Methods for measuring electron concentration in shock waves

Full Text

ВВЕДЕНИЕ

Неравновесные физико-химические процессы, протекающие в ударно-нагретом слое воздуха вблизи поверхности спускаемого космического аппарата при его движении в атмосфере Земли, приводят к частичной ионизации газовой среды. При этом электроны оказывают существенное влияние на формирование радиационных тепловых потоков, направленных к поверхности аппарата [1]. В первую очередь это объясняется тем, что возбуждение электронных уровней атомов и молекул электронным ударом при высоких скоростях ударной волны становится преобладающим столкновительным процессом, инициирующим переход поступательной энергии ударно-нагретого газа в радиационную энергию [2]. Наличие высокой степени ионизации воздуха вблизи поверхности космического аппарата влияет также на распространение радиоволн, что может вызвать нарушение радиосвязи с аппаратом [3, 4]. Поэтому правильная оценка концентрации электронов в ударно нагретом газе играет важную роль в обеспечении безопасности полета [5].

Наиболее удобным инструментом для изучения неравновесных процессов, протекающих в низкотемпературной плазме, являются ударные трубы. В настоящее время в мировой практике эксплуатируется большое количество ударных труб, отличающихся друг от друга размерами, конструкцией и целью проводимых исследований. Достаточно полное описание действующих ударных установок приведено в обзорах [6–9]. Большой объем информации по радиационным характеристикам ударно-нагретого воздуха получен на установках EAST (Electric Arc Shock Tube) Исследовательского центра NASA (Ames, USA) [10], T6 Stalker (результат совместной работы Оксфордского университета и Центра гиперзвуковых исследований Университета Квинсленда) [11], а также на ударных туннелях X1, X2 и X3 Университета Квинсленда (Австралия) [12]. Среди действующих отечественных установок следует отметить экспериментальный комплекс “Ударная труба” НИИ механики МГУ, с использованием которого ведется исследование различных высокотемпературных процессов [13–16].

Измерение концентрации электронов в ударных волнах проводится с применением различных методов диагностики плазмы, которые фактически являются развитием известных подходов к изучению газоразрядной плазмы [17]. К ним в первую очередь относятся зондовые, спектроскопические, интерферометрические и другие методы [18, 19]. В настоящей работе рассмотрено современное состояние исследований по данному направлению. В связи с тем, что количество публикаций по методам диагностики плазмы достаточно велико, в обзоре приведены наиболее типичные работы по каждому из рассмотренных вопросов.

ИОНИЗАЦИОННЫЕ ПРОЦЕССЫ

Физико-химические процессы, приводящие к образованию низкотемпературной плазмы в окрестности сильной ударной волны, протекают как перед ее фронтом, так и в ударно-нагретом газе. Возникновение электронов перед ударной волной объясняется двумя конкурирующими механизмами: диффузией электронов из послеударной области и фотоионизацией молекул коротковолновым вакуумно-ультрафиолетовым излучением ударно-нагретого газа [20]. Схематично эти процессы представлены на рис. 1, где показано, что ударная волна движется справа налево. Как показали эксперименты с электростатическими и магнитными зондами по исследованию диффузии электронов перед ударными волнами с числом Маха M = 8–12 в аргоне [21], диффузионный процесс способен обеспечить плотность электронов n_e ≈ 10⁷ см^–3 на расстоянии около 1 м перед фронтом волны. Эти данные подтверждаются результатами моделирования диффузионного процесса с участием электронов [22].

 

Рис. 1. Схематичное изображение ионизационных процессов перед ударной волной: а – диффузия, б – фотоионизация [20]. Стрелкой показано направление движения ударной волны.

 

Серия зондовых измерений параметров низкотемпературной плазмы перед фронтом падающей ударной волны, проведенная в работе [23], позволила выделить причины изменения потенциала зонда, связанные с процессами фотоэффекта и фотоионизации, а также определить момент начала образования электронов перед фронтом ударной волны за счет излучения газа из высокотемпературной области за ударной волной. Как показано в работе [24], основным источником фотоэлектронов в воздухе являются молекулы O₂, которые поглощают излучение, испускаемое молекулами азота в синглетных возбужденных состояниях b¹ P, b′¹ Σ⁺_u и c₄′¹ Σ⁺_u в области длин волн от 98 до 102.5 нм. Для расчета скорости фотоионизации разработана математическая модель, которая удовлетворительно согласуется с экспериментальными данными [25]. Более поздние варианты модели [26, 27] позволили ближе подойти к реальному физическому процессу.

Ионизационные процессы в ударно-нагретых молекулярных газах инициируются химическими реакциями ассоциативной ионизации [28]. В частности, в воздушной среде к ним относятся следующие реакции: N + O → NO⁺ + e, N + N → N₂⁺ + e, O + O → O₂⁺ + e. В приближении, когда прямо за ударным фронтом электроны отсутствуют, эта группа реакций отвечает за формирование первичных электронов. Процесс ассоциативной ионизации особенно важен в неравновесной зоне ударно-нагретого газа, так как именно он отвечает за формирование радиационного теплового потока, направленного к поверхности спускаемого космического аппарата [29]. В атомарных газах инициирование ионизационного процесса в послеударной области осуществляется посредством реакции ионизации атома при его столкновении с другим атомом [30]. При этом рассматривается двухступенчатая модель реакции, когда атом при столкновении возбуждается до первого возбужденного состояния, а потом мгновенно ионизируется в результате другого столкновения.

ЗОНДОВЫЙ МЕТОД

Одним из наиболее ранних методов диагностики плазмы является метод зондов Ленгмюра [17]. Суть метода заключается во введении в плазму электрода-зонда, на который перетекают ионы и электроны из окружающей его газовой среды. При этом возникает ток, который зависит от напряжения между плазмой и поверхностью электрода. Параметры плазмы получаются из анализа вольт-амперной характеристики, полученной путем сканирования напряжения зонда. Основы теории ленгмюровского зонда подробно изложены в ряде работ и монографий (см., например, [31–33]). Основным достоинством метода является локальность измеряемых характеристик плазмы. К другому его преимуществу можно отнести простоту используемой аппаратуры, что позволяет быстро и без высоких затрат получить результат. И, наконец, число измеряемых параметров и диапазоны их измерений столь велики, что не имеют аналогов среди других методов диагностики плазмы.

В традиционной зондовой теории Ленгмюра предполагается, что l >> r_p >> l_D, где l – длина свободного пробега электронов в плазме, r_p – размер зонда и l_D – дебаевский радиус [31]. При высоких давлениях это соотношение нарушается и необходимо использовать теорию континуума [34]. Второе соотношение указывает на предельный случай бесконечно тонкого призондового слоя, что позволяет существенно упростить интерпретацию результатов зондовых измерений применительно к зондам цилиндрической и сферической формы. В целом область применения зондовой теории Ленгмюра охватывает диапазон давлений от 10⁻⁵ до 10³ Торр и диапазон концентраций электронов от 10⁷ до 10¹⁵ см⁻³ [35]. Следует отметить, что интерпретация зондовых измерений сама по себе может быть предметом отдельного изучения, так как она существенным образом зависит от параметров плазмы, размеров и формы зонда [36, 37].

Зондовая методика хорошо работает при измерении концентрации электронов в области перед фронтом сильной ударной волны. Как отмечалось в предыдущем разделе, процесс фотоионизации молекул O₂ ведет к образованию электронов-предшественников перед ударной волной. Этот эффект, в свою очередь, увеличивает толщину ударного слоя перед спускаемым космическим аппаратом, а также неравновесную температуру за фронтом ударной волны, что приводит к избыточному радиационному нагреву. Как показывают результаты численного анализа [38, 39], учет этого эффекта в условиях входа аппарата в атмосферу Земли со сверхорбитальной скоростью может привести к увеличению теплового потока, составляющему до 20%.

Серия экспериментов по зондовому измерению температуры и концентрации электронов перед сильной ударной волной в воздухе проведена в двухдиафрагменной поршневой ударной трубе HVST (Hyper Velocity Shock Tube), эксплуатируемой в Японском агентстве аэрокосмических исследований (JAXA) [40]. Начальное давление воздуха перед фронтом ударной волны p₀ во всех экспериментах равнялось 0.23 Торр, скорость ударной волны V_SW изменялась от 10.7 до 12.3 км/с. Измерения температуры (T_e) и концентрации (n_e) электронов выполнены с использованием одиночного зонда, сделанного из медного электрода диаметром 2 мм, боковая поверхность которого покрыта защитной керамической оболочкой. Зонд вставлялся вертикально в стенку ударной трубы, во избежание возможного влияния фотоэффекта. Обработка вольт-амперных характеристик зонда проведена с использованием простых аналитических соотношений.

Зависимость концентрации электронов n_e от расстояния х до ударного фронта при различных скоростях ударной волны показана на рис. 2. Видно, что с увеличением х и уменьшением скорости ударной волны величина n_e уменьшается. Концентрация нейтральных частиц газа в рассматриваемой области при p₀ = 0.23 Торр и температуре T₀ = 300 K составляет порядка 7.3 × 10¹⁵ см⁻³. Соответственно, степень ионизации воздуха при V_SW = 12.3 км/с на расстоянии x = −80 мм равна примерно 0.1%. Электронная температура T_e, необходимая для оценки концентрации n_e, при данных скоростях ударной волны практически постоянна и составляет величину порядка (4000 ± 1000) K.

 

Рис. 2. Зависимость концентрации электронов перед сильной ударной волной в воздухе от расстояния до ударного фронта, измеренная зондовым методом при V_SW = 12.3 (1), 11.5 (2) и 10.7 км/с (3) [40]. Начальное давление p₀ = 0.23 Торр.

 

Эксперименты по измерению электронной концентрации перед ударной волной с помощью зондовой методики проводились также в электроразрядной ударной трубе ADST (Arc Driven Shock Tube), длительное время эксплуатируемой в ЦАГИ [41]. Использовались одиночные и двойные зонды с переменным и постоянным напряжением. Область исследованных параметров охватывает более широкий, чем в работе [40], интервал скоростей ударной волны (от 4.6 до 11.3 км/с при p₀ = 0.2 Торр) и расстояний от ударного фронта (до 80 см). Полученные результаты по измерению электронной концентрации перед ударной волной примерно в два раза меньше соответствующих данных, приведенных в работе [40]. Аналогичные эксперименты, проведенные в чистом азоте [42], дают примерно такие же значения для электронной концентрации, что и в работе [40].

Измерение электронной концентрации п_е в квазистационарной области течения за сильными ударными волнами в воздухе проводилось в электроразрядной ударной трубе ADST при начальном давлении p₀ = 0.2 Торр и значении скорости ударной волны V_SW в интервале от 4.3 до 15 км/с [43]. Так как в рассматриваемых условиях число Кнудсена составляет величину порядка единицы, для обработки данных зондовых измерений использовались результаты работы [44], в которой построена приближенная теория работы зондов в переходном режиме.

Результаты зондовых измерений электронной концентрации в ударно-нагретом воздухе, полученных на установке ADST, представлены на рис. 3. Заштрихованная область соответствует значениям п_е, выбранным из большого числа экс периментов, проведенных при различных r_p. Сплошной кривой показаны результаты равновесного расчета. Видно, что при скоростях ударной волны V_SW > 8 км/с измеренные значения п_е совпадают с равновесной кривой. При скоростях более 9 км/с равновесные значения п_е значительно превышают экспериментальные. Этот факт может быть объяснен тем, что при V_SW > 9 км/с на смену механизму ассоциативной ионизации приходит процесс ионизации электронным ударом. При этом в зоне за ударной волной, где концентрация электронов выходит на постоянный уровень, может не выполняться условие локального термодинамического равновесия вследствие обеднения возбужденных состояний атомов за счет высвечивания [45]. С другой стороны, при больших давлениях газа, которые реализуются за сильной ударной волной, традиционная зондовая теория Ленгмюра теряет силу, а различного рода поправки на большу́ю плотность газа и учет эффекта диффузии вблизи зонда, как правило, недостаточны для измерения абсолютных значений электронной концентрации [17]. Аналогичные измерения величины п_е за сильной ударной волной в воздухе при скоростях V_SW от 7 до 9 км/с и давлении p₀ = 0.02 Торр проведены в работе [46].

 

Рис. 3. Зависимость концентрации электронов за сильной ударной волной в воздухе от скорости ударной волны, измеренная зондовым методом [43]. Линия – результаты равновесного расчета.

 

Зондовая методика широко используется также для измерения характеристик плазмы в различных газоразрядных и энергетических установках. В частности, временна́я эволюция плотности плазмы и температуры электронов в мощных импульсных магнетронных разрядах, где концентрация электронов может достигать значений ~10¹⁴ см⁻³, измерена в работе [47] с помощью ленгмюровского зонда и метода лазерного томсоновского рассеяния. Теоретические и экспериментальные результаты использования электрических зондов для получения информации об эффективной скорости хемоионизации в высокотемпературных химически реагирующих неравновесных газовых смесях за отраженными ударными волнами в ударных трубах рассмотрены в работе [48].

МЕТОДЫ СПЕКТРОСКОПИЧЕСКОГО АНАЛИЗА

Спектроскопический метод является в настоящее время наиболее распространенным методом анализа низкотемпературной плазмы за сильной ударной волной [49]. Методология определения концентрации электронов основана на подгонке теоретически рассчитанных спектральных характеристик ударно-нагретого газа к их измеренным значениям. В первую очередь это относится к изучению уширения атомарных линий вследствие эффекта Штарка, т.е. в результате взаимодействия излучающих атомов с микрополями окружающих их электронов и ионов [50]. Другая разновидность спектрального метода – процедура сопоставления измеренных интенсивностей спектральных линий атомов с расчетными данными [51]. При этом используются достаточно сложные столкновительно-радиационные модели, которые затрудняют широкое применение данной разновидности на практике.

При спектроскопическом анализе низкотемпературной плазмы на основе штарковского уширения атомарных линий особый интерес представляет линия атома водорода H_β (λ = 486 нм) серии Бальмера. В молекулярных газах с небольшой примесью паров воды или молекулярного водорода эта линия имеет ярко выраженный максимум на интегральной спектрограмме излучения и не затенена молекулярными полосами [52]. Расчет штарковского уширения линий атома водорода при различных значениях концентрации и температуры электронов представлен в работе [53] в виде табличных данных. В предположении, что электронная температура составляет ≈10 000 К, а приведенная масса иона равна 1.0, эти табличные данные для линии H_β были параметризированы в работе [54] в виде n_e = 1.0 × 10¹⁶ (∆λ_FWHM)^1.47 см⁻³. В этом выражении ∆l_FWHM представляет собой полную ширину на половине максимума (FWHM – full width at half maximum) интенсивности линии H_β, измеренную в нанометрах. Данный метод анализа низкотемпературной плазмы, основанный на спектроскопическом измерении тонкой структуры линии H_β, достаточно часто используется при определении концентрации электронов в неравновесной области ударно-нагретого газа (см., например, [55, 56]).

Измерение концентрации электронов в ударно-нагретом газе достаточно часто проводится на основе анализа штарковского уширения других атомарных линий. В частности, большой объем экспериментальной информации применительно к условиям входа космического аппарата в атмосферу Земли со сверхорбитальной скоростью получен на ударной установке EAST, где для определения величины n_e используются измеренные профили линий H_a при λ = 656 нм и N при λ = 410 и 411 нм [57].

На рис. 4 представлена зависимость концентрации электронов n_e от начального давления p₀ в набегающем потоке и скорости ударной волны V_SW. Линиями показаны результаты равновесного расчета. Видно, что с ростом p₀ и V_SW степень ионизации воздуха быстро увеличивается. Разброс экспериментальных данных достаточно хорошо соответствует равновесным значениям с небольшой тенденцией к превышению при низких скоростях и высоких давлениях. Интересно сравнить данные, приведенные на рис. 4, с результатами измерения n_e зондовым методом, показанными на рис. 3. Анализ представленной информации позволяет сделать вывод о том, что зондовая методика плохо работает при высоких скоростях ударной волны, когда концентрация электронов в ударно-нагретом воздухе превышает 10¹⁵ см⁻³.

 

Рис. 4. Электронные концентрации, измеренные за сильной ударной волной в воздухе на основе анализа штарковского уширения линий N (410 и 411 нм) при p₀ = 0.9 (1), 0.5 (2), 0.2 (3) и 0.1 Торр (4) [57]. Линии – результат равновесного расчета.

 

Исследование характеристик низкотемпературной плазмы, основанное на измерении поглощения лазерного излучения, проведено в работе [58]. В качестве рабочей среды использовалась ударно-нагретая смесь 1% O₂ + Ar за отраженной ударной волной при температуре газа ~10 000 K и давлении ~0.5 атм. Концентрация электронов определялась по штарковскому сдвигу линии атома кислорода на длине волны λ = 926 нм, а также по штарковскому уширению линии атома кислорода на длине волны λ = 777 нм. Связь между n_e и спектроскопическими параметрами определялась с помощью известных соотношений [59]. Для зондирования атомов кислорода в возбужденном состоянии использовались два лазера с распределенной обратной связью, настроенные на соответствующие переходы. На рис. 5 показана эволюция электронной концентрации за отраженной ударной волной при T = 11 209 K и p = 0.37 атм, измеренная различными методами. Сплошной линией показаны результаты расчета с использованием упрощенной столкновительно-радиационной модели [60]. Видно, что оба спектроскопических метода дают примерно одинаковые результаты, хорошо согласующиеся с расчетными данными. Аналогичное исследование применительно к ударно-нагретому кислороду и смеси CO + Ar проведено в недавней работе [61].

 

Рис. 5. Временна́я зависимость концентрации электронов в смеси 1% O₂ + Ar за отраженной ударной волной при T = 11209 K и p = 0.37 атм, измеренная методами штарковского уширения (1) и штарковского сдвига (2) [58]. Линия – результаты расчета.

 

Для определения величины n_e в низкотемпературной плазме достаточно широко используется метод OES (Optical Emission Spectroscopy) [49, 51, 62–64]. В основе метода лежит процедура подгонки относительных интенсивностей эмиссионных линий, рассчитанных по столкновительно-радиационной модели при определенных значениях n_e, к экспериментальным данным. В частности, метод применен для исследования параметров плазмы магнетронного разряда на лабораторной установке UVN-200MI (Томский политехнический университет) [62]. В качестве тестового газа был выбран аргон. Наиболее яркие спектральные линии в зарегистрированном спектре эмиссии аргоновой плазмы соответствуют переходам 2p → 1s и лежат в диапазоне λ = 660–930 нм, верхний предел которого определяется чувствительностью спектрометра. Сравнение экспериментальных и теоретических значений интенсивности спектральных линий после минимизации оценочной функции показано на рис. 6. Экспериментальные данные соответствуют спектру излучения аргона, измеренному при мощности разряда 1 кВт и давлении 0.06 Па. Минимуму оценочной функции соответствует значение концентрации электронов n_e = 3.15 × 10¹⁰ см⁻³.

 

Рис. 6. Интенсивность эмиссионных спектральных линий аргона, измеренная в плазме магнетронного разряда при мощности разряда 1 кВт и давлении 0.06 Па (1) и вычисленная с помощью столкновительно-радиационной модели (2) [62].

 

ИНТЕРФЕРОМЕТРИЧЕСКИЕ МЕТОДЫ

Для измерения больших значений концентрации электронов в низкотемпературной плазме (n_e ≥ 10¹⁶ см⁻³) используются различные интерферометрические методы [65, 66]. В этих методах диагностика плазмы основывается на ее зондировании пучком электромагнитных волн и определении разности фаз между прошедшей через плазму волной и опорным когерентным сигналом. Измерение фазового сдвига проводится с помощью различного рода интерферометров [67]. Традиционно для интерферометрии плазмы используются интерферометры, построенные по схеме Майкельсона (Michelson) или Маха–Цендера (Mach–Zehnder) [68]. Интерферометрические методы достаточно широко используются как в исследованиях по физике плазмы [69–71], так и при изучении управляемого термоядерного синтеза [72, 73] как надежное средство измерения абсолютных значений электронной плотности.

Методы интерферометрического анализа структуры ударных волн и неравновесных явлений в ударных волнах не столь распространены, как зондовые и спектроскопические методы [74]. Исследование ионизационных процессов за сильной ударной волной в аргоне при числах Маха ударной волны M ~ 16, начальном давлении p₀ = 5 Торр и конечной концентрации электронов n_e ≈ 10¹⁷ см⁻³ проведено в работе [75]. Показано, что за фронтом падающей ударной волны развиваются синусоидальные неустойчивости, которые влияют на всю ударную структуру, включая область ионизационной релаксации, область каскадного нарастания электронной концентрации и конечное квазиравновесное состояние. Для экспериментов использовалась ударная труба UTIAS (University of Toronto’s Institute of Aerospace Studies), работающая по принципу детонационного горения и оснащенная интерферометром Маха–Цендера для определения параметров низкотемпературной плазмы за падающей ударной волной. Интерферометр имел импульсный рубиновый лазерный источник света и был способен одновременно снимать две интерферограммы на длинах волн 347.2 и 694.3 нм. С помощью этих интерферограмм определялись концентрация электронов и плотность газа в потоке.

На рис. 7 показано сравнение измеренной зависимости концентрации электронов n_e от расстояния x до ударного фронта с имеющимися расчетными данными. Видно, что используемый интерферометрический метод хорошо работает при высоких концентрациях электронов в условиях достаточно протяженной неравновесной зоны. Теоретический расчет профиля концентрации n_e = n_e(x) выполнен в работе [76] с использованием столкновительно-радиационной модели, которая включает в себя 31 возбужденный уровень нейтрального аргона, а также основные состояния однозарядного иона. Наблюдается достаточно хорошее согласие измеренных и вычисленных значений n_e.

 

Рис. 7. Сравнение экспериментальной зависимости n_e = n_e(x) за падающей ударной волной в Ar (1) при p₀ = 5 Торр и V_SW = 4.2 км/с [75] с результатами расчета (2) по столкновительно-радиационной модели [76].

 

Результаты измерения концентрации свободных электронов при окислении смесей ацетилена и метана с кислородом, сильно разбавленных аргоном, за отраженной ударной волной получены в работе [77] методом микроволновой интерферометрии. Использовались два типа СВЧ-интерферометров различной конструкции, различающихся как длиной волны СВЧ-излучения, так и системами ввода СВЧ-излучения в исследуемую плазму. В первом случае применялась рупорно-линзовая фокусировка (λ = 8 мм), во втором – фокусировка по линиям Лехера (Lecher) (λ = 16 мм).

На рис. 8 показано временно́е изменение концентрации электронов в продуктах сгорания смеси 0.5% СН₄ + 2% O₂ + 97.5% Ar за отраженной ударной волной при T = 2750 K и p = 1 атм. Видно, что профили концентрации электронов, измеренные двумя разными интерферометрами, практически идентичны друг другу. Аналогичные измерения концентрации электронов проведены в работе [78].

Интерферометрические методы используются также для измерения концентрации электронов в различных газоразрядных и лазерных устройствах. В частности, простой интерферометрический метод оценки n_e в плазме, образующейся в переходном искровом разряде в аргоне при атмосферном давлении, разработан в работе [79]. Метод основывается на зондировании плазмы пучком He–Ne-лазера с использованием интерферометра Майкельсона. Измеренная плотность электронов составила величину ~10¹⁶ см⁻³ при напряжении 7.0 кВ. Изучение профиля плотности лазерной плазмы проведено в работе [80] с использованием оптического интерферометра Маха–Цендера. В качестве источника зондирующего света применялся азотный УФ-лазер (длина волны – 337 нм, энергия ~150 мкДж, длительность импульса ~5 нс). Для генерации лазерной плазмы использовалась металлическая мишень (Fe, Cu), на которую воздействовал мощный Nd-лазер (длина волны – 1.054 мкм, энергия импульса – до 20 Дж, длительность импульса – 15 нс).

 

Рис. 8. Сравнение временны́х зависимостей n_e, измеренных СВЧ-интерферометром с линиями Лехера (треугольники) и рупорно-линзовой фокусировкой (квадраты) при воспламенении смеси 0.5% СН₄ + + 2% O₂ + 97.5% Ar за отраженной ударной волной [77].

 

ДРУГИЕ МЕТОДЫ ИЗМЕРЕНИЯ

Экспериментальное исследование ионизационных процессов в ударных волнах проводится и с помощью ряда других методов. В частности, для локальных измерений концентрации низкотемпературной плазмы используется метод резонансных СВЧ-зондов [81–83]. По сравнению с зондами Ленгмюра, которые традиционно применяются при измерении электронной концентрации, результаты измерений с помощью СВЧ-зонда в линейном режиме определяются только плотностью плазмы и не зависят от электронной температуры. Метод успешно применен для определения электронной концентрации за сильной ударной волной в воздухе при начальном давлении p₀ = 0.2 Торр и значениях скорости ударной волны V_SW в интервале от 5 до 7 км/с [43]. Измерения проводились в электроразрядной ударной трубе ADST с помощью СВЧ-рефлектометра, работающего на частоте 39 ГГц. Результаты измерения величины n_e перед фронтом сильной ударной волны в воздухе при p₀ = 0.2 Торр и скоростях ударной волны до 11.3 км/с приведены в работе [84].

Одним из наиболее точных методов измерения электронной плотности в плазме является метод лазерного томсоновского рассеяния [85]. Метод требует использования мощного импульсного лазера и сложной системы регистрации. Поэтому он относится к диагностическим методам, используемым в фундаментальных научных исследованиях, но из-за своей сложности малопригоден для широкого применения. Метод используется при исследовании газоразрядной [86, 87] и лазерно-индуцированной плазмы [88, 89]. Описание теории томсоновского рассеяния применительно к диагностике низкотемпературной лазерно-индуцированной плазмы и обзор результатов экспериментальных исследований с использованием данного метода приведены в работе [90]. В экспериментах обычно используется импульсный лазер, частота повторения импульсов в котором составляет величину ~10 или 100 Гц [91]. Для измерения электронной концентрации перед сильной ударной волной (V_SW ~12 км/с) такой частоты повторения недостаточно [40].

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Наличие высокой степени ионизации воздуха вблизи спускаемого космического аппарата, движущегося в атмосфере Земли с орбитальной и суперорбитальной скоростью, приводит к возбуждению электронных уровней атомов и молекул электронным ударом, что инициирует переход поступательной энергии ударно-нагретого газа в радиационную энергию и, соответственно, определяет уровень радиационных тепловых потоков к поверхности аппарата.

Возникновение электронов перед ударной волной объясняется двумя конкурирующими механизмами: диффузией электронов из послеударной области и фотоионизацией молекул коротковолновым вакуумно-ультрафиолетовым излучением ударно-нагретого газа. Ионизационный процесс за ударной волной инициируется химическими реакциями ассоциативной ионизации. Данный процесс особенно важен в неравновесной зоне ударно-нагретого газа, так как именно он отвечает за формирование радиационных тепловых потоков.

Наиболее удобным инструментом для изучения неравновесных процессов, протекающих в низкотемпературной плазме вблизи поверхности спускаемого космического аппарата, являются ударные трубы. Измерение концентрации электронов проводится с использованием различных методов диагностики плазмы, основными из которых являются зондовые, спектроскопические и интерферометрические. Полученная экспериментальная информация имеет важное значение для тестирования моделей физической и химической кинетики возбуждения и дезактивации электронно-возбужденных состояний атомов и молекул, которые позволяют оценить радиационные тепловые потоки, направленные к поверхности аппарата

Работа выполнена в рамках госзадания Министерства науки и высшего образования Российской Федерации (тема № АААА-А19-119012990112-4) при частичной финансовой поддержке Российским фондом фундаментальных исследований (грант № 23-19-00096).

About the authors

G. Ya. Gerasimov

Institute of Mechanics, Lomonosov Moscow State University

Email: vyl69@mail.ru
Russian Federation, Moscow

V. Yu. Levashov

Institute of Mechanics, Lomonosov Moscow State University

Author for correspondence.
Email: vyl69@mail.ru
Russian Federation, Moscow

P. V. Kozlov

Institute of Mechanics, Lomonosov Moscow State University

Email: vyl69@mail.ru
Russian Federation, Moscow

N. G. Bykova

Institute of Mechanics, Lomonosov Moscow State University

Email: vyl69@mail.ru
Russian Federation, Moscow

I. E. Zabelinsky

Institute of Mechanics, Lomonosov Moscow State University

Email: vyl69@mail.ru
Russian Federation, Moscow

References

Supplementary files