К вопросу о моделировании условий полета в ионосфере Текст научной статьи по специальности «Физика»

УЧЕНЫЕ ЗАПИСКИ Ц А Г И

То м VII 197 6 М 3

УДК 593.95

К ВОПРОСУ О МОДЕЛИРОВАНИИ УСЛОВИЙ ПОЛЕТА В ИОНОСФЕРЕ

Б. Е. Щестков, А. Я. Книвель, А. И. Омелик

Исследуется плазменная составляющая в слабоионизированном гиперзвуковом свободномолекулярном потоке азота. Предлагается конструкция многосеточного зонда, позволяющего анализировать ионный и электронный компоненты при наличии потока нейтрального газа, на несколько порядков более интенсивного, чем плазменная составляющая. Показано, что плазменная составляющая позволяет дополнить моделирование потока в натурных условиях.

1. Рассматривая вопрос о моделировании динамических воздействий набе-

гающего потока на аппарат при полете в ионосфере, обычно имеют в виду полет на высоте 500 км и более, где существенный вклад в аэродинамическую силу вносит ионизированный компонент [1]. Между тем ионизированный и диссоциированный газ присутствует в атмосфере, начиная с высоты порядка 100 км [2]. Попадая на поверхность орбитального аппарата, этот газ может существенно изменить адсорбционные свойства поверхности и даже ее кристаллическую структуру [3, 4], изменяя тем самым и аэродинамические характеристики объекта. В свою очередь, нейтральный компонент может влиять, например, на показания датчиков, принцип действия которых основан на регистрации воздействия ионной составляющей. '

Из сказанного выше следует, что для моделирования условий полета в ионосфере необходимо создать течение, содержащее совместно нейтральный, ионизированный и диссоциированный компоненты. Диагностика таких потоков, однако, встречает значительные трудности из-за взаимного влияния компонентов; поэтому, по-видимому, имеющиеся опубликованные работы содержат измерения только каждого из них в отдельности.

Целью настоящей работы является исследование плазменного компонента в слабоионизированном (0,01%) свободномолекулярном гиперзвуковом потоке азота. Предлагается конструкция многосеточного зонда, позволяющего анализировать плазменную составляющую на фоне потока нейтрального газа, на несколько порядков ее превосходящего.

2. Для определения параметров потоков сильно разреженной плазмы применяются многоэлектродные зонды [5—7]. Эти зонды являются эффективным измерительным средством и позволяют находить распределения ионов по энергиям и скоростям, измерять степень ионизации газа, температуру ионов и электронов. Использование многоэлектродных зондов, однако, ограничивалось ранее очень разреженными потоками с интенсивностью, не превышающей от< 10и-^1015 1/см2 с. Дело в том, что в более плотных потоках давление в корпусе такого зонда, представлявшем обычно плоскую камеру с отверстием, обращенным к потоку,

достигает значений, при которых нарушаются условия свободномолекулярного течения в зонде, необходимые для его нормальной работы. Кроме этого, воани-кают возмущения в потоке перед зондом. Для того чтобы проводить измерения параметров плазменных потоков при наличии интенсивного потока нейтрального компонента, конструкция зонда была модифицирована.

3. Использовавшийся в экспериментах зонд показан на фиг. 1. Корпус I зонда представляет собой полый усеченный конус с острыми кромками входного

отверстия. Входной электрод 2, разделяющий электрод 3, анализирующий электрод 4, коллектор 5 и экранирующие электроды 6, 7 выполнены в виде плоских сеток. Электроды изолируются друг от друга и от корпуса с помощью фторопластовых шайб 8. Шайбы прижимаются крышкой 9. Электрические выводы размещены в канавке, выточенной в нижней части корпуса зонда. Корпус зонда изготовлен из нержавеющей стали, сетки выполнены из нержавеющей стали с ячейкой 50x50 мкм и диаметром прутка 10 мкм и напаяны на медные кольца толщиной 0,3 мм.

Угол раскрытия конуса был выбран с учетом следующих соображений. С одной стороны, при уменьшении внешнего угла конуса снижается возмущающее влияние зонда на набегающий поток, а с другой стороны, для предотвращения попадания анализируемых частиц на стенки зонда и создания плоского анализирующего поля, внутренний угол должен быть достаточно большим. Внешний полуугол раствора был выбран равным 45°, а внутренний 40°. Диаметр входного отверстия составлял 10 мм, расстояние между соседними электродами 2 мм.

Принцип работы многоэлектродных зондов детально описан в [5]. На электроды зонда подавалось напряжение, обеспечивающее при анализе ионной составляющей потока распределение потенциала, схематически показанное внизу на фиг. 1. За нуль принят потенциал стенок вакуумной камеры, ипл — потенциал плазмы в потоке перед зондом. Корпус 1, входной электрод Фиг. 1 2 и экранирующий электрод 7 имели потенциал

стенок камеры. На разделяющий электрод 3 подавался отрицательный потенциал, необходимый для того, чтобы полностью отсечь электронный компонент потока плазмы. Энергетическое распределение ионов определялось по' кривой зависимости тока на коллектор 5 от величины анализирующего напряжения на электроде 4. Электрод 6 служил для предотвращения попадания электронов со стороны выходной части зонда, на него подавалось напряжение, равное напряжению на электроде 3. Ток медленных ионов на коллектор был мал по сравнению с током быстрых ионов и электронов. Зависимости тока на коллектор от величины напряжения на анализирующем электроде записывались с помощью двухкоординатного потенциометра ПДС-021М. Зонд перемещался в потоке с помощью координатника, ось зонда была установлена параллельно оси потока.

Для обеспечения откачки зонда коллектор был выполнен в виде сетки. Коэффициент захвата коллектора 7 (отношение числа частиц, попадающих на коллектор г ко всему приходящему к коллектору потоку /) определялся экспериментально по току на коллектор при однократном г и двукратном I' прохождении частиц:

7 = 2-

Для обеспечения двукратного прохождения частиц на сетку за коллектором подавался потенциал, достаточный для отражения назад к коллектору всех ионов, не захваченных им. Использовалась также схема с коллектором в виде двух сеток. Коэффициент 7 с точностью до нескольких процентов оказался равным у = 1—р, где р — коэффициент геометрической прозрачности коллектора, т. е. отношение площади отверстий ко всей площади коллектора. Из оценок, основан-

ных на применении к сеткам зонда теории токораспределения в триоде [8], следует, что в рассмотренном случае при анализе ионного компонента коэффициенты прозрачности всех сеток зонда отличаются от коэффициентов геометрической прозрачности не более чем на 1%.

4. Энергетические распределения ионов и электронов находились по зависимости ионного и электронного тока на коллектор от величины анализирующего напряжения. Ток ионов на коллектор зонда

где /—плотность тока ионов; ^—площадь входного отверстия зонда; х — коэффициент, характеризующий эффективную площадь сбора зонда (Р'= Ру); а — коэффициент, учитывающий коэффициенты прозрачности р сеток, находящихся перед коллектором, и коэффициент захвата коллектора 7:

При анализе высокоэнергетических (е > еипд) потоков ионов с достаточно узким энергетическим распределением (Де < г), имеющих один компонент скорости (и =: vx; vy, vz « vx), a = const, x = 1.

Ток ионов на коллектор при этих условиях

где /(г, V) — функция распределения по компоненту скорости %)х-, и еит — соответственно минимальные скорость и энергия, обладая которой частица еще может преодолеть потенциал анализирующей сетки.

Дифференцируя (1) по ит и опуская индекс, получаем

При ііг^>0 имеет место однозначное соответствие между скоростью

/(г, V), может быть определена функция распределения по энергиям Ф (г, е). Преобразовывая выражение для плотности ионов щ, получаем по определению

Используя (1) и (2), получаем выражение для непосредственного определения

Ф (г, е) путем дифференцирования зависимости тока г на коллектор от величины анализирующего напряжения:

Температуру ионов можно оценить, аппроксимируя функцию распределения

/(г, и) локальным максвелловским распределением. Для электронов, как правило, скорость теплового движения намного превосходит направленную скорость, а распределение по скоростям близко к максвелловскому. Температура частиц при наличии распределения, близкого к максвелловскому [7],

і = jF-fa = jFA,

а — Pi Рг Рз 7-

i = eFA^ / (г, v)v dv — FA |* /(г, "j/^j d («“).

(1)

ей

т

частиц v и их энергией є = и, кроме функции распределения по скоростям

00

со

со

Щ- J/<7. »)*-] у=/(г. К!-)*-J »<'• ■)*•

О

Таким образом,

о

о

(2)

здесь k — постоянная Больцмана.

5. С помощью многоэлектродного зонда проведены исследования плазменной составляющей в слабоионизированном высокоскоростном свободномолекулярном потоке азота, представляющем собой приосевую часть струи, истекающей в вакуум [9]. Скорость потока 110 = 3-5-4 км/с, плотность /г0=(0,31)-1012 1/см3, число М » 8 [10, 11].

Типичные зависимости ионного тока на коллектор от величины анализирующего напряжения представлены на фиг. 2. Типичный вид функции распределения ионов по скорости их показан сплошной кривой на фиг. 3 (расстояние от точки измерений до критического сечения X =-395 мм, расход газа через сопло 0*=

= 12,2* 10 3 г/с). Представленное распределение ионов по скорости близко к локальному максвелловскому распределению (пунктирная кривая на фиг. 3). Наиболее вероятная скорость 1>; = 3,16х X 10е см/с, температура ионов х 3800 К, скоростное отношение ионного компонента л' = 18. Распределения, аналогичные

Фиг. 2

приведенному на фиг. 3, получены при измерениях на расстояниях от сопла х = — 300-4-500 мм и расходах газа О* = (7,5-+-29,9)• 10—13 г/с.

Наличие большой скорости у ионного компонента можно, по-видимому, объяснить следующим образом. При истечении струи в вакуум электроны, имеющие более высокие, чем ионы, скорости, уходят из потока, создавая область с положительным объемным зарядом. Энергия ионов потока составляет £ г: 50-ь70 эВ.

295 345 395 445 ос,мм

Фиг. 4

Для того чтобы обеспечить ускорение ионов до этой энергии температура электронов на выходе подогревателя газа должна составлять = 10 эВ [12]. Разброс ионов по энергиям определяется условиями их ускорения, а также температурой ионов в области струи, где происходит разгон плазмы.

Электрические поля сосредоточены в основном на начальном участке истечения потока в вакуум. Распределение энергии ионов вдоль оси потока (0# = = 0,012 г/с), приведенное на фиг. 4, показывает, что энергия ионов в рабочей камере изменяется незначительно. Напряженность продольного электрического поля, оцененная по изменению энергии ионов, составляет £~0,1 В/см.

10—Ученые записки

145

Вдоль оси потока интенсивность ионной составляющей как и интенсив-

ность нейтральной составляющей я0и„ [11], убывает обратно пропорционально квадрату расстояния от критического отверстия. Следовательно, и для ионного компонента течение вблизи оси потока эквивалентно течению от сферического источника. Это можно объяснить тем, что на начальном участке разлета в вакуум ионы ускоряются в радиальном электрическом поле, возникающем при формировании потока, а затем в рабочей камере движутся в области, где влияние полей на движение ионов незначительно.

о-,

км/с

25

24

23

22

21

50 100 150 200 , 250

Фиг. 5

В радиальном направлении интенсивность ионного потока спадает от оси. Ядро ионного потока примерно равно ядру нейтрального потока и составляет й ~ Ю см.

С увеличением расхода газа б* через сопло повышается плотность газа и понижаются температура и степень ионизации, что приводит к ослаблению разгона ионов. Это явление иллюстрирует фиг. 5, на которой представлена зависимость наивероятной скорости ионов на оси потока при х = 295 мм и степени

Щ VI

ионизации по интенсивности а:= • от числа Рейнольдса в критическом сече-

«о ио

Р* г/* 2 г* 2 б*

нии сопла Ке* =------------= ——— . Понижение степени ионизации с увеличением

Г* * Г*

плотности потока отражает аналогичную зависимость, имеющую место в ионосфере. Скоростное 1л отношение для ионного компонента составляет (

5=10-5-20 и отвечает условиям моделирования обтекания орбитальных аппаратов.

6. Обратимся теперь к результатам исследования электронного компонента. На фиг. 6 приведена зависимость натурального логарифма электронного тока на коллектор 1п от величи- 1}0 ны анализирующего напряжения. Линейные участки этой зависимости свидетельствуют о наличии максвелловского распределения [7]. Однако излом характеристики указывает на то, что мы имеем дело с двумя группами электронов. Согласно выражению (3), температуры этих групп электронов определяются наклоном линейных участков характеристики на фиг. 6. Первая группа — элект- д§

роны струи с температурой Те ж 40 эВ. Вторая, '

более многочисленная группа — фоновые электроны с температурой Те х. 7 10 эВ. Измерение

температуры электронов, поступающих в зонд со стороны выходной сетки, также дает Те = 7 эВ.

Фоновые электроны заполняют потенциальную О яму глубиной и ~ 10 эВ, образованную ионным

потоком. Как и в натурных условиях в ионо-

Фиг. 6

сфере, температура электронов превышает температуру ионов, а скорость теплового движения электронов значительно выше скорости направленного движения ионов. Концентрация электронов близка к концентрации ионов и составляет пе х. п1 ~ 107 1/см3. Степень ионизации по плотности ос2 = и;'/т0 = (0,5-5-3)-10—4 соответствует высотам //=150^-250 км.

7. Таким образом, можно считать, что исследованный поток достаточно хорошо моделирует силовое воздействие на орбитальный аппарат в ионосфере. Поток имеет скорость г/0 = 3 -ь 4 км/с, близкую к натурной, а наличие плазменного компонента позволяет учесть плазменную составляющую ионосферы и исследовать движение тел в условиях, близких к реальным. Некоторое различие между энергией ионов в натурных условиях и в потоке, по-видимому, не влияет на силы, действующие на орбитальный аппарат. Это связано с малым непосредственным вкладом плазменной составляющей в аэродинамические силы и с тем, что для рассматриваемой области энергии ионов их влияние на состояние поверхности модели аналогично влиянию ионов натурного потока.

ЛИТЕРАТУРА

1. Pig ache DR. A laboratory simulation of the ionospheric plasma. A1AA J„ vol. 11, N 2, 1973.

2. C1RA 1965. North — Holland publishing company Amsterdam, 1965.

3. Крошки її М. Г. Физико-технические основы космических исследований. М., „Машиностроение", 1969.

4. II и и ч у к В. П., Горбань А. Н., Корпии В. Г. Некоторые эффекты, стимулированные рекомбинацией атомов на поверхности твердых тел. „Журнал технической физики”, т. XLIV, вып. 6, 1974.

5. С к в о р ц о в В. В., Н о с а ч е в Л. В., НецветайловЕ, М. Исследование характеристик многоэлектродного зонда в условиях потока разреженной плазмы. .Космические исследования", т. VII, выи. 3, 1969.

6. II о с а ч е в Л. В., Скворцов В. В. Исследование медленных ионов потока разреженной плазмы при помощи миогоэлектродного зонда. „Ученые записки ЦАГИ“, т. IV, № 3, 1973.

7. К о з л о в О. В. Электрический зонд в плазме. М., Атомиздат,

1969.

8. К а ц м а п Ю. А. Электронные лампы высоких и низких частот. Т. I, М., „Высшая школа", 1968.

9. Баринов И. С., Ж е с т к о в Б. Е., О м е л и к А. И., О р л о -в а 3. Т. Аэродинамическая установка со свободномолекулярным потоком и высокой температурой .торможения. .Теплофизика высоких температур", т. 11, № 3, 1973.

10. Омелик А. И. Экспериментальное определение скоростного отношения в свободномолекулярном потоке азота. „Изв. АН СССР. МЖГ", 1973, № 4.

11. Жест ков Б. Е. Исследование высокотемпературной струи, истекающей в вакуум. „Изв. АН СССР, МЖГ“, 1973, № 3.

12. Ж е с т к о в Б. Е., Омелик А. И., П о м а р ж а и с к и й В. В. О явлении ускорения плазмы полем собственного объемного заряда. .Ученые записки ЦАГИ“, т. 6, № 4, 1975.

Рукопись поступила 8!Х 1974 г.