CC BY
98
Том XЬїї
УЧЕНЫЕ ЗАПИСКИ ЦАГИ 2011
№ 3
УДК 533.6.011.5:533.9.08
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ РЯДА СХЕМ НЕРАВНОВЕСНЫХ ЭЛЕКТРОДНЫХ РАЗРЯДОВ ДЛЯ ВОСПЛАМЕНЕНИЯ И СТАБИЛИЗАЦИИ ГОРЕНИЯ В СВЕРХЗВУКОВЫХ ПОТОКАХ
В. В. СКВОРЦОВ
В рамках разработки методов воспламенения и стабилизации горения на режимах, когда имеющиеся способы мало эффективны или, в принципе, невозможны (бедные смеси, низкие температуры и давления в высокоскоростных потоках), проведены исследования течений с использованием электрических разрядов, в которых температура электронов существенно превышает температуру нейтральных молекул, что увеличивает вероятность возбуждения молекул и интенсифицирует плазмохимические реакции.
Представлены результаты разработок и исследований в ЦАГИ ряда конструкций (модулей) с использованием таких разрядов. Конструкции имеют низкое аэродинамическое сопротивление и в перспективе могут использоваться как модули пилотного пламени. Рассмотрены особенности распределений продуктов экзоэнергетических реакций в указанных модулях в сверхзвуковом потоке (М = 2) при низких статических температуре (~ 160 К) и давлениях (~260 Тор) при использовании в качестве горючего пропана и керосина. Одним из основных методов исследований была регистрация эмиссионных спектров. Показано, что процессы в этих модулях идут с образованием активных радикалов, а также атомарного водорода и кислорода, которые сами активны в химическом отношении. Зарегистрирован вынос зон плазмохимических реакций в сверхзвуковую область потока.
Ключевые слова: сверхзвуковое течение, воспламенение, стабилизация горения, неравновесный разряд, плазмохимические реакции, пропан, керосин, эмиссионная спектроскопия.
Применение в сверхзвуковых потоках традиционных газодинамических методов инициирования и стабилизации горения топливовоздушных смесей, как например, создание рециркуляционных зон при течениях в нишах и за уступом, не дают положительного эффекта при низких статических температурах и давлениях. Поэтому исследуются возможности, в которых газодинамические методы стабилизации горения сочетаются с локальным подводом энергии в поток. Изучение вопросов управления течениями путем целенаправленного подвода энергии в потоки в настоящее время развилось в самостоятельное направление исследований. Значительный интерес представляет разработка способов управления воспламенением и стабилизацией горения в пристеночных областях сверхзвуковых течений воздуха, а также выноса горения из пристеночной области непосредственно в сверхзвуковой поток с помощью различных видов электрических разрядов.
Многие плазмохимические процессы, в том числе в топливовоздушных газовых смесях, идут более эффективно, если возбуждаются высоко расположенные колебательные уровни молекул. Возбуждение высоких колебательных уровней молекул может осуществляться либо при высокой температуре газа, либо при наличии высокоэнергетических электронов. В электрических разрядах энергия электронов увели-
СКВОРЦОВ Владимир Владимирович
доктор технических наук, старший научный сотрудник, начальник сектора ЦАГИ
чивается с увеличением длины их пробега, т. е. с уменьшением давления. Поэтому при высоких статических давлениях превалирует термический механизм возбуждения (высокая температура газа), а при низких давлениях высокая эффективность достигается в результате передачи энергии от электронов, ускоренных в электрическом поле между более редкими их столкновениями с молекулами, что возможно и при низких температурах газа (неравновесный разряд). В неравновесном разряде температура электронов значительно превышает температуру ионов и нейтральных молекул. Использование таких разрядов представляется энергетически выгодным по сравнению с дуговыми разрядами с термическими ионизацией и возбуждением молекул газа.
Возможность использования дуговых разрядов, в которых реализуется преимущественно термический механизм возбуждения и ионизации, исследовалась, например, в [1 — 6] при ин-жекции газообразного топлива и плазменной струи поперек потока в пристеночной области. Отмечалось [6], что используемые плазменные струи, создаваемые дуговыми источниками, не обладали скоростным напором, достаточным для проникновения струи в область основного течения. Характерной особенностью дуг была термическая ионизация, близость температур электронов и ионов.
На роль электронов сравнительно высоких энергий в интенсификации газофазных химических реакций было обращено внимание в трудах акад. В. Н. Кондратьева [7]. Такие электроны, наряду с ионами, молекулами и атомами в различных возбужденных состояниях, являются одним из основных компонентов неравновесных разрядов [8, 9]. Их взаимодействие с молекулами приводит к переводу последних в высоко возбужденные энергетические состояния, находясь в которых молекулы активно участвуют в образовании свободных радикалов с ненасыщенными валентными связями. Происходит диссоциация молекул, а в случае использования различных видов углеводородного топлива образуются атомарные кислород и водород, которые сами активны в развитии окислительных процессов. Свободные радикалы и возбужденные атомы являются вероятными центрами цепных реакций и цепного воспламенения, которое может возникать независимо от термического механизма.
Активное развитие исследований возможности применения обусловленного неравновесными разрядами механизма воспламенения и стабилизации горения различных видов углеводородного топлива в аэродинамических приложениях началось в 1997 — 1998 гг. работами, которые были выполнены в ряде научных центров России (ИВТ РАН, МГУ им. М. В. Ломоносова, МРТИ, МФТИ, ИОФ РАН, ЦИАМ) [10 — 17].
Наибольшими значениями средней энергии обладают электроны в наносекундных, СВЧ и высокочастотных разрядах. Поэтому с точки зрения наиболее эффективного использования электронов эти разряды предпочтительнее в реализации механизмов неравновесного поджига топлива. Однако по технологическим причинам в силу особенностей методик создания таких разрядов они трудно совместимы с реальными камерами сгорания. С технологической точки зрения представляется перспективным использование в камерах сгорания при средних давлениях неравновесных электродных разрядов в различных вариантах их реализации. В частности, они создаются с помощью источников импульсно-периодического напряжения. К ним относятся разряды, являющиеся проводниками переменного тока при синусоидальном напряжении источников питания, а также продольные по потоку разряды и разряды, в которых продольная ветвь переходит в ветвь, пересекающую поток (продольно-поперечные разряды). Именно с двумя последними видами разрядов проводятся исследования в ЦАГИ. Причем акцент сделан на разработку вспомогательных устройств для решения задач воспламенения и стабилизации горения углеводородного топлива в основных топливовоздушных потоках, которые могут иметь достаточно большие поперечные размеры и в которых начальные значения статических температур и давлений могут быть низкими.
В обзоре представлены результаты исследований, в получении которых от ЦАГИ принимали участие Б. Г. Ефимов, В. В. Иванов, С. И. Иншаков, Ю. Е. Кузнецов, А. Ю. Киреев, О. В. Воло-щенко, А. А. Николаев, С. В. Шиленков, М. А. Стародубцев, Б. В. Ларин, от Института спектроскопии РАН А. М. Пындык, В. Н. Крашенинников, от Института проблем химической физики РАН А. М. Климов.
Важную роль в развитии направления работ в ЦАГИ, связанного с использованием неравновесных разрядов, сыграли научная деятельность и руководство проф. М. Н. Когана.
1. МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА
Эксперименты проводились на многофункциональной установке Т-42М, фотография которой показана на рис. 1. Установка представляет собой аэродинамическую трубу с закрытой рабочей частью и выхлопом воздуха в атмосферу. Ее рабочая часть имеет прямоугольное сечение размером 120 х 120 мм2 и длину 0.4 м. Труба может работать как в сверхзвуковом, так и дозвуковом режимах с реализацией чисел М около 1, 2, 2.5, 3, что достигается с помощью сменных сопл. Геометрия сопл в выходных сечениях сопряжена со стенками рабочей части. Пульсации скорости по данным измерений с помощью лазерного доплеровского измерителя скорости не превышали 0.6%. Рассматриваемые ниже эксперименты проводились в основном при числе М набегающего потока, равном 2.
Для получения статических давлений в диапазоне 50 — 100 Тор (6.7 • 103 — 1.33 • 104 Па) использовался сверхзвуковой эжектор. Статические давления 240 — 260 Тор (3.2 • 104 — 3.47 • 104 Па), при которых проводились конкретные эксперименты, реализовались без включения эжектора. При давлении 260 Тор единичное число Рейнольдса равно примерно 3 • 107 1/м.
Для проведения экспериментов с разрядами (подготовительные работы были выполнены совместно с МРТИ) использовался источник напряжения на базе высокочастотного генератора ВЧГ-2-4/27, у которого была исключена часть, связанная с генерацией частоты. Практически использовался только высоковольтный выпрямитель, собранный по трехфазной двухполупериод-ной схеме на базе высоковольтного трехфазного трансформатора. Выпрямитель обеспечивал создание высокого постоянного напряжения до 6 кВ при силе тока до 1 А. Для плавной регулировки высокого напряжения низковольтная обмотка трансформатора блока ВЧГ-2-4/27 подключалась в сеть через регулируемый автотрансформатор РТТ-25. Для ограничения тока при основных режимах работы в высоковольтную цепь вводились ограничительные сопротивления 1.5 кОм.
Изолирующие узлы токовводов в рабочую часть установки были выполнены разборными и вместе с тем герметичными, чтобы иметь возможность работать при статическом давлении, ниже атмосферного. Входящие в их состав текстолитовые втулки имели развитую поверхность, которая обеспечивала надежную изоляцию токовводов от заземленной металлической стенки рабочей части, чтобы избежать непредусмотренных замыканий цепей в результате пробоев. Оба электрода были изолированы от всех металлических конструкционных узлов рабочей части установки, чтобы они не включались в разрядную цепь при проведении экспериментов в варианте с подачей напряжения по схеме питания, изолированной от земли.
Для регистрации средних значений тока и напряжения использовались приборы магнитоэлектрической системы, которые были встроены в блок высоковольтного источника. Для регистрации пульсаций тока применялся интегрирующий пояс Роговского, сигнал с которого подавался
Рис. 1. Экспериментальная установка Т-42М:
1 — форкамера АДТ; 2 — сменное сопло; 3 — рабочая часть; 4 — источник высокого постоянного напряжения; 5 — прибор Теплера; 6 — приемный объектив спектрометра; 7 — спектрометр
на электронный осциллограф. Установка оснащена теневым прибором ИАБ-451 и координатным устройством, на котором могли монтироваться термопары и приемники полного давления для измерения соответствующих параметров в следе за разрядом.
В проведенных экспериментах основным оптическим измерительным прибором был дифракционный спектрометр, разработанный в Институте спектроскопии РАН, г. Троицк (А. М. Пындык, В. Н. Крашенинников). Он включал в себя малогабаритный спектрограф и многоканальную систему на основе однорядной ССЮ-линейки ТоэЫЬа ТСЮ 1304. Она имеет около 3650 пикселей при размере пикселя 8 х 200 мкм. Калибровка прибора производилась с использованием излучения эталонных источников. Реперные линии занесены в программу настройки прибора. Спектрометр позволял путем нескольких оперативных перенастроек производить регистрацию спектров с записью их на персональный компьютер в диапазоне длин волн от 220 до 885 нм (полный спектральный диапазон прибора составляет 190 — 1080 нм) при спектральном разрешении лучше 0.2 нм и времени интегрирования каждого участка спектра менее 1 с. Чувствительность аппаратуры позволяла с высоким отношением сигнал/шум регистрировать колебательно-вращательные полосы радикала С2 и других радикалов, линии атомарного кислорода, линии На, Нр водорода и др. Измерительный объем имел длину вдоль потока ~6 мм, по линии визирования — 5 — 6 мм и в вертикальном направлении (по оси у) — 1.5 мм. Небольшая высота измерительного объема позволила провести исследование распределения интенсивности излучения по вертикали. При этом приходилось мириться с неизбежным осреднением распределений по координате г. Для обеспечения возможности регистрации спектра как в видимом, так и ультрафиолетовом диапазоне длин волн, окно рабочей части аэродинамической трубы было выполнено из кварца.
Далее представлены результаты экспериментов в последовательности, которая определялась, в основном, хронологией их получения.
2. МЕТОДИКА СОЗДАНИЯ НЕРАВНОВЕСНОГО ПРОДОЛЬНОГО РАЗРЯДА И РЕЗУЛЬТАТЫ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ С ЕГО ИСПОЛЬЗОВАНИЕМ
Схема создания продольного разряда, разработанная в ЦАГИ (автор, Ю. Е. Кузнецов) при участии МРТИ (Л. П. Грачев), показана на рис. 2, а. Разряд создавался с помощью представленного выше высоковольтного источника напряжения между выполненным из меди или латуни электродом 1, концевой участок которого был ориентирован вдоль потока, и профилированной пластиной 2 из дюралюминия, имевшей два выступа. Ближний к верхнему электроду выступ предназначен для надежного пробоя разрядного промежутка. После зажигания разряда он сносился потоком вдоль пластины и при определенной величине разрядного тока контрагировал, замыкаясь, в основном, на дальний от верхнего электрода выступ. В зависимости от газодинамических условий, геометрии системы электродов, величины силы тока разряда напряжение на разряде находилось в диапазоне 1.2 4- 2.4 кВ. Начальные значения силы тока составляли примерно 0.5 А. Контрагирование разряда происходило при силе тока большей или равной 0.8 А. Теневая фотография разряда в случае реализации указанного режима приведена на рис. 2, б. Исследования показали, что при такой форме разряд имел низкий (до 3 — 5%) уровень пульсаций тока в отличие от ситуаций, когда он мог замыкаться на различных участках пластины. В режиме с низкими пульсациями тока длина Ь разрядного промежутка при статическом давлении 3.47 • 104 Па и силе тока разряда 1 А составляла 70 — 80 мм при М = 2 и 40 мм при М = 2.5 или М = 0.65 — 0.7. Уменьшение длины Ь с увеличением числа М при сверхзвуковом режиме, вероятно, обусловлено увеличением плотности газа из-за уменьшения статической температуры. В области дозвуковых чисел М причинами сокращения промежутка Ь могут быть высокая плотность газа и низкая скорость потока, при которой разряд сносится на меньшее расстояние вниз по потоку. При проведении экспериментов с инжекцией в разряд пропана (рис. 3) его подача осуществлялась через верхний электрод, для чего последний был выполнен из трубки, которая заканчивалась круглым или овальным отверстием. Достаточно большое (120 х 120 мм) поперечное сечение рабочей части установки гарантировало отсутствие теплового запирания трубы. Разработанная методика позволяла проводить эксперименты при длительном непрерывном горении разряда. Характерное время
Рис. 3. Фотография разряда в сверхзвуковом потоке при инжекции пропана: М = 2, р8( = 260 Тор, О = 1 г/с
горения разряда составляло 5 — 7 мин при возможности многократного использования одной и той же сборки электродов. Вариант разряда, когда верхний электрод был анодом, обеспечивал низкую эрозию электродов. В ряде случаев взаимодействие набегающего потока с трубчатым электродом приводило к отклонению потока и вместе с ним разряда от горизонтали.
В проведенных экспериментах методом эмиссионной спектроскопии было исследовано распределение относительной интенсивности излучения ряда компонент, образующихся в резуль-
Рис. 4. Эмиссионные спектры, полученные в продольном разряде при инжекции пропана
тате плазмохимических реакций в пропано-воздушном потоке в зоне разряда [18]. Эксперименты проведены при одинаковой настройке как оптической, так и электронной аппаратуры для различных диапазонов длин волн. Это дало возможность сравнить распределения, получаемые для различных условий, например, в различных сечениях разряда или при изменении расхода пропана.
Полученные спектры для некоторых диапазонов длин волн приведены на рис. 4 (разрядный ток — 1 А, напряжение на разряде Ур = 2 кВ, расход пропана О = 1 г).
Общий вывод из расшифровок полученных спектров состоял в том, что при инжекции пропана в зону разряда в ней возникали свободные радикалы С2, С^ NH, СН, ОН, а также одноатомные водород, кислород, азот, углерод. При этом интенсивность излучения в линиях На водорода и 777.5 нм кислорода могла быть в 35 — 60 раз выше уровня фона. Вместе с тем при оптимальном уровне сигнала для регистрации основных компонент в спектре не появлялись полосы, соответствующие излучению формальдегида Н2СО и альдегидной группы НСО, которые должны были бы наблюдаться (по идентификации, приведенной в [19]), если бы исследуемый спектр был спектром холодного пламени или спектром свечения, предшествующего воспламенению.
По распределению интенсивности излучения в спектре атомарного кислорода в разряде без инжекции пропана были получены оценки температуры электронов (А. Ю. Киреев, С. В. Шилен-ков). Она оказалась лежащей в диапазоне от 12 300 до 14 300 К и была значительно выше температуры нейтральных частиц, связанной с поступательными степенями свободы, что свидетельствует о неравновесном характере разряда.
Исследование пространственного распределения интенсивности излучения продуктов плазмохимических реакций показало, что непосредственно за анодом, через который инжектировался пропан, возникает сравнительно короткая по длине зона индукции, в которой развитие реакций, несмотря на прохождение через нее потока электронов, в значительной степени ослаблено по сравнению с расположенной ниже по потоку протяженной зоной реакций. Методика эксперимента позволила определить геометрические размеры разрядного канала в направлении, нор-
Рис. 5. Распределение интенсивности излучения молекулярных компонент и атомарного водорода на расстоянии 10 и 5 мм от среза анода:
1 — 2 — С2 (516.5 нм); 3 — СИ (410 - 420 нм); 4 — № (615 — 630 нм);
5 —ОН (305 —310 нм); 6 — СН (431.4 нм)
мальном к направлению потока, для ряда сечений канала и получить количественные данные о смещении оси разряда, которое было обусловлено, по-видимому, спецификой обтекания расположенного выше по потоку электрода. Пример распределения интенсивности излучения ряда продуктов плазмохимических реакций на расстоянии х = 10 и 5 мм от кончика анода (крупные и мелкие точки, соответственно) приведен на рис. 5.
3. МЕТОДИКА ИНИЦИИРОВАНИЯ ПЛАЗМОХИМИЧЕСКИХ РЕАКЦИЙ ОКОЛО ПЛАСТИНЫ, МОДЕЛИРУЮЩЕЙ СТЕНКУ КАМЕРЫ СГОРАНИЯ,
С УСТАНОВЛЕННЫМ НА ЕЕ ПОВЕРХНОСТИ ИНТЕРЦЕПТОРОМ
Продольно-поперечный разряд создавался между анодом 1, выполненным из латуни, и профилированной пластиной 2 из нержавеющей стали — катодом (рис. 6). Модель располагалась в плоскости симметрии рабочей части установки. Пропан подавался либо вдоль поверхности пластины через овальный инжектор, установленный в ее носовой части, либо через ряд инжекторов по нормали к ее поверхности. Эксперименты были выполнены при числе М=2, статической температуре -160 К, статическом давлении 250 — 260 Тор, силе разрядного тока 1 А и напряжении на разряде Х^р —1.3 — 1.8 кВ. Единичное число Яс было равно примерно 3 • 107 1/м. Расход пропана О составлял 0.8 — 1 и 2 г/с. На пластине на расстоянии 36 — 58 мм от конца верхнего электрода по предложению О. М. Колесникова (ЦАГИ) устанавливались интерцепторы либо из латуни, либо из фторопласта (в последнем случае тело интерцептора было сплошным). Угол наклона поверхности интерцептора, обращенной к потоку, относительно плоскости пластины в обоих случаях был равен примерно 40°. Высоты металлического и диэлектрического интерцепторов составляли 6 и 7 мм.
Рис. 6. Модуль для создания продольно-поперечного разряда
Сравнение вида области плазмохимических реакций для случая подачи пропана вдоль поверхности пластины в разных условиях приведено на рис. 7. При разряде над пластиной с металлическим интерцептором в условиях инжекции пропана возникали две области, где происходили экзоэнергетические реакции. Область реакций 1 располагалась перед передней отрывной зоной и вдоль смешения этой зоны с внешним потоком. Область реакций 2 расположена за кромкой интерцептора и над ним. Часть ее уходила вниз за интерцептор, в область задней отрывной зоны, другая — поднималась на некоторое расстояние вверх в область сверхзвукового потока. Необходимым условием возникновения второй области реакций являлось наличие разряда на кромке интерцептора. Вынос радикалов и активных атомов из первой области способствовал воспламенению пропана и интенсификации реакций во второй области.
Рис. 7. Теневые картины течения около пластины при создании продольно-поперечного разряда в условиях инжекции пропана вдоль поверхности (О = 2 г/с) в отсутствии (а) и в присутствии интерцептора из металла (б)
В случае интерцептора из диэлектрика возникала только одна более интенсивная зона реакций, расположенная перед интерцептором.
Распределения интенсивности излучения продуктов плазмохимических реакций перед интерцептором из металла (на расстоянии перед интерцептором х = -13 и -18 мм от его кромки) и над ним (х = 0) приведены на рис. 8. Как и в продольном разряде, в рассматриваемом случае возникали свободные радикалы, включая ОН, атомарные кислород и водород, а также окись углерода. Общая тенденция в поведении представленных распределений состояла в убывании интенсивности всех компонент при удалении от поверхности пластины. Однако и при координате у = 8 мм, которая фактически соответствовала оси разряда, наблюдались компоненты, обусловленные плазмохимическими взаимодействиями, которые отсутствовали в спектре разряда без инжекции пропана. В связи с наличием интерцептора эти компоненты выносились на значительное расстояние от пластины в сверхзвуковой поток. Можно предположить, что зарегистрированный характер распределения интенсивностей обусловлен, по крайней мере, двумя причинами. Первая заключается в том, что пластина являлась катодом разряда, т. е. эмиттером электронов, плотность потока которых была максимальна около пластины. В при-катодном падении потенциала они набирали высокую энергию и эффективно возбуждали колебательные степени свободы молекул. Другая причина заключалась в том, что истечение из инжектора было организовано таким обра-
Рис. 8. Распределение интенсивности излучения продуктов плазмохимических реакций перед интерцептом из металла (на расстоянии х = -13 и -18 мм от его кромки) и над ним (х = 0):
На: 1 — х = 13 мм. 2 — 18 мм. 14 — х = 0; СИ (410 — 420 нм): 3 — 13 мм, 4 — 18 мм, 13 — ,т = 0; С2 (516.5 нм): 5 — 13 мм, 6 — 18 мм; ОН (305 — 310 нм): 7 — 13 м м, 8 — 18 мм, 9 — х = 0; СО (246.1 нм): 10 — 13 мм, 11 — 18 мм; О (777.5 нм): 12 — х = 0
зом, что концентрация пропана была максимальна около пластины (в частности, из-за низкой скорости в пограничном слое). Можно также отметить, что в сечении х = -13 мм, которое, по-видимому, находилось в пределах передней отрывной зоны, интенсивность процессов была выше, чем в более близком к аноду (к верхнему электроду) сечении х = -18 мм.
Анализ особенностей возникающего течения при энерговкладе в поток для этого случая инжекции пропана был выполнен М. Н. Коганом. Подробное изложение результатов экспериментов приведено в [20].
3.2. ИНЖЕКЦИЯ ПРОПАНА ПО НОРМАЛИ К ПОВЕРХНОСТИ ПЛАСТИНЫ
В данных экспериментах в пластину заподлицо с ее поверхностью в продольном направлении были вмонтированы шесть инжекторов для вдува пропана и приемники давления для подключения датчиков, регистрирующих статическое давление на пластине. В остальном геометрия эксперимента была аналогична, показанной на рис. 6. Ток разряда поддерживался равным 1 А. Расход пропана составлял около 0.8 г/с.
Анализ теневых и обычных фотографий, а также результатов спектроскопических исследований показал, что распределение продуктов плазмохимических реакций имело ряд принципиальных отличий по сравнению со случаем инжекции пропана вдоль поверхности пластины, отражая различную газовую динамику образующихся топливовоздушных смесей в сверхзвуковом потоке и характер протекающих реакций. Это относится к распределению продуктов реакций в сверхзвуковой области потока, их составу, геометрии возникавших зон выделения энергии.
На фотографии рис. 9, а, полученной для случая, когда разряд отсутствовал, видны локальные скачки уплотнения, вызванные вдувом в сверхзвуковой поток струй пропана через инжекторы П—У1. Расстояние между анодом и интерцептором равно 58 мм. Теплеровская фотография при таком же варианте подачи пропана и зажженном в потоке разряде (рис. 9, б) иллюстрирует геометрию области экзоэнергетических реакций над пластиной: ее передняя граница практически совпадает с местом ввода первой струи пропана (в отличие от варианта продольной подачи пропана, в котором процессу развития реакций предшествовала значительная зона индукции), а задняя — приблизительно с началом отрывной зоны перед интерцептором. С удалением от передней границы вниз по потоку размер области по высоте увеличивался, и затем она смыкалась с областью разряда. Однако в отличие от варианта продольной подачи пропана интенсивного свечения над и за интерцептором (второй зоны реакций) не наблюдалось, хотя, как показывают результаты спектроскопических исследований, продукты плазмохимических реакций здесь присутствовали.
а)
6)
;. 9. Теневые картины течения около пластины при инжекции пропана нормали к ее поверхности в отсутствии (а) и при наличии разряда (б)
Рис. 10. Распределение интенсивности излучения продуктов плазмохимического взаимодействия по высоте над поверхностью пластины при подаче пропана через третий (а) и третий —
четвертый инжекторы (б):
I — х= 16.5 мм, II — х = 23.5 мм от среза анода: 1 — Нц, О777; 2 — С2 (516.5 нм); 3 — СН (431.5 нм);
4 — CN (410 — 420 нм) "
Проведенные измерения статического давления в различных точках пластины при обтекании ее потоком воздуха и потоком при зажженном разряде и вдуве струй пропана дали осреднен-ные значения увеличения давления Ар/р^ примерно 10.5 — 11% для разных комбинаций включения инжекторов при максимальном значении этого увеличения приблизительно 20%. Особенностью полученных распределений величин Ар при подаче пропана было то, что их максимальные значения лежали на некотором удалении от оси симметрии пластины, т. е. от линии, вдоль которой располагались инжекторы. Полученный результат, по-видимому, обусловлен тем, что на оси течения образовывалась излишне богатая смесь, что затрудняло развитие реакций.
При поперечном выдуве пропана было зарегистрировано интенсивное излучение в линии На водорода и линиях 777.5 и 844.6 нм атомарного кислорода, которое наблюдалось по всей длине пластины и над интерцептором на высоте, соответствующей сверхзвуковой области основного течения (рис. 10; в логарифмическом масштабе точки для этих компонент практически совпали). Общая тенденция в распределении интенсивности излучения таких компонент реакций, как С2, CN, CH состояла в увеличении этой интенсивности при удалении от поверхности пластины, тогда как при продольной подаче пропана она, наоборот, уменьшалась. Таким образом, при поперечном выдуве пропана центр зоны плазмохимических реакций может быть удален от стенки и располагаться в сверхзвуковом потоке. Вместе с тем, излучение радикала ОН в этих экспериментах находилось на уровне фона.
Проведенные эксперименты показали важную роль способа инжекции пропана в зону разряда в формировании как разряда, так и возникающего около пластины течения.
Подробное изложение методики и результатов проведенных экспериментов дано в [21].
4. ИССЛЕДОВАНИЕ СТРУКТУРЫ ЗОНЫ ПЛАЗМОХИМИЧЕСКИХ РЕАКЦИИ
ЗА ЭКРАНОМ В СВЕРХЗВУКОВОМ ПОТОКЕ ПРИ ИНЖЕКЦИИ КЕРОСИНА И ПРОПАНА ПОД ЭКРАН В ПРИСУТСТВИИ НЕРАВНОВЕСНОГО РАЗРЯДА
В рассмотренных выше схемах топливовоздушная смесь инжектировалась в зону разряда над поверхностью пластины или через нее в набегающий на пластину сверхзвуковой поток воздуха в геометрии, которая обеспечивала низкое аэродинамическое сопротивление набегающему потоку. Также представляют интерес исследования характеристик зон воспламенения, создаваемых при сочетании традиционных методов стабилизации горения и электрических разрядов, на рабочих режимах, когда реакционная способность углеводородных горючих смесей в сверхзвуковых потоках недостаточна для поддержания устойчивого горения. С этой целью в проведенной работе исследовалась зона воспламенения, которая возникала за скошенным к потоку экраном овальной формы, который был установлен на поверхности пластины при инжекции под него керосина или пропана и создании над задней рециркуляционной зоной и внутри нее электрического разряда. Схема модуля была разработана А. М. Климовым (ИПХФ РАН) и Б. Г. Ефимовым.
Эксперименты проводились при числе Маха основного потока, равном 2, статическом давлении -260 Тор (3.47 • 104 Па) в рассмотренной ранее аэродинамической трубе. Фотография
Рис. 11. Модель в рабочей части аэродинамической трубы:
1 — пластина; 2 — экран; 3 — катод
фрагмента рабочего канала трубы с установленной в ней моделью показана на рис. 11. Модель представляла собой пластину 1 из стали размером 60 х 120 мм с острой передней кромкой и установленным в ее передней части экраном 2, выполненным в виде усеченного пустотелого полуцилиндра из кварцевого стекла с наклоном образующей поверхности к пластине ~16°. Длина экрана 50 мм, высота — 14 мм.
Струя керосина впрыскивалась через отверстие в пластине под экран, и далее происходило ее взаимодействие с потоком воздуха, поступавшего через щель в передней части экрана. Затем эта смесь попадала в донную область за экраном. Горение в донной области инициировалось и поддерживалось с помощью электрического разряда постоянного тока. Разряд зажигался между электродом 3 из латуни (концевой участок которого был ориентирован вдоль потока и расположен над верхней кромкой донного среза экрана с зазором 3 — 4 мм), пояском из латуни, охватывающим поверхность экрана у донного среза, и пластиной. Поясок был механически соединен
с пластиной и находился с ней под одним потенциалом. Сила тока разряда поддерживалась равной 1 А. Напряжение на разряде при подаче керосина составляло 2 — 2.2 кВ. Расход керосина был равен ~ 0.8 г/с. Устойчивое, распределенное по объему за экраном горение разряда реализовалось в варианте, когда электрод 3 (рис. 11) был катодом.
В ходе эксперимента регистрировались ток и напряжение разряда, давление подаваемого керосина, давление в форкамере и рабочей части аэродинамической трубы, статическое давление на пластине. С помощью дифракционного спектрометра анализировались состав и интенсивность излучения продуктов плазмохимического взаимодействия.
Для исследования особенностей обтекания пластины с экраном и характера течения в отрывной области были использованы теневой прибор ИАБ-451, зонды статического и полного давлений. Производилось фотографирование разряда и области горения керосина, а также процесса распространения струй керосина под экраном и в отрывной зоне.
Одной из целей данной работы было получение отрывной зоны достаточно большой протяженности при обтекании пластины сверхзвуковым потоком воздуха с установленным на ней экраном, под которым формировалось дозвуковое течение аэрозоля керосина в донную область (рис. 12) с тем, чтобы керосин смог испариться и прореагировать при зажигании в ней разряда.
На рис. 12 хорошо видна граница потока за ободком экрана, отделяющая область возмущенного течения от внешнего изоэнтропического потока. В результате исследований теневой картины были зарегистрированы головной скачок уплотнения перед экраном, скачок уплотнения перед изогнутым в виде дуги электродом, скачки уплотнения с задней кромки экрана. На рис. 13 приведены числа М для слоя смешения, определенные по измеренным значениям ро и рт. На границе невязкого течения (у = 1.2#, где Н — высота донного среза экрана) числа М совпадали с расчетными. По данным рис. 13 можно также ориентировочно определить толщину слоя сме-
Рис. 12. Визуализация течения при инжекции керосина
шения, которая увеличивалась с удалением от
среза экрана и при х = 40 мм достигала значения , , , ,
г г г 1 — экран; 2 — ободок, обеспечивающии крепление экрана
~ 5 мм. к пластине; 3 — место инжекции керосина
Для визуализации течения в рециркуляционной области были проведены опыты с подсветкой струи керосина, вводимой в поток воздуха через отверстие в пластине на расстояниях 15, 25 и 35 мм от среза экрана. Эти эксперименты показали, что область рециркуляции имела протяженность в направлении потока, равную примерно трем калибрам (от высоты экрана), а от области невязкого течения она отделялась слоем смешения, толщина которого увеличивалась с увеличением расстояния от среза экрана.
Как известно, разряды, создаваемые в высокоскоростных потоках воздуха при поперечном расположении электродов к набегающему потоку, имеют две сильно вытянутые по потоку ветви [22 — 24]. Аналогичная ситуация возникала и в данных экспериментах между верхним электродом 3 и металлическим пояском, который охватывал экран (см. рис. 12). И только при установке на пластине на расстоянии 35 — 40 мм от среза экрана дополнительного электрода высотой 6 — 8 мм (например, иглы) разряд замыкался на пластину за срезом экрана. Однако при подаче керосина под экран разряд втягивался в отрывную зону за экраном без установки дополнительного электрода. Сравнение полученных осредненных фотографий разряда для первого и третьего вариантов показано на рис. 14. При отсутствии керосина разряд имел розовато-белое свечение, а при его подаче свечение разряда было бело-голубым. Можно предположить, что эффект втягивания разряда под экран был связан с возникновением под экраном зоны с повышенной ионизацией, в которой омическое сопротивление разрядного промежутка оказывалось низким.
Спектроскопические исследования компонент химических и плазмохимических реакций (регистрация спектров проводилась С. И. Иншаковым), которые возникали при подаче под экран керосина с расходом С « 0.8 г/с в варианте горения разряда, показанном на рис. 14, б, был выполнен на расстояниях х от заднего среза экрана по его верхней кромке, равных 19.5 и 22.5 мм.
а)
6)
Рис. 14. Фотографии разряда при отсутствии керосина (а) и при его инжекции под экран (б)
Рис. 13. Распределение локальных значений чисел Маха за экраном
Рис. 15. Распределение интенсивности излучения молекулярных компонент при создании разряда и инжекции керосина:
1 — ОН; 2 — Ы2; 3 — СО; 4 — СМ 5 — Н20
I, в ед. шкалы спектрометра
Рис. 16. Распределение интенсивности излучения молекулярных и атомарных компонент по высоте над поверхностью
пластины при создании разряда и инжекции пропана:
а)\ 1 — ОН 2 — СО. 3 — СМ, 4 — СН; б): 1 — С2. 2 — Н20. 3 — 0777. 4 — Н„
Результаты исследований распределения интенсивности излучения группы молекулярных полос по высоте над пластиной при х = 19.5 мм приведены на рис. 15, а. Были выбраны следующие диапазоны длин волн: 211 — 236 нм для СО, 305 — 310 нм для радикала ОН, 410 — 420 нм для радикала С^ 615 — 630 нм для системы 1 N2 и 640 — 650 нм для Н2О. Из этих распределений видно, что над пластиной возникали две области интенсивного излучения — примерно при у = 12.5 и 19.5 мм, т. е. при у/Н = 0.9 и 1.4. Если первое из этих значений соответствовало кромке экрана, то наличие второго максимума означало, что продукты плазмохимических реакций и, возможно, область реакций выносились на определенное расстояние в сверхзвуковой поток, что представляет интерес с точки зрения возможного практического использования этого метода стабилизации горения. Из этих распределений также видно, что из продуктов плазмохимических реакций, связанных с углеводородами, наиболее интенсивно происходило образование радикала ОН, а также Н2О и С№
Результаты исследований распределения интенсивности излучения в сечении х = 22.5 мм представлены на рис. 15, б. Они повторяют распределения интенсивностей, полученные в сечении х = 19.5 мм, с тем же характерным размером выноса области реакций в сверхзвуковой поток.
Наряду с рассмотренными выше исследованиями были проведены в той же схеме эксперимента спектроскопические исследования распределения продуктов плазменно-стимулированного горения при использовании пропана в качестве рабочего газа. Пропан подавался под экран через инжектор, расположенный в том же месте, что и инжектор для подачи керосина. Расход пропана был равен примерно 1 г/с. При создании разряда область за экраном представляла собой ярко белое образование, причем зона горения, как и в случае керосина, втягивалась внутрь экрана. Исследования проводились при трех значениях координаты х, равных 15.5, 22.5 и 29.5 мм. В частности, для х = 15.5 мм на рис. 16, а приведены распределения молекулярных компонент, а на рис. 16, б — атомарных, радикала С2 и Н2О.
Видно, что распределения компонент, представленных на этих рисунках, по координате у несколько различаются: если для ОН, С^ СН имеется один максимум интенсивности излучения при у = 8 мм, то для другой группы имеются два максимума, как и в случае экспериментов с керосином. Однако в экспериментах с пропаном один максимум интенсивности излучения лежит ниже кромки экрана, а второй — выше этой кромки. Аналогичные распределения получены в сечении х = 22.5 мм. Обращает на себя внимание наличие радикала ОН в полученных распределениях как одного из завершающих компонент плазмохимических реакций и корреляция распределения излучения Н2О с ходом распределений излучения других компонент этих реакций.
На рис. 17 показано распределение интенсивности излучения компонент на высоте у = 11.5 мм по длине зоны реакций за экраном (координата х отсчитывается от его кромки). Полученный результат показывает, что интенсивность излучения радикала ОН была одной из превалирующих и на большом расстоянии от экрана она становилась больше, чем интенсивность излучения радикала С2. Интенсивность излучения компонент была значительно выше, чем в ранее рассматриваемом случае, когда пропан инжектировался вдоль пластины с установленным на ней интерцептором. Это указывает на то, что за экраном создавались более благоприятные условия для развития плазмохимических реакций.
Изложение результатов проведенных исследований можно найти также в [25].
5. СТАБИЛИЗАЦИЯ ГОРЕНИЯ ПРОПАНА И КЕРОСИНА В СВЕРХЗВУКОВОМ ПОТОКЕ ВОЗДУХА С ПОМОЩЬЮ НЕРАВНОВЕСНОГО ПРОДОЛЬНОГО РАЗРЯДА И СООСНОЙ С НИМ ЗОНЫ ПОНИЖЕННОГО ДАВЛЕНИЯ
В результате рассмотренных выше исследований на базе продольного и продольно -поперечного разрядов были созданы образцы модулей, которые позволяют осуществлять инициирование и стабилизацию горения углеводородного топлива, в частности, пропана, керосина в высокоскоростных потоках воздуха при низких статических температурах и давлениях при расположении модулей на стенках камер. В разработанных схемах топливо инжектировалось в область горения неравновесного разряда спутно или по нормали в набегающий на пластину сверхзвуковой поток воздуха.
В ходе дальнейших разработок была реализована конструкция модуля, свободная от недостатка привязки зоны горения к стенке камеры. Она имеет то преимущество (по сравнению с рассмотренным выше вариантом создания продольного разряда), что в ней возникает газодинамический эффект стабилизации зоны горения, который, кроме того, интенсифицировал процессы, происходившие в самом разряде. Конструкция модуля предложена В. В. Ивановым. В выполненной работе были проведены экспериментальные исследования газодинамики течения, возникавшего в таком модуле, особенностей поведения канала разряда, расчеты обтекания анода модуля совершенным газом в рамках уравнений Навье — Стокса при отсутствии струй топлива и разряда для понимания того, как формируется основное течение.
5.1. СХЕМА ЭЛЕКТРОРАЗРЯДНОГО МОДУЛЯ И РЕЗУЛЬТАТЫ ГАЗОДИНАМИЧЕСКИХ
ИССЛЕДОВАНИЙ ЕГО ОБТЕКАНИЯ
Схема модуля показана на рис. 18. Он включает в себя два электрода: латунный анод 1, выполненный в виде крыла с полым ромбовидным профилем в поперечном сечении, и катод 2 из листа дюралюминия с двумя выступами. Передний выступ катода располагается под торцом анода с зазором 3 — 4 мм и предназначен для надежного пробоя разрядного промежутка, задний выступ 3 служит для замыкания анодной ветви разряда. При виде в плане анод представляет
X, мм
Рис. 17. Распределение интенсивности излучения молекулярных компонент по длине рециркуляционной зоны при создании разряда и инжекции пропана:
1 — ОН; 2 — С2; 3 — СО; 4 — СЫ
Рис. 18. Схема экспериментального устройства
собой комбинацию прямоугольного вертикального и наклонного (угол скольжения 45°) участков. На нижнем вертикальном участке анода имеется ряд отверстий диаметром 0.4 мм, расположенных с шагом 2 мм, для ввода струй пропана или керосина 4 в сверхзвуковой поток воздуха.
Картина визуализации течения за анодом, полученная в отсутствие разряда при вводе в поток через отверстия в аноде мелкодисперсных капель керосина показана на рис. 19. Визуализация осуществлялась путем подсветки возникающего течения излучением лампы накаливания. Отчетливо видна пелена капель, стягивающаяся за анодом к оси, проходящей через середину вертикального участка анода, где, как показали эксперименты, возникала область с локальным минимумом статического давления, величина которого постепенно уменьшалась по мере удаления от анода. Наиболее интенсивно этот процесс имел место за нижним участком анода, причем начинался он, по-видимому, на линии излома поверхности анода.
Численные расчеты распределения статического давления за анодом при его обтекании сверхзвуковым потоком воздуха в приближении совершенного газа (М. А. Стародубцев) качественно подтвердили результаты эксперимента. Детальное описание методики расчета приведено в [26].
Обтекание анода сверхзвуковым потоком при числе М = 2 и числе Яс = 6.3 • 105 считалось стационарным и происходившим в отсутствие электрического разряда. Это позволило, не прибегая к решению системы уравнений для реакций, показать, что смещение точки привязки разряда с торца анода к середине вертикального участка ВС (см. рис. 18), которое было зарегистрировано в экспериментах, имеет аэродинамическую природу. Течение газа полагалось турбулентным. Интенсивность турбулентности на входе принималась равной 1% от скорости набегающего потока, масштаб турбулентности полагался равным 1 см.
На входе в расчетную область фиксировались статическая температура, давление и скорость потока (соответственно, 163 К, 3.5 • 10 Па, 511 м/с). На боковых границах расчетной области принималось, что течение является адиабатическим со свободным скольжением. На аноде задавалось условие прилипания. В выходном сечении расчетной области задавались условия экстраполяции всех параметров потока вниз по течению. Решение поставленной физической задачи выполнялось методом интегрирования осредненных по Рейнольдсу уравнений Навье — Стокса, для замыкания которых использовалась к-(о 88Т модель турбулентности [27]. При численном интегрировании использовался метод конечного объема со вторым порядком точности.
Рис. 19. Визуализация течения за анодом, полученная с помощью мелкодисперсных капель керосина
В результате проведенного численного моделирования были получены поля давления (рис. 20) и плотности газа вдоль поверхности анода и в плоскости симметрии потока. Как следует из рис. 20 (контраст изоповерхностей выбран таким, чтобы оттенить особенности распределений давления за линией излома поверхности электрода), на передней кромке анода образуются плоские скачки уплотнения I с повышенным давлением (и плотностью). На линии излома анода происходит образование плоских волн разрежения II. Наличие среза анода в его нижней части приводит к нарушению плоского течения в области III, где возникает перетекание газа в вертикальном направлении и, как следствие этого, — образование конусообразных скачков уплотнения IV и волн разрежения V. Наличие точки сопряжения VI линий излома поверхностей анода (поверхности с прямоугольной в плане формой и участка со скольжением) приводит к образованию волн разрежения VII и VIII. Наиболее сильное пространственное возмущение давления возникает в торцевом сечении анода III в зоне сопряжения передней и задней плоскостей, где образуется конусообразная волна разрежения V. Указанная волна пронизывает поле течения и достигает задней кромки анода. Здесь и располагается локальный минимум плотности газа.
Вследствие перетекания газа, наряду с образованием волн разрежения в зоне максимального утолщения анода, на его конце в нижней части торцевого сечения возникает конусообразный скачок уплотнения IX. Этот рост давления и разрежение потока V, VIII приводят к перемещению струек топлива и разряда в центральную зону с пониженными значениями давления и плотности газа.
Проведенное численное исследование послужило основой для объяснения причины стабилизации разряда на определенной высоте электрода и показало возможность управления этим параметром путем изменения геометрии рассматриваемой схемы.
5.2. ВЛИЯНИЕ ВОЗНИКАЮЩЕЙ ГАЗОДИНАМИЧЕСКОЙ ОСОБЕННОСТИ НА ДИНАМИКУ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО РАЗРЯДА В СВЕРХЗВУКОВОМ ПОТОКЕ
Эксперименты показали, что после пробоя разрядного промежутка при небольших значениях разрядного тока разряд локализуется между нижней кромкой анода и некоторой точкой на заднем выступе катода, изгибаясь иногда в виде участка спирали (рис. 21, а). Однако при дальнейшем увеличении тока разрядный канал скачком переходил в новое стационарное состояние, располагаясь точно по оси газодинамической особенности течения (рис. 21, б). Изменение расстояния между электродами в диапазоне 30 — 70 мм, смена полярности электродов, уменьшение высоты заднего выступа катода до уровня на 10 мм ниже оси разрядного канала не влияли на расположение канала разряда. В последнем случае замыкание разряда на задний выступ катода осуществлялось веером микроразрядов, который распространялся от основного канала разряда поперек потока. Когда же в экспериментах вместо крылообразного анода был использован анод прямоугольной формы, разряд всегда локализовался горизонтально между нижней кромкой анода и задним выступом катода. Все эти результаты исследований свидетельствовали о том, что необходимым условием возникновения газодинамической особенности с локальным минимумом статического давления и скачкообразным изменением положения разрядного канала являлось выполнение анода в виде комбинации прямого и наклонного участков.
Этот вид газодинамической особенности приводит к стабилизации зоны разряда и может играть важную роль в интенсификации процессов смешения продуктов реакций и увеличении интенсивности самих плазмохимических процессов. Рис. 22 дает представление о структуре канала разряда (левый край — анод, правый — катод, длина канала разряда /, ~ 60 мм) без подачи
Рис. 20. Поле давления около поверхности анода и в плоскости симметрии потока:
А — поверхность анода, обращенная навстречу набегающему потоку; В — тыльная поверхность анода
а)
б)
Рис. 21. Локализация разряда в промежутке анод — катод: а — при силе тока разряда 0.4 — 0.5 А; б — при силе тока разряда около 1 А
Рис. 22. Структура канала разряда при отсутствии подачи пропана (а) и при его распределенной подаче через анод (б)
пропана (а) и при его инжекции (б) при малых временах экспозиции (5 • 10 4 с). На цветных фотографиях для случая (а) характерен розовый цвет свечения канала. При подаче пропана (рис. 22, б) в свечении канала в области 1 преобладал белый цвет с голубым ореолом по периферии, а в области 2 — голубое и зеленовато-голубое свечение со значительным расширением области свечения и сохранением розового свечения вблизи оси канала. Свечение розового цвета обусловлено процессами в воздухе, а белого, голубого и зеленого — плазмохимическими реакциями в смеси пропана с воздухом. Обращает на себя внимание то, что в условиях подачи пропана примерно с середины длины разрядного канала образуется область расширяющегося по потоку зеленоватоголубого свечения, охватывающего разрядный канал. Эту область, вероятно, можно идентифицировать как зону диффузионного турбулентного горения. Как видно из рис. 22, б, фронт пламени имеет размытые контуры и значительную толщину. Стабилизации пламени при скорости потока воздуха ~ 500 м/с способствуют, по-видимому, непрерывно действующий источник подвода энергии — токовый канал электрического разряда, проходящий через область максимальной концентрации пропана, и вихревая структура течения в зоне горения, создающая процесс самозажигания свежей смеси активными продуктами горения. Время движения потока газа через раз-
рядный канал от анода до зоны горения (4 • 106 — 8 • 106 с) можно рассматривать как период индукции, т. е. как время наработки активных центров.
На расстоянии 16 мм от заднего среза катода (в области, где разряд отсутствовал) для условий /. * 40 мм, / « 1 А, Кр = 2.4 кВ были выполнены эксперименты по оценке температуры торможения. Для этого использовалась хромель-копелевая термопара, которая размещалась внутри цилиндрической камеры с протоком. Учитывая возможное влияние гетерогенных эффектов выделения энергии на поверхности термопары [22 — 24], получаемые с помощью термопары данные использовались для ориентировочного, качественного анализа. Максимальные значения в распределении температуры по области струи в указанном сечении при инжекции пропана достигали примерно 900 К при характерном размере нагретой области около 8 мм. В то же время, при горении разряда в воздухе температура составляла около 315 К.
5.3. РЕЗУЛЬТАТЫ СПЕКТРОСКОПИЧЕСКИХ ИССЛЕДОВАНИЙ
Эксперименты были выполнены для двух вариантов подачи пропана через анод: либо через все отверстия, которые были расположены как выше, так и ниже линии, на которой располагался минимум статического давления, либо только через отверстия, расположенные ниже указанной линии. Спектрометрические работы проведены В. В. Ивановым и С. И. Иншаковым.
1 10 100 100Э 10600 10 100 1СОЭ 10000
/, интенсивность, отн. ед. I, интенсивность, отн. ед.
Рис. 23. Распределение интенсивности излучения молекулярных (а) и атомарных (б) компонент по высоте в области расширения канала разряда при подаче пропана по всей высоте анода
Показательные результаты исследований распределения интенсивности излучения компонент плазмохимических реакций по высоте в области, где происходило значительное расширение зоны свечения (рис. 22, б) для первого варианта подачи пропана приведены на рис. 23. Из этих распределений видно, что для молекулярных компонент возникали две области интенсивных реакций, причем одна из них находилась на значительном удалении от оси разряда, что может представлять интерес для воспламенения основной топливовоздушной смеси.
Более подробное изложение результатов экспериментов по изучению особенностей формирования течения и динамики канала разряда в исследованном модуле приведено в [26].
6. ИССЛЕДОВАНИЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ СТРУЙ ПРОПАНА, ИНЖЕКТИРУЕМЫХ В СВЕРХЗВУКОВОЙ ПОТОК, В УСЛОВИЯХ СОЗДАНИЯ В ОДНОЙ ИЗ НИХ
НЕРАВНОВЕСНОГО РАЗРЯДА
При использовании неравновесных разрядов для воспламенения и стабилизации горения они обычно занимают часть общей области сверхзвукового течения, которая заполнена топливовоздушной смесью. Сечение канала разряда в поперечном направлении обычно меньше, чем полное сечение, в котором следует осуществить воспламенение смеси. При этом необходимо дать ответ на вопрос (он был сформулирован проф. М. Н. Коганом, ЦАГИ), могут ли плазмохимические реакции, возникшие в некоторой области сверхзвукового потока и поддерживаемые
Рис. 24. Схема модели:
1 — трубчатый анод с внутренним диаметром 0.9 мм; 2 — пластина-катод;
3 — трубка из изолятора с внутренним диаметром 4 мм, через который подавался основной расход пропана
неравновесным разрядом, вызвать развитие реакций за пределами этой области, где нет разряда. Для ответа на этот вопрос были проведены эксперименты с двумя разнесенными по нормали к основному потоку и продольными по отношению к нему струями пропана. В одной из струй создавался неравновесный продольно-поперечный разряд. Исследовалось распределение продуктов плазмохимических реакций в струях при постепенном их сближении.
Эксперименты выполнены при числе М = 2, статическом давлении ~ 260 Тор и разрядном токе силой 1 А. Схема модели, на которой проводились эксперименты, показана на рис. 24. Продольно-поперечный разряд создавался между анодом 1 из медной трубки и профилированной пластиной 2 из стали размером 60 х 120 мм (катодом). Концевой участок анода, ориентированный вдоль потока, заканчивался трубкой с внутренним диаметром 0.9 мм. Выше этой трубки располагалась трубка 3 из изолятора с внутренним диаметром 1.8 мм и наружным — 4 мм. Ось концевого участка анода находилась на расстоянии 7 мм от поверхности пластины. Ось трубки из изолятора располагалась от пластины на расстоянии 11 мм. Разряд горел только между трубкой-анодом и поверхностью пластины. Пропан, расход которого был равен 0.8 г/с, мог подаваться как через обе трубки, так через одну из них.
Пластина устанавливалась так, что ее поверхность находилась в плоскости симметрии рабочей части аэродинамической трубы. На расстоянии ~ 40 мм от среза анода на поверхности пластины был расположен интерцептор из латуни, который ограничивал область распространения разряда.
В серии экспериментов, результаты которых представлены на рис. 25 и 26 (спектрометрия выполнена С. И. Иншаковым), инициирование плазмохимических реакций проводилось в трех вариантах: 1 — весь пропан подавался через трубку-анод с внутренним диаметром 0.9 мм (кривые на рисунках обозначены цифрой 1); 2 — тот же расход пропана подавался только через изолированную трубку с внутренним диаметром 1.8 мм (соответствующие кривые обозначены цифрой 2); 3 — пропан распределялся между трубкой с внутренним диаметром 1.8 мм и трубкой-анодом с внутренним диаметром 0.9 мм (кривые на рисунках обозначены цифрой 3). В последних двух случаях горение разряда на сравнительно большой длине по оси потока происходило только между указанным анодом и поверхностью пластины, не распространяясь в область, где создавалось течение, вызванное инжекцией пропана через изолированную трубку 3 (рис. 24). Из приведенных данных видно, что в последних двух случаях интенсивность реакций была значительно выше, чем для случая, когда весь пропан подавался через анод, по-видимому, из-за более благоприятного для развития реакций коэффициента избытка воздуха. При этом в случае, когда пропан подавался через обе трубки, интенсивность процессов образования продуктов плазмохимических реакций в максимумах распределений излучения компонент по оси у была для радикалов CN и СН примерно в 3 — 5 раз, а для С2 — в 1.2 — 2 раза выше, чем для случая, когда весь пропан подавался через основную трубку. Сравнение рис. 25 и 26 показывает, что распределение
Рис. 26. Распределение интенсивности атомарных компонент в варианте эксперимента, показанном на рис. 24: а — Н (656.3 нм); б — О (777 нм)
относительных интенсивностей излучения поперек течения для атомарных и молекулярных компонент было однотипным. Таким образом, проведенные эксперименты показали, что перераспределение расхода топлива между основным и дополнительным каналами в условиях, когда разряд горит только по дополнительному каналу, может приводить к повышению
Рис. 25. Распределение интенсивности молекуляр- эффективности развития пр°цесс°в в °сн°вн°м ГОТО-ных компонент в варианте эксперимента, показан- ке где разряд °тсутствует.
ном на рис. 24: Более подробное описание проведенных иссле-
а — С2 (387 нм); б—СЫ (410 — 420 нм); в — СН (431.4 нм) дований дано в [28].
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Разработанная методика создания неравновесного продольного разряда в сочетании с ин-жекцией в него углеводородного топлива позволила реализовать модули пилотного пламени для дальнейших исследований по разработке способов управления воспламенением и стабилизацией горения при низких начальных статических температурах и давлениях под задачи авиационной техники. Установлено, что в разрядах, формируемых в таких модулях, происходит переработка исследовавшихся видов топлива с образованием ряда свободных радикалов, включая ОН и СН, атомарных кислорода и водорода, которые сами активны в развитии окислительных процессов. Получены профили относительной интенсивности излучения продуктов плазмохимических реакций в различных областях возникающих течений при использовании пропана и керосина. Изучены особенности формирования зон, где протекают плазмохимические реакции, для различных условий подачи этих видов углеводородного топлива в область разряда. Вместе с тем, методика регистрации эмиссионных спектров не позволяла получить абсолютных данных о концентрациях
излучающих молекулярных и атомарных компонент. Для этого необходимо применение методики комбинационного рассеяния света в условиях сверхзвуковых потоков. Предполагается, что сотрудничество ЦАГИ с институтами РАН, где разрабатываются данные методы, позволит более полно исследовать характеристики разработанных модулей пилотного пламени.
Работы выполнены при частичной поддержке Программ № 20 и П-09 Президиума РАН, Программы совместных фундаментальных исследований для авиационно-космических технологий ЦАГИ и институтов РАН, гранта приоритетных работ ЦАГИ, грантов поддержки ведущих научных школ НШ-1984.2003.1, НШ-4272.2006.1, гранта РФФИ 05-08-33633.
ЛИТЕРАТУРА
1. Kimura I., Aoki H., Kato M. The use of plasma jet for flame stabilization and promotion of combustion in supersonic air flows // Combustion and Flame. 1981.V. 42, p. 297 — 305.
2. T aki t a K., Uemoto T., Sato T., Ju Y., Ma suy a G., O h waki K. Ignition characteristics of plasma torch for hydrogen jet in an airstream // J. of Propulsion and Power.
2000.V. 16, N 2, p. 227 — 233.
3. Sato Y., Sayama M., Katsura O., Masuya G., Komuro T., Kudou K., Murakami A., Tani K., Wakamatsu Y., Kanda T., Chinzei N. Effectiveness of plasma torches for ignition and flameholding in scramjet // J. of Propulsion and Power. 1992.V. 8,
N 4, p. 883 — 889.
4. Wagner T. C., O ’ Brien W. F., Norhman G. B., Eggers J. M. Plasma torch igniter for scramjets // J. of Propulsion and Power. 1989. V. 5, N 5, p. 548 — 554.
5. Jacobson L. S., Gallimore S. D., S chetz J. A., O’Brien W. F. Integration of an aeroramp injector/plasma igniter for hydrocarbon scramjets // J. of Propulsion and Power.
2003. V. 19, N 2, p. 170 — 182.
6. Gal limo r e S. D., Jacobson L. S., O’Brien W. F. S c he tz J. A. Operational sensitivities of an scramjet ignition/fuel-injection system // J. of Propulsion and Power. 2003.
V. 19, N 2, p. 183 — 189.
7. Кондратьев В. Н., Никитин Е. Е. Кинетика и механизм газофазных реакций. —
М.: Наука, 1974, 559 с.
8. Животов В. К., Русанов В. Д., Фридман А. А. Диагностика неравновесной химически активной плазмы. — М.: Энергоатомиздат, 1985, 216 c.
9. Р айз ер Ю. П. Физика газового разряда. — М.: Наука, 1987, 592 с.
10. Klimov A., Bityurin V., Brovkin V., Kuznetsov A., Sukovatkin N., Vystavkin N. Plasma assisted combustion // Proceedings of the 3 th Workshop on Magneto-Plasma Aerodynamics in Aerospace Applications. — M.: IVTAN. 2001. p. 33 — 37.
11. Chernikov V., Ershov A., Shibkov V., Timofeev B., Timofeev I., Vinogradov V., Van Wie D. M. Gas discharges in supersonic flows of air-propane mixtures //
AIAA Paper 2001-2948, 6 p.
12. E s a k o v I., G r a c h e v L., K h o d a t a e v K. Investigation of under-critical microwave streamer discharge for jet engine fuel ignition // AIAA Paper 2001-2939.
13. Aleksandrov N., Anikin N., Bazelyan E., Zatsepin D., Starikov-skaia S., Starikovskii A. Chemical reactions and ignitions in hydrocarbon-air mixtures by high-voltage nanosecond gas discharge // AIAA Paper 2001-2949.
14. Leonov S., Bityurin V., Savelkin K., Yarantsev D. Plasma-induced ignition and plasma assisted combustion of fuel in high speed flow // Proceedings of 5 th Workshop «PA and MHD in Aerospace Applications». — M.: IVTAN. 2003, p. 56.
15. Старик А. М., Луховицкий Б. И. О механизме интенсификации горения при одновременном возбуждении колебательных и электронных состояний реагирующих молекул // Доклады АН. 2005. Т. 402, № 3, с. 333 — 338.
16. Naumov V. V., Zhdanok S. A., Starik A. M., C enian A., Chernukho v A. P.
Modeling of singlet oxygen production in nonequilibrium O2 gas discharge plasma // Contributed papers of International school-seminar on «Nonequilibrium processes and their applications». —
Minsk. 2002, p. 62 — 66.
17. Старик А. М., Луховицкий Б. И., Титова Н. С. Об инициировании горения смеси СН4 — ОН в сверхзвуковом потоке при возбуждении молекул О2 электрическим разрядом // Физика горения и взрыва. 2008. Т. 44, № 3, с. 3 — 16.
18. Иванов В. В., Скворцов В. В., Ефимов Б. Г., Пындык А. М., Кире -ев А. Ю., Крашенинников В. Н., Шиленков С. В. Спектроскопические исследования продольного разряда в сверхзвуковом потоке воздуха при инжекции пропана в зону разряда // ТВТ. 2008. Т. 46, № 1, с. 7 — 14.
19. Гейдон А. Спектроскопия пламени. — М.: Изд. иностр. лит. 1959, 382 с.
20. Иванов В. В., Коган М. Н., Скворцов В. В. Исследование течения около пластины в присутствии экзоэнергетических процессов, обусловленных взаимодействием неравновесного электрического разряда и пропано-воздушной смеси // МЖГ. 2006. № 3, с. 163 — 170.
21. Ефимов Б. Г., Иванов В. В., Скворцов В. В. Инициирование и стабилизация горения при низких давлениях и температуре с помощью неравновесного разряда // МЖГ. 2008. № 5, с. 153 — 160.
22. Алферов В. И., Бушмин А. С. Электрический разряд в сверхзвуковом потоке воздуха // ЖЭТФ. 1963. Т. 44, вып. 6, с. 1775.
23. Алферов В. И., Бушмин А. С., Калачев Б. В. Экспериментальные исследования электрического разряда в потоке воздуха // ЖЭТФ. 1966. Т. 51, вып. 5, с. 1281 — 1287.
24. Алферов В. И. Исследование структуры разряда большой мощности в высокоскоростном потоке воздуха // Изв. РАН. МЖГ. 2004. № 6, с. 163 — 175.
25. Ефимов Б. Г., Иншаков С. И., Климов А. М., Скворцов В. В. Исследование структуры зоны плазмохимических реакций за экраном в сверхзвуковом потоке при инжекции керосина и пропана под экран в присутствии неравновесного разряда // ТВТ. 2010. Т. 48, № 2, с. 169 — 174.
26. Ефимов Б. Г., Иншаков С. И., Климов А. М., Скворцов В. В., Стародубцев М. А. Стабилизация горения пропана в сверхзвуковом потоке воздуха с помощью неравновесного продольного разряда и соосной с ним локальной зоны пониженного давления // Изв. РАН. МЖГ. 2010. № 5, с. 143 — 152.
27. M e n t e r F. R. Two-equation eddy-viscosity turbulence models for engineering applications // AIAA J. 1994. V. 32, N 8, p. 1598 — 1605.
28. Ефимов Б. Г., Иншаков С. И., Скворцов В. В. Спектроскопические исследования взаимодействия струй пропана, введенных в сверхзвуковой поток воздуха, в условиях создания в одной из них неравновесного разряда // ТВТ. 2009. Т. 47, № 3, с. 344 — 348.
Рукопись поступила 5/V 2010 г.
