Химическая физика, 2021, T. 40, № 8, стр. 26-33

ВВЕДЕНИЕ

Изучение процессов в газах, нагретых до высоких температур, неразрывно связано с развитием методов исследования быстропротекающих процессов, в том числе спектроскопических методов исследований [1–3]. Изучение спектрального распределения и его временнóй эволюции может дать интересную информацию о различных процессах, протекающих в газе [2, 4–8]. Измерение этих характеристик с высокой разрешающей способностью (до 10 нс в экспериментах по измерению временно́й эволюции) позволяет разделять стадийное поведение происходящих процессов [9]. При этом можно детально исследовать как равновесную, так и неравновесную область такого рода процессов. Уникальным инструментом для изучения высокотемпературных процессов в плазме при высоких температурах (более 50 000 градусов) в различных газах (воздух, кислород, азот, окись азота, аргон, углекислый газ, окись углерода) является ударная труба [4, 10, 11].

Важность исследования процессов в высокотемпературных газовых средах связана с развитием космической техники, освоением космического пространства, разработкой летательных аппаратов, движущихся в атмосфере планет с высокими скоростями. Обтекание космического аппарата при движении в воздухе с высокими скоростями сопровождается образованием вокруг него низкотемпературной плазмы, где могут протекать сложные физико-химические процессы. К данным процессам можно отнести обмен энергией между поступательной, вращательной, колебательной и электронной степенями свободы, газофазные и гетерогенные химические реакции, вдув продуктов разрушения теплозащитного покрытия, излучение. Для описания такого рода явлений необходимы разработка соответствующих моделей и методик, подбор параметров моделей, а также их валидация. Помимо процессов, указанных выше, необходимо отметить, что увеличение скорости набегающего потока приводит к увеличению радиационной составляющей теплового потока к поверхности аппарата [12–15].

Регистрация панорамных спектров излучения ударных волн в видимом и ультрафиолетовом диапазонах в настоящее время осуществляется с помощью спектрометров, использующих в качестве приемного устройства приборы с зарядовой связью (ПЗС) или приборы с зарядовой связью с электрооптическим преобразователем (ПЗС с ЭОП).

В настоящей работе представлена методика регистрации интегрального распределения интенсивности излучения ударной воны в широком спектральном диапазоне: 190–1100 нм. При этом основное внимание при описании методики уделяется вопросу получения данных в абсолютных единицах.

МЕТОДИКА РЕГИСТРАЦИИ СПЕКТРАЛЬНЫХ И ВРЕМЕННЫ́Х ХАРАКТЕРИСТИК ИЗЛУЧЕНИЯ УДАРНО-НАГРЕТЫХ ГАЗОВ

Система регистрации экспериментального комплекса “Ударная труба” НИИ механики МГУ [16] позволяет регистрировать как интегральное (суммарное) излучение ударной волны, проходящей мимо измерительного сечения, так и наблюдать эволюцию во времени излучения на узком участке спектра с высоким временны́м и спектральным разрешением. Диапазон регистрируемого излучения находится в интервале длин волн от 190 до 1100 нм.

При регистрации панорамного спектра излучения ударной волны обычно используются спектрометры, в которых в качестве приемника излучения служат ПЗС-линейки или матрицы. В настоящее время минимальное время экспозиции, реализуемое на таких устройствах, больше времени прохождения ударной волны в измерительном сечении (особенно при высоких скоростях ударной волны), а следовательно, регистрируемое ими излучение представляет собой интегральный по времени спектр. Регистрация временно́й эволюции излучения возможна только с помощью фотоэлектронных умножителей (ФЭУ), обеспечивающих достаточную чувствительность при высоком временно́м разрешении. Обычно с помощью ФЭУ исследуют временны́е изменения излучения в узком спектральном диапазоне, который выделяют с помощью монохроматора. Схема системы регистрации представлена на рис. 1.

Для получения значений интенсивности в абсолютных единицах необходимо провести процедуру предварительной калибровки регистрирующей системы. На рис. 2 приведена эквивалентная оптическая схема измерения. В такой схеме изображение источника излучения на входной щели спектрометра строится в масштабе 1 : 1.

Калибровка ПЗС-приемника и ФЭУ в видимом и ультрафиолетовом диапазонах 190–1100 нм осуществляется с помощью вторичных эталонов энергетической яркости, в качестве которых используются лампы с вольфрамовой нитью накала (вольфрамовая лампа) и дейтериевая лампа. В вольфрамовых лампах СИРШ-8 и СИ-10 нить накала имеет ширину 2 и 3 мм и высоту 10 и 20 мм соответственно.

Вольфрамовые лампы проходят периодическую поверку на спектральную энергетическую яркость (СПЭЯ) или на яркостную температуру [17] в институтах службы метрологии. Она представляет собой мощность, излучаемую источником по нормали к поверхности с единицы площади в единичный телесный угол в единичном спектральном диапазоне. В системе СИ СПЭЯ выражается в Вт/м³ ⋅ ср, но более понятными единицами измерения являются Вт/см² ⋅ ср ⋅ мкм. При калибровке лампы на СПЭЯ определяется яркость излучения на нескольких длинах волн при заданной величине тока накала.

Возможна также калибровка эталонной лампы на величину яркостной температуры, в результате которой выдается сертификат на соответствие набора значений яркостных температур набору величин тока накала. Яркостную температуру определяют на определенной длине волны (обычно λ = 659 нм). Неудобство данного метода калибровки вольфрамовых ламп состоит в том, что для получения СПЭЯ нужно провести определенные расчеты. Для этого на первом этапе необходимо установить соответствие яркостной температуры T_я истинной температуре T вольфрама с учетом зависимости степени черноты вольфрама, ε, от длины волны λ и истинной температуры: ε(λ, T). Для этих целей используется следующее соотношение [18]:

где λ – длина волны, k – постоянная Больцмана, c – скорость света, h – постоянная Планка. Результаты таких расчетов на длине волны λ = 659 нм представлены в табл. 1.

Далее для любого значения яркостной температуры спектральная энергетическая яркость вольфрамовой лампы рассчитывается с использованием формулы Планка с учетом степени черноты вольфрама ε(λ, T):

На рис. 3а приведен пример СПЭЯ вольфрамовой лампы для яркостной температуры, равной 2200 °С. Как видно из этого рисунка, использование вольфрамовых ламп в качестве эталонного источника имеет некоторые ограничения. Поскольку излучение вольфрама с падением температуры ниже 3000 K резко падает на длинах волн ниже 400 нм (рис. 3а), то использование вольфрамовых ламп ограничено диапазоном длин волн не ниже 300 нм (т.е. λ ≥ 300 нм). Для калибровки оптических систем в диапазоне λ < 300 нм используют дейтериевую лампу [19].

Спектр излучения дейтериевой лампы в относительных единицах представлен на рис. 3б. Абсолютное значение СПЭЯ дейтериевой лампы получают путем сравнения ее излучения с излучением вольфрамовой лампы в общем спектральном диапазоне (300–400 нм). В результате такого сравнения может быть получен коэффициент пересчета, который далее применяется в более коротковолновом диапазоне.

После того как определены СПЭЯ эталонных источников, осуществляется калибровка измерительной (оптической) схемы эксперимента. Эксперимент калибровки состоит в том, что в измерительную схему на место исследуемого источника помещается эталонный источник излучения. В комплексе “Ударная труба” используется схема измерения, приведенная на рис. 2. В этой схеме источник излучения располагается на расстоянии 2f от фокусирующей линзы, которая, в свою очередь, отстоит на расстоянии 2f от входной щели спектрометра; таким образом, коэффициент увеличения схемы равен единице.

В эксперименте по калибровке оптической схемы энергия от эталонного источника (P_эт(λ)), поступающая на приемник за время экспозиции (τ_калибр), может быть рассчитана следующим образом:

В то же время приемник излучения измеряет эту величину в условных единицах (I_ПЗС(λ), ед. отсч.). Пример спектров излучения вольфрамовой лампы СИ-10 и дейтериевой лампы ДДС-30, зарегистрированных за время экспозиции 10 мкс приемником излучения, представлен на рис. 4а.

Функция чувствительности оптической схемы F(λ) определяется как отношение измеренного приемником сигнала, (I_ПЗС(λ) [ед. отсч.]), к энергии эталонного источника, P_эт(λ):

Пример функции чувствительности F(λ) в интервале длин волн 200–600 нм представлен на рис. 4б.

В эксперименте с ударной волной наблюдаемый в условных единицах $I_{{{\text{ПЗС}}}}^{{{\text{УВ}}}}\left( \lambda \right)$ спектр излучения переводится в абсолютные энергетические единицы путем деления его интенсивности на функцию чувствительности F(λ):

Переход к единицам объемной плотности энергии излучения осуществляется путем деления P_УВ на диаметр ударной трубы в предположении, что ударная волна вдоль оптической оси наблюдения однородна.

Пример спектра излучения воздуха в абсолютных единицах для различных скоростей ударной волны представлен на рис. 5. Данный рисунок получен с использованием методики, представленной выше.

Необходимо отметить, что вид наблюдаемого спектра, а именно соотношение между максимальными значениями различных компонент спектра, зависит в том числе и от ширины аппаратной функции спектрометра. Особенно сильно такая зависимость проявляется при регистрации линейчатого спектра излучения атомов в силу того, что ширина аппаратной функции спектрометра обычно значительно превышает физическую ширину атомарной линии излучения. В значительно меньшей степени это проявляется при регистрации молекулярных полос излучения и не имеет никакого влияния на плавно меняющуюся при изменении длины волны фоновую составляющую спектра.

Для перехода к объемной мощности излучения ударной волны необходимо учитывать тот факт, что в эксперименте время экспозиции спектрометра значительно превышает время излучения ударной волны, поэтому для корректного определения мощности излучения необходимы исследования временны́х характеристик излучения с достаточным (наносекундным) разрешением.

Проведение таких исследований возможно только на отдельных длинах волн с использованием ФЭУ в качестве приемника излучения. Излучение на определенной длине волны выделяют с помощью монохроматора. В экспериментах на установке “Ударная труба” возможно получение в одном эксперименте данных о временно́й эволюции излучения на трех длинах волн, а также панорамного спектра.

На рис. 6 приведены осциллограммы излучения ударной волны в воздухе для двух ее скоростей: 8.22 и 10 км/с, на нескольких длинах волн – 213, 391 и 420 нм, принадлежащих излучению разных компонент плазмы. Данные зарегистрированы с помощью монохроматора Horiba 1061 и ФЭУ R446 (Hamamatsu) в качестве приемника излучения. Для определения эффективного времени излучения ударной волны в выделенном узком диапазоне спектра (Δτ) используется следующий подход. Временну́ю осциллограмму излучения, наблюдаемую в эксперименте, заменяют равным ей по площади прямоугольником, высота которого равна значению мощности излучения в максимуме. При этом ширина прямоугольника равна эффективному времени излучения ударной волны.

Из данных, представленных на рис. 6, следует, что для ударной волны в воздухе время Δτ для разных компонент плазмы и разных скоростей волны изменяется от 0.24 до 1.7 мкс. Таким образом, использование одного значения времени излучения Δτ для всего спектрального диапазона может приводить к некорректным данным по мощности излучения. Именно совместное использование данных панорамного спектра с результатами временны́х исследований может дать правильную информацию о плотности мощности излучения различных компонент плазмы ударной волны.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В работе описана методика регистрации излучения ударно-нагретого высокотемпературного газа. Для получения экспериментальной информации в абсолютных единицах необходима предварительная калибровка измерительной системы. Для рассматриваемого в работе диапазона длин волн (190–1100 нм) в качестве эталонного источника излучения используются вольфрамовые и дейтериевые лампы. Отмечается, что при экспериментальном определении объемной мощности излучения необходимо учитывать тот факт, что время экспозиции измерительного оборудования значительно превышает время излучения ударной волны. В этой связи для корректного определения мощности излучения необходимы исследования временны́х характеристик излучения с достаточным (наносекундным) разрешением.

Работа выполнена в рамках научного плана Института механики МГУ (№ АААА-А19-119012990112-4) при поддержке Российским фондом фундаментальных исследований (грант № 20-08-00343).