Теплофизика высоких температур, 2021, T. 59, № 1, стр. 41-50

ВВЕДЕНИЕ

Генераторы низкотемпературной плазмы (ГНП) создают поток высокоионизированного квазинейтрального газа, который в ряде случаев представляет собой затопленную струю, истекающую в окружающее пространство, что позволяет причислить этот процесс к классическим задачам механики жидкости и газа.

Затопленная струя является неустойчивым нестационарным течением, которое имеет несколько стадий эволюции в масштабе, определяемом характерным размером – диаметром выходного отверстия D. Соответственно, в этом масштабе вводится и характерное число Рейнольдса Re_D = = ρUD/µ, где U – характерная скорость, ρ – плотность, µ – динамическая вязкость. Важной для эволюции затопленной струи представляется область среза сопла, которая является крайне чувствительной к возмущениям скорости и давления. Искусственно генерируемые возмущения (посредством вибрирующих пластин, акустических динамиков, вспомогательных впускных каналов) могут быть осевыми или спиральными, при этом их амплитуда может составлять около 0.01% от скорости U [1]. Возбуждение позволяет управлять интенсивностью процесса смешения, в отдельных случаях удается разделить затопленную турбулентную струю на два или три потока с максимальным углом раствора в 160°.

Характер неустойчивости течения определяется возмущениями, распространяющимися по газовому тракту газодинамической установки (генератору низкотемпературной плазмы), собственными частотами соплового блока, гидродинамическими возмущениями от стационарных вихрей, возникающих вследствие поворотов газового тракта, а также срывом пограничного слоя на острых кромках.

Наряду с участком среза сопла, важным элементом затопленной струи является свободный сдвиговый слой. Характеристики сдвигового слоя, такие как его средняя скорость $\bar {U},$ разница в характерных скоростях ΔU, максимум производной скорости в направлении сдвига |∂U/∂y|_max [2], начальная толщина области вытеснения и толщины области потери импульса, в значительной степени определяют характер неустойчивости (конвективная или абсолютная [3]), а также скорость ее развития (инкремент неустойчивости). Нарастание неустойчивости в сдвиговом слое носит двумерный характер (по крайней мере, на линейной стадии эволюции) [4]. Дальнейшее развитие приводит к свертыванию вихрей Кельвина–Гельмгольца, которые в случае трехмерной затопленной струи имеют тороидальную форму. Их интенсивность определяет скорости вовлечения окружающей жидкости в струю и разрушения ядра потока, форму образующихся когерентных структур в дальнем поле струи.

Затопленная струя подразделяется на несколько участков (не менее трех): начальный участок (z/D < 6), переходный (6 < z/D < 20) и основной (автомодельный, z/D > 20). Важным параметром является характерное число Маха М в пограничном слое, определяющее влияние сжимаемости [2].

Описанная картина эволюции существенно усложняется, если затопленная струя представляет собой термическую плазму. Существование большого разрыва для ряда термодинамических величин (плотности, температуры и т.д.) должно оказывать заметное влияние на развитие неустойчивости, а также на процесс смешения с окружающим газом.

Важным процессом является радиационное охлаждение плазмы вследствие неравновесного излучения, приводящего к быстрому охлаждению макроскопических “молей” газа и уменьшению их объема, а также равновесная рекомбинация атомов и молекул, изменяющая, в частности, среднюю молярную массу смеси. Наблюдение процесса смешения и образующихся структур в рекомбинирующей плазменной струе, а также нахождение распределения скорости представляют собой сложную задачу из-за высоких температур (приводящих к испарению частиц-маркеров и разрушению измерительного оборудования) и большой интенсивности свечения газов, исходящих из плазмотрона.

Анализ движения оптических неоднородностей в струях газа и плазмы с неустановившимся течением открывает возможности измерения скорости потока. В большинстве плазменных технологий используются относительно короткие плазменные струи протяженностью в несколько калибров выходного сопла плазмотрона с дозвуковой (10−10³ м/с) скоростью [5–8]. В таких течениях оптическими методами (скоростная визуализация, шлирен-эффект) легко обнаруживаются естественные оптические неоднородности, обусловленные пространственной неоднородностью струи, срывными течениями в выходном сопле плазмотрона и др.

Создание искусственных оптических неоднородностей (ИОН) вносит системность в их образование и позволяет предложить принципы и алгоритм определения скорости их движения [5, 9–11]. В последние годы для создания маркеров с целью определения скорости потоков газов и плазмы развиваются новые, интересные подходы. Методика, описанная в работе [12], имеет много общего с примененным в данной работе подходом, но вместо тонкого стержня в плазменный поток инжектируется капля или струйка жидкости. Высокоскоростная диагностика с использованием метода измерения скорости по отслеживанию траекторий частиц (PTV) позволяет получить траектории и скорости частиц, на которые разделяется инжектируемая капля.

В работе [13] в плазменной струе с турбулентным течением осуществляется измерение вектора скорости потока по перемещению индуцированных короткоимпульсным лазером плазменных образований, которые служат маркерами скорости.

Важнейшей проблемой измерений скорости с использованием ИОН является обеспечение минимального возмущения исследуемого потока вносимыми в него пробными телами. Именно этому вопросу в данной статье уделено основное внимание.

Одним из способов создания ИОН является введение в струю в диаметральном направлении тонкого термостойкого стержня (d₀$ \ll $ D, d₀ и D − диаметры стержня и струи соответственно), плазмотермическое разрушение которого порождает большое разнообразие крупно- и мелкомасштабных оптических неоднородностей (ОН). Для успешного определения скорости плазменных потоков при внесении в них оптических неоднородностей необходима минимизация их возмущающего действия на движущуюся плазму путем правильного выбора термостойкого материала и экспериментального установления условий, при которых скорость движения ОН может быть отождествлена со скоростью движения плазменного потока. Для цилиндрически симметричной системы сечением, в котором следует определять профиль продольной скорости движения, является ее диаметральное сечение вдоль оси струи. В рассматриваемом методе это сечение задается помещением в него источника ОН в виде тонкого стержня. Продукты испарения и абляции, возникающие на нагреваемой плазмой поверхности стержня, увлекаются плазменным потоком и образуют долгоживущие светящиеся плазменные образования (ОН), представляющие собой сублимационные облака возбужденных атомов, молекул и кластеров материала стержня и продуктов их плазмохимического взаимодействия с веществом плазмы.

В настоящей работе рассмотрен принципиальный вопрос о возмущающем воздействии на плазменную струю вводимого в нее инородного тела, а именно, на две ее важнейшие характеристики: температуру плазмы и скорость движения. Последовательно приводятся описание экспериментальной установки, результаты визуализации ОН, а также спектральный анализ теплового возмущения плазменной струи при вводе ОН. Обсуждаются результаты расчета энтальпии смеси аргона и азота в контексте проведенных экспериментов.

ОПИСАНИЕ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ УСТАНОВКИ

Объектом исследования является затопленная плазменная струя, истекающая из расширяющегося выходного канала плазмотрона постоянного тока [14–16] в окружающую воздушную среду при атмосферном давлении. Плазмообразующий газ представляет собой смесь аргона с азотом в весовом соотношении 9 : 1 с полным расходом в диапазоне 1–4 г/с, ток дуги находится в диапазоне 200–400 А, напряжение горения – 40–50 В, диаметр выходного отверстия D = 8 мм. Характерное число Рейнольдса исследуемых течений составляет Re_D = 50–300.

Схема введения ОН в плазменную струю и измерительные средства представлены на рис. 1. Подробно измерительная схема установки по исследованию движения ИОН описана в [17].

Графитовый стержень 2 диаметром d = 0.7 мм с помощью электромагнитного привода 4 на время менее 1 с вводится поперек генерируемого электродуговым плазмотроном 5 плазменного потока 1 (D $ \gg $ d) под прямым углом к продольной его оси и при выбранной продольной координате z, отстоящей от выходного отверстия на 5 мм. Возникающие под воздействием плазменного потока на стержень продукты испарения и абляции (атомы, молекулы и кластеры материала стержня и продукты их плазмохимического взаимодействия с веществом плазмы) увлекаются струей и образуют долгоживущие светящиеся ОН 3.

Для обеспечения локальности в наблюдении ОН используется синхронизованная высокоскоростная двухпозиционная визуализация струи. Выбор ориентации видеокамер, масштаба изображения, кадровой частоты и экспозиции определяется протяженностью исследуемого участка струи, ее диаметром, скоростью движения и структурными особенностями ОН. ОН регистрируются двумя скоростными видеокамерами 6 и 7, предварительно отъюстированными и синхронизированными по частоте кадров. Оптические оси камер находятся под некоторым углом θ друг к другу, пересекаются на продольной оси плазмотрона и составляют с ней прямой угол, при этом оптическая ось камеры 7 имеет прямой угол с продольной осью стержня. Расположение видеокамер по отношению к стержню обеспечивает измерение локальной скорости по фоторазверткам движения ОН по продольной и поперечной координатам потока. Камеры в выбранном масштабе и с требуемым пространственным разрешением выполняют покадровую стереосъемку протяженной области струи $\Delta z \gg D$ с частотой и экспозицией, определяемой светимостью неоднородностей и скоростью их движения.

Для регистрации спектров излучения плазмы используются одноканальный оптоволоконный спектрометр AvaSpec 3648 8 с диапазоном 220–1100 нм и спектральным разрешением около 1 нм и трехканальный спектрометр AvaSpec 2048 9 со спектральным диапазоном 220–1100 нм и разрешением 0.2–0.5 нм. Кварцевые конденсоры создают резкое изображение плазмы в масштабе 1 : 1 в плоскости входного торца световодов спектрометров, линия наблюдения которых проходит через центральную область струи. Световоды могут перемещаться вдоль оси струи, что позволяет регистрировать спектры излучения плазмы в представляющей интерес продольной плазменной координате.

Оценка длины участка восстановления исходного скоростного профиля течения, обтекающего со скоростью U цилиндрическое препятствие диаметром d₀ $ \ll $ D, показывает, что при скоростях течения 100–400 м/с в месте введения стержня с диаметром d = 0.7–1.0 мм число Рейнольдса Re_D ≤ 50. При таком его значении реализуется схема обтекания, при которой за цилиндром возможно образование циркуляционной области длиной не более одного-двух диаметров стержня [13, 18].

Таким образом, возмущающее гидродинамическое воздействие стержня на плазменный поток оказывается незначительным, и на расстояниях, удаленных от зоны возмущения на 5 мм, и далее вниз по течению не должно наблюдаться различие скоростей невозмущенной струи и струи с введенным в нее тонким стержнем. Это иллюстрирует рис. 2, на котором изображен начальный участок затопленной струи с введенным стержнем и без него. Изображения получены экспонированием 30 000 кадров при одинаковых экспозициях для обоих случаев. Заметно значительное увеличение протяженности излучающего потока с введенным в него разрушаемым стержнем.

Опыты показали, что получение устойчивых и протяженных плазменных струй легче осуществляется в смеси аргона с небольшой примесью (5–20%) азота. При дальнейшем рассмотрении использованы плазменные струи в таких смесях.

ВИЗУАЛИЗАЦИЯ ЗАТОПЛЕННОЙ ПЛАЗМЕННОЙ СТРУИ, ОЦЕНКИ РЕАЛИЗУЮЩИХСЯ СКОРОСТЕЙ

Примеры синхронизованной регистрации двумя камерами плазменной струи без внешних возмущений (с естественными оптическими неоднородностями) и при введении в нее графитового стержня диаметром 0.7 мм (с искусственными оптическими неоднородностями) представлены на рис. 3 и 4. Осуществлена скоростная визуализация потока аргон-азотной плазмы (без стержня), сформированного плазмотроном в двух режимах работы при расходах плазмообразующего газа G = 1 и 3 г/с, энерговкладе около 15 кВт и диаметре выходного отверстия сопла D = 8 мм. Скоростные камеры, расположенные под углом θ = 12° друг к другу, обеспечивали синхронную регистрацию кадров с частотой 3 × 10⁴ с^–1 (камера 7) и 6 × 10⁴ с^–1 (камера 6), в масштабе 1 : 7 с пространственным разрешением 140 мкм/пиксель. На рис. 3 приведены последовательности объединенных в пары синхронных кадров (для камеры 6 – каждый второй кадр) в случае режимов формирования плазменной струи с расходами 1 и 3 г/с соответственно.

Представленные последовательности кадров иллюстрируют возможность измерения локальной скорости движения плазменного потока по перемещению собственного фронта течения. В режиме работы плазмотрона с расходом плазмообразующего газа 1 г/с формируется стабильная плазменная струя протяженностью несколько калибров с ламинарным характером течения. На выходе из сопла плазма движется с продольной скоростью 178 м/с, которая на расстоянии z = = 40 мм падает до значения 140 м/с. При увеличении расхода до 3 г/с режим движения плазменного потока становится пульсационным, на приведенных кадрах продольная скорость потока на выходе из сопла составляет 414 м/с и падает до значения 180 м/с на том же пути.

СПЕКТРАЛЬНЫЙ АНАЛИЗ ТЕПЛОВОГО ВОЗМУЩЕНИЯ ПЛАЗМЕННОЙ СТРУИ ПРИ ВВОДЕ ОН

При внесении в плазменную струю зондирующего стержня малого диаметра происходит нагрев и последующее испарение (или абляция) его материала, сопровождающаяся возникновением ИОН. На рис. 4 представлены синхронные видеокадры оптических неоднородностей, создаваемых графитовым стержнем, при расходе плазмообразующего газа 1 г/с.

Задачей исследования являлось установление количественных изменений энтальпии (температуры) плазменной струи в области внесения в нее зондирующего (разрушающегося) стержня. Решается она путем спектрального анализа излучения плазменной струи в области, расположенной на 1−2 мм ниже координаты ввода в струю стержня. Излучение этой области проектируется кварцевым конденсором на входной торец оптоволоконного световода спектрометра AvaSpec 3648 и регистрируется с частотой 100 с^–1 и экспозицией 2 мс в течение всего цикла “ввод–неподвижное положение в центре струи–вывод стержня” длительностью около 800 мс. Синхронно с регистрацией спектров осуществляется двухпозиционная скоростная регистрация камерами 6 и 7 (рис. 1) области ввода−вывода стержня и плазменной струи на протяжении 5−6 см вниз по ее течению (рис. 4).

Спектр излучения плазмы в этот период претерпевает изменения, отраженные на рис. 5 и 6. Параметром, характеризующим приводимые спектры, является время (мс), отсчитываемое от момента вхождения стержня в плазменную струю (устанавливается по данным скоростной синхронной визуализации). Таким образом, на рис. 5, 6 представлены спектры плазменной струи до ввода стержня, во время прохождения стержнем плазменной струи, при неподвижном стержне, погруженном в струю, и после выхода стержня из струи. Для наглядности приведенные на рисунках спектры последовательно сдвинуты друг относительно друга.

Отождествление спектров излучения, осуществляемое с помощью автоматизированной системы распознавания спектральных линий с включенной в нее базой данных NIST Lines, указывает на обилие атомных линий N I, Ar I (плазмообразующий газ), отдельных линий Cu I (материал анодного канала плазмотрона и выходного сопла), наблюдаемых на протяжении всего цикла, и множество атомных линий примесей, наблюдаемых в период нагрева стержня и его пребывания в струе. Естественно, что это, прежде всего, линии легкоионизируемых металлов, присутствующих в графите и наполнителе: резонансный дублет Na I (588.9, 589.6 нм) и резонансные линии Ca I (422.7 нм) и Ca II (393.4, 396.8 нм).

Спектр примесей был детально отождествлен при использовании трехканального спектрометра с лучшим спектральным разрешением. Помимо упомянутых и сильнейших резонансных линий Na I, Ca I и Ca II наблюдаются значительное число линий Ca I и Ca II в широком диапазоне длин волн и энергий возбуждения, а также молекулярные спектры радикала CN (переход B ²Σ⁺−X ²Σ⁺, полосы 0−0, 1−0, 0−1). По-видимому, практическое отсутствие в спектре интенсивных атомных линий C I (например, 247.8 нм) свидетельствует о быстрых процессах поверхностного горения углерода и его гетерогенной нитризации на поверхности стержня, мгновенно нагреваемого до температуры T_w ≈ 2500 К:

Представленные спектры излучения открывают возможности для анализа температуры плазмы в зоне ввода стержня на всех его этапах. Прежде всего, это определение температуры электронов (которая в свободной струе атмосферного давления совпадает с температурой тяжелых частиц) методом отношения интенсивностей многочисленных спектральных линий атомов Ar I и N I с существенно различающимися энергиями их возбуждения E_k. Результат анализа населенностей возбужденных состояний Ar I (рис. 7), выполненный для большого набора спектров в различные моменты пребывания зонда в плазме, свидетельствует о выполнимости закона Больцмана для распределения атомов по состояниям возбуждения. Это указывает на то, что температура плазмы в зоне возмущения, полученная методом “больцмановской экспоненты” (при погрешности ее определения не более 10%) в процессе ввода стержня падает на 1000−1500 К, а после вывода стержня из струи восстанавливается ее невозмущенное значение T ≅ 11 000 К (рис. 8).

Установленный уровень захолаживания плазмы при введении зонда подтверждается оценкой изменения энтальпии плазмы в зоне пребывания стержня.

Потеря стержнем массы определена взвешиванием стержня до и после опыта. В результате этих оценок убыль массы стержня вследствие абляции составила Δm_абл ≈ 2.5 × 10⁻³ г, а затраченная на абляцию энергия ΔW_абл = Δm_аблH_абл = 150 Дж, где H_абл = 60 кДж/г – удельная энтальпия сублимации графита [19].

Введенный в струю стержень быстро нагревается до температуры T_w ≈ 2600 К, измеренной спектроскопически (рис. 9).

Измеренный калориметрически удельный тепловой поток в сечении ввода стержня q₀ ≈ 1.5 кВт/см². Правая часть уравнения баланса энергии на поверхности стержня (S_пад = πdD/2, S_R = πdD)

включает в себя затраты на абляцию материала стержня и радиационные потери графита с температурой T_w. Поток мощности, компенсирующий эти потери, составляет

Относительное падение мощности (и энтальпии) струи при расходе 1 г/с равно

Уменьшение энтальпии аргон-азотной плазмы с температурой T₀ ≈ 11 кК на 18% в соответствии с расчетом (см. рис. 10) означает уменьшение температуры на ΔT_пл ≈ ΔH_пл/C_p(T₀) ≈ 1600 K, где C_p(T₀) – удельная теплоемкость смеси при температуре набегающего потока T₀. Эта оценка находится в хорошем согласии с измерением охлаждения плазмы (рис. 8б). Время “растворения” температурной неоднородности масштаба L ≈ 0.2 см за счет кондуктивного теплообмена составит τ = L²/4χ ≅ 4 × 10^–5 c (χ ≅ 150 см²/с – коэффициент температуропроводности плазмы). Длина релаксации температурной неоднородности при наблюдаемых скоростях 150 и 400 м/с составит соответственно 6 и 16 мм.

ЭНТАЛЬПИЯ СМЕСИ АЗОТА И АРГОНА ПРИ РАЗЛИЧНЫХ ОТНОСИТЕЛЬНЫХ ДОЛЯХ ПЛАЗМООБРАЗУЮЩИХ ГАЗОВ

Расчет состава и энтальпии плазмы смеси N₂ и Ar проводился на основе уравнений диссоциативного и ионизационного равновесия (типа уравнения Саха) с учетом диссоциации азота и последовательности реакций ионизации, приводящих к отрыву всех валентных электронов с внешней оболочки N и появлению многозарядных ионов. Химические превращения Ar представляются единственной реакцией ионизации. Данные для расчета статистических сумм по электронным уровням атомов и молекулярным уровням, а также значения потенциалов ионизации и диссоциации заимствованы из [20–22].

Продукты термического разложения азота и аргона образуют два ансамбля химически не взаимодействующих частиц, таким образом, энтальпия образующейся смеси является аддитивной величиной. Использованная процедура расчета с учетом поправок на неидеальность плазмы и вириальных поправок, сравнение расчетов теплоемкости и электропроводности азота в широком диапазоне температур (T = 300–120 000 К) и давлений (p = 1–100 атм.), а также сравнение с результатами других авторов приведены в [23, 24].

Сумма произведений расхода на удельную энтальпию по исходным компонентам смеси ${{F}_{H}} = {{H}_{{{\text{Ar}}}}}{{G}_{{{\text{Ar}}}}} + {{H}_{{{{{\text{N}}}_{{\text{2}}}}}}}{{G}_{{{{{\text{N}}}_{{\text{2}}}}}}}$ позволяет получить полный поток энтальпии в зависимости от температуры смеси. Использование F_H дает возможность сравнения потока энтальпии, определенного по спектроскопически измеренной температуре на срезе сопла, с мощностью плазмотрона.

На рис. 11 представлено сравнение удельной энтальпии аргона и азота, показывающее вклад возбуждения внутренних степеней свободы, а также реакций диссоциации и первичной ионизации азота в окрестности значений температур D/10 и I₁/10 соответственно, где D и I₁ – потенциалы диссоциации молекулы азота и ионизации атомов. Учитывая, что КПД ГНП η = 0.75, мощность, вводимая в плазму, равна W = ηP = 11 250 Вт.

На рис. 10 представлены зависимости энтальпии, переносимой газовой струей при общем расходе 1 г/с и различных относительных концентрациях азота. Горизонтальная линия приблизительно показывает уровень полезной тепловой мощности. Отмеченные на графике точки указывают диапазон температуры, реализующийся при вариации относительной концентрации азота. При вариации массовой доли азота в диапазоне 1−10% среднемассовая температура может измениться на 3000 К, что превышает погрешность спектроскопического измерения данной величины. При 10%-ной концентрации азота, реализующейся в эксперименте (кривая 2 на рис. 10), температура в струе плазмы составит около 10 750 К.

Аналогичным образом можно оценить мощность, затрачиваемую струей на нагрев и абляцию материала стержня, которая равна ΔF_H = (11 250 − − 9720)S_стерж/S_струи ≈ 200 Вт.

Исходя из формулы расчета потока энтальпии, можно предложить следующую оценку относительной погрешности определения энтальпии смеси на основе относительных погрешностей составляющих:

При средней относительной погрешности определения расхода ${{\sigma }_{{{{G}_{{{\text{Ar}}}}}}}} = {{\sigma }_{{{{G}_{{{{{\text{N}}}_{{\text{2}}}}}}}}}} = 0.1$ получим погрешность ${{\sigma }_{{{{F}_{H}}}}}$ ~ 0.15, что позволяет представить зависимость потока энтальпии, переносимого струей плазмы, с учетом ошибки вычисления, как показано на рис. 12. На этом рисунке приведен диапазон вариации энтальпии с учетом погрешности измерения расхода, что при условии постоянства и точности значений вводимой тепловой мощности W позволяет оценить погрешности температуры следующим образом. Вариация потока энтальпии имеет вид

Соотношения для расходов и погрешностей их измерения

где $\delta {{G}_{{{{{\text{N}}}_{{\text{2}}}}}}},$ $\delta {{G}_{{{\text{Ar}}}}}$ – абсолютные погрешности определения потока энтальпии и расходов газов. Пусть соотношение расходов Тогда поток энтальпии равен точно измеренному значению мощности ${{F}_{H}} = W$ и $\delta {{F}_{H}} = 0,$ что дает

Далее

или в самой компактной записи

Таким образом, вариации расхода и температуры имеют разные знаки.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Как диапазон чисел Re_D, реализуемых в рассматриваемой плазменной струе, так и относительная малость вносимых в нее возмущений способствуют поддержанию ее ламинарного течения. При этом и обтекание стержня является существенно ламинарным. Эти факторы указывают на пригодность предложенного метода создания искусственных оптических неоднородностей для определения скорости плазменных струй.

Возмущающее гидродинамическое воздействие стержня на плазменный поток оказывается незначительным, и на расстояниях, удаленных от зоны возмущения на 5 мм и более вниз по течению, гидродинамические возмущения потока можно считать несущественными.

Визуализация оптических неоднородностей, как появляющихся в результате естественной эволюции плазменной струи, так и искусственно внесенных, позволяет определить скорость движения плазменной струи. Выполненная с высоким пространственным (20 мкм) и временны́м (20 мкс) разрешением синхронизованная двухпозиционная визуализация ОН в струях ламинарного (100–200 м/с) и переходного (400−500 м/с) режимов течения показала, что при расходе плазмообразующего газа 1 г/с формируется стабильная плазменная струя протяженностью несколько калибров с ламинарным характером течения, а при расходе 3 г/с режим движения плазменного потока становится пульсационным.

Анализ спектров излучения плазмы в зоне возмущения позволил установить степень захолаживания плазмы в процессе погружения в нее графитового стержня, которое находится в диапазоне 800–1500 К, а также проследить восстановление невозмущенного значения ее температуры T₀ = = 11 000 К (при погрешности ее определения не более 10%). Выполненный анализ теплового баланса на поверхности стрежня показал, что уменьшение энтальпии набегающего плазменного потока обусловлено главным образом затратами тепла на абляцию материала стержня. При этом спектроскопические измерения температуры в зоне введения стержня находятся в хорошем соответствии с результатами расчетов энтальпии при использованной в работе смеси с концентрацией азота 10%.

Исследование выполнено при финансовой поддержке РФФИ в рамках научных проектов №№ 17-08-00816 и 19-08-00484. Авторы благодарят к.ф.-м.н. И.В. Морозова за предоставление данных о зависимости теплоемкости аргона от температуры.