close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

?

Управление газодинамической структурой и процессами горения при импульсно-периодическом воздействии лазерным излучением и электрическим полем

код для вставкиСкачать
На правах рукописи `
Тупикин Андрей Викторович
УПРАВЛЕНИЕ ГАЗОДИНАМИЧЕСКОЙ СТРУКТУРОЙ И ПРОЦЕССАМИ ГОРЕНИЯ ПРИ ИМПУЛЬСНО-ПЕРИОДИЧЕСКОМ ВОЗДЕЙСТВИИ ЛАЗЕРНЫМ ИЗЛУЧЕНИЕМ И ЭЛЕКТРИЧЕСКИМ ПОЛЕМ.
Автореферат
диссертации на соискание ученой степени
доктора физико-математических наук
01.02.05 – механика жидкости, газа и плазмы
Новосибирск 2018 г.
Работа выполнена в ФГБУН Институте теоретической и прикладной механики
им. С.А. Христиановича СО РАН
Официальные оппоненты:
Битюрин Валентин Анатольевич – д.ф.-м.н., с.н.с.
ФГБУН Объединенный институт высоких температур РАН,
Главный научный сотрудник Отделения №2.2 – «Магнитоплазменной аэродинамики и МГД преобразования энергии».
Знаменская Ирина Александровна – д.ф.-м.н., профессор
Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова,
Руководитель лаборатории «Плазменной газодинамики» кафедры молекулярной физики.
Маркович Дмитрий Маркович – д.ф.-м.н., чл.-корр. РАН
ФГБУН Институт теплофизики им. С.С. Кутателадзе СО РАН,
Директор Института, заведующий лабораторией № 1.1 «Процессов переноса».
Ведущая организация:
Государственный научный центр Федеральное государственное унитарное
предприятие «Центральный институт авиационного моторостроения
им. П.И. Баранова»
Защита состоится « 09 » ноября 2018 г. в 9:30 на заседании диссертационного
совета 003.035.02 в ФГБУН Институте теоретической и прокладной механики
им. С.А. Христиановича СО РАН
С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ФГБУН Института теоретической и прокладной механики им. С.А. Христиановича СО РАН и на сайте
http://www.itam.nsc.ru/ru/thesis/
Автореферат разослан «
»
2018 г.
Ученый секретарь
диссертационного совета
д.ф.-м.н.
С.А. Гапонов
2
1. Общая характеристика работы
Актуальность
Управление газодинамической структурой течения и процессами горения –
важные научные и практические задачи газовой динамики. В этом направлении
ведутся многочисленные теоретические и экспериментальные исследования.
Влияние локального интенсивного тепловыделения на структуру течения – одна из интереснейших задач газовой динамики, а в случае реакционноспособной
среды сложность в ее решении возрастает.
Экспериментальное изучение физических механизмов управления параметрами сверхзвукового течения и процессами горения в широком диапазоне
условий по скоростям и концентрациям с помощью внешнего энергетического
воздействия является основной задачей работы. Актуальность решения подобных вопросов связана с возможными практическими приложениями, такими
как: управление обтеканием тел; изменение условий стабилизации горения;
сжигание обедненных топливо-воздушных смесей и др. Результаты могут принести не только экономические выгоды, но и разрешить некоторые из экологических проблем (уменьшение выброса вредных примесей при сжигании различных топлив, изменение условий распространения звукового удара от летательных аппаратов (ЛА) и т.д.).
Данная проблема представляет собой фундаментальный интерес. Это обусловлено тем, что знание ведущих механизмов воздействия внешнего периодического энергоисточника на физико-химические и гидродинамические процессы при сжигании газообразных топлив в потоках окислителя необходимо для
решения проблем управления сверхзвуковым обтеканием тел и горением в технологических приложениях.
Тематика исследований относится к приоритетным направлениям развития
науки, технологий и техники в РФ: «Транспортные и космические системы» и
«Энергоэффективность, энергосбережение, ядерная энергетика». Рабата связана
с развитием критических технологий: «Технологии создания ракетнокосмической и транспортной техники нового поколения» и «Технологии энергоэффективного производства и преобразования энергии на органическом топливе».
Цель работы
I. Экспериментально изучить воздействие оптического разряда на газодинамическую структуру течения с целью управления аэродинамическими характеристиками тел, летящих со сверхзвуковой скоростью (М = 2):
– Изучить влияние характеристик лазерного излучения на режим взаимодействия плазменного образования со сверхзвуковым потоком;
– Определить условия эффективного управления аэродинамическими характеристиками обтекаемых тел с помощью сфокусированного лазерного излучения;
– Установить ведущий физический механизм воздействия оптического
разряда на обтекание тел в сверхзвуковом потоке.
3
II. Экспериментально исследовать влияние импульсно-периодического
сфокусированного лазерного излучения и электрического поля на процессы
воспламенения и стабилизации пламени топливо-воздушных смесей с целью
выявления ведущих механизмов воздействия внешних энергоисточников на горение и разработки новых принципов эффективного управления.
– Реализовать воспламенение топливо-воздушной смеси в до- и сверхзвуковом течении сфокусированным лазерным излучением и определить ведущие
механизмы в зависимости от режима воздействия излучения на поток (оптический разряд и беспробойная фокусировка);
– Определить пределы стабилизации пламени бедных топливо-воздушных
смесей под воздействием импульсно-периодического сфокусированного лазерного излучения.
– Используя физические представления, основанные на зависимости турбулентной скорости распространения пламени от коэффициента турбулентного обмена и физико-химических свойств смеси, изучить процесс стабилизации горения при
фокусировке излучения с пробоем среды и без него;
– Экспериментально исследовать влияние слабых электрических полей на
процесс горения бедных гомогенных топливо-воздушных смесей в низкоскоростных потоках газа для улучшения стабилизации пламени;
– На основе экспериментальных данных и анализа классических представлений о влиянии электрических полей на горение определить особенности
электродинамического механизма воздействия на пламя бедной гомогенной
топливо-воздушной смеси;
– Найти критерий подобия при стабилизации поднятого факела в спутном
потоке окислителя под воздействием внешнего электрического поля аксиальной симметрии.
Направления исследований
1. Поиск и развитие новых принципов управления обтеканием тел, основанный на применении внешних энергоисточников.
2. Экспериментальное исследование газодинамики течений с импульснопериодическим энергоподводом.
3. Изучение гидродинамических и физико-химических процессов при
внешнем энергетическом воздействии на процесс горения.
4. Анализ механизмов воздействия энергоисточников на процессы горения
и стабилизации пламени.
5. Разработка схем управления течениями и процессами горения, основанными на принципах внешнего энергетического воздействия.
Методы исследования, достоверность и обоснованность результатов
В работе применялись различные методы диагностики, что связано с широким
спектром рассматриваемых вопросов. В экспериментах с теплоисточником в
сверхзвуковом потоке применялись теневые схемы с различными источниками
подсветки, проводились измерения силы, действующей на модель. Для диагностики процессов горения применялась спектрозональная съемка на длинах волн
радикалов СН*, ОН* и С2*, PIV. Контроль расхода газов осуществлялся расхо4
домерами «El-Flow», имеющими выход на РС и дающими погрешность не более 1%.
Достоверность полученных результатов подтверждена применением комплексной диагностики; сравнением с результатами, полученными другими авторами; применением регрессивного анализа данных и их критериального
обобщения, в тех случаях, когда это было возможно; сравнением экспериментальных и расчетных данных. Представленные в работе данные дополняют
друг друга, создавая целостность проведенного исследования.
На защиту выносятся
I. Результаты экспериментального исследования воздействия оптического
разряда на газодинамическую структуру течения с целью управления аэродинамическими характеристиками тел, летящих со сверхзвуковой скоростью
(М = 2):
– связь параметров лазерного излучения и газодинамических характеристик течения, определяющая режим взаимодействия плазменного образования со сверхзвуковым потоком;
– условия эффективного управления аэродинамическими характеристиками обтекаемых тел при использовании сфокусированного лазерного излучения;
– количественное подтверждение ведущей роли теплового механизма
воздействия оптического разряда на обтекание тел в сверхзвуковом
потоке.
II. Результаты экспериментального исследования влияния импульснопериодического сфокусированного лазерного излучения и электрического поля
на процессы воспламенения и стабилизации пламени топливо-воздушных
смесей:
– реализация воспламенения топливо-воздушной смеси в до- и сверхзвуковом течении сфокусированным лазерным излучением;
– зависимости турбулентной скорости распространения пламени от отношения коэффициента турбулентного обмена к характерному времени горения и определение ведущих механизмов для различных режимов воздействия излучения на поток (оптический разряд и без пробоя
среды);
– расширение пределов стабилизации пламени и по концентрации, и скорости течения до 100% под воздействием импульсно-периодического
сфокусированного лазерного излучения в зависимости от рода топлива,
обеспечивающее сгорание с минимальным уровнем вредных веществ;
– экспериментальное подтверждение интенсификации горения под воздействием слабых электрических полей;
– принципиально новая трактовка электродинамического механизма воздействия поля на пламя, связанная с растяжением фронта горения;
– критерий подобия при стабилизации поднятого факела в спутном потоке окислителя под воздействием внешнего электрического поля аксиальной симметрии.
5
Научная новизна
Впервые реализован квазистационарный режим горения оптического разряда в сверхзвуковом потоке газа (М = 2) и получены экспериментальные данные о свойствах следа за областью поглощения лазерного излучения и о влиянии разряда на аэродинамическое сопротивление тел, находящихся ниже по
потоку.
При сверхзвуковом истечении в затопленное пространство впервые осуществлено с помощью оптического пробоя воспламенение метано-воздушной
смеси в до- и сверхзвуковой области течения, что подтверждено теневой и
спектрозональной регистрацией (на длинах волн радикалов ОН* и СН*).
Применение комплексной регистрации (спектрозональная съемка, томографическое восстановление распределения интенсивности собственного излучения пламени, PIV) процесса горения при импульсно-периодическом воздействии электрического поля дало новую качественную и количественную информацию о динамике фронтов пламени гомогенной смеси и физических механизмах управления сжиганием газообразных углеводородов.
Предложен новый критерий для анализа условий стабилизации поднятого
факела в спутном потоке окислителя под воздействием внешнего электрического поля.
Практическая ценность
Работа по теме диссертации выполнялась в соответствии с планами научно-исследовательских работ Института теоретической и прикладной механики
СО РАН по темам: «Изучение газодинамики течения при подводе массы, энергии вблизи обтекаемой поверхности и горения в ограниченном сверхзвуковом
потоке» (п. 4.5.2.3.1) и «Нестационарные физические процессы в до-, транс- и
сверхзвуковых течениях с подводом энергии и горением» (п.3.19.5.4), в рамках
хоздоговорной деятельности с НИПР и МИЭФ по теме «Планета-2», грантов
РФФИ № 93-02-15352, № 96-01-01947, № 99-01-00494, № 08-01-00582, № 1101-00158 и программы фундаментальных исследований «Отделение энергетики, машиностроения, механики и процессов управления» РАН № 1 «Фундаментальные проблемы горения и детонации в энергетике» (проект 1.2). Результаты
представлялись на научных мероприятиях различного уровня.
Полученные в экспериментах данные о развитии плазмы оптического разряда и установленная связь характеристик лазерного излучения с режимом воздействия на поток, могут быть использованы в расчетно-теоретических исследованиях для моделирования тепловых источников, а также служить отправным пунктом для прогнозирования влияния теплоисточников на реальные ЛА
различного назначения.
Знания о физических механизмах воздействия энергоисточников (лазерное
излучение и электрические поля) на процессы горения необходимы для разработки новых принципов и способов повышения эффективности сжигания топлив в различных силовых и энергетических устройствах (камерах сгорания двигателей, горелок для сжигания газообразных топлив).
6
Личный вклад автора
Данные, представленные в работе, получены Тупикиным А.В. в составе
различных авторских коллективов. Автор принимал непосредственное участие
в подготовке и проведении экспериментов. Исследования по воздействию электрического поля на горение велись под его руководством. Представленные в
диссертации анализ полученных данных, рабочие гипотезы для описания физических процессов и заключения о ведущих механизмах управления с помощью
импульсно-периодических энергоисточников аэродинамикой при сверхзвуковом обтекании тел и процессами горения в газовых потоках принадлежат Тупикину А.В. Представление материалов диссертации согласовано с соавторами.
Апробация работы проведена в рецензируемых журналах «Combustion
and Flame», «Физика горения и взрыва», «Известия РАН. МЖГ», «Химическая
физика», «Теплофизика и аэромеханика», «Математическое моделирование,
аэродинамика и физическая газодинамика» и «Вестник НГУ». Основные результаты диссертационной работы докладывались на российских и международных научных конференциях и семинарах (> 50), таких как: Минские международные коллоквиумы по физике ударных волн, горения и детонации (2013–
2017 г.), Всероссийские съезды по фундаментальным проблемам теоретической
и прикладной механики (2001–2015 г.), Международные семинары по структуре пламени (2005–2017 г.), Международные конференции по методам аэрофизических исследований (2000–2016 г.), Международные школы-семинары «Модели и методы аэродинамики» (2006–2017 г.) и другие. По теме диссертации
выступил с докладом на видео- семинаре по аэромеханике ЦАГИ – ИТПМ СО
РАН – СПбГПУ – НИИМ МГУ.
Публикации
Результаты работы представлены в статьях рецензируемых журналов (12) и
в докладах на научных мероприятиях различного уровня (~ 50).
Структура и объем диссертации
Диссертация состоит из введения, двух частей (по две главы), заключения
и библиографии из 104 наименований. Общий объем работы 196 страниц,
включая 81 рисунков и 6 таблиц.
Краткое содержание работы
Во введении обосновывается актуальность и практическая значимость рассматриваемого научного направления; формулируются цели исследования; показана новизна и значимость полученных результатов.
Известно множество способов воздействия на течение, как пассивных,
например использование конструктивных элементов ЛА (аэродинамическая игла, изменяемая форма элементов управления полетом), так и активных газодинамических, когда в поток вблизи поверхности ЛА инжектируется инертная
(газообразная, жидкая либо содержащая твердые частицы) или химически активная масса (работы А.Ф. Гаранина, П.К. Третьякова и др.). Многие из них
нашли свое применение на практике. Как правило, эти способы управления об7
теканием эффективны для снижения аэродинамического сопротивления затупленных тел. Локальное изменение условий обтекания отдельных элементов,
включая случаи тел с хорошо обтекаемой формой, представляет новое направление в вопросах управления полетом. Многие исследователи обратились к теме воздействия внешнего источника тепловыделения на газодинамику сверхзвуковых течений и обтекания тел (работы Битюрина В.А, Знаменской И.А.,
Климова А.И., Левина В.А., Мишина Г.И. и др.). Результатом стало развитие,
практически, нового направления в науке – «магнито-плазменная аэродинамика». В настоящее время техника и технология создания генераторов микроволновой (лазерной) энергии получила мощное развитие, и применение бесконтактных способов создания источников энерговыделения в потоке газа стало
реально осуществимым. Создание технологических лазеров большой мощности
позволило реализовать источники энерговыделения в высокоскоростных потоках газа, включая сверхзвуковые режимы течения.
Энергию лазерного излучения легко транспортировать в нужное место потока, не загромождая его вспомогательными устройствами. В связи с этим, все
большее внимание исследователей уделяется управлению химическими реакциями путем воздействия лазерным излучением на горение. Поставленные задачи включают в себя: управление воспламенением, устойчивостью пламени,
составом продуктов сгорания и т. д. Изучению этих вопросов посвящено большое число работ (публикации Tanoff M. A., Phouc T. X., Старика А.М. и др.), в
которых рассмотрены различные топливо-воздушные смеси и условия горения.
Данные явления представляют комплекс физико-химических и газодинамических процессов, полное понимание которые пока затруднено. Наиболее полно
обзор результатов по применению сфокусированного лазерного излучения для
воздействия на реагирующие смеси изложен в работе Phouc T. X. «Laserinduced spark ignition of CH4/Air mixtures», где сформулирован ряд задач, в
частности, по определению критической (минимальной) энергии, необходимой
для осуществления пробоя, по длительности импульса и темпа нарастания его
переднего фронта, а также по влиянию скорости потока и турбулентности на
воспламенение и стабилизацию пламени. Исследования по газодинамике и кинетике лазерного воспламенения ограничены и проводились в основном при
движении топливо-воздушной смеси с малыми скоростями. Наряду с лазерным
излучением, в качестве внешнего источника энергии может быть использовано
постоянное либо импульсно-периодическое электрическое поле. Эффекты, связанные с воздействием электрических полей на процесс горения, также представляют научный интерес и могут быть использованы для управления стабилизацией и горением различных топлив. Многочисленные экспериментальные
исследования указывают на значительное влияние слабых электрических полей
на процессы горения (H. F. Calcote, Ватажин А. Б., Сепп В. А. и др.). Отдельно
следует упомянуть о трудностях, связанных с диагностикой структуры пламени
(например, работы под рук. Марковича Д. М.). Воздействие электрического поля на пламя может привести к расширению пределов воспламенения и горения;
изменению скорости горения; реализации горение бедных топливно-воздушных
8
смесей, не горящих в нормальных условиях; стабилизации и дестабилизации
пламени; снижению температуры горения и сокращению количества выбросов
вредных веществ (например, NOХ, CO) и т.д. Несмотря на обилие работ в этом
направлении остается нерешенным вопрос о влиянии слабых электрических
полей на кинетику реакций. Также нет общих методов и критериев переноса
решения задач с лабораторных установок на реальные технологические устройства. Таким образом, следует, что:
1. Комплекс физико-химических и газодинамических процессов при воздействии лазерного излучения на высокоскоростные течения, включая
случай реакционноспособной среды, сложен и исследован недостаточно.
2. Исследования по газодинамике и кинетике лазерного воспламенения
ограничены и проводились в основном при движении топливо-воздушной
смеси с малыми скоростями.
3. Остается до конца нерешенным вопрос о ведущих механизмах управления горением влияния слабыми электрическими полями.
4. Отсутствуют обобщающие критерии, и методы переноса решений задач
о воздействии на горение электрических полей с лабораторных установок
на реальные технологические устройства
Первая часть работы «Газодинамика течений с импульсно-периодическим
энергоподводом» посвящена изучению воздействия сфокусированного лазерного излучения на сверхзвуковые течения, включая управление обтеканием тел.
Целью является: определение связи параметров лазерного излучения и газодинамических характеристик течения с характером взаимодействия оптического
разряда с потоком; поиск условий эффективного управления аэродинамическими характеристиками обтекаемых тел; подтверждение ведущей роли теплового
механизма воздействия оптического разряда на обтекание тел.
В главе 1.1 отражены результаты цикла экспериментальных исследований
воздействия сфокусированного лазерного излучения с пробоем среды на структуру газового потока.
В п.1.1.1 дан реферативный обзор теории оптического разряда с обоснованием условий экспериментов и выбранной диагностики.
Теоретические оценки существования и режима развития оптического пробоя среды выполнены на основе работ Ю.П. Райзера и В.И. Фишера. Показана
достаточность лазерного излучения СО2-лазера с частотой ω ≈ 1014с–1, длительностью пика 0.5 мкс, мощностью Wпик = 7×104Вт, расходимостью луча β = 0.8
мрад при фокусном расстоянии F = 120 мм для реализации пробоя среды. При
этом режим движения фронта разряда вдоль луча определяется механизмом
световой детонации (режим СДВ)
1/3

S 
D   2( 2  1)  – скорость СДВ.
(1.1)

0

Для импульсов СО2-лазера в экспериментах интенсивность в области фокусировки была равна S ≈ (5–30)×107 Вт/см2. В (1.1) используется показатель
адиабаты аргоновой плазмы γ ≈ 1.3, тогда скорость СДВ D = 4–13.5 км/с. В ар9
гоне при давлении 1 атмосфера скорость звука 305 м/с, т.е. СДВ является сильной ударной волной и плотности мощности S ~ 107 Вт/см2 достаточно для реализации данного режима развития пробоя.
В приближении идеального газа параметры среды за СДВ с учетом термодинамического равновесия в смеси электронов и ионов, определяемого уравнением Саха для условий эксперимента 0 = 1.78103 г/см3, S = 3107 Вт/см2 (поглощенная часть падающего излучения), газовая постоянная R = 208 Дж/(кгК),
потенциал ионизации I = 1.83105 К, получено: T ≈ 1.5104 К, D ≈ 3.5 км/с,
ne  1019 см3.
В сверхзвуковой струе аргона с М = 2 оценка поперечного размера оптического разряда в предположении, что плазма расширяется за счет диффузии свободных электронов в окружающий газ, дает le  3 мм на расстоянии 5 мм от
точки фокусировки. Характерный масштаб прогрева за счет температуропроводности l ≈ 0.5 мм.
Для выбора диагностики проводились оценки в приближении оптически
тонкого слоя и с учетом интенсивности спектральных линий аргона при высоких температурах. Показано, что в опытах допустимо применение теневых схем
с коротким импульсом подсветки (~ 10–8 с), а для изучения динамики формирования плазмы необходимо использовать камеры с малой экспозицией (~ 10 –6 –
10–7 с).
В п.1.1.2 представлены результаты по экспериментальной реализации оптического разряда в сверхзвуковом потоке с целью определения связи параметров лазерного излучения и параметров течения с характером взаимодействия
разряда с потоком.
Для зажигания мощного пульсирующего оптического разряда (МОПР)
применялся импульсно-периодический режим работы лазера, осуществляемый методом модуляции добротности резонатора, который позволял получать диапазон частот следования импульсов 10 – 100 кГц при пиковой мощности 400 – 100 кВт, обеспечивая плотность мощности в точке фокусировки
S = (7 – 1.5)108 Вт/см2, соответственно.
Схема экспериментальной установки представлена на рис. 1.1. Излучение
импульсно-периодического СО2-лазера направляется через фокусирующую
линзу в форкамеру диаметром 80 мм и длиной 90 мм. Сходящийся луч проходит
по оси сопла и фокусируется за его срезом на заданном расстоянии (0–40 мм).
Рабочая камера снабжена окнами для оптических наблюдений потока в направлении, перпендикулярном оси струи. В камере могли устанавливаться модели
на вынесенных из потока тензовесах.
Диффузор –
аметром 34 мм, выходным 80 мм и общей длиной 133 мм. Выхлопная камера
имеет размеры 120×160×500 мм. Сопло укороченное, осесимметричное с угловой точкой, диаметрами критического и выходного сечения 15.5 и 20 мм соответственно, расстоянием между указанными сечениями 25 мм. Расчетное число
10
Рис. 1.1. Схема экспериментальной установки.
1  фокусирующая линза; 2  форкамера; 3  сопло; 4  модель; 5  диффузор;6  тензовесы; 7  рабочая камера; 8  выхлопная камера.
Маха М = 2. Рабочий газ (аргон) подавался в форкамеру и сопло с помощью системы подачи газа с запорной и регулирующей арматурой.
Для визуализации газодинамической структуры потока использовалась теневая схема с вертикальной щелью и плоским ножом. В качестве источников
подсветки использовались: разработанный в ИТПМ СО РАН импульсный эксимерный лазер (длина волны 308 нм, длительность импульса около 7 нс), импульсный электроискровой источник (0.5 мкс), а также лампа накаливания
мощностью 10 Вт. Для подавления собственного свечения объекта использовались диафрагма в плоскости ножа и светофильтры, обеспечивающие пропускание в области спектра 305–313 нм.
В результате применения различных источников освещения получены
«мгновенные» (длительность экспозиции порядка 10–8 и 10–6 с) и «осредненные» (10–2 с) картины газодинамической структуры течения с различной чувствительностью и пространственным разрешением.
Исследования проводились для различных случаев истечения газа (см.
рис. 1.2):
 свободная затопленная струя, вытекающая из цилиндрического сопла диаметром 4 мм;
 струя аргона, вытекающая в покоящуюся атмосферу из сверхзвукового сопла
диаметром 20 мм с расчетным числом Маха М = 2;
 струя аргона диаметром 20 мм, вытекающая в камеру Эйфеля из того же
сопла.
Выбранные размеры сопла позволили выполнить моделирование двух режимов взаимодействия МОПР с потоком: при мощности лазерного излучения,
сопоставимой с полной энтальпией струи, и, когда энтальпия струи более чем
на порядок превосходит мощность падающего излучения.
11
Рассмотрены случаи нерасчетного и расчетного истечения. Результатом
воздействия МОПР на струю с энтальпией сопоставимой с мощностью лазерного излучения является полное разрушение структуры течения (см.рис. 1.2, а).
а)
б)
в)
Рис. 1.2. Оптический разряд в потоке:
а – свободная струя из звукового сопла d = 4мм, в затопленное пространство; б – свободная
струя из профилированного сопла на М = 2 d = 20мм, в затопленное пространство; в – струя
из профилированного сопла на М = 2 d = 20мм, в камеру Эйфеля.
В опытах при частоте 45 кГц (рис. 1.2, б) наблюдаются отдельные области
возмущения плотности, а на частоте 100 кГц (рис. 1.2, в) устанавливается квазистационарный режим взаимодействия, оптического разряда с потоком. Для
обоснования квазистационарности режима необходимо знание продольного
размера области тепловыделения.
Считая, что поглощение излучения происходит за фронтом СДВ, продольный размер области энергоподвода можно представить в виде

L=  Ddt ,
0
где D = dz/dt  скорость СДВ. С учетом формулы (1.1) получаем
1/3
dz  2
W (t ) 
,
 2(  1)
dt 
s ( z )  
где W(t) – мощность поглощенного излучения в зависимости от времени t, s(z) –
зависимость площадь сечения луча от расстояния z, ρ – плотность газа. Преобразуем это выражение в интегральное равенство:

L
[2( 2  1) /  ]1/3  W (t )1/3 dt   s( z )1/3 dz .
0
0
Вынося из под интегралов и собирая в левой части константы и характерные масштабы (с индексом «0»), получим:
 _ 1/3
L _ 1/3
2
1/3
[2(  1)W0 / s0 ]  W (t ) dt   s ( z ) dz ,
0
0
где s(0) = s0, W0  масштаб, связывающий экспериментальные данные Wпог и
относительные величины Wотн.ед, приведенные на графике рис. 1.3. Сплошные
кривые на рис. 1.3 отображают мощности падающего, прошедшего и поглощенного излучения. Пунктирная линия соответствует эффективному сигналу,
12
интеграл по времени от которого соответствует величине поглощенной в импульсе энергии.
Рис. 1.3. Форма импульса СО2–лазера:
1  падающее излучение; 2  прошедшее излучение; 3  поглощенное излучение; 4  эффективный сигнал.
Ниже в таблице 1.1 представлены данные, полученные в эксперименте и
по результатам оценки: (Wэф) средняя поглощаемая мощность излучения (E)
энергия, поглощаемая в импульсе, (Sэф) плотность мощности в эффективном
сигнале, и рассчитанные по приведенным выше формулам: Dэф  эффективная
скорость СДВ, Lэф  длина теплоисточника без учета расширения светового канала.
Таблица 1.1
№
1
2
3
4
f, кГц
100
45
25
12,5
Wэф, кВт
1.6
1.8
1.45
1.35
E, мДж
16
40
58
113
Dэф, км/с
5.7
7.7
8.7
11
Sэф1012, Вт/м2
0.48
1.2
1.7
3.4
Lэф, мм
6.3
8.5
9.6
12
τ/t
0.9
1.5
2.5
4
Режим взаимодействия плазмы разряда с потоком определяется по сопоставлению характерных времен, газодинамического t = L/u (L – размеры зоны
энерговыделения, u – скорость потока) и периода импульсов лазерного излучения τ =1/f. В эксперименте реализовывались импульсное воздействие – τ/t » 1,
квазинепрерывный режим – τ/t ≤ 1 и импульсно-периодический – (τ/t > 1 при
этом τ ≈ t). Используя результаты оценки протяженности энергоисточника Lэф,
получаем:
u
 /t  n
,
1/3
 2
S 
 2(  1)  
0

где n – скважность лазерных импульсов. В качестве S можно использовать
среднее значение плотности мощности в точке фокусировки Sэф, для этого слу13
чая значения τ/t даны в таблице 1.1. Режимам №1 и 2 из табл.1.1 соответствуют картины течения, представленные на рис. 1.2 (в
и б). Экспериментально наблюдаемый характер течения согласуется с условиями по
значениям τ/t: режим №2 – импульснопериодический, режим №1 – квазистационарный.
Исследование
динамики
развития
плазмы проводилось в сверхзвуковом воздушном потоке с расчетным числом М = 2.
На снимках (рис. 1.4) представлены результаты регистрации собственного свечения
разряда в последовательных стадиях развития теплового пятна в потоке при частоте
следования импульсов f =18 кГц (τ/t ≈ 500 –
импульсный режим со средней мощностью
подводимого ЛИ Wср~ 2кВт, эффективная
частота съемки fэфф = 180 кГц). Направление потока слева на право, лазерный луч
вдоль потока. В этом случае каждый импульс ЛИ попадает в невозмущенный поток.
Представленные данные являются примером развития одиночного оптического пробоя среды.
На снимках наблюдается развитие вихревой структуры, которая определяет поперечный размер следа за областью разряда.
Развитие таких структур наблюдалась в
расчетно-теоретических
исследованиях,
проведенных Зудовым В. Н. и представленных в его докторской диссертации.
Экспериментально установлено, что:
– после зарождения плазмы режимом развития разряда является волна световой детонации (СДВ);
– скорость распространения фронта поглощения излучения во много раз больше
скорости потока, поэтому тепловыделеРис. 1.4. Динамика развития разряда. ние можно считать мгновенным во всей
области разряда;
– протяженность области разряда зависит от поглощенной энергии лазерного
излучения и слабо зависит от расширения луча в условиях опытов;
14
– режим взаимодействия потока с импульсно-периодическим лазерным излучением может носить импульсный (f < 30 кГц), импульсно-периодический
(f ≈ 45–80 кГц) и квазистационарный режим (f > 100 кГц);
– впервые реализован квазистационарный режим взаимодействия сверхзвукового потока с МОПР;
– развитие следа от оптического разряда сопровождается образованием вихревых структур, наблюдаемых и в расчетах течений с импульсным энергоподводом.
Таким образом, можно сказать, что в цилиндрической области с протяженностью Lэф и диаметром порядка 0.1 мм происходит «мгновенное» тепловыделение, равное поглощенной лазерной энергии за импульс. При взаимодействии с
потоком возникают вихревые структуры, которые, при определенных условиях,
могут образовывать непрерывный след с поперечным размером 3 мм.
В главе 1.2 содержатся результаты о возможности применения оптического разряда для управления сверхзвуковым обтеканием тел.
П. 1.2.1 посвящён анализу существующих моделей взаимодействия теплового источника с потоком. Приведены
результаты теоретических и экспериментальных исследований различных
авторских коллективов.
Модель тонкого канала пониженной плотности (течение с предвестником)
При поглощении лазерного излучения в сверхзвуковом потоке могут быть
созданы тонкие протяженные каналы
пониженной плотности. Механизм взаимодействия заключается в глобальной
перестройке течения с созданием зон
рециркуляции. Фронт сильной ударной
волны (УВ) вытягивается вдоль канала,
Рис. 1.5. Схема течения при образовании
создавая структуру, показанную на
предвестника.
рис. 1.5. Такая форма УВ носит название
волны с предвестником (М,   число Маха и плотность в набегающем потоке,   плотность в канале,   угол раскрытия предвестника), угол раскрытия
предвестника связан с отношением плотностей в канале и среде эмпирической
формулой (Артемьев В. И., Бергельсон В. И. и др.)
  arctg(  /   ) .
Для реализации такого режима течения необходимы условия, определяемые критерием, представленным в работе Стариковского А. Ю. «Устойчивость
взаимодействия УВ с энтропийными слоями». При невыполнении этих условий
деформация фронта УВ локализуется на размерах теплового канала, а течение
остается стационарным.
15
Обтекание тел сверхзвуковым потоком с источником тепловыделения
В работах В. А. Левина с сотрудниками методами математического моделирования исследуется обтекание тел вращения идеальным совершенным газом, в котором имеются распределенные источники энерговыделения, находящиеся перед телом.
Рассматриваются два случая тепловых источников:
1) источник тепла, не имеющий газодинамического сопротивления потоку;
2) источник тепла, имеющий газодинамического сопротивления потоку, с
поперечным размером следа, превышающего габариты обтекаемого тела.
В первом случае показана принципиальная возможность снижения сопротивления для тел совершенной формы и определены условия, налагаемые на
теплоисточник.
Во втором случае, расчеты свидетельствуют о наличии значительных тепловых неоднородностей, которые существенно влияют на структуру обтекания
тел, помещаемых в следе за источником. Отмечалась стабилизация эффекта
снижения сопротивления при удалении тела от зоны энерговыделения. В случае
периодического подвода энергии в поток наблюдается запаздывание в изменении сопротивления по отношению к подводу тепла, и как следствие, наблюдается эффект гистерезиса.
Обтекание тел ионизованной средой
Механизм воздействия, связанный с наличием ионизации среды, исследовался экспериментально Г. И. Мишиным с сотрудниками. Приводится эмпирическая зависимость эффективной скорости распространения малых возмущений
от скорости звука в газе и отмечает, что слабоионизованная газоразрядная
плазма является аналогом релаксирующей среды, и скорость звука в ней зависит от частоты, меняясь ступенчато: при малых частотах соответствуя адиабатической скорости звука, а в области высоких  «плазменной» (в работе она
обозначена ар = 1,48а0, а0  скорость звука в неионизованной среде). Необходимо отметить, что изучаемая в работах ионизованная среда создавалась не в результате термической ионизации и обладала значительной неравновесностью
по температурам компонент.
Таким образом, можно сказать, что в процессе подвода энергии в сверхзвуковой поток изменяется картина течения вблизи обтекаемых поверхностей
по различным причинам:
- перестройка УВ за счет возмущений плотности;
- изменение параметров течения в следе за энергоисточником;
- ионизация среды.
Если в первом из перечисленных случаев результат напрямую зависит от
формы головной УВ, то в остальных эффект может наблюдаться и для тел совершенной формы. В работе Левина В. А. сопротивление тела совершенной
формы за тепловой иглой снижалось на 15%.
В п.1.2.2 представлены результаты исследований влияния параметров теплового источника, создаваемого МОПР, на обтекание тел, помещенных в следе,
в частности, на аэродинамическое сопротивление.
16
Диаметр в миделевом сечении модели не превышал поперечного размера
следа за МОПР. Результат воздействия оптического разряда на обтекание тел в
зависимости от параметров лазерного излучения определялись с помощью весовых испытаний с визуализацией картины течения теневыми методами. Для
измерения аэродинамического сопротивления тел использовались однокомпонентные тензовесы прямого измерения силы. Для исключения влияния тепловых потоков от излучения лазера и оптического разряда на показания тензовесов измерительный элемент вынесен из потока и установлен в закрытом корпусе. Тарировка весов показала линейную зависимость выходного напряжения от
нагрузки в пределах до 1.5 кг с точностью  1.5%. В эксперименте коэффициент
аэродинамического сопротивления определялся с учетом сопротивления бокового пилона:
CX 
X  XП
,
2
1/ 2 Pst M F
где Рst и М  статическое давление и число Маха на срезе сопла; F  площадь
сечения модели; Х и ХП  измеренное весами сопротивление модели с пилоном
и отдельно пилона (ХП = СХпилFпил1/2 РstМ2 , Fпил = 0.21 см2). Для пилона коэффициент сопротивления определялся в контрольном эксперименте и был равен СХпил  0.36.
Результаты весовых испытаний представлены на рис. 1.6 и в таблице 1.3.
Рис. 1.6. Зависимость относительного коэффициента сопротивления от частоты: 1  конус,
l = 6 мм, L = 23 мм; 2  конус l = 6 мм, L = 13 мм; 3  конус l = 12 мм, L = 23 мм;  полусфера
l = 12 мм, L = 23 мм.
В таблице 1.3 lф – расстояние между МОПР и моделью, L – расстояние от
среза сопла до модели, Рф – давление в форкамере.
Оценка температуры теплового следа выполнена в приближении подвода
тепла в тепловом клине, перед которым формируется ударная волна. Наблюдае17
мая в экспериментах теневая структура течения и упрощенная схема с тепловым клином приведены на рис. 1.7, а. Верхняя часть рисунка соответствует
схеме течения с оптическим разрядом, а нижняя  упрощенному представлению течения с тепловым клином.
Таблица 1.3
Форма
тела
Конус
lф ,мм
6
L, мм
23
Рф, ата
4.2
Конус
Полусф.
Полусф.
Полусф.
Конус
6
12
23
23
4.9
12
23
4.2
12
23
4.2
12
23
Конус
4.2
4.28
12
23
4.2
Х, кГ
СХ
0.46
0.36
0.47
0.37
0.68
0.45
0.58
0.37
0.56
0.40
0.50
0.35
0.48
0.37
0.71
0.50
0.73
0.52
0.97
0.55
0.97
0.52
0.92
0.58
0.78
0.50
0.75
0.52
СХ, %
Wср, кВт,
f, кГц
100
30
2.4
100
29
2.4
100
43
2.4
100
46
2.4
43
37
2.5
43
36
2.5
25
31
1.9
На рис. 1.7, б показана расчетная схема, поясняющая изменения вектора
скорости u. Допущение, что тепло подводится в плоской зоне, не является
сильным для такой оценки. Ограничениями для нее будут: число Маха М 2N  1;
угол (  1) не должен превышать значения, определенного для числа М0, и
угол (Н + 1  ) в пределе стремится к 0.
Рис. 1.7. Схема течения – а): 1  область энерговыделения; 2  осредненное положение УВ;
3  эллиптические УВ; 4  тепловой след; 5  поверхность теплоподвода (тепловой клин); 6 
волны разрежения; 7  граничная линия тока, б)  расчетная схема течения с тепловым
клином.
Для заданных параметров внешнего течения (Т0, Р0) и углов  и Н можно
найти значения параметров в областях 1 и 2 (T, P, с соответствующими индексами).
u0T  u1T  u0 cos ;
u1T  u2T  u2 cos  Н .
18
Запишем соотношения параметров на косом скачке уплотнения:
 (  1)M 2 sin 2   2 
0
;
u1N  u0 
 (  1)M 02 sin  


 2 M 2 sin 2   (  1) 
0
;
P1  P0 


1




  2 M 2 sin 2   (  1)  (  1)M 2 sin 2   2  
0
0


.
T1  T0  

(  1)2 M 02 sin 2 




Из геометрических соотношений следует:
u sin(1   Н   )
;
u1 N  1N
sin 1
u1 N tg  Н
u
, где tg1  1N .
u2 N 
u0 cos 
tg(1   Н   )
(1.2)
(1.3)
(1.4)
(1.5)
(1.6)
Потребное количество тепла определяется как:
P u

u22N u12N
2
2
N
Q

c T 
 1 ,
(1.7)

2 gA 2 gA P 1  P1u1 N

где А  механический эквивалент тепла, ср  удельная теплоемкость.
Разрешая систему уравнений (1.2)–(1.7), получим связь параметров
T2 P2u2 N

;
T1 P1u1 N
P
P2
sin  sin(1   Н   )
1
,
 1 0
u0 (u2 N  u1 N )
P1
P1 gRT0
sin 1
где R  газовая постоянная.
Скорость потока в тепловом следе будет u2  u2 N / sin  Н .
Из анализа теневых снимков для характерного режима работы лазера: при
частоте следования импульсов 100 кГц и средней выходной мощности 2.4 кВт
имеем угол 2 = 7080, а 2Н = 2035. Расчеты, выполненные для этих условий, показали, что температура изменяется на 140170, при этом числа Маха в
следе составляют 1.271.16. Т. е. газодинамический напор уменьшается примерно в 2.5 раза, приводя к снижению силы сопротивления модели, что согласуется с полученными в эксперименте данными. Уменьшение числа Маха отчетливо видно на картинах обтекания полусферы-цилиндра (рис. 1.8, а и б). На
фотографиях можно заметить, что ударная волна в тепловом следе более вы19
пуклая и находится на несколько большем расстоянии от модели, по сравнению
с обтеканием без источника тепловыделения.
Таким образом, оптический разряд можно рассматривать как тепловой источник (тепловой клин), создающий след с температурой на 140–170° выше,
чем в основном потоке. В результате изменения параметров потока (температура, плотность) происходит снижение аэродинамического сопротивления тел,
помещаемых в следе за МОПР. Эффект снижения продольной силы может достигать 50%.
а)
б)
Рис. 1.8. Теневые снимки обтекания модели полусфера-цилиндр: а) без МОПР; б) с МОПР.
Увеличение частоты следования импульсов лазерного излучения ведет к
усилению эффекта, достигая максимума в квазистационарном режиме взаимодействия МОПР с потоком.
Вторая часть работы «Гидродинамические и физико-химические процессы
при внешнем энергетическом воздействии на горение» также состоит из двух
глав. Рассматриваются два типа энергоисточников: лазерное излучение и электрическое поле.
Первая глава посвящена изучению воздействия на процессы горения сфокусированного излучения СО2-лазера.
В п.2.1.1 представлены результаты исследований воспламенения лазерным
излучением гомогенных предварительно перемешанных топливо-воздушных смесей.
При взаимодействии лазерного излучения с реакционноспособной смесью
возможно развитие процесса по разным сценариям. На данный момент в печати
можно встретить, как минимум, описание четырех механизмов инициации горения лазерным излучением:
1) воспламенение за счет фотоэффекта (Laser-induced photochemical ignition), в этом случае поглощение излучения средой приводит к диссоциации какого либо сорта молекул, и это инициирует процесс горения;
2) воспламенение смеси оптическим пробоем (Laser-induced spark ignition).
В этом случае подводимой лазерной энергии достаточно для организации пробоя среды (S = 109–1010 Вт/см2) и последующей инициации горения;
20
3) увеличение температуры смеси при поглощении до уровня самовоспламенения (Laser-induced thermal ignition);
4) возбуждение колебательных степеней свободы при резонансном поглощении лазерного излучения, что способствует снижению порога реакции
(Laser-induced excitation of reactive molecules).
Несмотря на то, что в опытах длина волны лазерного излучения попадала в
спектр поглощения пропана и метана, кванты излучения не обладают энергией,
достаточной для реализации фотоэффекта. В экспериментах рассматривалось
воспламенение с пробоем среды и самовоспламенение от поглощенной лазерной энергии.
Воспламенение от оптического пробоя реализовывалось для гомогенных
смесей при их движении с высокими скоростями, вплоть до сверхзвуковых.
Необходимо отметить, что практически нет работ по изучению инициирования
горения и стабилизации пламени в высокоскоростном потоке (u > 100 м/с) с помощью лазерным излучением.
В совместных исследованиях ИТПМ СО РАН и ИЛФ СО РАН была показана возможность инициирования оптическим разрядом горения топливовоздушной смеси при сверхзвуковом истечении в затопленное пространство
(Laser-induced spark ignition). Схема эксперимента приведена на рис. 2.1.
Рис. 2.1. Схема эксперимента:
1 – фокусирующая линза; 2 – горелка (с/з сопло); 3 – поглотитель; 4, 5 – осветительная и приемная часть теневого прибора; 6 – нож; 7 – скоростная камера; 8 – камера спектрозональной
регистрации с усилителем изображения; 9 – интерференционный фильтр; 10 –фотоприемник
для регистрации пробоя.
Излучение СО2-лазера (длина волны 10.6 мкм) фокусировалось на заданном расстоянии от среза сопла, из которого в затопленное пространство истекала сверхзвуковая струя смеси метана и воздуха. Основная часть опытов проводилась при коэффициенте избытка воздуха α ≈ 0.9, степень нерасчетности
n ~ 0.5. Были реализованы пробои среды, как в ядре струи, так и непосредственно за диском Маха. Регистрировались структуры течения, излучение
плазмы разряда в видимой области спектра, исходные параметры лазерного из21
лучения и потока (давление в форкамере, статическое на срезе сопла, состав),
велась спектрозональная съемка.
Примеры теневой и спектрозональной регистрации приведены на рис. 2.2.
Спектрозональная регистрация носила осредненный характер, т. к. за время
экспозиции происходило до 50 импульсов лазерного излучения.
а
б
Рис. 2.2. Структура течения (а) и спектрозональная регистрация (б, срез рисунка находится
вниз по потоку на расстоянии 5-7 мм от области разряда).
Зарегистрировано свечение реагирующей смеси на длинах волн радикалов
ОН* и СН*. Без добавления метана в следе за оптическим разрядом излучение
на длине волны радикалов ОН* и СН* отсутствует. Таким образом, результаты
спектрозональной съемки свидетельствуют о протекании реакций горения в
следе за областью оптического разряда.
Инициирование горения пропано-воздушной смеси лазерным излучением
с энергией ниже порога пробоя среды изучалось на горелке типа Бунзена с целью выявления механизма
воспламенения.
Для этих условий возможными механизмами являются Laser-induced thermal ignition и Laser-induced excitation of reactive molecules.
Для определения мощности излучения, поглощенной
смесью, в отдельном эксперименте получена зависимость коэффициента погло- Рис. 2.3. Зависимость поглощения от коэффициента
избытка воздуха
щения от состава (рис. 2.3).
22
В ходе опытов установлено, что при
воспламенении топливо-воздушной смеси
и формировании факела можно выделить
три характерных временных отрезка
(рис. 2.4). Первый временной отрезок ∆τ1–2
от момента, соответствующего переднему
фронту воспламеняющего импульса, до
начала свечения слабо зависит от параметров смеси и близок к 200 мкс.
Второй ∆τ2–3 (с момента начала свечения до «линейной» части осциллограммы) характеризуется слабым повышением
интенсивности излучения, что соответствует времени накопления активных радикалов, разогреву и формированию очага воспламенения, от которого далее в теРис.2.4. Динамика воспламенения.
чение ∆τ3–4 развивается фронт пламени
(«линейная» часть осциллограммы). Время индукции τинд ≈ ∆τ2–3.
Полагая, что процесс поглощения и разогрева смеси происходит при постоянном давлении, оценим температуру смеси в области воспламенения
Т
Eпогл   mСР dT ,
Т
0
где Δm – масса смеси в зоне поглощения, СР = СР(Т, α) теплоемкость смеси при
постоянном давлении. Расчет времени индукции при термическом самовоспламенении смеси был выполнен В. Н Зудовым. Математическая модель нулевой
размерности описывала эволюцию гомогенной смеси во времени. Предполагалось, что физический процесс происходит при постоянном давлении. Проводилось численное моделирование процессов с конечными скоростями химических
реакций. Параметры смеси вычислялись как функции времени, задержка воспламенения при этом определялась по профилю температуры смеси.
Сравнение расчета с экспериментом представлено в таблице 2.1.
Таблица 2.1.

1,27
1,2
1,14
1,09
1,04
1,0
0,95
0,91
0,88
0,85
T, К
(оцен.)
1040
1080
1085
1120
1150
1200
1250
1290
1330
1380
τинд , мс
(эксп)
1.8
1.2
0.9
0.6
0.4
0.35
0.35
0.25
0.2
0.2
23
τинд , мс (расчет)
15.0
14.5
14.0
13.0
Сокращение времени индукции, по видимому, связано с возбуждением колебательных степеней свободы при резонансном поглощении лазерного излучения, которое способствует снижению порога реакции. Механизм воспламенения пропана в условиях эксперимента соответствует (Laser-induced excitation of
reactive molecules).
В п.2.1.2 рассматривается воздействие сфокусированного лазерного излучения на форму и процесс стабилизации пламени для определения ведущих физических механизмов управления горением. Рассматривались два варианта: с
пробоем среды и без него. Опыты проводились с различными топливами: водород, метан и пропан.
Рис. 2.5. Схема газораспределения и рабочей камеры: 1 – рабочая камера; 2 – коническая
проставка; 3 – секция смешения; 4 – аргоновый баллон; 5 – топливный баллон; 6 – воздушный баллон; 7 – вентили; 8 – редуктора; 9 – манометры.
Схема газораспределения с рабочей камерой представлена на рис. 2.5. Рабочая камера 1 диаметром разделена конической проставкой 2 на две секции.
Проставка имеет выходное отверстие диаметром 3 мм при внешнем размере 4
мм. Входной частью рабочая камера пристыковывается к форкамере с линзой
для фокусировки излучения СО2-лазера. В форкамеру и соответственно, секцию
перед проставкой подается аргон (для обеспечения устойчивого оптического
пробоя), в другую секцию (смешения) газообразное топливо и воздух. Топливовоздушная смесь истекает через конфузор диаметром 8 мм. Конфузор и выходное отверстие проставки соосны. На выходе устройства формируется поток
топливо-воздушной смеси со спутной струей аргона по центру, в которую фокусируется лазерное излучение. Область оптического пробоя находится на расстоянии 10 мм от среза устройства. Для визуализации фронта горения применялся интерферометр, реализованный по схеме, обеспечивающей сдвиг двух
волновых фронтов с последующим их совмещением, и имеющий раздельную
регулировку по ширине полос и чувствительности.
В основном эксперименты велись при скорости истечения аргона около
190 м/с, что соответствует квазистационарному режиму при f > 20 кГц. Примеры регистрации формы водородо-воздушного пламени приведены на рис. 2.6.
24
Интерферометр работал в режиме полос бесконечной ширины (нуль-полоса).
На снимках: а –
u = 60 м/с, коэффициент избытка воздуха α = 0.5, стабилизация на кромке аргонового сопла при отсутствии лазерного излучения,
аргоновая струя присутствует.
а)
б)
в)
г)
д)
е)
Рис. 2.6. Горение водорода: а – без излучения, б – е – с ОР при разных составах и скоростях
смеси.
Параметры лазерного излучения – частота f = 8 кГц, мощность излучения
W = 1.2 кВт: б – u = 79 м/с, α = 0.62; в – u = 103 м/с, α = 0.93; г – u = 128 м/с, α =
1.26; д – u = 151 м/с, α = 1.57; е – u = 175 м/с, α = 1.88.
На рис. 2.7 линии соответствуют
разным средним значениям скорости
распространения
турбулентного
пламени. На графике область «А»
определяет параметры «богатого»
срыва; «В» – устойчивого горения с
пробоем и без него; «С» – в ней стабилизация возможна только при
наличии оптического ОР. В опытах
не достигнуты скорости потока, при
которых всегда бы происходил
«бедный» срыв пламени при стабилизации на ОР. Линии соответствуют выборкам из полученных данных
с постоянной скоростью распростраРис. 2.7. Область существования пламени (сконения фронта пламени (32 м/с, 64 м/с
рость распространения турбулентного пламени
и 84 м/с). Наблюдалась стабилиза1 – 32 м/с, 2–64 м/с, 3 – 84 м/с).
25
ция пламени бедной (α > 2.5) водородо-воздушной смеси при скоростях набегающего потока свыше 200 м/с (т. е. приближающихся к скорости звука в холодной смеси).
Исследования проводились также для метана, пропана и были сделаны
пробные пуски с использованием паров этилового спирта. На этих топливах
наблюдались режимы стабилизации пламени лазерным излучением без пробоя
среды (рис. 2.8).
а
б
в
Рис. 2.8. Стабилизация пламени лазерным излучением без пробоя среды:
а – метан/воздух (u = 2.5 м/с, α =1.05); б – пропан/воздух (u = 2 м/с, α =1.18); в – пары этилового спирта/воздух (u = 2.5 м/с, α – не контролировалось).
Согласно работе В. К. Баева и П. К. Третьякова «Расчет положения пламени в турбулентном потоке», если предположить, что перенос пламени определяется некоторой пульсацией скорости uT  u* , где u* определяется из условия, когда канал шириной * является достаточным для «проскока» пламени,
то критерий стабилизации пламени запишется в виде:
u*
u*
1
 [ grad (u )]КР или

(2.1)
*
*  Г
(τг – характерное время горения, или время пребывания в ламинарном фронте
пламени). Предполагем, что все пульсации в данной точке потока подчиняются
уравнению:
u  u**  D ,
(2.2)
где D – коэффициент турбулентного обмена.
При un << uт из (2.1) и (2.2) следует:
D
uT 
г
Считая также, что коэффициент турбулентного обмена постоянен и равен
таковому при истечении свободной струи в пространство той же плотности,
можно получить, что
D ~ ud,
и
26
ud
.
(2.3)
uT  Const
г
На основании этой модели описания турбулентного горения, согласно
(2.3), получены обобщенные зависимости скорости распространения турбулентного пламени. На рис. 2.9 приведены зависимости для пропана.
Рис. 2.9. Обобщенные зависимости для пропано-воздушного пламени:
стабилизация без излучения точки 1;
стабилизации горения ОР: кривая 8 и точки: 2 f=17 кГц; 3 –f=30 кГц; 4 f=45 кГц
стабилизации горения излучением без пробоя: кривая 9 и точки: 5  f=17 кГц; 6 f=30 кГц;
7 f=45 кГц/
Данные для механического стабилизатора (рис. 2.9, 1 – без лазерного излучения) легли на обобщающую кривую стабилизации пламени ОР (рис. 2.9, кривая 8). Это свидетельствует, что ОР подобен механическому стабилизатору.
Увеличение скорости горения для случая беспробойной стабилизации пламени
сфокусированным лазерным излучением (рис. 2.9, кривая 9) можно объяснить
локальным разогревом смеси за счёт резонансного (λ=10.2 мкм) поглощения части энергии лазерного излучения пропаном.
Для определения механизма воздействия излучения на пламя в отсутствии
пробоя среды был выполнен цикл экспериментов с ламинарным пламенем на
горелке типа Бунзена.
На рис. 2.10 представлена зависимость скорости распространения пламени от
коэффициента избытка воздуха. Результаты показали, что при использовании лазерного излучения скорость распространения пламени возрастает в 5–7 раз,
например, для α = 1.4, f = 50 кГц и W = 1.8 кВт от un = 0.24 м/с до un = 1.3 м/с,
т.е. в 5.5 раз.
Известно, что un~T2. Увеличение скорости un соответствует повышению
температуры в области фокусировки на ΔТ ≈ 400–500. Для экспериментальных
данных (рис. 2.10) при коэффициенте избытка воздуха α = 1.4: un = 1.5 м/с для
непрерывного режима, un = 1.3 м/с для f = 50кГц и практически такая же
un = 1.3 м/с для f = 5кГц. Оценим рост температуры при поглощении ЛИ, считая
27
Т
процесс поглощения изобарическим Eпогл   mСРdT (Δm – масса смеси
Т
0
поглощающей излучение, Ср – теплоемкость при постоянном давлении).
Рис. 2.10. Скорость распространения пламени в зависимости от коэффициента избытка воздуха (1 – с непрерывным ЛИ, 2 – частота ЛИ 50 кГц, + – для частоты ЛИ 5 кГц, ×– для частоты ЛИ 70 кГц, 3 – без ЛИ, линия – литературные данные [30])
Используя данные о коэффициенте поглощения и полагая, что излучение
поглощается равномерно вдоль луча, получим изменение температуры: для непрерывного излучения ΔТ ≈ 400, для периодического ΔТ ≈ 500 (среднее в импульсе). Увеличение скорости горения приводит к расширению диапазона горения от α = 1.6 (без лазерного излучения) до α = 2.3 (с излучением).
Выводы по главе:
1. Впервые осуществлено воспламенение сверхзвукового потока метановоздушной смеси с помощью лазерного пробоя.
2. Установлено, что на инициирование горения пропано-воздушной смеси
лазерным излучением с энергией ниже порога пробоя при свободном истечении
в атмосферу влияет возбуждение молекул при резонансном поглощении лазерного излучения, при этом происходит сокращение времени индукции в сравнении с тепловым самовоспламенением.
3. Выявлено, что при воздействии на сформировавшееся пламя основным
механизмом влияния лазерного излучения является увеличение температуры за
счет поглощения излучения топливо-воздушной смесью.
4. Обнаружено, что в режиме оптического пробоя среды стабилизация горения подобна стабилизации на отрывной зоне за механическим стабилизатором. При этом пределы горения расширяются в область бедных смесей и скоростей потока, где без оптического пробоя нет стабилизации. Для водородно28
воздушной смеси (α > 2.5) зарегистрировано расширение пределов горения по
скорости набегающего потока вплоть до скоростей свыше 200 м/с (т.е. близких
к скорости звука в холодной смеси).
Во второй главе изучаются вопросы управления горением внешним электрическим полем.
В углеводородных пламенах концентрация заряженных частиц может достигать ~1012 см–3, что на несколько порядков выше равновесных значений. Самым распространенным ионом является Н3О+, концентрация которого сопоставима с концентрацией электронов. При этом определяющую роль в образование
ионов играет хемоионизация.
Помещение пламени даже в слабое электрическое поле (ЭП) приводит к
перераспределению зарядов и потенциала приложенного поля. Воздействие ЭП
связывают с тремя возможными механизмами: тепловым (диссипация электрической энергии при протекании заряда); электрогидродинамическим (обычно
трактуется как влияние «ионного ветра»); кинетическим (непосредственное
влияние поля на протекание химических реакций).
В п.2.2.1 рассматривается воздействие ЭП на предварительно перемешанные смеси газообразного углеводородного топлива (метан, пропан) и окислителя (воздух).
В опытах со стабилизацией пламени на отрывной зоне за центральным телом воздействие ЭП на скорость горения в импульсно-периодическом режиме
может быть сильнее, чем от постоянного ЭП такой же напряженности
(рис. 2.11).
Степень влияния ЭП зависит от режима горения. Исследование влияния на
пламя параметров импульсно-периодического ЭП (частоты, скважности,
напряжения) показали, что происходит изменение гидродинамических условий
на фронте пламени (давление, процессы тепло-массопереноса). Об этом свидетельствуют следующие факты:
– на ход изменения скорости
распространения фронта пламени
от поданного напряжения не оказывает влияние род топлива, вид
зависимости определяется режимом истечения смеси (ламинарным либо турбулентным);
Рис. 2.11. Зависимость скорости распространения
пропано-воздушного пламени от частоты (α = 1.2,
u = 1.5 м/с) (штриховкой показан диапазон значений для постоянного ЭП).
29
– частота электрических импульсов, при которой происходит
увеличение колебаний пламени,
связана с гидродинамической неустойчивостью (резонансные колебания наблюдались при частоте
f = 100 Гц, средней скорости потока u = 2 м/с и характерным
размером Δh3 = 7 мм). В этом
случае число Струхаля равно Sh 
 h3  f 
 0.35 , при таком его значении имеu
ет место газодинамическая неустойчивость струйного течения;
– интегральная по пространству интенсивность собственного излучения
пламени на длинах волн промежуточных продуктов реакции практически не зависит от подаваемого напряжения, что свидетельствует об отсутствии влияния
ЭП на химические процессы.
Таким образом, влияние на пламя ЭП определяется гидродинамическим
воздействием на фронт горения.
Изучение механизма электрогидродинамического воздействия ЭП на пламя проводилось на горелке типа Бунзена с применением PIV и спектрозональной регистрации на длинах волн радикалов СН*, ОН* и С2*. В качестве топлива
использовался бытовой (пропан-бутановая смесь) и чистый пропан (99,98%).
Рис. 2.12. Схема эксперимента
На рис. 2.12 представлена схема экспериментов, в опытах применялись
плоскопараллельные пластины и кольцевые электроды. (Работа выполнялась
совместно с ИТ СО РАН и ИКиГ СО РАН).
На рис. 2.13, а приведено изображение пламени без воздействия электрического поля, на рис. 2.13, б показано изображение пламени после наложения поля. Средняя скорость потока смеси равна 1.44 м/с, коэффициент избытка воздуха α = 1.45, частота импульсов 5 Гц, длительность импульса 100 мс. Геометрия
фронта соответствует состоянию динамического равновесия с учетом электростатических сил, возникших в результате перераспределения зарядов и формирования заряженных слоев, согласованных с результирующим распределением
локальных напряженностей поля. В этом состоянии процесс является самосогласованным как с гидродинамическими, так и с электростатическими силами.
30
а
б
Рис. 2.13. Изображение установившегося пламени: а – без напряжения, б –при наложении поля.
Движение противоположных (относительно оси трубки на одинаковой высоте от её среза) участков фронта горения отражает процесс изменения геометрии пламени. На рис. 2.14 приведены графики зависимости величины смещения
этих участков (δ) от времени на высоте 20 мм от среза сопла. Время изменения
положения фронта при включении поля составляет 30–35 мс, обратная перестройка фронтов (при снятии напряжения) длится около 40 мс. Характер движения правого и левого фронтов подобны, отличие заключается лишь в амплитуде движения (величина смещения левого фронта больше, чем правого), это
свидетельствует о растяжении пламени ЭП. Детально это явление изучалось с
применением PIV в случаях с кольцевыми и плоскопараллельными электродами.
Средняя по расходу скорость смеси u = 0.7 м/с, коэффициент избытка воздуха α = 1.35. На рис. 2.15. приведены компоненты скорости (в сечении на высоте 9 мм от среза горелки), х – радиальное направление, у – вдоль потока. Данные на
графиках рис. 2.15, а свидетельствуют, что компонента скорости
по оси x в предпламенной зоне
близка к нулю, как при наличии
поля, так и при его отсутствии.
Можно отметить, что в предпламенной зоне различие компоненты скорости по оси y незначительное, в пределах точности измерений (рис. 2.15, б). Скорость
Рис. 2.14. Зависимость смещения участков фронта горения на высоте 20 мм от среза сопла при
потока в предпламенной зоне
наложении ЭП. Напряжение U = 2 кВ, ◊ – без ЭП, (внутри конуса пламени) не изме○ – верхний электрод положительный, □ – верхняется при включении ЭП, заметний электрод отрицательный.
ные изменения происходят в об31
а
б
Рис. 2.15. Компоненты скорости для случая ЭП аксиальной симметрии.
ласти реакции и за зоной горения. Этот факт подтверждает то, что ЭП оказывает воздействие непосредственно на зону реакции, при этом заметное уменьшение компоненты скорости по оси y – Vy свидетельствует о деформации фронта
пламени.
В случае плоскопараллельных электродов рассмотрена динамика перестройки поля скоростей при включении/выключении ЭП (без ЭП, средняя (по
расходу) скорость смеси u = 0.9 м/с, коэффициент избытка воздуха α = 1.2).
а
б
Рис. 2.16. Компоненты скорости в случая плоскопараллельных электродов.
□ – без поля (t = 0), ◊ – в крайнем положении с полем (t = 40 мс) и × – промежуточное положение (t = 20 мс).
32
На рис. 2.16 представлены распределения компонент скорости потока в сечении пламени на высоте 20 мм от среза горелки в различные моменты времени
в течение одного опыта. Направление у – вдоль потока, х – поперек от отрицательного к положительному электроду. В области продуктов сгорания горизонтальная компонента со стороны отрицательного электрода (при х = –6 мм) возрастает на ΔVx ≈ 0.2–0.3 м/с, со стороны положительного электрода (при
х = 6 мм), практически, не изменяется. В направлении у максимальное значение
скорости со стороны отрицательного электрода уменьшается, а со стороны положительного возрастает. В предпламенной зоне компонента скорости по оси x
по линии наблюдения остается постоянной, но происходит изменение ее величины со временем, так же отмечается смещение максимума y компоненты, что
свидетельствует об отклонении потока исходной смеси в сторону отрицательного электрода при смещении фронтов. Полученные распределения локальных
скоростей хорошо согласуются с динамикой перестройки фронтов, представленной на рис. 2.14.
Таким образом, после деформации фронта пламени гидродинамическое
равновесие возможно только тогда, когда электрические силы согласованы с
распределением давления. С другой стороны, равновесие определяется балансом тепломассопереноса и тепловыделения в зоне горения. Следовательно,
концентрация носителей заряда линейно зависит от расхода смеси через единицу поверхности фронта, а электрические силы изменяют распределение давления на фронте пламени в соответствии с концентрацией зарядов, что вызывает
перераспределение в балансе тепломассопереноса, приводя к растяжению либо
сжатию фронта горения.
П.2.2.2 посвящен изучению воздействия импульсно-периодического ЭП на
диффузионное горение пропана. Основное внимание было уделено процессу
стабилизации поднятого пламени.
Схема эксперимента приведена на
рис. 2.17. Следует отметить, что
решение задачи о влиянии геометрических размеров необходимо для
выбора критериев переноса результатов при моделировании в лабораторных условиях на технологические устройства. Эти критерии
можно получить, основываясь на
физических моделях рассматриваемого явления. В качестве базового
критерия при изучении влияния
электрического поля выбран критерий, представленный в работе
В. К. Баева, В. А. Ясакова «ИсслеРис. 2.17. Схема горелки:
дование устойчивости диффузион1 – форкамера и сопло спутной подачи воздуха; 2 – сменного пламени», где для описания
ное топливное сопло;3 – кольцевой электрод.
33
диффузионных пламён использовались предположения:
1) топливо-воздушная смесь гомогенна перед фронтом пламени;
2) распределение концентрации в мертвой зоне соответствует распределению при смешении без горения;
3) в точках поджога выполняется условие стабилизации [(grad u)·τг]min = const.
Считая, что в пограничном слое струи градиент продольной скорости существенно больше градиента поперечной скорости, условие (3) может быть записано
в виде u 
 const . Отсюда, основываясь на экспериментальных данных,
x
Г min
авторы получили для безразмерной высоты подъёма факела формулу
H u  Г min  j
, где j – плотность горючего газа, e – плотность среды, в ко
d
d
e
торую истекает струя, τГmin – минимальное характерное время горения (время
пребывания в ламинарном фронте пламени). Этот подход может быть использован для описания воздействия электрического поля на диффузионное горение
в спутном потоке воздуха. Считая допущения о стабилизации диффузионного
пламени применимыми для условий со спутным потоком воздуха, можно предположить, что изменение в градиенте скорости зависит от величины скорости
спутного потока и числа Рейнольдса топливной струи. Экспериментально полученная зависимость высоты подъёма факела от скорости спутного потока
практически линейная функция. В качестве безразмерного критерия можно
взять K  VСП  d – отношение скорости спутного потока к изменению относиH  un
тельной высоты подъема факела (ΔН/d=Н/d–Н0/d, Н0 – высота подъема факела
без спутного потока) и к максимальному значению нормальной скорости горения.
На рис. 2.18 приведено обобщение полученных данных от числа
Рейнольдса для струи пропана. По
оси ординат – безразмерный критерий, характеризующий влияние
скорости спутного потока и диаметра сопла на высоту подъема факела.
Точки с воздействием электрического поля лежат выше, что свидетельствует об улучшении условий
горения. Это связано с изменением
в процессах смешения и теплопередачи, т. к. именно эти процессы лимитируют скорость выгорания топлива.
Таким образом, предложен
критерий для переноса результатов,
полученных в лабораторных усло- Рис. 2.18. Обобщение: штриховая линия без ЭП,
виях, на технологические устройства. штрих-пунктирная с ЭП при f =250 Гц, U = 1 кВ
34
В заключении подведены итоги. Импульсно-периодическое энергетическое
воздействие на поток, включая реагирующие течения, может быть как тепловым, так и силовым. В работе изучались оба типа воздействия.
Тепловое воздействие. В качестве теплового источника было рассмотрено
сфокусированное лазерное излучение.
Установлено, что интенсивности излучения СО2-лазера в области фокусировки порядка 108 Вт/см2 при длительности импульса около 1 мкс достаточно
для организации пробоя в сверхзвуковом потоке аргона (и воздуха). При этом
ведущим механизмом развития плазмы оптического разряда является волна
световой детонации. Скорость распространения фронта поглощения излучения
в этом случае Dэф ~ 5 км/с, что на порядок больше скорости потока, поэтому
тепловыделение можно считать мгновенным во всей области энергоподвода.
Из экспериментальных данных определено, что протяженность оптического разряда зависит от энергии поглощенного лазерного излучения. В опытах
при величине поглощенной энергии 16–115 мДж размеры зоны энергоподвода
составляли 6–12 мм и слабо зависели от расширения луча.
В экспериментах получены различные режимы взаимодействия оптического разряда с потоком: импульсный (f < 30 кГц), импульсно-периодический
(f ≈ 60–80 кГц) и впервые квазистационарный (f > 100 кГц). Режим определяется отношением периода лазерного излучения к характерному газодинамическому времени, зависящему от параметров лазерного излучения (скважности
импульсов и интенсивности излучения в области фокусировки) и скорости течения:
u
 /t  n
.
1/3
 2
S 
 2(  1)  
0

Выявлен вихревой характер плазменного следа за областью разряда.
Показано, что оптический разряд можно рассматривать как тепловой источник (тепловой клин), создающий след с температурой на 140–170° выше,
чем в основном потоке. В результате изменения параметров потока (температуры, плотности), происходит снижение аэродинамического сопротивления тел,
помещаемых в следе за МОПР. Эффект снижения продольной силы может достигать 50%. Увеличение частоты следования импульсов лазерного излучения
ведет к усилению эффекта, достигая максимума с переходом к квазистационарному режиму взаимодействия МОПР с потоком.
Впервые осуществлено воспламенение метано-воздушной смеси в сверхзвуковой струе с помощью оптического разряда, о чем свидетельствуют результаты теневой и спектрозональной регистрации (на длине радикалов СН* и
ОН*).
Установлено, что в отсутствии пробоя задержка воспламенения практически на порядок меньше времени индукции при термическом самовоспламенении из-за нагрева за счет поглощенной энергии. Это связано с возбуждением
молекул пропана при резонансном поглощении лазерного излучения.
35
– Показано, что основным механизмом воздействия излучения СО 2-лазера
на сформировавшееся пламя является локальный разогрев смеси с увеличением
температуры примерно на 500° в результате поглощения лазерного излучения,
за счет чего возрастает скорость распространения пламени (в 3–5 раз), обеспечивая лучшие условия для стабилизации горения.
– Определен механизм стабилизации пламени оптическим разрядом, связанный с вихревым характером теплового следа. При этом законы стабилизации описываются физическими моделями, применяемыми для стабилизации на
отрывной зоне за центральным телом. Об этом свидетельствует вид зависимости скорости распространения пламени от коэффициента турбулентного обмена
и физико-химических характеристик смеси (характерного времени горения).
При таком способе стабилизации пламени бедной (α > 2.5) водородо-воздушной
смеси зарегистрировано расширение пределов горения по скорости набегающего потока вплоть до скоростей свыше 200 м/с (т. е. близких к скорости звука в
холодной смеси).
Силовое воздействие. Для изучения силового воздействия на реагирующие
течения было рассмотрено влияние импульсно-периодического электрического
поля на горение углеводородов (метан, пропан).
– На основе полученных данных предложена принципиально новая трактовка электрогидродинамического механизма воздействия на бедное ламинарное пламя. Воздействие внешнего электрического поля на фронт горения локализовано в области протекания химических реакций и ведет к изменению степени растяжения пламени. Для пропано-воздушного пламени, помещенного
между двумя пластинами, при напряженности Е ≈ 700 В/см критерий Климова
со стороны отрицательного электрода уменьшается в 2 раза, оставаясь неизменным с противоположной стороны.
– Показано, что импульсно-периодический режим воздействия на пламя
слабого электрического поля может быть более сильным, чем применение постоянного поля той же напряженности.
– Установлено, что в электрических полях аксиальной симметрии напряженностью Е ≈ 500 В/см возможны режимы стабилизации пламени при скоростях (топливной струи либо спутного потока) выше, чем при которых происходит срыва пламени.
– Предложен новый безразмерный критерий для оценки влияния спутного
потока на горение диффузионного факела. Он определяется отношением скорости спутного потока к изменению относительной высоты подъема факела и к
максимальному значению нормальной скорости горения. Критерий является
функцией числа Рейнольдса топливной струи и позволяет проводить сравнение
условий стабилизации поднятого пламени в спутном потоке воздуха, находящегося под воздействием электрического поля и без него.
Таким образом, ценность полученных результатов, которые целесообразно
использовать при разработке схем управления течениями и процессами горения, основанными на принципах внешнего энергетического воздействия, определяется следующим:
36
1) Основными преимуществами управления горением с помощью оптического разряда являются: наличие высокой температуры (аналог дежурного факела) и отсутствие элементов крепления (пилонов), на которых происходят дополнительные потери давления. При этом область энергоподвода обладает стабилизационными свойствами механического стабилизатора, но создает меньшие потери газодинамического напора.
2) При силовом (электрическим полем) воздействии на пламя происходит
перераспределение в тепломассообмене вблизи фронта горения, что приводит к
изменению критерия Климова. Параметрами электрического поля можно регулировать значение этого критерия, управляя стабилизацией пламени.
Благодарности
Автор благодарит соавторов публикаций и коллег за поддержку, отдельно
Третьякова П. К. за настойчивость и терпение, Сенову Т. Ю. за помощь при
оформлении диссертации.
Основные публикации по теме диссертации
1. Зудов В.Н., Третьяков П.К., Тупикин А.В., Яковлев В.И. Обтекание теплового источника сверхзвуковым потоком // Изв. РАН. МЖГ. 2003. № 5.
С. 40–153.
2. Воронцов С.С., Зудов В.Н., Третьяков П.К., Тупикин А.В. Некоторые
особенности воспламенения пропано-воздушной смеси излучением СО2-лазера
// Теплофизика и аэромеханика. 2006. Т. 13, № 4. С. 667–673.
3. Гаранин А.Ф., Третьяков П.К., Тупикин А.В. Влияние постоянного и
импульсно-периодического электрического поля на горение пропановоздушной смеси // ФГВ. 2008. Т. 44, № 1. С. 22-25.
4. Третьяков П.К., Тупикин А.В., Зудов В.Н. Воздействие лазерного излучения и электрического поля на горение углеводородовоздушных смесей //
ФГВ. 2009. Т. 45, № 4. С. 77-85.
5. Воронцов С.С., Ганеев О.В., Третьяков П.К., Тупикин А.В. Динамика
фронта ламинарного пламени гомогенной пропано-воздушной смеси при импульсно-периодическом воздействии электрического поля // ФГВ. 2009. Т. 45,
№ 5. С. 29-32.
6. Воронцов С. С., Третьяков П. К., Тупикин А. В. Воздействие на ламинарное пламя пропано-воздушной смеси импульсно-периодического излучения
СО2-лазера // Химическая физика. 2010. Т. 29, № 1. С. 53-57.
7. Зудов В.Н., Третьяков П.К., Тупикин А.В. Некоторые особенности импульсно- периодического энергоподвода в сверхзвуковом потоке // Вестник
НГУ. Серия: Физика. 2010. Т. 5, вып. 2. С. 43-53.
8. Третьяков П.К., Тупикин А.В., Ганеев О.В., Денисова Н.В., Замащиков В.В., Козорезов Ю.С. Ламинарное пропано-воздушное пламя в слабом
электрическом поле // ФГВ. 2012. Т. 48, № 2. С. 9-14.
9. Ганеев О.В., Зудов В.Н., Третьяков П.К., Тупикин А.В. Диффузионное
пламя пропана в слабом электрическом поле // Вестник НГУ: Физика. 2012.
Т. 7, вып. 3. С. 62–66.
37
10. Denisova N., Tretyakov P., Tupikin A. Emission tomography in flame diagnostics // Combustion and Flame. 2013. V. 160, № 3. P. 577-588.
11. Зудов В.Н.; Грачев Г.Н., Смирнов А.Л. Третьяков П.К., Тупикин А.В.,
Крайнев В.Л. Инициирование горения оптическим разрядом в сверхзвуковой
метано-воздушной струе //ФГВ. 2013. Т. 49, № 2. С. 144-147.
12. Тупикин А.В., Третьяков П.К., Венедиктов В.С. Стабилизация диффузионного поднятого углеводородного пламени внешним периодическим электрическим полем // ФГВ. 2017. Т. 53, № 1. С. 38-42.
38
Ответственный за выпуск А.В. Тупикин
Подписано в печать 18.07.2018
Формат бумаги 60×84/16, Усл. печ. л. 2.3
Уч.-изд. л. 1.5, Тираж 150 экз., Заказ № 9
Отпечатано в типографии ООО «Параллель»
630090, Новосибирск, Институтская, 4/1
39
1/--страниц
Пожаловаться на содержимое документа