Содержание к диссертации
Введение
1 Введение 4
1.1 Импульсный детонационный двигатель и детонационные волны 4
1.2 Механизмы инициирования детонации 6
2 Обзор литературы 12
2.1 Экспериментальные и численные исследования методов инициирования детонации 12
2.1.1 Прямое инициирование детонации искровым разрядом 12
2.1.2 Сокращение длины и времени ПГД с помощью тур-булизующих препятствий 13
2.1.3 Инициирование детонации с помощью струй 16
2.1.4 Влияние топливных добавок на инициирование детонации 17
2.1.5 Инициирование детонации фокусировкой ударных волн 17
2.1.6 Инициирование детонации импульсным коронным разрядом 19
2.2 Высоковольтный наносекундный разряд как средство ини циирования детонации 21
2.2.1 Особенности развития высоковольтного наносе-кундного разряда 22
2.2.2 Предшествующие экспериментальные результаты 24
3 Инициирование детонации распределенным наносекундным разрядом 28
3.1 Экспериментальная установка с распределенным электродом из 131 ячейки 28
3.1.1 Детонационная труба и общая схема установки 28
3.1.2 Высоковольтная часть и разрядная секция 29
3.1.3 Диагностическое оборудование 33
3.2 Режимы распространения пламени в детонационной трубе 34
4 Инициирование детонации локализованным микросе кундным разрядом 40
4.1 Экспериментальная установка с распределенным электродом из 28 ячеек 40
4.1.1 Детонационная труба и общая схема установки 40
4.1.2 Высоковольтная часть и разрядная секция 41
4.1.3 Диагностическое оборудование 44
4.1.4 Схема синхронизации пикосекундной камеры 45
4.2 Съемка развития разряда с торца детонационной трубы 47
4.3 Режимы распространения пламени при инициировании локализованным разрядом 49
4.4 Обобщение результатов экспериментов с использованием распределенных электродов 52
5 Механизмы инициирования детонации наносекундным разрядом в одноканальной разрядной секции 58
5.1 Экспериментальная установка с одноканальной разрядной секцией 58
5.2 Диагностика процесса развития различных типов разряда 60
5.2.1 Оптическая регистрация с пространственным разрешением 60
5.2.2 Оптическая регистрация с пространственно-временным разрешением 64
5.3 Механизмы инициирования детонации различными типами разряда 71
5.3.1 Инициирование детонации искровым разрядом 71
5.3.2 Инициирование детонации переходным разрядом 75
5.4 Обсуждение и сравнение: влияние типа разряда на воспла менение и инициирование детонации 82
6 Градиентный механизм инициирования детонации в четырехканальной разрядной секции 90
6.1 Экспериментальная установка с четырехканальной разрядной секцией 90
6.2 Динамика развития разряда в четырехканальной геометрии 92
6.3 Результаты инициирования детонации в пропан-кислородной смеси 93
6.3.1 Инициирование искровым и переходным разрядами 94
6.3.2 Инициирование стримерным разрядом 99
6.4 Градиентный механизм в смесях с разбавлением азотом 101
6.5 Обсуждение и сравнение: градиентный механизм в различных смесях 122
Заключение 125
- Механизмы инициирования детонации
- Режимы распространения пламени в детонационной трубе
- Обобщение результатов экспериментов с использованием распределенных электродов
- Обсуждение и сравнение: влияние типа разряда на воспла менение и инициирование детонации
Введение к работе
1.1 Импульсный детонационный двигатель и детонационные волны
Современные исследования процесса инициирования детонации связаны с необходимостью реализации концепции так называемого импульсного детонационного двигателя (ИДД). Данный тип двигателей реализует процесс сгорания топливной смеси в волне сжатия при постоянном или даже уменьшающемся объеме, что позволяет рассчитывать на увеличение кпд по сравнению с циклом, использующим горение при постоянном давлении, на 15-25%. Теоретическое рассмотрение эффективности детонационного режима сгорания топлива приведено, например, в [1]. Практический интерес к двигателям с детонационной камерой сгорания характеризуется значительным объемом работ, посвященных реализации различных концепций в виде лабораторных моделей, а также расчету их эффективности [2, 3, 4, 5, б, 7, 8, 9, 10, 11, 12, 13, 14, 15, 16, 17, 18, 19, 20, 21, 22, 23, 24, 25, 26, 27, 28]. Ряд современных исследований касается более частных задач, таких, как поиск оптимальной геометрии выходного сопла детонационной камеры сгорания [29, 30, 31, 32, 33] и инициирование детонации в движущихся потоках [34]. Широкий круг задач также связан с возможностью применения детонационной камеры сгорания в газовых турбинах [29, 30, 31, 32, 33].
Теоретическое исследование распространения детонационных волн в ограниченном объеме (обычно, трубе постоянного сечения), как правило, проводится в рамках одномерных моделей. Общей чертой всех одномерных моделей является представление детонационной волны в виде комплекса из ударного фронта и зоны реакции. В основе этих моделей лежит предположение о том, что ударный фронт и зона реакции жестко
связаны и перемещаются с одной скоростью, зависящей от состава смеси и природы топлива. Это предположение хорошо подтверждается экспериментами. Исходная модель, предложенная независимо Чепменом [35] и Жуге [36], основана на рассмотрении распространения стационарной ударной волны в рамках анализа Ренкина-Гюгонио с учетом подвода энергии. Модель также использует предположение о том, что зона выделения энергии локализована в плоскости ударного фронта. Поскольку скорости химических реакций конечны, это допущение неверно. Тем не менее, модель позволяет получить достаточно близкие значения средних скоростей распространения детонационной волны и верную зависимость от природы топлива и состава горючей смеси в тех случаях, когда можно пренебречь вязкими и тепловыми потерями. Модель Чепмена-Жуге, однако, не позволяет оценить пределы детонации.
Более точная одномерная модель была разработана Зельдовичем [37], фон Нейманом [38] и Дерингом [39] (модель ЗНД). Ее описание приведено, например, в [40]. Модель ЗНД учитывает конечную скорость химических реакций. В модель введены уравнения, описывающие задержки воспламенения Т(дТ1 для цепных реакций, характерных для детонационных процессов. Согласно этим уравнениям, время до начала реакций рекомбинации типа
Н + ОН + М - Н20 + М, (1.1)
в которых в основном и происходит энерговыделение, записывается в виде выражения Аррениуса:
тідп = [F]m[Ox]nexp(Ea/RT), (1.2)
где [F] и [Ох] - концентрации горючего и окислителя соответственно, Еа -усредненная энергия активации, R - газовая постоянная, - равновесная температура за ударным фронтом. Подстановка экспериментальных значений т, п и Еа позволяет оценить время задержки воспламенения как 1<Тг0П<1О мкс при температуре и плотности за ударным скачком, соответствующими типичной скорости распространения детонационной волны (1,5-4 км/с, Т = 2000-3000 К, Р - 10-20 атм). Таким образом, расстояние между ударным фронтом и зоной реакции по порядку величины лежит в диапазоне 1-10 мм. Исходя из этого, можно оценить уменьшение скорости детонации из-за потерь энергии, обусловленных вязкостью. Задание некоторого фиксированного значения декремента скорости в рамках модели ЗНД позволяет оценить пределы детонации.
Необходимо также отметить, что в действительности природа детонационных волн нестационарна и многомерна. Несмотря на то, что средние параметры распространения детонационных волн с достаточно высокой точностью можно рассчитывать по одномерным моделям, изучение структуры детонационных фронтов позволяет, в частности, получить важную информацию о детонационной способности различных смесей. Качественное описание многомерной структуры детонационных волн приведено, например, в [41]. Многомерная структура детонационных волн характеризуется шириной детонационной ячейки (Л). Детонационная способность смесей растет с уменьшением Л, значение которой в свою очередь падает с ростом начального давления смеси. Помимо этого, параметр Л определяет минимальный поперечный размер трубы, в котором может распространяться плоская стационарная детонационная волна при данных условиях в несгоревшей смеси. Так, для типичной стехиометрической смеси пропана с воздухом при начальном давлении в 1 атм ширина детонационной ячейки составляет около 5 см, что означает, что для распространения стационарной детонации поперечный размер трубы не может быть менее 5—6 см. К сожалению, теоретическое исследование трехмерной структуры детонационных волн осложнено необходимостью проведения совместного анализа газодинамики ударных волн и кинетики химических реакций, требующего значительных вычислительных мощностей.
1.2 Механизмы инициирования детонации
Одной из ключевых проблем разработки импульсного детонационного двигателя является создание инициирующей системы с малой энергией, позволяющей сформировать стационарную детонационную волну на коротком (менее 10 диаметров трубы) расстоянии от точки инициирования и за короткое время (менее 1 мс).
Известно, что детонационная волна может быть создана двумя принципиально разными способами: прямым инициированием и через так называемый процесс перехода горения в детонацию (ПГД). В первом случае достаточно мощный источник, мгновенно воспламеняя смесь, создает интенсивную ударную волну, которая в свою очередь непосредственно формирует детонационную волну. Для создания такой ударной волны необходим локализованный источник с чрезвычайно высоким энерговкла-
дом. Прямое инициирование сферической детонации в типичной углево-дородовоздушной смеси, например, в стехиометрической смеси пропан-воздух при 1 атм, требует энерговклада 0,08 кг в тротиловом эквиваленте (около 300 кДж [42]), в то время как горение может быть получено в этой же смеси искрой с энергией 1 мДж. Обычно в качестве источника с такой энергией используется взрывчатое вещество (например, ТНТ) или мощный искровой разрядник, что влечет за собой ряд технических трудностей. Более того, высокая энергия прямого инициирования детонации сама по себе не позволяет создать эффективный ИДД.
Во втором случае для воспламенения используется источник с относительно малой энергией, такой как автомобильная искра зажигания, а детонационная волна возникает в результате ускорения волны горения. На начальном этапе перехода горения в детонацию по трубе распространяется ламинарное пламя с характерной скоростью около нескольких метров в секунду. Далее происходит медленное ускорение пламени благодаря расширению продуктов сгорания. По мере ускорения фронта пламени, растет степень турбулизации потока, которая ведет к интенсификации горения и к дальнейшему ускорению пламени. В гладких трубах турбулизация потока происходит в основном за счет развития неустойчи-востсй и сильно зависит от скорости газа. Вследствие этого, переход от ламинарного горения к турбулентной дефлаграции с околозвуковой скоростью происходит на расстояниях до 100 поперечных размеров трубы и за длительное время, существенно превышающее 1 мс. После достижения околозвуковых скоростей волна дефлаграции ускоряется сравнительно быстро благодаря высокой степени турбулизации на высоких скоростях. При распространении со сверхзвуковой скоростью перед фронтом пламени формируется ударная волна, однако распространение пламени все еще определяется турбулентностью. Такая волна быстрой дефлаграции продолжает ускоряться до скорости, при котором давление и температура между ударной волной и фронтом пламени становятся достаточными для автовоспламенения смеси. При этом в области за ударным фронтом происходит объемный взрыв, приводящий непосредственно к формированию пересжатой детонации. Волна пересжатой детонации распространяется со скоростью, превышающей скорость Чепмена-Жуге, однако вскоре замедляется до скорости стационарного режима, после чего по трубе распространяется волна стационарной детонации. При адиабатическом взрыве также формируется ретонационная волна, распро-
страняющаяся в обратном направлении в область продуктов сгорания и непрореагировавших подогретых исходных компонент. Скорость ретона-ции определяется составом и параметрами смеси за фронтом горения и, таким образом, зависит от сценария перехода горения в детонащио. По точке возникновения обратно распространяющейся волны, легко определяемой с помощью обычной диагностики, можно указать положение адиабатического взрыва и, следовательно, точку возникновения самой детонационной волны.
Разница в более чем пять порядков величины между энергией воспламенения и энергией инициирования детонации показывает общие трудности, связанные с применением механизма прямого инициирования детонации в ИДД. С другой стороны, после воспламенения "слабой" искрой процесс перехода горения в детонацию происходит на типичных расстояниях около нескольких метров и в течение значительного времени, что исключает прямое использование этого метода в реальных двигателях. Задача реализации ИДД требует нахождения более эффективного способа инициирования детонации и уменьшения длины и времени перехода горения в детонацию, обязательным условием для которого является сохранение энергетической эффективности.
Отдельного рассмотрения заслуживает градиентный механизм инициирования детонащш, предложенный теоретически Я. Б. Зельдовичем [43]. Согласно этой гипотезе, для формирования стационарной детонационной волны на коротких расстояниях и за короткие времена необходимо создать в горючей смеси градиент времени задержки воспламенения. Такой градиент может быть создан, например, в неравномерно нагретой смеси (Рис. 1.1). В этом случае смесь сначала воспламеняется в точке с наименьшим временем задержки и, соответственно, с наивысшей температурой. Из этой точки начинает распространяться волна спонтанного воспламенения. Момент воспламенения в каждой точке определяется исходным значением времени задержки при начальных условиях, а также интенсивностью волны сжатия, распространяющейся из области, где смесь уже воспламенена. Скорость распространения волны спонтанного воспламенения определяется формой исходного градиента. В случае, когда ее величина лежит в интервале между скоростью звука и скоростью Чепмена-Жуге, происходит ее существенное ускорение и формирование детонационной волны. Однако, эта гипотеза до сих пор не была экспериментально проверена в условиях, близких к параметрам газа в камере
сгорания. Это связано с необходимостью создания градиента времени задержки за интервал, короткий по сравнению с характерными временами химических превращений, и на расстоянии, достаточном для формирования детонационной волны
Воспламенившаяся смесь Рис. 1.1: Распространение спонтанной волны воспламенения по неравномерно нагретой сме-
Постановка задачи
Целями данной работы являются:
Экспериментальное исследование эффективности инициирования детонации в газах при возбуждении импульсным высоковольтным разрядом при различных параметрах топливной смеси в зависимости от пространственных и временных характеристик разряда.
Определение механизмов перехода горения в детонацию при различных экспериментальных условиях и конфигурациях инициирующей системы.
Сравнительный анализ эффективности различных механизмов инициирования детонации при возбуждении импульсными высоковольтными разрядами.
Разработка концепции наиболее эффективной системы инициирования детонации импульсным разрядом с точки зрения длины и времени перехода при низком уровне энерговклада.
Научная новизна
1. Проведен анализ эффективности инициирования детонации двумя типами высоковольтного импульсного разряда разной длительности в системах с распределенными электродами. Впервые показано, что при помощи распределенного разряда длительностью 50 не
инициирование детонации происходит существенно более эффективно, чем при инициировании локализованным микросекундным искровым разрядом сравнимой энергии. Впервые продемонстрирована высокая эффективность инициирования детонации высоковольтным разрядом длительностью 50 не при давлениях выше 0.6 бар. В трубе диаметром 140 мм переход горения в детонацию был зафиксирован на расстоянии менее 400 мм от торца разрядной секции для всех исследованных смесей с концентрацией азота до 38%. Вложенная энергия при этом составляла не более 3 Дж, времена перехода горения в детонацию — менее 1 мс.
Впервые показано, что различным режимам развития разряда — искровому с образованием высокотемпературного канала, стример-ному с неоднородным по длине канала возбуждением газа и комбинированному переходному — соответствуют два механизма перехода горения в детонацию. При инициировании искровым или переходным разрядом смесь воспламеняется одновременно по объему разрядного канала, формируя ударную волну с числом Маха выше 2 и волну воспламенения. Временная задержка между ударным фронтом и пламенем определяется количеством энергии, вложенной в разряде в поступательные степени свободы газа. Эти волны образуют ускоряющийся комплекс, и, по достижении им определенной скорости, происходит адиабатический взрыв, приводящий к формированию детонации Чепмеиа-Жуге. При начальном давлении сте-хиометрической смеси пропана с кислородом в 1 бар длина и время перехода не превысили 50 мм и 50 мке, соответственно.
Впервые при возбуждении газа стримсрным разрядом зарегистрирован переход горения в детонацию но механизму, аналогичному градиентному механизму, предложенному Зельдовичем. Показано, что неравновесное возбуждение газа с формированием градиента времени индукции позволяет эффективно инициировать детонацию. Энергия инициирования при этом оказывается на порядок ниже, чем при искровом инициировании при тех же экспериментальных условиях. Время перехода оказывается в три раза длиннее, но при такой же длине перехода в пределах 50 мм, что соответствует двум поперечным размерам трубы. При этом, величина вложенной энергии на два порядка ниже энергии, необходимой для прямого иници-
ирования плоской детонации в данных условиях.
4. Впервые показана возможность быстрого формирования детонационной волны в пропан-кислородной смеси с 40% азота при давлении 0,8 бар при энерговкладе около 300 мДж, что соответствует среднему нагреву смеси на 12 К. Показано ключевое воздействие количества химической энергии, запасенной в возбуждаемой разрядом смеси, на эффективность градиентного механизма, а также влияние геометрии разрядных каналов и пространственно-временных характеристик разряда.
Положения, выносимые на защиту
Динамика развития импульсного разряда в тоиливно-воздушных смесях при высоких давлениях. Результаты измерения тока, скорости распространения, энерговклада и структуры.
Параметры перехода горения в детонацию в газах в стехиометри-ческих топливных смесях при инициировании высоковольтным импульсным разрядом в четырех различных геометриях разрядных секций. Результаты измерения времени задержки воспламенения, скорости фронта пламени, динамики ускорения, длины перехода в детонационный режим в зависимости от начального давления газа и параметров импульсного разряда.
Результаты сравнительного анализа механизма перехода горения в' детонацию в зависимости от типа инициирующего разряда, длительности и амплитуды импульса и скорости нарастания напряжения.
Экспериментальная реализация градиентного механизма инициирования детонации для углеводородо-кислородо-азотных смесей при средних и высоких давлениях.
Механизмы инициирования детонации
Одной из ключевых проблем разработки импульсного детонационного двигателя является создание инициирующей системы с малой энергией, позволяющей сформировать стационарную детонационную волну на коротком (менее 10 диаметров трубы) расстоянии от точки инициирования и за короткое время (менее 1 мс). Известно, что детонационная волна может быть создана двумя принципиально разными способами: прямым инициированием и через так называемый процесс перехода горения в детонацию (ПГД). В первом случае достаточно мощный источник, мгновенно воспламеняя смесь, создает интенсивную ударную волну, которая в свою очередь непосредственно формирует детонационную волну. Для создания такой ударной волны необходим локализованный источник с чрезвычайно высоким энерговкла- дом. Прямое инициирование сферической детонации в типичной углево-дородовоздушной смеси, например, в стехиометрической смеси пропан-воздух при 1 атм, требует энерговклада 0,08 кг в тротиловом эквиваленте (около 300 кДж [42]), в то время как горение может быть получено в этой же смеси искрой с энергией 1 мДж. Обычно в качестве источника с такой энергией используется взрывчатое вещество (например, ТНТ) или мощный искровой разрядник, что влечет за собой ряд технических трудностей. Более того, высокая энергия прямого инициирования детонации сама по себе не позволяет создать эффективный ИДД. Во втором случае для воспламенения используется источник с относительно малой энергией, такой как автомобильная искра зажигания, а детонационная волна возникает в результате ускорения волны горения. На начальном этапе перехода горения в детонацию по трубе распространяется ламинарное пламя с характерной скоростью около нескольких метров в секунду. Далее происходит медленное ускорение пламени благодаря расширению продуктов сгорания. По мере ускорения фронта пламени, растет степень турбулизации потока, которая ведет к интенсификации горения и к дальнейшему ускорению пламени. В гладких трубах турбулизация потока происходит в основном за счет развития неустойчи-востсй и сильно зависит от скорости газа. Вследствие этого, переход от ламинарного горения к турбулентной дефлаграции с околозвуковой скоростью происходит на расстояниях до 100 поперечных размеров трубы и за длительное время, существенно превышающее 1 мс. После достижения околозвуковых скоростей волна дефлаграции ускоряется сравнительно быстро благодаря высокой степени турбулизации на высоких скоростях.
При распространении со сверхзвуковой скоростью перед фронтом пламени формируется ударная волна, однако распространение пламени все еще определяется турбулентностью. Такая волна быстрой дефлаграции продолжает ускоряться до скорости, при котором давление и температура между ударной волной и фронтом пламени становятся достаточными для автовоспламенения смеси. При этом в области за ударным фронтом происходит объемный взрыв, приводящий непосредственно к формированию пересжатой детонации. Волна пересжатой детонации распространяется со скоростью, превышающей скорость Чепмена-Жуге, однако вскоре замедляется до скорости стационарного режима, после чего по трубе распространяется волна стационарной детонации. При адиабатическом взрыве также формируется ретонационная волна, распро- страняющаяся в обратном направлении в область продуктов сгорания и непрореагировавших подогретых исходных компонент. Скорость ретона-ции определяется составом и параметрами смеси за фронтом горения и, таким образом, зависит от сценария перехода горения в детонащио. По точке возникновения обратно распространяющейся волны, легко определяемой с помощью обычной диагностики, можно указать положение адиабатического взрыва и, следовательно, точку возникновения самой детонационной волны. Разница в более чем пять порядков величины между энергией воспламенения и энергией инициирования детонации показывает общие трудности, связанные с применением механизма прямого инициирования детонации в ИДД. С другой стороны, после воспламенения "слабой" искрой процесс перехода горения в детонацию происходит на типичных расстояниях около нескольких метров и в течение значительного времени, что исключает прямое использование этого метода в реальных двигателях. Задача реализации ИДД требует нахождения более эффективного способа инициирования детонации и уменьшения длины и времени перехода горения в детонацию, обязательным условием для которого является сохранение энергетической эффективности. Отдельного рассмотрения заслуживает градиентный механизм инициирования детонащш, предложенный теоретически Я. Б. Зельдовичем [43]. Согласно этой гипотезе, для формирования стационарной детонационной волны на коротких расстояниях и за короткие времена необходимо создать в горючей смеси градиент времени задержки воспламенения. Такой градиент может быть создан, например, в неравномерно нагретой смеси (Рис. 1.1). В этом случае смесь сначала воспламеняется в точке с наименьшим временем задержки и, соответственно, с наивысшей температурой. Из этой точки начинает распространяться волна спонтанного воспламенения. Момент воспламенения в каждой точке определяется исходным значением времени задержки при начальных условиях, а также интенсивностью волны сжатия, распространяющейся из области, где смесь уже воспламенена.
Скорость распространения волны спонтанного воспламенения определяется формой исходного градиента. В случае, когда ее величина лежит в интервале между скоростью звука и скоростью Чепмена-Жуге, происходит ее существенное ускорение и формирование детонационной волны. Однако, эта гипотеза до сих пор не была экспериментально проверена в условиях, близких к параметрам газа в камере сгорания. Это связано с необходимостью создания градиента времени задержки за интервал, короткий по сравнению с характерными временами химических превращений, и на расстоянии, достаточном для формирования детонационной волны. Проведен анализ эффективности инициирования детонации двумя типами высоковольтного импульсного разряда разной длительности в системах с распределенными электродами. Впервые показано, что при помощи распределенного разряда длительностью 50 не инициирование детонации происходит существенно более эффективно, чем при инициировании локализованным микросекундным искровым разрядом сравнимой энергии. Впервые продемонстрирована высокая эффективность инициирования детонации высоковольтным разрядом длительностью 50 не при давлениях выше 0.6 бар. В трубе диаметром 140 мм переход горения в детонацию был зафиксирован на расстоянии менее 400 мм от торца разрядной секции для всех исследованных смесей с концентрацией азота до 38%. Вложенная энергия при этом составляла не более 3 Дж, времена перехода горения в детонацию — менее 1 мс. 2. Впервые показано, что различным режимам развития разряда — искровому с образованием высокотемпературного канала, стример-ному с неоднородным по длине канала возбуждением газа и комбинированному переходному — соответствуют два механизма перехода горения в детонацию. При инициировании искровым или переходным разрядом смесь воспламеняется одновременно по объему разрядного канала, формируя ударную волну с числом Маха выше 2 и волну воспламенения. Временная задержка между ударным фронтом и пламенем определяется количеством энергии, вложенной в разряде в поступательные степени свободы газа. Эти волны образуют ускоряющийся комплекс, и, по достижении им определенной скорости, происходит адиабатический взрыв, приводящий к формированию детонации Чепмеиа-Жуге.
Режимы распространения пламени в детонационной трубе
На этом этапе эксперименты также проводились в смесях с гексаном: 0.5СбНі4 + 4.502 + N2 (х—0-3). Помимо этого, для независимой регистрации прохождения ударного фронта в первое (37 мм от разрядной секции) и третье (287 мм) измерительные сечения были установлены шлирси-датчики. В экспериментах регистрировалась скорость распространения фронта пламени, а также время задержки воспламенения для различных смесей. Таким образом, исследовалась зависимость режима распространения пламени и времени задержки воспламенения от начального давления смеси и уровня разбавления азотом. В условиях экспериментов наблюдалось три режима распространения пламени: режим медленного горения (дефлаграции), в котором скорость распространения пламени меньше скорости звука, переходный режим детонации, в котором скорость распространения пламени больше скорости звука и заметно увеличивается вдоль трубы, и режим детонации Чепмена-Жуге. Скорость Чепмена-Жуге для всех исследованных смесей с пропаном составляла около 2400 м/с, для смесей с гексаном — около 2100 м/с. Результаты экспериментов в рамках данной работы представлены на рис. 3.7 сплошными кривыми в виде зависимости скорости фронта распространения пламени, измеренной на расстоянии - 400 мм от тор- ца разрядной камеры, от давления и состава смеси. Незакрашенные точки и пунктирные кривые соответствуют результатам, полученным ранее и опубликованным в работах [83] и [84]. Режиму детонации Чепмена-Жуге соответствуют точки со скоростью около 2400 м/с для смесей с пропаном и 2100 м/с для смесей с гексаном. Относительная погрешность определения скорости фронта пламени имеет наибольшее значение для режима дефлаграции, но при этом абсолютная погрешность не превышает 20 м/с, что примерно соответствует размеру точек на графиках. Точность измерения начального давления смеси не хуже 0.01 атм. Некоторое отклонение точек от асимптотики в области переходного режима является следствием нестационарности процесса —- пламя в этом режиме заметно ускоряется вдоль оси трубы. Из рис. 3.7 видно, что экспериментальные данные хорошо коррелируют с полученными ранее результатами в тех областях, где возможно непосредственное сравнение.
В эксперименте наблюдается тот же вид зависимостей скорости фронта пламени от начального давления и состава смеси. При высоком уровне разбавления азотом или небольшом давлении наблюдается режим медленного горения, характеризуемый дозвуковой ско- ростыо распространения. В этом режиме распространения фронт пламени движется с почти постоянной скоростью, немного ускоряясь. При более высоком давлении и небольшом уровне разбавления наблюдается режим детонации Чепмена-Жуге. В этом режиме наблюдаемая скорость распространения фронта пламени соответствует расчетной скорости Чепмена-Жуге, и ускорение фронта не наблюдается, что свидетельствует об установлении стационарного режима. Поэтому для давлений, превышающих критические значения для перехода в детонацию, зависимость скорости фронта пламени от начального давления отсутствует. В узком диапазоне давлений между режимом дозвукового распространения пламени и режимом детонации Ч-Ж наблюдается режим нестационарной детонации. В этом режиме скорость распространения выше скорости звука ( 300 м/с) и ниже скорости Чепмена-Жуге ( 2400 м/с). Режим переходной детонации характеризуется сильной зависимостью скорости распространения от давления: в смеси СзНз/СДІю + 502 + N2 при увеличении начального давления с 0,3 ат до 0,31 ат скорость пламени, измеренная на расстоянии 400 мм от торца разрядной камеры, возрастает с 706 м/с до 2390 м/с. В отличие от других режимов распространения, в этом режиме фронт пламени заметно ускоряется при движении по детонационной трубе: ускорение составляет 3-106 м/с2. Переход горения в стационарную детонацию был зафиксирован на расстоянии менее 400 мм от разрядной секции для всех исследованных смесей с концентрацией азота до 36%. Вложенная энергия при этом составляла не более 3 Дж. Для пропан-кислородной смеси длина и время перехода составили, соответственно, 130 мм и 0,6 мс при энергии разряда 70 мДж. Указанное значение соответствует среднему значению энергии на единицу сечения 4 Дж/м2. В смеси 0.5С6Ні4 + 4.502 + 3N2 (38% N2) при начальном давлении 1 атм и энергии разряда 3 Дж длина перехода составила 300 мм, а время — 0,6 мс. Різ рис. 3.7 также видно, что скорости распространения фронта пламени в пропан/бутановых и гек-сановых смесях близки при близких значениях разбавления азотом.
Это свидетельствует о том, что режим распространения пламени зависит от теплоты сгорания смеси, почти одинаковой для стехиометрических смесей гексана и пропан/бутана при одинаковом уровне разбавления азотом. Теплоты сгорания неразбавленных стехиометрических смесей составляют 10,3 и 10,0 МДж/кг, соответственно, что объясняет небольшое раз- личие в пользу гексановых смесей. Сравнение данных, полученных с помощью датчиков ИК излучения и шлирен-датчиков (например, рис. 3.6), показало, что скорости распространения фронта пламени и волны сжатия на расстояниях более 200 мм от торца разрядной секции совпадают во всех сверхзвуковых режимах. Это позволяет сделать вывод о том, что измеренная с помощью ИК-диагиостики скорость распространения фронта пламени соответствует скорости детонационной волны. Время задержки воспламенения в данных экспериментах определялось как время от начала наносекундного разряда до достижения максимума скорости нарастания ИК-излучения в сечении, находящемся на расстоянии 37 мм от торца разрядной камеры. Корректность данного определения базируется на следующих предположениях: 1) период индукции при воспламенении ( -1 мс) много больше длительности вспышки ( 100 не); и 2) период индукции много больше времени прохождения волной воспламенения расстояния от разрядной камеры до первого ИК-датчика (0.01-0.1 мс). В проведенных экспериментах справедливость данных предположений соблюдалась всегда. Зависимости величины времени задержки воспламенения для нескольких смесей представлены на рисунке 3.8. В двойном логарифмическом масштабе зависимости очень близки к линейным и имеют примерно одинаковый наклон, что указывает на характер зависимости: т Рт. Погрешность определения величины времени задержки воспламенения составляет 20 мке и на данном графике не превышает размера точек.
Обобщение результатов экспериментов с использованием распределенных электродов
Эксперименты по инициированию детонации высоковольтным разрядом длительностью 50 не в секции с распределенным электродом в трубе с внутренним диаметром 140 мм показали, что по мере увеличения концентрации азота (смеси с = 3 и более на рис. 3.7) переход горения в детонацию на расстоянии около 400 мм происходит при все более высоких начальных давлениях (0.4 ат и выше). Для стехиометрической смеси пропан/бутана с кислородом при увеличении уровня разбавления азотом с 14% до 25% значение давления, при котором достигается переход горения в детонацию, изменяется с 0.31 до 0.4 ат, тогда как при уровне разбавления 33% давление перехода в стехиометрической смеси с гексаном достигает уже 0.61 ат, а при увеличении концентрации азота до 38% переход в детонацию наблюдается при 1 ат. Зависимость скорости распространения фронта пламени от начального давления в области переходной (нестационарной) детонации становится заметно положе: для слаборазбавленных смесей (с концентрацией азота ниже 33%) переходный режим наблюдается в узком диапазоне шириной 0.03—0.05 ат, в то время как для смеси с концентрацией азота 40% переходный режим регистрируется при начальных давлениях от 0.6 до 1 ат. При этом характерная величина ускорения фронта пламени вдоль трубы при увеличении концентрации азота существенно понижается. В смеси СзНв/СіНю + 502 ( № при начальном давлении 0.3 ат в режиме нестационарной детонации ускорение фронта пламени при распростране- ний по детонационной трубе достигает 3-106 м/с2, а в смеси О.бСоНм + 4.50г + 3N2 при давлении 0.8 ат значение ускорения составляет 4-105 м/с2. Низкое ускорение приводит к удлинению переходного режима и, следовательно, к увеличению длины перехода горения в детонацию. С этим связана и более пологая зависимость скорости фронта пламени от начального давления. Механизм ускорения фронта пламени в горючих смесях углеводородов с окислителем следующий. Для углеводородов характерна зависимость времени задержки воспламенения от давления: чем больше давление, тем меньше время задержки. При увеличении начального давления время отклика на волны сжатия, распространяющиеся перед фронтом пламени, уменьшается, и, следовательно, возрастает ускорение пламени. В режиме переходной детонации волна сжатия представляет собой систему ударных волн, движущуюся перед фронтом пламени, поэтому зависимость ускорения и скорости фронта пламени от начального давления в переходном режиме значительно сильнее, чем в режиме медленной дефлаграции.
Таким образом, увеличение начального давления в переходном режиме приводит к резкому росту ускорения и скорости фронта пламени в измерительном сечении. Установка системы шлирен-диагностики позволила одновременно с фронтом пламени наблюдать распространение возмущений плотности. Изучение различных режимов распространения пламени с помощью такой комбинированной диагностики показало, что во всех сверхзвуковых режимах по детонационной трубе распространяется комплекс, состоящий из ударной волны и распространяющегося за ним фронта пламени. На рис. 3.6 сигналы ИК датчиков отвечают интенсивности РІК излучения, а шлирен-сигналы пропорциональны градиенту плотности в данных сечениях. Из рисунков видно, что ширина фронта шлирен-сигнала составляет около 5 мкс, что значительно меньше характерной ширины фронта сигнала РІК датчика во всех режимах: для режима дефлаграции (рис. 3.6а) ширина фронта сигнала составляет 0.5 мс, для режима детонации (рис. 3.66) — 0.1 мс. При этом, положение ударного фронта относительно фронта пламени во всех сверхзвуковых режимах сохраняется. Таким образом, скорости фронта пламени и ударной волны совпадают по крайней мере в сверхзвуковых режимах. Это подтверждает корректность использования РІК диагностики для определения скорости детонационной волны, а также позволяет в области сверхзвуковых скоростей проводить сравнение с экспериментами, где для определения режима распространения используются датчики давления. Для проведения сравнительного анализа эффективности инициирования детонации при возбуждении наносекундным и микросекундным высоковольтными разрядами была создана установка со схожей геометрией разрядной секции и с меньшим диаметром детонационной трубы. В данной установке контроль режима распространения пламени и скорости детонационной волны осуществлялся с помощью датчиков давления. Таким образом, непосредственно измерялась скорость ударной волны. Сравнение проводилось для смесей, в которых размер детонационной ячейки значительно меньше диаметра детонационной трубы. Это условие позволяет считать эквивалентными условия распространения детонационной волны в таких смесях. Диаметры детонационных труб в экспериментах составляли 140 и 53 мм. Размер детонационной ячейки для смеси СзЩ + 502 при давлении 0.25 ат составляет 3.8 мм, для смеси СзНз + 5С 2 + 4N2 при давлении 1 ат — 4.0 мм, и для смеси 0.5СбНі4 + 4.502 + 3N2 при давлении 0.4 атм около 6.3 мм [89]. Результаты сравнения, приведенные на рис. 4.12, свидетельствуют о существенно более эффективном инициировании детонации в первой установке.
Для неразбавленной стехиометрической смеси пропана с кислородом на установке с искровым инициированием переход горения в детонацию был зарегистрирован только при начальном давлении 0.6 ат, тогда как при возбуждении распределенным разрядом детонация наблюдается при давлении 0.25 ат. Аналогичным образом соотносятся результаты для смесей СзН8 + 50г + 4N2 и О.бСбНм + 4.502 -I- 3N2 на соответствующих установках. В первом случае при начальном давлении 1 ат на расстоянии 400 мм от разрядной секции был зарегистрирован режим стационарной детонации Чепмена-Жуге, тогда как во втором случае при давлении 1 ат на расстоянии 600 мм от разрядной секции наблюдался режим нестационарной детонации со скоростью распространения ударной волны около 1000 м/с. Условия инициирования детонации в двух установках отличаются в первую очередь временной и пространственной формой разряда. Геометрия разрядной секции непосредственно на инициирование детонации влияет заметно меньше, поскольку диаметр трубы в обоих случаях значительно больше размера детонационной ячейки для всех смесей, а диаметр отдельной разрядной ячейки составляет 5 мм в каждом разрядном устройстве. Тем не менее, геометрия разрядной секции вместе с формой высоковольтного импульса определяет тип разряда, в том числе его временную и пространственную форму. Как показала съемка разряда с наносекундным временным разрешением ПЗС-камерой с усилителем яркости, развитие разряда в двух установках происходит существенно различным образом. Из рис. 2.2 видно, что в первом случае на ранних стадиях (t 50 не) разряд развивается распределенно по сечению разрядной секции, заполняя большую часть разрядных ячеек. На последующих стадиях интенсивность излучения резко падает. Это свидетельствует о том, что основная часть энергии вкладывается в течение первых 50 не развития разряда, в соответствии с временной формой электрического импульса (рис. 3.3). При характерных для первого эксперимента значениях амплитуды импульса напряжения ( 10—70 кВ), времени нарастания напряжения ( 20 не) и давления в разрядной секции (0.1—1 атм) в геометрии данной разрядной ячейки ионизация и диссоциация газа осуществляются в объеме газа за короткое время, меньшее времени газодинамических процессов. Благодаря наносекундному времени нарастания импульса напряжения, развитие разряда происходит распределенно, в значительном количестве ячеек.
Обсуждение и сравнение: влияние типа разряда на воспла менение и инициирование детонации
Данная секция включает в себя экспериментальное изучение инициирования ПГД в детонационной трубе с одноканальной разрядной камерой. Исследования проведены при различных режимах развития разряда: наносекундная искра, стример и комбинированный переходный разряд, представляющий собой стример и следующий за ним через 0.5 мкс искровой пробой. Эксперименты были проведены в стехиомстрической смеси пропана с кислородом. Приведены и обсуждены результаты для двух значений начального давления (0.3 и 1 бар). Размер детонационной ячейки для этой смеси при давлении 0.3 и 1 бар составил 3 и 1.5 мм, соответственно 89. Последнее значение было получено при помощи экстраполяции данных из [89J в область больших давлений. Оба значения значительно меньше, чем диаметр разрядного канала (6.5 мм) и поперечный размер детонационной трубы (20 мм). Критическая энергия, необходимая для прямого инициирования планарной детонации в данной детонационной трубе, составляет 100 Дж при начальном давлении 1 бар and 150 Дж для давления 0.3 бар [89]. Во всех представленных экспериментах энергия инициирования была, по крайней мерс, на порядок величины меньше. В этом разделе будет представлено сравнение различных механизмов ПГД при различных режимах развития разряда. Искровой режим развития разряда отличается высоким значением вкладываемой в газ энергии. Для обоих значений давления, при которых проводились измерения, величина вложенной энергии составила примерно 10 Дж. Принимая во внимание то, что объем разрядного канала для эксперимента при давлении 0.3 бар составляет 3.3 см3, видно, что этой энергии достаточно для того, чтобы нагреть смесь до 10000 К. Однако, известно, что в высоковольтных наносскундных разрядах при высоких полях основная часть энергии расходуется на ионизацию и возбуждение электронных степеней свободы газа, а не на поступательные степени свободы. Для оценки распределения энергии по степеням свободы был проведен расчет на основе кинетического уравнения Больцмана в двучленном приближении. Самосогласованные наборы сечений столкновений электронов с молекулами кислорода были взяты из [92. Надежных самосогласованных наборов сечений столкновений электронов с пропаном не существует.
Вместо этого в модели для оценки были использованы сечения для С Нв [93]. В расчете для Ог и СгНе, наряду с упругим рассеянием, учитывались также неупругие процессы: диссоциация, ионизация, возбуждение колебательных и электронных степеней свобо- ды молекул. Вычисления показали, что при значении приведенного поля, равного 320 Тд, что соответствует эксперименту, более 80% энергии расходуется на возбуждение электронных состояний. Как было показано в [94], приблизительно 30% этой энергии передается в поступательные степени свободы в течение 1 мкс из-за формирования "горячих" атомов при распаде разлетных термов. В данном эксперименте это означает, что горючая смесь мгновенно (за 1 мкс) нагревается до 3000 К. Такой быстрый и существенный нагрев приводит к формированию ударной волны, распространяющейся при числе Маха, превышающем 2, и поджигу смеси во всем разрядном канале без заметной задержки. Мгновенное объемное воспламенение было подтверждено съемкой однокадровой ПЗС-камерой, выполненной через 5 мкс после разряда {рис. 5.20). Таким образом, связанные между собой с начальных стадий процесса ударная волна и волна воспламенения начинают распространяться вместе со сверхзвуковой скоростью в виде волны быстрой дефлаграции. Эти рассуждения подтверждаются данными с датчиков давления и ИК излучения, представленными па x диаграмме на рис. 5.19. Так как воспламенение возникает в протяженном канале (от 10 до 15 см во всех экспериментах), то волна разгрузки появляется на значительном расстоянии от ударной волны. Это позволяет связанным волнам ускоряться вдоль детонационной трубы. Однако, как видно из результатов съемки с временным разрешением (рис. 5.21), пламя никогда не разгоняется до скоростей выше 800-1000 м/с. По достижении этой скорости (через 250 мкс для данного эксперимента) происходит взрыв в горячей точке, формирующий плоский детонационный фронт. Далее наблюдается распространение по трубе стационарной волны детонации Чепмена-Жуге со скоростью 2400 м/с. Такая схема перехода горения в детонацию является хорошо известной и описанной в ряде работ [61]. Место, где происходит адиабатический взрыв, может быть определено по точке возникновения ретонационной волны (рис. 5.19). Это значение равно 230 мм при данных условиях, что согласуется с последовательностью фотографий на рисунке 5.21. Механизм формирования детонационной волны при инициировании искрой при давлении смеси 1 бар оказался очень похожим. Из-за увеличения концентрации газа и длины разрядного промежутка величина приведенного электрического поля оказалась ниже и составила 70 Тд. Расчет показывает, что и в этом случае около 80% вложенной газ энергии идет на возбуждение электронных состояний, так как уменьшение значения E/N приводит главным образом к уменьшению скорости ионизации и увеличению энергии в колебательных и вращательных степенях свободы. С другой стороны, доля энергии, расходуемая на возбуждение электронных состояний, уменьшается незначительно. Учитывая этот факт и то, что величина полной энергии, вложенной в разряд, составляет 10 Дж, получаем, что газ нагревается разрядом на 800 К. Такой температуры еще хватает для того, чтобы поджечь смесь и создать ударную волну. Следует отметить, что плазма в разряде, вероятно, является неоднородной по сечению канала. Эта неоднородность в сечении приводит к уменьшению эффективного объема разогреваемого газа.
Следовательно, в области эффективного нагрева газа температура достигает больших значений, чем дает усредненная оценка без учета неоднородности. Как следствие, ударная волна и волна горения вновь формируются без задержки по времени и распространяются со сверхзвуковой скоростью. Из-за больших величин давления и концентрации горючей смеси ускорение и последующий переход в детонацию происходит раньше. Сигнал первого датчика давления, расположенного в трубе в 40 мм от выхода из разрядного канала, соответствует детонационной волне Чепмена-Жуге. При этом время ПГД оказывается менее 50 мке, что заметно меньше, чем в эксперименте при давлении 0.3 бар. Режим инициирования переходным разрядом является характерным для данной экспериментальной установки. Форма второго отраженного импульса определяется процессами в разрядных промежутках генера- тора Маркса; его запаздывание по отношению к начальному импульсу зависит от длины и типа выбранной питающей линии. Отличительной чертой этого режима инициирования является способ передачи энергии импульса газу. На первом этапе разряд развивается как обычный стример при относительно высокой величине приведенного электрического поля: большая часть энергии расходуется на ионизацию и возбуждение газа. Но при типичных экспериментальных условиях вложенная энергия в стримерном режиме составляет всего 10-25% энергии падающего импульса и оказывается меньшей, чем полная вложенная в разряд энергия в искровом режиме, что не приводит к существенному нагреву газа. Суммарная вложенная энергия в течение следующей стадии развития разряда является сравнимой или большей, чем в первой фазе. Кроме того, так как амплитуда этого импульса меньше, чем предыдущего, и разрядный промежуток заполнен частично ионизованным и проводящим газом, значение эффективного приведенного электрического поля оказывается значительно меньшим. Это приводит к большей диссипации энергии в поступательные степени свободы и более сильному нагреву газа, что является более типичным для искрового разряда.
