Управление детонационной волной в сверхзвуковом потоке в

УПРАВЛЕНИЕ ДЕТОНАЦИОННОЙ ВОЛНОЙ В СВЕРХЗВУКОВОМ ПОТОКЕ
В ПЛОСКИХ КАНАЛАХ РАЗЛИЧНОЙ ФОРМЫ
Левин В.А.1,2, Журавская Т.А.2
1
2
ИАПУ ДВО РАН, ул. Радио, д.5, 690041, г.Владивосток
НИИ механики МГУ им. М.В. Ломоносова, Мичуринский пр., д.1, 119192, г.Москва
levin@imec.msu.ru, zhuravskaya@imec.msu.ru
В работе представлены результаты исследования особенностей распространения
детонационной волны в сверхзвуковом потоке стехиометрической водородновоздушной смеси в плоских каналах различной формы, проведенного с целью определения условий, обеспечивающих стабилизацию детонации.
Для инициирования детонационной волны в рассматриваемой горючей смеси,
поступающей со сверхзвуковой скоростью при нормальных условиях в плоский канал
постоянного или переменного сечения, использовался мгновенный подвод сверхкритической энергии E0 . Для численного моделирования формирующегося течения решение
уравнений газовой динамики, описывающих плоское двумерное нестационарное течение невязкой многокомпонентной газовой смеси, совместно с уравнениями детальной
химической кинетики [1] (в случае канала переменного сечения) или [2] (в случае плоского канала с параллельными стенками) было проведено конечно-разностным методом,
основанным на схеме С.К. Годунова [3].
Стабилизация ячеистой детонации в плоском канале с параллельными стенками
Продолжая начатое ранее исследование [4], изучена стабилизация сформированной ячеистой детонационной волны в сверхзвуковом потоке горючей газовой смеси
в плоском канале с параллельными стенками с помощью слабых дополнительных разрядов. В результате начального энергоподвода E0 в канале формируются две детонационных волны: одна распространяется по потоку и быстро сносится им за пределы канала, а вторая – против. В силу того, что скорость потока превышает скорость распространения самоподдерживающейся волны детонации, движущаяся против потока волна, при отсутствии дополнительных возмущений, также сносится потоком. Для ее стабилизации используются мгновенные слабые дополнительные разряды, подводящие
энергию Eadd . Их положение выбиралось так, чтобы к разрядам подходила сформировавшаяся ячеистая детонационная волна. Подвод энергии Eadd дополнительным разрядом происходит в тот момент, когда фронт детонационной волны сносится потоком до
середины области дополнительных разрядов. Энергоподвод усиливает передний ударный фронт, препятствуя тем самым сносу детонации потоком. Однако скорость волны
постепенно падает и детонация снова перемещается потоком к середине области дополнительного энергоподвода, что приводит к «срабатыванию» следующего разряда
(выделению энергии Eadd ) и т.д.
а
б
Рис.1. Стабилизация ячеистой детонации слабыми дополнительными разрядами: а −
M 0 =5.5, б − M 0 =6.0 (стрелкой указано направление входящего потока)
Установлено, что при фиксированных значении числа Маха входящего потока
M 0 и положении области дополнительных разрядов существует критическое значение
*
*
энергии разрядов Eadd
такое, что при Eadd  Eadd
дополнительный энергоподвод стабилизирует детонационное горение в потоке (рис.1). В случае докритической энергии
дополнительных разрядов разрушенная дополнительным энергоподводом ячеистая
структура детонационной волны после прекращения воздействия разрядов восстанавливается с течением времени. В случае сверхкритического дополнительного энергоподвода волна детонации выходит на стационарный пульсирующий режим. Детально
исследовано влияние числа Маха потока, энергии дополнительных разрядов и их локализации на процесс стабилизации ячеистой волны детонационного горения.
Формирование стационарной детонации в плоских каналах переменного сечения
Рассмотрена стабилизация без дополнительного энергоподвода сформированной
детонационной волны в стехиометрической водородно-воздушной смеси, поступающей
со сверхзвуковой скоростью в плоский канал с гладко меняющейся площадью поперечного сечения. Рассматривался поток, скорость которого существенно превышает
скорость распространения самоподдерживающейся волны детонации в покоящейся
смеси. В результате выделения энергии E0 в канале также образуются две волны детонации: одна распространяется по потоку и быстро сносится им за пределы канала, вторая – против потока. Особенности распространения этой волны и были исследованы в
работе. Для различных значений числа Маха входящего потока M 0 определены геометрические характеристики канала, обеспечивающие стабилизацию в нем рассматриваемой детонационной волны (рис.2а).
Показана возможность формирования без энергоподвода стационарной волны
детонации в сверхзвуковом потоке в плоском канале переменного сечения (рис.2б).
Работа поддержана РФФИ (№ 11-01-00068а), Министерством образования и
науки РФ (НШ – 5911.2012.1), программой Президиума РАН. Расчеты выполнены с использованием ресурсов суперкомпьютерного комплекса МГУ имени М.В. Ломоносова.
Литература.
1. Maas U., Warnatz J. Ignition processes in hydrogen-oxygen mixtures // Combust. and
Flame. 1988. V. 74. № 1. P. 53–69.
2. Попов Н.А. Влияние неравновесного возбуждения на воспламенение водородкислородных смесей // ТВТ. 2007. Т.45. № 2. С. 296–315.
3. Годунов С.К., Забродин А.В., Иванов М.Я. и др. Численное решение многомерных
задач газовой динамики. М.: Наука, 1976. 400 с.
4. Журавская Т.А., Левин В.А. Исследование некоторых способов стабилизации детонационной волны в сверхзвуковом потоке // МЖГ. 2012. № 6. С.126 – 136.
а
б
Рис.2. Формирование стационарной волны детонации в сверхзвуковом потоке в плоском канале переменного сечения: а − M 0 =5.2, б − M 0 =7.0