Содержание к диссертации
Введение
Глава 1: Обзор литературы. 9
1.1 Общая теория детонации. 9
1.2 Неустойчивость одномерной и плоской детонации. 13
1.3 Нестационарные режимы детонации. 16
1.4 Пределы детонации. 20
1.5 Прямое инициирование детонации за сильными ударными волнами . 22
1.6 Возникновение детонации за слабыми ударными волнами. 24
1.7 Переход горения в детонацию. 27
1.8 Пределы перехода горения в детонацию в каналах. 30
1.9. Численное моделирование перехода горения в детонацию в различных условиях. 33
1.10 Инициирование процесса ПГД в узких каналах. 3 7
Глава 2: Увеличение эффективности поджига .
2.1. Исследование влияния акустического поля на очаг воспламенения. 39
2.2. Исследование возможности применения струйного безыскрового поджига 45
Глава 3: Исследование процесса ПГД в узком канале с форкамерой в водородно-кислороднои и водородно-воздушнои смесях . 47
3.1 Экспериментальный стенд, описание опытов. 47
3.2 Влияние длины форкамеры на формирование детонации в тонком канале в водородно-кислороднои и водородно-воздушнои смесях при начальном давлении 1 атм 50
3.3 Влияние длины форкамеры на формирование детонации в узком канале в водородно-кислороднои и водородно-воздушнои смесях при начальном давлении 2 атм
3.4 Исследование профиля давления детонационной волны. 59
3.5 Усовершенствованная установка.
3.6 Зависимость преддетонационного расстояния от начального давления водородно-воздушнои смеси. 67
3.7 Численное моделирование ПГД в водородно-кислороднои смеси 68
3.8 Выводы. 72
Глава 4: Исследование процесса ПГД в узком канале с форкамерой в метано—кислородной смеси . 73
4.1 Результаты экспериментов с различным ER. 73
4.2 Экспериментальная установка. 75
4.3 Влияние энергии, выделяющейся в форкамере на режим ПГД .
4.4 Влияние времени выделения энергии в форкамере на ПГД в канале. 84
4.5 Критерий эффективности форкамеры. 87
Выводы к главе 4: 89
Глава 5: Экспериментальное исследование возможности применения газовой детонации в устройстве для безыгольной инъекции . 91
5.1 Оценка скорости лекарственного препарата, ускоряемого диафрагмой, деформируемой детонационной волной. 91
5.2 Экспериментальное определение скорости лекарства ускоряемого детонационной волной. 93
5.3. Определение глубины струйного инъектирования 100
Заключение. 103
Список использованной литературы
- Прямое инициирование детонации за сильными ударными волнами
- Исследование возможности применения струйного безыскрового поджига
- Зависимость преддетонационного расстояния от начального давления водородно-воздушнои смеси.
- Влияние энергии, выделяющейся в форкамере на режим ПГД
Прямое инициирование детонации за сильными ударными волнами
Помимо газотермодинамического описания детонации существует также физико-химический подход, который впервые был предложен Я. Б. Зельдовичем \20, 21]. Он обратил внимание на то, что газ в детонационной волне воспламеняется не мгновенно. После его сжатия требуется некоторое время на развитие химической реакции. Следовательно, перед фронтом горения в детонационной волне должна всегда двигаться, с той же скоростью, ударная волна. Стало быть, детонация представляет собой комплекс из ударной волны и зоны горения. Скорость волны пропорциональна (это видно из формулы (1.1.1)) корню квадратному из тангенса угла наклона прямой АБ к оси абсцисс (рис. 1.1.2).
Из условия равенства скоростей ударной волны и зоны горения следует, что состояние ударно-сжатого, но еще не прореагировавшего газа и состояние продуктов сгорания должны лежать на одной прямой. Давление в ударной волне, таким образом, определяется точкой В, продуктов горения — точкой Б. Комплекс, составляющий детонацию, таким образом, состоит из ударной волны и движущейся по ней дефлаграции Чепмена — Жуге.
Распределение давления в комплексе по длине схематически показано на рис. 1.3.1. Длина площадки определяется периодом индукции реакции воспламенения. Форма кривой на участке Н — Б, на котором давление падает от В до Б, зависит от протекания химической реакции \22, 23]. Детонацию, изображенную на рис. 1.1.3, обычно называют детонацией Зельдовича — Неймана — Деринга (модель ЗНД).
Неустойчивости в детонационной волне связаны с экспоненциальной зависимостью времени химической реакции от температуры. Небольшое увеличение (уменьшение) температуры несгоревшего газа в детонации приводит к резкому сокращению (увеличению) времени от начала сжатия в волне до момента воспламенения газа в ней. В работе [24] показано, что плоский комплекс из ударной волны и следующей за ней зоной горения не устойчив по отношению к искривлению фронта пламени, который может быть вызван локальным изменением времени индукции вследствие, например, локального изменения состава смеси. В этой же работе приведен критерий неустойчивости плоской детонации:
Оценки критерия (1.2.1) для различных смесей указывают на неустойчивость плоской детонации практически во всех газовых смесях, в которых она наблюдается. Однако авторы работ \25, 26] приходят к выводу об устойчивости детонации по отношению к возмущениям, длина волны которых мала по сравнению с шириной зоны химической реакции. Такого рода устойчивая детонация может, как они предполагают, осуществиться в узких трубках, диаметр которых заметно меньше ширины зоны реакции. Такое поведение детонации обуславливается тем, что возмущения на фронте пламени в узких трубках не передаются ударному фронту: давление в волнах, идущих от них, усредняется по сечению трубы, прежде чем достигает ударного фронта.
Однако детонация в узких трубках, устойчивая по отношению к искривлению зоны горения, оказывается, как это качественно показали Р. М. Зайдель и Я. Б. Зельдович [27], неустойчивой по отношению к одномерным возмущениям. Детонация в модели Зельдовича — Неймана представляет собою дефлаграцию Жуге, распространяющуюся по ударносжатому газу (рис. 1.2.1, а).
В установившемся режиме сжатый газ воспламеняется через время т после поступления в ударный фронт. Этому времени соответствует скорость распространения горения, равная скорости течения несгоревшего газа и противоположная ей по знаку: фронт горения Б остается неподвижным по отношению к фронту ударного сжатия АВ. Пусть теперь по какой- либо случайной причине время химической реакции сократится на некоторую малую величину. Фронт пламени при этом сместится в сторону ударного фронта, появится составляющая скорости пламени, направленная к передней границе ударной волны. P о)
Условия на границе «несгоревший газ — продукты сгорания» перестанут удовлетворять условию Жуге. Новый разрыв распадется на две ударные волны, одна (В ) пойдет по ударносжатому газу, другая (Б1) - по продуктам сгорания (рис. 1.2.1, б). Если прирост скорости относительно большой, то между ударными волнами в рассматриваемом случае появится волна разрежения ЛМ (рис. 1.2.1, в). Но пока возмущение мало, волной ЛМ можно пренебрегать. Комплекс из зоны горения и распространяющейся перед ним ударной волны называют двойным нестационарным разрывом. Скорость волн, скорость и состояние газа во всех зонах двойного нестационарного разрыва можно легко вычислить [2]. Ударная волна В , появившаяся в результате сокращения времени химической реакции, дополнительно нагревает газ, время химической реакции от этого сокращается еще больше, по газу В идет новая ударная волна, которая еще сильнее сокращает время химической реакции, и т. д. Возмущение (ускорение горения), возникнув, будет прогрессивно возрастать. Когда возмущение достигнет исходного ударного фронта АВ, назад по сжатому газу пойдет волна разрежения, давление на фронте резко упадет и детонация вследствие очень сильной зависимости времени реакции от температуры (давления ударносжатого газа) может затухнуть.
Критерий (1.2.2) практически всегда превышает единицу. Плоская волна поэтому неустойчива и по отношению к одномерным возмущениям. В однородных газовых смесях детонация поэтому распространяется не как плоская волна, она становится или пульсирующей, или спиновой. В связи с этим теряет силу старый подход к теории пределов детонации [21], в котором рассматривается затухание плоской детонации, а пределы распространения детонации определяются условиями возможности распространения детонационного спина.
Описанные в предыдущем пункте неустойчивости приводят к тому, что фронт детонации никогда не бывает идеально плоским, а целиком состоит из различных неоднородностей, порождаемых неустойчивостью плоского фронта. Такая структура фронта детонации была открыта в 1957—1958 гг. и называется ячеистой. Особенно ярко ячеистая структура детонации наблюдается в смесях газов, находящихся вдали от пределов детонации [28]. Осредненные параметры детонационной волны остаются такими же, как в одномерной теории, но условие Чепмена-Жуге выполняется уже не в плоскости, а для отдельных ячеек детонации.
Ячеистая структура детонационного фронта является регулярной и характеризуется размерами ячейки (длиной и шириной), которые пропорциональны периоду индукции данной смеси. Они являются характеристикой состава и начальных параметров смеси. Знание размеров ячейки очень важно с практической точки зрения, так как позволяет определять, во-первых, как будет распространяться детонация в трубах и, во-вторых, найти, так называемый, первый критический диаметр, определяющий размер канала, в котором стационарная детонация распространяться не может.
Несмотря на неустойчивость, на модели Зельдовича-Неймана основывается существование пульсирующей детонации. Как было сказано выше, неустойчивости не разрушают детонацию с ударной волной впереди зоны горения, но только придают волне более сложную трехмерную структуру. Пульсирующую детонацию, как была названа детонация с многочисленными неоднородностями во фронте, можно выделить в самостоятельный вид горения: это потерявшая устойчивость плоская волна в модели Зельдовича — Неймана \29. 30. 31. 321.
Структура неоднородностей при пульсирующей детонации, как показывают эксперименты и сопоставленные с ними газодинамические расчеты, выглядит следующим образом [2].
Исследование возможности применения струйного безыскрового поджига
Современным исследователям хорошо известно о сильном взаимном влиянии пламени и акустических волн. Во многих экспериментальных исследованиях наблюдалось ускорение развитого пламени, находящегося в ультразвуковом поле, за счет увеличения турбулентности потока [7]. Основной эффект, вызываемый турбулицацией зоны горения — это увеличение площади поверхности пламени, что ведет к усилению таких ведущих для процесса горения факторов как теплопроводность и диффузия, причем эффект искривления фронта пламени зависит от частоты и проявляется сильнее для коротковолновых воздействий Г78]. Это, в свою очередь, приводит к усилению нелинейных процессов на фронте горения, дальнейшему развитию турбулентности и, в итоге, к значительному ускорению пламени, инициирующему переход от "медленного горения" (дефлаграции) к детонационному режиму горения [65, 21].
Кроме того, в процессе распространения пламя само способно генерировать акустические волны. Например, в открытом турбулентном пламени излучение звука происходит в результате взаимодействия в пламени вихревых возмущений и возмущений давления [79]. В камерах сгорания генерируемые пламенем акустические моды могут попадать в резонанс и вырастать до больших значений амплитуд, вызывая неустойчивый режим горения [80]. Существование такой обратной связи, ответственной за возникновение вибрационного горения в камерах сгорания подтверждает возможность управления процессами горения с помощью звуковых воздействий.
Несмотря на неугасающий интерес исследователей к вопросам взаимодействия развитого пламени с гидродинамическими возмущениями, их влияние на режим поджига и начальную стадию горения изучено слабо. Результаты таких исследований можно найти в работе [Г], где были проведены эксперименты по возгоранию смеси при низких давлениях с целью изучения проблемы повторного запуска реактивных двигателей, которые показали, что при наличии потока, энергия искры, необходимая для поджига, возрастает, что свидетельствует о снижении воспламеняемости смеси. Согласно общей теории процессов зажигания газовых смесей, разработанной Д. А. Франк-Каменецким [8Г\ в 30-40 годы прошлого века, механизм воспламенения газовой смеси обусловлен в основном теплопроводностью. В работе 182] исследовалось влияние волн давления на начальную стадию распространения пламени в трубах различных длин и было показано, что, взаимодействуя с волнами давления, пламя в трубе может как ускоряться, так и замедляться. Авторы экспериментально наблюдали существенное увеличение длины, на которой происходит переход горения в детонацию, вследствие влияния сильного звукового поля \78]. Также было численно показано существенное влияние акустики на форму и размер очага возгорания. Исследования, затрагивающие вопросы воздействия акустических колебаний на пламя на стадии поджига, в большинстве своем касались прикладных вопросов и проводились в условиях движущихся компонентов смеси, а однозначного ответа о влиянии акустических колебаний на расстояние перехода горения в детонацию дано не было.
В случае воздействия ультразвука на очаг возгорания, ожидалось, что в большой степени величина влияния будет определяться временем, когда после начального нагревания в смеси образуются первые цепи химической реакции, и не началось интенсивное тепловыделение -периода индукции. В это время начальное тепло, сообщенное смеси, не будет увеличиваться за счет реакции, а будет только отводиться в холодный газ посредством теплопроводности. После того, как пламя достаточно расширится, и процесс горения начнется в большом объеме, как следует из приведенных выше работ, пламя будет ускоряться под воздействием ультразвука. Руководствуясь этими рассуждениями, а также тем, что скорость реакции, а вместе с ним и время индукции, пропорциональна: т где t - среднее время одного столкновения между молекулами смеси, an- среднее число столкновений, необходимое для реакции (которое зависит от стехиометрического коэффициента ER), рабочей смесью была выбрана 4% пропано-бутано-воздушной смесью. к звуковому генератору к форвакуумному насосу IKOBOMV Kl I к бл0КУ поджига
Исследования проводились на установке, изображенной на рис. 2.1.1. Камера сгорания (КС) представляла собой детонационный канал внутренним диаметром 22 мм, закрытый с одного конца. У открытого конца канала находился шаровой кран К1, который закрывался во время откачки камеры сгорания и наполнения ее смесью и был открыт в момент поджига. На расстоянии L1 = 173 мм от частично открытого конца трубы находилась свеча, представляющая собой высоковольтный электрод в керамическом изоляторе, вдвинутый в трубу на расстояние 12 мм. Пробой происходил от электрода непосредственно на стенку камеры сгорания, таким образом, длина искрового промежутка составляла 10 мм.
Система диагностики пламени экспериментальной установки состояла из четырех фотодатчиков и датчиков давления, последовательно расположенных в различных сечениях камеры сгорания. Расстояния между элементами установки (см. рис. 2.1) равнялись L2 =181 мм, L2+L3 = 378 мм, L2+L3+L4 = 457 мм. Полная длина канала составляла 630мм. Сигналы принимались записывающим осциллографом Tectronix TDS 3014 В. Таким образом, можно было измерять светимость и среднюю скорость пламени между различными сечениями камеры сгорания, в которых расположены датчики. Сигнал со свечи снимался с помощью вольтметра VI, соединенного со свечой посредством делителя напряжения, состоящего из двух сопротивлений R1 и R2, делящих напряжение на свече в отношении 1 к 1000. Величина сопротивлений равняется 1МОм и 1кОм соответственно. Акустическое поле генерировалось ультразвуковым излучателем MA40S8S, закрепленном на подвижном штативе, находящемся у частично открытого конца трубы (на рис. 2.1.1 обозначен как ЗИ). На резонансной частоте максимальный уровень звукового давления составлял до 120 Дб, направленность излучателя — симметричная в телесный угол 80 градусов. Амплитуда излучаемого звука в . области поджига измерялась ультразвуковым датчиком ПАЭ20-200 отдельно, в экспериментах, моделирующих отрезок камеры сгорания от выходного отверстия до положения свечи. Во всех экспериментах измеренная амплитуда звука составляла 0.2% от атмосферного.
Определялась скорость фронта горения при наличии или отсутствии ультразвукового акустического поля для смесей с различным содержанием горючего.
Перед проведением экспериментов готовилась смесь необходимого состава в сосуде объемом 40 литров по парциальным давлениям компонентов. Полное давление составляло 6 атм и контролировалось с помощью образцового манометра, цена деления которого составляла 0,03 атм. Таким образом, погрешность определения концентрации компонентов составляла 0,5% в мольных соотношениях.
Для избежания присутствия воздуха и неучтенных примесей в приготавливаемых смесях происходило трехкратное заполнение сосуда метаном с последующей откачкой до вакуума.
Начальное давление в детонационном канале измерялось с помощью образцового манометра. При этом максимальная относительная погрешность определения давления составляла 3 %.
Измерение скорости движения фронта пламени в канале проводилось базовым методом — регистрировалось время распространения волны между свечой и фотодатчиком или двумя фотодатчиками с известным расстоянием между ними L. Если время прохождения этого расстояния равно t, то скорость фронта пламени определится как: v=L/t.
Зависимость преддетонационного расстояния от начального давления водородно-воздушнои смеси.
Из графика видно, что увеличение длины форкамеры приводит к росту начальной скорости в канале и сокращению преддетонационного расстояния, которое составляет от 70 до 80 калибров (рис. 3.5.7). Кроме того, с увеличением объема форкамеры возрастало время существования пересжатой детонации. Скорость стационарной детонации Чепмена-Жуге для водородно-воздушной смеси в широких каналах равна 1920 м/с, а зарегистрированные скорости пламени на расстоянии 570 мм от входа в канал составляли 2100 м/с для 47 мм форкамеры и 1850 м/с для форкамер длиной 38, 30 и 22 мм.
Так как в момент перехода пламени в канал газ в форкамере сгорает еще не полностью, то увеличение времени затухания пересжатой детонации можно связать со временем сгорания газа в форкамере, которое тем больше, чем больше ее объем. На начальной стадии горения газа в форкамере, из-за генерации фронтом пламени слабых волн сжатия, возникает поток газа в канал, вследствие чего фронт пламени перестает быть сферическим и искривляется, вытягиваясь в сторону входного отверстия в канал. Сгорающий в форкамере газ продолжает подпитывать фронт пламени в канале тем дольше, чем больше длина форкамеры.
Фронт пламени в канале до перехода в детонацию ускоряется скачками, с последующим снижением скорости, образовывая пики на графике. Подобная картина наблюдалась в работе [89] (рис. 3.5.8), в стехиометрической водородно-кислородной смеси в канале диаметром 25 мм. літ
На графике (рис. 3.5.8) хорошо различимы три скачка скорости, в последнем из которых скорость пламени превышает значение 3 км/с и происходит образование детонационной волны, однако авторы провели по экспериментальным точкам плавную кривую.
Детонационная волна возникает вследствие воспламенения смеси в локальных экзотермических центрах («горячих точках») впереди зоны пламени. При использовании форкамер, обеспечивающих дополнительный поршневой эффект при расширении продуктов сгорания перед фронтом пламени образуется серия волн сжатия. Взаимодействие в газе двух ударных волн, из которых одна догоняет другую, приводит к образованию одной ударной волны, распространяющейся в ту же сторону, отраженной центрированной волны разрежения и контактной поверхности между ними, разделяющей газы различной температуры и плотности. Горячие точки перед фронтом пламени, порождающие волны детонации или дефлаграции, образуются именно на контактных поверхностях, являющихся результатом взаимодействия догоняющих друг друга головных ударных волн. Когда воспламенение происходит последовательно в нескольких горячих точках перед фронтом пламени, каждое из них непосредственно не приводит к формированию детонационной волны. Пламя, распространяющееся во всех направлениях от горячих точек, приводит к формированию объемного горения и последующему сжатию смеси позади головной ударной волны. Детонационная волна возникает при последующем воспламенении соседних «горячих точек», до которых волна дефлаграции еще не успела дойти. 3.6 Зависимость преддетонационного расстояния от начального давления водородно-воздушной смеси.
Вследствие конструктивных особенностей форкамеры, сократить ее длину менее 22 мм не представлялось возможным. Уменьшение энергии, выделяющейся в форкамере менее 17 Дж осуществлялось путем понижения начального давления горючей смеси.
Опыты, по определению зависимости преддетонационного расстояния от начального давления водородно-воздушной смеси (рис. 3.6.1) были проведены для наименьшей форкамеры (22 мм). Начальное давление горючей смеси составляло 1 атм, 0,72 атм и 0,6 атм.
Ускорение фронта пламени происходит не плавно, а скачками, при начальных давлениях 0,72 атм и 0,6 атм наблюдается 3 скачка скорости (рис. 3.6.1).
Эксперименты по регистрации наличия сформировавшейся детонационной волны с помощью секции с датчиками давления и света показали, что несмотря на высокую скорость фронта пламени в районе второго пика (на расстоянии около 250 мм от входа в канал) детонационная волна в смесях с начальным давлением 0,72 атм и 0,6 атм на этой длине еще не сформировалась, в то время как в смеси с начальным давлением 1 атм (и длине форкамеры 22 мм) сформировавшаяся волна пересжатой детонации зарегистрирована на расстоянии 240 мм от входа в канал. В случае начальных давлений 0,72 атм и 0,6 атм переход в детонацию происходит на третьем скачке скорости фронта пламени, и наличие детонационной волны было зафиксировано на расстоянии 300 мм от начала детонационного канала.
Для более детального анализа процесса ПГД в водородно-кислородной смеси было проведено численное моделирование на основе газодинамической модели горения с учетом конвективного переноса, вязкости, теплопроводности, многокомпонентной диффузии и детальной модели химической кинетики [90]. В расчете совместно решались уравнения:
Экспериментально осуществлен переход горения в детонацию в водородно-воздушнои смеси в канале диаметром меньше критического диаметра распространения стационарной детонации Чепмена-Жуге. Определена динамика скорости фронта пламени для различных энергий, выделяющихся в форкамере вследствие сгорания горючей смеси. Полученные уровни давления за отраженной волной хорошо совпадают с расчетными давлениями, основанными на известных параметрах для условия Чемпена - Жуге.
Обнаружено, что в зависимости от энергии, выделяющейся в форкамере, переход горения в детонацию может происходить по трем различным сценариям: немонотонное ускорение с несколькими локальными максимумами, немонотонное ускорение с одним локальным максимумом и монотонное ускорение фронта пламени. Дальнейшее увеличение энергии перестает оказывать влияние на преддетонационное расстояние.
Влияние энергии, выделяющейся в форкамере на режим ПГД
На большей части экспериментальных кривых наблюдается немонотонное ускорение фронта пламени вдоль канала: при меньших объемах форкамеры (и, соответственно, меньших энергиях, выделяющихся в форкамере при сгорании газа), точке возникновения детонации предшествует локальный максимум скорости, расположенный в зависимости от объема форкамеры на 65-83 калибрах канала. В этом режиме ПГД возникает на втором этапе ускорения фронта пламени при превышении им скорости 1.5 км/с, а преддетонационное расстояние зависит от объема и геометрических параметров форкамеры.
При достаточно больших объемах форкамеры увеличение скорости горения происходило монотонно, и детонация возникает на длине порядка 50-65 калибров канала. За скачком скорости, превышающем по величине скорость Чепмена-Жуге и означающим возникновение детонации, во всех случаях наблюдалось замедление фронта пламени. Такое поведение характерно для распространения детонации в субкритическом канале и означает дальнейшее затухание и распад детонационной волны или ее распространение в галопирующем режиме.
Представленные результаты показывают, что энергия сгорающего в форкамере газа не может являться универсальным критерием эффективности форкамеры, так как, например, при использовании форкамер длиной 34 мм и диаметром 16 и 22 мм наблюдалось непрерывное ускорение фронта пламени, в то время как при больших энергиях, выделяющихся в форкамере диаметром 26 мм, ускорение фронта происходит в два этапа. Следовательно, при создании критерия необходимо учитывать другие факторы, например длительность сгорания газа в форкамере.
На рисунках 4.4.1 - 4.4.4 представлены графики распространения фронта пламени вдоль канала для различных форкамер сгруппированные по объему форкамеры. Абсциссы точек на графиках соответствуют серединам участков между соседними фотодатчиками.
Графики иллюстрируют влияние геометрических параметров форкамеры при фиксированной дополнительной энергии, выделяющейся в ней. Как показал расчет, приведенный в главе 3, пламя переходит в канал до сгорания всего объема газа в форкамере, таким образом, после начала распространения пламени в канале, форкамера еще некоторое время ускоряет его за счет волн давления, генерируемых сгорающим в форкамере газом. Это время будет тем больше, чем больше радиус форкамеры по отношению к каналу. С другой стороны длина форкамеры напрямую влияет на начальную скорость фронта пламени в канале, которая тем больше, чем больше длина, пройденная пламенем в форкамере до перехода в канал. Таким образом удобно в качестве параметра выбрать время сгорания смеси, или, иначе, время выделения энергии в форкамере, которое будет являться универсальным критерием, характеризующим геометрию форкамеры и будет определяться наибольшим геометрическим размером - длиной или радиусом (так как поджиг смеси производится на оси симметрии форкамеры). R=5 мм, L=34 мм - - R=8 мм, L=13 мм R=10MM, L=8MM — —R=13 мм, L=5 мм
Эволюция скорости распространения фронта пламени в узком канале с энергией в форкамере 14,5 Дж (объем 2,6 мл)
При Е = 14,5 Дж (рис. 4.4.1) преддетонационное расстояние незначительно сокращается при увеличении длительности сгорания смеси в форкамере. При этом наблюдается локальный максимум на графике скорости фронта пламени.
При Е = 23,1 Дж (рис. 4.4.2) наблюдалось более сильное воздействие длительности сгорания на преддетонационное расстояние. Увеличение длительности сгорания смеси в форкамере менее чем в два раза (с 13x8 и 10x13 мм до 8x21 мм) приводило к сокращению преддетонационного расстояния со 150 до 100 калибров канала, в то время как при энергии 14,5 Дж увеличение длительности сгорания более чем в три раза (с 13x5, 10x8 и 8x13 мм до 5x34) практически не уменьшало его.
Эволюция скорости распространения фронта пламени в узком канале с энергией в форкамере 59,5 Дж (объем 10.65 мл) При энергиях Е = 37,5 и 59,5 Дж увеличение длительности сгорания в 1,6 раза изменяло режим ускорения фронта пламени с немонотонного на монотонный, что приводило к сокращению преддетонационного расстояния.
В том случае, когда длительность сгорания постоянна (форкамеры 8x13, 13x5, 10x13, 13х 8) влияние энергии на скорость пламени в начале канала не наблюдалось. Как только длительность сгорания начинает возрастать (форкамеры 5x34, 8x21, 8x34, 10x34), начальная скорость пламени в канале увеличивается, а преддетонационное расстояние сокращается. Таким образом, в зависимости от энергии, выделяющейся в форкамере, интенсивность влияния длительности сгорания горючей смеси на преддетонационное расстояние оказывается различной. Следовательно, по отдельности в качестве критерия эффективности форкамеры не подходит ни энергия газа, сгорающего в форкамере, ни время, в течение которого происходит сгорание газа.
Известно [87], что на процесс перехода горения в детонацию оказывает влияние путь, пройденный пламенем в относительных единицах (калибрах). Чем меньше отношение диаметра канала к размеру детонационной ячейки X,, тем сильнее увеличивается преддетонационное расстояние в канале, и при достаточно малом диаметре канала возникает режим, в котором инициированное горение не переходит в детонацию, несмотря на то, что диаметр канала может быть больше критического (для распространения детонации Чепмена-Жуге)
На основе экспериментальных данных предложен критерий эффективности форкамеры, определяющий, насколько быстро горение в узком канале перейдет в детонацию. Данный безразмерный критерий ГИБ учитывает следующие факторы, влияющие на преддетонационное расстояние:
Параметр учитывает: энерговыделение в форкамере (ЕХИм) в зависимости от детонационный способности смеси (Екр); время поджатия продуктов сгорания в канале (trop); относительное расстояние пройденное фронтом пламени в форкамере (L/D) и химическую активность горючей смеси (t„HJ).
Рис. 4.5.1 иллюстрирует влияние критерия ГИБа на эффективность форкамеры. С ростом критерия ГИБа скорость фронта пламени на начальном отрезке узкого канала возрастала. Для форкамер с наибольшим критерием ГИБа наблюдалось монотонное ускорение пламени, а преддетонационное расстояние для них оказывалось наименьшим и находилось в диапазоне 50-65 калибров канала.
При значении критерия ГИБа меньше 150 наблюдалось немонотонное ускорение фронта пламени и появление локального максимума скорости. При этом с уменьшением значения критерия, увеличивается преддетонационное расстояние. Форкамера диаметром 10 мм и длиной 34 мм обладает наименьшим критерием ГИБа, поэтому преддетонационное расстояние в этом случае оказывается наибольшим и достигает 140 калибров канала.
Таким образом, можно говорить, что переход горения в детонацию может происходить по нескольким сценариям, причем реализация того или иного из них определяется безразмерным критерием ГИБа (см. рис. 4.5.2). Этот критерий определяет эффективность влияния форкамеры на ПГД в субкритических каналах и учитывает энерговыделение в форкамере, время сгорания смеси в форкамере и относительное расстояние пройденное фронтом пламени в форкамере. Входящие в него параметры нормированы на критическую энергию инициирования детонации, которая характеризует детонационную способность смеси, время индукции самовоспламенения, определяющее химическую активность смеси и диаметр форкамеры.
Похожие диссертации на Управление переходом горения в детонацию в каналах субкритического диаметра
