Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Современное состояние теоретических и экспериментальных исследований рассеяния света в покоящихся газах 8
1.1 Закон Рэлея для интенсивности света, рассеянного на флуктуациях плотности 8
1.2 Формула Эйнштейна для интенсивности рассеянного света в жидкостях и газах 10
1.3 Связь между формулами Эйнштейна и Рэлея. Случай идеального газа 12
1.4 Спектральный состав света, рассеянного на флуктуациях плотности: термодинамическая теория 13
1.5 Случай разреженных газов 18
1.6 Спектральное распределение интенсивности: кинетическая модель 19
1.7 Рассеяние на бинарных смесях газов 24
1.8 Отношение интенсивностей компонент Рэлея и Мандельштам- Бриллюэна 25
1.9 Деполяризация рассеянного излучения 26
1.10 Экспериментальная база и техника измерений 28
1.11 Объекты исследований, их характерные физические величины 30
1.12 Перспективные направления экспериментов по рассеянию света в газах и газовых потоках 31
Глава 2. Численные расчеты спектров спонтанного рассеяния в газовых потоках 37
2.1 Расчет интенсивности по формуле Рэлея 37
2.2 Термодинамическая модель: принципы построения, входящие параметры дифференциального сечения рассеяния 38
2.3 Кинетическая модель; аналитическое выражение спектральной интенсивности рассеянного излучения - 42
2.4 Учет влияния входной апертуры на спектр рассеяния
МандельштамаБриллюэна. Оптимальная форма диафрагмы 47
2.5 Сравнение термодинамической и кинетической моделей расчета спектров рассеяния 54
Глава 3. Экспериментальная установка для измерения спектров рассеяния в газах 57
3.1 Объект исследования - газовая струя. Разреженный газ 57
3.2 Атмосферная струя 60
3.3 Лазер 60
3.4 Сферический интерферометр Фабри-Перо 63
3.5 ФЭУ в режиме счета фотонов 67
3.6 Оптическая система сопряжения точки измерения с системой регистрации ..70
3.7 Система автоматического управления экспериментом 72
3.8 Градуировка спектрометра 74
Глава 4. Анализ экспериментальных спектров рассеяния Мандельштама Бриллюэна в газах 78
4.1 Общий вид спектра рассеяния на интервале свободной дисперсии..78
4.2 Определение временного интервала регистрации фотоотсчетов при спектроскопии манделыптам-бриллюэновского рассеяния в газах 80
4.3 Влияние конечных размеров входной апертуры на измеренный спектр. Сравнение с расчетными данными 83
4.4 Расшифровка спектров, Определение кинетических коэффициентов, температуры газа и скорости потока 87
4.5 Спонтанное рассеяние в реальных атмосферных сверхзвуковых потоках 91
Заключение , 96
Список литературы
- Формула Эйнштейна для интенсивности рассеянного света в жидкостях и газах
- Термодинамическая модель: принципы построения, входящие параметры дифференциального сечения рассеяния
- Сферический интерферометр Фабри-Перо
- Влияние конечных размеров входной апертуры на измеренный спектр. Сравнение с расчетными данными
Введение к работе
Актуальность темы диссертации. В настоящее время
интенсивное развитие невозмущающих методов диагностики
высокоскоростных потоков привело к возникновению
самостоятельного прикладного направления, в котором одно из
центральных мест занимают спектральные измерения свойств
излучения, взаимодействующего с потоком. При анализе потоков
нейтральных газов, как правило, измеряют спектры рассеяния Рэлея,
Манделыптам-Бриллюэна, и лазерно - индуцированной
флюоресценции (LIF). Спектры спонтанного и индуцированного
рассеяния в сверхзвуковых потоках измеряют методами
адсорбционного частотного детектирования (Filtered Rayleigh
Scattering-FRS), рассеяния на лазерно-индуцированных
электрострикционных решетках (Coherent Rayleigh-Brillouin
Scattering-CRBS), интерферометрическими методами с
использованием плоского эталона Фабри-Перо [1]. При этом в качестве источника используют мощные импульсные лазеры, что необходимо в силу малого эффективного сечения рэлеевского рассеяния в газах. Анализ спонтанного рассеяния в сверхзвуковых газовых потоках реализован с помощью оптического доплеровского процессора на основе светосильного конфокального интерферометра Фабри-Перо в работе [2].
Численная модель спектра рассеяния в стационарных газах, основанная на использовании кинетического уравнения Больцмана, дает отличное соответствие с экспериментальными данными для покоящихся газов [3]. Модификации этой модели успешно используются для интерпретации экспериментальных данных CRBS в стационарных газах, FRS в сверхзвуковых потоках, интерферометрических данных.
Значения параметров скорости, температуры, плотности газа, скорости звука и его затухания в газовых потоках являются важными величинами, подлежащими измерению в научных, инженерных и промышленных применениях. Среди известных методов диагностики, методы, основанные на анализе спонтанного манделыптам-бриллюэновского рассеяния обладает рядом преимуществ, такими как:
практически полное отсутствие возмущений потока
устойчивость к турбулентным и рефракционным явлениям в исследуемом потоке
устойчивость к наличию естественных аэрозолей.
Все это делает их весьма перспективными для применения к реальным потокам атмосферных газов и для зондирования атмосферы на дальних дистанциях, например в лидарных системах.
Целью работы является разработка методов анализа спектров спонтанного рассеяния Мандельштама-Бриллюэна в сверхзвуковых потоках газов и анализ их особенностей на основе существующих теоретических рассмотрений.
Новыми результатами, выносимыми на защиту, являются следующие положения:
1. Закономерности формирования аппаратной функции спектрометра Мандельштама-Бриллюэна для сверхзвуковых потоков газов определяются как аппаратной функцией самого спектрального прибора, так и угловыми и доплеровскими эффектами при наблюдении рассеяния. Оптимальное соотношение светосила-разрешение для манделыптам-бриллюэновского спектрометра может быть достигнуто при выборе приемной апертуры специальной формы.
2. Экспериментально обосновано применение метода спонтанного
рассеяния для спектральных исследований запыленных потоков
реального атмосферного газа.
3. На основании анализа измеренных спектров рассеяния,
продемонстрирована возможность определения значений скорости
потока, местной скорости звука, статической температуры, средней
длины свободного пробега молекул, сдвиговой вязкости газа в
исследуемой точке.
Практическая ценность работы состоит в том, что метод спонтанного рассеяния Манделыптама-Бриллюэна оказался устойчивым в применении к реальным условиям. Для примера исследован спектр спонтанного рассеяния в сверхзвуковой (700 м/с) струе атмосферного неочищенного воздуха. Продемонстрирована возможность определения из наблюдаемых спектров важнейших параметров потоков газов - статической температуры, средней длины свободного пробега молекул, местной скорости звука, сдвиговой вязкости, поступательной скорости потока в исследуемой точке.
Апробация работы и публикации. Результаты работы докладывались на Четвертой Международной конференции по Неравновесным Процессам в Соплах и Струях, Санкт-Петербург, NPNJ-2002, на Седьмой Международной Научно-технической конференции по Оптическим Методам Исследования Потоков, Москва, ОМИП-2003 и опубликованы в шести печатных работах, список которых приведен в конце автореферата.
Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка литературы из 109 наименований. Объем диссертации 108 страниц, включая 32 рисунка и 1 таблицу.
Формула Эйнштейна для интенсивности рассеянного света в жидкостях и газах
Известная формула Рэлея [1-3] для интенсивности рассеянного объемом V (с количеством молекул N) света с длиной волны Л под углом в на расстоянии L получена в [14,15] аддитивным сложением индуцированного полем световой волны момента молекул с учетом их средней поляризуемости
Выражение (1.1) справедливо для естественно поляризованного света. В случае линейно поляризованного света множитель (1 +cos #) следует заменить на эпГФ, где Ф- угол между вектором электрического поля световой волны и направлением рассеяния. Как правило, Б большинстве экспериментов [37,38,50,56] используют линейно поляризованный свет, так что электрический вектор ортогонален направлению рассеяния, т.е. sin" Ф —1. Как дань традиции общего изложения, в формулах Рэлея и Эйнштейна будет встречаться множитель (1 + cos"в), который получен из теоремы косинусов в представлении естественного света суммой ортогональных поляризаций. Известная зависимость интенсивности от длины волны І-Ґ, которой объясняют атмосферные явления [3], не столь значима в опытах по рассеянию, где, как правило, применяют монохроматические источники [49,50,60], за редким исключением тех случаев, где речь идет о применении ультрафиолетовых лазеров для
Рис. 1.1 Геометрическое представление молекулярного рассеяния Рэлея 9 рэлеевского „рассеяния. Интенсивность прямо пропорциональна концентрации молекул в газе. Эта зависимость неявно содержится в зависимости показателя преломления п для газов от давления Р[мм.рт.ст.] и температуры Т["С] по закону Баррелля [14]: (Ч НМ бОН) 1-049-0-0157 10 ! (1.2) 720.883(1 + 0.03661-7) Табличные значения для газов в различных условиях приведены в [1ОТ1 ].
В качестве характеристик рассеяния вводят понятия коэффициента рассеяния, который определяется как отношение рассеянной к падающей интенсивности с учетом геометрических факторов - рассеивающего cm объема и расстояния до точки наблюдения R = /„ У дифференциального сечения — = —/Г, и поперечного сечения О" [сітг]. Интегральная мощность рассеянного излучения, собранного в пределах телесного угла Р= J7— dQ. . В прозрачных средах, например в воздухе при н.у.(п=1.000278) в средине видимого диапазона Х=0.5 мкм полное поперечное сечение рассеяния с=6Т0 2 см2. Формула Рэлея замечательна тем, что позволяет рассчитать интенсивность рассеянного света в газах. Такой расчет дает только интегральную интенсивность, и не проясняет природы флуктуации плотности. Этим достоинством обладает формула Эйнштейна.
Флуктуации плотности складываются из адиабатических (флуктуации давления) и изобарических флуктуации (флуктуации энтропии). Флуктуации давления представляют собой случайные локальные сжатия и разрежения, которые вследствие упругих свойств среды распространяются по объему вещества. Их рассматривают как упругие волны различных частот, бегущие по всевозможным направлениям внутри изучаемого объема. Для падающей волны монохроматического света (рис. 1.1) с вектором ко в направлении наблюдения ks , на волну рассеянного света будут оказывать модулирующее воздействие волны флуктуации давления, бегущие в направлении q , согласно условию Вульфа-Брегга: k(1 + q - ks= 0 [1].Полуширина каждой из смещенных компонент определяется коэффициентом затуханием гиперзвука Г: 8(йу{% -Yq 12. Здесь термином гиперзвук обозначен звук высокой частоты (несколько сотен мегагерц), он превышает по частоте ультразвук (несколько десятков мегагерц). В гидродинамической теории[7] поглощения упругих волн в вязкой среде величина определяется как 1 = — {-7/ + // +—\у-\)\, где 77,77- сдвиговая Р 3 с и объемная вязкости, к- коэффициент теплопроводности. Для газов Р Флуктуации энтропии также оказывают модулирующее воздействие на падающую волну. Скорость изменения во времени флуктуации энтропии определяется коэффициентом температуропроводности модулирующая функция - уравнением теплопроводности
Термодинамическая модель: принципы построения, входящие параметры дифференциального сечения рассеяния
В работах [78-81] получены экспериментальные спектры когерентного (вынужденного) рассеяния Мандельштама- Бршглюэна для различных газов; Аг, Кл\ N2, 02, COj в широком диапазоне давлений от 0.1 до 5 атм, и также при комнатной температуре. Авторы подчеркивают, что высокотемпературные измерения могли бы быть интересными с точки зрения возбуждения колебательных термов молекул. Для анализа спектров Аг, Кг [79] было применена кинетическая модель [35] для атомных газов, адаптированная для случая когерентного рассеяния. Для анализа спектров рассеяния в газах N2, О2, С02 разработана молекулярная модель S7 [80] на основе модели [53]. Большое внимание уделяется учету объемной вязкости, влиянием которой в процессах электрострикции пренебрегать нельзя. Метод когерентного рассеяния Рэлея замечателен тем, что имеет хорошую обнаружите л ьную способность для разреженных газов (50 тор и ниже), Достоинство метода вынужденного рассеяния проявилось в том, что он позволяет практически мгновенно, за микросекундный импульс выполнить диагностику газового объекта [101,105]. Однако механизм когерентного рассеяния существенно отличается от спонтанного тем, что в последнем случае причиной рассеяния выступают статистические флуктуации показателя преломления, тогда как в когерентном - оптически наведенные. Преимущество же метода спонтанного рассеяния над вынужденным может проявиться в диагностике таких сред, где недопустимо выделение большой мощности, например в реальных атмосферных газах и запыленных потоках, а также в условиях, где нет возможности осуществлять контроль фазовых соотношений двух волн накачки, например в лидариых системах на километровых расстояниях. Глава 2. Численные расчеты спектров спонтанного рассеяния.
Расчет интенсивности по формуле Рэлея.
При использовании рэлеевского рассеяния в диагностических целях рассеянный свет собирается в пределах ограниченного телесного угла, определяемого оптической системой - собирающей линзой или объективом. Мощность, регистрируемая приемником рассеянного излучения, вычисляется интегрированием дифференциального сечения в пределах телесного угла сбора рассеянного света:
Здесь т] - квантовая эффективность системы регистрации, 10 - падающая интенсивность, N - концентрация независимых рассеивателей, V -рассеивающий объем газа. Дифференциальное сечение рассеяния для прозрачных газов, например, для атмосферного азота (/7=1,000297. AK ,5 10Z м"" ) при наблюдении рассеяния в направлении, ортогональном вектору поляризации падающей световой волны (sin M) в середине видимого диапазона /=0,488 мкм составляет величину 9,8-10" см"/ср. В данной работе используется аргоновый лазер мощностью 50 мВт с сечением пучка 0.2 мм , светосильный объектив диаметром 40 мм с фокусным расстоянием 150 мм в качестве системы сбора, фотоприемник с квантовой эффективностью порядка 1%. Рассеивающий объем оценивается 0.5 мм\ Рассеянный свет длины волны Х=0.488 мкм представляет собой поток фотонов с энергией 4-10" 9 Дж. Вычисленное значение рассеянной интенсивности составляет 4.2-103 фотонов в секунду во всем спектральном диапазоне. Применение спектрального прибора, имеющего высокую разрешающую способность, для анализа частотного состава собранного света дополнительно ограничивает сигнал.
Термодинамическая модель: принципы построения, входящие параметры для дифференциального сечения рассеяния.
Для описания рассеяния света в умеренно плотных газах в работах [14-16] предлагается термодинамическая модель. Согласно этой модели, спектр рассеянного света представляется комбинацией из трех лоренцевских контуров. Нетрудно проверить расчет по термодинамической модели на примере азота при нормальных условиях, с целью сравнения экспериментальных данных с численными. Центральный, или рэлеевский пик уширен вследствие термодиффузионных процессов, его полуширина определяется теплопроводностью
В газах теплопроводность имеет характер степенной зависимости от температуры (выражается полиномом второй степени), для азота при комнатной температуре Ят=0.0257 Вт/м-К. При угле рассеяния 22 расчетная полуширина, а точнее говоря, полная ширина на полу вы соте занимает полосу 140 МГц.
Сферический интерферометр Фабри-Перо
Атмосферная струя, т.е. струя газа в среде с атмосферным давлением, создается за счет избыточного давления в фор камере. Двухцилиндровый компрессор 1 (рис3.2) через фильтр-осушитель 2 нагнетает комнатный воздух в баллоны 3 до требуемого значения давления Р2, и затем автоматически отключается. Воздух забирается через механический фильтр, выполненный в виде колонны высотой ] м и диаметром 50мм, наполненной медной стружкой, цеолитом и силикагелем для эффективной очистки воздуха от компрессорного масла, пыли и влаги. Внутренние габариты форкамеры диаметр 0 50мм, длина ]60мм. Время накачки баллонов составляет 25-30 мин. Максимальное значение давления на выходе компрессора 18 атм. Ручной регулировкой вентиля контролируется подача воздуха из трех 40 литровых баллонов в форкамеру 4, Система хонейкомб форкамеры обеспечивает равномерность потока. Заданное значение давления РЗ поддерживается ручной регулировкой для обеспечения стационарности потока на выходе из сопла. Использовалось коническое сопло с критическим диаметром 3 мм. Расчетное число Маха для данной конфигурации установки 2.53.
Лазер Важнейшим элементом установки является лазер, построенный на базе промышленного непрерывного ионного аргонового лазера типа ЯП 06м. Блок-схема лазерного комплекса показана на рис,3.3, Активный элемент 1 питается от специального стабилизатора, обеспечивающего стабильность тока накачки в пределах ±0.01% при величинах тока 20- А и напряжении горения разряда 250-300 В. Водяное охлаждение активного "элемента выполнено в виде отдельного контура, не связанного с контуром охлаждения блока питания, и снабжено системой пассивной стабилизации давления и аварийного охлаждения активного элементав течении 1-2 мин после резкого прекращения подачи охлаждающей воды в системе водоснабжения. Резонатор лазера образован выходным зеркалом 3 , помещенным на ось преобразования напряжение-угол 5, внутрии резонаторним эталоном - селектором продольных мод 4 и селектором рабочего перехода 6, выполненного на базе призмы Литтрова , помещенной на пьезопривод с собственной частотой 1,5 КГц. Лазер настраивается на рабочий переход 0.488 мкм, и после установки температурного режима интерферометра 4 - в одночастотный режим генерации таким образом, чтобы частота генерации располагалась близко к центру усиления лазера, а ее интенсивность была максимальной. Мощность генерации лазера при этом составляет около 50 мВт. Задача долговременной стабилизации частоты лазера может быть решена путем привязки частоты излучения лазера к пассивному внешнему интерферометру, имеющему необходимый уровень стабильности собственной частоты, соответствующий стабильности частоты измерительного интерферометра. Для этого небольшая часть выходной мощности (10-15%) отводится в систему стабилизации и контроля, построенные на базе конфокальных интерферометров 7 и 8.
Система контроля частотного состава лазера построена по стандартной схеме и позволяет наблюдать частотный состав излучения на экране контрольного осциллографа.
Система стабилизации частоты лазера содержит три капала управления оптической длиной резонатора лазера, различных по скорости и диапазону отработки возмущений на частоту генерации резонатора. Канал быстрой подстройки частоты 9, исполнительным элементом которого служит пьезопривод 3, работает в полосе частот 0.5 25 КГц, обеспечивая эффективное сужение технической ширрины линии генерации до 1 МГц. Канал медленной отработки 10 использует пьезопривод 6, компенсируя относительно медленные возмущения отпической длины резонатора. Канал 11 управления собственной частотой внутрирезонаторного интерферометра 4 необходим для привязки этой частоты к частоте генерации лазера, имеет малую скорость отработки и обеспечивает генерацию на выбранной моде лазера даже в случае ее плавного дрейфа в пределах контура усиления лазера без перескока мод. Описанная система обеспечивала устойчивую генерацию на выбранной продольной моде резонатора в стабилизированном режиме в течение цикла измерений (сотни секунд).
Сферический интерферометр Фабри-Перо образован двумя сферическими зеркалами с одинаковым радиусом кривизны г, расположенными друг от друга так, что их фокусы г/2 в параксиальном приближении совпадают, вследствие чего интерферометр называют конфокальным [88,90-95], Устойчивость к угловым разъюстировкам сферического интерферометра в сравнении со своим плоским аналогом выражается в том, что при небольшом наклоне зеркала потери в свете не так велики, как у плоского. Реальный прибор близок к идеальному по светосиле и разрешающей способности.
Важнейшие характеристики прибора, созданного для решения задач лазерной спектроскопии мандельштам-бриллюэновского рассеяния таковы; интервал свободной дисперсии 1524 МГц. ширина аппаратной функции 35 МГц при длине волны 0.488мкм, база 50 мм, рабочая диафрагма 2мм. Резкость интерферометра, определяемая как отношение свободного спектрального интервала к ширине аппаратной функции, в данном случае равняется 43
Влияние конечных размеров входной апертуры на измеренный спектр. Сравнение с расчетными данными
Один из примеров измерения спектра рассеяния в стационарном газе представлен на рис. 4.1. Рассеивающий объём оценивается 0.2 мм . Температура газа измерялась хромель-алюмелевой термопарой и в цикле измерений составляла 265±3 К. Угол рассеяния в направлении центра приемной апертуры 22, расстояние от точки рассеяния до центра приемной апертуры - 150 мм, входной апертурой служила круглая диафрагма объектива диаметром 40 мм. Анализ частотного состава излучения производился с помощью конфокального интерферометра Фабри-Перо, параметры которого изложены в предыдущей главе. Фотоприемник ФЭУ-79 в режиме счета фотонов охлаждался до температуры -7С, контроль температуры осуществлялся градуированным терморезистором. Напряжение питания ФЭУ 1800 В, порог дискриминации 2.47 В, Примечательно, что в данном эксперименте практически отсутствует сигнал паразитной засветки на частоте лазера, что было достигнуто по возможности полным устранением отражающих поверхностей в поле зрения собирающей оптики, а взвешенная в атмосфере пыль попросту выдувалась струей чистого азота.
На рис.4. крайний левый пик упругого рассеяния на остатках пыли соответствует началу продувки. Средний уровень темнового сигнала 200 Гц. Длительность накопления сигнала на каждом шаге сканирования интерферометра 2 с, общее время регистрации спектра на фоне интервала свободной дисперсии 3 мин. Расстояние между манделынтам-бриллюэновскими сателлитами и основной гармоникой что соответствует звуковой скорости 330+15 м/с. Ширина центрального пика 160 МГц, боковых 80 МГц. Максимальное значение сигнала рэлеевской компоненты 520 Гц, мандельштам-бриллюэновских 370 Гц, отношение их интесивностей 0.7, т.е. согласно соотношению
Определение временного интервала регистрации фотоотсчетов при спектроскопии мандельштам-бриллюэновского рассеяния в газах.4.2
Для проведения измерений спектров спонтанного рассеяния в газах и газовых потоках необходимо определять длительность регистрации спектрального сигнала. Под длительностью регистрации спектра понимается время измерения сигнала спектрометром при перестройке интерферометра в пределах одного интервала свободной дисперсии.
При относительно малых временах регистрации, например для азота при н.у, при угле рассеяния 17 и наблюдении на расстоянии 150 мм, с использованием круглой диафрагмы диаметром 40 мм, длительностью 30 с (рис.4.2.а, б) сигнал оказывается зашумлеи так, что по измеренным спектрам невозможно определить параметры мандельштам-бриллюэновского рассеяния. В некоторых случаях статистическая обработка накопленных измерений позволяет определить расположение максимумов и оценить ширину мандельштам-бриллюэновских компонент, при этом известное положение пиков рэлеевского рассеяния используется в качестве привязки. Так, например, на рис.4.2.в показан средне - арифметический результат обработки сигналов, представленных на рис,4.2,а, б. Частотное расстояние между рэлеевским и мандельштам-бриллюэновским пиками составляет 200+20 МГц, отношение максимальных интенсивностей, ——=1.04, ширина мандельштам-бриллюэновских компонент составляет примерно 100 МГц.
Длительность регистрации в диапазоне 2-4 мин для описанной экспериментальной установки является оптимальной. При этом сигнал имеет отчетливый вид, удобный для расшифровки спектра. Так, например, на рис.4.3.а показан спектр рассеяния в покоящемся азоте при н.у, при угле рассеяния 22 и наблюдении на расстоянии 150 мм, с использованием круглой диафрагмы диаметром 40 мм, с длительностью регистрации, отнесенной к свободному интервалу 2.5 мин, на рис. 4.3.6-длительностью 4 мин. Информативность спектральных сигналов примерно одинакова.
При относительно больших временах (более 5 мин) сказывается частотный дрейф лазера и интерферометра, а также сложность создания газодинамического объекта (струи) с необходимым временем стационарности,
Примеры, измеренных спектров рассеяния в азоте подтверждают основные выводы численных расчетов (глава 2, параграф 4), Контур спектра рассеяния в покоящемся азоте при угле рассеяния 22 на расстоянии 150 мм от точки наблюдения с использованием круглой диафрагмы диаметром 40 мм подробно измерен (рис,4.4.а). Температура газа составляла 265 К, давление атмосферное. Интерферометр был настроен на диапазон, занимаемый спектром Мандельштама-Бриллюэна шириной 1200- МГц. Шаг сканирования по частоте 12 МГц, что составляет третью часть ширины аппаратной функции. Длительность накопления сигнала на каждом шаге 3 сек, общая продолжительность измерения 5 мин. Стабильность лазерной частоты в момент измерения предметного спектра контролировалась визуально по экрану контрольного осциллографа. Два опорных сигнала (предшествующий и последующий) для контроля отсутствия дрейфа лазера и измерительного интерферометра представлены на рис.4.4.б. На представленном спектре рэлеевская компонента точно совпадает с расчетной, и некоторые флуктуации интенсивности наблюдаются в крыльях Мандельштама-Бриллюэна.
Сверхзвуковая струя чистого азота получалась при расширении в откачиваемый объем. Давление газа в форкамере 736 Торр. температура 300 К. Давление в откачиваемой камере 88 Торр. Точка измерения находилась на расстоянии одного калибра от среза конического сопла, имеющего диаметр критического сечения 5.65 мм. Размер наблюдаемой области 0.2 мм \ Расчетное число Маха 2.015, поступательной скорости 574 м/с, расчетная температура 141.6 К. Расход газа составил 4.5 г/с. Сбор рассеянного осуществлялся под утлом 16 к падающему излучению в пределах прямоугольной входной апертуры шириной 4 мм и высотой 34 мм. Расстояние до точки рассеяния 150 мм. Время накопления в каждой точке 1с, средний уровень темнового отсчета 300 Гц, в качестве фотоприемника использовался неохлаждаемый ФЭУ-79. На рис 4.5.а показан общий вид регистрируемого спектра рассеяния в сверхзвуковой струе чистого азота. На линию рэлеевского рассеяния, имеющую ширину около 1200 МГц, наложен пик паразитного рассеяния от неподвижных элементов экспериментальной установки
