CC BY
15
УДК 519.6 : [523.48 + 539.18 + 551.510]
МОДЕЛИРОВАНИЕ ФИЗИКО-ХИМИЧЕСКИХ ВЗАИМОДЕЙСТВИЙ АЭРОКОСМИЧЕСКИХ СИСТЕМ С ЗЕМНОЙ АТМОСФЕРОЙ. ЧАСТЬ 1: СВЕЧЕНИЯ У ПОВЕРХНОСТИ ОРБИТАЛЬНЫХ СРЕДСТВ
© 2004 г. О.В. Яценко, Е.Н. Ладоша
To describe glow near the forewind surface of orbiting spacecraft a set of models is proposed. For little spacecrafts respective models are fundamental in both - structure and content as well as the shuttle glow is subjected to empirical reproduction. All the models expected are subjects of appreciable industrial interest.
Численность современных средств аэрокосмической техники (АКТ) неуклонно возрастает, номенклатура и спектр применения - расширяются, а их хозяйственное важность исключительно велика. Современная роль и тенденции развития АКТ заставляют отнести проблемы функциональности и надежности входящих в ее состав объектов и систем к приоритетным направлениям науки и техники.
В этой части статьи рассмотрим свечения у поверхности космических летательных аппаратов (КЛА), совершающих полеты по низким околоземным орбитам, т. е. являющихся искусственными спутниками Земли (ИСЗ). Предназначенные для длительной орбитальной работы по сбору информации ИСЗ и космические летательные аппараты многоразового использования (КЛАМИ) типа «Спейс шаттл» оказываются «экранированными» возникающими у их поверхности свечениями [1-3]. Поэтому требуются специальные меры для устранения или уменьшения негативного влияния свечений на бортовые оптические и электронные системы, выработка которых возможна лишь на основании результатов идентификации излучающих агентов, а также механизмов их образования и/или возбуждения.
Околоземные орбиты АКТ располагаются в пределах термосферы: для малых ИСЗ в диапазоне высот от 150 до 500 км, для КЛАМИ - в пределах пояса 240^310 км. На полетных высотах шаттла атмосфера состоит в основном из атомарного кислорода (70^85 %) и N (28^14 %), ее плотность составляет (2^0.5)'109 см-3, температура -800^2000 К, а степень ионизации близка к 10-3. Существенно, что границы, состав и состояние ионосферы подвержены суточным изменениям и реагируют на изменение солнечной активности. Поэтому при интерпретации экспериментальных данных и особенно при их обобщении требуется определенная осмотрительность.
Природа свечений чрезвычайно разнообразна [1-3], однако здесь ограничимся исследованием свечений над поверхностями (отдельно малых и больших) КЛА, тормозящими набегающий поток. Выбранное ограничение обусловлено тем, что свечения этого типа непременно сопровождают орбитальные полеты как малых, так и больших КЛА; сопоставимые с ними по интенсивности свечения других типов оказываются кратковременными и/или реализуются при определенных нетипичных обстоятельствах.
Свечения над малыми спутниками
Скрупулезный анализ множественных экспериментальных данных, приведенных в обзорах [1-3] и появившихся в последние годы экспериментальных работах, позволяет факторизовать зависимость интенсивности (яркости) свечения над наветренными поверхностями КЛА от длины волны А, угла атаки а, высоты Н и температуры поверхности Г„. Для малых ИСЗ справедлива следующая эмпирическая зависимость (размерность спектральной яркости Р/нм):
/(А,а,Н,Г„)=3 103(1-1,35 10-5А3+2,1710-8А4)
С0Б3а х
хехр(-0,141Н + 0,000254Н2 + 1625/Г„). (1)
Зависимость (1) «работоспособна» в пространстве параметров Уо1^ = (А е 280^732 нм) х (а е 0^90 град)х
х (Н е 140^280 км) (Г„ е 170^470 К) и дает значение яркости приповерхностного свечения с точностью до множителя ~ 2.
Уточнить расчет пространственно-
спектральных характеристик свечения над малыми ИСЗ можно средствами так называемого внутреннего моделирования. Этот подход подразумевает поиск «подходящего» физико-химического механизма, обеспечивающего наблюдаемую радиационную кинетику.
Спектральный состав и пространственный масштаб свечения над малыми спутниками отвечает излучению колебательно-возбужденных частиц ОН(Х2П). Принципиально возможны два физикохимических сценария образования возбужденных ОН(Х2П):
1) так называемый процесс Лэнгмюра-Хиншельвуда - налетающие на поверхность атомы
О адсорбируются поверхностью и мигрируют по ней некоторое время гадс до вступления в реакцию, затем (сразу же после образования) горячие частицы ОН покидают поверхность КЛА;
2) процесс Или-Ридела, состоящий в непосредственном ударном реагировании налетающих частиц О с адсорбированными на поверхности молекулами Н2О. В обоих случаях степень и характер возбуждения ОН зависят от энергетики и динамики элементарных химических и адсорбционных актов: практически продукт реакции оказывается достаточно и неравновесно горячим.
В рамках одномерной картины течения (не сталкивающихся друг с другом микроскопиче-
ских) частиц невозможно описать угловое распределение интенсивности свечения. Однако факт пропорциональности яркости и энергии торможения позволяет оценить энергию активации гетерогенного процесса
О + Н2Оадс ^ ОН + ОН (2)
на основе вполне здесь уместной аррениусовской модели элементарного акта. В этой модели требуется только заменить температурный фактор (тепловую энергию) на энергетический фактор набегающего потока, т.е. считать, что скорость Ж реакции (2) связана с кинетической энергией (торможения) Ек зависимостью вида
Ж ~ ехр(-Ед/Ек). (3)
Двойное логарифмическое дифференцирование зависимости (3) и последующее приравнивание величины д1пЖ/д1пЕк к единице (условие означает прямую пропорциональность яркости энергии соударения) дает возможность оценить снизу энергию активации ЕА = Ек как ~ 5 эВ или 500 кДж/моль. Это значение примерно в семь раз больше, чем для аналогичной (2) реакции в газовой фазе. Различие можно объяснить высокой степенью упорядоченности адсорбированных частиц Н2О в пространственно невыгодном для реакции направлении - атомами Н «под удар» со стороны набегающего потока О: эффективная «неупру-гость» столкновения, эквивалентная степени передачи поступательной энергии потока О в колебательные степени свободы Н2Оадс, оказывается в восемь раз (отношение массы атомов кислорода и водорода) меньше. Значительная доля импульса и энергии потока, по-видимому, канализуется на упругие и неупругие (без реакции (2)) процессы.
Иначе объяснить повышение энергии активации процесса (2) по сравнению с адиабатической газофазной реакцией между теми же реагентами до уровня прочности связи О - НО можно, предположив существенную неадиабатичность элементарного акта. Лимитирующей стадией такого процесса является «отрыв» водородного атома от адсорбированной молекулы воды; образующиеся в результате свободные атомы Н реагируют впоследствии с высокоэнергетичными атомами О без энергии активации. Вторая стадия протекает сравнительно быстро, благодаря
1) высокой взаимной скорости реагентов;
2) их совершенной форме;
3) отсутствию у них внутренней колебательной
структуры. Роль третьей частицы, гасящей избыточное возбуждение продукта, выполняют как поверхность КЛА,
так и радиационная дезактивация ОН(Х2П). Угловая зависимость скорости процесса в этой постановке возникает из-за снижения вероятности:
1) соединения О и Н и 2) передачи избыточной энергии от образовавшейся горячей частицы ОН поверхности по мере увеличения угла атаки. Каж-
дый из этих двух факторов примерно пропорционален косинусу угла атаки. Таким образом, предлагаемый двухстадийный (с неадиабатической первой стадией) механизм взаимодействия атмосферных частиц с поверхностью КЛА позволяет не только интерпретировать наблюдаемую экспериментально угловую зависимость яркости свечения, но и оценить соответствующую энергию активации.
В предложенной трактовке игнорируется микроструктура поверхности КЛА: оправданием этому может служить то, что параметры свечений над всеми малыми ИСЗ близки, несмотря на разнообразие материалов облицовки (покрытий), способов ее нанесения и обработки (см. обзоры [1-3]). Как и следует ожидать в такой ситуации, уточнения и детализация механизма элементарной реакции (2) не изменяют конечного результата качественно, внося лишь числовые поправки в виде множителя ~ 1/2^2.
Теоретическое рассмотрение кинетики радиационной дезактивации ОН(Х2П), выполненное в [4], позволяет выразить интенсивность свечения посредством однозначной явной функции, аргументами которой служат перечисленные выше параметры, а областью «работоспособности» - множество их значений Уо1| = (А е 580^4200 нм) х (а е 0^90 град) х
х (Н е 140^280 км) х (Т„ е 170^470 К) х х (Ту е 2 кК^да).
Окончательный вид этой зависимости дается формулой
I = ДАц г,Т„ а, Н, Т„) = БАу ехр(-ке/к .®eДv/Tv) х
2
хехр(-^(^ ) г - (в^ /1е(А V )г ] / [1 + вАvr]) х х С0Б3а ■ ехр(-0,141Н + 0,000254Н2 + 1625/Т„), Р/нм. (4)
В формуле (4): Аv - разность колебательных квантовых чисел комбинирующих уровней; г -расстояние от поверхности КЛА; БАу - интегральная интенсивность (яркость) свечения в секвенции АУ; параметр адv е {-1/4(А^)|тг^ 0 ^ 4^+1/2)|тг 2
^ 0 /2^e(Аv + 1)|Tv ^ 0 } отвечает степени колебательного возбуждения ОН(Х2П), а рАу =
1//е(Ау + 1)|Тг^ 0 - величине, обратной временному масштабу радиационной релаксации ближайшей «накачивающей» секвенции Аv + 1. Значения параметров и постоянных в (4), а также связи А V = Аи(А) и аАу = аАу (Ту) сведены в табл. 1-2.
Пространственно-спектральный состав свечения у наветренной поверхности малого ИСЗ, рассчитанный согласно модели (2)-(4), показан на рис. 1 а, б:
расчеты выполнялись для физически холодных
Таблица 1
Спектральное положение и интегральная сила секвенций ОН(Х2П) в излучении
Av 1 2 3 3 и 4 4 5 6
ЛА, нм 26GG-42GG 13GG-2GGG 93G- 13GG 83G-93G 72G-83G 58G-72G 51G-58G
SA Р/нм 41G3 41G4 61G4 31G4 1G4 61G3 21G3
излучателей со средним запасом колебательных квантов ~ 1 (фрагмент б) и для горячих частиц гидроксила, начальное колебательное возбуждение которых составляет порядка 10 квантов (а).
Таблица 2
Зависимость длины е-кратного ослабления яркости свечения от номера секвенции и степени колебательного возбуждения ОН(Х2П)
Д v /є(Д v), м Делегирован- ный масштаб 1е(АУ)\ту^ » - 4(АК)\тк^ о, м Кванто- вый инвариант А V 4(А^), м
Tv ^ ю Tv = 2G кК Tv = 2 кК
1 37 35 24 13 7 3 •I- 4 2
2 17 14 11 6 22^28
3 11 8 б,5 4,5 19,5^33
4 б,5 5,5 4,4 2,1 17,б-н2б
5 5 3,4 3 2 15^25
б 3,5 3,G 2,7 - 1б,2-н21
Примечание. Разброс величины квантового инварианта в правой колонке 15^37 служит мерой того, насколько успешно и быстро частицы ОН(Х2П) «больцманизуются» за счет спонтанного испускания квантов
онной кинетики [3]. Отмеченное обстоятельство является прямым следствием простоты и универсальности механизма свечений над малыми КЛА.
С помощью соотношения (4) можно не только оценивать параметры свечения перспективных объектов АКТ этого класса, но также разрабатывать и уточнять процедуры регистрации свечений и измерения их параметров - для определения количественных характеристик реакции (2). Из него, в частности, следует важность экспериментального определения профилей типа изображенных на рис. 1 при различных высотах и прочих условиях полета. Полученные путем непосредственных измерений данные о зависимости
I = I(Av, г, Н) позволят уточнить количественную сторону процесса.
Свечения над шаттлом По сравнению с малыми ИСЗ КЛАМИ представляют собой существенно более сложные системы с расширенным спектром функций. Отсюда с очевидностью следуют (и подтверждаются многочисленными фактами) большое разнообразие механизмов и феноменологическая сложность свечений над их поверхностями. В нулевом приближении, соответствующем мощности исходной информационной базы, спектральные характеристики, а также гипотетические агенты и механизмы свечения схематизированы на рис. 2-3.
500 1000 2000
X, нм
Рис. 1. Спектральная яркость свечения над малыми ИСЗ в зависимости от расстояния до поверхности и степени колебательного возбуждения частиц ОН(Х2П). Расчетные профили соответствуют тангенциально регистрируемой интегральной по углу составляющей 1(Х, а,...) при высоте полета 170^175 км. Начальное колебательное возбуждение гидроксила предполагается соответствующим уровню Ту = 50 кК (а) и 5 кК (б)
Выбранные условия можно рассматривать как граничные при химическом возбуждении ОН в реакции (2).
Видно, что динамика радиационного охлаждения ОН(Х2П) в указанном диапазоне параметров имеет общий характер.
Приведенный здесь результат в пределах 25 %-й погрешности согласуется как с расчетом согласно (1), так и с данными, полученными численным интегрированем уравнений поуровневой радиаци-
Рис. 2. Вероятные излучатели при взаимодействии КЛАМИ с ионосферой.
Размерность интенсивности - Р/мкм
Поиск некоторого универсального механизма свечений [1-4] на основе новых экспериментальных данных направлен в настоящее время на установление роли атомов О в химизме взаимодействия ионосферы с КЛАМИ. Важность такой информации объясняется сильной корреляцией между яркостью свечения и локальной плотностью атомарного кислорода.
бб
Рис. 3. Пространственно-спектральные характеристики
свечения, «вызванного» радиационной дезактивацией
2
колебательно-вращательных переходах между возбужденными электронными состояниями Ш2 - 2Л! и 2ВЬ
Сопоставление спектров и характерных времен хемилюминисценции реакций (6) и (7) с экспериментально наблюдаемыми параметрами свечения позволяет отдать предпочтение тому или иному механизму взаимодействия. Сравнительно сложное внутреннее устройство молекулы М02 препятствует подробным квантовомеханическим расчетам ее радиационных характеристик, однако имеются достаточно надежные экспериментальные данные о спектре излучения N0^^ ^ 2В^. Синтез спектра излучения М0(Х2П), наоборот, сравнительно несложен. Однако особенность дан-
Ы0(Х2П):
а - спектр излучения; б - протяженность.
Расчеты выполнены в предположении термализованного излучателя с температурами T = 1000 К, ^ = 5000 К и Tv = 9000 К соответственно
Логично предположить, что свечения сопровождают физико-химический процесс, в котором О участвует как реагент, а взаимодействие происходит (эффективно) по первому порядку. Предложены два гипотетических механизма такого рода. Согласно первому, свечение обусловлено радиационной дезактивацией колебательно-
возбужденных частиц N0, согласно второму -электронно-колебательно-возбужденных частиц
N0^.
Первый механизм допускает различные способы образования возбужденных частиц N0:
- в результате столкновений частиц набегающего потока (0, 02, ^) с частицами собственной атмосферы космического аппарата (облака загрязнений) согласно реакции
N + 0 ^ Ш(Х2П, V’) + N , V’ < 20 ; (5)
- в процессе каталитической рекомбинации атомов N и 0 на поверхности по схеме
десорбция,
’no(p) ,
(б)
^дс + О ^ Ш(В2П^’)ад 1ЧО(В2П, V’) ^ Ш(Х2П, V”) + ко 1ЧО(Х2П, V”) ^ ]ЧО(Х2П, V” ’) + ко®мО(Х2П) .
По второй гипотезе электронно-возбужденные частицы МО2* образуются на поверхности теплозащитных плиток и боросиликатного стекла в результате следующих процессов:
N ^ ^адс >
О ^ Оадс ,
^дс + 0адс ^ N0 (B 2П)адс
N0(B2П)aдс ^ N0(X2П):
(7)
N0(B2П)aДс ^ N0(X2П)aДс ,
N0(X2П)aДс + 0(БКин = 5 эВ) ^ Ш2*(2В0 . Брутто-процессам (6) и (7) отвечают различные спектры хемилюминисценции: в первом случае это Р-система полос N0 в УФ-области спектра и колебательно-вращательные полосы N0^^) в ИК и предположительно в видимой областях; процесс (7) сопровождается высветом при электронно-
ной ситуации заключается в том, что вероятности колебательных переходов N0^^, V’) ^ N0^^, V’’) с большим изменением колебательного квантового числа Av = V’ - V’’ >> 1, ответственных за высвет в видимой области спектра, неизвестны. Кроме того, имеющиеся в литературе коэффициенты Эйнштейна для излучательных переходов между близкими колебательными состояниями N0^^) сильно различаются между собой,
что осложняет выбор информационного базиса для модели свечения КЛАМИ.
Спектральный состав свечения над КЛАМИ, вычисленный на основе коэффициентов Эйнштейна из работы [5], приведен на рис. 3. Сопоставление рассчитанных радиационных характеристик N0^^) с экспериментально полученными данными (см. рис. 3) для свечения у поверхности КЛАМИ свидетельствует о том, что названная частица не является излучателем: 1) вычисленное распределение интенсивности излучения в видимом диапазоне имеет два максимума: при Я и 650 нм и Я и 720 нм, в то время как при полете шаттла регистрируется единственный - при Я и 650 нм; 2) пространственный масштаб свечения, согласно представленной модели, на 2 порядка превышает фактический.
В такой ситуации оправданным представляется приближенное внешнее моделирование характеристик свечения. Анализ оригинальных работ, а также [1-3] позволяет предложить для прикидочных оценок параметров свечения эмпирическую формулу, сходную с (1):
1(Я, а, Н, Т„) = 3109 Ф(Я) соБа х хехр(-0,141Н + 0,000254Н 2 + 1625/Т*,), Р/нм, (8)
где Ф(Я) = 0,07 при 200 < Я < 400 нм, Ф(Я) = 1 при 500 < Я < 800 нм и при 3 < Я < 4 мкм, Ф(Я) = 0,2 при 4 < Я < 12 мкм, Ф(Я) = 0,03 при 12 < Я < 50 мкм и Ф(Я) = 0 - для невошедших в указанные интервалы длин волн из диапазона 0,1^100 мкм. Зависимость (8) «работает» в пространстве параметров
Уо1^ = (Я е 0,1^100 мкм) х (а е 0^90 град) х х (Н е 140^280 км) х (Т„ е 170^470 К) и дает
правильные по порядку величины значения спектральной интенсивности.
Основные результаты
Предложенные в работе модели позволили объяснить механизм свечения у наветренной поверхности малых ИСЗ и на его основе воспроизводить спектральные и пространственные характеристики свечения при различных значениях определяющих параметров. В то же время с их помощью отвергнут один из гипотетических механизмов, пригодных для объяснения внешне аналогичного эффекта у поверхности КЛАМИ. Кроме того, эти модели пригодны для целенаправленного совершенствования техники орбитальных оптических измерений как путем выбора надлежащих приборных единиц, так и внесением в программную часть соответствующих комплексов специфических (корректирующих непосредственно регистрируемый сигнал)
Донской государственный технический университет
модулей.
Литература
1. Гаррет Х.Б., Чатджян А., Гэбриэл С.Б. // Аэрокосмическая техника. 1989. № 10. С. 64-90.
2. Хантон Д.И. // В мире науки. 1990. № 1. С. 56-63.
3. Дорошенко В.М. и др. Теоретическое и экспериментальное моделирование свечения над космическими аппаратами при орбитальном полете / Препринт ИВТАН № 8-340. М., 1992.
4. Яценко О.В. Прикладная физико-химическая кинетика. Ростов н/Д, 2002.
5. Дорошенко В.М., Кудрявцев Н.Н., Яценко О.В. // Журн. прикл. спектр. 1992. Т. 57. № 5-6. С. 460-463.
1 февраля 2004 г.
