Физика плазмы, 2019, T. 45, № 8, стр. 717-726

1. ВВЕДЕНИЕ

Перенос электронов определяет электрический ток в разрядной плазме и многие другие ее свойства. В неравновесных условиях, вызванных присутствием сильного электрического поля в слабоионизованной плазме, коэффициенты электронного переноса зависят от неравновесного распределения электронов по энергиям, которое обычно находится из численного решения уравнения Больцмана [1, 2]. Методы экспериментального и теоретического определения электронных коэффициентов хорошо развиты [2], поскольку они являются входными параметрами при моделировании свойств низкотемпературной неравновесной плазмы, а также используются при получении информации о сечениях рассеяния электронов на атомах и молекулах. При этом основное внимание уделяется скорости дрейфа и коэффициенту поперечной диффузии электронов, и, в несколько меньшей степени, коэффициенту продольной диффузии электронов. Отчасти последнее связано с тем, что расчет этого коэффициента более сложен – для этого надо не только определять функцию распределения электронов по энергиям в однородной плазме, но и вычислять ее поправку (в первом порядке теории возмущений) из-за неоднородности плотности электронов [2].

В ряде случаев становится необходимым учитывать и коэффициенты, описывающие электронный перенос, вызванный неоднородным электрическим полем. Этот перенос имеет термодиффузионную природу, поскольку приведенное электрическое поле E/N (N – плотность нейтральных частиц) контролирует среднюю энергию электронов в неравновесной слабоионизованной плазме. От этих коэффициентов зависит, например, развитие некоторых неустойчивостей в разрядной плазме [3–7]. Расчет этих электронных коэффициентов также требует не только численного решения уравнения Больцмана для однородной плазмы, но и вычисления поправок к функции распределения электронов для учета неоднородности напряженности электрического поля. Электронные коэффициенты “термодиффузии” были вычислены для различных газов [8, 9]. При этом не только определялись их величины в зависимости от параметра E/N, но и изучалось влияние на эти коэффициенты внешнего магнитного поля [10], электрон-электронных столкновений при повышенной степени ионизации плазмы [11] и ударов второго рода при повышенной степени колебательного возбуждения молекул [12].

Неравновесная плазма в парах воды, влажном воздухе и других Н₂О-содержащих газовых смесях встречается в условиях атмосферы и при развитии разрядов вблизи поверхности воды. Плазма такого типа находит применение в ряде областей, включая очистку воздуха от вредных примесей и плазменную медицину [13–15]. Свойства такой плазмы, включая ее устойчивость, в значительной степени зависят от рассеяния электронов на молекулах Н₂О, которое идет особенно эффективно при малых энергиях электронов из-за большого постоянного дипольного момента этих молекул. Другим направлением приложений неравновесной низкотемпературной плазмы, где может происходить взаимодействие электронов с парами воды, является стимулированное плазмой воспламенение и горение [16–20]. Для моделирования воздействия плазмы на процессы окисления и горения необходимо знать электронные характеристики, включая электронные коэффициенты переноса. При частичном окислении топлива образуются углекислый газ и пары воды, появление которых в смесях топлива с кислородом может сильно сказаться на свойствах плазмы.

В данной работе проведен расчет электронных коэффициентов диффузии и “термодиффузии”, описывающих их перенос поперек и вдоль электрического поля, для плазмы в парах воды и топливо-кислородных смесях в зависимости от степени окисления топлива. Результаты вычислений использованы для анализа условий развития термотоковой неустойчивости такой плазмы. Эта работа является продолжением исследования [21], где для аналогичных смесей выполнены расчеты энергетического распределения электронов, их скорости дрейфа и констант скорости электронных процессов. Полученные данные использовались в [21] для самосогласованного моделирования окисления топлива под действием периодического импульсного наносекундного разряда.

2. ЭЛЕКТРОННЫЕ КОЭФФИЦИЕНТЫ ПЕРЕНОСА

В слабоионизованном газе или плазме, находящихся во внешнем электрическом поле E, энергетическое распределение электронов становится неравновесным, если приведенное электрическое поле E/N достаточно велико, а степень ионизации достаточно мала [1, 2]. При неоднородном распределении в пространстве плотности электронов n и параметра E/N потоки электронов поперек и вдоль электрического поля имеют вид [3–6]

и где D_T и D_L – коэффициенты поперечной и продольной диффузии электронов соответственно, а w – скорость дрейфа электронов. Последние члены в правых частях уравнений (1) и (2) имеют термодиффузионную природу. Выражения (1) и (2) справедливы в случае, когда степень неоднородности невелика: $L \gg {{\lambda }_{\varepsilon }}$, где L – характерный размер неоднородности плотности электронов и электрического поля, а λ_ε – характерная длина релаксации энергии электронов. Значения w и D_T находятся при интегрировании функции распределения электронов по энергиям, получаемой в однородных условиях, а для определения коэффициентов D_L и D_E необходимо дополнительно решать уравнение Больцмана для электронов в первом порядке разложения по градиентам n и E/N. Уравнения для определения D_L в рамках известного двучленного приближения приведены, например, в [2], а уравнения для определения D_E получены в [3] и использовались в расчетах [8–12].

В условиях, когда степень неравновесности энергетического распределения электронов мала, степень анизотропии диффузии и “термодиффузии” электронов также малы, т.е. D_L ≈ D_T и D_E ≈ (E/N)∂D_T/∂(E/N) = ∂D_T/∂ln(E/N). В случае неравновесного распределения электронов эти процессы переноса являются изотропными только при условии, что частота релаксации импульса электронов ${{\nu }_{m}}$ не зависит от энергии электронов [3–6]. Это условие редко выполняется при рассеянии электронов на нейтральных частицах, и в неравновесных условиях перенос электронов вдоль электрического поля и поперек него сильно различаются между собой.

В данной работе, наряду с часто вычисляемым коэффициентом D_T, были вычислены коэффициенты D_L и D_E в плазме паров воды и в стехиометрических смесях “топливо : О₂” при различных степенях окисления топлива. Расчет коэффициентов D_L и D_E выполнялся на основе уравнений, приведенных в [3, 8–12]. Степень окисления определялась как $\beta = 1 - {{N}_{f}}{\text{/}}{{N}_{f}}_{0}$, где N_f – концентрация молекул топлива в смеси при его частичном окислении, а N_f0 – начальная концентрация молекул топлива (без окисления). В роли топлива рассматривались часто используемые при изучении плазменного воспламенения Н₂ и углеводороды – метан (СН₄) и пропан (С₃Н₈). При полном окислении топлива в стехиометрических смесях с О₂ в результате образуется Н₂О в случае водородного топлива и смесь СО₂ : Н₂О в случае углеводородного топлива. При этом окисление идет многоступенчато с образованием разных промежуточных компонентов. В случае Н₂ к ним относятся, в частности, соединения ОН, НО₂ и Н₂О₂. При окислении углеводородов также образуются разнообразные углеводородные радикалы [22]. Обычно их концентрация относительно невелика, и, как показано в расчетах [21], при вычислении энергетического распределения электронов и интегральных электронных характеристик можно пренебречь рассеянием электронов на промежуточных компонентах. Поэтому в данном исследовании электронные характеристики вычислялись с учетом рассеяния электронов на Н₂, О₂ и Н₂О при окислении в смеси Н₂ : О₂. В случае смесей СН₄ : О₂ и С₃Н₈ : О₂ учитывалось рассеяние электронов на молекулах СН₄, С₃Н₈, Н₂О и СО₂. Основные расчеты были выполнены со следующими самосогласованными наборами электронных сечений: Н₂ [23], О₂ [24], Н₂О [25], СО₂ [26], СН₄ [27], С₃Н₈ [28]. На основе этих сечений было ранее получено хорошее согласие между расчетными электронными характеристиками и измерениями в чистых газах. Поскольку в данной работе роль рассеяния электронов на молекулах Н₂О оказалась особенно велика, то некоторые вычисления были выполнены также с сечениями рассеяния электронов на Н₂О, взятыми из [29].

На рис. 1 приведены результаты расчета коэффициентов D_L и D_T. Все исследуемые коэффициенты обратно пропорциональны плотности газа N. Поэтому вычисленные коэффициенты приведены умноженными на N, как это обычно делается при представлении коэффициентов диффузии [2]. Расчеты выполнены при различных значениях E/N и степени окисления горючего для температуры газа T = 300 К. Как показано в [21], рост этой температуры может повлиять на электронные характеристики только при малых значениях E/N, когда электроны мало нагреты, и их средняя энергия близка к средней энергии молекул. Результаты расчета коэффициентов D_E и ∂D_T/∂ln(E/N) представлены на рис. 2. Масштаб изменения исследуемых коэффициентов в рассматриваемой области параметров составляет несколько порядков величины. Поэтому их удобно представлять в логарифмическом масштабе, что и сделано на рис. 1. Однако коэффициент D_E, в отличие от коэффициентов D_T и D_L, может менять знак, из-за этого на рис. 2 выбран линейный масштаб по оси ординат.

Как следует из данных, приведенных на рис. 1, изменение коэффициентов D_L и D_T с ростом E/N достаточно близко друг к другу при различных степенях окисления и различных видах топлива. Это изменение удобно анализировать на основе зависимости частоты релаксации импульса электронов ${{\nu }_{m}}$ от их энергии. Величина ${{\nu }_{m}}$ в чистых газах в зависимости от температуры электронов T_e, определенной по средней энергии электронов, вычислялась в [21]. Эта зависимость для рассматриваемых газов приведена на рис. 3. Об изменении частоты ${{\nu }_{m}}$ с ростом приведенного электрического поля E/N можно также судить по логарифмической производной $\hat {w} = \ln w{\text{/}}\partial \ln (E{\text{/}}N)$, которая связана с логарифмической производной частоты ${{\hat {\nu }}_{m}} = \partial \ln {{\nu }_{m}}{\text{/}}\partial \ln (E{\text{/}}N)$ соотношением

На рис. 4 представлены результаты расчета производных ∂lnw/∂ln(E/N) в исследуемых смесях в зависимости от E/N и степени окисления топлива.

Как следует из данных, приведенных на рис. 1, в исходных смесях топливо : О₂ в отсутствие окисления (β = 0) коэффициент D_T растет только в несколько раз при изменении E/N на порядки величины. Этот рост связан с тем, что D_T ~ mT_e/ν_m. При этом частота ν_m с нагревом электронов обычно растет медленнее, чем T_e, как это следует из кривых на рис. 3 для О₂ и Н₂, которые являются основными компонентами рассматриваемых смесей при β = 0. Поэтому рост T_e с увеличением E/N приводит к относительно медленному росту коэффициента D_T. Ситуация меняется, когда в результате окисления горючего в смесях появляются молекулы Н₂О, имеющие из-за большого постоянного дипольного момента аномально высокие сечения упругого (см., например, рис. 3) и неупругого (возбуждение вращательных и колебательных уровней) рассеяния для электронов малых энергий. С ростом энергии электронов эти сечения резко уменьшаются. В результате при не слишком высоких значениях E/N электроны остаются холодными, а коэффициент D_T при этом не зависит от E/N. Только при увеличении этого параметра до 10–30 Тд (1 Тд = 10^–17 В · см²) начинается нагрев электронов и резкий рост D_T. Этот рост замедляется при высоких полях, когда сечения и частоты рассеяния электронов на Н₂О становятся сравнимыми с аналогичными величинами для других молекул.

Поведение коэффициента D_L удобно анализировать с использованием приближенной теории, развитой в [8, 30] (см. также [4]) на основе уравнения баланса средней энергии электронов в неравновесной плазме. Согласно этой теории

В целом, коэффициент D_L меняется с ростом E/N и β подобно коэффициенту D_T. Различия между ними наибольшие, когда частота ${{\nu }_{m}}$ сильно меняется с ростом энергии электронов. Это в отсутствие окисления имеет место в смеси Н₂ : О₂ при очень малых E/N ~ 1–2 Тд, когда частота ${{\nu }_{m}}$ для О₂ резко растет с T_e (см. рис. 3), и производная $\hat {w}$ особенно мала (см. рис. 4а). В смесях углеводородов с О₂ также наблюдается минимум в зависимости D_L от E/N из-за резко растущего транспортного сечения рассеяния электронов на молекулах углеводородов после минимума, вызванного эффектом Рамзауэра. При этом в смеси с СН₄ даже имеется область падающей зависимости скорости дрейфа электронов от E/N (см. рис. 4б). Для смеси с С₃Н₈ эта область отсутствует, поскольку в стехиометрических смесях топливо : О₂ доля углеводородов меньше для более сложных углеводородов.

Степень анизотропии диффузии электронов, характеризуемая отношением D_L/D_T, меняется с ростом E/N и β, поскольку она зависит от степени неравновесности и, как следует из (4), от знака ${{\hat {\nu }}_{m}}$. В смесях в отсутствие окисления топлива ${{\hat {\nu }}_{m}} > 0$ и, как следует из (4), D_L < D_T. При частичном или полном окислении топлива в смеси появляются пары воды с аномально большими сечениями и частотами рассеяния низкоэнергичных электронов на молекулах Н₂О. В этом случае при малых E/N электроны оказываются термализованными с равновесным распределением по энергиям, в результате чего D_L ≈ D_T. С ростом E/N электроны нагреваются, и их распределение по энергиям становится неравновесным. При этом ${{\hat {\nu }}_{m}} < 0$ из-за падающей зависимости ${{\nu }_{m}}$ от энергии электронов для молекул Н₂О и СО₂ (см. рис. 3) и, как следствие, диффузия электронов вдоль электрического поля оказывается более эффективной, чем диффузия поперек поля, D_L > D_T. Наконец, как следует из данных на рис. 3, при очень высоких энергиях электронов, частота ${{\nu }_{m}}$ становится растущей функцией от Т_е для всех рассматриваемых молекул, что приводит к неравенству D_L < D_T в пределе высоких E/N.

Коэффициенты ∂D_T/∂ln(E/N) и D_E, описывающие “термодиффузию” электронов поперек и вдоль электрического поля, ведут себя с ростом E/N и β более сложным образом. По аналогии с (4), для них имеется соотношение [8]

где f(ν_m, ν_ε) – достаточно сложная знакопеременная функция от частот релаксации импульса и энергии электронов. Поскольку, согласно данным на рис. 1, скорость роста D_T с увеличением E/N уменьшается и при очень малых, и при очень больших значениях E/N, то коэффициент ∂D_T/∂ln(E/N) проходит через максимум при умеренных величинах E/N. Этот максимум особенно велик для смесей, содержащих пары воды, которые образуются при окислении топлива. При этом с ростом E/N происходит резкое увеличение D_T, когда электроны перестают быть термализованными и начинают резко нагреваться в электрическом поле. Поведение коэффициента D_E в значительной степени напоминает поведение коэффициента ∂D_T/∂ln(E/N). Коэффициент D_E также проходит через максимум с ростом E/N, этот максимум почти всегда увеличивается с ростом степени окисления из-за наработки Н₂О, приводящей к увеличению ${{\hat {\nu }}_{m}}$. По той же причине максимум для D_E в смесях с Н₂О выше максимума для ∂D_T/∂ln(E/N). Наконец, как и в случае диффузии электронов, их “термодиффузия” вдоль поля оказывается более эффективной по сравнению с “термодиффузией” поперек поля везде, кроме слишком малых и слишком больших электрических полей.

3. ТЕРМОТОКОВАЯ НЕУСТОЙЧИВОСТЬ ПЛАЗМЫ

Вычисленные в работе электронные коэффициенты были использованы для анализа условий развития в плазме паров воды и смесей топливо : О₂ термотоковой неустойчивости, которая может приводить к распространению в разряде волн вдоль электрического поля. Обзор теоретических и экспериментальных исследований этого типа неустойчивости слабоионизованной плазмы дан в [31]. Впервые на возможность развития такой неустойчивости в квазинейтральной плазме указано в [32]. Теоретическое исследование условий ее развития с учетом анизотропии электронных коэффициентов переноса выполнено в [4]. Экспериментальное подтверждение ее развития было получено для квазистационарного тлеющего разряда в гелии [33]. При этом наблюдались периодические колебания тока, напряжения на электродах и потенциала зонда в плазме. Полученные зависимость периода колебаний от давления газа и область приведенных электрических полей E/N, где наблюдались колебания, соответствовали выводам теории.

Вызванные этой неустойчивостью согласованные изменения плотности электронов и электрического поля могут существовать в слабоионизованной плазме в квазистационарном электрическом поле. Механизм развития неустойчивости легко понять для условий, когда длина релаксации энергии электронов λ_ε много короче длины волны плазменных возмущений, что позволяет использовать гидродинамическое описание. При наличии неоднородного распределения плотности электронов и электрического поля электронный поток, вызванный этими неоднородностями вдоль электрического поля (вдоль оси x), записывается в виде [3, 4]

Градиенты плотности электронов и электрического поля однозначно связаны между собой при постоянстве плотности электрического тока:

где e – элементарный заряд. В этом случае амбиполярный диффузионный поток двухкомпонентной (электроны и положительные ионы) плазмы вдоль электрического поля сводится к виду [4] где µ_i – подвижность ионов, µ_e – подвижность электронов. Из (8) следует, что при выполнении условия

Диффузия плазмы вдоль электрического поля заменяется на “антидиффузию”, когда возмущения плотности не рассасываются, а наоборот, обостряются.

Вывод об обострении возмущений имеет место только при выполнении условия

где ν_ε – частота релаксации энергии электронов, τ_M – максвелловское время релаксации объемного заряда. Если неравенство (10) не выполняется, то продольная амбиполярная диффузия определяется нарушением квазинейтральности плазмы, что всегда приводит к стабилизации возмущений [4].

Из гидродинамической теории следует, что инкремент развития термодиффузионной неустойчивости стремится к бесконечности в пределе малых длин волн. Это означает, что для последовательного описания неустойчивости необходимо использовать кинетический подход. Однако порог развития неустойчивости может быть определен и в рамках более простого гидродинамического подхода на основе расчета транспортных коэффициентов D_L, D_E и w.

Прежние вычисления коэффициентов D_L, D_E и w показали, что условие (9) развития термотоковой неустойчивости выполняется для He при 4 < E/N < 7 Тд [4, 34], для N₂ при 0.07 < E/N < < 0.2 Тд и 70 < E/N < 130 Тд [35] и для CO₂ при 7 < E/N < 23 Тд [36]. Вывод о возможности развития данной неустойчивости в Не при 4 < E/N < 7 Тд был подтвержден и в рамках кинетического подхода на основе численного решения неоднородного уравнения Больцмана для электронов [37].

В настоящей работе результаты расчета коэффициентов D_L, D_E и w, приведенные в предыдущем разделе, были использованы для определения областей параметров, в которых возможно развитие термотоковой неустойчивости в смесях H₂ : О₂, СН₄ : О₂ и С₃Н₈ : О₂. На рис. 5 показана область, где выполняется условие (9) развития неустойчивости, в плоскости (E/N – β). Из расчетов следует, что плазма в указанных смесях может стать неустойчивой в диапазоне E/N от 5 до 100 Тд. При этом в отсутствие окисления топлива (β = 0) область неустойчивости по E/N присутствует только для смеси H₂ : О₂. Даже небольшой степени окисления (β ~ 0.1) достаточно для появления областей неустойчивости и в других исследованных смесях. С ростом степени окисления эти области расширяются и становятся наибольшими при завершении окисления топлива (β = = 1), когда стехиометрическая смесь H₂ : О₂ превращается в пары воды, а стехиометрические смеси углеводород : О₂ превращаются в смеси Н₂О : СО₂.

Рассматриваемое поведение электронных коэффициентов переноса, приводящее к существованию области неустойчивости в изучаемых смесях, в значительной мере вызвано рассеянием электронов на молекулах Н₂О, образуемых при окислении топлива. Представляет интерес вопрос о том, насколько полученный результат чувствителен к выбору набора электронных сечений для этих молекул. Поэтому все расчеты для смеси H₂ : О₂ с использованием самосогласованного набора сечений рассеяния электронов на Н₂О [28] были повторены при замене этого набора на другой самосогласованный набор, взятый из [29]. Сравнение полученной области неустойчивости в плоскости (E/N – β) с найденной ранее (и приведенной на рис. 5) представлено на рис. 6. Использование нового набора сечений приводит к некоторому смещению области неустойчивости в сторону меньших значений E/N. Кроме того, при β > 0.7 появляется небольшой “островок” устойчивости. Однако общий вывод о том, что термотоковая неустойчивость может развиваться в плазме H₂ : О₂, и о расширении области неустойчивости с ростом степени окисления, остается неизменным. В частности, сохраняется вывод о возможности развития неустойчивости в плазме паров воды.

Для практических приложений стимулированного плазмой воспламенения представляет интерес также исследовать вопрос о развитии неусточивости в смесях топлива с воздухом. В [38] на основе подхода, использованного в данной работе, были выполнены расчеты границ области развития термотоковой неустойчивости в стехиометрической смеси Н₂ : воздух. На рис. 7 сравниваются результаты расчета данной работы для смеси Н₂ : О₂ с результатами расчета [38] для смеси Н₂ : воздух, в которой главным компонентом является N₂. Оба расчета выполнены с использованием сечений рассеяния электронов на Н₂О, взятых из [28]. Разбавление смеси Н₂ : О₂ азотом приводит к существенному изменению границ области развития неустойчивости. В отсутствие окисления (β = 0) плазма становится неустойчивой при 25 < E/N < 40 Тд для смеси Н₂ : О₂, в то время как для смеси Н₂ : воздух это имеет место при 60 < E/N < 110 Тд. С ростом степени окисления водорода область неустойчивости расширяется в смеси Н₂ : О₂ и сжимается в смеси Н₂ : воздух. Но в последней смеси при увеличении степени окисления до 0.15 и выше появляется дополнительная область неустойчивости при малых E/N, которая с увеличением β расширяется и сдвигается к большим значениям приведенного электрического поля. Можно сделать вывод, что разбавление смеси Н₂ : О₂ азотом не приводит к стабилизирующему действию. Вместо этого существенно меняется структура области неустойчивости в плоскости (E/N – β).

Характерные пространственный и временной масштабы развития термотоковой неустойчивости – λ_ε ~ D_L/w и 20λ_ε/w_i, соответственно, где w_i = µ_iE – скорость дрейфа ионов [31]. Оценочные значения этих масштабов имеют порядок величины ~10^–2 см и ~100 мкс соответственно, для стехиометрической смеси H₂ : О₂ при β = 1 (пары воды), E/N = 10–100 Тд, температуре газа 300 К и давлении 100 Торр. Эта неустойчивость может развиваться в квазистационарных и импульсных (при достаточной продолжительности импульсов) разрядах в парах воды [39–43], которые в последнее время привлекают внимание в связи с их перспективностью в ряде приложений. В то же время термотоковая неустойчивость не успевает развиваться в наносекундных разрядах, которые широко используются для изучения влияния неравновесной разрядной плазмы на окисление и воспламенение топлива [16–20]. Плазма здесь может стать неустойчивой, если она создается высоковольтными наносекундными импульсами и поддерживается между ними в умеренных электрических полях. Такая комбинация импульсного наносекундного разряда и квазистационарного разряда была предложена в [44], чтобы ускорить воспламенение горючего в топливно-кислородных смесях. В этом случае наносекундный разряд развивается в сильном электрическом поле, а квазистационарный разряд поддерживается в подкритическом электрическом поле. Расчеты данной работы показывают, что термотоковая неустойчивость может в этих условиях развиться в промежутках между высоковольтными импульсами.

Важным является вопрос о том, как может повлиять развитие термотоковой неустойчивости на воспламенение в топливно-кислородных и топливно-воздушных смесях. Поскольку эта неустойчивость приводит к неоднородному распределению в пространстве электрического поля и плотности плазмы, то можно ожидать, что при этом наработка активных частиц в плазме также станет неоднородной. В результате могут образовываться области с повышенной плотностью активных частиц, что должно приводить к ускорению воспламенения. Для количественного описания данного эффекта необходимо провести кинетический (на основе неоднородного уравнения Больцмана для электронов) анализ нелинейной стадии развития неустойчивости. Если характерное время развития неустойчивости сравнимо с временами химических процессов, данная расчетная задача усложняется, поскольку в этом случае надо моделировать развитие неустойчивости с учетом происходящих в плазме химических реакций. Эти вопросы сложны для теоретического рассмотрения и находятся вне рамок настоящей работы.

4. ВЫВОДЫ

В работе проведен расчет транспортных коэффициентов, описывающих перенос электронов в неоднородной слабоионизованной неравновесной плазме для стехиометрических смесей Н₂ : О₂, СН₄ : О₂ и С₃Н₈ : О₂ в зависимости от степени окисления горючего, а также для паров воды. Изменение состава газа при окислении горючего существенно сказывается на электронных коэффициентах диффузии и “термодиффузии”. При этом меняются их значения на порядки величины и степень анизотропии, когда перенос электронов вдоль электрического поля может быть как больше, так и меньше переноса поперек поля. Полученные результаты интерпретируются на основе зависимости частот релаксации импульса электронов от их энергии при столкновении с различными молекулами. Основной вклад в резкое изменение транспортных свойств электронов при окислении горючего дают процессы упругого и неупругого рассеяния электронов на молекулах Н₂О, которые особенно эффективны при малых энергиях электронов.

Вычисленные коэффициенты переноса электронов использованы для исследования возможности развития термотоковой неустойчивости плазмы в рассматриваемых газовых смесях и парах воды. Расчеты показывают, что неустойчивость может развиваться в смеси Н₂ : О₂ при любой степени окисления водорода, а также в парах воды. В смесях СН₄ : О₂ и С₃Н₈ : О₂ плазма устойчива при отсутствии окисления углеводородов. Однако даже небольшая степень окисления приводит к появлению неустойчивости. С ростом степени окисления топлива область приведенных электрических полей, где может наблюдаться неустойчивость, расширяется.

Полученные результаты могут представлять интерес при исследовании квазистационарных и импульсных разрядов в парах воды и в импульсно-периодических разрядах, используемых при исследовании воздействия неравновесной плазмы на воспламенение в топливно-кислородных смесях.

Работа выполнена при поддержке гранта РНФ № 17-12-01051.