Горение сверхзвуковой топливной смеси, инициированное продольно-поперечным разрядом постоянного тока и плазмодинамическим импульсным разрядом тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.08 ВАК РФ

Каменщиков Сергей Александрович

ГОРЕНИЕ СВЕРХЗВУКОВОЙ ТОПЛИВНОЙ СМЕСИ, ИНИЦИИРОВАННОЕ ПРОДОЛЬНО-ПОПЕРЕЧНЫМ РАЗРЯДОМ ПОСТОЯННОГО ТОКА И ПЛАЗМОДИНАМИЧЕСКИМ ИМПУЛЬСНЫМ РАЗРЯДОМ

01.04.08 - физика плазмы.

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук.

О 3 1\и? ¿311

Москва-2010.

4856520

Работа выполнена на кафедре физической электроники физического факультета Московского Государственного Университета им. М.В. Ломоносова.

Научный руководитель:

Кандидат физико-математических наук, доцент Черников В.А. Официальные оппоненты:

Доктор физико-математических наук, профессор Коссый И.А. Кандидат технических наук, ведущий научный сотрудник Виноградов В.А.

Ведущая организация:

ФГУП «Московский Радиотехнический Институт» Российской Академии Наук.

Защита состоится 3 марта 2011 г. в 16:30 на заседании диссертационного совета. Д 501.001.66. при Московском государственном университете им. М.В.Ломоносова, 119991, ГСП-1, Москва, Ленинские горы, МГУ им. М.В.Ломоносова Дом 1, строение 2, Физический Факультет, Северная физическая аудитория.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке физического факультета МГУ им. М.В.Ломоносова.

Автореферат разослан « » февраля 2011 г.

Ученый секретарь

диссертационного совета Д 501.001.66. кандидат физико-математических наук

Карташов И.Н.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Диссертация посвящена инициации горения высокоскоростной топливной смеси при помощи плазменной струи эрозионного импульсного плазматрона и динамически неустойчивого дугового продольно - поперечного разряда постоянного тока. Исследовано влияние динамической неустойчивости плазмы на перемешивание слоев газа и формирование заданных статистических свойств потока.

Актуальность темы

Создание летательных аппаратов (ЛА), для которых натекающий поток воздуха является надкритическим относительно гидродинамических параметров подобия (число Маха, число Рейнольдса, число Струхаля и т.д.) связано с рядом проблем прикладного и фундаментального характера. В частности, необходимость новых подходов возникает в случае движения ЛА со сверхзвуковыми (число Маха М > 1) и гиперзвуковыми (М > 5) скоростями. Задачи, возникающие при этом, могут быть решены в рамках применения плазменных источников различных типов. Весь сложный комплекс подобных проблем можно условно разделить на три основных группы:

• Изменение динамических, термодинамических и статистических параметров потока вблизи поверхности летательного аппарата с целью снижения шума, механических нагрузок, изменения лобового сопротивления и управления траекторией полета.

• Изучение механизмов горения, стимулированного плазмой в условиях надкритических потоков. Сокращение времени индукции реакции горения, оптимизация области воспламенения, сокращение выбросов побочных продуктов горения.

• Изучение и стабилизация фронта горения в условиях надкритического течения. Удержание фронта пламени. Исследование возможности создания детонационного горения в широком смысле.

Решение указанных задач позволило бы создавать стабильные плазменные устройства, позволяющие эффективно инициировать горение для качественно различных течений, создавать оптимальные аэродинамические свойства ЛА, решать сопряженные экологические проблемы.

Данная работа посвящена рассмотрению задач, связанных с последними двумя классами проблем. Рассмотрена возможность создания и стабилизации нормального и детонационного горения, инициированного при помощи двух типов разряда: классического дугового и плазмодинамического. Исследования проведены для условий неоднородной двухфазной топливно-воздушной смеси и надкритического течения.

Проведен анализ влияния неустойчивости плазмы дугового разряда на статистические характеристики потока для различных параметров плазменного источника. Определено влияние нестабильной плазмы на акустический спектр потока.

Цель работы

Настоящая работа преследовала цель изучения свойств потока двухфазной химически активной и однофазной смеси в присутствии плазменных источников двух различных типов: импульсного источника и источника постоянного тока. В частности, в работе решались следующие задачи:

• Организация стабильного воспламенения надкритического потока пропана -воздушной смеси с целью получения нормального и детонационного горения.

• Изучение свойств области горения в зависимости от параметров газового разряда.

• Изучение влияние плазменных неустойчивостей на статистические характеристики потока и формирование однородной химической активной смеси.

• Достижение эффективного режима инициации горения при помощи плазменных источников.

Методы исследований

Результаты диссертации получены с использованием следующего диагностического оборудования:

• Оптические детекторы - фотоэлектронный умножитель, рефракционный датчик, эмиссионный спектрометр.

• Электромеханические детекторы — датчики давления тензометрического типа, трубки Пито - Прандтля, термопарный датчик температуры.

• Методы определения электрических параметров используемых газовых разрядов.

Научная новизна

Все полученные результаты являются новыми, основная их часть получена автором самостоятельно. Научная новизна работы состоит в следующем:

• Определены факторы, влияющие на стабилизацию горения сверхзвуковой пропана - воздушной смеси, инициированного продольно - поперечным дуговым разрядом постоянного тока. Определены электрические параметры разряда и химический состав топлива, при которых реализуется наиболее эффективный стабильный режим горения.

• Достигнут режим ускоряющегося фронта горения при постоянном давлении в высокоскоростном топливном потоке при помощи плазмодинамичсского разряда и определены границы его наибольшей эффективности.

• Обнаружено существование двух фаз разряда в надкритическом потоке воздуха и топливной смеси: объемная фаза в межэлектродном зазоре и канальная фаза, связанная с нестационарными свойствами потока при условии неизменных первоначальных электрических параметров.

• Впервые реализован режим стабильного несамостоятельного горения сверхзвуковой воздушно - пропановой смеси, инициированного плазмой продольно - поперечного разряда постоянного тока. Обнаружено существование как стабильного, так и не стабильного режимов горения.

• Впервые использован фрактальный анализ стохастических свойств надкритического потока в присутствии динамически неустойчивого продольно -поперечного разряда постоянного тока. Определены границы применимости метода и дано объяснение основных полученных закономерностей.

Личный вклад автора

Вклад соискателя в работы, написанные в соавторстве и вошедшие в диссертацию, является определяющим. При непосредственном участии автора создавались экспериментальные установки и разрабатывались методики измерений, проводились экспериментальные исследования и обработка полученных результатов. На основании полученных данных автором сформулированы и обоснованы выводы диссертации.

Практическая и теоретическая ценность работы

Полученные в работе результаты могут быть использованы совместно с критериями подобия для разработки конструкций камер сгорания, работающих при надкритических потоках топливной смеси и использующих объемные источники плазмы в качестве инициаторов горения. Они могут быть также использованы для оптимизации рабочих условий существующих лабораторных установок, для исследования горения сверхзвуковых потоков топливных смесей и при целенаправленной разработке и создании новых установок. Кроме того, полученные данные могут быть использованы для теоретического изучения свойств турбулентного течения в присутствии плазмы.

Апробация работы

Результаты диссертации докладывались:

На «Звенигородской конференции по физике плазмы и управляемому термоядерному синтезу», Звенигород, 2007,2008 гг.; на конференции «Ломоносовские чтения» в МГУ, г. Москва, 2007,2008 гг.; на семинаре «Школа - семинар по магнитоплазменной аэродинамике», ИВТАН, г, Москва, 2007-2009 гг.; на конференции «AIAA Aerospace Sciences Meeting», США, 2009,2010 гг.; на конференции «6,h International Workshop and Exhibition on Plasma Assisted Combustion, Germany», Германия, 2010 г.; на семинаре кафедры физической электроники физического факультета МГУ, 2009 г.

Публикации.

Основные результаты по теме диссертации опубликованы в семи работах, список которых приводится в конце автореферата. Шесть работ [2-7] опубликованы в изданиях, входящих в утвержденный ВАК перечень ведущих рецензируемых научных журналов и изданий, в которых должны быть опубликованы основные научные результаты диссертации на соискание ученой степени доктора и кандидата наук.

Структура и объем диссертации.

Диссертация состоит из введения, пяти 5 глав и заключения. Первая глава носит вводный характер и содержит обзор литературы, вторая глава содержит описание экспериментальных установок и использованных экспериментальных методов. Третья, четвертая и пятая главы оригинальны. В целом диссертация содержит 93 страницы, включая 50 рисунков и библиографию из 111 наименований.

Содержание работы

Во введешш дано обоснование актуальности темы представленной работы, сформулированы цели и задачи исследования, показана научная новизна и практическая значимость работы, приведены выносимые на защиту положения.

В первой главе представлен краткий обзор теоретических и экспериментальных работ, посвященных вопросам плазменной аэродинамики и плазменно-стимулированному горению сверхзвуковых топливных смесей.

Интерес к исследованиям в области плазменной аэродинамики подтверждается тем фактом, что, начиная с 1999 года, проходят международные конференции, посвященные данной тематике. Ежегодно в Москве проводится "Совещание по магнитно-плазменной аэродинамике в аэрокосмических приложениях", а с 1997 г. в США ежегодно проводится семинар Weakly Ionized Gas Workshop в рамках одной из конференций по аэрокосмическим приложениям, организованные AIAA (American Institute of Aerospace and Aeronautics).

При изучении возможности использования плазмы для воспламенения сверхзвуковой топливной смеси в настоящее время используются электродные разряды постоянного тока, ВЧ и СВЧ разряды и другие типы разрядов. Экспериментальные и теоретические работы в этом направлении ведутся в научно-исследовательских и учебных институтах: Институт высоких температур РАН, Институг общей физики РАН, Московский Радиотехнический Институт РАН, ЦАГИ, ЦИАМ, Московский Государственный университет и др.

В конце первой главы приводится краткое обоснование целей настоящей работы и формулируется постановка задач необходимых исследований.

Во второй главе приводится описание экспериментальных стендов, методик измерения, а также результатов предварительного исследования потока. Исследования проводились с использованием двух экспериментальных стендов. Схема первого стенда представлена на рис.]. Базовым элементом экспериментальной установки является вакуумная камера (1) объемом 3 м3, к которой через гибкое гофрированное соединение (13) длиной 4 м подключен канал прямоугольного сечения (11). Принцип работы установки следующий: при помощи компрессора (2) воздух по трубопроводу (4) через сборочный коллектор (5) нагнетается в дополнительную баллонную систему (6). Из неё воздух через управляемый пневмоклапап (8) поступает в омический нагреватель (9) и далее в аэродинамический канал сечения (11).

Г ц 1

Рис.1. Блок-схема экспериментальной установки, предназначенной для изучения процессов воспламенения и горения углеводородных топлив в сверхзвуковых потоках.

Канал состоит из секции сопла круглого сечения, изолятора (формирующей секции) круглого сечения и четырех рабочих секций, в двух из которых имеются специальные люки для размещения источников плазмы и диагностических окон. Внутренние прямоугольное ссчение рабочих секций 2,5 х 4 см2, в то время как внутренний диаметр изолятора и выходного отверстия сопла равен 2,5 см. На границе между формирующей секцией и следующей за ней рабочей существует уступ, создающий зону рециркуляции. Топливо в канал поступает через топливораздаточные фланцы (15) как непосредственно в область основного течения, так и в область рециркуляции. Подача топлива регулируется при помощи электромагнитного клапана и его блока управления (17). Топливно-воздушная смесь воспламеняется с помощью генераторов плазмы того или иного типа, размещаемых в зоне за уступом через нижний фланец (16). Омический нагреватель (9) служит для предварительного нагрева воздуха, поступающего в канал, до температур (400 - 600) К, Нагреватель подключен к источнику питания с выходным напряжением до 50 В и предельным током до 500 А. Для определения температуры воздуха на входе в сверхзвуковой канал используется термопара, размещенная перед секцией сопла. Основные параметры канала следующие: число Маха потока М = 2, диапазон статических давлений в канале рст = 0.25 - 0.6 Бар, давлений в ресивере компрессора Р = 2 - 6 Бар; время стационарного режима работы камеры сгорания 1-3 секунды. Во всех экспериментах в качестве топливу, использовался пропан.

Схема второго стенда отличалась от первой непосредственным соединением канала прямоугольного сечения с камерой низкого давления без промежуточного гофрированного канала круглого сечения. Первым преимуществом данной конструкции

является снижение торможение потока и увеличение области сверхзвукового течения.

8

Вторым преимуществом является возможность диагностических исследований всей области течения.

Диагностические измерения осуществлялись при помощи оборудования электрического, электромеханического и электронного типов. К первому типу относятся делитель напряжения (коэффициент деления 1000 - 10000), подключенный параллельно разряду и шунт (сопротивление 0,3 Ом), подключенный последовательно с разрядом. Сигналы с делителя и шунта, подаваемые на двухлучевой осциллограф, позволяли определять падение напряжение и ток между электродами разряда. Ко второму типу оборудования можно отнести датчики давления тензометрического типа, размещенные вдоль всего канала. Датчики давления использовались также в комбинации с трубкой Пито - Прандтля (рис.2 б), которая использовалась для измерения статического и динамического давления элементарного слоя газа, движущегося нормально к плоскости среза трубки. Отношение полного и статического давлений в области измерения позволяло определить число Маха натекающего потока. М, используя соотношение (1) [1].

я /Х"ЧХ\к|Р>

// 'у\

Г

I1™

•-{ > Ч.ч

опорного НйП|»Я)»*МНЛ

а)

б)

Рис.2, а) Электрическая схема тензометрического датчика, б) Измерительная схема трубки Пито - Прандтля.

Р/ _ 166,7 -М1

(1)

К! третьему типу диагностического оборудования относятся фотоэлектронный умножитель (ФЭУ), позволяющий регистрировать поток излучения либо плазмы разряда, либо продуктов горения через иллюминатор секции и рефракционную схему измерения градиента плотности. Последняя представляет собой Не - N6 лазер с размером пятна 1 мм, луч которого проходит через иллюминаторы одной из секций и попадает на щель ФЭУ.

Рефракционное отклонение луча лазера, вызванное прохождением неоднородной области, меняет амплитуду сигнала ФЭУ и позволяет определить размер и структуру области. Для дополнительной оптической диагностики плазмы в приведенном цикле исследований была использована скоростная камера "Видеоспринт", позволяющая получать кадры с экспозицией от 20 мкс до 1 с.

При помощи трубки Пито - Прандтля, располагавшейся в центре различных секций были исследованы параметры потока воздуха, невозмущенного влиянием источников плазмы. Один из таких параметров - локальное число Маха было измерено для течения во втором экспериментальном стенде (без промежуточного гофрированного канала круглого сечения). Зависимость данного параметра от координаты представлена на рис. 3. Максимальная статистическая ошибка (стандартное отклонение) в определении числа Маха ДМ=0,1.

1.8 1.8 1.4

а 12 2

о 1 с

« 0.8 '0.6 0.4

0.2 О

Он о ▲

1

о -.......

А А

I 11 ; Ш

0.2

0.4 0,6

Координата, м

0.8

Рис. 3. Распределение числа Маха по длине канала для новой модификации канала, I, II, Ш - первая, вторая и третья секции соответственно.

Римскими цифрами на рисунке отмечены области, соответствующие определенным секциям канала, а также область изолятора. Как видно из приведенной зависимости область сверхзвукового течения на оси канала существует вплоть до середины второй секции канала.

В третьей главе диссертации приведены экспериментальные результаты исследования воспламенения, и горения сверхзвуковой топливной смеси при помощи плазмы импульсного эрозионного плазмотрона торцевого типа. В этой же главе приводятся феноменологические объяснения механизма стабилизации фронта пламени. Схема конструкции и питания плазматрона, представлена на рис. 4 а.

Рис. 4. а) Электрическая схема разряда. 1 -анод, 2 — диэлектрик, 3 - медная шайба, 4 -катод, 5 - источник питания (ИП) постоянного тока, 6 - разрядник, б) Схема размещения i разряда в потоке. 1 -плазматрон, 2 - ось симметрии, 3 - зона циркуляции, 4 - ступень. Размеры указаны в миллиметрах.

i Напряжение источника питания составляло 3,5 кВ. емкость накопительного конденсатора (С) была 50 цФ. Основным механизмом компрессии и ускорения плазмы является Пинч-эффект, т.е. преобразование энергии собственного вихревого магнитного поля в кинетическую энергию плазмы. Квазипериод разрядного тока плазмотрона составлял = 50 мкс при полном времени выделения энергии ~ 100 мкс. Предшествующие исследования [2] плазмодинамических разрядов данного типа показывают, что для данной конструкции плазмотрона параметры плазмы разряда могут быть описаны в рамках равновесной модели локального термодинамического равновесия. Результаты работы [2] установили, что температура плазмы в энергетических единицах находится в пределах порядка I эВ. концентрация электронов - порядка 1016 см"3.

Схема размещения плазмотрона в канале представлена на рис. 3 б. Плазменная струя, созданная плазмотроном, распространялась навстречу потоку. Угол между осями распространения плазменной струи и потока составлял 30°. Анализ фотографий плазменной струи в первой секции канала показал [2], что динамические параметры распространение плазмы вплоть до верхней стенки канала не зависят от существования потока. Данное свойство подтверждается сравнением мощности на единицу поверхности для тепловыделения в плазме и соответствующей мощности потока. Можно заметить, что основное течение является малым возмущением по отношению к течению плазмы, т.е. плазма непрозрачна в гидродинамическом смысле.

И* = ¡I'C-Uq2 «1010 Дж(е м-/. w't=!L?L„ Ю7Джм-. (2)

2

В соотношении 2 приведены удельные мощности для натекающего потока воздушно -

топливной смеси (V/a) и для импульсной плазмы (Wa). Здесь г] - тепловой КПД разряда, С

11

- емкость конденсатора, V - начальное напряжение, т - период колебания электрических параметров разряда, с! - диаметр плазматрона, р, и - плотность и скорость натекающего потока соответственно. Отношение этих двух величин составляет а=10"\ что является существенно малой величиной (а « 1). Тепловой КПД разряда определен на основании экспериментальных данных для разрядов с идентичными начальными параметрами [3]. Параметры потока взяты на основании результатов моделирования невозмущенного течения пропана - воздушного потока для данного экспериментального стенда [4].

Интегральные фотографии распространения плазменной струи в первой секции канала, полученные с различной экспозицией, позволили определить динамические параметры области свечения плазмы (см. рис. 5 а). Предполагается, что пространственный профиль концентрации возбужденных частиц остается неизменным.

Свечение плазменной струи достигало верхней стенки первой секции канала через 100 мкс после начала разряда, после чего начиналось торможение и активное взаимодействие с потоком. Анализ интегральных фотографий позволил построить зависимость проекции разностного аналога скорости передней границы плазмы на ось плазматрона от времени (см. рис. 5 а, сплошная линия). Максимальная скорость оказывается равной 3,1 км/с и соответствует времени 1=20 /л\ Скорость боковой границы достигает при этом 5 км/с и имеет максимум в тот же момент времени 1=20 /м. Распространение плазмы с гиперзвуковой скоростью приводит к образованию ударной квазисферической волны, как это было показано в работе [10].

V. м с

Рис.5, а) Фотография плазменной струи в первой секции канала, выполненная с экспозицией 45 мкс. б) Зависимость скорости передней границы плазмы (сплошная линия) и максимальной ширины плазмы (треугольники от времени).

При этом в течение начальной фазы формирования струи скорость фронта УВ совпадает со скоростью распространения плазмы [3]. В дальнейшем происходит отражение

сферической УВ от стелок канала, сопровождающееся потерей энергии ударным фронтом и формированием пакета скачков уплотнений и разрежений, распространяющихся вдоль канала. Таким образом, происходит распад квазисферического ударного фронта и его вырождение в звуковые возмущения. Показанные на рисунке 4 б экспериментальные точки, обозначенные как треугольники, соответствуют максимальной ширине плазмы. Как видно из диаграммы процесс расширения завершается в момент времени t=30 /js, после чего начинается компрессия плазменного формирования потоком и дальнейший конвективный снос. На рис. 6 показаны сигналы с датчиков давления при импульсном разряде в пропан - воздушной смеси. В этом случае регистрируются сигналы давления, связанные с распространением плазменной структуры (I и II). В определенный момент времени датчики регистрируют резкое возрастание давления в канале. При этом такой импульс повышенного давления распространяется как по потоку (положительное направление), так и против потока (отрицательное направление, прямая III на рис. 5-6).

а) б)

Рис. 6. Сигналы с датчиков давления при импульсном разряде в потоке топливной смеси, а - в панорамном, б - в подробном временных масштабах. МПК расположен в области датчика № 15, датчики с номерами меньше 15 расположены против потока, а больше 15 -по потоку

В работе [5] показана возможность воспламенения смеси с параметрами, используемой в данной работе при помощи сферической ударной волны, созданной плазменной струей. Приняв данную точку зрения, необходимо предположить, что фронт горения необходимо создает дополнительные возмущения, связанные с неустойчивостью фронта.

С данной работе [б] показана невозможность осуществления реакции горения в объеме плазмы. Рассматривался реактор переменного объема, для которого рассчитывались при помощи кинетической схемы GR1 МЕСН.3.0. наработка компонент и тепла в рамках 325 реакций с участием 53 реагентов. Первоначальная смесь предполагалась покоящейся при ф~0,5. Решались уравнения баланса энергии и молярной концентрации. Отвод тепла рассчитывался в рамках закона Ньютона; также было учтено расширение объема. Энергетический вклад описывался химическим механизмом и электромагнитным членом, которые представлял из себя экспериментально определенную мощность (трансформация электрической мощности в тепловую мощность). Подобное описание возможно в рамках ЛТР модели плазмы [2]. На рис. 7 представлена диаграмма, показывающая молярную концентрацию основных продуктов реакции с минимальным значением (N0) - 0,37 моль/м3. Время расчета составляло 40 мкс, что соответствует достижению верхней стенки канала и фазе активного взаимодействия с потоком.

моль/м3

s s

16

10

N2

Рис.7. Диаграмма молярной концентрации основных продуктов реакции.

Как видно из приведенной диаграммы, высокий нагрев приводит к нарушению равновесия реакций в сторону диссоциации, в результате спектр продуктов насыщен атомарной составляющей с добавкой молекулярного азоты и радикала N0. Подобная картина позволяет сделать вывод о том, что реакция горения пропана в объеме плазмы невозможна и единственным механизмом, который может быть ответственен за дальнейший нагрев, является ассоциация атомов.

На рис. 8 а. приведен временной ход сигналов датчиков давления, установленных на середине верхней стенки канала в различных секциях. Амплитуда сигналов выражена в

условных единицах давления. Так как скачки давления вырождаются в звук, то применимо адиабатическое рассмотрение и возмущению давления должно соответствовать возмущение плотности. Для анализа возмущений плотности были проведены рефракционные измерения в 4-ой секции канала (луч лазер пропускался через центр симметрии прямоугольного иллюминатора) и измерения, выполненные при помощи фотоумножителя. На рис. рис.8 б. и рис.8 в. представлены сигналы с рефракционного датчика и с ФЭУ, соответственно.

А, у.е.

1 секция

2 секция

\

3 секция 1

4 секция V .

______„______ г ' . т.г.

о -

импульс давления

а) б) в)

Рис.8, а) Сигнал возмущения давления в четырех секциях канала; б) Пример сигнала возмущения плотности, полученного рефракционным методом; в) Пример сигнала ФЭУ, расположенного перед иллюминатором четвертой секции канала. Прямоугольниками выделены области неоднородности плотности и яркости.

Сравнение трех диаграмм рис. 8 позволяет сделать вывод о том, что по направлению первоначального потока топливной смеси распространяется, во - первых, пакет скачков уплотнений и разрежений, связанных с переотражеиием первоначальный квазисферической ударной волны и другими процессами, и, во-вторых, два излучающих фронта, амплитуда которых резко зависит от первоначального состава смеси. В связи с этими данными и, учитывая результаты моделирования работы [5] можно прийти к заключению о конвективном переносе структуры, состоящей из двух фронтов горения и скачков уплотнения - разрежения, сопровождающих их. Промежуточная область не является адиабатичной (область высоких температур) и представляет собой остаточные продукты распада плазмы и горения, среди которых присутствуют возбужденные, излучающие частицы. Анализ динамики импульса давления, вызванного распространением плазмы, показывает, что амплитуда импульса не является затухающей только в присутствии пропапа, при этом средняя продольная скорость распространения в

: • ! \у! [...!

\А ■ !

^ 2мс 1

четырех секциях канала составляет 681 м/с. Конвективный снос структуры в положительном направлении говорит о том, что продольная скорость распространения фронта горения в этом направлении меньше скорости сноса. Распространение структурного формирования в соединительной трубе переменного сечения замедляется в связи с преобразованием потенциальной части скорости в составляющую циркуляции. Падение конвективной скорости структуры и ускорение фронта пламени в этой трубе создает возможность для отрыва фронта горения. Распространение участка фронта в положительном направлении приводит к формированию области повышенного давления и следующей за ней области горения. Были проведены измерения давления на оси соединительного фланца, расположенного на входе в вакуумную камеру. Относительная амплитуда волны давления соответствовала не звуковому механизму распространения, так как ¿p/p > 1, где ¿р=р-р - флуктуация давления относительно невозмущенного течения. Регистрация свечения плазменной области при ее входе в камеру, осуществляемая ФЭУ, показала, что сигнал свечения регистрируется на 2 мс позже, чем сигнал давления. Расчет интервала производился по максимуму сигналов, которые представляли из себя одиночные импульсы. Рассмотрев скорость распространения волны давления в одномерном приближении можно определить нижний предел мгновенной скорости ее распространения. Соотношения (4) и (5) определяют связь параметров газа до и после разрыва в одномерном приближении.

т

tyfr-l+fr + O-Pi/fQY/^ и

ф = • 14,5 = е • 1,42 (3) н,= 1 v " ^- = 1

1

(5)

■у ) »1 Г + 1

Здесь е - массовое соотношение эквивалентности топлива, от, - расход топлива,

тт - расход окислителя. Состав, соответствующий максимуму скорости реакции, соответствует я = 1. Индексы 1 и 2 относятся к параметрам газа до и после скачка, с -локальная скорость звука, у — показатель адиабаты воздуха, р - статическое давление, М -локальное число Маха. При помощи трубки Пито - Прандтля (см. главу 2) было определено число Маха слева и справа от возмущения давления. Трубка располагалась на оси симметрии цилиндрического переходного фланца, подключенного к трубе переменного сечения для соединения с камерой низкого давления. Одновременно были определены значения статического давления, что позволило, используя соотношения (4) и (5), однозначно определить скорость распространения волны давления, которая оказалась равной и; = 35,37м/с. При этом для скорости звука и числа Маха были получены значения

с/й65,5 м/с и М1~0,54 соответственно. Статистическая ошибка определения числа Маха составляла ¿М=0,1. На основании полученных параметров можно сделать вывод о том, что по направлению потока распространяется дозвуковая волна давления, интенсивность которой определяется сопутствующим фронтом реакции. Была определена зависимость амплитуды волны давления на стенкс переходного фланца от состава топлива в канале (см. рис. 9 а). Коэффициент избытка топлива ф представляет из себя масштабированное отношение расхода топлива и воздуха в системах подачи топлива и воздуха соответственно (см. соотношение 3).

400,0 350,0 300,0 250,0 200,0 150,0 100,0 50,0 0,0

рур г

1

У

ртр / •

/ \

/1

/ \ \

/ •

а)

б)

Рис.9. Зависимость относительной амплитуды волны давления от коэффициента избытка топлива для волны, распространяющейся: а) в положительном направлении, б) в отрицательном направлениях.

По оси ординат отложено отношение возмущенного и невозмущенного значений давления для скачка уплотнения. Резкая зависимость относительной амплитуды волны давления говорит о связанности фронта горения и ударной волны. Вместе с тем температура горения пропана - воздушной смеси, рассчитанная методом минимизации термодинамического потенциала [7], составляет Т ~ 1300 °С для нижнего концентрационного предела пропана. Таким образом, область реакции и возмущения давления разделена слоем, имеющим температуру Тз ~ -77,41 °С, что говорит' о нетепловом механизме рождения волны давления. Предположительно, механизм может определяться неустойчивостью и ускорением фронта реакции. Отсутствие возмущения давления, связанного с областью реакции говорит о наличии горения с постоянным давлением, которое традиционно применяется в цикле Брайтона двигателей внутреннего сгорания. Такой тип горения создает максимально высокий удельный импульс элемента

газа. Вместе с тем, как было указано ранее, при помощи датчиков давлений, расположенных в центре симметрии различных секций канала и при помощи ФЭУ, направленного на иллюминаторы секций было зафиксировано распространение возмущений, движущихся навстречу потоку (см. рис. 6). Последовательный приход импульсов давления позволил определить среднюю скорость распространения обратной волны давления и/~135 м/с. Амплитуда импульсов при этом остается постоянной в пределах ошибки. Среднее число Маха, определенное при помощи трубок Пито -Прандтля в четвертой секции канала составляет М1~0,327, что говорит о дозвуковом механизме распространения волны давления. На рис. 7 б представлена зависимость относительной амплитуды давления в обратно распространяющейся волне горения от коэффициента избытка топлива. Как следует из графика, представленного на рис. 9 б) наиболее интенсивное горение происходит при ф=0,5, т.е. в режиме относительно богатой смеси. Данный результат может быть связан с частичным реагированием продуктов при распространении структуры остаточных продуктов плазменного пиролиза.

В четвертой главе диссертации приведены результаты исследований воспламенения, и горения топливной смеси в условиях сверхзвукового натекающего потока в присутствии дугового разряда постоянного тока.

Продольно - поперечный разряд (ППР) создавался при помощи источника постоянного тока и генератора прямоугольных импульсов, контролирующего длительность импульса напряжения между электродами. При помощи системы балластных сопротивлений, включенных последовательно источнику постоянного тока осуществлялось ступенчатое изменение среднего тока и напряжения на разряде в диапазонах (б - 18) А и (160 - 230) В соответственно. При этом средняя выделяемая электрическая мощность изменяется от 1,6 кВт до 3,5 кВт. Длительность импульса напряжения могла изменяться в пределах от 10 мкс до 10 с. Большая часть экспериментов проводилась при длительности импульса напряжения 1с. Электродный узел был размещен в первой секции канала (см. рис. 10) таким образом, что центр межэлектродного промежутка устанавливался на уровне обратного уступа. Такое расположение электродов было выбрано для того, чтобы область существования плазмы располагалась на уровне обратного уступа. Фотография разряда, горящего в потоке пропана - воздушной смеси представлена на рис. 11.

Рис.10. Схема размещения электродов в первой секции канала. 1 - анод. 2 - катод, 3 - люк крепления электродов, 4 - нижняя стенка канала. Стрелка - направление потока.

Фотографии на рис. 11 а) и в) демонстрируют конвективно неустойчивую и стабильную фазы разряда соответственно. Под неустойчивой фазой разряда будем подразумевать режим существования плазмы, при котором происходит снос плазмы в направлении потока, сопровождающийся ее деформацией.

а) б) в)

Рис.11. Фотографии продольно - поперечного дугового разряда постоянного тока, а) Время экспозиции - 20 мкс. Пропана - воздушный поток, б) Время экспозиции - 1 с. Пропана - воздушный поток, в) Время экспозиции - 20 мкс. Неподвижный воздух. Начальные давления: в системе подачи воздуха - 2,6 Бар, пропана - 5 Бар, в канале - 0,08

Под конвективно стабильной фазой будем подразумевать фазу, при которой плазма существует в минимальном межэлектродном зазоре, не испытывая сноса, но претерпевает периодические колебания около среднего положения, связанные с блужданием анодного пятна (пятен). Сравнение области светимости плазмы для случаев а) и в) показывает, что в фазе неустойчивости наблюдается контракция и деформация светящейся области плазмы. Этот эффект, по-видимому, связан с перегревной неустойчивостью, которая возникает, когда в потери тепла, определяемые конвекцией слоев газа вблизи плазмы, снижаются в связи с ее поступательным движением (более подробное объяснение эффекта приведено в главе 5).

а) б)

Рис.12. Осциллограммы тока и падения напряжения на разряде для случая неподвижного воздуха (а) и в воздушном потоке (б).

Указанные свойства разряда подтверждаются данными осциллограмм тока и напряжения между электродами (см. рис. 12). Из приведенных рисунков видно, что стандартное отклонение напряжение возрастает для случая набегающего потока, что связано с конвективной дестабилизацией разряда. При этом область с высокой флуктуацией напряжения чередуется с областью устойчивого сигнала, что подтверждает существование двух фаз разряда.

Рис 13. Осциллограммы, иллюстрирующие стабильное несамостоятельное горение: а - датчиков давления, б - тока разряда - 1, и сигнала ФЭУ - 2, развертка 500 мс/дел. Давление воздуха Р,= 3 Бар, пропана Р, = 3.5 Бар, в канале 50 Тор. ток I = 15 А.

Для диагностики влияния ППР на режим воспламенения пропана - воздушной смеси были использованы сигналы датчиков давления, расположенных на оси симметрии

20

верхней стенки канала совместно с сигналом ФЭУ, расположенным перед иллюминаторами различных секций канала. На рис.13 а), б) приведены типичные сигналы с датчиков давления и ФЭУ соответственно. Как следует из представленных сигналов, при развитии продольно-поперечного разряда наблюдается резкое возрастание давления в канале, которое остается практически постоянным до окончания импульса разряда. Одновременно фотоумножителем регистрируется свечение, которое по времени полностью совпадает с временем повышенного давления, регистрируемого датчиками. На основании этих результатов можно предположить, что при данных условиях реализуется режим стабильного несамостоятельного горения (пока существует разряд) топливной смеси в сверхзвуковом потоке. Режим стабильного несамостоятельного горения сверхзвуковой топливной смеси наблюдается только при определенных начальных условиях, основным из которых является соотношение масс пропана и воздуха, поступающих в канал. При изменении начальных параметров (величина тока разряда, длительность разрядного импульса, коэффициента избытка топлива и др.) наблюдаются режимы нестабильного горения. Типичные примеры, соответствующие случаям нестабильного горения приведены на рис. 14 а) и рис. 15 а). На рис. 14 а) показана зависимость давления на стенке первой секции канала от времени. Сигнал состоит из двух фаз, которые обозначены как I и 11. Зависимость средней величины сигнала II, приведенной к давлению торможения потока, от коэффициента избытка топлива (см. глава 4), представлена на рис.14 б) для датчиков на стенке первой и второй секций. Стандартное отклонение в определении давления за время 0,5 с составляет 0,03 Бар. Единицы измерения давления выбраны с учетом того, что для одномерного консервативного потока все параметры в данной точке определяются отношением давления в данной точке к давлению торможения на входе в сопло [1]. Учитывая, что для оптимального состава перемешанной смеси ф=1,42 можно прийти к следующим заключениям: связанность амплитуды импульсов давления II с химическим составом позволяет подтвердить предположение о том, что импульсы давления II вызваны воспламенением смеси; смещение максимума кривых 3 порядка на рис.14 б) говорит о том, что происходит воспламенение в области относительно бедной, не перемешанной смеси. Факт существования области реакции подтверждается импульсами свечения, регистрируемыми ФЭУ, расположенным напротив иллюминатора четвертой секции канала.

а) б)

Рис.14, а) Пример зависимости давления на стенке первой секции канала от времени, б) Зависимость средней величины сигнала II, приведенной к давлению торможения потока, от коэффициента избытка топлива. Круги - датчик на стенке первой секции канала (плазменная камера), квадраты - датчик на стенке второй секции канала. Коэффициент достоверности аппроксимации для обоих случаев больше 80%.

Число и длительность импульсов III и II находятся во взаимной корреляции. Пример сопоставления сигналов приведен на рис. 15 а) и 15 б). Представленный случай соответствует среднему разрядному току 1=11 А, коэффициенту избытка топлива ф=0,Ь.

Рнс.15. Коэффициент избытка топлива (¡6=0,6. Средний разрядный ток 1=11 А. а) Сигналы с датчиков давления на верхней стенке 3 секции канала и не стенке переходного фланца входа в камеру низкого давления, б) Сигналы с фотоумножителя и источника тока: верхний луч соответствует разрядному току, нижний луч - свечению продуктов горения величина тока разряда в 4 секции канала.

Для определения параметров режима воспламенения был введен коэффициент стабильности К. равный отношению времени существования импульса давления II к времени существования разряда: К-Тсошь/ Ъы. где гсать и полные времена реакции и

разряда соответственно. Были проведено исследование влияние среднего тока разряда и коэффициента избытка топлива на стабильность реакции (см. рис. 16 а) и 16 б)

соответственно). Сравнение рис. 16 а) и рис. 16 6) позволяет сделать вывод, что изменение стабильности в зависимости от коэффициента избытка топлива является эффектом, обусловленным газодинамическим влиянием. Как было замечено в работе [4] неустойчивость системы определяется возмущениями, внесенными энерго - и массоподводом. В частности, в данной работе было установлено, что увеличение коэффициента избытка топлива приводит к тепловому расширению области обратного течения и увеличению осцилляций, которые могут вызвать дестабилизацию горения. На рис. 16 б) представлена зависимость коэффициента стабильности от среднего тока разряда. Как следует из рис. 16 б) при разрядных токах больших 15 А наблюдается стабильное несамостоятельное горения сверхзвуковой пропана - воздушной смеси. При токах разряда, лежащих в интервале от 9 до 15 А реализуется нестабильное горение, а при разрядных токах меньших 9 А ни воспламенение, ни горение топливной смеси не регистрируется.

1

о э 0 8 О 7 О S 05 04 О 3

к ■

•

\

\

."ч

n

НАГ

а)

б)

Рис.16. Зависимость коэффициента стабильности от а) коэффициента избытка топлива. 1=15 А. б) Среднего значения тока разряда. Коэффициент избытка топлива ф=0,6.

Численные расчеты, проведенные в данной работе [4], показывают, что увеличение тока приводит к расширению области обратной циркуляции и снижению средней поступательной скорости потока. В связи с этим, время редукции элемента газа в области энергоподвода увеличивается, что приводит к расширению концентрационных пределов горения и к его стабилизации. Это явление может быть одним из факторов, влияющим на повышение стабильности горения при росте тока разряда.

В пятой главе диссертации рассмотрено влияние нестабильной плазмы на

статистические характеристики сверхзвукового воздушного потока и перемешивание

слоев газа в отсутствии подачи пропана. Все результаты, изложенные в данной главе,

были получены при проведении экспериментов с использованием второго

23

экспериментального стенда. Электроды ППР в этом случае располагались во второй секции канала. Основными параметрами, характеризующими газодинамические возмущения различных масштабов и смешение слоев, являются прирост энтропии в области измерения Л5' и максимальная частота пульсаций измеряемых величин /110Л. Экспериментальные результаты получались при помощи датчиков статического давления, скоростной камеры и фотоаппарата. Для определения в области положения датчика давления проводилась статистическая обработка сигнала при помощи фрактального алгоритма КБ анализа Харста [8]. Необходимость применения фрактального анализа может быть объяснена тем, что нелинейным взаимодействиям возмущений различных масштабов соответствует непрерывный спектр, не позволяющий извлечь методами Фурье анализа число эффективных степеней свободы. Вместе с тем удобство анализа состоит в том, что его результат инвариантен относительно линейных преобразований сигнала, связанных с прохождением звуковых возмущений по капиллярам и имеет низкую чувствительность к белому шуму. Применение анализа к хаотическим системам позволяет, анализируя сигнал, определить эффективное число степеней свободы и размерность аттрактора, характеризующего систему (для турбулентных потоков размерность является дробной). Если каждому временному масштабу соответствует некоторый пространственный масштаб, то энтропия имеет пространственный смысл и позволяет исследовать размерность аттрактора и необратимое перемешивание слоев как функцию ее дифференциала. При этом связь между энтропией и фрактальной размерностью может быть выражена в виде, соотношения (6) [9]. Выражение для фрактальной размерности представлено в формуле (7).

Здесь Л - шаг по времени между двумя точками измерения, £> - фрактальная размерность временного ряда, Я - показатель Харста. Как показатель Харста, так и фрактальная размерность (размерность Минковского) показывают, как изменяются статистические свойства временного ряда Хн при варьировании масштаба (интервала ей). Алгоритм Я5 анализа, определяющий показатель Харста, состоит из следующих шагов: а) Из временного ряда выбирается переменный ряд объемом Ытт; б) Формируется кумулятивный ряд X, „ = (е„ -Мк), где е„ - член переменного

ряда, Мп - среднее ряда, N принимает значения от Мтт до максимального значения, I принимает значения от 1 до ЛЧ; в) определяется размах переменного ряда К=тах(Х,к) - тт^.н); г) Определяется его стандартное отклонение; д) Для различных значений N строится зависимость 1п(К/8) от 1п(Ы). Тангенс угла наклона данной зависимости является показателем Харста.

Возможность однозначного сопоставления масштабов времени, и пространства в свою очередь основывается на том, что для турбулентного потока отношение удельной энергии диссипации в звуковом спектре к полной энергии диссипации выражается соотношением (9) [10], где М - число Маха, е* - удельная энергия диссипации в звуковом диапазоне, е - совокупная удельная энергия диссипации. Таким образом, для случая данного течения, эта величина составляет более 80% в области размещения электродов. Тогда область измерения датчика ограничена поверхностью Маха (конусом в случае одномерного течения). Вольт - амперпая характеристика разряда, полученная при усреднении за время импульса значений тока и напряжения в случае воздушного потока, представлена на рис. 17 а). Давление в системе подачи воздуха Ра|Г=2,6 Бар. Максимальное стандартное отклонение среднего напряжения составляет =132 В. Представленная на рис.14 б) зависимость средней электрической мощности от тока позволяет сделать заключение, что зависимость мощности от тока стремится к насыщению. Формирование газодинамических параметров в присутствии тепловыделения определяется безразмерным числом Дамкелера Ql=qlcp■T| [11]. Здесь у - количество тепла, приходящееся на единицу массы, ср - удельная молярная теплоемкость при постоянном давлении, Г/- температура натекающего газа [11].

*

О 5 10 15 :0 Г) ¡0 ¡5 -о

а) б)

Рис.17, а) Вольт - амперная характеристика ППР во второй секции канала для воздушного потока. Ра,г=2,6 Бар. б) Зависимость средней вложенной электрической мощности от среднего тока на разряде (аппроксимация полиномом второй степени).

25

а) б)

Рис.18, а) Зависимость дифференциала приведенной энтропии как функции среднего тока на разряде, б) Пример сигнала с датчика статического давления для среднего тока .1=17 А.

Таким образом, средняя электрическая мощность не является единственным

определяющим параметром с гидродинамической точки зрения. Исследование

статистических свойств системы было проведено для четырех значений тока,

приведенных на рис. 17 а). Измерение статического давление датчиком, соединенным с

трубкой Пито - Прандтля в начале 3 секции канала, позволило по описанному ваше

алгоритму определить разностный аналог дифференциала приведенной энтропии как

функции среднего напряжения на разряде (см. рис. 18 а)). В качестве во была принята

энтропия потока, не возмущенного разрядом. Пример сигнала с датчика статического

давления для тока .1=17 А приведен на рис. 18 б). Необходимо заметить, что ЯЭ анализ

налагает определенные ограничения на максимальную частоту дискретизации сигнала.

Действительно, для того, чтобы существовала возможность линеаризации приборной

функции измерительной системы необходимо выполнение звукового приближения для

распространения возмущения по измерительным трубкам. Для этого, как показано в [10],

пространственный масштаб должен быть меньше диаметра измерительного капилляра,

т.е. с// « Ь, где с - локальная скорость звука в капилляре, £ - диаметр капилляра.

Следовательно, для используемой системы измерения давления частота ограничена

сверху значением £шч = 12,5 кГц. Это условие ограничивает снизу шаг дискретизации до

значения «#„,,„ = 80 рс. Для определения максимальной амплитуды гармоники было

использовано быстрое Фурье преобразование сигнала датчика давления. На рис. 19 а)

показана зависимость максимальной частоты от тока разряда. Экспериментально было

определено, что значения частот, в пределах которых проводился анализ, лежат вне

интервала собственных частот системы диагностики давления.

а) б)

Рис.19, а) Зависимость максимальной амплитуды быстрого Фурье преобразования сигнала от тока разряда. Круги - анализ сигнала давления. Окружности - анализ координаты анодного пятна, б) Зависимость локального числа Маха за разрядом от среднего тока.

Наличие корреляции между зависимостями, показанными на рис. 18 а) и рис. 19 а) позволяет предположить, что определяющую роль в формировании статистических свойств играют низкочастотные, крупномасштабные, пульсации, связанные с распространением в пространстве плазменных каналов ППР. Амплитуда возмущения, вносимого неустойчивыми плазменными каналами, в режиме конвективно нестабильной плазмы определяется, в основном, потоком тепла, выделяющегося на анодных и катодных пятнах. Действительно, в условиях конвективных тепловых потерь при /> 1 А ППР существует в режиме катодных и анодных пятен. На рис. 19 б) представлена зависимость среднего числа Маха, которое было измерено на уровне анода в середине 3 секции канала от среднего тока разряда. В одномерном приближении, для которого выполнены все законы сохранения, связь между числом Маха за областью выделения тепла и удельным тепловым вкладом д может быть описана при помощи соотношений (10) и (11) [11].

М, { у + 1 А/,

Р 1 Р ., и ) г

у +1 М2 у +1

\0-5

(10)

р = (м2 -1)-^(м2 -])2-2■ (у+ 1)-м,1 ■ (д1с, ■ ъ) (П) д = а(Р)- * (12)

Расчеты, приведенные на основании данных соотношений, показывают, что с ростом удельного тепловыделения (числа Дамкелера) для сверхзвукового натекающего воздушного потока локальное число Маха в области за разрядом растет. Из графика,

приведенного на рис. 16 б) можно получить обратную зависимость между тепловыделением и током. Связь между удельным тепловыделением и электрической мощностью разряда выражена в соотношении (12). Здесь № — средняя электрическая мощность, о.(IV) - тепловой выход (КПД) разряда, Д - расход натекающего потока, зависящий от скорости, плотности и сечения. Из соотношения (12) следует, что тепловая эффективность разряда падает с ростом тока в исследуемом диапазоне электрических параметров, т.к. рост средних возмущений термодинамических параметров, вносимые разрядом в натекающий поток, близок к нулю и расход Д является константой. Таким образом, амплитуда возмущения давления, вносимого разрядом, падает с ростом тока. Указанные свойства неустойчивости разряда не могут быть объяснены в рамках двухмерного механизма распространения анодного пятна при конвекции. Возникает необходимость учета трехмерной динамики положительного столба.

Исходя из соображений размерности, для рассматриваемой системы можно записать соотношение (13) для средних величин [10], связывающее характерную частоту с характерными скоростями и размером системы. Учитывая, что основное возмущение вносится движением динамически неустойчивого плазменного столба, в качестве основного размера Ь было бы разумно выбрать его совокупную длину. В качестве скорости и следует выбрать скорость движении тяжелых частиц (ионов).

/«, =сом*--(13)—= М,-? ' , -Р (14) (Г = 2,82-10'4 •-^£-(15) сг ~ = е-я,-н (16) I „, (г + 1 Ж V I

В соотношении (13) /„ш - средняя частота пульсаций, и - скорость сноса плазменного канала, Ь - длина плазменного канала, и - напряжение между электродами. Соотношение (14), представленное выше является аналогом соотношения (10) для скорости до и после области подвода тепла [11]. С другой стороны выражение для средней плотности тока может быть выражено как через среднюю напряженность электрического поля, так и через скорость движения зарядов (16). Коэффициент пропорциональности в выражении (15) [12] сг, определяющий проводимость является функцией эффективной частоты столкновений, которая может быть принята константой в связи с тем, что все относительные термодинамические возмущения, вносимые плазмой « 1. Средняя скорость движения тяжелых частиц определяется гидродинамической скоростью ин и собственной дрейфовой скоростью частиц в электрическом поле ил которая может быть положена равной нулю, т.к. средние возмущения, вносимые плазмой при усреднении за время разряда « 1. При

28

этом все возмущения, вносимые плазменным каналом за время его существования т=20 мкс (данные скоростной видеосъемки), адиабатичны ввиду того, что типичное время передачи тепла для системы с характерным размером 4 см (длина анода) > 0,001 с. Выражая среднюю скорость переноса заряженных частиц из (16) и, подставляя ее в (13), получим:

~2

/"max ~~f ~ Const (17)

и

С учетом падающей вольт - амперной характеристики разряда, получим, что увеличение среднего тока приводит к сокращению характерной (средней) частоты системы. Одновременно снижение удельного тепловыделения приводит, согласно рис.19 б) и соотношения (14) к усилению данного эффекта.

В заключении сформулированы основные результаты и выводы диссертации:

1. Проведено исследование инициации горения движущейся пропан - воздушной смеси при помощи плазмы, созданной плазмодинамическим импульсным разрядом с максимальной вложенной энергией £=170 Дж и длительностью импульса т = 150 мкс. Определено, что интенсивное гидродинамическое взаимодействие плазменной струи с потоком начинается спустя 30-40 мкс. В течение данной фазы горение пропана в объеме плазмы невозможно ввиду смещения скорости химических реакций в область диссоциации.

2. Взаимодействие плазмы с невозмущенным потоком приводит к тому, что по направлению потока, т.е. в положительном направлении, распространяется структура, состоящая из основного объема продуктов распада плазмы, фронта горения на границе данного объема и скачков уплотнения, вызванных неустойчивостью границы структуры. Замедление скорости распространения структуры в соединительном канале переменного сечения приводит к отрыву фронта горения, его ускорению и распространению в противоположных направлениях. Число Маха инициированной волны горения М~ 0,3 - 0,5. Средняя скорость распространения волны горения в отрицательном направлении в 4 раза превышает соответствующую скорость распространения в положительном направлении и осуществляется в относительно бедной смеси.

3. Исследовано взаимодействие продольно - поперечного дугового разряда постоянного тока со сверхзвуковым пропана - воздушным потоком. Обнаружено

2?

существование двух фаз разряда в надкритическом потоке воздуха и топливной смеси: объемная фаза .в межэлектродном зазоре и канальная фаза, связанная с нестационарными свойствами потока при условии неизменных первоначальных электрических параметров.

4. Впервые реализован режим стабильного несамостоятельного горения сверхзвуковой воздушно - пропановой смеси, инициированного плазмой продольно - поперечного разряда постоянного тока. Обнаружено существование как стабильного, так и не стабильного режимов горения. Показано, что при прочих равных условиях оптимальный режим несамостоятельного горения реализуется при относительно бедной, не перемешанной смеси, соответствующей <^=0,4-0,5. Установлено, что рост разрядного тока приводит к увеличению времени редукции элемента газа в области энергоподвода, к расширению концентрационных пределов воспламенения и стабилизации горения. Показано, что при токах разряда больших 15 А реализуется режим стабильного несамостоятельного горения, при значениях тока разряда, лежащих в пределах 9-15 А горения топливной смеси носит нестабильный характер, а при разрядных токах меньших 9 А ни воспламенение, ни горение топливной смеси не регистрируется.

5. Исследовано влияние продольно - поперечного дугового разряда постоянного тока на перемешивание слоев воздушного потока. Впервые при помощи фрактального анализа сигналов датчиков давления определена энтропия перемешивания слоев газа в присутствии нестабильной плазмы и установлена ее связь с параметрами разряда. В частности установлено, что перемешивание происходит более интенсивно при более высоких токах разряда. Созданы предпосылки для исследования влияния разряда на перемешивание химической активной сверхзвуковой смеси.

6. Исследовано влияние продольно - поперечного разряда постоянного тока на характерную частоту гидродинамических пульсаций в потоке. Обнаружено, что с ростом среднего, разрядного тока, наблюдается рост основной частоты. Эффект объяснен в рамках принципов размерности и связи гидродинамическими параметрами со средними характеристиками плазмы. Выяснено, что рост характерной частоты обусловлен, прежде всего, электрическим полем,

необходимым для существования положительного столба контрагированного плазменного канала.

Автор хотел бы выразить искреннюю благодарность своему научному руководителю доценту, к.ф.-м.н. В.А.Черникову за полезные рекомендации в организации экспериментов и за плодотворные научные дискуссии, а также д.ф.-м.н., профессору В.М.Шибкову за обсуждение модификаций экспериментальной установки и критические замечания. Автор хотел бы поблагодарить д.ф.-м.н., ведущего научного сотрудника Бычкова B.J1. за рекомендации относительно вспомогательной научной литературы и разносторонние обсуждения проблем плазменной аэродинамики.

СПИСОК ЦИТИРУЕМОЙ ЛИТЕРАТУРЫ.

1. Г. Н. Абрамович. Прикладная газовая динамикаJ/Наука, ! 976.

2. Ершов А.П., Колесников Е. Б., Тимофеев И. Б., Черников В. А., Чувашев С. Н., Шибкое В. М., Плазмодинамические разряды в поперечных сверхзвуковых потоках воздуха // ТВТ, Т.44., № 4, 2006.

3. Протасов Ю.С., Чувашев С.Н. // ПМТФ. N 4. С. 19-26, 1990.

4. Афнина Н.Е., Громов В.Г., Ершов А.П., Каменщиков С.А, Черников В.А., Vорение высокоскоростного воздушно-пропанового потока, инициируемое разрядом постоянного тока: эксперимент и численное моделирование// Нелинейный мир, Т. 7., Ks 11 2009.

5. N. Ardelyar) N., V.Bychkov, K.Kosmachevskii, I.Timofeev, e.i.e., Ignition of a propane-air stoichiometric mixture by a plasma jet generator with a divergent nozzle//43rd A1AA Aerospace Sciences Meeting and Exhibit, USA, Reno, 2005.

6. V.Chernikov, E.Kolesmkov, S.Kamenshchikov, Explosive combustion, initiated by plasmodynamic discharge in propane - air mixture//43rd AIAA Aerospace Sciences Meeting and Exhibit, USA, Orlando, 2010.

7. Михалкин B.H., Термодинамический расчёт детонации в плохо перемешанных в газовых смесях//Физика горения и взрыва, Т.32, JVal, 1996.

8. В. Бутаков, А. Граковский, Оценка уровня стохастичности временных рядов произвольного происхождения при помощи показателя ХерстаУ/Computer modeling and new technologies, Vol.9, No.2, 2005.

9. Г. M. Заславский, P. 3. Сагдеев, Введение в нелинейную физику: От маятника до турбулентности и хаоса// Наука, 1988.

10. Л.Д. Ландау, Е.М. Лифшиц, Теоретическая физика. Гндродинамика//Наука, 1986.

11. Бартльме Ф., Газодинамика горения//Энергоиздат.1981.

12. Райзер Ю.П., Физика газового разряда//Наука, 1992.

31

ПУБЛИКАЦИИ АВТОРА ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ.

1. V.Chernikov, E.Kolesnikov, S.Kamenshchikov, Explosive combustion, initiated by plasmodynamic discharge in propane - air mixture//43rd AIAA Aerospace Sciences Meeting and Exhibit, USA, Orlando, 2010.

2. А.П. Ершов, С.А. Каменщиков, Е.Б. Колесников, A.A. Логунов, A.A. Фирсов, В.А. Черников, Измерение скорости потока с помощью поперечного разрядам/Вестник МГУ. Серия 3. Физика, Астрономия, № 3, С. 221-223, 2008.

3. А.Ф. Александров, А.П. Ершов, С.А. Каменщиков, A.A. Логунов, В.А. Черников, Воспламенение сверхзвуковой пропан - воздушной смеси с использованием импульсной плазмы//Вестник МГУ. Серия 3. Физика. Астрономия, № 2, С. 63-65, 2008.

4. А.П. Ершов, С.А. Каменщиков, Е.Б. Колесников, A.A. Логунов, A.A. Фирсов, В.А. Черников, О возможности измерения скорости потока с помощью маломощного импульсно-периодического разряда//Изв. РАН. Механика жидкости и газа, № 4, С.118- 126, 2008.

5. А. II. Ершов, С. А. Каменщиков, А. А. Логунов, В. А. Черников, Инициация горения сверхзвукового пропан - воздушного потока разрядом магнитоплазменного компрессора//ТВТ, том 47, № 6, С. 822-829, 2009.

6. А. П. Ершов, С. А. Каменщиков, А. А. Логунов, В. А. Черников, Горение высокоскоростного воздушно-пропанового потока, инициируемое продольно-поперечным разрядом постоянного тока//ТВТ, том 47, № 6, С. 822-829, 2009.

7. Афонина Н.Е., Громов В.Г., Ершов А.П., Каменщиков С.А., Черников В.А., Горение высокоскоростного воздушно-пропанового потока, инициируемое разрядом постоянного тока: эксперимент и численное моделирование // Нелинейный мир, № 11, С. 835-845, 2009.

Отпечатано в копицентре « СТ ПРИНТ » Москва, Ленинские горы, МГУ, 1 Гуманитарный корпус, e-mail: globus9393338@yandex.ra тел.: 939-33-38 Тираж 100 экз. Подписано в печать 25.01.2011 г.