WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

VT (Tg ) = VT (T0 /Tg ), >>1, (1) где температура холодного газа T0300 K. Другие аппроксимации VT(T), например Ландау-Теллера [11, 12 ], могут заметно отличаться от (1) лишь при достаточно больших значениях T, когда в газе уже устанавливается термодинамическое равновесие. Однако в этом случае рассмотрение времен релаксации вообще становится излишним. В соответствии с [10] выравнивание колебательной и поступательной температур наступает за время Электронный научный журнал «ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ» http://zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2006/014.pdf 2CV (T0 )T0 NVT las =. (2) exp ( -1)Wa Здесь CV (T0)-начальная теплоемкость газовой смеси при постоянном объеме в расчете на одну частицу, N-суммарная концентрация частиц газа, las – длительность лазерного импульса. Соотношение (2) получено в пренебрежении различием между значениями VT для SF6 и C2H6, а также обменом колебательной энергией между этими компонентами, поскольку относительная концентрация этана мала. По этой же причине в [10], при рассмотрении релаксации в смесях SF6:C2H6 с низким содержанием C2H6, значения CV и N были отнесены исключительно к молекулам SF6.

Оценим значения exp, полагая =5. Исходя из соотношения (2) и данных по теплоемкостям компонентов исследуемых смесей [13, 14], получаем exp 1.5 мкс, 0.9 мкс и 0.7 мкс для смесей SF6:C2H6=5:1, SF6:C2H6:He=5:1:5 и SF6:C2H6:He=5:1:10, соответственно. С учетом сказанного выше относительно времен VV и VV можно утверждать, несмотря на некоторую неопределенность в выборе величины, что к моменту окончания лазерного импульса (las3мкс) газ в облученной зоне будет находиться в состоянии термодинамического равновесия. При этом весьма существенно, что в силу взрывного характера нарастания температуры заметный нагрев газа начинается лишь с момента времени t exp [10]. Это позволяет без особой погрешности при определении температуры T, устанавливающейся в газе после окончания лазерного импульса, воспользоваться равновесными значениями теплоемкости, тем более, что соответствующая связь дается интегральным соотношением. Учитывая, кроме того, что суммарная плотность газа и его химический состав за время лазерного импульса las, как показывают оценки, не меняются, получаем Wa T = (T )dT, СV (T ) = CVi (T ). (3) V i C N i TСуммирование в (3) ведется по всем компонентам, входящим в состав газовой смеси; i – исходная относительная концентрация i-го компонента. Для показателя адиабаты и скорости звука VS при условии постоянства состава справедливы следующие простые соотношения:

RT = 1 + R / CV (T ),, µ = µi. (4) i VS = µ i Здесь µi –молекулярный вес i-го компонента смеси, R-универсальная газовая постоянная.

В Таблице 1 представлены значения и VS для трех исследуемых смесей, рассчитанные согласно (3), (4) для начальной температуры газа T0=300 K и удельной поглощенной энергии лазерного излучения Wa=0.11 Джcм-3, соответствующей экспериментальным условиям, в которых снимались фотографии, приведенные на рис.4 и рис.5, а также аналогичные фотографии в смеси SF6:C2H6:He=5:1:5. Зависимости CV(T) для SF6 и C2Hполучены с использованием данных [14] по теплоемкостям этих газов при постоянном давлении CP (T). Для сравнения в таблице приводятся также значения 0 и VS0 в необлученном газе. Отметим, также, что даже сравнительно небольшое увеличение удельной поглощенной энергии лазерного излучения может привести к довольно заметному росту температуры в зоне облучения. Например, при Wa=0.13 Джсм-расчетные значения температуры составляют Т=1400К, 1310К и 1250К в смесях, соответственно, SF6:C2H6=5:1, SF6:C2H6:He=5:1:5 и SF6:C2H6:He=5:1:10.

Таблица 1.

Смесь T, K VS, м/c VS0, м/c Wа, Джсм-3 SF6:C2H6=5:1 0.11 1240 1.06 294.9 1.10 Электронный научный журнал «ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ» http://zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2006/014.pdf SF6:C2H6:He=5:1:5 0.11 1175 1.10 389.3 1.16 SF6:C2H6:He=5:1:10 0.11 1115 1.14 459.7 1.22 4.2. Структура и параметры области газодинамического возмущения Скачок температуры на границе зон облучения приводит, как уже отмечалось, к соответствующему перепаду давлений, в результате чего возникает ударная волна, распространяющаяся в сторону холодного газа. На начальном этапе развития возмущения влияние границ отсутствует, и процесс носит автомодельный характер [15, 16]. Кроме того, поперечные размеры зоны возмущения много больше продольных, что позволяет рассматривать движение газа в одномерном приближении. С учетом сказанного и в соответствии с [15, 16] структура возмущения, вызванного ударной волной, может быть схематически представлена, как показано на рис. 6.

р Облученный газ Необлученный газ а) Фронт ударной волны распространяется в сторону необлученного газа, отмеченного индексом “0”.

Следующая за ним область x ударно сжатого газа р б) граничит с зоной Vsh разреженного газа 2, U 2 3 прошедшего через волну разрежения 3. Справа к волне разрежения примыкает в) область 4 невозмущенного газа, нагретого лазерным лучом, с температурой T (см.

T раздел 4.1). Стрелками показаны направления г) движения ударной волны, тангенциального разрыва 1-Рис. 6. Начальный скачок давления (а) и последующая и слабых разрывов 2-3 и 3-4.

эволюция давления (б), плотности (в) и температуры (г) На основе газа. теоретических представлений, развитых в [15, 16], для нахождения скорости ударной волны VSh можно записать следующую систему уравнений:

-1 0 0 - ( -1) 2 M p - 1 U - =, (5) p0 1 2 VS 0 + 2(M -1) U = M VS 0 2 0, M = VSh /VS 0. (6) 0 M ( + 1) 0 Здесь U-скорость движения контактной поверхности между областями сжатия 1 и разрежения 2, M0-число Маха. Поскольку, как уже отмечалось, плотность газа в области =0, то инициирующий ударную волну перепад давлений p=p-p0 обусловлен исключительно скачком температуры T=T-T0. Последний, в свою очередь, полностью определяется значением удельной поглощенной энергии лазерного излучения Wa. Таким образом, из уравнений (5), (6) следует, что скорости ударной волны VSh и границы раздела областей 1 и 2 U при заданных исходных параметрах газа также являются функциями только величины Wa. В силу этого однозначно зависят от Wa и все термодинамические параметры газа в областях 1-3. В Таблице 2 представлены значения VSh, U и Электронный научный журнал «ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ» http://zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2006/014.pdf термодинамических параметров в зонах сжатия 1 и разрежения 2 газа для трех исследуемых в работе смесей, рассчитанные с использованием уравнений (5), (6), данных Таблицы 1 и известных соотношений теории ударных волн и автомодельного движения в политропном газе [15, 16]. Значения p2 не приводятся, поскольку p2=p1. Для сравнения приведены также экспериментальные значения Vsh, измеренные по зависимостям поперечного размера диффузной полосы ОСР (см. рис.4 и рис.5) от величины, снятым в соответствующих смесях. Расчеты и измерения отвечают значению Wa=0.11 Джcм-3.

Таблица Смесь VSh,м/c VSh,м/c U, p p1 1 T1 2 Tрасчет эксп. м/с pp0 0 T0 0 TSF6:C2H6=5:1 230.7 131.7 4.13 2.56 2.33 1.10 0.64 4.240±SF6:C2H6:He=5:1:5 311.1 165.1 3.92 2.45 2.15 1.15 0.65 3.310±SF6:C2H6:He=5:1:10 366.5 181.7 3.72 2.34 1.98 1.18 0.67 3.360±Из Таблицы 2 следует, что значения T1 мало отличаются от T0, а величины T2 близки к T.

Это свидетельствует о правомерности принятия показателей адиабаты и 0 постоянными величинами при получении уравнений (5) и (6). Видно, также, что имеет место хорошее согласие рассчитанных и измеренных значений VSh.

4.3. Влияние газодинамических возмущений на разрядные характеристики и структуру ОСР.

Рассмотренный выше характер газодинамического возмущения, возникающего в смесях на основе SF6 при поглощении излучения CO2-лазера, позволяет составить достаточно простое представление об особенностях развития ОСР при профилировании лазерного пучка диафрагмой или экраном. В общих чертах оно сводится к следующему.

«Усы», ток в которых протекает одновременно с током начального ОСР, формируются в зонах 2 и 3 пониженной плотности газа. Темные области, разделяющие «усы» и диффузную полосу на фотографиях рис.4 и рис.5, расположены в зонах 1 ударно сжатого газа, а сужение диффузной полосы разряда с ростом обусловлено продвижением фронта ударной волны. Разряд, таким образом, служит своеобразным визуализатором ударной волны.

Обсудим более подробно картину развития ОСР для промежутка, облучаемого через диафрагму D (см. рис.3). В силу очевидной симметрии относительно центральной силовой линии электрического поля достаточно рассмотреть структуру возмущения газа лишь в одной из половин промежутка. Выберем для определенности область слева от оси симметрии промежутка. Наглядно распределение основных термодинамических параметров газа вдоль оси x, направленной в сторону движения фронта боковой ударной волны, можно представить с помощью рис.6, если совместить ось ординат с вертикальной границей зоны облучения. Видно, что в промежуток “втягиваются” волна разрежения 3 и зона разрежения 2. Этот процесс сопровождается частичным перетеканием тока разряда на периферию и появлением вертикально направленных участков «усов». Одновременно скачок давления, обусловленный нагревом газа CO2-лазером, приводит к возникновению ударных волн, движущихся перпендикулярно к оси х. В результате вблизи катода появляются ярко светящиеся участки разряда в зоне с пониженной плотностью газа, расположенные почти перпендикулярно к центральной силовой линии поля. При образовании огибающих промежуток сквозных каналов («усов»), развивающихся в области с пониженной плотностью газа, разряд целиком смещается в эту область. В зонах пониженной плотности газ находится в колебательно возбужденном состоянии, причем его температура практически та же, что и в области 4 покоящегося облученного газа (см.

Таблицу 2 и рис.6). Поэтому в указанных областях близки и критические значения Электронный научный журнал «ИССЛЕДОВАНО В РОССИИ» http://zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2006/014.pdf приведенной напряженности поля (E/N)cr, при которых скорость ионизации уравновешивается прилипанием электронов к молекулам SF6. Однако из-за пониженной плотности газа в области развития «усов» напряженность поля Ecr здесь меньше своего значения в облученном невозмущеном газе. По мере продвижения волн разрежения в глубь промежутка длина каналов («усов») сокращается, с чем, по-видимому, связано наблюдаемое в эксперименте падение напряжения при больших.

Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (грант № 05-08-33704).

Литература 1. А.А. Белевцев, К.Н. Фирсов. Широкоапертурные нецепные HF(DF) лазеры с инициированием химической реакции объемным самостоятельным разрядом.

Энциклопедия низкотемпературной плазмы. Т.XI-4, Физматлит, 2005, 761.

2. В.П. Борисов, В.В. Бурцев, С.Д. Великанов, С.Л. Воронов, В.В. Воронин, А.Ф.

Запольский, М.И. Золотов, Г.А. Кириллов, Г.М. Мищенко, А.М. Подавалов, В.Д. Селемир, В.Д. Урлин, Ю.Н. Фролов, В.П. Циберев. Квантовая. электроника. 2000, 30, №3, 225.

3. L. Richeboeuf, S. Pasquiers, M. Legentil, V. Puech. J. Phys.D:Appl.Phys. 1998, 31, 373.

4. V.V. Apollonov, A.A. Belevtsev, K.N. Firsov, S.Yu. Kazantsev, A.V. Saifulin Proc. SPIE.

2001, 4747, 31.

5. В.В. Аполлонов, А.А. Белевцев, С.Ю. Казанцев, А.В. Сайфулин, К.Н. Фирсов.

Квантовая электроника. 2000, 30, 207.

6. V.V. Apollonov, A.A. Belevtsev, K.N. Firsov, S.Yu. Kazantsev, A.V. Saifulin Proc. 14th Int.

Conf. on Gas Discharges and their Applications (Glasgow, UK, 1-5 September, 2000) 409.

7. A.A. Belevtsev, K.N. Firsov, S.Yu. Kazantsev, I.G. Kononov: J. Phys.D:Appl.Phys., 2004, 37, 1759.

8. Д.И. Словецкий, A.A. Дерюгин. В кн.: Химия плазмы/Ред. Б.М. Смирнов. 1987, 13, 240.

9. A.A. Belevtsev, K.N. Firsov, S.Yu. Kazantsev, I.G. Kononov. Proc. IV Intern. Conf. on Plasma Physics and Plasma Technology, Minsk, Belarus, September 15-19, 2003, Vol 1, p. 27.

10. A.A. Belevtsev, K.N. Firsov, S.Yu. Kazantsev, I.G. Kononov. Appl.Phys.B. 2005, in press.

11. Е.П. Велихов, А.С. Ковалев, А.Т. Рахимов. Физические явления в газоразрядной плазме. Наука, М., 1987.

12. Б.Ф. Гордиец, А.И. Осипов, Л.А. Шелепин. Кинетические процессы в газах и молекулярные лазеры. Наука, М., 1980.

13. B.Chervy, A.Gleizes, M. Razafinimanana. J.Phys.D: Appl.Phys. 1994, 27, No.6, 1193.

14. А.П. Бабичев, Н.А. Бабушкина, А.М. Братковский и др. Физические величины:

справочник /Ред. И.С. Григорьев, Е.З. Мейлихов. Энергоиздат, М., 1991.

15. Л.Д. Ландау, Е.М. Лифшиц. Теоретическая физика, Т.VII, Гидродинамика, Наука, М., 1986.

16. Я.Б. Зельдович, Ю.П. Райзер. Физика ударных волн и высокотемпературных гидродинамических явлений, Наука, М., 1966.

Pages:     | 1 ||



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.