Исследование радиационно-газодинамических процессов взаимодействия гиперзвуковых потоков излучающей плазмы с конденсированными и газовыми средами

1.1.0 динамике и макроструктуре светоэрозионных сильноточных излучающих плазмодинамических разрядов в газах.

Сильноточные плазмодинамические излучающие разряды (СПДР). В настоящее время представляет большой научный и практический интерес разработка и создание мощных излучателей в видимой, ультрафиолетовой (УФ) и вакуумной ультрафиолетовой (ВУФ) областях спектра. Они необходимы для решения задач по созданию мощных лазеров видимого и ближнего УФ-диапазонов, полосы поглощения рабочих сред которых расположены в области ВУФ, а также при создании новых типов лазеров. Кроме того, такие источники применяются и для других целей — для исследования фотохимических реакций, процессов взаимодействия лучистых потоков большой мощности с конденсированными средами и др.

Наиболее общие требования, предъявляемые к этим источника связаны с возможностью достижения высоких яркостных температур (Гярк > 20 000 К), получением больших размеров излучающей поверхности, обеспечением высоких КПД в требуемом спектральном диапазоне и формированием импульсов излучения с определенными временными параметрами. Эти задачи могут быть решены применением плазмодинамических сильноточных излучающих систем.

Низкотемпературная плотная плазма является мощным источником излучения в видимой, УФ и ВУФ-областях спектра. Наиболее распространенными методами получения плотной плазмы (Ne ~ 1017 — 1019 см-3) с температурой Те ~ 2 — 10 эВ в настоящее время являются: омический нагрев плазмы при протекании через нее больших импульсных токов и нагрев газа во фронте сильной ударном волны, создаваемой с помощью взрывчатых веществ.

Оптический нагрев плазмы наряду с преимуществами (управление длительностью и энергии разряда, возможность работы в импульснопериодическом режиме, технологичность) имеет и принципиальные ограничения. Для электрических разрядов характерен самосогласованный режим ввода энергии в среду, приводящие к ограничению плотности вводимом в канал электрической мощности (эффект «насыщения яркости» [1]), что связано с падением сопротивления плазмы при росте ее температуры. Кроме того возникают трудности при выводе коротковолнового излучения из зоны разряда, обусловленные экранировкой ВУФ излучения холодными слоями плазмы. Нетехнологичность источников излучения взрывного типа [2] сводит на нет их преимущество, заключающееся в ударно-волновом механизме нагрева плазмы, не имеющем прямых ограничений на уровне достижимых температур.

Можно сформулировать требования, предъявляемые к источникам излучения. Во-первых, ударно-волновой механизм нагрева плазмыво-вторых, эффективный вывод жестких квантов из излучающей зоныв-третьих, удобный способ накопления и ввода энергии.

Одним из возможных решений указанной задачи является применение магнито-плазменного компрессора (МПК) эрозионного типа. Здесь, запасенная в накопителе электрическая энергия посредством электромагнитного плазменного ускорителя переходит в кинетическую энергию высокоскоростного потока. Кинетическая энергия может различными способами переходить в тепловую энергию ударно-сжатой плазмы, что сопровождается излучением.

Конструктивно МПК выполняется в виде коаксиальных электродов, разделенных диэлектрической втулкой. Плазмообразующим веществом являются продукты эрозии электродов и абляции диэлектрической втулки. Ускорение плазмы осуществляется под действием пондеромоторных амперовых сил Fz=jrB^ возникающих при взаимодействии радиальных компонент разрядного тока с азимутальной составляющей собственного магнитного поля В. Процесс ускорения плазмы сопровождается электромагнитной кумуляцией потока вдоль оси системы. В зоне компрессии плазменный поток удерживается магнитным полем разряда. Для характерных значений энергий W0=lO кДж (С0 = 750 мкФ), вкладываемых в разряд, параметры плазмы для вакуумного МПК в зоне максимального сжатия составляют: Ne = 1019- Ю20 см-3 [3, 4], Те ~ 4 — 6 эВ [3, 4, 5]. С ростом энерговклада наблюдается стабилизация температуры плазмы за счет интенсивного радиационного охлаждения.

Рассмотрим основные типы плазмодинамических источников света на основе МПК разрядов.

Открытый вакуумный разряд. Результаты исследования этого типа разрядов представлены в работах [4−12]. Установлено, что примерно 70 — 90% всей излучаемой разрядом энергии приходится на вакуумную УФ область спектра, что обусловлено фоторекомбинационным континуумом характерных групп ионов, определяющих состав электроразрядной плазмы.

Максимальная яркостная температура излучения разряда достигается в далекой ВУФобласти спектра (hv>30 эВ). Экспериментально реализованы режимы разряда МПК с яркостной температурой в области hv=25−65 эВ на уровне шесть эВ [8,12]. Достижение высоких яркостных температур разряда в ВУФ области спектра определяются не столько механизмом нагрева плазмы в зоне компрессии, сколько способом вывода коротковолнового излучения из горячей излучающей зоны разряда. Эффективный вывод коротковолновых квантов из разряда обеспечивается тем, что среднемассовые скорости излучающей плазмы v2 намного превышают тепловые скорости vR, с которыми осуществляется радиальное расширение струи [13] и оптически плотный слом не образуется.

Радиально ограниченный разряд. В работах [14 — 16] наблюдалось существенное (в 2 раза) увеличение выхода УФ излучения при радиальном ограничении зоны компрессии плазменного потока прозрачными цилиндрическими стенками. Стенка ограничивает радиальное расширение в вакуум не проходящей через зону компрессии периферийной плазмы и позволяет не уменьшая коэффициент использования вещества увеличить плотность экранирующего слоя и создать условия и эффективной экранировки и переизлучения далекого ВУФ-излучения. Кроме того, происходит дополнительная газодинамическая фокусировка потока за областью компрессии, возникающей в результате отражения от стенок расширяющейся из зоны фокуса плазменной струи, что приводит к увеличению эффективной излучающей длины разряда.

Выше упоминалось, что наиболее ярко преимущества этого типа источников излучения проявляются в устройствах, где кинетическая энергия потока в результате вязкой диссипации переходит в тепловую энергию ударно сжатой плазмы и излучается с высокой эффективностью, достигающей, как следует из теоретических [17] и экспериментальных [18] работ 90%.

Такой способ получения излучения имеет следующие преимущества. Тер-мализация направленной кинетической энергии и нагрев плазмы осуществляется вне энергетического контура МПК. В результате снимаются ограничения на уровень удельного энерговклада в плазму, присущий омическому нагреву. Температура плазмы ограничена не электрической мощностью, рассеиваемой на омическом сопротивлении разряда, а величиной направленной скорости плазменного потока. Кроме того, динамические характеристики импульса излучения определяются временным профилем гидродинамического потока энергии струп в зоне торможения и могут существенно отличаться от характерных времен разряда RLC-контура. Еще одно преимущество ударно-волнового нагрева плазмы заключается в возможности эффективного управления эмиссионным спектром плазмы. Это связано с сильной зависимостью термодинамических параметров плазмы в зоне торможения от газодинамических параметров набегающего потока. Дополнительная возможность управления спектром излучения связана с варьированием химическим составом набегающего потока.

Разряд с осевым ограничением. Отмеченные выше преимущества реализуются в разряде с осевым ограничением при ударном взаимодействии плазменного потока с преградой в вакууме изучавшегося в [16, 19, 20]. Показано, что образующийся при торможении слон ударно сжатом плазмы является источником мощного непрерывного излучения с яркостной температурой 23−103 К в видимои и 25-Ю3 К в ближней УФ области спектра (W0=9,4 кДж), расстояние от среза МПК до преграды 150 мм). Яркостная температура ударно сжатой плазмы в ВУФ области спектра (hv = 12−70 эВ), измеренные открытыми ионизаци.

1 Я онными камерами, составили ~ 32−10 — 39−10 Кполная энергия излучения ударно сжатого слоя в радиальном направлении -300 Дж.

Локализованный плазмодинамический разряд. В таком типе разряда осуществляется одновременно радиальное и осевое ограничение. В [21] показано, что импульс излучения разряда представляет собой суперпозицию импульсов излучения двух зон — зоны МГД — компрессии и зоны ударно сжатой плазмы. При соответствующем выборе энергетического режима и соответствующей организации процесса локализованный разряд позволяет формировать импульсы различной заданной формы и длительности, Достигнутые яркостные температуры разряда в видимой и ближней УФ областях спектра составляют 17−103 о.

20−10 К соответственно.

Кумулятивный плазмодинамический разряд. Наиболее полно особенности ударного нагрева плазмы реализуются в кумулятивном плазмодинамическом разряде, основанном на ударном взаимодействии и кумуляции встречно направленных плазменных потоков [14, 21 — 25]. В этом случае динамические параметры светового импульса определяются временным профилем гидродинамического потока энергии плазменных струй в зоне взаимодействия [22] и слабо зависят от параметров разрядного контура. В этих экспериментах яркостная температура излучения в ближней УФ области составляет ~ 20−103 К (W0⁶, 5 кДж) при полном (в области прозрачности кварца световой выход -43% от запасаемой энергии, причем -50−60% излучаемой энергии приходится на ближний ультрафиолет. С увеличением энерговклада относительный световом выход остается примерно постоянный, а доля УФ-излучения в суммарном спектре увеличивается [23].

Торможение плазменных потоков может происходить на газовой преграде если разряд МПК происходит в среде. Так как этот тип разряда представляет для нас наибольший интерес рассмотрим его подробней.

Плазмодинамические разряды в газах. Нагрев плазмы можно осуществлять в результате термализации кинетической энергии плазменных потоков при их ударном взаимодействии с газовой средой, выполняющей функцию преграды. При развитии разряди МПК в газовой среде картина радиационно-газодинамических процессов существенно изменяется по сравнению с разрядом МПК в вакууме.

Для разряда МПК в газовой среде наблюдается образование в окружающем пространстве интенсивно излучающих ударно-волновых структур. Зона ударного торможения высокоскоростного плазменного потока в плотном газе имеет структуру описанную в работе [26]. В газ с начальной плотностью рго втекает плазменный поток с плотностью рш 0 и скоростью упл 0, структура зоны ударного торможения, в этом случае, имеет вид показанный на рис. 1.1. Параметры плазмы в областях 1 и 2 и газа в областях 3 и 4 связаны между собой соотношением Ренкина-Гюгонио для ударных волн. Здесь есть противоречие. Из дальнейшего ясно, что ударно сжатая плазма является мощным источником излучения, согласно экспериментальным данным [5, 27, 28] в излучение уходит 50% и больше от энергии плазменной струи. Поэтому параметры областей I и 2 нельзя связывать уравнениями Ренкина-Гюгонио, которые справедливы при выполнении закона сохранения. На этой ударной волне (так называемой «ударной волне с высвечиванием» [29]) справедливы только законы сохранения потока массы и импульса.

В [29] для таких воли получено следующее соотношение связующее параметры по обе стороны УВ:

Рпл.1 VIU1.1 И’плЛ^пл.О Рпл. О Упл.О^плЛ это для случая если скорость УВ много больше скорости звука в покоящемся газе и при условии, что высвечивание значительно, что сопровождается заметным уменьшением температуры за УВ по сравнению с равновесным значением (в формуле R — универсальная газовая постоянная- |1Пл.1 — атомный вес в зоне ударно сжатой плазмы).

Вернемся к работе [5]. Полученные здесь выражения для параметров газа и плазмы во всех зонах, выраженные через параметры в невозмущенном газе (рго, рго, Тг0) и параметры набегающего плазменного потока ((рпл.о и vnjI о) в приближении сильной УВ (рпл «рплЛ и ргЛ «ргЛ) дают удовлетворительное согласие с экспериментом [30]. Поэтому их можно использовать для приближенных оценок.

Основываясь на экспериментальных данных параметры набегающего плазменного потока выражены через энергомощностные характеристики разрядного контура:

Рпл.О ~ к,.

VTMTIK J f ттг m VIU1.0 ^v.

Is.

Чтмпк у где Wo — электрическая энергия, запасенная в конденсаторахтМпк ~ характерное время разряда в МНКкр, kv — постоянные размерные коэффициенты- 1 и ш — положительные безразмерные показатели, определяемые свойствами плазмообразующих веществ.

При анализе динамики энергобаланса выделяются два характерных режима течения в зависимости от начальных параметров процесса. Если плотность плазменного потока существенно ниже начальной плотности газа (рпл.о <<- Pro) реализуется режим торможения. В этой случае 70 — 90% кинетической энергии плазменного потока переходит во внутреннюю энергию ударно сжатой плазмы. Очевидно, что это и предельное значение светового КПД такого излучателя. г J 4.

Рис 1.1 Газодинамическая структура зоны ударного торможения плазменного потока в плотном газе в одномерном рассмотрении.

Рис. 1.2 Тенеграмма линейно-стабилизированного поверхностного разряд.

Основная доля излучения идет из зоны ударно сжатой плазмы. Если р^.о >рго реализуется режим разгона ударной волны наиболее эффективный при рпл 0 = рго. В этом случае КПД передачи кинетической энергии плазменного потока в энергию ударно сжатого газа максимален и достигает 50%.

В [75] был выполнен численный расчет разряда МПК в гелии. По данным этой работы разряд в газах формируется следующим образом. После пробоя межэлектродного промежутка вдоль поверхности диэлектрика растет энергосодержание возникшей плазмы и происходит оттеснение газа от диэлектрика с образованием УВ. Когда граница плазменного образования отходит от диэлектрика на расстояние порядка 0,3 — 0,5 диаметра анода, в слитной к оси области образуется зона высокоскоростного плазменного потека. Если до этого времени ток разряда протекал по поверхности раздела плазма — газ (существовала плазменная токовая оболочка толкавшая газ), то в дальнейшем 50 — 80% тока разряда замыкается в зоне ускорения у диэлектрика. Разряд напоминает вакуумный режим работы усорителя эрозионного типа.

Торможение радиально-неоднородного потока на деформируемой газовой преграде носит существенно двумерный характер: образуется коническая ударная волна во фонте которой увеличивается давление, температура, магнитное поле. Пройдя эту УВ поток приобретает радиальную составляющую скорости в 2−5 раз превышающую начальную. Это приводит к значительному повышению эффективности кумуляции на оси по сравнению с вакуумным МПК: в зоне компрессии срабатывается практически весь скоростной напор вместо 20−40% в вакуумном разряде, температура в плазменном фокусе повышается в 2−3 раза, растет излучение из фокуса. В зоне торможения со сжатием массы потока растут магнитные поля, и вокруг зоны ударно сжатой эрозионной плазмы образуются замкнутые токовые нити (петли). Со стороны эрозионной плазмы на газ действует суммарное давление равное напору потока, что согласуется с представлением плазменного поршня рассмотренной выше работы [75].

Экспериментальные исследования МПК разрядов в газах представлены в работах [27, 28, 30, 5]. На хронограммах [5] наблюдается конусообразный ударно-волновой фронт окружающий плазменную струю. В головной части УВ наблюдается неравномерно светящийся фронт, что объясняется пространственно-временной неоднородностью формирования разряда в начальной стадии и развитие в дальнейшем гидродинамических неустойчивостей. Отмечается, что скорость светящегося фонта, как и вся микроструктура течения, слабо зависит от рода газа, если начальные плотности совпадают и определяются в основной начальном энергетикой МПК, а также конфигурацией ускорителя.

Световой выход МПК разряда как установлено в результате исследования пространственно-временной структуры, определяется двумя зонами: зоной плазменного фокуса и зоной ударно-волнового взаимодействия плазменного потока с газовой преградой. В режиме разгона УВ рг0 < 1-Ю5 г/см3) в начальный период разряда (т < Т/8) интенсивность излучения из зоны плазменного фокуса значительно превышает яркость зоны ударного торможения. В дальнейшем происходит выравнивание интенсивности излучения из обеих зон.

5 3.

С переходом в режим торможения рго >2−10 г/см) возрастает интенсивность ударно волнового торможения и с самого начала разряда интенсивность свечения в этой зоне сравнивается с излучением из зоны плазменного фокуса, а в последующие моменты значительно превышает ее. С ростом плотности газа наблюдается увеличение интенсивности излучения зоны МГД-компрессии, что связано с интенсификацией ударно-волновых процессов при радиальном расширении электроразрядной плазмы и усилению фотоионизационных эффектов, приводящих к переизлучению из ВУФ области спектра в более длинноволновой диапазон.

По измерениям спектральной яркости выполненным в [5, 8] установление, что резкий рост яркостной температуры для инертных газов начинается с плотностей газа рго~2−10'5 г/см3, область оптимальных значений яркости достигается при плотности рго~(1−2)-10'4 г/см3. В этом случае максимальные величины спектральной яркости увеличиваются по сравнению с разрядами при низких плотностях в видимой области (hv ~ 2,5 эВ) в 3 раза, в ближней УФ-области (/zv~4,6 эВ) в 5 раз, а в ВУФ (/zv~ 8 эВ) в восемь раз и соответствуют яркостной температуре Тя ~ 38 000. Максимальными яркостными характеристиками обладают разряды в аргоне.

В работе [28] с помощью пироэлектрического датчика с применением светофильтров определялось относительное распределение излучения по спектральным областям. Установлено, что такое распределение зависит от рода газа. В легком гелие имеющем высокий потенциал ионизации почти 80% всей излучаемой энергии лежит в ВУФ-области спектра. В тяжелых газах (Хе, Кг) доля ВУФ-излучения падает приблизительно до 30% с одновременным увеличением светового выхода в видимой (~30%) и ближней УФ-области (30 — 40%). Перестройка эмиссионного спектра вызвана экранировкой коротковолновой радиации и переизлучением ее в длинноволновых областях спектра. Изменяя газ в объеме можно управлять спектром разряда МПК.

Разряд МПК в воздухе нормальной плотности изучался в работе [30] исследовались динамические и излучательные характеристики разряда, интегральная энергия излучении в полосе прозрачности воздуха (X >186 нм) составила 45 — 50% от вкладываемой в плазму электрической энергии.

Обратимся к другим работам где исследовалась работа плазменных ускорителей в газовых средах. Наибольший интерес представляют работы Камель-кова с сотрудниками [31−34] и Минько [35]. В работах [32, 33] исследовался разряд в воздухе нормальной плотности в ускорителе коаксиальной геометрии (центральный штырь — катодсходящийся конус — анод). Геометрия сопла рассчитана так, что при подаче напряжения пробой происходит с торца внутреннего электрода на вершину конуса внешнего электрода. К коническому электроду мог присоединяться цилиндрический насадок. Без такого насадка фронт свечения двигался не монотонно. Основная часть экспериментов была выполнена с цилиндрическим насадком.

Для объяснения механизма ускорения плазмы и формирования УВ в соответствии с работами [32], выполненными в водороде при низких давлениях (р = 1 2.

10−10' Тор) предполагалось, что на оси разряда существует плазменный шнур, через который ток от центрального электрода течет к фронту струи (плазменному поршню) и оттуда на внешний электрод. Дня расчета траектории движения и скорости токового фронта исследовалась модель снегоочистителя в первом полупериоде и модель постоянной массы — во втором [33]. За исключением начальном стадии ускорения расчет дал удовлетворительное соответствие с экспериментом. Отметим, что полученные данные основывались только на хронограммах полученных с помощью СФР.

В работах [35, 36] исследовались сверхзвуковые плазменные струн создаваемые импульсным генератором при атмосферном давлении. Генератор представлял собой коаксиальную систему с глубоко утопленным центральным электродом и кольцевым электродом между которыми находится диэлектрический стакан. В таком устройстве происходит возрастание давления в разрядном объеме за счет омического нагрева плазмы в ограниченном пространстве и в результате сжатия плазмы собственным магнитным полем. В рассматриваемых экспериментах разряд происходил при атмосферном давлении в ограниченном объеме при сравнительно малых токах и определяющую роль, как на это указывают авторы, играло тепловое давление.

На фоторазвертках в начальной стадии разряда наблюдается резко выраженный скачок интенсивности свечения, который к концу разряда постепенно размывается, а на смену ему приходит серия чередующихся усилений и ослаблений интенсивностей свечения. Такую картину авторы объясняют исходя из представлений о течении сверхзвуковой струи в условиях недорасширения (давление на срезе сопла в струе больше внешнего давления). В этой сверхзвуковом струе образуются волны сжатия и расширения, сопровождающиеся ударной волной, наблюдаемой на фоторазвертках. Со светящейся ударной важной связал скачок скорости у плазменного потока.

Спектроскопическими методами зарегистрирован скачок плотности и температурысовпадающий со светящейся ударной волной. В работе [37], где исследовался разряд в капилляре наблюдались аналогичные явления при истечении струи плотной плазмы из капилляра в атмосферу.

В целом число работ где изучались бы излучательные характеристики плазменных ускорителей в газах мало, и мелкомасштабная структура области взаимодействия плазмы с ударносжатым газом не изучалась. По сколько это может повлиять на излучательные характеристики разряда возникла необходимость более детально изучить структуру разряда.

ВЫВОДЫ И ЗАКЛЮЧЕНИЕ.

1. Разработан и создан экспериментальный стенд на основе сильноточного плазмодинамического ускорителя плазмы эрозионного типа с модулем оптической и спектрально-аналитической диагностики в газово-вакуумных условиях для исследования динамики и макроструктуры радиационно-газодинамических процессов взаимодействия гиперзвуковых потоков плазмы сложного химического состава с конденсированными и газовыми средами.

2. Решен комплекс диагностических и метрологических задач, связанных с:

— регистрацией оптических характеристик и неоднородностей в интенсивно излучающих пространственно-ограниченных плазменных потоках.

— определением динамики макроструктуры контактной зоны"плазмахолодный газ" с высоким пространственно-временным разрешением.

— лазерной голографической интерферометрией плазмы с визуализацией больших оптических полей.

— инструментальной и аппаратурной технологией — шлирен-регистрации динамики плазменных потоков в газово-вакуумных условиях.

— регистрацией интенсивных потоков ВУФ-излучения с плотностью.

6 2 мощности, превышающей 10° Вт/см.

3. В результате экспериментального исследования и анализа радиационно-плазмодинамических и спектрально-энергетических процессов взаимодействия ускоренных плазменных потоков с конденсированными и газовыми средами:

— изучены основные закономерности динамики макроструктуры зоны взаимодействия широкополосного излучения гиперзвуковых потоков плазмы с конденсированными средами в газовых условиях;

— получены новые экспериментальные данные по: а. динамике гиперзвуковых потоков светоэрозионной плазмы в газовых средах различного химического состава, б. макроструктуре и пространственно-временным полям распределения электронной концентрации и температуры плазмы, в. неустойчивостям сдвиговых течений излучающих потоков плазмы в неизученном диапазоне спектрально-энергетических и динамических параметров.

Полученные результаты являются необходимым для создания физико-технических основ разработок параметрического ряда плазмодинамических коротковолновых излучателей ВУФ-диапазона спектра, использующих эффект турбулентной модификации оптических характеристик ускоренных излучающих плазменных потоков.

4. В результате исследований динамики и макроструктуры волн развитого испарения и объемной ионизации экспериментально установлена связь регулировочных характеристик сильноточных плазмодинамических излучающих разрядов эрозионного типа в газах и условий проявления эффекта турбулентной модификации оптических характеристик плазмы в ряде спектральных УФ-ВУФ интервалов.

Показано, что на контактной границе ускоренного плазменного потока и газа развивается неустойчивость сдвиговых течений Кельвина-Гельмгольца, приводящая к созданию турбулентной зоны и существенной модификации оптических характеристик, в частности, к значительному увеличению оптической излучательной способности потока плазмы в ВУФ-области спектра.

5. Используя новую методику регистрации интенсивных потоков ВУФ-излучения, основанную на определении скорости волн фотоионизации основного газа и примесей, пространственно-временных и энергетических характеристик потоков ВУФ-излучения, показано, что потоки ВУФ-излучения, генерируемые плазмодинамическими излучающими разрядами в газах в ближней зоне.

П 9 превышают ~10 Вт/см, что сравнимо с потоками коротковолнового излучения, генерируемых при взрывных экспериментах.

6. Показано, что гидродинамическая неустойчивость в области взаимодействия гиперзвуковых потоков излучающей плазмы и газовых сред может приводить к существенному изменению газодинамической структуры открытых плазмодинамических разрядов и модификации термодинамических и спек-трально-яркостных характеристик излучающей плазмы сложного химического состава. Турбулизация прослойки ударно-сжатого газа приводит к ее просветлению в УФ и ВУФ областях спектра и облегчению выхода коротковолновых и ионизирующих квантов в невозмущенный газ, что открывает новые возможности создания мощных селективных источников излучения несинхротронного типа с преимущественным высветом энергии в УФ и ближнем ВУФ диапазонах спектра.

7. Показано, что при генерации волн развитого испарения и фототермической ионизации возможно осуществление управляемого спектрально-энергетического режима радиационно-плазмодинамического воздействия на конденсированные и газовые среды различного химического состава.