РАСЧЕТ ХАРАКТЕРИСТИК ПЛАЗМОХИМИЧЕСКОГО РЕАКТОРА С ПОРИСТЫМИ СТЕНКАМИ В.М. Лелевкин, В.Ф. Семенов Кыргызско- Российский Славянский университет, 720000, г. Бишкек, ул. Киевская, 44. [email protected] Разработка и оптимизация параметров плазмохимического реактора требует решения комплекса задач, касающихся способов ввода и нагрева теплоносителя, геометрии плазмохимической камеры, взаимодействия плазмы с химическим реагентом и стенками канала, и др. При нагреве рабочей среды широко используются электродуговые плазмотроны, пространственно совмещенные с камерой плазмохимического реактора. Одним из эффективных способов защиты стенок от больших тепловых потоков является пористое охлаждение [1-5]. Вдув химического реагента через пористые стенки обеспечивает его подачу в зону дугового нагрева, что позволяет интенсифицировать энерговыделение в дуге, уменьшить тепловые потери на стенки и вернуть часть тепла в плазмохимическую камеру. В данной работе на основе уравнений магнитной газовой динамики (МГД) [6] проводится расчет течения и нагрева газа электрической дугой в канале плазмотрона с пористыми стенками [2] (рис. 1) в зависимости от силы тока и соотношения расходов аксиального G1 и радиального G2 потоков газа. Используются стационарные МГД уравнения [6] в предположении объемности r излучения и равновесности плазмы. Падающий на стенку лучистый тепловой поток поглощается поверхностным слоем G1 стенки, нагревает ее за счет z теплопроводности и передается газу посредством теплообмена. Допускается равенство температур стенки и вдуваемого G2 газа, постоянство по длине L пористой Рис. 1. Схема плазмохимического вставки удельного массового расхода реактора. m& = G2 /( 2πRL) , где R - радиус канала. Внутри пористой стенки пренебрегается продольным перетеканием газа. Граничные условия задаются по внешнему контуру расчетной области, включая участки занятые твердым телом (электроды, стенки) [6], на входе в пористую стенку радиальная скорость определяется удельным расходом газа v( z ) = −m& / ρ . Решение дифференциальных уравнений проводится методом конечных разностей в физических переменных с использованием процедуры SIMPLE. Дискретизация уравнений осуществляется методом контрольного объема. В дискретных аналогах уравнений коэффициенты переноса на гранях контрольных объемов определяются гармонически средним значением, что позволяет вести расчет тепловой задачи непрерывным образом, включая электроды и стенки канала, с автоматическим выполнением условий сопряженного теплообмена на границе раздела сред. Поглощаемая стенкой лучистая составляющая теплового потока учитывается в поверхностном слое контрольных объемов стенки. Для расчета характеристик потока плазмы задаются (рис. 1): давление на выходе 0.1 МПа, L=10 см, R=5 мм, толщина стенок 5 мм, длина стержневого вольфрамового катода и кольцевого медного анода равны1 см, радиус катода 1 мм, G1=0-5 г/с, G2=0-32 г/с, I=25-300 А, стенки канала - вольфрамовые с пористостью 30 % [2]. 1 Как следует из результатов (рис. 2), при слабом 6 7 30 вдуве (G2<1 г/с) зона 15 радиального течения газа 7 1 4 локализуется в узкой 10 20 пристеночной области и 6 вдуваемый газ не оказывает 4 5 10 заметного влияния на развитие 1 дугового потока. Формирование 5 4 8 012 12 параметров 0 4 8 плазмы определяется I, G1 и происходит 20 QR, кВт/м u(0,z), км/с это практически так же, как в 1.2 непроницаемом канале. С 7 увеличением G1 аксиальный 0.8 4 поток газа сдерживает 1 10 нарастание диаметра дуги, 6 0.4 увеличивает длину участка 2 прогрева газа практически 1 3 пропорционально G1 и смещает 0 0 12 4 8 4 8 z, см вниз по потоку область Рис. 2. Аксиальные распределения характеристик взаимодействия теплового поля потока в зависимости от G2=0 (1), 1 (2), 2 (3), 4 (4), 8 (5), дуги со стенкой канала. С 16 (6), 28 (7) г/с; I=100 A, G1=1 г/с. ростом силы тока формируется течение с высокой температурой, скоростью и тепловыми потоками на стенку ФR, QR (рис. 3). С увеличением G2 зона радиального течения газа расширяется и дуга горит в скрещенных газодинамических потоках. При G2>>G1 воздействие на плазму интенсивного радиального вдува Т0 , кК E0 , В/см 22 приводит к образованию вихревого 14 течения газа вблизи катодного узла, 12 что может способствовать 18 пространственной дестабилизации 10 дуги [1]. С увеличением силы тока 14 повышается устойчивость 8 плазменного потока по отношению I, А к гидродинамическим воздействиям. 6 10 0 100 200 300 0 100 200 300 При G2>4 г/с (G1≠0) практически полностью исключаются 400 IE, ФR, QR, кВт/м кондуктивные и конвективные 1000 u0, м/с потоки тепла на стенку (рис. 2,3). 800 300 Возрастает роль лучистой энергии, IE которая экранируется внутренней 600 200 поверхностью канала, и при m& >1 400 2 ФR кг/(м ⋅с) становится основным 100 механизмом нагрева стенок. 200 QR I, А Отмечается слабая зависимость 0 0 лучистого потока тепла на стенку 100 200 300 100 200 300 ФR от величины m& (рис. 5). Энергоотвод излучением возрастает Рис. 3. Влияние силы тока на характеристики плазменного потока в сечении z=7 см для проницаемой с увеличением силы тока и в (G2=4 г/с, сплошные линии) и непроницаемой (G2=0, интервале 25-300 А составляет 6-27 пунктир) стенок; G1=1 г/с. % от мощности дуги. Согласие Е(0,z), В/см 20 Т(0,z), кК 2 расчетных и экспериментальных данных [2] по напряжению горения дуги при m& <4 200 кг/(м2⋅с) удовлетворительное (рис. 4).С ростом m& радиальное газодинамическое 150 обжатие столба дуги приводит к 100 уменьшению его поперечных размеров (рис. 6) и среднемассовой температуры, 50 увеличению напряженности электрического поля и температуры ядра потока (рис. 5). 0 z, см 12 4 8 Уменьшение среднемассовой температуры Рис. 4. Напряжение горения дуги, I=100 A, связано с конкуренцией двух процессов: с G1=1 г/с, G2=28 г/с, точки– эксперимент [2]. одной стороны - с расширением области течения холодного газа, а с другой – с увеличением джоулевого тепловыделения в дуге за счет сжатия токопроводящего канала вдуваемым газом. Наряду с джоулевым тепловыделением доминирующим становится радиальный конвективный перенос энергии. Интегральное значение джоулевого тепловыделения по сечению канала практически постоянно в аксиальном направлении (рис. 2). Изменение динамических характеристик дугового потока с ростом m& , в отличие от тепловых и электрических, имеет немонотонный характер (рис. 5). В канале с пористыми стенками отрыв между осевыми и среднемассовыми значениями температур и скоростей больше, чем в непроницаемом канале, реализуется больший перепад давления, например, при G=5 г/c (G2=4 г/c), I=50 А в пористом канале ∆Р=15,6 кПа, в непроницаемом ∆Р=7,5 кПа. Как видно на рис. 6-7, увеличение m& при I=const приводит к образованию по сечению канала трех характерных областей течения [1]. Первая, прилегающая к пористой стенке, характеризуется преимущественно радиальным течением холодного газа с малыми градиентами температуры, отсутствием заметного конвективного обмена и переноса тепла на стенку теплопроводностью. Tо, кК Еo, В/см Вторая, сравнительно узкая область 16 интенсивного смешения и 18 взаимодействия аксиального и радиального потоков газа, 14 15 характеризуется наличием больших радиальных градиентов 10 14 температуры и скорости. Третья – приосевая, характеризуется m& , кг/(м2⋅с) 13 высокой температурой, низкой 6 0 0 4 8 4 8 плотностью и максимальной осевой 500 uо, м/с скоростью потока. На рис. 6-7 200 IE, ФR, кВт/м видно образование узкого 400 ф высокотемпературного ядра дуги и 150 области холодного газа у стенки. 300 Большие градиенты температур и 100 200 максимальные значения радиальной скорости в зоне раздела приосевого 50 ФR 100 и пристеночного течений способствуют интенсивному тепло0 0 8 4 4 8 и массообмену между дугой и вдуваемым химическим реагентом. Рис. 5. Влияние удельного вдува на характеристики Течение газа в канале происходит с потока в сечениях z=2 см ( пунктир), 7 см (сплошная); нарастанием осевой скорости и точки – эксперимент [4], I=100 A, G1=1 г/с. удельного массового расхода на 250 U, В 3 15 Т, кК u, м/с периферии потока. На выходе из канала основная масса газа протекает 2 в кольцевой зоне между оттесненным 300 10 пограничным слоем и токопроводящим ядром дуги, 200 происходит «выдувание» 5 токопроводящей области и 1 100 3 образование токовой петли за срезом 3 2 1 сопла. 0 0 r, см 0.2 0.2 0.4 Следует отметить, что с повышением интенсивности Рис. 6. Распределения температуры и аксиальной радиального вдува тепловое состояние скорости в сечении z=7 см в зависимости от G2=0 стенки определяется эффективностью (1), 4 (2), 16 (3) г/с; I=100 A, G1=1 г/с. внутреннего теплообмена и r, мм характеризуется превышением а 4 температуры стенки над температурой 1 охлаждающего газа [5]. Это заметно 2 13 Т, кК проявляется с увеличением силы тока, 0 когда уровень лучистого потока тепла 13 2 на стенку становится значительным. Поэтому с увеличением m& , I 4 б 1 некорректно отождествлять 50 4 температуры стенки и газа, и а 100 требуется рассмотрение сопряженной 2 u, м/с задачи [2]. Условие m& (z)=const на 0 внутренней поверхности стенки может 2 нарушаться при сильных перепадах б 50 давления вдоль канала. Так как в 4 ресивере создается равномерное поле 0 4 6 8 10 z, см 2 давления, то локальное значение m& (z) Рис. 7. Поля изотерм (шаг 2 кК) и аксиальной будет возрастать вниз по потоку в скорости (шаг 50 м/с) в канале с непроницаемой связи с уменьшением (а) и пористой (б, G2=8 г/с) стенками; I=100 A, противодавления в камере [1], что G1=1 г/с. также требует решения сопряженной задачи. При разработке методов расчета мощных генераторов плазмы, работающих при повышенных давлениях, расходах газа и больших токах, важным фактором становится учет турбулентности и переноса энергии излучением. 400 ЛИТЕРАТУРА 1. Жуков М.Ф., Аньшаков А.С., Засыпкин И.М. и др. Электродуговые генераторы с межэлектродными вставками. Новосибирск: Наука, 1981. 201 с. 2. Курочкин Ю.В., Пустогаров А.В. // Экспериментальные исследования плазмотронов / Под ред. М.Ф. Жукова. Новосибирск: Наука, 1977. С. 82. 3. Леонтьев А.И., Волчков Э.П., Лебедев В.П. и др. Тепловая защита стенок плазмотронов / Низкотемпературная плазма. Т. 15. Новосибирск: ИТ СО РАН, 1995. 335 с. 4. Хеберлайн Дж., Пфендер Е. // Теплопередача. 1972. Т. 94. № 2. С. 17. 5. Курочкин Ю.В., Пустогаров А.В., Старшинов В.И., Уколов В.В. // Изв. СО АН СССР. 1977. № 8. Сер. техн. наук. Вып. 2. С. 97. 6. Энгельшт В.С., Гурович В.Ц., Г.А. Десятков и др. Теория столба электрической дуги. Т.1. Низкотемпературная плазма. Новосибирск: Наука СО, 1990. 376 с. 4