WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     ||
|

X*, м ° Рисунок 1 - Изменение длины предпламенной зоны с закруткой. 1 – упрощенная модель, 2 – модель с пульсациями, 3 – модель горения, регулируемого турбулентным перемешиванием, 4 – эксперимент [19] В результате этого происходит более интенсивный обмен свежей смеси с турбулентными молями горячих продуктов сгорания, вносимыми сюда турбулентными пульсациями. Это в свою очередь приводит к повышению здесь температуры и, следовательно, к увеличению нормальной скорости распространения пламени. Последнее способствует тому, что пламя стабилизируется на длинах меньших, чем в отсутствие пульсаций. Наиболее заметно это при углах закрутки 20 55. В случае более сильной закрутки 55 механизм воспламенения в потоке определяется поджигающим воздействием рециркулирующих в зоне возвратных течений горячих продуктов сгорания, и роль пульсаций становится не столь значительной.

Отметим также, что данные модели 3 находятся в наилучшем соответствии с данными эксперимента и эта модель дает более адекватные результаты.

В четвертом параграфе проведено математическое исследование самовоспламенения и зажигания потока закрученного газа в цилиндрическом канале.

В отсутствии закрутки профиль осевой скорости является достаточно однородным за исключением достаточно близкой области, примыкающей к стенке (рисунок 2). Как следствие этого, фронт пламени представляет собой плоскость, перпендикулярную оси канала.

r, м T, K 0.а) x, м 0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.0.б) 0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.0.в) 0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.Рисунок 2 - Фронт пламени uent 20 м/с, Tent 405 К, TW 300 К. а: – 0 ;

б: – 42 ; в: – 43.

В случае слабой закрутки потока наблюдается незначительная неоднородность профиля осевой скорости, при этом время пребывания частиц горючей смеси, находящихся в приосевой зоне в слабозакрученном потоке увеличивается по сравнению с течением незакрученного газа. В результате этого, воспламенение наблюдается на меньших длинах, однако фронт пламени попрежнему остаётся плоским.

В потоках с умеренной закруткой ( 61 63) скорость в приосевой зоне становится значительно меньше, чем в периферийной. В результате этого создаются благоприятные условия для самовоспламенения потока на оси канала.

Этим и объясняется положение зоны горения, показанное на рисунках =62° (рисунок 3). В сильнозакрученном потоке ( 63 ) роль приосевой зоны становится определяющей, фронт пламени характеризуется меньшей искривлённостью и локализуется практически на входе в канал. Горение стабилизируется передачей тепла холодным свежим порциям смеси от уже сгоревших объемов газа в циркуляционной зоне.

r, м T, K 0.а) x, м 0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.0.б) 0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.0.в) 0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.Рисунок 3 - Фронт пламени uent 20 м/с, Tent 405 К, TW 300 К. а: – 62 ;

б: – 64 ; в: – При низкой температуре стенки Tw=300 K положение фронта пламени обуславливается процессом самовоспламенения вследствие протекания в потоке экзотермической химической реакции. При высокой температуре стенки протекание химической реакции в пристеночной зоне становится более интенсивным и как следствие в этом случае наблюдается сначала воспламенение периферийных слоев газа и только затем приосевых. В этом случае можно говорить о режиме зажигания. В потоке формируется искривленный фронт пламени, кривизна которого определяется главным образом среднерасходной скоростью течения.

Наиболее отчетливо режим зажигания наблюдается в незакрученных потоках. С увеличением интенсивности закрутки возрастает роль саморазогрева потока в приосевой области. При 63 горение в потоке стабилизируется центральной зоной возвратных течений (рисунок 4).

r, м T, K 0.а) x, м 0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.0.б) 0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.в) 0.0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.0.г) 0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.0.д) 0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.0.е) 0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.0.ж) 0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.Рисунок 4 - Фронт пламени uent 20 м/с, Tent 405 К, TW 600 К. а: – 0 ;

б: – 20 ; в: – 61 ; г: – 62 ; д: – 63 ; е: – 64 ; ж: – 65.

Пятый параграф посвящен расчету аэродинамики и горения в прямоточной камере сгорания с переменным сечением. Результаты расчетов в камерах сгорания переменного сечения показывают, что в незакрученных и слабозакрученных потоках горение стабилизируется угловой зоной возвратных течений, а при умеренной закрутке потока наблюдается срыв пламени. В случае сильной закрутки потока горение стабилизируется горячими продуктами горения в центральной зоне возвратных течений.

С уменьшением угла наклона стенки происходит исчезновение угловой рециркуляционной зоны. При этом в незакрученных и слабозакрученных потоках горение осуществляется в индукционном режиме с плоским фронтом пламени. В сильнозакрученных потоках горение стабилизируется центральной зоной возвратных течений.

В третьей главе рассматривается математическое моделирование формирования тепловых и огненных смерчей.

В первом параграфе третей главы дана математическая модель структуры течения и теплообмена в тепловом и огненном смерче. Для расчета характеристик движения и теплообмена в тепловом и огненном смерче использовались уравнения Рейнольдса. Характеристики турбулентности рассчитывались на основе k модели с учетом действия сил плавучести, малости чисел Рейнольдса [20], а также анизотропии турбулентных пульсаций [21] и влияния закрутки на устойчивость турбулентного течения [22].

Во втором параграфе приводятся результаты численного моделирования тепловых смерчей, возникающих в результате вращения нагретого диска в первоначально неподвижной среде. Диаметр диска варьировался в диапазоне D 0.1 0.4м. Температура диска и температура окружающей среды полагались соответственно T* 400 1000 K и Te 300 K.

Вблизи поверхности диска возникает ламинарное течение в температурном пограничном слое, которое на основном участке течения переходит в турбулентное. При этом надо отметить, что на периферии потока может существовать ламинарное течение. На инерционном участке, характеризуемом затуханием скорости подъема, интенсивность турбулентных пульсаций уменьшается и здесь происходит реламинаризация.

На рисунке 5 дается сравнение чисел Нуссельта Nu D 0, рассчитанных на основе принятой здесь модели турбулентности и экспериментальных данных [23], характеризующих теплоотдачу с вращающегося диска.

Nu, 1/c 0,016 0,16 1,6 угловая скорость, с-Рисунок 5 - Изменение интенсивности теплоотдачи от вращающегося диска:

1 - эксперимент [23], 2 - расчет.

Как видно из рисунка, с увеличением угловой скорости вращения диска происходит увеличение коэффициента теплоотдачи, характеризуемого параметром Nu. При этом, переход к турбулентному режиму теплообмена сопровождается резким увеличением теплосъема с поверхности диска.

Результаты расчетов удовлетворительно согласуются с экспериментальными значениями во всем исследованном диапазоне закруток.

Расчеты показали, что существование теплового смерча ограничено в узком интервале угловой скорости вращения диска 1 1.5 с-1. Увеличение скорости вращения диска до 1.5 с-1 приводит к интенсификации теплообмена воздуха с нагревателем (вследствие турбулизации потока вблизи диска) и ухудшением теплообмена с окружающим воздухом (вследствие реламинаризации на основном участке течения). Ослабление теплообмена с окружающим воздухом приводит к росту силы Архимеда, а, следовательно, и к ускорению потока. Воздушные массы в виде цилиндрического ламинаризированного столба поднимаются на бльшую высоту, сохраняя свою индивидуальность (рисунок 6 а-д). Подобный тип течения можно рассматривать как возникновения теплового смерча (рисунок 6 д). При 1.5 с-1 под действием центробежных сил происходит развал потока, и высота закрученной конвективной колонки значительно уменьшается (рисунок 6 е).

2 2 2 2 2 z, м z, м z, м z, м z, м z, м 1 1 1 100 300 r, м r, м r, м r, м 200 r, м r, м 200 300 300 0,00 0,25 0,0,00 0,25 0,50 0,00 0,25 0,50 0,00 0,25 0,0,00 0,25 0,50 0,00 0,25 0,д а б в г е Рисунок 6 - Распределение изотерм в потоке (минимальная изотерма соответствует температуре 500С, шаг между изолиниями – 200С): а - 0, б - 0.15 с-1, в - 0.5 с-1, г 1 с-1, д - 1.5 с-1, е - 2 с-1.

В третьем параграфе проведено экспериментальное исследование теплового смерча и предложена формула для определения его высоты.

Моделирование тепловых смерчей осуществлялось в лабораторных условиях с помощью экспериментальной установки, основанной на закрутке восходящего конвективного потока вращением нижнего основания.

В предположении, что тепловая энергия, сообщаемая смерчу, полностью переходит в потенциальную энергию, для определения высоты теплового смерча получена следующая формула:

2 1 f ReQ T* h, f Re 0.06 exp 0.002Re0.6. (16) 2g T* Te D На рисунке 7 представлено сравнение результатов расчета высоты теплового смерча, согласно, формуле (16) и экспериментальных данных. Видно, что предложенная зависимость качественно согласуется с данными лабораторных исследований. При этом в диапазоне закруток =(1.3 – 1.8) с-1, то есть в области устойчивого существования теплового смерча, экспериментальные и расчетные данные находятся в хорошем количественном соответствии.

Рисунок 7 - Изменение высоты теплового смерча с закруткой. Сравнение экспериментальных и расчетных данных.

Надо отметить, что при более сильной закрутке, предложенная формула дает несколько завышенную высоту теплого смерча, что объясняется неучетом дополнительных тепловых потерь, происходящих при распаде сильнозакрученной турбулентной струи.

В четвертом параграфе приведены результаты математического моделирования огненных смерчей, возникающих в результате вдува закрученного потока горючего газа (монооксида углерода) в первоначально неподвижную среду (воздух). Начальный диаметр струи d варьировался в диапазоне от 0.1 до 0.4 м, скорость истечения газа в неподвижную среду и интенсивность турбулентности полагались равными uent 3 м/с, Tu 0.03, Температуры струи на входе и температура окружающей среды полагались соответственно Tent 900 К, Te 300 К.

В результате вдува монооксида углерода формируется неизотермическая турбулентная струя. При этом ее распространение характеризуется не только нарастанием толщины слоя смешения, но и формированием неравномерного профиля осевой скорости. Таким образом, существует область, в которой скорость газа не превосходит нормальную скорость распространения пламени.

Обычно эта область называется поджигающим кольцом и играет важную роль в стабилизации пламени. При этом от воспламенившихся периферийных слоев за счет турбулентной теплопроводности теплота передается внутренним слоям, вызывая их воспламенение, и одновременно сносится по потоку, формируя в отсутствие закрутки факел конусообразной формы (рисунок 8 а).

2.50 2.50 2.2.00 2.00 2.1.50 1.50 1.1.00 1.00 1.0.50 0.50 0.0.00 0.00 0.-0.40 -0.20 0.00 0.20 0.40 -0.40 -0.20 0.00 0.20 0.40 -0.40 -0.20 0.00 0.20 0.Радиальная координата r, м Радиальная координата r, м Радиальная координата r, м а б в Рисунок 8 - Распределение изотерм в потоке с горением (минимальная изотерма соответствует температуре 1200 K, шаг между изолиниями – 100 K):

а – Ro=0, б – Ro=0.5, в – Ro=0.8.

С появлением закрутки происходит изменение структуры пламени. При этом в случае слабой первоначальной закрутки потока ( Ro d (2uent ) 0.3) фронт Высота z, м Высота z, м Высота z, м пламени по-прежнему является конусообразным, что связано с относительной однородностью профиля осевой скорости. В потоках с умеренной интенсивностью закрутки ( 0.3 Ro 0.6) наблюдается реламинаризация, что препятствует смешению топлива, содержащегося в закрученной струе, и кислорода в окружающем струю воздухе. Кроме того, закрутка потока приводит к значительному изменению профиля осевой составляющей скорости, которая в ядре потока становится сравнимой со скоростью распространения пламени Sn, в то время как на периферии намного превышает ее. В результате этого происходит искривление фронта пламени, поверхность которого принимает колоннообразный вид, что позволяет определить такой режим горения, как огненный смерч (рисунок 8 б). В случае сильной закрутки потока, когда режим горения определяется поджигающим воздействием горячих продуктов сгорания в рециркуляционной зоне, формируется очень короткий факел с большой интенсивностью горения (рисунок 8 в). Отметим, что полученные результаты находятся в хорошем качественном соответствии с экспериментальными данными [15,16].

В пятом параграфе рассмотрено влияние локальной турбулентности окружающей среды на условия возникновения огненного смерча.

Характеристики турбулентности расчитывались на основе трехпараметрической модели с использованием уравнений для кинетической энергии турбулентности ' ' k, скорости ее диссипации и удельного турбулентного напряжения vrv.

Уравнение для расчета записывалось в виде:

u 1 vr 1 1 vr Gvw C3vw, (17) eff eff r x r r x x r r r k r r v vz vr v vr v vrv Gvw C1vwt C2vwkr.

r r r z x r r r2 Как видно из рисунка 9 а в невозмущенной атмосфере ( e 0, e 0 ) наличие турбулентных касательных напряжений при x 0 вызывает слабое закручивание струи. Основное вращение локализуется в узкой области вблизи оси течения. По мере подъема струи закрутка вследствие вязкой диссипации вырождается. При наличии локальной циркуляции ( e 0) вырождение закрутки потока происходит на больших высотах (рисунок 9 б). Область вращающегося газа при этом вытягивается в вертикальном направлении и уменьшается в радиальном.

0,5 0,5 0,5 0,0,0,0,4 0,4 0,1,0,3 0,3 1,0,3 0,5 0,1,0,0,1,0,0,0,2 0,0,1,0 1,1,0,1,1,0,1 1,0,0,1 0,1,0,1,1,00,0,5 1,0,1,0,1,1,0,0,0,0,0 0,0,00 0,05 0,0,00 0,05 0,0,00 0,05 0,10 0,00 0,05 0,Радиальная координата r, м Радиальная координата r, м Радиальная координата r, м Радиальная координата r, м г а б в Рисунок 9 - Изолинии тангенциальной скорости. а: – vz,ent 1 м/с, e 0, e 0 ;

б: – vz,ent 1 м/с, e 0.1 рад/с, e 0; в: – vz,ent 1 м/с, e 0 рад/с, e 0.4 Па;

г: – vz,ent 1 м/с, e 0.1 рад/с, e 0.4 Па.

Pages:     ||
|



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.