Глава 3
ИСКРОВОЕ ЗАЖИГАНИЕ:
ФИЗИКА ПРОЦЕССА И ЕГО ВЛИЯНИЕ
НА РАБОТУ ДВИГАТЕЛЯ ВНУТРЕННЕГО
СГОРАНИЯ
Рудольф Мал у, Институт физической электроники, Университет г. Штутгарт, ФРГ (в настоящее время: «Даймлер Бенц», Отдел научных исследований, ФРГ)
3.1. ВВЕДЕНИЕ
Интерес к более глубокому пониманию процессов воспламенения и самоподдерживающегося распространения пламени возник вместе с появлением самого двигателя внутреннего сгорания. Для выяснения сути этих процессов основное внимание уделялось экспериментам в самих двигателях, целью которых было достижение быстрого успеха. Однако это было и главным недостатком проводившихся исследований. Сложность взаимозависимого влияния большого числа разнообразных эксплуатационных параметров реальных двигателей не позволяла в прошлом глубоко проникнуть в существо явления. Из-за недостатка информации слишком много было возможностей для различных предположений и толкований.
Экспериментальные и теоретические исследования, проводившиеся вне непосредственной связи с двигателем, а с другой стороны, в течение длительного времени, осуществлялись на некачественном оборудовании и при неудовлетворительном моделировании работы двигателя. Вследствие этого продвижение по пути понимания процесса искрового зажигания было медленным, и исследования по большей части проводились в наиболее простой и доступной области создания требуемого импульса высокого напряжения.
Общие аспекты процессов воспламенения, горения, а также другие связанные с ними вопросы достаточно подробно рассмотрены в книгах Пеннера и Маллинза [1 ] и Льюиса и Эльбе [2], содержащих обзоры опубликованных к тому времени работ. Хороший указатель опубликованной до 1965 г. литературы по связанным с работой двигателя проблемам дан Мюллером, Роде и Клинком [3]. Попытка собрать воедино различные сведения об искровом зажигании по литературным данным, опубликованным до 1969 г., была осуществлена Конзельманном в его обширном обзоре [4], при этом сам автор ощутил, что многие важные вопросы, связанные с искровым зажиганием, к тому времени были еще далеки от окончательного разрешения.
Указанные обстоятельства послужили причиной тому, что Институтом физической электроники Штутгартского университета была начата широкомасштабная программа исследований, нацеленная на изучение самых основ искрового зажигания и распространения пламени. С целью упорядочения данных все процессы были исследованы заново с помощью современных средств измерений. Задачей этих исследований был анализ отдельных результатов лабораторных экспериментов, испытаний двигателей и теоретических разработок с целью их обобщения, воссоздания на этой основе физической картины процесса и применения полученных результатов для уменьшения расхода топлива при снижении уровня токсичности выпускных газов. Основные результаты выполненной работы опубликовывались по мере их получения [5—11].
Целью этой главы является предоставление читателю полного и достаточно подробного обзора основных особенностей и свойств процесса искрового зажигания. Насколько возможно при этом для облегчения понимания будут использоваться результаты, полученные в ходе осуществления указанной программы исследований. Так, где это представляется возможным, делаются ссылки на соответствующую литературу. В главу включены также результаты рассмотрения ряда побочных эффектов, играющих заметную роль в реальных условиях работы двигателя. Порядок изложения материала следует процессу передачи энергии, начиная с накопителя электрической энергии для зажигания. Далее рассматривается плазма искры, затем поверхность плазмы, где в тонком слое межфазной границы и происходит фактически зажигание, и процесс распространения самоподдерживающегося фронта пламени. Основное внимание будет сосредоточено на искровом зажигании. Однако основные свойства и большинство результатов после их небольших изменений, а иногда и без них, применимы и к другим видам зажигания.
3.2. ОСНОВНЫЕ СВОЙСТВА ЭЛЕКТРИЧЕСКОЙ ИСКРЫ
3.2.1. ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
Электрические свойства многих внешне различных систем зажигания, как массового производства, так и экспериментальных [12—15], могут быть описаны с помощью простой эквивалентной цепи, изображенной на рис. 3.1. Это связано с тем, что различные изменения (увеличение тока разряда, увеличение продолжительности разряда, увеличение искрового промежутка, применение множественных разрядов, использование дополнительных сильноточных разрядов и т. п.), конечно, видоизменяют систему зажигания и сказываются на ее качестве, однако основные свойства при этом остаются неизменными. Для понимания того, как осуществляется процесс зажигания при работе системы, достаточно знать, как изменяются во времени напряжение и сила тока, которые определяются элементами цепи. Указанные /—V-характеристики двух различных систем зажигания (CDI — с накоплением энергии в электрическом поле конденсатора и TCI — с накоплением энергии в магнитном поле катушки индуктивности) представлены на рис. 3.2 и 3.3, а диаграммы изменения мощности и энергии приведены на рис. 3.4.
Можно выделить очень короткую (несколько наносекунд) первую фазу — фазу пробоя, во время которой сила тока искры I увеличивается до первого максимума величиной в несколько сот ампер. Сила тока определяется напряжением зажигания Uo и полным сопротивлением Zp цепи около искрового промежутка:
1рb = Uo/Zp = 10 к В/50 Ом = 200 А.
В это же время напряжение в искровом промежутке падает с начального значения до очень малых величин (<100 В). Эта фаза полностью определяется емкостью (5—15 пФ) и индуктивностью элементов свечи зажигания и искры (≈ 5 нГн).
За этой фазой следует вторая — дуговой разряд, которая длится примерно 1 мкс. В этот период времени емкость высоковольтных питающих проводов (40—100 пФ) и емкость катушки (≈ 50 пФ) разряжаются через гасящее радиопомехи сопротивление Rr (1—10 кОм), соединенное последовательно с сопротивлением (высоковольтных проводов (Zc ≈ 200 Ом). Типичное значение силы тока для этого второго пика определяется соотношением
Iра = Uo/(RT + Zc) = 10 кВ/2 кОм = 5А.
Наконец, во время третьей фазы — фазы тлеющего разряда — накопитель энергии высвобождает свою энергию. В системе зажигания с накоплением энергии в магнитном поле катушки индуктивности тлеющий разряд длится несколько миллисекунд. В системах зажигания с накоплением энергии в электрическом поле конденсатора с большим внутренним сопротивлением также будет наблюдаться тлеющий разряд. Однако если сопротивление достаточно мало, то довольно длительное время может сохраняться ток значением более 200 миллиампер, и фаза дугового разряда будет длиться сотни микросекунд. В промежуточном диапазоне (100— 200 мА) могут происходить быстрые превращения дугового разряда в тлеющий и обратно. Максимальные значения силы тока тлеющего и дугового разрядов в этой фазе определяются соотношениями
1Рg = U0/Zc = 10 кВ/200 кОм = 50 мА (тлеющий разряд);
Ipa = U0/Zc = 10 кВ/50 кОм = 200 мА (дуговой разряд).
Указанные три фазы, или три типа разряда, вполне однозначно характеризуются величинами высвобождаемых мощности и энергии. Во время пробоя уровень мощности максимален (до нескольких мегаватт) при достаточно малых уровнях энергии (0,3— 1 мДж). Дуговой разряд характеризуется промежуточными значениями мощности и энергии, а тлеющий разряд происходит при минимальном уровне мощности (десятки ватт) и небольших уровнях энергии (30—100 мДж). Это, в первую очередь, объясняется длительностью тлеющего разряда.
При работе любой системы зажигания имеют место эти три типа разряда, характеризуемые индивидуальными значениями энергии и продолжительности. Если основные свойства этих типов разряда будут известны, то показатели системы зажигания вполне можно определить по ее I-V-характеристике. Таким образом, вполне достаточно разобраться в физике процессов этих трех типов разряда. Методы измерений характеристик длительных процессов дугового и тлеющего разрядов достаточно просты. Для получения достоверных данных о процессах пробоя и неустойчивого дугового разряда пришлось разработать специальную сложную аппаратуру [16—18]. Однако подробное описание методов измерений (методов регистрации быстро меняющихся электрических параметров, методов спектроскопии, интерферометрии и лазерных методов) выходит за рамки этой главы. Нам понадобятся лишь результаты этих измерений.
3.2.2. ТИПЫ РАЗРЯДА
Предпробой. Первоначально газ, находящийся в промежутке между электродами свечи зажигания, является идеальным изолятором. При приложении импульса напряжения (со скоростью «10 кВ/мс в системах с накоплением энергии в магнитном поле катушки индуктивности и «100 кВ/мс в системах с накоплением энергии в электрическом поле конденсатора) случайные электроны, попавшие с проникающим ионизирующим космическим излучением Земли, могут получать энергию в растущем электрическом I поле и ускоряться в направлении анода. Если напряженность электрического поля достаточно высока (50—100 кВ/см), электроны, получившие в этом поле ускорение, могут при столкновениях ионизировать молекулы газа, образуя дополнительные электроны и ионы. Эти носители зарядов также получают энергию от электрического поля и, в свою очередь, способствуют увеличению потока электронов. Число электронов и ионов растет лавинообразно [19]. Однако, поскольку эти электроны поглощаются анодом, нужны какие-то дополнительные процессы для образования достаточного* количества свободных электронов у катода или на нем, чтобы их движение было самоподдерживающимся. Это происходит в результате ультрафиолетового излучения (А, < 200 нм), испускаемого возбужденными ионами, поскольку сталкивающиеся электроны не только ионизируют молекулы газа, но и возбуждают большое количество электронных уровней.
В малых зазорах между электродами свечи зажигания и при малых давлениях (lg < 1 мм, р < 1 бар (105 Па)) это излучение непосредственно достигает катода и освобождает с его поверхности фотоэлектроны. При больших зазорах и больших давлениях (lg > 1 мм, р> 1 бар (105 Па)) ультрафиолетовое излучение поглощается молекулами газа, и небольшая часть этих молекул образует излучающий объем около катода. Таким образом, процессы ионизации, начинающиеся в результате создания электрического поля, быстро ускоряются, ток в искровом промежутке становится самоподдерживающимся и почти независящим от внешнего электрического поля.
До тех пор пока в процессе ионизации электронов образуется меньше, чем это необходимо для того, чтобы разряд был самоподдерживающимся, фаза разряда будет фазой предпробоя. При малых скоростях роста напряжения зажигания фаза предпробоя может быть достаточно длительной (несколько минут), это зависит от состава газа, давления и формы искрового промежутка. Чем быстрее рост напряжения, тем короче эта фаза, поскольку процессы ионизации проходят быстрее. Температура газа при этом очень близка к ее начальному значению, и средняя плотность электронов менее 1016 э/см3, хотя в отдельных каналах ионизации (стримерах) она может достигать 1018 э/см3. В воздухе и азоте происходит интенсивное излучение молекул N2, что используется в лазерах. Излучение атомов пренебрежимо мало. Ионизированное облако заполняет все пространство искрового промежутка, где напряженность поля достаточно высока.
Пробой. По мере того как вырабатывается достаточное количество электронов обратной связи, происходит сверхэкспоненциальное увеличение силы тока разряда под действием объемного заряда, образующегося в проводящих каналах [21 ]. Практически это происходит, когда сила тока превышает ≈10 мА. Поскольку ток ничем не ограничивается, в течение нескольких наносекунд его сила увеличивается до нескольких сотен или тысяч ампер, увеличение продолжается, пока ему не будет препятствовать сопротивление разряда и внешней цепи вблизи искрового промежутка (т. е. свечи зажигания). На этом этапе напряжение в искровом промежутке и напряженность электрического поля быстро уменьшаются до очень малых значений (100 В и 1 кВ/см соответственно, т. е. происходит пробой). Минимальная энергия, необходимая для начала фазы пробоя при давлении 1 бар (106 Па) и зазоре между электродами свечи зажигания размером 1 мм, составляет 0.3 мДж.
Во время пробоя через часть объема, обладающую несколько повышенной электропроводностью, проходит все более интенсивный ток. Плотность ионов быстро увеличивается до значений порядка 1019 э/см3, так что доминирующим процессом потери энергии ускоренными электронами становится обмен энергией между электронами и ионами, обусловленный действием сил Кулона [22]. Несмотря на неблагоприятное соотношение масс электрона и иона, становится возможным эффективный обмен энергией при единичных столкновениях. В результате будет осуществляться передача электроэнергии из емкости разрядника через электрическое поле электронам и ионам. Следствием этого является очень высокая степень ионизации (наблюдалась заметная концентрация N4+) и возбуждения электронов при значительном повышении температуры газа (до 60 000 К). Это изображено на рис. 3.5.
Указанные процессы сосредоточены в узком канале, начальный диаметр которого равен 40 мкм, что соответствует величине диаметров стримеров, образующихся во время предпробоя. Все тяжелые частицы внутри этих каналов полностью диссоциируются, ионизируются и сильно возбуждаются, так что внутренняя или потенциальная энергия одной тяжелой частицы составляет более 20 эВ по сравнению с 5,5 эВ тепловой энергии (при 60 000 К). Это показано на рис. 3.6. Поскольку при этом возможно возбуждение более высоких уровней электронов, нетрудно видеть, что при пробое могут накапливаться большие запасы энергии (гораздо большие, чем только за счет повышения температуры). Вследствие чрезвычайно быстрого повышения температуры газа до 60 000 К давление в канале почти мгновенно растет до нескольких сотен бар (1 бар = 106 Па), вызывая распространение интенсивной ударной волны. Сам канал расширяется со сверхзвуковой скоростью.
В процессе этого расширения канал охлаждается, и, поскольку в каждый момент времени соблюдается тепловое равновесие, накопленная потенциальная энергия постепенно превращается в тепловую энергию, что обеспечивает процесс расширения. Так как рекомбинация представляет собой процесс, в котором участвуют три тела, после того как плотность упадет до очень малых значений, будет иметь место повышенная концентрация радикалов. Часть энергии («30 %), отводимая с ударной волной, вскоре возвращается назад, поскольку сферические ударные волны быстро передают заключенную в них энергию молекулам газа, расположенным внутри сферы достаточно малого радиуса (d да 2 мм), в которой впоследствии формируется плазма пробоя.
Изменение температуры плазмы с течением времени для двух различных значений энергии пробоя графически изображено на рис. 3.7, а на рис. 3.8 приведены значения скоростей расширения и диаметров канала. Благодаря тому, что процессы протекают чрезвычайно быстро, потерь почти нет. Катод остается холодным, и он не может нагреваться от плазмы вследствие теплопроводности. Поскольку пробой является нестационарным разрядом, на заключительных этапах эмиссия электронов становится достаточной для действия катодных механизмов, способствующих передаче сильных токов.
Однако продолжительное прохождение сильного тока приводит к появлению термоионной эмиссии с горячих пятен. Это указывает на окончание фазы пробоя и начало дугового разряда. Потери излучения малы, поскольку высокоэнергетическое излучение (λ < 200 нм) поглощается в начале и промежутки времени очень коротки. Небольшие потери, таким образом, происходят лишь в низкоэнергетической части спектра. Энергетический баланс приведен в табл. 3.1. Эта таблица позволяет непосредственно сравнить фазу пробоя с фазами дугового и тлеющего разрядов, которые будут рассмотрены ниже. За окончание процесса пробоя можно принять точку, в которой потенциал зажигания падает до величины, меньшей 10 % его начального значения, или, что имеет физический смысл, точку, соответствующую появлению горячего пятна на катоде и превращению разряда в электрическую дугу.
Скорости расширения во время пробоя значительно превышают скорости самоподдерживающегося пламени. Это указывает на необходимость рассмотрения характеристики занимаемого плаз мой пробоя объема в момент времени, когда скорость расширения падает до значений, сравнимых со скоростями распространения пламени. В соответствии с приведенными на рис. 3.8 данными это происходит через несколько десятков микросекунд. Результаты измерения температуры в невозмущенной экваториальной плоскости, перпендикулярной оси искрового промежутка, приведены на рис. 3.9. Для сравнения на этом же рисунке приведены значения температуры, соответствующие фазам дугового и тлеющего разрядов. Видно, что на этом этапе пробоя максимальная температура плазмы падает до да3500 К, и к этому моменту времени почти вся потенциальная энергия превращается в тепловую энергию, сосредоточенную в достаточно большом тороидальном объеме.
В центральной области имеется пузырек холодного газа, эффективно изолирующий плазму от поглощающих тепло электродов. Этот пузырек является результатом течения в центральную часть холодного газа, обусловленного свойствами распространения сферических ударных волн. За фронтом повышенного давления в том же направлении движется фронт разрежения [25]. Возникновение этого разрежения обусловлено инерцией молекул газа, выбрасываемых со сверхзвуковой скоростью на начальном этапе расширения канала пробоя. Вследствие трения скорость расширения около поверхностей электродов намного меньше, чем в невозмущенных центральных областях, и, как только возникает разрежение, газ вдоль поверхностей электродов течет из внешних областей в область искрового промежутка. С увеличением интенсивности ударной волны перепад давлений увеличивается. Поскольку вязкость газа достаточно мала, этот поток холодного газа будет продолжаться и после прохождения волны разрежения.
Дуговой разряд. Электрической дуге всегда предшествует пробой, в процессе которого создается достаточно высокая для ее образования электрическая проводимость. Электрическая дуга характеризуется токами, сила которых превышает 100 мВ и ограничивается лишь величиной внешнего сопротивления. Напряжение горения очень мало (≈ 50 В при давлении воздуха 1 бар (108 Па) и искровом промежутке 1 мм), оно состоит из катодного падения ≈15 В, напряжения дуговой плазмы ≈10 В и анодного падения ≈ 25 В.Катодное падение требуется для поддержания существования большого количества горячих катодных пятен (с температурой Т порядка 3000 К, т. е.температуры испарения материала катода при давлении окружающей среды) расплавленного материала диаметром 10—40 мкм. Электроны, излучаемые пятнами, нужны для поддержания электрической дуги. Рис. 3.10 дает представление о повреждениях поверхности при дуге силой тока 10 А. Без таких пятен расплавленного металла дуга не может существовать, и все меры по их охлаждению приведут либо к увеличению катодного падения и образованию новых пятен, либо к угасанию дуги.
Вследствие высокой температуры катодных пятен происходит значительное испарение материала катода. В табл. 3.2 приведены результаты измерений скоростей эрозии для всех трех типов разряда. Скорости эрозии при дуговом и тлеющем разрядах увеличиваются с увеличением искрового промежутка, поскольку более высокое напряжение разряда является причиной накопления большого количества энергии в емкостях катушки и проводов, которая высвобождается, главным образом, при дуговом разряде. Для пробоя справедливо противоположное утверждение. Увеличение размеров искрового промежутка способствует увеличению продолжительности фазы пробоя и, таким образом, уменьшению энергии, сохраняемой для последующей фазы дугового разряда. В оптимальных конструкциях отрицательная роль последующего дугового разряда может быть уменьшена, в результате чего появляется возможность достижения скоростей эрозии, значительно меньших, чем при дуговых разрядах. Это полезно учитывать для продления срока службы свечей зажигания.
Стационарные значения плотности электронов и температуры в центре дуги составляют 1017 э/см3 и 5000—6000 К соответственно, они слабо зависят от силы тока дуги. Вследствие этого основной эффект следующей за пробоем дуги заключается не в усилении характерных проявлений пробоя, а в снижении и доведении до свойственных дуговому разряду значений плотности электронов и температуры газа. Вследствие уменьшения подвода энергии и снижения плотности электронов возможен лишь медленный процесс обмена энергией между электронами и тяжелыми частицами. В результате дуговой разряд приобретает характер чисто теплового процесса, и поэтому энергия передается поверхности плазмы благодаря теплопроводности и диффузии, а не сверхсжатию.
Эти процессы сравнительно медленны (миллисекунды), и их эффективность снижается по мере роста радиуса канала, по которому подводится энергия, - следствием этого является «гауссов» характер профиля температуры.
Поскольку температура при этом близка к ≈ 6000 К, степень диссоциации достаточно высока, несмотря на низкие уровни ионизации. Это, однако, характерно для очень малой области оси канала, так как температура быстро падает. Зависимость температуры дуги от времени и окончательный профиль температуры изображены на рис. 3.7 и 3.9 соответственно. Процесс расширения плазмы проиллюстрирован рис. 3.11. Продолжительный и интенсивный контакт плазмы дуги с электродами является причиной значительных потерь тепла вследствие теплопроводности. В то же самое время значительная часть тепла теряется в результате излучения поверхностью плазмы, поскольку это излучение не улавливается и процесс происходит сравнительно медленно. Подробные данные приведены в табл. 3.1.
Тлеющий разряд. Тлеющий разряд при высоком давлении очень схож с дуговым разрядом, за исключением того, что катод при этом холоден. Электронами обратной связи являются электроны, образующиеся в результате столкновения ионов. Поскольку эффективность процесса невысока, плотности и значения силы тока малы (<100 мА). При низких давлениях значительные участки поверхности катода подвергаются действию катодного механизма. Высокие давления способствуют локализации этих участков и, таким образом, переходу к режиму дугового разряда. То же самое происходит в случае увеличения силы тока до значений, превышающих ≈100 мА. В результате будут образовываться горячие катодные пятна. Вследствие довольно значительной продолжительности разряда (до нескольких миллисекунд) его можно считать стационарным разрядом и, таким образом, для изучения его свойств можно использовать значительную часть литературы по разрядам при высоких давлениях в газах [26—29].
Для излучения достаточного количества электронов обратной связи требуется достаточно большое катодное падение напряжения (≈ 400 В). Значение катодного падения напряжения определяется соотношением [28]
Uc = 3Ui In (1 + Г),
откуда следует, что Uc = 400 В для типичных значений напряжения ионизации Ut (14 534 В для N) и Г ≈ 10-4. Величина катодного падения напряжения зависит, таким образом, не от величины давления и температуры, а от состава окружающей газовой среды (Ui) и поверхностных слоев катода (Г, окислы, нагар, углеводороды и т. п.).
Поскольку область катодного падения напряжения сосредоточена в непосредственной близости у поверхности катода (<0,1 мм), почти вся энергия, поступающая в этот слой, передается катоду. Вследствие длительности процесса горения значительная часть энергии, поступающей в тлеющий разряд, опять теряется (до 50 % в неподвижной газовой среде при давлении 1 бар (10б Па), и искровом промежутке величиной 1 мм). Поскольку сила тока мала, напряженность поля в искровом промежутке составляет около 103 В/см. Значение анодного падения напряжения такое же, как и при дуговом разряде. Полная величина напряжения горения достигает ≈ 500 В при давлении 1 бар (106 Па) и искровом промежутке, равном 1 мм. Напряжение плазмы увеличивается при увеличении плотности газа. Коэффициент пропорциональности по результатам определения его при 300 К близок к ≈50 В/(мм X бар) (≈50∙10-5 В/(мм∙Па)).
Плотность электронов и температура ядра в установившемся состоянии составляют 2∙1014 см3 и 3000 К соответственно. Механизм переноса энергии из ядра к поверхности плазмы тот же, что и при дуговом разряде. Таким образом, канал тлеющего разряда представляет собой как бы нагретую проволоку с гауссовым профилем температуры по сечению. Экспериментальные данные уже были приведены на рис. 3.6, 3.9, 3.11 и в табл. 3.1.
Интенсивности эрозии малы (см. табл. 3.2), эрозия обусловлена в основном распылением катода. Интенсивность пропорциональна произведению силы тока и времени [30 ] и не зависит от самих их значений. Вследствие длительности процесса горения тлеющий разряд очень чувствителен к потокам, увлекающим разряд от электродов. При скоростях потоков до 15 м/с в процессе разряда образуется достаточное, количество новых электронов и ионов для плавного увеличения длины канала разряда, при этом пропорционально увеличивается напряжение горения. При более высоких скоростях потоков длина канала может достичь такой величины, что напряжение в искровом промежутке станет больше требуемого для образования новой искры между электродами еще до высвобождения энергии катушки зажигания. Это напряжение повторного зажигания мало (≈ 2—3 кВ), поскольку у катода имеется достаточное количество электронов и ионов. Таким образом, начальный разряд прерывается и последовательно образуются искры, каждая из которых начинается с фазы пробоя. Плазмы пробоя, сопутствующие этим искрам, менее эффективны из-за меньшей напряженности поля и значительной предионизации; в результате состояние плазмы соответствует фазе перехода от заключительного этапа пробоя к дуговому разряду. При этом каналы разряда отделяются друг от друга, и энергия каждого из них является лишь частью полной электрической энергии. Эффективная длина разряда может более чем в 20 раз превышать длину искрового промежутка. Часть плазмы, которая образовалась раньше, является носителем значительно большей части энергии по сравнению с плазмой, прилегающей к электродам. Увеличение напряжения горения в условиях работы двигателя может служить характеристикой потоков в области свечи зажигания.
3.2.3. ЭФФЕКТИВНОСТЬ ПЕРЕДАЧИ ЭНЕРГИИ
Описанные выше физические свойства различных типов разряда обусловливают то обстоятельство, что лишь часть электрической энергии из искрового промежутка фактически может быть передана топливной смеси для ее воспламенения. На рис. 3.12 приведены данные для тлеющего и дугового разрядов в неподвижном воздухе. Влияние потерь теплоты в электроды, а также анодного и катодного падений напряжения очевидно. Если только длительность разряда не становится очень малой (<10 мкс), характеристики передачи энергии не зависят от фактических значений силы тока и времени.
При пробое (рис. 3.13) возможно достижение очень высокой эффективности передачи энергии (>80 %), однако при увеличении количества энергии наблюдается тенденция снижения эффективности. Эта тенденция обусловлена увеличением продолжительности последующей фазы дугового разряда в случае, если конструкция
устройства зажигания, в котором разряд осуществляется в виде пробоя, не позволяет достаточно быстро передать всю энергию, накопленную за время пробоя. Применяемые системы зажигания нуждаются, таким образом, в оптимизации для обеспечения осуществления передачи энергии в предельно короткие промежутки, времени [33].
Для реальных двигателей неподвижное состояние газовой среды не характерно, и скорости движения топливной смеси могут быть достаточно высокими, особенно при достижении поршнем ВМТ. На рис. 3.14 приведены данные, иллюстрирующие влияние течения газа на эффективность передачи энергии. При пробое этого влияния совсем нет, поскольку энергия передается всего за несколько наносекунд (даже при скорости потока 100 м/с канал разряда за 10 не переместится не более чем на 1 мкм). При тлеющем и дуговом разрядах влияние заметно, поскольку канал разряда под воздействием потока смещается и соответственно удлиняется. Это влияние проиллюстрировано рис. 3.15. Если скорость потока менее 15 м/с, происходят повторные зажигания, число которых увеличивается, так что энергия распределяется между многочисленными независимыми каналами разрядов. Вследствие этого можно считать, что дуговой и тлеющий разряды имеют разветвленную форму, почти не зависящую от фактической величины искрового промежутка [34].
В результате удлинения канала разряда под влиянием потока ;газов отношение напряжения плазмы к величине анодного (катодного) напряжения уменьшается (увеличивается), и потери теплоты в электроды вследствие теплопроводности при этом уменьшаются. Таким образом, газу передается большее количество энергии, но в менее концентрированном виде: чем больше длина канала разряда, тем меньше, как будет показано в разд. 3.3.3, радиус окружающей его области, в которой выполняются условия (зажигания. Максимальная эффективность передачи энергии в Идеальных условиях, которым соответствуют приведенные в табл. 3.1 данные, будет достигаться при скоростях потока, близких к 15 м/с. При более высоких скоростях эффективность пере дачи энергии от отдельных каналов будет близкой к соответствующим идеальным условиям значениям 30 и 50 % для тлеющего и дугового разрядов соответственно, поскольку удлинение канала разряда при повторных зажиганиях способствует сохранению высокой эффективности передачи энергии.
Следует, однако, иметь в виду, что полное количество передаваемой энергии не может непосредственно служить мерой энергии, затрачиваемой на воспламенение у поверхности плазмы, поскольку ее величина зависит также от распределения температуры (см. рис. 3.9) и формы плазмы (радиуса зажигания и площади поверхности, см. разд. 3.3).
3.2.4. ВОСПЛАМЕНЕНИЕ ОТ ПЛАЗМЫ РАЗРЯДА
Спектроскопические методы позволяют наблюдать химические реакции (например, образование CN) уже через несколько наносекунд после начала образования искры (т. е. во время пробоя). Эти реакции являются результатом предельно высокой плотности радикалов в плазме пробоя, где все тяжелые частицы N, О, Н, С присутствуют в виде сильно возбужденных атомов и ионов. Поскольку, однако, температура ядра в это время слишком велика для существования устойчивых молекул, эти реакции могут происходить лишь на поверхности плазмы, где температура не очень высока. Скорость расширения плазмы при этом все еще сверхзвуковая, так что возможное влияние относительно медленно протекающих химических реакций на скорость движения фронта мало (см. рис. 3.8).
Все процессы переноса энергии определяются в основном состоянием быстро расширяющейся плазмы, в течение этого короткого периода времени химические реакции лишь незначительно; увеличивают полную энергию плазмы. Однако независимо от состояния плазмы и скорости ее расширения у поверхности плазмы всегда образуется зона, температура в которой (Т < 8000 К) соответствует идеальной для химической активности. Химические процессы в этой зоне представляют собой все возможные (в диапазоне температур от 8000 К до комнатной) реакции между присутствующими в ней веществами, хотя протекание этих реакций в значительной степени зависит от интенсивности излучаемых плазмой потоков энергии и частиц.
Вклад химических реакций в процессе расширения объема плазмы становится заметным, когда скорость расширения плазмы опускается ниже 100 м/с и скорости химических реакций становятся сравнимыми по величине с локальными значениями скорости расширения. В это время ядро плазмы и искры все еще образуется полностью среагировавшим газом, большая часть энергии которого представляет собой потенциальную энергию (см. рис. 3.5 и 3.6) радикалов N, О, Н, С из полностью диссоциированных молекул топливной смеси. Условия, создающиеся в результате значительного изменения температуры в тонком (0,6 мм при давлении 1 бар (105 Па) и 0,15 мм при давлении 4 бар (4∙105 Па)) поверхностном слое, т. е. в зоне воспламенения, могут быть охарактеризованы с помощью результатов расчета равновесного состава смеси СН4 с воздухом (приведенных в табл. 3.3), хотя в действительности состав обычно весьма далек от равновесного.
Поскольку скорости диффузии различных радикалов различны (коэффициент диффузии радикала водорода почти в 5 раз превышает коэффициенты диффузии других радикалов, что подтверждается приведенными в табл. 3.4 данными), в зоне реакции образуется неоднородная слоистая структура, причем радикалы водорода проникают в смесь дальше других радикалов. Таким образом, к высокотемпературной стороне зоны воспламенения энергия поступает со всеми радикалами в виде их потенциальной энергии (энергия одной частицы Ер ≈ 5 эВ, являющаяся в основном энергией диссоциации), которая во много раз превосходит тепловую энергию (энергия одной частицы ЕТ ≈ 0,7 эВ при 8000 К). Эту энергию радикалы передают молекулам смеси в результате нескольких столкновений. У низкотемпературной стороны, где концентрация радикалов превышает равновесную, начинается цепная реакция О и Н. Все эти процессы усиливаются под влиянием интенсивного потока тепла с большими градиентами.
Вследствие сказанного реакции будут происходить со скоростями, значительно превышающими скорости реакций в обычных условиях, и химическая энергия будет быстро высвобождаться. Из-за высокого насыщения азотом горючих смесей с воздухом во время фазы воспламенения, когда температура заметно превышает температуру обычного перемешанного пламени, преобладают реакции с радикалами N, обладающими очень большой энергией. Быстро образуются такие молекулы, как NO, NH и CN. Будучи неустойчивыми при низких температурах, эти молекулы вступают в сложные реакции горения углеводородов и воздуха [35, 36] и передают свою энергию молекулам других веществ, как только зона воспламенения охлаждается в процессе расширения.
Через несколько десятков микросекунд после возникновения искры температура плазмы снижается до температуры пламени, и поступление энергии из плазмы прекращается. Образующиеся в это время молекулы ОН, СН, С,, СО и др. указывают на то, что процесс горения становится таким же, как и в стационарном пламени. Это наиболее критический момент процесса, поскольку реакции в зоне воспламенения—пламени— к этому моменту должны развиться настолько, чтобы стать самоподдерживающимися. С этого момента скорость химической реакции должна быть достаточно высокой, чтобы компенсировать потери теплоты через поверхность вследствие диффузии и теплопроводности. Расчетные значения коэффициентов теплопроводности некоторых веществ, представляющие интерес, приведены в табл. 3.5.
Описанные процессы происходят на начальном этапе воспламенения независимо от вида плазмы, будь это плазма пробоя, дугового или тлеющего разряда, поскольку образование искры всегда начинается с фазы пробоя. Однако в результате особенностей практической реализации систем зажигания и из-за требований, предъявляемых к топливным смесям, энергия плазмы \ пробоя может оказаться недостаточной для обеспечения условий существования самоподдерживающегося пламени в период охлаждения. В этом случае (который характерен для плазмы дугового и тлеющего разрядов) начальные скорости реакций могут быстро падать с началом потерь теплоты. Зона реакции при этом будет перемещаться к областям более высоких температур (т. е. назад к оси разряда) до тех пор, пока условия для реакций не станут опять более благоприятными. Поскольку при дуговом и тлеющем разрядах теплота от оси разряда поступает в основном» вследствие теплопроводности, возможности увеличения скорости реакций меньше, чем при плазме пробоя, когда большая часть теплоты переносится радикалами. При неблагоприятных условиях зона воспламенения может переместиться даже почти к оси разряда, где температура максимальна. В области оси разряда будут также присутствовать радикалы, образовавшиеся в результате диссоциации кислорода и топлива, хотя концентрация их и будет меньше, как и в плазме пробоя. В этом случае при дуговом разряде для воспламенения создаются более благоприятные условия, чем при тлеющем разряде, благодаря более высокой температуре в районе оси разряда и более высокой вследствие этого плотности г радикалов.
В стехиометрических смесях энергии плазмы предшествующего пробоя в обычной свече зажигания (0,3—1 мДж, в зависимости от объема зазора между электродами) достаточно, как показано на рис. 3.16, для воспламенения. Все результаты измерения градиентов у фронта пламени ясно свидетельствуют о крутизне профиля температуры в начальной плазме пробоя. Отмечается лишь небольшой вклад в температуру фронта и скорость расширения плазмы дуги и еще меньше — плазмы тлеющего разряда. С другой стороны, увеличение подвода энергии к плазме пробоя способствует значительному ускорению реакций.
При обеднении топливной смеси скорости реакций могут уменьшиться, а количество требуемой для зажигания энергии увеличится. На рис. 3.17 при λ = 1,4 ясно видно более медленное размывание впадины на кривой, характеризующей разницу температур плазмы дугового разряда и плазмы пробоя. Это означает, что одной лишь плазмы пробоя с малой энергией, образующейся в свече зажигания, уже недостаточно для формирования само поддерживающегося фронта пламени. Реакции затормаживаются до тех пор, пока не подведется достаточное количество энергии плазмы дугового разряда для их осуществления, профиль температуры плазмы дугового разряда свидетельствует о более плавном снижении температуры у поверхности.
Энергия зажигания, таким образом, передается горючей смеси от плазмы в результате столкновений радикалов с высокой энергией (основная часть которой является потенциальной энергией), с молекулами окружающей среды, с одной стороны, и в результате диффузии и теплопроводности. Поскольку потенциальная энергия радикалов превращается в теплоту в результате всего лишь нескольких столкновений с тяжелыми частицами и пламя представляет собой тепловое явление, вообще говоря, нет необходимости четкого разграничения роли радикалов и температуры. Целью воспламенения является начало различных самоподдерживающихся химических реакций, так что оба эти процесса передачи энергии можно считать эквивалентными, если только значения плотности энергии соответствуют состоянию топливовоздушной смеси.
Поскольку скорость распространения пламени обратно пропорциональна толщине фронта пламени, более резкое изменение температуры и, следовательно, плотности частиц будет соответствовать более высоким скоростям переноса и способствовать, таким образом, созданию наилучших условий для распространения пламени. Увеличение градиентов является источником резервов для устранения отрицательных эффектов, проявляющихся на более поздних этапах распространения пламени. Более плавное изменение характеристик дугового и тлеющего разрядов приводит к увеличению толщины фронта, уменьшению его скорости, и поэтому фронт становится более чувствительным к различным возмущениям.
При высоких начальных скоростях пламени, желательных для экономичной работы двигателя, время, за которое совершаются процессы обмена энергией, сокращается и уменьшаются соответственно расстояние, через которое энергия передается примерно за 100 мкс, а также глубина диффузии. Энергию зажигания, таким образом, желательно подводить лишь к узкой зоне воспламенения, в то время как в остальной части объема сохраняются прежние условия.
3.2.5. ТИП РАЗРЯДА И РАСПРОСТРАНЕНИЕ ПЛАМЕНИ
Неподвижные смеси. Влияние типа разряда на процессы воспламенения и распространения пламени исследовалось на трех специально созданных системах зажигания с одинаковым количеством подаваемой на электроды электрической энергии, которые позволяли, насколько это возможно, реализовать лишь один тип разряда: пробой, дуговой или тлеющий разряд. Система CDI (3 мДж, 100 мкс) использовалась для получения дугового и тлеющих разрядов. Некоторые эксперименты проводились с использованием оборудования, позволяющего воспроизвести условия, характерные для работающего двигателя, при этом применялись системы TCI (для создания тлеющего разряда) и VFZ (для создания пробоя с такой же энергией, как и в системе TCI).
На рис. 3.18 показан ряд последовательных интерферограмм, позволяющих проследить процесс распространения пламени в не подвижной смеси СН4 с воздухом. Этот рисунок дает возможность быстро оценить изменение во времени и в пространстве положения фронта пламени в процессе воспламенения и на начальном этапе; распространения пламени. Первоначально цилиндрический канал разряда вскоре приобретает форму сферы, сплющенной у электродов вследствие эффектов гашения пламени. При воспламенении от дугового и тлеющего разряда фронт пламени представляет собой развивающуюся сферическую поверхность, а при воспламенении от пробоя существует промежуточный этап, когда фронт пламени имеет форму тора, лишь после этого он также принимает вид сферической поверхности. Размеры объемов и скорости распространения пламени уже приводились на рис. 3.8. На рис. 3.19 приведены дополнительные данные.
Как уже отмечалось ранее (см. рис. 3.16 и 3.17), предшествующий пробой в основном определяет процесс расширения объема в течение 10 мкс после начала образования искры, поскольку расширение плазмы происходит независимо от того, окружает ee горючая смесь или нет. Впоследствии расширение в негорючих смесях происходит гораздо медленнее из-за малой скорости процессов теплопроводности и диффузии. Непрерывный подвод энергии, длящийся более 10 мкс при дуговом и тлеющем разрядах, способствует увеличению скорости расширения объема пламени вследствие непрерывно продолжающегося нагрева центральной; области. Однако, как указывалось ранее, смесь воспламеняетсяеще до истечения 10 мкс. Это подтверждается существенным отличием изображенных на рис. 3.19 кривых для горючей смеси и воздуха. Опять убеждаемся, что при подводе одинакового количества энергии в процессе пробоя объем пламени во все моменты времени больше, чем при разрядах дугового типа. Причиной этому .служит не начальное увеличение объема, как можно было подумать, а весь ход процесса сгорания до его окончания. Таким образом, несмотря на кратковременность воспламенения, его влияние ощущается в течение всего последующего процесса.
Рис. 3.16 и 3.17 позволяют объяснить различие скоростей расширения пламени различием распределения температур. При пробое и дуговом разряде объем пламени по истечении 50 и 230 мкс соответственно одинаков, но распределение температур в объеме различно. В смесях СН4 с воздухом стехиометрического состава , процесс распространения фронта пламени определяется градиентами температуры плазмы начального пробоя, влияние дугового разряда, нагревающего главным образом центральную область, менее значительно. То же самое можно сказать и о тлеющем разряде, причем его влияние еще меньше. Скорость распространения фронта пламени определяется, таким образом, градиентами температуры плазмы на предшествующем этапе пробоя. Это означает, что процессы переноса тепла теплопроводностью и диффузией обычно протекают слишком медленно для того, чтобы внести заметный вклад в перенос энергии из центральной зоны к поверхности горения. Оценить характерные времена процесса воспламенения можно по кривым расширения объема пламени в воздухе.
Чем больше энергия фазы пробоя, тем быстрее распространяется пламя. Это противоречит встречающемуся в литературе по устойчивому горению утверждению, что скорость горения не зависит от процесса воспламенения, а зависит лишь от состава горючей смеси [2]. Фактически, как и в двигателях, воспламенение и распространение пламени являются нестационарными процессами, на весь ход которых существенно влияют начальные условия. Теоретически это будет показано ниже. Указанная особенность более подробно иллюстрируется рис. 3.20, на котором показаны профили температуры в различные моменты процесса распространения пламени. Дуговой и тлеющий разряды лишь незначительно влияют на температуру поверхности плазмы. На этих рисунках показано более значительное повышение температуры фронта пламени при пробое в соответствующие моменты времени.
Скорости расширения могут вдвое превышать скорости, наблюдаемые при тлеющем и дуговом разряде, и, кроме того, на внутренней поверхности тора плазмы пробоя может возникать второй фронт пламени. Это еще раз указывает на необходимость увеличения градиентов температуры (и соответственно концентрации радикалов) в тонком слое воспламеняющейся смеси для повышения эффективности процесса воспламенения и достижения требуемого увеличения скоростей реакций.
Влияние увеличения искрового промежутка показано на рис. 3.21. Увеличение промежутка с 0,5 до 0,7 мм приводит к уменьшению отвода теплоты в электроды. При дальнейшем его увеличении (>1 мм) этот эффект исчезает. В этом случае влияние увеличения размеров промежутка обусловлено повышением напряжения зажигания, следствием которого является перераспределение энергии зажигания в сторону увеличения энергии пробоя (Еb =1/2CUo2). Такое же явление наблюдается и при применении системы зажигания VFZ, когда увеличение искрового промежутка приводит к уменьшению энергии фазы дугового разряда и увеличению энергии фазы пробоя.
Увеличение скоростей реакций особенно полезно при работе на бедных смесях, когда температура пламени понижается и реакции происходят очень медленно. На рис. 3.22 показано влияние типа плазмы на увеличение давления в процессе реакции. Даже при λ = 1, когда для начала реакции достаточно лишь весьма незначительной энергии зажигания, скорости реакции заметно возрастают. При λ = 1,4 относительное ускорение гораздо существеннее, что указывает на необходимость значительного увеличения подвода энергии в зону воспламенения при работе на бедных смесях. Пределы допустимого обеднения топливной смеси за счет этого могут быть расширены, как показано на рис. 3.23, а это позволит увеличить термический КПД двигателя и уменьшить циклические изменения давления.
Если разряд только тлеющий, то воспламенение возможно лишь для очень близких к единице значений коэффициента избытка воздуха λ. Диапазон допустимых значений λ расширяется, если используемый тип разряда позволяет более эффективно подводить энергию к зоне воспламенения. Допустимая для воспламенения степень обеднения может, с другой стороны, служить очень чувствительным показателем того, какое количество энергии фактически подводится к зоне реакций.
На рис.3.24 приведены результаты сравнения зависимости пределов воспламеняемости при использовании систем зажигания TCI и VFZ от количества подводимой энергии. В то время как при применении системы VFZ не очень существенное увеличение подводимой энергии позволяет почти достичь теоретического предела воспламеняемости, соответствующего λ = 1,95, применение системы TCI не позволяет выйти за рамки λ = 1,5, что объясняется недостаточной эффективностью процесса переноса энергии. Приведенные результаты свидетельствуют также о том, что для работы двигателей на бедных смесях не требуется непомерного увеличения подводимой для зажигания энергии, пределы воспламеняемости можно расширить, используя современные системы зажигания.
В реальных процессах сгорания на воспламенении и распространении пламени всегда будут сказываться локальные свойства неоднородной горючей смеси, такие как концентрация, состав, распределение, интенсивность турбулентности и др. Статистической моделью неоднородной смеси может служить изображенная на рис. 3.25 совокупность случайным образом распределенных в пространстве сфер с различными свойствами, размеры которых определяются статистически средней величиной объема неоднородностей.
Если размеры плазмы сопоставимы или меньше диаметра сферы, то влияние локальных свойств будет значительным. С другой стороны, влияние неоднородности не будет сказываться, если объем плазмы намного больше диаметра такой сферы, поскольку в этом случае свойства объема, в котором происходит воспламенение, будут средними, а не локальными свойствами горючей смеси. Это полностью подтверждается экспериментальными данными, приведенными на рис. 3.26. При больших объемах плазмы влияние неоднородности смеси сказывается меньше. Уместно напомнить, что нет никакой необходимости требовать, чтобы плазма целиком заполняла всю сферу, вполне достаточно иметь плазму в виде сферической оболочки, толщина которой в несколько раз превышает толщину фронта распространяющегося пламени.
На рис. 3.27 приведены данные об изменении во времени давления, иллюстрирующие влияние на процесс распространения пламени стенок. При воспламенении в центре камеры реакции происходят быстрее и пиковое давление увеличивается. По мере приближения точки воспламенения к стенкам отток теплоты в стенки начинается раньше, что приводит к уменьшению термического КПД. Изменение угла наклона кривой роста давления указывает на то, что в этот момент времени значительная часть продуктов сгорания достигает стенок камеры. При обеднении смеси скорость сгорания уменьшается и потери теплоты увеличиваются. Характер же влияния близости стенок, как видно из рисунка, остается неизменным.
Подвижные смеси. Величины скоростей распространения пламени в неподвижных смесях слишком малы для обеспечения нормальной работы быстроходных двигателей. Увеличение скорости сгорания достигается созданием турбулентного потока смеси. Турбулентное течение влияет и на процесс воспламенения и на процесс распространения пламени.
Основной поток и макротурбулентности (большие медленно вращающиеся вихри, диаметры которых значительно превышают толщину фронта пламени) будут перемещать плазму зажигания и фронт пламени по камере сгорания, сами не участвуя непосредственно в происходящих реакциях. При таком перемещении, однако, объем, в котором происходят реакции горения, может касаться стенок, что будет способствовать потерям теплоты. На этапе воспламенения потери такого рода будут тормозить процесс образования самоподдерживающегося пламени, а на более поздних этапах увеличение потерь теплоты приведет к неполному сгоранию.
Микротурбулентности (малые быстро вращающиеся вихри, размеры которых сопоставимы с толщиной фронта пламени), с другой стороны, способствуют интенсификации переноса обладающих высокой энергией частиц с горячей поверхности фронта пламени в негорящую смесь и наоборот, что ускоряет теплообмен во фронте пламени (благодаря турбулентной диффузии и теплопередаче), который происходит гораздо быстрее, чем при обычной диффузии и теплопередаче. Реакции горения при этом будут подавляться турбулентным теплообменом, и последующий процесс распространения пламени будет определяться уровнем турбулентности. При слишком большой турбулентности в процессе воспламенения температура в зоне воспламенения понизится. В отдельных случаях реакции горения могут совсем прекратиться. В случаях, когда скорости реакций превышают скорости турбулентного теплообмена, скорость сгорания существенно увеличится. Однако, поскольку влияние турбулентности не ограничивается перемещением фронта пламени, отвод тепла к стенкам увеличивается и эффективность процесса сгорания снижается. Турбулентность течения смеси оказывает, таким образом, двоякое влияние. Хотя она и не изменяет химической природы про исходящих процессов, ее наличие способствует увеличению роли различных описанных ранее факторов независимо от того, положительно или отрицательно они влияют на ход процесса сгорания. Наибольший эффект достигается, когда скорость повышения интенсивности турбулентности такова же как и скорость стабилизации процесса горения.
В случаях, когда размеры ядра пламени, при больших размерах пламени велики, реакции происходят быстрее и отрицательные эффекты турбулентности сказываются меньше. Это иллюстрируется рис. 3.28 и 3.29. В то время как при применении системы зажигания TCI ядро пламени не развивается в направлении, противоположном потоку со скоростью 50 м/с, перпендикулярному оси зазора между электродами, при применении системы VFZ процесс сгорания благодаря турбулентности ускоряется и пламя быстрее достигает требуемой скорости.
Основные закономерности, установленные при анализе процесса воспламенения неподвижных смесей, справедливы и при их турбулентном движении, хотя и проявляться эти закономерности будут по-другому, как это указывалось ранее. Поскольку микротурбулентности снижают начальную температуру пламени точно так же, как и обеднение смеси, предел воспламеняемости при наличии турбулентности смещается в направлении более богатых смесей. Это показано на рис. 3.30. На кривой для системы зажигания VFZ этот эффект выражен очень четко, поскольку показатели теплопередачи у этой системы не меняются. У системы же зажигания TCI способности к воспламенению при увеличении скоростей потока примерно до 15 м/с увеличиваются, поскольку канал разряда при этом удлиняется и отток тепла к электродам уменьшается (см. разд. 3.2.2). Таким образом, сначала предел воспламеняемости смещается в сторону более бедных смесей. При более высоких скоростях, однако, смещение предела воспламеняемости в сторону богатых смесей происходит даже быстрее, поскольку появление вторичных искр способствует прекращению подвода энергии к плазме разряда. Этот эффект ограничивает возможности минимизации обусловленных турбулентностью потерь теплоты в системах зажигания TCI вследствие нарушения способности воспламенять смеси при малых скоростях течения.
3.3. ОПИСАНИЕ ПРОЦЕССА ЗАЖИГАНИЯ
3.3.1. ВОСПЛАМЕНЕНИЕ
В литературе описано несколько теорий процесса воспламенения [38—42], которые специально были разработаны для случаев, когда время воспламенения не ограничено. Поскольку мы видели, что распространение пламени начинается у поверхности быстро расширяющейся плазмы зажигания, то на самом деле время воспламенения ограничено, и при описании нестационарных процессов воспламенения и распространения пламени в двигателях требуется учитывать влияние отличной от нуля начальной скорости. Несмотря на то, что начальный этап воспламенения характеризуется наличием большого количества радикалов высокой энергии, процесс воспламенения в простейшем «нулевом» приближении можно считать тепловым процессом, поскольку все происходящее во фронте самоподдерживающегося пламени тесным образом связано с характером изменения температуры во фронте пламени. Основной задачей приближенной теории процесса воспламенения является выявление основных зависимостей на основе анализа данных экспериментальных исследований, их обобщение и применение в каких-либо конкретных условиях, а не воспроизведение отдельных экспериментально обнаруженных результатов. Критерием успешного воспламенения будем считать одинаковость теплового баланса зоны воспламенения и фронта самоподдерживающегося пламени, расширяющегося со скоростью vF. Процессами излучения будем пренебрегать, так как излучение пламени представляет собой в основном инфракрасное излучение СО2 и Н2О, которое обычно не может поглощаться нереагирующей смесью из-за отсутствия этих веществ перед фронтом пламени[37].
Вклады в тепловой поток через фронт пламени процессов диффузии и теплопроводности (а также и турбулентности) суммарно учитываются одним коэффициентом переноса χО, имеющим размерность удельной теплопроводности. Предполагая, что фронт пламени имеет сферическую форму и что давление постоянно (температура изменяется как показано на рис. 3.31), после линеаризации получаем следующие выражения, характеризующие изменения энергии в нереагирующем элементарном объеме ΔV (сферической оболочке произвольного радиуса r1 и толщины Δr1 за время Δt. Энергия ΔQV объема ΔV вычисляется по формуле
Суммарные потери энергии через холодную поверхность (потери энергии через холодную поверхность за вычетом энергии, подводимой с горячей стороны при неизменном градиенте температуры) определяются с помощью выражения
Развитие самоподдерживающегося пламени происходит лишь в том случае, когда суммарные потери через поверхность не превышают энергии, заключенной в элементарном объеме, т. е. когда выполняется условие
ν = ΔQV/ΔQA >1 (3.3)
или в явном виде,
Это означает, что при постоянной величине относительный прирост энергии в зоне воспламенения увеличивается с увеличением координаты. Условия развития пламени более благоприятны при большем удалении от центра разряда. До начала самоподдерживающегося развития пламени величина = vp, где vp — скорость расширения плазмы. В результате получаем следующее значение минимального радиуса плазмы, достижение которого необходимо для успешного воспламенения:
Сопоставление результатов расчетов по этому соотношению при использовании исходных данных по литературным источникам с результатами измерений пределов воспламеняемости бедных смесей для разрядов, характеристики которых представлены на рис. 3.9, показало хорошее соответствие вычисленных и замеренных минимальных радиусов воспламенения [10]:
Все параметры, входящие в выражение (3.5), влияют на величину радиуса воспламенения так, как это следует из экспериментальных наблюдений. В связи с этим особого внимания заслуживает оценка влияния величины коэффициента избытка воздуха в смеси λ. То обстоятельство, что этот параметр входит в стоящую в знаменателе разность через величину х, способствует усилению его влияния. Для бедных смесей небольшое увеличение параметра λ может привести к значительному увеличению радиуса воспламенения. Поскольку энергия воспламенения пропорциональна величине r3min, потребности в большой энергии плазмы настоятельно требуют более экономного использования электрической энергии в плазме оболочечной структуры.
Таким образом, большое значение приобретает вопрос оптимального использования ограниченной энергии разряда, осуществляемого за возможно наиболее короткий промежуток времени. Высокие давления (высокие плотности энергии) улучшают условия воспламенения путем уменьшения величины минимального требуемого радиуса воспламенения, а ускорение процессов теплообмена оказывает противоположное влияние. При слишком больших величинах χ0 требуемый радиус воспламенения может стать чрезмерно большим, а при слишком малых величинах уменьшится скорость распространения пламени.
Если все газы внутри сферы, возбужденной искрой, имеют температуру Т = TF (сферическая структура, см. рис. 3.31), то минимальная энергия воспламенения определяется выражением
где = (TF + TO)/2 — температура, близкая к средней температуре зоны воспламенения. Однако, поскольку воспламенение обусловлено лишь процессами, происходящими в тонком поверхностном слое, ядро при оболочечной структуре плазмы может иметь комнатную температуру и фактическая минимальная энергия определяется выражением
При цилиндрической поверхности плазмы (большой зазор между электродами, результат воздействия потока на плазму дугового или тлеющего разрядов) имеем
Отсюда напрашивается "вывод о том, что плазма в виде длинных цилиндров предпочтительнее сферической. Однако это не так, поскольку минимальные значения энергии получаются сравнимыми со значениями для сферической структуры лишь для цилиндров, у которых l ≈ rmin, s. Это условие не всегда удается выполнить в реальных системах зажигания из-за ограничений, обусловленных допустимыми размерами искрового промежутка, максимально возможными уровнями турбулентности и продолжительностью разряда.
Для очень коротких цилиндров или при очень больших значениях радиуса плазмы получаем следующее выражение для величины расстояния гашения:
Здесь вместо скорости распространения плазмы подставлена величина vF. Величина расстояния гашения, таким образом, не постоянна, а сильно зависит от скорости фронта пламени. Это обстоятельство может оказаться полезным для уменьшения отрицательного влияния различных зазоров и канавок на состав отработавших газов двигателей.
3.3.2. РАСПРОСТРАНЕНИЕ ПЛАМЕНИ
Поскольку воспламенение и начальный этап процесса распространения пламени отделить друг от друга невозможно, для интерпретации экспериментальных данных полезно оценить увеличение с течением времени радиуса пламени. Это можно сделать с помощью соотношения (3.4), учитывая дополнительное увеличение объема, обусловленное высвобождением химической энергии, и решая дифференциальное уравнение после исключения зависящей от времени температуры пламени с помощью использования гипотезы избытка энтальпии в пламени Льюиса и Эльбе [2]. Кроме того, предполагается, что скорость высвобождения химической энергии намного превышает скорость теплопроводности и что скорость пламени можно разделить на постоянную и переменную составляющие. В результате для определения скорости фронта пламени получаем соотношения
откуда нетрудно найти ее численно на ЭВМ.
Для малых значений vF в период воспламенения и на начальном этапе распространения пламени можно получить приближенное решение в замкнутой форме
Подставляя сюда вместо χ0 соответствующие функции времени, можно учесть влияние течения смеси и турбулентности, так как величина χ 0, по определению, является величиной, характеризующей процессы теплообмена во фронте пламени. Если предположить — рис. 3.32 подтверждает справедливость этого предположения, — что фронт пламени имеет сферическую форму, то можно проследить влияние величины радиуса поверхности воспламенения и турбулентности на процессы воспламенения и распространения пламени (рис. 3.33). В неподвижных смесях (уровень турбулентности равен нулю) большему начальному радиусу плазмы соответствует более быстрое распространение пламени. Заметно также, что начальные условия определяют процесс расширения и на более поздних этапах горения, что подтверждается экспериментальными наблюдениями (см. разд. 3.2.5). При слишком малых радиусах поверхности воспламенения пламя гасится (на рисунке не показано).
Турбулентность при движении поршня вверх в момент, близкий к моменту зажигания, можно считать пропорциональной времени, отсчитываемому от появления искры. Таким образом, χ 0(f) = χ 0 + n χ1t, где величина п характеризует интенсивность турбулентности. Расчеты (рис. 3.33) показывают, что такая турбулентность при заданном радиусе поверхности воспламенения будет ускорять движение фронта пламени, если интенсивность турбулентности не очень велика (п = 1). При увеличении интенсивности на начальном этапе скорость распространения пламени будет уменьшаться, но затем, с течением времени, она будет увеличиваться. При слишком большой интенсивности турбулентности (п = 8) пламя погасится, поскольку фронт пламени будет быстро охлаждаться.
Выявленные расчетом закономерности процесса распространения пламени подтверждаются экспериментальными результатами, приведенными на рис. 3.34. Так, изменение давления при увеличении скорости течения потока смеси соответствует ожидаемому характеру процесса горения. При vF = 50 м/с роста давления не происходит, хотя шлирен-методом наличие плазмы при этом подтверждается. Влияние радиуса поверхности воспламенения.(наименьший для системы CDI и наибольший для системы VFZ) на скорости реакций показано на нижних диаграммах. Возрастание скоростей реакций при увеличении объема плазмы происходит аналогично возрастанию под влиянием турбулентности, но без заметных отклонений на начальном этапе процесса (см. нижнюю часть рис. 3.34).
Это означает, что для системы зажигания с ограниченной энергией плазмы зажигания может оказаться целесообразным обеспечить малые уровни турбулентности на начальном этапе расширения, пока фронт пламени разовьется настолько, что он сможет противостоять турбулентности более высокого уровня. Это полностью подтверждается результатами исследований двигателей с искровым зажиганием, выполненных методом теневой фотографии. Для ускорения распространения пламени потребуется увеличение интенсивности турбулентности, пропорциональное увеличению размеров фронта пламени.
На рис. 3.35 показаны результаты расчетов по оценке влияния величины коэффициента избытка воздуха λ. При проведении этих расчетов, как и при получении результатов, приведенных на рис. 3.33, дополнительно учитывалось линейное увеличение коэффициента переноса вследствие турбулентности. Видно, что при малых значениях радиуса поверхности воспламенения возможности обеднения смеси ограничены, и при больших значениях λ становятся значительными времена задержки (увеличивается продолжительность индукционного периода). Если значения λ слишком велики, воспламенение происходит, но самоподдерживающееся распространение пламени при этом становится невозможным. Увеличение радиуса поверхности воспламенения может позволить устранить эти ограничения, благодаря чему появляется возможность использования очень бедных смесей (сравним результаты для λ = 1,93 при r/r0 = 1 и 4).
При больших значениях радиуса уравнение (3.12) принимает вид
Отсюда следует, что скорость пламени vF = по истечении достаточно большого количества времени достигает некоторой постоянной величины при больших значениях радиуса, как и при линейном расширении пламени. Максимальная температура пламени становится при этом равной температуре адиабатического пламени. Кроме того, с течением времени скорость пламени становится уже независимой от давления (т. е. от нагрузки двигателя), как это предсказывается общей теорией распространения пламени [24] и подтверждается экспериментальными наблюдениями [44]. В то время как на начальном этапе распространение пламени ускоряется при увеличении давления окружающей среды, впоследствии скорость его зависит в основном от уровня турбулентности (χ0) и теплоемкости при температуре пламени (Срi): турбулентность ускоряет процесс, а изменение теплоемкости замедляет, особенно при начале процесса диссоциации.
Обеднение смеси приведет к уменьшению скорости пламени, но, поскольку радиус поверхности пламени к этому времени уже достаточно велик, снижение скорости распространения пламени из-за увеличения λ может быть скомпенсировано повышением уровня турбулентности. Возможности использования бедных смесей могут быть, таким образом, расширены за счет интенсификации движения топливного заряда в камере сгорания при условии сохранения ядра пламени на начальных этапах процесса, когда особенности процесса определяются системой зажигания.
Процесс распространения пламени следует рассматривать как процесс, состоящий из двух этапов. На первом этапе процесс весьма чувствителен к внешним условиям, особенно при воспламенении и на начальной стадии горения. Второй этап нечувствителен к внешним условиям, он почти полностью определяется изменением во времени микротурбулентности. В двигателях турбулентность в основном является следствием движения поршня, и характер ее определяется формой камеры сгорания, наиболее интенсивна она в окрестности ВМТ (10—15° угла поворота коленчатого вала). Это объясняет, почему в процессе анализа различных характеристик процесса горения при оценке скорости сгорания обнаруживается их очень слабая чувствительность к изменению различных параметров (типа зажигания, состава смеси, качества смеси и т. п.) на заключительном этапе процесса и очень сильная чувствительность на первом (индукционном) этапе.
Скорость фронта пламени может быть также увеличена в результате повышения температуры Т1 без необходимого увеличения потерь теплоты, наблюдаемого при увеличении χ0. Увеличение температуры заряда на входе для ускорения распространения пламени при работе на бедных смесях или при неполной нагрузке выглядит вследствие этого весьма привлекательным, если желательно сохранение высокой эффективности теплоиспользования в процессе сгорания. При очень высоких температурах реакции будут происходить очень быстро (горение будет детонационным), это объясняется стремлением к нулю знаменателя в формуле (3.16) и является следствием того, что температура горючей смеси в процессе горения увеличивается в результате адиабатического сжатия остаточных газов продуктами сгорания: чем выше Т1 тем быстрее распространяется фронт пламени, чем быстрее происходит сгорание, тем больше увеличивается T1, и т. д.
Для предотвращения этого явления обычно применяется интенсификация движения горючей смеси в камере сгорания (по возможности вдали от фронта пламени) и поддерживание величины Т1 на безопасном уровне за счет увеличения теплоотвода, приводящего к уменьшению КПД. Однако, поскольку невозможно создать турбулентность лишь в зоне несгоревших газов, ее интенсификация тоже способствует ускорению распространения пламени, так что организация оптимального движения смеси в камере сгорания является сложным вопросом.
Типичные примеры результатов расчетов по формулам (3.12)— (3.14) приведены на рис. 3.36—3.38, иллюстрирующих влияние на процесс распространения пламени радиуса поверхности воспламенения, величины λ, уровня турбулентности и начальной температуры. Хотя влияние величины радиуса поверхности воспламенения наиболее значительно, как уже указывалось ранее, на начальных этапах распространения оно сохраняется в течение длительного периода времени.
Наконец, на рис. 3.39 показано, каким образом с помощью организации процесса воспламенения можно улучшить топливную экономичность нутом уменьшения потерь теплоты. Для описания уровня турбулентности при движении поршня около ВМТ использовалась функция
Считая произвольно размер камеры сгорания таким, что r/r0 = 63, можно убедиться, что при малоинтенсивной турбулентности (п < 100) реакция не сможет завершиться при нахождении поршня около ВМТ. Значительная часть, топливной смеси будет медленно догорать, что приведет к уменьшению термического КПД. При чрезмерно большой турбулентности (п = 360), с другой стороны, горение завершится слишком рано. Сохраняющаяся интенсивная турбулентность продуктов сгорания послужит причиной больших потерь теплоты, величина которых пропорциональна массе продуктов сгорания, интенсивности турбулентности и величине коэффициента теплопереноса, увеличивающейся при этом более чем в 14 раз [46]. Ожидаемое улучшение топливной экономичности в результате, например, увеличения степени сжатия ограничено, таким образом, связанным с этим увеличением потерь теплоты [32, 47, 48]. При увеличении радиуса поверхности воспламенения оптимальный уровень турбулентности, при котором горение будет завершаться вовремя, может быть уменьшен (п = 80) по сравнению с необходимым при меньшем радиусе. Благодаря снижению уровня турбулентности потери теплоты в процессе сгорания уменьшатся и топливная экономичность улучшится.
Несмотря на упрощенный характер, описанная модель правильно отражает основные закономерности процесса воспламенения, выявленные в лабораторных условиях или по результатам анализа работы двигателей. Эта модель может быть также использована для описания и ряда других не рассмотренных в приведенных примерах факторов путем задания интересующих параметров в виде соответствующих функций времени.
3.3.3. ОСНОВНЫЕ ЗАКОНОМЕРНОСТИ ПРОЦЕССА ВОСПЛАМЕНЕНИЯ И ТРЕБОВАНИЯ К НЕМУ
На основании анализа результатов экспериментальных и теоретических исследований выявлены закономерности и сформулированы следующие требования к процессу воспламенения, которые могут составить основу требований к системам зажигания с оптимальными характеристиками.
1. Из всей электрической энергии, поступающей в искровой , промежуток, для воспламенения доступна лишь та ее часть, которая содержится в поверхностном слое плазмы искры. Толщина этого слоя — зоны воспламенения — имеет порядок толщины фронта пламени, а плотность содержащейся в нем энергии зависит от типа разряда. Наибольшие плотности энергии и градиенты температуры в зоне воспламенения достигаются, когда энергия зажигания подается в искровой промежуток за возможно кратчайший период времени.
2. Независимо от формы плазмы искры (будь то сфера или цилиндр) радиус воспламенения должен быть минимальным, его величина увеличивается с увеличением λ. Величина минимального радиуса воспламенения уменьшается с увеличением давления окружающей среды и скорости расширения плазмы, а влияние других факторов, увеличивающих потери теплоты из зоны воспламенения, будет способствовать увеличению радиуса воспламенения. После воспламенения скорости горения пропорциональны поверхности пламени, так что желательно, чтобы форт плазмы соответствовала большему значению rmin и большей поверхности горения.
3. Промежуток времени, в течение которого должна быть подведена энергия воспламенения, сокращается при увеличении требуемой начальной скорости пламени. Подвод энергии после завершения процесса воспламенения не ускоряет распространение пламени.
4. Если радиус плазмы больше минимального радиуса воспламенения, то скорости реакции возрастают, полное время сгорания уменьшается и влияние отрицательных факторов уменьшается.
5. Поскольку энергия воспламенения увеличивается пропорционально r 3min при работе на бедных смесях потребуется чрезмерно большое количество энергии, если только плазма не будет иметь соответствующую структуру. Идеальной структурой является сферическая оболочка, энергия в которой сосредоточена лишь в зоне воспламенения.
Эти закономерности и рекомендации имеют общий характер, они справедливы для систем зажигания всех типов: от обычных катушечных систем до факельных и плазменно-дуговых. В литературе можно найти много сведений о различных оптимальных условиях искрового разряда, обсуждать их здесь подробно нет возможности. Нижеследующий пример поможет читателю лучше понять основные результаты, изложенные в этой главе, и покажет, как их можно использовать на практике.
Для создания оптимальных условий искрового зажигания при работе требуется обеспечить некоторые оптимальные значения силы тока искры (т. е. тока тлеющего разряда) и длительности разряда (тлеющего разряда). Увеличение силы тока тлеющего разряда приведет к увеличению энергии, подводимой к плазме тлеющего разряда, и, следовательно, увеличению радиуса поверхности воспламенения. Однако, поскольку напряжение раз ряда снижается с ≈ 500 до ≈ 50 В, если сила тока превышает 100—200 мА (переход от тлеющего к дуговому разряду, см. разд. 3.2.2), эффективная подводимая мощность уменьшится с Pg = 500 В∙0,1 мА∙0,3 = 15 Вт до Ра = 50 В∙0,1 мА∙0,5 = 2,5 Вт и уменьшится также радиус поверхности воспламенения (при этом использовано предположение, что значения КПД передачи энергии оптимальны, т. е. они приняты равными 0,3 и 0,5 соответственно). Таким образом, оптимальные значения силы тока установлены. Однако, если сила тока превысит 1 А, радиус поверхности воспламенения станет больше прежнего оптимального значения, так как при этом дуговой разряд обеспечит подвод большей мощности. Это объясняет положительный эффект дополнительных высокоэнергетических разрядов в обычных системах зажигания.
Оптимальные значения длительности разряда в диапазоне микро- и миллисекунд зависят от степени неоднородности горючей смеси. При более длительном разряде вероятность того, что при плазме с малой поверхностью воспламенения условия окажутся благоприятными, будет больше. Однако возможности улучшения условий таким путем ограничены вследствие повышения интенсивности турбулентности при приближении поршня к ВМТ, приводящей к ухудшению условий воспламенения и снижению термического КПД при позднем зажигании.
Оптимальные значения параметров, конечно, будут зависеть от индивидуальных особенностей двигателя и от условий эксперимента.
При совместном изменении параметров, регулирующих процесс воспламенения, и других параметров двигателя, осуществляемом с учетом их взаимосвязи, возможности оптимизации могут быть существенно расширены. Это уже неоднократно отмечалось ранее. Таким образом, в будущем можно ожидать Существенного повышения топливной экономичности и снижения токсичности отработавших газов в результате повышения эффективности процесса горения.
Некоторые из результатов, достигнутых в этом направлении, описаны в ряде статей [50—55], в которых подробно рассматриваются вопросы улучшения работы двигателей. Хотя достижение этих результатов непосредственно основано на учете закономерностей процессов воспламенения и распространения пламени, обсуждение их в рамках данной главы не представляется возможным. Заинтересованный читатель может обратиться к указанным статьям.
3.4. ВЛИЯНИЕ ПАРАМЕТРОВ СИСТЕМЫ ЗАЖИГАНИЯ НА РАБОТУ ДВИГАТЕЛЯ
На работу двигателя влияет множество взаимосвязанных параметров, выявить индивидуальное влияние которых в реальных эксплуатационных условиях очень трудно. Ниже будет приведен ряд примеров, иллюстрирующих влияние процесса зажигания на важные показатели двигателя, и будет дано объяснение этого влияния с помощью описанных выше закономерностей процесса горения. Определение показателей работы двигателя производилось при использовании специальных систем зажигания, разряд в которых является преимущественно разрядом одного типа. В качестве базовой использовалось обычная система TCI.
В табл. 3.6 сравниваются показатели работы двигателя при использовании экспериментальных систем зажигания, разряд в которых является либо пробоем, либо дуговым или тлеющим разрядом. Поскольку при близком к стехиометрическому составу смеси требуемый радиус поверхности воспламенения мал и этому требованию удовлетворяют все использованные системы, показатели почти не изменятся. Некоторое изменение выделений NO объясняется тем, что при большем объеме плазмы сгорание происходит быстрее. При наименьшем радиусе поверхности воспламенения (система CDI) концентрация NO в отработавших газах минимальна, а при наибольшем радиусе (в случае разряда в виде пробой) максимальна.
При работе на бедных смесях различие крутящих моментов и токсичности отработавших газов при применении разных систем зажигания становится заметным. В то время как какая-либо корреляция между величинами крутящего момента и подводимой электрической энергией отсутствует, изменение крутящего момента вполне соответствует описанным ранее свойствам разрядов различных типов. Чем больше радиус поверхности воспламенения в системе зажигания, тем выше скорость горения, больше крутящий момент, больше выделения NO и меньше выделения СН.
Более тщательный анализ, не ограниченный рассмотрением интегральных показателей, может быть проведен с помощью приведенных на рис. 3.40 P—V диаграмм в логарифмических координатах. Процессам политропного сжатия и политропного расширения на таких диаграммах соответствуют прямые линии. Изменения температуры во время этих процессов приводят лишь к незначительным отклонениям, так что процесс горения соответствует криволинейному участку диаграммы, соединяющему две основные прямые. Это позволяет охарактеризовать процесс горения, не проводя расчетов, требующих введения дополнительных предположений относительно механизмов потери теплоты.
При работе на такой не очень бедной смеси различия, наблюдаемые от цикла к циклу при применении системы зажигания с тлеющим разрядом (TCI), довольно велики. Результаты анализа показали, что при воспламенении тлеющим разрядом за циклом (с очень медленным горением следует цикл с очень быстрым горением, и наоборот. Это происходит потому, что когда скорость редакции мала и температура при ее окончании велика, масса задерживающихся в цилиндре отработавших газов меньше, чем при быстром сгорании. В последующем цикле поэтому доля свежего топливного заряда в горючей смеси будет больше и плотность энергии смеси будет выше. В результате реакция произойдет быстрее, температура в конце процесса соответственно будет меньше и масса остаточных отработавших газов увеличится. Горючая смесь в очередном цикле будет разбавлена сильнее, в результате чего горение будет происходить медленнее, и т. д Основной причиной этих почти периодических и очень больших изменений от цикла к циклу неизбежно являются случайно распределенные неоднородности заряда топливной смеси в цилиндре (различия локальных значений λ, температуры, состава остаточных газов или смеси, интенсивности турбулентности и т. п.), сравнимые по размерам с радиусом поверхности воспламенения плазмы разряда, определяющим начальную скорость распространения пламени. Если радиус объема плазмы значительно превышает средний размер неоднородностей, подобные изменения могут быть уменьшены (при использовании системы VFZ), останутся лишь статистически допустимые отклонения, которые в отдельных случаях тоже могут быть достаточно большими. Изменение радиуса поверхности воспламенения плазмы разряда позволяет, таким образом, оценить характерные размеры неоднородностей смеси.
Исключив предельные отклонения, получаем, что при номинальных характеристиках состояния топливовоздушной смеси сгорание при применении системы зажигания TCI происходит значительно медленнее, чем при применении системы VFZ. Это означает, что увеличение объема плазмы повышает скорости реакций не только во время воспламенения и на начальном этапе распространения пламени, но и во время всего последующего процесса горения. Таким образом, процесс, длящийся несколько наносекунд, оказывает существенное влияние на процесс, длительность которого более чем на 6 порядков превышает его собственную.
Улучшение показателей двигателя с помощью изменения работы системы зажигания всегда возможно, если оно состоит в изменении скорости сгорания и в увеличении радиуса поверхности воспламенения. Эти меры особенно полезны при работе на режимах неполной нагрузки, для обеспечения возможности применения более бедных смесей, при рециркуляции значительного количества отработавших газов и при применении камер сгорания, в которых турбулентность смеси очень мала или очень велика. Уменьшение изменений давления от цикла к циклу (гистограммы максимального и индикаторного давлений, дополняющие р—V диаграммы в логарифмических координатах, приведены на рис. 3.41) приводит, как показано на рис. 3.42, к улучшению способности к движению. Способность к движению при работе на бедных смесях, когда размер плазмы достаточно велик, перестает быть критическим фактором, поскольку вследствие гашения пламени у стенок еще раньше начинается чрезмерное увеличение выделений СН (характерное для исследуемого двигателя).
Увеличение скоростей реакций, обусловленное свойствами разряда, проявляется так же и в том, что оно влияет на величину оптимальной задержки зажигания, как это показано на рис. 3.43. Величина задержки определяется так же и уровнем турбулентности в камере сгорания, как это уже отмечалось ранее, поскольку процесс распространения пламени на поздних этапах определяется микротурбулентностью. Снижение уровня турбулентности совместно с увеличением радиуса плазмы привело бы к дополнительной задержке, если бы на начальном этапе распространения пламени условия ухудшились из-за слишком больших уровней турбулентности, как показано на рис. 3.43. Небольшие изменения, наблюдаемые при применении системы зажигания ТС1, обусловлены уменьшением переноса энергии тлеющими разрядами при уменьшении оптимальной интенсивности течения смеси (см. рис. 3.30).
Поскольку первоначально камера сгорания была, конечно, предназначена для оптимальной работы с системой зажигания TCI, условия течения смеси в модифицированной камере сгорания таковы, что радиус поверхности воспламенения при применении этой системы зажигания становится меньше, и вследствие этого допустимый уровень обеднения смеси уменьшается. Для системы зажигания VFZ в соответствии с приведенными на рис. 3.30 данными наблюдается противоположная тенденция благодаря уменьшению оттока теплоты из зоны воспламенения. Этот эффект наглядно изображен на рис. 3.44, иллюстрирующем влияние турбулентности в камере сгорания на расход топлива.
Хотя никакая система зажигания сама топлива не сохраняет, она может способствовать повышению эффективности процесса сгорания или уменьшению потерь теплоты таким образом, как это показано на рис. 3.44 и 3.45. Следовательно, с помощью системы зажигания можно добиться дополнительной экономии топлива, которой нельзя реализовать никакими другими средствами. Ликвидация зон завихрения, имеющихся в первоначальном варианте камеры сгорания, приводит к уменьшению степени сжатия с 8,2 до 7,2. При применении системы зажигания TCI оптимальная величина удельного расхода топлива при этом в соответствии с теоретическими оценками уменьшается на 3 %. Однако, вследствие того что в системе зажигания VFZ объем плазмы больше, скорость распространения пламени увеличилась и термический КПД при меньших уровнях турбулентности был достаточно высоким. В результате потери теплоты уменьшились и КПД, несмотря на меньшую степень сжатия, оказался таким же, как и при прежней камере сгорания.
Это еще раз демонстрирует необходимость учета и при оценке обобщенных показателей (таких как крутящий момент и расход топлива), наряду со всеми другими существенными параметрами, особенностей процессов воспламенения и распространения пламени, поскольку влияние всех параметров взаимосвязано. Как было показано при изложении общей теории, зависимости между этими параметрами достаточно просты, и они могут быть выявлены с помощью соответствующих экспериментов.
Данные о токсичности приведены на рис. 3.46. В исследованной камере сгорания тип разряда не влияет на выделения СН. Углеводороды образуются при гашении пламени в щелях и зазорах, которые недоступны при воспламенении. При ускорении реакций выделения N0 увеличиваются вследствие повышения температуры пламени. Поскольку ускорение реакций приводит к задержке зажигания, оптимальный крутящий момент меньше того, которого можно было ожидать. Количество NО в отработавших газах является поэтому хорошим показателем необходимости улучшения процесса воспламенения и распространения пламени. Если эти улучшения не сопровождаются слишком большими потерями теплоты, можно добиться относительного уменьшения выделений NО при одновременном улучшении экономичности, (рис. 3.47). Выбирая соответствующие значения λ, можно добиться требуемого уменьшения расхода топлива или выделений NО, либо обоих этих показателей.