Анализ физических основ и технических возможностей реализации лазерного зажигания топливных смесей

Рассмотрено современное состояние и физические основы лазерного зажигания топливных смесей в двигателях внутреннего сгорания как возможной альтернативы существующему электроискровому. Стимулирующими факторами развития этой лазерной технологии являются энергосбережение, требования экологии и техниче...

Повний опис

Збережено в:

Бібліографічні деталі
Дата:	2007
Автори:	Тихонов, Е.А., Логинов, Г.С.
Формат:	Стаття
Опубліковано:	Національна Академія наук України 2007
Теми:	Наукові основи інноваційної діяльності Приладобудування
Онлайн доступ:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/120
Теги:	Додати тег Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Цитувати:	Анализ физических основ и технических возможностей реализации лазерного зажигания топливных смесей / Е.А. Тихонов, Г.С. Логинов // Наука та інновації. — 2007. — Т. 3, № 5. — С. 53-71. — Бібліогр.: 28 назв. — pос.

Репозитарії

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-120
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-1202017-02-25T19:27:42Z Анализ физических основ и технических возможностей реализации лазерного зажигания топливных смесей Тихонов, Е.А. Логинов, Г.С. Наукові основи інноваційної діяльності Приладобудування Рассмотрено современное состояние и физические основы лазерного зажигания топливных смесей в двигателях внутреннего сгорания как возможной альтернативы существующему электроискровому. Стимулирующими факторами развития этой лазерной технологии являются энергосбережение, требования экологии и технические преимущества безэлектродного зажигания. Представлены примеры технических разработок диодных лазеров и лазеров с диодной накачкой в качестве вероятных претендентов на эту роль. Розглянуто сучасний стан і фізичні основи лазерного запалювання паливних сумішей в двигунах внутрішнього згорання як можливої альтернативи існуючому електроіскровому. Стимулюючими чинниками розвитку лазерної технології є енергозбереження, вимоги екології і технічні переваги безелектродного запалення. Наведені приклади технічних розробок діодних лазерів і лазерів з діодним збудженням як вірогідних претендентів на цю роль. Current state and basics of laser ignition of fuel intermixtures in internal combustion engines as the possible alternative of an existing electrodeless one are viewed. Incentive factors of development of the laser technology are energy conservation, ecology requirements and technical advantages of electrodeless ignition. Technical projects of diode lasers and lasers with diode pumping as probable applicants for this role are cited as examples. 2007 Article Анализ физических основ и технических возможностей реализации лазерного зажигания топливных смесей / Е.А. Тихонов, Г.С. Логинов // Наука та інновації. — 2007. — Т. 3, № 5. — С. 53-71. — Бібліогр.: 28 назв. — pос. DOI: doi.org/10.15407/scin3.05.053 http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/120 Національна Академія наук України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
topic	Наукові основи інноваційної діяльності Приладобудування Наукові основи інноваційної діяльності Приладобудування
spellingShingle	Наукові основи інноваційної діяльності Приладобудування Наукові основи інноваційної діяльності Приладобудування Тихонов, Е.А. Логинов, Г.С. Анализ физических основ и технических возможностей реализации лазерного зажигания топливных смесей
description	Рассмотрено современное состояние и физические основы лазерного зажигания топливных смесей в двигателях внутреннего сгорания как возможной альтернативы существующему электроискровому. Стимулирующими факторами развития этой лазерной технологии являются энергосбережение, требования экологии и технические преимущества безэлектродного зажигания. Представлены примеры технических разработок диодных лазеров и лазеров с диодной накачкой в качестве вероятных претендентов на эту роль.
format	Article
author	Тихонов, Е.А. Логинов, Г.С.
author_facet	Тихонов, Е.А. Логинов, Г.С.
author_sort	Тихонов, Е.А.
title	Анализ физических основ и технических возможностей реализации лазерного зажигания топливных смесей
title_short	Анализ физических основ и технических возможностей реализации лазерного зажигания топливных смесей
title_full	Анализ физических основ и технических возможностей реализации лазерного зажигания топливных смесей
title_fullStr	Анализ физических основ и технических возможностей реализации лазерного зажигания топливных смесей
title_full_unstemmed	Анализ физических основ и технических возможностей реализации лазерного зажигания топливных смесей
title_sort	анализ физических основ и технических возможностей реализации лазерного зажигания топливных смесей
publisher	Національна Академія наук України
publishDate	2007
topic_facet	Наукові основи інноваційної діяльності Приладобудування
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/120
citation_txt	Анализ физических основ и технических возможностей реализации лазерного зажигания топливных смесей / Е.А. Тихонов, Г.С. Логинов // Наука та інновації. — 2007. — Т. 3, № 5. — С. 53-71. — Бібліогр.: 28 назв. — pос.
work_keys_str_mv	AT tihonovea analizfizičeskihosnovitehničeskihvozmožnostejrealizaciilazernogozažiganiâtoplivnyhsmesej AT loginovgs analizfizičeskihosnovitehničeskihvozmožnostejrealizaciilazernogozažiganiâtoplivnyhsmesej
first_indexed	2025-07-02T04:02:30Z
last_indexed	2025-07-02T04:02:30Z
_version_	1836506363755233280
fulltext	Приладобудування 53 1. ВВЕДЕНИЕ. ФОРМУЛИРОВКА ПРОБЛЕМЫ Известно, что диаметр фокального пятна (диск Эйри) при фокусировке лазерного пучка, сформированного основной поперечной модой TEM00, ограничивается дифракцией Фраунгофера и описывается следующим вы� ражением: Dmin ≅ 4 λ(F/∅)/π. (1) Здесь F – фокальная длина линзы, ∅ – диаметр лазерного пучка (если он мень� ше диаметра линзы) или диаметр апертур� ной диафрагмы при их обратном соотноше� нии. Вследствие такой фокусировки интен� сивность света в фокальном объеме возрас� тает на несколько порядков и наряду с каска� дом нелинейных оптических явлений сопро� вождается образованием плазменного сгуст� ка как в воздухе при нормальных его давле� ниях, так и в газовых и конденсированных средах разных типов. Остановимся подробнее на условиях образования лазерной плазмы в газах. Сейчас лишь отметим, что лазерный пробой в воздухе относится к известным яв� лениям. Он достижим при использовании излучения импульсных лазеров с модулиро� ванной добротностью, появившихся в сере� дине 60�х годов прошлого века. Образование лазерной плазмы сопровождается ярким све� чением широкого спектрального состава, звуковой ударной волной, что указывает на высокую температуру плазменного сгустка и, соответственно, на возможность иницииро� вания поджига топливных смесей и взрыв� ных материалов [1]. Однако, как и для мно� гих проблем, возникающих в смежной облас� ти, успешного практического ее решения не произошло незамедлительно: лазерам еще предстоял длинный путь технического совер� шенствования до стадии готовности масштаб� Наука та інновації.2007.Т 3.№ 5.С. 53–71. © Е. А. Тихонов, Г. С. Логинов. 2007 Е. А. Тихонов1, Г. С. Логинов2 1Институт физики НАН Украины, Киев 2Национальный авиационный университет, Институт новейших технологий, Киев АНАЛИЗ ФИЗИЧЕСКИХ ОСНОВ И ТЕХНИЧЕСКИХ ВОЗМОЖНОСТЕЙ РЕАЛИЗАЦИИ ЛАЗЕРНОГО ЗАЖИГАНИЯ ТОПЛИВНЫХ СМЕСЕЙ Аннотация: Рассмотрено современное состояние и физические основы лазерного зажигания топливных смесей в двигателях внутреннего сгорания как возможной альтернативы существующему электроис� кровому. Стимулирующими факторами развития этой лазерной технологии являются энергосбереже� ние, требования экологии и технические преимущества безэлектродного зажигания. Представлены примеры технических разработок диодных лазеров и лазеров с диодной накачкой в качестве вероятных претендентов на эту роль. Ключевые слова: лазерные технологии, лазерное зажигание, топливная смесь, диодный лазер, лазерная плазма, фотоионизация, фотодиссоциация алканов, накачка, фокусировка, сферическая аберрация. 54 Наукові основи інноваційної діяльності НАУКА ТА ІННОВАЦІЇ. № 5, 2007 ных применений в технически сформирован� ных отраслях. Давайте прежде ответим на вопрос: что стимулирует разработки лазерного зажигания при уже имеющемся электроискровом? При� чин несколько. При работе типичного двига� теля внутреннего сгорания применяется топ� ливная смесь, образованная углеводородны� ми продуктами и кислородом воздуха. Высо� кая температура сгорания способствует обра� зованию из азота воздуха его окисей. Высо� кие концентрации этих окисей приводят к образованию "городского смога". Частично решить эту проблему можно, используя обед� ненные топливные смеси, когда температура горения понижаются и, как следствие, умень� шается концентрация NO в продуктах сгора� ния. К сожалению, такой режим работы при� водит к снижению КПД двигателя и требует повышения мощности для системы зажига� ния. В случае электроискровой системы за� жигания возрастание мощности источника сопровождается ускоренным разрушением электродов свечи. Совершенствование свечей (платиновые покрытия электродов) приводит к их заметному удорожанию и не снимает проблему полностью. Топливные смеси на основе метан�бутановых газов (как и обеднен� ные аэрозольные смеси) также требуют более мощного зажигания, что опять приводит к проблеме ускоренного разрушения свечей. Возможным решением этой проблемы явля� ется зажигание обедненных топливных сме� сей при помощи лазерного излучения, фоку� сировка которого в топливной смеси приво� дит к образованию плазмы, поджигающей топливо. Этот безэлектродный способ обра� зования плазменного сгустка неограничен по месту локализации и, в разумных пределах, по мощности. Итак, принципиальная возможность при� менения лазерного излучения для зажигания топливных смесей основана на его способно� сти вызывать образование плазмы в газах и конденсированных средах. Существенно, что свеча как основной элемент искрового зажи� гания вообще устраняется из области горения. Лазер может обеспечить необходимую луче� вую энергию для воспламенения и обеднен� ных смесей без снижения КПД и мощности двигателя. 2. ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ЛАЗЕРНОГО ЗАЖИГАНИЯ ТОПЛИВНЫХ СМЕСЕЙ Если к металлическим электродам свечи приложить достаточно высокое постоянное или переменное напряжение ( 30 кВ/см), то в межэлектродном зазоре газовой смеси про� изойдет ионизация молекул с образованием проводящей плазмы. Это явление называют электрическим пробоем. Подобный пробой является результатом лавинной ионизации, которая начинается с небольшого числа сво� бодных электронов. Они рождаются в не� большом количестве под действием космиче� ских лучей и естественной радиоактивности. Освобожденные электроны, ускоряясь элек� трическим полем, приобретают энергию, до� статочную для ионизации молекул. С каждого энергичного электрона получается два мед� ленных, которые, в свою очередь, приобретая энергию от поля, ионизуют новые молекулы, так что развивается электронная лавина, га� зовая смесь ионизируется до степени, которая зависит (в частности) от того, какой предель� ный ток может пропустить внешняя цепь. Процессы ионизации сопровождаются акта� ми возбуждения молекул, которые люминес� цируют в УФ� и видимой областях спектра. В случае горючих топливных смесей вслед за пробоем возникает их ударное воспламенение с быстрым ростом давления и температуры. Хотя между миллиметровым и субми� кронным излучением нет принципиальной разницы, открытие оптического лазерного пробоя в 1963 г. было для физиков некоторой 55НАУКА ТА ІННОВАЦІЇ. № 5, 2007 Приладобудування неожиданностью. Лазерный пробой воздуха происходил, когда интенсивность в фокусе линзы достигала значения около 100 МВт/см2, что стало возможным после открытия моду� ляции добротности лазерного резонатора. Физическая сущность последнего состоит в завышении начальных потерь резонатора, что требует соответственно завышать старто� вое усиление по выполнению порога генера� ции. В момент времени, когда это усиление максимально, внесенные потери быстро (в сравнении с временем жизни возбужденных ионов или молекул) убирают, создавая силь� ное неравенство усиление >> потери, что приводит к лавинообразному (несколько на� носекунд) процессу генерации пачки фото� нов, с мощностью в (10–100) МВт. С фокуси� ровкой такого оптического излучения до ин� тенсивностей в 104 МВт/см2 создается напря� женность электрического поля 2⋅106 в/см, что вызывает оптический пробой. Этот про� бой имеет порог по напряженности электри� ческого поля Епор = (4πIпор / с)0,5, определяе� мый через интенсивность света. Образование плазмы на переднем фронте лазерного им� пульса сопровождается сильным поглощением его энегрии на спаде, зависящем от состава газа, его чистоты (запыленности), давления, температуры и длины волны лазерного излу� чения [2, 3]. Существенное различие экспе� риментальных порогов пробоя чистого и за� пыленного воздуха, а также вдали и у поверх� ности конденсированных материалов указы� вает на влияние первичных свободных элек� тронов. При пробое в постоянных или ВЧ� полях такой зависимости не возникает, так как в воздухе под действием космического излучения всегда рождаются электроны со скоростью 10–102 с–1. В случае же лазерного пробоя кратковременным излучением 10 нс появление свободных электронов в ог� раниченном фокальном объеме ( 10–5 см3) практически исключено. Это значит, что в лазерном пробое затравочные свободные эле� ктроны могут возникать (в зависимости от со� отношения энергии фотонов и ионизации) в результате одно� и многофотонных переходов. Теории многофотонной ионизации (МИ) предложены в ряде работ [4–8]. Поскольку энергия ионизации большинства газов (10–20) эВ намного превышает энергию одного кванта излучения рубинового и нео� димового лазеров (1,78 и 1,18 эВ соответст� венно), то для МИ молекул таких газов необ� ходимо одновременное поглощение нескольких квантов. Приведем основные соотношения, характеризующие зависимость порога МИ от условий эксперимента. Число квантов, необ� ходимое для ионизации, n = (J/hν + 1), где J – энергия ионизации, hν – энергия кванта. Вероятность w одновременного поглощения n квантов пропорциональна п�ой степени ин� тенсивности: w = AIn . (2) Полное число актов ионизации Ne про� порционально концентрации молекул (ато� мов) Na, длительности лазерного импульса ∆t и объему фокальной зоны V: Ne = А Na ∆t V In . (3) Считая, что пробой происходит при до� стижении некоторой критической величины Necr, для пороговой плотности потока фото� нов получим: Iпор = (Necr / A Na ∆t V)1/n . (4) Таким образом, Iпор сравнительно слабо зависит от исходной плотности газа, дли� тельности лазерного импульса и размеров фокальной области. Детальные квантово�ме� ханические расчеты вероятности МИ с уче� том не только начального и конечного, но и промежуточных энергетических состояний атома выполнены в работе [6]. Там показано, что вероятность ионизации резко возрастает, если энергия возбуждения одного из проме� жуточных состояний близка к энергии цело� 56 Наукові основи інноваційної діяльності НАУКА ТА ІННОВАЦІЇ. № 5, 2007 го числа квантов (промежуточный многофо� тонный резонанс). Согласно [6], пороговые мощности пробоя, обусловленного МИ, для Н2 и инертных газов при давлении, близком к атмосферному, и длительности импульса 10 нс составляют 1030–32 фотонов/см2⋅с, что на 1–2 порядка выше измеренных порогов пробоя. В то же время потоки, необходимые для отрыва одного электрона в фокальном объеме, по порядку величины совпадают с экспериментально измеренными порогами пробоя. Таким образом, МИ может обеспе� чить лишь появление затравочных электро� нов. Дальнейшее увеличение их числа проис� ходит в результате лавинной ионизации. Слабая зависимость порогового потока от плотности газа (4) приводит к тому, что даже ничтожные концентрации легко ионизую� щихся примесей могут приводить к появле� нию затравочных электронов. Поэтому, что� бы наблюдать многофотонные процессы в чистом виде, нужно исключить процессы ла� винной ионизации. Для этого достаточно уменьшить давление газа до таких величин, чтобы длина свободного пробега электронов была больше размеров фокального объема. Лазерная искра при этом не возникает, но об� разуется значительное количество ионов, из� меряя число которых можно эксперимен� тально оценить вероятность многофотонных процессов. Такого рода исследования прово� дились в работах [7–8]. Вслед за появлением свободных электро� нов в результате МИ наступает этап их ла� винного увеличения с образованием плазмы. Эти первичные электроны поглощают свето� вые кванты при столкновениях с нейтраль� ными атомами. Когда энергия электрона воз� растает до значений, несколько превышаю� щих энергию ионизации, электрон с большой вероятностью ионизует атом, появляются два электрона и дальше процесс повторяется. Количество электронов возрастает по экспо� ненциальному закону: Nt = N0eγt . (5) Здесь γ = (I / τ) ln 2 – постоянная развития лавины; τ – время удвоения числа электро� нов. Конечное число электронов очень силь� но зависит от постоянной развития лавины, которая в свою очередь зависит от напряжен� ности электромагнитного поля. Этим объяс� няется пороговый характер процесса. Порог пробоя определяется из условия, что за вре� мя импульса ∆t полное количество электро� нов достигает некоторой критической вели� чины Ncr. Тогда γcr = [ln (N0 / Ncr)] / ∆t . (6) Теории лавинной ионизации посвящены работы [9–15]. Приведем основные соотно� шения, характеризующие процесс лавинной ионизации. Скорость нарастания энергии электрона в поле электромагнитного излуче� ния при небольших плотностях газа, когда νеf << w, дается соотношением dE/dt = (4πe2 / mc)(ν2 efI / w2). (7) Здесь νef = Navσtr – эффективная частота со� ударений, где Na – концентрация атомов (мо� лекул) газа; ν – скорость электрона; σtr – транспортное сечение; е и m – заряд и масса электрона; w – частота оптического поля; I – интенсивность светового потока. Время удвоения числа электронов τ можно опреде� лить предполагая, что за это время электрон набирает энергию, равную энергии иониза� ции атома: Ui = (4πe2 / mc)(ν2 efI / ω2)τ . (8) Отсюда γ = (4π (ln2) e2ν2 efI / mcUiω2 . (9) Пороговую интенсивность найдем, при� равнивая значение γ из (9) к величине γcr (6): 57НАУКА ТА ІННОВАЦІЇ. № 5, 2007 Приладобудування Iпор = [mcUiω2ln(Ncr/N0)] / /(4π(ln2)e2Naϖσtr∆t). (10) Для импульсов рубинового лазера рас� четные значения пороговых интенсивностей находятся в разумном согласии с экспери� ментальными значениями. Однако на прак� тике может появляться множество обстоя� тельств, изменяющих порог лазерного про� боя топливных смесей в ту или иную сторону. Многие из таких нюансов для простых газов рассмотрены в обзоре [3] и приведенных в нем ссылках. Топливо на основе углеводородных газо� вых смесей может иметь свои особенности в отношении порога, которые можно понять при экспериментальной проверке даже с иными целями, чем желание сопоставить те� орию с экспериментом. Главной отличитель� ной чертой этих смесей может стать их горю� честь, а главной целью лазерного поджига становиться определение условий реализа� ции минимального порога лазерного пробоя топливных смесей по мощности и энергии светового лазерного импульса. Тем не менее приведенная формула для порога лазерного пробоя (10) указывает на основные парамет� ры излучения, которые следует выбирать для его минимизации. Типичную топливную смесь для двигате� лей внутреннего сгорания образуют углево� дороды класса алканов с общей формулой ряда CnH2n+2. Алканы имеют открытую цепь с одинарными σ�связями, что обуславливает характерные особенности их спектроскопи� ческих и фотоионизационных характерис� тик. Углеродная C–C σ�связь обязана sp3�ги� бридизации электронных орбиталей углеро� да и допускает свободное вращение вокруг данной связи. Первыми в ряду алканов стоят метан, этан, бутан, пропан – газы, далее гексан, гептан и их изомеры�жидкости, а после 20�и атомов углерода в цепи появляются твердые при нормальных условиях парафины. Алканы являются главными компонен� тами натуральных газов и нефти, из которых их получают. Химия алканов начинается с очистки нефти, где осуществляют несколько реакций, чтобы подготовить исходную смесь углеводородов для применений в качестве топлива. Главными из этих реакций можно назвать: 1) изомеризация линейных цепей в разветвленные; 2) крекинг или расщепление больших молекул до меньших с 6–8 углеро� дами в цепи; 3) алкилирование (комбинация пропилена и бутана, дающая 2�, 3�диметил� пентан; 4) циклодигидрогенация, при кото� рой происходит образование ароматических фрагментов [16]. В большинстве случаев сгорание алкано� вых смесей не является полным, в результате чего в продуктах сгорания наблюдаются не полностью окисленные фрагменты типа СО и сажи. Частично контролируемое сгорание достижимо, если все С–Н�связи сделать изо� энергетичными (по энергии связи) или одну из них сделать значительно слабее всех ос� тальных. Нам предстоит рассмотреть про� цесс зажигания и горения топливной смеси (алканы + воздух) под воздействием лазер� ного излучения. Наибольшую специфику в этом случае представляет первоначальная фаза – зажигание. Само горение остается та� ким же, как и при электроискровом зажига� нии, поэтому может рассматриваться на ос� нове существующих моделей [17–18]. В об� щем случае горение топлива представляет собой экзотермическую автокаталитическую реакцию окисления смеси алканов кислоро� дом воздуха (с включением реакции горения сажи), эволюция которой зависит от их на� чальных концентраций, промежуточных про� дуктов реакции и температуры. Соответст� венно, можно получить автоускорение горе� ния только за счет роста температуры и цеп� ной реакции роста промежуточных продук� тов реакции, способствующих ускорению го� рения. В результате автоускорения мощность 58 Наукові основи інноваційної діяльності НАУКА ТА ІННОВАЦІЇ. № 5, 2007 процесса быстро достигает максимума, после чего спадает до нуля по мере истощения про� дуктов горения и падения давления. Види� мая область горения называется пламенем. Его свечение представляет собой электро� магнитное излучение нагретой до температур пиролиза 1 200 К сажи и других элементов в продуктах горения. В процессе этой реак� ции освобождается и тепловая энергия, а так� же появляются реакционные промежуточные продукты – атомы и свободные радикалы. В большинстве случаев эволюция горения с выделением тепла и основных конечных про� дуктов горения СО2 и Н2О определяется ско� ростью смешивания/расходования исходных продуктов – алканов и окислителя. Важней� шая особенность процесса горения – способ� ность к перемещению в пространстве его фронта, что можно рассматривать как оди� ночную волну. Перемещение фронта горения обусловлено такими физическими процесса� ми, как диффузия и теплопроводность. Теп� ловая энергия и активные центры из области горения передаются соседним участкам топ� ливной смеси и инициируют там горение. Различают массовую m и линейную u скоро� сти движения фронта горения, связанные со� отношением m = ρu, где ρ – плотность исход� ной смеси. В отличие от детонации (ударная волна звука) скорость движения фронта го� рения невелика (10–3–10 м/с). Структура фронта горения и распределение продуктов представлено на рис. 1. Химическая реакция горения происходит в сравнительно узкой зоне 10–2 мм при температуре, которая опре� деляется отношением теплоты сгорания Q/Cp к теплоемкости при постоянном давле� нии. Максимум тепловыделений возникает вследствие того, что вначале реакции темпе� ратура низкая, а в конце реакции – нет горю� чих продуктов. Скорость горения u ~ (χ/τ)0,5, где χ, τ – коэффициент теплопроводности и характеристическое время его реакции в зоне горения [20]. Замечания о продуктах горения алканов в воздухе: NO образуется путем захвата азота из воздушной смеси, а также из�за присутст� вия органически связанного азота в смеси ал� канов, полученных из нефтепродуктов. Как окисление азота, так и его деструкция в бога� том продуктами высокотемпературном пла� мени определяется химией интерконверсии азота в пламенях. Реакция окисления про� дуктов горения может замедляться на хвос� тах пламени за счет снижения температуры или даже может остановиться при падении температуры ниже критической на холодных стенках камеры сгорания. Когда топливная компонента и окислитель находятся в газо� образном состоянии и хорошо перемешаны, горение называют гомогенным. Жидкие про� дукты топлива (бензины) готовят для горе� ния путем их испарения из капельного состо� яния, впрыскиваемых в камеру сгорания. Хо� тя основная стадия горения одинакова со ста� дией горения газообразной смеси, это горе� ние относят к гетерогенному. Горение начи� нается, когда оба продукта нагреваются до критической температуры, которая зависит от типа горючего и окислителя, их концент� рационного отношения и физических харак� теристик окружения. Заметим, что кроме го� Рис. 1. Одномерное распределение по зонам: темпе< ратуры – 1, продуктов горения – 2 и концентрации топлива – 3. А – зона прогрева, В – зона химической реакции, С – зона выхода продуктов горения. Область максимального тепловыделения приходится на сре< дину зоны В 59НАУКА ТА ІННОВАЦІЇ. № 5, 2007 Приладобудування рения с ускорением возможно горение при очень низких скоростях и температурах без пламени: такое горение связано с окислением без автоускорения. В качестве такого приме� ра назовем окисление изобутана, превращаю� щегося на воздухе в бутилпероксид [17]. Формула для порогового значения ин� тенсивности лазерного пробоя (10) указыва� ет, что вызывающая пробой газа интенсив� ность прямо пропорциональна ионизацион� ному потенциалу молекул топливной смеси. Поэтому примеси с низким потенциалом ио� низации в газах с высоким потенциалом при увеличении концентрации могут снижать по� рог зажигания в несколько раз. Мы обсудим величину ионизационного потенциала алка� нов как наиболее важных соединений в со� ставе топливных смесей. Горение начинается с реакции между кислородом воздуха и ато� марным водородом, которого первоначально в топливной смеси нет. Атомарный водород появляется в результате диссоциации алка� нов, имеющей место при определенных фото� или термооблучении, т. е. при воздействии квантами света, приводящими к их иониза� ции. Диссоциация есть конечный акт образо� вания атомарного водорода. Первичным ак� том является фото� или (и) термоионизация молекул алканов. Чтобы показать физическую картину процесса, мы начнем рассмотрение с этапа образования молекулы метана – перво� го члена из гомологического ряда алканов. Апробированной теоретической моделью для описания электронных состояний молекул выступает метод молекулярных орбиталей (МО) [19]. Молекула СН4 принимает струк� туру тетраэдра с атомом С в центре. Эта кон� фигурация является результатом sp3�гибри� дизации, при которой углерод имеет 4 прост� ранственно разнесенные валентные связи. Соответственно ее МО классифицируются по представлениям точечной группы симмет� рии Тd, что и определяет вероятности элек� тронных переходов между ее МО и величины ионизационных потенциалов. В свою оче� редь МО образуются из комбинаций атом� ных орбиталей с учетом взаимной ориента� ции спинов спариваемых электронов. Атом� ные s�орбиты образуют молекулярные σ�ор� битали, атомные р�орбиты соответственно образуют молекулярные σ� и π�орбитали. Как и в атомах, энергия МО возрастает с по� рядковым номером их нумерации. Измене� ние энергий МО по сравнению с энергией об� разующих их атомных орбиталей (АО) про� слеживается на корреляционных энергетиче� ских диаграммах. Для молекулы тетраэдри� ческой симметрии типа метана такая диа� грамма [19] представлена на рис. 2. Его 4 свя� зующие МО будут заселены согласно прин� ципу Паули: по 2 электрона на каждую орбиту с противоположно направленными спинами. Они образуют основное состояние молекулы. Рис. 2. Корреляция и симметрия орбиталей молекулы метана СН4 (группа симметрии Тd) с атомными орби< тами С и Н при изменении межъядерного расстояния 60 Наукові основи інноваційної діяльності НАУКА ТА ІННОВАЦІЇ. № 5, 2007 Электронное возбуждение СН4 может происходить вследствие возбуждения наиме� нее связанных электронов верхней МО на ближайшие по энергии антисвязные орбита� ли, причем чем выше они по энергии, тем бо� лее АО�подобными они становятся и, следо� вательно, их можно называть Ридберговскими состояниями, причем предельным их случа� ем будет отрыв данного электрона и иониза� ция молекулы. Таким образом, большое чис� ло электронных состояний молекулы оказы� вается без минимума потенциальной энергии для составляющих её атомов. Существует эм� пирическое правило определения стабильно� сти молекулы в общем случае: число связую� щих электронов должно превышать число разрыхляющих [19]. Орбитали 2а1 и 1f2 у СН4 являются сильносвязующими; орбитали 3а1 и 2f2 относятся к антисвязным (рис. 2.); 1a1�орбиталь (не показанная) остается по су� ти атомной 1SC�орбитой, не оказывающей влияния на стабильность молекулы. Восемь внешних валентных электронов СН4 как раз заполняют две связующие орбитали, а на раз� рыхляющих орбиталях электронов нет, по� этому в основном состоянии молекула ста� бильна. При удалении электрона с верхней связующей орбитали СН4 прочность его свя� зи с Н существенно уменьшается. То, что для получения иона СН3 + достаточен фотон с энергией 1,3 эВ (λ 950 нм), подтверждается измерением. Такая же малая энергия требу� ется для диссоциации метана на СН3 + и Н у Ридберговских серий метана. Как следствие, равновесная конфигурация молекулы в этих состояниях значительно отличается от рав� новесной в основном. Поэтому при поглоще� нии света совершается переход на нестабиль� ную часть потенциальной поверхности, что приводит к непрерывному спектру поглоще� ния. Дискретного электронного спектра по� глощения у метана и у гомологов С2Н4, С3Н8. не обнаружено. Таким образом, возгорание алканов под действием света или нагревания является следствием относительно легкой их фото�, термоионизации, сопровождаемой диссоциа� цией с образованием атомарного водорода. Последний вследствие высокой химической активности легко взаимодействует с окруже� нием, в том числе и с кислородом. Поэтому для возгорания источник света должен со� здавать некоторую критическую концентра� цию атомарного водорода, позволяющую пе� рейти к режиму автоускорения диссоциации алканов, но уже за счет экзотермической ре� акции окисления и быстрого сгорания запа� сенного топлива. Основные параметры лазерного излуче� ния – частоту ω и длительность импульса – рекомендуется выбирать, следуя таким требованиям: ω ≥ ωион, где ωион – частота пе� рехода между связывающей и антисвязываю� щей МО алканов, приведенных выше; дли� тельность импульса лазерного излучения ∆t согласно (10) следует выбирать возможно большей, однако с учетом практических воз� можностей лазеров генерировать высокую мощность в наносекундном интервале. Излу� чение пикосекундной длительности для этой цели менее пригодно и согласно (10) будет по� вышать пороговую интенсивность зажигания. 3. ВЫБОР ТИПА ЛАЗЕРА ДЛЯ СИСТЕМЫ ЗАЖИГАНИЯ К лазеру в системе зажигания топлива на ос� нове воздушно�алкановых смесей в зависи� мости от типа двигателя предъявляются спе� цифичные требования. Самым важным оста� ется уровень пиковой мощности и энергия в импульсе излучения при выбранной длине волны, необходимые для зажигания выбран� ного топлива при частотах повторения 20–100 Гц, определяемых характеристиками двигателя. Габариты лазерной системы опре� деляются назначением двигателя: для работы 61НАУКА ТА ІННОВАЦІЇ. № 5, 2007 Приладобудування в стационарных условиях или в транспорте. Сроки безотказной работы таких лазеров должны быть сопоставимы с гарантийными сроками безотказной работы равных по стои� мости элементов двигателя. На сегодня про� блема надежности лазеров (в том числе в по� движных условиях) решена и свидетельст� вом этого является их применение в систе� мах радиолокационного сопровождения це� лей, в машиностроении, при записи/считы� вании информации в персональных компью� терах и т. д. Установка лазера в моторном от� секе двигателя автомобиля не будет отли� чаться более сложными условиями эксплуа� тации, кроме повышения температуры, воз� никновения вибраций и грязевых отложе� ний. Влияние последних можно устранить путем защиты оптических каналов доставки световой энергии к цилиндрам двигателя. Хорошим решением проблемы розъюстиров� ки является использование диодных и мини� атюрных твердотельных лазеров с монолит� ными конструкциями оптического резонато� ра. Подобное решение предполагает, что из� лучение таких лазеров обеспечивает уровень мощности, достаточный при его фокусировке надежно вызывать зажигание. Рассмотрим состояние разработок таких лазеров с пози� ций их использования для лазерной системы зажигания. Надежность доставки излучения непо� средственно к цилиндрам двигателя достига� ется путем выбора оптического канала. От� крытый канал связи на зеркалах непригоден из�за их пылевого загрязнения и возможнос� ти вибрационной разъюстировки. Возможно конструктивное решение в виде металличес� кого рукава (закрывающего оптический ка� нал) из материала с малым температурным коэффициентом расширения, жестким креп� лением лазера и фокусирующей оптики в ме� сте доступа к цилиндру двигателя. Для этой конструкции можно также решить проблему теплоизоляции лазера от нагретого до 200–300 °С двигателя. Германская фирма CRT (Carinthian Tech Research AG) cовмест� но с AVL List GmbH, несмотря на опасность температурного перегревания диодного лазе� ра, с 2004 г. ведет разработку зажигания в конструктиве, когда лазер непосредственно заменяет свечу зажигания в том же посадоч� ном месте двигателя. В этом подходе трудно� сти вибраций и пылевых загрязнений опти� ческого канала снимаются, а для питания ла� зера используется стандартный автомобиль� ный аккумулятор. Осложнения, вызываемые перегревом диодного лазера, заставили CRT на втором этапе использовать миниатюрный Nd3+:АИГ лазер с пассивной модуляцией до� бротности с накачкой от диодного инжекци� онного лазера [20]. Третье возможное решение со снятием проблем вибрации и загрязнения оптическо� го канала состоит в использовании оптичес� кого волокна для транспортировки света от лазера к цилиндру. Преимущество этого ре� шения состоит также в снятии габаритных ограничений по лазеру, однако возникают ог� раничения по уровню канализируемой мощ� ности из�за опасности оптического повреж� дения кварцевого волокна. Хотя с увеличе� нием диаметра волокна это ограничение сдвигается в сторону больших мощностей, при этом нарастают трудности эффективной фокусировки доставленного излучения. Се� годня уже около 10 компаний в мире работа� ют над проблемой лазерного зажигания [20]. Перейдем к рассмотрению современных полупроводниковых инжекционных и твер� дотельных лазеров с модуляцией добротнос� ти, пригодных для решения данной задачи. Концепция полупроводниковых инжекцион� ных лазеров была предложена Н. Г. Басовым в 1961 г. Она базировалась на возможности вынужденного излучения света при реком� бинации электронно�дырочных пар в облас� ти рn�перехода. Однако до 1969 г. развитие лазеров на однородном pn�переходе было не� 62 Наукові основи інноваційної діяльності НАУКА ТА ІННОВАЦІЇ. № 5, 2007 перспективным, поскольку они работали при очень больших импульсных токах накачки и потому требовали охлаждения до азотных температур. Предложенные в 1969 г. лазеры на гетеропереходах изменили ситуацию ре� шительным образом. Благодаря оптическому ограничению активной области токи накачки снизились настолько, что режим непрерыв� ной генерации стал возможным при комнат� ной температуре. Малые габариты (< 1 мм3), высокий (до 50 %) КПД преобразования электрической накачки в излучение, возмож� ность модуляции излучения током накачки, длительный срок работы – эти характеристи� ки лазеров на гетеропереходах открыли ши� рокие области для их применения. Обычно диодные лазеры имеют невысокую мощность генерации – до 1 Вт. Поэтому разрабатыва� лись различные варианты увеличения их мощности генерации. Использовались уве� личение активной области, фазировка не� скольких активных областей и применение диодных лазеров в качестве источника на� качки твердотельных лазеров с модуляцией добротности [21]. В частности, неодимовый лазер с диодной накачкой может генериро� вать импульсы наносекундной длительности с энергией до нескольких мДж, т. е. с мощно� стью до 1 МВт. Типичная конструкция диод� ного лазера показана на рис. 3: рn�переход со� здают при выращивании слоя p�полупровод� ника на поверхности кристалла n�полупро� водника. Характерный размер активной об� ласти 0,1×10×250 мкм. Вся структура для ох� лаждения помещена на хладопроводе. Для уменьшения порогового тока накачки его ло� кализуют поперек pn�перехода от 10 мкм до 1 мкм и меньше, что достигается при помощи гетеропереходов. Такие лазеры генерируют излучение непрерывно, без дополнительного охлаждения и при токах накачки 10–100 мА. Образование инверсной населенности в области pn�перехода представлено на рис. 4. Рис. 3. Схема диодного лазера на однородном pn<переходе. Накачка осуществляется пропусканием тока через pn<переход в открытом для диода направлении. Торцевые поверхности кристалла образуют резонатор Фаб< ри–Перо. Дифракционная расходимость λλ/ωω, где ωω – ширина pn<перехода Рис. 4. Образование инверсной заселенности в облас< ти pn<перехода при наложении напряжения в прямом направлении: А – в отсутствие напряжения, Б – на< пряжение приложено 63НАУКА ТА ІННОВАЦІЇ. № 5, 2007 Приладобудування Если напряжения на электродах pn�перехода нет, уровень Ферми постоянен по всему пере� ходу и, соответственно, ток носителей через переход отсутствует (рис. 4А). В этом случае по координате Х не возникает области, где одновременно существуют занятые электро� нами состояния в зоне проводимости и сво� бодные состояния (дырки) в валентной зоне: предпосылки создания инверсной населен� ности. Когда же к переходу приложено пря� мое напряжение U⋅e = Eg, барьер понижается и в пределах pn�перехода появляется область перекрытия отмеченных состояний. При ре� комбинации носителей, инжектированных в переход источником накачки, появляется из� лучение люминесценции. Вклад стимулиро� ванных переходов станет преобладающим, если вероятности вынужденного излучения будут превышать вероятности поглощения. Поскольку заселение состояний электрона� ми и дырками в зонах определяются статис� тикой Ферми–Дирака: Fc = {1 + exp[(E – µe) / kT]}–1, (11a) Fν = {1 + exp[(E – µh) / kT]}–1 (11б) (здесь µe, h – квазиуровни Ферми для элек� тронов и дырок), то вынужденное излучение будет преобладать при инверсии населеннос� тей, а именно: Fc (1 – Fν) – Fν (1 – Fc) > 0 . (12) Неравенство (12) посредством (11) запи� шется как условие µe – µh > hν . (13) Однако условие (13) не дает сведений об особенностях, которые отличают инжекци� онный лазер на гомопереходе от лазера на ге� теропереходе. Физическое отличие таких ла� зеров состоит в степени локализации мод из� лучения Г и тока накачки в активной области длиной L c потерями αlos и с отражением зер� кал R [21]. Влияние локализации на усиле� ние g формально можно учесть уже в общем выражении для условия генерации: R1R2 [exp(2Гgthrs – αlos)L] = 1. (14) Усиление на пороге генерации g по фор� ме (14) совпадает со следующим g = Ag (N – Ng) = Ag(Jη / eγefd – Ng), (15) где Ag – усиление, Ng – плотность тока, при которой наступает усиление, е – заряд элек� трона, γ – эффективная скорость рекомбина� ции, d – ширина активной области, η – кван� товая эффективность достижения носителя� ми активной области, N – отношение плотно� сти инжектируемых носителей к плотности инжекционного тока. Из равенства (15) видно, как растет эффективное усиление g с умень� шением ширины d pn�перехода. Поэтому ге� тероструктуры обеспечивают локализацию поля в pn�переходе и устремляют степень ло� кализации к 1. Типично для гомоструктурно� го перехода d 1 мкм и для гетероструктур� ного d 0,1 мкм, что понижает порог генера� ции по току на порядок. Метод, который используется для лока� лизации тока, включает блокировку носите� лей материалом с шириной зоны большей, чем у активного pn�перехода. Если применен один блокирующий слой, возникает одинар� ная гетероструктура, если использованы два Рис. 5. Строение двойной гетероструктуры диодного лазера: n<коэффициент преломления, х<поперечный размер структуры 64 Наукові основи інноваційної діяльності НАУКА ТА ІННОВАЦІЇ. № 5, 2007 блокирующих слоя – двойная. Гетерострук� туры выращиваются эпитаксией и возможны только в случае соразмерных постоянных ре� шетки, например (GaAs–AlAs). Подобные блокирующие слои с большей шириной за� прещенной зоны имеют меньший показатель преломления и потому одновременно выпол� няют роль оболочки волновода, необходимой для локализации поля. На рис. 5 показан по� перечный разрез двойной гетероструктуры инжекционного лазера. Технологическим отличием инжекцион� ных лазеров (ИЛ) от газовых и твердотель� ных является то, что их изготовление проис� ходит с участием высоких технологий. Однако готовые изделия – сами ИЛ – очень дешевые. Современная промышленность предлагает широкий спектр ИЛ, из которого следует сделать правильный выбор для лазерного за� жигания топливных смесей. Термин ИЛ под� разумевает 2 типа лазеров: лазерный диод – собственно ИЛ, который рассматривался вы� ше и диодный ИЛ – система, включающая собственно ИЛ и фотодиод в цепи отрица� тельной обратной связи для стабилизации то� ка накачки и предохранения лазера от само� разрушения. Внешний вид последнего лазера напоминает транзистор с 3�мя электродами и оптическим окном для вывода излучения (см. рис. 6). Типичные диодные ИЛ имеют резонатор, образованный многослойными диэлектриче� скими зеркалами на торцевых гранях моно� кристалла в направлении, перпендикуляр� ном к pn�переходу. С диаметром активной об� ласти, меньшей 1 мкм, дифракционная рас� ходимость лазерного излучения растет до ра� диана 10�и. Более того, лазерный луч астиг� матичен и для качественной коллимации и фокусировки такого луча необходима астиг� матическая оптика. Новый класс диодных ИЛ образуют структуры с резонатором, зеркала которого па� раллельны плоскости pn�гетероперехода. Этот класс ИЛ характеризуется вертикально ори� ентированным резонатором (ДЛВОР) по сравнению с традиционными ИЛ, имеющими горизонтально ориентированный резонатор (ДЛГОР). Сечение лазерного пучка типич� ного ДЛВОР представляет кружок диамет� ром от 5 до 25 мкм с пропорциональным уменьшением дифракционной расходимости Рис. 6. Конструкция диодного лазера. В его составе лазерный диод и фотодиод в цепи отрицательной обратной связи для стабилизации тока накачки ниже критического разрушающего значения 65НАУКА ТА ІННОВАЦІЇ. № 5, 2007 Приладобудування по сравнению с пучками 0,1×1 мкм обычного ИЛ, поэтому коррекции астигматизма для пучков ДЛВОР уже не требуется. Из�за от� носительно широкой активной области ее разрушение здесь также не опасно, поэтому потребность в отрицательной обратной связи отпадает. Из�за очень малой длины резонато� ра генерация ДЛВОР происходит на одной продольной моде. К сожалению, уровень мощности таких лазеров в непрерывном ре� жиме на сегодня не превышает 50 мВт, что недостаточно для применений в рассматри� ваемой системе. Однако есть все основания полагать, что этот класс ИЛ со временем ста� нет доминирующим в разных сферах приме� нения. Традиционные ИЛ типа ДЛГОР имеют сегодня более подходящие параметры выход� ного излучения при работе в импульсном ре� жиме. Если при переходе от непрерывного режима генерации к импульсному сохранять величину среднего тока накачки ниже крити� ческого значения, то в некоторых пределах лазер будет работать, как работали лазерные диоды на заре их создания. Однако с ростом импульсного тока приходиться повышать и напряжение, а их произведение для данного перехода определяет ресурс работы лазера (произведение определяет тепловое напря� жение внутри перехода). Поэтому прогресс по увеличению мощности ИЛ в импульсном режиме по сравнению с непрерывным замет� но меньше. Тем не менее импульсные ИЛ разрабатываются и поступают на рынок (фирма OSRAM Opto Semiconductors). Бо� лее технологичным способом увеличения мощности ИЛ является синхронизация не� скольких ИЛ в линейках и сборках, посколь� ку габариты позволяют интегрировать их в отдельный модуль. На рис. 7 представлена диаграмма состояния разработок мощных ИЛ. Мощность ИЛ типа ДЛГОР, излучающих в области 400–1 500 нм, обратно пропорцио� нальна длине волны генерации. Это типично для 2–3�модовых лазеров с пучком, имеющим незначительную астигматичность. Для зажи� гания топливных смесей на основе алканов, согласно вышеизложенному, пригодны лазе� ры с длиной волны меньше 950 нм. Именно в области 700–800 нм сборки ИЛ на GaAs до� Рис. 7. Состояние разработок мощных импульсных лазеров по данным фирмы Osram. Достигнутые значения параметров по мощности (длительности) обведены прямоугольниками 66 Наукові основи інноваційної діяльності НАУКА ТА ІННОВАЦІЇ. № 5, 2007 стигают мощностей до 10 Вт и больше в не� прерывном режиме. Однако линейки и сбор� ки синхронизованных ИЛ непригодны для формирования качественного пучка с воз� можностью его эффективной фокусировки, как этого требует поставленная задача (каче� ство пучка М2 определяется отношением его расходимости к расходимости эквивалентно� го гауссового пучка и в пределе равно 1). Достигнуть уровня пиковой мощности в несколько кВт в пучке предельно высокого качества стало возможным с развитием мето� дов накачки ИЛ материалов на Nd3+ в крис� таллических матрицах. В первую очередь, это среды на основе Nd3+:ИАГ в моно� или поли� кристаллической (прозрачная керамика) ма� трице. Ион Nd3+ в ИАГе имеет значительное поглощение (до 10 см–1) в спектральной об� ласти 790–820 нм, в которой излучение ИЛ на основе GaAs достигает наибольшей мощ� ности. В результате возможна замена неэф� фективной накачки от ксеноновых ламп из� лучением ИЛ. Эффективность замены про� является в более полном использовании энергии накачки и снижении тепловой на� грузки на лазерный элемент (с соответствую� щим снижением требований к системе ох� лаждения). Линейки ИЛ располагаются либо вдоль цилиндрической поверхности актив� ного элемента Nd3+:ИАГ, либо возможна на� качка от одной сборки ИЛ через торец актив� ного элемента. Приведем таблицу с парамет� рами Nd3+:ИАГ лазера с диодной лазерной на� качкой, вводимой через боковую грань ци� линдрического активного элемента [22]. От режима непрерывной генерации не� сложно перейти к импульсному режиму с применением сборок ИЛ, имеющими часто� ты повторения до 100 Гц, необходимых при работе двигателя. Модуляция добротности Nd3+:ИАГ достигается электрооптическим, акустооптическим или пассивным (основан� ным на насыщении поглощения) методами. (рис. 8). С учетом ограничений на габарит� ные размеры более пригодной может ока� заться схема ввода накачки Nd3+:ИАГ через его торцевую поверхность. Из�за спектраль� ного уширения соответствующего перехода в алканах, а также значительной интенсивнос� ти излучения в фокусе линзы, выбор актив� ной среды Nd3+:ИАГ с длиной волны 1,064 нм, несколько отличной от 970 нм, Рис. 8. Возможная оптическая схема лазерной системы зажигания на основе следующих компонент: 1 – линей< ка диодных лазеров на 800 нм, 2 – фокусирующая оптика, 3, 6 – зеркала полусферического резонатора, 4 – ак< тивный элемент Nd3+:ИАГ, 5 – пассивный модулятор, 7, 8 – фокусирующая оптика и лазерная плазма в топлив< ной смеси 67НАУКА ТА ІННОВАЦІЇ. № 5, 2007 Приладобудування практического влияния на порог зажигания может не оказывать. По своей сути предло� женное решение совпадает с выбором фирмы CRT (Carinthian Tech Research AG) cовмест� но с AVL List GmbH, упомянутыми выше. Весь конструктив такого лазера может при� нять размер большого карандаша и поэтому может быть размещен в непосредственной близости к двигателю. Инженеры CRT наме� рены размещать его непосредственно в поса� дочном месте для стандартной свечи зажига� ния. Электрические задержки и длительнос� ти импульсов малы в сравнении с периодом следования импульсов зажигания, поэтому все решается за счет электронного управле� ния токовыми импульсами накачки на ИЛ. Однако подобное решение осложняет работу лазера из�за больших перепадов температу� ры. Представляется более технологичным лазерную "свечу" зажигания термоизолиро� вать от корпуса двигателя и вводить оптиче� ское излучение через термостойкое оптичес� кое окно (сапфир, кварц и др.). Это сущест� венно снизит перепад температур, которым будет подвержен лазер, а его удаление с ци� линдра, сопровождаемое применением более длиннофокусных линз, можно компенсиро� вать путем увеличения входной мощности (линза 7 на рис. 8.). В заключение приведем параметры коммерческого Nd3+:ИАГ DTL� 324Q лазера с пассивной модуляцией доб� ротности и диодной накачкой от компании Power Technology, Inc.: размеры излучателя – 9×26×20см; длительность импульса – ~ 10 нс; энергия в импульсе на частотах 1 КГц – > 100 мкДж. Можно предположить, что на частотах следования до 100 Гц энергию в импульсе можно увеличить на порядок. 4. ВЫБОР ОПТИЧЕСКОЙ СИСТЕМЫ ФОКУСИРОВКИ Фокусное расстояние для линзы 7, конструк� тивно совмещенной с лазерной системой на рис. 8., выбирается из требования локализа� ции фокуса в областях цилиндра со сжатой топливной смесью. Поскольку диаметр фо� кального ≅ 4λ(F / ∅) / π определяет необхо� димую для зажигания интенсивность, то Рис. 9. Зависимость минимальной необходимой энергии для лазерного зажигания (в мДж) в воздушно<метано< вой смеси при давлении 1 атм от содержания метана (объемные проценты); в теории (линии) и эксперименте (значки) 68 Наукові основи інноваційної діяльності НАУКА ТА ІННОВАЦІЇ. № 5, 2007 мощность лазерного излучения на входной апертуре линзы остается свободным параме� тром (при F 5 см и длине волны лазера l 900–1064 нм в зависимости от того, ис� пользуем ли мы только импульсный ИЛ или лазер Nd3+:ИАГ по схеме рис. 8). Для расчета и выбора линзы необходимо знать минималь� ную энергию лазерного зажигания (МЭЛЗ) для топливной смеси метана. Приведенные на рис. 9 данные, взятые из [23–26], показы� вают, что поджиг этой смеси имеет минимум МЭЛЗ по объемному процентному содержа� нию метана. Это указывает на существование оптимальной для начала взрывного горения концентрации Н, возникающей в результате лазерной фотодиссоциации СН4. Сопостав� ление экспериментальных значений МЭЛЗ с нано�, и пикосекудной длительностями сви� детельствуют о меньшем МЭЛЗ для излуче� ния большей длительности в согласии с оценками по формуле (10). Эксперименталь� ные значения МЭЛЗ у ряда авторов практи� чески совпадают, а теоретические оценки да� ют заниженную на порядок величину МЭЛЗ. Для последующих расчетов выберем значе� ние МЭЛЗ = 1 мДж. На рис. 10. для СН4 представлены области давлений топливной смеси (1 атм = 1,01325 бар), достижимые с ла� зерным зажиганием. Видно, что в сравнении с электроискровым лазерное зажигание до� стигается в более широкой области давлений [28–29]. Используя данные по МЭЛЗ, можно определить пороговую интенсивность зажи� гания с безаберрационной линзой с извест� ными F, ∅, λ: Iign = 4Емэлз / ∆tπ(Dmin)2 . (16) Это завышенная интенсивность в фокусе, вызывающая зажигание топлива с данной лин� зой. Поскольку авторы [23–26] не использо� вали безаберрационных линз, то полученные ими значения МЭЛЗ вероятно завышены. Сферическая аберрация ухудшает фокуси� ровку вследствие отклонения от теоретичес� кого распределения диска Эйри в продольном и поперечном направлениях, другими слова� ми – вследствие увеличения фокального объ� ёма. Его диаметр при наличии одной сфери� ческой поверхности линзы определяется вы� ражением [27]: Dab min = 2,44λF / ∅ + ki (∅)3 / F2 , (17) из которого следует, что вклад сферической аберации ki растет с диаметром пучка на лин� зе, поэтому размер фокального пятна имеет минимум по диаметру пучка. Так что при вы� боре системы фокусировки следует стре� миться к минимальной сферической аберра� ции. С этой целью можно применять линзы с асферической поверхностью (имеются тех� нологические сложности изготовления таких Рис. 10. Области давлений топливной смеси на метане, зажигание в которых достижимо от лазерной и элект< роискровой систем для разных отношений их эквива< лентности 69НАУКА ТА ІННОВАЦІЇ. № 5, 2007 Приладобудування поверхностей) либо применять такую комби� нацию двух линз (дублет), когда сферичес� кие аберрации разных знаков вычитаются. К такому результату приводит комбинация по� ложительной и отрицательной линз. Но даже при работе с одной линзой можно достичь минимума аберраций. С этой целью вводится параметр линзы Коддингтона q = (γ2 + γ1) / /(γ2 – γ1), где γ – кривизна поверхностей лин� зы [28]. На рис. 11 представлены результаты расчета аберраций для собирательных линз от параметра q [28]. Очевидно, что даже ори� ентация линзы относительно входящего пуч� ка влияет на величину аберрации: для ориен� тации с q = –1 аберрации в несколько раз вы� ше, чем для q = +1, а минимальные аберрации достигаются при q = 0,75–1 мм и 200 мкм для продольной и поперечной аберраций соот� ветственно. Поскольку нам нужно получить фокальный объем на порядок меньше, следует вывод о неэффективности применения оди� ночной линзы при выбранной величине фо� кального числа F / ∅ = 5. На практике лазер� ный пучок в системе на рис.8. по порядку ве� личины 1–2 мм. Поправка на увеличение фо� кального пятна вследствие сферической аберрации при этом составит меньше 1 мкм, что пренебрежимо мало в сравнении с ди� фракционным размером пятна 50 мкм. Требование к дублету состоит в том, что� бы выбрать комбинацию двух линз, при ко� торой величина сферической аберрации при малых фокальных числах будет меньше ди� фракционного размера пятна. Другими сло� вами, в формуле (17) второй член должен стать малым по сравнению с первым при тре� буемых фокальных числах. Фокусное рассто� яние для дублета линз, установленных на рас� стоянии d, определяется формулой из [27]: F = F1F2 / (F1 + F2 – d). (18) При известных величинах коэффициентов продольной сферической аберрации (ПСА) наиболее применяемых линз, а именно: плос� ковыпуклой и плосковогнутой – k1 = 1,069, симметрично выпуклой и симметрично во� гнутой – k2 = 0,403, выпукло�плоской и во� гнуто�плоской – k3 = 0,272, можно выбрать дублет с полной компенсацией сферической аберрации, следуя простому алгоритму [28]: ПСАij = 0 = kiFi / (F/∅)2 – kjFj / (F/∅)2 . (19) Отсюда следует, что искомое отношение фокусных расстояний Fi / Fj = kj / ki. Выбор дублета производим из требуемого значения фокусного расстояния F дублета, приняв для уменьшения его габаритов d = 0. 5. ВЫВОДЫ Лазерное зажигание, кроме возможного при� менения в двигателях внутреннего сгорания, Рис. 11. Аберрации простой линзы (в мм) как функция q<фактора формы при F = 100 мм, n = 1,5182, ∅ = 20 мм [27] 70 Наукові основи інноваційної діяльності НАУКА ТА ІННОВАЦІЇ. № 5, 2007 представляет интерес для использования на ракетных и газотурбинных двигателях. В на� циональной лаборатории США в Лос�Ала� мосе разрабатывается многоимпульсное ла� зерное зажигание (задержка между импуль� сами < 100 нс) потока углеродного топлива при рекордно низком давлении в камере. Многоимпульсный формат зажигания осно� ван на увеличении времени жизни лазерной плазмы в сравнении с одноимпульсным за� жиганием. В этом формате первоначальный лазерный импульс используется для получе� ния первичной плазмы, а второй импульс меньшей мощности поступает для ее подпит� ки. Такая система эффективна при непрерыв� ной подаче топлива в ракетных двигателях. Итак, в обзоре рассмотрены следующие вопросы проблемы лазерного зажигания топ� ливных смесей на основе алканов: 1. Физика процесса зажигания алканов, за� ключающаяся, по нашему мнению, в од� нофотонной фотоионизации молекул ал� канов лазерным светом с последующей их диссоциацией на атомарный водород и радикалы, с достижением критической концентрации которых начинается авто� каталитическая реакция горения топлив� ной смеси. 2. Несмотря на специфику лазерного зажи� гания топливных смесей для оценки и минимизации критической интенсивнос� ти лазерного пробоя могут быть исполь� зованы модели теории лазерного пробоя нейтральных газов. 3. Рассмотрено современное состояние раз� работок диодных ИЛ и просто ИЛ и сде� лано заключение о недостаточной их мощности для непосредственного зажи� гания. Однако ИЛ пригодны в качестве источников накачки миниатюрных лазе� ров на Nd3+:ИАГ с модуляцией добротно� сти, уже способных обеспечить уровень мощности, необходимый для зажигания. 4. Рассмотрен и проанализирован узел фо� кусировки излучения в топливную смесь с минимизацией сферической аберрации для достижения критической интенсив� ности зажигания при минимальной вход� ной мощности. ЛИТЕРАТУРА 1. L. de Yong, Tam Nguyen, J. Waschl. Laser Ignition of Explosives, Pyrotechnics and Propellants: a Review. – Melbourne Victoria, DSTO Aeronaut. and Mariti� me Research Lab. – 1995. 2. Райзер Ю. П. Физика газового разряда. – М.: На� ука, 1992. – 360 с. 3. Островская Г. В., Зайдель А. Н. Лазерная искра в газах. // УФН. – 1973. – т. 111, № 4. – С. 579–615. 4. Келдыш Л. В. Ионизация в поле сильной элект� ромагнитной волны. // ЖЭТФ. – 1964. – т. 47, в. 5. – С. 1945–1957. 5. Бункин Ф. В., Прохоров А. М. Возбуждение и ионизация атомов в сильном поле злучения. // ЖЭТФ. – 1964. – т. 46, в. 3. – С. 1090–1097. 6. Gоld А. Н., Веbb Н. В. Multyphoton Ionization of Hydrogen and Rare�Gas Atoms Phys. // Rev. Rev. – 1966. – v. 14, № 1. – P. 1–24. 7. Воронов Г. С., Делоне Г. А., Делоне Н. Б. Воз� мущение магнитного поля плазмой лазерной ис� кры. // ЖЭТФ. – т. 51, в. 6. – С. 1660–1664. 8. Делоне Г. А., Делоне Н. Б. Роль связанных со� стояний в процессе многофотонной ионизации. // ЖЭТФ. – т. 54, в. 4. – С. 1067–1068. 9. 3ельдович Я. Б., Райзер П. О лавинной иониза� ции газа под действием светового импульса. // ЖЭТФ. – т. 47, в. 3. – 1150–1162. 10. J. R. Wright. Theory of electron breakdown of gas by intense pulse of light. // Proc. Phys. Soc. – v. 84. – P. 41–53. 11. Рютов Д. Д. Теория пробоя благородных газов на оптических частотах. // ЖЭТФ. – т. 47, в. 6. – С. 2194–2206. 12. Аскарьян Г. А., Рабинович М. С. Лавинная иони� зация среды под действием вспышки интенсивно� го света. // ЖЭТФ. – т. 48, в. 4. – С. 290–294. 13. Барыпин В. А., Хохлов Р. В. К вопросу о меха� низме светового пробоя газов. // ЖЭТФ. – т. 50, в. 1. – С. 472–473. 14. Афанасьев В., Беленов Э. М., Крохин О. Н. Лавинная ионизация газа мощным ультракорот� ким импульсом света. // ЖЭТФ. – т. 56, в. 1. – С. 256–263. 15. Афанасьев В., Беленов Э. М., Крохин О. Н., 71НАУКА ТА ІННОВАЦІЇ. № 5, 2007 Приладобудування Полуэктов И. А. Лавинная ионизация газа при оптическом пробое в широком диапазоне потоков. // ЖЭТФ. – т. 57, в. 2. – С. 58–584. 16. Moore J. A., Jones W. D. Alkane. – In AccessScien� ce@McGraw�Hill – http://www.accssscience.com, DOI 10.1036/1097�8542.023200, Nov. 22, 2004. 17. Beer J. M. Combustion. – In AccessScience@Mc� Graw�Hill – http://www.accessscience.com, DOI 10.1036/1097�8542.150600, April 10, 2000. 18. Прохоров А. М. Физическая энциклопедия. – М.: СЭ, 1988. – С. 515–516. 19. Герцберг Г. Электронные спектры и строение многоатомных молекул. – М.: Мир, 1969. – 772 с. 20. Press Release CRT. Laser Ignition Can Be Used For Combustion Development. � http://www.ctr.at/cari� nthian_tech_research_english/news_presse/pressea ussendungen/20060113laser_generartion2.php?Jan. 1., 2006. 21. Chow W. W., Koch S. W. Semiconductor – Berlin – Haidelberg – New York, Springer Verlag, Laser Fundamentals. – 1999. – 240 P. 22. Webb C. E., Jones J. D. C. Handbook of laser Technology and Application. – Bristol and Philadel� phia, Institute of Physics Publishing, 2004. – 2575 P. 23. Dale J. D., Smy P. R., Clements R. M. Laser ignit� ed internal combustion engine – an experimental stu� dy. // Soc. of Automotive Eng. Techn., Paper Series 780329, Cobo Hall, Detroit. – 1978. – P. 1–10. 24. Ronney P. D. Laser versus conventional ignition of flames. // Optical Engineering. – 1994. – v. 33, № 2. – P. 510–521. 25. Ma J. X. Laser Spark Ignition and Combustion Cha� racteristics of Methane�Air Mixtures. // Combustion and Flame. – 1998. – V. 112. – P. 492–506. 26. Burgess D. S. Nd:YAG Replaces Spark Plug in Lean� Burn Engine. // Photonics Technology world. – November 2002. 27. Kidger M. C. Principles of Lens Design. // Proc. SPIE. – 1992. – CR41�P. – P. 30–53. 28. Welford W. T. Aberrations of Optical Systems. – Bristol, IOP Publishing Ltd. – 1991. – P. 105–128. Є. О. Тихонов, Г. С. Логінов. АНАЛІЗ ФІЗИЧНИХ ОСНОВ І ТЕХНІЧНИХ МОЖЛИВОСТЕЙ РЕАЛІЗАЦІЇ ЛАЗЕРНОГО ЗАПАЛЮВАННЯ ТОПЛИВНИХ СУМІШЕЙ. Анотація: Розглянуто сучасний стан і фізичні основи лазерного запалювання паливних сумішей в двигунах внутрішнього згорання як можливої альтернативи існуючому електроіскровому. Стимулю� ючими чинниками розвитку лазерної технології є енергозбереження, вимоги екології і технічні пере� ваги безелектродного запалення. Наведені приклади технічних розробок діодних лазерів і лазерів з діодним збудженням як вірогідних претендентів на цю роль. Ключові слова: лазерні технології, лазерне запалювання, паливна суміш, діодний лазер, лазерна плаз� ма, фотоіонізація, фотодисоціація алканів, накачування, фокусування, сферична аберація. E. A. Tikhonov, G. S. Loginov. ANALYSIS OF BASICS AND TECHNICAL POTENTIALITIES OF LASER IGNITION OF FUEL INTERMIXTURES. Abstract: Current state and basics of laser ignition of fuel intermixtures in internal combustion engines as the possible alternative of an existing electrodeless one are viewed. Incentive factors of development of the laser technology are energy conservation, ecology requirements and technical advantages of electrodeless ignition. Technical projects of diode lasers and lasers with diode pumping as probable applicants for this role are cited as examples. Keywords: laser technologies, laser ignition, fuel intermixture, diode laser, laser plasma, photoionization, photodissociation of alkanes, laser pumping, focusing, spherical aberration. Надійшла до редакції 29.12.06

Анализ физических основ и технических возможностей реализации лазерного зажигания топливных смесей

Репозитарії

Схожі ресурси