Теплофизика высоких температур, 2019, T. 57, № 6, стр. 835-845

ВВЕДЕНИЕ

Применение электрических разрядов рассматривается как возможный эффективный метод решения проблем инициирования и стабилизации горения топливовоздушных смесей в прикладных аэродинамических задачах в условиях, когда использование для этих целей традиционных методов затруднено (высокие скорости потока, низкие статические температуры и давления).

Для реализации этой цели проводятся исследования с использованием дуговых (см., например, [1–6]) и неравновесных [7–12] разрядов. В последнем случае для интенсификации воспламенения имеется возможность задействовать процессы с участием электронов разряда, имеющих высокую температуру [13, 14], и цепного воспламенения [15]. В представленной работе использовалась методика создания в основном продольного неравновесного (в диапазоне статических давлений в набегающем потоке от ∼2.9 × 10⁴ до 7 × 10⁴ Па) разряда в сверхзвуковом потоке воздуха, опубликованная в [16, 17] и распространенная в [18–21] на случай совместной инжекции в зону разряда вспомогательных топлив и окислителя. Разряд, создаваемый по двум вариантам реализации этой методики, мог быть как продольным по отношению к вектору скорости потока, так и продольно-поперечным в зависимости от условий в потоке, геометрии электродов и подведенной мощности. Методика позволяет реализовать разряд практически в любом месте основного потока на удалении от стенок, ограничивающих поток. Для исследования вопросов применения такого разряда как метода инициирования экзоэнергетических реакций в топливовоздушных смесях была реализована схема инжекции в него пропана и этилена совместно с кислородом. Ниже рассматриваются результаты спектроскопических исследований разряда в этих условиях.

МЕТОДИКА СОЗДАНИЯ РАЗРЯДА И ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

Эксперименты проводились на установке, описание которой приведено в [17]. Установка имеет прямоугольную рабочую часть с поперечным сечением 120 × 120 мм² и длиной 400 мм, стыкуемую с тем или иным профилированным прямоугольным соплом, обеспечивающим требуемое значение числа Маха М. Достаточно большие размеры поперечной части гарантировали отсутствие теплового запирания трубы. В данных экспериментах использовалось сопло, рассчитанное на число Маха М = 2. При этом статическая температура холодного потока была равна примерно 160 K.

Исследования продольного разряда выполнены при использовании вариантов его реализации в сверхзвуковом потоке, схематически показанных на рис. 1. В первом варианте анод 1 модуля представлял собой комбинации наклонной (угол скольжения 45°) и прямоугольной частей, имеющих ромбовидную в поперечном сечении форму. Такая комбинация, как показали исследования [18], обеспечивает возникновение за электродом протяженной по потоку локальной в поперечном направлении области с пониженным статическим давлением, благоприятной для формирования в ней разряда. Внутри анода имеются каналы и два ряда отверстий I и II в вертикальной части для инжекции как одинаковых, так и различных по химическому составу компонент в область разряда. В конкретном случае диаметр отверстий был равен 0.4 мм, шаг между ними составлял 2 мм. На заднем срезе вертикального участка анода имеется зубец для фиксации положения разряда.

Рис. 1.

Схемы создания продольного разряда: (а) – анод в виде пилона, который состоит из комбинации прямоугольных вертикальной и наклонной частей, (б) – анод в виде трубчатого пилона.

Разряд создается между анодом и профилированным катодом 2 из нержавеющей стали или дюралюминия, который имеет два выступа (рис. 1а). Ближний к аноду выступ 3 предназначен для надежного пробоя разрядного промежутка. На дальний выступ 4 канал разряда замыкается в результате его сноса потоком газа.

Эксперименты показывают, что после пробоя разряд при низких значениях тока горит между нижним торцом анода и некоторой точкой на переднем выступе катода. Однако дальнейшее увеличение тока приводит к перемещению канала разряда скачком в новое стабильное положение, в котором он локализуется вдоль горизонтальной оси, проходящей приблизительно посредине вертикального участка анода. Стабильность горения разряда возрастает при инжекции пропана через отверстия в аноде. Зубец на тыльной стороне анода обеспечивает дополнительную стабилизацию положения разряда.

Во втором варианте создания продольного разряда электроразрядный модуль (рис. 1б) состоял из устанавливаемых в проточной части установки последовательно расположенных по потоку электродов, выполненных в виде трубчатого пилона: анода 1 и катода 7 с двумя выступами, как и в первом варианте. Катод закреплен непосредственно на перемещаемой по высоте пластине, имевшей тот же электрический потенциал, что и металлическая стенка рабочей части 3. Анод был электрически изолирован с помощью изолятора 2 от стенки рабочей части и оборудован трубками 4 и 5 для подвода топлива и окислителя в имеющуюся на конце анода полую камеру 6, в которой при создании разряда происходит образование химически активной смеси, инжектируемой в поток. После пробоя развитие разряда происходило так же, как в первом варианте.

Спектроскопические исследования разряда выполнены с использованием спектрометра HR4000CG-UV-NIR, в котором применялся детектор Toshiba TSD 1304 AP, обеспечивающий его работу в диапазоне 200–1100 нм (число элементов диодной линейки – 3648, обратная дисперсия – 0.254 нм/пикс.) при полуширине аппаратной функции 0.6 нм. Изображение измерительного объема посредством кварцевого объектива строилось в плоскости входной апертуры оптического световолокна (диаметр – 100 мкм). С помощью световолокна изображение подводилось к входной щели спектрометра. Измерительный объем, из которого спектрометр получал информацию, имел диаметр примерно 1 мм в плоскости, перпендикулярной линии визирования, и длину 5–6 мм вдоль этой линии.

Первичная обработка экспериментальных данных включала идентификацию спектрального состава излучения, вычитание фона, сглаживание спектра и калибровку оптической системы. Для калибровки и определения аппаратной функции спектрального диагностического комплекса использовались газоразрядная лампа низкого давления ДРГС-12 и градуированная вольфрамовая лампа СИ-8-200. Инструментальная функция спектрометра составляла 1.3 нм.

Высокая скорость обработки данных электронной схемой спектрометра позволяла получать информацию о распределении интенсивности излучения эмиссионных спектров в том или ином сечении разряда за один пуск аэродинамической трубы.

Предварительный анализ показал, что доступные для использования пакеты коммерческих программ, модели расчетов и обработки эмиссионных спектров разрядов, основанные на приближении многотемпературной химической кинетики, не позволяют удовлетворительно рассчитать колебательно-вращательные спектры углеводородных компонент, которые возникают в сложных условиях формирования исследуемых разрядов. Поэтому был использован подход [22–25], в котором посредством многопараметрической подгонки расчетных к экспериментальным эмиссионным спектрам восстанавливаются функции распределения частиц (атомов, молекул и их ионов) по квантовым излучающим состояниям, отклоняющиеся от распределений Больцмана, при наличии спектрального переналожения атомарных линий и молекулярных полос в излучении газового разряда. Отличительная особенность используемой модели расчетов спектров излучения от известных в литературе (например, из последних работ [26–28]) состоит в том, что она включает базу данных измеренных и рассчитанных спектров и не требует каких-либо предположений о характере функций распределения частиц по возбужденным состояниям. База данных используется для тестирования и развития модели. Программные коды адаптированы под спектрометр, используемый для измерений спектров. Поскольку спектрометр обладает невысокой дисперсией, то в модели для определения параметров плазмы используются методы неразрешенной вращательной и частично разрешенной колебательной структуры [29].

Предварительный анализ чередования интенсивностей полос фиолетовой системы молекулы CN(B²Σ → X²Σ) и системы Свана молекулы С₂(d³П_u → a³П_g) в эмиссионных спектрах газового разряда показал, что вращательные температуры T_r(B²Σ), соответствующие функции распределения по электронно-колебательно-вращательным уровням молекулы CN в возбужденном излучающем состоянии B²Σ, оказываются высокими, близкими к колебательной температуре T_v(B²Σ), определяющей распределение заселенностей по нижним электронно-колебательным уровням (ν = 1–4) электронного состояния B²Σ. Рис. 2 а иллюстрирует результаты определения температур T_r(B²Σ) и T_v(B²Σ) из сопоставления измеренного (символы) и рассчитанного (кривая) спектров испускания разряда (в диапазоне длин волн 400–425 нм) в предположении больцмановского распределения CN по вращательным уровням в излучающем состоянии B²Σ. Температуры T_r(B²Σ) и T_v(B²Σ) лежат в диапазоне 7000–9000 К и выше, чем характерные значения реальных газокинетических температур в исследуемых условиях.

По-видимому, это обусловлено образованием молекулы CN в результате химических реакций, которые идут с участием сильно возбужденных компонент, возникающих под действием электронов [14, 29]. Равновесие между внутренними и поступательными степенями свободы молекулы CN не устанавливается. Вращательные температуры, соответствующие функции распределения по электронно-колебательно-вращательным уровням молекулы C₂ в излучающем состоянии d³П_u, были ближе к ожидаемым значениям статической температуры в газовом разряде в сверхзвуковом потоке. Поэтому в дальнейшем использовалась методика, ориентированная на получение данных для этого радикала.

Распределение интенсивности излучения, нормированной на максимальное значение в пределах колебательной секвенции ∆ν = 0 молекулы С₂ в переходе d³П_u → a³П_g для ряда значений вращательной температуры T_r, рассчитано на основе используемого программного обеспечения и представлено на рис. 2 б. Аналогичные расчеты проведены также для секвенций ∆ν = –1 и ∆ν = +1. Установлено, что коротковолновая часть спектра (например, для секвенции ∆ν = 0 в диапазоне 490−516 нм) сильно изменяется в зависимости от величины T_r. Поэтому многопараметрической подгонкой расчетных и экспериментальных спектров можно определять T_r. Такая подгонка состоит в приведении экспериментального спектра к нормированному виду вычитанием фона и делением на максимальное значение интенсивности в пределах секвенции и варьировании расчетных относительных заселенностей колебательных уровней и вращательной температуры до наилучшего совпадения спектров.

Результат такой процедуры приведен на рис. 2 в для разряда, который создавался при использовании второго варианта электродной системы в потоке с М = 2 при статическом давлении 4.8 × 10⁴ Па (360 Тор), инжекции пропана с расходом 1 г/с через центральную трубку. Кислород с расходом 5.4 г/с подавался по внешней трубке. Ток разряда равен 1.5 А, напряжение на разряде – 1.4 кВ. Регистрация спектров проводилась на расстоянии 23 мм от среза анода при общей длине разрядного промежутка 37 мм. В данном случае в пределах доступной для измерений зоны значения относительной величины I и ее чередование в зависимости от длины волны слабо зависели от координаты Y, которая отсчитывается в вертикальном направлении от оси потока. Это является косвенным указанием на то, что плотность выделения тепловой энергии была примерно одинаковой поперек зоны. Однако в общем случае при разнесенной в пространстве инжекции в разряд различных по химической природе компонент такая однородность отсутствует, и исследуемая среда может быть сильно неравновесной и для внутренних (вращательных, колебательных и электронных) степеней свободы молекулы С₂.

РЕЗУЛЬТАТЫ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

Эксперименты выполнены при М = 2, статической температуре холодного потока ∼160 K, в диапазоне статических давлений р_ст от ∼2.9 × 10⁴ до 5.5 × 10⁴ Па, токах разряда 1.5 и 1.8 А. Объектом спектроскопических исследований были разряды, фотографии которых в качестве примера показаны на рис. 3 при инжекции пропана и кислорода в зону разряда через анод в виде комбинации наклонной и прямоугольной частей (рис. 3а) и через анод в виде трубчатого пилона (рис. 3б). Вольт-амперные характеристики разрядов представлены на рис. 4. Для разряда в первом типе модуля (зависимость 1) они были получены при р_ст = 5.45 × 10⁴ Па, расходе пропана ${{G}_{f}}$ = 1 г/с, кислорода ${{G}_{{{{{\text{O}}}_{{\text{2}}}}}}}$ = 5.45 г/с. Пропан инжектировался в поток через ряд отверстий I на рис. 1, кислород – через ряд II. Во втором случае (зависимость 2) характеристика получена при р_ст = 4.88 × 10⁴ Па, ${{G}_{f}}$ = 1.2 г/с, ${{G}_{{{{{\text{O}}}_{{\text{2}}}}}}}$ = 7.3 г/с. В отличие от обычных дуговых разрядов, спадающие ветви вольт-амперных характеристик реализовались при высоких напряжениях между электродами.

Рис. 2.

Расчетные (сплошные линии) и измеренные (символы) зависимости нормированной интенсивности излучения от длины волны: (а) – полосы (секвенции Δv = –1) фиолетовой системы молекулы циана CN(B²Σ → X²Σ); наилучшее согласие между рассчитанным и измеренным спектром достигается при вращательной и колебательной температурах 7000 и 8000 К соответственно; (б) – расчет чередования интенсивности в полосах (секвенции Δv = 0) системы Свана молекулы углерода С₂(d³Π_u → a³Π_g) в диапазоне вращательной температуры T_r = 1000–8000 К; (в) – сопоставление измеренных и расчетных спектров испускания системы Свана молекулы углерода С₂(d³Π_u → a³Π_g); измерение спектров выполнено в среднем сечении разряда Y = 0 (1), –3.5 (2), –1.75 (3), 1.75 мм (4).

Рис. 3.

Фотографии разряда при первом (а) и втором (б) вариантах его реализации: соответственно ток разряда – 1.8 и 1.5 А, напряжение на разряде – 1.1 и 1.4 кВ, статическое давление в набегающем потоке – 217 и 295 Тор, расход пропана – 0.94 и 1 г/с, расход кислорода – 4.1 и 8 г/с.

Рис. 4.

Вольт-амперные характеристики разрядов.

Пример интегральных спектров, получаемых в разряде при использовании пропана в первом варианте модуля, приведен на рис. 5. В дальнейшем представлены распределения относительной интенсивности I, принадлежащей области излучения радикала OН (при λ = 305−310 нм), молекулы CN (λ = 382 нм, в области фиолетовой системы), нулевой секвенции молекулы С₂ вблизи λ = 516.5 нм, и атомарных водорода H_α (λ = 656 нм) и кислорода O (λ = 777.4 нм), возникавших в процессе химических реакций.

Рис. 5.

Интегральный спектр разряда, создававшегося в первом варианте модуля при инжекции пропана в поток.

Поскольку спектры в различных точках исследуемой области имели существенно различную интенсивность, время интегрирования выбиралось таким, чтобы обеспечить качественную регистрацию спектра без его обрезания. Это время фиксировалось. Чтобы иметь возможность сравнить интенсивности излучения в таких условиях, спектры после вычитания фона приводились к одному и тому же минимальному времени интегрирования (10 мкс) уменьшением интенсивности в отношении реального времени интегрирования к минимальному.

Эксперименты с использованием электроразрядного модуля, в котором анод представлял собой комбинацию наклонной и прямоугольной частей, выполнены для варианта инжекции пропана с расходом 1.2 г/с через оба ряда отверстий и для варианта, когда пропан с тем же расходом подавался через ряд I, а через ряд II инжектировался кислород с расходом 4−4.7 г/с. Последний расход формально соответствовал стехиометрическому отношению (в расчете на кислород) 0.9−1.1. Ток разряда устанавливался равным 1 и 1.8 А.

Распределение интенсивности излучения перечисленных выше компонент по диаметру разрядного канала в относительных единицах I, определяемых градуировкой спектрометра, на расстоянии X = 21 мм от задней кромки анода при токе разряда 1.8 А приведено на рис. 6а для варианта, когда пропан инжектировался в поток через оба ряда отверстий, рис. 6б − при инжекции пропана через ряд I, кислорода − через ряд II. Напряжение на разряде в первом варианте было равно 1.4 кВ, во втором − 1.3 кВ. Основной вывод из сопоставления распределений, приведенных на этих рисунках, состоит в том, что замещение инжекции пропана через ряд II на инжекцию кислорода приводило к уменьшению интенсивности излучения компонент. Аналогичные распределения относительных интенсивностей излучения рассматриваемых компонент получены в сечении X = 31 мм (рис. 6в, 6г соответственно). В работе [20] показано, что причиной данного эффекта в варианте с инжекцией кислорода могла быть более низкая температура электронов, ответственных за возбуждение электронных излучающих состояний. В том же направлении работает эффект прилипания электронов к атомам и молекулам кислорода, который может приводить к уменьшению концентрации электронов.

Рис. 6.

Распределение относительной интенсивности излучения ряда компонент по диаметру разрядного канала при токе разряда 1.8 А на расстояниях от задней кромки анода 21 мм (а), (б) и 31 мм (в), (г); (а), (в) – при инжекции пропана в поток через оба ряда отверстий; (б), (г) – при инжекции пропана через ряд I, кислород инжектировался через ряд II: 1 − CN, 2 − H_α, 3 − O, 4 − OH, 5 − C₂.

На рис. 7а дано сопоставление нормированных расчетных и экспериментальных распределений интенсивности излучения в пределах нулевой секвенции молекулы С₂, полученных в рассматриваемом разряде на расстоянии 21 мм от заднего среза анода для координат Y = 0, 2 и 4 мм при инжекции пропана через оба ряда отверстий. Распределения, полученные при других значениях Y, не приведены, чтобы не загромождать рисунок. Хотя в создававшихся условиях значения интенсивности сильно флюктуировали в зависимости от длины волны, общая закономерность изменения I(λ) сохранялась, и можно указать диапазон вращательных температур 4000−5000 K, в котором лежал основной массив значений. Флюктуации свидетельствуют о нестабильности условий возбуждения вращательных состояний молекул. При совместной инжекции пропана и кислорода они усиливались (рис. 7б). При этом основной массив значений I(λ) лежал в диапазоне температур 3000−5000 K.

Рис. 7.

Распределение нормированной интенсивности излучения в пределах нулевой полосы молекулы С₂ в средней зоне разряда (Х = 21 мм), создаваемого в первом модуле при инжекции пропана через ряды отверстий I и II (a) и при инжекции пропана через ряд I, кислорода – через ряд II (б): 1 − Y = 0 мм, 2 − 2, 3 − 4.

По-видимому, одной из основных причин флюктуаций величины I(λ) является турбулентность потока, которая возникает в следе за анодом. Вследствие нее на длине визирования измерительного объема спектрометра оказываются различными условия возбуждения вращательных состояний молекул под действием электронов, концентрация и энергетический спектр которых также испытывают флюктуации на этой длине. Неоднородность распределения концентрации кислорода усиливает размах оптических флюктуаций из-за взаимодействий электронов с кислородом.

Ситуация с поведением величины I(λ) при подаче через анод рассматриваемой конструкции только пропана и комбинации пропана с кислородом существенно изменяется при удалении от анода. В частности, на расстоянии Х = 31 мм при тех же условиях эксперимента, что и в рассмотренных выше случаях, основной массив этой величины при подаче пропана и кислорода лежит выше, чем при инжекции только пропана (рис. 8). По-видимому, это обусловлено развитием дополнительных экзотермических взаимодействий кислорода с пропаном, результатом которых являлось увеличение газокинетической температуры в следе за разрядом по сравнению со случаем инжекции только пропана [20].

Рис. 8.

Распределение нормированной интенсивности излучения в пределах нулевой полосы молекулы С₂ на удалении от анода 31 мм, при инжекции пропана через ряды отверстий I и II (1) и при инжекции пропана через ряд I, кислорода – через ряд II (2).

С использованием второго варианта электроразрядного модуля эксперименты выполнены при М = 2, статической температуре холодного потока ∼160 K, в диапазоне статических давлений от 3.4 × 10⁴ до 7.1 × 10⁴ Па (255–532 Тор), расходе пропана 1.2 г/с, коэффициенте избытка инжектируемого кислорода от 1.6 до 1.1, токах разряда 1.5 и 1.8 А. Инжекция пропана осуществлялась через внутренний канал, а кислорода − через канал большего диаметра. Центр отверстия в аноде и верхняя кромка заднего выступа катода находились на одной горизонтальной линии. Особенностью формирования разряда было то, что после выключения разряда сохранялась протяженная по длине высокотемпературная зона [21], которая, по-видимому, аналогична факелу пропан-кислородного пламени, но существовала в окружающем холодном сверхзвуковом потоке. Горение прекращалось после выключения подачи кислорода.

Распределение по высоте основных спектральных компонент при токе 1.5 А, напряжении на разряде 1.2 кВ, статическом давлении 3.44 × × 10⁴ Па на расстоянии Х = 16.5 мм от среза анода (общая длина разрядного промежутка 33 мм) при горении разряда представлено на рис. 9а, а после его выключения − на рис. 9б. Данные приведены ко времени интегрирования 10 мкс. Результаты получены для случая, когда нижняя образующая горизонтального участка анода располагалась на расстоянии ∼10 мм от поверхности пластины, моделирующей стенку камеры сгорания. Координата Y = 0 соответствует оси горизонтального участка анода. При создании разряда около пластины, как в данном случае, распределение спектроскопических компонент по Y оказалось значительно более сконцентрированным, чем в случае создания разряда в центре рабочей части [21]. Вероятно, указанный эффект связан с поджатием основного потока в промежутке между анодом и пластиной.

Рис. 9.

Распределение относительной интенсивности излучения ряда компонент в разрядном промежутке второго варианта модуля при наличии разряда (а) и после выключения тока (б) в экспериментах с использованием пропана: 1 − CN, 2 − О, 3 − H_α, 4 − OH, 5 − C₂, 6 − CH.

В зоне разряда наиболее интенсивными компонентами спектра оказались линии атомарного водорода H_α, атомарного кислорода O (λ = 777 нм) и кант полосы λ = 382 нм молекулы CN фиолетовой системы. В высокотемпературной зоне, которая сохранялась после выключения разряда, наиболее интенсивными были канты полос молекулы СН (на краю полосы λ = 388.3 нм) и молекулы С₂ (λ = 516.5 нм). Линии атомарных водорода и кислорода в последнем случае слабо выделялись на уровне фона. Значительно изменилось соотношение интенсивностей в максимумах спектров CN и СН – ослабление спектра CN и усиление СН. Последнее, возможно, свидетельствует о том, что спектр молекулы CN в значительной степени возбуждался электронами разряда. Произошло также усиление излучения в полосах молекулы С₂ относительно излучения CN и СН. Спектры в точках с различными значениями координат были однотипны, но отличались по своей интенсивности.

Распределения нормированных значений интенсивности в пределах нулевой секвенции молекулы С₂ в присутствии разряда и после его выключения, полученные в рамках представленного выше эксперимента, на расстоянии 16.5 мм от среза анода приведены на рис. 10. Оба массива экспериментальных точек лежат вблизи расчетного значения вращательной температуры 4000 K. В отсутствие разряда молекула С₂ образовывалась в результате химических реакций в нагретом экзотермическими процессами потоке, не связанными с наличием электронов. В таком потоке величина T_r была близка к газокинетической температуре из-за небольшого времени вращательно-поступательной релаксации. Поэтому однотипность расположения экспериментальных массивов на диаграмме I_n − λ свидетельствует, вероятно, о том, что и в присутствии разряда газокинетическая температура была близка к 4000 K.

Рис. 10.

Распределения нормированных интенсивностей излучения в пределах нулевой секвенции молекулы С₂ при наличии разряда (а) и после выключения тока (б) в экспериментах с использованием пропана: Y = 0 (1), 2 (2), –2 мм (3).

На рис. 11 представлено сопоставление интегральных спектров, полученных в одинаковых газодинамических и разрядных условиях при работе со вторым вариантом электроразрядного модуля, для ситуаций, когда в зону разряда наряду с кислородом инжектировался этилен. Для сравнения приведен также спектр, полученный при использовании пропана. Эксперименты выполнены при статическом давлении в основном потоке 3.92 × 10⁴ Па (∼294 Тор) и токе разряда 1.5 А. Расходы дополнительного топлива G_f (пропана или этилена) и кислорода приведены около графиков. Через α обозначен коэффициент избытка инжектируемого кислорода. В выбранных точках по координате Y реализовалось наиболее интенсивное свечение разряда. Отличительной особенностью спектров с участием этилена (рис. 11б–11г) было практически полное отсутствие линий атомарного кислорода. Линия О (λ = 777 нм) появилась только в случае очень бедной смеси (рис. 11г). Возможная причина отсутствия атомного кислорода заключалась в том, что плазмохимические процессы заканчивались уже внутри канала анода. В случае пропана эта линия была сравнима по интенсивности с линией H_α водорода (рис. 11а).

Рис. 11.

Интегральные спектры, полученные для ряда сочетаний топливокислородной смеси, инжектируемой в разряд: (а) – пропан, х = 16.5 мм, у = 0, ${{G}_{{{{{\text{C}}}_{{\text{3}}}}{{{\text{H}}}_{{\text{8}}}}}}}$ = 1.2 г/с, ${{G}_{{{{{\text{O}}}_{{\text{2}}}}}}}$ = 8.6 г/с, α = 1.97; (б) – этилен, х = 17 мм, у = 2 мм, ${{G}_{{{{{\text{C}}}_{{\text{2}}}}{{{\text{H}}}_{{\text{4}}}}}}}$ = 3 г/с, ${{G}_{{{{{\text{O}}}_{{\text{2}}}}}}}$ = 8.4 г/с, α = 0.82; (в) – ${{G}_{{{{{\text{C}}}_{{\text{2}}}}{{{\text{H}}}_{{\text{4}}}}}}}$ = 3 г/с, ${{G}_{{{{{\text{O}}}_{{\text{2}}}}}}}$ = 15.6 г/с, α = 1.52; (г) – ${{G}_{{{{{\text{C}}}_{{\text{2}}}}{{{\text{H}}}_{{\text{4}}}}}}}$ = 1.42 г/с, ${{G}_{{{{{\text{O}}}_{{\text{2}}}}}}}$ = 15.6 г/с, α = 3.2.

Спектроскопические исследования позволили уточнить геометрию и размеры области, в которой распространялся разряд при инжекции в него этилена и кислорода. В качестве примера на рис. 12а представлено распределение основных излучающих компонент на расстоянии 16.5 мм от среза анода при токе разряда 1.5 А, расходе этилена 3 г/с, кислорода 8.4 г/с. Время интегрирования спектров приведено к 2.5 мкс, так как светимость основной компоненты – молекул CN была очень высокой. В данном сечении поперечные размеры области были примерно в 1.5–1.7 раза больше, чем размеры среза анода, что имеет значение при использовании метода в камерах сгорания. На рис. 12б приведены нормированные распределения интенсивности излучения молекулы С₂ в пределах нулевой секвенции для трех соотношений инжектируемых кислорода и этилена в сечении X = 16.5 мм в точке по Y, где имел место максимум интенсивности излучения. Нанесены также расчетные значения T_r. Из этих данных следует, что при α = 0.82 и 1.52 массивы значений совпадают и соответствуют T_r ≈ 4000 K. Однако в случае большого расхода кислорода (α = 3.2) массив точек лежит ниже этого значения. Таким образом, разработанная методика, являясь бесконтактным методом, позволяет отслеживать влияние изменения газодинамических условий и состава реагирующих компонент на температуру подогретого разрядом потока.

Рис. 12.

Распределение относительной интенсивности излучения ряда компонент в разрядном промежутке второго варианта модуля по координате Y при наличии разряда (а) и нормированной интенсивности излучения в пределах нулевой секвенции молекулы С₂ (б) в экспериментах с использованием этилена: (а) 1 − CN, 2 − С₂, 3 − H_α, 4 − OH; (б) 1 − α= 0.82, 2 − 1.52, 3 – 3.2.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Методами эмиссионной спектроскопии проведены исследования продольного разряда, который создавался в сверхзвуковом потоке воздуха по двум различным методикам в условиях инжекции в разряд пропана, этилена и кислорода, при этом реализовалась практически только одна прианодная ветвь. Эта ветвь распространялась в основном по линиям газодинамического потока и лишь в нижней части течения замыкалась на катод. Установлено, что в таком разряде происходило активное преобразование исходной топливокислородной смеси с образованием в случае использования пропана атомарных водорода, кислорода и молекул CN, CH, С₂, радикала ОН. В случае инжекции этилена линии атомарного кислорода появлялись только в бедной смеси.

Методика эксперимента позволила определить геометрические размеры разрядного канала в направлении, нормальном к направлению потока для ряда сечений канала. Тестирование метода определения вращательной температуры, разработанного в [22–25], в сложных условиях аэродинамического эксперимента показало, что он является рабочим бесконтактным инструментом для получения данных о газокинетической температуре в разряде при инжекции в него углеводородных компонент и кислорода. Метод применим также для высокотемпературных потоков, которые содержат продукты химических реакций с участием углеводородов, излучающие эмиссионные спектры. Использование возможностей современных методов эмиссионной спектроскопии позволяет получить важные данные не только о составе возникающих в разрядах компонент, но и о пространственных параметрах разрядов и соответствующих высокотемпературных потоков.

Работа выполнена при поддержке программы ЦАГИ по перспективным исследованиям.