Содержание к диссертации
Введение
Глава 4. Формирование импульсных молекулярных пучков
4.1. Введение 106
4.2. Влияние фонового газа на параметры импульсного газового потока ..109
4.2.1. Измерения в условиях проникновения фонового газа в импульсный поток 111
4.2.2. Измерения при вариации фонового давления 116
4.2.3. Анализ результатов 118
4.2.4. Выводы 121
4.3. Скиммерное взаимодействие при формировании импульсных молекулярных пучков 124
4.3.1. Измерения на разных расстояниях сопло - скиммер 126
4.3.2. Измерения с разными скиммерами 133
4.3.3. Анализ результатов 137
4.3.4. Выводы 140
Глава 5. Импульсные газовые струи с конденсацией
5.1. Введение 142
5.2. Конденсация аргона в импульсной струе 144
5.2.2. Измерения в импульсном потоке и сравнение со стационарной струей 144
5.2.3. Анализ результатов 152
5.2.4. Выводы 157
5.3. Конденсация моносилана в чистом газе и смеси с аргоном 159
5.3.1. Обзорные импульсные масс-спектры 159
5.3.2. Зависимости массовых пиков от давления торможения 165
5.3.3. Анализ результатов 176
5.3.4. Выводы 184
Заключение 186
Благодарности 189
Литература
- Влияние фонового газа на параметры импульсного газового потока
- Скиммерное взаимодействие при формировании импульсных молекулярных пучков
- Измерения в импульсном потоке и сравнение со стационарной струей
- Зависимости массовых пиков от давления торможения
Влияние фонового газа на параметры импульсного газового потока
Общее количество исследовательских работ, в той или иной мере касающихся импульсных течений газа в соплах и струях, достаточно большое. Поэтому при отборе рассматриваемых работ были установлены следующие ограничения. Во-первых, в данном обзоре не будут рассматриваться работы, посвященные исследованиям «внутренних» импульсных течений газа - внутри каналов и сопел. Подробный анализ экспериментальных результатов в этой области можно найти в монографиях [83, 84]. Во-вторых, исчерпывающий обзор основных теоретических моделей, в том числе приближенных, и работ на их основе, работ по численному моделированию нестационарных задач, посвященных свободным импульсным струям, приведен в монографии [85]. Поэтому ниже основное внимание уделено рассмотрению результатов экспериментальных исследований динамики импульсного истечения свободных струй.
Даже при использовании «идеального» источника (т.е. мгновенно открывающегося с постоянным расходом), требуется некоторое время для установления в потоке на фиксированном расстоянии от источника параметров, подобных параметрам стационарного потока - квазистационарных параметров. Поэтому один из основных вопросов импульсного истечения - время запуска сопла. Под временем запуска подразумевается минимальное время после полного открытия сопла, необходимое чтобы параметры течения достигли стационарных значений.
Впервые задача о запуске течения в сверхзвуковых конических соплах в аналитическом виде была рассмотрена в работе [86]. Рассматривалось течение невязкого совершенного газа в вакуум внутри плоского (бесконечная щель) и осесимметричного конических сопел. Считалось, что в начальный момент времени 10=0 в критическом сечении сопла мгновенно устанавливаются стационарные значения параметров газа (плотность р , температура Т , скорость о ). Анализ, основанный на использовании так называемого метода характеристик, показал следующие результаты. Течение состоит из трех областей: нестационарной волны разрежения, примыкающей к вакууму, области стационарного течения газа и нестационарной волны разряжения, возникающей из-за выключения источника. С- характеристика, на которой параметры газа принимают свои стацио в нарные значения, является границей между первой волной разрежения и областью стационарного течения. Время прихода С- характеристики в выбранное сечение сопла и определяет время запуска сопла. В момент выключения подачи газа от источника отходит С+- характеристика, которая определяет нестационарную волну разрежения, распространяющуюся сверху по потоку. С+- характеристика является верхней границей области стационарного течения, так что временем существования стационарного течения в фиксированной точке является интервал St между С. - и С+ - характеристиками. Показано, что вниз по потоку от критического сечения указанные характеристики сближаются. Сравнение течений в клиновидном (бесконечная щель) и коническом (круглое отверстие) соплах показало, что время запуска конического осесимметричного сопла меньше, чем клиновидного. При одинаковой начальной длительности время существования стационарных параметров в заданном сечении сопла больше в случае осевой симметрии течения. Таким образом, в работе сделан вывод, что для создания импульсных течений предпочтительнее использовать осесимметричные сопла.
Впоследствии для анализа запуска свободных струй С.Ф. Чекмаревым была предложена модель радиального внезапно включенного стационарного источника (РВВСИ) [85, 87 - 89]. В рамках данной модели течение газа в центральной области струи рассматривается как радиальное одномерное течение. При этом коническому осесимметричному соплу соответствует сферическая симметрия поля течения в струе, а клиновидному соплу - цилиндрическая симметрия. При использовании модели РВВСИ для описания истечения газа в вакуум показано, что траектории движения характерных поверхностей, определяющих структуру течения, будут такими же, как при запуске сверхзвукового сопла.
На рис. 1.1 приведена схема и r-диаграмма импульсного истечения газа в вакуум. Граница расширяющегося газа (фронт истекающего газа) (1) определяется траекторией движения первой частицы, вышедшей из источника. Показано, что скорость движения фронта при истечении невязкого газа в вакуум равна предельной скорости нестационарного течения газа от источника \зтп [90]:
Строго говоря, при истечении газа в пустоту передний фронт отсутствует, т.к. максвелловская функция распределения по скоростям имеет высокоскоростной хвост молекул, которые должны распространяться до бесконечности. Однако, в реальных условиях движение фронта истекающего газа - один из основных параметров, характеризующих импульсные потоки.
Между фронтом истекающего газа (1) и границей стационарного течения (2) располагается волна разрежения. Границей области стационарного течения является С. - характеристика (2), движущаяся с максимальной термодинамической скоростью стационарного расширения и„,5. Известно, что максимальная скорость стационарного расширения газа в вакуум \jms определяется полной энтальпией газа: ит=Щ = а. (1.2). Видно, что эта скорость значительно меньше максимальной скорости нестационарного расширения газа от источника (1.1), поэтому протяженность волны разряжения с течением времени растет.
При выключении источника в момент времени 4 формируется волна разрежения, положение которой описывается С+ - характеристикой. Таким образом, область стационарного течения на любом расстоянии от источника Ts ограничена снизу по течению С. -характеристикой, а сверху по течению - С+ - характери стикой. С увеличением расстояния от источника ширина стационарной области монотонно уменьшается, и на некотором расстоянии при пересечении указанных характеристик обращается в ноль. Показано, что скорость уменьшения стационарной области определяется показателем адиабаты газа у, симметрией течения и числом Маха потока. При фиксированных параметрах торможения (давлении Р0, температуры Т0) и времени открытого состояния t0 на фиксированном расстоянии от источника длительность области стационарного течения уменьшается с увеличением у и числа Маха потока.
В рассматриваемых работах приведены r - диаграммы течения от сферического и цилиндрического источников для времени установления стационарного течения на разных расстояниях от источника. Сравнивая картину течения в осесимметричном и плоском потоках, сделан общий вывод, что для получения стационарных параметров (в частности, числа Маха) осесимметричные источники обладают несомненным преимуществом. Поскольку при осевой симметрии течения газ расширяется более интенсивно, чем при цилиндрической, то при фиксированных параметрах торможения заданное число Маха в «двумерном» сферическом потоке достигается на существенно меньших расстояниях от источника, чем в плоском потоке. Таким образом, время запуска осесимметричных импульсных струй меньше, чем плоских. Осесимметричные течения также обладают существенно большими временами существования стационарных потоков, чем плоские течения.
Скиммерное взаимодействие при формировании импульсных молекулярных пучков
Изучению ионизации моносилана низкоэнергетичными электронами в последнее десятилетие посвящен ряд работ [126 -129]. Были исследованы пороги появления силановых осколков, относительные и абсолютные сечения отдельных каналов. Сравнение интенсивностей отдельных массовых пиков моносилана в статических условиях, измеренных в настоящей работе, с результатами других авторов, приведено в табл. 2.1. Приведены относительные интенсивности отдельных массовых пиков, отнормированные на сумму интенсивностей всех пиков, Isia/ IssiHn, п=1-4, для энергии электронов 40 эВ. Согласие наших данных и результатов цитируемых работ удовлетворительное. Это подтверждает, что процедура вычитания фоновой составляющей из регистрируемых масс-спектров рабочих газов производилась корректно.
Второй способ измерения предназначался для анализа массового состава импульсных газовых потоков. По команде от компьютера в заданном интервале шкалы масс запускалась пошаговая развертка с дискретностью, как правило, 0,1 - 0,2 атомной единицы. На каждом шаге вначале определялась фоновая составляющая сигнала путем усреднения нескольких измерений в отсутствие газовых импульсов. Затем производился запуск клапана с заданным числом повторений (5 - 10 импульсов), осуществлялось накопление сигналов, их усреднение, автоматическое вычитание фоновой составляющей, сглаживание сигнала численным фильтром для избавления от шумовых выбросов. Полученное таким образом значение принималось за интенсивность сигнала на соответствующей массе, что, после прохождения всего интервала по массам, давало обзорный импульсный масс-спектр. Указанный алгоритм позволил обойти ограничение на скорость развертки из-за большой постоянной времени масс-анализатора (составляющей 0.1 сек при длительностях газовых импульсов 0.001 сек.
Этим способом проводились измерения при фиксированных давлениях торможения Р0 и расстояниях от сопла x/d. Анализ полученных таким образом массовых спектров позволял определять присутствие в импульсных потоках ван-дер-ваальсовых комплексов - кластеров.
На рис. 2.15 приведен импульсный масс-спектр, зарегистрированный при истечении моносилана из звукового сопла d=l мм при давлении торможения Ро бО кПа. Измерения проводились на оси струи на расстоянии от сопла x/d=175. Для удобства амплитуды пиков на массах 40 увеличены в 10 раз. Массовые пики 28 - 32 принадлежат, как было отмечено выше, ионам моносилана. Присутствие в спектре пиков 60-63, которые отождествляются с ионами диме-ров моносилана (SiH4)2, свидетельствует, что при этом давлении торможения течение сопровождается конденсацией. Подробно анализ конденсации в импульсных потоках моносилана и смеси моносилан - аргон проводится в Главе 5.
Для исследования динамики импульсного истечения на первом этапе течения, при прохождении импульсного потока от сопла до скиммера были проведены измерения с использованием электронно-пучковой диагностики. В качестве диагностического метода использовалась электронно-пучковая спектрометрия по известной методике с регистрацией характеристического излучения в видимой области спектра [130 - 132]. Характерные параметры диагностического электронного пучка: ток 1=5-10 мА, энергия электронов U= 5-6 кэВ. Пространственное разрешение оптической системы составляло 3x5 мм и задавалось размерами входной диафрагмы спектрального прибора (поперек оси электронного пучка) и шириной диафрагмы Гартмана (вдоль оси пучка). В качестве спектрального прибора использовался монохроматор SPM-2. Интенсивность оптического сигнала на выделенной длине волны регистрировалась с помощью импульсного фотоэлектронного умножителя ФЭУ-114. С выхода ФЭУ сигнал подавался для дальнейшего усиления и обработки на систему регистрации, которая bfimmt ! » I,
Создан универсальный малогабаритный газодинамический комплекс ЛЭМПУС. Стенд оснащен набором диагностических методов для исследования газодинамики и кинетики неравновесных процессов в сверхзвуковых стационарных и импульсных струях газов и газовых смесей.
Разработан и испытан усовершенстванный вариант импульсного газового источника (электромагнитный клапан) со сменными звуковыми соплами и регулируемыми параметрами газовых импульсов (длительность импульса и частота следования). Показано, что данная конструкция может использоваться для формирования импульсных газовых струй и молекулярных пучков. Использование импульсных газовых источников (клапанов) позволяет достигать больших (до 15 г/с) массовых расходов газа и получать течения с развитыми релаксационными процессами.
Разработаны и отлажены методики измерений и диагностическая аппаратура на основе квадрупольного масс-спектрометра для исследования импульсных струй газов и газовых смесей.
Описанные выше методики молекулярно-пучковых масс-спекгрометрических измерений были использованы для исследования импульсных потоков газов и газовых смесей, в том числе в условиях неравновесной конденсации. Из регистрируемых данных определялись интегральные характеристики импульсных газовых потоков: время прихода переднего фронта истекающего газа Тфр, полуширина газового импульса D, интенсивность газового импульса I, интегральная плотность импульса S. Получаемый таким образом набор параметров позволяет полностью описать динамику импульсных струй, в том числе протекание конденсации в импульсных газовых потоках.
Измерения в импульсном потоке и сравнение со стационарной струей
На рис. 3.1 представлены сигналы, зарегистрированные на оси молекулярного пучка гелия за звуковым соплом d=0,55 мм и скиммером ds=0,53 мм на фиксированном расстоянии сопло - скиммер x/d=100 при разных давлениях торможения. Импульсы на рис. 3.1, а представлены в первоначальном виде, а на рис.3.1, б те же импульсы отнормированны к единице в максимуме. По шкале абсцисс отложено время в миллисекундах. Ноль шкалы времени соответствует подаче запускающего импульса на клапан. Таким образом, полное время сигнала включает аппаратную константу клапана (время задержки открывания Ткл),
Гелий. Звуковое сопло d=1 мм. Скиммер ds=0,53 мм. Зависимости интегральной плотности газового импульса от давления торможения Р0. 1000 мя пролета газового импульса от сопла до скиммера и время пролета базы молекулярного пучка от скиммера до ионизатора. Амплитуда импульса здесь и везде далее приводится в относительных единицах.
В целом импульсы характеризуются относительно крутыми передним и задним фронтами с длительностью -200 250 мкс и квазистационарным участком длительностью -700 мкс. Рис. 3.1, а представляет, как меняется амплитуда газового импульса при изменении давления торможения. С ростом давления Р0 пропорционально увеличивается удельный (за единицу времени) расход газа через сопло. Поэтому, как и следовало ожидать, амплитуда газовых импульсов увеличивается. При больших Р0 меняется форма регистрируемого в молекулярном пучке импульса: амплитуда заднего фронта растет быстрее, в результате чего плоский участок квазистационарного течения приобретает наклон.
Данные на рис. 3.1, б дают представление, как меняются временные характеристики импульсов при вариации давления торможения: с увеличением Р0 передний фронт импульса сдвигается влево, в сторону меньших времен пролета, тогда как положение заднего фронта практически не меняется. Разница времен прихода, определенная по переднему фронту на половине абсолютной высоты, достигает 130 мкс. Исключение составляют импульсы при самых малых давлениях (Ро=30 и 50 кПа), для которых увеличение Р0 приводит к торможению импульса целиком: передний и задний фронты смещаются в сторону больших времен. Во всех случаях длительность (наклон) фронтов не меняется при вариации давления Р0. Сравнение переднего фронта газового импульса со временем открывания клапана (см. Рис. 2.3) показывает, что их длительности близки.
Измерения на разных расстояниях от сопла показали, что длительность переднего фронта импульса не меняется при движении импульса вниз по потоку. Эти факты свидетельствуют, что в наших условиях на переднем фронте истекающего газа волна разрежения отсутствует.
Значения интегральной плотности газового импульса S, пропорциональной общему количеству частиц в импульсе, измеренные в молекулярном пучке при нескольких расстояниях сопло - скиммер (x/d=150, 175, 200, 225) в струе Не, в зависимости от Р0 приведены на рис. 3.2. Представленные результаты получены в струе Не за звуковым соплом диаметром d=l мм с использованием ским мера 4=0,53 мм. Для всех расстояний экспериментальные точки хорошо аппроксимируются линейными зависимостями. Таким образом, в выбранных условиях интегральная плотность импульса в молекулярном пучке растет линейно с увеличением давления торможения Р0 в форкамере сопла. Исключение составляют области с высокими Р0, где происходит отклонение от линейности в сторону меньших значений. Причем, чем меньше расстояние сопло-скиммер, тем при меньших давлениях торможения нарушается линейность: на расстоянии x/d=150 это происходит при Р0 350 кПа, на расстоянии x/d=175 - при Р0 450 кПа. Как будет показано в 4.3, такое отклонение от линейности объясняется взаимодействием импульсного потока со скиммером. Разные углы наклона линейных зависимостей (угол наклона уменьшается с увеличением расстояния сопло - ским-мер) свидетельствуют о падении плотности газа вниз по потоку от среза сопла.
На рис.3.3 приведены зависимости интегральной плотности импульса S, нормированной на давление торможения Р0, взятые согласно рис.3.2. Как и следовало ожидать, соотношение S/Po при увеличении расстояния x/d падает, что отражает падение плотности в струе вниз по потоку. Как известно, при изоэн-тропическом расширении в стационарной струе плотность газа в фиксированной точке на оси струи п, нормированная на плотность торможения щ, постоянна (n/no=Const). Однако, в импульсной струе нормированная интегральная плотность импульса S/P0 при вариации давления Р0 ведет себя немонотонно. По поведению зависимости для всех расстояний сопло - скиммер можно разделить на несколько участков: при малых давлениях торможения с увеличением Р0 величина S/P0 практически не меняется, при Ро 10 кПа - начинает падать. При Р0 150 кПа нормированная интегральная плотность импульса для больших x/d выходит примерно на постоянную величину, тогда как при x/d=125 и 150 продолжает снижаться. Интересно, что при дальнейшем росте Р0 зависимости S/P0 на всех расстояниях x/d стремятся к близким величинам.
Через экспериментальные точки на участках монотонного падения (Р0 Ю-100 кПа) проведены линии тренда. Как оказалось, зависимости на всех расстояниях хорошо описываются степенными зависимостями. Причем, с увеличением расстояния сопло - скиммер показатель степени растет.
Для сравнения на рис.3.4 приведены зависимости интенсивности импульса I, нормированной на давление Р0, для тех же условий, что и на рис.3.3. Видно, что интенсивность и интегральная плотность газового импульса ведут себя практически синхронно во всем диапазоне изменения Р0 и на всех представленных расстояниях сопло - скиммер. Поэтому далее при анализе используется либо интенсивность импульса, либо интегральная плотность, считая их поведение одинаковым. Исключение составляет область малых давлений (режим рассеяния, Р0 10 кПа), где нормированная интенсивность 1/Р0 растет, а нормированная плотность импульса S/P0 - почти не меняется.
Влияние давления торможения на временные характеристики газовых импульсов проиллюстрировано на рис.3.5 и рис.3.6, где приведены зависимости, соответственно, времени прихода импульса по переднему фронту Тфр и его полуширины (ширина на полу высоте) D от давления Р0. Временные параметры описывают те же режимы течения, что и рис.3.2 и 3.3. На всех расстояниях характер зависимостей примерно одинаков. С ростом Р0 от 1 до 150 кПа время прихода импульса Тфр монотонно уменьшается на 100-150 мкс. Таким образом, импульс ускоряется с ростом давления торможения. Одновременно полуширина импульса D увеличивается, причем прирост полуширины обеспечивается исключительно ускорением переднего фронта. Начиная с давлений Р0 150 кПа ускорение импульса прекращается, начинается его торможение и уменьшение полуширины. Как показали измерения давления фона в камере расширения ЛЭМ-ПУСа, при выбранной скважности импульсов (150) давление фонового газа в серии импульсов начинает заметно расти с величины Р0 150 кПа. Таким образом проявляется влияние давления фонового газа Рр. Немонотонность изменения полуширины импульсов на больших расстояниях зарегистрировано только в гелии и, по-видимому, объясняется проявлением квантовых эффектов [196].
Зависимости массовых пиков от давления торможения
В Главе 3 на основании полученных экспериментальных данных и аналитических выкладок из модели РВВСИ [85] было показано, что именно взаимодействие истекающего газа с фоновым газом в камере расширения определяет динамику импульсного газового потока. Истекающий фоновый газ действует подобно поршню, вытесняя покоящийся фоновый газ из области течения и приводя его в движение. Таким образом, равновесие между импульсом источника и массой вытесненного газа определяет движение истекающего газа.
В реальных условиях при свободном истечении газа в пространство с конечным давлением фона остаточный газ может проникать в струю, вызывая рассеяние направленного потока. Впервые в работе [150] было экспериментально доказано, что проникновение в струю фонового газа значительно ослабляет интенсивность формируемого молекулярного пучка.
Обобщающий критерий для описания процессов взаимодействия струй низкой плотности с фоновым газом был предложен в работе [137]. Подобный критерий разреженности также был предложен в работе [158]. Таким критерием является число Рейнольдса по струе ReL, определяемое как: где рр - массовая плотность фонового газа, vm - предельная скорость истечения, L - размер струи, расстояние до диска Маха, /ip - вязкость фонового газа, Re - число Рейнольдса в критическом сечении, N =Р(/Рр - степень расширения. Аналогичным параметром, характеризующим степень разреженности течения в сверхзвуковой струе, является число Кнудсена по струе KnL:
В зависимости от величины KnL принято выделять следующие режимы течения. При ReL 10 (RnL 10" ) реализуется сплошной режим течения, при котором ядро струи отделено от окружающего фонового газа плотными боковыми ударными волнами и слоями смешения. При ReL 102(KnL 10"2) происходит размывание ударно-волновой структуры струи. Это приводит к проникновению фонового газа внутрь ядра струи. При дальнейшем уменьшении ReL струя постепенно переходит в режим рассеяния [137, 158].
Перед рассмотрением полученных результатов необходимо остановиться на понятии фонового давления при импульсных измерениях. Очевидно, что при использовании импульсного газового источника с большим мгновенным расходом давление фонового газа в камере расширения не является постоянной величиной, а может изменяться во времени синхронно с работой клапана: нарастать после его открытия и убывать после закрытия. Как уже отмечалось в Главе 2, наши измерения выполнялись путем накопления сигнала при последовательности импульсов (как правило, использовалась серия из 10 импульсов). Измерения давления фона показали, что давление фона в ходе серии импульсов (импульсное фоновое давление) может возрастать очень сильно, в 10-20 раз по сравнению с давлением фона без импульсов. Для уменьшения роста импульсного давления использовались частоты следования импульсов 1-4 Гц при длительности импульсов 1,2 мс. Измерения давления показали, что при таких параметрах кла-пана и максимальных рабочих давлениях Р0 10 кПа импульсное фоновое давление возрастает в 2-3 раза и практически стабилизируется на данном уровне на протяжении всей серии импульсов. Такая стабилизация является результатом баланса между средним расходом газа и производительностью откачной вакуумной системы камеры расширения. Именно величина этого стабилизированного импульсного фонового давления и использовалась при анализе.
Оценки безразмерных параметров подобия, сделанные в 3.2 (см. Таблицу 3.1) показывают, что в некоторых наших режимах истечения должно проявляться влияние проникновение фонового газа внутрь струи. Сравнение чисел ReL для разных газов показывает, что наиболее подвержено влиянию фона импульсное истечение гелия. Очевидно, что влияние проникновения фона в поток должно проявляться при минимальных давлениях торможения Р0 и усиливаться для сопел меньшего диаметра. Проанализируем такие режимы.
При рассмотрении в Главе 3 результатов, полученных в импульсных молекулярных пучках, было отмечено, что с ростом давления торможения интенсивность I и интегральная плотность импульсов S, нормированные на давление торможения, с ростом Р0 уменьшаются, что было объяснено увеличением потока частиц в волну разрежения. Однако, при самых малых давлениях Р0 зависимость изменяется. Особенно заметно это проявляется при измерениях в гелии. Пример - результаты, полученные в гелии со звуковым соплом диаметром d=l мм и скиммером ds=0,53 мм (см. рис. 3.3, 3.4). При минимальных давлениях, в диапазоне 1 Р0 10 кПа с ростом Р0 нормированная интенсивность 1/Р0 растет очень сильно, тогда как нормированная интегральная плотность S/P0 меняется слабо, но, во всяком случае, не уменьшается, как при больших Р0. Можно предположить, что таким образом проявляется рассеяние импульсного потока в результате проникновения фонового газа. Точки перегиба зависимостей соответствуют выходу импульсного течения из режима рассеяния.
Необходимо отметить, что точки перегиба зависимостей для разных расстояний сопло - скиммер находятся при разных давлениях торможения. Чем больше расстояние от источника, тем при большем давлении Р0 импульсное течение выходит из режима рассеяния. Так для расстояния x/d=T25 переход к сплошному режиму происходит уже при Р0 9 кПа, то для x/d=200 - только при Р0 15 кПа. Наблюдаемая зависимость режима рассеяния от расстояния от источника и давления торможения может быть объяснена следующим образом.
При одинаковых условиях по давлению фона уменьшение мгновенного расхода из источника должно приводить к заметным изменениям условий проникновения фонового газа в импульсный поток. Сравним результаты, полученные с соплами разного диаметра.
На рис. 4.1 приведены интенсивности газового импульса, нормированные на давление торможения, 1/Р0, измеренные на фиксированных расстояниях от источника х=150 мм, 175 мм и 200 мм в струях гелия из сопел разного диаметра (d=l мм и d=0,55 мм) при вариации давления торможения. Для обеих сопел характер зависимостей примерно одинаков: при малых давлениях нормированная интенсивность импульса растет, достигает максимума, затем начинает падать. Видно, что максимум при истечении из сопла меньшего диаметра достигается при заметно больших давлениях торможения: для сопла d=l мм максимум достигается при Р0 10-15 кПа, а для сопла d=0,55 мм - только при Р0 20-40 кПа.
При больших давлениях торможения (Р0 100 кПа) проявляется влияние фонового давления, величина которого начинала расти с ростом Р0. Длительность импульса была одинаковой для обоих сопел. Частота следования импульсов для сопла d=l мм составляла 4 Гц, для сопла d=0,55 мм - 2 Гц. В результате средний расход газа из сопла d=l мм был намного больше, фоновое давление росло более интенсивно, что и объясняет влияние фонового давления при меньших р0.
Сравним, как изменяются временные параметры газовых импульсов при истечении из сопел разного диаметра.
Зависимости времени прихода переднего фронта импульса Тфр для разных сопел представлены на рис. 4.2. При самых малых давлениях торможения (Ро 5 кПа) движение переднего фронта газа, по-видимому, не зависит от диаметра источника. Однако с ростом Р0 время прихода импульса из разных сопел различается. Во-первых, газовый импульс из сопла большего диаметра приходит намного раньше, даже при больших давлениях Р0, когда фоновое давление выше, чем при истечении из меньшего сопла. Во-вторых, различается поведение зависимостей. Для большего сопла увеличение давления торможения приводит к ускорению движения переднего фронта импульса. Для меньшего сопла увеличение Р0 вначале приводит к торможению переднего фронта истекающего газа (Тфр увеличивается), и лишь затем газовый импульс начинает ускоряться. При этом режим ускорения переднего фронта для разных расстояний от источника начинается с разных давлений торможения.
