爆轟不穩定性及初始壓力對螺旋爆轟軌跡角的影響

趙煥娟, 劉克慶, 龐磊, 劉婧, 林敏, 董士銘

(1.北京科技大學 土木與資源工程學院, 北京 100083;2.河南理工大學 河南省瓦斯地質與瓦斯治理重點實驗室, 河南 焦作 454000)

0 引言

爆轟燃燒具有化學反應劇烈,壓縮能力強、傳播速度快的燃燒特點,燃燒過程中產生的爆轟波保持壓縮波形態與化學反應耦合以超聲速傳播[1]。ZND模型給出了爆轟波理想狀態下的一維層流結構,但是之后的研究表明爆轟波的真實結構是三維的,且爆轟波陣面后的流動是不穩定的,激波鋒面表現出復雜的時間周期結構[2]。爆轟波復雜的三維結構一直是爆轟領域的研究熱點,研究者通過數值模擬對其進行了大量研究[3-5]。但是由于爆轟波的高速傳播特性和三維可視化仍存在困難,爆轟波詳細的三維結構依舊不清楚。

螺旋爆轟是由Campbell等[6]發現的一種爆轟近極限狀態時的邊緣爆轟現象,之后Schott[7]首次對這種爆轟現象進行了研究報道。國內外研究人員圍繞螺旋爆轟的傳播特性、傳播機制等問題已進行了大量研究[8-10],螺旋爆轟現象不僅可以在圓管中觀察到,還可以在方管中觀察到[11-12]。

國內外諸多研究者對螺旋爆轟傳播中形成的結構進行了多方面的研究[13-15]。螺旋爆轟在管道壁面的煙膜上所形成的魚鱗狀圖案稱為胞格,研究發現這是由于爆轟傳播過程入射波、馬赫桿與橫波相互作用形成了胞格結構,這種獨特構造是螺旋爆轟波的典型特征。為清楚認識螺旋爆轟波內部結構和傳播模式,嚴屹然等[16]利用煙膜和特制的煙熏玻璃同時記錄下爆轟波的側壁結果和端面結果,在端面上也發現了近圓形的胞格結構。Achasov等[17]研究了胞格結構在圓管內動態演化過程,得到了胞格長度與初始壓力之間的變化關系,還發現胞格結構穩定性與管徑有關聯。Kitano等[18]通過氫-氧混合物的爆轟實驗,證實了當壓力條件使得胞格尺寸等于管道周長時,多頭螺旋爆轟向單頭螺旋爆轟轉變。Wu等[19]研究發現,胞格結構特征與氣體爆轟不穩定性有關,而爆轟不穩定性又與氣體混合物本身的物化性質相關,高濃度氬氣稀釋的穩定混合氣體,其爆轟不穩定性較弱,爆轟產生的胞格結構較規則,不穩定的混合氣,如甲烷-氧混合氣,爆轟產生的胞格多數情況下并不規律,且局部速度波動較大。

除了對于螺旋爆轟胞格結構的研究,對于形成胞格的三波點軌跡人們也進行了一些研究。Duff[20]致力于對側壁煙膜軌跡圖像的研究,首次測量了煙膜上三波點軌跡與管軸的夾角,并依據聲學理論提出了軌跡角的理論公式。趙煥娟等[21]通過對氫氣和氧氣預混氣在不同初始壓力下的三波點軌跡與管道軸線的夾角測量計算,驗證了物理波的傳播特性適用于爆轟波。Huang等[22]通過對預混氣H2-O2-Ar和C2H2-O2-Ar進行實驗,分析單頭螺旋爆轟在壁面上的激波結構,通過三波點軌跡角α研究單頭螺旋時爆轟波入射激波角和馬赫桿角的變化,結果與前人的實驗結果相吻合。

雖然針對爆轟波結構和傳播機理的實驗工作取得了大量成果,但是仍然存在一些局限性。現有研究主要針對于螺旋爆轟的胞格結構,而三波點軌跡構成了胞格結構,其是胞格結構不可或缺的組成部分,因此三波點軌跡所形成的軌跡角也是研究爆轟波結構重要的結構參數之一。但是目前只有少量文獻[23-24]對單頭螺旋的軌跡角進行了研究報道,對于軌跡角在螺旋爆轟不同階段的變化及影響因素缺乏研究。因此,本文通過4種典型預混氣(2H2+O2+50%Ar(簡稱氣體Ⅰ),C2H2+2.5O2+ 85%Ar(簡稱氣體Ⅱ),C2H2+5N2O(簡稱氣體Ⅲ),CH4+2O2(簡稱氣體Ⅳ))的爆轟實驗,利用不同初始壓力下的側壁煙膜結果,獲得高頻螺旋軌跡角實測值,研究爆轟不穩定性和初始壓力對軌跡角的影響。

1 預混氣爆轟實驗方法

本文采用自主設計建立的爆轟實驗系統進行實驗,該系統包含4個子系統,分別是爆轟管道組、配氣系統、數據采集系統和點火系統,如圖1所示。爆轟管道組由驅動段和實驗段兩部分金屬管道組成,驅動段為長1 560 mm的鋼管,實驗段為總長度 2 400 mm 的兩根鋼管,各管道之間通過金屬法蘭連接,各金屬法蘭之間加裝橡膠墊片,保證管道整體的氣密性。兩部分管道尺寸參數一致,均為內徑 63.5 mm,壁厚10 mm。

圖1 螺旋爆轟實驗設備示意圖Fig.1 Schematic diagram of spinning detonation experimental apparatus

驅動段前端接小尺寸金屬管道,當小尺寸管道與驅動段不連通時,向實驗管道內通入實驗預混氣,使實驗管道內壓力達到p1,之后將驅動氣乙炔-氧氣通入小尺寸管道內,使管道內壓力達到p2,最后連通實驗管道與小尺寸管道使驅動氣快速平穩流入實驗管道內,從而避免驅動氣過多影響實驗結果。當實驗管道與小尺寸管道連通且壓力穩定后,此時管道內壓力p0即為實驗初始壓力。通過等容條件下的分壓法計算可得出管道相應的壓力值,計算公式如下:

(1)

(2)

式中:V1為實驗管道系統通路體積;V0為通入實驗管道內的驅動氣體積,本文實驗預混氣引爆需要長度為5～8個實驗管道直徑的驅動氣;V2為小尺寸金屬管道及連接管路體積;γ為比熱比,取1.3。

利用質量流量計測量控制管道內初始壓力,待預混氣在管道內擴散均勻后通過高壓電火花直接引爆形成爆轟。實驗段均勻安裝傳感器并連接計算機,記錄爆轟傳播時管道內的瞬時壓力。采用厚度為0.4～0.6 mm的均勻附著煙跡的塑料膜記錄側壁爆轟波軌跡,煙膜寬度與管道內壁周長相同,煙膜卷曲后能完整覆蓋管道內壁,不產生重疊或留有較大空隙。

實驗選擇4種典型的預混氣,各預混氣對應的爆轟實驗初始參數如表1所示。利用配氣系統通過分壓法配制完所需預混氣后,使其在氣瓶中靜置 24 h 后再進行實驗。相同參數的實驗均需重復3次以上,以保證實驗的可靠性。實驗后使用掃描儀處理煙膜以獲得高分辨率的煙膜圖像,之后利用圖像處理軟件對其進行處理,得到清晰的胞格結構。

表1 預混氣爆轟實驗初始參數表

2 預混氣爆轟實驗結果與分析

2.1 爆轟波結構演化特征

通過爆轟波速度變化可以判斷爆轟波的傳播狀態,圖2給出了氣體Ⅲ、氣體Ⅳ的爆轟波傳播速度圖像,可以發現兩種氣體的爆轟波速度處于0.8vC-J～1.1vC-J范圍內,速度整體在vC-J附近小幅度波動,表明在這些實驗條件下,爆轟波實現了穩定傳播。

此外,當從側壁煙膜圖上可以觀察到單頭螺旋時,表明管道內預混氣實現了穩定自持爆轟傳播[25]。圖3(a)～圖3(d)分別為4種預混氣在低壓力下初次實現穩定爆轟傳播時的側壁煙膜記錄結果,此時相對應的初始壓力分別為2.99 kPa、3.10 kPa、0.87 kPa 和3.75 kPa。通過圖3可以清晰地觀察到此時預混氣產生了單頭爆轟,爆轟波在側壁煙膜上留下了近似平行排布的左旋或右旋3波點軌跡,且軌跡與管軸形成一個夾角,此即為軌跡角,記為α+。觀察圖3(a)～圖3(d),可以看出4種預混氣在單頭爆轟階段時的軌跡角角度近似,角度最大值與最小值之間相差3.6°。在圖3中,相比于圖3(a)、圖3(b)的平直的三波點軌跡線,圖3(c)、圖3(d)的三波點軌跡線均出現小幅度的彎曲波動,表明單頭爆轟時氣體Ⅲ、氣體Ⅳ的爆轟波不穩定性較強,三波點運動產生了波動。

圖2 氣體Ⅲ、氣體Ⅳ的爆轟波傳播速度Fig.2 Velocity of detonation wave propagation of Gas III and Gas IV

圖3 4種預混氣單頭螺旋與雙頭螺旋側壁結果Fig.3 Records of single-head detonation and double-head detonation of the side wall of the four premixed mixtures

從圖3(d)中可以觀察到氣體Ⅳ在初始壓力為3.75 kPa時,在煙膜前端出現了兩條三波點軌跡,之后又消失了。這是由于初始壓力較低,爆轟產生的能量達不到形成雙頭螺旋的界限,最終只能形成單頭螺旋。

隨著初始壓力升高,單頭螺旋爆轟可轉變為雙頭螺旋爆轟,正如圖3(e)～圖3(h)所示,當管道內初始壓力分別達到3.20 kPa、3.65 kPa、1.06 kPa和4.06 kPa時,氣體Ⅰ、氣體Ⅱ、氣體Ⅲ和氣體Ⅳ分別發生雙頭螺旋爆轟,從側壁煙膜可以清晰觀察到雙頭螺旋軌跡。單頭螺旋中只有一條左旋或右旋的螺旋橫波繞管軸旋轉,當其發展為雙頭螺旋后,大部分情況下會出現兩條螺旋橫波以相反的旋轉方向繞軸旋轉,因此可以在側壁煙膜上清晰地觀察到兩條相互交叉的軌跡線,形成了較為規則的菱形胞格結構。從圖3(e)～圖3(h)中可以觀察到,相比于單頭螺旋,雙頭螺旋結構的兩條軌跡線與管軸形成了斜率相反的兩個夾角。為與單頭螺旋時的軌跡角相對應,右旋軌跡角記為α+,左旋軌跡角記為α-。

通過對圖3中4種預混氣在低初始壓力下的煙膜結果對比分析,可以發現螺旋爆轟從單頭發展到雙頭,圖3(e)中氣體Ⅰ的一個軌跡角α+角度大幅度變小,角度減小了3.8°,其他3種預混氣α+變化幅度均在2°以內,與單頭時的角度相近。對于軌跡角α-,氣體Ⅰ、氣體Ⅱ、氣體Ⅲ的軌跡角α+與α-差距較小,氣體Ⅳ的軌跡角差距很大,最大差值達到了13.6°。此外,從圖3(f)、圖3(g)中可清楚觀察到氣體Ⅱ、氣體Ⅲ的三波點軌跡在兩組橫波相交處均發生了一定程度的彎曲。上述結果表明雙頭爆轟階段兩組旋轉方向相反的橫波會對彼此產生擾動,并且有的局部擾動會很強。

進一步增大管道內初始壓力,4種預混氣分別在各自的初始壓力達到一定界限時,形成了多頭螺旋爆轟。圖4給出了4種預混氣的多頭螺旋結果,為便于觀察爆轟波結構,對煙膜進行了圖像處理。煙膜結果表明多頭螺旋爆轟沿管道內壁周向旋轉的螺旋軌跡數目更多,彼此交錯形成了復雜密集的胞格結構。在圖4(c)、圖4(g)、圖4(h)中,三波點軌跡出現了分叉與匯合,并且在主胞格中出現了次生胞格結構,這是因為氣體Ⅲ和氣體Ⅳ的橫波強度較高,橫波之間碰撞產生分叉,形成了橫向爆轟波,導致出現次生胞格現象。此外,在高頻螺旋階段,左手螺旋和右手螺旋橫波模態在大多數情況下是相同的,即左手螺旋頭數和右手螺旋頭數相同。但是,某些條件下螺旋頭數并不符合上述情況,如圖4(d)所示,煙膜圖中出現了3條螺旋軌跡,左旋兩條,右旋一條,形成了三頭螺旋。

圖4 4種預混氣多頭螺旋側壁結果Fig.4 Records of multi-head detonation of the side wall of the four premixed mixtures

Li等[26-27]認為三波點軌跡是彎曲和波動的,整體而言,胞格爆轟波馬赫反射的自相似性并不存在。然而在圖4的爆轟結果中,對于10頭及以上的多頭螺旋爆轟而言,三波點軌跡都漸近地保持在一條傾斜直線上,相同旋轉方向的軌跡線近似平行排布,這表明當馬赫桿行程與胞格尺寸相比較大時,雖然三波點軌跡仍有小幅度波動,但是在遠場中馬赫反射具有局部的自相似性。

通過對圖4中標注的軌跡角分析發現,在高頻螺旋階段軌跡角都處于30°～40°區間范圍內。與此同時,右手螺旋和左手螺旋頭數相同時,軌跡角α+與α-之間的差值縮小了很多,保持在1°以內,表明在此條件下左旋和右旋橫波對彼此之間的擾動作用強度是相同的。

結合圖3和圖4的實驗結果,可以看出隨著初始壓力的升高,三波點軌跡越來越密集,胞格數量顯著增多,因此螺旋頻率和胞格數量在初始壓力增大過程中具有相似的增長趨勢。然而對軌跡角的變化分析得出,它是隨著初始壓力升高,角度逐漸減小。

2.2 爆轟不穩定性分析

眾所周知,大多數的氣體爆轟本質上是不穩定的。這種不穩定特征是由氣體性質所主導的,并且爆轟波不穩定性可通過胞格結構規則度反映出來。前人的實驗研究已經表明不穩定對于自持爆轟的傳播具有重要作用[28]。因此,為判別4種預混氣的爆轟不穩定性大小,通過測量胞格尺寸λ對其定量化分析。

圖5為4種預混氣胞格尺寸λ測量結果。這4種預混氣的胞格尺寸都是隨著初始壓力升高而減小。氣體Ⅲ和氣體Ⅳ的胞格尺寸下降趨勢更陡,表明這兩種氣體胞格尺寸對初始壓力的變化更敏感。

圖5 實驗測得的4種預混氣爆轟波胞格尺寸Fig.5 Experimentally measured detonation cell sizes of the four premixed mixtures

為定量研究4種預混氣的爆轟不穩定性,對其爆轟波胞格尺寸方差進行了計算,如圖6所示。從圖6中可以看出,對于4種不同組分的預混氣,爆轟波胞格尺寸的方差區間差距比較大,氣體Ⅰ的胞格尺寸方差處于1～30,氣體Ⅱ的胞格尺寸方差位于 1～50,氣體Ⅲ的胞格尺寸方差介于4～90,氣體Ⅳ的胞格尺寸方差在29～65范圍內,并且在較低初始壓力下,胞格尺寸方差隨壓力的變化趨勢很明顯。前3種預混氣的方差曲線位于氣體Ⅳ的方差曲線下方,表明該氣體的爆轟波的胞格不穩定性最強。氣體Ⅰ和氣體Ⅱ 的胞格尺寸方差曲線位于氣體Ⅲ的曲線上方,但這兩種氣體總體胞格尺寸方差要比后者小,而且變化幅度也較平緩,所以氣體Ⅰ和氣體Ⅱ的胞格不穩定性比氣體Ⅲ弱。對于氣體Ⅰ和氣體Ⅱ,很明顯前者胞格尺寸方差曲線位于后者下方,因此,氣體Ⅰ 的不穩定性最弱。

通過對方差圖總體分析,4種預混氣的爆轟不穩定性從強到弱依次為氣體Ⅳ、氣體Ⅲ、氣體Ⅱ、氣體Ⅰ,因此前兩種氣體為不穩定氣,后兩種氣體為穩定氣。

2.3 軌跡角的影響因素分析

為進一步分析側壁三波點軌跡,運用圖像處理軟件將掃描得到的預混氣煙膜圖片(見圖7(a))進行優化處理,之后分別描繪左旋和右旋橫波軌跡線。以氣體Ⅱ、初始壓強為8.4 kPa為例,左旋與右旋橫波軌跡分別如圖7(b)、圖7(c)所示。使用MATLAB軟件編寫程序識別橫波軌跡線,對描繪結果離散化處理,得到側壁每條軌跡線的結果矩陣。矩陣的行與列對應著描繪一條軌跡上不同的位置,據此可得到三波點軌跡的位置信息。通過獲取每條軌跡線上頂點和下頂點位置數據的差值,利用反正切三角函數得到每條軌跡線的整體傾斜角度。

圖7 氣體Ⅱ煙膜結果及軌跡描繪結果Fig.7 Records of smoked foil and trajectory description of gas Ⅱ

根據Duff[20]提出的聲學理論計算公式:

(3)

(4)

式中:n為周向模態數目;m為徑向模態數目,取m=1;knmR為柱Bessel函數1階導數的第1個非零根Jn,利用Bessel函數的性質可以求得不同n值時的一系列根值;c1為爆轟產物聲振動產生的聲波速度;D為爆轟波速度。

由式(3)和式(4)可計算出各預混氣不同螺旋頭數時α+、α-的理論值,與實測數據平均值進行對比。圖8給出了4種預混氣在不同初始壓力下的軌跡角測量值、理論值和軌跡角實測值擬合曲線。

圖8 4種預混氣夾角α+、α-測量平均值與理論值比較Fig.8 Comparison between average measured and theoretical values of of angle α+ and α- of the four premixed mixtures

在近極限范圍內,氣體Ⅰ、氣體Ⅱ、氣體Ⅲ和氣體Ⅳ螺旋爆轟的軌跡角分別處于31°～45°、32°～49°、31°～49°和33°～48°之間。此外,從圖8中可以觀察出氣體Ⅰ、氣體Ⅱ、氣體Ⅲ的軌跡角測量值α在誤差允許范圍內與理論值吻合得較好。經計算,3種氣體實驗與理論數據之間的最大偏差分別為8.76%、6.88%、8.19%,平均偏差分別為2.96%、4.72%、4.79%,所以綜合而言氣體Ⅰ的實驗數據與理論數據的吻合度最好,而氣體Ⅳ的軌跡角α與理論值差距較大,最大偏差高達19.07%,平均偏差也達到了10.05%。隨著氣體爆轟波不穩定度的增加,實驗結果與理論值整體偏差程度增大。氣體Ⅳ的爆轟波不穩定性最強,橫波的強度也最高,在爆轟傳播中橫波與聲波的耦合作用并不強,且爆轟波的強不穩定性對會對這種耦合傳播產生影響,導致聲學理論的軌跡角理論值與實驗得到的測量值差距較大。

氣體Ⅰ、氣體Ⅱ、氣體Ⅲ和氣體Ⅳ的軌跡角測量值與理論值最大偏差時所處壓力分別為3.2 kPa、3.65 kPa、1.06 kPa和5.21 kPa,均處于低壓力階段,此時4種氣體爆轟波的橫波強度較高,橫波強于聲波,二者的耦合關系較弱,所以此階段內測量值與理論值偏差較大。

為定量描述爆轟不穩定性對螺旋爆轟傳播過程中軌跡角的影響,對軌跡角實驗數據進行離散度分析,如圖9所示。軌跡角α+、α-的不穩定度與文獻[28]中給出的左旋和右旋三波點軌跡間距的不穩定度變化規律相似。4種預混氣的胞格尺寸不穩定度的變化趨勢是一致的,均為隨著初始壓力增加而變小。初始壓力由5.12 kPa升至13.1 kPa,氣體Ⅳ的軌跡角α+、α-的方差由9.03、9.27下降至3.67、3.53;初始壓力由2.15 kPa升至6.3 kPa,氣體Ⅲ的軌跡角α+、α-的方差由4.81、3.03下降至1.45、1.24;初始壓力由8.4 kPa升至15.57 kPa,氣體Ⅱ的軌跡角α+、α-的方差由1.92、1.79下降至0.62、0.59;初始壓力由5.2 kPa升至15.61 kPa,氣體Ⅰ的軌跡角α+、α-的方差由1.56、1.55下降至0.48、0.46。不穩定氣(氣體Ⅲ、氣體Ⅳ)的方差值比兩種穩定氣(氣體Ⅰ、氣體Ⅱ)的始終要高,這是因為不穩定氣的爆轟波不穩定性更強,爆轟傳播過程中橫波強度較高,碰撞更劇烈,產生了橫向爆轟,導致三波點運動軌跡波動較大。因此4種預混氣的軌跡角離散度關系為σⅠ<σⅡ<σⅢ<σⅣ,σⅠ、σⅡ、σⅢ、σⅣ分別為氣體Ⅰ、氣體Ⅱ、氣體Ⅲ、氣體Ⅳ的軌跡角離散度。

ZHJ1圖9 4種預混氣的軌跡角方差Fig.9 Variance of of track angle of the four premixed mixtures

顯然,根據圖8中擬合曲線的變化趨勢可以得出,4種氣體軌跡角具有相同的變化趨勢,即隨著初始壓力的增大,預混氣爆轟波螺旋頭數增加,軌跡角α+、α-測量值和理論值整體趨勢都是逐漸減小的。經過計算,在4種氣體各自的實驗壓力范圍內,隨著初始壓力從最低值升至最高值,氣體Ⅰ、氣體Ⅱ、氣體Ⅲ和氣體Ⅳ的軌跡角測量值降低幅度分別約為13.1°、12.1°、14.4°和10.3°。

通過對聲學理論公式,即式(3)的分析可以發現,軌跡角與周向模態數目n有密切關系,這也意味著軌跡角與爆轟波螺旋頭數具有緊密關聯。螺旋頭數的改變將令式(3)中的n和knmR發生變化,而螺旋頭數會隨著初始壓力而改變,如圖10所示。從圖10中可以發現4種氣體的初始壓力與螺旋頭數之間均具備良好的線性關系,顯然初始壓力的增大會激發爆轟波向更高頻發展,表明初始壓力的微小變化可能引起螺旋頭數增加或減少,從而影響軌跡角使其增大或減小,表明初始壓力對于軌跡角具有重要影響作用。

圖10 4種預混氣的螺旋頭數隨初始壓力的變化Fig.10 Variation of the number of spinning heads with initial pressure of the four premixed mixtures

通過圖8中軌跡角測量值擬合曲線的變化趨勢可以發現,軌跡角在低初始壓力(低頻螺旋)時,角度下降非常迅速,初始壓力較高(高頻螺旋)時,軌跡角的變化卻又非常平緩。圖10中初始壓力與螺旋頭數是呈線性關系的,螺旋頭數n隨初始壓力的變化速率是不變的。因此高頻螺旋階段軌跡角變化平緩是由于高頻螺旋階段knmR的變化速率遠小于螺旋頭數n的變化速率,從而減緩了軌跡角的變化。

圖10中4種氣體的擬合曲線斜率不同,差距較大,表明4種氣體對初始壓力變化的敏感度不同。對于氣體Ⅲ,隨著初始壓力的增大,螺旋頭數增長非常迅速,導致該氣體的軌跡角隨初始壓力的變化趨勢比另外3種氣體更迅速。這種現象說明該氣體的爆轟波對初始壓力的變化非常敏感,軌跡角對初始壓力的依賴性更強。

最后,圖9中軌跡角的離散度也隨著初始壓力增大而減小,與圖6中胞格尺寸的離散度變化規律一致。不考慮湍流的前提下,爆轟不穩定性是由燃料的熱力學和動力學行為所導致的,其本質是反應活化能對溫度的敏感性,這種不穩定性可通過流場的表現反映出來。4種預混氣實驗過程中各自的燃料配比不變,且除初始壓力不同外,各項試驗參數相同,因此4種氣體在不同壓力下的熱力學和動力學行為特性不變。此外,根據Zhang等[29]和 Xiao等[30]的研究,氣體混合物的爆轟不穩定參數隨著初始壓力增大,變化幅度非常小,因此可以認為爆轟波的不穩定性程度在初始壓力變化過程中是不變的,這也意味著在此過程中爆轟不穩定性對軌跡角的作用強度是不變的。但是隨著螺旋頭數增多,初始壓力變大,軌跡角的離散度在逐漸減小,這可能是因為隨著初始壓力增大,爆轟波傳播逐漸趨于穩態,橫波強度和波動會逐漸減弱,左旋與右旋碰撞程度減輕,三波點軌跡受到的擾動減小,軌跡角的規則度從而提高。因此可以合理推測高頻螺旋階段,初始壓力對軌跡角的影響作用要強于爆轟不穩定性對其的影響。

3 結論

本文通過4種不同組分的預混氣(氣體Ⅰ,氣體Ⅱ,氣體Ⅲ,氣體Ⅳ)爆轟實驗,分析了爆轟波結構特征。對于穩定氣體Ⅰ和氣體Ⅱ,三波點軌跡排布較為規則,胞格規律性強;對于不穩定氣體Ⅲ和氣體Ⅳ,在高頻螺旋時,三波點軌跡會出現分叉、匯合,同時產生次生胞格。同時測量了預混氣在不同壓力下右旋三波點軌跡、左旋三波點軌跡形成的軌跡角α+、α-,研究了初始壓力和爆轟不穩定性對軌跡角的影響。得到主要結論如下:

1)定量分析得到4種預混氣的爆轟不穩定性從強到弱依次為氣體Ⅳ、氣體Ⅲ、氣體Ⅱ、氣體Ⅰ。在近極限條件下,4種預混氣的軌跡角α+、α-均處于30°～50°范圍內。不穩定性較弱的氣體Ⅰ、氣體Ⅱ和氣體Ⅲ各自的的軌跡角α+、α-測量值相近與理論值吻合較好,測量值與理論值平均偏差分別為2.96%、4.72%、4.79%,而爆轟不穩定性最強的氣體Ⅳ軌跡角α+、α-測量值不僅二者相差較大,而且與理論值吻合度較差,平均偏差達到了10.05%。

2)預混氣爆轟波越不穩定,三波點軌跡波動越大,導致軌跡角規則性越弱。4種預混氣的軌跡角離散度關系為σⅠ<σⅡ<σⅢ<σⅣ,與氣體的爆轟波胞格離散度關系一致,原因是爆轟不穩定性強的氣體,爆轟波的橫波強度高且規律性差,三波點軌跡受到的擾動作用更強。

3)初始壓力對軌跡角有重要影響,隨著初始壓力增大,氣體Ⅰ、氣體Ⅱ、氣體Ⅲ和氣體Ⅳ的軌跡角均有明顯的降低,其角度降低幅度相近,降低幅度分別為13.1°、12.1°、14.4°和10.3°。但氣體Ⅲ的軌跡角對初始壓力的變化最敏感。高頻螺旋階段,初始壓力相比于爆轟不穩定性對軌跡角的影響作用更強。