Электронная температура во фронте ударной волны

Если ударная волна распространяется в плазме, то следует учитывать высокую теплопроводность электронной компоненты благодаря различию масс электронов и ионов. Это обстоятельство определяет структуру ударной волны в плазме. Электронная температура не испытывает скачка на фронте ударной волны. За счет диффузии электронов образуется двойной электрический слой. [c.49]

В зоне между фронтом ударной волны и точкой на оси х, где электронная температура Те имеет максимум, происходит сильное поглощение лазерного излучения. [c.114]

Рис. 7, Распределения ионной (сплошная линия) и электронной Г (штриховая линия) температур и плотности газа р во фронте ударной волны, распространяющейся по плазме.

Г 6 10 °К) спектральную температуру и малую угловую расходимость светового потока. Лазерная система была снабжена затвором Поккельса с электронным управлением, позволяющим синхронизировать лазерное зондирование со взрывом. При диаметре фокального пятна 0,6 мм удельная плотность мощности лазерного излучения на фронте ударной волны составляла 1 —7 Ю Вт/см , что не приводит к существенному разогреву вещества за время измерений. Измерениями охвачен диапазон давлений от 1,6 до 17 ГПа и [c.358]

Как следует из фиг. 11.8—11.13, молекулярный состав воздуха существенно изменяется при повышении температуры до 1 эв, что соответствует увеличению числа М в соотношениях (11.53) от 1 до 30. В диапазоне плотностей, рассмотренных на фиг. 11.8, а, X представляет собой среднее число частиц (атомов, молекул, ионов и электронов), приходящееся на одну частицу воздуха Б нормальных условиях. Например, сечение Z = 2 соответствует полной диссоциации кислорода О г и азота N2, но сравнительно малой ионизации (см. фиг. 11.9—11.13). Более того, вблизи фронта ударной волны воздух может не находиться в равновесии, о чем будет сказано в гл. 13. В диапазоне чисел М от 10 до 20 этот эффект приводит к интенсивности излучения, превосходящей интенсивность при равновесном составе для того же значения М [c.406]

Для количественного описания фронта сильной ударной волны в аргоне необходимо ввести определенные упрощающие предположения. Первое такое предположение, хотя ранее уже и упоминавшееся несколько раз, достаточно важно, чтобы его повторить. Истинной термодинамической температуры внутри фронта ударной волны не существует из-за существенно неравновесных условий во. фронте. Тем не менее вследствие высокой плотности и высокого давления обычно быстро устанавливается максвелловское распределение по скоростям. Поэтому примем, что распределение скоростей нейтральных атомов, ионов и электронов в каждой точке ударной волны достаточно близко к максвелловскому, так что можно ввести локальную температуру, характеризующую это распределение. Как указывалось в гл. 10, такое предположение называется предположением о локальном или статистическом термодинамическом равновесии. Ниже будет рассмотрено некоторое ослабление этого предположения для случая электронов. [c.472]

Все коэффициенты скоростей реакций зависят от температуры и в общем случае могут быть функциями как температуры, так и электронной температуры. В начальной фазе фронта ударной волны наиболее существенной реакцией является реакция (13.43), идущая вправо, а соответствующий коэффициент скорости зависит только от температуры плазмы. Когда в результате реакции (13.43) образуется достаточное количество электронов, становится существенной реакция (13.49), идущая вправо, а коэффициент скорости Рз зависит главным образом от электронной температуры Ге- После достижения равновесия важную роль начинают играть различные рекомбинационные, а также и фотоэлектронные процессы, но вблизи равновесия электронные температуры не очень сильно отличаются от температуры плазмы и можно принять, что все коэффициенты а1, аг, аз и Рг зависят от температуры плазмы Г. [c.483]

Чтобы определить эффективную электронную температуру, необходимо дополнительное соотношение для Т - Такое соотношение можно получить из энергетического баланса между процессами, в которых электроны теряют энергию, и теми процессами, в которых электроны приобретают энергию. Уже отмечалось, что в той зоне фронта ударной волны, где Ге играет важную роль, электроны теряют энергию в ионизационных процессах [c.483]

При вычислении электронной температуры с помощью выражения для < необходимо учесть изменение свойств плазмы во фронте ударной волны. При этом со будет представлять собой член типа [c.483]

Ранее отмечалось, что электронная температура ниже температуры плазмы, по крайней мере в области фронта ударной волны, где электрон-электронные столкновения начинают играть важную роль в установлении равновесия во фронте ударной волны. В результате происходит задержка момента, когда реакции (13.43) и (13.49) начинают производить электроны с равными скоростями. Точка, где эти скорости образования электронов становятся равными, называется начальной точкой, соответствующей началу ионизации . Так как коэффициент Рз в (13.49) большой, происхо- [c.484]

Результаты, показанные на фиг. 13.6—13.11, получены путем поэтапного интегрирования описанных выше уравнений через фронт ударной волны. При интегрировании предполагалось, что электронная температура Те и ионная температура Т равны. [c.485]

Р - э пр вод , бояее б -ответствует точке А на фиг. 13.5. строму изменению параметров скачка, особенно температуры (фиг. 13.6) и степени ионизации (фиг. 13.10). И здесь видно, что эффект более интенсивен для ударных волн с большими скоростями например, если расстояние, на котором происходит это резкое изменение, обозначить через АХ, то для II = 6-10 см/сек АХ 10 см, тогда как для 17 = 5-10 см/сек АХ 10 см. Эти значения получены для р1 л 10 гкм . Как указывалось ранее, эта область приблизительно пропорциональна Вначале наибольшее значение имеет член с Рз, связанный с образованием электронов, но вскоре начинают превалировать рекомбинационные члены и поэтому быстро достигается равновесие. Вид (или профиль) последней зоны довольно сильно зависит от величины а, но так как эта зона относительно узка, а не оказывает заметного влияния на определение общей ширины релаксационной области фронта ударной волны. [c.488]

Влияние, которое может оказать на структуру фронта ударной волны неравенство температур Ге < Г, можно определить путем присоединения уравнения (13.58) к системе уравнений, которые необходимо проинтегрировать по фронту ударной волны. Окончательные расчеты для вышеприведенного случая 11 = 6-10 см сек показаны пунктирной кривой на фиг. 13.12. Оказалось, что электроны диффундируют по направлению к фронту скачка уплотнения при наличии тормозящей силы кулоновского притяжения, вызываемой меньшей подвижностью ионов. Диффузия продолжается до тех пор, пока диффузионные силы полностью не уравновесятся кулоновскими силами после этого плотность тока / становится равной нулю ). [c.492]

Другим важным различием между аргоном и воздухом является влияние эффективной электронной температуры. Из предыдущих параграфов мы видели, что электронная температура во фронте ударной волны может быть значительно ниже эффективной температуры плазмы и что это различие в температурах должно изменять толщину фронта ударной волны. Однако в случае воздуха электроны быстро приходят в равновесие с молекулами (и атомами) вследствие большой величины эффективных сечений процессов возбуждения колебательных степеней свободы молекулярного азота. Для большинства условий, представляющих интерес при гиперзвуковом полете, молекулы N2 из-за своего высокого потенциала диссоциации (9,7 эв по сравнению с 5,1 эв для Оз) будут оставаться в молекулярной форме. [c.496]

Электронная температура во фронте ударной волны 456, 457, 483 [c.552]

Максвелловские распределения в электронном и ионном газах устанавливаются весьма быстро, за время порядка времени между соударениями частиц ). Выравнивание же температур обоих газов вследствие огромного различия масс электронов и ионов происходит гораздо медленнее. Этот релаксационный процесс и определяет ширину фронта ударной волны в плазме. [c.398]

Рис. 7.19. Профили ионной и электронной (пунктир) температур во фронте ударной волны, распространяющейся по холодной плазме.

Аналогичные, но по форме более сложные уравнения можно выписать и для всех других случаев, когда имеются неравновесные диссоциация, химические реакции, ионизация или когда отличаются поступательные температуры электронного и атомного (ионного) газов. Все эти случаи были разобраны в предыдущей главе при рассмотрении структуры неравновесного слоя во фронте ударной волны. [c.426]

Ряд параграфов этой главы был посвящен изучению термодинамических свойств твердых тел при высоких давлениях и температурах и описанию методов экспериментального исследования этих свойств при помощи измерений параметров ударного сжатия вещества. Общая особенность этих методов состоит в том, что таким путем можно найти только механические параметры вещества давление, плотность и полную внутреннюю энергию. Измерение кинематических параметров ударной волны — скорости распространения фронта и массовой скорости вместе с использованием соотношений на фронте ударной волны — не дает возможности непосредственно определить такие важные термодинамические характеристики, как температуру и энтропию. Для нахождения температуры и энтропии по данным механических измерений необходимо задаваться теми или иными теоретическими схемами для описания термодинамических функций. Выше было использовано трехчленное представление давления и энергии, причем некоторые параметры, такие, как теплоемкость атомной решетки, коэффициенты электронной теплоемкости и электронного давления приходилось определять теоретическим путем. [c.599]

Задача таким образом, сводится к подбору двух волн, идущих от плоскости А (рис. 17) в разные стороны и удовлетворяющих восьми уравнениям. Это могут быть как уравнения для двух ударных волн или волн разрежения, так и для одной ударной волны и одной волны разрежения Во всех случаях к ним прибавляются два условия на границе ((8.15) и (8.16)), где возникает контактный (тангенциальный) разрыв. При равенстве на нем давления и скорости (нормальной составляющей скорости) газа плотность и температура, а также тангенциальная составляющая скорости могут по обе стороны разрыва быть различны. В общем случае, когда тангенциальные составляющие скорости не равны нулю и по обе стороны разрыва не одинаковы, тангенциальный разрыв неустойчив. Но при расчетах распада разрыва такая неустойчивость не принимается во внимание. Это допустимо и физически скорость фронта волны обычно велика по сравнению с тангенциальными скоростями на разрыве, масштаб длины, на которой размывается тангенциальный разрыв, поэтому мал по сравнению с расстоянием, на которое за равное время распространяются волны от плоскости произвольного разрыва. Задача о распаде произвольного разрыва обычно решается последовательными приближениями вручную или на электронной вычислительной машине. [c.405]

Количественная теория структуры фронта ударной волны в плазме основана на гидродинамических уравнениях, которые отличаются от обычных тем, что уравнения энергии записываются отдельно для электронного и ионного газов с учетом обмена кроме того, в уравнение электронной энергии добавляется член электронной теплопроводности. На рис. 4, заимствованном из работы В. Д. Шафранова (1957), приведены результаты расчета, сделанного им для сильной ударной волны в водородной плазме показаны распределения плотности, электронной и ионной температур в волне. Электронная температура непрерывна на скачке уплотнения, так как по определению поток тепла электронов пропорционален йТе1( х и, следовательно, разрыв в температуре сделал бы. поток бесконечным. [c.219]

Основным механизмом ионизации является выбивание электронов из атомов электронным ударом. При этом электронный газ черпает свою энергию за счет обмена с ионно-атомным газом. Поскольку электроны затрачивают очень много энергии на ионизацию, электронная температура оказывается довольно низкой по сравнению с температурой тяжелых частиц. Основной вопрос, который так и остался нерешенным в этой работе, да и сейчас еще не вполне ясен,— это вопрос о механизме образования начальных затравочных электронов, с которых начинается электронная лавина. По этому поводу высказывался ряд предположений. Наиболее полное теоретическое исследование ионизации аргона в ударной волне было дано в работе Л. М. Бибермана и И. Т. Якубова (1963). Они пришли к выводу о том, что существенную роль в создании первичной ионизации играет возбуждение атомов перед фронтом ударной волны резонансным излучением, выходящим из нагретого газа за фронтом. Б работе Н. М. Кузнецова (1964) рассматривается режим, в котором первичные электроны появляются за счет фотоионизации. Этот режим может осуществляться в достаточно сильных волнах. [c.230]

Фиг. 12.7. Схематическое представление электронной температуры Те и температуры ионов Г в зависимости от положения относительно фронта ударной волны, находягцего-ся при X = 0. Учтена роль электронной теплопроводности, но совсем пе принимался во внимание поток излучения. Втекающий газ предполагается ионизованным, но потерями энергии на ионизацию и диссоциацию пренебрегается. Отметим сходство со случаем очень сильной ударной волны (см. фиг. 12.5), а также изменение наклона кривой Те в точке X = 0.

На начальных участках фронта ударной волны преобладают межатомные столкновения и степень ионизации чрезвычайно мала. Образующиеся в этой области электроны чаще сталкиваются с атомами, чем с другими электронами, и функция распределения скоростей для электронов, вероятно, не будет максвелловской. При возрастании во фронте ударной волны степени ионизации электрон-электронные столкновения становятся все более и более вероятными. Когда степень ионизации достигает приблизительно 10" , число электрон-электронпых столкновений становится приблизительно равным числу столкновений электронов с атомами, а при более высоких степенях ионизации уже преобладают электрон-электронные столкновения. В последнем случае из-за интенсивного обмена энергией следует ожидать, что электроны приобретут максвелловское распределение скоростей с температурой Т - [c.492]

Таким образом, найдя истинное значение ионного тока при t = b (что соответствует максимальному значению, линейно растущего напряжения), можно определить концентрацию электронов в плазме по выражению (1). При этом делается существенное и вполне достоверное для изотермической плотной плазмы в ударной трубе предположение о равенстве электронной температуры и температуры газа. Газодинамические параметры, в частности, температура и плотность, вычисляются при условии термодинамического равновесия численным решением уравнений сохранения на фронте ударной волны с учетом ионизации. Г1ри эгом пренебрегают тепловыми потерями, вязкостью и возбуждением атомов и ионов [13]. В заключение следует сделать некоторые замечания. [c.42]

Следует подчеркнуть, что простой экспоненциальный закон нарастания электронной лавины с масштабом времени справедлив только при условии, что Те = onst. В реальных условиях электронная температура может сама зависеть от времени. Дело в том, что при кТд < / на ионизацию затрачивается очень большая доля тепловой энергии электронов грубо говоря, на рождение одного нового электрона тратится тепловая энергия 1/кТе электронов. Если нет источника, за счет которого восполнялись бы потери энергии электронного газа на ионизацию, электронная температура падает с течением времени, ехр (— I/kTg) резко уменьшается, развитие лавины затухает. Во фронте ударной волны потери энергии электронов восполняются за счет притока энергии от атомов (ионов) к электронам. Подробнее см. об этом 10 гл. VII. [c.330]

В работе В. С. Имшенника [51] рассматривается ударная волна в двухтемпературной плазме с учетом излучения (температуры электронов и ионов не предполагаются одинаковыми). В работе [88] исследуется структура фронта ударной волны с учетом переноса энергии и импульса излучением на основе уравнений радиационной гидродинамики (в нерелятивистском приближении). [c.422]

Рассмотрим установившееся движение плоской ударной волны навстречу лазерному излучению. Интенсивность лазерного излучения Р считаем постоянной. Газ перед волной неподвижен и характеризуется начальной плотностью частиц Л о- Тепловое излучение плазмы ионизирует слой газа перед фронтом светодетонационной волны. При значениях Го и Л о соответствующих светодетонационному режиму, начальная ионизация газа непосредственно перед фронтом равна aeг<10 . Пробег ионизующих квантов не превышает миллиметра, поэтому в нескольких миллиметрах от фронта газ вообще не ионизован. Температура электронного газа перед фронтом Те определяется равновесием между поглощением лазерного излучения и потерями энергии при столкновениях. В светодетонационном режиме для водорода, гелия и аргона величина Те равна Те -н2 эВ. Время от начала фотоионизации очередного слоя газа до прохождения фронта волны через этот слой порядка 10 с. Передачей энергии от электронов к атомам можно пренебречь (из-за большого различия в массах атома и электрона), поэтому для температуры атомов (и ионов) перед фронтом справедлива оценка Т < Те. [c.112]

Одним из основных вопросов, на который следует ответить, является вопрос о состоянии плазмы за фронтом свечения. Измерения, проведенные с фоторазверткой и ФЗУ, показывают, что за фронтом свечения движется ярко светящаяся область, форма которой зависит от начального давления и скорости фронта. Необходимо выяснить, является ли плазма за фронтом газоразрядной (выброшенной из камеры при разряде), определяются ли ее параметры ударной волной или ее состояние зависит от обоих процессов. Поскольку электронная температура за сильными ударными волнами порядка температуры газа, то спектральные измерения позволяют, по-видимому, ответить на этот вопрос. Чтобы исключить возможное влияние на электронную температуру за фронтом электрических полей разряда, измерения проводились на таких расстояниях от кольцевого электрода, чтобы к моменту прихода фронта свечения разрядный ток существенно затухал. [c.55]

Заметим, что после наступления полной ионизации, когда с повышением амплитуды ударной волны и температуры за фронтом Едост растет, а Q остается неизменным, сжатие при росте амплитуды стремится к 4 (если не учитывать тепловое излучение). Это видно из формулы (3.71). Например, в водороде, в области полных диссоциации и ионизации потенциальная энергия на атом равна 15,74 эв (энергия диссоциации На 2,24 эв на атом, энергия ионизации 13,5 эв), поступательная энергия на атом (энергия протона и электрона) равна Ъ кТ = Ы е, т. е. [c.183]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...