WWW.KONF.X-PDF.RU
БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА - Авторефераты, диссертации, конференции
 

Pages:   || 2 | 3 |

«Хоронжук Роман Сергеевич ЛАЗЕРНО-ИНИЦИИРОВАННЫЙ СВЧ РАЗРЯД В СВЕРХЗВУКОВОМ ПОТОКЕ ВОЗДУХА 01.04.21 «лазерная физика» Диссертация на соискание ученой степени кандидата ...»

-- [ Страница 1 ] --

Санкт-Петербургский Государственный университет

На правах рукописи

Хоронжук Роман Сергеевич

ЛАЗЕРНО-ИНИЦИИРОВАННЫЙ СВЧ РАЗРЯД В СВЕРХЗВУКОВОМ ПОТОКЕ

ВОЗДУХА

01.04.21 «лазерная физика»

Диссертация

на соискание ученой степени кандидата

физико-математических наук

Научный руководитель :



Доктор физико-метематических

Наук, профессор

Машек И.Ч.

Санкт-Петербург Оглавление Введение

Глава 1 Современное состояние основных направлений плазменной аэродинамики.

Безэлектродный разряд СВЧ диапазона в покоящемся газе

1.

1.1.1 Электродинамическая модель эволюции СВЧ стримера

Лазерный разряд в газах

1.

Основные явления происходящие при вложении ЭМ энергии в 1.3 сверхзвуковые потоки.

Обзор взаимодействия тепловых следов плазменных образований и 1.4 ударными волнами

Глава 2. Лазерно-инициированный микроволновый пробой

Описание экспериментального стенда плазменной аэродинамики............ 34 2.1 Лазерный пробой в газе

2.2 Эффективность вложения лазера пикосекундного диапазона.

2.3 Лазерная инициация СВЧ разряда

2.4 Увеличение длинны СВЧ разряда

2.5 Спектральные исследования

2.6 Глава 3. Приложения к газодинамическим объектам

3 Результат взаимодействия самостоятельного СВЧ разряда с ударной 3.1 волной

Результат взаимодействия лазерных разрядов (одиночного и двойного) с 3.2 ударной волной.

Воздействие на поток лазерно-инициированных СВЧ импульсов............. 73 3.3 3.3.1 СВЧ разряд, инициированный одиночной лазерной искрой................. 73 3.3.2 СВЧ разряд, инициированный двойной лазерной искрой

Заключение

Список литературы

Введение Работы по использованию электромагнитных разрядов в различных приложениях газо- и аэродинамики ведутся достаточно давно. Исследования включают изучения методов и последствий вклада энергии в поток газа посредством лазерного, СВЧ, барьерного и поверхностного разрядов[1-8].

Объектами исследования являются эффекты изменения параметров обтекания тел, степень турбулизации зоны отрыва за счет влияния на пограничный слой. Важной задачей является исследования воздействия вложений ЭМ энергии в сверхзвуковой поток на головную ударную волну у сверх и гиперхзвуковых аппаратов. К таким исследованиям необходимо отнести работы группы ученыхпод руководством академика В.А. Левина по отрыву ламинарного [9] и турбулентного [10] сверхзвукового пограничного слоя, при энерговложениях в виде электрического разряда, а так же работы по влиянию на обтекание аэродинамических тел [11].

Вопросы применения в аэродинамике тлеющего [12], лазерного [13], и прочих [14] освещены в работах коллектива под руководством академика В. Фомина Особый интерес к управлению сверхзвуковыми потоками путем вложения СВЧ и лазерной энергии подчеркивается совместными экспериментально – расчетными работами проводимыми ОИВТ РАН(В. Бровкина, Ю. Колесниченко), университете Ратгерса (проф. Д. Кнайта) и вычислительного центра РАН ( О.

Азаровой), [6],[15-18].

Вышеперечисленные исследования относятся к тепловому типу воздействия на поток, электромагнитные разряды при этом служат лишь источником нагрева.

Другой способ воздействия – применение магнитогидродинамических эффектов подробно рассмотренных в работах исследователей ОИВТ РАН(например, А.Бочарова [19]) и ФТИ имени Иоффе (С.В Бобашев. например, [20] [21]).

Достоинствами всех перечисленных методов управления обтеканием являются: отсутствие необходимости использования механических частей летательного аппарата для воздействия на обтекающий на поток, малая инерционность, полностью электронное управление процессом. Значительное разнообразие видов электромагнитных разрядов принципиально позволяет производить энерговложения в поток в огромном диапазоне временных и пространственных параметров.

Данная работа посвящена исследованию возможности реализации лазерноинициированного микроволнового разряда в сверхзвуковом потоке воздуха и его использовании для задачи изменения обтекания тела. Данный вид разряда может быть реализован с применением хорошо освоенных СВЧ генераторов с диапазоном импульсной выходной мощности 100-200 киловатт и наличие широкого класса твердотельных лазеров, позволяющих достичь пробойной напряженности поля в газе для важного на практике диапазона давлений (40Торр).





Лучевой характер вложения энергии позволяет получать необходимые разряды на удалении от летательного аппарата, с возможностью локализации энерговложения во времени и пространстве. Важной особенностью комбинированного разряда является возможность получения микроволнового вложения энергии в поток с наиболее оптимальной для аэродинамических приложений пространственной формой.

Все перечисленные моменты делают исследование комбинированного лазерно-микроволнового разряда в сверхзвуковом потоке воздуха интересной и актуальной задачей.

Задачи Целью работы является исследование способов реализации и условий возникновения лазерно-инициированного вложения в сверхзвуковой поток газа (воздуха) и эффектов связанных с аэродинамическими приложениями этих вложений. Эти исследования должны включать оценки эффективности влияния энерговклада комбинированного разряда на ударно-волновые структуры и обтекание тела в сверхзвуковом потоке, нахождение оптимальных параметров разряда для достижения наибольшего аэродинамического эффекта.

Основные результаты

Работа содержит новые результаты, среди которых можно выделить следующие наиболее важные:

- В сверхзвуковом потоке воздуха подтверждается снижение порога для СВЧ разряда при лазерной инициации.

- В сверхзвуковом потоке газа возможна реализация оптического пробоя с частотами недоступными для покоящегося газа.

- СВЧ разряд может позиционироваться в пространстве тепловым следом лазерной искры.

- Для инициации СВЧ разряда лазерной искрой целесообразно применение лазерных импульсов с минимально достаточной для получения оптического пробоя энергией, при минимальной длительности

- Экспериментально подтверждено развитие вторичной волны ионизации между СВЧ плазмоидами при их инициации двумя последовательными лазерными искрами. Обнаруженный эффект снимает ограничения протяженности СВЧ разряда величиной в 2/3 длинны волны..

Результаты работы имеют практическую ценность, так как могут использоваться в приложениях плазменной аэродинамики для снижения лобового сопротивления и создания управляющих моментов летательными аппаратами на сверх и гиперзвуковых скоростях.

Достоверность Основные результаты работы были опубликованы в двух периодических изданиях индексируемых базой данных Scopus

1. Mashek I.C., Lashkov V.A., Khoronzhuk R.S., Potapenko D.P., and Brovkin V.G.

Microwave energy deposition in supersonic flows on laser-initiated dipole structures // AIAA-2014-0487.

2. Khoronzhuk R.S., Karpenko A.G., Lashkov V.A., Potapenko D.P., and Mashek I.C. Microwave discharge initiated by double laser spark in supersonic airflow. // J.

Plasma Physics, Vol. 81, No. 03, June 2015 и сделано 10 докладов на Российских и международных конференциях:

всероссийская конференция «Физика низкотемпературной плазмы », Петрозаводск, 2011, JointErcoftac/PlasmaaeroWorkshop 2012, Toulouse, workshop “Thermochemical processes in plasma aerodynamics”. St.Petersburg, 2012, 5th European conference for aeronautic and space sciences 2013, Munich, 13th International Workshop on Magneto-Plasma Aerodynamics, Moscow, 2014, The American Institute of Aeronautics and Astronautics Aerospace Sciences Meeting 2014, Maryland, 6th European conference for aeronautics and space sciences, Krakow, 2015, the 15th International Symposium on Flow Visualization, Minsk, 2012.

Глава 1 Современное состояние основных направлений плазменной 1 аэродинамики.

1.1 Безэлектродный разряд СВЧ диапазона в покоящемся газе Особенности пробоя газа излучением СВЧ диапазона достаточно подробно описаны в работе [22]. В соответствии с этими работами для СВЧ диапазона характерна малость амплитуды колебаний электрона по сравнению с размерами разрядного объема. По этой причине электроны и ионы в своем движении под действием поля не касаются стенок, поле не толкает энергичные частицы к поверхностям области разряда, эмиссионные процессы роли не играют.

Электронная лавина локализована, т. е. в каждом месте развивается независимо, обособленно. Например [22], для типичной СВЧ длины волны = 10см, f =3 ГГц, = 1,9 1010 1 в характерном для пробоя при 1 Торр поле 0 = 500 В см

–  –  –

меньше размеров сосудов, которые порядка длины волны.

Зависимость порогового поля от давления имеет минимум (Рис 1). На левой ветви, где порог падает с ростом давления, он тем ниже, чем больше размеры разрядного объема и чем меньше частота поля. То же относится и к самой величине минимума. На меньших частотах минимум располагается при более низких давлениях. На правой ветви, где порог растет с повышением давления, зависимость порогового поля от размеров и частоты становится все менее заметной и в пределе больших давлений почти совсем исчезает: все кривые асимптотически сливаются

–  –  –

Плотность электронов как функция координат и времени подчиняется уравнению диффузии объемными источниками [22]:

= + ( ) (1) где D – коэффициент диффузии Частоты ионизации i и прилипания газа зависят от энергетического спектра электронов, который устанавливается в поле, и, в предположении о квазистационарном характере спектра, определяются величиной поля среднеквадратичной E или амплитудой E 0. Коэффициент диффузии электронов (свободной, ибо последних мало) также усредняется по спектру, но он от поля зависит слабее. Этой зависимостью можно пренебречь по сравнению с i E, a (E ).

При условии того, что однородно в пространстве, так что частоты i a не зависят от точки. Усреднение формулы 1 по объему, дает уравнение для средней плотности или, что то же самое, для полного числа электронов N e в разрядном объеме [22]:

dN e / di ( i a d ) N e (2) d D / 2 где d - частота диффузионных потерь электронов.

D 1 / p - коэффициент диффузии

- длинна диффузии Это уравнение описывает кинетику ионизации газа.

Если внешнее поле включается быстро по сравнению с характерными временами размножения и остается постоянным в течение времени развития лавины. Под такое ограничение подпадают не только стационарные, но и не слишком кратковременные импульсы поля (с достаточно крутым фронтом нарастания). В этом предположении i (t ), a (t ) const после момента t 0 включения поля и уравнение 2 имеет экспоненциальное решение, характерное для лавинообразного процесса [22]:

N e N eo exp[( i a d )t ] N e0 exp(t / ) (3)

Здесь - постоянная времени лавины, N e 0 - число затравочных электронов, которые начинают лавину. В опытах с короткими импульсами, когда вероятность попадания электрона в область действия поля в нужный момент невелика, пробой затрудняется, и для инициирования лавины приходится искусственно впрыскивать небольшое количество электронов.

Согласно соотношению 3 лавина развивается при условии, i a d 0 которое выполняется, если поле превышает пороговую величину E t, определяемую стационарным критерием пробоя [22]:

–  –  –

В грубом приближении положение минимума пороговой кривой Et ( p) можно установить на основании того условия, которое в какой-то мере разграничивает предельные случаи низких и высоких давлений, когда m 2 и m соответственно. Это условие заключается в равенстве по порядку величины частот столкновений и поля: m ~. Частота, при которой порог минимален, пропорциональна давлению газа. Этот результат качественно подтверждается опытом. В СВЧ диапазоне газы легче всего пробиваются при давлениях порядка единиц-десятков Торр (в оптическом – при десятках и сотнях атмосфер).

При низких давлениях пороги пробоя газа определяются главным образом диффузией. Так как пороговые поля велики электрон при наборе энергии быстро проскакивает "опасную" энергетическую зону между потенциалами возбуждения и ионизации, возбуждая атомы с малой вероятностью. При высоких давлениях диффузия происходит медленно и порог в основном определяется потерями энергии. Скорость неупругих столкновений, как и упругих, пропорциональна давлению. При условии компенсации энергетических потерь полем следует что при m 2 средняя энергия электронов есть функция E / p. Чтобы ионизация была 2 эффективной, средняя энергия электронов не должна быть слишком малой по сравнению с потенциалом ионизации, что в какой-то мере фиксирует величину E / p. В этих условиях пороговое поле не зависит от, если 2 m, и в рамках приближения не зависит от, как в случае чисто упругих потерь. Для СВЧ пробоя молекулярных газов требуются более высокие поля, чем для атомарных, так как электрону приходится затрачивать много энергии на возбуждение колебательных и более низко лежащих в молекулах электронных уровней, и это тормозит набор энергии в поле. В электроотрицательных газах пороги также высокие, поскольку существуют дополнительные потери электронов на прилипание [22].

1.1.1 Электродинамическая модель эволюции СВЧ стримера Все вышесказанное относится к первому этапу развития СВЧ разряда – электронной лавине. Наиболее полная картина представлена в работах [23-26] описывается электродинамической моделью эволюции СВЧ стримера.

Стример рассматривается как две бегущие в противоположных направлениях вдоль внешнего поля волны ионизации [24] Внешнее поле равномерное, плоскополяризованное. Объемные заряды возникают в результате колебаний электронов относительно неподвижных (на периоде) ионов. Заряды сосредоточены на фронтах волн ионизации.

Исходные уравнения для численного моделирования:

= 0 + + + +

–  –  –

= 1 ± ( )(| |) ± 40 ±

–  –  –

( )(| |) = = Связь амплитуды полного объемного заряда, дипольного момента плазмоида и амплитуды плотности тока:

± = ± () = ± (,, 0) ± () = = () + +

–  –  –

в полярных областях плазмоида усиливает внешнее поле, в следствие чего волны ионизации распространяющиеся вдоль вектора имеют большую скорость чем в нормальном к направлении. Соответственно плазмоид вытягивается вдоль вектора внешнего электростатического поля (стадия 2, «электростатическая», [24]).

При дальнейшем увеличении объёмных зарядов и размера плазмоида поле протекающих токов компенсирует поле зарядов (стадия 3, «электродинамическая»), что является причиной остановки роста плазмоида до размеров. На этом рост плазмоида прекращается, наступает квазиравновесие процессов ионизации и рекомбинации, а такие параметры как поглощаемая мощность становятся квазистационарными функциями (стадия 4, «квазистационарная») [27].

Как было отмечено выше, целью данной диссертационной работы является исследование теплового влияния разрядов на аэро- и газо-динамические процессы, поэтому вопрос перехода СВЧ энергии в Джоулево тепло газа является одним из основных вопросов наряду с формой этого вложения. Рассмотрим СВЧ импульс достаточно длительный по сравнению с временем развития электронной лавины, но все-же ограниченный во времени. Тогда описанная выше модель развития СВЧ разряда позволяет сделать вывод о том, что первые две стадии длятся постоянное для данных условий (плотность газа, частота и амплитуда СВЧ поля и т.д.) время, а третья(квазистационарная) – в зависимости от длительности СВЧ импульса. И, поскольку поглощаемая мощность стационарна во времени, то и Джоулево тепло переданное газу пропорционально длительности СВЧ импульса после прекращения роста плазмоида. Это чрезвычайно важный вывод, поскольку он может предоставить способ дозировки вложения СВЧ энергии в газ путем контроля длительности СВЧ импульса.

1.2 Оптический пробой в газах Для пробоя газов на оптических частотах требуются поля в световой волне напряженностью 10 6 10 7 В / см [22], что недостижимо без помощи лазеров.

Перетяжка каустики светового луча при пренебрежении абберационными эффектами определяется как =. Где –фокусное расстояние линзы, - угол

–  –  –

плотность потока энергии [22] [28].

Порог оптического пробоя имеет минимум, как и при пробое полем СВЧ диапазона. Но минимумы лежат не при 1-10 тор, а при сотнях атмосфер. Положение минимума приближенно удовлетворяет тому же соотношению m ~. Причина существования минимума та же, что и в СВЧ поле: при m ~ максимальна (как функция p ) скорость набора энергии электроном в поле данной частоты.

Рис 2 Пороги пробоя излучением рубинового лазера(50нс, 0.1мм фокус) для различных давлений [22].

Для гигантского импульса рубинового лазера при радиусе кружка фокусировки 10 2 см пороговая интенсивность составляет S t 1011 Вт / см 2, а поле Et 6 10 6 В / см.

Порог пробоя неочищенного воздуха сфокусированным излучением CO2 -лазера примерно 2 109 Вт / см 2, очищенного от пыли - не менее 1010 Вт / см 2 [22].

Мельчайшие пылинки, присутствующие в атмосфере, в высшей степени облегчают пробой излучением CO2 -лазера, тогда как в случае неодимового и в особенности рубинового влияние пыли незначительно. Причина такого различия состоит в том, что более коротковолновое лазерное излучение при взаимодействии с газом может само создавать электроны, необходимые для начала лавины. Длинноволновое излучение CO2 -лазера в чистом газе этого сделать не может.

Соответственно существует два механизма ионизации газа под действием интенсивного светового излучения [22]. Один из них – развитие электронной лавины, по своей природе не отличается от того, что происходит при пробое во всех других полях. Имеются лишь различия в деталях механизма приобретения энергии электронами от поля, связанные с квантовым характером светового поля. Второй механизм ионизации характерен именно для световых частот, он имеет квантовую природу. Электроны могут отрываться от атомов в результате многофотонного эффекта, т.е. при одновременном поглощении сразу нескольких фотонов.

Одноквантовый фотоэффект невозможен в случае частот видимого диапазона, так как потенциалы ионизации атомов в несколько раз превышают энергии квантов.

Так, например, для рубинового лазера 1.78эВ, а потенциал ионизации аргона I Ar 15.8эВ, т. е. для отрыва электрона требуется девять квантов. Многофотонные процессы маловероятны, но скорость их очень резко повышается при увеличении интенсивности света. В случае наносекундных (и более длительных) лазерных импульсов при давлениях выше десятых долей атмосферы всегда происходит лавинная ионизация. Скорость ее оказывается достаточной для пробоя газа при таких полях, которые еще недостаточны для интенсивной многофотонной ионизации. Последняя, однако, играет важную роль, обеспечивая появление первых, затравочных электронов, необходимых для начала лавины. Попадание случайного электрона в маленькую область фокуса в момент кратковременного импульса маловероятно. Возбуждение атомов ударами электронов оказывает тормозящее действие на развитие лавины, так как электрон теряет свою энергию и вынужден снова и снова ее набирать, прежде чем ему удастся проскочить зону возбуждения и достичь потенциала ионизации. Так происходит во всех полях, кроме светового. В световом поле, когда энергия кванта велика, может оказаться достаточным небольшого числа квантов, чтобы путем многофотонных процессов вырвать электрон из возбужденного атома. В этом случае возбуждение даже ускоряет развитие лавины, так как электрону достаточно достичь потенциала возбуждения, а не ионизации. Например, в аргоне потенциал первого возбужденного состояния E Ar 11.5эВ. Для отрыва электрона от возбужденного * атома нужна энергия 4,3 эВ, т. е. требуется одновременное поглощение трех квантов рубинового лазера или четырех квантов первой гармоники неодимового (

Загрузка...

1.17эВ ).

В случае коротких импульсов поле, которое определяется стационарным критерием пробоя (4), может оказаться недостаточно для заметной ионизации газа.

Если за время импульса родится два-три поколения электронов, это еще нельзя будет квалифицировать как пробой. Ионизация должна достичь заметной величины так как пробой связывается с появлением видимой вспышки. Вспышка и пробой соответствуют появлению приблизительно 1013 электронов. Если принять что лавина зарождается одним электроном, то при пробое за время импульса рождается lg 2 1013 43 поколения электронов.

Поле должно быть достаточно сильным для того, чтобы постоянная времени лавины была ln 1013 30 раз короче длительности импульса t1 3 10 8 c, т. е.

1нс. В этих условиях пороговое поле должно определяться из условия, что за время действия поля t1 лавина, начавшаяся с N 0 электронов, успевает достичь величины N 1 [22]:

–  –  –

Выражение 5 определяет величину нестационарного критерия пробоя газа.

Необходимо отметить что пороговое поле соответствующее данному критерию слабо зависит от величины N1 / N 0. При расчетах можно положить t1 / 30.

Нестационарный критерий обобщает стационарный и сводится к нему при t1.

В случае же чрезвычайно коротких импульсов порог оказывается очень высоким и роль потерь электронов становится несущественной: a, d i. Нестационарный критерий еще сильнее обостряет пороговый характер пробоя. При уменьшении частоты ионизации i вдвое, для чего требуется небольшое уменьшение поля, вместо 43 родится только 21 поколение, т. е. электронов появится на 6-7 порядков меньше.

При небольшой надпороговой мощности для получения пробоя лазерное излучение приходится фокусировать короткофокусной линзой.

В случае мощного лазера интенсивности хватает на то, чтобы пробить воздух на большой длине вдоль каустики длиннофокусной линзы. Так получают протяженный оптического пробой – длинную искру.

Значительное поглощение энергии "каскадным" типом пробоя начинается в момент образования "затравочных" электронов. Далее быстро растет электронная плотность, затравочная плазма становится оптически толстой и поглощает практически всю падающую энергию из последующей порции лазерного импульса.

"Порогом пробоя" по аналогии с [28] обозначим величину лазерного импульса, при котором лазерных импульсов вызывают пробой. Так как процесс 50% поглощения энергии начинается по достижении порога пробоя, то передняя кромка импульса передается сквозь фокальную область без изменений. Соответственно для мощных лазерных импульсов доля поглощенной энергии растет, а прошедшей, соответственно, падает. Таким образом процессы поглощения лазерного излучения в газе можно разделить на три области [28] Рис 3:

1) при энергии ниже пороговой, через область каустики фокусирующей системы проходит вся энергия без поглощения.

2) при энергиях порядка пороговой, пробой инициируется частью импульсов, поглощается часть импульсов.

3) при энергиях превышающих пороговую, пробой вызывается практически всеми импульсами, соответственно происходит значительное поглощение энергии.

Рис 3 Поглощение энергии при оптическом пробое. [28]

При увеличении энергии импульса поглощение продолжает возрастать и при определенной энергии наблюдается слабо выраженный максимум поглощения, наступает "насыщение" плазмы. Дальнейшее вложение энергии в плазму идет на ее увеличение в размерах вместе с ростом температуры или плотности.

Если падающая энергия больше, чем порог пробоя, тогда пробой может начаться до того, как импульс достигает фокальной плоскости. При большой падающей энергии "затравочная" плазма движется от фокальной плоскости в сторону источника (лазерное горение), если энергия менее порога пробоя, но все же в области, где пробой возможен, то затравочная плазма остается в фокальной точке.

Рис 4. Развертка во времени поглощения энергии при лазерном пробое [28].

1.3 Основные явления происходящие при вложении ЭМ энергии в сверхзвуковые потоки.

Как показано в предыдущей главе, СВЧ и лазерный пробой имеют сходную физическую природу, однако наиболее выгодные условия для возникновения этих двух типов разряда достигаются при различных давлениях. Для СВЧ сантиметрового диапазона это единицы-десятки Торр (Рис 1), в то время как для лазерного излучение – десятки атмосфер [22] (Рис 2). Долгое время для инициации самоподдерживающихся СВЧ разрядов применялись методы, требующие введения в область разряда инициирующих электродов либо инициирующих антенн. Идея использовать для инициации СВЧ разряда при высоких давлениях, более выгодных для пробоя оптическим излучением, лазерную искру впервые предложена и опробована в 1990 году [29]. Этот способ был рассмотрен как метод для приложений особо чистой плазмохимии, где важно не допустить примесей от стенок камеры или электродов. Тогда же было вынесено предположение о наиболее вероятных механизмах инициации СВЧ разряда: предионизация частиц воздуха лазерным излучением и образование разреженной области в близи лазерной искры в виду нагрева. Так же получена оценка вложенной в газ лазерной энергии по оценке скорости распространения ударной волны от лазерной искры согласно теории точечного взрыва [30].

В 1994 году [1] Мирабо и Райзер предложили использовать лазерную искру в качестве аэродинамической иглы. При этом решалось одновременно две задачи:

компрессия воздуха перед соплом МГД двигателя и снижение лобового сопротивления летательного аппарата. Приведены оценки необходимых энергозатрат лазерной энергии для различных высот полета и скоростей как для импульсного так и для непрерывного режима работы лазера. Однако лазерный разряд здесь служит заменой традиционной иглы из твердого материала, энерговклад производится за головной ударной волной. На больших высотах, где порог пробоя лазерным излучением велик предлагалось использовать в качестве инициатора СВЧ разряд, но весь основной энерговклад обеспечивать за счет лазерного излучения.

В серии работ [31-33] описывается исследование импульсно-периодического разряда в покоящемся воздухе. Использовались генераторы сантиметрового диапазона на магнетронах с длинной волны 10см, длительностью импульса 3мкс и частотой повторения 400Гц. Амплитуда в фокусе СВЧ пучка до 6 кВ/см, импульсная мощность 600кВт. Авторы отмечают свойство СВЧ разряда перемещаться по направлению к источнику излучения и для более точной локализации разряда помимо основной фокусирующей полистироловой линзы использовали дополнительное металлическое сферическое зеркало. Был продемонстрирован целый ряд интересных бесконтактных методов диагностики СВЧ плазмы. Производились измерения концентрации и температуре свободных электронов (посредством измерения абсолютной интенсивности полос второй положительной и первой отрицательной систем азота), напряженность электрического поля в плазме (посредством регистрации сателлитов запрещенных линий гелия и с применением внешнего микроволнового эффекта Штарка), колебательная температура (по относительной интенсивности полос второй положительной системе азота). Исследовалась кинетика нагрева газа. Поскольку эксперимент проводился в неподвижном воздухе каждый последующий СВЧ импульс инициировал СВЧ разряд в области газа, уже провзаимодействовавшего с предыдущим СВЧ импульсом. Было показано что примерно к 40..50 импульсу температура воздуха в области фокуса СВЧ излучения выходит на стационарный уровень(около 600К).

В течение 1997-2007 годов на математико-механическом и физическом факультетах СПбГУ в лаборатории газодинамики проводится ряд работ [3],[34по получению безэлектродного СВЧ разряда в сверхзвуковом потоке и исследованию эффектов по взаимодействию тепловых следов этих разрядов с ударными волнами при обтекании различных аэродинамических моделей.

Представленная диссертация является продолжением и развитием данных исследований. Схема установки на которой производились эти исследования представлены на Рис 6. Излучение СВЧ генератора 4 (200кВт в импульсе, длительность от 1.3 до 2.25мкс, частота повторений до 1.5кГц) через рупор 10 излучение подавалось на фокусирующее зеркало 6 с фокусом в точке 7, где и инициировалась группа СВЧ плазмоидов (Рис 5).Вакуумная рабочая камера 1 с соплом 2 и диффузором 3 могла работать с потоком диаметром 60мм с числом Маха 1.5, статическим давлением до 60 Торр и статической температурой 200К.

Аэродинамическое тело 8 снабженное импульсным датчиком давления устанавливалось на координатном устройстве 9. Оптический канал регистрации состоял из Шлирен-системы 5 с временным разрешением 0.5мкс и спектральной аппаратуры. В результате работ были получены детальные данные по развития области СВЧ разряда в потоке и взаимодействия его теплового следа с головной ударной волной на модели. В частности, получены данные по снижению давления торможения на модели (Рис 7), шлирен-фотографии взаимодействия нагретой СВЧ излучением области газа с головной ударной волной [3], Одним из важнейших результатов был факт того, что снижение давления торможения на аэродинамическом теле наблюдается в течение 100мкс что значительно превосходит время как длительность СВЧ импульса ( 2,25 мкс). Таким образом постоянно поддерживать провал давления можно вкладывая в газ СВЧ импульсы с большой скважностью.

Рис 6 Схема установки для получения безэлектродного СВЧ разряда в сверхзвуковом потоке и исследованию эффектов по взаимодействию тепловых следов этих разрядов с ударными волнами при обтекании различных аэродинамических моделей Рис 5 Пример развития множественных СВЧ разрядов в области фокуса СВЧ излучения.

Рис 7 Показания импульсного датчика давления расположенного в торце аэродинамической модели в момент взаимодействия нагретой СВЧ разядом области воздуха с головной ударной волной. Провал соответствует снижению головного сопротивлоения модели [3] Важнейшей проблемой в данной серии работ была фокусировка СВЧ излучения. Она осуществлялась сферическим зеркалом. Что приводило к образованию нескольких пучностей поля в области фокуса. В процессе эксперимента загоралось несколько плазмоидов Рис 5, только 1-3 из которых были внутри сверхзвукового потока. Форма СВЧ разряда при этом способе фокусировки трудноконтролируема. Как было показано в более поздних работах [8],[37-39] для большей эффективности использования СВЧ энергии, форма нагретой СВЧ разрядом области должна представлять собой тонкую вытянутую вдоль потока область. Что невозможно при применении квазиоптического способа фокусировки.

В 2000 году профессором Ричардом Майлзом из университета Ратгерса был опубликовал обзор [2] в котором рассматривались различные виды перспективных методов вложения лучевой энергии в сверхзвуковые потоки.

Одним из важных выводов работы [2] являлась формализация критериев выбора основного источника для вложения энергии в газ. Так как энергию необходимо вводить достаточно далеко перед телом чтобы закончился массоперенос газа в области вложения, но достаточно близко чтобы температурная диффузия не уменьшила эффект, был сделан вывод, что лазер или электронная пушка мало подходят в качестве основного источника энергии. Тем не менее перспективно их применение в качестве инициаторов и для управления вложением от радиочастотных и СВЧ разрядов. В частности, рассматривался пример использования ArF лазера для инициации СВЧ филамента. Использовался ArF импульсный лазер (100мДж, 15нс) и СВЧ генератор частотой 2.45 ГГц с мощностью в импульсе 50кВт и длительностью импульса до 1мс. СВЧ разряд реализовывался в высокодобротном резонаторе (добротность около 1000). Путем двухфотонного поглощения происходила предионизация молекул кислорода + вдоль каустики лазерного луча, что и служило источником затравочных электронов для СВЧ филамента, который развивался в этой области.

Аэродинамические эффекты этих разрядов с точки зрения плазменной аэродинамики не рассматривались.

Первое подробное исследование вклада энергии лазерного разряда в газодинамические эффекты было опубликовано в 2003 году [40]. Исследовался лазерный разряд в покоящемся воздухе при давлении 0.101 Мпа, температуре 293К.

Использовался Nd:YAG лазер с удвоением частоты(532нм) с энергией в импульсе до 180мДж и частотой повторения до 10Гц. Лазерное излучение, направленное вертикально сверху вниз, фокусировалось сферической линзой с фокусным расстоянием 250мм. Визуализация газодинамических эффектов производилась методом регистрации Рэлеевского рассеяния излучения вспомогательного лазера (500мДж, Nd:YAG, 532 нм). Полученные данные сравнивались с численными расчетами для одно-размерной симуляции в идеальном газе базирующейся на теориях сильного точечного взрыва Тейлора [41] и Седова [30]. Поскольку не вся энергия лазерного импульса вкладывается в джоулево тепло газа, а существуют потери на рассеяние, пропускание, излучение лазерной плазмой и пр., то интересным результатом является коэффициент вложения лазерной энергии в газодинамические процессы. В работе [40] для атмосферного давления получен коэффициент энерговклада 0.65 при достаточно точном совпадении расчетов по радиусу и скорости ударной волны, распределению давления и температуры газа в области ударной волны. Отмечено, что метод плохо работает для первых микросекунд (5мкс) после пробоя, поскольку модель не учитывает плазменные эффекты.

В продолжение работ [34-36], [42] в 2004 году проводится исследование возможности инициации СВЧ разряда лазерной искрой в покоящемся воздухе при атмосферном давлении [43]. По сравнению с более ранними работами была изменена система фокусировки СВЧ излучения (см. схему установки Рис 8).

Для получения лазерного разряда использовалось излучение рубинового лазер (6943А, 0.22Дж, 25нс длительность импульса) сфокусированного короткофокусной (12мм) сферической линзой.

Было получено два важнейших результата – позиционирование СВЧ разряда при помощи лазерного излучения и многократное снижение порога пробоя для СВЧ излучения Рис 8 Установка для исследования инициации СВЧ разряда лазерной искрой в покоящемся воздухе при атмосферном давлении [40].

В 2004 году была опубликована работа [44] по исследованию базэлектродного СВЧ разряда в сверхзвуковом потоке. Для фокусировки СВЧ излучения (длина волны 2.4 см, энергия в импульсе до 300кВт, длительность импульса 1-300мкс, скважность импульсов 1000) аналогично ранним работам [33] использовалась комбинация диэлектрической линзы и металлического сферического зеркала. Для инициации разряда при давлениях выше 100 Торр применялся инициатор состоящий из двух медных проводников в керамических трубках. Были проведены измерения колебательной и кинетической температур плазмы СВЧ разряда в зависимости от давления в камере и мощности СВЧ –излучения. Эксперименты проводились в потоке с числом Маха 2. В качестве перспективного применения такого разряда указывался поджиг углеводородного топлива.

В 2005 году в работе [45] исследовался эффект взаимодействия импульсного вложения энергии Nd:YAG лазера на ударно-волновую структуру и давление торможения на поверхности аэродинамического тела в потоке с числом маха 3.45.

Визуализация результатов проводилась методом теневой фотографии, фиксация параметров давления несколькими импульсными датчиками давления размещенными на поверхности аэродинамического тела. Было отмечено снижение давление от 40 до 30% в зависимости от конфигурации эксперимента.

В 2006 году группой ученых из СПбГУ и ОИВТ АН был изучен механизм снижения лобового сопротивления аэродинамического тела при взаимодействии головной ударной волны с газом, нагретым СВЧ разрядом [15]. Причиной оказалось возникновение вихревой структуры позади ударной волны, благодаря которому и происходит отход головной ударной волны от аэродинамического тела.

Более подробно этот эффект рассмотрен в 1.4.

Ряд интересных экспериментов описан в [46]. Для инициации СВЧ (3ГГц, 25мдж в импульсе длительностью 1-3мкс) филаментов использовался фемтосекундный лазер (200фс, 800нм, 1.5-200мДж). Использовались различные конфигурации фокусирующих систем для лазерного излучения: одиночный тонкий канал (2см длинна, 100мкс диаметр), два параллельных канала, четыре канала по сторонам прямоугольника. Во всех случаях СВЧ разряд развивался вдоль предионизованных лазерным излучением каналов, таким образом была показана возможность управления формой СВЧ разряда при помощи слабой предионизации газа. Методом регистрации обратного Рэлеевского рассеяния были зафиксированы температуры до 1200К. Оценена эффективность вложения СВЧ энергии в нагрев газа –около 20%.

В 2010 и 2011 году на базе ОИВТ РАН были проведены и опубликованы работы [47] [48] по инициации СВЧ разряда лазерной искрой. Эксперименты проводились в покоящемся воздухе при различных (130…750 Торр) давлениях.

Рис 9 Пробойные поля для излучения СВЧ диапазона при лазерной инициации. [43] Использовался Nd:YAG лазер (LF117, Solar TII, Минск) с длинной волны 532нм, длительностью импульса 10нс и энергией в импульсе 200-500мДж. Лазерный луч фокусировался в области фокуса СВЧ системы линзой с фокусным расстоянием 45мм. СВЧ источник на основе магнетрона с длинной волны 2.3см, мощностью в импульсе до 600кВт и длительностью импульса до 4мкс в купе с фокусирующей системой позволял получить напряженность электрического поля до 5.5 кВ/см. По результатам работы авторы делают вывод что значительное влияние на уменьшение порогов пробоя для СВЧ излучения обусловлено газодинамическими возмущениями созданными лазерной искрой. Сделано предположение, что на значительное снижение порога пробоя для СВЧ на малых же временах задержки (около 10 мкс, Рис 9 [47]) оказывает влияние усиления СВЧ поля наведенными объемными зарядами на полюсах ядра лазерной искры в виду того, что ядро лазерной искры сохраняет проводимость до 100мкс [49].

.

В 2012 году была опубликована работа [50] по исследованию оптического пробоя в сверхзвуковом потоке воздуха при больших давлениях(1.8 Мпа).

Исследования проводились в потоках с числами Маха 1,7-3,7. Использовался мощный лазер с механической модуляцией добротности (частота следования импульсов до 80кГц, импульсная мощность до 200кВт, средняя мощность 4.5кВт).

Одним из интересных результатов работы является коэффициент поглощения лазерного излучения плазмой лазерного пробоя, который достигал 60%( при давлении 1.5Мпа в потоке с числом Маха соответствующим 1.99).

1.4 Обзор взаимодействия тепловых следов плазменных образований с ударными волнами Перед телом, двигающимся в газе со сверхзвуковой скоростью образуется ударная волна, т.е. поверхность разрыва на которой такие параметры газа как скорость, давление, температура и плотность испытывают скачек. Это явление коренным образом меняет обтекание тела в потоках с числом Маха более 0.9.

Появление ударной волны характеризуется увеличением лобового сопротивления аэродинамического тела и увеличением теплового потока на ее поверхности.

Ударные волны образующиеся на элементах конструкции летательного аппарата приводят к образованию нестационарных течений и изменению точек приложения аэродинамических сил.

Одним из методов воздействия на ударно-волновые структуры возникающие при движении аэродинамического тела со сверхзвуковой скоростью (в сверхзвуковом потоке воздуха) является создание нагретой области перед ударной волной вверх по потоку (Рис 10). Подобное воздействие возможно, в частности при вложении ЭМ энергии методами рассмотренными раннее.

Взаимодействию ударной волны с областями нагретого СВЧ разрядом газа( например [15], [39]), либо с «пузырем» из более плотного или легкого газа(например [18]) посвящено множество работ Рис 10 Воздействие на головную ударную волну посредством нагрева области газа перед ней.

.

Рис 11 Постановка задачи о взаимодействии ударной волны в воздухе в длинной нагретой областью [60].

–  –  –

плотность газа вверх по потоку от ударной волны и внутри нагретой области соответственно.

Поскольку скорость звука в газе пропорциональна корню из температуры:

= где R – универсальная газовая постоянная, Т – абсолютная температура, М – молярная масса, - показатель адиабаты, то при контакте ГУВ с нагретой областью 2 в последней начинает распространяться УВ с большей чем у ГУВ скоростью. Это

–  –  –

Как можно заметить из Рис 12 скорость спутного потока может быть даже отрицательной при определенных параметрах эксперимента.

Области газа 3,4,5 двигаются относительно области 6 с некоторой скоростью, что приводит к образованию вихря. Поскольку задача симметричная относительно оси х (Рис 11), то вихрь тороидальный. Именно образование этого вихря является принципиальным механизмом такого типа воздействия на ударную волну. В работе [15] описан метод усиления данного вихревого течения путем добавления в торец аэродинамического тела полости.

В работе [39] подробно рассматривалось влияние таких параметров, как радиус, его температура и протяженности нагретой области газа на коэффициент сопротивления аэродинамического тела. При моделировании замечены следующие тенденции: эффективность вложения энергии растет с увеличением длинны нагретой области увеличением радиуса аэродинамического тела в случае затупленного цилиндра уменьшением радиуса нагретой области Так же в работе [39] отмечается сильная зависимость давления торможения на тупом цилиндре при смещении области вложения энергии от оси. Вплоть до обратного эффекта – увеличения давления.

Таким образом для реализации контролируемого влияния на головную ударную волну путем нагрева газа перед ней вверх по потоку при условии неизменности параметров аэродинамического тела и потока необходимо контролировать положение, длину, диаметр, степень нагрева области энерговложения.

Глава 2. Лазерно-инициированный микроволновый пробой 2

2.1 Описание экспериментального стенда плазменной аэродинамики.

Экспериментальная установка схематично изображена на рис. Рис 13 и состоит из нескольких блоков — СВЧ генератор с фокусирующей системой, рабочая камера, двухимпульсный лазер, система синхронизации.

–  –  –

СВЧ генератор реализован на базе магнетрона Ми-505 и позволяет генерировать импульсы с несущей частотой 9,6 ГГц и мощностью в импульсе до 200кВт, длительность импульса от 0,5 до 3 мкс, частота повторения импульсов от 1 до 10Гц.

Фокусирующая система СВЧ (Рис 16) квазиоптическая, представляет собой цилиндрический параболоид изготовленый из плоских ламелей таким образом, что в поперечном направлении является практически прозрачной и не препятствует оптическим каналам диагностики. Область фокуса представляет собой вытянутый вдоль оси сверхзвукового потока эллипсоид вращения. Для проверки распределения поля внутри антенны производились измерения пробным диполем на малых сигналах (через ослабитель). Несимметричность вызвана возмещением внутри антенны вызванным державкой измерительного диполя. Максимальная напряженность СВЧ поля в области фокуса 4,5кВ/см,вектор ориентирован вдоль потока воздуха, что позволяет получать самоинициированные СВЧ разряды при давлениях до 100 Торр. Данная конфигурация фокуса СВЧ излучения способствует получению протяженных вдоль оси сверхзвукового потока плазмоидов, что наиболее выгодно для аэродинамических приложений ( например [15], [39] [18]).

Использовалась аэродинамическая сверхзвуковая труба с рабочей камерой эжэкторного типа. В экспериментах обеспечивался следующий режим сверхзвукового потока: диаметр струи 30мм, число Маха потока M=1,5, режим истечения расчетный, статическое давление в потоке порядка 150 торр.

Двухимпульсный Nd:Yag лазер с раздельным управлением каналами излучает на второй гармонике (532нм) импульсы длительностью 6 нс и энергией до 145 мДж каждый (Tvergreen145). Лазерное излучение сфокусировано линзой с фокусным расстоянием 23 мм, электрическое поле лазерного излучения в области фокуса, приближенно равно, В/см. Это позволяет устойчиво получать лазерный разряд в диапазоне статических давлений от 140 до 760 торр.

Рис 14 Фотография экспериментальной установки по исследованию лазерноиндуцированных СВЧ разрядов в сверхзвуковом потоке воздуха. 1 – ход лазерного луча, 2 –рабочая камера, 3 –лазерная фокусирующая линза, 4 – сопло аэродинамической трубы, 5 – фокусирующая система для СВЧ излучения, 6 подвод СВЧ энергии(волновод, рупор), 7 – аэродинамическая модель, 8 – диффузор аэродинамической трубы, 9 – окно Шлирен-системы, 10 –лазер.

Рис 15 Фотография рабочей области экспериментальной установки по исследованию лазерно-индуцированных СВЧ разрядов в сверхзвуковом потоке воздуха.1 – лазерный луч, 2 – окно Шлирен-системы, 3 –сопло аэродинамической трубы, 4 – фокусирующая система для СВЧ излучения. 5 волновод для подвода СВЧ энергии, 6 - аэродинамическая модель, 7 – диффузор аэродинамической трубы, 8 – фокусирующая система для лазерного излечения(линза).

Рис 16 Фокусирующая система для СВЧ излучения. Особенности конструкции и распределение поля Визуализация газодинамических процессов осуществляется теневой схемой на базе прибора ИАБ 450, имеющим фокусное расстояние 2 метра Пространственно – временная регистрация самосвечения разрядов, их формы, картин обтекания осуществляется высокоскоростной камерой оснащенной ЭОП PCO Dicam.pro с разрешением 1024x1024 точки и минимальной выдержкой 5 нс.

Система синхронизации и управления экспериментом реализована на базе универсальной платы NI-USB 6343с программным обеспечением на LabView.

Одиночный и множественный лазерный пробой в газе 2.2

С целью определения возможностей установки и исследования эффективности вложения энергии лазерного импульса в аэродинамические структуры, при различных статических давлениях (100-760Торр) был произведен ряд экспериментов в покоящемся воздухе. Для оценки энерговклада от лазерного импульса по изображению был произведен анализ радиуса ударных волн в зависимости от времени при различных давлениях. Лазерный разряд удовлетворяет условиям задачи точечного взрыва без учета противодавления только в первые микросекунды после лазерного пробоя. Получить же качественное теневое изображение ударной волны в начальные(1-2мкс) моменты времени невозможно ввиду засветки от лазерной плазмы.

В работе Седова [30] показано, что если скорость распространения ударной волны D больше скорости звука в невозмущенной области a1 в 10 раз, то упрощенная модель “сильного взрыва” дает ошибку менее 5 %. Как показано ранее, при имеющейся мощности лазера взрыв не является сильным и его нельзя рассчитывать без учета противодавления. При учете же противодавления нельзя получить аналитического решения.

Численное решение задачи с учетом противодавления подробно описано в работах[51-54].

Решение задачи с учетом противодавления позволяет расширить область времени для которой хорошо рассчитываются ударно-волновые структуры от лазерного вложения энергии до 6..10 мкс после лазерного пробоя. Затем (при временах более 10мкс) интенсивность ударной волны падает и скорость ее становится приближенно равной скорости звука в среде.

Решалась обратная задача: параметры «взрыва», а именно область ввода энергии r0, начальная энергия E0 варьировались при неизменном начальном давлении P таким образом, чтобы результат вычислений как можно лучше совпадал с полученными фотографиями реального эксперимента в котором для пробоя использовался импульс с энергией 145мДж. Энергию E0, соответствующую наилучшему совпадению принимали за энерговклад лазерного импульса в ударноволновые структуры в газе. По результатам вычислений рассчитывался коэффициент преобразования энергии a=E_0/E_laser. Все действия повторялись для ряда начальных давлений.

Давление, E_0, A торр мДж 760 17 0,12 400 6.5 0,05 150 0.2 0,001 Данный результат хорошо согласуется с увеличением лазерных пробойных полей с понижением давления: чем позднее достигаются пробойные напряженности поля, тем больше лазерной энергии проходит сквозь область фокусировки без взаимодействия с веществом.

В предположении что лазерное излучение и сама лазерная искра существенно изменяют концентрацию электронов только в малой области вблизи фокуса, можно утверждать что на коэффициент преломления, а значит на Шлирен-фотографии, полученные в результате эксперимента, влияет только градиент плотности воздуха.

Было принято решение в численном моделировании вложения энергии производить расчеты не только радиуса ударной волны, но и всю структуру плотности газа в области пробоя (Рис 17).

Рис 17 Распределение плотности газа вдоль оси потока после лазерного разряда В сверхзвуковом потока с числом Маха 1,5 ударно-волновые структуры от лазерной искры перемещаются вместе с воздушным потоком со скоростью V = 0.5 мм/мкс. Таким образом, нагретая разреженная область образованная первой лазерной искрой полностью уходит из области каустики лазерного луча за 6 - 10 мкс. Это дает возможность реализовать вторую лазерную искру при условии задержки между лазерными импульсами более 6мкс.



Pages:   || 2 | 3 |
Похожие работы:

«БОЙКО ОЛЕГ ВЛАДИМИРОВИЧ ОПРЕДЕЛЕНИЕ УПРУГИХ ХАРАКТЕРИСТИК НИЗКОСКОРОСТНЫХ ПОРОД ПЕРЕКРЫТЫХ ВЫСОКОСКОРОСТНЫМ СЛОЕМ ОБДЕЛКИ ТОННЕЛЯ ПО МАТЕРИАЛАМ СЕЙСМОРАЗВЕДКИ Специальность 25.00.10 –...»

«УДК 621.396.6 ФЕДОСЕЕВА ЕЛЕНА ВАЛЕРЬЕВНА МЕТОДЫ КОМПЕНСАЦИИ ВЛИЯНИЯ ВНЕШНИХ ПОМЕХОВЫХ ФАКТОРОВ В РАДИОТЕПЛОЛОКАЦИОННОМ КОНТРОЛЕ МЕТЕОПАРАМЕТРОВ Специальность 05.11.13 – Приборы и методы контроля природной среды, веществ, материалов и...»

«ДЕТУШЕВ ИВАН ВАСИЛЬЕВИЧ ФУНДАМЕНТАЛИЗАЦИЯ МАТЕМАТИЧЕСКОЙ ПОДГОТОВКИ СТУДЕНТОВ ЭКОНОМИЧЕСКИХ СПЕЦИАЛЬНОСТЕЙ ВУЗОВ НА ОСНОВЕ ПРОФЕССИОНАЛЬНОЙ НАПРАВЛЕННОСТИ ОБУЧЕНИЯ 13.00.02 – теория и методика обучения и воспитания (математика) Диссертация на соискание ученой степени кандидата педагогических наук Научный руководитель: доктор...»

«Чмыхова Наталья Александровна МАТЕМАТИЧЕСКИЕ МОДЕЛИ ФОРМИРОВАНИЯ РАВНОВЕСНЫХ КОНФИГУРАЦИЙ ПЛАЗМЫ В МАГНИТНЫХ ЛОВУШКАХ – ГАЛАТЕЯХ 05.13.18 – Математическое моделирование, численные методы и комплексы программ ДИССЕРТАЦИЯ на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель – доктор физико-математических наук профессор Брушлинский Константин Владимирович Москва – 20...»

«Перминов Анатолий Викторович ДВИЖЕНИЕ ЖИДКОСТЕЙ С РАЗЛИЧНОЙ РЕОЛОГИЕЙ ВО ВНЕШНИХ СИЛОВЫХ ПОЛЯХ 01.02.05 Механика жидкости, газа и плазмы Диссертация на соискание ученой степени доктора физико-математических наук Научный консультант доктор физико-математических наук, профессор Любимова Т.П. Пермь 2015...»

«Кузьмин Петр Геннадьевич Физические процессы, определяющие свойства наночастиц, полученных при лазерной абляции твердых тел в жидкости 01.04.21. — лазерная физика Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель д. ф.-м. н. Шафеев Г.А. Москва 2015 Оглавление Глава...»

«ЕМЕЛЬЯНОВ НИКИТА АЛЕКСАНДРОВИЧ Структура и диэлектрические свойства наночастиц BaTiO3 c модифицированной поверхностью и композитного материала на их основе Специальность 01.04.07 – физика конденсированного состояния ДИССЕРТАЦИЯ на соискание учёной степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель: доктор технических наук, профессор, Заслуженный деятель науки РФ Сизов А.С. Курск – 2015...»

«Панфилов Виктор Игоревич СТРОЕНИЕ И ФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА АБЛИРОВАННЫХ НАНОЧАСТИЦ ДИОКСИДА ГАФНИЯ 01.04.07 – физика конденсированного состояния ДИССЕРТАЦИЯ на соискание учёной степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель: кандидат...»

«Иванова Анна Леонидовна ИССЛЕДОВАНИЕ ВОЗМОЖНОСТЕЙ СЦИНТИЛЛЯЦИОННОЙ УСТАНОВКИ TUNKA-GRANDE ДЛЯ ИЗУЧЕНИЯ ПЕРВИЧНЫХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ В ОБЛАСТИ ЭНЕРГИЙ 1016 1018 ЭВ Специальность 01.04.23 – физика высоких энергий ДИССЕРТАЦИЯ на соискание учёной степени кандидата физико-математических наук НАУЧНЫЕ РУКОВОДИТЕЛИ: доктор физико-математических...»

«ГУДИМОВА Екатерина Юрьевна СТРУКТУРНО-ФАЗОВЫЕ СОСТОЯНИЯ, ФОРМИРУЕМЫЕ ПУТЕМ ИМПУЛЬСНОГО ЭЛЕКТРОННО-ПУЧКОВОГО ЛЕГИРОВАНИЯ ТАНТАЛОМ ПОВЕРХНОСТНЫХ СЛОЕВ НИКЕЛИДА ТИТАНА, И ФИЗИКО-МЕХАНИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА СЛОЕВЫХ КОМПОЗИТОВ (TiNi-Ta)/TiNi 01.04.07 Физика конденсированного состояния Диссертация на соискание ученой степени кандидата...»

«Минаков Дмитрий Вячеславович РАСЧЕТ ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИХ СВОЙСТВ ПЛОТНОЙ ПЛАЗМЫ МЕТАЛЛОВ МЕТОДОМ ФУНКЦИОНАЛА ПЛОТНОСТИ И КВАНТОВОЙ МОЛЕКУЛЯРНОЙ ДИНАМИКИ 01.04.08 – физика плазмы ДИССЕРТАЦИЯ на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель к. ф.-м. н. Левашов Павел Ремирович Москва – 2015 Содержание Введение......................»

«ПАНЧЕНКО Алексей Викторович МАРКШЕЙДЕРСКАЯ ОЦЕНКА УСТОЙЧИВОСТИ КРИВОЛИНЕЙНОГО В ПЛАНЕ БОРТА КАРЬЕРА Специальность 25.00.16 – Горнопромышленная и нефтегазопромысловая геология, геофизика, маркшейдерское дело и геометрия недр Научный руководитель: доктор технических...»

«ЧАН ВАН ХАНЬ СИСТЕМНЫЙ АНАЛИЗ И РАЗРАБОТКА МЕТОДОВ ОПТИМИЗАЦИИ ПРОМЫШЛЕННЫХ БОРТОВЫХ СИСТЕМ УПРАВЛЕНИЯ НА ОСНОВЕ СЕТЕВОЙ ИНФОРМАЦИОННОЙ СРЕДЫ Специальность 05.13.01 – «Системный анализ управление и обработка информации» ДИССЕРТАЦИЯ на соискание учёной степени кандидата технических наук Научный руководитель: д.т.н., профессор Нгуен Куанг Тхыонг Москва 2015...»

«СЕРГИНА Елена Викторовна КОМПЛЕКСНЫЙ МОНИТОРИНГ СОСТОЯНИЯ ПРИРОДНО-ТЕХНИЧЕСКИХ СИСТЕМ ОТКРЫТОЙ РАЗРАБОТКИ УГОЛЬНЫХ МЕСТОРОЖДЕНИЙ Специальность: 25.00.16 – Горнопромышленная и нефтегазопромысловая геология, геофизика, маркшейдерское дело и геометрия недр Диссертация на соискание ученой степени кандидата технических наук...»

«КРУТОВА КСЕНИЯ АЛЕКСЕЕВНА ЧИСЛЕННОЕ РЕШЕНИЕ ТРЕХМЕРНЫХ ДИНАМИЧЕСКИХ ЗАДАЧ ТЕОРИИ УПРУГОСТИ И ПЛАСТИЧНОСТИ НА ОСНОВЕ АЖУРНОЙ ВАРИАЦИОННО-РАЗНОСТНОЙ СХЕМЫ 01.02.04 Механика деформируемого твердого тела Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель: доктор физико-математических...»

«ЗАХАРОВ ФЁДОР НИКОЛАЕВИЧ ЧИСЛЕННЫЙ АНАЛИЗ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОГО ПОЛЯ ПРИ РАСПРОСТРАНЕНИИ УКВ В СЛУЧАЙНО-НЕОДНОРОДНОЙ ТРОПОСФЕРЕ НАД МОРСКОЙ ПОВЕРХНОСТЬЮ Специальность 01.04.03 – Радиофизика ДИССЕРТАЦИЯ на соискание учёной степени кандидата технических наук Научный руководитель доктор технических...»

«БАБИЧЕВА ТАТЬЯНА СЕРГЕЕВНА Методы математического и имитационного моделирования процессов локального взаимодействия в транспортных системах Специальность 05.13.18 математическое моделирование, численные методы и комплексы программ ДИССЕРТАЦИЯ на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель: кандидат технических наук, доцент, в. н. с. В. П. Осипов...»

«КУДАШОВ Егор Сергеевич ИНЖЕНЕРНО-ГЕОЛОГИЧЕСКОЕ ОБОСНОВАНИЕ УСТОЙЧИВОСТИ НАМЫВНЫХ ГИПСОНАКОПИТЕЛЕЙ Специальность 25.00.16 – Горнопромышленная и нефтегазопромысловая геология, геофизика, маркшейдерское дело и геометрия недр Диссертация на соискание ученой степени...»

«ГЕРМАН СЕРГЕЙ ВИКТОРОВИЧ IN VITRO И IN VIVO ВИЗУАЛИЗАЦИЯ ГИДРОЗОЛЕЙ МАГНЕТИТА, МАГНИТОЛИПОСОМ И МАГНИТНЫХ МИКРОКАПСУЛ МЕТОДОМ МАГНИТНО-РЕЗОНАНСНОЙ ТОМОГРАФИИ 03.01.02 – биофизика ДИССЕРТАЦИЯ на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель: доктор химических наук, доцент...»

«УДК 550.832 КОВАЛЕНКО Казимир Викторович СИСТЕМА ПЕТРОФИЗИЧЕСКОГО ОБЕСПЕЧЕНИЯ МОДЕЛИРОВАНИЯ ЗАЛЕЖЕЙ НЕФТИ И ГАЗА НА ОСНОВЕ ЭФФЕКТИВНОЙ ПОРИСТОСТИ ГРАНУЛЯРНЫХ КОЛЛЕКТОРОВ Специальность 25.00.10 «Геофизика, геофизические методы поисков полезных ископаемых» ДИССЕРТАЦИЯ на соискание ученой степени доктора...»









 
2016 www.konf.x-pdf.ru - «Бесплатная электронная библиотека - Авторефераты, диссертации, конференции»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.