ПОИСК Статьи Рисунки Таблицы Аэродинамика процессов сжигания газа Вулис. Аэродинамическая теория струй и факела из "Теория и практика сжигания газа Том 3" Теория струп и факела, естественно, охватывает оба (ламинарный и турбулентный) режима течения. Относительно первого (ламинарного) ограничимся краткими замечаниями. Теория ламинарных струй и факела в настоящее время достаточно развита [Вулис, Кагакаров, 1965 Бай Ши-и, 1958]. Расчетное применение ее принципиально ничем не ограничено. Практически выпо.лнение многих конкретных расчетов затруднено сложностью математической задачи (нелинейность уравнений) и отсутствием достаточных сведений о кинетике реакций и кинетических константах. Обе эти трудности являются преходящими. [c.5] Аэродинамическая теория турбулентных газовых струй и факела, излагаемая нпже, призвана в какой-то мере восполнить этот пробел. [c.6] Сформулируем вкратце основные, исходные для всего последующего, представления о строении турбулентного газового факела [Вулис, 1958, 1964 Абрамович, 1960]. Ограничимся простейшим и более изученным прямоструйным (незакрученным) движением и предположением о фронтальном (поверхностном) горении. Как показывает опыт, в напряженном газовом факеле реакции горения локализуются в узких зонах, поперечный размер которых весьма мал по сравнению с размером факела. Иными словами, туфбулент-ный газовый факел представляет собой область интенсивного перемешивания исходных и конечных компонентов, внутри которой в непосредственной близости к средней статистической поверхности максимальной температуры осуществляются химические реакции горения. [c.6] Предположение о бесконечно большой скорости реакций, принятое в качестве одного из предельных условий в теории горения, естественно, дополняют также предельным допущением о стягивании реакционных зон в поверхность фронта пламени. Этим, по существ , определяется содержание собственно аэродинамической теории факела в дальнейшем, однако, этот термин будет применяться расширенно (т. е. с учетом конечной кинетики реакций). [c.6] Как будет показано ниже, представление о фронтальном горении целесообразно сохранить в качестве приближенной расчетной модели и для общего сл чая конечной скорости реакций. [c.6] Поэтому определенные методом теории теплового режима горения [Вулис, 1954] Л словия воспламенения и потухашш квазигетерогенного горения с достаточной точностью характеризуют устойчивость факела в целом. В частности, при срыве горения на фронте и обычном для потухания переходе к малоинтенсивному окислению не существенно, как н где (на поверхности или в объеме) осуществляется этот режим, поскольку горение практически отсутствует. [c.7] Весьма важно, что только при учете конечнох скорости реакций можно определить расчетным путем полноту сгорания газа в факеле. Предельная схема (бесконечно большой скорости реакции) по самому существу (мгновенное сгорание) заставляет считать сгорание завершенным на фронте. Таким образом, в квазигетерогенном приближении удается полнее отразить обе принципиальные стороны турбулентного горения — эстафетный механизм распространения пламени и гашение его вследствие охлаждения при смешении горящих молей со свежей смесью. Заметим в связи с последним, что, как показывает опыт, при интенсивном турбулентном горении (так же, как при интенсивном турбулентном смешении инертных газов) можно пренебречь ролью молекулярного обмена. [c.7] В частности, это относится к молекулярной диффузии при сжигании ненеремешанных газов. Процессы молярного (турбулентного) и молекулярного обмена в факеле протекают в основном параллельно. Принципиально в области весьма малых размеров б время молекулярного смешения (т б -) должно быть меньше времени турбулентного смешения (т 6). Практически, однако, развитый турбулентный обмен приводит к столь мелкому дроблению (и создает столь резкпе локальные градиенты), что роль молекулярного обмена становится пренебрежимо малой. Об этом свидетельствует, например, то, что индивидуальные физические свойства газов (константы молекулярного переноса) не сказываются ни на турбулентном смешении в струях, ни на структуре горящего тл рил лентного факела . [c.7] В первом случае наиболее просто решается диффузионная задача для бесконечной скорости реакции. На стыке решений, т. е. на фронте пламени, принимается, что температура максимальна, а концентрации горючего и окислителя равны нулю. Для отыскания местоположения фронта использл стся дополнительное условие, определяющее стехиометрическое соотношение нритекающих к фронту диффузионных потоков компонент (горючего и окислителя). Решение задачи приводит к определению положения фронта и структуры факела (профиле скорости, температуры и т. д.). [c.8] Эта же задача с учетом конечной скорости реакции решается при граничном условии на фронте, заключающем в себе равенство количества притекающей и сгорающей по законам кинетики (порядок реакции, уравнение Аррениуса) смеси. В этом случае, как уже говорилось, из решения находятся также полнота сгорания и условия устойчивости существования фронта. Последние, как и обычно в теории теплового режима горения [Вулис, 1954], сводятся к анализу нелинейного уравнения, служащего в общей постановке задачи граничным условием для системы уравнений переноса. [c.8] В результате расчет вновь дает полную картину факела — местоположение фронта, присущую ему полноту сгорания, профили всех переменных, условия устойчивости факела, воспламенения его п потухания. Полученное решение позволяет также определить в конечном счете (из кинематического условия Михельсона) значение скорости турбулентного горения и ее зависимость от определяющих параметров. Именно такой путь определения этой результативной характеристики горения представляется фпзпчески более правильным. Принципиально система уравнений замыкается и при введении заданной величины скорости распространения турбулентного горения. Однако многочисленные теории распространения турбулентного горения [Хитрин, 1957 Щетинков, 1965] не дают еще надежных данных для задания этой характеристики, играющей роль, по существу, функции (а не аргумента) в сложном процессе. [c.9] Как видно из сказанного, во всех случаях расчетная схема газового факела включает в себя представления о едином механизме струйного турбу лентного переноса п те нлн пные упрощенные представления о кинетике реакций горения на фронте. Как первые, так и вторые могут уточняться и конкретпзпроваться по мере развития теории вопроса и накопления опытных данных. Однако уже сейчас общая теоретическая п расчетная схемы представляются в какой-то мере замкнутыми. [c.9] Развитая здесь расчетная схема газового факела, вообще говоря, не связана с каким-либо определенным методом расчета турбулентных струй. Полноценное осуществление ее возможно при наличии такого метода расчета, который допускал бы учет начальных профилей скорости, температуры и концентраций газа и непрерывную 11X деформацию по мере развития струи (и факела). Единственным методом такого расчета неавтомодельных струй является в настоящее время так называемый метод эквивалентной задачи теории теплопроводности. Поскольку этому методу, его обоснованию и опытной проверке уделено много внимания в цитированной монографии [Вулис, Кашкаров, 1965], остановимся только на основных вопросах и на некототрых новых экспериментальных результатах. [c.9] Существо метода состоит в своеобразной линеаризации уравнений свободного струйного (плоского или осесимметричного, в общем случае трехмерного) турбулентного пограничного слоя и сведению их путем замены независимых переменных к легко интегрируемому линейному однородному уравнению типа уравнения теплопроводности в эффективной плоскости. Математическим основанием такой замены яв.ляется то, что уравнения пограничного слоя относятся к параболическим, каноническим типом которых является уравнение типа теплопроводности. Физическим основанием является близость процессов турбулентного переноса к молекулярным процессам и тех и других вместе — к статистическим явлениям выравнивания неоднородностей в поле случайных величин. При этом переход к линейным уравнениям осуществляется без каких-либо физических произвольных допущений (типа индуктивного закона теплопроводности Райхардта и др.) и применяется прежде всего к неавтомодельным струйным движениям со сложным начальным профилем и т. д. [c.10] Этим развиты метод отличается от более ранних вариантов сведения задачи к уравнен Ю типа теплопроводности (Райхардт, Ме-лентьев и др.). [c.10] Эти случаи (развитое турбулентное движение пли близкое к ламинарному) отличаются тем, что в первом переход к координатной системе, движущейся с одинаковой для обеих струй средней скоростью, не снимает различия в актуальных значениях скоростей нестационарного турбулентного течения. [c.11] В этих формулах (полученных И. Л. Вулис и автором) первые члены характеризуют градиентный перенос, вторые (одного порядка величины с первыми) — конвективный за счет поперечной скорости. В простейших случаях (автомодельные струи — источники) расчет по этим форму лам дает тот же результат, что и по известным формулам Прандтля теории пути смешения. В общем случае их достоинство в применимости к не автомодельным течениям (в том числе сжимаемого газа, для которого выражения и по существу, неизвестны даже и для автомодельных турбулентных струй). [c.14] Вернуться к основной статье