Аналитический и численный анализ физико-математической модели огней св. Эльма

• Автор: Голованов, Алексей Сергеевич
• Шифр специальности: 05.13.18
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2001
• Место защиты: Ярославль
• Количество страниц: 165 с. : ил

ОГЛАВЛЕНИЕ
Введение

Глава,I Критические условия появления огней св, Эльма

1.1 Физикоматематическая модель огней св, Эльма

1.2. Электростатические неустойчивости ТонксаФренкеля и КельвинаГельмгольца на заряженной границе двух сред. Общая постановка задачи
1.3. Дестабилизация заряженной границы раздела двух сред, подверженной действию неустойчивостей ТонксаФренкеля и Кельвина Гельмгольца при наличии переменной во времени компоненты поля скоростей верхней среды
1.4. О зависимости критических условий реализации неустойчивости заряженной границы раздела сред от толщины верхней среды

Глава 2. Электромагнитное излучение от огней св. Эльма

2.1. Электромагнитное излучение осциллирующей заряженной вязкой капли конечной проводимости в линейном приближении по амплитуде осцилляций

2.2. Нелинейные капиллярные колебания заряженной капли

2.3. Электромагнитное излучение нелинейно осциллирующей заряженной капли

2.4. Об интенсивности радиопомех от огней св. Эльма
Глава 3. О форме и характерном линейном размере огней
св. Эльма
3.1. Эффект рассеивания заряженных аэродисперсных систем. Веерная форма свечения огней св. Эльма
3.2. Расчет размеров и зарядов капелек, эмиттируемых при неустойчивости заряженной поверхности жидкости при появлении огней св. Эльма
Результаты и выводы
Список использованной литературы


Для его нейтрализации потребуется " * лавин. Но т. Ю2 лавин, то время существования разряда в окрестности капельки будет на два порядка больше характерного времени развития одной лавины, которое " "7с , т. Таким образом в течение времени капелька будет светиться, за счет горящего в ее окрестности коронного разряда. ОСЭ. На капельку, эмитированную неустойчивой заряженной поверхностью жидкости, со стороны внешнего электрического поля Ео будет действовать сила, равная произведению заряда капельки д на напряженность поля Ео: Я-Ео. Под действием этой силы капелька будет ускоренно двигаться, удаляясь от породившей ее поверхности жидкости. Характерный линейный размер Э определится расстоянием, на которое капелька улетит до завершения коронного разряда в ее окрестности. Но чтобы найти это расстояние необходимо учесть, что коронный разряд зажигается у поверхности капельки не сразу, как только она образуется, но лишь только после того как в ближайшей окрестности капельки появится свободный электрон или отрицательный ион. Значит, для оценки характерного линейного размера ОСЭ кроме характерного времени т# необходимо учесть и время задержки начала разряда то. Время то, определится вероятностью столкновения капельки с отрицательным ионом. Как показывают численные оценки то » т# и характерный линейный размер области свечения ОСЭ будет порядка расстоя-ния, которое пройдет дочерняя капелька во внешнем поле Ео до столкновения с отрицательным ионом (до зажигания коронного разряда в ее окрестности). Время от начала движения дочерней капельки до столкновения с отрицательным ионом, т. У - скорость движения капельки в момент столкновения с ионом, з- сечение столкновения капельки с ионом: з=7и й2, где й - расстояние от центра капельки, на котором согласно вышесказанному электрическое поле ее заряда q способно оторвать электрон от отрицательного иона. Я и длиной равной расстоянию, проходимо-му капелькой за секунду вдоль траектории ее движения в Обратная к (7г-з»V) величина как раз и определит время от начала движения дочерней капельки до столкновения с отрицательным ионом. Чтобы оценить характерный линейный размер ОСЭ выразим сечение столкновения капельки с ионом з через характеристики капельки и напряженность электрического поля в котором ион распадается на электрон и нейтральный атом. Как уже говорилось, при атмосферном давлении отрицательный ион распадается на электрон и нейтральный атом при попадании в поле напряженностью Е+ > кВ/см . Такое поле существует вокруг дочерней капельки, несущей заряд порядка предельного в смысле критерия устойчивости, т. I = ? Уже при г - мкм получим I ь см. Из (3) видно, что характерный линейный размер свечения ОСЭ обратно пропорционален концентрации отрицательно заряженных ионов в объеме, занятом ОСЭ. Выше полученная численная оценка на максимальное значение характерного линейного размера ОСЭ I < I м справедлива лишь при п - 0 см‘э. Естественно ожидать, что при зажигании ОСЭ в их окрестности концентрация отрицательных ионов будет увеличиваться. В самом деле, согласно вышесказанному в окрестности объема, занятого ОСЭ, будут идти интенсивные процессы фотоионизации воздуха []. Образовавшиеся при этих фотоионизационных актах электроны будут прилипать к нейтральным атомам, образуя отрицательные ионы. В итоге их концентрация в объеме ОСЭ будет увеличиваться, а характерный линейный размер I будет уменьшаться ~ тГ1. Поэтому наиболее часто упоминаемые наблюдателями значения I соответствуют всего нескольким сантиметрам (в % описаний I < 5 см). Действие электростатических неустойчивостей Тонкса-Френкеля и Кельвина-Гельмгольца на заряженную границу двух сред. Общая постановка задачи. Наибольшие линейные размеры и яркость ОСЭ имеют в ветренную (штормовую) погоду. Это обстоятельство позволяет предположить »что наличие ветра создает более благоприятные условия для появления ОСЭ и что определенную роль в этом играет неустойчивость Келъвина-Гельмгольца - неустойчивость границы раздела двух несмешивающихся жидкостей, по которой проходит тангенциальный разрыв поля скоростей.