Теплофизика высоких температур, 2022, T. 60, № 2, стр. 172-183

ВВЕДЕНИЕ

Систематические исследования дуговых и неравновесных разрядов в сверхзвуковых потоках воздуха при инжекции в них дополнительных компонент были начаты в [1–7]. В рамках развития этого направления в [8] изложены методики создания в основном продольных разрядов, реализованные на основе разработок [9‒11] при инжекции в разряды одновременно пропана и кислорода, и усовершенствованная методика бесконтактного определения газодинамической температуры [12] в высокотемпературных областях, которые образуются в этом случае. В настоящей работе приведены результаты дальнейших исследований особенностей формирования указанных областей. Рассматриваются результаты спектроскопических исследований с акцентом на возможность определения температуры газа в таких зонах. Поскольку контактные методики измерения температуры в этих зонах неприменимы, из получаемых спектров с помощью модифицированного метода [12] извлекались значения вращательной температуры молекул С₂, как наиболее близкой к газокинетической температуре. Он дает значения, осредненные вдоль линии визуализации поперек нагретой зоны.

МЕТОДИКА И РЕЗУЛЬТАТЫ ИССЛЕДОВАНИЙ

Эксперименты проводились в установке, рабочая часть которой имела прямоугольный канал с поперечным сечением 120 × 120 мм² и длиной 400 мм. Канал стыковался с тем или иным профилированным прямоугольным соплом, рассчитанным на требуемое значение числа Маха М. Для создания разрядов использовались электроразрядные модули, схема которых показана на рис. 1. Они состояли из устанавливаемых по потоку трубчатого анода и катода в виде пластины с двумя выступами. Электроды были выполнены из нержавеющей стали. Анод 3 герметично вводился через стенку проточной части 1 с использованием изолятора 2 и имел подвод топлива и окислителя, его форма удобна для размещения в рабочей части. Он заканчивался полой камерой 4, в которой при создании разряда происходило образование химически активной смеси, инжектируемой в поток. Вспомогательное топливо подводилось к этой камере по трубке, которая была проложена внутри анода. Окислитель подавался по наружной трубке, являвшейся корпусом анода.

Катод 6 имел тот же потенциал, что и металлическая стенка рабочей части. Ближний к аноду выступ катода 5 предназначен для надежного пробоя разрядного промежутка. После зажигания разряда он сносился потоком вдоль катода и при определенной величине разрядного тока замыкался в основном на дальний от анода выступ 7. Вместе с тем при некоторых условиях, обсуждаемых ниже, он мог не достигать этого выступа и замыкался на катод в промежутке между выступами. Анод располагался либо в центре рабочей части (рис. 1а), либо около его стенки (рис. 1б). Последний вариант реализации модуля предназначен для того, чтобы использовать эффект турбулизации основного потока топливовоздушной смеси около стенки для расширения области воздействия разряда. Размеры изолятора выбраны такими, чтобы исключить скользящий пробой по его поверхности при подаче на анод высокого напряжения.

Как видно из геометрии анодов на рис. 1, область инжекции находилась далеко от места формирования головной ударной волны. Поэтому можно предполагать, что последняя не влияла на течение в промежутке анод–катод. Но этот вопрос, как и влияние других пространственных газодинамических структур на формирование течения в разрядных промежутках, не были предметом проведенного исследования.

Эксперименты были выполнены при М = 2, статической температуре холодного потока ∼160 K, статическом давлении 3.92 × 10⁴ Па (294 Торр), коэффициенте избытка инжектируемого кислорода от ∼2 до 0.95, токах разряда 1.5 и 1.8 А. Центр отверстия в аноде и верхняя кромка катода находились на одной горизонтальной линии. Расстояние между выступами катода было равно 35−37 мм. На рис. 2 приведены фотографии разряда, полученные при токе разряда 1.5 А, инжекции этилена с расходом 1.5 г/с, кислорода − 6.15 г/с при расположении анода модуля в центре потока (а) и его расположении около стенки (б), экспозиции 1/500 с. В последнем случае расход кислорода был равен 7 г/с.

В сравниваемых случаях значения напряжения на разрядах оказались существенно различными: 1.2 кВ при создании разряда в центре рабочей части и 0.5 кВ около стенки. Во втором случае разряд замыкался преимущественно на передний выступ катода, а по напряжению горения был близок к дуговому разряду. При увеличении тока до 1.8 А напряжение на разряде снижалось до 0.2−0.3 кВ. В выполненных экспериментах, результаты которых рассмотрены ниже, была выяснена причина такого различия.

При проведении бесконтактных исследований основным измерительным инструментом был эмиссионный спектрометр HR4000CG-UV-NIR, в котором применялся детектор Toshiba TSD 1304 AP, обеспечивавший его работу в диапазоне длин волн 200–1100 нм (число элементов диодной линейки ‒ 3648, обратная дисперсия ‒ 0.254 нм/пиксел) при полуширине аппаратной функции 0.6 нм. Его интегрирование с установкой, на которой проводились исследования, описано в [8]. 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. Для настройки спектрометра использовались газоразрядная лампа низкого давления ДРГС-12 и градуированная вольфрамовая лампа СИ-8-200. Инструментальная функция спектрометра составляла 1.3 нм. Расстояние между соседними длинами волн, при которых регистрировались интенсивности излучения, было равно 0.27 нм. Поскольку спектрометр обладал невысокой дисперсией, то для определения параметров плазмы использовались методы неразрешенной вращательной и частично разрешенной колебательной структуры.

Прибор был применен для сравнения интегральных спектров, которые возникали в различных условиях реализации разряда, получения данных о распределении излучающих компонент в межэлектродном пространстве, определения вращательной температуры молекул С₂.

Для расчета колебательно-вращательных спектров углеводородных компонент (в данной работе − молекул С₂), возникающих в условиях формирования исследуемых разрядов, использовался подход, обобщенный в [12], в котором посредством многопараметрической подгонки расчетных спектров к экспериментальным эмиссионным спектрам восстанавливались 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. Детали расчета колебательно-вращательных спектров С₂ и подгонки спектров более подробно изложены ниже в Приложении. Отличительная особенность используемой модели расчетов спектров излучения состояла в том, что она включала базу данных измеренных и рассчитанных спектров и не требовала каких-либо предположений о характере функций распределения частиц по возбужденным состояниям. База данных использовалась для тестирования и развития модели. Программные коды были адаптированы под спектрометр, используемый для измерений спектров. Распределение интенсивности излучения, нормированной на максимальное значение в пределах колебательной секвенции ∆ν = 0 молекулы С₂ в переходе d³П_g → a³П_u системы Свана для ряда значений вращательной температуры T_r, рассчитанное на основе используемого программного обеспечения, представлено на рис. 3а.

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 путем многопараметрической подгонки расчетных и экспериментальных спектров можно определять величину T_r. Такая подгонка состояла 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.

Выполненный в [8] и в данной работе сравнительный анализ чередования интенсивностей полос фиолетовой системы молекулы CN(B²Σ → X²Σ) и молекулы С₂(d³П_g → a³П_u) системы Свана в эмиссионных спектрах исследуемых разрядов показал, что вращательные температуры, определяемые по уровням молекулы CN, оказываются высокими, близкими к колебательной температуре. По-видимому, это обусловлено образованием молекулы CN в результате химических реакций, которые идут с участием сильно возбужденных компонент, возникающих под действием электронов. Значения вращательной температуры, соответствующие функции распределения по электронно-колебательно-вращательным уровням молекулы C₂ в излучающем состоянии d³П_g, были ближе к ожидаемым значениям газокинетической температуры в газовом разряде в сверхзвуковом потоке. Поэтому в дальнейшем использовалась методика, ориентированная на получение данных для этих молекул.

Для более оперативного получения информации о вращательной температуре применялась аппроксимация участков спектров, представленных на рис. 3а, при длинах волн меньше 513 нм экспоненциальными распределениями (штриховые кривые на рис. 3б) с той или иной условной (conditional) температурой T_con:

где h – постоянная Планка; с – скорость света; k – постоянная Больцмана; λ₀ – длина волны, при которой находится максимум вблизи λ = 513 нм. Связь величин T_con и T_r оказывается линейной (рис. 3в). Это позволяет получать оценки вращательной температуры в эксперименте построением графиков, аналогичных рис. 3б, определения по ним T_con для конкретного случая, а затем и T_r линейным перерасчетом. Пример определения вращательной температуры по такой методике приведен на рис. 4 (ток разряда ‒ 1.5 А, напряжение на разряде ‒ 1.2 кВ, расход этилена ‒ 1.5 г/с, кислорода ‒ 6.15 г/с).

В условиях, когда возбуждение уровней молекул не подвержено влиянию нетепловых факторов (например, под действием электронов или при передаче энергии, выделяемой в химических реакциях), равновесие между вращательными и поступательными степенями свободы молекул устанавливается за 3–5 столкновений молекул между собой. В проведенных экспериментах характерное время релаксации было порядка 1 мкс и мало по сравнению с пролетным временем 30−70 мкс. Поэтому газокинетическая и вращательные температуры были близки друг к другу.

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 установки.

Сравнение интегральных спектров, которые возникали при высоком и низком напряжении горения разряда в областях наиболее интенсивного излучения при токе разряда 1.5 А, представлено на рис. 5.

Распределения ряда излучающих компонент в середине разрядного промежутка поперек разряда показаны на рис. 6 (координата Y отсчитывается от горизонтальной линии, которая соединяет центр камеры на конце анода и край дальнего выступа катода). Эти экспериментальные данные отражают существенно различный характер процессов (в частности, формирования значений температур электронов, химических реакций), которые были ответственны за возникновение излучения. При низком напряжении горения разряда излучение молекул CN, СН и атомов водорода слабо выделялось на уровне излучения С₂ в отличие от разряда при высоком напряжении между электродами.

Уменьшение напряжения на разряде приводит к снижению энерговклада и уменьшению газокинетической температуры. Это отражается и на значениях вращательной температуры молекул С₂. Распределение указанной температуры по высоте в центре разрядного промежутка (Х = 16.5 мм от среза камеры на конце анода) при токе разряда 1.5 А для высокого (1) и низкого (2) напряжений на разряде представлено на рис. 7.

При использовании разрядов, создаваемых по схеме, представленной на рис. 1б, желательно, чтобы разряд занимал весь межэлектродный промежуток между выступами катода. С учетом предыдущего опыта работы с похожими разрядами [8–11] было предположено, что причиной замыкания разряда в основном на передний выступ катода в рассмотренных выше экспериментах был низкий скоростной напор потока в промежутке между горизонтальным участком анода и пластиной, на которой устанавливался катод, вследствие торможения потока на длине этого промежутка. Для проверки данного предположения длина горизонтального участка анода была уменьшена до минимально возможной по технологии изготовления анода (в конкретном случае от 85 до 42 мм). Это изменение, действительно, привело к развертыванию разряда на значительно бóльшую длину и повышению напряжения на разряде до 1−1.4 кВ. Соответствующие исследования были выполнены при использовании как этилена, так и пропана в качестве вспомогательного газа. Распределения вращательной температуры по высоте разрядного промежутка, полученные на ряде расстояний от среза анода для этих газов при токе разряда 1.5 А, представлены на рис. 8.

Система координат та же, что и на рис. 6. В эксперименте с этиленом расход газа составлял 1.5 г/с, расход кислорода ‒ 6.2 г/с (коэффициент избытка кислорода α ≈ 1.2). При этом напряжение на разряде регистрировалось на уровне 0.95−1 кВ. При использовании пропана расход газа был также равен 1.5 г/с, расход кислорода составлял 7.14 г/с (α ≈ 1.3), напряжение на разряде было равно 1.1−1.2 кВ. Полученные данные показывают, что в обоих случаях основная зона тепловыделения была смещена в область ниже координаты Y = 0, и отражают неравномерность энерговыделения в исследуемой зоне. При использовании пропана зарегистрированы более высокие максимальные температуры, чем при использовании этилена, т.е. имела место такая же ситуация, как в соответствующих пламенах. На одном и том же удалении от анода Х = 21.5 мм температура в случае пропана оказалась более высокой, чем при использовании этилена. В проведенных экспериментах могли реализоваться температуры на уровне 3500−4500 K, более высокие, чем в этилен-кислородном и пропан-кислородном пламени (∼3000 K) или в сверхзвуковом потоке воздуха, нагреваемом одним неравновесным разрядом при сопоставимых значениях подводимой электрической мощности и равных значениях статического давления (∼2000 K).

С целью проверки предположения о роли величины скоростного напора в формировании области с высокой температурой за анодом в отсутствие разряда были проведены измерения пневмометрическими датчиками статического и полного давлений в промежутке между нижней кромкой анода и пластиной при длине горизонтального участка анода 42 и 85 мм. По этим данным рассчитаны значения q = ρw² [кг/м с²], где ρ − плотность газа в потоке, w − его скорость. Результаты измерений, выполненных на срезе выходного канала анода между его нижней горизонтальной кромкой и пластиной, представлены на рис. 9. Из них следует, что в случае анода с длинным горизонтальным участком скоростной напор около анода примерно в два раза более низкий, чем при коротком горизонтальном участке анода.

Существенное влияние тока разряда на вращательную температуру молекул С₂, полученное в эксперименте при использовании анода с более коротким горизонтальным участком и комбинации пропана с кислородом в качестве инжектируемых газов (расход пропана ‒ 1.5 г/с, кислорода − 7.14 г/с), показано на рис. 10.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Исследование методом эмиссионной спектроскопии температуры и ее распределения в зонах, которые формируются в высокоскоростных потоках воздуха продольными и близкими к продольным разрядами постоянного тока при инжекции в них углеводородных топлив и кислорода, показало, что этот способ может приводить к образованию высокотемпературных зон с температурами, более высокими, чем в обычных этилен-кислородном и пропан-кислородном пламенах или в сверхзвуковом потоке воздуха, нагреваемом одним неравновесным разрядом при сопоставимых значениях подводимой электрической мощности и равных значениях статического давления. Полученные результаты свидетельствуют о том, что увеличение скоростного напора основного потока приводит к трансформированию зоны разряда, в которой происходят плазмохимические реакции, увеличению ее длины, повышению напряжения на разряде и температуры.