Содержание к диссертации
Введение
1 Обзор литературы 9
1.1 Стримерный разряд 10
1.1.1 Экспериментальные методы 10
1.1.2 Пространственно-временные и электродинамические характеристики 11
1.1.3 Измерение поля и динамики наработки активных частиц 12
1.1.4 Численное моделирование стримерного разряда 13
1.1.5 Процессы фотоионизации, ионизации электронным ударом и начальная предионизация промежутка 15
1.1.6 Ветвление стримерной вспышки 18
1.2 Импульсный барьерный разряд, скользящий по поверхности 19
1.2.1 Экспериментальное исследование скользящего разряда 22
1.2.2 Измерение температуры 23
1.3 Состояние проблемы и актуальные задачи 26
2 Постановка задачи и структура работы 28
2.1 Цели работы и основные результаты 28
3 Исследование стримерного разряда 30
3.1 Экспериментальное оборудование 30
3.1.1 Разрядная секция 30
3.1.2 Параметры высоковольтного импульса 30
3.1.3 Электродинамические характеристики 32
3.1.4 Пространственно-временные характеристики 33
3.1.5 Спектр излучения стримерного разряда 34
3.2 Экспериментальные результаты 35
3.2.1 Ветвление стримерной вспышки 35
3.2.2 Распространение разряда, инициированного длинным импульсом с наносекундным фронтом 42
3.2.3 Измерение скорости распространения стримера 43
3.2.4 Электро-динамические характеристики вспышки 43
3.2.5 Излучательныи и электродинамический радиус 45
3.2.6 Методика измерения электродинамического диаметра канала 47
3.3 Сравнение с прямым численным моделированием 53
3.3.1 Диффузионно-дрейфовая модель распространения стримерного разряда 53
3.3.2 Электродинамические характеристики 55
3.3.3 Скорость распространения стримера 56
3.3.4 Излучательныи и электродинамический радиусы канала стримера 59
3.3.5 Возбуждение излучающих состояний 64
3.4 Роль процессов фотоионизации, ионизации электронным ударом. Концентрация затравочных электронов 65
3.4.1 Фотоионизация газа 65
3.4.2 Ионизация электронным ударом 68
3.5 Основные результаты исследования стримерного разряда 68
4 Импульсный барьерный разряд, скользящий по поверхности 71
4.1 Инициирование скользящего разряда. Измерение электродинамических характеристик 71
4.1.1 Инициирование скользящего разряда 71
4.1.2 Высоковольтный импульс. Контроль параметров 72
4.2 Измерение пространственно-временных характеристик скользящего разряда 73
4.3 Восстановление структуры разряда по динамике излучения на вьвделенных переходах 74
4.4 Спектроскопические методики измерения 78
4.4.1 Восстановление напряженности электрического поля в разряде 78
4.4.2 Измерение температуры по вращательному спектру излучения 79
4.4.3 Измерение концентрации озона 83
4.5 Экспериментальные результаты 85
4.5.1 Энерговклад 85
4.5.2 Электрическое поле 86
4.5.3 Структура излучения разряда 87
4.5.4 Толщина излучающего слоя в случае 7-нс импульса 90
4.5.5 Эффективный объём энерговыделения 90
4.5.6 Получение температуры из спектров излучения 95
4.5.7 Измерение временной динамики роста температуры 96
4.5.8 Сравнение с другими результатами измерения доли быстро-термализующепся энергии 99
4.5.9 Концентрация озона 102
4.5.10 Численное моделирование наработки озона 104
4.5.11 Распределение энергии разряда в различные процессы 105
4.5.12 Сравнение экспериментальных и теоретических результатов наработки озона 107
4.6 Основные результаты исследования наносекундных скользящих разрядов 108
Выводы 110
- Импульсный барьерный разряд, скользящий по поверхности
- Распространение разряда, инициированного длинным импульсом с наносекундным фронтом
- Возбуждение излучающих состояний
- Энерговклад
Введение к работе
Повышенный интерес к импульсным разрядам в последнее время объясняется необходимостью создания сильнонеравновесной плазмы для задач плазменного управления процессами горения, плазменной и магнитной аэро- и гидродинамики.
Новой важной задачей физики газового разряда и низкотемпературной плазмы является управление плазмохимическими процессами в современных энергетических установках. Непрерывно ужесточающиеся ограничения по выбросу токсичных газов и СОъ приводят к необходимости совершенствовать существующие технологии. Наиболее эффективный путь совершенствования промышленных газовых турбин - переход на предварительно-перемешанные , бедные" топливно-воздушные смеси. В этом случае резко снижается температура продуктов сгорания, что приводит к снижению выхода оксида азота по термическому механизму (механизм Зельдовича). Однако бедные пламена становятся нестабильными при снижении стехиометрического коэффициента уже до уровня = 0 3.
Газодинамические методы стабилизации бедных пламен имеют серьезные ограничения как с точки зрения эффективности, так и с точки зрения предела снижения концентрации топлива в смеси. По этой причине плазменные методы стабилизации бедных и высокоскоростных пламен рассматриваются как серьезная альтернатива при разработке двигателей и энергетических установок нового поколения.
Рассматривается несколько различных механизмов, влияющих на инициирование горения и стабилизацию пламен. Это два термических механизма: 1) нагрев газа в разряде, который приводит к ускорению химических реакций; 2) неоднородный нагрев газа инициирует возмущения в потоке, которые усиливают турбулизацию и смешение. Нетермические механизмы включают: 3) эффект "ионного ветра" (передача момента от электрического поля газу из-за наличия пространственного заряда); 4) дрейф ионов и электронов во внешнем поле, приводящий к появлению дополнительных потоков активных радикалов и энергии в градиентных потоках (например, в области фронта пламени); 5) -возбуждение, диссоциация, ионизация газа электронным ударом дает важный источник радикалов и меняет кинетический механизм воспламенения и распространения пламени.
Подробный обзор современных результатов по плазменно-стимулированному горению, инициированному импульсными наносекундными разрядами проведен в [1]. Тем не менее,
Импульсный барьерный разряд, скользящий по поверхности
Активное управление обтеканием с помощью низкотемпературной плазмы является в последнее время одним из наиболее быстро развивающихся направлений в аэродинамике [46, 47]. Одним из основных преимуществ плазменных методов управления потоками является их практически нулевое время реакции. Это позволяет, по крайней мере в принципе, осуществлять управление в широком диапазоне частот и охватывает чрезвычайно широкий спектр процессов от стационарного обтекания до отрывных и турбулентных течений. Второе важное преимущество плазменных систем — низкий вес и габариты. В сочетании с относительно невысоким энергопотреблением все это дает возможность создавать принципиально новые системы управления полетом на высоких скоростях. Потенциальные применения плазменных систем управления потоком включают в себя управление ламинарно-турбулентным переходом в пограничном слое, управление отрывом или присоединением потока и в результате — подъемной силой и сопротивлением профиля, управление шумом и вибрациями, управление конфигурацией ударных волн и режимом их взаимодействия с пограничным слоем и другие. В настоящее время появилось большое количество публикаций, посвященных различным подходам к плазменному управлению потоками. В частности, в [46] сделан детальный обзор работ по управлению ударной волной с помощью плазмы газового разряда. В целом можно выделить два подхода к объяснению природы взаимодействия разряда и потока. Первый из них привлекает термический механизм взаимодействия, связанный с энерговыделением в разряде. Второй подход в качестве основного механизма рассматривает передачу импульса потоку от поля. Этот механизм чисто плазменный, л обусловлен наличием заряженных компонент, возникновением самосогласованного нескомпенсированного пространственного заряда и связанных с ними объемных сил. Одной из первых работ, посвященных влиянию плазменных эффектов на распространение ударных волн, была работа [48]. Авторы [48] наблюдали увеличение скорости ударной волны, распространяющейся в газоразрядной трубке. Они сравнили наблюдаемое увеличение скорости УВ с рассчитанным значением, соответствующим тепловыделению в разряде.
Полученное отличие (1200-1300 м/с вместо 900 м/с) объяснялось возможным выделением колебательной энергии, тушением электронно-возбужденных состояний и наличием на фронте УВ двойного слоя. Однако, в более поздних работах такая интерпретация была поставлена под сомнение [49], [50]. Основным эффектом, ответственным за изменение параметров обтекания, был назван нагрев газа в разряде. В работе [51] были проведены измерения структуры сильной ударной волны, распространяющейся в плазме в сильном электрическом поле (Е/п = 10 kTd). Были получены профили вращательной температуры газа, распределение плотности электронов и электрического поля в потоке воздуха при = 8.2. Сравнение результатов эксперимента и проведенного численного моделирования показало, что изменение сопротивления полностью объясняется нагревом газа при термализации энергии в процессе релаксации плазмы. Было продемонстрировано, что уменьшение толщины плазменного слоя значительно повышает энергетическую эффективность управления потоком. В работе [52] было исследовано распространение ударной волны через распадающуюся плазму импульсного наносекундного разряда. Обнаружено увеличение скорости распространения ударной волны при увеличении времени задержки между выключением разряда и входом ударной волны в область плазмы. Это позволило сделать вывод о термической природе взаимодействия и измерить время термализации плазмы в воздухе. Термический нагрев газа успешно использовался для управления структурой ударной волны и снижения сопротивления в работе [53], где применялся вдув горячей плазменной струи навстречу потоку. В работе [54] управление структурой отошедшей ударной волны достигалось созданием тонкого прогретого слоя с помощью СВЧ-разряда. В целом на настоящий момент подавляющее большинство экспериментальных работ демонстрирует высокую эффективность создания малых областей нагретого газа и управление с их помощью конфигурацией ударных волн и обтекания в целом. Влияние чисто плазменных эффектов, связанных с наличием распределенных зарядов, двойных слоев на распространение сильных ударных волн, по-видимому, не столь существенно. В отличие от ситуации с сильными ударными волнами, большое количество работ по управлению медленными дозвуковыми потоками демонстрирует важную роль плазменных эффектов и, в частности, ионного ветра для ускорения газа в пограничном слое, управления отрывом потока и контроля ламинарно-турбулентного перехода [47]. Плазменный слой около поверхности для изменения режима течения можно создать различными способами. Так, например, в работах [55], [56] и более поздних публикациях [57, 58] для этого использовался разряд постоянного тока с электродами, расположенными над или на поверхности обтекаемой пластины. Создаваемый разрядом ионный ветер обеспечивает разгон потока в пограничном слое до 3-5 м/с [59]. Другой подход к созданию плазмы вблизи поверхности для управления потоком был предложен в работах группы Roth [60, 61, 62].
Подход основан на создании поверхностного DBD разряда с использованием переменного синусоидального напряжения. Один из вариантов геометрии электродов показан на рисунке 4.1. Разряд развивается в виде тонких стримеров, распространяющихся вдоль поверхности над закрытым низковольтным электродом [63]. Данный тип плазменного актуатора и его модификации широко исследуются в последнее время [47]. В работе [64] получено значение тяги, создаваемой ассиметричным актуатором, на уровне 0.2 мН/Дж. Практически такое же значение (0.3 мН/Дж) получено в работе [65]. Скорость потока, создаваемого таким актуатором, по измерениям [66], может составлять величину до 5 м/с. В статье [67] получены значения индуцированной скорости до 8 м/с. Такое ускорение потока позволяет эффективно управлять профилем скорости в пограничном слое и его отрывом вплоть до скоростей в несколько десятков метров в секунду. Таким образом, плазменные актуаторы, построенные на основе SDBD разряда переменного синусоидального напряжения, демонстрируют возможность изменения скорости потока в пределах нескольких метров в секунду и управления отрывом пограничного слоя на скоростях основного потока до 40-60 м/с. Физические ограничения, заложенные в механизм создания "ионного ветра по-видимому, не позволяют существенно улучшить характеристики таких устройств. В то же время область интересов дозвуковой аэродинамики лежит в диапазоне скоростей от 100 м/с (взлётная и посадочная скорости) до 250 м/с (крейсерская скорость). Таким образом, продвижение в область более высоких скоростей является чрезвычайно актуальной и важной задачей. В 2005 году в работе [71] было предложено использовать для плазменного актуатора наносекундный импульсно-периодический разряд. Очевидными преимуществами такого типа разряда является очень большая величина приведенного электрического поля (в разы превышающая порог пробоя газа), относительно низкое энергопотребление и возможность его использования в очень широком диапазоне давлений, скоростей потока, состава газа, в том числе в условиях высокой влажности. Эксперименты показали, что с использованием наносекундного импульсного питания возможно получить стабильный контроль отрыва пограничного слоя при скорости до 250 м/с при энергозатратах порядка 1 Вт/см размаха крыла.
Распространение разряда, инициированного длинным импульсом с наносекундным фронтом
Мы исследовали развитие разряда, инициированного длинным импульсом (400 не) с коротким фронтом (11 не). На Рис. 3.16 (1) показана 4ютография стримерного разряда при параметрах: напряжение 38 кВ, давление 460 Торр, промежуток игла - плоскость 30 мм. Выдержка усилителя ПЗС камеры составила 400 не, что соответствует длине высоковольтного импульса. Очевидно, что из интегральной фотографии сложно извлечь ин4юрмацию о развитии разряда. Для анализа динамики процесса была получена картина распространения стримера во времяразрешенном режиме. Схема синхронизации представлена на Рис. 3.15: генератор работал в периодическом режиме, время задержки срабатывания усилителя сдвигалось с каждым новым импульсом на одну дополнительную наносекунду, выдержка составляла около 300 пс. На Рис. 3.16(2 — 10) представлены типичные фотографии, иллюстрирующие развитие стримера. Стример распространяется в несколько стадий: с низковольтного электрода стартует одиночный стример и перекрывает промежуток, затем с высоковольтного электрода распространяется обратная волна и после того, как она достигает низковольтного электрода, возникает свечение, которое не гаснет до конца высоковольтного импульса. Через десятки наносекунд с иголки низковольтного электрода стартует вторая стримерная вспышка, при этом она распространяется не по предварительно ионизованной области, а вокруг нее, избегая области пространственного заряда первого канала. Очевидно, что вторая стримерная волна распространяется по максимальному градиенту поля в промежутке. Весь цикл с обратной волной и последующим свечением наблюдается снова. Затем возникает третья волна и т. д. Таким образом, к концу высоковольтного импульса стримерной плазмой заполнен много больший объем пространства, чем в результате перекрытия промежутка одиночным каналом. 3.2.3 Измерение скорости распространения стримера На Рис. 3.17 представлены фотографии стримерной вспышки, полученные в стробоскопическом режиме. Мгновенное положение головки стримера регистрировалось через равные промежутки времени. ПЗС камера запускалась в периодическом режиме при помощи высокочастотного генератора. Синхросигнал запускающего генератора, снятый с усилителя, представлен на Рис. 3.18. Ширина импульса на полувысоте составляла Tgate = 1.26 не, период следования импульса Т = 4,46 не. Матрица ПЗС камеры находилась в режиме накопления сигнала 10 мке, что существенно превышает время распространения разряда.
Таким образом регистрировались положения головки стримера через равные промежутки времени. На Рис. 3.19 показан профиль излучения, снятый по линии распространения разряда. Наибольшая точность достигается при измерении скорости по положению максимума пика излучения, а не по фронтам излучения, как это было сделано в работе [6], поскольку определение начала и конца фронта излучения при работе усилителя ПЗС камеры в периодическом режиме затруднено из-за высокой фоновой засветки. Кроме того, такой подход к измерению скорости позволяет получить как среднюю по промежутку скорость распространения стримера, так и значения мгновенной скорости. 3.2.4 Электро-динамические характеристики вспышки На Рис. 3.20 представлена фотография стримерной вспышки при Р = 620 Торр и соответствующие ей осциллограммы высоковольтного импульса и тока проводимости. При определении тока проводимости стримерного разряда был учтен протекающий через анод емкостной ток, обусловленный перезарядкой промежутка. Кривая (1) соответствует току, снятому с шунта низковольтного электрода; кривая (2) - емкостному току зарядки В работах [5], [6], [7], [8], [9], [10] значение диаметра канала стримера измеряли на полувысоте профиля излучения (излучательный диаметр). Такой метод измерения не даёт информации о полном объёме, занимаемой плазмой. Ниже будет показано, что излучательный диаметр существенно отличается от диаметра, измеренного по положению локальных максимумов электрического поля (электродинамический радиус). На Рис.3.21 представлена мгновенная картина концентрации возбуждённого состояния N2(C3I1U) в сечении головки стримера. Линия i?2 показывает излучательный диаметр на полувысоте пика излучения, R\ - расстояние между двумя спадающими пиками излучения, где головка стримера переходит в канал (электродинамический диаметр канала). Излучательный радиус характеризует область сильного возбуждения газа, в то время как электродинамический радиус показывает область, занятую плазмой. Излучательный радиус канала Значения излучательного диаметра канала катодонаправленного стримера в синтетическом и комнатном воздухе представлены на Рис. 3.22. Для измерения диаметра ветвящихся вспышек выбирался самый развитый канал. Для определения электродинамического диаметр канала необходимо получить распределение интенсивности излучения возбуждённого состояния N2(C3nu) в сечении головки стримера. В эксперименте при помощи высокоскоростной камеры регистрируется поле излучения. Полагается, что максимум электрического поля совпадает с максимумом интенсивности излучения разряда.
Это предположение базируется на том, что излучение 2 системы азота (переход N2(C3nu -» В3Пд)) в азот-кислородных смесях вносит определяющий вклад в излучение разряда, инициированного наносекундным импульсом, (см. [18]). Концентрация молекул N2(C3I1U) пропорциональна константе скорости возбуждения азота электронным ударом. В то же время, скорость возбуждения пропорциональна произведению концентрации электронов и константе скорости реакции R (R ехр(Е/п)). Максимум концентрации электронов и интенсивности излучения разнесены друг от друга на значение толщины слоя нескомпенсированного разряда. Распределение электрического поля и скорости наработки N2(C3I1U) в радиальном сечении головки стримера показаны на Рис. 3.23. Расстояние между положением максимума электрического поля и скоростью наработки N2(C3IIU) составляет 10 %. На Рис. 3.24 представлены изображения головок стримера, полученные с субнаносекундной выдержкой (300 пс) в различные моменты после старта стримера. Время задержки между каждым включением усилителя камеры составило 5 не. Типичное изображение головки стримера занимает на ПЗС-матрице 150x150 точек. Изображение стримера, получаемое на матрице камеры, является двумерным. Этот двумерный профиль получается при суммировании излучения трехмерного цилиндрически-осесимметричного объекта. Для того, чтобы восстановить картину излучения по радиусу головки стримера, мы использовали процедуру, аналогичную по сути обратному преобразованию Абеля. Стример, как правило, трехмерный, но осесимметричный цилиндрический объект. Тем не менее, профили излучения, получаемые в эксперименте, которые мы снимаем с двумерной фотографии стримера, не полностью симметричны Рис. 3.25 (1). Это связано с несколькими факторами: флуктуациями в микроканалах усилителя и флуктуациями количества электронов в головке стримера. Обратную задачу по восстановлению излучения в головке из двумерного изображения можно решать только для осесимметричного объекта, поэтому мы симметризовали профили относительно оси симметрии. Рассмотрим процедуру восстановления на примере одной головки. Изображение головки стримера, полученное при параметрах Р — 460 Торр, U = 38 кВ и длине разрядного промежутка d = 30 мм представлено на Рис.3.24(a). Изображение головки занимает 120 пикселей по диагонали и 100 пикселей по вертикали. Изображение было усреднено по разрешению матрицы усилителя (в данном случае оно составило 13 точек) методом скользящего среднего.
Возбуждение излучающих состояний
На Рис. 3.41 приведены относительные излучательные характеристики вспышки. Экспериментальные точки соответствуют суммарному излучению по промежутку, которое регистрируется в течение всего процесса распространения стримера. Суммарная наработка электронно-возбужденных состояний N2(C3nu), полученная по результатам численного моделирования, приведена на том же рисунке. Как уже говорилось выше, в спектре излучения N2-O2 смеси при воздействии наносекундным разрядом в видимом диапазоне спектра определяющий вклад вносит излучение 2+ системы азота, переход N2(C3I1U — B3Ug). В связи с этим можно сказать, что экспериментально регистрируемое излучение пропорционально концентрации излучающего состояния N2(C3n„). Оптическая система диагностики излучения чувствительна в диапазоне 350 - 700 нм, т.е. она не захватывает один из самых сильных переходов системы - колебательный переход 0 — 0. Тем не менее, при понижении давления возбуждение излучательных состояний N2(C3I1U) увеличивается как Концентрация затравочных электронов 65 в эксперименте, так и в численной модели. Уто связано в первую очередь с увеличением диаметра канала и ширины излучательной области при понижении давления Рис. 3.35. где - вероятность ионизации молекулы фотоионизующим излучением, и - коэффициент возбуждения излучающего состояния электронным ударом, а - первый ионизационный коэффициент Таунсенда, /(г) - вероятность поглощения фотона на расстоянии г от излучающей точки. Модель выведена в предположении того, что основной вклад в фотоионизацию газа дает излучение азота в спектральном диапазоне 980-1025 А, где поглощением излучения азотом можно пренебречь. Здесь 1025 А - порог фотоионизации 02. Ниже 980 А излучение существенно поглощается азотом и не дает заметного вклада в процессы фотоионизации газа. Используя неразрешенную структуру спектра поглощения кислорода в данном интервале, в работе [40] было получено интегральное выражение для вычисления скорости рождения фотоэлектронов в импульсных разрядах в азот-кислородных смесях.
При этом длина поглощения фотоионизирующего излучения, приведенная к парциальному давлению кислорода, которая является функцией произведения расстояния и парциального давления кислорода в смеси: Ф/Ро2 = f(r Ро2)- Давление тушения фотоионизующих состояний принималось равным pq = 30 Торр - для воздуха [40] и пересчитывалась для любого процентного содержания кислорода в азоте. Авторы [40] полагали, что отношение скорости фотоионизации к скорости ионизации не зависит от электрического поля. Однако, параметр (уравнение 3.34) зависит от Е/п. Эта зависимость рассчитана в работе [40] на основе данных, полученных в [37]. Коэффициент меняется от 0.12 до 0.06 в диапазоне полей Е/п = 50-200 ВДсмхТорр). Это означает, что неопределённость в скорости фотоионизации может иметь фактор 2. Как показано в работе [41], модель [40] корректно описывает набор экспериментальных данных [42, 37, 38]. Таблица 3.2: Электро-динамические и излучательные радиусы при различных давлениях тушения. Р = 460 Торр, U = 38 кВ, d = 30 мм. В частности, в работе [41] автор проводит сравнение экспериментальных данных [37] и данных, полученных при решении уравнения (3.33). Наибольшее отклонение расчёта от эксперимента не превышало множителя 2. Таким образом, с учетом неопределенности по величинам приведенных полей в упомянутых экспериментах, можно заключить, что неопределённость в значении скорости фотоионизации может достигать 4. Поэтому для исследования влияния неопределенности данного параметра на результаты расчета скорость фотоионизации варьировалась в достаточно широких пределах. Давление тушения pq в формуле (3.33) домножали на коэффициент j = 0.1; 1.0; 10. Для расчета были взяты параметры: Р = 460 Торр, U = 38 кВ, d = 30 мм, геометрия игла - плоскость. В работе [24] было сделано предположение, что частота следования высоковольтных импульсов является основным параметром, отвечающим за концентрацию затравочных электронов в промежутке. Исходное распределение электронов перед фронтом волны ионизации может генерироваться предыдущим разрядом при работе в импульспо-периодическом режиме. Таким образом, для исследования роли фотоионизации необходимо использовать низкочастотный режим следования импульсов, чтобы времени между следованием импульсов было достаточно для рекомбинации плазмы. Плотность затравочных электронов в этом случае будет достаточно низкой и не будет влиять на процесс фотоионизации. Экспериментальные данные, полученные в геометрии игла-плоскость проводились в единичном режиме запуска генератора. Средняя скорость стримера меняется несущественно при уменьшении или увеличении давления тушения на порядок. В тоже время форма головки стримера меняется значительно. Электродинамический радиус равен значению излучательного радиуса при уменьшенных значениях pq. Это означает, что форма головки стримера является полусферической. Когда давление тушения равно pq=30 Торр, форма головки стримера трансформируется из полусферической в эллиптическую, и отношение электродинамического радиуса к излучательному равно 1.3 табл.3.2. При дальнейшем увеличении давления тушения р9=300 Торр головка стримера сохраняет свою форму (i?ei/i?raci=l-3), однако, сами значения электродинамического и излучательного радиусов уменьшается на 20 %.
Сравнение рассчитанных результатов с результатами экспериментов, проведённых в тех же условиях, представленных в таблице 3.1. Через 10 не после старта стримера отношение Rei/Rrad аналогично отношению данных величин, рассчитанных при р9=30 Торр. Значение измеренного в эксперименте электродинамического радиуса отличается от рассчитанного в этих условиях на 5%. Значение давления тушения, предложенное в [37], позволяет получать корректную форму головки стримера и линейные размеры. Для параметров эксперимента концентрация электронов перед фронтом головки стримера, обусловленная действием фотоионизирующего излучения, равна 1012 см-3 (исходя из модели [40]). Плотность электронов в области пространства, где концентрация фотоэлектронов (nf) равна концентрации электронов, образовавшихся в процессе ионизации прямым электронным ударом, равна 109 см-3. Расчёт был сделан в предположении, что распределение затравочных электронов однородно по пространству. При уменьшении nf до величин меньших, чем 103 см-3, не происходит существенного влияния на параметры разряда. При увеличении концентрации затравочных электронов на порядок значение электродинамического радиуса увеличивается на 10%. При увеличении nf = 104 см-3, концентрация электронов пе в головке стримера, где выполняется соотношение nf = пе, уменьшается. Это означает, что распространение стримера становится практически независимым от скорости процесса фотоионизации при высоких nf. При дальнейшем увеличении nf до значения 105 см-3 электродинамический радиус увеличивается на 40%, скорость стримера на 10%. В случае, когда nf = 106 cm-3, точки где nf = пе не существует. Затравочные электроны производят достаточное количество электронных лавин и распространение стримера перестает зависеть от скорости фотоионизации газа. Можно заключить, что распространение стримерного разряда в одиночном режиме следования импульсов адекватно описывается численной моделью в гидродинамическом приближении с учётом процесса фотоионизации и без затравочных электронов.
Энерговклад
Температура молекул азота была измерена в разряде, инициированном генератором ПАКМ (продолжительность импульса 22 не на полувысоте). В ходе экспериментов генератор Г5-56 (7) (Рис.4.2) запускал генератор ПАКМ (6) с частотой 1 Гц. От генератора ПАКМ (6) высоковольтный импульс передавался по кабелю РК-50-24-13 (10-11). Разрядный промежуток (1) был установлен в разрыв кабеля (10-11). Длина кабеля (10) равнялась 15 м, длина кабеля 11 равнялось 100 м. Напряжение в кабеле контролировали при помощи шунта обратного тока (ШОТ) (12). Для измерения энерговлада были получены осциллограммы тока с шунтов обратного тока (12) и (13) рис. 4.2. Для получения спектра второй положительной системы азота, излучение разряда фокусировалось на входную щель монохроматора МДР23 (4) при помощи собирающей линзы (3) диаметром 5 см и фокусным расстоянием 5 см (см. рис. 4.2). Линза отстояла от поверхности актуатора на 7.5 см и на 12.5 см от щели монохроматора. В ходе эксперимента была использована решётка 1200 штрихов на мм. Дисперсия монохроматора с данной решёткой составляет 1.2 нм/мм. Чтобы улучшить разрешение получаемого спектра, решётка устанавливалась таким образом, что на выходную щель фокусировалось излучение второго порядка решётки. Благодаря этому мы получили полуширину аппаратной функции 0,6 нм/мм. После прохождения монохроматора излучение проецировалось на фотокатод высокоскоростной ПЗС камеры PicoStar фирмы LaVision (5), выходная щель монохроматора была открыта полностью. Ширина входной щели выставлялась таким образом, чтобы обеспечить максимальное пространственное разрешение, и составила 0.4 мм. Спектральное разрешение диагностической системы составляет при этом 0,25 нм. Генератор Tektronix AGF3251 использовался для запуска усилителя высокоскоростной ПЗС камеры (5). Синхросигнал с генератора шел на запуск генератора Tektronix AGF3251 (8). Для измерения температуры тяжёлых частиц во время разрядной фазы, время задержки генератора Tektronix AGF3251 (полоса частот 0 -500 МГц) подбиралось таким образом, чтобы усилитель камеры включался в момент прихода высоковольтного импульса на разрядный промежуток. Время выдержки (время работы усилителя) ПЗС камеры задавалось генератором Tektronix AGF3251 и равнялось 50 нс. Для измерения динамики температуры частиц в послесвечении разряда использовался высоковольтный импульс, отражённый от разомкнутого конца кабеля (11).
В случае максимальной длины кабеля 100 м время прохождения высоковольтного импульса от разрядного промежутка до разомкнутого конца и обратно равнялось 1 мкс. В этом случае задержка управляющего импульса с генератора Tektronix AGF3251 сдвигалась на дополнительную микросекунду и, таким образом, ПЗС камера фиксировала излучение молекул через заданное время. В ходе движения по кабелю длиной 100 м высоковольтный импульс существенно затухает. Мощность отражённого от разомкнутого конца импульса была в 10 раз меньше, чем мощность первичного импульса и энерговклад от отражённого импульса не может существенно исказить температуру в послесвечении разряда. Параметры импульса после прохождения разрядного устройства и после отражения от разомкнутого конца контролировались при помощи шунта обратного тока (13). На осциллограф Tektronix TDS3054 (14) подавались сигналы с ШОТ (12), (13) и синхросигнал с усилителя высокоскоростной ПЗС камеры. На рис. 4.12 (а) показан профиль излучения, усредненный по высоте щели. Чтобы увеличить соотношение сигнал/шум, для каждого режима проводились от 500 до 2000 экспериментов в зависимости от интенсивности излучения. В ходе одной серии экспериментов, генератор работал в периодическом режиме с частотой 1 Гц. Камера фиксировала излучение разряда и усредняла излучение по длине щели. В ходе каждого эксперимента усреднённый профиль записывался в файл. Набор профилей из одной серии экспериментов представлен на рис.4.12 (б). В результате усреднения профилей полученных в ходе одной серии экспериментов получали финальный профиль. Пример профиля представлен нарис. 4.12 (а). Для получения этого профиля было обработано 300 экспериментальных профилей. Концентрация озона была измерена методом абсорбционной спектроскопии в ультрафиолетовой области спектра. В этой области у молекула озона есть сильная полоса поглощения (полоса Хартли) с максимумом поглощения на длине волны 250 нм. Для получения энерговклада из энергии падающего импульса вычитали значение энергии импульса, прошедшего через плазменный актуатор рис. 4.3 (а). По разнице профилей напряжения на графике видно где развивается волна зарядки и разрядки актуатора. Обе стадии развития продолжаются около 15 не. На рис. 4.15 (а) представлена зависимость энерговклада от напряжения для катодо- и анодонаправленного разряда, инициированного 22-нс импульсом. На графиках показан энерговклад первой волны развития разряда и полный энерговклад за высоковольтный импульс. Энерговклад практически не зависит от полярности импульса, составляет 5 мДж при 10 кВ и увеличивается до значения 25 мДж при 20 кВ. Энерговклад во второй волне, соответствующей отраженному импульсу, составляет примерно пятую часть от общего энерговклада для всех напряжений.
На рис. 4.15 (б) представлена зависимость энерговклада от давления для анодонаправленного разряда, инициированного 7-нс импульсом. Зависимость получена для двух значений амплитуды высоковольтного импульса в кабеле — 6.5 и 12 кВ. Для напряжения 12 кВ максимальный энерговклад составил около 1 мДж/см при давлении 220 Торр и практически линейно снижается на 20 процентов (0.8 мДж/см) при давлении 1300 Торр. В случае напряжения в кабеле 6.5 кВ увеличение энерговклада с уменьшением давления не столь ярко выражено. В рамках погрешности измерения можно считать, что энерговклад остаётся постоянным и равняется 0.35 мДж/см. В случае 7 не генератора стадию зарядки и разрядки поверхности актуатора нельзя отличить друг от друга, т.к. в ходе развития разряда отражённый высоковольтный импульс везде имеет меньшую амплитуду, чем падающий рис. 4.3 (б). Для получения зависимости приведённого поля от давления, диафрагма была установлена напротив центральной области закрытого электрода. Излучение, исходящее от кромок электродов, не попадало на щель монохроматора. Величина поля определялась по максимумам пиков излучения Г и2+ (см. рис. 4.11). Для получения значения поля для каждого значения давления было получено от 10-ти до 20-ти точек. Значения усреднённого приведённого электрического поля разряда от давления представлены на рис. 4.16. В случае анодонаправленного стримера электрическое поле достигает максимума при минимальном давлении (1150 Тд при давлении 220 Торр) и уменьшается с увеличением давления (800 Тд при атмосферном давлении). В случае катодонаправленного при атмскхрерном давлении значение поля достигает 1250 Тд. Погрешность полученных экспериментальных данных связана главным образом с нестабильностью развития разряда и связанными с ней вариациями интенсивности 1 системы иона азота. Интенсивность излучения 2+ системы молекулы азота была практически неизменной от импульса к импульсу. Флуктуации интенсивности I- системы иона азота связаны, во-первых, с более высоким порогом возбуждения этой системы по сравнению с порогом 2+ системы N%, во-вторых, с большой чувствительностью константы скорости наработки N (B2) к величине электрического поля во время развития разряда.
Похожие диссертации на Динамика и структура волн ионизации в наносекундном диапазоне при высоких перенапряжениях в различных конфигурациях разрядного промежутка
