Текст книги "Ксандопуло Георгий. Өнегелі өмір. В. 37"

С целью детализации представления о механизме форми– рования в монофронте действующих сил разрыва (бифуркации), обозначим в качестве основополагающего предположения, конкуренцию двух механизмов А, Т-конверсии топлива, глубина взаимодействия которых оценивается степенью стадийности S горючей смеси.

Расположим плоский одномерный монофронт по нормали к оси Z. Слева свежая смесь (Z < 0) поступает в неподвижный фронт Z ≤ 0 , справа Z = 0 его покидают продукты реакции.

Модель бифуркации построим, опираясь на эффект торможения скорости реакции в узкой зоне фронта с ОТК.

функция генерации гидроксила в монофронте в сумме реакций (0) – (4) может быть выражена через распределение компонентной скорости потребления, к примеру, кислорода Ко₂, или топлива Кf либо накопления в реакционной смеси воды К_Н2О на протяжении всей ширины фронта ℓ:

K_f = ρ₀U₀ / Ψz₁M_f d / dz G_f (1)

где: Мf – молекулярная масса топлива,

Gf – потоковая массовая доля топлива или другого вещества в потоке через единицу площади фронта,

Gf = МfNf (U + фf) / ρU

где: Z – координата по абсциссе,

Nf – число молей топлива в единице объема,

U0, U_z. – линейная скорость потока при Т = Т₀ или Тz, jf – одномерная скорость диффузии і-го компонента в точке Z,

φi =D_Z/N_i(dNi/dz + K_T/TdT/dz),

φf –одномерная скорость диффузии i-го компонента в точке Z,

Ψ_Z – относительное расширение трубки тока в точке Z_i,

Ψ = (T₀/T)^n-1 [M₀N₀/ GD_i (N_g/M – N_j,o/M₀ +1)],

D_i – коэффициент бинарной диффузии i-го компонента,

К_Т – термодиффузионное отношение

К_Т= M =Σ M_i N_i,

где: M =ΣM_iN_i

n = 1,75

Идеализируя распространяющийся монофронт с «назреванием» в ходе роста С0 зоны ОТК, рассмотрим формирование разрыва в соответствии с изложенным выше, как усиливающийся в результате ОТК кинематический дисбаланс скоростей реакций в А и Т.

Структура монофронта, как самосогласованная последовательность реакций превращения топливной смеси, благодаря обратной связи по диффузии тепла и активных частиц обладает неразрывностью и эстафетным свойством движения. Пользуясь этой моделью рассмотрим реакцию структуры монофронта на рост С0 в смесях, наращивая значения ε в положительной области.

Своеобразие протекания реакций вырожденного разветвления в пределах блока А формирует в зависимости от значений S и ε (см. сообщение 1), отклик структуры фронта на внешние воздействия, – вроде приращения ΔС0, ΔΤ0 или ΔΡ.

При S < 1 и ε < 0 преобладают характерные для горячего пламени короткие цепи и реакции разветвления, которые стабилизируются диффузионным потоком Н-атомов. Короткие цепи, т.к. есть мощный диффузионный поток Н-атомов, стабилизируют в холодной зоне фронта зарождение реакций автокатализа.

С ростом степени стадийности S ослабевается противопоток Н-атомов, но возможно удлинение цепи и главное рост скорости вырожденного разветвления по (0) – (4), и в связи с этим скорости диффузии ОН-радикалов, что сопряжено с ростом ^аКо₂ и снижению ^тКо₂. Это вытекает из данных работы, приведённых выше [21] в виде зависимости констант реакций (1) ÷ (4) от температуры и давления. Пусть в точке бифуркации S ≥ 1 и е есть малая положительная величина.

Рассмотрим на основе изложенного зарождение разрыва в монофронте. Будем искать условия преобладания ^АК_f над ^ТК_f, которое наступает в результате достижения критического приращения ΔС_кр., которое обеспечивает преобладание скорости разветвления, т.е. скорости роста ОН-радикалов, в зоне А над суммой скоростей производства в Т зоне Н-атомов и скорости их доставки в зону А. Возникновение автономности зоны А, и далее достижение системой точки бифуркации – события, обусловленные соотношением скорости диффузии в зоне ОТК и расширением трубки тока Ψ по (1).

Таким образом, в результате смены ведущего радикала, – вместо Н-атома ведущим становится гидроксил А-блока, реакция переходит в автономный режим. Скорость распространения холодного монофронта в поле расширяющегося потока горючей смеси уравновешивается в некоторой координате Z₀ ниже по потоку с некоторым относительным расширением трубки тока Ψ.

Поэтому, приращения массы топлива в его потоковой скорости реакции, вызывает линейное изменение ширины зоны ОТК:

где: Δ ℓ – величина смещения холодного монофронта, с момента введения в горючую смесь приращения ΔС₀. Она может быть числено выражена проекцией суммарных реакций на единицу пламени фронта;

N_f – число молей топлива в единице объёма;

U₀ – линейная скорость потока.

Используя соотношение для ε и выражения для фактора стадийности S (см. сообщение 1) найдём величину этого смещения или ширину разрыва, приходящуюся на малую величину ε:

Производя замену ^ТК_f и далее ^АК_f найдем ширину разрыва фронта L:

Применительно к фронту пламени гексана [1 – 3], в котором при Т₀ = 344 К, значение N = 0,37 × 10^-5 мол.см^-3 , Ψ = 1,4, U₀ = 15 cм с-1, АКf = 0,2× 10-4 мол.см^-3с^-1, а так же согласно данным табл.

2 S = 7,5 и вычисленная по (4) величина ε = 1,3× 10-4 мол.см^-3с^-1.

Вычисленное значение Δℓ по (5) составляет 2,6 мм, что одного порядка с экспериментальной величиной 0,8мм, найденной выше по соответствующей кривой тепловыделения (рис. 6). Вычисления по кривым [3] Т₀ = 404 К при значениях ^АКf = 1,3 × 10^-4 мол.

см^-3с^-1, ^ТКf = 0,25 × 10^-4 мол.см^-3с^-1 , Ψ = 1,45, S = 5,2 и 1,5 = ε×10^-4 мол.см^-3с^-1 дают Δℓ = 2,9. Для Т₀ = 480, Ψ = 1,8, ^АКf =1,0× 10^-4

мол.см^-3с^-1, ^ТКf = 0,3, S =3,3 и ε = 0,7 мол.см^-3с^-1 величина Δℓ = 3,07 мм. Выше, при анализе рис. 6 из экстраполяции было найдено значение L для Т₀ = 480 К равным 3,0. Зависимость величины ε от Т₀ обрывается при достижении ε = 0 и далее к отрицательным значениям. Значение Δℓ при ε < 0 и S < 1(монофронт) теряет физический смысл. Если приращение ΔС₀ настолько мало, что остается справедливым критерий (4), формула (5) описывает реальную феноменологию.

Представление о механизме бифуркации фронта пламени построено на изначальном допущении о конкурирующем взаимодействии А и Т механизмов в пределах этого же фронта. Полученные результаты в настоящей работе, – фактор стадийности, ОТК, критерий бифуркации, ширина разрыва Δℓ, отсутствие отклика на изменение Т₀ у ряда компонентов реакционной смеси, выбранной из пределов фронта и, наконец, форма профиля концентрации Н-атомов и ОН-радикалов, и профиля тепловыделения являются достаточно убедительным доказательством справедливости указанного предположения и представляют собой новые сведения о монофронте и бифронте пламён.

На основе разработанного в сообщении 1 количественного метода измерения степени стадийности горючей смеси с параметрами С₀, Т₀ и Р₀, и критерия бифуркации предложен (впервые) метод вычисления ширины разрыва. Этим открыта возможность для разработки численного метода, позволяющего найти значения фактора стадийности и ширины разрыва в широком диапазоне с₀, т₀ и р, охватывая различия по природе топливные смеси и бифуркацию не только монофронта, но и голубых пламён. Фактор стадийности может быть использован в качестве практической характеристики ракетных и других топлив, для вычисляемого значения ширины разрыва определяющей резонансную частоту бифронта для топлива используемого в авиации и др. промышленных установках.

Показана необходимость детального исследования структуры пламён в расширенном диапазоне значений С₀, Т₀ и Р₀.

Показано так же, что в условиях горения топлив в камере реактивных двигателей следует ожидать со значительной вероятностью возникновение пероксигидропероксидов. В этой связи, высказанное в начале статьи предположение о возможном изменении формы отклика бифронта на падающую акустическую величину по сравнению с реакцией монофронта, сводится к кинетическому взаимодействию акустической волны со сложными радикалами, вроде длиноцепочных алкилполипероксиполигидропероксидов. Как известно, такого рода молекулы не стабильны к колебаниям давления. При энергиях активации их распада близким к нулю в условиях пламени, возможен переход доли энергии реакции распада в энергию колебаний и возрастание амплитуды акустической волны.

Показана актуальность в теоретическом и прикладном аспекте изучения реальной реакции бифронта на акустическую волну, кинетических параметров такого взаимодействия в акустическом поле, распределения энергии распада по продуктам и по амплитуде и частоте колебаний, а так же исследования роли ширины разрыва в механизме энергопотерь в форме вибрации камер горения.

Показана необходимость решения проблем физики явлений перемежаемости и интерференционного взаимодействия акустических волн, излучаемых ансамблем бифронтов в камере горения различных конструкций.

Неизбежный рост мощности двигателей космической энергетики сопряжён с ростом габаритов камер сжигания, и вместе с этим с ростом источников разрушительных резонансных колебаний. Сокращение потерь части энтальпии топлива и устранение разрушительной вибрации выделены как теоретическая и прикладная задача исследований химической физики процессов горения.

1. Ксандопуло Г.И., Дубинин В.В. Химия газофазного горения. – М.: Химия 1987.

2. Ксандопуло Г.и., Колесников Б.Я., Дубинин в.в. Однорог Д.С. // ФГВ. – 1977. – Т. 13. – № 4. – С. 641-644.

3. Дубинин В.В. Структура и энергетика низкотемпературной зоны фронта углеводородных пламен: диссертация канд. Хим. Наук. – Алма-Ата.: КазГУ, 1976.

4. Коннов А.А., Дьяков И.В., Ксандопуло Г.И. // Химическая физика. – 1993. – Т. 12. № 11. – С. 1488-1492.

5. Ксандопуло Г.И., Коннов А.А., Дьяков И.В. // Химическая физика. 1992. Т. 11. № 8. С. 1180-1187.

6. Бабкин В.С., Бунев В.А. // Горение и плазмохимия. 2007. Т.5. № 1-2. С. 67-77.

7. Бунев В.А., Бабкин В.С. // ФГВ. 2006. Т. 42. № 5. С. 14-18.

8. Копылова Л.И. Структура фронта пламени метана: дис. Канд. Хим. Наук. – Алма-Ата.: КазГУ, 1994.

9. Божеева Г.М. Структура фронта ламинации пламени Н-пентана: дис. Канд. Хим.наук. – Алма-Ата: КазГУ, 1990.

10. Дубинин В.В. Структура и энергетика низкотемпературной зоны фронта углеводородных пламен: дис. канд. хим. наук. – Алма-Ата.: КазГу, 1976.

11. Glaude P.A., Battin-Leclerc F., Fournet R., Warth V., Come G.M. and Scacchi G. // Combustion and Flame 122. 2000. – P. 451-462.

12. Scacchi G. // Combustion and Flame 122. 2000. – P. 451-462.

13. Ranzi E., Sogaro A., Gaffure H., Pennati G., Westbrook C.K. and Pitz W.J. // Combustion and Flame 99. 1994. – P. 201-211.

14. Buda F., Bounaceur R., Warth V., Glande P.A., Fournet R., Battin-Leclerc F. // Combustion and Flame 142. 2005. P. 170-186.

15. Cour M.R., Lemaire O. and Minetti R. // 29-th Sympos (internati) on Combustion and Flame, 2002. P. 1303-1311.

16. Foresti R.J. // 5-th Sympos (internati) on Combustion, Comb. Just., (Reinhold Publ.), corporation. – New-York, 1955. P. 582-587.

17. Westbrook C.K., Pitz W.J., Boecker J.E., Curran H.L., Criffiths J.F., Mohamed C., and Ribancourm. // 29-th. Sympos (internati) on Combustion and Flame, 2002. – P. 1311-1319.

18. Басевич В.Я., Веденеев В.И., Арутюнов В.С. // Химическая физика. 1999. – Т. 18. – № 6. – С. 40-48.

19. Басевич В.Я., Веденеев В.И., Арутюнов В.С. // Химическая физика. 2000. – Т. 19. – № 11. – С. 94-97.

20. Басевич В.Я., Веденеев В.И., Арутюнов В.С. // Химическая физика. 2004. – Т. 23. – № 1. – С. 50-53.

21. Басевич В.Я., Веденеев В.И., Арутюнов В.С. // Химическая физика. – 2005. – Т. 24. – № 2. – С. 77-81.

22. Bozzilly J.W., Pitz W. J. // 24-th International Symposium on Combust, 1994. P.17.

23. Blin-Simand N., Jorand F. Sahetchan, Brun M., Kerhoas L., Malosse C., Einhorn J. // Combustion and Flame 126. – 2001.– P. 1524-1532.

24. Kamal Kumar, Chin-jen Sung, Combustion and Flame 157. – 2010. – P. 676 – 685.

Г.И. КСАНДОПУЛО
ЭФФЕКТ ВОЗДЕЙСТВИЯ СИЛЫ ВРАЩЕНИЯ НА МЕХАНИЗМ РАСПРОСТРАНЕНИЯ ВОЛНЫ СВС

Адиабатическая волна (АВ) порождается воздействием двух сил – центробежной и кореолиса – на реакцию самораспространяющегося высокотемпературного синтеза (СВС). Синтез протекает в алюминотермической оксидной системе, помещенной во вращающийся вокруг вертикальной оси теплоизолированном цилиндрическом реакторе. В ходе СВС протекает два процесса:

1. сепарирование продуктов реакции, в частности, оксида алюминия (корунда), который концентрируется на кварцевой стенке реактора, образуя трубку;

2. формирование когерентного потока частиц жидкого металла, который ускоряется в направлении оси реактора, соответственно скорости его вращения и координаты частицы Кх в реакторе.

Размер частиц, представляющих кластер, практически не изменяется с момента рождения в результате реакции из-за когерентности их движения. соответственно скорости движения частицы проникают в свежую, горючую смесь с все возрастающей глубиной и, таким образом, инициируют воспламенение нарастающего объема реакционной смеси. Это обеспечивает рост скорости тепловыделения и переход процесса в адиабатический режим.

Кластеры металла, несущие кинетическую энергию движения и тепловую энергию реакции (Т=2,8-3,5 тыс. К), по сути, обладают высоким энергетическим потенциалом, который может возрастать соответственно росту скорости вращения и продольной величины размера реактора. таким образом, если расположить какую-либо высокоэндотермичную реакционную смесь в координате реактора, где достигается экспоненциальный рост энергии движущихся кластеров, то можно реализовать старт этой реакции и этим открыть множество направлений для исследований.

Реальная возможность такого рода технологии синтеза редких и новых материалов продемонстрирована на примере атакуемой реакции оксида бора и алюминия кластерами вольфрама со скоростью 92 м/с, где показано образование продукта из промежуточных оксидов бора и алюминия, а также боридов вольфрама и алюминия. Представлены данные исследования полученного оксидного материла на радиоспектрометре и установлено наличие в нем свободной валентности. Получение материалов со свободной валентностью представляет интерес в плане их смешения с наноматериалами и прессования при сверхвысоких давлениях с целью получения новых материалов с оригинальными механическими, электрическими, фотоэлектрическими и др. показателями. В цитированной литературе приведены ссылки на ранее опубликованные автором исследования по представленной технологии.

Ранее [1] на примере оксидных систем, генерирующих частицы металла,

МО₃+2А1 → М+А1₂О₃ + Q (1)

были рассмотрены факторы, влияющие на устойчивость СВС волны в условиях действия центробежной силы. При этом установлена особенность распространения фронта в цилиндрическом теплоизолированном реакторе, вращающемся вокруг вертикальной оси [2-6]. На образующиеся в ходе реакции (1) частицы жидкого металла и расплава А1₂O3 массой m действует две силы:

1) центробежная Ғ_н, направленная вдоль радиуса-вектора Rх ҒH = 0,011 m ∙ n2 ∙ R_x

2) Кориолиса Ғ_К, направленная перпендикулярно Rх

К_к = 2 U ∙ ω ∙ m где: Rх – координата и радиус-вектор распространяющегося фронта СВС в радиальном направлении;

n – число оборотов в минуту;

U – скорость движения оси реактора в направлении У в плоскости;

Х, У – оси прямоугольной системы координат.

Одной из особенностей, возникающих в ходе вращения реактора (рисунок 1) является то, что в результате взаимодействия указанных сил и порожденной ими силы гидродинамического сопротивления, происходит сепарирование жидкой и твердой фазы продуктов реакции [2-3].

Ускоренное движение частиц вдоль оси реактора обусловлено непрерывным приращением их радиуса вращения К в ходе распространения фронта реакции (рисунок 1). Таким образом, вследствие действия силы Ғ_н рост частиц, возникших во фронте волны горения, ограничен, т.к. их движение обретает когерентный вид. По данным работы [4] в условиях покоя первичный размер капель металла в реакции подобной (1) составляет 10^-6 м. В условиях покоя скорость движения таких частиц не зависит от гравитационных сил.

Рисунок 1. Схема установки для получения адиабатической волны 1,2,3 – вращающиеся реакторы; 4,5 – передняя и задняя крышки реактора; 6 – отверстия для выпуска газа в передней крышки; 7 – стальной кожух; 8 – кварц; 9 – место зажигания; 10 – фронт СВС; 11 – адиабатическая волна.

Другой особенностью такого способа ведения СВС – процесса при фиксированной частоте вращения является то, что, частицы металлического продукта реакции, возникшие при некотором критическом значении Rх развивают центробежную скорость W_v, превышающую скорость теплового движения фронта U_f (U_k > U_f). В таблицах 1 и 2 приведены, при фиксированном значении Rх и п, данные механики процесса вращения реагирующей системы в роде реакции (1) применительно к вольфраму и железу. К примеру, видно, что развиваемая частицами вольфрама скорость U_f вдоль радиуса вектора со значениями R_x = 0,1; 0,25 и 0,3 м при п = 3000 мин^-1 достигает 30 ÷ 90 мс^-1. Скорость же распространения фронта СВС в условиях покоя U_f. составляет лишь (0,01 ÷ 0,05) мс^-1. Характерное время реакции во фронте шириной δ = 0,002 м составляет при этом τ = δ/U_П = (0,1 – 0,04) с. Время же контакта бегущих частиц металла через фронт – τ = δ/U = 6,6∙10^-5с ÷ 2,2∙10^-5 с. Можно полагать, что в условиях вращения горячие частицы металла (Т=3∙10³ К), обладая скоростью выше критической11
  Скорость потока, при которой сопротивление слоя становится равным весу слоя


[Закрыть], непрерывно проникают через фронт, образуя впереди его взвешенный слой – зону, самовоспламенение которой инициируется теплопроводностью набегающего фронта. По мере роста радиуса вектора Rх возрастают центробежная сила Ғ_н и размер зоны самовоспламенения .

Вырожденное по такому механизму автоускорение СВС волны, является, по сути, источником адиабатической волны (АВ), а также ее тепловой неустойчивости. Как следует из таблицы 1,2 и рисунков 2-4, а также данных [1] кинетическая энергия частиц экспоненциально растет с ростом Rх.

Настоящая работа посвящена исследованию свойств создаваемого при этом высокого энергетического потенциала Е достаточного для инициирования сильно эндотермических химических процессов, т.к. варьируя значениями п и Rх достигается возможность достижения сверх звукового значения скорости Ав.

В критической точке Rх перехода СВС-волны в АВ, и далее при Rх > Rк когда ее химико-кинетический потенциал наиболее высок, поток атакующих частиц может быть направлен на инициирование высокоэндотермичных реакций. Таким образом, совместив в едином вращающемся реакторе две различные, последовательно расположенные реакционные смеси, создаем новый реактор (Рисунок 2), способный генерировать волну со звуковой и сверхзвуковой скоростью. При этом, из расчета на проведение последовательных стадийных реакций, в качестве атакуемой реакционной смеси могут быть два и более разнородных реак– ционных слоя.

Рисунок 2. Технология синтеза материалов на основе АВ. 1 – инициирование (зажигание); 2 – первичный фронт горения; 3 – рождение АВ; 4 – Остаток исходной горючей смеси, еще не подвергнутой превраще– нию по (1); 5 – атакуемая частицами АВ реакционная смесь.

В упрощенном, одностадийном варианте реактора первая часть – «атакующая», вроде реакции (1), для генерации АВ; вторая – «атакуемая», с высоко эндотермичной реакционной смесью.

Таблица 1

Зависимость кинетической энергии и энтальпии в зависимо– сти от радиуса частицы вольфрама и радиус-вектора реактора.

Таблица 2

Зависимость кинетической энергии и энтальпии в зависимо– сти от радиуса частицы железа и радиус-вектора реактора.

Рисунок 3. Кинетическая потенциал частиц вольфрама и железа в диапазоне R_x = 10^-3 м

Пользуясь таблицами 1-2 и русинками 3-4 оценим общее ко– личество частиц N с некоторым радиусом r ∙10^-3 м. Идеализируя, примем что все частицы одного радиуса, поэтому весь восста– новленный вольфрам в первой части реактора 0,045 кг в точке Rх = 0,3 м превратятся в N = 558 частиц, каждая с энергией Eк – 0,72 Дж, а суммарная ее величина равна 446 Дж. Принимая далее толщину атакуемого слоя равной 0,02 м и скорость частицы из таблицы 1, 2 равной U = 94,4 мс^-1, находим время контакта атакующей частицы в таком слое τ ≈ 0,02/94,4 ≈ 2∙10^-4 с. Таким образом, падающая на атакуемый слой мощность потока составляет Р = 446/2∙10^-4 = 2∙10⁶ Вт.

Из расчета, что разгоняемые центробежной силой микро– и макрочастицы, кроме поступательной энергии, при этом обладают высокой температурой, достигающей 2500-3500 К, можно ожидать возможность преодоления активационного барьера реакции в атакуемом слое величиной порядка разрыва связи В-О равной ~ 770 КДж/моль [6] даже при Rх = Н0^-3 м. Энергия разрыва химической связи в неорганических материалов с кислородом в известных примерах не превышает 1000 КДж/моль. Таким образом, оценка показывает, что суммарная энергия атакующих частиц вольфрама существенно превосходит эту величину и, следовательно, предполагаемый процесс возможен. При этим представленная, в качестве проекта, технология имеет значительные возможности наращивания мощности при увеличении n и Rх и следовательно, в качестве атакующих частиц может быть избран широкий набор металлов.