СОДЕРЖАНИЕ
1. ВВЕДЕНИЕ.........................................................4
1.1.0 динамике и макроструктуре светоэрозионных сильноточных
излучающих плазмодинамических разрядов в газах....................4
1.2. О нелинейных радиационно-газодинамических эффектах взаимодействия ускоренных потоков излучающей плазмы с газовыми средами..........16
2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ УСЛОВИЯ И ДИАГНОСТИКА РАДИАЦИОННО-Г АЗОДИНАМИЧЕСКИХ ПРОЦЕССОВ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ ГИПЕРЗВУКОВЫХ ПОТОКОВ ИЗЛУЧАЮЩЕЙ ПЛАЗМЫ С ГАЗОВЫМИ И КОНДЕНСИРОВАННЫМИ СРЕДАМИ......................23
2.1. Экспериментальный электрофизический стенд и экспериментальные условия...........................................................23
2.2. Оптические методы исследования макроструктуры и динамики зоны взаимодействия ускоренных плазменных потоков с газовыми и конденсированными средами.........................................31
2.3. Экспериментальная технология, метрологическая поверка и юстировка диагностического оборудования для голографической интерферометрии, шлирен-регистрации плазмодинамических излучающих структур.........39
3. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ЭФФЕКТА ТУРБУЛЕНТНОЙ МОДИФИКАЦИИ ОПТИЧЕСКИХ ХАРАКТЕРИСТИК КОНТАКТНОЙ ГРАНИЦЫ «ПЛАЗМА - ХОЛОДНЫЙ ГАЗ»....................................49
3.1. Динамика и макроструктура зоны взаимодействия гиперзвуковых потоков излучающей плазмы сложного химического состава с газовыми средами.50
3.2. Эффект турбулентной модификации и радиационные процессы в зоне взаимодействия....................................................66
2
3.3. Динамика и ударно-волновая структура внутренней (плазменной) области взаимодействия ускоренного потока плазмы сложного химического состава с
газовой средой...............................................71
4. ИССЛЕДОВАНИЕ ПРОЦЕССОВ РАДИАЦИОННОГАЗОДИНАМИЧЕСКОГО ВОЗДЕЙСТВИЯ НА КОНДЕНСИРОВАНЫЕ СРЕДЫ.........................................................105
4.1. Сравнительный анализ результатов исследований радиационногазодинамического взаимодействия широкополосного некогерентного излучения с конденсированным средами......................105
4.2. Экспериментальное исследование радиационно-газодинамического взаимодействия широкополосного излучения ускоренных плазменных потоков с конденсированными средами в газах...............113
ВЫВОДЫ И ЗАКЛЮЧЕНИЕ...........................................127
СПИСОК ИСПОЛЬЗОВАННЫХ ИСТОЧНИКОВ..............................128
3
1. ВВЕДЕНИЕ
1.1. О динамике и макроструктуре светоэрозионных сильноточных излучающих плазмодинамических разрядов в газах
Сильноточные плазмодинамические излучающие разряды (СПДР). В настоящее время представляет большой научный и практический интерес разработка и создание мощных излучателей в видимой, ультрафиолетовой (УФ) и вакуумной ультрафиолетовой (ВУФ) областях спектра. Они необходимы для решения задач по созданию мощных лазеров видимого и ближнего УФ-диапазонов, полосы поглощения рабочих сред которых расположены в области ВУФ, а также при создании новых типов лазеров. Кроме того, такие источники применяются и для других целей - для исследования фотохимических реакций, процессов взаимодействия лучистых потоков большой мощности с конденсированными средами и др.
Наиболее общие требования, предъявляемые к этим источника связаны с возможностью достижения высоких яркостных температур (Гярк > 20000 К), получением больших размеров излучающей поверхности, обеспечением высоких КПД в требуемом спектральном диапазоне и формированием импульсов излучения с определенными временными параметрами. Эти задачи могут быть решены применением плазмодинамических сильноточных излучающих систем.
Низкотемпературная плотная плазма является мощным источником излучения в видимой, УФ и ВУФ-областях спектра. Наиболее распространенными методами получения плотной плазмы (Ые ~ 1017 - 1019 см-3) с температурой Те ~ 2 - 10 эВ в настоящее время являются: омический нагрев плазмы при протекании через нее больших импульсных токов и нагрев газа во фронте сильной ударном волны, создаваемой с помощью взрывчатых веществ.
Оптический нагрев плазмы наряду с преимуществами (управление длительностью и энергии разряда, возможность работы в импульсно-
периодическом режиме, технологичность) имеет и принципиальные ограничения. Для электрических разрядов характерен самосогласованный режим ввода энергии в среду, приводящие к ограничению плотности вводимом в канал электрической мощности (эффект «насыщения яркости» [1]), что связано с падением сопротивления плазмы при росте ее температуры. Кроме того возникают трудности при выводе коротковолнового излучения из зоны разряда, обусловленные экранировкой ВУФ излучения холодными слоями плазмы. Нетехнологичность источников излучения взрывного типа [2] сводит на нет их преимущество, заключающееся в ударно-волновом механизме нагрева плазмы, не имеющем прямых ограничений на уровне достижимых температур.
Можно сформулировать требования, предъявляемые к источникам излучения. Во-первых, ударно-волновой механизм нагрева плазмы; во-вторых, эффективный вывод жестких квантов из излучающей зоны; в-третьих, удобный способ накопления и ввода энергии.
Одним из возможных решений указанной задачи является применение магнито-плазменного компрессора (МПК) эрозионного типа. Здесь, запасенная в накопителе электрическая энергия посредством электромагнитного плазменного ускорителя переходит в кинетическую энергию высокоскоростного потока. Кинетическая энергия может различными способами переходить в тепловую энергию ударно-сжатой плазмы, что сопровождается излучением.
Конструктивно МПК выполняется в виде коаксиальных электродов, разделенных диэлектрической втулкой. Плазмообразующим веществом являются продукты эрозии электродов и абляции диэлектрической втулки. Ускорение плазмы осуществляется под действием пондеромоторных амперовых сил ^г^/Др> возникающих при взаимодействии радиальных компонент разрядного тока с азимутальной составляющей собственного магнитного поля В. Процесс ускорения плазмы сопровождается электромагнитной кумуляцией потока вдоль оси системы. В зоне компрессии плазменный поток удерживается магнитным
полем разряда. Для характерных значений энергий IV,о=10 кДж (С0 = 750 мкФ), вкладываемых в разряд, параметры плазмы для вакуумного МПК в зоне макси* мального сжатия составляют: Ме = 1019- Ю20 см“3 [3, 4], Те ~ 4 - 6 эВ [3, 4, 5]. С ростом энерговклада наблюдается стабилизация температуры плазмы за счет интенсивного радиационного охлаждения.
Рассмотрим основные типы плазмодинамических источников света на основе МПК разрядов.
Открытый вакуумный разряд. Результаты исследования этого типа разрядов представлены в работах [4 - 12]. Установлено, что примерно 70 - 90% всей излучаемой разрядом энергии приходится на вакуумную УФ область спектра, что обусловлено фоторекомбинационным континуумом характерных групп ионов, определяющих состав электроразрядной плазмы.
Максимальная яркостная температура излучения разряда достигается в далекой ВУФ- области спектра (Ьу>30 эВ). Экспериментально реализованы режимы разряда МПК с яркостной температурой в области Ьу=25-65 эВ на уровне шесть эВ [8,12]. Достижение высоких яркостных температур разряда в ВУФ области спектра определяются не столько механизмом нагрева плазмы в зоне компрессии, сколько способом вывода коротковолнового излучения из горячей излучающей зоны разряда. Эффективный вывод коротковолновых квантов из разряда обеспечивается тем, что среднемассовые скорости излучающей плазмы у2 намного превышают тепловые скорости с которыми осуществляется радиальное расширение струи [13] и оптически плотный слом не образуется.
Радиально ограниченный разряд. В работах [14 - 16] наблюдалось существенное (в 2 раза) увеличение выхода УФ излучения при радиальном ограничении зоны компрессии плазменного потока прозрачными цилиндрическими стенками. Стенка ограничивает радиальное расширение в вакуум не проходящей через зону компрессии периферийной плазмы и позволяет не уменьшая коэффициент использования вещества увеличить плотность экранирующего слоя
6
и создать условия и эффективной экранировки и переизлучения далекого ВУФ-излучения. Кроме того, происходит дополнительная газодинамическая фокусировка потока за областью компрессии, возникающей в результате отражения от стенок расширяющейся из зоны фокуса плазменной струи, что приводит к увеличению эффективной излучающей длины разряда.
Выше упоминалось, что наиболее ярко преимущества этого типа источников излучения проявляются в устройствах, где кинетическая энергия потока в результате вязкой диссипации переходит в тепловую энергию ударно сжатой плазмы и излучается с высокой эффективностью, достигающей, как следует из теоретических [17] и экспериментальных [18] работ 90%.
Такой способ получения излучения имеет следующие преимущества. Тер-мализация направленной кинетической энергии и нагрев плазмы осуществляется вне энергетического контура МПК. В результате снимаются ограничения на уровень удельного энерговклада в плазму', присущий омическому нагреву. Температура плазмы ограничена не электрической мощностью, рассеиваемой на омическом сопротивлении разряда, а величиной направленной скорости плазменного потока. Кроме того, динамические характеристики импульса излучения определяются временным профилем гидродинамического потока энергии струп в зоне торможения и могут существенно отличаться от характерных времен разряда КЬС-контура. Еще одно преимущество ударно-волнового нагрева плазмы заключается в возможности эффективного управления эмиссионным спектром плазмы. Это связано с сильной зависимостью термодинамических параметров плазмы в зоне торможения от газодинамических параметров набегающего потока. Дополнительная возможность управления спектром излучения связана с варьированием химическим составом набегающего потока.
Разряд с осевым ограничением. Отмеченные выше преимущества реализуются в разряде с осевым ограничением при ударном взаимодействии плазменного потока с преградой в вакууме изучавшегося в [16, 19, 20]. Показано,
что образующийся при торможении слон ударно сжатом плазмы является источником мощного непрерывного излучения с яркостной температурой 23*103 К в видимой и 25*103 К в ближней УФ области спектра (И/о=9,4 кДж), расстояние от среза МПК до преграды 150 мм). Яркостная температура ударно сжатой плазмы вВУФ области спектра (йу = 12-70 эВ), измеренные открытыми ионизационными камерами, составили - 32*103 - 39-103 К; полная энергия излучения ударно сжатого слоя в радиальном направлении —300 Дж.
Локализованный плазмодинамический разряд. В таком типе разряда осуществляется одновременно радиальное и осевое ограничение. В [21] показано, что импульс излучения разряда представляет собой суперпозицию импульсов излучения двух зон - зоны МГД - компрессии и зоны ударно сжатой плазмы. При соответствующем выборе энергетического режима и соответствующей организации процесса локализованный разряд позволяет формировать импульсы различной заданной формы и длительности, Достигнутые яркостные температуры разряда в видимой и ближней УФ областях спектра составляют 17*103 -20 103 К соответственно.
Кумулятивный плазмодинамический разряд. Наиболее полно особенности ударного нагрева плазмы реализуются в кумулятивном плазмодинамическом разряде, основанном на ударном взаимодействии и кумуляции встречно направленных плазменных потоков [14, 21 - 25]. В этом случае динамические параметры светового импульса определяются временным профилем гидродинамического потока энергии плазменных струй в зоне взаимодействия [22] и слабо зависят от параметров разрядного контура. В этих экспериментах яркостная температура излучения в ближней УФ области составляет - 20-103 К (\Уое=6,5 кДж) при полном (в области прозрачности кварца световой выход -43% от запасаемой энергии, причем -50-60% излучаемой энергии приходится на ближний ультрафиолет. С увеличением энерговклада относительный световом выход ос-
тается примерно постоянный, а доля УФ-излучения в суммарном спектре увеличивается [23].
Торможение плазменных потоков может происходить на газовой преграде если разряд МПК происходит в среде. Так как этот тип разряда представляет для нас наибольший интерес рассмотрим его подробней.
Плазмодинамические разряды в газах. Нагрев плазмы можно осуществлять в результате термализации кинетической энергии плазменных потоков при их ударном взаимодействии с газовой средой, выполняющей функцию преграды. При развитии разряди МПК в газовой среде картина радиационногазодинамических процессов существенно изменяется по сравнению с разрядом МПК в вакууме.
Для разряда МПК в газовой среде наблюдается образование в окружающем пространстве интенсивно излучающих ударно-волновых структур. Зона ударного торможения высокоскоростного плазменного потока в плотном газе имеет структуру описанную в работе [26]. В газ с начальной плотностью рго втекает плазменный поток с плотностью рШ1.0 и скоростью упл.о, структура зоны ударного торможения, в этом случае, имеет вид показанный на рис. 1.1. Параметры плазмы в областях 1 и 2 и газа в областях 3 и 4 связаны между собой соотношением Ренкина-Гюгонио для ударных волн. Здесь есть противоречие. Из дальнейшего ясно, что ударно сжатая плазма является мощным источником излучения, согласно экспериментальным данным [5, 27, 28] в излучение уходит 50% и больше от энергии плазменной струи. Поэтому параметры областей I и 2 нельзя связывать уравнениями Ренкина-Гюгонио, которые справедливы при выполнении закона сохранения. На этой ударной волне (так называемой «ударной волне с высвечиванием» [29]) справедливы только законы сохранения потока массы и импульса.
В [29] для таких воли получено следующее соотношение связующее параметры по обе стороны УВ:
Рпл.1 _ ^itn.l _ Proi.l^nn.O Рпл.О ^пл.О RTml
это для случая если скорость УВ много больше скорости звука в покоящемся газе и при условии, что высвечивание значительно, что сопровождается заметным уменьшением температуры за УВ по сравнению с равновесным значением (в формуле R - универсальная газовая постоянная; - атомный вес в зоне ударно сжатой плазмы).
Вернемся к работе [5]. Полученные здесь выражения для параметров газа и плазмы во всех зонах, выраженные через параметры в невозмущенном газе (рго, pw, Тто) и параметры набегающего плазменного
потока ((Рпл.О И Vfm.o) в приближении СИЛЬНОЙ УВ (РпяЛ » Рпл.О И рг.1 » Рг.о) дают удовлетворительное согласие с экспериментом [30]. Поэтому их можно использовать для приближенных оценок.
Основываясь на экспериментальных данных параметры набегающего плазменного потока выражены через энергомощностные характеристики разрядного контура:
1 ; \,с=к. ( Г° 1
V^MTDC ^ХМПК /
где W0 - электрическая энергия, запасенная в конденсаторах; Тмпк -характерное время разряда в МНК; кр, К - постоянные размерные коэффициенты; 1 и m - положительные безразмерные показатели, определяемые свойствами плазмообразующих веществ.
При анализе динамики энергобаланса выделяются два характерных режима течения в зависимости от начальных параметров процесса. Если плотность плазменного потока существенно ниже начальной плотности газа (рпл.о <<: Pro) реализуется режим торможения. В этой случае 70 - 90% кинетической энергии плазменного потока переходит во внутреннюю энергию ударно сжатой плазмы. Очевидно, что это и предельное значение светового КПД такого излучателя.
10
Рис 1.1 Газодинамическая структура зоны ударного торможения плазменного потока в плотном газе в одномерном рассмотрении.
Рис. 1.2 Тенеграмма линейно-стабилизированного поверхностного разряд
Основная доля излучения идет из зоны ударно сжатой плазмы. Если р^.о >рго реализуется режим разгона ударной волны наиболее эффеюгивный при р^о = рго. В этом случае КПД передачи кинетической энергии плазменного потока в энергию ударно сжатого газа максимален и достигает 50%.
В [75] был выполнен численный расчет разряда МПК в гелии. По данным этой работы разряд в газах формируется следующим образом. После пробоя межэлектродного промежутка вдоль поверхности диэлектрика растет энергосодержание возникшей плазмы и происходит оттеснение газа от диэлектрика с образованием УВ. Когда граница плазменного образования отходит от диэлектрика на расстояние порядка 0,3 - 0,5 диаметра анода, в слитной к оси области образуется зона высокоскоростного плазменного потека. Если до этого времени ток разряда протекал по поверхности раздела плазма - газ (существовала плазменная токовая оболочка толкавшая газ), то в дальнейшем 50 - 80% тока разряда замыкается в зоне ускорения у диэлектрика. Разряд напоминает вакуумный режим работы усорителя эрозионного типа.
Торможение радиально-неоднородного потока на деформируемой газовой преграде носит существенно двумерный характер: образуется коническая ударная волна во фонте которой увеличивается давление, температура, магнитное поле. Пройдя эту УВ поток приобретает радиальную составляющую скорости в 2-5 раз превышающую начальную. Это приводит к значительному повышению эффективности кумуляции на оси по сравнению с вакуумным МПК: в зоне компрессии срабатывается практически весь скоростной напор вместо 20-40% в вакуумном разряде, температура в плазменном фокусе повышается в 2-3 раза, растет излучение из фокуса. В зоне торможения со сжатием массы потока растут магнитные поля, и вокруг зоны ударно сжатой эрозионной плазмы образуются замкнутые токовые нити (петли). Со стороны эрозионной плазмы на газ действует суммарное давление равное напору потока, что согласуется с представлением плазменного поршня рассмотренной выше работы [75].