Пламя предварительной смеси

Различные типы пламени горелки Бунзена зависят от подачи кислорода. Слева богатая топливная смесь без предварительно смешанного кислорода производит желтое сажистое диффузионное пламя , а справа обедненное полностью предварительно смешанное кислородом пламя не производит сажи, а цвет пламени создается молекулярно-радикальной полосовой эмиссией .

Пламя предварительно смешанного топлива — это пламя, образующееся при определенных условиях во время сгорания предварительно смешанного заряда (также называемого предварительной смесью) топлива и окислителя . Поскольку топливо и окислитель — ключевые химические реагенты горения — доступны во всем однородном стехиометрическом предварительно смешанном заряде, процесс горения, однажды начавшийся, поддерживается за счет собственного выделения тепла. Большая часть химических превращений в таком процессе горения происходит в основном в тонкой межфазной области, которая разделяет несгоревшие и сгоревшие газы. Интерфейс пламени предварительно смешанного топлива распространяется через смесь до тех пор, пока весь заряд не будет истощен. ^[1] Скорость распространения пламени предварительно смешанного топлива известна как скорость пламени (или скорость горения), которая зависит от баланса конвекции-диффузии-реакции внутри пламени, т. е. от его внутренней химической структуры. Пламя предварительно смешанного топлива характеризуется как ламинарное или турбулентное в зависимости от распределения скоростей в несгоревшей предварительной смеси (которая обеспечивает среду распространения пламени).

Распространение пламени в предварительно смешанной смеси

Ламинарный

В контролируемых условиях (обычно в лаборатории) ламинарное пламя может быть сформировано в одной из нескольких возможных конфигураций пламени. Внутренняя структура ламинарного предварительно смешанного пламени состоит из слоев, в которых происходит разложение, реакция и полное окисление топлива. Эти химические процессы протекают намного быстрее физических процессов, таких как вихревое движение в потоке, и, следовательно, внутренняя структура ламинарного пламени остается нетронутой в большинстве случаев. Составные слои внутренней структуры соответствуют заданным интервалам, в течение которых температура увеличивается от заданной несгоревшей смеси до такой высокой, как адиабатическая температура пламени (AFT). При наличии объемного теплообмена и/или аэродинамического растяжения или при развитии внутренних нестабильностей пламени степень реакции и, следовательно, температура, достигаемая поперек пламени, могут отличаться от AFT.

Скорость ламинарного горения

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

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

где — предэкспоненциальный множитель , — плотность , — массовая доля топлива , — массовая доля окислителя , — энергия активации , — универсальная газовая постоянная , — температура , — молекулярные массы топлива и окислителя соответственно, а — порядки реакции. Пусть несгоревшие условия далеко впереди пламени обозначены нижним индексом , а условия сгоревшего газа — , тогда мы можем определить отношение эквивалентности для несгоревшей смеси как ${\displaystyle B}$ ${\displaystyle \rho }$ ${\displaystyle Y_{F}}$ ${\displaystyle Y_{O_{2}}}$ ${\displaystyle E_{a}}$ ${\displaystyle R}$ ${\displaystyle T}$ ${\displaystyle W_{F}\ \&\ W_{O_{2}}}$ ${\displaystyle m\ \&\ n}$ ${\displaystyle u}$ ${\displaystyle b}$ ${\displaystyle \phi }$

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

Тогда плоская ламинарная скорость горения для богатой топливом смеси ( ) определяется выражением ^{[2] [3]} ${\displaystyle \phi >1}$

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

где

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

и . Здесь - теплопроводность , - удельная теплоемкость при постоянном давлении, - число Льюиса . Аналогично можно записать формулу для бедных смесей. Этот результат впервые был получен Т. Митани в 1980 году. ^[4] Поправки второго порядка к этой формуле с более сложными свойствами переноса были получены Форманом А. Уильямсом и его коллегами в 80-х годах. ^{[5] [6] [7]} ${\displaystyle a=\beta (\phi -1)/\mathrm {Le} _{F}}$ ${\displaystyle \lambda }$ ${\displaystyle c_{p}}$ ${\displaystyle \mathrm {Le} }$ ${\displaystyle \phi <1}$

Изменения в локальной скорости распространения ламинарного пламени возникают из-за того, что называется растяжением пламени. Растяжение пламени может происходить из-за деформации внешним полем скорости потока или кривизны пламени; разница в скорости распространения от соответствующей ламинарной скорости является функцией этих эффектов и может быть записана как: ^{[8] [9]}

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

где — толщина ламинарного пламени, — кривизна пламени, — единичная нормаль к поверхности пламени, направленная в сторону несгоревшего газа, — скорость потока и — соответствующие числа Маркштейна кривизны и деформации. ${\displaystyle \delta _{L}}$ ${\displaystyle \kappa }$ ${\displaystyle \mathbf {n} }$ ${\displaystyle \mathbf {v} }$ ${\displaystyle {\mathcal {M}}_{c}\ \&\ {\mathcal {M}}_{a}}$

Турбулентный

В практических сценариях турбулентность неизбежна, и при умеренных условиях турбулентность способствует процессу горения предварительно смешанного топлива, поскольку она улучшает процесс смешивания топлива и окислителя. Если предварительно смешанный заряд газов не является однородно смешанным, изменения в соотношении эквивалентности могут повлиять на скорость распространения пламени. В некоторых случаях это желательно, как при послойном горении смешанных топлив.

Можно предположить, что турбулентное предварительно смешанное пламя распространяется как поверхность, состоящая из ансамбля ламинарных пламен, пока процессы, определяющие внутреннюю структуру пламени, не затронуты. ^[10] В таких условиях поверхность пламени сморщивается из-за турбулентного движения в предварительно смешанных газах, увеличивая площадь поверхности пламени. Процесс сморщивания увеличивает скорость горения турбулентного предварительно смешанного пламени по сравнению с его ламинарным аналогом.

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

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

который определяется таким образом, что уровни G представляют различные интерфейсы в предварительно смешанном пламени, распространяющемся с локальной скоростью . Однако это, как правило, не так, поскольку скорость распространения интерфейса (с резекцией до несгоревшей смеси) меняется от точки к точке из-за аэродинамического растяжения, вызванного градиентами в поле скорости. ${\displaystyle U_{L}}$

Однако при противоположных условиях внутренняя структура предварительно смешанного пламени может быть полностью нарушена, что приведет к локальному затуханию пламени (известному как локальное затухание) или глобальному затуханию (известному как глобальное затухание или сдувание). Такие противоположные случаи управляют работой практических устройств сгорания, таких как двигатели SI, а также форсажные камеры авиационных двигателей. Прогнозирование степени, в которой внутренняя структура пламени затронута турбулентным потоком, является темой обширных исследований.

Конфигурация пламени с предварительным смешением

Конфигурация потока предварительно смешанных газов влияет на стабилизацию и характеристики горения

пламя бунзена

В пламени Бунзена обеспечивается постоянная скорость потока, которая соответствует скорости пламени, чтобы стабилизировать пламя. Если скорость потока ниже скорости пламени, пламя будет двигаться вверх по течению, пока топливо не будет израсходовано или пока не встретит держатель пламени . Если скорость потока равна скорости пламени, мы ожидаем стационарный плоский фронт пламени, перпендикулярный направлению потока. Если скорость потока выше скорости пламени, фронт пламени станет коническим, так что составляющая вектора скорости, нормальная к фронту пламени, будет равна скорости пламени.

Пламя застоя

Здесь предварительно смешанные газы движутся таким образом, чтобы образовать область застоя (нулевой скорости), где пламя может стабилизироваться.

Сферическое пламя

В этой конфигурации пламя обычно инициируется искрой в однородной предварительной смеси. Последующее распространение развитого предварительно смешанного пламени происходит в виде сферического фронта до тех пор, пока смесь не преобразуется полностью или не будут достигнуты стенки сосуда сгорания.

Приложения

Поскольку эквивалентность предварительно смешанных газов можно контролировать, предварительно смешанное сжигание предлагает способ достижения низких температур и, таким образом, снижения выбросов NO x . Благодаря улучшенному смешиванию по сравнению с диффузионным пламенем , образование сажи также уменьшается. Поэтому предварительно смешанное сжигание приобрело значение в последнее время. Применения включают газовые турбины с обедненной предварительно смешанной предварительно испаренной смесью (LPP) и двигатели SI .

Смотрите также

• Пламяобразующий коллектор
• Светящееся пламя
• Кислородно-топливный

Ссылки

1. Льюис, Бернард; Эльбе, Гюнтер фон (2012). Горение, пламя и взрывы газов. Elsevier. ISBN 9780323138024.
2. Уильямс, ФА (2018). Теория горения. CRC Press.
3. Линан, А. и Уильямс, ФА (1993). Фундаментальные аспекты горения.
4. MITANI, T. (1980). Скорости распространения двухреагентных пламен. Combustion Science and Technology, 21(3-4), 175-177.
5. Рогг, Б. и Уильямс, ФА (1985). Асимптотический анализ распространения ламинарного пламени с переменными коэффициентами переноса. Наука и технология горения, 42(5-6), 301-316.
6. Chelliah, HK, & Williams, FA (1987). Асимптотический анализ двухреагентных пламен с переменными свойствами и перенос Стефана-Максвелла. Наука и технология горения, 51(4-6), 129-144.
7. Рогг, Б. (1986). О точности асимптотических предсказаний скорости пламени для двухреагентных пламен. Наука и технология горения, 45(5-6), 317-329.
8. Clavin, P., & Graña-Otero, JC (2011). Изогнутое и вытянутое пламя: два числа Маркштейна. Журнал механики жидкости, 686, 187-217.
9. Клэвин, Пол и Джефф Сирби. Волны горения и фронты в потоках: пламя, ударные волны, детонации, фронты абляции и взрывы звезд. Cambridge University Press, 2016.
10. Питерс, Норберт (2000). Турбулентное горение . Cambridge University Press. ISBN 9780511612701. OCLC  56066895.
11. Уильямс, ФА (1985). Турбулентное горение. В Математика горения (стр. 97-131). Общество промышленной и прикладной математики.
12. Керстейн, Алан Р. (1988-01-01). "Уравнение поля для распространения интерфейса в нестационарном однородном поле потока". Physical Review A. 37 ( 7): 2728–2731. doi :10.1103/PhysRevA.37.2728. PMID  9899999.