Предварительно смешанное пламя

Пламя предварительной смеси — это пламя, образующееся при определенных условиях при сгорании предварительно смешанного заряда (также называемого предварительной смесью) топлива и окислителя . Поскольку топливо и окислитель — ключевые химические реагенты горения — доступны в однородной стехиометрической предварительно перемешанной смеси, однажды начавшийся процесс горения поддерживается за счет собственного выделения тепла. Большая часть химических превращений в таком процессе горения происходит в основном в тонкой межфазной области, которая разделяет несгоревшие и сгоревшие газы. Граница раздела пламени предварительно перемешанной смеси распространяется по смеси до тех пор, пока не исчерпается весь заряд. ^[1] Скорость распространения предварительно смешанного пламени известна как скорость пламени (или скорость горения), которая зависит от баланса конвекции-диффузии-реакции внутри пламени, то есть от его внутренней химической структуры. Пламя предварительной смеси характеризуется как ламинарное или турбулентное в зависимости от распределения скоростей в несгоревшей предварительной смеси (которая обеспечивает среду распространения пламени).

Распространение пламени предварительно смешанной смеси

Ламинарный

В контролируемых условиях (обычно в лаборатории) ламинарное пламя может образовываться в одной из нескольких возможных конфигураций пламени. Внутренняя структура ламинарного пламени предварительной смеси состоит из слоев, над которыми происходит разложение, реакция и полное окисление топлива. Эти химические процессы происходят намного быстрее, чем физические процессы, такие как вихревое движение в потоке, и, следовательно, внутренняя структура ламинарного пламени в большинстве случаев остается неизменной. Составляющие слои внутренней структуры соответствуют заданным интервалам, в которых температура возрастает от заданной несгоревшей смеси до температуры адиабатического пламени (АТП). При наличии объемного теплопереноса и/или аэродинамического растяжения или при развитии собственных неустойчивостей пламени степень реакции и, следовательно, достигаемая температура поперек пламени может отличаться от AFT.

Ламинарная скорость горения

Для одноступенчатой необратимой химии, т.е. $\nu _{F}{\rm {{F}+\nu _{O}{\rm {{O}_{2}\rightarrow {\rm {Products}}}}}}$ , плоское адиабатическое пламя имеет явное выражение для скорости горения, полученное из асимптотики энергии активации, когда число Зельдовича $\beta \gg 1.$ Скорость реакции $\omega$ (количество молей топлива, израсходованное на единицу объема в единицу времени) принимается в форме Аррениуса ,

\omega =B\left({\frac {\rho Y_{F}}{W_{F}}}\right)^{m}\left({\frac {\rho Y_{O_{2}}}{W_{O_{2}}}}\right)^{n}e^{-E_{a}/RT},

где $B$ – предэкспоненциальный множитель , $\rho$ это плотность , $Y_{F}$ – массовая доля топлива , $Y_{O_{2}}$ окислителя – массовая доля , $E_{a}$ – энергия активации , $R$ — универсальная газовая постоянная , $T$ это температура , $W_{F}\ \&\ W_{O_{2}}$ – молекулярные массы топлива и окислителя соответственно и $m\ \&\ n$ — это порядки реакции. Пусть несгоревшие состояния далеко впереди пламени обозначаются индексом $u$ и аналогично условия сжигания газа по $b$ , то мы можем определить коэффициент эквивалентности $\phi$ для несгоревшей смеси как

\phi ={\frac {\nu _{O_{2}}W_{O_{2}}}{\nu _{F}W_{F}}}{\frac {Y_{F,u}}{Y_{O_{2},u}}}

.

Тогда плоская ламинарная скорость горения для богатой горючей смеси ( $\phi >1$ ) определяется ^[2]^[3]

S_{L}=\left\{{\frac {2B\lambda _{b}\rho _{b}^{m+n}\nu _{F}^{m}Y_{O_{2},u}^{m+n-1}G(n,m,a)}{c_{p,b}\rho _{u}^{2}\nu _{O_{2}}W_{O_{2}}^{m+n-1}\beta ^{m+n+1}\mathrm {Le} _{O_{2}}^{-n}\mathrm {Le} _{F}^{-m}}}\right\}^{1/2}e^{-E_{a}/2RT_{b}}+O(\beta ^{-1}),

где

G(n,m,a)=\int _{0}^{\infty }y^{n}(y+a)^{m}\ dy

и $a=\beta (\phi -1)/\mathrm {Le} _{F}$ . Здесь $\lambda$ - теплопроводность , $c_{p}$ - удельная теплоемкость при постоянном давлении и $\mathrm {Le}$ это число Льюиса . Аналогично можно написать формулу бережливого производства. $\phi <1$ смеси. Этот результат впервые получен Т. Митани в 1980 г. ^[4] Поправки второго порядка к этой формуле с более сложными транспортными свойствами были выведены Форманом А. Уильямсом и его сотрудниками в 80-х годах. ^[5]^[6]^[7]

Изменения локальной скорости распространения ламинарного пламени возникают из-за так называемого растяжения пламени. Растяжение пламени может произойти из-за деформации полем скоростей внешнего потока или искривлением пламени; отличие скорости распространения от соответствующей ламинарной скорости является функцией этих эффектов и может быть записано как: ^[8]^[9]

U_{L}=S_{L}-S_{L}{\mathcal {M}}_{c}\delta _{L}\kappa +{\mathcal {M}}_{a}\delta _{L}\mathbf {n} \cdot \nabla \mathbf {n} \cdot \mathbf {n}

где $\delta _{L}$ – толщина ламинарного пламени, $\kappa$ кривизна пламени, $\mathbf {n}$ - это единица измерения, расположенная нормально к поверхности пламени и направленная в сторону несгоревшего газа, $\mathbf {v}$ скорость потока и ${\mathcal {M}}_{c}\ \&\ {\mathcal {M}}_{a}$ — соответствующие числа Маркштейна кривизны и деформации.

турбулентный

В практических сценариях турбулентность неизбежна, и в умеренных условиях турбулентность способствует процессу горения предварительно смешанного топлива, поскольку усиливает процесс смешивания топлива и окислителя. Если предварительно смешанная загрузка газов не смешана однородно, изменения коэффициента эквивалентности могут повлиять на скорость распространения пламени. В некоторых случаях это желательно, например, при послойном сжигании смесевых топлив.

Можно предположить, что турбулентное пламя предварительной смеси распространяется как поверхность, состоящая из ансамбля ламинарных пламен, пока это не затрагивает процессы, определяющие внутреннюю структуру пламени. ^[10] В таких условиях поверхность пламени сморщивается из-за турбулентного движения предварительно смешанных газов, увеличивая площадь поверхности пламени. Процесс образования морщин увеличивает скорость горения турбулентного пламени предварительно смешанной смеси по сравнению с его ламинарным аналогом.

Распространение такого предварительно смешанного пламени можно проанализировать с помощью уравнения поля, называемого уравнением G. ^[11]^[12] для скаляра $G$ как:

{\frac {\partial G}{\partial t}}+\mathbf {v} \cdot \nabla G=U_{L}|\nabla G|

,

который определяется так, что наборы уровней G представляют собой различные границы раздела внутри предварительно перемешанного пламени, распространяющегося с локальной скоростью $U_{L}$ . Однако это обычно не так, поскольку скорость распространения границы раздела (с учетом несгоревшей смеси) варьируется от точки к точке из-за аэродинамического растяжения, вызванного градиентами поля скорости.

Однако в контрастных условиях внутренняя структура пламени предварительно смешанной смеси может быть полностью нарушена, вызывая затухание пламени либо локально (так называемое локальное затухание), либо глобально (известное как глобальное затухание или выброс). Такие противоположные случаи регулируют работу практических устройств сгорания, таких как двигатели SI, а также форсажные камеры авиационных двигателей. Прогнозирование степени изменения внутренней структуры пламени в турбулентном потоке является темой обширных исследований.

Предварительно смешанная конфигурация пламени

Конфигурация потока предварительно смешанных газов влияет на стабилизацию и характеристики горения.

Пламя Бунзена

В пламени Бунзена обеспечивается постоянная скорость потока, соответствующая скорости пламени и стабилизирующая пламя. Если скорость потока ниже скорости пламени, пламя будет двигаться вверх по потоку до тех пор, пока топливо не израсходуется или пока не встретится с держателем пламени . Если скорость потока равна скорости пламени, можно ожидать стационарного плоского фронта пламени, перпендикулярного направлению потока. Если скорость потока превышает скорость пламени, фронт пламени станет коническим, так что составляющая вектора скорости, нормальная к фронту пламени, будет равна скорости пламени.

Пламя застоя

Здесь предварительно смешанные газы текут таким образом, чтобы образовать область застоя (нулевая скорость), где пламя может стабилизироваться.

Сферическое пламя

В этой конфигурации пламя обычно инициируется посредством искры внутри однородной предварительной смеси. Последующее распространение развитого пламени предварительной смеси происходит по сферическому фронту до тех пор, пока смесь не преобразуется полностью или не достигнет стенок камеры сгорания.

Приложения

Поскольку соотношение эквивалентности предварительно смешанных газов можно контролировать, предварительно смешанное сжигание дает возможность достичь низких температур и, таким образом, снизить NO _x выбросы . Благодаря улучшенному перемешиванию по сравнению с диффузионным пламенем также снижается образование сажи. Поэтому в последнее время приобрело значение предварительное сжигание смеси. Использование включает в себя газовые турбины с предварительным испарением обедненной смеси (LPP) и двигатели SI .

См. также

Ссылки

^ Льюис, Бернард; Эльба, Гюнтер фон (2012). Горение, пламя и взрывы газов . Эльзевир. ISBN 9780323138024 .
^ Уильямс, ФА (2018). Теория горения. ЦРК Пресс.
^ Линан, А., и Уильямс, Ф.А. (1993). Фундаментальные аспекты горения.
^ МИТАНИ, Т. (1980). Скорости распространения двухреагентного пламени. Наука и технология горения, 21(3-4), 175-177.
^ Рогг, Б., и Уильямс, Ф.А. (1985). Асимптотический анализ ламинарного распространения пламени с переменными коэффициентами переноса. Наука и технология горения, 42(5-6), 301-316.
^ Челлия, Гонконг, и Уильямс, Ф.А. (1987). Асимптотический анализ двухреагентного пламени с переменными свойствами и транспорта Стефана-Максвелла. Наука и технология горения, 51(4-6), 129-144.
^ Рогг, Б. (1986). О точности асимптотических предсказаний скорости пламени для двухреагентного пламени. Наука и технология горения, 45(5-6), 317-329.
^ Клавин, П., и Гранья-Отеро, JC (2011). Изогнутое и вытянутое пламя: два числа Маркштейна. Журнал механики жидкости, 686, 187–217.
^ Клавин, Пол и Джефф Сирби. Волны и фронты горения в потоках: пламя, ударные толчки, детонации, фронты абляции и взрыв звезд. Издательство Кембриджского университета, 2016.
^ Петерс, Норберт (2000). Турбулентное горение . Издательство Кембриджского университета. ISBN 9780511612701 . OCLC 56066895 .
^ Уильямс, ФА (1985). Турбулентное горение. В «Математике горения» (стр. 97–131). Общество промышленной и прикладной математики.
^ Керштейн, Алан Р. (1 января 1988 г.). «Уравнение поля для распространения границы раздела в нестационарном однородном поле течения». Физический обзор А. 37 (7): 2728–2731. дои : 10.1103/PhysRevA.37.2728 . ПМИД 9899999 .

[1] Льюис, Бернард; Эльба, Гюнтер фон (2012). Горение, пламя и взрывы газов . Эльзевир. ISBN 9780323138024 .

[2] Уильямс, ФА (2018). Теория горения. ЦРК Пресс.

[3] Линан, А., и Уильямс, Ф.А. (1993). Фундаментальные аспекты горения.

[4] МИТАНИ, Т. (1980). Скорости распространения двухреагентного пламени. Наука и технология горения, 21(3-4), 175-177.

[5] Рогг, Б., и Уильямс, Ф.А. (1985). Асимптотический анализ ламинарного распространения пламени с переменными коэффициентами переноса. Наука и технология горения, 42(5-6), 301-316.

[6] Челлия, Гонконг, и Уильямс, Ф.А. (1987). Асимптотический анализ двухреагентного пламени с переменными свойствами и транспорта Стефана-Максвелла. Наука и технология горения, 51(4-6), 129-144.

[7] Рогг, Б. (1986). О точности асимптотических предсказаний скорости пламени для двухреагентного пламени. Наука и технология горения, 45(5-6), 317-329.

[8] Клавин, П., и Гранья-Отеро, JC (2011). Изогнутое и вытянутое пламя: два числа Маркштейна. Журнал механики жидкости, 686, 187–217.

[9] Клавин, Пол и Джефф Сирби. Волны и фронты горения в потоках: пламя, ударные толчки, детонации, фронты абляции и взрыв звезд. Издательство Кембриджского университета, 2016.

[10] Петерс, Норберт (2000). Турбулентное горение . Издательство Кембриджского университета. ISBN 9780511612701 . OCLC 56066895 .

[11] Уильямс, ФА (1985). Турбулентное горение. В «Математике горения» (стр. 97–131). Общество промышленной и прикладной математики.

[12] Керштейн, Алан Р. (1 января 1988 г.). «Уравнение поля для распространения границы раздела в нестационарном однородном поле течения». Физический обзор А. 37 (7): 2728–2731. дои : 10.1103/PhysRevA.37.2728 . ПМИД 9899999 .

[1]

[2]

[3]

[4]

[5]

[6]

[7]

[8]

[9]

[10]

[11]

[12]