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 U_o и полным сопротивлением Z_p 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 R_r (1—10 кОм), соединенное последовательно с сопротивлением (высоковольтных проводов (Z_c ≈ 200 Ом). Типичное значение силы тока для этого второго пика определяется соотноше­нием

Iра = U_o/(R_T + Z_c) = 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

1_Рg = U₀/Z_c = 10 кВ/200 кОм = 50 мА (тлеющий разряд);

Ipa = U₀/Z_c = 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 (l_g < 1 мм, р < 1 бар (10⁵ Па)) это излучение непосредственно достигает катода и освобождает с его поверхно­сти фотоэлектроны. При больших зазорах и больших давлениях (l_g > 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]

U_c = 3U_i In (1 + Г),

откуда следует, что U_c = 400 В для типичных значений напря­жения ионизации U_t (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 (U_i) 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 (10^б 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 Е_р ≈ 5 эВ, являющаяся в основном энергией диссоциации), которая во много раз превосходит тепло­вую энергию (энергия одной частицы Е_Т ≈ 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 (Е_b =1/2CU_o²). 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 v_F. 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 χ_О, 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 ΔQ^V 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 = ΔQ^V/ΔQ^A >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 = v_p, где v_p — 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 r³_min, 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 = T_F (сферическая структура, см. рис. 3.31), то минимальная энергия воспламенения определяется выражением

где = (T_F + T_O)/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 ≈ r_{min, 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 v_F. 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 v_F 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 v_F = 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 v_F = 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 (С_рi): 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 r_min 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 ³_min 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 P_g = 500 В∙0,1 мА∙0,3 = 15 Вт до Р_а = 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.