Нестационарное взаимодействие плоской ударной волны с областью наносекундного распределенного сильноточного скользящего разряда, страница 3

На Рис. 2. представлен результат анализа структурысвечения разряда в зависимости от параметров X и ΔX в исследуемомдиапазоне давлений. На графике также буквами обозначены различныережимы локализации разряда.В четвертом параграфе 3.4 предложен критерий смены режималокализации разряда, основанный на сопоставлении напряжений пробояяркого канала тока, расположенного на фронте ударной волны, при тойили иной его форме (прямая или П конфигурация).В пятом параграфе 3.5для оценки воздействия на разряд положенияфронта ударной волны проводилось исследование интенсивности свеченияплазмы при различных значениях размеров области локализации разряда(X).

В приближении малого изменения энергетической эффективности GCвозбужденияэлектроннымударомсостоянияN2(C3Пu)второйположительной системы азота по сравнению с изменением энерговкладапроведены оценки объемного энерговклада в газ (средняя плотностьэнергии увеличивается более чем в 2.5 раза при уменьшении X). Показано,что плотность энерговклада может быть охарактеризована среднейинтегральной интенсивностью свечения плазмы разряда.В шестом параграфе 3.6 исследовались временные характеристикисвечения разряда в случае нахождения ударной волны внутри разряднойобласти. Установлено, что длительность основного свечения плазмы впотоке с ударной волной в диапазоне длин волн 340-800 нм не превышает200-700 нс в зависимости от размеров области локализации разряда (X).

Т.о., время свечения плазмы разряда мало по сравнению с характернымигазодинамическимивременами.Этопозволяетассоциироватьраспределение свечения импульсного скользящего поверхностного разрядас распределением энерговклада.Четвертаяглавапосвященаэкспериментальнымтеневымисследованиям газодинамического взаимодействия падающей ударнойволны с областью энерговклада на основе импульсного поверхностного14разряда при различных условиях его инициирования (X, P0 и временипосле разряда τ).В первом параграфе 4.1 исследована динамика сверхзвуковогонестационарного процесса взаимодействия плоской ударной волны cобластью поверхностного импульсного энерговклада при давлениях20÷100 Торр, числах Маха М=1.7÷3.2 и при разных размерах областилокализации энерговклада (X). Регистрация возмущений проводиласьтеневым методом.

Были получены теневые изображения различных стадийвзаимодействия для времен τ=1÷50 мкс после разряда. Показано, что послевзаимодействия c областью двойного разряда возникает близкое кдвумерному течение, имеющее плоскость симметрии. Проанализированы ирасшифрованы возникающие при таком взаимодействии газодинамическиеконфигурации. При инициировании разряда возникают ударные волны,вызванныебыстрымпространства.введениемЭволюцияэнергииударнойвограниченнуюволныпослеобластьвоздействиялокализованного энерговклада определяется взаимодействием ударныхволн: падающей и образованной энерговкладом, а также распространениемпо нестационарной приповерхностной нагретой области(Рис. 4).Обнаружено возникновение неустойчивости поверхности тангенциальногоразрыва (Рис.

5). Время возникновения неустойчивости зависело отначального давления и протяженности области локализации разряда.Во втором параграфе 4.2 исследована динамика взаимодействияударных волн с областью энерговклада на больших временах послеразряда (τ>30 мкс), когда волны, образованные быстрым введениемэнергии в среду, затухают, а взаимодействие сводится к распространениюударной волны по нестационарной неравновесной высокотемпературнойобласти газа вблизи нижней стенки канала (релаксирующей областью). Вэтомслучаевсеисследованияпротяженностиобластиинициированиюплазмы впроводилисьлокализациинеподвижном15приплазмы,воздухефиксированнойсоответствующей(X=10 см).Приa)b)Рис.

4. Конфигурация течения при симметричном энерговкладе. a - теневойснимок: P0=25 Торр; M=2.5; X=1 см; τ=8.8 мкс. b – снимок свечения. Стрелкойпоказано направление распространения падающей ударной волны. УВ1 – ударныеволны (УВ), образованные энерговкладом и распространяющиеся в неподвижномгазе. УВ2 – УВ, образованные энерговкладом и распространяющиеся в потоке западающей УВ. ПУВ – падающая УВ. ТП – поверхность тангенциального разрыва.В – вихри и ограничивающие их контактные поверхности.Рис. 5. Неустойчивость поверхности тангенциального разрыва. Теневой снимок X=1.8 см; M=2.4; P0=75 Торр; τ=24 мкс. Стрелкой показано направлениераспространения падающей ударной волны.взаимодействии ударной волны с такой «релаксирующей областью» былоэкспериментально обнаружено возникновение сложной ударно-волновойконфигурации с предвестником, которая росла неограниченно с выходом16наавтомодельныйрежим(ссохранениемконфигурацииисквазипостоянной скоростью роста, Рис.

6a). Скорость роста предвестникападает с увеличением времени между инициированием разряда и началомвзаимодействия, но слабо изменяется в течение самого взаимодействия.Анализ данных (по скорости роста предвестника) показал, что характерноевремя исчезновения эффекта – 300 мкс.

На основе анализа клиновиднойконфигурации в различные моменты времени после разряда была оцененатемпература газа (Рис. 6b).Пятая глава посвящена разработке и тестированию модели,описывающей энерговклад в пристеночный слой газа при различныхразмерах области локализации разряда (X) и начальных давлениях воздуха(P0),ведущий к нагреву газа и формированию газодинамическихвозмущений.Анализ характерных времен разряда (времени протекания тока ивремени свечения) позволяет использовать при разработке моделиэнерговклада концепцию мгновенного вложения энергии в среду,приводящего кa)возникновению ударныхволн. Возникающиеприb)1200P0=25 ТоррP0=75 Торр1000T, K800600400200-50050100150200250300350время после разряда τ, мксРис.

6. a – конфигурация с предвестником (теневой снимок: P0=75 Торр, M=2.5, τ=155мкс). b - зависимость поступательной температуры газа в релаксирующей области(РО) от времени после разряда τ. ПУВ1 – невозмущенная УВ; ПУВ2 – косая УВ; ПУВ3– предвестник (УВ в РО).17взаимодействии падающей ударной волны с ударными волнами отэнерговклада газодинамические конфигурации теченияопределяютсяинтенсивностью и распределением энерговложения, которые зависят отпараметров X и P0. Анализ динамики движения газодинамическихвозмущений от плазменных листов с учетом их взаимодействия спадающей ударной волной позволяет оценить параметры областиэнергоподвода в начальный момент времени (τ=0).Первый параграф 5.1 посвящен описанию численной модели. Примоделировании использовалась система двухмерных нестационарныхуравнений Навье-Стокса с учетом вязкости и теплопроводности ∗ .Начальные условия для моделирования брались из эксперимента исоответствовали выбранной модели энерговклада.

Разработаны две моделиэнерговклада: модель однородного мгновенного энерговклада (МОМЭ) имодель неоднородного мгновенного энерговклада (МНОМЭ). На основесравнения теневых изображений с результатами двумерного численногомоделирования с использованием модели мгновенного энерговкладаисследованы плотность энерговклада, температура и коэффициент K (долявсей, запасеннойвконденсатореэлектрическойэнергии, котораяпреобразуется в тепло за время менее 1 мкс).Во втором параграфе 5.2 представлены результаты оценки плотностиэнерговклада, температурыи коэффициента K в рамкахмоделиоднородного энерговклада (МОМЭ).

Для различных значений X и P0 былополучено совпадение экспериментальных и расчетных полей течения вприближении:K=const=30±10%.Приэтомобъемнаяплотностьэнерговклада зависела только от размеров области локализации разряда:q[Дж/см3]=K(CU2/2)/V=0.47/X[см]. А удельный энерговклад на частицузависел также и от плотности газа: ξ = q/n ~ q/ρ (Рис.

7). На основечисленного моделированиятакже была∗произведена более точнаяРазработка алгоритма программы выполнена доцентом МГУ им. М.В.Ломоносова Ивановым И.Э ист.н.с. ИПМех РАН Крюковым И.А.18энерговклад на молекулу ξ, эВ/мол7P0=25 ТоррP0=75 Торр65432δξ100246810координата ударной волны X, смРис. 7. Зависимость удельного энерговклада на молекулу от X и P0 по моделиоднородного энерговклада (МОМЭ). δξ – погрешность модели.расшифровка газодинамических конфигураций взаимодействия разряда спадающей ударной волной. Показаны недостатки модели, связанные с ееслабой чувствительностью к зависимости коэффициента K от X и P0,завышенными значениями температуры.В третьем параграфе 5.3 показано, исходя из данных эксперимента,что зона энерговклада перед ударной волной структурирована всоответствии с неоднородностью свечения разряда, и следует использоватьуточненнуюмодель-неоднородногоподводаэнергии.Показанопреимущество модели МНОМЭ над моделью МОМЭ.

На основе моделиМНОМЭ получены зависимости плотности энерговклада (q), температуры(T) и полной энергии для разных элементов «плазменного листа» отпротяженности области локализации разряда (X) и начального давления(P0):⎧⎪(200 ± 100) кДж / м3qI = ⎨⎪⎩(600 ± 300) кДж / м 3при P0 = 25 Торрпри P0 = 75 Торр19⎧⎪( 163* exp( −0.17 * X [ см ]) − 17 ) кДж/м 3 при P0 = 25 ТоррqII = ⎨⎪⎩( 497 * exp( −0.14 * X [ см ]) − 69 ) кДж/м 3 при P0 = 75 ТоррTI = ( 8500 ± 3500 ) К при P0 = 25÷75 ТоррTII = ( 5840 * exp( −0.17 * X [ см ]) − 370 ) К при P0 = 25÷75 Торр.где qI и TI – плотность энерговклада и температура в яркой области нафронте ударной волны; qII и TII - плотность энерговклада и температура вдиффузном слое с равномерно распределенными в нем яркими каналами.Зависимостьудельногоэнерговкладаотпараметровэкспериментапредставлена на Рис.