Химическая физика, 2021, T. 40, № 12, стр. 23-28
Экспериментальное исследование радиационных характеристик смеси CO2–N2 за фронтом сильной ударной волны
П. В. Козлов 1, И. Е. Забелинский 1, Н. Г. Быкова 1, Г. Я. Герасимов 1, В. Ю. Левашов 1, *, **
1 Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова
Москва, Россия
* E-mail: vyl69@mail.ru
** E-mail: levashovvy@imec.msu.ru
Поступила в редакцию 18.02.2021
После доработки 11.03.2021
Принята к публикации 22.03.2021
Аннотация
Представлены результаты измерения радиационных характеристик ударно-нагретой смеси CO2–N2, моделирующей атмосферу Марса. Эксперименты проведены на модифицированной двухдиафрагменной ударной трубе DDST-M Института механики МГУ для двух комбинаций начальных давлений и скоростей ударной волны: 5.4–6.8 км/с при давлении 1.0 Торр и 5.3–8.1 км/с при давлении 0.3 Торр. Получены панорамные спектры излучения в интервале длин волн 200–850 нм (ультрафиолетовый и видимый спектральные диапазоны), а также временны́е зависимости интенсивности излучения одной из наиболее интенсивных полос излучения. Данные измерений сравниваются с экспериментальными данными других авторов.
ВВЕДЕНИЕ
Радиационные характеристики высокотемпературных газовых смесей, содержащих CO2, представляют интерес для различных аэрокосмических приложений. С одной стороны, их исследование необходимо при изучении процесса сгорания топлива и анализе выхлопных газов в двигательных установках. С другой стороны, СО2 является основным компонентом атмосфер таких планет, как Марс и Венера, а радиационный нагрев космического аппарата (КА) во время его входа в атмосферу представляет собой одну из ключевых проблем [1]. Радиационная составляющая общего теплового потока к поверхности спускаемого аппарата в атмосфере Марса или Венеры играет важную роль при скоростях КА порядка 7 км/с и выше [2]. При этом излучение от частиц, образованных потоками диссоциированного СО2, охватывает широкую область длин волн, поскольку некоторые частицы газовой среды излучают в вакуумном ультрафиолетовом, а другие – в инфракрасном спектральном диапазонах.
Основным инструментом для исследования физико-химических процессов, связанных с излучением ударно-нагретых газовых смесей, служат ударные трубы [3]. Экспериментальные данные, получаемые в ударных трубах, представляют существенный интерес как для аэрокосмических приложений, так и для фундаментальных исследований [4]. Основной массив данных по излучению ударно-нагретой смеси CO2–N2, моделирующей атмосферы Марса и Венеры, получен на электроразрядной ударной установке EAST (Electric Arc Shock Tube), эксплуатируемой в Исследовательском центре NASA Ames [5–9]. Аналогичные измерения были проведены в ударной трубе ADST (Arc Driven Shock Tube), функционирующей в ЦАГИ (Россия) [10]. Японское агентство аэрокосмических исследований (JAXA) эксплуатирует в настоящее время поршневую ударную трубу HVST (Hyper Velocity Shock Tube), изучая термохимические неравновесные явления и, в частности, излучение, испускаемое из сильно нагретой области за ударной волной в условиях, моделирующих атмосферу Марса [11]. Большой объем информации по радиационным характеристикам ударно-нагретых газов получен в детонационных ударных трубах МФТИ [12] и Института механики МГУ [13–16].
Развитие экспериментальной техники в последнее десятилетие позволяет получать более точные и детальные данные о параметрах высокотемпературных газовых потоков за фронтом ударной волны по сравнению с данными, полученными в предыдущие десятилетия. В настоящей работе представлены новые экспериментальные результаты по излучению ударно-нагретой смеси CO2–N2, моделирующей атмосферу Марса. Эксперименты проведены в модернизированной двухдиафрагменной ударной трубе DDST-M с детонационным инициированием сильных ударных волн, в которой за счет оптимального сжигания водорода в камере высокого давления удается получить более высокие скорости ударной волны, а также добиться практически полной повторяемости экспериментов.
ОПИСАНИЕ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ УСТАНОВКИ
Модернизированная двухдиафрагменная ударная труба DDST-M входит в состав экспериментального комплекса “Ударная труба” Института механики МГУ [17]. Она имеет цилиндрическую форму с внутренним диаметром 50 мм, в которой инициирование ударной волны осуществляется за счет детонационного сжигания в камере высокого давления стехиометрической смеси кислорода с водородом, разбавленной гелием. Экспериментальная установка состоит из трех секций: камеры высокого давления (КВД) длиной 1.55 м, промежуточной камеры (ПК) длиной 3.5 м и камеры низкого давления (КНД) длиной 3 м. В качестве диафрагмы между КВД и ПК используется медная фольга толщиной 300 мкм с насечками. При этом практически отсутствует увлечение в поток обрывков материала диафрагмы. Камера промежуточного давления заполнена гелием, а камера низкого давления – исследуемой газовой смесью. В качестве диафрагмы между ПК и КНД также используется медная фольга толщиной 400 мкм с насечками.
Модернизация исходной двухдиафрагменной ударной трубы DDST заключается во включении в ее конструкцию дополнительного элемента – форкамеры. Форкамера отделена от торцевой стенки трубы, на которой расположено поджигающее устройство, от основного объема КВД перфорированным диском, имеющим 19 сопловых микроотверстий. Наличие форкамеры повышает работоспособность продуктов горения гремучей смеси в первую очередь за счет ее более полного сгорания, а также за счет того, что часть смеси сгорает в энергетически наиболее выгодном режиме детонации Чепмена–Жуге. Это позволяет получать более высокие скорости ударной волны при прочих равных условиях. Дополнительно решается ряд технических проблем, таких как практически полная повторяемость выбранных режимов и защита поджигающего устройства от воздействия отраженной от диафрагмы ударной волны.
Ударная труба DDST-M оборудована двумя измерительными секциями, что позволяет в одном эксперименте определять временнóе и спектральное распределение излучения газа за фронтом ударной волны в ультрафиолетовом (УФ) и видимом (ВД) диапазонах. Схема системы регистрации излучения приведена на рис. 1. Главная измерительная секция, собранная на базе спектрографа B&M50, позволяет наблюдать панорамный спектр излучения в одном из спектральных диапазонов (200–420, 405–635 и 625–850 нм). Для регистрации излучения используется прибор с зарядовой связью (ПЗС) с электрооптическим преобразователем. Запуск ПЗС-камеры в экспериментах осуществляется от сигнала с пьезодатчика. Момент запуска контролируется на осциллографе с точностью не хуже 0.4 мкс.
Во вспомогательной секции спектральные измерения проводятся с помощью стробируемой ПЗС-линейки Hamamatsu, установленной на выходе спектрографа Horiba CP140-1824. Эта секция измерений позволяет наблюдать панорамный спектр излучения в спектральном диапазоне 350–1100 нм. Она также используется для проведения временны́х измерений в узком выделенном спектральном интервале. Измерения интенсивности в обеих секциях относительные, но их амплитуда в серии экспериментов, когда оптическая схема не перестраивается, может быть откалибрована в абсолютных единицах. Измерение скорости ударной волны в измерительном сечении осуществляется пьезодатчиками, расположенными на фиксированном расстоянии друг от друга.
РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ
В результате проведенных экспериментов получены данные по излучению смеси CO2 (70%) и N2 (30%), моделирующей атмосферу Марса, для двух комбинаций значений скоростей и начальных давлений ударной волны: VУВ = 5.3–8.1 км/с, P1 = 0.3 Торр и VУВ = 5.4–6.8 км/с, P1 = 1.0 Торр. Основной объем информации дают интегральные по времени развертки излучения (панорамный спектр) в интервале длин волн λ = 200–850 нм, который соответствует спектральному УФ/ВД-диапазону. Анализ подобных панорамных спектров позволяет выделить закономерности излучения ударно-нагретого газа на различных участках траектории спуска КА в зависимости от скорости ударной волны и начального давления газа.
На рис. 2 приведен панорамный спектр излучения ударно-нагретого газа при P1 = 0.3 Торр и скоростях ударной волны около 7 км/с, что примерно соответствует второй космической скорости для Марса. Из анализа этого рисунка следует, что в спектральном диапазоне λ = 200–300 нм интенсивность излучения слабо зависит от скорости ударной волны. В этом диапазоне основное влияние на спектр оказывает молекулярное излучение, формирующееся в результате перехода CO (Α1Π → → Χ1Σ+), который называется четвертой положительной системой CO и обозначается как CO(4+) [18]. Результаты измерений на ударной установке EAST показывают, что вклад CO(4+) в общую интенсивность излучения для условий входа КА в атмосферы Марса и Венеры составляет порядка 5% [7]. В этом же спектральном диапазоне регистрируется излучение молекулы NO(β, γ, δ), а также второй положительной системы молекулы азота N2(2+).
В спектральном диапазоне λ = 300–450 нм интенсивность излучения в рассматриваемых условиях также слабо зависит от скорости ударной волны. Здесь основной вклад в излучение нагретого газа дает фиолетовая система полос цианистого радикала CN, которая формируется в результате перехода CN(Β2Σ+ → Χ2Σ+) с максимумами интенсивности при λ = 358, 386, 410 и 450 нм [19]. В окрестности длины волны λ = 386 нм локализуется также излучение первой отрицательной системы молекулярного иона ${\text{N}}_{2}^{ + }.$ В этом спектральном диапазоне наблюдается излучение радикала ОН (λ = 307–317 нм), наличие которого вызвано присутствием паров воды в исследуемой смеси. Пары воды образуются в толкающем газе при сжигании гремучей смеси в КВД, откуда они могут попадать в КНД. Вклад данного спектрального диапазона в общую интенсивность излучения составляет примерно 30% [7].
В спектральном диапазоне λ = 450–850 нм интенсивность излучения сильно зависит от скорости ударной волны. Здесь основной вклад в излучение дает система полос Свана молекулы C2, формирующаяся в результате перехода C2(d3Πg → a3Πu) и наблюдающаяся в интервале λ = 450–570 нм [20]. Как видно из рис. 2, излучение системы полос Свана C2 играет заметную роль только при скоростях ударной волны выше 6 км/с. В данном спектральном диапазоне при скоростях ударной волны выше 5 км/с наблюдается также красная система полос цианистого радикала CN, которая формируется в результате переходе CN(A2Π → X 2Σ+) с максимумом интенсивности при λ = 790 нм.
Несколько иная картина наблюдается в панорамном спектре излучения, полученном при давлении газа P1 = 1.0 Торр и изображенном на рис. 3. Здесь измерения проведены при более низких скоростях ударной волны (VУВ = 5.1–5.8 км/с), что меняет поведение спектральных кривых по сравнению с данными, полученными при более высоких величинах VУВ. В спектральном диапазоне λ = 200–300 нм интенсивность излучения практически на порядок ниже, чем в случае, изображенном на рис. 2, и сильно зависит от скорости ударной волны. Основной вклад в излучение вносит молекулярное излучение CO(4+), а также системы полос NO(β, γ, δ) и N2(2+). В спектральном диапазоне λ = 300–450 нм интенсивность излучения также сильно зависит от скорости ударной волны и определяется в основном системой полос CN.
В спектральном интервале λ = 450–850 нм наблюдается только фоновое излучение и линии излучения металлов. Появление атомарных линий Cu можно объяснить использованием медных диафрагм, раскрытие которых приводит к захвату мелкодисперсных частиц потоком газа за ударной волной. Излучение атомов Na, Li, K и Ca вызвано присутствием этих элементов в кварцевом стекле, из которого сделаны окна наблюдения. Как отмечалось в работе [21], при замене материала окон на MgF2 интенсивность излучения этих линий уменьшается на порядок.
Рассмотренные выше особенности поведения интенсивностей излучения различных спектральных линий в зависимости от скорости ударной волны и начального давления удобно проиллюстрировать на примере пиковой интенсивности наиболее заметной линии CN с λ = 389 нм. На рис. 4 показано изменение данной величины при двух значениях давления: P1 = 0.3 и 1.0 Торр. Видно, что в интервале значений скоростей VУВ = 5.0–6.5 км/с пиковая интенсивность рассматриваемой линии резко растет, увеличиваясь на два порядка. При дальнейшем увеличении VУВ кривые проходят через максимум при VУВ = 7 км/с, и далее интенсивность начинает постепенно уменьшаться. Максимум интенсивности при P1 = 1.0 Торр значительно выше соответствующей величины при P1 = 0.3 Торр.
Временнáя эволюция интенсивности излучения линии с λ = 389 нм CN при различных значениях начального давления и скорости ударной волны приведена на рис. 5. Как видно из этого рисунка, начальный этап процесса в интервале времени t от нуля до 1.5 мкс характеризуется сильным всплеском интенсивности излучения, что связано с неравновесностью протекания процесса [8]. Далее процесс переходит в равновесную стадию с последующим постепенным затуханием интенсивности излучения. Следует отметить, что в двух приведенных случаях максимальные интенсивности излучения примерно одинаковы, а длительность процесса при P1 = 0.3 Торр в два раза короче, чем при P1 = 1.0 Торр.
Интересно сравнить результаты измерения спектральных характеристик смеси CO2–N2 в ударной трубе DDST-M с результатами других исследований. Как уже отмечалось выше, наибольшее количество информации по излучению ударно-нагретого газа, моделирующего атмосферу Марса и Венеры, получено в ударном тоннеле EAST. На рис. 6 проводится сравнение панорамных спектров, полученных на ударных установках DDST-M и EAST [9] примерно в одинаковых условиях. Видно, что обе спектральные кривые качественно схожи. Данные настоящей работы лежат несколько выше результатов измерений на установке EAST, что можно объяснить более высокими давлением и скоростью ударной волны в экспериментах на установке DDST-M. С другой стороны, смесь, исследованная в настоящей работе (70% CO2 и 30% N2), несколько отличается по составу от смеси, исследованной на ударной установке EAST (96% CO2 и 30% N2), что также влияет на измеренные спектральные характеристики газа.
ВЫВОДЫ
1. Измерены панорамные спектры излучения смеси CO2 (70%) и N2 (30%), моделирующей атмосферу Марса, в интервале длин волн λ = 200–850 нм (спектральный УФ/ВД-диапазон) для двух комбинаций начальных давлений и скоростей ударной волны: VУВ = 5.3–8.1 км/с, P1 = 0.3 Торр и VУВ = 5.4–6.8 км/с, P1 = 1.0 Торр.
2. Идентифицированы основные спектральные полосы излучения и их зависимость от скорости ударной волны и начального давления газа.
3. Показано, что в интервале значений скоростей VУВ = 5.0–6.5 км/с пиковая интенсивность наиболее заметной линии CN с λ = 389 нм резко растет (на два порядка). При дальнейшем увеличении VУВ она достигает максимума при VУВ = 7 км/с и далее начинает постепенно уменьшаться.
Работа выполнена при поддержке грантом Российского фонда фундаментальных исследований № 20-08-00343, а также в рамках госзадания Министерства науки и высшего образования Российской Федерации “Экспериментальное и теоретическое исследование кинетических процессов в газах” (номер гос. регистрации АААА-А19-119012990112-4).
Список литературы
Reyner P. // Galaxies. 2021. V. 9. № 15.
Bose D., Grinstead J.H., Bogdanoff D.W., Wright M.J. // Proc. 3rd Intern. Workshop on Radiation of High Temperature Gases in Atmospheric Entry. Heraklion: ESA, 2008. № ESA SP-667.
Reyner P. // Prog. Aerospace Sci. 2016. V. 85. P. 1.
Gu S., Olivier H. // Ibid. 2020. V. 113. № 100607.
Grinstead J.Y., Wright M.J., Bogdanoff D.W., Allen G.A. // J. Thermophys. Heat Transfer. 2009. V. 23. P. 249.
Cruden B.A., Prabhu D., Martinez R. et al. // AIAA Paper. 2010. № 2010-4508.
Cruden B.A., Prabhu D., Martinez R. // J. Spacecraft Rockets. 2012. V. 49. P. 1069.
Brandis A.M., Johnston C.O., Cruden B.A. et al. // AIAA Paper. 2013. № 2013-1055.
Brandis A.M., Johnston C.O., Cruden B.A. et al. // J. Quant. Spectrosc. Radiat. Transfer. 2013. V. 121. P. 91.
Горелов В.А., Киреев А.Ю., Шиленков С.В. // ПМТФ. 2005. Т. 46. № 2. С. 13.
Takayanagi H., Lemal A., Nomura S., Fujita K. // J. Thermophys. Heat Transfer. 2018. V. 32. P. 483.
Анохин Е.М., Иванова Т.Ю., Кудрявцев Н.Н., Стариковский А.Ю. // Теплофизика высоких температур. 2007. Т. 45. № 6. С. 807.
Dikalyuk A.S., Surzhikov S.T., Kozlov P.V. et al. // AIAA Paper. 2012. № 2012-0795.
Dikalyuk A.S., Surzhikov S.T., Kozlov P.V. et al. // AIAA Paper. 2013. № 2013-2505.
Быкова Н.Г., Забелинский И.Е., Ибрагимова Л.Б. и др. // Хим. физика. 2018. Т. 37. № 2. С. 35.
Левашов В.Ю., Козлов П.В., Быкова Н.Г., Забелинский И.Е. // Хим. физика. 2021. Т. 40. № 1. С. 16.
Surzhikov S., Kozlov P. // Proc. 55th AIAA Aerospace Sci. Meeting. AIAA Sci. Tech. Forum. V. 157. P. 1. Grapevine, TX: AIAA, 2017. P. 1; https://doi.org/10.2514/6.2017-0157
McGuirea S.D., Tibère-Inglessea A.C., Mariotto P.B. et al. // J. Quant. Spectrosc. Radiat. Transfer. 2020. V. 245. P. 106855.
Ridenti M.A., Amorim J. // Plasma Chem. Plasma Process. 2018. V. 38. P. 311.
Carbone E., D’Isa F., Hecimovic A., Fantz U. // Plasma Sources Sci. Technol. 2020. V. 29. № 055003.
Залогин Г.Н., Козлов П.В., Кузнецова Л.А., и др. // ЖТФ. 2001. Т. 71. № 6. С. 10.
Дополнительные материалы отсутствуют.
Инструменты
Химическая физика