1598005881-4f87b42cfc9e80ed51b9133d1cb84af4 (А.В.Талантов - Основы теории горенияu), страница 34

временем С< контакта и временем Сл , необходимым для сгорания или по край~ей мерв воспламенения. Чем меньше отношение времени коытакта к времени горения, тем хуже условия для подлигания смеси. Если время контакта меньше времени воспламенения,то наступает срыв пламени,так как свежая смесь не успевает воспламениться. 235 Из простых йшзических соображений следует, что время контакта пропорционально размеру стабнлизатора б~,так как )азмеры рециркуляционной зоны пропорциональны этой величине. Увеличение скорости потока НУ обусловит Уменьшение времени соприкосновения свежей смеси с горячими гаванн зоны рецирцуляции, Выражение лля времени горения может быть заимствовано из теории распространения пламени. В.Ф.))уношу так оценивает это время, предполагая что процесс идет по механизму горения в нормальном ламинарном пламени: 6и 8 ца где ц„- коэффициент температуропроводности. На срывны пределах отношение названных величин времени должно быть нестойкой величиной порядка единицы: — ~ъ7 1 И~' — (УП.

1) и~а Этому критерию В.Ф.Дунский дал название критерия Михельсона. Обьективность критерия Михельсона достаточно хорошо подтверждается экспериментом. Наилучшее совпадение теории и эксперимента имеет место для бедных смесей при средних значениях чисел )чй. Крштерий стабилизации может быть записан в таком виде: а.

~р, ~'4 ~~ й где С4 - постоянная величина. Выражение справа является Функцией состава смеси, т.е. — -~(а) д. (УП. 2) ~Р Такого рода соотношение было предложено для описания пределов стабилизации Лонгвеллом. Он показал, что эти соотношения достаточно хорошо опысывают пределы стабилизации Цшг.уП.6) . В работах Вильямса дается тепловой механизм стабилизации. ~м ~й'с фд Ф м И л» С, - МЬуг~ Гт, — т,) Из теоьми распространения пламени следует: (2м Л ас н— и.

УСри. тогда Серии моментальных фоторегистраций срыва пламени свидетельствуют, что началом затухания племени является прекращение его распространения в основной поток.В некоторых режнмах возможно даже существование остаточного пламени,не распространянлегося в поток. Сле» Ф-Я'Х Ф довательно, условия стабилизации должны оцениваться по возможности распространения пламени в основной поток. Когда х холодный поток газов сопрнка- и сается с горячими газами зоны Ф Репдркуляции, происходит быст- Ю рая передача тепла. Холодный Ф ~ м зэк ноток вблизи зоны обратных токов достигает температуры вос- Фиг.УП.6.Срывные пределы пламенения, и начинается горение.

Предполагается, что пламя срывается тогда, когда вихревой .слой получает от зоны рециркулзпди тепла маньяе,чем требуется для воспламенения этих газов. Критерий стабилизации Вильямса может быть выведен слелухщим'образом. Количество тепла ~,, необходвмое для зажигания свежей смеси, можно полагать пропорциональным скорости потоке Ъ1', разности между температурой воспламенения Тй и температурой холодного потока То , толщине зоны подогрева 3л и теплоемкости ЯСВ на единицу объема: 237 Количество тепла, передаваемое зоной циркуляции для воспламенения свежей смеси, может быть оценено так: ()и бСт ( 7' 7е ) (~ Здесь Тег - температура смеси в зоне обратных токов за стабилизатором, приблизительно равная температуре сгорании смеси.

Критерий стабилизации, основанный на этой модели, также приводится к критерию Михельсона. Вблизи срыва должно соблюдаться условие: ~- = сам1 А 3аменпя сьт в соответствии с выражением о('т = — М(( и имея в виду, что число Ц~ссельта (~й М й (Т То) йм — СОЧВ(. ~ "РУТт6- Т,) Ы э ( 7с~-~~ )~ ф'и",) Т~ — Тс (УП. 3) Показатель степени )ь может быть принят ражим 0,5, и тогда уравнение (УП.З) запишется: г ~Шй ( Тбг Тр (УП. 4) Отношение разностей температур, входящее в эту формулу, изменяется мало и в первом приближении может быть принято эа постоянную величину. Можно положить также, что )) (Хм ° Тогда критерий стабилизации примет вид 2 апцн сО 1 М„.

Ъ~ам Таким образом, критерий стабилизации Вильямса приводится к критерию У~некого. Среди теорий, описывакщих стабилизацию пламени плохообтекаемыми телами, особое место занимает теормя, созданная Лснгэеллом. Она строится на представлениях о зоне рециркуляции как о гомогенпсм реакторе. Основением для этого служит то, что область за стабилизатором представляет собой зоиу интенсивной рециркуляции. Скорости на отдельных участках атой эоны достигают скорости невозмущенного потока и снижаются до нуля на расстоянии порядка размера стабилизатора, что предопределяет большие градиенты скоростей. В силу этого зона ре'циркуляции является зоной интенсивного смешивания, и любая небольшая масса газа теряет в атой зоне свою индивидуальность за промежуток времени более короткий, чем средняя продолжительность пребывания в ней.

Из опытов, например, следует, что пары натрия, находясь в зоне рециркуляции в среднеи 0,008 с, распространяются в ней примерно за 0,0002 с. Следовательно, отношение времени пребывания к времени смешивания составляет примерно 40:1. В соответствии с теорией стабилизацли пламени считается, что эона рециркуляции позади плохообтекаемого тела имеет определенный объем, в котором происходит непрерывная гомо- генная химическая реакция. Несгоревшая масса с постоянной скоростью поступает в эту зону и мгновенно смешивается с имекщимися там веществами. Сгоревший газ покапает зону с постоянной скоростью, сохраняя ту температуру и тот хааческий состав, какие приобретает в зоне.

Передача тепла стабилизатору или основному потоку не учитывается, так как в конечном счете тепло, переданное близлежащим слоям, возвращается в зону рецирщ~ляции. Предполагается также, что горение в зоне рециркуляции происходит в соответствии с уравнением скорости реакции второго порядка. уравнение материального баланса для такого реактора объемом Ч может быть записано в виде: 239 гдэ п1 - массовый расход воздуха; а - давление; - коэффициент соударений в кинетическом уравнении; Я - энергия активации; - газовая постоянная; 1 - температура в реакторе; - эквивалентное отношение для бедных смесей; - доля сгоревшего топлива; с~~ - отношение масси воздуха к массе топлива; е ю - молекулярный вес топлива. г-'т Результаты расчетов по этому уравнению представлены на йиг.уП.7.

Практический интерес представляет верхний участок кривых, изображенных на гра$ике У ЯЮ 48 4» йл сплошными линиями.Эти кривые показывают, что по мерв увеличения расхода вещества полнота выгорания медленно уменьшается до тех пор, пока величина расхода не станет максимальной. Дальнейшее увеличение массового расхода вызывает мгновенное прекращение процесса — срыв пламени.йэ этого йу йу йу ~х УРВ условия максимума расхода могут быть найдены границы области стабилизации.

Расчеты по етой теории позволяют сделать выводы,в основном соответствухщие результатам эксперимента. массовые расходы, при которых происходит срыв, тем меньше, чем дальше смесь от стехиометрии. Область стабилизации расширяется по мерв удлинения пребывания, когда гпэ / ЧРэ уменьшается.

Это происходит при уменьшении скорости течения мимо стабилиэатоРа, главным обРаэом, из-за измененилгоеУЗ нли пРн Увеличении размера стабилизатора, главным образом, из-за изменения Ч . При данной скорости течения мимо стабилизатора стабилизирухв)ая способность обратно пропорциональна давлению. Срыв происходит в определенной точке сразу,без постепенного затухания пламени. Недостатком рассматриваемой теории является лзвестная условность замены сложного процесса горения в зоне рецвркуляцкн простым объемным квнетическвм процессом, протекание которого определяется для заданной смеси порядком реакции и энергией активации. Пользоваться соотношением (УП.5) весьма затруднительно, так как всходные данные для расчета обычно неизвестны, Наибольшее распространение получили теории стабилизации, из которых вытекает критерий Михельсона.

Оцнако этот критерий стабилпзации не является универсальным и при некоторых условиях нв соблюпается. Сн совершенно не отражает туобулентные свойства набегааэ!его !!стока, так как вывод строится в расчете нг горение в ламинарно: потоке. П действительности горение э вихревою слое носит турбулонтный характер и должно определяться соответствущими эакономерностя!з!.Подтверждением этого могут служить мгновенные фоторегистрации пламени эа стабилизатором (йнг.УП.8).

Даже при небольвгх скоростях Фиг.УП.8. Мгновенная регистрэ!и!я пламени за стабилизатором (!ф = 3 м/с) пламя становится исмривлеииым — турОуле!!т!дс!. Эксперимент такие свндетельствует о влиянии степени в масштаба турбулентности на пределы стабилизации. 241 $ 3. Влияние различных Факторов па стабилизацию Ж" следует: а=а, где П 1,75. Скорость потока является независимым параметром. Зависимость нормальной скорости распространения пламени От давления и температуры примем в соответствии с предыдущим: и,-и„, ",,„ ~Р.( Зависимботь диаметра стабилизатора от давления и температуры потока смеси в общем виде с учетом приведенных связей будет выглядеть так: Представляет большой интерес выяснить влияние температуры и давления на пределы стабилизации. Учитывая практическое значение этого вопроса,рассмотрим влияние названных факторов на ршлмеры стабилизатора.