Турбулентность в сверхзвуковых недорасширенных струях газа низкой плотности тема автореферата и диссертации по механике, 01.02.05 ВАК РФ

. I В Ой

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК Ц 'П.Г СЙИРСКОЕ ОТДЕЛЕНИЕ ИНСТИТУТ ТЕПЛОФИЗИКИ

На правах рукописи УДК 533.6.011. 535.37

Новопашин Сергей Андреевич

ТУРБУЛЕНТНОСТЬ В СВЕРХЗВУКОВЫХ НЕДОРАСШИРЕННЫХ СТРУЯХ ГАЗА НИЗКОЙ ПЛОТНОСТИ

01.02.05 - механика жидкости, газа и плазмы

Диссертация на соискание ученой степени доктора Физико-математических наук в виде научного доклада

Новосибирск - 1994

Работа выполнена в Институте теплофизики, г. Новосибирск

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук А.Н.Папырин

доктор физико-математических наук В.А.Сабельников

доктор физико-математических наук Н.И.Яворский

Ведущая организация-Балтийский Государственный Технический Университет

Защита состоится " ^ 'У 1994 года

в у £ ¿'часов на заседании специализированного Совета Д 002.65.01 по защите диссертаций на соискание ученой степени доктора наук в Институте теплофизики СО РАН <630090, г. Новосибирск, пр. Акад. Лаврентьева, 1).

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института теплофизики СО РАН

Автореферат разослан ^ г.

Ученый секретарь специализированного Совета, доктор физико-математических наук

' С А ) Р.Г.ШараФутдинов

Г У

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность проблемы.

Строгая теория турбулентности остается одной из важных нерешенных проедем механики и физики в целом.

Одним из наиболее сложных и малоизученных объектов среди широкого . класса турбулентных течений является сверхзвуковая струя газа, истекающая в окружающею среду. Это течение широко используется в технике (аэрокосмическая техника, лазерные смесевые системы, струйные технологии и т.д.), что определяет необходимость исследований его для практики.С научной точки зрения это течение представляет интерес как объект для изучения влияния схимаемости среды, сложной геометрии и молекулярной структуры на сценарий ламинарно-турбулентного перехода, локальные турбулентные характеристики и образование когерентных структур. Теоретические исследования турбулентного течения и ламинарно-турбулентного перехода в сверхзвуковой струе затруднены вследствие необходимости учета схимаемости. наличия ударно-волновой структуры и сложности геометрии течения. Поэтому важная роль принадлежит экспериментальному изучению. При этом для постановки экспериментальных исследований необходимо развитие и реализация адекватных методов диагностики, обладающих необходимым временным и пространственным разрешением. Использование возможностей современной импульсной лазерной техники может удовлетворить указанным требованиям.

Применение течения разреженного газа для изучения турбулентных процессов обосновано двумя причинами. Во-первых, изменяя разреженность можно исследовать диапазон чисел Рейнольдса. соответствующих ламинарно-турбулентному переходу. Во-вторых, увеличение длины свободного пробега молекул приводит к увеличению абсолютной величины турбулентных масштабов до значений, доступных экспериментальным исследованиям.

Цель работы состоит в исследовании сценария ламинарно-турбулентного перехода и особенностей турбулентных характеристик в сверхзвуковой струе на основе использования течения разреженного газа и развития новых методов диагностики на базе импульсной лазерной техники:

1. Реализовать импульсный метод визуализации течения в сверхзвуковой струе.

2. Развить метод измерения концентраций газа, флуктуаций и пространственно-временных корреляций Флуктуаций плотности на основе рэлеевского рассеяния света.

3. Развить метод измерения температуры и флуктуаций температуры на основе нелинейно-оптического метода - когерентного антистоксового рассеяния света

4. Установить закономерности перехода к турбулентности на границе сверхзвуковой сильнонедорасширенной струи.

5. Измерить масштабные характеристики и частотный спектр турбулентных флуктуаций турбулентного течения в сверхзвуковой струе.

6. Проанализировать подобие характеристик течения в турбулентном режиме.

Научная новизна работы состоит в том, что впервые поставлена задача и получен ряд приоритетных результатов по исследованию ламинарно-турбулентного перехода и локальных характеристик турбулентности в сверхзвуковой недорасширенной струе с использованием течения разреженного газа методами диагностики, основанными на использовании импульсной лазерной техники.

1. Впервые реализован метод измерения концентрации газа, флуктуаций и пространственно-временных корреляций на основе рэлеевского рассеяния света со следующими характеристиками: временное разрешение - 2 10-® с, пространственная локализация - 10-е см3, временные корреляции в диапазоне 10-в - 10-= с, пространственные корреляции б диапазоне 0 - 4 мм.

2. Методом теневой визуализации с использованием импульсного лазера получены "мгновенные" тенеграммы сверхзвуковой турбулентной струи с различным пространственным разрешением.

3. Впервые измерена величина пульсаций плотности и область турбулентного течения на начальном участке сверхзвуковой турбулентной струи.

4. Впервые показано, что нарушение осевой симметрии течения на границе сверхзвуковой струи при увеличении числа Рейнольдса выше 600 связано с развитием неустойчивости при переходу к турбулентному рехиму.

5. Впервые показано, что в зависимости от уровня шероховатости кромки сопла переход к турбулентности в слое смешения сверхзвуковой струи может осуществляться различными способами.

6. Впервые показано, что в условиях существования "лепест-

- 4 -

ковой" структуры при турбулентном режиме течения в слое смешения сверхзвуковой струи между "лепестками" есть ближний порядок взаимодействия, что проявляется в их коррелированном движении.

7. Впервые показано, что различные способы перехода к турбулентности в сверхзвуковой недйрасширенной струе приводят к существенному отличию частотных спектров турбулентных флуктуаций в слое смешения.

Практически все результаты научных исследований получены впервые в мире. Это определяет основные защищаемые положения. На защиту выносятся:

1. Использование импульсной лазерной техники для диагностики сверхзвуковых струйных течений дает возможность:

а) зарегистрировать "мгновенные" теневые картины течения с различным пространственным разрешением;

б) измерять плотность газа, флуктуации плотности, функцию распределения флуктуаций плотности и пространственно-временные корреляционные функции на основе рэлеевского рассеяния света;

в) измерять поле температур и флуктуаций температуры при использовании широкополосного чисто вращательного варианта КАРС-спектро-метра.

2. Применение мощного импульсного лазерного излучения в методе измерения концентрации газа по рэлеевскому рассеянию света позволяет получить следующие характеристики метода: временное разрешение - 20 не, пространственная локализация - 10-° см3, нижний предел измерения плотности для азота - 3 10" см-3, погрешность однократного измерения для плотности (концентрации молекул) П. > 10Ю см-3 - не хуже 4%, для 1017 см-3 < IX. < 101в см-3 - не хуже 10%, диапазон измерений временных корреляций - (0 - 2 000) мке, пространственных - (0 - 4 000) мкм, частота измерений - 5 Гц.

3. На границе сверхзвуковой недорасширеиной струи увеличение числа Рейнольдса выше 600 при уровне относительной шероховатости кромки сопла выше 5 10-3 приводит к нарушению осевой симметрии течения, что выражается в образовании достаточно регулярной "лепестковой" структуры границы струи.

4. Переход к турбулентности в сверхзвуковой недорасширеиной струе при уровне относительной шероховатости кромки сопла менее 10-3 происходит без нарушения осевой симметрии течения.

5. В условиях существования "лепестковой" структуры на границе сверхзвуковой струи между "лепестками" есть ближний порядок взаимодействия.

6. Способ перехода к турбулентности на начальном участке сверхзвуковой недорасширенной струи оказывает существенное влияние на частотный спектр турбулентных флухтуаций.

7. В турбулентном режиме течения на границе сверхзвуковой недорасширенной струи нормированные частотные спектры флуктуация для сопел различного диаметра не совпадают.

Достоверность полученных результатов основана на проведении методических экспериментов, сопоставлении с результатами измерений, проведенных другими методами, и численными расчетами. Кроме того, наиболее важные результаты получили подтверждение в других научных центрах.

Практическая ценность заключается

в том,что сверхзвуковые струи имеют широкий круг приложений, в том числе в режимах течения, соответствующих ламинарно-турбулентному переходу. Это мощные газовые лазеры на смешении, плазменные источники, средневысотные режимы полета в аэрокосмической технике. Во-вторых, развитые в работе диагностические методы могут быть применены для исследования других объектов, что в диссертационной работе продемонстрировано на примерах исследования особенностей конденсации в свободных струях, поляризуемости молекул в газовой фазе, изучении динамики ударных волн.

Личный вклад автора состоит в постановке задачи, создании методик исследования, проведении экспериментов и анализе полученных результатов. Большинство результатов получено при участии А.Л.Перепелкина, которым под руководством автора была защищена кандидатская диссертация.

Апробация работы. Результаты исследований доложены и обсуждены на конференциях:

l.VIII th Int. cologuium on gas dynamics of explosions and reactive system. Minsk-1981.

2.IKTAM-Simposium on Laminar-Turbulent Transition,Novosibirsk,1984. З.ШВсес. школа-семинар по физике взрыва и применению взрыва в

эксперименте. Красноярск, 1984. 4.1 Всес. конф. мол. иссл. "Актуальные вопросы теплофизики и физической гидрогазодинамики. Новосибирск, 1985.

5.The VI Int. Syap."Use of explosive energy in manufacturing metallic naterials of new properties. Gottwaldov, Chekhoslov., 1985. 6.IVBcec. школа "Современные проблемы теплофизики" Новосибирск,1986 7.1УВсесоюзная школа "Методы аэрофизических исследований". Новосибирск, 1986.

8.XV Int. Symp. on RGD, Grado, Italy, 1986.

9.IIBcec. кон4>. "Актуальные вопросы теплофизики и физической гидрогазодинамики". Новосибирск, 1987. 10.VII Всес. конф. по динамике разреженного газа. Москва, 1987. 11.1 Всес. конф. по кинетической теории разреженных и плотных

газовых смесей и механике неоднородных сред. Ленинград, 1987. 12.XVI Int. Symp. RGD, Passadena, USA, 1988.

13.1 Всес. семинар "Оптические методы исследования потоков". Новосибирск, 1989.

14.Х Всес. конф. по динамике разреженного газа. Москва, 1989.

15.Всес. семинар по гидродинамической устойчивости и турбулентности. Новосибирск, 1989.

16.Всес. семинар "Измерения в потоках. Методы, аппаратура, применения", Москва, 1890.

17.Международный Симпозиум по когерентной и рамановской спектроскопии. Самарканд, 1990.

18.XVII Int. Synp. on RGD. FRG, Aachen. 1990.

19.Bcec. конф. "Оптические методы исследования потоков".Новосибирск, 1991.

20.Всесоюзная школа по механике жидкости и газа, Жуковский, 1991. Диссертация состоит из пяти частей (глав). Введение посвящено обзору данных по структуре и основным характеристикам сверхзвуковых недорасширенных струй, обзору по сценариям ламинарно-турбулентного перехода в различных течениях. Во второй главе описаны развитые в работе методы диагностики и экспериментальная установка. В третьей главе представлены результаты исследований турбулентности на границе сверхзвуковой струи. В четвертой главе представлены результаты исследований в смежных областях, проведенных с использованием развитых в диссертационной работе методов диагностики. В заключении приведены основные результаты исследований ламинарно-тур-булентного перехода и особенностей турбулентного течения на границе сверхзвуковой недорасширенной струи.

Соискателем опубликовано 45 печатных работ. Список основных публикаций помещен в конце диссертации. Ему предшествует список цитируемой литературы других авторов. Ссылки в тексте относящиеся к работам автора, отмечены квадратными скобками С ], а на других авторов - косыми / /.

1. ВВЕДЕНИЕ

1.1. Структура сверхзвуковой недорасширенной cr?yi:

- 7 -

Ударно-волновая структура недорас-ширенной струи, истекающей из зву-хового сопла, хорошо известна /1/. На Рис.1 показана структура течения азота при степени расширения N = Ро / Рт = 100 ( Ро - давление в форкамере сопла, Рд, - давление в окружающем газе). Слой смешения развивается вдоль границы струи 4, от-деляюеий газ,вытекающий из сопла,от газа окружающего пространства. Вися-Рис. 1 чий скачох уплотнения 2 и централь-

ный скачок (диск Маха) 3 ограничивают невозмущенную сверхзвуковую область.Расстояние от сопла 1 до диска Маха связано с диаметром сопла с1 и степенью расширения соотношением Ь/6 = 0./2/. В зависимости от числа Рейнольдса, течение на начальном участке сверхзвуковой кедорасширенной струи (от среза сопла до диска Маха) характеризуется различными режимами. Первые исследования в этой области проведено в работах Авдуевского с сотрудниками. Для характеристики режима течения в слое смешения начального участка в /3/ введено число Рейнольдса Ив = йе» /ч/ГГ* , где Бе» число Рейнольдса в критическом сечении "сопла. Течение турбулентно при йе > 10-», диапазон чисел Рейнольдса 10э - 10* соответствует ламинарно-гурбулентному переходу. При 10г < Ие < 10э течение ламинарно, при Ке < 102 эффекты разреженности оказывают влияние на газодинамическую структуру течения.

Следует отметить, что диапазон чисел Рейнольдса, соответствующих ламинарно-турбулентному переходу,до начала настоящих работ исследовался недостаточно, что связано с необходимостью использования подходящих методов диагностики для данного диапазона давлений, с необходимым временным и пространственным разрешением и невозмуща-ющих поток.

1.2. Проблема ламинарно-турбулентного перехода.

Проблема описания турбулентного перехода имеет более чем столетнюю историю. Явление перехода к турбулентности состоит в том, что течение при стационарных начальных и граничных условиях при увеличении числа Рейнольдса выше некоторого критического значения становится хаотическим. Можно считать доказанным, что это явление

- 8 -

связано с развитием неустойчивости исходного ламинарного течения при увеличении числа Рейнольдса. С теоретической точки зрения задача состоит в решении нелинейных уравнений гидродинамики с последующим анализом устойчивости полученного решения /4/. Этот подход позволяет определить критические числа Рейнольдса и начальную стадию развития нестационарного течения. В результате этого подхода исходные возмущения нарастают по экспоненциальному закону, становятся немалыми, входя в противоречие с исходными предпосылками. Для описания же собственно турбулентного режима течения в настоящее время не выработано однозначного подхода. Однако выдвинут ряд возможных сценариев процесса хаотизации течения, основанных, главным образом, на компьютерном исследовании модельных систем дифференциальных уравнений, и частично подтвержденных реальными гидродинамическими экспериментами.

1.2.1. Сценарий Ландау-Хопфа /4/.

Рассматривается течение, в котором при достижении критического числа Рейнольдса реализуется периодическое ламинарное течение. Получившееся решение рассматривается в качестве невозмущенного и ищется второе критическое число Рейнольдса и вторая частота. При дальнейшем увеличении числа Рейнольдса рождаются все новые частоты, а движение приобретает сложный, запутанный (турбулентный) характер. В данной модели турбулентное движение есть просто наложение большого числа неизменяющихся решений. В общем случае возмущения могут взаимодействовать друг с другом, приводя как к упрощению движения, так и к его усложнению. Сценарий Ландау-Хопфа может реализоваться в тех случаях, когда амплитуды последовательно возникающих разномасштабных пульсаций ограничиваются за счет диссипативных эффектов на таком уровне, что их взаимодействие с возникшими ранее оказывается несущественным.

1.2.2. Сценарий Рюэля-Тэкенса /5/.

В результате разрушения квазипериодического движения наряду с периодическим движением может возникнуть и стохастическое движение - странный аттрактор. Рюэль и Тэкенс выдвинули гипотезу о существовании в фазовых пространствах течений жидкости или газа странных аттракторов, т.е. множеств, которые отличаются от неподвижных точек и предельных циклов, к которым асимптотически приближаются. в чувствительной зависимости от начальных данных. Фазовые траектории течений. Течения, эволюционирующие на странных аттрак-

- 9 -

торах, которые авторы называют турбулентными, не являются квазипериодическими. Описывающие их функции от времени псевдослучайны, они имеют затухающие на бесконечности корреляционные функции и непрерывные частотные спектры, в то время как число степеней свободы у этих течений мохет быть небольшим.

В эксперименте это долхно проявляться следующим образом: турбулентность возникает не спектрально-эволюционным образом (что соответствовало бы сценарию Ландау-Хопфа), а катастрофическим, причем турбулентности предшествует небольшое число качественно различных рехимов. Подтверхдением сценарию Риэля и Тэкенса могут служить эксперименты в течении Куэтта и термоконвекции, описанные в /6/.

1.2.3. Сценарий Фейгенбаума /7/.

В окрестности предельного цикла возмохно возникновение нового предельного цикла с удвоенным периодом (бифуркация" удвоения периода). Многократное повторение бифуркаций удвоения периода открывает один из воэмохных путей возникновения турбулентности. В этом сценарии число бифуркаций бесконечно, причем они следуют друг за другом (по мере увеличения числа Рейнольдса) через все убывающие интервалы. В пределе периодичность исчезает и в пространстве возникает сложный апериодический аттрактор, ассоциируемый в этом сценарии с возникновением турбулентности. Сценарий Фейгенбаума обладает свойствами универсальности и масштабной инвариантности.

В качестве экспериментального подтверждения отметим работу /8/, где были зафиксированы первые четыре бифуркации Фвйген5ау-ма в термоконвекции Рэлея-Бенара.

1.2.4. Сценарий Помо-Манневиля /9/.

(Переход к турбулентности через перемежаемость.)

При малой надкригичнсгсти Фазовая траектория незначительно смещается, многократно возвращаясь на исходную траекторию. При этом на сравнительно большом промежутке времени траектория будет иметь регулярный, почти периодический характер. Если Фазовая траектория примыкает к участкам, приводящим к хаотизации траекторий, возможно течение, в котором турбулентные периоды чередуются с ламинарными, т.е. переход через перемежаемость. Промежутки времени с турбулентным движением случайны, а с периодическим пропорциональны квадратному корню из надкритичности.

Следует отметить, что в данном сценарии остается открытым

- Ш -

вопрос пути подхода к турбулентности. Но в эксперименте явление перемежаемости встречается достаточно часто.

1.2.5. Возникновение структур при переходе к турбулентности.

Как показывают многочисленные эксперименты, переходу к турбулентности предшествует образование пространственных, временных или пространственно-временных структур. Структуры могут возбуждаться внешними по отношению к течению источниками, либо возникать в результате развития собственной неустойчивости течения, причем в ряде случаев они сохраняются, когда течение является уже турбулентным /10/ . Наличие структур оказывает существенное влияние на процессы переноса, шумообраэования и т.д., они зарегистрированы в ряде гидродинамических течений, что указывает на общность этого явления и требует включение его в описание турбулентных течений. Наиболее характерными примерами течений, в которых наблюдается образование структур: термоконвекция Рэлея-Бенара /11/, течение Куэтта /12/, течение в пограничном слое /13/, течение в следе за телом (дорожка Кармана).

В заключение обзорной главы отметим, что несмотря на несомненные успехи, достигнутые в понимании ламинарно-турбулентного перехода, исчерпывающей теории не существует. В связи с чем остаются актуальными экспериментальные исследования с использованием современных методов диагностики, что может дать новый импульс в понимании законойерностей ламинарно-турбулентного перехода и привести к выдвихению новых гипотез в этом направлении.

ГЛАВА 2 Экспериментальная установка и импульсные лазерные методы

диагностики.

2.1. Экспериментальная установка.

Эксперименты проведены в двух вакуумных камерах. Размеры первой: диаметр 50 см, высота 60 см, второй: диаметр 120 см, длина 400 см. Откачка газа осуществляется механическим насосом НВЗ-500. Давление в камере измеряется образцовым вакуумметром, жидкостным манометром и термопарным вакуумметром типа ВИТ-2. Камеры снабжены оптическими окнами для ввода светового излучения. Источником газа служит звуковое сопло, установленное на трехкомпо-нентном координатном механизме. Информация о текущих координатах поступает на унифицированные цифровые преобразователи УЦП-1М, имеющие связь с ЭВМ. Установка координат осуществляется с помощью

- 11 -

реверсивных двигателей РД-09. Расход газа через сопло регулируется редуктором и игольчатым вентилем напуска. Вентили приводятся в движение с помощью двигателей РД-09. Прецезионный контроль давления в Форкамере сопла и в вакуумной камере измеряется датчиками ИКД (измерительный комплекс давления) мембранного типа. Погрешность установки давлений не хуже 0.5Х. Управление экспериментом и обработка результатов осуществляется измерительно-вычислительным комплексом на базе ЭВМ типа "Электроника".

2.2. Импульсные лазерные метрды диагностики.

В этом разделе описываются развитые в работе методы диагностики: прямой теневой метод; метод, основанный на рэлеевскон рассеянии света; нелинейно-оптический метод КйРС. Обзор методов измерения концентраций в потоках газа приведен в работе С13. 2.2.1. Прямой теневой метод.

Теневые методы используются для визуализации резких скачков показателя преломления. При течении сверхзвуковой струи реализуется течение со скачками уплотнения и высокими градиентами плотности газа на границе струи. Это позволяет эффективно использовать теневые методы для визуализации сверхзвуковых течений.

На рис. 2 приведена оптическая схема прямого теневого метода с регулируемым пространственным разрешением £2,6,93.

А

П Л|1 А

4 5 6 7 8 9

Рис.2

Источником излучения является либо импульсный лазер 1, либо. непрерывный гелий-неоновый лазер 2 (при установке зеркала 3 ). Во втором случае время экспозиции обеспечивается затвором фотоаппарата 9. Для получения однородного по сечению луча используется фильтрация линзой 4 и диафрагмой 5. Для зондирования струи 6 используется центральная область основного максимума дифракции фра-унгофера. Плоскость регистрации 7 находится на расстоянии А от оси струи. Объектив 8 переносит плоскость регистрации на фотоплен- 12 -

И=1-Ч

2

=>д

1 3

Рис. 3

ку. Изменяя расстояние А, удается регистрировать теневые картины с различным пространственным разрешением. При регистрации в луче гелий-неонового лазера снос течения составляет около 10 м. Характерный размер струи 1 см. Таким образом в этом случае визуализируется осредненная по времени картина течения. Длительность им-пулся лазера 1 составляет 20 не и "смазывание" картины за время импульса около 10 микрон. Наличие пульсаций определенного масштаба определяется при сравнении "мгновенных" и осредненных фотографий при заданном положении плоскости регистрации.

Для примера на рис.3 показаны осредненные и мгновенные тенеграммы одной и той же сверхзвуковой струи при степени расширения 10 и числе Рейнольдса 2 10°. Тенеграммы (а,б) получены в при пространственном разрешении 250 мкм, а (в,г) соответствуют прост-ранственнуму разрешению'80 мкм. Тенеграммы (а,в) представляют собой осредненные картины течения, а (б,г) - мгновенные. Экспериментально зарегистрирован диапазон масштабов турбулентных флукту-аций от 30 мкм вплоть до характерного размера струи. В связи с этим отметим продольные полосы, которые наиболее хорошо видны на осредненных картинах течения. Как будет показано, эти неоднородности связаны с нарушением осевой симметрии течения на границе струи при переходе к губулентному режиму. Течение, приведенное на фотографиях, соответствует развитому турбулентному режиму, в котором наряду с крупномасштабными неоднородностями в осредненном течении наблюдается и широкий спектр мелкомасштабных флуктуаций.

В заключение данного раздела, укажем, что накопленный опыт теневой визуализации применен для исследования динамики ударных волн при детонации линейных зарядов ВВ с целью моделирования гиперзвуковых струйных течений С3,5,103.

- 13 -

2.2.2 Метод измерений по рэлеевскому рассеянию света С8,9,12-143.

При распространении электромагнитной волны в газовой среде поляризуемость молекул приводит к появлению рассеянного излучения с частотой близкой к соответствующей величине опорной волны. Для идеального газа интенсивность рассеянного света пропорциональна концентрации молекул, что позволяет использовать это явление для диагностики газовых сред. Применение импульсного лазерного излучения позволяет добиться высокого временного и пространственного разрешений и избавиться от недостатков метода, основанного на рэлеевском рассеянии света. Во-первых, для исключения влияния пылевых частиц на измерения объем, из которого наблюдается рассеяние, уменьшен до величины 10~а см3 . Это значение выбрано из условия, чтобы вероятность попадания пылевой частицы в него была значительно меньше единицы. За время лазерного импульса снос потока существенно меньше пространственного разрешения (что невозмохно при использовании непрерывных источников света).Во-вторых, при использовании мощного импульсного лазерного излучения количество фотонов, рассеянных за однократный импульс,оказывается достаточным для их уверенной регистрации. Схема экспериментальной установки приведена на Рис. 3. Источниками излучения являются лазеры 2. В большей части экспериментов использована вторая гармоника излучения лазера с активным элементом из алюмината иттрия. Параметры импульса: длина волны - 0.54 мкм, длительность - 20 не, энергия в импульсе - 20 мдж. Линзой 3 и зеркалами 7 излучение обоих лазеров Фокусируется в вакуумную камеру. Изменение геометрии сведения лучей дает возмохность варьировать расстояние мехду каустиками. Объективы 4 строят изображение каустики в плоскости щелевых диафрагм, которые расположены перед фотоэлектронными умнохителями 5. Величина щелевых диафрагм определяет продольный размер области из

которой налюдается рассеяние (0.05 - 0.5 мм). Опорное излучение измеряется фотодиодами 6, а рассеянное фотоумножителями 5. Тарировочные эксперименты показали, что при изменении концентрации молекул азота в диапазоне (101в - 102а) см-э наблюдается линейная зависимость от нее доли рассеянного света. При дальнейшем уменьшении кон-14 -

7/

центрации становится заметным сигнал, связанный с паразитной засветкой, который сравнивается с полезным при концентрации 2 10*5 см-3. Отметим, что интенсивность рассеянного света пропорциональна квадрату поляризуемости молекул, что позволяет перенести данные, приведенные для азота, на другой газ, а также измерять поляризуемость молекул при их известной концентрации С35.3ВЗ. Кроме того, при наличии в потоке конденсированной Фазы (кластеров) интенсивность рассеянного сигнала возрастает, что дает возможность использовать метод для изучения процессов конденсации С16,18,22,333.

2.2.3 Когерентное антистоксово рассеяние света (КАРС) С25.303.

Использование КАРС позволяет измерять концентрацию молекул в смеси газов, заселенность энергетических уровней и температуру. В КАРС используется нелинейное взаимодействие трех электромагнитных волн с частотами Их .Ия ,*а , со средой, в'результате чего возникает рассеянная волна с частотой К = + (Иг -Из), которая несет информацию о поляризационных свойствах среды. Существует несколько вариантов КАРС-спектрометров, которые могут быть использованы для диагностики газовых потоков. Во-первых, в зависимости от величины (Иг - Из) можно изучать электронные, колебательные или вращательные переходы молекул. Во-вторых, условия фазового синхронизма К = К1+ (Кг - Кэ) (К1 - волновые вектора) можно получить при различной геометрии сведения пучков: коллине-арной, планарной и пространственной. Два последних способа сведения позволяют улучшить пространственное разрешение измерений и пространственно отделить сигнал КАРС от сигналов с частотами накачки. В третьих, использование широкополосных лазеров позволяет регистрировать определенный участок спектра за однократный импульс, что необходимо при изучении нестационарных течений. В четвертых, можно дополнительно управлять поляризацией световых волн накачки (поляризационный КАРС).

В настоящей работе реализован широкополосный, поляризационный с пространственной геометрией сведения световых пучков метод КАРС на чисто вращательных переходах. Этот метод имеет ряд достоинств при исследовании течений газов при температурах менее 103 К: во-первых, большое сечение рассеяния чисто вращательных переходов; во-вторых, без затруднений реализуется широкополосный вариант КАРС, так, как растояние между линиями вращательных переходов составляет 1-20 см-1, а ширина полосы генерации широкополосных лазеров достигает 200 - 300 см-х. По этой же причине можно

- 15 -

регистрировать КАРС-спектр от молекул различных газов, что позволяет производить измерения в смесях.

Схема экспериментальной установки показана на рис. 5. Импульсный лазер 1 формирует импульс излучения длительностью 20 не, длиной волны 540 ни, энергией 70 мДж, спектральной шириной линии 0.25 см-1. Зеркало 2 отделяет часть излучения для накачки задающего генератора 3 широкополбеного лазера на красителе. Зеркало 4 разделяет оставшуюся часть излучения на две: 50 мДх используется для накачки усилителя на красителе 5. Параметры импульса излучения лазера на красителе: ширина спектра излучения 200 см-*, энергия 14 мДж, центр полосы генерации 607 нм. Зеркало 6 разделяет излучение лазера на красителе на два пучка с одинаковой интенсивностью. Поляризация одного из них вращается на 90° ромбом Френеля 7. Линза 8 Фокусирует три пучка в геометрии folded BOXCARS. Пространственная область пересечения пучков имеет размеры 25*25*400 мкм3 . Диафрагма 9 служит для пространственного выделения пучка КАРС. Поляроид 10 используется для выделения нелинейной куби-

ческой восприимчивости. Для анализа спектра применен монохроматор 11 (МДР-2). В выходной щели в зависимости от условий эксперимента устанавливается либо двухканальная система регистрации, либо многоканальный анализатор спектральной информации. На рис. 5 приведен первый вариант. Два световода переносят интенсивности двух участков спектра на ФЭУ 12. ЭВМ 13 осуществляет полное управление экспериментом. В указанном варианте схема позволят измерять температуру в газе постоянного состава по отношению интенсивностей двух участков спектра.

Тарировочная зависимость от температуры отношения интегральных интенсивностей в спектре КАРС для спектральных диапазонов 40 - 70 см-1 (КО и 70 - 100 см-1 (Кг) приведена на рис. 6 для воздуха. Существует ряд причин, определяющих погрешность измерения температуры методом КАРС. Поскольку в описанном методе весь спектр генерируется в одном импульсе, го Флуктуации длительности импульса излучения, флуктуации пространственного распределения интенсивности в области пересечения пучков и Флуктуации энергии импульсов излучения не влияют на результаты измерений. Основными источниками погрешности измерений являются флуктуации спектра генерации обоих лазеров,причем наибольший вклад вносят флуктуации фаз в спектре широкополосного излучения. Для примера на рис. 7 показан спектр кислорода,полученный за однократный импульс. Левая и правая части спектра соответствуют Стоксовой и анти-Стоксовой ветвям КАРС. Деление 60 см-1 относится к интенсивности 9 вращательной линии кислорода. (Вследствие вырождения по ядерному спину для кислорода наблюдаются только нечетные линии). Из рисунка видно, что заселенность уровней не соответствует распределению Больц-мана (интенсивности 7 и 11 линий в анти-Стоксовой части спектра превышают интенсивность 9 линии). При измерении в газе постоянного состава по отношению интегральных интенсивностей двух участков спектра достигнута погрешность однократного измерения температуры

-60 0 60 (Кг - Из), ст-1

Фг

г •

\

\ 1 ъ

то гоа л о чоо то еаи т, к

Рис. 6

62. При исследовании газа переменного состава наряду с описанными выше флуктуациями происходит перераспределение интенсивностей линий, связанное с изменением концентраций компонентов. В этом случае необходимо регистрировать рапределение интенсивности во всем спектре. При этом, невозможно однозначное восстановление температуры и концентрации компонентов. Кроме того квадратичная зависимость интенсивности определенной линии от концентрации сильно ограничивает диапазон относительных концентраций компонент.

Эксперименты проведенные в смесях азот - кислород, углекислый газ - кислород показали, что удается измерять только осред-ненные значения концентрации компонент и температуры. Поэтому КАРС-диагностика была применена только для измерений флуктуаций температуры и измерения поля температур в сверхзвуковой струе постоянного состава.

Кроме того, созданная схема позволила измерить влияние рамановской ширины на Флуктуации КАРС линий С313.

ГЛАВА 3 Турбулентность в сверхзвуковых недорасширенных струях.

В этом разделе представлены результаты исследования течения в сверхзвуковой недорасширенной струе для диапазона чисел Рей-нольдса 300 - 100 000. В большинстве экспериментов использован азот. Диаметр звуковых сопел, примененных в экспериментах 0.5-8 мм. Температура газа в форкамере и в окружающем газе - комнатная. Большинство результатов получено методом, основанном на рэлеевс-ком рассеянии света. Теневой метод применен для измерения масштабов турбулентных флуктуаций при больших числах Рейнольдса. Метод КАРС использован для измерения поля температуры и флуктуаций температуры также при высоких числах Рейнольдса.

3.1. Нарушение осевой симметрии на границе струи

При истечении газа из круглого отверстия (звукового сопла). ввиду осевой симметрии граничных условий, распределение газодинамических параметров должно также обладать осевой симметрией. Действительно, при числах Рейнольдса < 300 оказалось, что течение ламинарно и поперечные профили плотности не зависят от угла (используется циллиндрическая система координат: Z - расстояние от среза сопла, R - и у полярные координаты в плоскости, перпендикулярной оси струи). На Рис. 8 приведен профиль плотности для Re = 330 при некотором угле ^. Плотность отнесена к

- 18 -

соответствующей величине для затопленного пространства . Эти эксперименты проведены для сопла с диаметром выходного сечения с1 = 2.08 мм. на расстоянии г/й - 4.25 от среза при постоянной степени расширения 50. Однако увеличение числа Рейнольдса приводит к нарушению осевой симметрии течения в распределении плотности по углу. На Рис. 9 изображен график распределения плотности по углу для чисел Рейнольдса 660 и 2 500 при й =4.0 мм. В областях с пониженной плотностью ее значение близко к ^ (эффект сильнее для Е(е = 2 500). Это означает, что сжатый слой как бы разрывается на некоторое количество областей (лепестков) промежутки между которыми заполняет газ из окружающего пространства.

I

Рис. 8 Рис. 9

Распределения плотности по направлениям, соответствующим максимумам 22е) и минимумам ( f = 32°) приведены на Рис.10 - 14 для различных чисел Рейнольдса. При увеличении числа Рейнольдса увеличивается амплитуда колебаний лепестков по углу, причем в большей степени это проявляется на более далеких расстояниях от оси струи. При этом профиль средней плотности по направлению, близкому к расположению лепестка имеет вид, отличный от показанных на рис. 10 - 14. Для Ие = 5000 профиль средней плотности показан на рис. 13 ( у? =0). Анализ профилей на различных расстояниях от среза сопла показал, что угловое расположение лепестков не зависит от г, а амплитуда изменений плотности уменьшается при приближению к срезу сопла. Наиболее наглядной характеристикой наблюдаемого явления являются линии постоянной плотности,

- 19 -

Рис. 10 ( Re = 660)

Рис. 12 ( Re = 2500)

\ ч í

3 4 ä «

Рис. 14 (Re : 10000)

Рис. U ( Re = 1320)

\

\г X

S 4 S S

Рис.13 ( Re = 5000)

Рис.15

которые характеризуют геометрию искажений границы струи. На рис. 16 приведено положение границы струи при йе = 4 000. Следует отметить достаточно регулярный характер расположения лепестков по углу. Как выяснится ниже, это связано с тем, что между лепестками есть взаимодействие, приводящее к их регулярному по углу расположению. Чтобы выяснить, какие параметры влияют на образование лепестковой структуры на границе струи, были проведены дополнительные эксперименты, в ходе которых выяснилось следующее:

- перестановка деталей установки и установка дополнительных экранов в окружающем газе показали, что акустические взаимодействия с внешней средой не оказывают влияния на образование лепестковой структуры;

- сопоставление течений различных газов (использовались азот, аргон, воздух, углекислый газ. Фреон, гелий) дало идентичность лепестковых структур;

- для проверки влияния закрутки газа в циллиндрической части фор-камеры сопла устанавливался пропеллер, который придавал газу угловую скорость. Оказалось, что структура течения не зависит от направления закрутки, а профили плотности совпадают с полученными ранее без пропеллера;

- при изменении степени расширения от 16 до 4000 положение лепестков и их колли-чество не изменилось;

- поворот сопла вокруг своей оси привел к вращению всей структуры как целого, т.е. выбор направлений лепестков определяется соплом. Введение искуственных возмущений на поверхности сопла показало, что играют роль дефекты непосредственно

Рис. 16 на кромке сопла. Контроль шероховатости

используемых сопел показал, что чистота обработки обеспечивает шероховатость около = 5 мкм;

- анализ влияния относительной величины шероховатости на образо вание лепестковой структуры показал, что при < 10-э (это достигалось использованием сопел диаметром 4, 5 и 8 мм при дополнительной полировке) переход течения к нестационарному режиму происходит без образования лепестковой структуры. Однако при дальнейшем увеличении числа Рейнольдса нарушение осевой симметрии все же происходит, но уже на фоне нестационарного течения.

- 21 -

Рис. 17

графиях и при измерениях трубкой

Это явление иллюстрируется на рис. 17, где приведено сопоставление развития лепестковой структуры для двух сопел с различной величиной относительной шероховатости кромки сопла. Таким образом, параметрами, определяющими зарегистрированную лепестковую структуру, являются число Рейнольдса и уровень относительной шероховатости кромки сопла. Следует отметить, что в развитом турбулентном режиме течения нарушение осевой симметрии наблюдалось на теневых Фото Пито /1, 14-16/, С2,6,913].

3.2 Статистические характеристики турбулентности

Для описания нестационарного режима течения будем пользоваться относительной среднеквадратичной величиной флуктуация. Функцией распределения показаний, двухточечными пространственными и временными корреляционными функциями, фазовыми портретами турбулентного состояния, наглядно характеризующими связь параметров в различны* пространственных точках. Величина относительных Флуктуаций плотности вычисляется по измерениям среднеквадратичной величины пульсаций и дисперсии показаний на покоящемся газе при том же уровне средней плотности (точность измерений зависит от величины измеряемой плотности). Для количественного описания величины корреляций использована нормированная корреляционная Функция:

I/ _ <Л- <fi)(A)_

* " fKf(2> -<m<#> -<?2)z]°-s

3.2.1 Турбулентная область и функция вероятности С7,11,15,17,30,323

На рис. 18 приведена граница области турбулентного течения при числе Рейнольдса 10 000. Область пульсаций ограничена величиной 10Х. Флуктуации плотности отсутствуют в ядре струи и непосредственно за диском Маха, а их возникновение происходит в слое смешения в области максимального градиента плотности. При увеличении числа Рейнольдса точка возникновения флуктуаций перемеща-

- 22 -

ется ближе к срезу сопла. Измерение поля и Флуктуаций температуры методом КАРС подтвердило эти результаты. За диском Маха нестационарная область смыкается на оси струи.

Использование среднеквадратичной величины флуктуаций для характеристики нестационарного течения оправдано только для гауссова вида функции распределения. В общем случае случайного процесса необходимо знать саму Функцию вероятности.Измерения функции вероятности проведены в слое смешения при числе Рейнольдса 10 000. Дополнительно исследовалось влияние пространственной локализации измерений (по области локализации происходит усреднение по масштабам турбулентных неоднородностей меньшим локализации) на функцию распределения вероятности.В условиях настоящих экспериментов локализация изменяется за счет длины объема, из которого наблюдается рассеянное излучение. На рис. 19 приведены функции распределения показаний при проведении серии измерений: на покоящемся газе (кривая 1); в потоке при различных локализациях измерений: 7 10~в смэ (кривая 2), 2 10-е см* (кривая 3), 5 10-7 см3 (кривая 4). Дисперсия показаний для кривой 1 характеризует погрешность однократного измерения при данном среднем значении плотности В потоке газа турбулентные пульсации плотности дают вклад в дисперсию, что приводит к уширению функции распределения (кривая 2). При изменении пространственной локализации от 7 10-е см3 до 2 10-е см3 функция распределения показаний трансформируется в кривую с двумя максимумами. При дальнейшем уменьшении локализации (кривая 4) эффект становится еще более выраженным. Такой вид функции распределения свидетельствует о том, что в области исследования присутствуют локализованные скопления молекул газа с характерными плотностями $>1 =5, ^ =13. Величина ^ , что наиболее важно, соответствует плотности окружающего газа, а плотности в сжатом слое. Таким образом, наблюдаемая функция распределения - 23 -

тм,--

Рис.18

связана с искажениями границы струи. Характерный масштаб этих искажений может быть оценен из изменения Функции распределения при изменении локализации измерений. Он оказался порядка 200 длин свободного пробега молекул. Оценка для атмосферных условий дает турбулентные масштабы порядка 10 мкм. Отметим, что в настоящей работе теневым методом зарегистрированы масштабы 30 мкм.

3.2.2 Пространственные корреляции Флуктуаций плотности С21,23,29]

С целью изучения характера нестационарного движения в слое смешения сверхзвуковой недорасширенной струи проведен анализ пространственных корреляционных функций и двумерных Функций вероятности как в условиях существования лепестковой структуры, так и для течения,в котором не происходит нарушения осевой симметрии течения.

Рассмотрим случай, когда на границе реализуется лепестковая структура течения. Ранее, при измерениях осредненных параметров и флуктуаций, было показано, что "лепестки" при увеличении числа Рейнольдса начинают колебаться по углу. По измерениям пространственных корреляций представляется возможность определить степень связанности движения "лепестков", тем самым установить коллективность эффекта. Вычисление корреляций производится по серии из 400 - 800 измерений. На рис. 20 приведено положение линий равной плотности для Фрагмента струи (0 - 90°). Кривая 1 соответствует Р/^ = 1.2, 2- ф =1.7. Условия экспери-

мента: Яе = 3750, Н = 50, Ъ/А = 5.1. Заметим, что для N = 50, р /р может достигать значения 3.06 в сжатом слое. Корреляционные характеристики получены для отрезка АВ (рис. 20). На рис. 21 приведен профиль средней плотности вдоль отрезка АВ (кривая 1),

Рис. 20

Рис. 21

пространственная корреляционная Функция по отношению к точке 2 (кривая 2). Неподвижный канал измерений был настроен на точку 2, подвижный мог настраиваться на любую точку отрезка АВ. Падение величины корреляций с расстоянием между точками свидетельствует о том, что характерный масштаб корреляций составляет расстояние порядка размера "лепестка", что говорит о наличии ближнего порядка в "лепестковой" структуре. Фазовая траектория системы зависит от выбора точек, в которых проведены измерения и несет в себе информацию о характере нестационарного течения. На рис. 22 - 26 представлены фазовые портреты в точках (2-1) - (2-5) соответственно. Когда точки совпадают (рис. 23) получается линейная зависимость. Изменение плотности в каждой пространственной точке связано с изменением положения границы струи. Фазовые портреты на рис. 22 - 26 свидетельствует о том, что каждый "лепесток" совершает колебательное движение как целое, причем направление движения (по углу) соседних лепестков преимущественно совпадает (это

Рис. 24 Рис. 25

- 25 -

«Гг.

4/С

Рис. 26

наглядно видно из рис. 22. С другой стороны, рис. 26 свидетельствует о том, что показания в точках 2-5 ухе практически не связаны (величина корреляции на уровне погрешности измерений). Измерения пространственных корреляций в точках, расположенных вдоль радиуса, показывают, что корреляции остаются на уровне 0.8 -0.9 во всей области турбулентного слоя смешения, а фазовые портреты близки к показанному на рис. 21.

Аналогично для пространственных корреляций в слое смешения вдоль оси струи, в пределах возможности методики (порядка диаметра сопла) "лепесток" колеблется как целое.

Перейдем к анализу пространственных корреляций для случая малых возмущений на кромке сопла, т.е. в условиях когда переход к турбулентности осуществляется без образования "лепестковой" структуры. Измерения проведены при истечении азота из сопла диметром 4.15 мм, N =50, на" расстоянии 14 мм в области значений числа Рейнольдса (2.7 - 10)*103 . измерение корреляций в точках, расположенных вдоль радиуса, показало, что значение корреляционной функции близко к единице во всем турбулентном слое смешения. Для корреляций по углу фазовые портреты представляют линейные зависимости,размывающиеся по мере увеличения растояния между точками. Это свидетельствует о том, что в области слоя смешения отсутствует нестационарная "лепестковая" структура, нестационарный режим течения может быть связан с развитием неустойчивости тангенциального разрыва. Однако, увеличение числа Рейнольдса выше 10* привело к возникновению стационарной "лепестковой" структуры уже на фоне нестационарного течения.

3.2.3 Временные корреляции флуктуаций плотности С23, 27-293

Временные корреляционные функции позволяют востановить спектр флуктуаций. Как показали эксперименты, надежно удается установить высокочастотную границу флуктуаций. Корреляционные функции исследовались для обоих случаев перехода к турбулентности в диапазоне чисел Рейнольдса 103 - 10« . Эксперименты выполнены для сопел с различной относительной величиной шероховатости

- 26 -

ЮО вое ъео 400 TyyiS

vya

5

t **L-I0

Рис. 27

Рис.28

кромки сопла. Временные корреляции измерялись при совмещенных пространственных точках для обоих каналов.На рис.27 представлено сопоставление отнормированных на величину при нулевом временном сдвиге временных корреляционных функций для числа Рейнольдса 2 10э . Монотонное падение корреляций свидетельствует об отсутствии выделенных частот. При этом вычисленный спектр флуктуаций получается сплошной. Верхняя граница частотного спектра может быть вычислена непосредственно из графика корреляционной функции. Для нижней же границы строго не удается установить критерия. Измерения проведены для всего диапазона чисел Рейнольдса. На рис. 28 приведено сопоставление верхней границы частотного спектра флуктуаций для случая течения с образованием "лепестковой" структуры (область 2) и для течения без нарушения осевой симметрии течения (область 1). Частотные спектры нормированы на собственную характерную частоту V/d , где V - скорость истечения a d - диаметр выходного отверстия сопла. Из рисунка видно, что как абсолютные величины частот, так и относительные существенно отличаются. Это дополнительно свидетельствует о том, что переход в этих течениях развивается по различным сценариям.

3.2.4 Обсуждение

Переход течения к турбулентному режиму связан с развитием неустойчивости течения. В рассматриваемом течении можно выделить следующие типы неустойчивости:

1. Неустойчивость течения, связанная с криволинейной геометрией трубок тока на границе сверхзвуковой недорасширенной струи (неустойчивость Гертлера).

2. Неустойчивость течения с перегибом в профиле скорости (неус-

- 27 -

тойчивость тангенциального разрыва).

3. Неустойчивость, связанная с положительным градиентом давления в слое смешения недорасширенной сверхзвуковой струи и наличием радиальной компоненты скорости в слое смешения. эта неустойчивость аналогична описанной в работе /14/.

Первый тип неустойчивости должен приводить к образованию продольных вихрей в сжатом слое, и, как следствие, к нарушению осевой симметрии течения. Второй тип неустойчивости должен приводить к продольным волнам без нарушения осевой симметрии течения. Полученные в работе данные в определенной степени подтверждают третий тип неустойчивости. в пользу этого механизма свидетельствуют данные об угловом распределении плотности для случая "лепестковой" структуры, а именно, падение относительной плотности ниже единицы в области сжатого слоя говорит о расширении проникнувшего газа в область с пониженным давлением.

Авторы работ /15-17/ по исследованию структуры течения в развитом турбулентном режиме пришли к выводу о том, что наблюдаемое явление связано с развитием неустойчивости Гертлера и приводит к появлению продольных вихрей. Другие типы неустойчивости авторы этих работ не рассматривают. Однако, как показывают результаты настоящей работы, возможны различные варианты перехода к турбулентности и конкуренция развития различных типов неус-тойчивостей. Отметим также, что строгий теоретический анализ в настоящее время не произведен. Он должен, очевидно, быть основан . на анализе устойчивости исходного двумерного течения к трехмерным возмущениям. В связи с высокими скоростями течения для теоретического описания устойчивости течения необходимо использование полной система уравнений Навье-Стокса (с учетом сжимаемости и второй вязкости) и теплопроводности. В связи с этим отметим работу /18/, в которой на основе численного моделирования уравнений невязкого нетеплопроводного газа изучаются вторичные режимы, индуцированные напряжениями Рейнольдса.

ГЛАВА 4 Применение развитых методов диагностики.

В этой главе представлены результаты исследований, в которых применены развитые в работе методы диагностики. Теневой метод применен для регистрации динамики ударных волн при детонации заряда ВВ. Метод светорассеяния использован для исследования процесса конденсации и измерения молекулярной поляризуемости.

- 28 -

4.1. Динамика сильных ударных волн в неоднородной атмосфере С10]

Течение, возникающее при детонации циллиндрического заряда ВВ в газовой среде моделирует гиперзвуковой спутный поток а также явления при движении метеоритных тел в атмосфере земли. В определенных условиях неоднородность распределения плотности может оказаться важным. Это определило постановку экспериментов по исследованию движения сильных циллиндрических ударных волн в неоднородной по плотности атмосфере. Неоднородная атмосфера создавалась при распаде контактного разрыва гелия и аргона С 53. Эксперименты проведены при давлении 9.8 10« Па. Заряд располагался перпендикулярно направлению градиента плотности. Диагностика распределения плотности по высоте вакуумной камеры осуществлялась по скорости движения слабых ударных волн, созданных взрывом проволочки (теневая визуализация) и по отклонению плоскопаралельно-го пучка света (шлирен метод). В определенной пространственной области распределение плотности может быть апроксимировано линейной функцией. Измерения для двух моментов времени после начала распада контактного разрыва соответствуют dp/dR = 0.045J%rcm-i, и djVcJR. = 0.032*ftr см-1 градиентам плотности в области расположения детонационного шнура. На рис. 29 представлены траектории ударных волн в аргоне - 1; в гелии - 2; в однородной смеси гелия и аргона (50Х - 502) -3; в неоднородной атмосфере для первого варианта градиента плотности в область положительного - 4 и отрицательного - 5 градиента плотности: в неоднородной атмосфере для второго варианта градиента плотности в область положительнго - 6 и отрицательного - 7 градиента плотности.

Как показали предварительные

R,

си

20 40

t, мкс

эксперименты на исследованных в работе расстояниях ударные волны можно считать сильными. Это послужило основанием для применения теории подобия и размерности для анализа движения сильных ударных волн в неоднородной атмосфере. Теоретически получены зависимости опережения (запаздывания') для плоского, циллиндрического и сферического случая. Получено согласие с экспериментом для циллиндрической геометрии.

- 29 -

4.2. Конденсация в свободной струе С16,18,333

При наличии в газовой среде конденсированной фазы интенсивность рэлеевского рассеяния изменяется в соответствии с выражением: 1/3 = К*аг* х - интенсивность рассеянного света, J - интенсивность опорного излучения, а - молекулярная поляризуемость, N1 - концентрация частиц, содержащим 1 молекул, К -колибровочная постоянная. Таким образом, метод светорассеяния может быть применен для изучения процесса конденсации в свободных струях. Достоинством метода является то, что он позволяет получать информацию непосредственно о зоне, где происходят процессы нуклеации и роста кластеров. Этим методом проведены исследования координаты начала конденсации углекислого газа как функции диаметра сопла и давления торможения; процесса испарения кластеров в ударных волнах; конденсации аргона и азота. Последние результаты использования метода рэлеевского рассеяния для изучения процесса конденсации связаны с влиянием примесей воды и углекислого газа на конденсацию азота.

Чистый азот получали испарением жидкого азота в предварительно вакууммированной емкости. Дополнительный эффект очистки от легкоконденсирующихся примесей достигался охлаждением баллона с азотом до температуры 240 К.

Необходимую концентрацию молекул примеси получали либо смешиванием газов в сопловом источнике, либо в баллоне азота.

На рис.30 показаны зависимости интенсивности рассеянного света, нормированные на интенсивность рассеянного света при плотности газа равной плотности газа в сопловом источнике , от давления Ро для трех значений сЗ : кривая 1-6 = 0,47 мм, 2-й -

(О6 Р0,Па

2 А

Рис. 31

С, %

0.97 мм. 3 и 4 - 1,55 мм. Кривая 4 получена при добавлении в N2 0,08 X молекул СОг. Температура газа 291 К. Измерения проведены -на 10 колибрах от среза сопла. Появление в потоке кластеров приводит к резкому возрастанию интенсивности рассеянного излучения. Как видно из рис. 30 небольшая добавка легхоконденсирующего газа приводит к значительнму изменению величины давления в источнике, при котором начинается конденсация в потоке. ■

На рис. 31 приведена зависимость нормированной интенсивности рассеянного света от парциальной концентрации воды при расширении азота из сопла диаметром 0.97 мм. Измерения проведены на 10 колибрах. Оба рисунка демонстрируют сильное влияние примесей воды и углекислого газа на конденсацию азота.

4.3. Измерение молекулярной поляризуемости фуллерена С35.36]

Как было указано выше интенсивность рассеянного света пропорциональна квадрату молекулярной поляризуемости молекул. Это открывает возможность измерять поляризуемость молекул на частоте, соответствующей спектру генерации лазера. Метод применен для измерения молекулярной поляризуемости фуллерена - недавно открытой молекулы, содержащей 60 атомов углерода и имеющей Форму полого футбольного мяча /19/.

В экспериментах использовался фуллерен, получаемый по известной плазменно-дуговой методике, с последующей экстракцией по методу Секслета. Порошок Фуллерена загружался в прогреваемую (300900 К) кювету с отверстием. Кювета размещалась в вакуумной камере при давлении 10~2 Па. При нагреве кюветы происходит переход в газовую Фазу и истечение Фуллерена в окружающее пространство. Величина потока молекул на Фиксированном расстоянии от отверстия измерялась кварцевыми датчиками. Одновременно производились измерения интенсивности излучения, рассеянного на молекулах потока. Показано, что интенсивность рассеянного, сигнала линейна по концентрации молекул фуллерена и интенсивности опорного излучения. Для измерения абсолютной величины поляризуемости фуллерена производились та-рировочные измерения на азоте, поляризуемость которого хорошо известна. Метод опробирован на измерении поляризуемости ряда молекул, для которых существуют надежные табличные данные (вода, аргон, углекислота, ацетон).

Экспериментально определена величина молекулярной поляризуемости фуллерена. Она оказалась 10~21 см3, что более чем на порядок выше величины, определенной по теории аддитивной поляризуемости.

- 31 -

ЗАКЛЮЧЕНИЕ (основные результаты работы)

1. Реализованы методы исследований на основе импульсной лазерной техники для диагностики сверхзвуковых-струйных течений, что дало возможность:

а) зарегистрировать "мгновенные" теневые картины течения с различным пространственным разрешением;

б) измерить плотность газа. Флуктуации плотности, функцию распределения флуктуаций плотности и пространственно-временные корреляционные функции на основе рэлеевского рассеяния света:

в) измерить поле температур и флуктуаций температуры при использовании широкополосного чисто вращательного варианта КАРС-спект-рометра:

г) измерить молекулярную поляризуемость и исследовать течения с присутствием конденсированной фазы.

2. При использовании мощного импульсного лазерного излучения в методе измерения концентрации газа по рзлеевскому рассеянию света достигнуты следующие характеристики метода: временное разрешение - 20 не, пространственная локализация - 10~в см3, нижний предел измерения плотности для азота - 3 101С. погрешность однократного измерения для плотности^ > см-3 - не хуже 4Х. для 101Т см~3 < р < 101в см-3' - не хуже 10*. диапазон измерений временных корреляций - (0 - 2 000) икс, пространственных - С0 -4 000) мкм, частота измерений - 5 Гц.

3. Обнаружено явление нарушения осевой симметрии течения' на границе сверхзвуковой недорасширенной струи при переходе к турбулентному режиму, что выражается в образовании достаточно регулярной "лепестковой" структуры на границе начального участка струи.

4. экспериментально показано, что существует два различ-нх сценария перехода к турбулентному режиму течения на границе сверхзвуковой струи в зависимости от относительной шероховатости кромки сопла.

5. Измерена эволюция частотного спектра флуктуаций для обоих сценариев перехода в зависимости от числа Рейнольдса. В пределах точности измерений в переходной области не зарегистрировано периодических ламинарных режимов, а спектр флуктуаций монотонно расширяется при увеличении числа Рейнольдса.

6. Показано, что в условиях существования "лепестковой" структуры на границе сверхзвуковой струи между "лепестками" есть ближний порядок взаимодействия.

Литература

1. Adamson T.G.. Hicholis J.A. On the structure of the .jets from highlyunderexpanded nozzles into still air // Journal of the Aero/Space Sciences. Vol.26. 16-24. 1959.

2. Crist S., Sherman P.M., Glass D.R. Study of the highly under-expanded sonic oet // AIAA J. Vol. 2. 68-71, 1966.

3. Авдуевский B.C.. Иванов A.B., Карпман И.М., и др. Влияние вязкости на начальном участке сильно недорасширенной струи//Докл. АН СССР. Т.197, 46-48. 1971.

4. Ландау Л.Д., ЛиФшиц Е.И. Гидродинамика. -М.: Наука. 1986.

5. Рюэль Д.. Такенс Ф. О природе турбулентности. В сб. Странные аттракторы. Ред. Я.Г.Синая, Л.П.Шильиикова.- И.:Иир, 1981. 117151.

6. Рабинович И.И. Стохастические колебания и турбулентность//УФН. Т.125. 1978. 123-168.

7. Feigenbaum M.J. The Universal Metric Properties of nonlinear Transition // J. Stat. Phys. -1979. - V. 21. N.- P. 669 - 706.

8. Giglio M., Musazzi S., Perini U. Onset of chaos in fluid dynamics // Evolution of order and chaos: Proc. of Int. Synp. on synergetics. Ed. Haken. - 1882. - P. 174 - 182.

9. Hannevile P.. Pomeau Y. Different ways to turbulence in dissi-pative dynamical systems // Physica. Ser. D. - 1980. - Vol. 1. P. 219 -226.

10.Ротко А. Структура турбулентных сдвиговых течений: новая точка зрения // РТиК. 1976. - Т.14. вып. 10. - С. 8 - 20,

11.Krishnamurti R. Some futher studies on the transition to turbulent convection // J. Fluid Hech. - 1973. - Vol. 60, pt.2. P. 285 - 303.

12.Coles D. Transition in circular Couette flow // J. Fluid Hech. 1965. - Vol. 21, ЯЗ. - P. 385 - 425.

13.Монин A.С. О природе турбулентности // УФН. - 1978. - Т. 125.-вып. 1. - С. 97 -122.

14.Гольдштик М.А.. Штерн В.Н. Потеря симметрии от линейного источника вязкой жидкости // Изв. АН СССР, М*Г. - 1989. Вып. 2.-С. 35 - 44.

15.Arnette S.A.. Samimy М. and Elliot G.S. On stream vortices in high Reynolds number supersonic axisymmetric ,iets//Phys. Fluids A. Vol. 5. 187-202.1992 .

16.Krothopalli A., Buzyna G. and Lourenco L. Streamwise vortices

- 33 -

in an underexpanded axisinmetric .jet. Phys. Fluids A. Vol. 3.1991. 1848-1851.

17.3апрягаев В,И.. Солотчин A.B. Пространственная структура течения в начальном участке сверхзвуковой недорасширенной струи. Институт теоретической и прикладной механики. Препринт 23-88.

18.1елтухин И.А.. Терехова Н.М. Когерентные структуры сверхзвуковой турбулентной струи, создаваемые собственными колебаниями.// Проблемы турбулентных течений. П.: Наука, 1987.

19.Kroto H.W.. Heath J.R. , O'Brien S.C.. Curl R.F.. Saalley R.E. C60: Buckminsterfullerene//Nature, 1985, VqI. 318. P. 162.

Список основных работ.

1. Кузнецов Л.И.. Новопашин С.А. Методы исследования концентраций разреженных газов и плазмы. В кн.: Динамика потоков разреженного газа. Новосибирск ИТФ СО АН СССР.1979. с.91-122.

2. Новопашин С.А. Экспериментальное исследование недорасширенной струи с помощью импульсного лазера. В кн.: Гидродинамика одно-и двухфазных систем. Новосибирск, ИТФ. 1982. с. 108-111.

3. Мали В.И..Новопашин С.А.. Чекмарев С.Ф. Экспериментальное исследование и анализ подобия течения при детонации линейного заряда ВВ в атмосфере. 4>ГВ, 1985, Вып. 2. С. 134-139.

4. Новопашин С.Д.. Перепелкин А.Л..Ярыгин В.Н. Применение импульсной лазерной техники для визуализации течения и измерения локальной плотности в свободных струях. Тез. докл. У111 Всес. конф. по Динамике Разреженного Газа. Москва,1985. Т. 2. С.118.

5. Мали В.И..Новопашин С.А., Храмов Г.А., Чекмарев С.Ф. Экспериментальное исследование движения ударных волн при детонации линейного заряда ВВ в неоднородной атмосфере. Сб. Механика быстропротекающих процессов. Новосибирск, ИГ. 1984. С.72-76.

6. Novopashin S.A. Density pulsation and laninar-turbulent transition in the mixing layer ,of supersonic jets. Laminar-Turbulent transition. IUTAH Symp. Novosibirsk. 1984. Ed. V.V.Kozlov. Springer-Verlag, Berlin. Heidelberg 1985. Pp. 529-533.

7. Новопашин С.А., Перепелкин А.Л. Пульсации плотности на начальном участке сверхзвуковой недорасширенной струи. В кн.: Актуальные вопросы теплофизики и физической гидродинамики. ИТФ. Новосибирск. 1985. С. 272-277.

8. Новопашин С.А.. Перепелкин А.Л.. Ярыгин В.Н. Метод измерения

- 34 -

плотности в потоках газа с высоким пространственным разрешением. Тез. докл. 1У Всес. школы "Методы аэрофизических измерений". ИТПМ. Новосибирск. 1986. С. 135.

9. Novopashin S.A.. Perepyolkin A.L.. Yarygin V.N. The use of pulse lasers for flow visualisation and local density measurements in free jets. XV RGD Symp. Book of abstracts, Grado. Italy. 1986. Pp. 304-306.

10.Новопашин С.А. Сильный точечный взрыв в слабонеоднородной атмосфере. ФГВ, 1966. Т. 22. В. 4. С. 109-111.

11.Новопашин С.А.. Перепелкин А.Л., Ярыгин В.Н. Обнаружение квазичастиц в турбулентном слое смешения сверхзвуковой струи. Письма в ХЭТФ. 1986. Т. 44. Вып. 7. С. 318-319.

12.Новопашин С.А., Перепелкин А.Л.. Ярыгин В.Н. Импульсный локальный метод исследования потоков газа по рэлеевскому рассеянию света. ПТЭ. 1Э86. Вып. 5. С. 158-159.

13.Novopashin S.A.. Perepyolkin A.L., Yarygin V.N. The use of pulse lasers for flow visualisation and local density measurements in free jets. Proc. XV RGD Synp. B.G.Teubner Stuttgart. 1966. Vol. II. Pp. 623-632.

14.Новопашин С.А.. Перепелкин А.Л..Ярыгин В.Н. Применение импульсной лазерной техники для визуализации течения и измерения локальной плотности в свободных струях. Труды У111 Всес. конф. по Динамике Разреженного Газа. Москва. 1987. С. 130-134.

15.Новопашин С.А.. Перепелкин А.Л.. Ярыгин В.Н. Пульсационная структура слоя смешения недорасширенных струй. ХПМТФ. 1987. Вып. 3. С. 124-126.

16.Новопашин С.А.. Перепелкин А.Л.,Ярыгин В.Н. Начало конденсации и динамика роста кластеров при свободном расширении С02 из звукового сопла. ЖПМТФ, 1987. Т. 29. Вып. 4. С. 143-146.

17.Кутателадзе С.е., Новопашин С.А.. Перепелкин А.Л..Ярыгин В.Н. Тонкая структура течения сверхзвуковой недорасширенной струи. ДАН СССР. 1987. Т. 295. Вып.З. С. 556-558.

18.Новопашин С.А., Перепелкин А.Л., Ярыгин В.Н. Взаимодействие кластеров С02 с диском Маха. Сб. трудов. Физика кластеров. Новосибирск. 1987. С. 169-172.

19.Новопашин С.А., Перепелкин А.Л. самоорганизация течения в сверхзвуковой предтурбулентной струе. Новосибирск. 1988. 13 с. (Препринт/АН СССР. Сиб. Отд. Институт теплофизики, н 175-88.

20.Novopashin S.А..Perepelkin A.L. Axial symmetry loss of a supersonic preturbulent .iet. Phys. Lett.A.1989. Vol. 135 . No4, 5 . Pp.290-293.

- 35 -

21.Новопашин С.А.. Перепелки» А.Л. Измерение пространственных корреляций плотности в сверхзвуковой предтурбулентной струе по рэ-леевскому рассеянию света. Тез. докл. Всес. сем."Оптические методы исследования потоков". Новосибирск. ИТФ. 1989. С. 201-202.

22.Новопашин С.А. .Перепедкин А.Л. Конденсация Аргона и осевые распределения Аргона и Азота за звуковыми соплами с различной геометрией дозвуковой части. Тез. докл. X Всес. конф. по Динамике разрехенног газа. Москва. 1989. С.137.

23.Новопашин С.А., Перепелкин А.Л. Развитие турбулентности на границе сверхзвуковой струи. Тез. докл. Всес. сем. по гидродинамической устойчивости и турбулентности. Новосибирск. 1989. ИТФ. С.82-86.

24.Новопашин С.А. Эффективность возникновения инверсной среды при турбулентной диффузии. ИМ. 1989. Т.57. Вып.4. С.566-567.

25.Моисеенко В.В.. Новопашин С.А. КАРС-спектрометр на вращательных переходах для импульсного локального измерения температуры газа. Тез. докл. Всес. сем. Измерения в потоках. Методы, аппаратура и применения. Москва. 1990. С.18.

26.Моисеенко В.В.. Новопашин С.А., Пахтусов А.Б. Чисто вращательный КАРС для измерения темературы в турбулентном потоке газа. Тез. докл. Симп. по когерентной рамановской спектроскопии. Самарканд. 1990. С.14.

27.Novopashin S.A.. Perepelkin A.L. Turbulence in rarefied gas. Book of Abst. 17 th Int. Symp. on RGD. FRG. Aahen. 1990. Vol.1. Pp. 73-74.

28.Hovopashin S.A.. Perepelkin A.L. Turbulence in rarefied gas. Proc. of 17 th Int. Synp. on RGD. tieinheim. Ней York. Basel. Cambridge. 1991. Pp. 191-197.

29.Новопашин С.А. Перепелкин А.Л. Возникновение и развитие турбулентности в сверхзвуковой сильно недорасширенной струе. Сибирский физико-технический журнал. 1991. Вып.2. С. 89-95.

30.Моисеенко В.В.. Новопашин С.А., Пахтусов A.B. Спектрометр когерентного антистоксового рассеяния света для импульсного локального измерения температуры газа. ПиТЭ. 1991.(5), 141-144.

31.Моисеенко В.В.. Новопашин С.А.. Пахтусов A.B. Флуктуации интенсивности линий в широкополосном чисто вращательном КАРС-спект-ре. Тез. докл. Х1У Мехд. конф. по когерентной и нелинейной оптике. Ленинград. 1991. С.145-146.

32.Moiseenko V.V., Novopashin S.A.. Pakhtusov A.B. Pure Rotational CARS for Tenperature Measurement in Turbulent Gas Flows. Coherent Raman Spectroskopy. Recent Advances. Proc. of Int.

- 36 -

Symp. on Coherent Raman Spectroscopy. Samarkand. 1990. Ed. G. MaroHsky and V.V.Smirnov. Proceedings in Physics 63. SpringerVerlag, Berlin. Heidelberg 1992. Ho 63. Pp. 282-285.

33.Востриков А.А.. Григорьев В.В.. Дубов Д.Ю., Новопашин С.А.. Перепелкин A.JI.. Шустов В.Н. Влияние примесей углекислого газа и воды на конденсацию азота в свободной струе. Письма в ЖТФ.1992, том 18, вып.19. с. 25-28.

34.Novopashin S.A.. Perepelkin A.L. Transition to turbulence in a supersonic .jet. Russian Journal of Engineering Thermophy-sics. 1992, Vol. 2. Ho 1. Pp. 51-61.

35.Мальцев в.А.. Нерушев О.А.. Новопашин С.А.. Селиванов Б.А. Поляризуемость фуллерена. Письма в ХЭТФ. 1993.т. 57, вып. 10. с. 634-637.

36.Maltsev V.A.. Nerushev О.A.. Hovopashin S.A., Selivanov В.А. Anomalous polarizability of fullerene. Chem. Phys. Lett. Vol. 212. Ho 5. Pp. 480 - 482. 1993.