WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


На правах рукописи

Какуткина Наталья Александровна

ГОРЕНИЕ ГАЗОВ В ГЕТЕРОГЕННЫХ СИСТЕМАХ

Специальность: 01.04.17 – Химическая физика, горение и взрыв, физика экстремальных состояний вещества

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Новосибирск 2011

Работа выполнена в Учреждения Российской академии наук Институт химической кинетики и горения Сибирского отделения РАН

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор Зарко Владимир Егорович доктор физико-математических наук, профессор Федоров Александр Владимирович доктор физико-математических наук, профессор Шкадинский Константин Георгиевич

Ведущая организация: Учреждение Российской академии наук Институт теплофизики им. С.С. Кутателадзе Сибирского отделения РАН (г. Новосибирск)

Защита состоится « 26 » октября 2011 г. в 15 часов на заседании Диссертационного совета Д 003.014.01 при Институте химической и кинетики и горения СО РАН по адресу:

630090, г. Новосибирск, ул. Институтская, 3. Институт химической кинетики и горения СО РАН

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института химической кинетики и горения СО РАН.

Автореферат разослан « __ » _______ 2011 г.

Ученый секртарь диссертационного совета доктор химических наук А.А. Онищук

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность работы. Описание процессов горения газов в гетерогенных системах, то есть системах, включающих конденсированную фазу, представляет собой, с одной стороны, фундаментальную проблему, обладающую богатейшей физикой, а с другой стороны, имеет большое практическое значение, обусловленное участием конденсированной фазы во многих промышленных горелочных устройствах и технологических процессах. Примерами гетерогенных систем горения являются волны газового горения в аэрозолях, пористых средах, узких трубках, горение газов в загроможденных пространствах. Проблемы прогнозирования процессов горения в гетерогенных системах еще далеки от полного решения. Недостаточность фундаментальных знаний о процессах горения в таких системах ограничивает решение прикладных задач и разработку адекватных технологических регламентов. Сложность процессов горения в гетерогенных системах обусловлена разнообразием типов межфазного взаимодействия и элементарных физических и химических процессов, участвующих в процессе горения. Сюда относятся межфазный тепло- и массообмен, кондуктивный перенос тепла в системе по газовой и конденсированной фазам, диффузионный и конвективный перенос тепла и массы по газовой фазе, гомогенные или гетерогенные химические реакции, гидро- и аэродинамическое взаимодействие газа с конденсированной фазой, возможные фазовые превращения. В различных гетерогенных системах превалируют те или иные физические процессы, определяющие характеристики, режимы и закономерности процесса горения. Выбор гетерогенных систем горения в данной работе обусловлен стремлением выявить роль различных физических факторов. В частности, в рамках диссертации рассмотрены следующие гетерогенные системы:

1. фильтрационное горение газов (ФГГ) в пористых средах как пример системы с сильным тепловым межфазным взаимодействием;

2. фильтрационное горение жидких монотоплив – система аналогичная предыдущей, но осложненная фазовыми превращениями;

3. горение водоосновных пен, заполненных горючим газом – система с жидким каркасом, подвергающимся деструкции в процессе горения;

4. горение в закрытых загроможденных сосудах – как пример системы с сильным газодинамическим взаимодействием.

Цели и задачи работы. Целью работы является разработка физикоматематических моделей горения гомогенных газовых смесей в гетерогенных системах, проверка их работоспособности на экспериментальном материале, анализ на основе полученных моделей закономерностей горения в гетерогенных системах в плане объяснения экспериментальных результа тов и практических применений. В рамках поставленной цели решались следующие задачи:

- получение новых экспериментальных данных по горению газов в выбранных гетерогенных системах;

- создание физических моделей горения газов;

- разработка соответствующих математических моделей;

- разработка методов их решения;

- анализ закономерностей горения на основе разработанных моделей;

- проверка работоспособности моделей на экспериментальном материале.

Научная новизна представляемой работы состоит в создании работоспособных математических моделей горения газа в ряде гетерогенных систем, позволивших понять ранее не находившие объяснения экспериментальные факты, прогнозировать поведение этих систем в различных параметрических условиях и обосновать пути усовершенствования практических устройств горения.

Впервые экспериментально обнаружено занижение температуры в волне ФГГ относительно термодинемически равновесной для бедных водородо-, богатых пропано-воздушных смесей и во всем диапазоне составов метано-воздушных смесей.

Объяснено неизменно проявляющееся на эксперименте явление – наклонная неустойчивость спутных волн ФГГ.

Проведены систематические экспериментальные и теоретические исследования нестационарных волн ФГГ: сферических волн ФГГ, нестационарных эффектов, индуцированных изменением параметров системы, процесса формирования волны ФГГ пламенем, стабилизированным на поверхности пористой среды.

Разработаны теоретические основы нового раздела фильтрационного горения – фильтрационного горения жидких монотоплив. Проанализированы закономерности процесса фильтрационного горения жидких монотоплив, что позволило установить наличие двух низкоскоростных режимов в этой системе и провести аналогию с фильтрационным горением газа. Теоретически предсказана возможность адиабатических пределов горения по скорости фильтрации, проанализирована их природа.

Предложена феноменологическая модель горения водогорючих пен.

Проведены экспериментальные исследования горения газа в сферических сосудах разного объема, как свободных, так и загроможденных. Это позволило сформулировать принципы масштабного моделирования газовых взрывов в загроможденном пространстве.

Практическая значимость. Разработаны теоретические основы процесса “прогорания” промышленных огнепреградителей, что позволило установить пути повышения их огнестойкости.

На основе изучения сферических волн ФГГ предложены метод стабилизации волны ФГГ в пористой среде и упрощенный метод определения адиабатической температуры горения газовой смеси, что отражено в патентах [17, 18].

Разработанная модель фильтрационного горения жидких монотоплив может быть использована для прогнозирования поведения жидкостных горелок на основе фильтрационного горения.

На основе результатов масштабного моделирования внутренних газовых взрывов в загроможденных сосудах предложен метод оценки скорости горения в полномасштабных загроможденных сосудах на основе маломасштабных моделей.

Личный вклад автора. Все представленные в диссертации результаты получены лично автором или при его непосредственном участии. Постановка задачи по сферической волне ФГГ (глава 4) предложена Бабкиным В.С., проведение экспериментов, разработка теоретической модели, ее анализ, подготовка публикаций проделаны автором. Работы по горению пен (глава 8) (проведение экспериментов, обработка и анализ результатов) проводились совместно с Замащиковым В.В., теоретическая модель горения пен разработана автором. Эксперименты по масштабному моделированию газовых взрывов (глава 9) проводились большим коллективом при непосредственном участии автора. Обобщение и анализ результатов проведены автором. В остальных разделах вклад автора определяющий.

На защиту выносится совокупность результатов исследований волн газофазного горения в гетерогенных системах:

1. Результаты экспериментального исследования особенностей фильтрационного горения водородо-, пропано- и метано-воздушных смесей и их интерпретация.

2. Модели очаговой и наклонной неустойчивости волн ФГГ.

3. Результаты экспериментальных и теоретических исследований закономерностей распространения сферических волн ФГГ.

4. Результаты экспериментального изучения и теоретического анализа процесса прогорания пористых огнепреградителей.

5. Результаты экспериментального и теоретического изучения нестационарных волн ФГГ при изменении физических параметров системы.

6. Математическая модель фильтрационного горения жидких монотоплив и анализ на ее основе закономерностей фильтрационного горения жидкостей.

7. Математическая модель горения водоосновных пен, заполненных горючим газом и ее верификация на экспериментальном материале.

8. Экспериментальные результаты масштабного моделирования горения газов в закрытых загроможденных сосудах и предложенный на их основе метод оценки скорости горения в полномасштабных загроможденных сосудах.

Достоверность результатов. Достоверность экспериментальных результатов подтверждается выполнением тепловых балансов в волнах горения, составленных на основе измеренных характеристик волн горения.

Достоверность аналитических моделей обосновывается примененим классических уравнений горения, верифицированных методов решения, выполнением частных случаев. Достоверность результатов численного моделирования обусловлена применением отработанных численных технологий, выполнением частных тестов на задачах, имеющих аналитическое решение.

Апробация работы. Результаты диссертационных исследований докладывались на IV и V Международном семинаре по структуре пламен (Новосибирск, 1992, 2005), 25 Международном симпозиуме по горению (1994 г.), Всесоюзном Симпозиуме по горению и взрыву (Суздаль, 1989 г.), на Международной конференции по горению, посвященной памяти Зельдовича (Москва, 1994 г.), 9 Симпозиуме по горению и взрыву в Черноголовке (1996 г.), Международном Симпозиуме по химии пламени (АлмаАта, 1997), 4 Международной школе-семинаре в Минске (2001 г.), Международном симпозиуме “Actual problems of physical hydroaerodynamics” (1999 г.), 16 Международном симпозиуме по процессам горения в Польше (1999 г.), Международной конференции «Сопряженные задачи механики, информатики и экологии» в Томске (2002 г.), II Международном симпозиуме “Горение и плазмохимия” в Алма-Ате (2003 г.), 16 Международной конференции по химическим реакторам в Берлине (2003 г.), Международной конференции “Сопряженные задачи механики реагирующих сред, информатики и экологии” в Томске (2007 г.), Всероссийской конференции “Современные методы математического моделирования природных и антропогенных катастроф.” в Барнауле (2007 г.), Международной конференции по методам аэродинамических исследований в Новосибирске (2008 г.), 7 Международной конференции “Mathematical modeling of dangerous natural phenomena and catastrophes” в Томске (2008 г.), II Всероссийской научно-практической конференции с международным участием “Энергетические, экологические и технологические проблемы экономики (ЭЭТПЭ2008)” в Барнауле (2008 г.), а также на семинарах в ИХКГ СО РАН, Институте теплофизики СО РАН.

Публикации. По теме диссертации опубликовано 56 печатных работ, в том числе статей 43, 2 патента.

Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, девяти глав, заключения и списка литературы. Всего 331 страница с 6 таблицами и 93 рисунками, библиография, включает 205 источников.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обоснована актуальность работы, сформулированы цель и задачи исследования, описана структура диссертации.

1. СОВРЕМЕННОЕ СОСТОЯНИЕ ИССЛЕДОВАНИЙ ФИЛЬТРАЦИОННОГО ГОРЕНИЯ ГАЗОВ Поскольку большая часть работы посвящена вопросам фильтрационного горения газов (ФГГ), в первой главе дан обзор современного состояния исследований в этой области на основе доступных отечественных и зарубежных литературных источников. Основы фильтрационного горения газов как самостоятельного раздела науки о горении заложены главным образом работами российских ученых (Бабкин В.С., Лаевский Ю. М., Дробышевич В.И., Потытняков С.И., Коржавин А.А., Бунев В.А., Минаев С.С., Лямин Г.А., Пинаев А.В., Вайнштейн П.Б., Жижин Г.В., Ларина Т.И. и др.) и Белорусской школы (Жданок С.А., Добрего К.В., Футько С.И., Рабинович О.С. и др.). В последнее десятилетие фильтрационное горение газов активно развивается во всем мире, главным образом, в направлении практических применений (Dhamrat R.S., Ellzey J.L., Contarin F., Saveliev A.V., Fridman A.A., Kennedy L.A., Hoffman J.G., Echigo R., Yoshida H.,Tada S. и ряд других ученых).

Приведена классификация режимов ФГГ, сложившаяся в настоящий момент, включая дозвуковые и звуковые режимы. Дальнейший анализ был сосредоточен на дозвуковых режимах в соответствии с предметом исследований в диссертации. К ним относятся режим низких скоростей (РНС) и режим высоких скоростей (РВС). Основные достижения в этой области можно сформулировать в следующих положениях:

Разработаны математические модели ФГГ и методы их решения.

В рамках этих моделей дана сравнительная характеристика структуры волн ФГГ в РВС и РНС.

Установлены параметрические области существования режимов РВС и РНС.

Установлены определяющие параметры и параметрические зависимости скорости волн ФГГ.

Обнаружено явление “сверхадиабатики” в спутных волнах ФГГ.

Показано, что теоретические модели качественно хорошо описывают поведение волн ФГГ, но количественно плохо предсказывают значения скорости волны, что предположительно связывается с недостаточночтью знаний о физических параметрах пористых сред.

Установлена природа пределов по скорости фильтрации для волн ФГГ.

Проведено экспериментальное исследование и предложено несколько моделей неустойчивости волн ФГГ.

Рассмотрены условия переходов РНС-РВС.

Проведенный литературный обзор позволяет заключить, что на настоящий момент ФГГ представляет собой самостоятельный раздел горения. В части стационарных волн этот тип горения достаточно хорошо изучен, включая режимы, механизмы горения, структуру волны горения, определяющие параметры и параметрические зависимости скорости и температуры горения, предельные явления, математические модели. В то же время существует ряд вопросов, отсутствие ответов на которые тормозит широкое использование ФГГ на практике, несмотря на очевидную практическую привлекательность этого типа горения. Среди таких вопросов – роль селективной диффузии компонентов газовой смеси, которая может являться причиной количественного расхождения вычисленных и измеренных значений скорости волны. Практически не исследованы нестационарные процессы ФГГ, играющие важную роль в практических системах:

зажигание, гашение волн ФГГ, распространение в нестационарных параметрических условиях, недостаточно исследованы явления неустойчивости волн ФГГ. Этим вопросам посвящены 2 – 6 главы диссертации.

2. ОСОБЕННОСТИ ФИЛЬТРАЦИОННОГО ГОРЕНИЯ ВОДОРОДО-, ПРОПАНО- И МЕТАНО-ВОЗДУШНЫХ СМЕСЕЙ В ИНЕРТНЫХ ПОРИСТЫХ СРЕДАХ Общепризнано, что эффекты селективной диффузии компонентов газовой смеси могут существенно менять характеристики газовых пламан.

При ФГГ в пористой среде искривление поверхности пламени, способствующее проявлению эффектов селективной диффузии, неизбежно ввиду самой структуры пористой среды. Поэтому, если для ламинарных пламен наблюдение эффектов селективной диффузии, как правило, требует создания определенных условий, то при фильтрационном горении газа в порис тых средах эти эффекты должны быть внутренне присущи самой системе.

Наиболее яркое проявление эффектов селективной диффузии наблюда ется в бедных водородо- и богатых пропано-воздушных пламенах, то есть, когда число Льюиса недостающего компонента газовой смеси больше 1.

Основываясь на предположении, что эта закономерность сохраняется и для микропламен в порах пористой среды, в данном разделе делается попытка выявления эффектов селективной диффузии при ФГГ путем сравнительного экспериментального исследования закономерностей фильтрационного горения водородо-, пропано- и метано-воздушных смесей.

На рис. 1 представлены зависимости скорости волны ФГГ от коэффициента избытка топлива для таких смесей. Положительные значения скорости соответствуют распространению волны горения спутно с потоком (m-m,exp), К u, см/с 6a 0,a 40,2-0,6b 0 1 2 3 4 5 1 2 3 4 5 b 40,20, 0 -0,-2c 0,5 1,0 1,0,4 0,6 0,8 1,0 1,2 1,4 1,6 1,8 2,400 c 0, 20,00 -0,01 0,5 1,0 1,5 2,0 2,5 0,5 1,0 1,5 2,0 2, Рис. 2. Зависимость разницы между Рис. 1. Зависимости скорости волны расчетной и измеренной температурой горения от коэффициента избытка пористой среды от коэффициента изтоплива: a – H2+воздух, скорость бытка топлива: a – H2+воздух, v=1.фильтрации v=1,45 м/с; b – м/с; b – C3H8+воздух: v=0.52 м/с (1), C3H8+воздух: v=0.52 м/с (1), 0.66 м/с 0.66 м/с (2), 0.79 м/с (3); c – CH4+воздух:

(2), 0.79 м/с (3); c – CH4+воздух: 1-4 - v=0.30.4 м/с (1), 0.40.5 м/с (2), 0.60.размер зерна пористой среды 23 мм, м/с (3).

5 – 56 мм, v=0.24 м/с (1), 0.3 м/с (2, 5), 0.45 м/с (3), 0.6 м/с (4).

газа, а отрицательные – против потока. Все зависимости имеют Vобразную форму. Обращает на себя внимание, что минимум зависимости u() для водородных смесей находится в богатой области при 1,5, а для пропано- и метано-воздушных – в бедной, в то время, как теоретически минимум должен приходиться на =1.

На рис. 2 приведены значения разницы между расчетной и экспериментально измеренной температурой пористой среды в волне ФГГ. Видно, что измеренная температура занижена относительной термодинамически рассчитанной в бедной области для водородных смесей и в богатой области для пропановых смесей, т.е. там же, где наблюдаются эффекты селективной диффузии для обычных пламен. Это позволяет предположительно связать наблюдаемые отклонения с эффектами селективной диффузии.

Примечательно, что для метано-воздушных смесей, для которых в условиях обычных пламен эффекты селективной диффузии проявляются редко, отклонения температуры от расчетной при ФГГ обнаружены во всем диапазоне составов смеси.

Показано, что два вида аномалии - сдвиг минимума скорости волны относительно =1 и занижение температуры в волне горения относительно термодинамически рассчитанной, связаны между собой. Расчет максимальной температуры пористой среды проводился по соотношению cgg(v - u)g Q m =, uth =.

css(1- g) u cg 1- uth Здесь u – скорость волны ФГГ, v – скорость фильтрации газа, сg, cs – теплоемкости газа и пористой среды, g и s – соответствующие плотности, Q - тепловыделение, которое принято равным тепловому эффекту реакции.

Это соотношение не может не выполняться, т.к. оно выражает закон сохранения энергии в волне ФГГ, и, тем не менее, измеренные значения температуры оказываются меньше рассчитанных по этой формуле. Анализ показывает, что причина занижения в недогорании смеси в волне ФГГ.

Предложена физическая модель, объясняющая недогорание, основанная на явлении селективной диффузии. В засыпных пористых средах ближайшие поры располагаются не в одной плоскости. Поэтому микропламена, горящие в соседних порах, оказываются на разных уровнях вдоль направления потока газа. Микропламена, выдающиеся в сторону свежей смеси, так же, как выпуклости в искривленном ламинарном пламени, получают дополнительный поток компонентов газовой смеси, диффузионно извлекаемых из окружения. Соответственно в порах следующего уровня сгорает смесь, обедненная реагирующими компонентами. Такое диффузионное расслоение приводит к тому, что в первом ряду микропламен вы деляется тепла больше, чем 0,a в случае обычного плоского 0,пламени исходной смеси, а 0,во втором – меньше. Более 0,того, если диффузионное 0,расслоение сильное, то 0,0 смесь, поступающая ко второму ряду пор, может ока0,5 1,0 1,5 2,0 2,5 3,b заться за пределом горюче0,сти. Тогда усредненное по 0,двум рядам тепловыделение 0,может оказаться меньше, 0,0 чем тепловой эффект исходной смеси. Предложен-0,0,5 0,6 0,7 0,8 0,9 1,ная модель объясняет также наличие эффекта для метаLeef но-воздушных смесей. При Рис. 3. Зависимости относительного отклонеэтом близость значений ния расчетной температуры пористой среды от коэффициента диффузии измеренной от эффективного числа Льюиса:

a – H2+воздух, b – C3H8+воздух. метана и кислорода обуславливает наличие эффекта как в бедной, так и в богатой области.

В литературе введено эффективное число Льюиса, характеризующее влияние селективной диффузии на нормальную скорость ламинарного пламени. На рис. 3 величины относительного “занижения” температуры в волне фильтрационного горения водородо- и пропано-воздушных смесей приведены в функции эффективного числа Льюиса. Видно, что величина эффекта как для водородо-, так и для пропано-воздушных смесей монотонно растет с увеличением Leef. Эта корреляция свидетельствует в пользу гипотезы о селективной диффузии.

3. НЕКОТОРЫЕ АСПЕКТЫ УСТОЙЧИВОСТИ ГОРЕНИЯ ГАЗА В ПОРИСТЫХ СРЕДАХ Неустойчивость волн ФГГ является негативным фактором при работе практических устройств на основе ФГГ. Поэтому исследованию природы неустойчивости посвящено большое количество работ. Наиболее обширное исследование представлено в диссертации Добрего К.В. Различают очаговую и наклонную неустойчивость. В данной работе рассмотрены две модели неустойчивости, ранее не рассмотренные или рассмотренные частично.

m m,exp m ( )/ 3.1. Влияние бокового тепло-массообмена на очаговую неустойчивость.

На рис. 4 представлена схема очаговой неустойчивости. Очаг представляется в виде циПродукты линдра диаметром d. На поверхности, нормальной к вектору скорости фильтрации, идет обычное фильтрационное горение. Боковые uu0 поверхности очага омываются холодной свежей u смесью. Поэтому к боковой поверхности конвективно подводятся компоненты газовой смеси, концентрация которых в продуктах ниже, чем в Фронт горения свежей смеси, и отводится тепло за счет разницы V0 температур продуктов и свежей смеси. В резульСвежая тате меняется температура горения на нормальсмесь ной к скорости фильтрации поверхности.

В рамках такой модели для обедненных Рис. 4. Схема очаговой топливом смесей получены следующие критенеустойчивости.

рии развития очаговой неустойчивости:

uth 2 / Le > = f uth - u 0.21Leox 2 / для концентраций топлива a < a = и f fc 2 / 0.21Leox 2 / 3 + kst Le f 0.21(1- a )Leox 2 / f > для af > afc. Здесь Lef=Df/g – число Льюиса топлиkst a f ва, Leox=Dox/g - то же для окислителя, Df и Dox – коэффициенты диффузии топлива и окислителя, g –коэффициент температуропроводности газа, = NuT g / d - коэффициент теплообмена на боковой поверхности очага, eT NuT –число Нуссельта, d – характерный размер системы. Первый из этих критериев совпадает с полученным ранее Савельевым А.В. с соавторами, второй получен впервые. Эксперимент и теоретический анализ показывают, что образование очагов за счет локальных неоднородностей пористой среды возможно только при u>0. В этом случае критерий больше 1, и минимальное значение Lef, при котором возможно развитие неустойчивости, определяется критерием Lef>1. При возрастании u критерий развития неустойчивости становится все более жестким, и при 2 / 3 2 / u > uth(Le -1)/ Le очаговая неустойчивость подавляется. Из сопосf f тавления чисел Le для различных компонентов горючих газовых смесей с полученными критериями следует, что практически очаговая неустойчивость может развиваться только для бедных водородо-воздушных смесей.

Этот вывод подтверждается экспериментально.

3.2. Наклонная неустойчивость.

Наклонная неустойчивость спутных волн ФГГ – хорошо известный экспериментальный факт. Она характерна для любых смесей и пористых сред. Экспериментальное условие развития неустойчивости выражается как u>0, в то время как все рассмотренные ранее модели дают условие du/dv>0, включающее в область неустойчивости помимо спутных волн еще и встречные волны с положительной производной du/dv. В настоящей работе Продукты предложена простая модель, приводящая к экспериментально наблюдаемому критерию A неустойчивости. Модель основана на расu смотрении баланса тепла в пристенных обD ластях. Рассматривается распространение vB C плоского фронта волны в пористой среде, ограниченной плоскими адиабатическими стенками. Вектор скорости фильтрации vСвежая смесь направлен вдоль стенок (рис. 5). Если плоскость фронта перпендикулярна стенкам, то Рис. 5. Схема развития набаланс тепла в пристенных областях в точноклонной неустойчивости сти равен балансу тепла во внутренних обфронта волны фильтрационластях волны. В случае наклонного фронта ного горения газа.

ситуация меняется. При u>0 в нижней точке фронт укорачивается, и содержащееся в нем тепло оказывается “лишним” при перемещении волны. Напротив, в верхней части фронта возникает дефицит тепла, т.к. возникает дополнительный участок фронта. Математически эта ситуация эквивалентна тому, что на левой стенке находится постоянно действующий источник тепла, а на правой – сток тепла такой же мощности. При u<0 источник и сток меняются местами, как это следует из рисунка. Будем считать, что во фронте волны ФГГ температура меняется от T0 до Tm0 линейно, так, что средняя температура равна (Tm0+T0)/2. Количество тепла, приходящееся на единицу длины фронта равно q = cs s (Tm 0 + T0 )xth / 2, где xth – тепловая толщина фронта.

Мощность виртуального источника, как следует из рисунка, равна q = cs s (Tm 0 + T0 )xthu tg / 2, - угол наклона фронта. В невозмущенной волне, движущейся вдоль стенок, градиента температуры вдоль фронта нет. Наличие виртуальных источника и стока при движении наклонной волны приводит к возникновению потока тепла вдоль фронта и, следовательно, продольного градиента температуры. Определяя распределение температуры вдоль фронта, и связывая ее со скоростью волны, получим изменение скорости волны в нижнем и верхнем углах наклонной волны:

u E tg (uth - u)L ±.

u 4RTm s Здесь L – длина фронта. Верхний и нижний знаки относятся соответственно к точкам A и B. Выражение, которое стоит после знака “±”, всегда положительно. Поэтому при u>0 верхний конец будет ускоряться (u>0), а нижний – замедляться (u<0), то есть наклон спутной волны будет увеличиваться по мере распространения. При u<0 u<0 на верхнем конце волны, и u>0 на нижнем конце. Поэтому при распространении встречной волны наклон будет уменьшаться. Таким образом, данный эффект объясняет хорошо известный экспериментальный факт, что спутные волны ФГГ неустойчивы по отношению к наклону плоского фронта, а встречные – устойчивы, причем эта закономерность универсальна и не зависит ни от состава смеси, ни от типа горючего газа.

4. СФЕРИЧЕСКИЕ ВОЛНЫ ФИЛЬТРАЦИОННОГО ГОРЕНИЯ ГАЗА Теоретические модели и экспериментальные исследования показывают, что при скорости фильтрации, не зависящей от координаты распространения (плоская симметрия), реализуется стационарная волна ФГГ, характеристики которой зависят от величины скорости фильтрации v. При сферической симметрии потока скорость фильтрации является функцией координаты при постоянстве расхода газа. Это позволяет ожидать новых явлений и закономерностей при горении газа в сферической волне ФГГ. В главе описаны результаты теоретического анализа и экспериментального исследования сферических волн ФГГ.

Одномерную сферическую волну ФГГ в приближении режима низких скоростей можно описать следующей системой уравнений, состоящей из уравнений переноса тепла в пористой среде и газе, уравнения переноса массы недостающего компонента газовой смеси, сохранения полной массы газа и уравнения состояния:

1 Sc 2 (cs )= s r + (T -) s t r r 1- r g Sc 1 2 (cg T)= m (cg vr T)- (T - )+ Q W(,T) g g g t r r g 1 ( )= m (r v)- W(,T) g g g t r r ( vr ) g 1 g = m t r r T = const g Здесь T и - температуры газа и пористой среды, - относительная концентрация недостающего компонента газовой смеси, c, и - удельная теплоемкость, плотность и теплопроводнось, индексы g и s относятся к газовой фазе и пористой среде, r – сферическая координата, 0 – коэффициент межфазного теплообмена, Q – тепловой эффект реакции, W – скорость химической реакции, Sc – удельная поверхность пористой среды.

Двойные знаки в уравнениях относятся соответственно к расходящемуся (верхний знак) и сходящемуся потокам газа.

Показано, что для такой системы существует единственное стационарное решение, соответсвующее скорости волны ФГГ u=0 (стоячая волна). В однотемпературном приближении получено выражение для координаты стоячей волны r*:

1/ -T0 )cg E exp(E / RTb ) (Tb r* = G0/ 2 g. (1) (1- )k0 RTb 0T0s g Здесь G0 – массовый расход газа через сферу, k0 – предэкспонент в Аррениусовском выражении для скорости химической реакции.

Методом малых возмущений рассмотрен вопрос об устойчивости стоячих сферических волн ФГГ относительно сдвига. Для декремента затухания возмущения получено выражение:

cs s EQGk (1± 2a) g = -, где a =. (2) s 4 (1- ) (a ±1) 4RTb2s r* g При значениях r*, много больших ширины тепловой волны, a >> 1. Таким образом, знак определяется знаком в скобках правой части. Для расходящегося потока <0. Это означает, что стоячая сферическая волна в расходящемся потоке всегда устойчива по отношению к сдвигу. Для сходящегося потока >0, т.е. стоячая волна неустойчива. Любое случайное откло нение от положения стоячей волны будет нарастать во времени. Это может означать невозможность практической реализации стоячей сферической волны в сходящемся потоке, несмотря на то, что теоретически такая волна существует.

В однотемпературном приближении получено выражение для мгновенной скорости нестационарной сферической волны:

4cgG0 ln(r* / r) E(Tb - T0 ). (3) g u = ± (1 - )r cs s[Ze + 4(T0 / Tb )ln(r* / r)], Ze = RTbg Соотношения (1) – (3) полностью описывают поведение сферических волн ФГГ. Проанализируем закономерности распространения сферических волн ФГГ на основе изложенной модели. Будем различать спутные волны, распространяющиеся в направлении скорости фильтрации, и встречные, распространяющиеся против потока газа. Положительным направлением будем считать направление от центра сферы к периферии. Поэтому в сферически расходящемся потоке v>0, а в сходящемся v<0. Расходящемуся потоку соответствует верхний знак в (2), (3). Выражение в квадратных скобках в знаменателе (3) при реальных значениях параметров всегда положительно. Поэтому знак скорости определяется знаком логарифма в числителе и меняется при переходе через координату r=r*. При r0, знак u совпадает со знаком v, т.е. волна спутная и движется в сторону увеличения r. По мере приближения r к r* скорость волны падает и при r=r* обращается в 0, волна горения стабилизируется в положении r*, задаваемом соотношением (1). Согласно (2) такая стабилизированная волна будет устойчива, т.е. это состояние может сохраняться сколь угодно долго. При r>r* u<0, волна встречная и движется в направлении уменьшения координаты r, т.е. к r*. Распостранение также заканчивается установлением стоя1,1,1a 1,Рис. 6. Типичные измеренные траектории движения сфери1,ческой волны ФГГ: 1- 2.5% 2а С3Н8+воздух, сходящияся по1,ток; 2 – 2% С3Н8+воздух, расходящийся поток.

2б 0,1б 0,0 20 40 60 80 100 1t, мин r/r* чей волны при r=r*.

Случаю сходящегося сферического потока соответствует нижний знак в (3). Здесь знак скорости волны u также меняется при переходе через r=r*. Однако ситуация обратная случаю расходящегося потока. При rr* u>0, волна распространяется к периферии сферы навстречу газовому потоку. Таким образом, в расходящемся и сходящемся сферическом потоке поведение волн ФГГ качественно различно: в расходящемся потоке волны сходятся к положению стоячей волны r=r*, а в сходящемся – наоборот разбегаются от него. Установленные теоретически закономерности хорошо подтверждаются экспериментально, что иллюстрируется рис. 6.

5. ЗАКОНОМЕРНОСТИ ПРОГОРАНИЯ ПОРИСТЫХ ОГНЕПРЕГРАДИТЕЛЕЙ Следующий раздел посвящен анализу огнестойкости пористых огнепреградителей. Рабочий элемент огнепреградителя представляет собой слой пористой среды. В основе действия огнепреградителя лежит концепция критического диаметра, согласно которой пламя не должно распространяться по каналам с диаметром, меньшим критического, за счет теплопотерь от пламени в стенки канала. Однако экспериментальные исследования и опыт использования огнепреградителей в промышленности показывают, что даже при соблюдении этого критерия пламя может проникать через огнепреградитель. Это явление называют “прогоранием” огнепреградителей. Опасность прогорания возникает в случае воспламенения газовой смеси за огнепреградителем при постоянной продувке газа через огнепреградитель. В этом случае факел пламени может стабилизироваться на огнегасящем элементе. Стабилизированный факел прогревает пористую среду огнепреградительного элемента. Теплопотери от пламени в прогретых каналах падают, и огнепреградитель теряет свои защитные свойства.

Абсолютное большинство применяемых в промышленности огнепреградителей локализует горение в этих условиях непродолжительное время:

430 минут, а затем пламя проникает в защищаемый объем.

До недавнего времени прогорание рассматривалось как проскок пламени по пористой среде, прогретой стабилизированным пламенем. Развитие представлений о фильтрационном горении газа позволило откорректировать понимание природы прогорания огнепреградителей. Стало ясно, что причиной прогорания является распространение пламени по пламегасящему элементу в режиме низких скоростей (РНС) фильтрационного го рения газа. В диссертации эта концепция положена в основу анализа процесса прогорания.

Процесс прогорания моделируется как формирование и распространение волны ФГГ по участку пористой среды конечного размера, помещенному в трубу. Слева и справа от пористой среды расположены незаполненные участки трубы, имитирующие входную и выходную части огнепреградителя. Математическая модель включает нестационарную систему уравнений ФГГ с соответствующими граничными и начальными условиями.

T T T gсg ( + v ) = ( g ) + 0Sc (Ts - T ) + Q g W g g g t x x x 0e s (1- )сs = ((1- )s ) + 0Sc (T - ) + 2 (T0 - ) g g t x x Rw g ( + v ) = ( g D ) - g W g g g t x x x g ( gv) g g + = t x gT = const Граничные условия для системы задаются в следующем виде. На левой границе трубы: v = vinp (t), T = Tinp, =inp, где индексом “inp” помечены входные значения скорости, температуры газа и концентрации недостающего реагирующего компонента в газовой смеси. На правой границе задаT ются “мягкие” краевые условия: = = 0. Начальные условия (t=0):

x x v = v0(x), T = T0(x), Ts = Ts0(x), = 0. Зажигание могло осуществляться “открытым пламенем” или прогретым участком пористой среды. Тип зажигания задается начальными профилями T0(x) и 0(x). Система решалась численно с использованием адаптивных неравномерных разностных сеток.

На рис. 7 представлены результаты расчета прогорания засыпного огнепреградителя с засыпкой из карборунда длиной 75 мм, средним размером зерна 5 мм, пористостью 0.45. Расчеты проведены для стехиометрической метано-воздушной смеси. Согласно рис. 7 в процессе прогорания огнепреградителя можно выделить три стадии. Первая стадия – это стадия входа пламени в пористый блок. Пробежав незаполненную часть трубы от точки зажигания со скоростью Su-v0, где Su – нормальная скорость пламени, а v0 – скорость течения газа в незаполненной части трубы, пламя останавливается на правой границе пористого блока. Войти в пористый блок пламя не может, так как размеры пор ниже критического. Постепенно высокотемпературное газовое пламя, стабилизированное на границе блока, x, мм , K a b O A 1201151C 11 10 9 1000 6 B 575 100 125 150 5 10 15 x, мм t, мин Рис. 7. Трансформация со временем температурных профилей в пористом блоке (a) и траектория распространения волны горения в пористом блоке (b).

Время с момента зажигания в минутах: 0.5 (1), 1 (2), 4 (3), 6 (4), 8 (5), 10 (6), (7), 14 (8), 16 (9), 18 (10), 18.5 (11), 19 (12), 19.5 (13), 20 (14). Скорость газового потока 0.24 м/с. Штриховые линии показывают границы пористого блока.

разогревает поверхностные слои пористого блока. Теплопотери от пламени в узкой поре с прогретыми стенками меньше, чем с холодными, и в результате пламя входит в пористую среду. Из рис. 7 b видно, что в приведенном примере эта стадия заняла около 5 минут, ей соответствуют кривые 1-3 на рис. 7 a и участок OA на траектории движения волны. Все это время координата фронта пламени практически не менялась и совпадала с координатой правой границы пористого блока.

Вторая стадия – это распространение сформированной волны ФГГ по пористому блоку. Волна горения представляет собой комплекс из тепловой волны в газе, пористой среде и волны химической реакции. И только в такой связке возможно распространение пламени по пористому блоку. Из рисунка 7 a видно, что волна горения распространяется по пористому блоку стационарно: форма температурного профиля не меняется в процессе распространения волны. На траектории движения эта стадия выглядит прямой линией AB, наклон которой характеризует скорость распространения волны. В приведенном примере скорость составляла 8.710-3 см/с, что близко к значению 6.210-3 см/с, измеренному в аналогичных условиях в эксперименте.

Третья стадия – это стадия выхода пламени из пористого блока. Как Третья стадия – это стадия выхода пламени из пористого блока. Как следует из рис. 7 b, при приближении к левой границе пористого блока следует из рис. 7 b, при приближении к левой границе пористого блока пламя на некоторое время задерживается на границе блока (участок BC), пламя на некоторое время задерживается на границе блока (участок BC), не выходя в свободную часть трубы. При этом пористая среда разогреваетне выходя в свободную часть трубы. При этом пористая среда разогревается значительно сильнее, чем в стационарной волне (рис. 7 a). В приведенся значительно сильнее, чем в стационарной волне (рис. 7 a). В приведенном примере длительность третьей стадии составила около 1 минуты, поном примере длительность третьей стадии составила около 1 минуты, по сле чего пламя вышло из пористого блока и далее распространялось по свободной части трубы со скоростью Su-v0. В зависимости от характеристик газовой смеси и пористого блока длительность третьей стадии может меняться в очень широких пределах. В отдельных случаях торможения на левой границе не наблюдается вообще. В ряде случаев расчеты показывают стабилизацию пламени на левой границе, т.е., пройдя пористый блок, пламя не может его покинуть.

Отметим, что, хотя обнаруженный эффект задержки или стабилизации пламени на выходе из пористого блока представляет определенный интерес с научной точки зрения, он не может рассматриваться как фактор, влияющий на работоспособность огнепреградителя. Поскольку стабилизация осуществляется непосредственно на границе пористого блока с защищаемым объемом, даже незначительные флуктуации скорости течения газа, обусловленные как сбоями в системе нагнетания газа, так и локальными неоднородностями течения газа в засыпной пористой среде, могут привести к срыву пламени с поверхности пористого блока и переходу в защищаемый объем. Поэтому в дальнейшем задержкой на выходе пренебрегалось и в качестве времени прогорания огнепреградителя принималось сумма времен входа и распространения по пористому блоку. Таким образом, анализ процесса прогорания сводится к анализу параметрических зависимостей времен стадии входа и ста дии распростране ния.

25 На рис. 8 представлены расчетные зависимости времени прогорания огнепреградителя от телопроводности пористого блока s.

Пористость блока принята равной 0.5, 0 20 40 60 80 1удельная теплоемкость 400 Дж/(кгК), s, Вт/(мК) длина пористого Рис. 8. Влияние теплопроводности пористого блока блока h=75 мм. Видна время входа пламени в пористый блок (1), время но, что время входа распространения по нему (2) и полное время прогорания (3). волны горения в пористый блок монотонно растет с ростом s. Эта закономерность понятна, если учесть, что, мин для входа пламени вглубь пористой среды нужно прогреть ее крайние слои. Чем больше теплопроводность блока, тем быстрее тепло, которое пористая среда получает от пламени, размывается по толще блока, и тем большее время требуется для прогрева поверхностных слоев до требуемой температуры. Время распространения по блоку наоборот падает с ростом s. Эта закономерность обусловлена тем, что скорость распространения волны ФГГ по пористой среде напрямую связана со скоростью распространения тепла по пористому блоку. Последняя тем больше, чем выше теплопроводность пористой среды. Вследствие противоположных тенденций изменения времени входа и времени распространения с теплопроводностью полное время прогорания оказывается немонотонной функцией с минимумом, который для блока длиной 75 мм достигается при sВт/(мК). При этом при s<3 Вт/(мК) полное время прогорания определяется, главным образом, временем распространения волны горения по пористому блоку, а при больших значениях s - временем входа волны в пористый блок. Для насыпных пористых сред характерны значения s меньшие 34 Вт/(мК), а для канальных значения s составляют 101Вт/(мК). Учитывая это, можно констатировать, что прогорание насыпных огнепреградителей лимитируется стадией распространения, а канальных – стадией входа. Соответственно оптимизация насыпных огнепреградителей сводится к уменьшению времени распространения, а канальных – времени входа.

Рис. 9 демонстриру ет влияние длины порис того блока на время вхо- да и прогорания. При s=1 Вт/(мК), характерном для засыпных огнепреградителей, время входа практически не зависит от длины блока и составляет около 5 минут. Время прогорания b линейно растет с увеличением длины пористого 2 4 6 8 10 12 14 слоя. Эта зависимость h, см очевидна, так как при Рис. 9. Зависимости времени входа пламени в малом времени входа пористый блок (темные символы) и времени провремя прогорания опрегорания огнепреградителя (светлые символы) от деляется временем рас- длины пористого блока. s, Вт/(мК): 1 (1), 20 (2), 100 (3).

пространения, а оно рав, мин но h/u, где u – стационарная скорость распространения волны ФГГ.

При s=20 Вт/(мК) основной вклад во время прогорания дает уже стадия входа в пористый блок. Существенный рост inp с увеличением h вплоть до h=11 см обусловлен кондуктивным размыванием по толщине пористого слоя тепла, получаемого пористым элементом от пламени, стабилизированного на его поверхности. Чем больше h, тем больше суммарная теплоемкость блока, тем медленнее он прогревается и позже достигается температура поверхности блока, при которой формируется волна ФГГ. Начиная с h=10 см, время входа перестает меняться с ростом h. Это означает, что на момент входа волны горения в пористый блок размывание тепла не достигает противоположной границы пористого блока. Формирующаяся волна ФГГ не чувствует этой границы и ведет себя так же, как при входе в полуограниченный блок. Таким образом, начальный быстрый рост времени прогорания с ростом h связан с ростом времени входа, а дальнейший медленный рост при h>10 см обусловлен приростом времени распространения.

При s=100 Вт/(мК) время прогорания практически совпадает со временем входа и быстро растет с ростом h. При h>12 см пламя не входит в пористый блок. Вместо этого в пористом блоке формируется стационарный профиль температуры, т.е. такой огнепреградитель не прогорает.

Причиной появления критической длины блока h*, выше которой пламя не входит в пористый блок, вероятно, является увеличение суммарных теплопотерь от блока с * h*, мм , K ростом его длины. В результате устанав131ливается динамиче12140 ское равновесие меж 11ду теплоприходом и 11000 теплоотводом, что приводит к установ91лению стационарного 8профиля температуры 7в блоке. Наличие таких критических зна6чений параметров 40 5открывает возможно0,5 1,0 1,5 2,0 2,5 3,сти для создания неd, мм прогорающих огнеРис. 10. Зависимости критической длины (1) и максипреградителей.

мального разогрева пористого элемента (2) от диаНа рис. 10 приметра каналов. s=70 Вт/(мК), v0=22 см/с.

ведены критические значения длины и соответствующие максимальные температуры пористой среды в зависимости от среднего размера пор. Видно, что чем меньше диаметр каналов, тем меньшая длина блока требуется, чтобы огнепреградитель не прогорал, но тем выше максимальный разогрев пористого блока при установлении стационарного профиля температуры.

Проведенный численный анализ позволяет оптимизировать параметры огнепреградителя с целью повышения его огнестойкости.

6. ПЕРЕХОДНЫЕ ПРОЦЕССЫ ПРИ ФИЛЬТРАЦИОННОМ ГОРЕНИИ ГАЗА Под переходным процессом будем понимать процесс изменения структуры и характеристик волны горения при изменении определяющих параметров системы. Необходимость этих исследований обусловлена потребностями разработки практических устройств на основе ФГГ, включающих различные слои пористых сред или периодические изменения величины и направления скорости фильтрации, как, например, в реверспроцессе. В данной работе переходные процессы сведены в две группы.

Переходные процессы при изменении параметров пористой среды представляют собой переходы волны ФГГ через границу двух пористых сред с разными параметрами. Переходные процессы при изменении параметров газового потока инициируются изменением состава газовой смеси или скорости фильтрации на какой-то стадии распространения волны ФГГ.

Экспериментальные исследования выявили большое разнообразие поведения волн горения в переходных процессах, включая такие явления, как формирование стационарной волны с новыми характеристиками, гашение волны ФГГ, стабилизация на границе сред, перескок волны в новое положение. На рис. 11, 12 представлены обработки некоторых переходных процессов при изменении параметров газового потока (рис. 11) и пористой среды (рис. 12). В эксперименте переходные процессы наблюдаются по изменению координат переднего (темные символы) и заднего (светлые символы) фронтов тепловой волны в пористой среде (рис. 11, 12). Этой информации недостаточно для понимания и интерпретации разнообразия переходных процессов. Поэтому проводилось численное моделирование переходных процессов, которое позволяет полностью отслеживать изменение температурных профилей как пористой среды, так и газа. Типичный пример такого переходного процесса представлен на рис. 13. В данном примере граница сред расположена при xt=120 мм, при x

В соответствии с рис. 13 в переходном процессе можно выделить четыре стадии. Первой стадии в приведенном примере соответствует интер вал времени от 600 до 900 с (рис. 13 б). Эта стадия характеризуется медленным ростом температуры пористой среды (рис. 13 а) и замедлением x, см x, см a A B C II a I b 120 140 160 180 22 4 6 8 10 12 B C A b 25 II 20 I c 5 10 15 20 80 100 120 140 c A B II 20 Появление I нового очага Гашение очага 2 4 6 8 10 12 14 16 18 130 140 150 160 1t, мин t, мин Рис. 11. Переходные процессы при Рис. 12. Переходы спутной волны изменении параметров газовой смеси. горения из крупной в мелкую a - 7% CH4+воздух; скорость фильтра- пористую среду. Концентрация ции: A – 29 см/с, B – 68 см/с, C – 48 метана - 4%; скорость фильтрации в см/с; b - концентрация метана: A – 4%, пористой среде I: a – 85 см/с, b – B – 8%, C – 5%; скорость фильтрации: см/с, c – 113 см/с; то же в пористой A – 66 см/с, B – 49 см/с, C – 47 см/с; c - среде II - a – 68 см/с, b – 75 см/с, c – концентрация метана: A – 9%, B – 4%; 90 см/с.

скорость фильтрации: A – 39 см/с, B – 68 см/с.

распространения как тепловой волны в пористой среде, так и волны газового горения (пламени) (рис. 13 б, в). При этом координата пламени xf все больше отстает от координаты максимума температуры в пористой среде xs (рис. 13 б). Эта стадия заканчивается, когда координата максимума температуры пористой среды достигает границы сред.

Второй стадии соответствует интервал времени от 900 до 990 с. Она начинается, когда границы сред достигает координата максимума температуры пористой среды и заканчивается, когда границы сред достигает координата пламени. Для этой стадии характерно резкое уменьшение (иногда до 0) скорости распространения тепловой волны в пористой среде, что хорошо видно на рис. 13 б по скачкообразному изменению наклона кривой xs(t) в точке xs=120 мм. Максимальная температура пористой среды во второй стадии продолжает плавно расти, как и координата пламени.

При этом пламя постепенно приближается к точке максимума температуры пористой среды (рис. 13 б).

Третья стадия – это стадия а перехода зоны пламени через 20границу сред. Ее длительность 1 - Tmax составляет всего 12 секунды, 2 - max 16но для нее характерны наиболее значительные изменения всех параметров волны горе12ния. Переход пламени из круп600 700 800 900 10130 б ной пористой среды в мелкую xt 1осуществляется скачком (в xs 11приведенном примере пламя xf 1100 перескочило на 4 мм, см. рис.

120 13 б). Скорость пламени в мо990 995 1000 мент перескока увеличилась в 600 700 800 900 1000 более чем на два порядка отно1,0 0,2 сительно скорости во второй стадии и составила 1.1 см/с 0,(рис. 13 в). Температура пламе0,ни также скачком упала на 0,600 К (рис. 13 а). Максималь960 1000 100,0 ная температура пористой среды в этой стадии практически 500 600 700 800 900 1000 11не меняется.

t, с Четвертой стадии на рис.

Рис. 13. Зависимости максимальных темпе13 соответствует интервал врератур газа и пористой среды (а), координат пламени и точки максимума температуры мени от 990 до 1050 с. На этой пористой среды (б) и скорости распрострастадии происходит формированения волны ФГГ (в) от времени при перение волны ФГГ, соответствуюходе спутной волны ФГГ из крупной в мелщей новому положению зоны кую пористую среду. Tb=1500 K, v0=0.2 м/с.

xt – координата границы сред. горения. Этот процесс сопровождается быстрым ростом температуры пламени и максимальной температуры пористой среды (рис.

13 а). Скорость распространения волны горения при этом падает до нуля и ниже (выноска на рис. 13 в). Это означает, что после перескока пламя некоторое время движется вспять – в сторону границы сред. Затем, по мере T,, K x, мм u, см/с прогрева пористой среды скорость волны горения снова становится положительной. Из рис. 13 следует, что примерно через 1-2 минуты после перескока пламени все характеристики волны ФГГ становятся квазистационарными, что свидетельствует о завершении переходного процесса.

Рассмотрены механизмы, действующие на каждой стадии. Проведенное исследование позволяет понять и прогнозировать переходное поведение волн ФГГ, что очень важно при празработке горелочных устройств на основе ФГГ.

7. ФИЛЬТРАЦИОННОЕ ГОРЕНИЕ ЖИДКИХ МОНОТОПЛИВ Процессы фильтрационного горения обладают рядом свойств, привлекательных с точки зрения практики. Большинство промышленно используемых топлив при нормальных условиях – жидкие. Поэтому представляют интерес попытки сжигания жидкостей в фильтрационном процессе. Сложность организации такого процесса состоит в том, что при заполнении пористой среды жидкостью она становится непроницаемой для газообразного окислителя, необходимого для горения топлива. Однако эта проблема снимается, если жидкость способна Зона G Зона L гореть без доступа воздуха.

Tm Таким свойством обладают T монотоплива, типичным представителем которых является гидразин (N2H4), Tv способный разлагаться с T0 выделением тепла, достаx xv точного для поддержания процесса. Процесс фильтvl u рационного горения гидразина был осуществлен в работах Кошкина Б.Ю. с соавторами. ОбнаруженРис. 14. Схема волны ФГЖ.

ные экспериментальные закономерности не получили достаточного объяснения из-за отсутствия адекватной физикоматематической модели процесса. В данном разделе предложена упрощенная математическая модель фильтрационного горения жидких монотоплив, и на ее основе проведен анализ закономерностей фильтрационного горения гидразина.

-T0, T-T0, K Основой для модели фильтрационного горения жидких монотоплив (ФГЖ) 10послужил тот факт, что экспериментальные зако8номерности ФГГ и ФГЖ во 600 многом схожи. Поэтому II ФГЖ рассматривается как 4ФГГ, осложненное испареI нием жидкого монотоплива 2на межфазной границе. На Tv-Tрис. 14 представлена физическая модель для фильт-50 -40 -30 -20 -10 0 10 рационного горения жидx, мм ких монотоплив в толстоРис. 15. Тепловая структура волн горения стенной трубке. При этом в режимах I и II. d=4 мм, h=2 мм.

принципиальной разницы в Сплошные кривые – температура топлива, моделях для трубки и пористой среды нет. Математическая модель, состоит из системы уравнений ФГГ в зоне паровой фазы топлива и системы уравнений, описывающих распространение тепла по трубке и жид- 0,1 - h=1 мм кости в области жид2a3a 2,2a - h=2 мм кой фазы топлива.

4a 6a 3,3a - h=3 мм -0,Численный анализ 4,4a - h=4 мм 5a показывает, что сис5a - h=5 мм тема имеет два реше- 6a - h=7 мм -0,ния, соответствующие двум стационарным режимам горе-0,ния. Назовем их режимы I и II. Рис. иллюстрирует тепло-0,вую структуру волн -0,2 -0,1 0,0 0,1 0,ФГЖ в двух режиvl, мм/с мах. В режиме I пламя сидит практически Рис. 16. Зависимости скорости волны ФГЖ для на поверхности жидрежима I (цифры) и режима II (цифры с буквой) кости (в приведенном от vl в трубках разной толщины. d=4 мм.

примере расстояние от пламени до поверхности жидкости менее 1 мм). Температура пламени u, мм/с близка к адиабатической температуре горения 0, h, мм:

жидкого гидразина, а 1, - 0.0,2 стенки трубки прогрева2, - 1.ются незначительно (в 3, - 3.0,данном примере на 3С). В режиме II, напро-0,2 тив, пламя сильно удалено от поверхности жид-0,кости (в примере на -0,6 мм), температура пламени может быть как выше, -0,так и ниже температуры -0,4 -0,2 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,адиабатического пламеv, мм/с ни, а температура стенок Рис. 17. Экспериментально измеренные трубки значительно вы(символы) и рассчитанные (линии) ше, чем в режиме I. Аназависимости скорости волны горения гидразина в трубках разной толщины от лиз показывает, что эти скорости фильтрации. d=5 мм.

два режима различаются по доминирующему механизму передачи тепла от пламени в предпламенную зону: в режиме I – это теплопроводность по газу, а в режиме II – теплопроводность по твердой фазе (стенке трубки). По механизму передачи тепла и структуре волны горения обнаруженные режимы I и II являются аналогами режимов высоких и низких скоростей при ФГГ. На рис.

16 приведены рассчитанные зависимости скорости волны ФГ от скорости фильтрации гидразина в трубке. По форме эти зависимости также аналогичны соответствующим зависимостям для ФГГ. Принципиальное отличие, однако, состоит в том, что при ФГГ скорости волны в режимах низких и высоких скоростей отличаются на 3-4 порядка величины, в то время как при ФГЖ скорости в режимах I и II одного порядка (рис. 16). Второе необычное свойство ФГЖ – наличие адиабатических пределов по скорости фильтрации. Обычно пределы горения связывают с теплопотерями.

Однако в теоретических работах Мержанова А.Г. и Хайкина Б.И. указывается на возможность появления пределов в адиабатической системе в случае многостадийных пламен. При этом предел является следствием разрыва связи между отдельными стадиями процесса горения. Волна ФГЖ представляет собой сложный комплекс из связанных между собой тепловых волн в твердой, жидкой фазах и волны газового горения. Разрыв любой из этих связей может приводить к распаду волны ФГЖ как целого, и, как следствие, пределу. Проведен анализ природы адиабатических пределов при ФГЖ. Показано, что на нижнем пределе режима I реализуются u, мм/с те же соотношения, что и на пределе обычного неадиабатического пламени. Это позволило утверждать, что природа этого предела тепловая. Анализ поведения характеристик волны ФГЖ при приближении к пределам режима II позволил предположить, что причиной верхнего предела является отрыв пламени от тепловой волны в стенке трубки (переход из режима II в режим I), а нижний предел есть результат убегания жидкости от волны ФГГ. Определены области существования режимов I и II.

На рис. 17 приведены результаты сопоставления рассчитанных по модели и взятых из литературы измеренных скоростей фильтрационного горения гидразина в трубках диаметром 5 мм, но разной толщины. Видно, что как по величинам скорости, так и по значениям пределов модель хорошо описывает эксперимент.

8. ГОРЕНИЕ ВОДЯНЫХ ПЕН, ЗАПОЛНЕННЫХ ГОРЮЧИМИ ГАЗАМИ Необычной горючей гетерогенной системой являются водяные пены, заполненные горючим газом. Основной структурной характеристикой пен является кратность K, представляющая собой отношение объема пены к объему жидкости в ней. Типичные значения кратности для стабильных пен составляют от 30 до нескольких тысяч. Количество воды в та2,ких пенах очень велико. Так 2,15% HРис. 18. Экспериментально измерен2,ные (символы) и теоретически рассчитанные (кривые) зависимости 1,скорости горения пен с водородовоздушными смесями от кратности.

1,13% Hдаже при кратности 1000 масса 1,воды в пене равна массе горю1,2 чего газа, а при кратности масса горючего газа составляет 1,11.6% Hвсего 3% от общей массы пены.

И, тем не менее, даже такие 0,пены, в которых в 30 раз боль0,ше воды, чем горючего газа, 10% Hспособны гореть.

0,На рис. 18 приведены экс1,6 2,0 2,4 2,8 3,периментальные (символы) lgK зависимости скорости горения S, м/с пен с водородо-воздушными смесями от кратности. Скорости горения таких пен соизмеримы с нормальными скоростями соответствующих газовых смесей. Зависимости S(K) для медленно горящих газовых смесей имеют немонотонный вид. С увеличением нормальной скорости горения смеси, заполняющей пену, немонотонность вырождается.

Разработана упрощенная математическая модель горения пены. При этом физически горение пены рассматривалось как горение газа с теплопотерями на испарение пленок пены перед фронтом пламени и капель воды, образующихся при разрушении пены. Предложенная модель хорошо согласуется с экспериментом (рис. 18).

9. МАСШТАБНОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ГАЗОВЫХ ВЗРЫВОВ В ЗАКРЫТЫХ ЗАГРОМОЖДЕННЫХ СОСУДАХ Последний раздел посвящен масштабному моделированию газовых взрывов в загроможденных сосудах. В экспериментах использовались сферические сосуды объемом 3, 10, 100 и 1000 литров. В сосудах устанавливались препятствия одинаковой формы, их размеры менялись пропорционально линейным размерам сосудов. Определялся фактор автотурбулизации горения в пустых сосудах 1 (за счет деформации очага) и фактор турбулизации горения за счет взаимодействия пламени с препятствиями 2. Показано, что полный фактор турбулизации может быть рассчитан как произведение 1 на 2. При этом 1 является универсальной функцией объема сосуда, его формы и состава газовой смеси, а 2 является функцией только формы препятствия и может быть определен на малоразмерных моделях. Полученный результат может быть использован для оценки скорости горения в крупномасштабных загроможденных сосудах, проведение прямых экспериментов в которых опасно и затратно.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ И ВЫВОДЫ ПО РАБОТЕ Основные результаты работы состоят в следующем:

1. Проведены сравнительные экспериментальные исследования фильтрационного горения водородо-, пропано- и метано-воздушных смесей разного состава. Для богатых водородо- и бедных пропано-воздушных смесей получено согласование с теоретическими моделями ФГГ. Для остальных смесей выявлено занижение измеренных температур пористой среды в волне ФГГ относительно термодинамически рассчитанных.

Предложена физическая модель, объясняющая занижение.

2. Определены критерии развития очаговой неустойчивости в рамках модели селективной диффузии. Предложена модель виртуальных источников и стоков тепла, объясняющая развитие наклонной неустойчивости волн ФГГ.

3. Проведены экспериментальные и теоретические исследования сферических волн ФГГ. Показано, что в сферически симметричном потоке единственным стационарным состоянием является состояние стоячей волны, которая устойчива по отношению к сдвигу в расходящемся и неустойчива в сходящемся потоке. Получены параметрические зависимости положения стоячей волны. Установлено, что в расходящемся потоке волны, инициированные по обе стороны от положения стоячей волны r*, сходятся к положению стоячей волны, а в сходящемся потоке, наоборот, расходятся от него. В результате исследований предложен способ автостабилизации волн ФГГ и способ определения адиабатической температуры газовых смесей.

4. Разработаны теоретические основы явления “прогорания” пористых огнепреградителей. Экспериментально и теоретически показано, что процесс прогорания состоит из двух стадий – нестационарной стадии формирования волны горения в пористом блоке и стадии стационарного распространения по нему. Установлены определяющие параметры и параметрические зависимости времени прогорания. В рамках предложенной модели проанализированы пути повышения огнестойкости огнепреградителей с канальными и засыпными пористыми средами.

5. Экспериментально и теоретически установлены закономерности переходных процессов при изменении характеристик газового потока или пористой среды. Показана возможность реализации следующих типов переходных процессов:

- переход с формированием новой стационарной волны горения;

- стабилизация волны ФГГ на границе сред;

- гашение при переходе через границу сред или изменении параметров газового потока;

- перескок через границу сред или при изменении газового потока с промежуточным образованием двухмодального профиля температуры пористой среды.

Проанализированы механизмы переходных процессов.

6. Разработана модель фильтрационного горения жидкого монотоплива. В рамках модели показана возможность реализации двух стационарных режимов с различными доминирующими механизмами передачи тепла от пламени в предпламенную зону. Установлена структура волн горения и параметрические зависимости скорости волны. Обнаружено наличие адиабатических пределов по скорости фильтрации, проанализи рована их природа. Проверена работоспособность модели на экспериментальных данных по фильтрационному горению гидразина в узких трубках.

7. Разработана феноменологическая модель горения пен, в основу которой положены представления о структуре теплопотерь от пламени на испарение пленок пены и на капли, образующиеся при разрушении жидкого каркаса пены. Показано, что результаты моделирования хорошо коррелируют с экспериментом.

8. Проведены исследования влияния масштаба на горение газовых смесей в закрытых сосудах с препятствиями при пропорциональном изменении размеров сосуда и препятствия. Предложена процедура раздельного учета эффектов ускорения горения за счет препятствий и за счет автотурбулизации горения.

Основные результаты диссертационного исследования представлены в следующих публикациях:

1. Замащиков В.В., Какуткина Н.А., Плеслов А.А., Бабкин В.С. Скорость распространения звука в пенах различной кратности. Депонирована в ВИНИТИ № 1933-В89. – 1989. - 14 с.

2. Замащиков В.В., Какуткина Н.А., Плеслов А.А., Бабкин В.С. Закономерности горения водогорючих пен при повышенных давлениях. Проблемы горения и взрыва. Материалы 9 Всесоюзн. симп. по горению и взрыву. – Черноголовка: ИФХ АН СССР, 1989. - С. 62-64.

3. Замащиков В.В., Какуткина Н.А. Экспериментальные исследования акустических свойств пены//Акустический журнал. - 1991. - Т. 37, № 3.

- С. 484-489.

4. Замащиков В.В., Какуткина Н.А. Структурные изменения в пене под действием звука//Коллоидный журнал. – 1992. - Т. 54, № 2. - С. 64-70.

5. Замащиков В.В., Какуткина Н.А. Экспериментальные исследования закономерностей горения пен, заполненных горючими газами//Физика горения и взрыва. - 1993. - Т. 29, № 2. - С. 15-21.

6. Замащиков В.В., Какуткина Н.А. Влияние межфазного теплообмена на скорость горения пен//Физика горения и взрыва. - 1994. - Т. 30, № 6. - С. 52-61.

7. Babkin V.S., Kakutkina N.A., Zamaschikov V.V. Characteristics of waterbase foam combustion. 25 Intern. Symp. on combustion. - Pittsburg: The combustion Institute, 1994. - P. 1627-1634.

8. Kakutkina N.A., Borovykh I.V., Laevskii Ju.M., Babkin V.S. Spherical waves of filtrational gas combustion. Proceed. Zeldovich Memorial. Combustion, detonation, shock waves. V. 2. /Merzhanov A.V., Frolov S.M., Ed.- Moskow: Энас Publisher, 1995. - P. 191-194.

9. Kakutkina N.A., Zamaschikov V.V., Babkin V.S. Mechanism of flame propagation in foams. Proceed. Zeldovich Memorial. Combustion, detonation, shock waves. V. 2. /Merzhanov A.V., Frolov S.M., Ed.- Moskow: Энас Publisher, 1995. - P. 229-231.

10. Замащиков В.В., Какуткина Н.А. Динамика горения пен//Физика горения и взрыва. - 1995. - Т. 31, № 5. - С. 17-23.

11. Kakutkina N.A., Korzhavin A.A., Zamashchikov V.V., Pleslov A.A., Babkin V.S. Scale modelling of internal gas explosions. Proc. I-st Intern.

Seminar on Fire- and Explosion Hazard of Substances and Venting Deflagrations. /Ed. V.Molkov, Moscow: All Russian Research Institute for Fire Protection. 1995. - P. 225-230.

12. Какуткина Н.А., Коржавин А.А., Бабкин В.С., Замащиков В.В., Плеслов А.А. Масштабное моделирование газовых взрывов в закрытых сосудах// Физика горения и взрыва. - 1996. - Т.32, № 6. - С. 20-28.

13. Какуткина Н.А., Бабкин В.С. Типы стоячих волн горения газа в пористых средах. Химическая физика процессов горения и взрыва. Симпозиум по горению и взрыву. Т. 1, часть II. – Черноголовка, 1996.

- С. 164-166.

14. Kakutkina N.A., Babkin V.S. Spherical waves of gas combustion in inert porous media. Intern. Symp. Chemistry of Flame Front. Abstracts. Almaty.

1997. - P. 47-49.

15. Kakutkina N.A., Babkin V.S. Types of standing waves generated by gas combustion in inert porous media//Chem. Phys. Reports. – 1997. - V. 16, No. 9. - P. 1551-1562.

16. Какуткина Н.А., Бабкин В.С. Типы стоячих волн горения газа в инертных пористых средах//Химическая физика. - 1997. - Т. 16, № 9. - С. 35-43.

17. Какуткина Н.А., Боровых И.В., Бабкин В.С. Способ сжигания газовых и паровых смесей. Патент №2100695, 1997.

18. Какуткина Н.А., Бабкин В.С. Боровых И.В. Способ измерения адиабатической температуры горения газовых смесей и камера сгорания для его осуществления. Патент №2112962, 1998.

19. Какуткина Н.А., Бабкин В.С. Характеристики стационарных сферических волн горения газа в инертных пористых средах//Физика горения и взрыва. - 1998. - Т. 34, № 2. - С. 9-19.

20. Kakutkina N.A., Bunev V.A., Babkin V.S. Filtration combustion of liquid monofuels. Modern problems of combustion and its applications. 3 Intern School-Seminar. – Minsk, 1999. - P. 17-20.

21. Какуткина Н. А., Бабкин В. С. Закономерности распространения сферических волн фильтрационного горения газа в инертных пористых средах//Физика горения и взрыва. - 1999. - Т. 35, № 1. - С. 60-66.

22. Kakutkina N.A., Bunev V.A. Filtration Combustion of Liquid Monofuels// Russian J. of Engineering Thermophysics. - 2000. - V. 10, No.1. - P. 5563.

23. Какуткина Н.А., Бунев В.А. Фильтрационное горение жидких монотоплив //Физика горения и взрыва. - 2001. - Т. 37, № 4. - С. 34-40.

24. Kakutkina N.A. Regimes of fluid filtration combustion. Modern Problems of Combustion and its Applications. 4 Intern School-Seminar. – Minsk, 2001. - P. 18-22.

25. Бабкин В.С., Бунев В.А., Какуткина Н.А., Лаевский Ю.М., Намятов И.Г. Некоторые аспекты реверс-процесса с газофазной реакцией окисления метана. II Международн. Симпозиум Горение и Плазмохимия. – Алматы, 2003. - С. 21-23.

26. Бабкин В.С., Бунев В.А., Какуткина Н.А., Лаевский Ю.М., Намятов И.Г. Проблемы реверс-просесса с газофазной реакцией окисления метана// Горение и плазмохимия. - 2003. - Т. 1, № 4. - С.357-370.

27. Какуткина Н.А., Мбарава М. Переходные процессы при фильтрационном горении газов//Физика горения и взрыва. - 2004. - Т. 40, № 5, - С. 62-73.

28. Какуткина Н.А. Некоторые аспекты устойчивости горения газа в пористых средах//Физика горения и взрыва. - 2005. - Т. 41, № 4. - С. 3949.

29. Kakutkina N.A., Korzhavin A.A., Mbarawa M. Peculiarities of filtration combustion of hydrogen-, propane- and methane-air mixtures in inert porous media. Proceedings of 5th Int. Seminar on Flame Structure. /O.P.

Korobeinichev. – Novosibirsk, 2005. - P. 1-10. (CD version).

30. Какуткина Н.А., Коржавин А.А., Мбарава М. Особенности фильтрационного горения водородо-, пропано- и метано-воздушных смесей в инертных пористых средах//Физика горения и взрыва. - 2006. - Т. 42, № 4. - С. 8-20.

31. Какуткина Н.А., Коржавин А.А., Намятов И.Г., Рычков А.Д. Экспериментальное и теоретическое исследование процесса прогорания засыпных огнепреградителей//Пожарная безопасность. - 2006. № 5. - С.

59-72.

32. Mbarawa M., Kakutkina N.A., Korzhavin A.A. Combustion of heavy fuel oils in porous media. The 17th Intern. Symp. on Transport Phenomena. – Tayama: Tayama Intern. Conference Senter, 2006.

http://www.pac.ne.jp/istp17/. ISBN 1-930746-03-2.

33. Коржавин А.А., Вьюн А.В., Какуткина Н.А., Намятов И.Г., Бабкин В.С. Свободно-конвективный режим распространения пламени над пленкой топлива на подложке//Физика горения и взрыва. - 2007. - Т.

43. № 5. - С. 21-30.

34. Какуткина Н.А., Коржавин А.А., Рычков П.К., Сеначин П.К. Особенности прогорания засыпных и канальных огнепреградителей//Ползуновский вестник. - 2007. - № 4. - С. 33-38.

35. Kakutkina N.A., Korzhavin A.A., Rychkov A.D. Peculiarities of burningthrough of grain and channel types of porous flame-arresters. International Conference on the Methods of Aerophysical Research: /V.M. Fomin. – Novosibirsk, 2008. ISBN 978-5-98901-040-0. (CD-version). - P. 1-8.

36. Какуткина Н.А., Коржавин А.А., Рычков А.Д. Математическое моделирование работы пористых огнепреградителей в режиме прогорания //Вычислительные технологии. - 2008. - Т. 13. - С. 212-219.

37. Коржавин А.А., Какуткина Н.А., Намятов И.Г., Рычков А.Д., Сеначин П.К. Моделирование работы огнепреградителя в режиме прогорания// Проблемы безопасности и ЧС. - 2008. - № 3. - С. 36-52.

38. Какуткина Н. А. Режимы фильтрационного горения жидких монотоплив// Физика горения и взрыва. - 2008. - Т. 44. № 4. - С. 21-30.

39. Какуткина Н.А., Коржавин А.А., Рычков А.Д., Сеначин П.К. Пути повышения огнестойкости пористых огнепреградителей. В: Энергетические, экологические и технологические проблемы экономики (ЭЭТПЭ-2008). Материалы II Всероссийской научно-практической конференции с международным участием /Д.Д. Матиевский, П.К. Сеначин.- Барнаул: ОАО “Алтайский дом печати”, 2008. - С. 286-290.

40. Коржавин А.А., Какуткина Н.А., Намятов И.Г. Предел распространения пламени при встречном потоке окислителя. В: Энергетические, экологические и технологические проблемы экономики (ЭЭТПЭ2008). Материалы II Всероссийской научно-практической конференции с международным участием /Д.Д. Матиевский, П.К. Сеначин. - Барнаул: ОАО “Алтайский дом печати”, 2008. - С. 291-295.

41. Какуткина Н.А. Предельные явления при фильтрационном горении жидких монотоплив//Физика горения и взрыва. - 2009. - Т. 45. № 2. - С. 29-39.

42. Какуткина Н.А., Коржавин А.А., Рычков А.Д. Особенности прогорания пористых огнепреградителей засыпного и канального типа//Физика горения и взрыва. - 2009. - Т. 45. № 3. - С. 35-43.

43. Коржавин А.А., Какуткина Н.А., Намятов И.Г. Распространение пламени над пленками топлива при встречном потоке газа//Физика горения и взрыва. - 2010. - Т. 46. № 3. - С. 37-43.

44. Какуткина Н.А., Рычков А.Д. Моделирование нестационарных процессов фильтрационного горения газа//Физика горения и взрыва. - 2010. - Т. 46. № 3. - С. 44-51.

45. Какуткина Н.А., Рычков А.Д. Закономерности фильтрационного горения газа в неоднородной пористой среде//Физика горения и взрыва.

- 2010. - Т. 46. № 4. - С. 13-24.

БЛАГОДАРНОСТИ Автор выражает благодарность своему учителю и руководителю Бабкину В.С., основоположнику фильтрационного горения газов, определившему выбор направления исследований, а также коллегам и соавторам за помощь при проведении эксперментов и обсуждении работ: Буневу В.А., Замащикову В.В., Коржавину А.А., Намятову И.Е., Плеслову А.А., Рычкову А.Д.







© 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.