CC BY
32
УЧЕНЫЕ ЗАПИСКИ Ц А Г И Томі 197 0
№ 5
УДК 533.9.07
ИССЛЕДОВАНИЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ИОННОГО ТОКА В СЛЕДЕ ЗА ЦИЛИНДРИЧЕСКИМ И СФЕРИЧЕСКИМ ТЕЛАМИ В ПОТОКАХ АРГОНОВОЙ И АЗОТНОЙ ПЛАЗМЫ
Л. В. Носачев, В. В. Скворцов
Проведено исследование распределения ионного тока в следе за цилиндрическим телом, ось которого перпендикулярна оси потока разреженной плазмы. Полученные экспериментальные данные сопоставлены с результатами асимптотической теории. Проведено сравнение структуры следа за шаром, обтекаемым потоком аргоновой и азотной плазмы.
Первые лабораторные эксперименты по ионосферной аэродинамике [1], [2] показали, что в следе за телами, обтекаемыми потоком разреженной плазмы и имеющими высокий отрицательный потенциал по отношению к окружающей среде, возникает специфический максимум плотности ионов, обусловленный фокусировкой данных частиц под действием электрического поля в окрестности тела. В работе [3] было экспериментально установлено, что этот процесс фокусировки ионов может происходить также и при потенциале на модели, близком к потенциалу невозмущенной плазмы, что качественно согласуется с теоретическими расчетами, выполненными в работе [4]. В работе [5] изучен вопрос о подобии явлений в окрестности сферических моделей различного диаметра в условиях, когда основные безразмерные параметры сохранялись постоянными, а также исследовано влияние температуры электронов на формирование структуры возмущенной области за телом.
Настоящая статья посвящена экспериментальному исследованию структуры следа за длинным цилиндром, ось которого перпендикулярна оси потока. Кроме того, проведено сопоставление структуры следа, образующегося за сферическим телом, в потоках аргоновой и азотной плазмы.
Эксперименты проводились по той же методике, что и в работе [3]. Поток разреженной плазмы создавался с помощью газоразрядного ионного источника, который может работать на различных газообразных рабочих телах. Пространственный заряд ионного пучка компенсировался электронами, эмиттируемыми накаленной вольфрамовой нитью. Пучок ионов на выходе из источника имел
диаметр примерно 7 см. Величина ионного тока в пучке была равна 50 ма, а энергия направленного движения ионов составляла 130—140 эв. Разброс ионов по энергиям в их направленном движении не превышал +2 15 эв. Концентрация заряженных частиц в окрестности моделей, которые устанавливались на расстоянии примерно 40 см от источника, варьировалась в диапазоне от 107 до 108 см~3; температура электронов изменялась от 1 до 3,5 эв путем изменения положения в потоке нити, эмиттирующей данные частицы. Давление в вакуумной камере при работе источника составляло (2—4)-10~5 мм рт. ст. В условиях опыта скорость хаотического движения электронов была велика по сравнению со скоростью направленного движения ионов. Эксперименты проводились с моделями из нержавеющей стали. Для измерения параметров потока разреженной плазмы и исследования возмущений в окрестности моделей применялись многоэлектродные и плоские ленгмюровские, а также термозонды, которые были установлены на координатни-ках. Конструкция зондов описана в работах [3], [6].
На фиг. 1 в качестве примера показано распределение осевой составляющей ионного тока в следе за цилиндром диаметром 2 см и длиной 20 см, ось которого была перпендикулярна оси потока, когда рабочим веществом служил аргон. Основные безразмерные параметры имели следующие значения:
Vo/2 kTe да 39; a/D да 8; efJkTe да - 1; —20,
где MjVo/2 — энергия направленного движения ионов,
Те — температура электронов, k — постоянная Больцмана, а — радиус модели,
D — дебаевский радиус, е — заряд электрона,
f0 — потенциал тела относительно невозмущенной плазмы.
При построении графиков: использована система координат, в которой за начало принят центр модели, ось г совпадает с осью струи, а координата р отсчитывается от оси г вдоль перпендикуляра к плоскости, в которой лежат ось г и ось модели. Осевая составляющая ионного тока измерялась плоским зондом шириной 1 мм, длиной 4 мм и толщиной 0,1 мм, выполненным из меди. С одной стороны зонд был изолирован слюдой, а его воспринимающая поверхность ориентировалась перпендикулярно оси струи навстречу потоку плазмы. Измерения проводились в центре возмущенной области, где эффекты, возникающие у концов цилиндра, не оказывали существенного влияния на структуру следа, причем ленгмюровский зонд перемещался по нормали к плоскости, в которой лежали как ось потока, так и ось цилиндра. Величина у'/Уо на фиг. 1 определялась как отношение ионного тока на зонд в данной точке следа к его невозмущенному значению в том же сечении z/o = const.
Сопоставление полученных характеристик с аналогичными распределениями ионного тока за сферической моделью [3] показывает, что для цилиндра, в отличие от шара, область с повышенной концентрацией ионов на оси следа локализована на небольшом участке вдоль этой оси, за которым вновь наблюдается равномерное заполнение ионами зоны разрежения. Кроме того, для одинаковых зна-
tls
МГ,
=-/
чений основных безразмерных параметров увеличение плотности ионного тока на оси следа, возникающее из-за фокусировки ионов, оказывается для цилиндра менее значительным, чем для шара. В проведенных опытах было также установлено, что при значениях параметра Мг1/о/2АГеда60-;-70 область тени за цилиндром (по крайней мере в сечениях г/а — 1 -ч- 10 и при потенциалах модели в диапазоне еу0/1гТе= — 1 -=--25) заполняется ионами равномерно, тогда
как область тени за шаром в этих же условиях заполняется с образованием максимума плотности ионного тока на оси следа. Это различие указывает на существенную роль геометрии тела в формировании структуры следа и согласно теории [7] связано, по-видимому, с возникновением сферических ионно-звуковых волн в по-
Ф иг. 2
токе плазмы, обтекающем шар, интенсивность которых в тг раз больше, чем цилиндрических волн.
Экспериментальные данные, полученные при значении потенциала на модели, близком нулю (в конкретном случае е<?0//гТе ^ I), могут быть сопоставлены с результатами теоретических расчетов [7], в которых асимптотически учитывалось влияние электрического поля на структуру следа за цилиндром. С этой целью на фиг. 2 нанесены экспериментальная (сплошная линия) и теоретическая (пунктирная линия) зависимости величины (у'0—у')//0 от полярного угла &, образуемого радиус-вектором г некоторой точки следа с вектором направленной скорости ионов У0. За начало радиус-вектора г принят центр модели. Обе кривые соответствуют
величине \г\, равной 4,5а, т. е. график, построенный по экспериментальным данным, относится к области следа, в которой имеет место характерное увеличение концентрации ионов в приосевой зоне. Из фиг. 2 видно, что наблюдаемая в эксперименте зона возмущения оказывается более широкой и плотность ионного тока в ней несколько меньше, чем следует из теории [7], однако в целом для рассматриваемых условий экспериментальные и теоретические результаты находятся в качественном соответствии. Разумеется, это соответствие имеет место лишь для области с повышенной концентрацией ионов на оси следа. В области же равномерного заполнения ионами зоны разрежения экспериментальные и теоретические результаты расходятся, естественно, значительно сильнее.
В проведенных опытах была сопоставлена также структура возмущенной области за шаром диаметром 2 см при его обтекании потоками аргоновой и азотной плазмы, причем потоки содержали в основном ионы Аг+ и N2“ соответственно. Полученные распределения ионного тока по радиусу следа на различных расстояниях
от центра модели приведены на фиг. 3. Точками показаны распределения, полученные в том случае, когда рабочим телом служил аргон, а треугольниками — аналогичные распределения для азота. В этих экспериментах безразмерные параметры имели следующие значения:
М, Vt/2kTe-etp„/Kr^-S
; 78; a/D да 14; e<?JkTe
5s-5; —11. I ft/к Te=-fJ
/ A
4'
IS
0
1.0,
V./
J"™
z/a=ff
1 2 p/a
z/a=tO
0.5
2 p/a
Из приведенных характеристик видно, что различие в интенсивности вторичных процессов, возникавших при взаимодействии ионов Аг+ и N2" с поверхностью тела, не влияло существенно на структуру возмущенной области. Данный результат обусловлен, по-видимому, тем, что в рассматриваемом случае вторичные эффекты давали незначительный вклад в концентрацию заряженных частиц около модели и, следовательно, слабо влияли на распределение электрического поля в возмущенной области, если параметр е®0/кТе поддерживался постоянным.
ЛИТЕРАТУРА
1. Hall D. F., Kemp R. F., S e 11 e n J. M. Plasma vehicle interaction in a plasma stream. AIAA Journal, v. 2, № 6, p 1032, 1964. (Ракетная техника и космонавтика, т. 71, № 6, 1964).
2. С lay den W. A., Hurdle С. V. An experimental study of a plasma — vehicle interaction. Rarefied Gas Dynamics N. York — London, Acad. Press, 1967.
3. С к в о р ц о в В. В., Н о с а ч е в Л. В. Исследование структуры следа за сферическими моделями в потоке разреженной плазмы. Космические исследования, т. 6, № 2, стр. 228, 1968.
4. М a si е n n і к о v М. V.. Sigov Ju. S. Rarefied plasma stream interaction with charged bodies of various forms. Proc. 6 th sump, on rarefied Gas Dynamics, 1968.
5. С к в о p ц о в В. В., Н о с а ч е в Л. В. Некоторые результаты исследования возмущений, вносимых телами в поток разреженной плазмы. Космические исследования, т. 6, № 6, стр, 855, 1968.
6. Скворцов В. В., Носачев Л. В., Нецветайлов Е. М. Исследование характеристик многоэлектродного зонда в условиях потока разреженной плазмы. Космические исследования, т. 7, № 3, стр. 415, 1969.
7. ПанченкоЮ. М. Асимптотика следа тела, движущегося в разреженной плазме. Исследования космического пространства. М., „Наука", 1965.
Рукопись поступила 26jIX 1969 г.
