Моделирование и оптимизация процессов радиационного воздействия на газы и металлы

• Автор: Шкедов, Иван Максимович
• Шифр специальности: 05.13.18
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2004
• Место защиты: Красноярск
• Количество страниц: 302 с. : ил.

ОГЛАВЛЕНИЕ
ВВЕДЕНИЕ.

ГЛАВА I. ЧИСЛЕННЫЕ МЕТОДЫ РЕШЕНИЯ ЗАДАЧ

РАДИАЦИОННОЙ ДИНАМИКИ.

1.1. Постановка задачи о взаимодействии излучения

с многоуровневыми средами.

1.2. Методы решения уравнения переноса

1.3. Система балансных уравнении для многоуровнс

вых атомноионных сред

1.4. Расчет скоростей радиационных и столкнови

тельных процессов.

1.5. Постановка, методы исследования и особенности задач оптимального управления
радиационными процессами
Выводы
ГЛАВА II. ДИНАМИКА ВОЗБУЖДЕНИЯ И ИОНИЗА . ЦИИ БАРИЯ СОЛНЕЧНЫМ СВЕТОМ.
2.1. Модели атома и иона бария
2.2. Поглощение солнечного света
2.3. Возбуждение и ионизация среды
2.4. Характерное время фотоионизации
бариевого облака
Выводы
ГЛАВА III. СВЕЧЕНИЕ БАРИЕВЫХ ОБЛАКОВ.
3.1. Частотные характеристики излучения
3.2. Радиальноугловое распределение пнтенспв
гф ности свечения облака в атомных и ионных
линиях бария.
3.3. Пространственновременная картина свечения . .
3.4. Динамика яркости бариевого облака.
Выводы.
ГЛАВА IV. МОДЕЛИРОВАНИЕ ПРОЦЕССОВ ВОЗБУЖДЕНИЯ, ИОНИЗАЦИИ И СВЕЧЕНИЯ ПЛОТНЫХ ПАРОВ НАТРИЯ ПОД ДЕЙСТВИЕМ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
4.1. Поглощение лазерного импульса
4.2. Флуоресцентное свечение
4.3. Воздействие лазерным лучом.
4.4. Ионизация и свечение атомов натрия под действием лазерного импульса.
4.5. Формирование плазменного канала под
действием лазерного луча.
4.6. Сравнительный анализ результатов моделирования и экспериментальных данных.
Выводы.
ГЛАВА V. ИССЛЕДОВАНИЕ ОПТИМАЛЬНЫХ РЕЖИМОВ РАДИАЦИОННОГО ВОЗДЕЙСТВИЯ НА ГАЗЫ.
5.1. Задача о достижении максимальной поляризации двухуровневого атома.
5.2. Максимизация степени возбуждения двухуровневого атома.
5.3. Управление двухступенчатой фотононизацией
атомов .
5.4. Управление процессом фотононнзацин атомов излучением по неселективному каналу
5.5. Применение оптимизационного подхода
к проблеме разделения газов
5.6. Оптимальные режимы двухступенчатого возбуждения атомов в ридберговские состояния . .
Выводы.
ГЛАВА VI. ОПТИМАЛЬНЫЕ РЕЖИМЫ НАГРЕВА МЕТАЛЛОВ ЛАЗЕРНЫМ ИЗЛУЧЕНИЕМ.
6.1. Нагрев металлов при монотонной зависимости коэффициента поглощения от толщины окисной пленки.
6.2. Проявление интерференционных ОСЦИЛЛЯЦИЙ поглощательной способности при оптимальном режиме нагрева.
6.3. Управление экзотермическим процессом
лазерного нагрева
Выводы
ЗАКЛЮЧЕНИЕ.
ф ПРИЛОЖЕНИЕ 1
ПРИЛОЖЕНИЕ 2
ЛИТЕРАТУРА


В условиях, когда возбужденный уровень имеет конечную ширину благодаря процессам естественного и столкновительного уширения, а частоты поглощенного п испущенного фотонов не коррелируют между собой II распределение частиц по скоростям подчиняется максвелловскому закону, то формы линии поглощения и излучения совпадают. Для них выбран до-. Доплера. Это не является ограничением, так как можно рассмотреть любую другую форму линии, например: лоренцевскую или фойгтовскую. При этом разработанные модель и алгоритмы не изменятся в идейном отношении. Использование сферической формы для индикатрисы рассеяния соответствует изотропному рассеянию излучения отдельной частицей и является наиболее простым случаем, когда в разложении фазовой функции рассеяния в ряд по полиномам Лежандра учитывается только первый член. Состояние среды будем описывать балансными (скоростными) уравнениями для заселенностей многоуровневого атома п иона в рамках радиационно-столкновительной модели [9, 5, 6]. При этом учтем следующие элементарные процессы: спонтанный распад, вынужденные возбуждение и тушение, фотоионизацию. В тех физических задачах, где на состояние среды влияют столкновения электронов с атомами или ионами, в систему уравнений включались процессы возбуждения, девозбуждения, ионизации, фоторекомбинации и рекомбинации. Размерность системы балансных уравнении зависит от количества уровней, учитываемых в моделях атома п иона. Их число определялось шириной спектра внешнего излучения, распределением его интенсивности по частоте и значением сечения поглощения фотонов для рассматриваемых переходов. Окончательное же их число определялось с помощью численных расчетов, когда уже добавление других уровней не приводило к заметному изменению основных характеристик среды. Кроме того, в плотных средах характерные времена столкновитсльной дефазировки меньше характерных времен фотонроцессов. Рц> = Вц' • «/й7(г, ? Вц> • 7,-,/, В 1ч • «/,*,/ и Ан' - вероятности вынужденного тушения, возбуждения и спонтанного распада для перехода г —» г' (г > г'), ла, п+ - число учитываемых уровней атома и иона. Вц> п Вп - коэффициенты Эйнштейна. В системе (1. Поскольку считается, что в начальный момент времени *о = 0 все атомы находятся в основном состоянии с концентрацией N0, а ионов нет, то начальные условия для системы уравнений (1. Щг,0) =0 , г = 2,3, •••,«„ + п+. Система уравнений (1. В оптически топком случае их значения являются константами и определяются интенсивностью внешнего излучения. В плотных средах (г, ? Она представляет собой интегральную по телесным углам и частоте интенсивность излучения в пространственной точке г. Если с радиус-вектором г связать локальную сферическую систему координат рис. J йф J ап« J Ф“'(1/)Г'(г, 1? А/, (1. Б, определяемого углами 0 п ф. В выражении (1. Г{г,д,ф,»,г) . Уравнение (1. Хоп> " коэффициент поглощения в центре линии п 5" функция источников, для которых с учетом предположений 1) - 3) (см. Здесь с - скорость света, к - постоянная Планка, тг - константа тт = 3,, д? Граничные условия для уравнения (1. Соотношения (1. В случае оптически плотных сред, когда заселенности находятся из решения системы уравнений (1. Рассмотрим методы решения уравнения переноса излучения в спектральной линии, соответствующей оптически плотному переходу п «-> т (п > т). В уравнениях (1. I входит как параметр через характеристики среды и граничные условия (1. Такие же величины, как поглощение Хот и функция источников 5пт явным образом зависят от заселенностей (см. Считается, что для произвольного момента времени I' (например, 1! ЛГП и Ьгт для уровней, участвующих в переходе п —> т. Следовательно, по известным характеристикам Хот> $пт можно рассчитать распределение интенсивности /пш(г, $, ф, и, *), решая уравнение (1. Обсудим некоторые методы решения уравнения переноса, так как выбор наиболее эффективного метода существенным образом ускорит решение сформулированной задачи (1. Исследованию и развитию методов решения уравнения переноса посвящено огромное количество работ [4, 5, И, -, , , -, -, 9, 2, 4, 7-0].