Химическая физика, 2022, T. 41, № 8, стр. 17-30

ВВЕДЕНИЕ

Прогресс в освоении космического пространства и создание надежных систем тепловой защиты для вновь создаваемых космических аппаратов (КА) приводят к необходимости более точного решения задач тепломассопереноса у поверхности спускаемого аппарата [1]. Известно, что до сих пор надежность оценок теплового потока к поверхности КА в неравновесных условиях остается очень низкой [2, 3]. С другой стороны, радиационная составляющая теплового потока с увеличением скорости набегающего потока и размеров спускаемого аппарата нарастает значительно быстрее конвективной составляющей и, начиная со скоростей порядка второй космической скорости, становится преобладающей [4, 5]. Все это стимулирует дальнейшие экспериментальные исследования по определению потоков излучения за фронтом сильной ударной волны в широком диапазоне спектра излучения при низких начальных давлениях и высоких скоростях ударной волны.

Одним из основных источников экспериментальных данных по излучению ударно-нагретых газов являются результаты численной обработки экспериментов, выполненных в ударных трубах [6, 7]. Эти данные используются не только для оценки тепловых потоков к поверхности спускаемых КА, но и для верификации газодинамических моделей обтекания КА в атмосфере Земли и других планет [8–10]. В настоящее время в мировой практике эксплуатируется большое количество ударных труб, отличающихся друг от друга размерами, конструкцией и целью проводимых исследований. Ввод в эксплуатацию новых ударных установок и усовершенствование измерительной аппаратуры позволяют значительно расширить диапазон исследуемых параметров радиационного процесса и получать более точную и детальную информацию по сравнению с большим массивом имеющихся экспериментальных данных [11–13].

Достаточно полное описание действующих ударных установок для измерения радиационных характеристик высокотемпературных газов приведено в обзорах [14–16]. В них обсуждаются конструктивные особенности и характеристики, а также возможности и ограничения различных установок. В настоящем обзоре основное внимание уделяется анализу экспериментальных результатов по излучению ударно-нагретого газа, которые получены на различных ударных установках.

ТИПЫ УДАРНЫХ УСТАНОВОК

В зависимости от исследуемых явлений или процессов условия, реализуемые в гиперзвуковых потоках, могут быть смоделированы с помощью обычных ударных труб, ударных туннелей и двухдиафрагменных ударных труб (expansion tubes). Эксперименты в обычных ударных трубах достаточно точно воспроизводят физико-химические параметры течения вблизи поверхности спускаемого КА и, как правило, в них исследуются процессы излучения ударно-нагретого газа. Однако из-за влияния низкой плотности расстояние между ударной волной и движущейся за ней контактной поверхностью значительно уменьшается с ростом давления, что затрудняет определение характеристик исследуемого газа [17]. Тем не менее этот недостаток компенсируется за счет применения малоинерционных датчиков, оптических средств измерения, высокоскоростного регистрирующего оборудования и эффективных алгоритмов обработки экспериментальных данных.

Ударные туннели являются разновидностью ударных труб, у которых на конце добавлено сопло [18]. На выходе из расширяющейся части сопла течение газа становится гиперзвуковым, что является основой для моделирования обтекания тел применительно к реальным условиям полета. В подобных установках скорость ударной волны обычно порядка орбитальной и ниже [16]. В двухдиафрагменных ударных трубах камера низкого давления (КНД) соединена с дополнительной трубой того же внутреннего диаметра (ускорительной трубой), которая отделена от КНД слабой диафрагмой и откачивается до очень низкого давления. После разрыва вторичной диафрагмы происходит нестационарное расширение тестируемого газа, что увеличивает его общую энтальпию потока и давление. Однако этот тип труб имеет недостаток, заключающийся в том, что время измерений значительно сокращается, а в результирующем потоке газа возникают большие пограничные слои [19].

Ударные установки могут быть трех типов в соответствии с тремя типичными режимами потока, характеризующимися низкой (менее 2 МДж/кг), высокой (2–30 МДж/кг) и очень высокой (выше 30 МДж/кг) удельной энтальпией торможения, что соответствует суборбитальным, орбитальным и суперорбитальным скоростям движения КА в атмосфере Земли [16]. Каждый тип имеет свои преимущества и недостатки, касающиеся производительности, качества воспроизводимого потока, времени измерения и т.д. Более удобным является подразделение ударных установок по способу нагрева толкающего газа в камере высокого давления (КВД). В электродуговых ударных трубах толкающий газ в КВД нагревается до очень высоких температур (около 20000 K для гелия) за счет импульсного электродугового разряда [20]. Вторым способом нагрева толкающего газа является его адиабатическое сжатие с помощью тяжелого свободного поршня [15]. В качестве толкающего газа обычно используется гелий, который иногда смешивается с небольшим количеством аргона. Третий способ инициирования сильных ударных волн заключается в добавлении некоторого количества водородно-кислородной смеси в толкающий газ, что позволяет использовать детонационное горение для резкого повышения давления в КВД [21].

К первому типу ударных труб, в которых нагрев толкающего газа осуществляется с помощью электродугового разряда, относится хорошо известная установка EAST (Electric Arc Shock Tube) с диаметром КНД 10.16 см, эксплуатируемая в Исследовательском центре NASA Ames [22]. При работе в режиме ударного тоннеля с отраженной ударной волной установка способна моделировать газовую среду при очень высоких энтальпиях, причем скорость ударной волны может превышать 18 км/с [15]. На установке проведено большое количество измерений спектров излучения ударно-нагретых газов применительно к условиям входа КА в атмосферу Земли и других планет с орбитальными и сверхорбитальными скоростями [23–25].

В Исследовательском центре CUBRC (Buffalo, USА) функционируют четыре ударных туннеля LENS (Large Energy National Shock Tube) с электрически нагреваемой КВД [26]. В ударных туннелях изучается обтекание тел различной конфигурации, а также измеряются спектры излучения ударно-нагретых газов. С вводом в эксплуатацию нового крупномасштабного туннеля LENS XX [27] Исследовательский центр CUBRC получил возможность проводить испытания в любом сверхзвуковом или гиперзвуковом режиме, представляющем практический интерес. Эта ударная установка может генерировать гиперзвуковые потоки с удельной энтальпией торможения более 120 МДж/кг и скоростью ударной волны выше 17 км/с [28]. Аналогичная отечественная установка ADST (Arc Driven Shock Tube), длительное время эксплуатируемая в ЦАГИ, позволяет исследовать радиационные и ионизационные характеристики различных высокотемпературных газовых смесей при скоростях ударной волны до 10 км/с [29–31].

Принцип действия второго типа ударных установок основан на использовании тяжелого свободного поршня для адиабатического сжатия толкающего газа до давлений от десятков до нескольких сотен МПа [15]. В настоящее время поршневые ударные установки широко используются по всему миру для изучения процессов, протекающих в высокотемпературной газовой среде за ударной волной. К ним в первую очередь относится серия ударных туннелей X1, X2 и X3 Университета Квинсленда (Австралия), которые в расширительном режиме способны генерировать ударную волну, имеющую скорость до 11 км/с [32]. Японское агентство аэрокосмических исследований (JAXA) эксплуатирует в настоящее время ударную трубу HVST (Hyper Velocity Shock Tube) с двойной диафрагмой и свободным поршнем, исследуя термохимические неравновесные явления и, в частности, излучение, испускаемое из сильно нагретой области за ударной волной [33].

Недавно введенная в эксплуатацию поршневая ударная установка T6 Stalker является результатом совместной работы Оксфордского университета и Центра гиперзвуковых исследований Университета Квинсленда [34]. Установка может работать в режиме туннеля с отраженной ударной волной для тестирования моделей спускаемых КА, а также в режиме двухдиафрагменной ударной трубы для исследования излучения ударно-нагретого газа. По размерам эта установка аналогична установкам EAST и X2, но способна генерировать намного более высокие скорости ударной волны [35]. Самой большой в мире поршневой ударной установкой является высокоэнтальпийный ударный туннель FD-21FPST, недавно построенный в Китайской академии аэрокосмической аэродинамики (CAAA) и имеющий диаметр тестового участка 2 м и общую длину 170 м [36].

Третий способ инициирования сильных ударных волн заключается в добавлении некоторого количества водородно-кислородной смеси в толкающий газ, что позволяет использовать детонационное горение для резкого повышения давления в КВД. В настоящее время эксплуатируемые ударные установки подобного типа включают ударный туннель NASA HYPULSE (ATK GASL, USA) [37, 38], ударный туннель TH2 (Ааchen, Germany) [39], а также ударные установки JF16 [40] и JFX [41], функционирующие в Китае. В настоящее время в Высшем техническом институте (IST, Lisbon) при финансовой поддержке Европейского космического агентства (ESA) введена в эксплуатацию новая кинетическая ударная труба ESTHER (European Shock Tube for High Enthalpy Research), способная генерировать ударные волны со скоростями до 18 км/с [42]. Среди отечественных установок наибольший объем информации по измерению радиационных характеристик ударно-нагретых газов получен в ударных трубах МФТИ [43, 44] и НИИ механики МГУ [45–47].

Ударные установки на основе детонационного горения намного дешевле поршневых и электроразрядных, так как не нуждаются в каких-либо сложных механических и электроразрядных устройствах и, соответственно, требуют гораздо меньшего опыта эксплуатации [16]. С другой стороны, на них не удается получить скорость ударной волны выше 7–8 км/с. Эта проблема была решена с использованием модернизированной двухдиафрагменной ударной трубы DDST-M [48], работающей в НИИ механики МГУ, где за счет оптимизации детонационного процесса в КВД удалось достичь скорости ударной волны в воздухе, равной 11.4 км/с, при начальном давлении газа перед ударной волной p₀ = 0.25 Торр.

Изучение радиационных характеристик ударно-нагретых газов вблизи поверхности КА проводится на различных ударных установках. На рис. 1 представлено сравнение параметров ударного процесса, реализуемых на некоторых из них, которые моделируют условия входа космических аппаратов в атмосферу Земли с орбитальными и сверхорбитальными скоростями [49]. Данные приведены в координатах (V_SW, p₀), где V_SW– скорость ударной волны. Как правило, экспериментальные точки на подобных диаграммах группируются вблизи траекторий спуска КА. Наиболее широкими возможностями моделирования условий, возникающих при возвращении КА, располагает электроразрядный ударный тоннель EAST [50]. Экспериментальные условия, реализуемые на поршневой ударной установке T6 [51], располагаются вдоль траектории КА, возвращаемого с Луны. Близкие условия получены в ударных трубах HVST [52] и ADST [30]. Ударная труба DDST-M имеет более скромные возможности, чем электроразрядные и поршневые установки, но способна обеспечить исследования по излучению ударно-нагретого газа в условиях, характерных для входа КА в атмосферу Земли со сверхорбитальной скоростью [48].

Рис. 1.

Экспериментальные условия, реализуемые в различных ударных установках, на фоне траектории возвращения КА с Луны (кривая 1) [49].

СИСТЕМЫ РЕГИСТРАЦИИ ИЗЛУЧЕНИЯ

Системы регистрации излучения в ударных установках позволяют фиксировать как интегральное излучение (панорамный спектр) ударно-нагретого газа, проходящего мимо измерительного сечения, так и эволюцию излучения во времени в узком интервале спектра с высоким временны́м и спектральным разрешением. В качестве примера можно рассмотреть систему регистрации излучения установки DDST-M [53], которая показана на рис. 2. Система состоит из двух измерительных секций и позволяет измерять временнóе и спектральное распределение излучения газа в ультрафиолетовом (UV) и видимом (Vis) диапазонах. Основная измерительная секция, собранная на базе спектрографов B&M50 и Horiba 1061, регистрирует временнýю эволюцию излучения на определенных длинах волн в одном и том же измерительном сечении. Спектрограф B&M50 вместо регистрации временнóй эволюции излучения может фиксировать интегральные по времени спектры излучения ICCD-камерой в одном из спектральных поддиапазонов: 200–420 нм, 405–635 нм и 625–850 нм. Вспомогательная измерительная секция, собранная на базе спектрографов Horiba 1824 и Horiba 1603, фиксирует интегральную по времени плотность излучения в спектральных UV- и Vis-диапазонах соответственно. Система регистрации с использованием четырех спектрографов с различным спектральным разрешением и возможностью проводить измерения эволюции излучения во времени делает ее способной быстро подстраиваться для решения различных задач [54].

Рис. 2.

Система регистрации излучения на установке DDST-M [53]: 1, 2, 3, 4 – зеркала, ФЭУ – фотоэлектронный умножитель, ПК – персональный компьютер, ПЭ – прибор с зарядовой связью с электрооптическим преобразователем.

Система регистрации излучения установки EAST позволяет измерять временнóе и спектральное распределение излучения газа в широком интервале спектра от вакуумного ультрафиолета (λ = 120–200 нм) до средневолнового инфракрасного излучения (λ = 1600–5500 нм) [55]. Для каждой из исследуемых областей спектра предъявляются различные требования с точки зрения детекторов и приборов. В частности, мощность излучения из области вакуумного ультрафиолета (VUV) при высоких скоростях ударных волн оказывается выше, чем из видимой области спектра [23]. В то же время составляющая лучистого теплового потока из VUV-области спектра является наименее изученной [56]. Это связано с тем, что VUV-излучение интенсивно поглощается окружающим кислородом. Следовательно, для получения соответствующих экспериментальных данных необходимо использовать спектрометрическую аппаратуру с предварительной вакуумной откачкой всего внутреннего объема спектрометра и всего тракта вывода излучения от окна наблюдения до устройства регистрации.

Для получения значений интенсивности излучения в абсолютных единицах (Вт/см² · мкм · ср) проводится предварительная калибровка регистрирующей системы. Процедура калибровки состоит в сравнении измеренных значений сигналов с излучением известных калибровочных источников. В качестве таких источников для регистрирующей системы установки DDST-M использовалась дейтериевая лампа Hamamatsu для UV-диапазона и вольфрамовая лампа накаливания SI-10 для VIS-диапазона [48]. Лампа обычно помещается в измерительную секцию по оси трубы, что позволяет откалибровать весь оптический путь на месте, тем самым учитывая все системные потери [57]. Для лучшего сравнения результатов измерений, полученных на разных установках, в абсолютных значениях интенсивности излучения необходимо учитывать диаметр ударной трубы. Поэтому в окончательном виде экспериментальные результаты представляются в виде спектральной плотности энергии излучения, B_λ, в единицах Вт/см³ · мкм · ср или суммарной плотности излучения J в единицах Вт/см³ · ср.

ИЗЛУЧЕНИЕ УДАРНО-НАГРЕТОГО ВОЗДУХА

Многочисленные эксперименты, проведенные в ударных трубах, позволили получить данные по излучению ударно-нагретого воздуха вдоль траектории движения спускаемого КА в атмосфере Земли [7, 23, 46–49, 54–63]. Основной объем спектроскопической информации дают интегральные по времени развертки излучения (панорамные спектры) в интервале длин волн λ = = 120–1100 нм. Анализ панорамных спектров позволяет выделить основные закономерности излучения высокотемпературного газа на различных участках траектории спуска КА в зависимости от скорости ударной волны и начального давления газа.

На рис. 3 представлен панорамный спектр излучения воздуха, полученный в ударной трубе DDST-M за падающей ударной волной в VUV-диапазоне длин волн [47]. Видно, что в излучении ударно-нагретого воздуха из области вакуумного ультрафиолета присутствует одна резонансная линия атома кислорода на длине волны 130 нм, несколько линий атома азота, а именно, мультиплеты при λ = 120, 141, 149 и 174 нм, а также три линии атома углерода λ = 156, 166 и 193 нм. Присутствие в спектре воздушной смеси линий углерода может быть объяснено диффузией этого элемента со стенок ударной трубы. Кроме того, в исследуемом спектре присутствуют структуры, характерные для излучения двухатомных молекул. В частности, излучение в диапазоне длин волн 150–230 нм с максимумом в окрестности λ = = 190 нм принадлежит молекуле NO. Интегрирование B_λ по длине волны позволяет оценить вклад отдельных спектральных интервалов в общую интенсивность излучения. В рассматриваемом случае величина измеренного интегрального излучения в окрестности λ = 120 нм в несколько раз превышает величину излучения в диапазоне длин волн λ = 130–220 нм, что характерно для VUV-области.

Рис. 3.

Спектральная плотность энергии излучения ударной волны (B_λ) в воздухе в VUV-диапазоне при начальном давлении p₀ = 0.25 Торр и различных скоростях ударной волны: V_SW = 6.5 (1), 7.0 (2), 7.2 (3), 8.2 (4) и 8.4 км/с (5) [47].

Панорамный спектр излучения воздуха, полученный в ударной трубе DDST-M в интервале длин волн λ = 190–1100 нм, показан на рис. 4 [64]. Данный интервал соответствует ультрафиолетовому, видимому, ближнему инфракрасному (NIR) и инфракрасному (IR) спектральным диапазонам. Анализ спектра показывает, что основной вклад в излучение в UV-диапазоне дают молекулы N₂ во второй положительной системе полос (275–400 нм), молекулы NO в γ-, δ- и ε-системах полос (190–300 нм), радикалы CN в фиолетовой системе полос (330–425 нм) и молекулярные ионы ${\text{N}}_{2}^{ + }$ в первой отрицательной системе полос (300–500 нм) [65, 66]. Значительный вклад в излучение воздуха в этом спектральном диапазоне вносит система полос Шумана–Рунге молекулярного кислорода, которая описывается электронным переходом ${{В}^{3}}\Sigma _{u}^{ - }$ → ${{X}^{3}}\Sigma _{g}^{ - }$ [67]. Излучение молекулярных компонентов смеси обусловлено значительной заселенностью их возбужденных электронных состояний непосредственно за фронтом ударной волны и их малым временем жизни, а также тем фактом, что молекулы и молекулярные ионы не успевают полностью диссоциировать за время наблюдения. Следует отметить, что в рассматриваемых экспериментах интенсивность излучения молекулярных полос N₂(2⁺), ${\text{N}}_{2}^{ + }$(1^–) и CN(v) значительно увеличивается с повышением скорости ударной волны.

Рис. 4.

Интегральная по времени развертка излучения ударно-нагретого воздуха в UV/Vis/IR-диапазоне при p₀ = = 0.25 Торр и V_SW = 10 км/с [64].

Атомарные линии, изображенные на рис. 4 узкими пиками, описывают излучение атомов N и O. Наиболее интенсивное свечение атомарного азота наблюдается на длинах волн 601, 649, 664, 747, 822, 939, 986 и 1054 нм и атомарного кислорода на длинах волн 557, 777, 822, 845 и 926 нм. Переходы из возбужденных состояний атомов N и O в основное состояние являются, как правило, коротковолновыми и лежат в области вакуумного ультрафиолета, как это показано на рис. 3 [47]. В спектрах также идентифицируются атомарные линии углерода (193 и 247 нм) и линии атома водорода H_α и H_β серии Бальмера (656 и 486 нм). Причины появления этих линий, а также молекулярных полос CN(v) связаны с присутствием углеродсодержащих примесей и водяных паров в исследуемом газе, которые конденсируются на стенках ударной трубы в процессе предыдущих экспериментов и довольно сложно поддаются откачке. Присутствие в спектре линий Na (589 нм) и Li (671 нм), возможно, связано с люминесценцией кварцевого стекла окон наблюдения под действием сильного излучения из VUV-области.

Большое количество информации по радиационным характеристикам ударно-нагретого воздуха получено на ударной установке EAST [23, 24, 50, 55, 56]. На рис. 5 приведены панорамный и интегральный спектры излучения воздуха в следующих спектральных диапазонах: VUV (170–180 нм), UV/VIS (330–480 нм), Vis/NIR (500–890 нм) и IR (890–1390 нм), при скорости ударной волны V_SW = 13.64 км/с и начальном давлении воздуха перед ударной волной p₀ = 0.2 Торр [50]. Как уже отмечалось выше, VUV-область спектра (рис. 5а) является очень сложным интервалом волн для получения спектроскопической информации из-за поглощения испускаемого излучения окружающим кислородом. Поэтому, c одной стороны, собирающая оптика и спектрометр должны быть расположены в вакууме, а с другой – требуются специальные окна для пропускания фотонов (диоксид кремния для λ > 165 нм, сапфир для λ > 145 нм и LiF или MgF₂ для λ > 120 нм). В приведенных данных измерения проводились с использованием только окон из кварцевого стекла, поэтому полученная информация ограничивается длинами волн более 165 нм. Основной излучающей линией в этом диапазоне является линия азота с λ = = 174 нм. UV/Vis-область спектра (рис. 5б) является одной из наиболее сложных областей для анализа из-за наложения молекулярных и атомных эмиссионных линий на преобладающее в этой области фоновое излучение. Поэтому в отличие от VUV-области, где можно анализировать отдельные спектральные линии, спектральный UV-диапазон должен рассматриваться как единое целое, так как очень трудно выделить отдельные излучающие полосы и линии из общего спектра излучения. В Vis/NIR- и IR-диапазонах спектра излучение описывается только атомными линиями, а влияние фонового континуума менее значительно. Как видно из рис. 5в и г, суммарная плотность излучения J в этих спектральных областях является преобладающей по сравнению с VUV- и UV/Vis-областями.

Рис. 5.

Спектральная (сплошные линии) и суммарная (штриховые линии) плотность излучения воздуха при p₀ = 0.2 Торр и V_SW = 13.64 км/с в спектральных диапазонах VUV (а), UV/Vis (б), Vis/NIR (в) и IR (г): 1 – экспериментальные данные, полученные на установке EAST, 2 – расчет по программе NEQAIR, 3 – расчет по программе HARA [50].

На рис. 5 приводятся также расчетные данные по спектрам излучения в рассматриваемых областях, полученные с помощью компьютерных программ NEQAIR (Nonequilibrium Air Radiation) и HARA (High Temperature Aerothermodynamic Radiation). Компьютерная программа NEQAIR основана на прямом методе (line-by-line) вычисления спектральных характеристик высокотемпературных газов [68]. В качестве исходных данных используются параметры спектральных линий излучения атомов, молекул и ионов газовой смеси. Программа NEQAIR является одной из основных программ, используемых NASA для прогнозирования радиационного нагрева при движении спускаемых КА в атмосферах различных планет, таких как Земля, Марс, Титан и газовые гиганты [69]. Распределение заселенностей электронных состояний компонентов смеси определяется с помощью квазистационарной модели Парка [70], которая решает набор основных уравнений, описывающих возбуждение электронным ударом, дезактивацию, ионизацию, рекомбинацию и радиационную дезактивацию. Компьютерная программа HARA (High Temperature Aerothermodynamic Radiation) основана на наборе атомарных уровней и линий из баз данных NIST и Opacity Project [71]. Компьютерные программы NEQAIR и HARA имеют много общих черт. К ним, в частности, относится использование атомных спектроскопических характеристик, полученных из базы данных NIST. Тем не менее есть несколько важных отличий, касающихся включения в рассмотрение тех или иных линий и уровней [50].

Анализ экспериментальных и теоретических данных, приведенных на рис. 5, показывает, что обе компьютерные программы адекватно описывают панорамные спектры, полученные на ударной установке EAST. В целом, различие измеренных и вычисленных спектральных плотностей излучения находится в пределах 20%, 22%, 11% и 14% для спектральных диапазонов VUV, UV/Vis, Vis/NIR и IR соответственно. Следует отметить, что программа HARA предсказывает несколько завышенные пики спектральных линий, соответствующих излучению атомов N и O в первых трех диапазонах. Имеются также ряд линий в интервале от 425 до 431 нм, присутствующих в теоретических оценках, но не столь очевидных для результатов экспериментов с EAST.

Изучение радиационных характеристик ударно-нагретого воздуха вблизи поверхности спускаемого КА проводилось с использованием различных ударных установок. В связи с этим представляется интересным сравнение результатов измерения панорамных спектров излучения, полученных на некоторых из этих установок, между собой. На рис. 6 показаны панорамные спектры, снятые на установках T6 и EAST в диапазоне 350–850 нм [57]. Данные с установки T6 были получены с использованием лабораторного воздуха, но в наиболее близких условиях к эталонному тестированию на установке EAST. В диапазоне 350–500 нм (рис. 6а) пиковая интенсивность линий, измеренная на установке T6, существенно ниже соответствующих значений, полученных на установке EAST. Отчасти это связано с различиями в оптической глубине и скорости ударной волны. С другой стороны, в диапазоне 550–850 нм (рис. 6б) данные, полученные на обеих установках, практически совпадают за редкими исключениями. Фоновое излучение, наблюдаемое в экспериментах с ударной трубой T6, ниже измеренного на установке EAST и значительно превышает расчетные значения, полученные с помощью программы NEQAIR. Более высокая, чем ожидалось, величина фонового излучения также наблюдалась на ударной установке X2, где это объяснялось замедлением ударной волны [72].

Рис. 6.

Спектральная плотность излучения воздуха при p₀ = 0.2 Торр и V_SW = 10.2 км/с в спектральных диапазонах UV/Vis (а) и IR (б), измеренная на установках EAST (1) и T6 (2), и ее сравнение с расчетными данными по программам NEQAIR (3) и HARA (4) [57].

Сравнение панорамных спектров, полученных на ударных установках DDST-M и EAST приводится на рис. 7 [48]. Результаты в обоих случаях получены примерно при одинаковых экспериментальных условиях. Видно, что спектральные кривые в общих чертах повторяют друг друга. Данные, полученные на установке DDST-M, лежат несколько выше результатов измерений на установке EAST, что можно объяснить более высоким давлением в экспериментах с DDST-M. Наибольшее различие наблюдается в области спектра 370–420 нм, где большую роль играет излучение, генерируемое радикалом CN, концентрация которого сильно зависит от содержания CO₂ в исследуемом воздухе.

Рис. 7.

Сравнение панорамных спектров излучения воздуха, полученных на ударных установках DDST-M при p₀ = 0.25 Торр и V_SW = 10.4 км/с (1) и EAST при p₀ = 0.2 Торр и V_SW = 10.35 км/с (2) [49].

Эксперименты в ударных трубах позволяют измерить временнýю зависимость излучения на определенной длине волны, вернее, в узком спектральном диапазоне. Эта информация представляет особую ценность для тестирования моделей физической и химической кинетики возбуждения и дезактивации электронно-возбужденных состояний атомов и молекул, ответственных за излучение газа на данной длине волны [73]. Подобные измерения проводятся с использованием той же аппаратуры, которая регистрирует панорамные спектры излучения. На рис. 8 приведены примеры временны́х спектрограмм, полученных в ударно-нагретом воздухе при разных скоростях ударной волны и начальных давлениях в камере низкого давления [74]. Нулевой момент времени на горизонтальной оси соответствует моменту прихода газодинамического фронта к оптической оси наблюдения. Во всех приведенных случаях наблюдаемая длительность излучения слабо зависит от длины волны и равна примерно 1 мкс. Малая продолжительность излучения связана с быстрым падением температуры в молекулярном газе за счет энергоемких процессов возбуждения внутренних степеней свободы и диссоциации, что ведет к уменьшению скорости образования электронов и, соответственно, возбуждения атомов и молекул.

Рис. 8.

Зависимость от времени интенсивности излучения спектральной линии с λ = 149.3 нм атома азота (а) при начальном давлении p₀ = 0.25 Торр и V_SW = 7.9 (1) и 9.2 км/с (2), а также и спектральной линии с λ = 213 нм молекулы NO (б) при начальном давлении p₀ = 1 Торр и V_SW = 5.0 (1), 5.9 (2) и 6.8 км/с (3) [74].

Как видно из рис. 8а, интенсивность излучения I атомарного азота на длине волны λ = 149.3 нм быстро растет при увеличении скорости ударной волны V_SW и, соответственно, температуры газа за фронтом ударной волны. При этом максимум излучения сдвигается вправо при увеличении V_SW, а ширина неравновесной зоны излучения немного увеличивается. Временнáя зависимость интенсивности излучения I линии с λ = 213 нм молекулы NO при начальном давлении 1 Торр и различных скоростях ударной волны приведена на рис. 8б. Здесь, как и в предыдущем случае, наблюдается сильная зависимость максимального значения интенсивности излучения от скорости ударной волны. Результаты анализа экспериментальных данных, полученных при разных давлениях, показывают, что длительность излучения отдельной спектральной линии, а также ее максимальная интенсивность сильно увеличиваются с ростом начального давления [74].

Способность различных моделей адекватно описывать как неравновесное, так и равновесное излучение ударно-нагретого газа зависит от правильной интерпретации имеющихся экспериментальных данных и, в первую очередь, от метода выделения неравновесной зоны на временной спектрограмме излучения различных линий [75]. В экспериментах, проведенных на установке EAST, для определения неравновесных спектральных данных используется так называемая абсолютная неравновесная метрика, когда уровень неравновесного излучения определяется путем интегрирования интенсивности излучения на спектрограмме в пределах 2 см по обе стороны от пикового значения. На рис. 9 приводится сравнение равновесной и неравновесной спектрограмм излучения воздуха при давлении перед ударной волной p₀ = 0.2 Торр и скорости ударной волны V_SW = 9.53 км/с в спектральном диапазоне VUV [76]. Видно, что неравновесная зона дает вклад в общую спектральную плотность энергии излучения воздуха, равный примерно 20%.

Рис. 9.

Равновесная (а) и неравновесная (б) спектральная плотность энергии излучения воздуха при p₀ = 0.2 Торр и V_SW = 9.53 км/с [76].

ИЗЛУЧЕНИЕ АТМОСФЕРНЫХ ГАЗОВ ДРУГИХ ПЛАНЕТ

Излучательные характеристики ударно-нагретых газовых смесей, моделирующих состав атмосфер других планет Солнечной системы, менее изучены, чем соответствующие характеристики воздуха. Наибольший объем экспериментальной информации получен для атмосфер Марса и Венеры, которые состоят в основном из CO₂ (порядка 95%) и N₂ (порядка 3%) [25, 30, 33, 43, 61, 77–85]. Несколько работ посвящено измерению излучения ударно-нагретого газа, моделирующего атмосферу Титана, которая помимо молекулярного азота содержит небольшое количество метана (2–5%) [83, 86–88]. Соответствующие данные для атмосфер планет-гигантов (Сатурн, Уран), состоящих в основном из молекулярного водорода, приведены в работах [89, 90].

На рис. 10 представлен панорамный спектр излучения смеси CO₂ (70%) и N₂ (30%), моделирующей атмосферу Марса, который получен в ударной трубе DDST-M при p₀ = 0.3 Торр и скоростях ударной волны порядка 7 км/с, что примерно соответствует второй космической скорости для Марса [84]. Видно, что в спектральном диапазоне λ = 200–300 нм интенсивность излучения слабо зависит от скорости ударной волны и определяется в основном совокупностью полос четвертой положительной системы молекулы CO, которая формируется в электронном переходе A¹Π → X¹Σ⁺ [91]. 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 основной вклад в излучение нагретого газа дает фиолетовая система полос цианистого радикала CN, которая формируется в электронном переходе B ²Σ⁺ → X ²Σ⁺ с максимумами интенсивности при λ = 358, 386, 410 и 450 нм [92]. В окрестности длины волны λ = 386 нм локализуется также излучение первой отрицательной системы молекулярного иона ${\text{N}}_{2}^{ \pm }$.

Рис. 10.

Спектральная плотность излучения B_λ ударно-нагретой смеси CO₂/N₂ в спектральных диапазонах 200–420 нм (а) и 400–850 нм (б) при начальном давлении p₀ = 0.3 Торр и V_SW = 7.35 (1), 6.94 (2), 6.76 (3), 7.58 (4), 6.76 (5), 6.58 (6) и 6.33 км/с (7) [84].

В спектральном диапазоне λ = 450–850 нм (рис. 10б) интенсивность излучения сильно зависит от скорости ударной волны. Здесь основной вклад в излучение дает система полос Свана молекулы C₂, формирующаяся в переходе d ³Π_g → a³Π_u и наблюдающаяся в интервале λ = 450–570 нм [93]. Видно, что излучение системы полос Свана играет заметную роль только при скоростях ударной волны выше 6 км/с. В этом спектральном диапазоне при скоростях ударной волны выше 5 км/с наблюдается также красная система полос цианистого радикала CN, которая формируется в электронном переходе A²Π → X ²Σ⁺ с максимумом интенсивности при λ = 790 нм.

Большой объем исследований по измерению спектров излучения ударно-нагретых газов применительно к условиям входа КА в атмосферы Марса и Венеры проведен в ударной трубе EAST [25, 55, 75, 79]. Получены панорамные и интегральные спектры излучения в интервале длин волн λ от 120 до 1650 нм при скоростях ударной волны V_SW в интервале от 3 до 12 км/с и начальных давлениях газа перед ударной волной p₀ в интервале от 0.1 до 2.0 Торр. На рис. 11 показан относительный вклад различных спектральных диапазонов в общую интенсивность излучения смеси, моделирующей атмосферу Марса [79]. Данные приведены для трех экстремальных условий по скоростям ударной волны и начальным давлениям. Видно, что спектральные области VUV и дальнего UV (λ = 125–215 нм), излучение в которых определяется системой полос CO(4+) и отчасти NO(β, γ, δ), являются наиболее значительными радиационными областями во всех изученных условиях, составляя от 54% до 64% от общей интенсивности излучения. Область длин волн между 330 и 480 нм в основном связана с излучением CN и вносит значительный вклад в суммарную плотность энергии излучения при низкой скорости ударной волны (30% при V_SW = 6.8 км/с). По мере увеличения скорости роль этой области уменьшается (до 6% при V_SW = 11.5 км/с), что связано с диссоциацией CN.

Рис. 11.

Относительные вклады различных спектральных областей в суммарную плотность излучения смеси CO₂ (96%) и N₂ (4%) для трех тестовых случаев: p₀ = 0.25 Торр и V_SW = 6.8 км/с (а); p₀ = 0.1 Торр и V_SW = 8.5 км/с (б); p₀ = = 0.5 Торр и V_SW = 11.5 км/с (в) [79].

Экспериментальные данные по радиационным характеристикам ударно-нагретой смеси, моделирующей атмосферу Титана, получены на ударных установках EAST [86] и X2 [87, 88]. На рис. 12 проводится сравнение панорамных спектров излучения, измеренных на этих установках в диапазоне длин волн λ = 310–435 нм. Наблюдается достаточно хорошее согласие приведенных данных для фиолетовой системы полос цианистого радикала CN. Основное различие между двумя спектрами состоит в том, что пик на длине волны λ = 336.3 нм, соответствующий электронному переходу A³Π → X³Σ^– радикала NH [94], который очень заметен в данных, полученных на установке EAST, не проявляется в значительной степени в данных X2. Несмотря на различия в спектральной плотности излучения, значения суммарной плотности излучения в двух случаях различаются лишь на 10%.

Рис. 12.

Спектральная (сплошные линии) и суммарная (штриховые линии) плотность излучения смеси N₂ (98%) и CH₄ (2%), моделирующей атмосферу Титана, при p₀ = 0.1 Торр и V_SW = 5.7 км/с: 1 и 2 – экспериментальные данные, полученные на установках EAST [86] и X2 [88] соответственно.

ВЫВОДЫ

1. Изучение радиационных характеристик ударно-нагретых газов проводится на различных ударных установках. Наиболее широкие возможности для получения спектроскопической информации предоставляют электроразрядные установки. Ударные установки на детонационном горении намного дешевле поршневых и электроразрядных, так как не нуждаются в каких-либо сложных механических и электроразрядных устройствах и, соответственно, требуют гораздо меньшего опыта эксплуатации. Но на них не удается получить скорость ударной волны выше 12 км/с.

2. Многочисленные эксперименты, проведенные в ударных трубах, позволили получить большой объем информации по излучению ударно-нагретых газовых смесей, моделирующих условия входа космических аппаратов в атмосферу Земли и других планет Солнечной системы. К ней, в частности, относятся интегральные по времени развертки излучения (панорамные спектры) в интервале длин волн от 120 до 1100 нм. Анализ панорамных спектров позволяет выделить основные закономерности излучения высокотемпературного газа на различных участках траектории спуска КА в зависимости от скорости ударной волны и начального давления газа.

3. Эксперименты в ударных трубах позволяют также измерить временнýю зависимость излучения на определенной длине волны. Эта информация представляют особую ценность для тестирования моделей физической и химической кинетики возбуждения и дезактивации электронно-возбужденных состояний атомов и молекул, ответственных за излучение газа на данной длине волны.

Работа выполнена при поддержке Российским фондом фундаментальных исследований (грант № 20-08-00343), а также в рамках госзадания Министерства науки и высшего образования Российской Федерации “Экспериментальное и теоретическое исследование кинетических процессов в газах” (регистрационный номер АААА-А19-119012990112-4).