Структура монофронта, как самосогласованная последовательность реакций превращения топливной смеси, благодаря обратной связи по диффузии тепла и активных частиц обладает неразрывностью и эстафетным свойством движения. Пользуясь этой моделью рассмотрим реакцию структуры монофронта на рост С0 в смесях, наращивая значения ε в положительной области.

Своеобразие протекания реакций вырожденного разветвления в пределах блока А формирует в зависимости от значений S и ε (см. сообщение 1), отклик структуры фронта на внешние воздействия, – вроде приращения ΔС0, ΔΤ0 или ΔΡ.

При S < 1 и ε < 0 преобладают характерные для горячего пламени короткие цепи и реакции разветвления, которые стабилизируются диффузионным потоком Н-атомов. Короткие цепи, т.к. есть мощный диффузионный поток Н-атомов, стабилизируют в холодной зоне фронта зарождение реакций автокатализа.

С ростом степени стадийности S ослабевается противопоток Н-атомов, но возможно удлинение цепи и главное рост скорости вырожденного разветвления по (0) – (4), и в связи с этим скорости диффузии ОН-радикалов, что сопряжено с ростом ^>аКо_>2 и снижению ^>тКо_>2. Это вытекает из данных работы, приведённых выше [21] в виде зависимости констант реакций (1) ÷ (4) от температуры и давления. Пусть в точке бифуркации S ≥ 1 и е есть малая положительная величина.

Рассмотрим на основе изложенного зарождение разрыва в монофронте. Будем искать условия преобладания ^>АК_>f над ^>ТК_>f, которое наступает в результате достижения критического приращения ΔС_>кр., которое обеспечивает преобладание скорости разветвления, т.е. скорости роста ОН-радикалов, в зоне А над суммой скоростей производства в Т зоне Н-атомов и скорости их доставки в зону А. Возникновение автономности зоны А, и далее достижение системой точки бифуркации – события, обусловленные соотношением скорости диффузии в зоне ОТК и расширением трубки тока Ψ по (1).

Таким образом, в результате смены ведущего радикала, – вместо Н-атома ведущим становится гидроксил А-блока, реакция переходит в автономный режим. Скорость распространения холодного монофронта в поле расширяющегося потока горючей смеси уравновешивается в некоторой координате Z_>0 ниже по потоку с некоторым относительным расширением трубки тока Ψ.

Поэтому, приращения массы топлива в его потоковой скорости реакции, вызывает линейное изменение ширины зоны ОТК:

где: Δ ℓ – величина смещения холодного монофронта, с момента введения в горючую смесь приращения ΔС_>0. Она может быть числено выражена проекцией суммарных реакций на единицу пламени фронта;

N_>f – число молей топлива в единице объёма;

U_>0 – линейная скорость потока.

Используя соотношение для ε и выражения для фактора стадийности S (см. сообщение 1) найдём величину этого смещения или ширину разрыва, приходящуюся на малую величину ε:

Производя замену ^>ТК_>f и далее ^>АК_>f найдем ширину разрыва фронта L:

Применительно к фронту пламени гексана [1 – 3], в котором при Т_>0 = 344 К, значение N = 0,37 × 10^>-5 мол.см^>-3 , Ψ = 1,4, U_>0 = 15 cм с-1, АКf = 0,2× 10-4 мол.см^>-3с^>-1, а так же согласно данным табл.

2 S = 7,5 и вычисленная по (4) величина ε = 1,3× 10-4 мол.см^>-3с^>-1.

Вычисленное значение Δℓ по (5) составляет 2,6 мм, что одного порядка с экспериментальной величиной 0,8мм, найденной выше по соответствующей кривой тепловыделения (рис. 6). Вычисления по кривым [3] Т_>0 = 404 К при значениях ^>АКf = 1,3 × 10^>-4 мол.

см^>-3с^>-1, ^>ТКf = 0,25 × 10^>-4 мол.см^>-3с^>-1 , Ψ = 1,45, S = 5,2 и 1,5 = ε×10^>-4 мол.см^>-3с^>-1 дают Δℓ = 2,9. Для Т_>0 = 480, Ψ = 1,8, ^>АКf =1,0× 10^>-4

мол.см^>-3