ХАРКІВСЬКИЙ НАЦІОНАЛЬНИЙ УНІВЕРСИТЕТ ім. В.Н.КАРАЗІНА

КОРИТЧЕНКО КОСТЯНТИН ВОЛОДИМИРОВИЧ

УДК 533.9.15

ФОРМУВАННЯ ІМПУЛЬСНИХ ГАЗОРОЗРЯДНИХ СТРУМЕНІВ В УДОСКОНАЛЕНОМУ МЕТОДІ ПРИСКОРЕННЯ ІНІЦІАЦІЇ ДЕТОНАЦІЇ

01.04.08 – фізика плазми

АВТОРЕФЕРАТ

дисертації на здобуття наукового ступеня

кандидата технічних наук

Харків – 2005

Дисертацією є рукопис.

Робота виконана в Науково-дослідному комплексі “Прискорювач” Національного наукового центру “Харківських фізико-технічний інститут”, Національна академія наук України.

Науковий керівник: | доктор фізико-математичних наук, професор

ДОВБНЯ Анатолій Миколайович,

Національний науковий центр “ХФТІ”,

директор Науково-дослідного комплексу “Прискорювач” ННЦ “ХФТІ” НАН України

Офіційі опоненти: |

доктор фізико-математичних наук, професор

ЄГОРЕНКОВ Володимир Дмитрович, професор кафедри експериментальної фізики Харківського національного університету імені В.Н. Каразіна Міністерства освіти і науки України;

кандидат фізико-математичних наук, старший науковий співробітник

ПАНКРАТОВ Ігор Михайлович, старший науковий співробітник Інституту фізики плазми Національного наукового центру “ХФТІ” НАН України

Провідна установа: | Науковий фізико-технологічний центр Міносвіти та НАН України, м. Харків

Захист відбудеться “ 14 ” _квітня_ 2006 року о _15.00_ годині на засіданні спеціалізованої вченої ради Харківського національного університету ім. В.Н.Каразіна за адресою: 61108, м. Харків, пр. Курчатова, 31, аудиторія №_301_.

З дисертацією можна ознайомитися в Центральній науковій бібліотеці Харківського національного університету ім. В.Н.Каразіна за адресою: 61077, м. Харків, пл. Свободи, 4.

Автореферат розісланий “_13_” _березня_ 2006 р.

Вчений секретар спеціалізованої

вченої ради Письменецький С.О.

ЗАГАЛЬНА ХАРАКТЕРИСТИКА РОБОТИ

Актуальність теми. Створення розрядного каналу імпульсної дуги супроводжується процесом газодинамічного розширення. Вплив частоти зіткнень електронів з молекулами (атомами) та іонами, яка залежить від густини цих частинок, на електропровідність розрядного каналу, та на баланс процесу зіткнень у цілому зумовлює необхідність сумісного розгляду цих явищ для аналізу розвитку імпульсної дуги. Існуючі моделі розвитку розрядного каналу, які враховують ударно-хвильове розширення, дозволяють встановити динаміку розвитку розряду в період, коли ударна хвиля вже сформована. До моменту виникнення ударної хвилі також відбувається перерозподіл густини газу по перерізу каналу. Звідси виникає задача з’ясування динаміки розвитку каналу під час формування ударної хвилі. Відповідь на це питання дозволить в тому числі пояснити причину відсутності ініціації детонації при надзвуковому розширенні іскрового каналу, коли інтенсивності ударної хвилі цілком достатньо для її ініціації.

Методи, які реалізують імпульсне прискорення газорозрядної плазми, широко застосовуються у електрореактивних двигунах, електроударних трубах. Але низька ефективність перетворення електричної енергії у кінетичну енергію плазмового струму у густих газових середовищах зумовила значне обмеження можливих областей застосування цих методів. Наприклад, ця проблема виникає при використанні імпульсного плазмового струменя для ініціації надзвукового горіння в системах частотної ініціації детонації, хоча таке запалення забезпечує значне скорочення періоду затримки виникнення детонації та досягається висока стабільність процесу. У цьому випадку вирішення задачі ініціації дозволить створити пристрої з новим методом формування надзвукового потоку. Це дозволить значно підвищити вихідні характеристики таких пристроїв як детонаційного хімічного лазера, МГД-генератора та прямоточно-пульсуючого повітряно-реактивного двигуна, а також розширити сферу застосування пульсуючих детонаційних пристроїв, наприклад, для розмінування мінних полів.

В високоенергійній імпульсній дузі, яка створюється розрядом ємності, лише незначна частина електричної енергії виділяться на розрядному проміжку. Відомо, що це викликано значною перевагою активного опору зовнішнього електричного ланцюга по відношенню до опору розрядного проміжку. Крім того, відомо, що від цієї частки енергії в кінетичну енергію газорозрядної плазми у розрядах тривалістю до 100 мкс перетворюється також мала частка по причині відсутності рівноваги розподілу енергії по різним типам збуджень молекул. Але з’ясуванням можливих механізмів зміни балансу виділення енергії та прискоренням швидкості встановлення рівноваги в каналі імпульсної дуги не приділялося достатньої уваги.

Актуальним вважається удосконалення методу імпульсного прискорення газорозрядної плазми шляхом ефективного розігрівання газу імпульсною дугою в напівобмеженому об'ємі з його подальшим направленим витіканням.

Зв’язок роботи з науковими програмами, планами, темами. Дисертаційна робота виконувалася відповідно до науково-дослідної тематики науково-дослідної лабораторії Харківського гвардійського ордена Червоної Зірки інституту танкових військ імені Верховної Ради України Національного технічного університету “Харківський політехнічний інститут” і є складовою частиною науково-дослідної роботи “Дослідження детонаційної спроможності паливо-повітряної суміші під впливом імпульсного плазмового струменя”, замовником якої є Науково-дослідний комплекс “Прискорювач” Національного наукового центру “Харківський фізико-технічний інститут”.

Мета і задачі дослідження. Удосконалити метод імпульсного прискорення газорозрядної плазми шляхом створення умов для ефективного перетворення енергії та виходячи з умови практичного використання методу у системах частотної ініціації детонації. Для досягнення цієї мети необхідно:

-

-

-

-

-

-

-

-

-

Об'єкт дослідження. Формування імпульсного газорозрядного струменя методом газодинамічного прискорення, викликаного розігріванням газу імпульсною дугою.

Предмет дослідження. Вплив умов, в яких розвивається імпульсна дуга, на швидкість розповсюдження переднього фронту імпульсного газорозрядного струменя, що сформовано в удосконаленому методі імпульсного прискорення газорозрядної плазми.

Наукова новизна одержаних результатів. Доопрацьовано модель газодинамічного розширення іскрового каналу до моменту формування ударної хвилі. Удосконалено метод газодинамічного імпульсного прискорення газорозрядної плазми, який базується на розігріві газу імпульсною дугою. Розроблено вимогу до довжини розрядного проміжку, при якому, з урахуванням умов реалізації імпульсної дуги, досягається швидке та ефективне розігрівання газу у розрядному каналі. Вперше отримана умова розвитку імпульсної дуги, при якій здійснюється не повна іонізація газу в імпульсному розряді і досягається ефективна передача енергії електронів у кінетичну енергію іонів. Удосконалено методику оцінки швидкості розповсюдження імпульсного газорозрядного струменя, що здійснюється на підставі аналізу зображень на фотоплівці, які отримано методом фотографування в режимі лупи часу. Уточнено вимоги до елементів ланцюга схем, що реалізують імпульсну дугу, що дозволяє здійснити виділення основної частки енергії розряду в розрядному проміжку. Досліджено вплив початкового тиску в розрядній порожнині, напруженості поля імпульсної дуги та зволоження повітря на швидкість розповсюдження плазмового струменя, що формується експериментальною моделлю плазменно-хвильової системи.

Практичне значення отриманих результатів. Плазмово-хвильова система, реалізована на основі удосконаленого методу імпульсного газодинамічного прискорення газорозрядної плазми, з використанням схеми, що реалізує імпульсну дугу, дозволяє одержати імпульсний плазмовий струмінь з “середньою” швидкістю розповсюдження переднього фронту більше 400 м/с на протязі 100 мкс у густому газовому середовищі. При цьому, витрати електричної енергії на формування плазмового струменя не перевершують 100 Дж, а час затримки виходу струменя складає не більш 20 мкс. Такі параметри плазмово-хвильової системи задовольняють комплексу вимог, що пред'являються до системи частотної ініціації детонації, і це дає підставу для її застосування в пульсуючих детонаційних пристроях, що працюють з частотою робочих циклів більш 200 Гц і які мають енерговиділення хімічної енергії в одному циклі порядку кДж і більше.

Особистий внесок здобувача. Аналіз літературних даних; постановка задачі для математичного моделювання формування іскрового каналу до моменту виникнення ударної хвилі; розробка вимог до довжини розрядного проміжку, при якому, з урахуванням умов реалізації імпульсної дуги, досягається швидке та ефективне розігрівання газу в розрядному каналі; одержання умови розвитку імпульсної дуги, при якій здійснюється не повна іонізація газу в імпульсному розряді і досягається ефективна передача енергії електронів у кінетичну енергію іонів; експериментальні роботи з дослідження плазмово-хвильової системи. У роботах, написаних у співавторстві, особистий внесок здобувача полягає у наступному: у [1] виявлено напрямок підвищення ефективності перетворення енергії електронів у кінетичну температуру газу в імпульсному розряді; у [2, 8] розроблена вимога до тривалості імпульсного розігрівання газу в плазмово-хвильовій системі; у [3, 9] запропоновано схему реалізації імпульсної дуги з низькою напругою горіння в газі; у [4, 10] обґрунтовано вимоги до виконання елементів системи електричного розряду в плазмово-хвильовій системі; у [7] запропоновано удосконалення методу газодинамічного імпульсного прискорення газорозрядної плазми, заснованого на розігріванні газу імпульсною дугою.

Апробація результатів дисертації. Апробація результатів дисертації проводилася на The 29th IEEE International Conference on Plasma Science, 2002, Banff, Alberta, Canada; XXVI International Conference on Phenomena in Ionized Gases, 2003, Greifswald, Germany; International Symposium on Combustion and Atmospheric Pollution, 2003, С.-Петербург, Россия; на European Combustion Meeting, 2005, Louvain-la-Neuve, Belgium.

Публікації. За матеріалами дисертації опубліковано 6 статей, 4 тези доповідей.

Структура дисертації. Загальний обсяг дисертації становить 136 сторінок та складається з вступу, шести розділів, висновків, переліку використаної літератури, що нараховує 102 посилання та 3 додатків. Дисертація містить 12 таблиць та 56 рисунків.

ОСНОВНИЙ ЗМІСТ РОБОТИ

У вступі обґрунтовано актуальність теми дослідження, сформульовано мету та основні завдання дисертаційної роботи, показано її наукову новизну та практичну цінність.

У першому розділі виявлено вимоги щодо тривалості розряду (складає величину порядку десятка мікросекунд) та граничної величини електричного енерговнеску (близько 100 Дж) у разі використання імпульсної дуги у системах частотної ініціації детонації. На основі огляду літератури по методам і пристроям, що реалізують ініціацію детонації з використанням енергії електричного розряду, виявлено перевагу використання плазмового струменя для прискорення процесу переходу горіння в детонацію. Виявлено, що оцінка критичної енергії ініціювання детонації безпосередньо іскрою проводиться без урахування газорозрядних процесів, що приводить до суперечливих результатів. Проведена оцінка ефективності перетворення енергії в існуючих методах і пристроях, які створюють високошвидкісний імпульсний газорозрядний струмінь у щільному газовому середовищі. В результаті цієї оцінки встановлено, що надзвукові швидкості імпульсного плазмового струму досягається при енерговнеску порядку 1кДж і більше та супроводжуються значною ерозією електродів і повною однократною іонізацією газу. Також було розглянуто існуючі моделі розвитку іскрового каналу, які враховують вплив газодинамічних процесів. У результаті виявилося, що існуючі моделі іскри не враховують процес формування ударної хвилі.

У другому розділі проаналізовані процеси, що впливають на зміну кінетичної температури газу в імпульсній дузі. Це дозволило встановити, що у слабо іонізованому повітряному розрядному каналі частка енергії електронів, яка безпосередньо витрачається на зростання поступальної енергії молекул, у своєму максимумі не перевищує 3%, що є однією з причин обмеження росту інтенсивності ударної хвилі, яка формується в іскровому розряді. Встановлено, що прискорити розігрівання газу в імпульсній дузі можливо шляхом інтенсивного обертального збудження молекул, яке досягається при зниженні напруженості поля і підвищенні густини газу в розрядному проміжку. Окрім того, у сильно іонізованому газі можуть мати місце умови для швидкого розігрівання газу через зростання частоти пружних електрон-іонних зіткнень за рахунок переваги кулонівського перерізу зіткнень над перерізами інших процесів. При тривалості імпульсного розряду у десятки мікросекунд для використання в газодинамічних процесах не рівноважне збудженої енергії молекул, що приходиться на коливальні ступіні свободи, необхідне прийняття спеціальних заходів для прискорення коливальної релаксації через ріст температури середовища, а у повітряному розрядному середовищі можливе прискорення релаксації через дезактивуючий вплив молекул води.

На основі підходу до розвитку іонізаційно-перегрівної нестійкості розраховано газодинамічне розширення іскрового каналу до моменту виникнення ударної хвилі при нерівномірному розподілі струму по перерізу каналу. Використовувалася система одновимірних нестаціонарних рівнянь:

; (1)

; (2)

, (3)

де , , Р, Т – значення густини , швидкості, тиску та температури газу; - внутрішня енергія одиниці об’єму газу; - коефіцієнт теплопровідності; Е – подовжнє поле в каналі, - частка енергії електронів (бралася у залежності від співвідношення Е/N, де N – густина молекул в одиниці об’єму), яка перетворюється в поступальні та обертальні ступені вільності молекул, ? – провідність газу в каналі. Також використовувались співвідношення:

P = ( - 1), = cvT, де - показник адіабати, cv - питома теплоємність газу.

Розрахунок проводився для повітря, провідність якого бралася за формулою:

?(?,r) = 1,13·10-16ne(r)/?[кг/(Ом·см)], (4)

де радіальний розподіл густини електронів по перерізу каналу ne(r) задавався у вигляді: ne(r) = noe-(r/r0)^a, а величини r0, n0, a – використовувалися в якості параметрів задачі.

У зв’язку з тим, що інтервал часу розрахунку розвитку іскри не перевищує 10-6с, та виходячи з характерного часу коливальної та електронної релаксації для даних умов, збільшення кінетичної енергії за рахунок релаксаційних процесів не враховувалось. Також не враховувався вплив магнітного тиску у зв’язку з його малістю по відношенню до газодинамічного тиску, що створюється за рахунок розігрівання розрядним струмом.

Граничні умови вибиралися для рівнянь (1-3), виходячи з припущення про осьову симетрію в центрі розряду та незбурених параметрів газу на зовнішній межі розрахункової області r = R і враховуючи умови застосування рівняння (4).

T/rr=0 = 0; Tr=R = 293 K; /rr=0 = 0; r=R = 0; E/P = (3 ? 37,5)·10-2 В/(см·Па); Т 5000К, ne/N < 10-3.

В якості вихідних умов приймалося:

(r,t)t=0 = 0; (r,t)t=0 = 0 (=1,29кгм-3); P(r,t)t=0 = P0 (= 1,013105кгм-1с-2); 0  r , r0 = const, a = const.

Значення напруженості поля Е та густини електронів n0 бралися незмінними, або вводилися в залежності від часу, виходячи зі експериментальних даних для напруги та струму (зі зміною величин на кожному розрахунковому кроці).

Система рівнянь (1-4) вирішена чисельно методом скінченних різниць згідно явній різницевій схемі. На підставі моделювання динаміки газодинамічного розширення іскрового каналу до моменту виникнення ударної хвилі виявлено, що у залежності від радіусу та розподілу введення енергії по перерізу розрядного каналу, можливо два різних механізми впливу на розрядний процес. Якщо в іскровому розряді має місце нерівномірний розподіл провідності в каналі радіусом не більш 10-4 м, то, при наявності високої напруженості поля і часу його утримання у десяті частки мікросекунди від початку зростання струму, основним механізмом подальшої іонізації є “каскадна” іонізація електронами молекул через електронно-збуджені стани й ударну іонізацію, умови для якої створюються в результаті значного падіння густини газу в розрядному каналі (рис 1). При введенні енергії в розрядний канал більшого радіуса нерівномірне струмове розігрівання приводить до того, що температура газу на окремих ділянках каналу до моменту порядку 10-7 с досягає значень, коли стає впливовою термічна іонізація (рис. 2). В результаті, виникають умови для перерозподілу струму по перерізу каналу із зосередженням його у високотемпературній області. Це поясняє наявні відмінності у швидкості розширення області світіння розрядного каналу і реальної швидкості газодинамічного розширення (наприклад, швидкість розширення газу не перевищує 150 м/с у момент часу 3107 с в умовах, що відповідають рис. 1). Таким чином, варто розглядати окремо процес формування ударної хвилі в розрядному каналі і процес її подальшого розширення. Поза залежністю від розподілу введення енергії по перерізу розрядного каналу, зосередження струму в області зі зниженою густиною газорозрядного середовища приводить до обмеження інтенсивності ударної хвилі і це є причиною відсутності ініціації детонації в слабкодетонуючих сумішах за допомогою високо енергійних розрядів короткої тривалості, незважаючи на те, що вони мають високу густину виділення енергії.

Рис. 1 Розподіл густини газу по перерізу каналу в різні моменти часу при розподілі густини електронів згідно функції .

Рис. 2 Динаміка наростання температури газу по перерізу каналу при розподілі густини електронів згідно функції .

У третьому розділі удосконалено метод імпульсного прискорення газорозрядної плазми шляхом формування імпульсного газорозрядного струменя в напівобмеженій розрядній порожнині з підвищеним тиском відносно тиску у зовнішньому середовищі, що досягається за рахунок газодинамічних процесів (регулюється співвідношення площині отворів на вході та виході розрядної порожнини, через яку тече стиснутий газ), та із застосуванням керованої імпульсної дуги, програмування якої здійснюється зовнішнім електричним ланцюгом. Пристрій, що реалізує даний метод, названо плазмово-хвильовою системою, далі ПХС (рис. 3).

Часткове обмеження розрядної порожнини здійснює кумуляцію енергії, крім того, зменшує падіння густини газу в каналі дуги, що, з урахуванням підвищеного тиску, забезпечує прискорення передачі енергії енергії електронів у кінетичну енергію атомів (молекул) і іонів через зростання частоти пружних зіткнень.

Необхідна температура нагрівання газу Тн в порожнині ПХС отримана з умови відповідності необхідної швидкості витікання плазмового струменя D критичній швидкості звуку С*2

, (5)

де М - молярна маса газу, кг/моль; R - універсальна газова стала.

Тривалість розряду задається, виходячи з часу формування ударної хвилі t:

(6)

де l - довжина вихідного каналу; С01, С02- швидкості звуку загальмованого потоку відповідно при початкових умовах та в розігрітому газі.

Розрахувавши необхідну температуру розігріву і, виходячи з гранично допустимої величини енерговнеску і необхідного тиску, визначається розрядний об’єм і початковий тиск у порожнині ПХС з енергетичних залежностей для рівноважної плазми.

Необхідна рівноважна температура газу, яку треба досягти за рахунок розігріву імпульсною дугою, як правило складає не більш 1еВ. На іонізацію однієї молекули витрачається енергія порядку 10еВ. Тому, якщо в імпульсному розряді досягається повна однократна іонізація, то при сумірності розрядного каналу з розрядною порожниною це означає десятикратне перевищення енерговитрат від рівноважного значення. Звідси, з метою підвищення ефективності перетворення енергії виникає необхідність вживання заходів по обмеженню ступеня іонізації, який досягається в імпульсних дугах. Виходячи з того, що в рівноважній дузі ступінь іонізації практично визначається температурою газу (наприклад, при температурі каналу 7000К у атмосфері ця ступінь складає 2•10-4) і беручи до уваги те, що у сильноіонізованому газі провідність не залежить від густини електронів, для швидкого розігрівання розрядного середовища нема необхідності здійснювати повну іонізацію газу в каналі. Це досягається шліхом керування напругою на розрядному проміжку за допомогою зовнішнього електричного ланцюга. Значення напруженості електричного поля було отримано з рівняння балансу енергії електронів, з умови, що досягається баланс між отриманням електронами енергії від поля та її передача в результаті кулонівських зіткнень:

, (7)

де ln – кулонівський логарифм, Те – температура електронів. А – атомна маса іону, що виражена в одиницях маси. При отриманні рівняння вважалося, що температура електронів значно перевищує температуру важкої компоненти газу. Розрахункові значення напруженості поля наведені у таблиці (табл. 1).

Таблиця 1

Розрахунок умови існування балансу енергії для електрон-іонних зіткнень

Напруженість електричного поля, В/см | Густина електронів ne,

см-3“ | Середня” енергія електронів, еВ | Транспортний переріз електрон-іонних зіткнень ?кул, см2475

306

168

92 | 1017 | 0,3

0,5

1

2 | 1,4·10-12

5,3·10-13

1,45·10-13

3,96·10-14Зворотно пропорційна залежність напруженості поля від “середньої” енергії електронів за виразом (7) поясняється наступним чином. Баланс між придбанням енергії електронами від заданого електричного полю та її виділення за рахунок пружних електрон-іонних зіткнень буде підтримуватись лише для електронів, енергія яких не перевищує відповідну розраховану “середню” енергію. Тому, зі зменшенням напруженості поля зростає діапазон енергій електронів, при якому забезпечується утримання цього балансу. А це приводить до скорочення часу розігрівання газу шляхом зростання частоти пружних зіткнень.

Щодо напруженості поля в імпульсній дузі, яка застосовується у ПХС, то температуру електронів Те необхідно дорівняти до необхідної температури нагрівання газу ТН в порожнині ПХС і використати умову наближення до нижнього порога сильно іонізованого стану, тобто ne ~0,01N. В результаті отримано:

???ln?. (8)

Умова використання виразів (7,8) обмежується підходом до застосування поняття сильно іонізованого газу . Це має місце при значному перевищенні частоти зіткнень електронів з іонами по відношенню к зіткненням з нейтральними частинками, що виражається залежністю: Ntrneкул. Зробимо оцінку на прикладі розряду у повітрі. При енергії електронів 0,3еВ маємо кул 1,4·10-12 см2, а tr 10-16 - 10-15 см2. Для цієї середньої енергії електронів поняття сильно іонізованого газу допустимо при ne ~0,01N. Таким чином, зі зниженням напруженості поля при неповній однократній іонізації газу можлива зміна переваги частоти зіткнень електронів з нейтралами на зіткнення електронів з іонами.

Щоб досягти переважного виділення енергії розряду у розрядному проміжку, вимоги до довжини l проміжку отримані з умови:

l >> vд·обм , (9)

де vд - швидкість дрейфу електронів, обм – характерний час електронно-іонної релаксації. В результаті, отримано:

, (10)

де n+ - густина іонів.

У четвертому розділі описана експериментальна техніка і методика вимірювань, що використовувалась. Розроблено вимоги до елементів електричного ланцюга у схемах, що реалізують імпульсну дугу при їх застосуванні в ПХС, виходячи зі специфіки навантаження і з урахуванням необхідної динаміки розвитку розряду. Обґрунтовано вибір електричної схеми (рис. 4) для реалізації самостійної імпульсної дуги в ПХС (в якості допоміжного розряду). Для дослідження динаміки енерговиділення в імпульсній дузі з керованою напругою горіння в повітрі, яка реалізується за даною схемою, в якості навантаження використовувався розрядний проміжок зі змінною довжиною в діапазоні 0,13,0 мм, що був вміщений у закритий об’єм зі стиснутим повітрям під тиском, який регулювався у межах 0,10,8 МПа.

Рис. 4. Схема реалії допоміжної дуги в ПХС Рис. 5. Схема складеного

силового контуру

Прийняті позначення: С – електричні ємності, ЗУ- зарядні пристрої, К – комутатор, Т – трансформатор, Д - діод.

Для дослідження впливу умов, в яких розвивається імпульсна дуга, на швидкість розповсюдження переднього фронту імпульсного струменя, сформованого в удосконаленому методі прискорення ініціації детонації, використовувалась експериментальна установка, яка складалася із ПХС, системі подачі стиснутого повітря, системі електричного розряду, вимірювального комплексу, стенда керування. Зокрема, досліджувалися впливи початкового тиску повітря в розрядній порожнині ПХС, напруженості поля імпульсної дуги та зволоження повітря на швидкість розповсюдження переднього фронту струменя. Також вимірювалася швидкість розповсюдження полум’я у ацетилено-повітряній суміші, яка запалювалася газорозрядним струменем. Тиск подачі стиснутого газу змінювався в межах 12,5 МПа. Початковий тиск повітря в розрядній порожнині регулювався у діапазоні 0,10,3 МПа. Система подачі стиснутого повітря передбачала його зволоження. Основна частка енергії розряду у ПХС виділялася через складений силовий контур (рис. 5). Програмування напруженості поля в процесі розвитку імпульсної дуги задавалася через підбор номіналів ємності конденсаторів і встановлення напруги їхнього заряду (табл. 2, 3). Динаміка енерговиділення досліджувалася по осцилограмам струму та напруги на розрядному проміжку, що вимірювалася за допомогою низько-омічного шунта та омічного дільника напруги.

Таблиця 2

Варіанти програмування складеного силового розрядного контуру

Варіант | Номінали ємностей, що використовувалися

С3, мкФ | С4, мкФ

А | 16 | -

Б | 3 | 280

В | 3 | -

Г | 16 | 140

Таблиця 3

Варіанти фотографічної реєстрації

Номер варіанту | Початковий тиск в порожнині ПХС, МПа | Зволоження повітря | Напруга заряду С4, В | Напруга заряду С3, В | Варіант контуру по табл. 1 | 1.

2.

У п’ятому розділі представлені результати досліджень динаміки енерговиділення в імпульсних дугах в повітрі, що реалізуються за схемами керованої імпульсної дуги, а також результати досліджень впливу умов розряду на швидкість поширення переднього фронту газорозрядного струменя, який формується в ПХС.

Експериментальні дослідження впливу напруженості поля на опір розрядного каналу імпульсної дуги підтвердили залежність зростання опору каналу зі зниженням напруженості електричного поля, чим створюється можливість для виділення основної частки накопиченої електричної енергії у газорозрядному проміжку шляхом керування балансом між активним опором зовнішнього ланцюга та опором дугового каналу. Разом з тим існує граничне значення напруженості поля, яке веде до “загасання” розряду. Експериментально підтверджено зростання опору імпульсної дуги з ростом довжини газорозрядного проміжку. Причому це явище більш виражено зі зменшенням струму розряду. Зростання опору імпульсної дуги також відбувається з ростом тиску газу в розрядній порожнині.

Дослідження динаміки розвитку імпульсної дуги за схемою складеного силового контуру по осцилограмам струму і напруги підтвердили можливість реалізації запрограмованого розряду необхідних параметрів, які полягають в утриманні без істотних коливань при потужнострумовому розряді напруженості поля в діапазоні 150500 В/см протягом 20-40 мкс.

Вплив початкового тиску повітря в порожнині ПХС на швидкість поширення переднього фронту струменя було проведено відповідно до варіантів №№ 1-3 (табл. 3). Зі зростанням початкового тиску в порожнині ПХС відбувається зростання середньої швидкості поширення переднього фронту імпульсного газорозрядного струменя (рис. 6, 7).

Рис. 6. Динаміка поширення переднього фронту газорозрядного струменя при початковому тиску в порожнині ПВС у 105 Па : криві, які отримані з 3-х фотореєстрацій.

Рис. 7. Динаміка поширення переднього фронту газорозрядного струменя при початковому тиску в порожнині ПВС у 3?105 Па : криві, які отримані з 3-х фотореєстрацій.

Скорочення часу коливальної релаксації у повітряній плазмі, що виникає з ростом процентного вмісту пари води, дозволяє одержати більш високу швидкість витікання газорозрядного середовища в початковий період часу (рис. 8). Це дослідження проводилося шляхом порівняння варіантів №1 і №4 (табл. 3). У даних умовах збільшення швидкості відбулося в середньому на 150 м/с. Вочевидь, що більш швидке початкове розширення приводить до більш стрімкого падіння швидкості надалі (при однаковому енерговнеску).

Рис. 8. Швидкість переднього фронту повітряного газорозрядного струменя, яка одержана при використанні методу прискорення коливальної релаксації: криві, які отримані з 2-х фотореєстрацій.

Середня напруженість електричного поля визначає процес формування газорозрядного струменя у ПХС. У відносно сильних полях (більш 1 кВ/см для даних умов) область світіння не має визначеної форми (рис. 9а). При зменшенні напруженості поля у запрограмованій дузі формується чітка межа між газорозрядним і навколишнім середовищем (рис. 9б). Для варіанта №5 на період до 50 мкс після виходу середня швидкість струменя складала не більше 300 м/с, для варіанта № 6 – 200 м/с. У порівнянні з варіантами, де використовується схема складеного силового контуру, усереднені значення швидкості на цьому інтервалі часу були як мінімум на 100 м/с вище.

(а) (б)

Рис. 9. Форми газорозрядного струменя, які отримані при різних величинах напруженості електричного поля.

При розвитку розряду по варіанту № 7 спостерігалася значна нестабільність у швидкості виходу струменя (рис. 10). Це поясняється тим, що швидкість релаксації нелінійно залежить від температури, що призводить до спонтанної залежності ефективності перетворення енергії розряду і, як результат, розкиду значень швидкості поширення фронту імпульсного струменя.

Рис. 10. Швидкість переднього фронту повітряного газорозрядного струменя, яка одержана по варіанту № 7: криві, які отримані з 2-х фотореєстрацій.

Дослідження ініціації запалення ацетилено-повітряної суміші газорозрядним струменем показали, що при такій ініціації період затримки запалення скорочується більш ніж на порядок у порівнянні із запаленням високотемпературним газовим струменем, що поясняється виникненням активних хімічних радикалів в імпульсній дузі.

У шостому розділі пропонується застосовувати удосконалений метод імпульсного прискорення газорозрядної плазми для прискорення ініціації детонації у пульсуючих детонаційних пристроях (рис. 11) і способі розмінування мінних полів. Особливістю запропонованих пульсуючих пристроїв є поділ продуктів детонації і повітря, що виникає за рахунок детонації струменів краплиннорідкого паливного факелу в процесі його розвитку в повітряному середовищі. По розрахунковим характеристикам дані пристрої будуть значно перевершувати характеристики існуючих аналогів. Наприклад, у детонаційному лазері застосовуються як джерело хімічної енергії легкі фракції нафтопродуктів (дизельне паливо, газолін) і забезпечиться максимальна вихідна потужність 20 кВт при обсязі детонаційної камери 10-3 м3.

Стосовно способу розмінування мінних полів, цей метод дозволить скоротити довжину ділянки процесу переходу горіння в детонацію в паливо-повітряній суміші і, тим самим, це дозволить практично реалізувати даний спосіб.

ВИСНОВКИ

В результаті дисертаційної роботи удосконалено метод імпульсного прискорення газорозрядної плазми шляхом створення умов для ефективного перетворення енергії та виходячи з умови практичного використання методу у системах частотної ініціації детонації, та отримані наступні результати:

-

-

-

-

-

-

-

-

-

СПИСОК ОПУБЛІКОВАНИХ ПРАЦЬ ЗА ТЕМОЮ ДИСЕРТАЦІЇ

1. Коритченко К.В., Семенец Т.А., Волколупов Ю.Я., Красноголовець М.О., Острижной М.О., Чумаков В.І. Анализ процесса повышения температуры в искровом канале при разряде в газе. // Питання атомної науки і техніки: Харків: ННЦ “ХФТІ”. - 2001. - №5. – С.48-50.

2. Коритченко К.В., Волколупов Ю.Я., Красноголовець М.О., Острижной М.О., Чумаков В.І. Интенсивность ударной волны и энергетика разряда в газах. // Журнал технической физики. – Т.2, №4. – 2002. - С.124,125.

3. Довбня А.Н., Корытченко К.В., Волколупов Ю.Я., Шкирида С.М., Красноголовець М.О., Дёмин В.С. Способ реализации импульсной дуги с низким напряжением горения в газе. Исследование влияния параметров цепи. // Журнал технической физики. - Т.73, № 12. – 2003. - С.91-94.

4. Коритченко К.В., Довбня А.Н., Волколупов Ю.Я., Тур Ю.Д., Шкирида С.М., Янчик А.Г. Требования к системе электрического разряда в плазменно-волновой системе. // Питання атомної науки і техніки: Харків: ННЦ “ХФТІ”. - 2004. – № 2. – С.33-35.

5. Корытченко К.В. Газодинамическое расширение искрового канала до момента возникновения ударной волны // Вісник Харківського національного університету. –2005. - №627. – С.89-95.

6. Корытченко К.В. Получение начальной сверхзвуковой скорости распространения пламени при помощи плазменно-волновой системы // Вісник Харківського національного університету. –2005. - №628. – С.51-55.

7. Volkolupov Yu.Ya., Korytchenko K.V., Ostrizhnoy M.A., Krasnogolovets M.A., Semenets T.A., Chumakov V.I. Gas-dynamic pulse detonation combustion laser and methods of its implementation // Proc. of the 29th IEEE International Conference on Plasma Science. - Banff, Alberta, Canada. – 26-30 May 2002. – P.343.

8. Korytchenko K.V., Tur Yu.D., Kosoj L.I., Shkirida S.M., Krasnogolovets M.A. Plasma-wave system for forming intense shock waves // Proc. of XXVI International Conference on Phenomena in Ionized Gases. - Greifswald, Germany. – 15-20 July 2003. – V.1. – P.125,126.

9. Korytchenko K.V., Dovbnya A.N., Volkolupov Yu.Ya., Krasnogolovets M.A., Shkirida S.M. Investigation of a possibility to initiate detonation by plasma-wave system // Proc. of International Symposium on Combustion and Atmospheric Pollution. - С.-Петербург, Россия. – 8-11 июля 2003. – с.318-321.

10. Dovbnya A.N., Korytchenko K.V., Volkolupov Yu.Ya., Kosoj L.I. Plasma-Wave Initiation of Supersonic Combustion at Low Electric Energy Deposition  // Proc. of European Combustion Meeting. - Louvain-la-Neuve, Belgium. – 3-6 April 2005. - report 237.

АНОТАЦІЯ

Коритченко К.В. Формування імпульсних газорозрядних струменів в удосконаленому методі прискорення ініціації детонації. – Рукопис.

Дисертація на здобуття наукового ступеня кандидата технічних наук за спеціальністю 01.04.08 – фізика плазми. – Харківський національний університет ім. В.Н. Каразіна, Харків, 2005.

Дисертаційна робота присвячена вирішенню питання ефективного отримання високо швидкісних газорозрядних струменів у густому паливо-повітряному середовищі з метою досягнення початкових надзвукових швидкостей розповсюдження полум'я в системах ініціації детонації. Доопрацьовано модель газодинамічного розширення іскрового каналу до моменту формування ударної хвилі. Удосконалено метод газодинамічного імпульсного прискорення газорозрядної плазми, який базується на розігріванні газу імпульсною дугою. Розроблено методику розрахунків параметрів плазмово-хвильової системи та вимоги до керування імпульсною дугою зовнішнім ланцюгом, що у сукупності реалізує удосконалений метод. Запропоновано підхід до розрахунку міжелектродної відстані в імпульсній дузі. Досліджено вплив початкового тиску у розрядній порожнині, напруженості поля імпульсної дуги та зволоження повітря на швидкість поширення переднього фронту газорозрядного струменя, який формується в плазменно-хвильовій системі.

Ключові слова: керована імпульсна дуга, ударна хвиля, напруженість поля дуги, газорозрядний струмінь, міжелектродна відстань.

АННОТАЦИЯ

Корытченко К.В. Формирование импульсных газоразрядных струй в усовершенствованном методе ускорения инициации детонации. – Рукопись.

Диссертация на соискание учёной степени кандидата технических наук по специальности 01.04.08 – физика плазмы. – Харьковский национальный университет им. В.Н. Каразина, Харьков, 2005.

Диссертационная работа посвящена решению вопроса эффективного получения высоко скоростных газоразрядных струй в плотной топливовоздушной среде с целью достижения начальных сверхзвуковых скоростей распространения пламени в системах инициации детонации.

На основе подхода к развитию ионизационно-перегревной неустойчивости рассчитано газодинамическое расширение искрового канала до момента возникновения ударной волны. Это позволило объяснить причину отсутствия инициации детонации искровым разрядом с длительностью порядка 10-7с и менее в слабодетонирующих смесях, несмотря на высокие значения объёмной плотности энерговыделения. Причина заключается в сосредоточении тока разряда в области пониженной плотности газа, что приводит к ограничению нарастания скачка давления во фронте ударной волны, формируемой в искровом канале.

Усовершенствование метода газодинамического импульсного ускорения газоразрядной плазмы, основанного на разогреве газа импульсной дугой, заключается в создании “промежуточного” давления в полуограниченной разрядной полости за счет динамических свойств газовых потоков и реализации импульсной дуги программируемым образом. Метод позволяет увеличить плотность газа в разрядной области, и тем самым интенсифицировать передачу энергии от электронов в кинетическую энергию атомов (молекул) и ионов через увеличение частоты столкновений, а также допускает использование предварительно