Лазерно-инициированный СВЧ разряд в сверхзвуковом потоке воздуха тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.21, кандидат наук Хоронжук, Роман Сергеевич

• Хоронжук, Роман Сергеевич
• кандидат наук
• 2015

Оглавление диссертации кандидат наук Хоронжук, Роман Сергеевич

Оглавление

Введение

1 Глава 1 Современное состояние основных направлений плазменной аэродинамики

1.1 Безэлектродный разряд СВЧ диапазона в покоящемся газе

1.1.1 Электродинамическая модель эволюции СВЧ стримера

1.2 Лазерный разряд в газах

1.3 Основные явления происходящие при вложении ЭМ энергии в сверхзвуковые потоки

1.4 Обзор взаимодействия тепловых следов плазменных образований и ударными волнами

2 Глава 2. Лазерно-инициированный микроволновый пробой

2.1 Описание экспериментального стенда плазменной аэродинамики

2.2 Лазерный пробой в газе

2.3 Эффективность вложения лазера пикосекундного диапазона

2.4 Лазерная инициация СВЧ разряда

2.5 Увеличение длинны СВЧ разряда

2.6 Спектральные исследования

3 Глава 3. Приложения к газодинамическим объектам

3.1 Результат взаимодействия самостоятельного СВЧ разряда с ударной волной

3.2 Результат взаимодействия лазерных разрядов (одиночного и двойного) с ударной волной

3.3 Воздействие на поток лазерно-инициированных СВЧ импульсов

Я-

шт I 1 1 III! П 1П I ■■ ■ III I II I ■ I ■ II I I III»! И ■■ II шп ■■ II ■!■■ ■ 1Г1ШШ III ВШИ

3

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Лазерно-инициированный СВЧ разряд в сверхзвуковом потоке воздуха»

Введение

Работы по использованию электромагнитных разрядов в различных приложениях газо- и аэродинамики ведутся достаточно давно. Исследования включают изучения методов и последствий вклада энергии в поток газа посредством лазерного, СВЧ, барьерного и поверхностного разрядов [1-8]. Объектами исследования являются эффекты изменения параметров обтекания тел, степень турбулизации зоны отрыва за счет влияния на пограничный слой. Важной задачей является исследования воздействия вложений ЭМ энергии в сверхзвуковой поток на головную ударную волну у сверх и гиперхзвуковых аппаратов. К таким исследованиям необходимо отнести работы группы ученыхпод руководством академика В.А. Левина по отрыву ламинарного [9] и турбулентного [10] сверхзвукового пограничного слоя, при энерговложениях в виде электрического разряда, а так же работы по влиянию на обтекание аэродинамических тел [11]. Вопросы применения в аэродинамике тлеющего [12], лазерного [13], и прочих [14] освещены в работах коллектива под руководством академика В. Фомина

Особый интерес к управлению сверхзвуковыми потоками путем вложения СВЧ и лазерной энергии подчеркивается совместными экспериментально -расчетными работами проводимыми ОИВТ РАН(В. Бровкина, Ю. Колесниченко), университете Ратгерса (проф. Д. Кнайта) и вычислительного центра РАН ( О. Азаровой), [6],[15-18].

Вышеперечисленные исследования относятся к тепловому типу воздействия на поток, электромагнитные разряды при этом служат лишь источником нагрева. Другой способ воздействия - применение магнитогидродинамических эффектов подробно рассмотренных в работах исследователей ОИВТ РАЩнапример, А.Бочарова [19]) и ФТИ имени Иоффе (С.В Бобашев. например, [20] [21]).

3

и

i ■■ ■

■ ■

i II

mi

[Ш

Достоинствами всех перечисленных методов управления обтеканием являются: отсутствие необходимости использования механических частей летательного аппарата для воздействия на обтекающий на поток, малая инерционность, полностью электронное управление процессом. Значительное разнообразие видов электромагнитных разрядов принципиально позволяет производить энерговложения в поток в огромном диапазоне временных и пространственных параметров.

Данная работа посвящена исследованию возможности реализации лазерно-инициированного микроволнового разряда в сверхзвуковом потоке воздуха и его использовании для задачи изменения обтекания тела. Данный вид разряда может быть реализован с применением хорошо освоенных СВЧ генераторов с диапазоном импульсной выходной мощности 100-200 киловатт и наличие широкого класса твердотельных лазеров, позволяющих достичь пробойной напряженности поля в газе для важного на практике диапазона давлений (40-760Торр). Лучевой характер вложения энергии позволяет получать необходимые разряды на удалении от летательного аппарата, с возможностью локализации энерговложения во времени и пространстве. Важной особенностью комбинированного разряда является возможность получения микроволнового вложения энергии в поток с наиболее оптимальной для аэродинамических приложений пространственной формой.

Все перечисленные моменты делают исследование комбинированного лазерно-микроволнового разряда в сверхзвуковом потоке воздуха интересной и актуальной задачей.

4

н1 | ] в1 , , 11111111 ■ iii 1с i iii ii i нши 11« 11(111 i 1п1 iii 11111111

Задачи

Целью работы является исследование способов реализации и условий возникновения лазерно-инициированного вложения в сверхзвуковой поток газа (воздуха) и эффектов связанных с аэродинамическими приложениями этих вложений. Эти исследования должны включать оценки эффективности влияния энерговклада комбинированного разряда на ударно-волновые структуры и обтекание тела в сверхзвуковом потоке, нахождение оптимальных параметров разряда для достижения наибольшего аэродинамического эффекта.

Основные результаты

Работа содержит новые результаты, среди которых можно выделить следующие наиболее важные:

- В сверхзвуковом потоке воздуха подтверждается снижение порога для СВЧ разряда при лазерной инициации.

- В сверхзвуковом потоке газа возможна реализация оптического пробоя с частотами недоступными для покоящегося газа.

- СВЧ разряд может позиционироваться в пространстве тепловым следом лазерной искры.

- Для инициации СВЧ разряда лазерной искрой целесообразно применение лазерных импульсов с минимально достаточной для получения оптического пробоя энергией, при минимальной длительности

- Экспериментально подтверждено развитие вторичной волны ионизации между СВЧ плазмоидами при их инициации двумя последовательными лазерными искрами. Обнаруженный эффект снимает ограничения протяженности СВЧ разряда величиной в 2/3 длинны волны..

Результаты работы имеют практическую ценность, так как могут использоваться в приложениях плазменной аэродинамики для снижения лобового

5

*П111НВ1Н111П)1 тшт% и гмшшш ашчя мг ттшш шитвн ян я гш»«! ■ 111 ■ ■■ I IИНШИИМЯ■ ■ 11 Ш (I

сопротивления и создания управляющих моментов летательными аппаратами на сверх и гиперзвуковых скоростях.

Достоверность

Основные результаты работы были опубликованы в двух периодических изданиях индексируемых базой данных Scopus

1. Mashek I.C., Lashkov V.A., Khoronzhuk R.S., Potapenko D.P., and Brovkin V.G. Microwave energy deposition in supersonic flows on laser-initiated dipole structures // AIAA-2014-0487.

2. Khoronzhuk R.S., Karpenko A.G., Lashkov V.A., Potapenko D.P., and Mashek I.C. Microwave discharge initiated by double laser spark in supersonic airflow. // J. Plasma Physics, Vol. 81, No. 03, June 2015

и сделано 10 докладов на Российских и международных конференциях: всероссийская конференция «Физика низкотемпературной плазмы », Петрозаводск, 2011, JointErcoftac/PlasmaaeroWorkshop 2012, Toulouse, workshop "Thermochemical processes in plasma aerodynamics". St.Petersburg, 2012,5th European conference for aeronautic and space sciences 2013, Munich, 13th International Workshop on Magneto-Plasma Aerodynamics, Moscow, 2014, The American Institute of Aeronautics and Astronautics Aerospace Sciences Meeting 2014, Maryland, 6th European conference for aeronautics and space sciences, Krakow, 2015, the 15th International Symposium on Flow Visualization, Minsk, 2012.

I ■ in || II ■ II »III II ■ ! ШИШИ !■!!■■■ ■■■■■■ i I ■■

1 Глава 1 Современное состояние основных направлений плазменной аэродинамики.

1.1 Безэлектродный разряд СВЧдиапазона в покоящемся газе

Особенности пробоя газа излучением СВЧ диапазона достаточно подробно описаны в работе [22]. В соответствии с этими работами для СВЧ диапазона характерна малость амплитуды колебаний электрона по сравнению с размерами разрядного объема. По этой причине электроны и ионы в своем движении под действием поля не касаются стенок, поле не толкает энергичные частицы к поверхностям области разряда, эмиссионные процессы роли не играют. Электронная лавина локализована, т. е. в каждом месте развивается независимо, обособленно. Например [22], для типичной СВЧ длины волны А = 10см, f =3 ГГц, а) = 1,9 • Ю10с-1 в характерном для пробоя при Р « 1 Topp поле Е0 = 500 В / см

вЕ

амплитуда колебаний свободных электронов а = ~ = 2,5 * 10~3см. Она гораздо меньше размеров сосудов, которые порядка длины волны.

Зависимость порогового поля от давления имеет минимум (Рис 1). На левой ветви, где порог падает с ростом давления, он тем ниже, чем больше размеры разрядного объема и чем меньше частота поля. То же относится и к самой величине минимума. На меньших частотах минимум располагается при более низких давлениях. На правой ветви, где порог растет с повышением давления, зависимость порогового поля от размеров и частоты становится все менее заметной и в пределе больших давлений почти совсем исчезает: все кривые асимптотически сливаются

с т-рв % хшшт ш я т?т Р I ПШШЙШЖ ШШ ШШ1В ftt Ш I

Е, В/см

Рис 1 Пороги пробоя атмосферного воздуха СВЧ-излучением частотой 9.4 ГГц. Л- параметр, в несколько раз меньший сосуда в котором происходит пробой 1221.

Плотность электронов как функция координат и времени подчиняется уравнению диффузии объемными источниками [22]:

д-^ = ОАпе + ^ - уа)пе (1) где О - коэффициент диффузии

Частоты ионизации V, и прилипания газа зависят от энергетического спектра электронов, который устанавливается в поле, и, в предположении о квазистационарном характере спектра, определяются величиной поля -среднеквадратичной Е или амплитудой Е0. Коэффициент диффузии электронов (свободной, ибо последних мало) также усредняется по спектру, но он от поля зависит слабее. Этой зависимостью можно пренебречь по сравнению с V, (е) , уа (Е)

При условии того, что однородно в пространстве, так что частоты v,. va не зависят от точки. Усреднение формулы 1 по объему, дает уравнение для средней плотности или, что то же самое, для полного числа электронов Ne в разрядном объеме [22]:

dNJdi = {yi-va-vd)N-e (2)

vd =D/A2

где vd - частота диффузионных потерь электронов.

Dwi/p - коэффициент диффузии

Л - длинна диффузии

Это уравнение описывает кинетику ионизации газа.

Если внешнее поле включается быстро по сравнению с характерными временами размножения и остается постоянным в течение времени развития лавины. Под такое ограничение подпадают не только стационарные, но и не слишком кратковременные импульсы поля (с достаточно крутым фронтом нарастания). В этом предположении v,.(0 , va{t) = const после момента / = О включения поля и уравнение 2 имеет экспоненциальное решение, характерное для лавинообразного процесса [22]:

К = N„ exp[(v, - vd)t] = Ne0 exp(t/в) (3)

Здесь в - постоянная времени лавины, Ne0 - число затравочных электронов,

которые начинают лавину. В опытах с короткими импульсами, когда вероятность попадания

электрона в область действия поля в нужный момент невелика, пробой затрудняется, и для инициирования лавины приходится искусственно впрыскивать небольшое количество электронов.

iiiMniiniiiiiirii! ииитя! murium н i i eeiiiiiiiieiii i ii i ii i пнищ ■ iiiiiee iiiii i ill IIIII i i IHIIIPHIII

Согласно соотношению 3 лавина развивается при условии, v, - va -vd> 0 которое выполняется, если поле превышает пороговую величину Е, , определяемую стационарным критерием пробоя [22]:

v№) = v<+va{E,) (4)

В грубом приближении положение минимума пороговой кривой Е,(р) можно установить на основании того условия, которое в какой-то мере разграничивает предельные случаи низких и высоких давлений, когда v2nl «со1 и v2 »со2 соответственно. Это условие заключается в равенстве по порядку величины частот столкновений и поля: vm ~ со . Частота, при которой порог минимален, пропорциональна давлению газа. Этот результат качественно подтверждается опытом. В СВЧ диапазоне газы легче всего пробиваются при давлениях порядка единиц-десятков Topp (в оптическом - при десятках и сотнях атмосфер).

При низких давлениях пороги пробоя газа определяются главным образом диффузией. Так как пороговые поля велики электрон при наборе энергии быстро проскакивает "опасную" энергетическую зону между потенциалами возбуждения и ионизации, возбуждая атомы с малой вероятностью. При высоких давлениях диффузия происходит медленно и порог в основном определяется потерями энергии. Скорость неупругих столкновений, как и упругих, пропорциональна давлению. При условии компенсации энергетических потерь полем следует что при у2 «со1 средняя энергия электронов есть функция Elp. Чтобы ионизация была эффективной, средняя энергия электронов не должна быть слишком малой по сравнению с потенциалом ионизации, что в какой-то мере фиксирует величину Elp. В этих условиях пороговое поле не зависит от а, если со2 «v2m, и в рамках приближения не зависит от Л, как в случае чисто упругих потерь. Для СВЧ пробоя молекулярных газов требуются более высокие поля, чем для атомарных, так как электрону приходится затрачивать много энергии на возбуждение колебательных

и более низко лежащих в молекулах электронных уровней, и это тормозит набор

10

энергии в поле. В электроотрицательных газах пороги также высокие, поскольку существуют дополнительные потери электронов на прилипание [22].

1.1.1 Электродинамическая модель эволюции СВЧ стримера

Все вышесказанное относится к первому этапу развития СВЧ разряда -электронной лавине. Наиболее полная картина представлена в работах [23-26] описывается электродинамической моделью эволюции СВЧ стримера.

Стример рассматривается как две бегущие в противоположных направлениях вдоль внешнего поля волны ионизации [24] Внешнее поле равномерное, плоскополяризованное. Объемные заряды возникают в результате колебаний электронов относительно неподвижных (на периоде) ионов. Заряды сосредоточены на фронтах волн ионизации.

Исходные уравнения для численного моделирования:

Е = Е0 + Яд + + £/

Е0 - внешнее электрическое поле, Е^ -поле некомпенсированных объемных зарядов, Я/ токовая составляющая.

р± - амплитуда плотности избыточного заряда в объеме У± (г ^ ® ,

< О V '

гг л ехр(1'/с5) , со

О (5) = —-—, к, = —, с- скорость света,

Iк

Е, =

1 4пе0с

Связь амплитуды полного объемного заряда, дипольного момента плазмоида и амплитуды плотности тока:

(?± = / ±а¥р±(-^ = ±11 тьу.

<* = [ мгр(г) = -( мк?)

Согласно численным расчетам [24] распределение поля в соединяющем головки стримера канале квазиоднородно, что справедливо при [26]:

<т,с( кгсН)2

Л/ =-4-<1

Где гс}1- эффективный радиус канала, с*с средняя безразмерная проводимость в центре стримера.

Тогда выражения для электрических полей примут вид:

тЮсЛ^ 12т1!у^гр±(Р)с(\г-Р\)

¡у±с1У'р±(г)

Ап =

а*сгс11

1<2

% = (0,0, Е1х), Е1 = Ф,(г) = [ с1У'/е(?)С(Ю.

1-IV пг^ь J

/е(Г) =

сН

Ауг) Ыес

Л, и Лд - электродинамический и электростатический параметры, характеризующие влияние на внешнее поле поляризации плазмы и протекающего по плазменному каналу тока. Ч* - формфактор.

Согласно рассматриваемой модели развитие электронной лавины приводит к образованию квазисферического плазмоида (стадия 1, [24]). Этот процесс продолжается пока плазменное облако прозрачно для падающего СВЧ излучения. (|е — 1| « 1, гдег-диэлектрическая проницаемость плазмы). Основные процессы при этом - ударная ионизация во внешнем электростатическом поле, прилипание, диффузия.

При достижении плотности электронов, соответствующей условию — 1| ~ 1, значительное влияние начинают оказывать объемные заряды. Наведенное ими поле

12

■ |ГГ| II ||||'| 1"»Г!»"1Р««1! ''ГИ I !ОТ»Г11' * ЯШ11Ж И ■ ■ * ШЯ1ШЯ ШЯЯЯШШШШ III ШШII11111С ■НИИ

в полярных областях плазмоида усиливает внешнее поле Е0, в следствие чего волны ионизации распространяющиеся вдоль вектора Е0 имеют большую скорость чем в нормальном к Е0направлении. Соответственно плазмоид вытягивается вдоль вектора внешнего электростатического поля (стадия 2, «электростатическая», [24]). При дальнейшем увеличении объёмных зарядов и размера плазмоида поле протекающих токов компенсирует поле зарядов (стадия 3, «электродинамическая»), что является причиной остановки роста плазмоида до размеров ^/д Д. На этом рост плазмоида прекращается, наступает квазиравновесие процессов ионизации и рекомбинации, а такие параметры как поглощаемая мощность становятся квазистационарными функциями (стадия 4, «квазистационарная») [27].

Как было отмечено выше, целью данной диссертационной работы является исследование теплового влияния разрядов на аэро- и газо-динамические процессы, поэтому вопрос перехода СВЧ энергии в Джоулево тепло газа является одним из основных вопросов наряду с формой этого вложения. Рассмотрим СВЧ импульс достаточно длительный по сравнению с временем развития электронной лавины, но все-же ограниченный во времени. Тогда описанная выше модель развития СВЧ разряда позволяет сделать вывод о том, что первые две стадии длятся постоянное для данных условий (плотность газа, частота и амплитуда СВЧ поля и т.д.) время, а третья(квазистационарная) - в зависимости от длительности СВЧ импульса. И, поскольку поглощаемая мощность стационарна во времени, то и Джоулево тепло переданное газу пропорционально длительности СВЧ импульса после прекращения роста плазмоида. Это чрезвычайно важный вывод, поскольку он может предоставить способ дозировки вложения СВЧ энергии в газ путем контроля длительности СВЧ импульса.

1.2 Оптический пробой в газах

Для пробоя газов на оптических частотах требуются поля в световой волне напряженностью 10б -101 В/см [22], что недостижимо без помощи лазеров.

Перетяжка каустики светового луча при пренебрежении абберационными эффектами определяется как d = fв. Где / -фокусное расстояние линзы, в- угол

расходимости исходного пучка света. Напряженность поля Е = , где 5 -

плотность потока энергии [22] [28].

Порог оптического пробоя имеет минимум, как и при пробое полем СВЧ диапазона. Но минимумы лежат не при 1-10 тор, а при сотнях атмосфер. Положение минимума приближенно удовлетворяет тому же соотношению ут~ со. Причина существования минимума та же, что и в СВЧ поле: при ут ~ со максимальна (как функция р) скорость набора энергии электроном в поле данной частоты.

Е, В/см 2

101 102 103

р, атм

Рис 2 Пороги пробоя излучением рубинового лазера(50нс, 0.1мм фокус) для различных давлений [22].

Для гигантского импульса рубинового лазера при радиусе кружка фокусировки 10"2см пороговая интенсивность составляет « 101[Вт/см'2, а поле Е, «6-106В/см. Порог пробоя неочищенного воздуха сфокусированным излучением С02-лазера -

примерно 2-109Вт/см2 , очищенного от пыли - не менее Ю10Вт/см2 [22]. Мельчайшие пылинки, присутствующие в атмосфере, в высшей степени облегчают пробой излучением С02 -лазера, тогда как в случае неодимового и в особенности рубинового влияние пыли незначительно. Причина такого различия состоит в том, что более коротковолновое лазерное излучение при взаимодействии с газом может само создавать электроны, необходимые для начала лавины. Длинноволновое излучение С02 -лазера в чистом газе этого сделать не может.

Соответственно существует два механизма ионизации газа под действием интенсивного светового излучения [22]. Один из них - развитие электронной лавины, по своей природе не отличается от того, что происходит при пробое во всех других полях. Имеются лишь различия в деталях механизма приобретения энергии электронами от поля, связанные с квантовым характером светового поля. Второй механизм ионизации характерен именно для световых частот, он имеет квантовую природу. Электроны могут отрываться от атомов в результате много фотонного эффекта, т.е. при одновременном поглощении сразу нескольких фотонов. Одноквантовый фотоэффект невозможен в случае частот видимого диапазона, так как потенциалы ионизации атомов в несколько раз превышают энергии квантов. Так, например, для рубинового лазера Па> = 1.78эВ, а потенциал ионизации аргона 1М = 15.8э5, т. е. для отрыва электрона требуется девять квантов. Многофотонные процессы маловероятны, но скорость их очень резко повышается при увеличении интенсивности света. В случае наносекундных (и более длительных) лазерных импульсов при давлениях выше десятых долей атмосферы всегда происходит лавинная ионизация. Скорость ее оказывается достаточной для пробоя газа при таких полях, которые еще недостаточны для интенсивной многофотонной ионизации. Последняя, однако, играет важную роль, обеспечивая появление первых, затравочных электронов, необходимых для начала лавины. Попадание случайного электрона в маленькую область фокуса в момент кратковременного импульса маловероятно. Возбуждение атомов ударами электронов оказывает тормозящее действие на развитие лавины, так как электрон теряет свою энергию и

15

I ■! I тнмптшмяпп IIII *1Г№ I >■ I (I VIIIII лг » м им > ■ м> чип 1 • I ригпнр ии-пм» .....................«■ пш 1ВИР»и

вынужден снова и снова ее набирать, прежде чем ему удастся проскочить зону возбуждения и достичь потенциала ионизации. Так происходит во всех полях, кроме светового. В световом поле, когда энергия кванта велика, может оказаться достаточным небольшого числа квантов, чтобы путем многофотонных процессов вырвать электрон из возбужденного атома. В этом случае возбуждение даже ускоряет развитие лавины, так как электрону достаточно достичь потенциала возбуждения, а не ионизации. Например, в аргоне потенциал первого возбужденного состояния Е'Лг =11.5эВ. Для отрыва электрона от возбужденного атома нужна энергия 4,3 эВ, т. е. требуется одновременное поглощение трех квантов рубинового лазера или четырех квантов первой гармоники неодимового ( Ьсо = \Л1эВ).

В случае коротких импульсов поле, которое определяется стационарным критерием пробоя (4), может оказаться недостаточно для заметной ионизации газа. Если за время импульса родится два-три поколения электронов, это еще нельзя будет квалифицировать как пробой. Ионизация должна достичь заметной величины так как пробой связывается с появлением видимой вспышки. Вспышка и пробой соответствуют появлению приблизительною13 электронов. Если принять что лавина зарождается одним электроном, то при пробое за время импульса рождается \%21013« 43 поколения электронов.

Поле должно быть достаточно сильным для того, чтобы постоянная времени лавины в была 1п1013«30 раз короче длительности импульса /,иЗ-10"8с, т. е. в«1нс. В этих условиях пороговое поле должно определяться из условия, что за время действия поля t^ лавина, начавшаяся с /У0 электронов, успевает достичь величины А/", [22]:

/,/в{Е,) = {у, - = ВД /М0) (5)

Выражение 5 определяет величину нестационарного критерия пробоя газа.

16

■и киши

II п

III I ГII

III!

II I ЦП I П1П III 1111111111II ■ ИИИВРИШ

Необходимо отметить что пороговое поле соответствующее данному критерию слабо зависит от величины лг,/лг0 . При расчетах можно положить ¿,/#«30 . Нестационарный критерий обобщает стационарный и сводится к нему при . В случае же чрезвычайно коротких импульсов порог оказывается очень высоким и роль потерь электронов становится несущественной: уа,уа «V,.. Нестационарный критерий еще сильнее обостряет пороговый характер пробоя. При уменьшении частоты ионизации у. вдвое, для чего требуется небольшое уменьшение поля, вместо 43 родится только 21 поколение, т. е. электронов появится на 6-7 порядков меньше.

При небольшой надпороговой мощности для получения пробоя лазерное излучение приходится фокусировать короткофокусной линзой.

В случае мощного лазера интенсивности хватает на то, чтобы пробить воздух на большой длине вдоль каустики длиннофокусной линзы. Так получают протяженный оптического пробой - длинную искру.

Значительное поглощение энергии "каскадным" типом пробоя начинается в момент образования "затравочных" электронов. Далее быстро растет электронная плотность, затравочная плазма становится оптически толстой и поглощает практически всю падающую энергию из последующей порции лазерного импульса.

"Порогом пробоя" по аналогии с [28] обозначим величину лазерного импульса, при котором 50% лазерных импульсов вызывают пробой. Так как процесс поглощения энергии начинается по достижении порога пробоя, то передняя кромка импульса передается сквозь фокальную область без изменений. Соответственно для мощных лазерных импульсов доля поглощенной энергии растет, а прошедшей, соответственно, падает. Таким образом процессы поглощения лазерного излучения в газе можно разделить на три области [28] Рис 3:

1) при энергии ниже пороговой, через область каустики фокусирующей системы проходит вся энергия без поглощения.

17

' III 1ЖЖТИЖ 1Ш1 «II ■■•>■ ■ I III ..........а I В 1 В I IВ Ш р И1 Ш I ЯШ Ж ЯШШ ■■ I Ш Я В М Г Я« » В Ч II III '¡1111111111|1|| ШШ СЮ1* Я1 1Я1Г т II1111В III шт

2) при энергиях порядка пороговой, пробой инициируется частью импульсов, поглощается часть импульсов.

3) при энергиях превышающих пороговую, пробой вызывается практически всеми импульсами, соответственно происходит значительное поглощение энергии.

ф

V) 3 CL

>

О) ь—

Ф

С ф

-О ф

Е

СО

с ш

60

40

20

Nd:YAG (1064 nm) Laser-Induced Breakdown in Air

no breakdown

t i у* . .

breakdown

(a)

10

20

30

40

50

60

70

80

incident energy (mj/pulse) Рис 3 Поглощение энергии при оптическом пробое. [28]

При увеличении энергии импульса поглощение продолжает возрастать и при определенной энергии наблюдается слабо выраженный максимум поглощения, наступает "насыщение" плазмы. Дальнейшее вложение энергии в плазму идет на ее увеличение в размерах вместе с ростом температуры или плотности.

Если падающая энергия больше, чем порог пробоя, тогда пробой может начаться до того, как импульс достигает фокальной плоскости. При большой падающей энергии "затравочная" плазма движется от фокальной плоскости в сторону источника (лазерное горение), если энергия менее порога пробоя, но все же в области, где пробой возможен, то затравочная плазма остается в фокальной точке.

Temporal Laser Pulse Profiles

2.5г—i—|—r—J—г

2.0 -

Рис 4. Развертка во времени поглощения энергии при лазерном пробое [28].

breakdown threshold

1.3 Основные явления происходящие при вложении ЭМ энергии в сверхзвуковые

потоки.

Как показано в предыдущей главе, СВЧ и лазерный пробой имеют сходную физическую природу, однако наиболее выгодные условия для возникновения этих двух типов разряда достигаются при различных давлениях. Для СВЧ сантиметрового диапазона это единицы-десятки Topp (Рис 1), в то время как для лазерного излучение - десятки атмосфер [22] (Рис 2). Долгое время для инициации самоподдерживающихся СВЧ разрядов применялись методы, требующие введения в область разряда инициирующих электродов либо инициирующих антенн. Идея использовать для инициации СВЧ разряда при высоких давлениях, более выгодных для пробоя оптическим излучением, лазерную искру впервые предложена и опробована в 1990 году [29]. Этот способ был рассмотрен как метод для приложений особо чистой плазмохимии, где важно не допустить примесей от стенок камеры или электродов. Тогда же было вынесено предположение о наиболее вероятных механизмах инициации СВЧ разряда: предионизация частиц воздуха лазерным излучением и образование разреженной области в близи лазерной искры в виду нагрева. Так же получена оценка вложенной в газ лазерной энергии по оценке скорости распространения ударной волны от лазерной искры согласно теории точечного взрыва [30].

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Хоронжук, Роман Сергеевич, 2015 год

Список цитируемой литературы

1. Leik N. Myrabo Y.P.R. Laser-Indused Air Spike For Advanced Transatmospheric Vehicles // 25th AIAA Plasmadynamics and Lasers Conference, june 1994. pp. AIAA 94-2451.

2. Miles R.B. Flow control by energy addition into High-speed air // AIAA. 2000. C. 2000-2324.

3. Kolesnichenko Y.F., Gorynya A.A., Brovkin V.G. Investigation of ad-body interaction with microwave discharge region in supersonic flows. // 39th AIAA Aerospace Sciences Meeting and Exibit. 2001. C. AIAA 2001-0345.

4. Kolesnichenko Y.F., Brovkin V.G., Azarova O.A., Grudnitsky V.G., Lashkov V.A., and Mashek I.C. MW enwrgy deposition for aerodynamic application // 41th AIAA Aerocpace Sciences meeting and Exibit. 2003. pp. AIAA 2003-0361.

5. Yan H., Knight D., Kandala R., Candler G. Effect of a laser pulse on normal shock. // AIAA J. 2007. T. 45(6). C. 1270-1280.

6. Knight D., Kolesnichenko Y., Brovkin V., Khmara D., Lashkov V., Mashek I. Interaction of microwave-generated plasma with a hemisphere cylinder at mach 2.1 // AIAA J. 2009. T. 47(12). C. 2996-3010.

7. Anderson K., Knight D. Interaction of heated filaments with a blunt cylinder in supersonic flow. // Shock Waves. 2011. Vol. 21. pp. 149-161.

8. Golbabaei Asl M., knight D. numerical characterization of high-temperature filament interaction with bkunt cylinder at Mach 3 // Shock Waves. 2014. Vol. 24(2). pp. 123-138.

9. Ларин О.Б., Левин B.A. Отрыв ламинарного сверхзвуковогопограничного слоя с источником энерговыделения. // Письма в ЖТФ, Vol. 34, No. 5, март 2008. pp. 1-6.

10. Ларин О.Б., Левин В.А. Влияние внешнего источника тепловыделения на отрыв турбулентного сверхзвукового пограничного слоя перед плоской ступенькой // Письма в ЖТФ, Vol. 38, No. 19, октябрь 2012. pp. 53-60.

11. Georgievsky P.Y., Levin V.A., and Sutyrin O.G. International conference on Methods of Aerophysical research, ICMAR // Inastability of front separation regions initiated by upstream energy deposition. 2008.

12. Denisova N.V., Postnikov V.B., Fomin V.M. Transverse Glow Discharges in Supersonic Air and Methane Flows. // Plasma Physics Report. 2006. T. 32. № 3. C. 254-261.

13. Коротаева T.A., В.И. Ф.В.М..Я. Режимы лазерного энергоподвода в газовый поток. // Вестник НГУ. 2007. Vol. 2. No. 1. pp. 19-36.

14. Fomin V.M., tretyakov P.K., and Taran J.P. Flow control using various plasma and aerodynamic approaches(shot review) // Aerospace Science and Technology, may 2004. Vol. 8. pp. 411-421.

15.Lashkov V.A., Mashekl.C., Anisimov Y.I., Ivanov V.I., Kolesnichenko Y.F., and Azarova O.A. Method of vortex flow intensification under MW filament interaction with Shock Layer on Supersonic Body // AIAA-2006-404.

16. Knight D., Kolesnishenko Y.F., Brovkin V., and Khmara D. 46th AIAA Aerospace Sciences meeting and Exhibit // High Speed Flow Control Using Microwave Energy Deposition. Reno, Nevada. 2008. pp. AIAA 2008-1354.

17. Farzan F., Knight D., Azarova O., and Kolesnichenko Y. 46th AIAA Aerospace Sciences meeting and Exhibit // Interaction of microwave Filament and Blunt Body in Supersonic Flows. Reno, Nevada. 2008. pp. AIAA 2008-1356.

18. Azarova O., Knight D. interaction of microwave and laser discharge resulting "heat spots" with supersonic combined cylinder bodies. // Aerospace Science and Tecnology. march 2015.

19. Бочаров А.Н., Битюрин В.А. Экспериментальные и численные исследования МГД-взаимодействия в гиперзвуковых потоках // Теплофизика Высоких Температур. 2010. Vol. 48. No. 1 дополнительный, pp. 44-55.

20. Васильева Р.В., Ерофеев А.В., Жуков Б.Г., Лапушкина Т.А., Поняев С.А., and Бобашев С.В. Создание газоразрядной плазмы воздуха в сверхзвуковом магнитогидродинамическом канале. // Журнал технической Физики. 2009. Vol. 79. No. 6. pp. 67-77.

21. Lapushkina T.A., Erofeev, A.V., Poniaev S.A., and Bobashev S.V. Air Supersonic Flow Control by Energy Deposition and MHD Action Near Body Front Part 2011. pp. AIAA 2011-1025.

22. Ю.П.Райзер. Физика газового разряда. Москва: Наука, 1987.

23. Бровкин В.Г., Битюрин В.A., and Веденин П.В. Исследование динамики формирования разряда дипольного типа методом рассеянной СВЧ-волны. // Письма в ЖТФ, Vol. 40, No. 3, февраль 2014. pp. 70-75.

24. Веденин П.В., Розанов Н.Е. Начальный этап развития самостоятельного СВЧ разряда высокого давления в плоскополяризованном поле. Удлиннение и остановка СВЧ стриммера. // ЖЭТФ. апрель 1994. Т. 105. № 4. С. 868-880.

25. Бровкин В.Г., Битюрин В.А., Веденин П.В. определение интегральных характеристик микроволнового стримера с помощью рассеянного сигнала. // Письма в ЖТФ, Т. 39, № 21, ноябрь 2013. С. 37-44.

26. Битюрин В.А..В.В. СВЧ разряд высокого давления в поле линейно поляризованных электромагнитных волн, электродинамическая модель эволюции стримера. 8499th ed. Москва. 2009.

27. Битюрин В.А..В.В. Динамика энергетических характеристик микроволнового стримера. 8500th ed. Москва. 2010.

28. Chen Y.L., Lewis J.W.L., Parigger С. Spatial and temporal profiles of pulsed laser-induced air plasma emissions // Journal of Quantitative Spectroscopy and Radiative Transfer. October 2000. T. 67. № 2. C. 91-103.

29. Бровкин В.Г., Быков Д.Ф., Голубев С.К., Грицинин С.И., Гумберидзе Г.Г., Коссый И.А., Тактакишвилли М.И. Газовый разряд, возбуждаемый СВЧ излучением и излучением С02 лазера. // Журнал Технической Физики. 1991. С. том 61, в.2, стр 153-157.

30. Седов Л.И. Методы подобия и размерности в механике. Москва: Гостехиздат, 1957.

31. Шибков В.М. Свободно локализованный импульсно-периодический СВЧ-разряд в воздухе, напряженность электрического поля в плазме. // Теплофизика высоких температур. 1996. Vol. 34. No. 4. pp. 525-530.

32. Кузовников А.А..Ш.В.М..Ш.Л.В. Кинетика заряженных частиц в свободно локализованном импульсно-переодическом СВЧ-разряде в воздухе. // Теплофизика высоких температур. 1996. Vol. 34. No. 5. pp. 661-665.

33. Кузовников А.А..Ш.В.М..Ш.Л.В. Свободно-локализованный импульсно-периодический СВЧ -разряд в воздухе. Кинетика нагрева газа. // Теплофизика высоких температур. 1996. Vol. 34. No. 3. pp. 349-354.

34. Brovkin V.G., Kolesnichenko Y.F., Leonov S.B., Klimov A.I., Krylov A.A., and Ryvkin M.I. 30th AIAA plasmadynamics and Lasers Conference // Study of Microwawe Plasma-Body Interaction in Supersonic AirFlow. Norfolk, Virginia. 1999. Vol. AIAA 99-3740.

35. Beaulieu V., Brovkin V., Goldberg I., Klimov A., kolesnichenko Y., krylov A., Lashkov V., leonov S., Mashek I., Ryvkin M., and Serov Y. Proceedings of the 2nd Weakly Ionized Gases Workshop, AIAA // Microwave Plasma Influence on Aerodynamic Characteristics of Body in Airflow. Norfolk,VA. 1998. pp. 193-198.

36. Kolesnichenko Y.F., Brovkin V.G., Leonov S.B., Krylov A.A., Lashkov V.A., Mashek I.C., Gorynya A.A., and Ryvkin M.I. Influence of differently organized microwave discharge on a body characteristics in supersonic flow // AIAA-2001-3060.

37. Knight D. Survey of aerodynamic drag reduction at high speed by energy deposition. // J. Propulsion Power. 2008. Vol. 24(6). pp. 1153-1167.

38. Azarova O., Knight D., and Kolesnichenko Y. Pulsating stochastic flows accompanying microwave filament/supersonic shock layer interaction // Shock Waves. 21(5) 2011. pp. 439-450.

39. Полянский А.Ф., Дашков B.A., and Цителов И.М. Влияние изменения параметров источников локализованного подвода энергии на сверхзвуковой поток, набегающий на затупленное тело // Вестник СПбГУ. сентябрь 2013. No. серия 1, выпуск 3. pp. 142-146.

40. Yan Н., Adelgren R., Elliott G., Knight D., and Bogushko M. Laser energy deposition in quiescent air // AIAA-2003-1051.

41. Tailor G. The Formation of a Blast Wave by a Very Intense Explosion:ITheoretical Discussion // Proceedings of the Royal Society of london. 1950. Vol. 201. pp. 159174.

42. Kolesnichenko Y.F., Brovkin V.G., Leonov S.B., Krylov A.A., lashkov V.A., Mashek I.C., Gorynya A.A., M.I. R. 39th AIAA Aerospace Sciences Meeting & Exhibit // Investigation of AD-Body interaction with Microwave Discharge Region in Supersonic flows. Reno, NV. 2001. C. AIAA 2001-0345.

43. Mashek I.C., Anisimov Y.I., Lashkov V.A., Kolesnichenko Y.F., Brovkin V.G., and Rivkin M.I. Microwave discharge initiated by laser spark in air // AIAA-2004-0358.

44.Шибков B.M. А.А.Ф..Е.А.П..Т.И.Б..Ч.В.А..Ш.Л.В. Свободно локализованный сверхвысокочастотный разряд в сверхзвуковом потоке газа. // Физика плазмы. 2005. Vol. 31. No. 9. pp. 857-864.

45. Adelgren R., Yan H., Elliott G., Knight D., Beutner Т., and Zheltovodov A. Control on Edney IV Interaction by Pulsed Laser Energy Deposition // AIAA Jornal. 2005. pp. Vol. 43, No. 2, 2005, pp. 256-269.

46. Michael J.B., Matthew R., Miles E., Miles R. Time-resolved temperature measurements of Laser-designated, microwave driven ignition // AIAA. C. 20111020.

47. Афанасьев C.A., Бровкин В.Г., Колесниченко Ю.Ф., Машек И.Ч. Влияние газодинамических процессов на структуру и пороги СВЧ-разряда при инициации лазерной искрой // Письма в ЖТФ. август 2011. Т. 37. № 15. С. 4046.

48. Афанасьев С.А., Бровкин В.Г., Колесниченко Ю.Ф. Инициация СВЧ-разряда посредством лазерной искры // Письма в ЖТФ. июль 2010. Т. 36. № 14. С. 7378.

49. Kolesnichenko Y., Khmara D., Brovkin V., and Afanas'ev S. 45th AIAA Aerospace Sciences Meeting & Exhibit // Optimization of Laser-Pulse-Controlled MW Energy Deposition. Reno, NV. 2007. pp. AIAA 2007-1228.

50. Малов A.M., Оришич A.H. Исследование оптического пробоя в сверхзвуковой струе воздуха. // Письма в ЖТФ. январь 2012. Vol. 38. No. 2. pp. 32-39.

51. Brode H.L. Numerical Solutions of Spherical Blast Waves. // J. Appl. Phys., Vol. 26, No. 6, 1955. pp. 766-775.

52. Goldstine H. H. N.J. Blast Wave Calculation. // Comm. Pure and Appl. Math., Vol. 8, No. 2, 1955. pp. 237-354.

53. Охоцимский Д. E. В.З.П. О поведении ударных волн на большом расстоянии от места взрыва // Журнал вычислительной математики и математической физики, Vol. 2, No. 1, 1962. pp. 107-124.

54. Охоцимский Д.Е. К.И.Л..В.З.П..К.Р.К. Расчет точечного взрыва с учетом противодавления. Труды Математического института имени В.А. Стеклова ed. 1957.

55. Khoronzhuk R.S., Karpenko A.G., Lashkov V.A., Potapenko D.P., and Mashek I.C. Microwave discharge initiated by double laser spark in supersonic airflow. // J. Plasma Physics, Vol. 81, No. 03, June 2015.

56. Хоронжук P.C., Панин A.O. Физика и Прогресс // Исследование газодинамических процессов при пробое воздуха лазером пикосекундного диапазона. Санкт-Петербург. 2005.

57. Afanas'ev S.A., Brovkin V.G., Kolesnichenko Y.F., and Mashek I.C. Effect of Gasdynamic Processes on Structure and Threshold of Laser Spark Initiated Microwave Discharge // Pis'ma v Zhurnal Tekhnicheskoi Fiziki. 2011. pp. Vol. 37, No. 15,pp. 40-46.

58. Хоронжук P., Потапенко Д. Всероссийская конференция по физике низкотемпературной плазмы ФНТП-2011 // Оценка вложения энергии лазерно-инициированного СВЧ разряда в ударно-волновые структуры. Петрозаводск. 2011.

59. Hill S.J. Inductively Coupled Plasma Spectrometry and its Applications. Plymouth: Blackwell Publishing, 2007.

60. Очкин B.H. Спектроскопия низкотемпературной плазмы. Москва: Физматлит, 2006.

61. Dieke GH и Heath DF. The first and second positive bands of N2, Johns Hopkins University, Dept. of Physics, Baltimore, Maryland, december 1959.

62. Оторбаев Д.К., Очкин B.H., and Рубин П.Л. Электронно-возбужденные молекулы в неравновесной плазме. Москва: Наука, 1985.

63. A. Couairona A.M. Femtosecond filamentation in transparent media // Physics Reports. March 2007. pp. Volume 441, Issues 2-4, Pages 47-189.

64. Azarova O., Knight D., Kolesnichenko Y. Pulsating stochastic flows accompanying microwave filament/supersonic shock layer interaction // Shock Waves. 2011. T. 21(5). C. 439-450.

65. Mashek I.C., Lashkov V.A., Khoronzhuk R.S., Potapenko D.P., and Brovkin V.G. Combined Laser-microwave discharge in supersonic flows pp. EUCASS-2013, Munich, Germany.

66. Mashek I.C., Lashkov V.A., Khoronzhuk R.S., Potapenko D.P., and Brovkin V.G. Microwave energy deposition in supersonic flows on laser-initiated dipile structures //AIAA-2014-0487.

67. Bityurin V.A., Bocharov A.N., Popov N.A. Proceedings of the 7th International Workshop on Magneto-Plasma Aerodynamicsin Aerospace Application // Direct Current Discharge in Supersonic Flow. Moscow. 2007. C. 87-94.

68. Lashkov V.A..M.I.C..A.U.I..K.U.F. Third Workshop "Thermochemical Processes in Plasma Aerodynamics" // Влияние плазмы микроволнового разряда на аэродинамические характеристики тела в сверхзвуковом потоке. St.-Petersburg, Russia. 29-31 July 2003.