2-1 高溫系統
對於如何製造一個均勻且高溫的環境，在研究高溫動力學來說是 一件相當重要的事。目前並不存在一套完美的高溫系統，每種系統都 有其各自的優缺點，一般而言，達成高溫的系統裝置有火焰、高溫爐、
及衝擊波管等，每一種都有其優缺點，以下就這些系統裝置作些簡單 的介紹：
2-1-1 火焰(flames)
最早被用來提供高溫研究環境的裝置就是火焰，以目前的實驗技 術可涵蓋非常廣泛的溫度範圍，將C4N2和氧氣燃燒甚至可達5000至 6000 K的高溫7。但是這種裝置的缺點，就是火焰的溫度分布具有二 維或三維空間的依存性，其內焰的溫度會較焰心及外焰高出許多，而 非均勻的溫度分布，所以說其溫度梯度（temperature gradient）是溫 度分布不均勻最主要的原因，在這情況下會導致系統無法均勻的加熱；
此外，火焰加熱的不穩定性也會造成系統上的誤差。以吸收光譜法量 測反應的速率常數當例子來作說明，因為吸收係數是會隨著溫度的變 化而有所不同，所以溫度梯度之存在使得實驗結果產生誤差。所以在 利用火焰作為研究工具時，必須採取特別的設計或精密的校正，才能 減少誤差之發生。
2-1-2 高溫爐(furnaces)
高溫爐(圖 2-1)是由本身的反應槽在外纏繞上加熱器組合而成(如 石英反應槽纏繞上加熱帶)，利用加熱器將反應槽內的溫度加熱至高 溫。3高溫爐適用的溫度範圍約在1500 K 左右，若要繼續增加溫度便 有很大的困難。其困難點在於反應槽材料方面，要找到耐高溫、蒸氣 壓低、活性低、不變形而保溫性佳的材料並不容易，並且熱量的散失 也使得高溫爐無法隨意地加高溫度8-10。此外，在高溫爐中也存在溫 度梯度，越靠近加熱器的溫度會越高。不過若研究只在溫度1500 K 以下的進行，相對於火焰，高溫爐能提供更穩定的環境。
2-1-3 衝擊波管（shock tube）
衝擊波管的加熱方式是由壓力差所產生的衝擊波(shock wave)，
壓縮待測的氣體分子，利用絕熱壓縮的原理，對氣體分子作功，致使 氣體分子的內能增加，而達成高溫的狀態。衝擊波管具有快速到達高 溫狀態、控制溫度精準、溫度範圍廣及適用於任何氣體的優點，但是 其缺點為在偵測法上較受限制而且加熱時間短，詳細的原理與優缺點 將在後續作詳細的探討。
2-2 衝擊波管的原理
2-2-1 衝擊波特性
在此利用圖(2-2)來說明衝擊波形成的原理和過程。想像在圓柱狀
的管內有一個活塞，控制著管柱內氣體的體積；當活塞以一微小的速 度向前前進，壓縮管內的氣體帶動其前進，並同時加熱管中的氣體。
此時持續加速活塞使其產生第二道衝擊波，繼續壓縮加熱管中的氣體。
在整個衝擊波形成並且壓縮管中的氣體的過程中，壓縮波前進的速度 會隨著傳遞介質的溫度不同而有所改變，當傳遞介質的溫度越高壓縮 波前進的速度會越快，因此，上述的第二道衝擊波會逐漸追上第一道 衝擊波。當第一道衝擊波形成後活塞持續加速壓縮產生許多的子波，
這些較晚產生的子波會逐漸追上第一道衝擊波，最終形成一道均勻的 衝擊波12。當活塞以連續穩定的速度壓縮氣體後，柱中的氣體將會形 成三種不同熱力學狀態的區域，分別是衝擊波波前（wave front）區、
過渡區、衝擊波波後區。圖(2-3)說明了此三種區域的相對位置關係；
圖中下標1 和 2 分別表示衝擊波波前區(未被加熱)和衝擊波波後(已被 加熱)的氣體分子，u1是衝擊波的速度，u2是衝擊波通過後氣體分子 流動的速度，P
、
ρ、
T 分別代表了壓力、密度和溫度。在此對各個區域的氣體的熱力學狀態作一個描述，讓我們可以了 解衝擊波通過前後氣體被加熱的過成，並利用此原理來製造高溫的環 境。第一區是衝擊波通過前的區域，此區域的氣體分子並未受到壓縮 波的影響，所以是靜止不動的，其熱力學狀態與初始的狀態相同。
第二區是衝擊波通過後的區域，經過壓縮波的壓縮與加熱後，此
區域的氣體分子壓力與溫度都較初始狀態來的高。圖(2-4)為氬氣在馬 赫數（mach number）等於 2 的衝擊波通過前與通過後的熱力學狀態 的變化情形，其中馬赫數為衝擊波之速度與未被加熱的氣體分子中的 聲速之比值，管中的氣體分子受到壓縮波的帶動以一定的速度向前運 動。
第三區是所謂的過渡區，因為從第一區轉變成第二區的過程中，
必定需要經過一道連續的轉變過程，不可能突然直接由第一區轉換成 第二區，所以此區的存在是可以理解的。以圖(2-3)來說明，過渡區即 為圖中虛線的區域。如果對氣體分子的加熱是連續的，而且氣體分子 亦具有非黏滯性與非熱傳導性，那麼熱力學狀態的變化應該是很突然 的。也就是說發生變化的範圍應該非常地微小，其厚度甚至是可以被 忽略的。但是真實氣體的加熱是不連續、且具黏滯性和熱傳導性的，
所以在真實的系統中，熱力學的變化並不是一瞬間的，但其變化的厚 度相當的小，幾乎可以忽略。以氬氣為例，當P1等於一大氣壓，馬 赫數（mach number）為 1.4 時，過渡區的厚度僅僅約 10-4公分。
其實讓我們感興趣的是我們可以利用衝擊波的原理可以將一系 統加熱至多高的溫度？而這點我們可以從衝擊波所具有的能量來粗 略估計，對於單位質量的氣體而言，衝擊波對氣體分子焓（enthalpy,
H
）的增加量，幾乎等於衝擊波速度平方的一半：即 12
2 1 mu H
，其中m 為氣體的質量，u 為衝擊波的速度。如果衝擊波在運動的過程1
而式(2-2)為動量守恆定律式，右邊的項表示在厚度 的流體元x
過後的氣體分子之狀態。
首先是
2
1，由式(2-7a)得知器作進一步的測量，這點在使用上相當具方便性。
在式(2-9)、(2-12)及(2-13)中，存有兩個常數為M1和γ，M1值是可 精確測量的，而γ值卻會隨著不同的氣體而有不同的數值。對於一個 單原子理想氣體，γ值等於1.67；而對僅考慮轉動自由度對熱容量的 貢獻之雙原子分子氣體的γ值是1.40。隨著分子中原子的數目增加，
分子的熱容量也會隨著增加，因此γ值會隨著原子的數目增加而趨近 於一。然而真實氣體的γ值並非一成不變，也會隨著溫度的改變而有 些許差異。以單原子分子氣體而言，在好幾千度範圍內分子的熱容量 不會發生變化。以氬氣為例，熱容量在室溫至8000 K的範圍內，幾乎 是不變的；而對於雙原子分子氣體，可忽略熱容量變化的溫度範圍相 對就小了許多。以氮氣為例，熱容量在室溫至450 K可視為不變，一 旦溫度高於450 K以上，部份分子會被激發到高的振動態，γ值便會發 生變化。對於多原子分子氣體，γ值不變的假設，適用溫度範圍很小，
溫度範圍通常大約就只有50度。
圖(2-5)、(2-6)和(2-7)分別為P2/P1、ρ2/ρ1和T2/T1與M1的關係圖；各圖 中顯示γ值等於1.10、1.20、1.40和1.67時之變化情形。從圖中我們可 以看出，當衝擊波的馬赫數增大時，壓力P2/P1比值隨γ值小幅增加，
而溫度T2/T1的比值隨著γ值增大而大幅增加，但是當γ值增加時，密度 ρ2/ρ1比值卻會隨之減小，由此我們可以知道，溫度和密度對馬赫數有
較高的依存性。
2-2-3 反射衝擊波過後氣體分子熱力學狀態之推導
一維空間中，前進的衝擊波遇到障礙物時，通常有兩種現象可能 發生。第一種是衝擊波撞擊障礙物之後，產生反射。另一種現象是，
當障礙物的表面積比衝擊波表面積小很多，衝擊波便能越過這個障礙 物，然後再形成一個穩定的衝擊波。第二種現象是屬於二維或三維空 間的空氣動力學(aerodynamic)的範疇，這樣的相互作用相當複雜，因 此用於衝擊波管的研究是以一維空間為主。
在衝擊波管中運動的衝擊波前進到管子的末端，氣體分子便會開 始堆積，而衝擊波會轉變成相反的運動方向，形成反射衝擊波。因此，
反射衝擊波通過後的熱力學狀態，我們應該也必須了解與探討。
在反射衝擊波後面的氣體分子，因邊界條件（w = u1 – u2 = 0，末 端平面處），其運動狀態可視為靜止的。透過圖(2-8)可以幫助我們瞭 解上述現象，圖(2-8)為入射、反射衝擊波與位置(x)、時間(t)相對應的 關係圖，在圖(2-8)中，正的斜率的虛線表示入射衝擊波的運動軌跡，
而上半部中負的斜率的虛線表示反射的衝擊波的運動軌跡，實線則表 示氣體分子的運動軌跡。圖中線的斜率與流動速度成反比，因此垂直 的實線表示在反射衝擊波作用的區域，氣體分子處於靜止狀態；而具 特定斜率的實線表示氣體分子以某一速度向前運動。實線的間隔表示
某一特定區域內氣體分子的密度，間距越小則密度越大。而下標1及2
求出P5/P2後，可以像推導入射衝擊波過後其他熱力學狀態一樣，導出
=
衝擊波管的實驗中通常可以忽略。此外，在衝擊波管中，所產生的衝 擊波可視為以一度空間前進並壓縮氣體，因此，無論是管徑內部或靠 近管壁的地方，氣體加熱的條件幾乎相同，可讓氣體分子均勻受熱。
相較於具有溫度梯度現象的火焰與高溫爐來說，衝擊波管在用於研究 高溫反應上是比較好的方式。
(b)控溫精準且溫度範圍廣：
由衝擊波的能量可以控制加熱的溫度，由式(2-6)可以看出，馬赫 數是一個相當重要的物理量，而馬赫數為衝擊波速度和介質聲速的比 值。所以控制溫度可以由兩方面著手。第一種方式是控制衝擊波的速 度。藉由調整高壓驅動區和低壓被驅動區的壓力比例，可以達到控制 衝擊波速度的效果。高壓驅動區和低壓被驅動區的壓力差愈大，則所
由衝擊波的能量可以控制加熱的溫度，由式(2-6)可以看出，馬赫 數是一個相當重要的物理量，而馬赫數為衝擊波速度和介質聲速的比 值。所以控制溫度可以由兩方面著手。第一種方式是控制衝擊波的速 度。藉由調整高壓驅動區和低壓被驅動區的壓力比例，可以達到控制 衝擊波速度的效果。高壓驅動區和低壓被驅動區的壓力差愈大，則所