Текст
/.Гупта
ZL/илии
Н.Сайрел
ЗАКРУЧЕННЫЕ
ПОТОКИ
-МИР»
ББК 30.124
Г 94
УДК 621.4 4- 921.928.3
Переводчики-. В. И. Васильев, Р. Н. Гизатуллин, А. А. Горбатко,
В. И. Расщупкин
Гупта А. и др.
Г 94 Закрученные потоки: Пер. с англ./Гупта А., Лилли Д.,
Сайред Н. — М.: Мир, 1987. — 588 с., ил.
Монография специалистов из Великобритании и США, в которой рассматри-
ваются самые разные аспекты теории, моделирования, численных расчегов,
экспериментальных методов исследования и практического применения закру-
ченных потоков. Рассмотрено влияние закрученности потока на процессы горения,
сепарации частиц в конкретных промышленных установках, предложены методы
повышения эффективности работы устройств, полноты сгорания и устойчивости
горения, эффективности сепарации и др. Изложены методы борьбы с шумом,
возникающим при горении.
Для инженеров и специалистов в области гидродинамики горения, контро-
ля окружающей среды, а также для аспирантов и студентов старших курсов.
1703040000—02S е1 оо
041(01)-88 - 81~88’ Ч- 1
ББК 30.124
Редакция литературы по новой технике и космическим исследованиям
(С \bacus Press 1984
This book was originally published in the
English language by Abacus Press of En-
gland UK.
© перевод на русский язык, «Мир», 1987
Предисловие редактора перевода
Закрученные потоки в связи с их многочисленными практи-
ческими приложениями представляют собой важный раздел со-
временной гидро- и аэродинамики. Сложность этих течений
стимулирует использование при их изучении самых современных
методов исследования. Повсеместно осваиваемые методы
численного моделирования, различные тонкие методы измере-
ний, в том числе и бесконтактные, которые перестают быть
достоянием отдельных исследовательских лабораторий и полу-
чают все более широкое распространение, позволяют надеять-
ся на значительный прогресс в изучении и предсказании
свойств и структуры сложных гидродинамических процессов, в
том числе течений с закруткой. Данная книга в значительной
мере учитывает эти возможности и достаточно полно отражает
достижения в исследовании турбулентных течений с закруткой
и горением. Авторы приводят многочисленные примеры совре-
менных экспериментальных исследований и численного модели-
рования рассматриваемых процессов.
В книге представлены самые разные темы и соответствую-
щие экспериментальные результаты: от уникальных данных о
«мгновенной» структуре сильнозакрученного течения с зоной
рециркуляции и прецессирующим вихревым ядром до числен-
ного расчета трехмерного течения с горением с учетом кинети-
ки в топках циклонного типа; от проблем шума и загрязнения
окружающей среды до анализа образования вихревых струк-
тур в атмосфере; от камер сгорания газотурбинных авиацион-
ных двигателей и двигателей внутреннего сгорания до сепара-
торов пыли, топок и печей различного назначения. Представ-
лены как большое количество схем различных технических
устройств, в том числе решающих задачи экономичного и чис-
того горения (камеры сгорания ГТД, топки, циклоны, вихре-
вые горелки), так и обширный материал численных расчетов,
выполненных коллективами исследователей, разрабатывающих
и реализующих различные методы численного моделирования
газодинамических процессов.
Кроме закрутки имеется еще ряд факторов, которые
осложняют рассмотрение течения: турбулентность, горение,
в
Предисловие редактора перевода
необходимость учета кинетики и трехмерности. Кроме того, при
наличии в закрученном потоке прецессии вихревого ядра течение
нельзя считать стационарным (этот факт отмечен авторами
книги, однако он не учитывается при численном моделирова-
нии) Приведено множество примеров численных расчетов и
результатов сопоставления их с экспериментальными данными.
Эти примеры показывают, насколько трудно моделировать ука-
занные процессы. Хотя в отдельных случаях можно добиться
удовлетворительных результатов, используя двухпараметриче-
ские модели турбулентности и полагая коэффициенты турбу-
лентного переноса скалярными величинами, оказывается, что в
случае закрученных течений проявляются такие особенности
процесса турбулентного переноса, для описания которых в
рамках градиентного механизма необходимо учитывать анизо-
тропию характеристик переноса
Авторы показывают, что в значительном количестве случа-
ев для описания процесса горения можно использовать различ-
ные модели: диффузионный факел, реактор интенсивного сме-
шения или учитывать кинетические процессы с помощью «прос-
той» или «расширенной кинетической схемы» Зельдовича. Од-
нако при расчете образования вредных примесей, в частности
окислов азота, этого, как правило, не достаточно. В книге при-
ведены примеры расчетов со сложными схемами кинетических
процессов, достаточно адекватно описывающими образование
вредных примесей в продуктах сгорания.
Данная книга содержит большое количество фактического
материала, результатов экспериментальных исследований тече-
вий с закруткой, измерений турбулентных пульсаций, времени
пребывания и других характеристик течения как при наличии
горения, так и без него. Приведено множество примеров орга-
низации рабочего процесса в газотурбинных двигателях, дви-
гателях внутреннего сгорания, топках и циклонах различных
типов, позволяющей повысить экономичность и снизить вред-
ные выбросы. Приведены также данные, характеризующие
гидравлические потери и сопротивление в циклонах, эффектив-
ность сепараторов частиц.
При таком разнообразии тем и данных авторам было труд-
но избежать повторов и недостаточной полноты в изложении
ряда важных вопросов. Однако обширная библиография ком-
пенсирует последний недостаток. В ней широко представлены
зарубежные источники, имеется н значительное число ссылок
иа работы советских авторов. Тем не менее представляется
целесообразным дополнить библиографию книги некоторыми
работами отечественных авторов. Приведенный с этой целью в
конце книги список дополнительной литературы не претендует
на полноту. В нем указаны монографии и статьи, тематика
Предисловие редактора перевода 7
которых отражает вопросы и проблемы, рассмотренные в дан-
ной книге: турбулентные закрученные струи и закрученные те-
чения, модели турбулентности, теплообмен и перенос массы в
закрученных потоках, процессы горения и устройства для ор-
ганизации горения, сепарация частиц, процессы генерации
шума. Список дополнительной литературы начинается с библи-
ографического указателя, изданного Институтом теплофизики
СО АН СССР, в котором дана достаточно исчерпывающая под-
борка литературы по закрученным течениям за период 1969—
1974 гг. В списке дополнительной литературы помещены также
ссылки на имеющиеся переводы книг зарубежных авторов
и оригинальные статьи советских авторов, упомянутых в автор-
ской библиографии.
Книга переведена коллективом специалистов: гл. 4 перевел
канд. техн, наук В. И. Васильев; разд. 3 2, 3.3 гл. 3 и гл. 5 —
Р Н. Гизатуллин; предисловие, гл. 2 и 6 — канд. техн, наук
А А. Горбатко; гл. 1 и разд. 3.1, 3.4, 3 5 гл. 3 — канй физ.-мат.
наук В И. Расщупкии.
Москва, С. Ю. Крашенинников
март 1986 г.
Предисловие
Данная книга представляет собой многоплановое, широко
ил тюстрированное конкретными примерами введение в теорию
и практику закрученных течений, включающее такие вопросы,
как возникновение подобных течений в атмосфере н в техни-
ческих устройствах с горением и без него. Кинга ориентирова-
на на специалистов-практиков. Рассмотренные в ней теоретиче-
ские и экспериментальные методы будут полезны инженерам и
конструкторам, сталкивающимся со сложными проблемами за-
крученных течений, а реальные возможности методов — для
понимания и успешного решения этих проблем.
Закрученные течения широко распространены Они наблю-
даются во многих явлениях природы и часто используются в
технике. В качестве примера (для случая отсутствия горения)
можно указать на циклоны и торнадо в атмосфере, на водово-
роты в реках и водоемах, на вихревой след, оставляемый кры-
лом самолета, на сепараторы и теплообменные аппараты цик-
лонного типа, на дождевальные и разбрызгивающие удобрения
сельскохозяйственные машины, на струйные насосы и хими-
ческие реакторы с вихревым течением. Даже при анализе по-
лета бумеранга и пчелы используются элементы теории закру-
ченных течений. В технических устройствах с горением интен-
сивно используется существенное и благоприятное воздействие,
оказываемое закруткой подводимых потоков воздуха и топлива
иа стабилизацию и интенсификацию процесса горения, для
обеспечения эффективного и экологически чистого сжигания
топлива в самых различных практических областях: в бензи-
новых и дизельных двигателях, в газовых турбинах и газотур-
бинных двигателях, в промышленных топках, котлах, а также
в ряде других нагревательных систем. Как показывают экспе-
риментальные исследования, закрутка радикальным образом
влияет на поле течения — такие важные его свойства и харак-
теристики, как распространение н затухание струй и эжекния
вещества струей в инертных потоках, размеры и форма пла-
мени и интенсивность горения в реагирующих потоках, сущест-
венно зависят от степени закрутки, сообщенной потоку.
Предисловие
9
Эксперименты являются большим подспорьем для конструк-
торов, однако их постановка обходится довольно дорого, и
предварительный расчет поля течения с помощью математиче-
ских моделей и численных методов в значительной мере
способствовал бы удешевлению разработок н снижению эксплуа-
тационных расходов. Комбинируя экспериментальные и теоре-
тические данные по аэродинамике горения с детализированны-
ми численными газодинамическими расчетами, применяя и со-
вершенствуя соответствующие программы, можно значительно
уменьшить продолжительность и стоимость разработок.
Важность всех этих вопросов и большой объем накоплен-
ных сведений побудили издательство Abacus Press включить
данную книгу в новую серию публикаций Energy and Enginee-
ring Science. В ней рассматриваются различные аспекты закру-
ченных течений и их использования, и в первую очередь ха-
рактеристики поля течения. Ссылки в основном относятся к
работам последних двух десятилетий. Наиболее современные
данные можно получить из периодических изданий, трудов
конференций и отчетов об исследованиях, проводимых универ-
ситетами и научно-исследовательскими организациями Во вве-
дении к гл. 1 излагаются фундаментальные концепции и
описывается целый ряд практических приложений. В нее вклю-
чены также основы моделирования и расчетов закрученных тече-
ний. Вопросы моделирования и идеологии эксперимента трак-
туются достаточно кратко, в той мере, насколько это необхо-
димо для последующих глав. Подробности можно будет найти
в другой книге упомянутой выше серин — «Диагностика и мо-
делирование поля течения»1), к которой и отсылаются интере-
сующиеся этим читатели.
Далее обсуждаются стабилизация пламени посредством за-
крутки потока смеси, конструкция и регулирование горелок,
камер сгорания н топок Гл. 2 содержит обзор исследований и
прикладные вопросы горения, стабилизированного закруткой.
В гл. 3 н 4 рассматриваются слабая и сильная закрутка пото-
ков и дается обширный обзор литературы По мере увеличе-
ния степени закрутки изменяются уровень турбулентности
и структура течения в струях и пламенах. Явления вихреобра-
зования в потоке и завихрений в пламени обсуждаются с по-
зиций устойчивости и распада вихрей, образования циркуляци-
онных зон и прецессии вихревого ядра. Рассмотрена также
конструкция промышленных горелок п камер сгорания с за-
круткой потока. Приводятся примеры использования методов
расчета течений со слабой п сильной закруткой, включая метод
') Gupta А К Lilley D G„ Flowfield modeling and diagnostics, Abacus
Press (in preparation)
10
Предисловие
сквозного счета для уравнений типа уравнений погранич-
ного слоя (при слабой закрутке) и метод последовательных
приближений для расчета течений с циркуляционной зоной
(при сильной закрутке). Важным практическим приложением
является использование сильно закрученных течений в сепара-
торах и камерах сгорания циклонного типа — центральная те-
ма гл. 5. Такие течения реализуются в циклонных очистителях
воздуха (или газа) от пыли, в газовых ядерных ракетных
двигателях, в трубах Ранка — Хилша, в циклонных камерах
сгорания, в топках с тангенциальным подводом топлива и при
сжигании мусора и других отходов. Здесь же рассмотрены
имеющиеся расчетные исследования в данной области. Разно-
образные приложения закрученных течений к практическим
устройствам с горением обсуждаются в гл. 6 с точки зрения
воздействия закрутки на шум и образование загрязняющих ве-
ществ. Анализируются проблемы конструирования перспектив-
ных промышленных топок и камер сгорания газотурбинных
двигателей, связанные с необходимостью удовлетворить требо-
ваниям экономического и экологического характера. С той же
точки зрения анализируются нынешнее состояние и перспекти-
вы развития двигателей внутреннего сгорания и возможностей
расчета их характеристик. Приводятся наиболее современные
данные о характеристиках целого ряда практических устройств,
полученные как с помощью измерений в экспериментах, так и
на основе расчетов, а также рекомендации относительно веду-
щихся разработок и будущих тенденций.
Данная книга посвящена исключительно закрученным тече-
ниям, их практическому использованию, прошлым и настоящим
исследованиям, а также направлениям планируемых разрабо-
ток. Что касается особых требований, связанных с новизной и
полезностью, которым должна удовлетворять эта книга, то ее
авторам, как и авторам любой узкоспециальной публикации,
было необходимо отобрать, обобщить и выстроить материал
так, чтобы он наилучшим образом подходил для иллюстрации
основных принципов и методов в рассматриваемой области
знания. В настоящей книге конспективно представлены труды
нескольких известных специалистов. В то же время ее отличи-
тельной особенностью является то, что из практических сооб-
ражений упор делается на изложение концепций, применение
которых может встретить трудности вследствие их малой из-
вестности или сложности. Выдвинутые в последнее время пер-
спективные методы диагностики в экспериментальных исследо-
ваниях комбинируются в ходе обсуждения с новыми методами
моделирования явлений и численного решения систем уравне-
ний в попытке сбалансировать математический, физический и
практический аспекты и создать книгу, которая привлечет чи-
Предисловие 11
тателей, желающих использовать для решения практических
задач наиболее современные представления и методы.
Книга была задумана как руководство для инженеров-ис-
следователей, работающих в промышленности и научно-иссле-
довательских организациях и специализирующихся в области
гидродинамики, горения, контроля загрязнения окружающей
среды, методов диагностики и измерений, моделирования тече-
ния, а также как учебник для студентов старших курсов,
предполагая, что в этом случае нужны общие представления
о гидродинамике, горении, аэродинамике н соответствующем
математическом аппарате. Предполагалось сформировать на-
дежный фундамент для тех, кто намерен сам вести экспери-
ментальные и теоретические исследования закрученных тече-
ний, и в то же время создать адекватное и исчерпывающее,
хотя и краткое, руководство для тех, кто занимается использо-
ванием закрутки потока в конкретных задачах.
Авторы хотели бы выразить свою признательность всем тем,
кто сотрудничал с ними в исследованиях последних лет, и тем,
кто помогал в подготовке данной книги. Авторы особенно бла-
годарны коллегам из различных стран, предоставившим свои
работы и другую информацию по данному вопросу. Особую
благодарность хотелось бы выразить Элис Биладо, Бекки
Фаррел, Жанет Торранс, Джилл Филипс и Дайан Прайс за их
терпение и помощь при подготовке рукописи книги. Наконец,
авторы очень признательны издателям за плодотворное сотруд-
ничество и постоянную заботу в процессе подготовки книги.
А. К. Гупта, Д. Дж. Лилли, Н. Сайред
СПИСОК ОБОЗНАЧЕНИЙ
Символы основных величии
ЛДИС — лазерные доплеровские измерители скорости
ПАУ — полициклические ароматические углеводороды
ПВЯ — прецессирующее вихревое ядро
ЦТВЗ — центральная тороидальная вихревая зона
а — расстояние от кажущегося источника струи; шири-
на сопел тангенциального подвода в циклонной
камере сгорания
а, Ь, с, d — коэффициенты в конечно-разностных уравнениях
А — площадь
В — длина устройства
BR — степень стеснения потока
с — скорость звука; молярная концентрация; удельная
теплоемкость; длина хорды лопатки; постоянная
С —емкость; безразмерный градиент; массовая кон-
центрация
С, U, V — объемы контрольных ячеек для р, и, v
d — дифференциальный оператор; диаметр сопла
D — диаметр полости топки
D, — диаметр резонансной трубы
е — коэффициент объемного расширения
Е — энергия
f — частота; массовая доля избытка окислителя в сме-
си окислитель/топливо (тож — т/и)
f0 — резонансная частота трубы длиной L
F — коэффициент расширения рабочего диапазона тер-
мопары; массовая доля топлива
Fi — сила, действующая на единичный объем
Ff, — коэффициент трения
G — отношение wmoluто
Gx — поток количества движения в осевом направлении
Ge — поток момента количества движения в осевом на-
правлении
Н — теплота сгорания
h — энтальпия торможения
I — интенсивность излучения; ток ионизации
h — волновое число; теплопроводность
Обозначения 13
kT — кинетическая энергия турбулентности на единицу
массы */г(и'‘ + v'2 + и,/2)
kc — характерное волновое число энергосодержащих
вихрей
— характерное волновое число вихрей в диссипатив-
ном интервале
К — постоянная
1Х, lz — характерные размеры прямоугольной полости
I — длина, расстояние
1е — характерные размеры энергосодержащих вихрей
L — длина
М — число Маха
т — массовая доля; массовый расход в трубе Ранка —
Хилша
thf — коэффициент среднего объемного потребления топ-
лива
М — общая масса; молекулярная масса; увеличение оп-
тической системы
М, т — массовый расход
Mf —- коэффициент массового потребления топлива
Mf — масса топлива
п — постоянная; частота следования вихрей; число
входов циклонной камеры, показатель преломле-
ния
р — порядковый номер полос интерференции; давление
Ар — падение давления, перепад давления
Р — мощность звуковых волн
— удельная теплота сгорания
qv — теплота сгорания единицы объема газа
qT — поверхностная плотность теплового потока
Q — объемный расход; поток массы; объемная скорость
горения
Q — скорость изменения коэффициента эволюции; коэф-
фициент массовой инжекции на единицу объема в
любой точке
г — радиус; расстояние в радиальном направлении;
скорость химической реакции на единицу массы
реагентов
R — сопротивление; коэффициент отражения; газовая
постоянная, радиус; массовая скорость образования
вещества в единице объема; отношение молярных
концентраций
Rb — акустическое сопротивление
Re — число Рейнольдса
Ri — число Ричардсона
14
Обозначения
s — стехиометрическое отношение окислитель/топливо;
расстояние между лопатками (шаг установки ло-
паток)
S— параметр закрутки, равный бе/(6Л?)
SL — скорость ламинарного распространения пламени
S-, — скорость турбулентного распространения пламени
SP — звуковое давление
SPL — уровень звукового деления (в дБ относительно
2-Ю'5 Па)
t — время
Т — температура; коэффициент передачи
Тц — тензор напряжений Лайтхилла
и — средняя по времени осевая составляющая скорости
(осевая скорость)
Ut — диффузионная скорость i-ro компонента смеси
v — средняя по времени радиальная составляющая
скорости (радиальная скорость)
V — объем
w — средняя по времени окружная составляющая ско-
рости (окружная скорость)
U7 — полная энергия, содержащаяся в импульсе звука
Wm — поток механической энергии струи
х, г — осевая и радиальная координаты
X — степень превращения кислорода в продукты горения
у — амплитуда пульсаций давления; координата в по-
перечном к потоку направлении; расстояние по
нормали к стенке; типичная функция у = у(х)
г — координата; параметр циклона
Z — акустический импеданс
V2 = -t-2- + —7 +—5-- оператор Лапласа
с/Л| Czx^
а —полуугол расширения струи; коэффициент избытка
воздуха, равный отношению масс воздуха и газа,
деленному на это отношение в стехиометрической
смеси; коэффициент поглощения; поляризуемость
среды
а' —отношение (объем воздуха/объем топлива)
а — коэффициент полноты сгорания топлива
Р — угол, образованный плоской акустической волной
с фронтом пламени; весовой коэффициент в си-
стеме конечпо-разпостпых уравнений
Г — коэффициент турбулентного обмена; циркуляция
у — азимутальный угол; параметр, зависящий от отно-
шения длины шага ячейки в продольном направ-
лении к квадрату длины шага в продольном на-
правлении; угол хорды лопатки
Обозначения
15
ДР — падение давления; перепад давления
ДК — малый элемент объема
6 — смешение; угол отставания
бх — расстояние в осевом направлении между соседни-
ми узлами сетки
Ьп 6г— малые приращения координат гиг
е — скорость диссипации энергии турбулентности; эф-
фективность закрутки; малая величина
£— коэффициент потерь давления (гидравлического
сопротивления)
т) — коэффициент полезного действия; эффективность
сепарации; масштаб турбулентности Колмогорова
t]v — эффективность порождения шума
— эффективность порождения турбулентности
0 — угловая координата
Л — путь смешения; длина волны
р— динамическая вязкость; турбулентная вязкость
v — кинематическая вязкость; коэффициент потока ки-
нетической энергии
безразмерная радиальная координата
р — средняя по времени плотность
о —постоянная Стефана — Больцмана, равная 5,67 X
X Ю-8 Вт/(м2К“); отношение шага установки ло-
паток к хорде s/c
огв — степень анизотропии
т — сдвиговое напряжение; постоянная времени; вре-
мя; турбулентное напряжение; тензор (потока ко-
личества движения)
характерное время смешения
тк — характерное время химической реакции
т, — время реверберации
т5— среднее время пребывания
<р — эквивалентное отношение, равное 1/се; угол уста-
новки лопаток
Ф — обобщенная зависимая переменная;
ф — функция тока; концентрация
<й — завихренность; угловая частота; безразмерная
функция тока
Q — угловая скорость
Нижние индексы
вд — относящийся к вращательному движению
вх — входной
вых — выходной
дифф — относящийся к диффузору
од — относящийся к осевому движению
Обозначения
1в
шт — относящийся к штоку
а — осевой; воздушный; атмосферный
Ь — в обратном направлении
с — критический; компенсатора; в холодном потоке в
трубе Ранка — Хилша; в ядре прецессирую-
щего вихря
calc — вычисленный
сс — относящийся к тангенциальным подводам к ка-
мере
е — эффективное значение; в критическом сечении;
на выходе для подмешанного газа
f — в направлении вперед; топливный; в камере
fu, ох, рг — топливо, окислитель, продукты сгорания (вклю-
чая инертные)
fo — относящийся к составной величине
g — газовый
Л—энтальпийный; относящийся к втулке закручи-
вающего аппарата; относящийся к горячему га-
зу в трубе Ранка — Хилша
I— «-я компонента; в узловой точке; на внутренней
границе слоя
k — на входе в камеру
j—/ компонента; химическая компонента /
I — ламинарный
т — максимальный
то—максимальное значение (исходное или в отвер-
стии)
я, в, е, w — верхняя, нижняя, правая и левая поверхности
ячейки
W — относящийся к /V-й узловой точке
о — эталонное значение; значение на входе; условия
окружающей среды; в основной зоне циклонной
камеры сгорания
obs — наблюдаемый
ос — пульсирующая составляющая (давления)
р — при постоянном давлении
Р— для частицы пыли; первичный
Р, N, S, Е, W — в точке; в соседних узлах, расположенных свер-
ху, снизу, справа и слева
г—радиальный; отраженный; реверберационный;
рециркуляционный
гх и т. п. — компонента тензора второго порядка
rms — среднеквадратичное значение
s — статический; в реакторе интенсивного смешения;
стехиометрическое отношение окислитель/топли-
во; сдвиг частоты
Обозначения
17
st — в заторможенном потоке
S — вторичный
t — полное значение; для тангенциального входа в
трубу Ранка — Хилша; турбулентный
Т — турбулентный; температурный; для сечения тан-
генциального входа
w— для провода термопары
г, х, 0 — для направлений г, х, 0
р — связанный с турбулентной вязкостью
Верхние индексы
( )' — пульсирующие величины
( ) — осредненные величины
АиАТИ
Глава I
Введение
1.1. ХАРАКТЕРИСТИКИ ЗАКРУЧЕННЫХ ПОТОКОВ
Сильное влияние закрутки на инертные и реагирующие те-
чения хорошо известно и изучается на протяжении многих лет.
Когда эффект закрутки оказывается полезным, конструктор
старается создать закрутку, наиболее подходящую для реше-
ния его задач; если же подобные эффекты нежелательны, кон-
структор предпринимает усилия для регулирования или устра-
нения закрутки. Данная книга задумана как всестороннее и
иллюстрированное введение в совокупность проблем, связанных
с явлением закрутки, при ее возникновении в атмосфере и в
технических устройствах с горением и без горения. Закручен-
ные течения имеют широкий диапазон приложений. В случае
отсутствия химических реакций сюда относятся, например те-
чения в вихревых реакторах, циклонных сепараторах и трубах
Ранка — Хилша, при срыве вихревой пелены с крыльев само-
лета, в водоворотах и торнадо, в устройствах для распыления
аэрозолей в сельском хозяйстве, в теплообменниках, струнных
насосах, а также теория бумеранга и полета пчелы. В тече-
ниях с горением широко используется сильное благоприятное
влияние закрутки инжектируемых воздуха и горючего на улуч-
шение стабилизации высокоинтенсивных процессов горения и
при организации эффективного чистого сгорания во многих
практических устройствах: в бензиновых и дизельных двигате-
лях, в газовых турбинах, промышленных печах, бойлерах
и других технических нагревательных аппаратах В последнее
время усилия исследователей были направлены на понимание
в описание аэродинамики закрученных течений с процессами
горения газообразных, жидких и твердых топлив. Экономичное
конструирование и экологичность работы технических устройств
е горением могут быть значительно улучшены дополни-
тельными экспериментами и модельными исследованиями. При
»том экспериментальная и теоретическая аэродинамика течений
с горением используется вместе со сложными методами вычис-
лительной гидродинамики. Развитие и совершенствование этих
методов позволят значительно снизить затраты времени н
средств на программы развития новых устройств. Подробные об-
зоры этих исследований можно найти в литературе [1—15].
Введение
19
Закрученные течения являются результатом сообщения по-
току спирального движения с помощью закручивающих лопа-
ток, при использовании генераторов закрутки с осевым и тан-
генциальным подводом или прямой закруткой путем тангенци-
альной подачи в камеру с формированием окружной компоненты
скорости (называемой также тангенциальной или азиму-
тальной компонентой скорости) Экспериментальные иссле-
дования показывают, что закрутка оказывает крупномасштаб-
ное влияние на поле течения: на расширение струи, процессы
подмешивания и затухания скорости в струе (в случае инерт-
ных струй), на размеры, форму и устойчивость пламени и ин-
тенсивность горения (в случае реагирующих потоков). На все
эти характеристики влияет интенсивность закрутки потока. Ин-
тенсивность закрутки обычно характеризуется параметром за-
крутки, представляющим собой безразмерное отношение осевой
компоненты потока момента количества движения к произве-
дению осевой компоненты потока количества движения и экви-
валентного радиуса сопла, т. е.
S = Ge/Gx(d/2) (1.1)
где величина
Ge = (рии> + ри'а/) г2 dr (1.2)
о
является потоком момента количества движения в осевом на-
правлении и учитывает вклад х — 0-компоненты турбулентного
сдвигового напряжения; величина
Gx = (Р“2 + Р“'2 + (р — Poo)) г dr (1.3)
о
является потоком количества движения в осевом направлении
и учитывает вклад турбулентного нормального напряжения и
давления (осевая тяга), d/2 — радиус сопла, и, v, w — компо-
ненты скорости в направлении осей х, г, 0 цилиндрической си-
стемы координат.
В свободной струе, распространяющейся в затопленном про-
странстве, величины Ga и Go постоянны т е. являются инва-
риантами для данной струи.
Если использовать уравнение для количества движения в
радиальном направлении и пренебречь слагаемыми' — (w'2 +
+ о'г)/2, то вклад давления в G, можно выразить через сле-
дующим образом:
Gz= 5
о
20
Глава Т
Эту характеристику зачастую трудно измерить с хорошей точ-
ностью, поэтому используются альтернативные упрощенные ва-
рианты. Иногда величину S рассчитывают без учета турбулент-
ных напряжений, иногда пренебрегают вкладом давления.
В этих случаях величины Ge и Gx при смещении вниз по по-
току не сохраняются.
Рассмотрим сначала случай, когда поток закручен как це-
лое на выходе из сопла, т. е.
= w(r)—wm0(2r/d).
Иными словами, профиль осевой скорости и считается равно-
мерным, а скорость закрутки w возрастает от 0 (при г — 0)
до tt'mo (при r=d/2, т. е. на стенке сопла). Если вклад давле-
ния в Gx сводится к учету слагаемого ю2/2, а турбулентными
напряжениями пренебрегают, то это дает
G, = TP^o(W[l -(G/2)2],
где G = — отношение максимальных скоростей в вы-
ходном сечении сопла Таким образом, параметр закрутки S
может быть представлен в виде
е__ ^/2 /1 с т
1 — (G/2)2 ' I1,0'
Связь о и G проиллюстрирована на рис. 1.1, где также приве-
дены экспериментальные значения [16] измеренных независимо
величин S и G. Соотношение S ~ G для вращения газв как
целого правдоподобно описывает реальный случай истечения из
Ряс. 1.1. Соотношение между параметра-
ми S и G, характеризующими закрутку
(S « 0,2). Однако при более
распределение осевой скоро-
сти значительно отклоняет-
ся от равномерного; боль-
шая часть потока выходит из
отверстия вблизи внешней
кромки; в качестве примера
на рис. 1.2 приведены рас-
пределения осевой, окруж-
ной и радиальной скоростей
в кольцевом выходном сече-
нии генератора закрутки с
тангенциальным и осевым
подводом, полученные экс-
периментально при несколь-
ких значениях параметра
закрутки [17]. Указанная
теоретическая зависимость
Введение
21
Рис. 1.2. Радиальные распределения осевой, окружной н радиальной скоростей
на выходе из закручивающего устройства со смешанной тангенциальио-осевой
подачей, демонстрирующие влияние изменения степени закрутки (В = Go/Gxr2)
[17]:
а—осевая скорость; б — окружная скорость; в—радиальная скорость
S ~ G дает в этом случае заниженные значения S при задан-
ных значениях G, так что фактически более реальным оказы-
вается следующее соотношение между S и G:
е =____2Z?___ (16)
* I - (6/2) • '*• >
также изображенное на рис. 1.1.
Течение может быть охарактеризовано также локальным
параметром закрутки Sx, в котором используется толщина
слоя смешения гь, а ие радиус сопла rf/2. Кроме того, закрут-
ка потока может выражаться непосредственно через угол уста-
новки лопаток закручивающего аппарата и геометрические па-
раметры сопла, через тягу и вращающий момент закручиваю-
щего устройства, через угол расширения струи вниз по потоку
от сопла и через другие параметры Целесообразно связать
угол установки лопаток закручивающего аппарата с создавае-
мым им значением параметра закрутки. В этой связи для
сравнения следует заметить, что угол установки лопаток <р и
параметр закрутки S связаны приближенным соотношением
где d и dh — соответственно диаметры сопла и втулки закру-
чивающего аппарата. Это соотношение вытекает из предполо-
жения о распределении осевой скорости в кольцевом канале,
соответствующем движению газа как целого, и допущению о
22
Глава i
Рис. 1.3. Изменение угла выхода 0 для закручивающего устройства с пло-
скими лопатками в зависимости от угла установки лопаток <р и отношения
шага установки к хорде о = s/c, полученное на основе данных для каскадз
плоских лопаток [13] (а) и данных для каскада криволинейных лопаток
[173J (б).
малой толщине лопаток, имеющих постоянный угол <р по отно-
шению к направлению основного потока и сообщающих потоку
постоянную скорость закрутки. Действительно, интегрируя вы
раження (1.2), (1.3) по г от Rh = dh/2 до R = d/2, получим
Ge = 2лри^ ( ” 3 ) 1 gq.. Gx = яр^ - Rfr
откуда следует соотношение (1.7). В случае безвтулочного за-
кручивающего аппарата (или для аппарата с очень малым
отношением dh/d) приведенное выше выражение упрощается
следующим образом:
S = jtgq>, (1.8
так что, например, углы установки лопаток 15°, 3(Г, 45е,
60°, 70° и 80° соответствуют значениям S, равным примерно
0.2; 0,4; 0,7; 1,2; 2.0 и 4,0 соответственно Здесь предполагает
ся 100%-ная эффективность закручивающего аппарата, но в
действительности она уменьшается при увеличении угла уста-
новки. На рис. 1.3 приведен примерный вид зависимости угла
выхода потока воздуха 0 для закручивающего аппарата с
Введение
23
плоскими лопатками от угла установки лопаток и отноше-
ния шага установки лопаток к длине хорды о = s/c. Сле-
дует также отметить, что целесообразно использовать изогну-
тые лопатки в решетках закручивающих аппаратов, и по неко-
торым экспериментальным данным известно, что эффективный
угол закрутки, сообщаемой потоку, определяется углом уста-
новки зафией кромки. На рис. 1.3,6 приведены соответствую-
щие обозначения для угла выхода потока воздуха 0, завися-
щего от угла установки задней кромки лопатки <р (равного
180° — у) и отношения шага установки лопаток к длине
хорды о. Здесь использованы следующие обозначения:
0 — угол поворота потока,
ф — конечный угол поворота лопаток,
6 — угол отставания, равный <р — 0,
у — угол хорды лопатки, равный 180° — <j>,
R — радиус кривизны,
с — длина хорды лопатки,
s — расстояние между лопатками (шаг установки лопаток),
и связь между этими параметрами выражается приближенным
соотношением Картера
б Мс
ф Vo
где Мс — функция угла хорды лопатки, которую можно annpc:
симировать выражением
Mc = 0,002y 4-0,21.
И наконец, в случае закручивающего устройства с адаптив
ным блоком (см. разд. 1 2 и гл. 4) параметр закрутки опреде-
ляется следующим выражением:
«-•ян» <>••>
где о = wjvt для радиально подводимого потока, R и
Rh — внешний и внутренний радиусы устройства, В — длина
устройства. Формула (1.9) детально обсуждается в гл. 4.
Изучение камер сгорания различных размеров при исполь-
зовании входных сопел одинакового размера с одинаковым
углом установки лопаток <р показало, что размер и форма
центральной тороидальной рециркуляционной зоны (ЦТРЗ) за-
висят от диаметра камеры сгорания [18]. Для описания реа-
лизующихся в этом случае типов течений удобно использовать
модифицированный параметр закрутки
S' = S(d/D), (1.10)
24
Глава 1
в котором диаметр сопла заменяется диаметром камеры сгора-
ния. (Заметим, что в работе |18] величина параметра S опре-
деляется с помощью диаметра, а не радиуса камеры сгорания,
и поэтому введенная там величина S* = S'/2.)
1.2. ФОРМИРОВАНИЕ ЗАКРУЧЕННЫХ ТЕЧЕНИЙ
Закрутка потоков создается тремя основными методами:
1) использованием тангенциального подвода (генератор за-
крутки с осевым и тангенциальным подводом);
2) применением направляющих лопаток (закручивающее
устройство);
3) непосредственным вращением (вращающаяся труба).
На рис. 1.4 показано закручивающее устройство (с осевым и
тангенциальным подводом), широко используемое для созда-
ния однородных устойчивых струй для подробных эксперимен-
та тьных исследований |16]. Количество подаваемого воздуха
может регулироваться и измеряться отдельно, так что простым
изменением расходов воздушных потоков можно изменять сте-
пень закрутки от нулевой до очень высокой, приводящей к
образованию сильно закрученных струй с обратными токами.
Для таких систем требуется относительно высокий уровень
полного давления, и в промышленных горелках часто исполь-
Тангснциальная
щели
Рис. 1.4, Закручивающее устройство с осевым и тангенциальным подводом
[16]
25
зуются системы с направляющими лопатками, в которых ло-
патки расположены таким образом, что они изменяют направ-
ление потока. При радиальном подводе воздуха к закручиваю-
щему устройству радиальные и тангенциальные углы лопаток
могут быть изменены на месте при реализации закручивающе-
го устройства с адаптивным блоком [3], что в конечном итоге
аналогично использованию тангенциального подвода. Система
с адаптивным блоком эффективна в том случае, когда необхо-
димо создать определенный уровень закрутки при относитель-
но низком перепаде давления, поскольку при этом можно по-
лучить высокую интенсивность закрутки. В случае осевого те-
чения в трубе закручивающее устройство или закручивающий
лопаточный аппарат состоит из фиксированных лопаток с уг-
лом установки q> относительно направления основного потока.
Эти лопатки отклоняют поток и придают ему вращательное
движение [18]. Такой метод используется в топках и газотур-
бинных камерах сгорания. Обычно лопатки устанавливаются
на центральной втулке и располагаются в кольцевой области
вокруг нее. С целью улучшения условий на выходе делались
попытки использовать закручивающие устройства без втулок,
однако срыв потока на лопатках [19] обусловливает слож-
ную картину течения и приводит к нарушению осевой симмет-
рии. Закрутка может быть также создана непосредственным
вращением потока. Так, в одном из экспериментов [20| испоть-
зовался цилиндр, вращающийся с частотой 9500 об/мин и со-
здающий закрутку силами трения на стенке цилиндра, дейст-
вующими на проходящий через него поток. Вследствие относи-
тельно низкой вязкости воздуха таким методом можно создать
лишь небольшую закрутку. Силы трения могут быть значи-
тельно увеличены установкой во вращающую трубу перфори-
рованных пластин [21], пучков труб или пористых дисков. На
выходе из таких систем получаются профили скорости, соот-
ветствующие закрутке газа как целого, аналогично случаю увле-
чения частиц жидкости диском, вращающимся с постоянной
угловой скоростью £2. В вязкой жидкости вращающиеся тече-
ния (т. е. вихри) всегда содержат центральное ядро с враще-
нием жидкости как целого (или вынужденный вихрь). Вне
центральной области могут преобладать условия свободного
(или потенциального) вихря, что наблюдается при образова-
нии в атмосфере смерчей, пылевых бурь, торнадо, ураганов и
циклонов [22). Огневые смерчи, возникающие при лесных и
городских пожарах, могут быть смоделированы в лаборатор-
ных условиях вращением большого цилиндрического экрана из
проволочной сетки над разлитым жидким горючим [23] или
над газовым факелом [3]. когда пламя располагается по цент-
ральной вертикальной оси цилиндра.
26
Глава 1
Для классификации и оценки этих типов течении целесооб-
разно рассмотреть движение жидкости в цилиндрических коор-
динатах Предполагаются осевая симметрия и равенство нулю
радиальной и осевой скоростей (и = о = 0). Тогда единствен-
ной ненулевой компонентой скорости оказывается окружная,
зависящая только от радиуса w — f(r) Завихренность <о опре
деляется как ротор вектора скорости В простом случае вра-
щающейся жидкости, когда и = v = 0 и скорость закрутки за-
висит только от радиуса г, завихренность равна
ы = rot w = [j- (гго), 0, 0],
т. е. отлична от нуля лишь х-компонента вектора ш. Во вра-
щающихся течениях с распределением окружной скорости
w — c/r (1.П)
завихренность равна нулю (ш = 0). Такие течения являются
потенциальными (безвихревыми) и называются потенциальны-
ми.или свободными вихрями.
Течения с вращением жидкости как целого имеют распреде-
ление скорости
w = c'r (1.12)
и называются вынужденными вихрями. Ясно, что вектор ю в
них отличен от нуля и такие течения называются завихрен-
ными.
В любом случае циркуляция Г вдоль одной нз концентри-
ческих траекторий вращательного движения определяется вы-
ражением
Г = 2nrui,
где w не зависит от 0. Другим параметром является угловая
скорость относительно центральной оси £2 = w/r. Общие ха-
рактеристики вихрей приведены в табл 1.1
Все три типа вихрей в реальных жидкостях имеют цент-
ральное вихревое ядро с ненулевой завихренностью. Окруж-
ная скорость равна нулю на оси симметрии. Свободные и вы-
нужденные вихри можно различить по радиальному положе-
нию максимума окружной скорости т е. в свободном вихре
максимум расположен вблизи оси симметрии, в то время как
в вынужденном вихре максимум находится на внешней грани-
це вихря. Все величины для составного вихря Рэнкина (или
свободно-вынужденного вихря) определяются выражениями
для вынужденного вихря при малых г и выражениями для
свободного вихря при больших г.
Введение
27
Таблица 1.1. Общие характеристики вихрей
Параметры Вынужденный вихрь (вращение среды как целого) Свободный (потенциаль- ный) Вихрь Составной вихрь (вихрь Рэнкина)
Окружная ско- w = с'г с w — — С' W=y-X
рость W
Угловая ско- рость Q С' (постоянная) с уг (функ- ция ра- диуса) Функция радиуса
Циркуляция Г 2лНг! 2пС 2яс-[|_ир(^)]
Завихренность (о 4л£2 = const 0 W-i)]
При выборе закручивающего устройства решающим факто-
ром является его эффективность, поскольку лишь часть паде-
ния давления на горелке переходит в кинетическую энергию
получающегося закрученного струйного течения, остальная
часть механической энергии теряется. Можно ввести параметр
vt называемый коэффициентом потока кинетической энергии
кольцевого закрученного течения. Его значение зависит от ти-
Рис. 1.5. Коэффициент потока кинетической энергии v в кольцевом закручен-
ном течении [3] а случае уравнения вихря w = const rn.
28
Глава f
Рис. 1.6. Эффективность закрутки е в за-
висимости от параметра закрутки 5 дли
различных закручивающих устройств
[31:
и от распределений окруж-
ной и осевой скоростей, ко-
торые могут не соответство-
вать вращению газа как це-
лого. Значения v для различ-
ных типов вихрей с w = Сг"
приведены на рис. 1.5. Мож-
но видеть, что для любого
заданного значения пара-
метра закрутки вихрь при
движении газа как целого
(n =1) представляет собой
случай минимума кинетиче-
ской энергии, а свободный
вихрь (п ——1) дает мак-
симум кинетической энергии.
Вихро с постоянной окруж-
ной скоростью (п=0) пред-
ставляет собой промежуточ-
ный случай между вихрем с
распределением скорости,
соответствующим движению
газа как целого, и свобод-
f — закручивающее устройство с адаптивным
блоком У? — ВО мм); 2 — закручивающее
устройство с осевым и тангенциальным под-
иым вихрем, и в случае,
когда момент количества
движения в значительной
ведом; 3 — закручивающее устройство с на-
правляющими лопатками (/? — 62 мм).
степени сконцентрирован во
внешней части потока (л = 3), получаются значения v, лишь не-
значительно превышающие значения, соответствующие движе-
нию газа как целого.
Эффективность закрутки е при заданной интенсивности за-
крутки представляет собой отношение кинетической энергии
закрученного потока, протекающего через горло горелки, к па-
дению статического давления между входным сечением и гор-
лом [3]. На рис. 1.6 представлены экспериментальные значе-
ния е для различных значений параметра закрутки 5 и раз-
личных типов закручивающих устройств
1. Закручивающее устройство с осевой и тангенциальной по-
дачей наиболее эффективно при малых интенсивностях закрут-
ки, но малоэффективно при больших интенсивностях закрутки.
Например, при 5= 1 его эффективность е = 40%. Столь низ-
кая эффективность связана главным образом с большой пло-
щадью внутренней поверхности внутренней трубы горелки,осо-
бенно вверх по потоку от отверстия тангенциальной подачи.
2. Закручивающее устройство с адаптивным блоком имеет
относительно низкую эффективность при низкой и средней ии-
Введение
29
теисивности закрутки (е = 58 % при S = 0,4), но его эффек-
тивность остается неизменной и может даже повышаться при
более высокой интенсивности закрутки.
3. Закручивающий аппарат с радиальной подачей потока
имеет относительно высокую эффективность (е = 75 % при
5=1).
4. Закручивающий аппарат с осевой подачей имеет относи-
тельно низкую эффективность (е = 30 % при 5=1) [19].
Эффективность закрутки е представляет собой меру созда-
ния конкретной интенсивности закрутки 5; это вовсе ие мера
эффективности создания определенного типа поля течения; это
означает, что при одинаковой интенсивности закрутки различ-
ными типами закручивающих устройств (с различными профи-
лями скорости на выходе) создаются разные поля течения
вниз по потоку Этот вопрос будет обсужден далее в разд. 1 3
и в гл. 4. По этой причине мы обычно используем параметр
закрутки, когда говорим о потоке, создаваемом закручиваю-
щим устройством с осевой и тангенциальной подачей, и ис-
пользуем угол установки лопаток <р, когда рассматриваем по-
токи, закручиваемые лопаточным закручивающим аппаратом с
осевой подачей. Эти два устройства наиболее часто встречают-
ся на практике, и даже при одинаковой интенсивности закрут-
ки они создают неэквивалентные поля течения вниз по потоку.
1.3. ОСНОВНЫЕ ЭФФЕКТЫ ЗАКРУТКИ
Влияние начальной закрутки потока на поле течения резко
возрастает при увеличении степени закрутки (выраженной па-
раметром закрутки S или углом установки лопаток <р). Эти
эффекты обсуждаются подробно в гл. 3 и 4, однако целесооб-
разно представить здесь некоторые аспекты недавних исследо-
ваний и их приложений. Основное внимание сосредоточено на
влиянии закрутки на характеристики, устойчивость пламен и
интенсивность горения в камерах сгорания. Проводимые иссле-
дования направлены на последовательное описание этих явле-
ний, с тем чтобы использовать их при разработке конструкций.
Рассмотренные вопросы и приведенные ссылки включают сле-
дующие темы:
1. Закрученные потоки и рециркуляционные зоны [1—26].
2. Закрученные пламена [18,27—29], взаимодействие мпо-
гоструйных газовых пламен [30], данные о времени пребыва-
ния [31, 32] и подробные измерения уровня турбулентности
[33, 34].
3. Образование загрязняющих веществ [35—49] н вихревые
модули [36—42].
30
Глава 1
4. Центробежные эффекты, влияние сил плавучести на тур-
булентную скорость горения и вихревые усилители [50—55].
5. Вращающиеся поля течения (56—58]. .
6. Вихревые эффекты, подобие рециркуляционных зон и эф-
фектов разрушения вихрей [59, 60], прецессирующее вихревое
ядро (ПВЯ) и сход радиально-осевых вихрей [61—63].
7. Миогокольцевые вихревые горелки [64].
8. Пламена жидкого горючего [65—75].
Влияние слабой закрутки (5 < 0,4) сводится к увеличению
ширины свободной или ограниченной струи: увеличение шири-
ны струи, подмешивание потока и уменьшение скорости в струе
происходят интенсивнее при увеличении степени закрутки. Хо-
тя могут существовать значительные градиенты давления в по-
перечном (или радиальном) направлении в любом сечении
струи, отличие от нуля градиента является следствием влия-
ния закрутки на распределение давления, которое описывается
упрощенным уравнением движения
4г = Р“?/'' (>ЛЗ)
в пренебрежении вкладом турбулентных напряжений, посколь-
ку они приводят к возникновению лишь незначительных про-
дольных (или осевых) градиентов давления. При очень слабой
закрутке (S < 0,2) градиент давления можно даже исключить
из рассмотрения. Интегрирование уравнения (1.13) в радиаль-
ном направлении при любом осевом положении позволит опре-
делить давление в любой точке. По мере (быстрого) уменьше-
ния скорости закрутки при смещении вниз по потоку осевое
разрежение (давление ниже атмосферного в окружающей сре-
де) можно вычислить и найтн осевой градиент давления
др/дх на оси струи. Таким образом, течения в слабо закручен-
ных струях описываются уравнениями пограничного слоя с со-
храненным в уравнении движения для основного направления
слагаемым др/дх, в то время как это слагаемое отсутствует в
уравнении теории пограничного слоя для незакрученного тече-
ния. При малой интенсивности закрутки градиент давления,
направленный против скорости основного потока, не достато-
чен для появления осевых обратных токов, как это показано
на рис. 1.7. При более высокой интенсивности закрутки (5
0,6) возникают большие градиенты давления в радиальном
и осевом направлениях вблизи выходного сечения сопла, что
приводит к появлению осевой рециркуляции в форме ЦТРЗ,
отсутствующей при более низких уровнях закрутки. На
рис. 1.8 показана образованная подобным образом рециркуля-
ционная зона. Конечно, более тонкий анализ дает зависимость
этого эффекта и от многих других факторов, кроме параметра
Введение
31
закрутки, например от геометрических параметров сопла, раз-
мера камеры, куда происходит истечение (если она имеется),
и от конкретного вида профилей скорости на выходе из сопла.
Закрутка широко используется в большом числе практиче-
ских приложений для организации эффективного чистого сго-
рания: в бензиновых и дизельных двигателях, в газовых тур-
бинах (включая ЦТРЗ), в промышленных печах, бойлерах и
во многих других практических нагревательных устройствах, в
том числе в небольших домашних печах. В последнее время
проявляется интерес к роторным двигателям (двигатель Ван-
келя) и к двигателям со стратифицированным вдувом с точки
зрения увеличения эффективности и чистоты сгорания. При
конструировании инженер вынужден искать оптимальный путь
при наличии трудиосовместимых требований, таких, например,
как высокая эффективность и отсутствие загрязнения окру-
жающей среды.
Для прикладных задач с горением одним из наиболее су-
щественных и полезных явлений в закрученных струйных те-
чениях можно считать существование рециркуляционной зоны,
образующейся в центральной части при сверхкритнческих зна-
чениях параметра закрутки (S ~ 0,6 для закручивающих
Рис. 1.7. Типичное струйное течение
при малой интенсивности закрутки
(слабая закрутка, S < 0,4), приводя-
щей к появлению заметных попереч-
ных градиентов давления и к образо-
ванию более широкой струи с мень-
шей скоростью, чем без закрутки.
Рис. 1.8. Типичное струйное течение
при высокой интенсивности закрутки
(сильная закрутка. 5>0,6), приво-
дящей к возиикноаенню значительных
поперечных и продольных градиентов
давления, образованию более широ-
кой струи с меньшей скоростью, чем
в случае незакручеиной струи, и при-
осевой тороидальной зоны обратных
токов.
32
Глава 1
Рис. 1.9. Линии тока в закрученной кольцевой свободной струе. S = 1.57
г
[17] Функции ф = иг dr.
о
устройств с прямым выходом). При осреднении по большому про-
межутку времени границы рециркуляционной зоны с обратны-
ми токами оказываются четко определенными. В таких течени-
ях обычно наблюдаются большие значения сдвиговых напря-
жений и интенсивности турбулентности, так что возникают
мгновенные крупномасштабные пространственные пульсации
границ и критических точек. Рассчитанные по результатам из-
мерений осредненных по времени распределений скорости ли-
нии тока для закрученной кольцевой свободной струи (распро-
страняющейся из закручивающего устройства) со значением
параметра закрутки S= 1,57 показаны на рис. 1.9 [17]. Рецир-.
куляциоииая зона играет важную роль в стабилизации пламе-
ни, создавая поток горячих рециркулирующих продуктов сго-
рания и область пониженных скоростей, где скорость распро-
странения пламени и скорость потока могут быть сделаны
близкими друг другу. При этом длина пламени и расстояние
от горелки, на котором происходит стабилизация пламени, зна-
чительно сокращаются.
Кроме того, в сложных турбулентных реагирующих течени-
ях, встречающихся в камерах сгорания прямоточных двигате-
лей. прпхолится учитывать такие явления, как распыление
Введение
33
топлива, закрутка и рециркуляция, что усложняет описание
устойчивости пламени, характеристик горения и пульсаций го-
рения. Даже грубые черты течения известны неточно, чаете от-
сутствует количественная информация. Например, на существо-
вание, размеры и формы угловой рециркуляционной зоны и
ЦТРЗ влияют следующие основные факторы:
1. Интенсивность закрутки — параметр закрутки S или угол
установки лопаток <р.
2. Использование закручивающего лопаточного аппарата
или закручивающего устройства с тангенциальной подачей —
закрутка, как в свободном вихре, с постоянным значением
окружной скорости или с профилем скорости, как в вынужден-
ном вихре.
3. Наличие или отсутствие центрального тела (отношение
d/d„).
4. Степень расширения основной камеры (отношение D/d).
5. Профилированное (суживающееся) сопло или течение с
внезапным расширением при угле боковой стенки а; геометри-
ческие характеристики обтекателя
6. Течение с горением или изотермическое.
7. Последующее поджатие на выходе (или без него).
8. Использование плоских или аэродинамически спрофили-
рованных закручивающих лопаток.
9. Постоянный по радиусу угол установки закручивающих
лопаток (либо изменяющийся).
Имеющиеся данные о влиянии этих факторов весьма разно-
речивы, однако требуется понимание основных черт явления
как базы для построения моделей таких систем, например при
использовании модульного и гибридного подходов (разд. 1.4).
Основным результатом проводимых в настоящее время иссле-
дований будет возможность более точного описания и расчета
структуры, размера и формы угловых и центральных рецирку-
ляционных зон в зависимости от угла наклона стенки, степени
закрутки потока на входе, степени расширения и других пара-
метров закручивающего устройства и камеры сгорания.
Другое направление исследований связано с пламенами
жидких топлив [65—75]. Встречающиеся на практике нефтя-
ные пламена относятся обычно к одному из следующих основ-
ных типов:
1. Первый тип представляет собой турбулентное диффузи-
онное струйное пламя, в котором нефть распыляется сжатым
воздухом или потоком (пневматическое распыление) и в кото-
ром количество движения топливной аэрозоли настолько вели-
ко, что его хватает для увлечения такого количества воздуха,
которое необходимо для полного сгорания. Основные размеры
пламени, такие, как его длина и угол расширения, могут быть
2 Зак. 434
34
Глава 1
Рис. I 10. Стабилизации нефтяного струйного пламени с помощью внутренней
зоны обратных токов в закрученной кольцевой струе [65].
рассчитаны на основе теории турбулентных струй при рассмот-
рении распылителя топлива как источника количества дви-
жения.
2. Второй тип — это пламена с высоконапориой струей, в
которых количество движения распыленного топлива мало по
сравнению с количеством движения воздушного потока. В этом
случае характерные размеры пламени будут в большей степе-
ни зависеть от поля течения воздушного потока, чем от струи
распыленного топлива.
Взаимодействие струи распыленного топлива (нефти) с ре-
циркуляционной зоной кольцевой закрученной струи в горелке
показано схематически на рис. 1.10 [65], где приведены линии
тока воздушного потока, рассчитанные по результатам измере-
ния поля средней скорости в изотермических условиях с нало-
женными результатами обработки фотографий нефтяного пла-
мени, что позволяет получить полную картину течения. Чтобы
достичь стабилизации пламени, следует найти в поле течения
область, где скорость распространения пламени совпадает со
скоростью потока в прямом направлении и где количество
Введение
35
подводимого тепла достаточно для возникновения процесса го-
рения. Внутри рециркуляционной зоны скорость потока в про-
дольном направлении уменьшается до нуля на границе воз-
вратного потока, и, таким образом, всегда найдется область
течения, где местная скорость распространения пламени будет
совпадать с местной скоростью потока в направлении вперед.
Поскольку рециркуляционный вихрь обычно проходит через
фронт пламени, рециркулирующие продукты сгорания перено-
сятся по направлению к горелке и проходят через факел рас-
пыленного топлива, перенося мелкие капли к фронту пламени
и формируя фронт пламени, как это показано на рис. 1.10.
Размером и интенсивностью рециркуляционной зоны можно
управлять, изменяя степень закрутки в системе подачи возду-
ха. Подбирая угол факела распыленного топлива так, чтобы
он соответствовал размеру и интенсивности рециркуляционной
зоны, можно получить оптимальные условия с точки зрения
хорошей стабилизации пламени, высокой эффективности сгора-
ния и минимального выделения загрязняющих веществ [66].
Проведенные в последнее время работы по исследованию за-
крученных пламен жидкого топлива обсуждаются в рабо-
тах [61—75]
Рис 1.11. Модель горения аэрозоли в следе за диском-стабилизатором [66].
А — ядро более холодных капель, движущихся с малой скоростью.
2*
36
Глава 1
Рис. 112. Модель горения дб\ хжндкостной распыленной аэрозольной струи
[66]:
I — зона ускорения капель; 2— ядро холодных частиц с высокими скоростями; 3—
первичная зона реакции.
На практике используются два основных способа распыле-
ния жидкого топлива, и экспериментальные исследования это-
го вопроса включают следующие постановки [66]:
1. Факел распыла в форме полого конуса. Жидкое топливо
распыляется в форме конуса из топливной форсунки, и необ-
ходимый для горения воздух (также в общем случае закручен-
ный) обтекает диск стабилизатора. Создаваемая таким обра-
зом рециркуляционная зона обеспечивает стабилизацию пламе-
ни, после прохождения полого конуса жидкость дробится на
мелкие капли.
2. Внутреннее смешение двух компонент или пневматиче-
ский распылитель (пневматическая форсунка). В этом случае
высокоскоростной поток сжатого воздуха истекает из сопла в
виде двухфазной турбулентной струи. Теперь поток воздуха с
малой скоростью окружает пламя, но количество движения, не-
обходимое для увлечения требуемого для сгорания воздуха,со-
средоточено внутри струи.
Введение
37
Измерения и наблюдения приводят к построению физиче-
ских моделей, приведенных на рис. 1.11 и 1.12. Капли попада-
ют в пламя в виде аэрозоли высокой плотности с довольно
высокой скоростью движения относительно окружающего пото-
ка воздуха. Предполагается [66], что наличие богатой смеси
вокруг капель и гасящее влияние жидкости приводят к обра-
зованию низкотемпературного аэрозольного ядра, в котором не
могут протекать сколько-нибудь существенные химические ре-
акции. Реакция происходит во внешней части аэрозоли, где от-
ношения концентраций воздуха и топлива и температура в
большей степени способствуют горению. В этих эксперимен-
тах не получено каких-либо подтверждений классической мо-
дели сгорания капель с окружающими их индивидуальными
пламенами [66]. Существуют значительные разногласия по во-
просу о том, какое описание наиболее пригодно в реальных
случаях. Внутри ядра аэрозоли фактическая скорость испаре-
ния отдельных капель в общем случае играет лишь малую
роль, поскольку испарение происходит в настолько богатой
среде, что она находится за пределами воспламеняемости.
Для стабилизации пламени необходимо выполнение трех
главных требований.
1. Коэффициент избытка воздуха должен быть в пределах,
соответствующих воспл а меняв мости.
2. Скорость потока должна быть достаточно малой, чтобы
совпадать со скоростью распространения пламени.
3. К зонам, обозначенным на рис. 1.11 и 1.12, должен обес-
печиваться подвод достаточного для поддержания химической
реакции количества тепла.
II действительно, границы пламени наблюдаются за преде-
лами границ аэрозоли.
1.4. ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ МЕТОДЫ
В следующих двух подразделах обсуждаются теоретические
и экспериментальные методы исследования закрученных пото-
ков. По необходимости изложение ведется с минимальными
подробностями. Дополнительные сведения можно почерпнуть в
цитируемой литературе; отметим, что в другой книге авторов
[2] содержится очень подробное изложение этих вопросов.
Простейшее описание поля течения
Рассмотрим упрощенные профили осевой (и) и окружной
(щ) скоростей, показанные иа рис. 1.13, для гипотетического
несжимаемого потока, протекающего в области внезапного уве-
личения площади поперечного сечения. Течение считается осе
симметричным, и некоторые простые выводы будут сделаны на
38
Глава I
Рис. 1.13. Идеализированное течение в канале с внезапным расширением:
а—постоянная осевая скорость и и постоянная окружная скорость w; б — постоянная
осевая скорость и и распределение окружной скорости w при движении газа как
целого
основе предположения о постоянстве по сечению осевой скоро-
сти для случаев: а) постоянной окружной скорости и б) рас-
пределения окружной скорости по закону вращения как цело-
го. Из законов сохранения будут выведены соответствующие
уравнения общего макроскопического баланса и получены ре-
зультаты для изменения этих скоростей при переходе от сече-
ния 1 к сечению 2 используя величину wm — максимальную
окружную скорость в сечении 2 и опуская все подстрочные ин-
дексы, кроме 1 и 2.
Интегральное уравнение неразрывности имеет вид
к
т = j риг dr = const,
и
а интегральное уравнение для осевого потока момента коли-
чества движения напишем в форме
я
Ge = purer2 dr = const,
о
поскольку внешний крутящий момент в системе очень мал.
Можно также выписать интегра тьное уравнение для потока
количества движения в осевом направлении, ио в него входит
слагаемое с давлением (в сечениях 1 и 2 и на боковых стен-
ках), которое следует исключить, используя информацию об
общей осевой силе, действующей на систему. Два приведенных
выше уравнения достаточны для получения простых выводов.
а. Постоянная осевая и постоянная окружная скорости.
Подставим и — щ и w = гщ (и аналогичным образом в сече-
нии 2); тогда из уравнений неразрывности и потока момента
Введение
39
количества движения получим
Параметр закрутки S для этой системы с безвтулочным закру-
чивающим устройством определяется выражением
2 2
S = -gig<t = -^wlu,
где <р — угол закрутки (равный arctg(tc/u)) не зависящий от
радиуса. Следовательно,
u^u, w2/wt = Rx/Rv SJSt = R2/R,,
tg<P2/*g<Pl = RilRi,
и для случая изменения диаметров в отношении 2: 1 (отноше-
ние площадей 4: 1), т. е. при /?2— 2/?i, эти выражения сводят-
ся к следующим:
«^, = 1/4. k-’j/to, = 1/2, S2/S|=2, tg ф^/tg <р, = 2.
Следовательно, при таком внезапном расширении параметр за-
крутки возрастает, и, поскольку 1Еф является монотонно воз-
растающей функцией ф, угол закрутки также возрастает.
б. Постоянная осевая скорость и распределение окружной
скорости по закону вращения как целого. Подставим и = и, и
w = wMi(r/Ri) (и аналогичным образом для сечения 2) и из
уравнений неразрывности и момента количества движения по-
лучим
Параметр закрутки для этой системы также задается уравне-
нием (1.5):
<, G/2
15 1 - (0/2>я ’
где О, = wmi/щ в сечении 1 (аналогично для сечения 2). Для
малых значений G это выражение сводится к S as GI2. Следо-
вательно,
“г/"| = WZ’ wm2/wmi = R,/Rv GJG< = RJRx-
и для случая изменения диаметров в отношении 2: 1 (отноше-
ния площадей 4:1), т е. при R2 = 2/?,, эти выражения сво-
дятся к следующим:
Uj/u, = 1/4, wmJwm, - 1/2, G2/G,=2.
Следовательно, G (равное wK!u) возрастает при таком внезап-
ном расширении, и поскольку кривая зависимости S от G
(уравнение (15)) является монотонно возрастающей (см.
рис. 1.1), то параметр закрутки также возрастает.
40
Глава t
Заключите иное замечание Ясно, что в обоих случаях сте-
пень закрутки возрастает при увеличении площади поперечного
сечения. Следовательно, возрастают сложности, обусловленные
большей закруткой.
Упрощенные модели
Общей чертой многих моделей является предсказание тен-
денций, т. е. предсказание относительных изменений некоторо-
го параметра характеристики при относительном изменении не-
которого рабочего параметра. Внимание концентрируется на
основных механизмах химических реакций, поэтому модели, со-
ответствующие условиям по давлению и температуре в одном
устройстве, могут быть полностью непригодны для другого уст-
ройства. Главный принцип при формировании модели состоит
в выявлении критических, лимитирующих эффектов, которые
должны моделироваться особенно тщательно: влияние процес-
сов, очень быстрых по сравнению с процессами, протекающими
с ограниченной скоростью, может быть оценено из сообра-
жений равновесия (механического, теплового или химическо-
го); влиянием очень медленных процессов можно пренебречь
[2]. Именно так получаются упрощения моделей кинетики хи-
мических реакций и простых течений. По этим вопросам име-
ются хорошие обзоры [75], особое внимание уделяется моде
лированию образования загрязняющих веществ (Каретто, Боу
май), теориям смешения (Пратт), двигателям внутреннего
сгорания с искровым зажиганием (Хейвуд), дизельным двигате-
лям (Хенейи), промышленным горелкам (Годридж и Рид), га-
зовым турбинам (Меллор, Джонс) и многим другим вопросам.
Можно отметить, что наиболее часто рассматриваются следую-
щие модели процессов со смешением [77]:
1. Вызываемое поршнем или сгоранием сжатие и расшире
ние в поршневых двигателях.
2. Реактор с идеальным перемешиванием, анализ рецирку-
ляционных зон в камерах сгорания.
3. Одномерный анализ течений в горелках и в зонах сме
шения газотурбинных камер сгорания
Иногда эти упрощенные модели используются совместно со
сложными коиечно-разностными методами решения при так на-
зываемом гибридном подходе; в последующих главах приведе-
ны примеры таких подходов.
Проблемы моделирования поля течения
В настоящее время существует тенденция применения более
сложных математизированных подходов [2, 78—92]. Коснемся
состояния дел и перспектив численного моделирования процес-
Введение
41
Рис. 1.И Основные элементы численного расчета [811-
СОВ сгорания с использованием точного описания дифференци-
альными уравнениями в частных производных процессов пере-
носа тепла, массы, количества движения и других величин.
Экономичность конструирования, эффективность разработки и
эксплуатации значительно увеличиваются, если имеется воз-
можность предварительного расчета поля течения на основе
математической модели, включающей процедуру численного ин-
тегрирования Тогда результаты можно получить с меньшими
затратами, быстрее и точнее, чем другими способами (напри-
мер, при проведении экспериментов на реальных системах или
на моделях). В общем случае для систем сжигания жидкого
топлива интерес представляет следующее:
1) влияния и тенденции;
2) характеристики камеры сгорания и т. п.;
3) оптимальный угол распыления топлива, интенсивность
закрутки, форма обтекателя и т. п.
Чтобы обеспечить получение этих данных, модель должна
давать информацию о всех важных аспектах течения (геомет-
рические характеристики, граничные условия, физические свой-
ства газов, турбулентность, сгорание и т. п.) и обеспечивать
возможность решения уравнений. Основные элементы такого
метода показаны на рис. 1 14 Математические модели, все бо-
лее приближающиеся к реальности и дающие все более под-
робную информацию, развиваются как по пути увеличения
размерности модели (вместе с методами численного решения),
так п более точного описания протекающих физических про-
цессов. Ясно, что трудности связаны с двумя аспектами: мо-
делированием и решением.
Численные методы расчета течений в камерах сгорания (ко-
торые представляют собой трехмерные турбулентные реагирую-
42
Глава 1
шие течения) имеют два существенных основания: математиче-
ские модели физических процессов (турбулентность, излучение,
горение и эффекты двухфазностн) и компьютерные программы
решения получающихся дифференциальных уравнений соответ-
ствующего уровня сложности (0-, 1-, 2 и 3-мерный подходы).
Каждая из этих частей имеет свои конкретные случаи приме-
нения и свои ограничения. Свойства течения могут описывать-
ся параболическими уравнениями (типа пограничного слоя)
или чаще эллиптическими (течения с обратными токами), и в
зависимости от этого схема решения оказывается различной.
Слабо закрученные струи и пламена без осевой рециркуляци-
онной зоны относятся к течениям первой категории. В камерах
сгорания чаще всего образуются течения с сильно искривлен-
ными линиями тока и возникают рециркуляционные зоны (на-
пример, угловые рециркуляционные зоны) даже в отсутствие
закрутки, и такие течения относятся ко второй категории.
Таблица ZJ?. Система дифференциальных уравнений для трехмерного днф-
фузноиного пламени
Ф Гф
О
1 О
О Цэфф
О’ Вэфф
и Иэфф
И5фф/п*
8 Цэфф/°е
* Н,фф/°Л
/ Рэфф/^f
S Мэфф
ри>2 др , 1 ( до \ I д ( rd(w/ryi
г дг + Г (пЪфф дг ) + г дв {нэфф Йг } —
цЭфф ( dw v\ д ( ди\
- 2 ~7~ (.750 + J +37(/’** -бГ)
риы др , 1 д ( ( 1 dv w 1 \
— гдв+ г dr I/11’** ( г 50 V)) +
Нзфф ( д(ш/г) 1 5о| 1 д < г dw
+ ~~Г~ V —37 ь Т ЗёГ) + Т Зе lgi** (.737+
+^)}+£(-**^)
др , I д ( dv\ 1 д ( dw \ ,
~77 + 7~37 Vй’** 37)+730VI’**a7.) +
, 5 / ди X
+ 57 Iй’** 5х J
Gt-po
(C,eGft-C2pe’)/Ar
О
Cs-Ce2pee/*r
Введение
43
Ясно, что и сильно закрученные течения, в которых закрутка
достаточно велика для образования центральной тороидальной
рециркуляционной зоны, относятся ко второму, т. е. эллипти-
ческому, типу. В любом из случаев (параболическом или эл-
липтическом) многие подходы начинаются со следующих осно-
вополагающих идей [78], представленных для полностью трех-
мерного поля течения, из которого можно легко вывести фор-
мы моделирования меньшей размерности ]2].
Система уравнений Рейнольдса для турбулентного течения,
представляющая собой совокупность уравнений сохранения мас-
сы, количества движения, энтальпии торможения н химических
компонент, может быть упрощена в соответствии со сложностью
рассматриваемой реакции в зависимости от того, рассматрива-
ется лн диффузионное пламя или горение при предваритель-
ном перемешивании, и от того, каков уровень используемой
для замыкания модели турбулентности. При использовании
предположения о существовании коэффициента турбулентного
обмена стационарные уравнения в трехмерных цилиндрических
полярных координатах будут иметь вид
7-^7 (ргвф) + у /е (ршФ) + =
=7^(^)+4^(гф^)+4(Гф^)+5ф,
где Ф — зависимая переменная, а соответствующие значения
ГФ и S® приведены в табл. 1.2. Здесь использованы следующие
обозначения
Ht = pCuk2/e; Рэ4Ф = 1^ + ц;
^42(>У+2(£У+2(^+тУ+
. ( ди . dv V . (dw ди V , ( dv , dw ш V I.
V dr дх ) ‘ l дх r dO ) k r dr r ) J ’
^=^(К4у+«у+Ш}.
и эта система уравнений описывает трехмерное диффузионное
пламя с участием лишь двух компонентов — топлива и окисли-
теля. Уравнения могут быть решены относительно Ф, равного,
например, осевой, радиальной и окружной скоростям и, v, ш,
энтальпии торможения Л, массовой доле избытка окислителя в
смеси окислитель — топливо f = тпх—smlu, где s — стехио-
метрическое массовое отношение окислитель/топливо, кинети-
ческой энергии турбулентности на единицу массы kr, скорости
диссипации е и среднему квадрату пульсационной компоненты
концентрации g = f'2. Если моделировать эффекты излучения
44
Глава Г
и (или) наличие капель жидкого топлива, то нужны дополни-
тельные соотношения. Другие усложнения появляются при уче-
те эффектов, имеющих место в турбулентном потоке вблизи
стенок, где для адекватного воспроизведения распределения па-
раметров в логарифмической области без введения слишком
мелкого разбиения расчетной сетки рекомендуется использо-
вать пристеночные функции. Для входящих в уравнения кон-
стант обычно используются рекомендуемые значения (78]:
постоянные в kT — е модели: С|= 1,44;
Сг = 1,92; о„ = 1,0; at = 1.3; Сц = 0,09;
постоянные модели для g: Cgi=2,8; Cgs = 2,0;
эффективные значения чисел Прандтля и Шмидта: о„ = 0,7;
Of = 0,7; ое = 0,7.
Решение этих дифференциальных уравнений вместе с не-
сколькими алгебраическими уравнениями позволяет получить
параметры представляющего интерес поля течения. Это моде-
лирование может быть более сложным при рассмотрении реак-
ций предварительно перемешанной смеси (решая дополнитель-
но уравнение для массовой доли топлива т(„ и включая ско-
рость химической реакции /?,,.) или менее сложным (в случае
диффузионного горения в камере только с двумя потоками на
входе (топлива и окислителя) нет необходимости решать урав-
нение для h, когда стенки являются адиабатическими, нереаги-
рующимн и непроницаемыми).
Достижение замкнутости и полноты системы уравнений осу-
ществляется с помощью моделей физических процессов, проте-
кающих в системе с горением. Степень подробности описания
этих процессов обычно ограничивается либо нашими знаниями
о процессе, либо вычислительными возможностями используе-
мой ЭВМ. Необходимо моделировать четыре основных про-
цесса:
1. Турбулентность, где используются модели с уравнениями
для коэффициентов турбулентного обмена илн непосредственно
для турбулентных напряжений в случае закрученных течений
В настоящее время рекомендуются модели с уравнениями для
энергии и масштаба длины, в частности kT — е-модель, где
е = лр//, а I—интегральный масштаб турбулентности.
2 Радиационный перенос, где интегроднфференциальные
уравнения могут быть представлены «зонным методом», или од-
ним из «методов потоков» для одной, двух нли трех сумм пото-
ков. (Зонный метод более точный, но его сложнее использо-
вать вместе с уравнениями гидродинамики; метод потоков ме-
нее точный, но его легче использовать.)
3. Химические реакции, включая моделирование предвари-
тельно перемешанных и диффузионных пламен, сложные урав-
Введение
нения, описывающие образование загрязняющих веществ, мето-
ды описания «жесткой» кинетики (где для сильно отличающих-
ся коэффициентов скорости реакции требуются специальные ме-
тоды представления неоднородных слагаемых) и влияние
структуры турбулентности на средние по времени скорости хи-
мических реакций. Правильное описание сложных химических
реакций в турбулентных реагирующих потоках является, веро-
ятно, той частью моделирования камер сгорания, исследование
которой наиболее актуально и результаты которой могут ока-
заться чрезвычайно полезными для практических приложений.
4. Явления, связанные с двухфазностью, для частиц твердо-
го и капель жидкого топлива, включая предположение о беско-
нечном коэффициенте сопротивления для мелких частиц и ис-
пользование обыкновенных дифференциальных уравнений для
траекторий более крупных частиц, а также исследование ско-
рости горения капель, облаков и аэрозолей.
Отметим, что все уравнения сохранения аналогичны уравне-
ниям для ламинарных течений, но переменными являются ос-
редненные по времени значения и потоки количества движе-
ния, энтальпии торможения и химических компонент, состоящие
из двух частей: ламинарной и турбулентной, причем последняя
связывается с корреляциями турбулентных пульсаций. Они
должны описываться некоторой моделью турбулентности по
аналогии с законами Ньютона, Фурье и Фика для ламинарных
течений с использованием коэффициентов турбулентного обме-
на, связывающих потоки с локальными градиентами а также
чисел Прандтля, Шмидта, гб-компонент вязкости и других для
выражения связи других коэффициентов обмена с первичной
компонентой турбулентной вязкости В теории турбулентно-
сти изотропия представляет собой термин, подразумевающий в
качестве следствия существование скалярной турбулентной вяз-
кости в точках ноля течения Если турбулентная вязкость не
одинакова для различных скоростей деформаций по разным на-
правлениям, то используется представление о неизотропии. и
связь других компонент с первичной компонентой турбулентной
вязкости выражается через гО компоненту и другие компоненты
вязкости по аналогии с числами Прандтля и Шмидта.
Численные методы расчета
Существенная разница между программами расчета на ЭВМ
обусловлена различием сложности системы уравнений для мо-
делирования физических процессов, требований к объему памя-
ти, распределения переменных в системе пространственных
ячеек, методов вывода конечно-разностных уравнений и мето-
дов их решения. При записи уравнений в естественных
46
Глава 1
переменных давление — скорость обычно используется система с
расположением узлов ячеек в шахматном порядке в соответ-
ствии с рекомендациями Лос-Аламосской лаборатории. В вы-
числительной газовой динамике «нанлучшее» представление
конвективных и диффузионных членов является существенным
либо для точности и сходимости, либо устойчивости итерацион-
ной схемы, либо маршевой процедуры. Прн больших значениях
рассчитанного по размеру ячейки числа Рейнольдса существен-
ным является использование в определенной степени «разно-
стей против потока», например, таких методов, как встречные
разности, гибридные схемы, лос-аламосская «молния», схема с
донорскими ячейками и т д. Методы решения также могут ши-
роко варьироваться от точечного метода Гаусса — Зайделя до
более эффективного построчного метода SIMPLE (полунеяв-
ный метод для связанных по давлению уравнений), методов
для стационарных задач с соответствующими явными метода-
ми или методами типа SIMPLE для решения нестационарных
задач [78, 89—92]. Применение методов конечных элементов
для задач с горением в случае сложных граничных условий и
при сложной конфигурации границ находится в зачаточном со-
стоянии; дальнейшая разработка этого плодотворного направ-
ления может оказаться очень полезной [2].
Осесимметричные закрученные течения в приближении
пограничного слоя
При расчете течений, описываемых параболическими урав-
нениями пограничного слоя, обычно используются двумерные
маршевые методы Они позволяют использовать одномерные
массивы, автоматическое растяжение сетки в случае примене-
ния безразмерной функции тока ф вместо г в качестве ради-
альной координаты и неявные разностные схемы [91]. Двумер-
ное осесимметричное параболическое течение описывается
упрошенной системой, уравнения в которой имеют вид
2
ЕЛ , , д ( дФ \ ,
а, -т-ь Ь -т— I С "Г— 1 = а.
‘ г>х. дх2 Е
Существует много примеров течений такого типа, связаных с
системами горения: осесимметричные стационарные струн, сле-
ды и пламена, пограничные слои на стенках, течения в трубах,
диффузорах, соплах, твердотопливных ракетах и форсажных
камерах. В частности, слабо закрученные течения без рецирку-
ляционных зон представляют собой пример двумерных осесим-
метричных течений типа пограничного слоя. Для этого типа за-
дач имеются стандартные программы расчета; некоторые эле-
Введение
Рис- 1.15 Схема расчета двумерного параболического течения Одномерные
массивы памяти, маршевое интегрирование, неявная схема, автоматически рас-
тягивающаяся сетка (вверху)
менты этой программы проиллюстрированы на рис. 1.15, вклю-
чая пример расчета пламени. Маршевое интегрирование прово-
дится на автоматически расширяющейся сетке, и конечно-раз-
ностная схема является неявной; такое сочетание обеспечивает
экономичность и устойчивость, а точность достигается измель-
чением сетки. Из всех методов расчета, имеющихся для этого
типа течения, представленный метод следует выделить потому,
что программа сформулирована в общем виде и содержит но-
винку в виде использования безразмерной функции тока вместо
радиальной координаты Показанный пример расчета касается
турбулентного диффузионного пламени пропана в воздухе, и на
диаграмме показана рассчитанная форма зоны реакции. Чтобы
выполнить такие расчеты, необходимо решить семь связанны*
дифференциальных уравнений относительно и, kr, I, h. т^,
fug. Последняя из величин вводится 'для того, чтобы зона
турбулентного диффузионного пламени имела конечную толщи-
ну. Результаты расчета слабо закрученных струй и пламен опи-
саны в гл. 3.
Другой подход, облегчающий анализ экспериментальных ис-
следований, представляет собой метод обращения решения
[25, 26], который может быть аналитическим или численным.
Он помогает создавать модели турбулентности для сложных те-
чений, но применим только к течениям типа пограничного слоя.
В этом отношении слабо закрученные турбулентные погранич-
ные слои являются хорошим тестовым примером. Соответствую-
щие уравнения содержат две компоненты тензора турбулент-
ных напряжений т,х и т,е, которые могут быть выражены через
соответствующие компоненты тензора турбулентной вязкости
и р, в, и их следует вычислить в соответствии с моделью
48
Г лава 1
турбулентности до того, как будут рассчитываться средние по вре-
мени скорость и давление в поле течения В недавних экспери-
ментах при использовании метода обращения решения и числен-
ных исследований делались попытки выявить влияние закрутки
на эти компоненты и обсуждалось предположение об изотро-
пии т е. о том, что велиина obg = u,x/\>.,f равна единице.
В данной работе выражения для этих компонент получены не-
посредственно из аналитической или численной обработки ап-
проксимированных кривыми пространственных распределений
средних по времени значений параметров в закрученных струй-
ных течениях. В этом методе за основу принимаются экспери-
ментальные кривые, аппроксимирующие пространственные рас-
пределения средних по времени значений и, v. w и р. Характер
изменения этих параметров, полученных на основе немногочис-
ленных экспериментальных данных, в зависимости от парамет-
ра закрутки S струи описан в гл 3.
Уравнения для количества движения в осевом н окружном
направлениях (для квазистационарного осесимметричного те-
чения в приближении пограничного слоя и в пренебрежении ла-
минарной вязкостью) записываются в интегральной форме, что-
бы выделить две компоненты турбулентных напряжений, выра-
жая их непосредственно в виде функции других параметров.
Подстановка аппроксимационных функций и выполнение опе-
раций аналитического или численного дифференцирования и ин-
тегрирования дают значения двух компонент напряжений в лю-
бой точке поля течения. Привлечение предположений о связи
напряжений с деформациями позволяет получить выражения
для двух соответствующих компонент турбулентной вязкости.
После этого можно рассчитать величину сье, путь смешения и
параметр пути смешения X. По рассчитанным значениям этих
и. возможно, других характеристик турбулентности в системах
с закруткой можно уточнить модификации моделей турбулент-
ности. При этом устанавливается прямая связь между средни-
ми по времени значениями параметров и некоторыми характе-
ристиками турбулентности. Примеры таких результатов приве-
дены в гл. 3.
Осесимметричные закрученные течения с обратными токами
При сильной закрутке появляется центральная рециркуля-
ционная зона в дополнение к угловым рециркуляционным зо-
нам, которые могут образовываться в результате внезапного
расширения сечения потока. Эти течения являются эллиптиче-
скими, и здесь требуется применение релаксационных методов
решения. Для расчета подобных течений не пригодны упомяну-
тые маршевые методы интегрирования, вместо них необходимо
Введение
49
применять итеративные методы, если только, конечно, сами
уравнения не являются нестационарными. Для нестационарно-
го случая уравнения являются параболическими по времени, и
можно применить маршевый по времени метод решения. Для
реализации этих методов требуется использование двумерных
массивов, переменных функция тока — завихренность (ф— ы)
пли естественных переменных: давление—компоненты скоро-
сти (р — и — о), и итеративных методов решения типа Гаус-
са— Зайделя или построчного метода SIMPLE [91]. Типичное
уравнение имеет вид
(-1 * t-i
Это уравнение применимо в случаях осесимметричного стацио-
нарного течения с обратными токами, при расчетах стабилиза-
ции пламени, ракетных донных течений и закрученных течений
в цилиндрических камерах. В частности, в эту категорию попа-
дают и сильно закрученные пламена с обратными токами Те-
перь уравнения содержат производные второго порядка по ко-
ординатам Xi и Jtj и появляется большее число коэффициентов,
чем в предыдущем случае. Уравнения являются эллиптически-
ми, и кроме проблем моделирования возникают проблемы ре-
шения этих уравнений. Положительные результаты дает приме-
нение метода численной релаксации Решение может быть по-
лучено при использовании переменных давление — скорость
или функция тока — завихренность (в последнем случае сокра-
щается число решаемых уравнений и устраняется неудобное
уравнение для давления, но появляется неудобное уравнение
для завихренности). Имеется общий метод решения этих задач;
Рис. 1.16. Схема расчета двумерного эллиптического течения. Двумерные мас-
сивы памяти, итерационная процедура решения, процедура Гаусса -Зайделя
или метод построчной релаксации SIMPLE, фиксированная сетка (вверху).
50
Глава Г
некоторые его элементы показаны на рис. 1.16 вместе с приме-
ром расчета при использовании переменных функция тока —
завихренность. За процессом итерации следует релаксационная
процедура Гаусса — Зайделя на заранее определенной сетке с
переменным размером ячейки, который уменьшается в областях
больших изменений. Программы формулируются в общем виде,
и в последних вариантах для ускорения сходимости содержится
метод построчной релаксации SIMPLE. Все значения зависи-
мых переменных во всех точках сетки должны одновременно
находиться в памяти, и требования к объему памяти поэтому
выше, чем в предыдущем случае [84—88]
На рис. 1 16 приведен пример ранних расчетов с простым
моделированием протекающих процессов [91]. Показаны линии
тока и изотермы в осесимметричной камере, в которую газооб-
разное топливо подается в виде струи вдоль оси, а через коль-
цевой канал подается закрученный поток газообразного окис-
лителя. При выполнении такого расчета решались уравнения
для ы, ф, w и [. Аналогичные расчеты можно выполнить в
естественных переменных—в этом случае решаются уравнения
для р, и, v, w и I- В гл. 4 приведены примеры расчета сильно-
закрученных течений при использовании обоих методов.
Неосесимметричные закрученные течения типа
пограничного слоя
Для расчета трехмерных параболических течений типа по-
граничного слоя можно применять маршевые методы, в кото-
рых используются двумерные массивы, естественные перемен-
ные и явные или полунеявные разностные схемы типа SIMPLE
[89—92]. Если в стационарном трехмерном течении существует
выделенное направление, уравнения становятся параболически-
ми и содержат производные только первого порядка в этом вы-
деленном направлении. Тем не менее в эту категорию попада-
ют не только эти типы трехмерных течений: аналогичный ха-
рактер носят нестационарные двумерные течения, так как в них
вводится производная первого порядка по третьей перемен-
ной— времени. Этот тип трехмерных течений с преобладающим
направлением и без обратных токов показан на рис. 1 17 Кро-
ме приведенных ранее примеров нестационарных течений, все
другие примеры представляют собой стационарные течения с
одним выделенным направлением, как в случае течения в ка-
нале с некруговым поперечным сечением и (или) с неосесиммет-
ричными граничными условиями. На практике существует мно-
го явлений этого типа в горелках и в технологических процес-
сах, в поршневых двигателях, где движение среды нестационар-
но н осесимметрично, и в камерах сгорания газотурбинных дви-
Введение
51
Рнс. 1-17 Схема расчета трехмерного параболического течения. Двумерные
массивы памяти, маршевое интегрирование, метод построчной релаксации
SIMPLE, фиксированная сетка (справа).
гателей ниже по потоку от первичной зоны. Здесь типичное
уравнение имеет вид
1-1 1=1
Поскольку скорость в главном направлении всегда положитель-
на, оказывается возможным выразить значения зависимых пе-
ременных в узле ячейки через их значения в предыдущем
сечении вверх по потоку. Это означает, что можно проводить
маршевое интегрирование в основном направлении н требуется
использовать только двумерные массивы, поскольку рассчитан-
ные значения переменных для точек вниз по потоку записываются
на место точек, расположенных вверх по потоку. Построчный
метод с использованием алгоритма SIMPLE применяется при
выполнении каждого неявного шага маршевой процедуры. При-
веденный пример расчета касается вдува топлива в топку пря-
моугольного поперечного сечения, что соответствует случаю
диффузионного пламени. Конечно, требуются некоторые усовер-
шенствования для пламени в случае предварительного переме-
шивания и других более сложных случаях, однако это труд-
ности моделирования, а не расчета. Примеры других расчетов
приведены в гл. 6.
Неосесимметричные закрученные течения с обратными
токами
Для расчета трехмерных эллиптических течений с обратными
токами, связанных с общими неосесимметричными задачами,
применяются релаксационные методы. Обычно в них использу-
ются трехмерные массивы, естественные переменные н методы
решения типа Гаусса — Зайделя или SIMPLE. Были специ-
ально разработаны методы расчета для газотурбинных или про-
мышленных камер сгорания. Смелые попытки расчета трехмер-
ных нестационарных течений, таких, например, как встречаю-
щиеся в двигателях внутреннего сгорания, обсуждаются в гл. 6.
В наиболее общем случае присутствуют производные первого и
52
Глава Г
Рис. 1.18. Схема расчета трехмерного эллиптического течения. Трехмерные
массивы памяти, итерационная процедура решения, метод построчной релак-
сации SIMPLE, фиксированная сетка (справа).
второго порядков в трех пространственных направлениях и до-
полнительная производная первого порядка по времени, если
течение нестационарное. Они являются параболическими в не-
стационарном случае (и требуют маршевых методов на трех-
мерных массивах) и эллиптическими — в стационарном (требуя
применения трехмерных релаксационных методов). Типичные
уравнения в том случае, когда существуют положительные и от-
рицательные значения скорости по всем трем направлениям,
имеют вид
1-1 1 1-1 1 1
где суммирование в первом слагаемом левой части распростра-
няется до 1 = 3 в стационарном случае. Наиболее интересные
практические течения с горением относятся именно к этой кате-
гории, включая топки, камеры сгорания, отрывные диффузоры,
коленчатые трубы, ракетные двигатели, каскады компрессора и
автомобильные поршневые двигатели. Течение является полно-
стью трехмерным, и требуется использование трехмерных мас-
сивов. В процессе релаксации используется построчный метод,
и требования к объему памяти и времени расчета очень велики.
На рис. 1.18 продемонстрированы некоторые из идей вместе с
примером расчета типичного течения с химической реакцией
внутри сегмента кольцевой камеры сгорания [88], который идеа-
лизированно представлен в форме прямоугольного параллеле-
пипеда. В этом конкретном примере течение стационарное, но
оно является полностью трехмерным с осевыми обратными то-
ками, частично обусловленными боковой подачей дополнитель-
ного воздуха. Результаты расчетов этого и других течений об-
суждаются в гл. 6.
1.5. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ МЕТОДЫ
Поиск новых и усовершенствованных методов диагностики
потоков с горением и без горения проводится во многих иссле-
довательских организациях н университетах. Конечная цель
Введение
53
всегда состоит в получении метода или методов, которые могли
бы обеспечить всю или большую часть необходимых данных без
внесения возмущений в поток, по возможности мгновенно. Эти
требования заставляют обращаться к оптическим методам [93—
101] Контактные методы, например приемники давления, тер-
мопары с открытым спаем, обладают тем недостатком, что они
вносят физико-химические возмущения в поле течения н, кроме
того, позволяют следить лишь за относительно медленными про-
цессами. Типичный пример — приемник давления, используе-
мый для измерения давления или скорости. Кроме того, что он
вносит возмущения в поток, приемник обладает двумя другими
недостатками, а) имеет низкие разрешаемые частоты и б) его
показания зависят от двух параметров: скорости и плотности
среды. В любой точке реагирующего потока средние по времени
значения обоих параметров постоянны в системах со стацио-
нарным горением, но они могут пульсировать независимым об-
разом с неизвестной корреляцией между ними. При определен-
ных условиях датчик может возмущать поле течения настолько,
что будет изменяться характер исследуемого явления. Тем не
менее эти методы достаточно надежны для использования на
больших промышленных установках, где значительную роль
играют условия физического и механического регулиро-
вания.
В турбулентных потоках необходимо измерять мгновенные
значения параметров, которые затем можно разделить на сред-
ние по времени величины и среднеквадратичные пульсации. Эти
значения вместе со значениями корреляционных функций могут
затем использоваться для определения локальных значений по-
токов тепла, массы и количества движения. Временные харак-
теристики в течении с горением сильно влияют на протекание
химических реакций, образование продуктов сгорания и пере-
дачу в окружающую среду выделенного в результате экзотер-
мических реакций тепла.
Полуколичественная информация о структуре потока может
быть получена бесконтактными методами с использованием ис-
точников света высокой интенсивности, например на водных мо-
делях, теневыми методами, методами трассирующих частиц, с
использованием голографии, высокоскоростной фотографии, с
помощью измерения скорости по мелким частицам и т. д. Прн
исследовании на водной модели изготовляется плексигласовая
модель испытуемого объекта. Информация о поле течения полу-
чается по наблюдениям за полистироловыми частицами, имею-
щими ту же плотность, что и у воды. Развернутый в плоскость
высокоинтенсивный луч света используется для наблюдения те-
чения в любом поперечном сечении Пример полученного таким
образом типичного поля течения в камере сгорания с подачей
54
Глава 1
закрученных потоков через несколько кольцевых каналов пока-
зан далее на рис. 4.65. Преимущество исследования течений на
водных моделях состоит в том, что можно легко получить такие
же, как на прототипе, значения чисел Рейнольдса, поскольку
кинематическая вязкость горячих газов примерно в 200 раз
больше, чем воды Многие другие методы диагностики потоков
(например, голография, спектроскопия, интерферометрия, ла-
зерные методы измерения скорости и размеров частиц) также
применяются для исследования сложных закрученных течений
12,93—101].
Лазерная голографическая интерферометрия
Визуализация течения и получение количественной инфор-
мации о потоке в первичной зоне газотурбинной камеры сгора-
ния. в камере сгорания с псевдоожиженным слоем или анализ
движения капель в аэрозоли могут быть эффективно осуществ-
лены методами голографической интерферометрии. Основная
особенность голограммы состоит в регистрации изображения
объекта, при которой сохраняются все его свойства. Голограм-
ма представляет собой запись интерференционной картины, об-
разованной двумя когерентными лучами света. Один луч явля-
ется опорным, а другой содержит информацию об объекте.
«Объектовый» луч представляет собой свет, отраженный или
преломленный объектом. Для записи этой интерференционной
картины на пленку используются специальные фотоматериалы.
После проявления пленка или голограмма представляет собой
дифракционную решетку, состоящую из вертикальных линий
(обычно 300 —3000 линия/мм) частиц серебра, разделенных про-
межутками. Промежутки формируются в процессе обработки,
когда удаляются экспонированные частицы серебра
Изображение восстанавливается при облучении голограммы
когерентным лучем света. Как и на любой дифракционной ре-
шетке, падающий луч разбивается на лучи различных поряд-
ков, но в голографии важны только лучи нулевого н первого
порядков, лучи более высоких порядков подавляются природой
самого процесса [94. 99]. Луч нулевого порядка содержит свет,
на который не влияет голограмма, но два луча первого порядка
идентичны исходному объектовому лучу и не могут сформиро-
вать изображения объекта Один из лучей первого порядка об-
разует мнимое изображение, которое можно видеть, глядя на
голограмму, а второй луч первого порядка образует действи-
тельное изображение на определенном расстоянии от голо-
граммы.
Кратко теорию голографии можно изложить следующим об-
разом: наблюдаемые интенсивности (двух интерферирующих
Введение 55
лучей света с интенсивностями /1 и h) даются выражением
Кг, Z)=/| + /24-2V/1/2cos[A<p(r, /) + Л<ро(г, 01-
Величины Д<ро(г,0 и Д<р(г,0 представляют фазовый сдвиг
лазерного луча, проходящего соответственно через невозмущен-
ную и возмущенную рабочие части. Это изменение фазы связа-
но с изменением показателя преломления п вследствие гради-
ентов плотности и определяется выражением
Д<р(г, t) = k [п(г, 0— n0]dr.
Тогда сдвиг полос равен
S(r, t) = faf(r, l)/kL.
В простейшем случае одномерного изменения п(г)—п(х), в
тогда
/ (х) = /, + /2 + 2 V/,/2 cos {k [п (х) — п0] Лх + Д<р0}.
При переходе от одной полосы к произвольной полосе (в точке
в потоке) изменяется длина оптического пути на величину
[п(х) — По] Дх == Х5(х), и, поскольку величины п0 и Лх изве-
стны, по измеренному сдвигу полос может быть определена ве-
личина п(х), которая задается выражением
п(х) = (1/Дх) ]я(х) — n0]dx.
X!
Зная поляризуемость cti для /-Й компоненты газовой смеси, мож-
но определить изменение плотности и, следовательно, получить
картину поля течения, поскольку
n(x)= 1 + £ (2ла(/т^р((х)
t
в случае смеси простых газов Например, в потоке азота сдвиг
полос на единицу соответствует изменению плотности
Ap = (X/L)(mNi/2noN) ~ 26 г/м3.
Это соответствует величине 2,6 % плотности газа для типично-
го эксперимента с N, (например, при плотности, рав-
ной 2-Ю26 м-3, Т да 533 К).
Рассматривая голографические изображения поля течения,
можно получить структуру течения
Число линий или полос, созданных интерференционной кар-
тиной двух лучей когерентного света, равно функции угла
56
Глава 1
2 sin (0/2)/Хо, где 0 — угол между двумя лучами а Лс — длина
волны. Некоторые типичные значения числа полос для длины
волны Не — Ne-лазера (Хо = 0,6328 мкм) для углов 5°, 20°,
-40° составляют соответственно 138, 550 и 1080 лнния/мм. Раз-
решающая способность конкретной пленки зависит от размера
зерен серебра на пленке и задается (в линиях на мм) изготови-
телем фотоматериалов. Выходить за пределы разрешающей
-способности пленки нежелательно, поскольку при этом получа-
ется голограмма с плохой проработкой детален и заметной
дымкой.
Измерение скорости и характеристик турбулентности потока
Количественная информация о скорости в пламенах может
быть получена с помощью охлаждаемой водой трехмерной
трубки Пнто. Такие насадки просты, сравнительно дешевы и
могут использоваться в испытаниях на полномасштабных уст-
ройствах. Трубки Пито вносят возмущения в поток, и в некото-
рых ситуациях эти возмущения могут быть недопустимо велики.
Кроме того, они дают лишь ограниченную информацию о тур-
булентности [2]. Термоанемометры с проволочными или пленоч-
ными датчиками применяются в низкотемпературных изотер-
мических потоках, хотя имеются и проволочные датчики с воз-
можностью нагрева чувствительного элемента до температуры
900 °C. Современный уровень методов термоанемометрии обус-
ловливает их ограниченное применение в высокотемпературных
пламенах в камерах сгорания или в других типах аналогичных
пламен. В настоящее время разработаны лазерные доплеров-
ские измерители скорости (ЛДИС), позволяющие проводить
точные измерения трех компонент скорости одновременно и оп-
ределять характеристики турбулентности в высокотемператур-
ной среде в пламенах реальных промышленных установок.
Принципы работы н методика измерений лазерными доплеров-
скими анемометрами, в том числе в потоках с рециркуляцион-
ными зонами, изложены в работах [9, 95]. Используя трехка-
нальный лазерный доплеровский анемометр, в настоящее время
можно одновременно измерить три компоненты средней скоро-
сти и три значения среднеквадратичных пульсаций компонент
скорости.
Схема системы ЛДИС, позволяющей проводить измерение
мгновенной скорости потока в закрученных течениях с горени-
ем, в которой используется радиальная дифракционная решет-
ка, показана на рис 1.19 [93]. Лазерный луч после прохожде-
ния через радиальную дифракционную решетку, полученную от-
беливанием, дает дифракционные лучн различных порядков.
Соответствующие средние интенсивности дифракционных лучей
Введения
57
Рис. 1.19. Блок-схема лазерного измерителя скорости (2, 93]:
I — распределение интенсивности в лазерном луче; 2 — аргоновый лазер фирмы Spectra
Physics, мощность 4 Вт; 3 — фотоэ1ектрический детектор; 4 — фотоэлектронный триг-
герный блок, 5 — цифровой счетчик; 6 — полученная отбеливанием дифракционная ре-
шетка, 21 600 линия/оборот; 7 — маска с двумя отверстиями; В — оптический блок; 9 —
объектив; 10 — серводвигатель управления вращением; // — объем пересечения лучей;
12— распределение интенсивности в области пересечения лучей; 13— диафрагма; 14—
собирающая линза; /5 — приемная апертхра; 16 — модуляция интенсивности, создавае-
мая при прохождении частицы через темные и светлые почосы; /7 — фотоумножитель
EMI 9653 В; /в — блок питания фотоумножителя ЕНТ РМ 25 А; 19 — осциллограф;
20— интерфейс лазерного анемометра; 21— минн-компьютер PDP 8/Е, работающий в
режиме «он-ла!5н»; 2 — рабочая часть.
составляют 57 % в первом порядке и 20 % во втором порядке.
Дифракционная решетка служит в качестве разделителя луча
н устройства сдвига частоты лазерного луча. Легко получить
сдвиг частоты между двумя лучами света 4 МГц, что создает
движущуюся систему интерференционных полос в измеритель-
ном объеме. Лучи плюс первого и минус первого порядков, про-
ходя через фокусирующие линзы, пересекаются и образуют в
точке пересечения измерительный объем. Можно оценить диа-
метр D и длину I измерительного объема, используя соотно-
шения
_ 4X„F . = 4XC.F
U~ Do cos (6/2) ’ Do sin (6/2) ’
где 0 — угол между двумя лучами света, а Г и Do — соответ-
ственно фокусное расстояние линзы и диаметр лазерного луча.
Число образующихся в измерительном объеме полос рассчиты-
вается по формуле
д. 8F tg (6/2)____4/
nD„ nD„ ’
где I — расстояние между параллельными лучами до прохож-
дения через линзу. Изменяя фокусное расстояние линзы (или
расстояние между лучами с помощью оптического блока), а
S8 Глава I
следовательно, и угол пересечения 0 двух лучей в измеритель-
ном объеме, можно подобрать расстояние между полосами
1 = Ко/(2sin(0/2)] и частоту сигнала fD = u/l так, чтобы лучше
измерять скорость в представляющем интерес диапазоне.
При введении сдвига частоты fs и создании в измерительном
объеме движущейся системы полос частота сигнала fD стано-
вится равной )
г __ 2ч sin (0/2) . .
'°-------
и соответственно
“ = 2 sin (6/2)" —
В качестве светорассеивающих частиц применялся аэрозоль
200 (частицы SiO2 со средним размером 12 нм). Прн использо-
вании таких мелких частиц возникает агломерация, и средний
размер частиц в измерительном объеме оказался равным око-
ло I мкм при использовании небольшого псевдоожиженного
слоя
Приемная система состоит из плоско-выпуклой линзы; рас-
сеянный свет (при использовании ирисовой диафрагмы) собира-
ется этой линзой и фокусируется на отверстии перед трубкой
фотоумножителя, имеющего амплитудно-частотные характери-
стики, как у модифицированного фотоумножителя типа S-20.
Сигнал с фотоумножителя подается на интерфейс лазерного
анемометра и затем на мини компьютер PDP 8/Е, работающий
в управляемом режиме («он-лайн»), для дальнейшей обработки
отдельных реализаций доплеровского сигнала для получения
средних значений скорости и среднеквадратичных пульсаций и
корреляционных моментов турбулентных пульсаций более вы-
сокого порядка, например коэффициентов асимметрии и эксцес-
са. Использованный в измерениях электронный процессор, про-
изводящий счет импульсов, измеряет время, нужное частице для
прохождения через промежуток выбранной ширины (т. е. опре-
деленное число полос в измерительном объеме). Кроме метода
счета импульсов разработаны и используются для анализа доп-
леровского сшнала также и наборы фильтров, анализаторы
спектра, устройства слежения за частотой, измерители автокор-
реляционной функции сигнала (фотонные корреляторы).
Расчет напряжений Рейнольдса в направлении основного
потока может быть выполнен на основе двух последовательных
измерений среднеквадратичных пульсаций скорости при откло-
нении плоскости лучей на углы ±45° относительно осевого иа-
’) Величина /, может быть как положительной, так и отрицательной, по-
скольку частота сигнала может увеличиваться или уменьшаться прн введе-
нии сдиига частоты одного нз лучей. — Прим, перев.
Введение 59
правления (т. е. направления компоненты скорости и). Величи-
ну u'v7 можно вычислить, используя следующее соотношение:
u'v'^ V2(o? —о|),
где oi и 02 — среднеквадратичные пульсации компоненты ско-
рости соответственно для углов ±45°.
В системах с горением различия между действительным и
экспериментально определенным распределениями плотности
вероятности могут возникнуть вследствие: а) градиентов тем-
пературы, б) химических реакций, изменяющих объемную кон-
центрацию частиц, и в) пульсаций скорости и температуры и,
следовательно, концентрации частиц, проходящих через изме-
рительный объем.
Измерение температуры
Температуру в крупномасштабных системах с горением, на-
пример в топках, в газотурбинных камерах сгорания, в двига-
телях внутреннего сгорания, в ракетных струях, можно изме-
рять датчиками различных типов. Чаще всего используются
термопары и энтальпийные зонды. Термопары можно использо-
вать до температур около 2500 К, и они требуют введения по-
правок к измеренной температуре на излучение. Энтальпий-
ные зонды могут использоваться при гораздо более высокой
температуре при условии, что известны термодинамические
свойства потока. Термопарные датчики имеют относительно низ-
кое частотное разрешение, которое может быть улучшено
уменьшением тепловой инерции и использованием компенсато-
ра [2] Термопару с компенсатором можно использовать для
измерения пульсаций температуры. Постоянные времени реаль-
ных термопар велики даже для того, чтобы разрешить сигналы
акустических частот. Постоянная времени зависит от физиче-
ских свойств проводов термопары и от аэродинамических усло-
вий в точке, где она используется. Она может быть эффективно
уменьшена путем подсоединения некоторых электрических це-
пей к выходу термопары. Долгое время не признавалась важ-
ность измерения пульсаций температуры, и только в последнее
время были предприняты попытки исправить этот недостаток
|93]
Временная зависимость отклика термопары с открытым спа-
ем может быть описана следующим дифференциальным урав-
нением:
т аТа I т =Т
dt + 1 ю г’
где Гг и Tit — температуры газа и спая соответственно, т —
«постоянная времени», определяющая способность термопары
60
Глава 1
Т= RcC
б
Рнс. 1.20. Характеристики термопары:
а — отклик термопары на ступенчатое изменение температуры; б — схема R—С-ком-
пенсатора; в — амплитудно-частотные характеристики (кружки и треугольники — экс-
периментальные точки)
следовать за изменениями температуры газа. В случае отклика
на ступенчатое изменение температуры т представляет собой
время, через которое выходной сигнал термопары составит
63 % полного изменения, как показано на рис. 1.20, а. Электри-
ческая компенсация запаздывания может быть осуществлена,
если будет подобрана электрическая цепь, которая может вы-
полнять над исходным выходным сигналом Гш операции, запи-
санные в левой части приведенного выше уравнения. Получен-
ный результат даст напряжение, соответствующее истинной
температуре газа.
Из диаграммы рнс. 1 20. в очевидно, что частотная характе-
ристика «заваливается» на частотах, больших 1/(2пт), назы-
ваемой частотой среза термопары. Используемая компенсирую-
щая цепь имеет противоположный характер изменения частот-
ной характеристики по сравнению с термопарой, поэтому в
представляющем интерес диапазоне частот амплитудно-частот-
ная характеристика термопары с компенсатором является пло-
ской. Использованный метод состоит в создании схемы с
уменьшающимся при увеличении частоты импедансом со ско-
ростью уменьшения, определяющейся падением амплитудно-ча-
стотной характеристики термопары, так что частотный диапазон
увеличивается с коэффициентом растяжения F (при этом частота
среза системы термопара — компенсатор становится равной
F/(2nr)). Время, необходимое для достижения 63 % изменения
Введение
61
сигнала, уменьшится в F раз, и вся система будет работать та-
ким образом, как будто ее эффективная постоянная времени
равна x/F. Постоянная времени термопары может бьгь описа-
на следующим выражением [2]:
Г - [ 289 1°18 [ (Л8)** -)
т ~ I L гг J L(mPs)>«]’
где Р: и 0 означают условия холодного спая термопары, М и
ps — соответственно число Маха и статическое давление.
Подробное описание различных электрических методов ком-
пенсации временных задержек термопар и их основные прин-
ципы изложены в работе Гупты и др [93]
Компенсирующая R— С-схема показана на рис. 1.20,6.
Коррекция в ней достигается выбором таких значений R и С,
чтобы ток, протекающий через R, был пропорционален скорости
изменения температуры термопары, и выбором такого зна-
чения Rc, чтобы создавался дополнительный ток, протекающий
через R, пропорциональный температуре термопары. Падение
напряжения создаваемое при протекании суммы двух токов че-
рез R, пропорционально при этом температуре газа. Критерий
правильной компенсации следующий:
Rc • С = т,
и частота среза термопары (с низким сопротивлением) факти-
чески возрастает в F раз, где F определяется выражением
F = 1 + RJR.
Приведенные выше уравнения являются основными для идеали-
зированного R — С-компенсатора и служат для установления
связи между R, Ц, и С в выражениях для т и коэффициента
расширения частотного диапазона, который на практике оказы-
вается несколько меньше F из за сделанных упрощающих пред-
положений при выводе уравнения для коэффициента расшире-
ния частотного диапазона.
Как отмечалось ранее, постоянные времени используемых
на практике термопар велики и зависят от физических свойств
проводов термопар и аэродинамических условий в точке из-
мерения. На рис. 1.21 показаны схемы установок для определе-
ния постоянной времени термопар. Схема, показанная на
рис. 1.21,а, позволяет легко получить плоскую амплитудно-час-
тотную характеристику вплоть до нескольких килогерц (обычно
4 ... 5 кГц). Однако за компенсацию приходится расплачи-
ваться уменьшением амплитуды детектируемого сигнала, по-
скольку для правильной компенсации все сигналы ослабляют-
ся относительно истинной амплитуды отклика термопары.
62
Глава 1
Рис 1.21 Аппаратура для измерения пульсаций температуры: а—из работы
.[93]; б — из работы Локвуда и др. [29]:
1 — термопара; 2 — выход по постоянному току; 3— осциллограф; 4—выход по пере-
менному току, 5 — усилитель постоянного и переменного тока; 6 — компенсатор; 7 —
вольтметр среднеквадратичного значения; в—анализатор спектра; 9 — турбулентное
метановое диффузионное пламя; 10— термопара с открытым спаем диаметром 40 мкм,
б % Rh/Pt — 30 % Rh/Pt; //—блок усилителя 350:1; /2 — активный фильтр компенса-
ции тепловой энергии; 13 — блок фирмы General Radio 1564-А; /4 — вольтметр сред-
неквадратичного значения 55D35 фирмы DISA; 15 — измеритель среднеквадратичного
значения фирмы Solatron JAM i860; 16— блок сбора данных PDP, /7—пробивка дан-
ных на бумажной ленте для ввода в CDC 6400 с целью получения функции распре-
деления плотности вероятности; /8—приборы для обработки сигнала; 19— трехосевой
координатннк перемещения горелкн; 20 — трубка горелки, D — 5 мм, длина 75; 21 —
манометр. 22 — ротаметр
Бесконтактные оптические методы измерения температуры
могут служить независимыми средствами измерения и градуи-
ровки контактных датчиков. В двухцветной оптической пиромет-
рии выходной сигнал, являющийся функцией температуры, по-
лучается как отношение двух сигналов, пропорциональных ин-
тенсивности света в двух различных узких полосах излучения
объекта [2]. Преимущество использования двухцветного метода
состоит в том, что исключается коэффициент черноты в том слу-
чае, если объект представляет собой серое или черное тело
Введение
63
Рис. 1.22- Блок-схема двухцветного оптического пирометра [21
/ — источник горящих частиц; 2 — окно; 3 — зеркало; 4 — охлаждаемый водой зонд;
5 — волоконно-оптический световод; 6 — фильтр А; 7 — детектор; 8 — усилитель Д; 9 —
преобразователь / V канала А, 10 — осциллограф или двухканальный самописец;
ft — делитель А/В-. /2—преобразователь 1+V канала В- 13— усилитель В-. /4 — фильтр В.
(е = е(Х) = const). Схема двухцветного пирометра показана
на рис. 1.22.
Выходной сигнал с каждой трубки фотоумножителя являет-
ся мерой интенсивности излучения от объекта на выбранной
длине волны и может быть связан с температурой объекта с по-
мощью закона Вина:
1а = СаВаЪ, ' ехр(— Сч/КТ),
где Со — постоянная, зависящая от оптической эффективности
системы; ео — коэффициент черноты поверхности на длине
волны X»; Хо — длина волны в нанометрах; Ci— вторая по-
стоянная Планка, равная 1,44-10' нм-К; Т— температура по-
верхности объекта в кельвинах. Коэффициент черноты объекта
зачастую известен неточно, но если предположить, что это се-
рое тело (т. е. коэффициент черноты постоянной и не зависит
от температуры или от длины волны), то можно взять отноше-
ние интенсивностей на двух различных длинах волн и получить
следующее соотношение:
‘ь ХР[ 41.
или
-Са(1/Хо- VW
In (/а//ь) - In (С) '
64
Глава I
где
р_________________________ СдЬд ( \
~ СЬЕЬ I К ) '
о о V ь у
Таким образом, исключается влияние коэффициента черно-
ты на получаемую в результате расчета температуру. Постоян
ная С, входящая в формулы определения температуры двух-
цветным методом, определяется в процессе градуировки. Сиг-
налы с двух фотоумножителей могут подаваться на мини-
компьютер для получения непрерывной диаграммы изменения
температуры.
Другим распространенным методом измерения температуры
с хорошим пространственным разрешением является двухполос-
ная атомная флуоресценция (при воздействии лазерного излу-
чения). При использовании этого метода в поток подмешивает-
ся некоторый элемент (обычно Th, Ga. In или Р), имеющий два
возбужденных электронных состояния. Температура определя-
ется по отношению числа атомов в этих возбужденных состоя-
ниях, измеряемому по отношению интенсивностей флуоресцен
ции для данных двух уровней. Может быть также использова-
на молекулярная двухпслосная флуоресценция, и были прове-
дены исследования по использованию в этом методе радикала
ОН-. Обычно для определения плотности заселения уровней ис-
пользуется лазерная индуцированная молекулярная флуорес-
ценция В неравновесных потоках для определения характер-
ных температур промежуточных продуктов реакции также мо-
жет использоваться индуцированная лазером флуоресценция
Она может применяться при таких значениях концентрации, ко-
торые слишком малы для использования методов измерения на
базе рамановского (комбинационного) рассеяния или CARS
Для реализации этих измерений необходима фундаментальная
спектроскопическая информация об энергетических уровнях ра
дикалов. Требуются проведение дополнительных исследований
по определению коэффициентов гашения и дальнейшая разра-
ботка теорий насыщенной и частично насыщенной флуоресцен-
ции.
Другим методом позволяющим измерить распределение
температуры в окрестности пламени или капли является лазер
ная шлирен-интерферометрия. Для получения интерферограм-
мы необходимо, чтобы по крайней мере один из двух интерфе-
рирующих лучей прошел через изменяющий фазу объект. Если
/, и /2— распределения интенсивностей двух лучей, то резуль-
тирующее распределение интенсивности / (х, у, z) в плоскости
регистрации (т. е. при фиксированном значении х) определяет-
ся выражением
I (у, Z) = /, + /2 + 2 (/,/2)'^ cos Ф (у, г).
Введение
65
Фокусировка фазового объекта в плоскости приемника делает
1(у, г) независящим от Л, /2 и от положения фазового объекта.
Получающееся в результате распределение интенсивности яв
ляется функцией только разности фаз ф. Величину ф(г/, г)
можно определить как сумму следующих величин: разности фаз
между лучами, возникшей в результате их прохождения через
области с неизвестным изменяющимся коэффициентом прелом-
ления; разности фаз, возникшей из-за разности геометриче-
ских путей; разности фаз из за абберации оптической системы,
т. е.
ф (У. г) = Фр, (У. г) — ФРа (у, г) + 4gi (у, г) — фра (у, г) +
+ Фо, (У. г)-фОа(</, г).
Тогда 1рр представляет собой линейный интеграл вдоль пути
луча, т. е.
Фр(у, Z) = fe J п(х, у, z)dl.
По лучу
где k = 2л/Ло, п(х, У- г)—распределение показателя прелом-
ления в представляющей интерес области, dl— элемент длины
и Хо — длина волны лазерного луча. Для малых отклонений
dl tv dx, так что
х
Фр (У, z) = k J п(х, у, z)dx,
о
где X — геометрическая длина пути через исследуемое прост-
ранство. Распределение абсолютного значения фазы в иссле-
дуемом пространстве относительно некоторой опорной среды
есть *
Фр, (У, г) - фра (у, z) — k И п₽1 (х, у, z) dx - nQX .
Lo J
где пГ!(х,у,г)—распределение показателя преломления в ис-
следуемой области, а По — показатель преломления однородной
опорной среды Два интерферирующих луча могут быть наклоне-
ны друг к другу и к плоскости регистрации. Тем не менее удоб-
но сделать углы падения г, и i2 равными, с тем чтобы масшта-
бы двух проектируемых изображений были одинаковыми. Для
достаточно малых углов падения оба изображения будут доста-
точно хорошо сфокусированы на всей регистрирующей плоско-
сти Как следствие этого распределение фаз в регистрирующей
плоскости может быть непосредственно связано с распределе-
нием показателя преломления в исследуемом пространстве. Пе-
3 Зак 434
66
Глава 1
рекрытие двух изображений, называемое обычно сдвигом, опре-
деляет, работает ли интерферометр в абсолютном или в диф
ференциалыюм режиме. Дифференциальные интерферограммы
получаются при малом сдвиге. В абсолютной интерферометрии
луч, прошедший через фазовый объект, интерферирует с лу-
чом, прошедшим в обход его. В этом случае разность фаз опре-
деляется выражением
Z) = kX Z) — По| + k2nYi + Фа, (у, z) — фО2(£, ?),
где
X
np(y,z) = 4-^ пС1(х, у, z}dx
о
и У, = 2Ма<р— смещение между двумя изображениями, кото-
рое отражает сдвиг или боковое смещение двух интерферирую-
щих лучей в плоскости регистрации. Если выразить приведен-
ное выше уравнение для ф(у, z) через распределение порядко-
вого номера полос р (у, г), то оно примет вид
Р (У, z) = X [пр (у, г) — n0] + 2n0Y, + Ра, (у, z) — Ра,(у. z).
Из этого уравнения ясно, что положение получающихся полос
зависит от аберраций системы, а также от ее геометрических
характеристик и от испытуемого фазового объекта. Для устра-
нения влияния аберрации и различия геометрических путей
можно использовать метод двойной экспозиции. Принцип этою
метода состоит в регистрации двух интерферограмм, с испытуе-
мым объектом и без него, на одной и той же пленке. Если
р(у,г) и р0(у, z)~ соответственно зарегистрированные рас-
пределения порядковых чисел полос для этих двух экспозиций,
то распределение порядковых чисел полос Р(у, z) для получаю-
щейся в результате муаровой картины будет следующим:
Р(у, z) = p(y, z} — pB(y, z).
Когда это уравнение применяется в рассматриваемом здесь
случае, получающееся в результате распределение представля-
ет собой так называемую абсолютную интерферограмму бес-
конечных полос исследуемого объекта, т. е.
Р(у, г)к0 = Х [п„ (у, г) — flj.
В случае абсолютной интерферограммы конечных полос изме-
нение от светлой полосы к темной и вновь к светлой называет-
ся сдвигом на одну полосу Сдвиг на две полосы происходит в
том случае, когда длины путей L отличаются на 2Ло, и т. д.
Введение
67
Таким образом, сдвиг полос определяется как изменение оп-
тического пути L, деленное на длину волны Х<>:
S = W
Величина сдвига полос в любой точке на плоскости прямо про-
порциональна изменению длины оптического пути луча света,
проходящего в этой точке через исследуемое сечение. Здесь
предполагается, что градиенты показателя преломления не ис-
кривляют траектории лучей света настолько, чтобы увеличивать
длину оптического пути, т. е. что эффекты рефракции пренебре-
жимо малы. В этом случае сдвиг полос, вызываемый возмуще-
ниями оптического пути L, определяется выражением
t
S(y, г) = J { [пр (х, у, z) — /г<>]/Л0} dx.
о
Это выражение очень похоже на выражение для абсолютной
интерферограммы бесконечных полос, за исключением того, что
в режиме конечных полос измеряется сдвиг полос, а не их по-
рядковый номер.
На рис. 1.23 показана схема экспериментальной установки
[2] для получения интерферограмм. Луч света от лазера под-
вергается пространственной фильтрации и расширяется до
диаметра около 15 см, так что он полностью соответствует апер-
туре шлирен-зеркала Mt. Получающийся в результате коллими-
рованный луч между зеркалами Л4| и М2 служит в качестве опор-
ного и рабочего лучей интерферометра. Важно выдерживать
малыми углы между коллимированным лучом света, падающим
лучом и отраженным лучом для получения минимальных воз-
Рис. 1.23. Схема лазерной шлирен-интерферометрнческой системы [93]. Ис-
пользован Не—Ne-лазср мощностью 5 мВт.
т»
63
Глава 1
6
Рис. 1.24. Типичные интерферограммы одиночной горящей капли (о) и пото-
ка горящих капель [93] (б).
мущеиий изображения- Этого можно достичь с помощью зеркал
с большим фокусным расстоянием. В другом варианте большие
зеркала можно заменить на большие линзы с расположением
всех элементов системы на одной оси. Использование больших
углов приводит к появлению возмущений изображения, которые
иногда называют «виньетками». Интерферограмма была запи-
сана на голографической пластинке Kodak SO I 15 (которая те-
перь называется Kodak-2415) с отсечением всех дифракционных
лучей, кроме ±1-го порядка. Энергетические требования для
правильной экспозиции на этой пластинке на длине волны X =
= 0,6328 мкм составляют около 0,035 Дж/м2. Это соответствует
времени экспозиции 1 мс при использовании лазера мощностью
5 мВт. Были сделаны две экспозиции: одна с исследуемым объ-
ектом, а другая без него, с тем чтобы можно было устранить
влияние аберрации оптических компонент, окружающих иссле-
дуемое пространство. При восстановлении интерферограмм они
Введение
69
освещались лазерным лучом с той же длиной волны, что и при
первоначальной записи. Одни из лучей ±1-го порядка пропус-
кался через останавливающее поле, и интерферограмма регист-
рировалась на пластинке.
Описанный выше интерферометр может быть использован в
абсолютном режиме с бесконечными и с конечными полосами.
Выбор рабочего режима зависит от размера н характера изме-
нения показателя преломления в исследуемом поле. Интерферо-
грамма с бесконечными полосами дает более реалистичную и
лучше воспринимаемую картину возмущений. Разрешающая
способность режима с бесконечными полосами составляет одну
полосу, в то время как в режиме конечных полос можно точно
измерить сдвиг в одну десятую полосы. Типичная интерферо-
грамма отдельной горящей капли в режиме бесконечных полос
показана на рис. 1.24.
В режиме конечных полос опорные полосы получаются при
повороте голографической решетки в ее плоскости на малый
угол между двумя экспозициями. В отсутствие возмущений со-
здается разность оптических путей, приводящая к появлению
ряда параллельных, расположенных с равными интервалами
светлых п темных полос. Они называются опорными полосами.
Ширина этих полос определяется выражением
s = M2W„₽a),
где а — угол поворота голографической решетки и р — полови
на угла пересечения лучей. Когда а стремится к нулю, ширина
полос стремится к бесконечности, и реализуется режим беско-
нечных полос. Когда в режиме конечных полос появляется воз-
мущение, сдвиг на одну невозмущениую полосу соответствует
разнице оптических путей, равной 2. о.
Измерение излучения и тепловых потоков
При горении углеводородных топлив основной вклад в пе-
ренос тепла излучением вносят частицы сажи, пепла, обуглив-
шегося топлива и несгоревшего угля. Для лабораторных экспе-
риментов рекомендуются два основных метода измерения
спектрального поглощения и коэффициента рассеяния на ча-
стицах. Первый метод состоит в измерении ослабления излуче-
ния от внешнего (спектрального) источника при прохождении
через высокотемпературный газовый поток с частицами в опре-
делении радиационных свойств из преобразованного должным
образом уравнения переноса излучением. При использовании
этого метода возникает необходимость учета взаимодействия
частиц с газом в потоке. Необходимо знать концентрации Н.,О
и СО2, а также распределение частиц по размерам, плотность
70
Глава t
и химический состав. Этот метод может успешно применяться
только при тщательно контролируемых условиях.
Второй метод состоит в использовании специально подготов-
ленных образцов различных частиц (например, спрессованных
частиц) и в определении различными методами комплексного
показатели преломления этих образцов. Образцы могут быть
приготовлены прессовкой плоских образцов, которые затем по-
лируются или оплавляются для измерения отражения. В каче-
стве альтернативы вместо приготовления образцов из частиц
пепла для определения характеристик могут быть использова-
ны чистые вещества. Затем для определения оптических посто-
янных смесей этих веществ можно применить законы смешения.
Далее можно использовать данные оптической пирометрии для
определения радиационных характеристик частиц на основе
теории рассеяния Ми или другой теории. Измерения следует
проводить на всех длинах волн и во всем представляющем ин-
терес диапазоне температур.
В методе Шмидта определения полного излучения пламени
(применимого в случае пламен с характеристиками излучения,
как у серого тела с однородным распределением температуры
по толщине исследуемого сечения и при отсутствии рассеяния)
проводятся три измерения интенсивностей излучения I,, /2 и
/з пирометром полного излучения так, чтобы
/о = /[ + т/3.
Здесь ly—eoTf—интенсивность излучения только самого пла-
мени, полученная при наблюдении холодной цели через пламя
с температурой TF\ /2 = еоГ). + таЦ — интенсивность излу-
чения, измеренная при наблюдении через пламя нагретого чер-
ного тела при температуре Ть\ 1з— интенсивность излучения
черного тела, рассчитанная по его температуре /ь = о7^;е —
общий коэффициент черноты пламени; т — обший коэффициент
прозрачности пламени.
Если пламя рассматривается как серое тело, то его коэффи-
циенты поглощения и излучения (коэффициент черноты) равны
между собой, и если предположить далее, что рассеяние равно
нулю, то можно рассчитать коэффициент черноты и температу-
ру пламени из следующих соотношений:
В отсутствие рассеяния и в пламенах, содержащих «несерые»
газы (СО2, водяной пар и т. п-) метод всегда будет точным до
тех пор, пока используемое для измерений /2 и /3 черное тело
будет находиться при той же температуре, что и газы. Обосно-
ванность применения метода Шмидта в случае промышленных
Введение
71
пламен газообразных топлив, в которых температуры и концент-
рации излучающих частиц существенно изменяются, вызывает
сомнение. Тем не менее в случае нефтяных пламен, излучение
которых определяется главным образом сажей, получаются
приемлемые результаты, если температуры пламени и модели
черного тела близки между собой. На практике для оценки
12 и /3 обычно вместо черного тела используется участок об-
лицовки из огнеупорного материала с низкой проводимостью и
большой толщиной.
Высокотемпературные течения характеризуются системами
уравнений, в которых следует учитывать мгновенные значения
переноса тепла вследствие теплопроводности, конвекции и из-
лучения. Тепловые потоки в пламенах велики, и поэтому потери
тепла имеют большое значение. Несколько типов зондов или
датчиков теплового потока создано на основе закона теплопро-
водности Фурье. Эти датчики предназначены для использова-
ния в стационарных условиях. Имеряются температуры (обыч-
но термопарами) в двух точках, расположенных на известном
расстоянии друг от друга и разделенных материалами с изве-
стной теплопроводностью. Такие зоиды могут представлять со-
бой вводимые в поток датчики (в этом случае они возмущают
поле течения) или устанавливаться как часть поверхности для
измерения местных значений коэффициентов теплопередачи.
В датчике Гордона имеется тонкая кольцевая фольга и изме-
ряется разность температур между центральной и наружной
частями поверхности фольги. Другое аналогичное устройство
состоит из трех тонких плоских «вафель», из которых две
внешние изготовлены из пар материалов, применяемых в тер-
мопарах, например из меди и константана. Передняя часть
датчика подвергается воздействию высокой температуры, в то
время как внутренняя часть поддерживается при более низкой
температуре с помощью водяного охлаждения. Точность этого
метода зависит от определения двух температур, расстояния
между двумя внешними «вафлями» и теплопроводности проме-
жуточного слоя.
Нестационарные потоки тепла на поверхности можно опре-
делить с помощью датчиков с тонкой или толстой пленкой.
Если толщина пленки гораздо меньше, чем глубина проникно-
вения тепла, то градиентами температуры в пленке можно пре-
небречь. Для устройства этого типа важным параметром явля-
ется произведение cpfe, где с, р и k — соответственно удельная
теплоемкость, плотность и теплопроводность для материалов
датчика и подложки. В методе тонкой пленки мгновенные теп-
ловые потоки определяются по результатам измерения мгновен-
ного значения температуры с использованием классической тео-
рии нестационарной теплопроводности. Преимущества метода
72
Глава 1
тонкой пленки следующие: I) малая постоянная времени,
2) высокая чувствительность к тепловому потоку, 3) точное
определение мгновенного значения теплового потока. Его недо-
статки следующие: 1) трудоемкость численной оценки теплово-
го потока, 2) точность ограничена произведением cpk, 3) дат-
чик нельзя использовать в проводящей среде (электрически
активной), 4) датчик чувствителен к эрозии под действием посто-
ронних частиц. В датчике с толстой пленкой подведенное к дат-
чику тепло в основном запасается внутри датчика и только
незначительная часть тепла передается подложке. Датчик по-
глощает тепло с поверхности, и мгновенный тепловой поток оп-
ределяется по скорости изменения температуры датчика. Как и
в случае тонкопленочного датчика, важным параметром явля-
ется произведение cpk для материалов чувствительного элемен-
та и подложки. Датчик с толстой пленкой обладает следующи-
ми преимуществами: 1) малая постоянная времени, 2) большая
теплоемкость и 3) нечувствительность к эрозии вследствие боль-
шой толщины пленки. Его недостатки следующие: 1) наимень-
ший тепловой поток на два порядка больше, чем в случае тон-
копленочного датчика, 2) для определения характеристик плен-
ки требуется градуировка, 3) большая величина проходящего
через пленку электрического тока и 4) трудно получать данные
о мгновенных значениях теплового потока, поскольку для этого
необходимо выполнять дифференцирование по времени.
В другом методе измерения тепловых потоков используется
калориметрический датчик. В первом успешно использовавшем-
ся калориметрическом зонде применялся метод тарировочных
измерений, т. е. определялась разность энергии, требуемой для
охлаждения датчика без отсоса пробы газа и требуемой для
охлаждения датчика с отсосом пробы газа. Таким способом
можно определить энтальпию пробы газа. Подобные датчики
обычно изготовляются из меди, а в качестве охладителя исполь-
зуется вода. Недостатки этого метода следующие: 1) прерыви
стый характер измерения и 2) установление достаточно малого
расхода отсасываемой пробы газа. Одной из проблем при ис-
пользовании калориметрических датчиков, как, впрочем, и для
большинства других методов высокотемпературной диагности-
ки, является градуировка при тех условиях, при которых датчик
будет использоваться.
Для проведения термоанемометрических измерений в высо-
котемпературных средах используются охлаждаемые пленоч-
ные датчики. В отличие от обычного термоанемометра для ох-
лаждаемого пленочного датчика требуется введение теплового
стока, что и позволяет сделать температуру датчика ниже тем-
пературы среды. Хотя и в случае термоанемометра, и охлаж-
даемого пленочного датчика обычно говорят об измерении тем-
Введение
73
пературы, для устройств обоих типов независимой переменной
является тепловой поток, а по его измерению вычисляют тем-
пературу. Для идеального охлаждаемого пленочного датчика
теплоперенос от среды к чувствительному элементу равен раз-
ности между подводимой мощностью и теплопередачей от чув-
ствительного элемента к охлаждающей жидкости. Максималь-
ные потоки тепла на охлаждаемом пленочном датчике при хо-
рошей стабильности датчика и большой его долговечности мо-
гут составлять около 10 Вт. Без использования специальных
мер по очень тщательной градуировке датчика, вероятно, труд-
но достичь погрешности ниже ±5 % при измерениях тепловых
потоков.
Для диагностики потоков широко используются три оптиче-
ских метода: интерферометрия, шлирен-фотография и теневая
фотография. Главное преимущество оптических методов состо-
ит в том, что они не возмущают поток Указанные три метода
основаны на двух физических явлениях:
1) скорость света зависит от показателя преломления сре-
ды, через которую распространяется свет, а показатель прелом-
ления газа в свою очередь зависит от его плотности;
2) свет, проходящий через фазовый объект с градиентами
плотности (например, через газ) и, следовательно, с градиента-
ми показателя преломления отклоняется от своего первоначаль-
ного направления, как при прохождении через призму.
Интерферометр, использующий первое явление, непосредст-
венно измеряет изменение плотности и в первую очередь при-
годен для количественного определения поля плотности. Шли-
рен-метод, основанный на втором явлении, позволяет измерять
градиенты плотности. Он чаше всего применяется для получе-
ния легко интерпретируемых картин поля течения вместе с при-
ближенной картиной изменения плотности в потоке. В методе
теневой фотографии, также основанном на втором явлении, из-
меряется вторая производная от плотности. Поэтому он приме-
ним только в тех областях течения, где градиенты плотности
очень велики. В прошлом интерферометры использовались для
исследования свободной и свободно-вынужденной конвекции, в
то время как методы шлирен- и теневой фотографии применя-
лись для исследования ударных волн и явлений в пламенах,
где градиенты плотности очень велики. В голографической ин-
терферометрии тепловые потоки определяются по градиентам
температуры, которые в свою очередь находятся по градиентам
плотности.
Инфракрасная термография представляет собой метод из-
мерения, основанный на системе детектирования инфракрасно-
го излучения, при котором непосредственно измеряют тепловой
поток. Сканированное инфракрасное изображение может дать
74
Глава 1
цветную или черно-белую картину распределении полного теп-
лового потока на нагретой поверхности. Этот метод можно ис-
пользовать для выделения локальных областей с высоким теп-
ловым потоком в сильно неизотермических системах.
Для анализа разнообразных задач, связанных с конвектив-
ным теплопереносом, могут быть использованы следующие три
метода, основанные на аналогиях
1) аналогия между тепло- и массопереносом,
2) электрохимический метод;
3) электрохимолюминесцентный метод.
Преимущество использования основанных на аналогии методов
состоит в том, что требуемая информация может быть получе-
на при проведении более легкого эксперимента. Тем не менее
присутствие теплового излучения в высокотемпературных пото-
ках создает потенциальные трудности применения этих мето-
дов. Точное измерение теплопроводности изоляционных мате-
риалов обычно становится более трудным при высоких темпе-
ратурах вследствие трудности точного определения больших
тепловых потерь.
Переносимый излучением тепловой поток может быть опре-
делен радиометром, представляющим собой прибор для измере
ния интенсивности теплового излучения. Радиометры могут
быть фотоэлектрического пли термического типа. Полый эллип-
соидальный радиометр полного излучения использует принцип
фокусировки всего излучения, падающего на малую круговую
(входную) апертуру, с помощью эллипсоидального зеркала на
термопаре, которая вырабатывает разность потенциалов, линей-
но зависящую от полученной энергии. Важной стороной приме-
нения радиометров является их градуировка, поскольку харак-
теристики термопары не обеспечивают абсолютного отсчета, и
они должны быть проградуированы по излучению черного тела
при различной температуре. Градуировку следует постоянно
проверять по следующим причинам:
1) несмотря на вдув азота, небольшое количество частиц
или капель попадает в эллипсоид н оседает на зеркале, кото-
рое приобретает селективность при некоторых углах падения и
теряет свои качества;
2) изменяется площадь входного отверстия;
3) в результате механических сотрясений повреждается тер-
мопара.
Вдуваемый в эллипсоид для зашиты зеркала азот создает
конвективные потоки, охлаждающие приемный спай и изменяю-
щие сигнал. Поэтому должен поддерживаться постоянный рас-
ход газа во время всего периода градуировки и измерения.
Для определения относительного вклада излучения и кон-
векции в общий тепловой поток в высокотемпературных систе-
Введение
75
мах радиометр можно использовать совместно с измерителем
полного теплового потока. Могут быть использованы также из-
мерители теплового потока, чувствительные элементы которых
изготовлены из материалов, существенно отличающихся по ха-
рактеристикам излучения, что позволяет разделить радиацион-
ные и конвективные потоки (например, с одним хорошо погло-
щающим и с одним хорошо отражающим чувствительным эле-
ментом).
Причины ошибок при измерении теплового потока могут
быть самые разные, например неточное определение термоди-
намических параметров и коэффициентов переноса, тепловые
потери в подводящих проводах, радиационный теплоперенос,
возмущения течения при использовании зондов, погрешности
измерения в нестационарных условиях, большая постоянная
времени, приборные ограничения, влияние электрических и маг-
нитных полей, отсутствие градуировки в потоке. Очень важно
провести теоретический и экспериментальный анализ величин
этих погрешностей.
Лазерный спекл-метод
Во многих технических устройствах наблюдаются вибрации
и колебания. Это характерно для станков, автомобилей, систем
с горением. Такие возмущения крайне нежелательны, даже если
не принимать во внимание генерируемый при этом шум. Систе-
мы с горением часто генерируют низкочастотные акустические
пульсации большой амплитуды, которые не только неприятны,
но порой становятся такими интенсивными, что могут вызвать
повреждение камеры сгорания и (или) связанного с ней обору-
дования. Хотя резонансные явления, возникающие в многих ти-
пах систем с горением (топки, циклоны и т. п.), могут быть уст-
ранены различными методами, это может потребовать приме-
нения очень дорогостоящего метода проб и ошибок.
Пока невозможно в полной мере на основе теории и при на-
чальной конструктивной проработке предотвратить возникно-
вение резонансных колебаний. Причины неопределенности свя-
заны с наличием различных комбинаций условий, приводящих
к возникновению колебаний Для многих типов возникающих
колебаний точный механизм возбуждения все еше не известен.
Математический поэлементный анализ системы труден и может
дать только возможное объяснение механизма возбуждения.
Поэтому обычно явления неустойчивости при горении в бойле-
рах, топках и камерах сгорания рассматриваются как отдель-
ные вопросы.
Обычный метод исследования вибрации в объекте состоит в
использовании датчиков давления или конденсаторных микро-
76
Г лава /
фонов вместе с частотным анализатором К сожалению, эти
традиционные методы имеют много недостатков, таких как
большая трудоемкость, дороговизна, ограниченное пространст
венное разрешение, и при их использовании могут измениться
амплитудно-частотные характеристики пульсаций в объекте.
Хотя пространственное распределение вибрации на объекте мо-
жет быть определено выборочной установкой датчиков на по-
верхности объекта, оно может измениться вследствие физиче-
ского присутствия датчиков, особенно в высокотемпературной
среде, где требуется водяное охлаждение датчиков. Если разме-
ры исследуемого объекта велики, вышеупомянутый метод может
быть очень трудоемким и дорогим. В то же время измерения
плоской вибрации, смещений, вращений и деформации могут
быть выполнены относительно легко спекл-методом рассеянно-
го лазерного света. Этот метод может быть также использован
в случае неплоской вибрации и колебаний. Главные преимуще-
ства этого метода — простота, дешевизна и относительная лег-
кость представления и интерпретации результатов. В отличие
от голографической интерферометрии требования спекл-метода
к механической устойчивости не такие жесткие. Другое преиму
щество спекл-метода состоит в том, что его результаты можно
наблюдать в реальном времени. При использовании этого мето
да можно непосредственно наблюдать, например, поведение ви-
брирующей панели, идентифицировать резонансные узловые
точки и их расположение без записи и обработки большого
объема данных.
Простота спекл-метода определяет его многочисленные при-
менения, например при исследовании автомобилей, самолетов,
камер сгорания, бойлеров и топок. Другой пример его приме-
нения — исследование деформаций в стыках элементов из сбор-
ного предварительно напряженного бетона. Эти элементы
в виде больших панелей, перекрытий и несущих стен широко
используются в строительстве. Сборка этих элементов с образо-
ванием стыков при создании конструкций играет важную роль
в жесткости структуры. Измерение смещений обычными мето-
дами не позволяет получить достаточную информацию об об-
щем поведении стыков И лишь спекл-метод дает удовлетвори-
тельные результаты При освещении рассеивающего объекта
импульсным лазером можно получить пространственное распре
деление скорости в этом объекте.
Спекл-метод является методом, позволяющим выполнять
тонкие измерения а) происходящих в плоскости смещений, вра-
щений, вибрации и деформации и б) неплоского вращения. Для
измерения в плоскости вибрации объекта выполняется фотогра-
фирование объекта с двойной экспозицией при освещении рас-
сеянным лазерным светом до и после деформации. Малые сме-
Введение
77
щения объекта образуют совокупность пятен (спеклов), и по
относительному смещению пятен в двух экспозициях можно оп-
ределить малые смещения объекта. В случае непрерывной ви-
брации объекта будет наблюдаться стационарная (или движу-
щаяся) картина распределения пятен. Картина распределения
пятен будет стационарной в том случае, когда частота вибра-
ции объекта не будет меняться во времени. Для измерения не-
плоского вращения надо лишь незначительно изменить систему
регистрации Вместо фотографирования пятнистой картины в
плоскости изображения пленка смещается в заднюю фокальную
плоскость объектива таким образом чтобы пятна наблюдались
в этой плоскости. Характерный размер картины случайного рас-
пределения пятен будет одинаковым при плоском и неплоском
вращении (или вибрации) объекта. Пятно в плоскости пленки
не связано со светом, рассеянным в окрестности соответствую-
щей точки поверхности объекта. Вместо этого каждое пятно об-
разуется всем светом, рассеянным в этом направлении. Если
объект вращается в своей собственной плоскости, то картина
распределения пятен будет оставаться стационарной; однако
если объект повернется на малый угол, то картина распределе-
ния пятен в задней фокальной плоскости будет смешаться.
Для измерения вибрации поверхности объекта на гологра-
фической пленке записывается картина распределения пятен,
которая затем может непосредственно изучаться под микро-
скопом. При регистрации спекл-структуры важно, чтобы каме-
ра фокусировалась ие на вибрирующем объекте, а на некото-
ром расстоянии перед ним. Причина этого в том, что интерфе-
ренция рассеянного света происходит перед объектом. Измере-
ние плоской вибрации может быть выполнено по осредненной
по времени спекл структуре. При продолжительной экспозиции
запишется картина, состоящая из образованных пятнами полос
(стреков) длиной 2ML, где М — увеличение системы. Большую
часть периода вибрации пятна находятся вблизи двух концов
стреков, поэтому полосы, наблюдаемые в задней фокальной
плоскости, будут аналогичны наблюдаемым полосам при сме-
щении объекта на 2L. Форма полос, модулирующих спекл-
структуру в задней фокальной плоскости, может быть описана
выражением
где Jo — функция Бесселя нулевого порядка, Хо — длина вол-
ны лазерного света, / — фокусное расстояние передающей лин-
зы, х — координата, параллельная направлению движения.
Спекл-структура может быть легко интерпретирована каче-
ственно, если провести контурные линии под прямыми углами
78
Глава 1
к стрекам Для извлечения информации об амплитуде вибрации
и о векторе полос можно использовать различные методы; про-
стейший из них состоит в освещении записанной спекл-структу-
ры расширенным лучем лазерного излучения и в наблюдении
структуры полос. Лазерный луч дифрагирует на спекл-структу-
ре, и образуется расходящийся конус с углом а, определяемым
выражением а « D/f, где / и D — параметры объектива, ис-
пользуемого для регистрации спекл-фотографии. Если малая
освещенная область содержит пару идентичных пятен, смещен-
ных на некоторое расстояние, то свет в получающейся паре
дифракционных конусов будет интерферировать, в результате
чего получится дифракционная картина, модулированная поло-
сами Юнга. Этот метол позволяет за один раз просмотреть
одну область спекл-фотографии. По расстоянию между полоса-
ми d можно получить величину вибрации L из выражения
Г = 0,7б[-У-1,
’ L Ma J
где М — увеличение системы записи спекл-структуры, а рас-
стояние d между полосами равно
d = M,
где Z — смещение пятен. При этом амплитуда вибрации равна
L = 0,76(//Л1).
Другой метод анализа спекл-фотографии состоит в анализе
всего поля. В этой системе вся спекл-фотография освещается
сходящимся сферическим лазерным лучом, и в задней фокаль-
ной плоскости первого объектива помещается маленькая круго-
вая апертура. Простая оптическая схема для получения изо-
бражения п для пространственного фильтрования может быть
создана на базе обычной 35-мм камеры. Расстояние от передаю-
щего объектива до камеры устанавливается таким, чтобы не-
дифрагирующнй лазерный луч фокусировался на апертуре ка-
меры, а объектив камеры фокусировался па спекл-фотографии.
1.6. ЗАКРУЧЕННЫЕ ТЕЧЕНИЯ В ТЕХНИКЕ
При конструировании технических устройств специалист по
горению должен находить оптимальное решение, сопоставляя,
например, эффективность процесса и загрязнение окружающей
среды. Главная цель большинства исследований состоит в полу-
чении информации, используемой конструкторами для описания
или моделирования определенных черт рассматриваемого явле
пия. Исследования могут быть теоретическими или эксперимен-
тальными; эти два подхода дополняют друг друга До настоя-
щего времени конструкторы полагались в значитечьной степени
Введение
79
на экспериментальный подход, хотя сейчас получает признание
математическое моделирование, дополняющее существующие
методы конструирования, и численное моделирование процессов
горения стало общепринятым. Традиционно рассматриваются
процессы в бензиновых двигателях, дизельных двигателях, топ-
ках и камерах сгорания газотурбинных двигателей [12].
Бензиновые и дизельные двигатели — это поршневые двига-
тели с нестационарными процессами и чередующимся горением
и сжатием. Требования повышения КПД бензиновых двигате-
лей приводят к повышению степени сжатия и как следствие
этого к возникновению процесса «детонации» — неуправляе-
мого воспламенения газовой смеси в цилиндре, приводящего
к перегреву, повышенному шуму и повреждению двигателя.
Для устранения этого нежелательного процесса вводятся изме-
нения конструкции двигателя и используются добавки к топли-
ву на основе свинца, но в настоящее время для уменьшения за-
грязнения окружающей среды предпочтение отдается топливу
без свинцовых добавок.
Степень сжатия в дизельных двигателях должна быть высо-
кой, чтобы обеспечивать самовоспламенение топлива, поскольку
в этих двигателях отсутствует искровое зажигание и уровень
горения контролируется расходом впрыскиваемого в виде мел-
ких капель топлива. Стремление достичь максимальной мощно-
сти двигателя за счет использования всего имеющегося воздуха
приводит к повышенному дымлению — нежелательному загряз-
нению. Стремление к получению эффективного чистого сгора-
ния стимулировало недавние усовершенствования роторных
двигателей (двигателей Ванкеля) и двигателей со стратифици-
рованным зарядом.
В двух следующих примерах рассматривается квазнстацно-
нарное непрерывное сгорание. При конструировании топок при-
ходится изучать множество практических конфигураций, и ти-
пичные проблемы и требования противоположны тем, которые
встречаются при конструировании двигателей. Например, для
создания больших радиационных тепловых потоков необходимо
наличие частиц, но желательно, чтобы весь дым поглощался
до того, как газы покинут топку. Интенсивность теплопереноса
должна быть высока, и потоки должны быть распределены та-
ким образом, чтобы распределение температуры на выходе
отвечало заданным требованиям. И в то же время необходимо
избежать перегрева газа и материала в пристеночных облас-
тях. Последний пример — газотурбинные двигатели, которые
кроме всего прочего также создают дым, а промышленное и
транспортное применение этих двигателей делает проблему об-
разования загрязняющих веществ еще более острой, чем в слу-
чае их применения в авиации. Камера сгорания газотурбинных
80
Глава Т
двигателей выполняет важную задачу — обеспечивает высоко-
эффективное сгорание, и конструкторы прилагают усилия к
уменьшению ее длины без ухудшения устойчивости горения и
к сокращению падения давления на ней без ухудшения интен-
сивности смешения газов, далее проходящих через турбину.
Для оптимизации исходной конструкции используются экспе-
риментальные методы «проб и ошибок».
Несмотря на отсутствие полного понимания того, почему
наличие закрутки так сильно интенсифицирует некоторые про-
цессы, в технических устройствах широко и. пользуются криво-
линейные линии тока закрутка и вихреобразование Исследо-
вание таких течений помогает при конструировании и доводке
систем сгорания, особенно в случае широкого использования
закрутки В настоящее время и теория, и эксперимент помога-
ют специалистам по системам сгорания обеспечить эффектив-
ное и чистое сгорание [102—115J. В следующих трех разделах
рассмотрены процессы в технических устройствах, интенсифи-
цированные с помощью закрутки. В последующих главах их
обсуждение будет продолжено. Оптимизация в процессе конст-
руирования и доводки представляет собой сложную задачу
гидродинамики и (или) аэротермохимии независимо от того, яв-
ляется ли основной подход экспериментальным или теоретиче-
ским. Исследовательские задачи дополняют прикладную рабо-
ту конструкторов технических устройств. Они прокладывают
путь, который ведет к решению задач конструирования за бо-
лее короткий срок и с меньшими затратами чем в настоящее
время.
1.7. ПОРШНЕВЫЕ ДВИГАТЕЛИ
Бензиновые и дизельные двигатели — пример использования
пульсирующих процессов сгорания [116—119] Они сходны по
основной концепции Главное различие между ними состоит в
том, что искровое зажигание инициирует сгорание при посто-
янном объеме в бензиновом двигателе, в то время как высокое
давление обеспечивает автоматическое зажигание, за которым
следует сгорание при постоянном давлении в дизельном двига-
теле. На рнс. 1.25 показана схема блока цилиндр — поршень
бензинового двигателя, а в нижней части рис. 1.26 приведены
четыре такта цикла Отто и проведено сравнение с газотурбин-
ным двигателем, работающим по циклу Брайтона.
Рассмотрим сначала работу бензинового двигателя с четы-
рехтактным циклом Отто.
1 Ход впуска (или всасывания) Поршень движется вниз,
впускной клапан открыт, топливно-воздушная смесь засасыва-
ется в цилиндр из карбюратора.
Введение
81
Рис. 1.25. Схема бензинового двигателя с искровым зажиганием [116].
Забор Сжатие Подача Сгорание Выхлоп
воздуха топлива^
воздух
Сжатие Сгорание
Рис. 1.26. Сравнение рабочих циклоа поршневого двигателя и турбореактив-
ного двигателя [135].
ОтоаЛ-гпав'
Выхлоп
S2
Глава f
Рис. 1.27. Схема двигателя со стратифицированным зарядом:
а — расположение инжектора и свечи зажигания в двигателе стратифицированного
заряда; б — используемый в двигателе стратифицированного заряда поршень с выем-
кой. создающей движение «хлюпанья» [117]:
/ — свеча зажигания; 2 — форсунка; 3—горючая смесь; 4— направление закрутки воз-
духа; 5 — камера сгорания-
2. Ход сжатия. Смесь сжимается и адиабатически нагревает-
ся, впускной клапан закрыт. Непосредственно перед достиже-
нием поршнем верхней мертвой точки высоковольтная свеча
инициирует воспламенение, и сгорание практически завершает-
ся до того, как поршень сместится на существенное расстояние
вниз. Это сгорание при постоянном объеме.
3. Рабочий ход. Горячий газ высокого давления толкает
поршень вниз, преобразуя в механическую энергию часть хи-
мической энергии топлива
4. Ход выхлопа. Поршень движется вверх, выпускной кла-
пан открыт, выхлопные газы выталкиваются из цилиндра.
Целесообразно вспомнить некоторые элементарные требова-
ния к процессу: при работе двигателя должна отсутствовать
детонация; должно происходить уверенное зажигание от иск-
ры; следует добиваться уменьшения теплопереноса; в любых
условиях топливо должно сгорать полностью Во время хода
всасывания устанавливается вихревая структура течения; это
происходит, когда поршень движется вниз н открыт только
впускной клапан. Такое вращательное вихревое движение со-
храняется на протяжении остальных ходов четырехтактного
цикла. Для определения влияния формы границ, положения
свечи зажигания н выделяющейся на свече энергии, свойств
топлива и температуры стенки на воспламенение, изменения
диаграммы давление—объем — время (индикаторной диаграм-
мы) и состава выхлопных газов конструктор должен привле-
кать и теорию, и эксперимент. Прошлое, настоящее и будущее
Введение
83
бензиновых двигателей, проблемы эмиссии загрязняющих ве-
ществ и их решения обсуждаются в работах [118—119].
В двигателях, получивших название двигателей со страти-
фицированным зарядом, одновременно используется движение
закрутки и всасывающе выталкивающего движения — «хлюпа-
ния», и они позволяют решать одновременно две проблемы:
уменьшения эмиссии загрязняющих веществ и повышения
КПД Схема такого двигателя показана на рис. 1.27, где изо-
бражены цилиндр и поршень (снабженный выемкой для того,
чтобы создавать «хлюпание») Устройство этого двигателя та-
ково, что вблизи свечи зажигания отношение топливо/воздух
гораздо выше, чем в остальной части камеры сгорания Сгора-
ние становится «мягким», поскольку воздух вдали от свечи
действует как подушка. Возможна работа двигателя при зна-
чениях отношения топливо/воздух гораздо ниже рабочего пре-
дела (устанавливаемого из условий воспламеняемости) обыч-
ных двигателей, и возможность такого отклонения позволяет
добиться экономичности Далее, мощность управляется лишь
расходом топлива, а не малоэкономичным методом дроссели-
рования, как в обычном двигателе, когда двигатель работает
сам против себя. Двигатель со стратифицированным зарядом
всегда работает при полностью открытом дросселе, управление
осуществляется ограничением расхода топлива. Высокое давле-
ние ускоряет испарение топлива, которое непосредственно вду-
вается в головку цилиндра. Закрученный воздух смешивается
с топливом и проносит смесь мимо свечи зажигания. Область
горения локализуется, и в ней содержится богатая смесь с хо-
рошей воспламеняемостью, а в среднем смесь остается бедной.
В верхней части некоторых поршней делается чашеобразная
выемка, как показано на рис 1.27, которая создает направлен-
ное к центру течение на заключительных стадиях хода сжа-
тия — именно это явление иногда называют «хлюпаньем» В ра-
боте [118] подробно описано прошлое, настоящее и будущее
процесса сгорания в бензиновых двигателях, включая обсуж-
дение закрутки и «хлюпающего» движения воздуха, и влияние
этих явлений на конструкцию камеры сгорания. В число об-
суждаемых вариантов входят камера сгорания Рикардо в фор-
ме ванны, камера сгорания с чашеобразной выемкой в поршье
Херона и высокотурбулентная камера сгорания с высокой сте-
пенью сжатия Мэя Возможности конструкции со стратифици-
рованным зарядом интерпретируются с точки зрения закрутки,
«хлюпанья» и вихрей для различных систем зажигания: Рикар-
до Honda CVCC, MAN FM и Ford PROCO Применение дви-
гателей со стратифицированным зарядом для управления об-
разованием загрязняющих веществ в двигателях с искровым
зажиганием подробно обсуждено в работе [119], включая
84
Глава Т
использование открытой камеры (Ford PROCO и Texaco TCCS)
и разделенную камеру (малая предкамера Honda и другие
предкамерные концепции). В гл. 6 обсуждены другие работы,
где рассмотрены различные технические системы сгорания
В четырехтактном дизельном двигателе химическая энергия
топлива частично переходит в механическую в четырехфазном
процессе, аналогичном процессу в двигателе с искровым зажи
ганием, но в нем нет свечн — зажигание достигается автома
тически в результате сильного сжатия. Выделяют следующие
четыре фазы.
1. Ход впуска. Воздух поступает через впускной клапан и
заполняет цилиндр двигателя.
2. Ход сжатия и начала сгорания. Содержащийся в цилинд-
ре воздух сжимается до высокого давления, и, когда поршень
приближается к верхней мертвой точке, в камеру сгорания че-
рез систему быстрой подачи под давлением впрыскивается
топливо.
3. Ход сгорания (рабочий ход или ход расширения) Ини-
циированное сжатием горение, начавшееся непосредственно пе-
ред достижением поршнем верхней мертвой точки, продолжа-
ется в течение некоторого времени после прохождения верхней
мертвой точки, в результате чего поддерживается высокое дав-
ление. Это процесс сгорания при постоянном давлении. Пор-
шень смешается дальше вниз, давление и температура пони-
жаются
4. Ход выхлопа. Продукты сгорания (плюс избыток возду-
ха или топлива) выбрасываются через выхлопной (выпускной)
клапан.
Здесь сильное сжатие должно обеспечивать мягкое зажига-
ние, должен использоваться весь имеющийся кислород, следует
добиваться уменьшения теплоотдачи и снижения мощности на
сосов подачи топлива, а также уменьшения задымленности
выхлопа. Потоку на входе стараются придать закрутку относи-
тельно центральной осн цилиндра выемка в поршне создает
также явление, называемое «хлюпаньем», при приближении
поршня к верхней части цилиндра. Тогда радиальная протя-
женность объема закрученного потока внезапно уменьшается и
принцип сохранения момента количества движения приводит к
сильному увеличению окружной скорости, увеличивая интенсив-
ность турбулентности и смешения. Исследования направлены
на получение данных о влиянии формы границ камеры дви-
жения впускаемого воздуха, характеристик форсунки подачи
топлива и свойств топлива на задержку воспламенения, зави-
симость от времени давления и объема, теплопередачу к порш-
ню и образование дыма В работе [120] содержится обсужде-
ние применения закрутки воздуха и создания движения «хлю-
Введение
85-
панья» при организации сгорания в дизелях. Эти концепции
используются также в двигателях со стратифицированным за-
рядом, относящихся к бензиновым двигателям. Информация по
этим двигателям содержится также в гл. 6.
Рассмотрим теперь, какие теоретические подходы могут по
мочь в оптимизации конструкции и при разработке двигателей.
Возрастающие требования как к увеличению термического
КПД, так и к снижению выброса загрязняющих веществ сти
мулируют развитие более совершенных методов анализа аэро-
термодинамики в двигателях внутреннего сгорания. Наиболее
общий подход состоит в расчете всего поля течения между
верхней частью цилиндра и поверхностью поршня и представ-
лении его как функции трех пространственных координат и
времени для всего четырехтактного цикла — для ходов впуска,
сжатия, рабочего и выхлопного — с соответствующим открыти-
ем и закрытием впускного и выпускного клапанов В бензино
вом двигателе искровое зажигание инициирует сгорание сжа-
той газообразной смеси в начале рабочего хода, в дизельном
двигателе воспламенение аэрозоли капель топлива осуществля-
ется за счет сильного сжатия, достигаемого при ходе сжатия;
моделирование этого процесса представляет собой наиболее
трудную задачу. В обоих случаях основные усилия направле-
ны на применение численных методов решения задач гидроди-
намики для анализа и понимания сложных структур течения в
поршневых двигателях и для последующего использования при
их конструировании н доводке.
Имеется большое число работ [121—131]. в которых обсуж-
даются проблемы прямого численного расчета многомерных
течений с химическими реакциями в двигателях внутреннего
сгорания. До последнего времени большинство моделей двига-
телей внутреннего сгорания были термодинамическими моделя-
ми—камера сгорания рассматривалась как контрольный объ-
ем, движением жидкости в нем пренебрегали и задавались
скоростью выделения энергии [121 — 124]. Многие из таких
подходов были успешными Тем не менее интерес к подходам,
отличным от нуль-мерного, связан с необходимостью понима-
ния и решения проблем сегодняшнего дня, в частности при со-
здании двигателей и со стратифицированным зарядом. Для
этого требуется развитие пространственных моделей течения.
Обширный обзор литературы по методам численного модели-
рования процессов в двигателях внутреннего сгорания можно
найти, например, в работах [125, 126]. Для анализа процессов
в двигателях с обычным циклом Отто, в двигателях Ванкеля
(роторных) и со стратифицированным зарядом применялись
одномерные нестационарные методы моделирования |127—
131] В ннх обычно использовались модели турбулентности с
86
Глава 1
алгебраическими уравнениями, рассматривалось сгорание в га
зовой фазе и использовалась обшая формулировка химической
кинетики, однако в некоторых работах рассматривался двухфаз-
ный процесс сгорания капель 1132], а в последнее время полу-
чены также результаты двумерного расчета [133]. Проведены
предварительные исследования подходов к решению полной за-
дачи, включая численное решение двумерной задачи о нестацио-
нарном течении двухфазного потока с использованием предполо-
жения об испарении и проникновении топлива в инертный газ
[ 133]. Были также предприняты попытки расчета двумерного
нестационарного течения с горением в двигателе внутреннего
сгорания с использованием модифицированной программы
RICE, разработанной в Лос Аламосской лаборатории [134].
Обсуждение более современных подходов содержится в гл. 6.
1.8. ГАЗОТУРБИННЫЕ ДВИГАТЕЛИ
Цикл сгорания в газотурбинных двигателях (цикл Брайто-
на) аналогичен циклу в четырехтактных двигателях внутрен-
него сгорания (см. рнс. 1.26), за исключением того, что сгора-
ние является непрерывным, а не периодическим и происходит
при постоянном давлении, а не при постоянном объеме. И тот
и другой циклы содержат четыре фазы: впуск, сжатие, сгора-
ние и выхлоп. В поршневом двигателе эти четыре фазы вы-
полняются последовательно в том же цилиндре, а в газотур-
бинном двигателе они протекают одновременно в различных
частях двигателя, а именно в компрессоре (с системой впус
ка), камере сгорания, турбине (с расширением) и выхлопной
системе. Стационарное вращательное движение в газовых тур
бинах обусловило их использование в стационарных н пере-
движных силовых установках. Особенно широкое применение
они получили в авиации в виде турбореактивных (чисто реак-
тивных), турбовинтовых (большая часть работы совершается
винтом) и турбовентиляторных (часть работы передается на
вентилятор, установленный во «вторичном» контуре) двигате-
лей [135].
Основные элементы цилиндрической камеры сгорания пока-
заны на рис. 1.28 [117, 135]. Хотя ее конструкция представ-
ляется довольно простой, конструирование и доводка камеры
сгорания ведутся порой наудачу. Подробное описание ее рабо
ты очень сложное, а современные представления о внутренней
аэродинамике весьма неполные Три основных режима течения
в камере сгорания показаны на рис. 1.29. Заметим, что, хотя
последние две фигуры относятся к камерам сгорания кругово-
го сечения, их можно рассматривать и как элементы кольце-
вой камеры сгорания. Они могут также непосредственно пред-
Введение
87
Рис. 1.28. Типичная осесимметричная трубчатая камера сгорания газотчрбии-
иого двигателя:
д — схема; б— распределение потоков воздуха; в — стабилизация пламени и оощан
структура течения [135].
«8
Глава 1
Рис 1.29. Схема течении в камере сгорания газотурбинного двигателя [81]
ставлять жаровые трубы трубчато-кольцевой системы. Такие
системы находят применение в двигателях с высокой интенсив-
ностью сгорания, в которых камера сгорания должна обеспечи-
вать полное сгорание топлива при низком уровне потерь дав-
ления, создавать газовый поток с почти постоянной температу-
рой занимать малый объем и обеспечивать устойчивое горение
в широком диапазоне рабочих условий (таких, как уровень
давления и отношение воздух/топливо).
Камера сгорания должна обеспечивать решение сложной за
дачи сгорание больших количеств топлива, подаваемого в виде
мелко распыленной аэрозоли из специально сконструированных
форсунок, в большом объеме воздуха, протекающего через рас-
положенный вверх по потоку кольцевой завихритель (пакет ло-
паток с углом установки обычно около 70°). Эта задача дол-
жна выполняться с соблюдением следующих условий
1 Высокая эффективность сгорания *.
2 Устойчивая работа *
3 . Малые потери давления.
4 . Хорошее поле температур в поперечном сечении *.
5 Легкое воспламенение *.
6 . Низкая эмиссия загрязняющих веществ *.
7 Долговечность.
8 . Приемлемо малый размер *.
При проектировании приходится искать компромиссное реше-
ние с учетом этих критериев. Область сильно закрученного вих-
ревого течения в первичной зоне помогает удовлетворить тем
требованиям, которые отмечены звездочкой, главным образом
за счет увеличения потерь давления. Это сложная задача аэро-
термохимии В настоящее время конструкторы полагаются в
основном на продолжительные и дорогостоящие эксперименты
на полномасштабных и уменьшенных моделях (13]
Обычно около 18 % всего воздуха проходит через закручи
вающие лопатки установленные под углом примерно 70° от-
носительно основного направления потока. Это приводит к воз-
никновению сильных «центробежных» эффектов во входной
Введение
89
части камеры сгорания и к появлению в первичной зоне обла-
стей с очень низким давлением, что приводит к образованию
центральной тороидальной зоны обратных токов. В централь-
ной части втулки закручивающего устройства расположена
форсунка распыления топлива, и в центральной зоне обратных
токов образуется конический закрученный факел мелких капель
керосина, что обеспечивает высоко интенсивное сгорание. Ста
бнлизация достигается рециркуляцией горячих и химически
активных продуктов частичного сгорания и подачей дополни-
тельного воздуха в первичную зону через отверстия бокового
вдува. Конструктор должен знать, как на выполнение множе-
ства требований влияют давление и температура воздуха на
входе, положение и размер других отверстий и щелей пленоч-
ного охлаждения, интенсивность закрутки, форма границ, угол
распыления топлива и его свойства и многие другие парамет-
ры Обзор последних достижений в этих вопросах содержится
в работах [136—142]. Используемый при конструировании си-
стем сгорания современных газотурбинных двигателей теоре-
тический аппарат состоит обычно из эмпирических или полу-
эмпирических моделей, в которых общие характеристики свя
зываются с глобальными параметрами, такими, как объем ка-
меры сгорания, температура н давление воздуха иа входе, мас-
совый расход и отношение воздух/топливо. Требование дости-
жения повышенных параметров двигателя привело к идеологии
конструирования двигателей, требующей работы системы при
повышенных давлениях, более высоких температурах газа на
выходе, более высокой стабильности распределения температу-
ры на выходе Однако имеющиеся в настоящее время теорети-
ческие и эмпирические методы конструирования камер сгора-
ния в ряде случаев становятся неприемлемыми при необходи-
мости экстраполяции имеющегося опыта на условия работы
камеры сгорания с малой эмиссией загрязняющих веществ и
малым потреблением топлива
Действительно, лишь в последнее время были предприняты
серьезные попытки связать характеристики камер сгорания с
результатами теории горения как видно из обзорных работ
[143—149) Были сделаны оценка различных корреляций (с
учетом испарения капель, теории гомогенного реактора, много-
ступенчатой кинетики и механизмов турбулентного распро-
странения пламени) и попытка определения таких условий,
при которых характеристики могут быть ограничены либо ис-
парением капель, либо скоростью химической реакции, либо
смешением. При конструировании новых камер сгорания для
нефти или производимых из нее жидких топлив, а также при
оценке характеристик существующих камер сгорания использу-
ются в основном удобные уравнения реакций (с ограничениями
90
Глава 1
по смешению или без них) не столько в силу их точности,
сколько потому, что более сложные системы не дают большей
точности. Большинство исследователей проводят подобным об-
разом расчет образования НС и СО, а расчет образования
NO» (когда главными влияющими факторами являются темпе-
ратура и в некоторой степени время пребывания)—с исполь-
зованием соответствующих корреляционных зависимостей [150]
Существует некоторая неопределенность в выборе числа реак-
ций и наиболее представительных ее этапов, которые необхо-
димо включать в модели реактора, и рассматриваются различ-
ные возможные варианты [ 147]. Что касается уровней физи-
ческой сложности, применимости и ограничений 0 , 1-, 2- и
3-мерных моделей, то их следует рассматривать с точки зре-
ния следующих шести различных уровней конструирования
(доводки) [ 144]
1) первоначальный выбор размеров;
2) исходные испытания;
3) моделирование первичной зоны;
4) моделирование вторичной зоны;
5) моделирование зоны разбавления,
6) изменения вследствие изменения условий окружающей
среды.
Оптимальным является, вероятно, следующий путь: исполь-
зование нуль мерных (алгебраических) моделей на этапах 1,2
и 6, а также двумерной осесимметричной модели на этапе 3
и трехмерной неосесимметричной модели на этапах 4 и 5. Ко-
нечно, рассмотрение модулей с закруткой в случае кольцевой
камеры сгорания также приводит к необходимости использова-
ния полностью трехмерной неосесимметричной модели на эта-
пе 3.
При всей полезности использования последних достижений
моделирования н методов решения следует помнить, что совре
менная доводка двигателя опирается в значительной степени
на опыт и эксперимент [151, 152]. Повысившееся внимание к
выполнению требований стандартов по загрязнению окружаю-
щей среды и к эффективности двигателей приводит к появле-
нию многих новых идей моделирования Испотьзуются модуль-
ный подход и другие методы [143], включая методы Хаммонда
и Меллора [153] и Свитенбенка и др. [154]. Обзор существую-
щих моделей сгорания аэрозолей содержится, например, в ра-
боте [145], и делается вывод, что (в ожидании дальнейшего
развития методов расчета трехмерных турбулентных реагирую-
щих потоков) полезные зависимости для эмиссии газотурбин-
ных двигателей можно получить при использовании модульно-
го подхода; предложен и конкретный метод (155].
Введение
9Г
Эта модель, по-видимому, будет развиваться с целью рас
ширения диапазона ее применимости и установления ограниче-
ний возможностей расчета. От других модульных и конечно-
разностных моделей, исследованных к настоящему времени,
следует ожидать предсказания только качественных тенденций
эмиссии. Как указывается в литературе, наиболее важной при-
чиной для этого является невозможность моделирования и
учета взаимодействия турбулентности, химических реакций и
движения аэрозоли с требуемой точностью. Существует точка
зрения, что необходимо уделять внимание экспериментам, па
правленным на выяснение этих взаимодействий (а не в слож-
ных газотурбинных камерах сгорания), для развития моделей
и их проверки. В качестве временной меры можно рекомендо-
вать подход работы [155|.
Хотя развитие обшей теории может привести в перспективе
к некоторым усовершенствованиям, конструкторы вынуждены
решать стоящие перед ними текущие задачи, и они понимают,
что полученные на основе оценок рекомендации придется оп-
тимизировать с использованием длительных экспериментальных
испытаний. С этой точки зрения имеются практические реко-
мендации [148] по методам снижения эмиссии загрязняющих
веществ за счет малых модификаций (бедная или богатая
смесь в первичной зоне, увеличение или уменьшение времени
пребывания, снижение расхода воздуха на пленочное охлажде-
ние, использование распылителя со вдувом воздуха, впрыск
воды, введение добавок в топливо, распределение подачи топ-
лива в окружном, радиальном и осевом направлениях) и боль-
ших изменений (подача воздуха от компрессора, рециркуляция
выхлопных газов, изменяемая геометрия, поэтапное сгорание и
системы предварительного смешения или предварительного ис-
парения). Для каждого возможного варианта указаны преиму-
щества, недостатки и побочные эффекты. Улучшение подготов-
ки топлива и увеличение подачи воздуха в области образова
ния сажи в пламени у же позволили значительно снизить уровни
эмиссии дыма на полной мощности. Эмиссия газообразных
загрязняющих веществ может быть снижена за счет модифи-
кации формы жаровой трубы и системы впрыска топлива, под-
крепленной, где это возможно, вдувом воздуха от компрессора
при малой мощности и впрыском воды при больших мощное
тях. Что касается загрязнения оксидами NOX, то представляет-
ся необходимым вносить изменения в конструкцию основной
камеры сгорания с использованием принципиально новых кон-
цепций, особенно для производных топлив, имеющих высокое
отношение С/Н и большое содержание ароматических компо
нент. Наиболее обещающим подходом представляется создание
камер сгорания изменяемой геометрии и каскадных с системами
52
Глава I
предварительного смешения или предварительного испарения,
в которых топливо испаряется и тщательно смешивается
с воздухом, необходимым для сгорания, в предкамере выше по
потоку от зоны горения Это интересная задача для численно-
го моделирования поскольку при простом моделировании та-
кой системы подобные эффекты не учитываются Дальнейшее
развитие этих идей содержится в гл. 6, где приведены также
примеры использования экспериментальных н теоретических
подходов и результаты, полученные на их основе
1.9. ТОПКИ, ГОРЕЛКИ И ЦИКЛОНЫ
На рис. 1.30 приведен эскиз экспериментальной топки Меж-
дународной организации исследования горения (IFRF) с пе-
ременным отводом тепла, использованной для подробного экс-
периментального исследования гидродинамики и теплообмена.
Топка имеет длину примерно 6,3 м и поперечное сечение
2X2 м. Она состоит из 17 поперечных охлаждаемых водой
секций. Горелка и труба расположены в центре торцевых по-
верхностей. Во время испытаний серии М-3 использовались две
высокоскоростные туннельные горелки для природного газа,
показанные на рис. 1.31, в которых достигается полное сгора-
ние на выходе из горелки [156—158]. Продукты сгорания по-
ступают в топку без закрутки и горизонтально (экспери-
мент 8) или под углом 25° к горизонту (эксперимент 10).
В предыдущих испытаниях в 1FRF были исследованы пламе-
на распыленной нефти и измельченного в порошок угля с за-
круткой.
Существует много различных типов топок — топка котла
электростанции отличается, например, от топок в металлурги-
Рис. 1.30. Экспериментальная топка 1FRF для исследования теплообмена в се-
рии испытаний М-3 [157].
Введение
93
Рис. 1.31. Конструкции высокоскоростных туннельных горелок [1571:
а— горизонтальная (эксперименте); б—наклонная (эксперимент 10).
ческой и обрабатывающей промышленностях. Топки играют
важнейшую роль в современном обществе и их эффективность
и характеристики загрязнения среды могут привести к далеко
идущим последствиям. Однако во всех случаях особенно важ-
ной является возможность управления пламенем с целью со-
здания заданных распределений лучистого и конвективного
теплообмена, полного сгорания, предотвращения шума, пульса-
ций и чувствительности к изменениям свойств топлива. В боль-
шинстве топок пламенам придается некоторая закрутка с
целью повышения устойчивости, тогда как в некоторых других
случаях, например в котлах с тангенциальной подачей топли-
ва, потоки на входе направляются тангенциально к огневому
ядру, образующемуся в центре камеры. Тогда в камере
94
Глава I
с закруткой возникает слабый эффект циклонного типа или в ре-
зультате получается циклонная камера с движением закру-
ченного потока относительно геометрической оси оборудования.
Важными конечными характеристиками процесса являются
температура, распределение тепловых потоков на стенках и
эффективность сгорания, и онп непосредственно связаны с об-
разованием загрязняющих веществ, таких, как сажа и оксиды
азота. Конструктору и оператору необходимо знать, как эти
параметры зависят от количества движения и угла подачи
струй топлива, температуры предварительно подогретого возду-
ха и формы камеры. Ясно, что проблема моделирования очень
сложна, она включает взаимодействие турбулентного горения
многих химических компонент с многофазными процессами
(частицы жидкого или твердого топлива и углерода в поле те-
чения) и с лучистым теплопереносом. Как указывается в лите-
ратуре, моделирование в той или иной степени включает рас-
пределение по размерам частиц (рассчитанное в диапазонах
конечных размеров во всех точках области), потоковые или
зонные характерстики лучистого теплопереноса и данные о рас-
пределении сажи (сажа образуется в результате термического
разложения углеводородов и ликвидируется окислением, оба
процесса представляют собой сложную задачу химической ки-
нетики). Имеются обзоры достижений в этой области, из них
следует выделить работы Международной организации иссле-
дования горения в Эймёйдене (Голландия) и связанного с ней
Американского комитета исследования горения [158—169].
Общий обзор методов расчета длины сгорания и характери-
стик топки содержится в работе [163]. В случае турбулентных
диффузионных пламен процесс сгорания определяется структу-
рой потока и смешением. В обзоре обсуждаются методы рас-
чета, основанные на законах подобия турбулентных струй, тео-
рии потока в гомогенном реакторе и иа полных уравнениях в
частных производных для турбулентного течения. При сгора-
нии капель и частиц необходимо учитывать скорости гетероген-
ных реакций и требуется знать распределения частиц по раз-
мерам и в пространстве. Эмиссия загрязняющих веществ, та-
ких, как углеводороды, сажа и оксиды азота, может быть
уменьшена соответствующим управлением закономерностями
изменения температуры и концентрации в области сгорания.
В обзоре представлены также методы расчета лучистого пото-
ка тепла от пламени к тепловым стокам в порядке возрастаю-
щей сложности: модель с хорошим перемешиванием, модель
длинной топки, многопотоковая модель и зонный метод аназп-
за. В работе [166] сгорание и теплоперенос в топках больших
котлов рассмотрены с точки зрения десятикратного увеличения
размеров агрегатов за последние 20 лет. Проведены интенсив-
Введение
95
ные испытания котлов блока на 500 МВт со следующими це-
лями: получение исходных данных для усовершенствования бу-
дущих конструкций проверка моделей, используемых для рас-
чета их характеристик, выявление недостатков конструкции и
определение направлений модификации соответствующих бло-
ков Определены характеристики горения и теплообмена между
газом в стенками с точки зрения рабочих характеристик и из-
менений в конструкции. Преимущества . математического моде-
лирования хорошо описаны а работе [167], где дан обзор мо-
телей гидродинамики и теплообмена различного уровня слож-
ности В этой работе прослеживается постоянное возрастание
адекватности и подробности описания в процессе развития мо-
делей. В ранних работах удовлетворялись нуль мерными упро-
щенными подходами типа «перемешанного бака» (синонимы —
«гомогенный» пли «хорошо перемешанный» реактор) с исполь-
зованием в качестве замыкающего предположения о постоян-
стве температуры. Для анализа горения в топках с большим
отношением длины к ширине использовался одномерный под-
ход. Во всех этих моделях применялись специальные предпо-
ложения эмпирического характера. Использование вычисли-
тельной техники и численных методов позволило в последнее
десятилетие перейти к двумерным моделям (включая осесим
метричные течения с закруткой), что значительно расширило
возможности расчета. Хотя и эти модели не нашли еще шире
кого применения у конструкторов топок, ведутся дальнейшие
исследования в направлении решения полностью трехмерных
задач. Ясно, что они окажутся полезными при практическом
проектировании н доводке [172]. Более подробное обсуждение
этих вопросов содержится в гл. 6.
Рассмотрим теперь некоторые применения закрученных те-
чений: в горелках вихревых устройствах и циклонах. Твердое
Рис. 1.32. Сжигание угля в промышленных топках:
а в виде измельченного в порошок угля: б — в неподвижном слое; в —в псевдо-
ожиженном слое, г — в циклонной топке [I].
96
Глава I
Рис 1.33. Модели подачи измельченного
о порошок угля в топку трубчатого во-
дяного котла:
а — топка с подачей угля сверху вниз; б —
топка с подачей через боковую стенку: е —
топка с подачей из углов (I].
топливо сжигается в техни-
ческих устройствах по-раз-
ному [1] Например, сжига-
ние угля в промышленных
топках может осуществлять-
ся следующими способами
(рис 132)
1) в виде измельченного
в порошок угля;
2) в неподвижном слое,
3) в псевдоожиженном
слое;
4) в циклонной топке.
Процесс сжигания из-
мельченного в порошок уг-
ля проиллюстрирован на
рис. 1.33, где приведены три
типичных режима подачи.
Другие варианты сгорания
показаны на рис 1.34 (170].
На структуру течения силь-
но влияют форма топки, по-
ложение отверстий подачи топлива, входных и выходных от-
верстий вдува и выхода воздуха В некоторых только что об-
сужденных способах сжигания угля используется циклонный
принцип; в этих случаях пламя называется циклонным пламе-
нем. а топка называется циклонной (рис. 1 ЗЗ.г, 132 и 134).
Высокая интенсивность сгорания позволяет уменьшить разме-
ры топки. В типичной циклонной топке могут использоваться
горизонтальные, немного наклоненные или вертикальные пла-
мена. Пламена измельченного в порошок угля используются
также во вращающихся печах для обжига цемента (рис. 1.35),
и длина пламени является важным параметром, представляю-
щим интерес для конструктора.
Особый случай представляют тороидальные горелки
(рис. 136), которые конструируются специально для достиже-
ния высокой интенсивности тепловыделения при высокой тем-
пературе в результате сжигания жидкого или газообразного
топлива с непосредственным использованием кислорода. Про-
дукты сгорания с высокой степенью диссоциации обеспечивают
очень большие конвективные потоки тепла при рекомбинации
на более холодных поверхностях; примеры их применения
включают процессы рафинирования стали и меди при их про-
изводстве электродуговым методом или в мартеновских печах.
В этих горелках иногда возникает неустойчивость, аналогичная
встречающейся в ракетных двигателях Для ракетных двигате-
Введение
97
Рис. 1.34. Конфигурации горелок и топок для сжигания измельченного в по-
рошок угля [170].
а — вертикальная подача; б — тангенциальная подача; е — горизонтальная подача; а —
циклонная подача; д — наклонная встречная подача.
Подачц
Рис. 1.35. Вращающаяся цементная обжигательная печь [1].
4 Зак. 434
98
Глава 1
Рис 1.36. Тороидальная горелка [1].
1 2
Рис. 1.37. Структура течения в
иижекциоииой зоне камеры сго-
рания гибридного ракетного
двигателя [11
I - вихрь; 2 — холодное ядро.
лей характерны три основных типа неустойчивости: неустойчи-
вость в камере сгорания, неустойчивость системы и собствен-
ная неустойчивость (см. также гл. 6). К первой категории от-
носятся явления гидродинамической неустойчивости, возникаю-
щие во многих системах сгорания, но особенно в камерах сго-
рания твердотопливных и гибридных ракетных двигателей.
Пример приведен иа рис. 1.37, где в определенной конструкции
камеры сгорания, аналогичной тороидальной горелке, возникает
гидродинамическая неустойчивость. Вблизи форсунки образу-
ется тороидальный вихрь Он захватывает горячие газообраз-
ные продукты сгорания, поступающий из форсунки окислитель,
газообразное горючее из области поверхности горючего, сопри-
касающейся с вихрем. При критических условиях смесь этих
газов воспламеняется и сгорает, создавая местное повышение
давления, распространяющееся вниз по потоку Этот процесс
периодически повторяется.
Во многих других типах циклонных пылевых газоочистите-
лей, циклонных сепараторов, пылеосадителей с вращающимся
потоком и форсунок для распыления жидкого топлива исполь
зуются свойства закрученного и вихревого течений [170]. На
пример, в циклонных сепараторах (рис. 1.38) крупные части-
цы отбрасываются к стенкам под действием центробежных сил
(нли вследствие недостаточной величины центростремительных
сил) в сильно закрученном потоке [11]. Они опускаются вме-
сте со вторичным течением и собираются в нижней части, в то
время как относительно свободный от пыли воздух продолжа-
ет движение в центральном ядре и выходит у противополож-
ного конца. Центробежные эффекты также проявляются в на-
гревателях типа бака с перемешиванием, когда бак с жидко-
Введение
99
Рис. 1.38. Типичный циклонный сепаратор [1].
стью нагревается от окружающей паровой рубашки. Переме-
шивание жидкости с помощью колеса с лопатками и установ-
ленные на стенке перегородки увеличивают турбулентность и
интенсифицируют теплоперенос.
Некоторые атмосферные течения связаны с вращающимися
массами воздуха либо в больших масштабах (циклоны, урага-
ны), либо в малых (огневые вихри, пылевые бури, торнадо,
водяные смерчи и т. п.), и описание этих геофизических явле-
ний само по себе представляет интерес [22, 56—58].
В гл 5 и 6 более подробно разбираются вопросы, предва-
рительно затронутые в этом параграфе
Глава 2
Пламена, стабилизированные
закруткой потока
2.1. СТАБИЛИЗАЦИЯ ПЛАМЕНИ
При стационарном горении пламена распространяются на-
встречу потоку химически активных реагентов. В камере сго-
рания пламя считается стабилизированным в некотором диапа-
зоне изменения режимных параметров (таких, как расход топ-
лива, отношение топливо/воздух или степень подогрева), если
эти изменения ие приводят к погасанию пламени илн к его
проскоку против потока в камере.
На рис. 2.1 в координатах скорость — концентрация схема-
тически показаны характерные области связанных со стабили-
зацией режимов для открытых пламен на вертикально распо-
ложенных горелках (в окружении неподвижного воздуха), ко-
торые исследовались в целом ряде работ [1—9]. Если скорость
набегающего на стабилизированное пламя потока топливно-воз-
душной смеси уменьшить настолько, что скорость распростра-
нения пламени в некоторой части выходного сечения устья го-
релки станет больше скорости потока, происходит проскок
пламени внутрь горелки. Это происходит в области режимов,
отмеченной на рис. 2.1 как «область проскока». Если же, на-
оборот, скорость набегающего потока увеличивать до тех пор,
пока она не превысит в любой точке скорость распространения
пламени, то пламя либо погаснет (в случае, когда условия
соответствуют на рис. 2.1 области слева от границы срыва
пламени), либо (в случае богатой топливно-воздушной смеси)
станет подниматься над горелкой, пока не будет достигнуто
новое устойчивое положение в потоке газа над устьем горелки,
возможное в результате смешения струи смеси с окружающим
воздухом и разбавления ее этим воздухом. Граница оторвав-
шегося (или, как его еще называют, поднятого) пламени пред-
ставляет собой (на рис. 2.1) продолжение границы срыва в
области концентраций топлива в смеси, превышающей некото-
рое критическое значение (в точке Л). Граница срыва (пога-
сания) пламени в этой области соответствует скорости газа,
требуемой для того, чтобы погасить оторвавшееся пламя. Коль
скоро пламя поднялось над устьем горелки, то, чтобы оно вер-
нулось обратно и вновь стабилизировалось на кромках горел-
ки, скорость набегающего потока должна быть снижена до во-
Пламена, стабилизированные закруткой потока
101
личины, значительно
меньшей, чем скорость,
при которой произошло
отделение пламени от го-
релки. Между значениями
концентрации топлива,
соответствующими точ-
кам Л и В (на графике
рис. 2.1), срыв оторвав-
шегося пламени достига-
ется при меньшей скоро-
сти, чем срыв пламени с
кромок горелки. Оторвав-
шееся пламя такого вида
можно получить лишь в
том случае, если поджи-
гать смесь на некотором
расстоянии выше устья
горелки.
Профили температуры
и концентрации в одно-
Концентрация бутана в смеси
Рис. 2.1. Характеристики стабилизации от-
крытого пламени:
1 — граница срыва пламени; 2— граница пога-
сания пламени; 3 — граница отрыва пламени от
кромок; 4— граница «посадки» пламени на
кромки; 5 — область проскока пламени.
мерном ламинарном пламени показаны на рис. 2.2. Тепло рас-
пространяется от продуктов горения, находящихся за гранич-
ной поверхностью Ь, к свежей топливно-воздушной смеси за
граничной поверхностью а. Поскольку в направлении оси х
происходит расширение газа, то скорость его увеличивается
от наименьшего значения So на границе а до наибольшего
значения St на границе Ь. Так как массовый расход газа через
любое сечение в волне горения постоянный, то плотность р
изменяется от ро до рь таким образом, чтобы выполнялось ра-
венство
paSa = pkSb. (2.1)
В рассматриваемой многокомпонентной смеси перенос каж-
дой компоненты осуществляется не только вместе с общим по-
током массы, но также и посредством диффузии, которая про-
исходит в направлении уменьшения концентрации. В итоге мо-
лекулы конечных продуктов диффундируют в направлении от
b к а, а молекулы реагентов — в направлении от а к Ь. Ско-
рости диффузии необходимо либо добавлять к скорости потока
массы, либо вычитать из нее, так что молекулы реагентов бу-
дут, очевидно, перемещаться быстрее, чем молекулы конечных
продуктов, и будут до известной степени перемешиваться с
ними. Концентрации промежуточных продуктов могут достигать
максимума в некотором сечении между границами а и b и
они будут диффундировать отсюда в обоих направлениях.
102
Глава 2
Рис. 2.2. Схематическое представление
структуры распространяющейся волны го-
рения [24].
1 — поток смеси; 2 — зона подогрева; 3 — зона
реакции: 4 — поток тепла н активных центров
зарождения цепных реакций от элемента зоны
реакции; 5 — концентрация активных центров;
б — концентрация реагентов.
также будет иметь положительный
В стационарном режиме
горения все эти транс-
портные процессы проис-
ходят таким образом,что
суммарная масса веще-
ства, проходящая через
поперечное сечение за
данный отрезок времени,
повсюду одна и та же.
Если проследить за про-
хождением некоторого
элемента массы через по-
следовательные стадии в
зоне между границами а
и Ь, то окажется, во-пер-
вых, что его температура
возрастает от величины
Та в свежей смеси до ве-
личины Tf в точке пере-
гиба кривой Т=Т(х).
Следовательно, в диапа-
зоне температур от Та до
Ti вторая производная от
температуры d2T/dx2 по-
ложительна, и градиент
теплового диффузионного
потока (d/dx)(kdT/dx),
где k—теплопроводность,
знак. Это означает, что
рассматриваемый элемент массы получает посредством тепло-
проводности от находящихся ниже по потоку более горячих
элементов больше тепла, чем он сам отдает находящимся вы-
ше более холодным элементам. После прохождения точки пе-
региба знак величины d2T/dx2 меняется и она становится от-
рицательной, в результате чего рассматриваемый элемент пе-
рестает быть стоком для тепла и превращается в его источник.
Его температура вследствие тепловыделения при химических
превращениях продолжает расти. Аналогично можно рассмот-
реть и изменение концентрации, происходящее в результате
диффузии, особенно диффузии промежуточных продуктов, та-
ких, как свободные атомы и радикалы, которые могут служить
центрами зарождения цепных химических реакций. Но при
этом, хотя температура элемента монотонно возрастает до тех
пор, пока не будет достигнута температура конечных продук-
тов Т„, концентрация химически активных центров цепных ре-
акций может пройти через свой максимум и понизиться затем
Пламена стабилизированные закруткой потока 103
до уровня, соответствующего термодинамическому равновесию
между атомами, свободными радикалами и нейтральными
молекулами на границе Ь.
Граничные поверхности а и b в волне горения нельзя счи-
тать строго определенными, так как изменение температуры
вблизи граничных значений Та и Тъ происходит непрерывно.
Вместе с тем температура вблизи точек а и b меняется доста-
точно резко, так что некоторая неопределенность в положении
границ а и b существует лишь в относительно узких пределах.
Вие волны среда находится либо в состоянии термодинамиче-
ского равновесия, либо в квазиравновесном состоянии, при ко-
тором дальнейшие химические и физические изменения проис-
ходят настолько медленно, что в адиабатических условиях гра-
диенты температуры и концентрации практически равны нулю.
В любом сечении волны газ состоит из различных компо-
нентов молекул реагентов, молекул конечных продуктов и
молекул и атомов промежуточных продуктов реакций. Рассмот-
рим компонент i (1 меняется в диапазоне 1 i 1, где 1 — об-
щее количество рассматриваемых компонентов). Каждый ком-
понент перемещается относительно сечения волны со ско-
ростью, которая представляет собой сумму средней скорости
потока S и скорости диффузии Vi компонента I. Скорости
диффузии компонентов определяются из закона Фика. Ско-
рость диффузии Ui может быть как положительной, так и от-
рицательной в зависимости от знака градиента концентрации
i-ro компонента. Массовая скорость компонента i через едини-
цу поверхности пламени получается из уравнения
X tijmi(S + Ul)='Z, = pS,
где n, — плотность компонента i, a mi — молекулярная масса.
В соответствии с определением среднемассовой скорости вы-
полняется условие ^lnimiVi = 0. В объеме dx, заключенном
между сечениями в точках х и х + dx единичной площади, ко-
личество частиц компонента i равно n,dx. В стационарных
условиях эта величина не меняется во времени, так что обра-
зование нли исчезновение молекул компонента i компенсиру-
ется разницей в величинах л,(S 4-(Л), и n,(S + Ui)x+ax, пред-
ставляющих собой количество частиц, поступающих в рассмат-
риваемый объем и покидающих его. Единственным процессом,
приводящим к образованию или исчезновению молекул, явля-
ется химическая реакция, поэтому
где Ki — скорость изменения плотности и< в результате хими-
ческих реакций в тех условиях по температуре, плотности и
104
Глава 2
составу газа, которые существуют в окрестности точки х. По-
скольку в ходе химической реакции масса не создается и не
исчезает, величина К, должна удовлетворять уравнению
£/n(/(f = 0. Умножая обе части уравнения (2.2) на ггц, сум-
мируя по всем компонентам и учитывая, что
X n,/ni(S + l/i) = pS,
приходим к следующему соотношению:
d(pS)/dx = 0. (2.3)
Интегрируя получаем
pS = paSa = m, (2.4)
где th — массовый расход газа через единицу площади.
Рассмотрим бесконечную поверхность фронта пламени, тем-
пература внутри которого распределена в соответствии с об-
щим законом, изображенным на рис 2 2 Предполагая, что уже
установился стационарный режим горения, получаем в резуль
тате следующее уравнение сохранения энергии:
4 (* £) -%+p-s«4 X #=°- <2-5>
Первое слагаемое в уравнении (2.5) характеризует измене-
ние температуры за счет теплопроводности, k — теплопровод-
ность, зависящая от х, поскольку эта величина изменяется в
зависимости от температуры и состава газа Второе слагаемое
выражает изменение температуры вследствие конвекции, вели-
чина So — скорость распространения пламени, ра — плотность,
с„ — удельная теплоемкость при постоянном давлении, средняя
для интервала температур от Та до Т и зависящая от х. Тре-
тье слагаемое соответствует изменению температуры в резуль-
тате протекания химических реакций, Q — тепловой эффект ре-
акции, предполагаемый постоянным, и в — доля реакций от их
общего числа, завершившихся к сечению х. Таким образом,
представляет собой суммирование вклада реакций по
различным компонентам в общую величину Qe. Наконец, по-
следнее слагаемое описывает изменение температуры в резуль-
тате радиационного теплообмена, R — лучистый поток тепла в
сечении х.
Предполагая потери тепла излучением пренебрежимо малы-
ми, уравнение энергии (2.5) для единицы объема газа можно
записать в виде
= (2.6)
Пламена. стайн мпнппванные закруткой потока
105
где Q — скорость выделения тепла в химических реакциях.
Предположение о малости потерь тепла иа излучение оправда
но тем, что по закону излучения (Стефана—Больцмана) они
зависят от температуры в четвертой степени в связи с чем за
метно излучающая зона должна быть очень узкой, и, кроме
того, ширина зоны горения вообще невелика, а составляющий
ее газ диатермичеи даже в тех областях спектра, где располо-
жены полосы поглощения для трехтомных газов Н2О и СО2, т. е.
излучающая способность этого газа мала.
Уравнения сохранения энергии и химической реакции могут
быть решены относительно величины массовой скорости горю-
чей смеси и. следовательно, скорости распространения водны
горения после задания соответствующих граничных условий.
На «горячей» границе b условия определяются обращением в
пуль скорости химической реакции, градиентов температуры и
концентрации На «холодной» границе а должны задаваться
некоторые искусственные условия в виде температуры воспла
меиения или же стабилизации пламени В результате решения
рассматриваемой системы дифференциальных уравнений вели-
чины массовой скорости горючей смеси получаются как собст-
венные значения, и могут быть вычислены распределения тем-
пературы и концентрации в волне горения.
Определенные с помощью уравнения (2.6) зависимости гра
диента температуры и концентрации в волне от координаты х
показаны на рнс. 2.2. При малых х соответствующее химиче-
ской реакции слагаемое <5 еще мало так что величина
d277d№ приблизительно пропорциональна dT/dx. Это означает,
что и температура, и ее градиент сначала возрастают экс-
поненциально по мере увеличения х и что рост температуры
обусловлен притоком тепла, которое выделяется в химической
реакции, происходящей при более высокой температуре. Экс-
поненциальный рост температуры определяется характером
увеличения С> с температурой. По мере возрастания Q вели-
чина d7T/dx- уменьшается и наконец становится отрицатель-
ной. Соответственно вначале вогнутая кривая изменения тем-
пературы становится выпуклой при более высоком уровне
температуры, причем выпуклая часть температурной кривой
представляет собой зону наибольшего выделения тепла.
Попытки количественного решения уравнений, описывающих
распространение волны горения начались с простого одномер
ного стационарного случая Наиболее ранняя попытка такого
рода была предпринята Малляром и Ле Шателье [10] Они
вычислили распределение температуры в волне, аналогичное
изображенному па рис. 2.2, и предположили, что ее значение
в точке перегиба 7, определяет температуру воспламенения,
ниже которой химическая реакция не идет Процесс диффузии
106
Глава 2
не учитывался. Уравнение сохранения энергии в сечении xi,
соответствующем температуре Ti, имеет вид
<2-7>
где величина ср — удельная теплоемкость при постоянном дав-
лении, предполагаемая постоянной. Увеличение температуры от
Т\ до Ть вдоль оси х предполагается приблизительно линей-
ным, так что
(дТх Ть-Т,
I дх J| Дх
где Дх представляет некоторую не очень строго определенную
длину, сравнимую с шириной зоны реакции. Выражение для
скорости распростраиеиия волны горения относительно свежей
смеси
иногда называют уравнением Малляра и Ле Шателье.
Делались попытки усложнить данный подход, вводя выра-
жения для скорости химической реакции. Тем самым можно
было исключить неизвестную длину Дх, но вместо этого вво-
дится такое же неизвестное или чрезмерно упрощенное выра
жение для скорости реакции (т. е. Дх заменяется на произве-
дение скорости распространения пламени Sa на время, необхо-
димое для завершения химической реакции после того, как
элемент массы пересечет плоскость xi [10, 11|). В ранних ра
ботах решения для стационарного случая получались на осно-
ве предполагаемых механизмов реакции, но недостаток данных
о химической кинетике не позволял ввести в структуру необ-
ходимых предположений реальную кинетику внутри волны го-
рения. В результате эти предположения формулировались та-
ким образом, чтобы соответствовать задаче решения только
дифференциального уравнения теплопроводности, поскольку
процессы диффузии во внимание ие принимались.
В работе Льюиса и Эльбе [12] избежать проблемы одно-
временного решения дифференциальных уравнений теплопро-
водности и диффузии удалось в предположении, что повсюду
в волне горения сумма тепловой и химической энергии на еди-
ницу массы постоянна. При этом температура определяется
химическим составом и теплопроводность не входит в явном
виде в уравнения. Зельдович и Франк-Каменецкий [8] изучали
волны горения во влажных смесях окиси углерода с кислоро-
дом и воспользовались этим же предположением, хотя и в не-
сколько иной математической интерпретации. Приравнивались
Пламена, стабилизированные закруткой потока
107
диффузионный перенос химической энтальпии от свежей смеси
к продуктам горения и перенос тепла теплопроводностью от
продуктов к свежей смеси Этот альтернативный подход к вве-
дению предположения о постоянстве суммы тепловой и хими-
ческой энергий на единицу массы в равной степени позволяет
достичь цели и упростить задачу Он дает приближенное реше-
ние уравнения энергии (2.6) в виде [8, 79]:
se = I4feW₽(r6-ro)]
Z ть
V, /
(2-9)
В ходе протекания реакции в элементарном объеме газа
скорость этой реакции и, следовательно, количество генерируе-
мого тепла меняются в зависимости от реакционной способно-
сти газовой смеси. В самом начале процесса концентрации ре-
агентов велики, но температура мала. По мере увеличения
температуры достигается максимум скорости реакции, после
чего скорость снижается из-за уменьшения концентрации ре-
агентов. Это можно проиллюстрировать графиком на рис. 2.3,
где приведены данные для объемной скорости тепловыделения
в замкнутой системе в зависимости от реакционной способности
смеси и температуры смеси.
Сильная зависимость скорости распространения от темпера-
туры в уравнении (2.9) означает, что и изменения в составе
смеси также воздействуют на
кривую скорости тепловыделе-
ния на рис. 2 3 главным обра-
зом вследствие того, что тео-
ретическая температура горе-
ния увеличивается по мере
того, как величина отношения
топливо/воздух приближается
к стехиометрическому. Изме-
нения в скорости реакции при
варьировании начальной тем-
пературой происходят по ана-
логичной причине.
Для вычисления Q имею-
щихся данных о кинетике хи-
мической реакции недостаточ-
но. Тем не менее, зная общую
форму зависимости тепловыде-
ления от температуры и опре-
делив среднее значение объем-
ной скорости тепловыделения,
Реакционноспосойность или
температура
Рис. 23. Схематическое представле-
ние зависимости скорости тепловы-
деления в замкнутой системе от реак-
цией неспособности смесн или от тем-
пературы.
108
Глава 2
А _ sip54(r,-ro)
VcP — 2*
(2.10)
можно оценить величину Q с достаточно хорошей точностью.
Эджертон и др [13] предлагают переписать уравнение (2.9)
в виде
гь
$ *dT
Т„
U Ь~ *а)
Среднее значение объемной скорости тепловыделения фср
можно, таким образом, выразить через поддающиеся измере-
ниям величины и найти его значение, исходя из формы кривой
тепл о в ы д ел ен и я.
2.2. СТАБИЛИЗАЦИЯ ПЛАМЕНИ В ОДНОРОДНОЙ СМЕСИ
Условием стабилизации пламени в потоке заранее переме-
шанных топлива и окислителя с неравномерным распределе-
нием скорости следует считать существование в поле течения
точки, в которой скорость потока равна по величине скорости
распространения волны горения и противоположна ей по на-
правлению. Во всех остальных точках потока скорость горючей
смеси превышает скорость волны горения.
В небольших лабораторных пламенах превышение скоро-
стью потока скорости горения во всем поле течения означает,
что волна горения сносится потоком смеси и происходит срыв
пламени. Если в противоположность этому во всем поле тече-
ния скорость горения выше скорости смеси, то волна горения
проникает внутрь горелки. Такое явление называют проско-
ком пламени В случае очень бедной (топливом) смеси поверх-
ность пламени при проскоке нормально имеет коническую фор-
му и пламя проникает в горелку вблизи ее стенки асимметрич-
ным образом. В практических устройствах с использованием
горения распределение средней скорости потока всегда нерав-
номерно и существует также пространственная неоднородность
скорости распространения волны горения в поле течения.
Скорость распространения волны горения зависит от ряда
параметров, например от теоретической температуры горения,
величины отношения топлнво/воздух в смеси и от других физи-
ческих свойств смеси, таких, как се теплопроводность и коэффи-
циент диффузии. В натурных камерах сгорания тепло и хими-
чески активные вещества, генерируемые в зоне реакции, могут
отводиться при разбавлении продуктов горения (нли каким-
либо иным способом). Когда волна горения распространяется
по расходящимся направлениям, энтальпия, передаваемая по-
средством теплопередачи от зоны горения, не компенсируется
полностью конвективным подводом свежей смеси к элементу
Пламена, стабилизированные закруткой потока
109
волны горения, где была генерирована избыточная энтальпия.
Поэтому необходимо рассматривать пространственное распре-
деление скорости потока смеси и скорости распространения
волны горения.
Льюис и Эльбе [14] рассматривали устойчивость ламинар-
ного струйного пламени однородной смеси. Когда процесс был
устойчивым, волна горения занимала фиксированное положе-
ние на некотором расстоянии по потоку от устья горелки. По-
граничный слой, образовавшийся на внутренних стейках горел-
ки, продолжался и за ее срезом. Пламя стабилизировалось
внутри области пограничного слоя, где скорость течения была
пониженной по сравнению со скоростью на оси струи смеси.
В то же время сами кромки горелки воздействовали на про-
цесс стабилизации пламени неблагоприятным образом, по-
скольку они представляли собой сток для тепла и химически
активных продуктов.
Взаимосвязь скорости распространения пламени и критиче-
ской величины градиента скорости в пограничном слое струи
однородной смеси в процессе стабилизации пламени может
быть уяснена с помощью рис. 2.4, из которого видно, что по
мере увеличения скорости струи смеси положение стабилизи-
рованной волны горения меняется и пламя смещается вниз по
потоку [5]. Расход смеси на графике рис. 2.4 возрастает от по-
зиции 5 к позиции 1. Когда пламя удаляется от устья горел-
ки, его корневая часть сдвигается ближе к внешней границе
струи (рис. 2.4, а). Можно предположить, что в очень тонком
Рис 2.4. Связь скорости распространения стабилизированного на горелке пла-
мени с критическим значением градиента скорости в пограничном слое [51:
а — положение фронта пламени над кромкой горелкн при разтнчной скорости струн
смеси: б — соотношение между скоростью распространения пламени и скоростью смеси
в зависимости от расстояния от границы струп смеси вблизи кромок горелки.
110
Г лава 2
слое в непосредственной близости к стейке горелки изменение
скорости с расстоянием от стенки происходит по линейному
закону. Соответствующие профили скорости для рассматривае-
мых расходов газа могут быть изображены на рис. 2.4, б пря-
мыми линиями /—5. Кривые А, В и С представляют радиаль-
ные распределения скорости распространения пламени для не-
которых произвольно выбранных его положений 2, 3 и 4.
Уменьшение скорости распространения пламени из-за охлажда-
ющего влияния кромки горелки наиболее значительно, когда
волна горения расположена ближе всего к кромкам горелки
Величины градиента скорости / и 5 соответствуют двум экст-
ремальным случаям — срыв} пламени и проскоку пламени Ко-
гда скорость смеси настолько высока, что повсюду превышает
скорость распространения пламени (случай с градиентом /),
пламя срывается с горелки С другой стороны, если скорость
распространения пламени в какой либо точке потока превысит
скорость течения смеси, пламя проскочит внутрь горелки.
Внутри границ срыва и проскока пламя будет стабилизирован
ным. Эти границы соответствуют случаям с градиентами ско-
рости 2—4.
Критические значения градиента скорости в пограничном
слое определяются для пламени в однородной смеси на лабо-
раторных горелках из уравнений для коэффициента трения на
стейке. В случае полностью развитого ламинарного течения в
длинной цилиндрической трубе критическое значение градиента
скорости в пограничном слое ие может быть вычислено с по-
мощью выражения Пуазейля [15]
и=и(У?г-гг), (2.11)
где R— радиус трубы, и — значение скорости иа радиусе г, и
и = Др/4ц/., где Др— перепад давления иа длине L, р—
динамическая вязкость. Дифференцируя выражение (2.11) и
полагая r = R, находим градиент скорости на стенке
us = 2nR. (2.12)
Критическое значение градиента скорости в пограничном слое
для трубы данного диаметра может быть также выражено че-
рез число Рейнольдса для потока
Здесь Ffr—коэффициент треиия. Значения F/r для лами-
нарного течения в каналах круглого, квадратного и прямо-
угольного сечений можно найти в работе [5]. Коэффициент тре-
ния в общем случае определяется зависимостью Fp=A/Re”',
где k и т— постоянные величины Для ламинарного течения в
Пламена, стабилизированные закруткой потока
111
длинной цилиндрической трубе Ffr = 16/Re, и приведенное
выше уравнение (2.13) сводится к формуле
ug = 8fi/d.
(2.14)
Градиент скорости на стенке трубы в случае турбулентного
может быть приблизительно выражен соотиошеии-
течения
ем [4]
0,04й7/4р3'4
(2.15)
Согласно уравнению (2.15), градиент скорости в смеси дан-
ного состава зависит от величины отношения Иными
словами, средняя скорость, соответствующая некоторому опре
деленному значению градиента пропорциональна d'h. Таким
образом, критическая скорость в турбулентном потоке (т. е.
средняя скорость, соответствующая критическому градиенту) в
первом приближении не зависит от диаметра трубы, что и на-
блюдается в экспериментах [4, 16].
Для турбулентного трения в длинной цилиндрической трубе
с гладкой поверхностью стенок в литературе имеется несколь-
ко соотношений. Одно из них—эмпирическое выражение Бла-
зиуса для 3000 < Re < 10 000;
р 0,08
,r Re1'4 ’
Критические градиенты скорости для пламен, стабилизиро-
ванных за торцами расположенных вдоль оси горелки прово-
лок или стержней, могут быть вычислены путем дифференци-
рования выражения для скорости течения в кольцевом канале.
Сравнительно недавно в работе [17] была предложена фи-
зическая модель срыва пламени с кромок горелки (при подме-
шивании воздуха в газообразное топливо). Предполагается, что
срыв является следствием скорее чрезмерного растяжения пла-
мени в зоне стабилизации, вызванного снижением скорости ре-
акций и увеличением отвода тепла от этой зоны к потоку, чем,
как это считалось ранее, того факта, что во всем поле течения
местная скорость газа превосходит местное значение скорости
распространения пламени. Попытка обобщить большое количе-
ство экспериментальных данных показала, что почти все они
описываются уравнением вида
ug = (0,23pCpS^)[l — (1 — Х6«)₽]. (2.16)
где ug — градиент скорости в пограничном слое при срыве
пламени, X— относительный объем горючего газа в смесн, вы-
раженный в долях от стехиометрического, постоянная р рав-
на нулю для пламен в однородной смеси и единице для пла-
мен с вторичным фронтом догорания.
112
Глава 2
Рис. 2-5. Схематическое представление поля скорости в потоке с распростра-
няющимся по расходящимся направлениям пламенем:
/ — скорость равна и: 2— скорость равна и + l\0(dti/(ly)sin а.
Отклонения в величинах критического градиента скорости в
пограничном слое возникают в тех случаях, когда становится
заметной роль так называемой избирательной диффузии’).
В таких случаях соответствующая (критическому градиенту)
величина скорости распространения пламени неизвестна, и по-
этому фактор растяжения пламени не может быть вычислен.
Хорошо известно обобщение данных, которое выполнили Кар-
ловпи и др. [18], установившие, что состав топливно-воздуш-
ной смеси коррелирует с градиентом скорости в пограничном
слое при срыве распространяющейся по расходящимся направ-
лениям волны горения. Это обобщение, которое обычно связы-
вают с физической картиной явления, следующей из теории
срыва пламени, обусловленного градиентом скорости, на самом
деле представляет собой особый случай теории срыва, осно-
ванной на представлении о растяжении пламени.
Поле скорости в потоке с распространяющимся по расходя-
щимся направлениям пламенем схематически показано на
рис. 2.5. Фронт пламени проходит через точку перегиба кри-
вой изменения температуры от температуры свежей смеси до
температуры продуктов горения. В случае обычной, ие подвер-
гающейся растяжению волны горения массовая скорость газа,
нормальная к поверхности волны, равна pusin<p, где 01 = 90” —
— а. Для пламени в потоке с градиентом скорости массовая
скорость возрастает с увеличением координаты ц и равна
p0u0 sin <р + р0т) cos <р sin <р, (2.17)
где По — скорость осредиенного течения в точке воспламенения
смеси, где п = 0, sin<p = S/uo (S— местная скорость распро-
') Явление избирательной, или селективной, диффузии, связанное с неоди-
наковостью скорости диффузии молекул топлива и окислителя, называют так-
же диффузионным расслоением. — Прим, персе.
Пламена стабилизированные закруткой потока
113
странения пламени, уменьшенная из-за воздействия градиента
скорости потока), cos<p & 1. Увеличение массовой скорости газа
через элемент волны при увеличении расстояния вдоль коорди-
наты г] приводит к возрастанию площади поверхности этого
элемента волны горения в соответствии с соотношением
। +v>sin<P- (2-18)
Вблизи области срыва пламени sin <р ~ 1, так что коэффи-
циент растяжения пламени по Карловпцу (второе слагаемое в
формуле (2.18)) определяет увеличение площади поверхности
волны горения в поле течения с градиентом скорости. Таким
образом, растяжение зависит от величины градиента скорости,
отнесенной к ширине зоны подогрева. Экспериментальные дан-
ные, подтверждающие теорию растяжения пламени, получен-
ные для срыва обращенных пламен метановоздушной смеси,
содержатся в работе [ 19]
В работе ]17] показано, что величина >) в выражении
(2.18) представляет собой меру ширины зоны готогрсва и мо-
жет быть представлена как
n = */cppuSo. (2.19)
В зоне стабилизации скорость распространения ламинарного
пламени по исходной топливно-воздушной смеси может сильно
меняться вследствие:
а) разбавления реагентов окружающим атмосферным воз-
духом еще до воспламенения,
б) подогрева смеси, набегающей на начальный участок фрон-
та пламени, посредством диффузии от последующих участков
фронта.
Отсюда ясно, что критическое значение коэффициента рас-
тяжения пламени по Карловичу (т)/и) (du/dy) зависит не от
состава исходной топливно-воздушной смеси, а только от мест-
ного состава смеси в зоне стабилизации и, следовательно, от
местной скорости распространения ламинарного пламени.
2.3. СПЕКТР ЭНЕРГИИ ТУРБУЛЕНТНЫХ ПУЛЬСАЦИЙ
Турбулентность представляет собой наиболее часто встре-
чающийся, наиболее важный и наиболее сложный тип движе-
ния сплошной среды из числа тех, которые обычно наблюда-
ются в различного рода практических устройствах с горением.
Турбулентное горение интенсивно изучалось в течение длитель-
ного периода времени, но общепризнанная теория, которая
могла бы с единых позиций удовлетворительно объяснить це-
лый ряд характеристик турбулентных пламен, по-видимому,
114
Глава 2
все еще не создана. Одной из важных причин подобной неза-
вершенности в данной области следует считать недостаточное
понимание тех процессов, которые протекают в той зоне пла-
мени, где собственно и происходит горение. Турбулентность
представляет собой нерегулярные флуктуации (пульсации) в
небольших объемах среды (жидкости, газа), которые наклады-
ваются на перемещение этой среды в целом Турбулентные
пульсации происходят случайным образом и имеют определен-
ное сходство с хаотическим движением молекул, но, например,
количественные характеристики турбулентности, аналогичные
массе молекулы и длине ее свободного пробега, не являются
постоянными для данной среды. В то же время, поскольку
масса турбулентных объемов и средняя длина их «свободного
пробега» намного больше аналогичных величин для случая
движения молекул, турбулентный перенос вещества происходит
значительно более интенсивно, чем перенос посредством моле-
кулярной диффузии. Применительно к турбулентному горению
самой важной особенностью турбулентности следует считать
распределение скоростей, которое удобно характеризовать энер-
гетическим спектром турбулентности (рис. 2.6) и масштабом
турбулентности [20].
Турбулентные пульсации — это результат образования вих-
рей в течении со сдвигом, которое формируется на границе
двух смешивающихся потоков вязкой жидкости, имеющих раз-
ную скорость. Потоки могут представлять собой индивидуаль-
ные струи, включая «струи с нулевой скоростью» за торцами
обтекаемых потоком тел или пограничные слои на поверхно-
стях обтекаемых тел. В устройствах с горением свободные по-
граничные слои такого типа (после их отрыва от тела) наибо-
лее важны.
Крупные вихри, формируемые смешивающимися потоками,
вначале существенно анизотропны. Эти вихри взаимодействуют
в дальнейшем между собой и образуют в результате целый
спектр вихрей, характеризуемый определенными частотами
(рис. 2 6), и турбулентность становится приблизительно изо-
тропной (т е. в потоке не существует какого либо предпочти-
тельного, чем то отличающегося от других направления). Наи-
меньшие вихри с наибольшими значениями волнового числа
k посредством вязких сил диссипируют энергию турбулентно-
сти в тепло. Потеря энергии крупными вихрями происходит
главным образом вследствие ее передачи к вихрям меньшего
размера. Область спектра, отмеченная как равновесный интер-
вал, характеризуется тем, что она не зависит от начальных ус-
ловий формирования крупных вихрей. Отметим, что этот ин-
тервал включает и область диссипации с малыми вихрями, в
которой происходит перемешивание вплоть до молекулярного
Пламена, стабилизированные закруткой потока
115
Рнс. 2.6. Трехмерный спектр изотропной турбулентности f2j:
/ — область влияния условий образования вихрей; 2 — область отсутствия влияния
условий образования вихрей; 3 — спектр диссипации; « — наибольшие вихри непре-
рывного характера; 5 — энергосодержащие вихри; 6 — равновесный интервал; 7 — инер-
ционный интервал; 8 — интервал вязкой диссипации.
уровня. В устройствах с горением если только газы не пере-
мешаны до молекулярного уровня заранее, оин в сущности и
не перемешиваются до такой степени и, следовательно, хими-
ческие реакции не могут завершиться полностью.
Спектр турбулентности на рис. 26 дает представление
о средней энергии турбулентного движения, заключенной в внх
рях с волновыми числами между k и k + Д£. Для изотропной
турбулентности среднеквадратичные пульсации скорости во
всех трех измерениях равны, поэтому полная кинетическая
энергия турбулентности на единицу массы равна
+ (2.20)
О
и плотность кинетической энергии Ет равна
(2.21)
где и', v' и w' — пульсационные составляющие соответственно
осевой, радиальной и окружной скоростей.
116
Глава 2
Важной особенностью является то, что суммарная энергия
системы должна сохраняться, и величина максимума кинети-
ческой энергии турбулентности может быть получена из балан-
са энергии без привлечения к рассмотрению локальных значе-
ний турбулентной вязкости. Корректность выражения (2.20)
может быть подтверждена тем фактом, что приблизительно
80 % всей энергии турбулентности содержится в вихрях за
пределами низкочастотного диапазона и, таким образом, в
распределении энергии доминирует область изотропной турбу-
лентности. Это выражение, в частности, справедливо для обла-
сти. в которой завершаются процессы смешения н горения, т. е.
вне области формирования первичных вихрей. Необходимо так-
же отметить, что при изотропной турбулентности слагаемые
п'п' с i#=j обращаются в нуль и среднее сдвиговое напряжение
турбулентного трения также равно нулю. Нормальное напря-
жение трения (при i = ;) в этом случае равно
Трехмерный спектр турбулентности может быть разделен на
несколько характерных областей (рис. 2.6). В полосе наи-
меньших волновых чисел энергия для изотропной турбулентно-
сти возрастает пропорционально А4:
£(ft)~fe4. (2.22)
В практических устройствах (например включающих за-
крученные потоки) данная область не является изотропной.
Тем не менее, так как в этой области заключена лишь неболь-
шая часть полной энергии, ошибка получается незначительной,
если не считать зоны, непосредственно примыкающей к закру-
чивающему устройству (завихрителю), пластине — стабилиза-
тору или генератору турбулентности (турбулизатору). Единич-
ный крупный вихрь, существующий в циркуляционной зоне за-
крученного потока, соответствует очень узкой полосе в спектре
энергии турбулентности.
Свитеибэнк [21, 22] использовал диссипативные функции
изотропной турбулентности для того, чтобы разработать кон-
структивный подход, в котором микромасштабные пульсации
связываются в дальнейшем с энергией, которая в рассматри-
ваемой системе может служить для генерации турбулентности,
и с геометрией камеры сгорания. В практических устрой-
ствах с горением источником указанной энергии будут потери
полного давления на турбулнзирующих поток устройствах и
элементах конструкции. Существо данного подхода излагается
ниже.
Пламена, стабилизированные закруткой потока
117
Рис. 2.7 Компоненты баланса энергии в потоке.
Поскольку пульсации скорости и пульсации концентрации
диссипируют одновременно (аналогия Рейнольдса), то вредно
лагается, во-первых, что достигаемая степень смешения равна
степени диссипации турбулентности в условиях данного тече-
ния. Баланс энергии в этом случае выполняется следующим
образом [22]:
Потери Энергия. Кинетическая
давления на _ „содержащаяся" . 1иеогия i Днсснпатявиая
турбулизирующем в профиле турбулентности эис₽гия
устройстве скорости потока Jr
Математически это соответствует равенству
4-V+3(T)+t- <*«>
где q — скоростной напор, равный '/грй2. Для типичных ста-
билизаторов пламени (турбулизпрующих устройств) члены в
уравнении (2 23) представлены на рнс. 2.7 в виде графиков
функций безразмерного расстояния от стабилизатора.
2.4. ВЛИЯНИЕ ТУРБУЛЕНТНОСТИ НА ГОРЕНИЕ
И СКОРОСТЬ РАСПРОСТРАНЕНИЯ ПЛАМЕНИ
Первые экспериментальные данные о влиянии турбулентно-
сти на распространение пламени были опубликованы Дамкё-
лером [23] для пламен в пропановозлушиой смеси. Эти дан-
ные указывали иа то, что скорость турбулентного распро-
странения пламени является функцией скорости потока и не
зависит от масштаба турбулентности, так что при малых
118
Глава 2
скоростях Sr = SL + и', а при больших скоростях независимо
от состава смеси Sr = и'.
Многие из исследователей, в частности Карловиц [24],
предполагали, что пламя заметно увеличивает уровень турбу-
лентности, и эта так называемая автотурбулизация (или тур-
булентность, генерированная в пламени) использовалась для
того, чтобы объяснить расхождения между измеренными и вы-
численными величинами скорости турбулентного горения. Но
результаты измерений, проведенных Вестенбергом [25], пока-
зали лишь небольшой прирост турбулентности в пламени.
Большая часть известных из литературы моделей структу-
ры турбулентного пламени, являющихся по своей сути феноме-
нологическими, может быть разделена на две группы. Соответ-
ственно турбулентное пламя рассматривается как искривленное
ламинарное пламя или как горящие вихри в комбинации с
предположением о доминирующей роли в процессе горения
либо крупномасштабных, либо мелкомасштабных турбулент-
ных структур.
При низких уровнях турбулентности обычно принимается,
что действие турбулентности сводится главным образом к
искривлению непрерывного фронта пламени, отождествляемого
с ламинарным пламенем [26]. Искривленное пламя сохраняет
и поддерживает свою непрерывность. Локальные участки пла-
мени распространяются по нормали к их поверхности и со
скоростью распространения ламинарного пламени [27]. При
этом наблюдаемое увеличение скорости горения представляет
собой результат увеличения поверхности пламени. В области
особенно низкой интенсивности турбулентности локальная
структура зоны горения может быть во всех своих основных
чертах идентичной зоне горения ламинарного пламени [26].
Хотя на фотографиях искривленных ламинарных фронтов
пламени, сделанных с продолжительной экспозицией, виден
плотный светящийся факел, химические реакции в каждый от-
дельный момент времени локализованы в пределах тонкой зо-
ны горения, находящейся внутри более широкого видимого
пламени. Чаще всего существование структур с искривленным
ламинарным пламенем подтверждают шлиреи-фотографиями
(цветными или черно-белыми), на которых обнаруживаются
поверхности с крупномасштабными складками, выпуклостями
или извилинами, но в целом сохраняющие гладкий ламинар-
ный вид [28].
При повышении интенсивности турбулентности пульсации
стремятся разрушить непрерывность фронта пламени, свойст-
венную структурам с искривленным ламинарным пламенем.
В рамках феноменологического подхода зона горения может
быть представлена как совокупность дискретных фрагментов
Пламена, стабилизированные закруткой потока 119
фронтов пламени. Локальная структура этих фрагментов имеет
значительные отличия от структуры ламинарного пламени
из-за локальных эффектов растяжения пламени в турбулентном
потоке [29]. Горение в данном режиме может пониматься
как перемещение фрагментов фронтов, разделяющих объемы
сгоревшего газа и свежей смеси, или же как движение турбу-
лентных вихрей свежей смеси, на поверхности которых проис-
ходят химические реакции.
Для пламен в потоках с высокой интенсивностью турбу-
лентности горение определяется мелкомасштабной структурой
турбулентности. Горение в высокотурбулентиом режиме может
уже не быть локализованным в тонких слоях или зонах. Ре-
акции, как это было предположено Саммерфилдом и др. [30] г
могут возникать и протекать одновременно по всему объему
осредненной по времени зоны горения. Альтернативные меха-
низмы предлагались Щетниковым [31] (объемное горение тур-
булентных вихрей смеси) и Чомиаком [32] (горение, происхо-
дящее в некоторой переходной области, характеризуемой
интенсивным турбулентным перемешиванием). Во всех этих ме-
ханизмах предполагается, что мелкомасштабное турбулентное
смешение играет важную роль. На шлирен-фотографиях пла-
мен в высокотурбулентных потоках видны сильно деформиро-
ванные шероховатые поверхности пламени, отличающиеся от
гладких поверхностей искривленных ламинарных пламен. Го-
рение при этом не выглядит таким образом, как если бы оно
было локализовано в относительно тонких, четко очерченных
непрерывных зонах, где протекают химические реакции [28].
Для того чтобы разграничить рассматриваемые характер-
ные области режимов горения, предлагались различные пара-
метры. Климов [29] для определения условий, при которых
мог бы существовать искривленный ламинарный фронт, ис-
пользовал параметр Г. Параметр Г определяется соотноше-
нием
r = 6u7StZ, (2.24)
где б и X — толщина фронта пламени и микромасштаб турбу-
лентности. Коважный [33] считал, что искривленное ламинар-
ное пламя могло бы существовать, когда градиенты скорости
в потоке много меньше градиентов скорости распространения
пламени, т. е. |'« 1. Климов [29] получил этот же параметр
из уравнения сохранения энергии для ламинарного пламени в
слое течения со сдвигом. Данные работы [34] свидетельству-
ют в пользу критерия Г 1, показывая, что при этом горе-
ние происходит в режиме ламинарного пламени.
В работах [35, 36] на основе полученных эксперименталь-
ных данных о скорости распространения пламени предложена
120
Глава 2
Рис. 28 Пульсирующее искривленное пламя как модель структуры турбу-
лентного пламени в случае режима слабой турбулентности (тип 1: и' <2SLt
т) > U — свежа i смесь; В— продукты сгорания [351:
I—мгновенное положение искривленного пульсирующего фронта пламени; 2—крупно-
масштабные структуры, -3—факел турбулентного пламени; 4— мелкомасштабные
структуры; 5 — ось пламени.
трехрежимная классификация процессов турбулентного горе-
ния. Для разграничения характерных режимов были использо-
ваны параметры и'/Si и г]/бг.. Величина ц представляет со-
бой микромасштаб турбулентности Колмогорова, определяемый
соотношением
Li/V'4
П= 1^'
(2.25)
где L и v — соответственно интегральный масштаб турбулент-
ности в поперечном направлении и кинематическая вязкость.
Три характерных типа режимов горения, предложенных в ра-
боте [36), следующие:
тип 1 — слабая турбулентность (u' < 2Sl, 4 > 6l) ;
тип 2 — переходная область турбулентности (u' a; 2Sl,
П ® бг);
тип 3—сильная турбулентность (и' > 2Sl, t)<6l).
Для каждого типа режимов наиболее характерны следующие
физические процессы: «пульсирующее искривление» фронта
пламени для типа 1; «струйная» структура для типа 2; «во-
влечение» вихрей в глубину зоны горения для типа 3 (они
представлены иа рис. 2.8—2.10).
Для режима, соответствующего типу 1, имеем
и'с/и' = 0,62 (ST/SL)/(u'/SL)W (2.26)
ST/SL = [ 1 + 0,03 [uL/SLf>Lf],/2]. (2.27)
Пламена стабилизированные закруткой потока
121
Рис. 2.9. Характеристики режимов второго, «стр}йпг»го» типа при переходной
уровне турбулентности (и х 2SL; «] я М U — свежая смесь; В — продукты
сгорания [35]:
1 — пульсирующее искривленное пламя (тип I); 2 — осредненный по времени факел
турбулентного пламени; 3 — вовлечение вихрей, горение в глубине (тип 3)
где и'с — величина среднеквадратичной пульсационной составля-
ющей осевой скорости при горении. Генерируемая пламенем
турбулентность в переходной области для режимов типа 2
определяется выражениями
u' = 0,5u' (ST/SL) = 2u', (2.28)
Sr/St = 0,5 (u'/SJ. (2.29)
При сильной турбулентности с вовлечением вихрей в глубину
зоны горения (тип 3) аналогичные выражения выглядят сле-
дующим образом:
«'/«' = 4 (ST/SL)/(u'/SLy™ (2.30)
Sr/St = 0,5(U'Ct/StT)). (2.31)
В работе [37] обсуждался вопрос о важности мелкомасштаб-
ного перемешивания в турбулентных пламенах при сильной
турбулентности. Утверждалось, что при величинах чисел Рей-
Увеличение и
Увеличение р
Рис. 2.10. Вовлечение вихрей в глубину зоны горения как модель структуры
турбулентного пламени при сильной турбулентности (тип 3: и' > 2Sl\ т]<Гбг.).
U — свежая смесь; В — продукты горения [35]:
/ — вовлечение вихрей, горение в глубине; 2— распад нли микровзрывы вихрей (рас-
ширенная зона реакций).
122
Г лава 2
нольдса Re;, (подсчитанных по микромасштабу турбулентно-
сти), превышающих 100, турбулентный поток характеризуется
значительной сепарацией турбутентных структур по размеру
(т е. они разделяются на крупно- и мелкомасштабные). По-
скольку модель искривленного ламинарного пламени предпола-
гает только крупномасштабные искривления фронта пламени
при отсутствии влияния мелкомасштабной турбулентности, то
в работе [27] делается вывод о том, что режим искривленного
пламени соответствует критерию Re> < 100.
Многие исследователи предпринимали попытки обобщить
экспериментальные данные о скорости распространения, полу-
ченные для пламен при слабой турбулентности, используя в
качестве обобщающего параметра для описания эффектов, свя-
занных с турбулентностью, коэффициент турбулентной диффу-
зии ul (1 — макромасштаб турбулентности). Для режима
искривленного ламинарного пламени именно величинам и' и I
приписывается воздействие, связанное с увеличением площади
поверхности пламени посредством его искривления. При увели-
чении площади поверхности пламени увеличивается скорость
потребления реагентов в ходе химической реакции, что выра-
жается в возрастании скорости распространения турбулентного
пламени. Однако в выборе обобщающего параметра и в полу-
ченных на его основе обобщающих соотношениях имеются зна-
чительные различия.
Дамкёлер [23] и Шелкии [38] предложили две теоретиче-
ские модели влияния турбулентности на распространение пла-
мени. В первом случае, когда масштаб турбулентности очень
мал по сравнению с толщиной фронта пламени (1<£б), влия-
ние турбулентности заключается в увеличении скорости
передачи тепла и активных веществ от зоны реакции к пред-
пламениой зоне. Из простого анализа размерностей можно
показать, что Sl пропорциональна корню квадратному из коэф-
фициента температуропроводности. Турбулентность увеличивает
этот коэффициент молекулярного переноса иа величину, рав-
ную коэффициенту турбулентной диффузии (т. е. произведению
и'Г). Для данного случая величина St/Sl может быть записана
в форме
Когда масштаб турбулентности много больше толщины
фронта пламени, влияние турбулентности на скорость горения
осуществляется посредством деформации (искривления) фрон-
та пламени пульсациями скорости. Щелкин предположил, что
величина Sr/Si равна отношению площади боковых поверхно-
стей конических деформаций фронта (рис. 2.11) к средней пло-
Пламена, стабилизированные закруткой потока
125
щади оснований этих конусов. Дан-
ная площадь считалась пропорцио-
нальной Р, где / — диаметр турбу-
лентного вихря, высота конуса —
пропорциональной величине и', а вре-
мя t = l/SL определяется как вре-
мя, в течение которого элемент вол-
ны горения контактирует с вихрем,
перемещающимся в направлении,
нормальном к волне. Из простых
геометрических соображений мож-
но показать, что площадь конусов
равна площади их оснований, уве-
личенной в (14-4Л2/Р) раз, где
h — высота конуса, а I — диаметр
основания. Так как h = u'l/SL, то
Рис. 2.11. Воздействие круп-
номасипабной турбулентно-
сти на фронт пламени [23].
это выражение сводится к
и при больших величинах (u'/Sc)2
Sr « 2u'.
В работе (37] для обобщения данных по S,/Si было пред-
ложено турбулентное число Рейнольдса, построенное по макро-
масштабу турбулентности Re, = и'1/v. Обобщающее выражение
было дано в работе [34] в виде
ST / u'l ХИ2
^ = C,+C2Re-/2~(^) (2.34)
В работе [40] обобщение для скорости пламени имело иную
форму:
Sr/St = f(v. Re,). (2.35)
По Саммерфилду [41], описание турбулентного пламени с ис-
пользованием модели искривленного ламинарного пламени
следует заменить предложенной им моделью распределенной
зоны реакции, которая предсказывает
ST/SL ~ u'l6JvbT. (2.36)
2.5. ТЕОРЕТИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ КАМЕРЫ СГОРАНИЯ,
ОСНОВАННАЯ НА КОНЦЕПЦИИ РЕАКТОРА
ИНТЕНСИВНОГО СМЕШЕНИЯ
Следуя Вулису [42], характеристики реактора интенсив-
ного смешения могут быть проанализированы, исходя нз
124
Глава 2
суммарного баланса тепла в стационарных условиях:
Qln = Qoui, (2.37)
где <$,„ — скорость выделения тепла в результате химических
реакций в объеме реактора, QOut— скорость отвода тепла от
реактора. Стационарные решения уравнения (2.37), выражен-
ные через исходные и искомые величины, соответствуют ста-
ционарным условиям работы реактора [20, 43—45]. Следую-
щие два раздела относятся к решениям уравнения (2 37) для
реактора интенсивного смешения.
В адиабатическом реакторе идеального смешения (предель-
ный случай реактора нулевой размерности) перемешивание
реагентов происходит мгновенно, как только они поступают в
реактор, и является полным. Превращение реагентов к выходу
из реактора в продукты сгорания определяется, таким обра-
зом, располагаемым временем для химической реакции и ско-
ростью самой реакции.
В последующем анализе предполагается, что реактор функ-
ционирует при постоянном давлении. Скорость химической ре
акции г иа единицу массы реагентов может быть представле-
на в форме закона Аррениуса
r = Cofeoexp(— E.RT), (2.38)
где Йо — константа реакции первого порядка, равная l/r*;
-tt — характерное время химической реакции; Е — энергия ак-
тивации; R — универсальная газовая постоянная; Т — темпера-
тура, при которой протекает реакция; С — массовая концен-
трация реагента (в данном случае кислорода).
Таким образом, С = масса кислорода/масса реагентов в ре-
акторе. Обозначая q — тепло, выделяющееся при расходовании
единицы массы смеси реагентов, можем записать левую часть
уравнения (2.37) в виде
<2.„ = <7г = й0С<7ехр(-£/Я7'). (2.39)
Но скорость реакции г для реактора нулевой размерности
можно также выразить через разность между концентрацией
кислорода Сс в потоке смеси на входе и концентрацией кис-
лорода С в потоке продуктов на выходе из реактора и через
время, располагаемое для реакции та, которое будем называть
здесь временем пребывания, т. е.
г = (С0-С)/т5 (2.40)
и, следовательно.
Qi„ = (Co-C)<?/-
(2-41)
Пламена, стабилизированные закруткой потока
125
Время пребывания rs может быть выражено через объем ре-
актора V и средний объемный расход газа через него Qcp:
т,= V Q,„.
Возвращаясь к правой части уравнения (2-37), отметим, что
если реактор функционирует в адиабатических условиях, то все
тепло отводится от пего вместе с выходящим потоком продук-
тов реакции (при температуре 7). Поэтому скорость отвода
тепла дается соотношением
Qou/ = (^S)<7’-7'P), (2.42)
где ср — удельная теплоемкость продуктов на выходе из реак-
тора при постоянном давлении. Комбинируя соотношения
(2.37), (2.39), (2.41) и (2.42), можно получить другое полезное
уравнение для суммарного теплового баланса:
а с„ I
(Со - С) f - = -^ (Г - 7с) = — С<7 exp (- EIRT). (2.43)
В данном случае удобно перегруппировать ряд параметров
(отметим, что это не является в полном смысле приведением
уравнения к безразмерному виду). Введем для этого следую-
щие параметры:
а) относительную концентрацию кислорода
С = С/С0; (2.44)
б) степень превращения кислорода в продукты горения
Х = 1-С,С0> (2.45)
где в случае X = 1, С = 0 горение завершается полностью, а
при X = О, С —Со реагенты не вступают в реакцию;
в) отношение времени пребывания к кинетическому време-
ни, т. е. к характерному времени химической реакции
tsk = т5/тк. (2.46)
Большие величины т5» означают, что либо объем реактора велик, либо
расход газа через него мал, либо скорость химической реакции высока и что,
вообще говоря, имеется тенденция к высокой степени превращения на выходе
из реактора. Малые величины т*» указывают на тенденцию к малой степени
превращения на выходе и к способствующим срыву горения условиям, при
которых скорость отвода тепла от реактора превышает скорость выделения
тепла прн реакции и пламя гаснет, т. е. уравнение (237) перестает быть спра-
ведливым
г) тепловыделение при сгорании смеси v = qC^/cp.
Величина v указывает на степень экзотермичности реак-
ции. Малые величины v свидетельствуют о небольшой экзо-
терм пчности реакции или об отклонении состава смеси от сте-
хиометрического.
126
Глава 2
Таким образом, из первой части соотношения (2 43) получаем
X = 1 - С/Со = (ср/9С0) (7 - 7-0).
Это дает просто
Xout = (T-T0)lv. (2.47)
Приравнивая первое и третье слагаемые соотношения (2.43)„
получаем
X = (xs/xk) (С/Со) exp (- E/RT) = т,* (1 - X) exp (- E/RT),
^„ = [1 +-^ехр(-£7Я7’)Г‘- (2-48)
Приведенные выше соотношения (2.47) и (2.48) представляют
соответственно правую и левую части общего уравнения тепло-
вого баланса, и соответственным же образом проставлены ин-
дексы в величине степени превращения (Л), содержащейся в
обеих частях. Следовательно, решениями уравнения (2.37) сле-
дует считать теперь равенства Xt„ = Xout для заданных исход-
ных величин Ts, Хк, Е, R, ср, Со, q и То.
Различные решения уравнений (2.47) и (2.48) представ-
лены на рис. 2.12 при уменьшении времени пребывания ts от
рис. 2.12, а к рис. 2.12,0. Воздействие этого уменьшения прояв-
ляется в смещении вправо кривой тепловыделения X,г„(7) (см.
уравнение (2.48)). Так как ср, Со, То и q поддерживались по-
стоянными, линейный характер зависимости для отвода тепла
в адиабатических условиях (см. уравнение (2.47)) остается не-
изменным. Решения уравнения теплового баланса представля-
ют собой пересечения кривых Х,„ и Хоиг, при этом могут реа-
лизоваться следующие варианты.
а. Точки пересечения в правых верхних углах рисунков А,
С, F и Н соответствуют условиям горения, т. е. высокой темпе-
ратуре на выходе из реактора и высокой степени превращения.
б. Промежуточные пересечения, такие, как в точке Е на
рис. 2.12, в, соответствуют неустойчивым решениям; в этих пере-
сечениях небольшие флуктуации исходных величин (например,
малые колебания расхода смеси, вызывающие мгновенные из-
менения величины т5) смещают систему либо в точку, отвечаю-
щую решению с горением, либо в точку, отвечающую решению
с медленным окислением без горения в зависимости от того, в
каком направлении было начальное смещение под действием
возмущения.
в. Пересечения в левых нижних углах (пренебрежимо ма-
лые степени превращения при температуре, близкой к То)
соответствуют процессу медленного окисления реагентов, проис-
ходящему практически при начальной температуре смеси (точ-
ки D, G и /).
Лламена, стабилизированные закруткой потока
127
Рис. 2.12. Схематическое представление решений уравнении теплового баланса
с помощью зависимостей величин X от Т [42].
г. Решение, соответствующее точке касания В (рис. 2.12,6),
представляет собой режим теплового самовоспламенения смеси
в реакторе. Если первоиачальио горения в реакторе не было,
то любое небольшое изменение в исходных величинах приведет
в результате к немедленному воспламенению во всем объеме
реактора (и к переходу системы в точку С, соответствующую
режиму горения)
д. Срыв горения из-за чрезмерной подачи смеси в реактор
представлен на рис. 2.12, г точкой касания кривых в верхней ча-
сти графика. В этой точке любое незначительное изменение ве-
личины т5 приведет систему к режиму медленного окисления
без горения (т. е. от точки Н к точке G). Графики рис. 2.12
дают качественное представление о характеристиках реактора
128
Г taea 'i
интенсивного смешения в условиях различной нарузки. Начи-
ная с режима отсутствия горения в реакторе и некоторого объ-
емкого расхода смеси (при постоянном объеме реактора) усло-
вия в потоке продуктов на выходе из реактора представлены
точками D, G или /. Уменьшение расхода смеси через реактор
неизбежно приводит к тепловому самовоспламенению во всем
объеме реактора (в точке В), и дальнейшее уменьшение расхо-
да в адиабатических условиях будет сопровождаться поддержа-
нием в нем горения (в точках типа точки Л). При последующем
увеличении расхода смеси (через точки С и F) горение сохра-
нится в реакторе до тех пор пока ис будет достигнут предель-
ный расход смеси (в точке Н) Любое дальнейшее увеличение
приведет к немедленному погасанию пламени в реакторе (сры-
ву горения). Такие же характеристики наблюдаются, вообще
говоря, в большинстве практических устройств с горением, и
это соответствие, по видимому, свидетельствует о применимости
рассмотренного метода анализа характеристик при их проекти-
ровании. Тем не меиее для практики требуется значительно
больше количественной информации, особенно в отношении ха-
рактерного времени химической реакции хк.
Прежде чем анализировать горение в реакторе, необходимо
ввести в рассмотрение процесс смешения вещества в нем. Уже
давно известно, что аэродинамика, или поле течения в устрой-
стве с горением, очень важна при определении характеристик
горения и стабилизации пламени. В предыдущем разделе был
рассмотрен предельный случай идеального или совершенного
смешения, который по определению предусматривает отсутствие
всякого влияния аэродинамики на работу реактора. В противо-
положность этому может быть реализован случай слабого сме-
шения, при котором скорость химической реакции будет много
больше скорости смешения внутри реактора. Так как реагенты
не вступают в реакцию, пока не встретятся их молекулы, т. е.
пока они не смешаются до молекулярного уровня, то характе-
ристики подобной системы будут лимитироваться только скоро-
стью смешения. Наконец, в общем случае конкретная система
может относиться к промежуточному случаю управления сум-
марным процессом, когда скорости смешения и химической ре-
акции имеют один порядок величины при данных режимных
условиях.
Вулис [42] для количественной характеристики процесса
смешения использовал время смешения единицы массы То (по
аналогии с т*); он также заново определил характерные кон-
центрации реагента (кислорода) в системе:
С — концентрация кислорода на выходе из реактора;
Ср — средняя концентрация кислорода в объеме реактора;
Со — концентрация кислорода на входе (как и ранее).
Пламена, стабилизированные закруткой потока
129
Рис. 2.13. Концентрации кислорода иа выходе из реактора в зависимости от
температуры при различных значениях и в реакторе частичного смеше-
ния для стехиометрической > глеводородовоздушной смеси. Кривая теплоот-
вода показана штриховой линией [21]:
,~xSfc“10'- 'IsD=oo; 2~'sk=W- ‘tsD=S’ 3-Т5Л-10*, TsD = oo; TsD-25;
“10*. tsD-5; TSD“°°; 7-Taft“IO<. tsD“25; 8-tsk-W. tsD=5;
TSD=~; /0—СяЛ-10», TsD-5.
Таким образом, степень превращения в даииом случае равна
X ~ 1 - Сср/С0. (2.49)
Средняя скорость реакции г определяется соотношением
г = (Со Ccp)/ts.
Полагая, что процесс смешения связан с разностью концентра-
ций (Сср— С) и характеризуется временем то, имеем
г = (Сср-С)/то.
Соотношение (2.38) по-прежнему справедливо, так что, прирав-
нивая выражения для скорости реакции и подставляя Сср из
соотношения (2.49), получаем
X • С . CIDT. 1-Х- С/С„
— = — exp (— E/RT) = —— ------------
Ts k G0 TD
Сокращая С/Со и подставляя xsd = xs/xd и xSk = xs/xk, прихо-
дим к выражению
А- I' 1 г.‘ <2Я»
Вышеприведенный результат заменяет уравнение кривой теп-
ловыделения, используемое в случае, когда процесс лимитиру-
ется скоростью реакции (см соотношение (2.48)). Типичные за-
висимости для т..* в TsD в реакторе частичного смешения показа-
ны на рис. 2.13 для стехиометрической углеводородовоздушиой
смеси.
5 Зак 434
130
Глава Я
Рис. 2.14. Области устойчивого горения для реактора частичного смешения и
реактора интенсивного смешения при Тс = 300 К:
/ — реактор идеального смешения (данные Оджерса); 2 —реактор частичного сме-
шения.
Из приведенного выше уравнения (2.50) следуют соотноше-
ния для двух предельных режимов работы такого реактора
а) кинетические процессы являются определяющими, время
смешения считается пренебрежимо малым по сравнению с кине
тическим временем. Следовательно, тс <S т*. так что
Vtsc «(1/т,|.)ехр(— E/RT).
Таким образом, уравнение (2.50) переходит в уравнение (2.48)
для реактора идеального смешения
Лг"=[, + тЬехр(^г)Г': <2-51)
б) определяющим процессом является смешение, время хи-
мической реакции считается пренебрежимо малым по сравне-
нию со временем смешения тс 3> rs, и
l/tsO »(1/Tst)exp(— E/RT).
Следовательно, уравнение (2.50) принимает вп
*u = [l + l/W'- (2.52)
При наличии метода определения величины tsd и исходя из
аэродинамики системы, уравнение (2.52) позволяет быстро оце-
нить абсолютный достижимый максимум степени превращения
(выгорания) смеси. Если расход смеси через реактор интенсив-
ного смешения возрастает, то, как установлено, полнота ее сго-
рания снижается до тех пор, пока чрезмерная подача смеси ие
Пламена, стабилизированные закруткой потока 131
вызовет срыва горения. В случае реактора частичного (т. е. не-
полного) смешения завершенность процесса горения определя-
ется из приведенного выше уравнения (2.52) [20|. Следователь-
но, полнота сгорания иа первой стадии определяется смешени-
ем и(или) кинетикой. Кроме того, из рис. 2.14 следует, что
уменьшение степени перемешивания газа в реакторе расширяет
диапазон составов смеси, внутри которого возможно горение в
реакторе, но снижает при этом максимально возможную на-
грузку на него.
1.6. СТАБИЛИЗАЦИЯ ПЛАМЕНИ ПЛОХООБТЕКАЕМЫМ
ТЕЛОМ
Опыты с различными стабилизаторами пламени и пилотными
(дежурными) пламенами показывают, что проблема стабилиза-
ции пламени в высокоскоростных потоках имеет две стороны.
Во-первых, должен быть обеспечен постоянный источник вос-
пламенения с помощью стабилизатора или пилотного пламени
и, во-вторых, должно быть гарантировано распространение
пламени из зоны течения с низкой скоростью в поток с высокой
скоростью. При высокой скорости срыв пламени происходит
тогда, когда тепло, получаемое вихревой циркуляционной зоной
от горячих продуктов горения, становится недостаточным для
поддержания температуры, настолько высокой, чтобы можно
было вызвать воспламенение. Иногда наблюдается, что срыв
пламени происходит в два этапа. Вначале пламя перестает
распространяться на весь поток горючей смеси, хотя все еще
существует остаточное горение (пламя) за стабилизатором.
При некотором увеличении скорости потока гаснет и это оста-
точное пламя.
Стабилизировать пламя в высокоскоростном потоке можно,
используя препятствия (плохообтекаемые тела), помещаемые в
этот поток. Тем самым за препятствием создается зона вихре-
вого циркуляционного течения, которая может функциониро-
вать как постоянный источник поджигания для формирующегося
в потоке обращенного конуса (клина для плоских препятст-
вий) пламени, т. е. пламени, исходящего из зоны за плохообте-
каемым телом и распространяющегося поперек потока горячей
смеси под углом к нему. Вихревой поток за телом получает
тепло от пламени, передает его вверх против течения к кром-
кам тела и поджигает поток горючей смеси, с которым он кон-
тактирует.
Течение вокруг тела, помещенного в воздушный поток, ха-
рактеризуется прежде всего формированием за телом зоны цир-
куляционного течения. Обычно наибольшая ширина циркуляци-
онной зоны превышает поперечный размер тела на величину.
5*
132
Глава 1
зависящую главным образом от его формы Кроме того, в слу-
чае газового потока, заключенного в трубу или канал, эта вели-
чина определяется также степенью геометрического загромож-
дения канала телом, т. е. отношением площади поперечного се-
чения тела к площади сечения потока (канала), называемым
также степенью стеснения потока Вр. Это происходит потому,
что при течении газа в трубе жесткие стенки препятствуют сво-
бодному движению газа вблизи тела и следовательно, осевая
скорость потока вблизи тела выше, чем в случае, когда тело
находится в неограниченном потоке. Одним из результатов это
го увеличения осевой скорости и является уменьшение ширины
рециркуляционной зоны. Таким образом, для данного размера
стабилизатора пламени любое увеличение Вк, вызванное, на-
пример, уменьшением сечения канала, уменьшит размер рецир-
куляционной зоны и тем самым ухудшит стабилизацию пламе-
ни. Соотношение, связывающее отношение ширины следа за те-
лом к ширине тела (уголкового профиля) с коэффициентом его
сопротивления и величиной Bs, было получено Лефевром [46].
Для топлив с точкой кипения примерно в том же диапазоне
температур, что и для керосина, было установлено, что с топ-
ливами меиьшей плотности устойчивое горение возможно при
более бедных топливно-воздушных смесях. Таким образом, топ-
лива парафинового ряда будут, вообще говоря, стабилизиро-
ваться при более бедных составах смеси, чем производные жид-
кие топлива с высоким содержанием ароматических углеводо-
родов (например, синтойль, DF-1, SRC, EDS, тяжелое и легкое
топлива из нефтей шт. Юта, топливо из угля). Аналогично лег-
кие бензиновые топлива имеют меньшие значения отношения
топливо/воздух на «бедном» пределе срыва пламени чем га-
зойль. В какой мере этн улучшения устойчивости горения на
«бедном» пределе являются следствием увеличенной теплотвор-
ности топлива, а в какой следствием увеличения его летучести,
не вполне ясно.
Тип топлива влияет иа устойчивость горения главным обра-
зом через воздействие вязкости и поверхностного натяжения на
такие важные характеристики факела распыления, как распре-
деление капель по размерам и взаимодействие их с воздухом,
которые определяют скорость смешения топлива с воздухом и
тем самым оказывают заметное влияние на пределы стабилиза-
ции пламени. В устройствах испарительного типа скорость ис-
парения топлива и его последующего смешения с воздухом
вависит в основном от особенностей конструкции камеры сгора-
ния, поэтому пределы стабилизации практически нечувствитель-
ны к физическим свойствам топлива.
Определение массового расхода газа в зоне рециркуляции
особенно важно для оценки эффективности этой зоны при ста-
Пламена, стабилизированные закруткой потока 133
билизации пламени По отношению расходов газа внутри зоны
обратного тока и в ее пограничном слое можно определить ин-
тенсивность рециркуляционного (вихревого) движения Травер-
сирование зоны датчиками скоростного напора осуществляется
обычно по нормали к оси симметрии. Пограничные слои зовы
обратного тока можно легко определить по положению точек,
в которых скорость потока газа изменяет свое направление с
обратного на прямое. Профили массовой скорости позволяют
определить, какая доля основного потока вовлекается в воз-
вратное течение к горелке. В целом вихрь рассматривается как
замкнутая структура, приводимая в движение основным пото-
ком, так что суммарный массовый расход газа поперек погра-
ничного слоя равен нулю. Граница вихря, следовательно, прохо-
дит через точки на радиусе, в которых расход газа в прямом
потоке равен расходу газа в обратном потоке в даииом сечении.
Эта граница совпадает с нулевой линией тока, которая также
определяется интегрированием радиального распределения ско-
рости. Интегрирование профилей скорости до границы зоны об-
ратного потока дает величину массового расхода газа в обрат-
ном потоке через плоскость, параллельную срезу плохообтекае-
мого тела — стабилизатора пламени (или завихрителя), т. е.
с учетом осевой симметрии
mr = 2л j pur dr. (2.53)
о
Границы вихря шире границ зоны обратного тока, но эти гра-
ницы встречаются в точке разделения потоков иа кромке ста-
билизатора и в застойной точке (в конце зоны обратного тока).
Если вращающийся вихрь не примыкает к твердой поверхно-
сти, обе его границы сходятся в верхней и нижией (по потоку)
застойных точках Эти две зоны различают как «зону обратного
тока» (она ограничена линией нулевой скорости) и как «рецир-
куляционную зону» (она ограничена линией нулевого расхода).
Центр, или полюс вихря находится на границе зоны обратного
тока и в случае диска или другого плохообтекаемого те та пред-
ставляет собой точку, в которой статическое давление имеет
минимум
С точки зрения стабилизации пламени большую роль играет
величина потока массы от зоны обратного тока в прямой по-
ток. Перенос массы поперек пограничного слоя зоны обратного
тока отсутствует: а) в передней застойной точке, б) в центре
вихря, в) в нижней по потоку застойной точке. Для пламени,
стабилизированного за плохообтекаемым телом (или за завих
ригелем) вся передача тепла конвекцией от зоны обратного
тока к прямому потоку происходит между точкой отрыва потока
134
Глава 2
от кромки тела и центром вихря В дополнение к этому кон-
вективному потоку тепло и вещество передаются посредством
турбулентной диффузии от рециркуляционной (вихревой) зоны
к основному потоку.
Характеристики стабилизации пламени плохообтекаемым
телом во многом определяются аэродинамикой обтекания этого
тела потоком. Наличие плохообтекасмого тела создаст в потоке
области течения типа пограничного слоя, прилегающие к зоне,
где постоянно существует рециркуляционное течение, благодаря
которому в пограничные слои поступают тепло и химически ак-
тивные вещества, в результате чего в этих слоях может рас-
пространяться волна горения. Особенности течения позволяют
пламени стабилизироваться при широком диапазоне изменения
скорости набегающего потока и состава топливно-воздушной
смеси.
В наружных областях следа за стабилизатором, в которых
закрепляется пламя, волна горения распространяется в зоне
течения с большими градиентами скорости, где пламя испыты-
вает растяжение. Когда коэффициент растяжения пламени
(число Карловица) превышает критическое значение, происхо-
дит срыв горения Количественное описание процесса стабили-
зации пламени плохообтекаемым телом может быть выполнено
на основе детальной информации об аэродинамических харак-
теристиках течения, таких, как распределения средней скорости
и статического давления и распределение турбулентных харак-
теристик. Большая часть работ по стабилизации пламени на
плохообтекаемых телах вплоть до недавнего времени имела
экспериментальный характер и почти исключительно касалась
осредненных характеристик течения в ближнем следе.
Данные предшествующих экспериментальных исследований
аэродинамики осесимметричного следа суммированы в табл. 2.1.
Поскольку характер окружающего потока сильно влияет на
структуру течения в следе, указанные исследования классифи-
цированы в соответствии с тем, был ли окружающий поток
неограниченным, трубным или струйным. Некоторые дополни-
тельные сведения об аэродинамике обтекания осесимметричных
тел можно найти в работах по стабилизации пламени [48—50].
Из табл. 2 1 следует, что систематических исследований аэ-
родинамики свободной кольцевой струи вблизи сопла (образо-
ванного плохообтекаемым телом, установленным иа срезе тру-
бы) проведено не было. Наиболее подробные исследования
были выполнены Винтерфельдом [50], который изучал осред-
ненное по времени течение за телом, установленным в трубе.
В то же время единственное исследование характеристик тур-
булентности было проведено Кармоди (51] для диска в свобод-
ном потоке. Структура течения в следе за плохообтекаемым те-
Пламена, стабилизированные закруткой потока
135
Таблица 2.1. Экспериментальные исследования осесимметричного следа
за плохообтекаемыми телами
Тип основного потока Тип плохо- обтекасмого тела Тип измерений Источник
Неограниченный по- Плоский Средние скорости. ста- Кармоди (51)
ток диск тичсские давления,тур-
булентные напряжения
Поток в трубе Диски, Средние скорости. ста- Винтерфельд
конусы. тические давления, вре- [5UJ
цилиндры мя пребывания
Поток в трубе Конусы Степень стеснения. мае- Лефевр и др.
сообмен [49]
Поток в трубе Диск Средние скорости. ста- Чигир и Жнл-
тические давления берт [54]
Свободная кольцевая Цилиндры, Средние скорости, ста- Лефевр [781
струя конусы тические давления
Свободная кольцевая Полирован- Средние скорости. ста- Чигир и др. [681
струя ный диск тические давления
Свободная кольцевая Цилиндры Средние скорости, ста- Патрик [55]
струя тические давления
лом, помещенным в однородный воздушный поток, схематиче-
ски изображена иа рис. 2.15. Воздух истекает (из сопла) в виде
кольцевой струи, которая затем расширяется вследствие эжек-
тирования (вовлечения) вещества из окружающей среды. В ре-
циркуляционной зоне за телом формируется тороидальный
вихрь (ЦТВЗ), рассматриваемый как замкнутая структура,
приводимая во вращение основным потоком воздуха, так что
I
Рис. 2.15. Структура течения в следе за плохообтекаемым телом [521 Степень
стеснения потока Вк — (d/D)3-, полуугол отклонения потока телом — а. град.
/ — рециркуляционная зона; 2 — переходный участок; 3 — установившееся течение; 4 —•
Эжекция BemeciDa из окружающей среды; 5 — основной поток.
136
Глава 2
Рис. 2.16. Влияние степени стеснения
потока на распределение вдоль оси
расхода газа в обратном токе (о) и
иа геометрию циркуляционной зоны
(б) для дисков [52].
Рис. 2.17 Влияние формы плохообте-
каемого тела на расход газа в обрат-
ном потоке (с) и иа границе цирку-
ляционной зоны (б). Степень стесне-
ния потока Вк == 0.25 [58].
суммарный поток массы через границу между ними отсутствует.
Эта граница определяется по точкам иа радиусе, в которых по-
ток массы в прямом направлении равен потоку массы в обрат-
ном направлении в данном сечении. Граница совпадает с нуле-
вой линией тока, определяемой интегрированием радиальных
профилей осевой скорости.
В работе [52] были выполнены подробные измерения сред-
них по времени скоростей, статических давлений и турбулент-
ных напряжений для ряда тел, отличавшихся формой передней
части и создаваемой ими степенью стеснения потока Вр =
— (d/D)2. На рис. 2.16 показано влияние степени стеснения на
распределение вдоль оси относительной величины расхода газа
в обратном токе (mr/the) и на положение в пространстве гра-
ницы рециркуляционной зоны (ф/ф0 = 0) за диском. Из
рис. 2.16,6 следует, что ширина рециркуляционной зоны прак-
тически не меняется при изменении Вр. Основное влияние уве-
личения BR заключается в том, что оно вызывает уменьшение
Пламена, стабилизированные закруткой потока
137
длины рециркуляционной зоны по сравнению с максимальной
относительной длиной I — 2,Ы, измеренной Кармоди [51] Для
диска в свободном (неограниченном) потоке. Наибольшее от-
клонение потока (от осевого направления) происходит при об-
текании диска. Уменьшение угла отклонения потока (за счет
изменения формы передней части плохообтекаемого тела) до
45° (конус), а затем до 0° (цилиндр) сопровождается сокра-
щением размеров рециркуляционной зоны. Влияние формы пе-
редней части плохообтекаемого тела на положение границы ре-
циркуляционной зоны за этим телом показано на рис 2.17.
Относительная величина расхода газа, участвующего в рецир-
куляционном движении в следе за телом, сильно увеличивается
с ростом BR, а для данного значения BR она выше для диска
(с острыми кромками), чем для конуса или цилиндра (установ-
ленных на срезе трубы или в сопле). Аналогичной зависимо-
стью от формы передней части характеризуется и размер цир-
куляционной зоны (рис 2.17,6). Причина этого заключается
в том, что отношение сил давления к инерционным силам растет
в следе за телом с увеличением степени стеснения потока, и
в результате расстояние до иижней по потоку застойной точки
уменьшается. Характеристики турбулентности в сопле (с пло-
хообтекаемым телом иа срезе) измерялись термоанемометром
с нагретой проволокой постоянной температуры. Детали этих
измерений можно найти в работах [52, 58]. Наконец, о влия-
нии горения на аэродинамику обтекания потоком осесимметрич-
ных плоских тел сообщается в работах Винтерфельда (50] и
Кармоди |51].
Суммируя экспериментальные данные ряда работ [46, 47],
можно дать следующие развернутые заключения о факторах,
улучшающих стабильность горения
а) уменьшение местной скорости газа;
б) увеличение поперечного размера стабилизатора;
в) изменение формы стабилизатора пламени, сопровождаю-
щееся увеличением коэффициента сопротивления;
г) увеличение начальной температуры смеси и конечной
температуры при ее сгорании;
д) увеличение давления газа;
е) изменение типа топлива и отношения топливо/воздух
(способствующих повышению температуры сгорания);
ж) уменьшение степени стеснения потока стабилизатором
пламени
Зукоски и Марбл [57] в экспериментальных исследованиях
со смесями бензина и воздуха при изменении геометрии стаби-
лизаторов и скорости основного потока (105>Re> I03) пока-
зали, что срыв пламени может определяться временем, за кото-
рое элемент свежей смеси проходит вдоль рециркуляционной
138
Глава 2
Рис. 2.18. Распространение пламени в следе за плохообтекаемым телом [56].
зоны. Это время можно записать как t = l/и, где I — длина
зоны рециркуляции, и — скорость.
Условие стабилизации пламени заключается в том, что ука-
занное время должно превышать время, необходимое для под-
готовки смеси к воспламенению. Льюис и Эльбе [1] использо-
вали полученные Зукоски и Марблом данные [57] и концепцию
растяжения пламени, чтобы определить характерное время про-
хождения элемента свежей смеси вдоль рециркуляционной
зоны. Как можно легко видеть из рис. 2.18, для волны горения,
стабилизированной в трубке тока вблизи твердой поверхности
тела, требуется столько времени, чтобы распространиться вдоль
пути у со скоростью S„, сколько необходимо элементу свежей
горючей смеси, чтобы пройти расстояние I со скоростью и. Та-
ким образом, t = 4u = yjSu. Вдоль пути у скорость потока и
возрастает по сравнению с ее начальным значением вблизи
твердой стенки, равным So и определяемым величиной градиен-
та duldy, и, следовательно, волна горения подвергается растя-
жению. Это означает, что тепло, которое диффундирует из зоны
реакции в элементе волны, не возвращается полностью к этому
элементу посредством конвекции во время его движения вдоль
рециркуляционной зоны. Поскольку рециркуляционная зона
представляет собой «резервуар тепла», то потери тепла пламе-
нем в результате растяжения могут восполняться за счет «за-
пасенного» в рециркуляционной зоне тепла, до тех пор пока
рассматриваемый элемент находится вблизи этой зоны. Благо-
даря этому срыв пламени не происходит. Предполагая, что ко-
эффициент растяжения пламени
K = (T!o/«)(dn/dy)
(где т)о — ширина зоны подогрева в пламени) равен своему
критическому значению вдоль всего пути у, Льюис и Эльбе
определили верхний предел расстояния у, до которого пламя
может распространиться. Считая, что критическое значение чис-
Пламена, стабилизированные закруткой потока
139
ла Карловица равно примерно единице, они проинтегрировали
уравнение
I . 1 .
— аи = —~ау
и По
в пределах от Su до ит.
Это лает для типичных пламен в углеводородовоздушных
смесях с параметрами = 0,4 м/с, и„ = 100—200 м/с,
г)о = 5 -105 м значения
у — 3 10“ м, / = 7,5- 10-4 с,
что хорошо согласуется с экспериментально определенной Зу-
коски и Марблом [57} величиной t = 3-10 4 с.
2.7. СТАБИЛИЗАЦИЯ ПЛАМЕНИ ЗАКРУТКОЙ
В струях с большими скоростями закрутки, когда параметр
S превышает критическую величину, в центре струи вблизи
сопла образуется рециркуляционная зона типа тороидального
вихря (ЦТВЗ). Эта тороидальная вихревая структура играет
важную роль в стабилизации пламени, так как включает зону
с интенсивным смешением, заполненную горячими продуктами
сгорания и функционирующую как резервуар тепла и химиче-
ски активных веществ. Тепло и вещество передаются от продук-
тов сгорания в свежую горючую смесь благодаря высокой тур-
булентности, преобладающей в вихревой области. Рециркуля-
ционная зона в закрученной струе обнаруживает определенное
сходство с рециркуляционной зоной за плохообтекаемым телом,
но между ними имеются и некоторые важные различия. В от-
личие от следа за плохообтекаемым телом закрученная струя
создает стеснение потока исключительно аэродинамически.
В закрученных струях отсутствуют твердые поверхности, кон-
тактирующие с газом высокой температуры и подверженные от-
ложению иа них кокса, как это случается с плохообтекаемымп
телами при горении гетерогенной топливно-воздушной смеси.
Данные об исследованиях зон обратного тока в закрученных
струях публиковались в работах [59—61]. Прямое сравнение
зои обратного тока, образующихся в следе за лопаточным за-
вихрителем, за дисковым стабилизатором пламени и в кольце-
вой закрученной струе, показало, что ключевыми факторами,
влияющими иа размеры рециркуляционной зоны, являются:
а) значение параметра закрутки потока S, б) степень стеснения
потока Вк, в) степень расширения канала при условии отсут;
ствия отрыва потока от стенок, г) форма стабилизатора пламе-
ни В пламенах, существующих в закрученных потоках, рецирку-
ляционная зона играет важную роль в стабилизации пламени,
140
Глава 1
обеспечивая постоянный источник тепла в виде циркулирую-
щих продуктов сгорания и область пониженной скорости пото-
ка, в которой скорость распространения пламени и скорость
течения могут сравняться. Длина пламени и расстояние от го-
релки, на котором пламя стабилизируется, значительно сокра-
щаются. Прямое сравнение полей течения в инертной среде и с
горением показывает, что изменение тепловой энергии молекул
и атомов происходит в рециркуляционной зоне в закрученном
потоке. Газодинамика течения и химико-кинетические процессы
становятся независимыми, когда выделение энергии в химиче-
ской реакции мало по сравнению с энергией турбулентности и
оказывает пренебрежимо малое воздействие на поле турбулент-
ного течения.
Характеристики зоны обратного тока в области рециркуля-
ционного течения в закрученном потоке сходны с характеристи-
ками реактора интенсивного смешения в том, что температура
и состав газа внутри зоны обратного тока почти однородны
[62—64]. Эта зона хорошего перемешивания гидродинамически
замкнута и окружена газом. Значение температуры и состав
газа в ней определяются количеством и природой топлива,
впрыскиваемого в эту зону, а воздейстие на скорости смешения
и реакции достигается изменением параметра закрутки S. Та-
ким образом, есть возможность управлять скоростью образова
ния сажи (углерода) и оксидов азота (особенно для топлив с
высоким содержанием азота и большой величиной отношения
С/Н) и для каждого конкретного пламени определить опти-
мальные условия, при которых будет образовываться минимум
загрязняющих веществ.
Величины расхода газа в обратном токе внутри рециркуля-
ционной зоны, определенные без горения и при горении, пока-
зывают лишь очень слабые возмущения в поле течения
(рис. 2.19). Из этих результатов следует, что при большом па-
раметре закрутки (S = 2,2) максимальный расход газа в обрат-
ном потоке составляет около 80 % от расхода газа на входе в
случае отсутствия горения и около 70 % при горении. Воздей-
ствие горения должно уменьшать закрутку, которая имела бы
место без горения.
В работе [65] в модельной камере сгорания с двумя коак-
сиальными закрученными струями были проведены измерения
(без горения), чтобы определить влияние внешней струи на ре-
циркуляционную зону (которая при горении используется для
стабилизации пламени). Было установлено, что по мере того,
как степень закрутки (внешней струи) вначале уменьшалась от
максимального значения при противоположной закрутке и до
нуля, а затем возрастала, пока не устанавливалась односторон-
няя и одинаковая по величине закрутка струи, размеры рецир-
Пламена стабилизированные закруткой потока
141
Рис 2.19. Относительный расход газа в обратном потоке циркуляционной зоны
в закрученном потоке при горении и в изотермических условиях [60]: сплош-
ная линия — изотермические условия; штриховая линия — при горении
куляционной зоны и скорость газа в обратном токе уменьша-
лись. В этом исследовании рециркуляционная зона возникала
только при противоположной закрутке и находилась вблизи се-
чения выхода внутренней струи Рециркуляционная зона пред-
ставляла собой однополостной вихревой тороид с очень малой
скоростью рециркуляции. Обзор соответствующих данных дан
в гл. 4.
В работе [66] описано фронтовое устройство оригинальной
камеры сгорания с большим количеством коаксиально располо-
женных и эшелонированных по длине кольцевых завихрителей,
имеющее определенные преимущества по сравнению с фронто-
вым устройством традиционной камеры, в которой стабилиза-
ция пламени обеспечивается с помощью одиночного кольцевого
завихрителя с тангенциальным входом или завихрителя лопа
точного типа, и, в частности, реализуются более широкие пре-
делы стабилизации пламени, большее отношение концентраций
топлива на «богатом» к концентрации иа «бедном» пределе ус-
тойчивого горения, более высокая объемная скорость тепловы-
деления и т. п. (гл. 4). В этой камере использован принцип, в
соответствии с которым высокая объемная скорость тепловыде-
ления в турбулентном потоке может быть достигнута посредст-
вом согласования концентраций и направлений потоков реаген-
тов таким образом, чтобы области больших концентраций
топлива охватывали бы зоны потока с высокими значениями
касательных напряжений Фронтовое устройство камеры состоит
из большого количества концентрических кольцевых расширяю-
щихся сопел, внутренняя кромка горловины каждого сопла оп-
ределенным образом согласована с наружной кромкой сосед-
него (внутреннего) сопла. Проведенные с такой' горелкой
142
Глава 1
Рис. 2.20. Пределы стабилизации пламени в камере сгорания с большим коли-
чеством кольцевых завихрителей Подвод топлива вдоль оси только в коль-
цевой канал I; в остальные кольцевые каналы подводится воздух.
экспериментальные исследования показали, что можно получить
пламена самых различных форм и размеров, используя либо
один подвод топлива в центре основания горелки, либо большое
количество подводов. Подробное описание форм и размеров
пламен, полученных при изменении способа впрыска топлива
и т. п., содержится в работе [67]. Пределы устойчивого горения
для рассматриваемой горелки намного шире по сравнению с
пределами для традиционной горелки с завихрителем и осевым
подводом топлива (рис. 2.20; горение продолжается вплоть до
полного прекращения подачи топлива в центре основания го-
релки вдоль се оси). Многостадийный характер процесса горе-
ния выгоден также и с точки зрения снижения выброса (эмис-
сии) NO* при сжигании низкокипящих фракций топлив с высо-
0
x/d
г
Рис 2.21. Зоны обратного гока в следе за диском и за завихрителем в диф-
фузорном канале [67].
Пламена, стабилизированные закруткой потока
143
ким содержанием азота, например топлив, полученных из слан-
цев, угля и т. д. При этом сохраняется высокая объемная ско-
рость тепловыделения (более 4-107 кДж/(м3ч)). Камера сго-
рания газотурбинного двигателя с таким фронтовым устройст-
вом привлекает, кроме того, возможностью облегчить решение
проблемы организации пленочного охлаждения (см. гл. 4).
На рис. 2.21 проведено сопоставление границ зон обратного
тока для завихрителя и диска 154]. Можно видеть, что, несмот-
ря на наличие расхода газа через завихритель, наибольшая ши-
рина зоны обратного потока превышает диаметр завихрителя,
отклонение потока в радиальном направлении от оси симметрии
лопатками завихрителя, а также стенками расширяющегося ка-
нала приводят к созданию «вакуума» в центральной зоне, кото-
рая «заполняется» газом из находящихся ниже по течению об-
ластей потока. В случае диска границы зоны обратного потока
вначале расходятся, а затем сходятся к застойной точке. Форму
и размеры зоны обратного тока обычно характеризуют ее дли-
ной, наибольшим диаметром и объемом.
а 6
Рис. 2.22. Ламинаризация турбулентного струйного пламени при вращении
окружающего воздуха с помощью экрана из проволочной сетки. Шлиреи-фото-
снимки; а — иеподвижнвя сетка; б — вращающаяся сетка.
144
Глава 2
Рис. 2.23. Теоретический критерий устойчивости вихревых потоков с радиаль-
ными градиентами осевой скорости и плотности [67]
пр—показатель степени в уравнении для циркуляция Г~гПг; Cz=(6Vz/6Vj/(l>r/r}—без-
размерный радиальный градиент осевой скорости; Ср—(бр/р}/(бг/г)—безразмерный ради-
альный градиент плотности.
В целом использование закрутки в устройствах с горением
приводит, как обсуждалось выше, к увеличению скорости сме-
шения. При определенных условиях, однако, закрутка может
давать противоположный эффект и приводить к стабилизации
(ламинаризацип) течения. Пример такой ламинаризации тур-
булентного струйного пламени показан на рис. 2.22. Для прида
нпя вращения воздуху, окружающему пламя, использовался
экран из проволочной сетки [68]. В случае неподвижного экра-
на шлирен фотоснимки указывают на турбулентный характер
струйного пламени, но в случае вращающегося экрана течение
становится устойчивым. Стабилизация потока уменьшает ско-
рость смешения и вовлечение в горение окружающего воздуха,
что приводит к значительному удлинению пламени. Такое явле-
ние часто наблюдается в завихрениях пламени при пожарах.
В работе [69] получен критерий устойчивости закрученных
потоков, имеющих осевую скорость и радиальный градиент
плотности. Это сделано на основании рассмотрения развития
во времени бесконечно малых возмущений скорости, давления
и плотности для случая несжимаемого закрученного потока в
кольцевом канале между двумя концентрическими цилиндрами
бесконечной длины. В соответствии с критерием устойчивости
течение будет стабильным, если и циркуляция 2 л лги, и плот-
ность р представляют собой монотонно возрастающие функции
радиуса, но радиальные градиенты осевой скорости и скорости
вращательного движения остаются малыми. Течения с больши-
ми градиентами скорости и с отрицательными градиентами либо
циркуляции, либо плотности потенциально неустойчивы, как по-
казано на рис. 2.23. В работе [69] сделан также вывод, что
Пламена, стабилизированные закруткой потока 145
течения с отрицательными радиальными градиентами плотно-
сти не могут быть стабилизированы введением больших поло-
жительных градиентов циркуляции. Полученный критерий ис-
пользовался для оценки радиальных перетеканий между рабо-
чим телом и продуктами ядерной реакции в ракетах с газовыми
ядериыми двигателями.
Прандтль [70] использовал энергетический метод для ана-
лиза течений с градиентами плотности, а также течений в поле
центробежных сил и показал, что устойчивость стратифициро-
ванных потоков кроме обычной зависимости от числа Рейнольд-
са зависит от величины параметра стратификации (известного
как число Ричардсона). Число Ричардсона определяется выра-
жением
(2-54)
рде индекс а> относится к стенке.
Для пламени во вращающемся потоке существенное влияние
оказывают как градиенты момента количества движения, так и
градиенты плотности газа. В стабилизированном режиме эти
силы противодействуют силам сдвигового трения, которые гене-
рируют (и увеличивают) турбулентность Сдвиговые силы пря-
мо пропорциональны градиенту скорости du/dr. Если рассмат-
ривать силу тяжести как фактор второго порядка малости и
принять в качестве критерия ламинаризации отношение цент-
робежных сил в поле градиента плотности к силам сдвигового
трения, то модифицированное число Ричардсона будет выгля-
деть следующим образом:
~ (ди/дг? (2.55)
Здесь ускорение свободного падения заменено на ускорение в
поле центробежных сил. Эффект повышения устойчивости на-
чинает проявляться при Ri* > 0. В работе (71) показано, что
во вращающейся среде стабилизирующие и ламинаризирующие
течения силы начинают доминировать при Ri* > 1.
2.8. СТАБИЛИЗАЦИЯ ПЛАМЕНИ В КАМЕРАХ СГОРАНИЯ
ГАЗОТУРБИННЫХ ДВИГАТЕЛЕЙ
О стабилизации пламени опубликовано значительное коли-
чество данных, большая часть которых получена со стабилиза-
торами пламени в виде плохообтекаемых тел в потоке отио-
родной топливно-воздушной смеси Но, несмотря на проведен-
ную работу, детали механизма стабилизации все еще далеко
не ясны. Был предложен целый ряд теорий, включая теории
146
Глава 2
Вильямса, Хоттеля и Сарлока
[16], Лоигвслла и др. [3],
Сполдинга [72], Зукоски и
Марбла [57], Хитрина и Голь-
денберга |73|, Ченга и Ковит-
па |74], Лёблиха [75] Все
эти теории с большим или
меньшим успехом учитывают
М—*-
Рис. 2.24. Первичная зона горения в наблюдаемые особенности пл а-
камере газотурбинного двигателя. мен, стабилизированных ПЛО-
хообтекаемым телом. В то же
время для реальных камер сгорания все известные данные
о влиянии геометрии жаровой трубы и параметров потока на
стабилизацию пламени могут быть объяснены в рамках про-
стой модели первичной зоны камеры, схематически показанной
иа рис. 2.24 и рассматриваемой как элементарный стабилиза-
тор пламени внутриполостного типа, применяемого в камерах
сгорания турбореактивных двигателей. Для простоты завихри-
тель исключается из рассмотрения, и в модельном течении весь
идущий иа горение воздух первичной зоны поступает в жаровую
трубу через единственный пояс отверстий в его боковых стен-
ках. Вытекающие из отверстий струи воздуха проникают до оси
жаровой трубы, и часть суммарного расхода воздуха М, рав-
ная Мп, отклоняется против направления основного потока и об-
разует рециркуляционную зону (во внутренней полости жаро-
вой трубы), в то время как остальной воздух течет по основ-
ному направлению к выходу из камеры Топливо впрыскивается
в зону обратного потока, и зона горения, как предполагается,
имеет структуру, подобную структуре факела пламени, обра-
зующегося на бунзеновской горелке в условиях турбулентного
течения смеси.
Увеличение потерь полного давления на жаровой трубе, до-
стигаемое, например, уменьшением размера отверстий для под-
вода воздуха, оказывает двоякое действие. Во первых, вслед-
ствие увеличения отношения Мц!М оно ведет к уменьшению
эффективности горения в первичной зоне [49]. Во-вторых,
увеличение потерь давления сильнее турбулизует воздушные
струи, что увеличивает скорость горения и тем самым повыша-
ет эффективность горения. Суммарный эффект обычно приво-
дит к повышению уровня эффективности горения. Одновремен-
но возрастает скорость газа при срыве пламени. Другим след-
ствием увеличения Мя/М является уменьшение отношения
топливо/воздух в первичной зоне. Это может вызвать как
увеличение, так и уменьшение скорости прн срыве пламени, в
зависимости от того, была ли исходная величина отношения
топливо/воздух больше или меньше стехиометрического значе-
Пламена, стабилизированные закруткой потока 147
ния. При впрыске топлива распыляющими устройствами наибо-
лее важный результат увеличения потерь давления иа жаровой
трубе заключается в сужении пределов стабилизации пламени
вследствие улучшения смешения топлива и воздуха в циркуля-
ционной зоне.
Из проведенного выше анализа ясно, что роль потерь полно-
го давления очень сложна, что следует иметь в виду при интер-
претации явно аномального поведения стабилизированных во
внутренней полости жаровой трубы пламен, которое вызвано
изменением потерь давления
Почти во всех камерах сгорания газотурбинных двигателей
пламя стабилизировано во внутренней полости перфорирован-
ной жаровой трубы, характеристики которой (как стабилиза-
тора) отличаются от характеристик плохообтскаемого тела в
том отношении, что поле течения в большей степени зависит от
геометрии системы. Разновидности поля течения, сформирован-
ного в четырех типичных конфигурациях жаровых труб, пока-
заны на рис. 2.25. Стабилизация пламени в подобных системах
изучалась в работах [76,77], и полученные данные суммирова-
ны Лефевром в работах [78. 79).
На рис. 2.25, а изображена первичная зона, типичная для
большинства трубчатых и трубчато-кольцевых камер турборе-
активных двигателей британского производства. Сушествеииой
особенностью, важной для процесса стабилизации пламени, яв-
ляется наличие тороидальной области рециркуляционного тече-
ния, которая образована и поддерживается воздухом, поступаю-
щим через лопатки расположенного вокруг топливной форсунки
а
I
Рис. 2.25. Типичные структуры первичных зои горения.
Глава 2
148
завихрителя и через один пояс отверстий в стейках жаровой тру-
бы. В дополнение к ее главной роли как основной тепловыде-
ляющей области в камере важная функция первичной зоны со-
стоит в обеспечении циркуляции сгоревших и горящих газов и
смешения их с поступающими в камеру воздухом и топливом.
Благодаря этому становится возможным непрерывное воспла-
менение свежей топливно-воздушиой смеси и горение может
поддерживаться в широком диапазоне изменения давления и
скорости газа, а также отношения топлнво/воздух. На
рис. 2.25,6 показана типичная структура первичной зоны горе-
ния в кольцевой камере турбореактивного двигателя. Она по
существу такая же, как и на рис. 2.25, а, за исключением того,
что лопаточный завихритель здесь отсутствует и весь воздух
для горения подводится через один пояс отверстий в стенках
жаровой трубы В случаях, когда оказывается трудно или не-
возможно подвести таким способом достаточное количество воз-
духа, дополнительный воздух вводится через отверстия или
щели во фронтовой части жаровой трубы, как показано на
рис. 2.25, в. Принятая в США практика характерна предпочте-
нием, отдаваемым камерам с «глухим» фронтом, в которых воз-
дух в зону горения поступает только через пояса отверстий ')
(рис. 2.25, г)
Для данного уровня потерь полного давления на жаровой
трубе наибольшая устойчивость горения достигается при подво-
де воздуха через небольшое число крупных отверстий. Причина
в том, что размер вихрей, формируемых струями воздуха, и,
следовательно, время, располагаемое для сгорания вовлеченно-
го в эти внхри топлива в первом приближении пропорциональ-
ны диаметру отверстий для подвода струй воздуха В то же
время существует мнение, что при больших отверстиях для под-
вода струй имеющийся для горения объем используется неэф-
фективно, и поэтому следует искать компромиссные решения.
Экспериментальные данные о влиянии размера отверстий
для подвода воздуха на стабилизацию пламени получены в ра-
боте (76] при исследовании нескольких трубчатых камер сго-
рания. питаемых однородной смесью керосина с воздухом. Одна
из камер отличалась крупномасштабными зонами обратного по-
тока в головной части, в которые смесь поступала через один
ряд больших отверстий. Другая камера, называемая «переч-
ницей», отличалась большим числом мелких струй, чем предпо-
лагалось достичь гомогенности во всей зоне горения.
') Приводимые автором сведения о «национальных» особенностях кон-
струкций жаровых труб в значительной мере устарели. В настоящее время на-
блюдается общая тенденция подводить воздух в зону горения через фронт я
одни--два пояса отверстий — Прин, персе.
Пламена, стабилизированные закруткой потока
149
Таб ища 2.2. Влияние состава смеси в первичной зоне на характеристики
камеры сгорания [79]
Смесь Преимущества Недостатки
Ведиая 1. Прозрачное, песветя- щееся пламя, отсутствие отложений кокса и тыма иа выхлопе 2. Невысокая температура пламени и малые тепло- вые потоки к стенкам 3. Равномерное распре- деление температуры газа на выходе из камеры Высокие скорости циркуля- ции газа, отрицательно влияющие иа характери- стики воспламенения
Стехиометрическая 1. Наибольшая скорость тепловыделения 2. Высокая эффективность горения (полнота сгора- ния топлива) 3. Прозрачное пламя, от- сутствие отложений кокса и дымления Высокая температура пла- мени и большие потоки теп- ла к стенкам
Богатая 1. Низкая скорость цирку- ляции газа обеспечивает высокую устойчивость го- рения и легкое воспламе- нение 1. «Сажистое» светящее- ся пламя, отложения кок- са и дымление 2 Как правило, неудовле- творительное распределе- ние температуры газа иа выходе из камеры 3. Температура стенок жа- ровой трубы сильно зави- сит от сорта топлива
Основные особенности влияния состава смеси в первичной
зоне иа характеристики камеры были суммированы Лефевром
в работе [79] Главные тенденции можно видеть из табл. 2.2;
оии позволяют судить о преимуществах и недостатках концеп-
ции «бедной» топливом или «богатой» топливом первичной
зоны.
Влияние характеристик впрыска топлива на стабилизацию
пламени показано на рис. 2.26, где изображены две типичные
для камер области устойчивого горения Они отличаются тем,
что в одну топливо подается в виде однородной смеси с возду-
хом. а в другую—в виде факела распыления При использова
нии однородной смеси скорость высока, ио диапазон устойчиво-
го горения узок; его фактическая ширина определяется уровнем
давления и масштабом смешения. Сопоставление различных ти
нов впрыскивающих топливо устройств проведено в табл. 2 3
150
Глава 2
Таблица 23 Сравнение различных распиливающих топливо устройств [79]
Гип устройства Преимущества Недостатки
Центробежные форсунки 1. Широкие пределы ус- тойчивого горения 2. Легкость модифициро- вания в процессе совер- шенствования камеры 3 Механическая надеж- ность 1 Распределение топлива и, следовательно, эпюра температуры газа на выхо- де изменяются при измене- нии количества подаваемо- го топлива 2. При высоких давлениях появляется дым 3. Необходим топливный насос высокого давления
Испарительное 1. Требуется относительно низкое давление подачи топлива 2- Эпюра температуры га- за на выходе не зависит от расхода подаваемого топлива 3. Голубое пламя с низки- ми лучистыми потоками тепла и низким дымлением 1. Требуется впрыск вспо- могательного топлива при запуске 2. Сложность при конструи- рования и доводке 3. Недостаточна механиче- ская надежность, особенно при высоких давлениях 4. Замедленная приеми- стость при изменении рас- хода топлива 5. Слишком узкие пределы устойчивого горения
Форсунка с пневмо- распылением 1 Эпюра температуры на выходе не зависит от рас- хода топлива 2. Низкое дымление 3- Механическая надеж- ность 4. Удовлетворительное функционирование при низких давлениях подачи топлива 1. Очень узкие пределы ус- тойчивого горения 2. Плохие характеристики камеры при низких скоро- стях воздуха, имеющих место при запуске
Вращающаяся форсунка 1. Простота и дешевизна 2. Хорошее распыление различных топлив в широ- ком диапазоне расходов 3- Ровная эпюра темпера- туры газа на выходе 4. Очень низкое дымление 1. Трудность моделирова- ния 2. Замедленная приемн- стоть при изменении рас- хода топлива 3. Трудность ДОВОДКИ 4 Нестабильность поля температуры (вращатель- ная) 5. Ограниченная примени- мость в кольцевых камерах
Пламена, стабилизированные закруткой потока
15
в которой суммированы основные данные, подобные вышепри-
веденным [79). Отметим, что каждый тип устройства имеет и
достоинства’, и недостатки В результате конструктор должен
добиваться определенного компромисса в зависимости от по-
ставленных целей. Непосредственный интерес представляют
также характеристики воспламенения и возможности их улуч-
шения. Методы улучшения характеристик воспламенения све-
дены в табл. 2 4 [79). Предлагаемые меры по облегчению запу-
ска двигателя, как можно видеть, сопровождаются и побочны-
Таблица 2.4. Методы улучшения характеристик воспламенения [79]
Недостаток
Мероприятие
Побочный эффект
(см. примечания)
Неудачный земной
запуск
при смоченной
топливом свече
прн сухой свече
1. Уменьшить угол конуса распыления (а), (г), (е)
2 Использовать утопленные свечи (а)
3. Изменить положение свечи
4. Увеличить глубину погружения све- (в)
чи
1. Изменить время запаздывания по-
дачи топлива в последовательности
операций запуска
2. Увеличить частот}' новообразова-
ния (ж)
3. Использовать утопленные свечи (а)
Неудачный высот-
яый запуск Фаза 1 (воспла- 1. Использовать утопленные свечи (а)
менение) 2. Увеличить глубину погружения све- (в)
чи
3. Уменьшить угол конуса распыления (а), (г), (е)
4. Уменьшить потери давления иа жа- ровой трубе (б), (д). (е)
Фаза 2 (распро- 1. Уменьшить расход воздуха в пер- (г)
странение) вичную зону 2. Уменьшить угол конуса распыления (а), (г), (е)
Фаза 3 (переброс 1. Увеличить сечение пламеперебрасы- (е)
пламени) вающих патрубков 2. Сместить патрубки против потока (з)
3. Локально уменьшить расход возду- ха на пленочное охлаждение (з)
Примечания.
(а) Улучшает характеристики повторного высотного запуска.
(б) Уменьшает удельный расход топлива.
(в) Увеличивает температуру верхушки свечи и уменьшает ее ресурс.
(г) Уве тнчнвает дымленне.
(д) Снижает эффективность горения.
(е) Ухудшает эпюру температуры газа на выходе.
(ж) Ухудшает характеристики повторного высотного запуска-
(з) Осложняет задачу охзаждення стенок жаровой трубы.
452
Глава 2
Тепловыделение в единице объема
Рис- 2-26. Влияние способа смесеобразования иа устойчивость горения [781:
I — подача однородной смеси; 2— подача испаренного топлива; 3—подача распилен-
ного топлива.
ми эффектами, которые могут оказывать отрицательное воз-
действие.
При использовании в камере распыленного топлива макси-
мальная скорость выделения тепла оказывается малой
(рис. 2.26) Причина этого заключается в том, что хотя значе-
ние эквивалентного отношения на данном режиме номинально
равно стехиометрическому, но вследствие очень неравномерного
распределения топлива большая его часть сгорает в виде сме-
сей, состав которых либо «беднее», либо «богаче» стехиометри-
ческого, и, следовательно, скорость горения относительно мала.
Однако при подаче распыленного топлива суммарная величина
эквивалентного отношения может находиться даже за предела-
ми распространения пламени, но благодаря неоднородному рас-
пределению топлива обязательно существуют области, в кото-
рых местные значения отношения топливо/воздух находятся
внутри пределов распространения пламени, что обеспечивает
устойчивое горение. Таким образом, камеры с впрыском жид
кого топлива характеризуются широкими пределами устойчиво-
го горения, и в частности большими значениями отношения воз-
дух/топливо (ф) иа «бедном» пределе (типичное значение ф
составляет 1000 по сравнению со 120 для камер с предваритель-
ным смешением топлива и воздуха) Для камер испарительного
типа, в которых все топливо предварительно хорошо перемеши
вается с небольшим количеством воздуха, общий уровень под-
готовки смеси выше, чем в камерах с впрыском распыленного
топлива, ио ниже, чем в камерах с подачей однородной смеси.
В результате границы области устойчивого горения для камер
Пламена, стабилизированные закруткой, потока
;В&
смесительного типа располагаются между границами областей
для камер с распылением топлива и с однородной смесью, а
типичная величина иа «бедном» пределе приблизительно
равна 400.
Из проведенного выше анализа ясно, что для достижения
максимальной объемной скорости тепловыделения первичную
зону следует формировать с использованием большого числа
малых струй однородной топлявно-воздушной смеси. С другой
стороны, чтобы обеспечить горение при низких давлениях и в
широком диапазоне составов смеси, первичную зону надо созда-
вать в виде крупномасштабных зон обратного тока с впрыском
распыленного топлива. Большинство современных авиационных
камер сгорания относится к этому последнему типу, но при
конструировании новых камер необходимо, когда это возможно,
организовывать рабочий процесс ближе к первому типу, эконо-
мя тем самым объем камеры. Такая возможность появляется,
например, при конструировании камер для авиационных подъ-
емных двигателей, которые, как правило, не предназначаются
для работы при очень низких давлениях.
Присущая большинству хорошо сконструированных камер
сгорания устойчивость горения настолько высока, что не всегда
возможно определить полную замкнутую область стабилизации
пламени при ограничениях, которые обычно характерны для ис-
пытательных стендов. В связи с этим внимание уделяется в ос-
новном «бедному» пределу срыва пламени и соответствующим
ему значениям <j>, определяемым при изменении важных ре-
жимных параметров двигателя. Отсюда следует, что любой ана-
лиз, проводимый с целью обобщения данных, носит в большей
части академический характер поскольку в настоящее время
имеется слишком мало данных, полученных для реальных прак-
тических устройств с горением, которые позволяли бы прове-
рить корректность любого предлагаемого обобщающего пара-
метра. Тем ие меиее поскольку рассмотренный выше механизм
срыва пламени основан на той же самой модели зоны горения,
которая была использована в теории скорости распространения
пламени применительно к оценке эффективности горения це-
лесообразно и небезынтересно проанализировать предсказания
этой теории в отношении характеристик стабилизации пламени
в камерах сгорания. Было установлено, что для реакции второ-
го порядка теория дает характерный критерий в следующей
обшей форме:
_ Гр(7-<Лехр(7',./4)-|/Дрхт/2
Устойчивость= Н---------------11 — I
где D — максимальный диаметр (характерный размер) устрой-
ства с горением, pi и Т.— давление и температура воздуха на
154 Глава 2
входе. Константа b меняется с изменением эквивалентного от-
ношения и обычно принимается равной 300. Значение т изме-
няется в диапазоне от 0,75 до 1 в зависимости от размера ка-
меры и режимных параметров.
Вследствие влияния потерь полного давления на жаровой
трубе иа процесс смешения топлива с воздухом в первичной
зоне приведенное выше выражение для характеристики устой-
чивости применимо только к устройствам, питаемым заранее
приготовленной смесью топлива и воздуха. Для других уст-
ройств, т. е. практически для всех реальных камер сгорания, по-
тери полного давления не должны учитываться в обобщающем
критерии.
Г лава 3
Течения при слабой закрутке
потока
3.1. ЗАКРУЧЕННЫЕ СТРУИ
Основные эффекты закрутки
Почти все промышленные пламена — это турбулентные-
струи с горением, распространяющиеся из круглых отверстий-
горелок. Иногда горючий газ подводится в центральной струе
(в некоторых случаях предварительно перемешанный), а воз-
дух — через кольцевой канал, окружающий центральную струю,
так что образуются двойные концентрические струи. Если топ-
ливо вводится в виде жидких капель или частиц угля, оно рас-
пыляется или разбрызгивается из центральной области, а че-
рез кольцевой канал подается воздух. Либо первичный, либо-
вторичный (либо оба) потоки могут быть предварительно за-
кручены для улучшения характеристик струи и пламени. Уст-
ройства с тангенциальной подачей топлива отличаются от уст-
ройств с подачей топлива по нормали к стенке тем, что потоки
на входе не закручиваются, однако они направляются таким
образом, что подходят тангенциально к образующемуся в центре
огневому ядру. В результате образуется циклонное вихревое
течение. Имеются общие обзоры этих эффектов [1—13], однако
отметим, что в учебниках [10—13] содержится лишь по одной
главе, посвященной явлениям закрутки. В данной книге обсуж-
даются многие исследования, в том числе основополагающие
экспериментальные работы [14—22], в которых определено об-
щее влияние закрутки на поле течения в струях. В основных
теоретических работах [12, 13, 23—27] эти эффекты описаны с
помощью аппроксимационных зависимостей, полученных с ис-
пользованием довольно простого интегрального подхода к тео-
ретическому описанию рассматриваемого явления. В обсужде-
нии используется обычный параметр закрутки 5, определяемый
соотношением (1.1) [10].
Пользуясь предварительным анализом указанных работ,
рассмотрим некоторые основные особенности этих течений. Об-
щее влияние закрутки на турбулентное струйное течение состо-
ит в увеличении толщины струи, интенсивности захвата окру-
жающего газа и перемешивания при увеличении закрутки. Об-
разуются поля давления, уравновешивающего центробежные
силы, и затухание закрутки, вызываемое сдвиговым напряже-
нием и смешением с окружающей жидкостью, приводит к воз-
156
Г лава 8
никновению положительного градиента давления в осевом на-
правлении. Вид радиального распределения осредненной по вре-
мени осевой скорости зависит от степени закрутки 3, сообщен-
ной потоку. При слабой закрутке это распределение по-преж-
нему имеет вид, близкий к гауссовому с максимумом скорости
на оси струи. При увеличении параметра закрутки струя рас-
ширяется в радиальном направлении, и для струн с парамет-
ром закрутки S, превышающим некоторое критическое значение
(приблизительно 3 = 0,6), воздействие положительного гради-
ента давления начинает превышать кинетическую энергию те-
чения в прямом направлении, а направление потока меняется
на обратное в центральной области струи вблизи сопла. При
5 = 0,64 длина зоны обратного потока может достигать четы-
рех диаметров струи. Пример линий тока в сильиозакручеиной
струе был приведен ранее на рис. 1.9. Это один из частных слу-
чаев из ранней работы [17], выполненной в IFRF в Эймёйдене
(Нидерланды).
Закрутка струи используется главным образом для увеличе-
ния угла расширения и интенсивности затухания осевой компо-
ненты скорости; обычно поле окружной компоненты скорости
не представляет непосредственного интереса, важно влияние
первоначальной закрутки иа последующее течение; например,
струя с параметром закрутки 3 = 0,4 почти вдвое шире, чем не-
закрученная. Это представляет значительный интерес для тех-
нических приложений, и для практических целей необходимо
зиать изменение констант, определяющих развитие струи при
наличии закрутки. Профили осевой и окружной скоростей изме-
няются при смешении от сопла вниз по потоку. Профиль и из-
меняется от исходного (с практически постоянным значением)
к гауссову в области полностью развитого течения на расстоя-
нии нескольких диаметров вниз по потоку. Профиль w изменя-
ется от распределения почти по закону вращения как целого к
распределению типа свободно-выиуждениого вихря Рэнкина.
Почему в условиях очень сильной закрутки образуется цент-
ральная тороидальная рециркуляционная зона (ЦТРЗ)? Крат-
кий ответ на этот вопрос таков
1. В сильно закрученном потоке возникают большие ради-
альные градиенты давления вследствие центробежных эффек-
тов (соответствующее уравнение имеет вид др/дг = рш2/г).
Это приводит к образованию области с давлением ниже атмос-
ферного в центральной части течения
2. В экспериментах обнаружено [14—22]. что затухание в
осевом направлении осевой скорости к, окружной скорости w
и разрежения на оси (р«>— р) обратно пропорционально соот-
ветственно первой, второй и четвертой степеням безразмерного
расстояния. В случае свободной струи это объясняется внезап-
Течения при слабой закрутке потока
157
ным расширением, смешением и подсосом жидкости из окру-
жающей иезакручснной среды. Анализируя распределение w,
можно видеть, что разрежение в струе в начале струи наиболь-
шее н постепенно уменьшается в сечениях, расположенных вниз
по потоку.
3. Таким образом, уменьшение радиального градиента дав-
ления при смещении вниз по потоку вызывает появление поло-
жительного градиента давления, который в условиях сильной
закрутки (примерно 5 > 0,5) достаточен для «подсасывания»
потока назад к соплу, из которого распространяется струя.
Общее описание поля течения
Основной источник логически последовательных эксперимен-
тальных данных по осреднеиным параметрам течения [20|
в целом подтверждает тенденции, полученные другими автора-
ми. На основе этих данных были подобраны зависимости,
описывающие пространственные распределения измеренных
средних по времени значений в слабозакрученных свободных
струйных течениях и имеющие следующий вид. Первые три
уравнения содержат параметры К\, К? и и описывают изме-
нение максимумов в сечении (в случае осевой и окружной ско-
ростей и и ш) или минимумов (в случае разрежения на оси р):
Wm/tOmB — Kifl 1/2 \dl(x + a)]2,
P~ — Pniln = ргИтоКз/"' \dl(x + O)f- (3.1)
Заметим, что изменение этих величин с расстоянием вниз по
потоку обратно пропорционально первой, второй и четвертой
степеням расстояния. Следующие четыре уравнения описывают
поперечные профили и. v, w и р с использованием параметров
Ки и Кр (константы гауссовой нормальной кривой функции
ошибок для профилей и и р) и параметров аппроксимирующих
зависимостей С, D. F, Е и G (для профилей шип):
“/ыт = ехр(—/6Л2),
w/wm = Cg + Dg’ + £g3, (3.2)
H/om = Fg + Gg2,
(P~ — P)/(P~ — P.nin) = exp(— Kpg2),
где g = r/(jr + a)—безразмерная автомодельная переменная
для поперечного направления, а — расстояние до кажущегося
источника струи от выходного сечения сопла, оказавшееся рав-
ным 2,3d и не зависящим от степени закрутки. Некоторые из
158
Глава 3
Таблица 3.1 Параметры аппроксимирующих зависимостей,
используемые в формулах (3.1) и (3.2)
S 0.066 0.134 0.234 0.416 0,600 0.640
«ср. м/с 39,220 35,520 36,030 38,200 36,030 34,380
«то. М/С 41,000 41,500 44,100 49,400 52,400 58,000
Што. М/С 4,800 11.000 17,600 26,000 35,600 42,000
С 7,700 10.700 18,100 15,100 15,100 15,100
D 71,500 20,000 -98,800 -67,200 —67,200 —67,200
Е —542,000 —326,000 138.000 75,400 75,400 75.400
К,') 59,000 35.200 53,500 108,000 54,000 65,000
/. 1,000 0.770 0,560 0,810 0,790 0,690
h3) 1,000 2) 1.000 1,000 1,000 1,000 1,000
г 0,075 0,090 0,125 0,120 0,150 0,150
S 0,0085 0,009 0,011 0,011 0,013 0,013
’) Уменьшается вдвое прн x/d<5.
•) Уменьшается до С ,86 при x/d<5,
•) Уменьшается до 0.735 прн x/d<5.
параметров аппроксимирующих зависимостей приведены в виде
алгебраических функций от параметра закрутки S:
Ки = 92/( 1 +65), ft, = 6,8/( 1 + 6,852),
/<2 = 5,3, Кр = 150/(1 +85),
а остальные приведены в табл. 3.1, где в случае верти-
кальная направленная вниз парабола проведена через кажу-
щийся источник с координатами вершины (г, s), a F и G связа-
ны с г и з выражениями
F = 2s!r, G = —s/r2.
Относительно табл. 3.1 заметим, что значения средней осевой
скорости пСр и максимальные значения осевой и окружной ско-
ростей umo и Wmo на срезе сопла, из которого истекает струя,
не такие, как в случае течения с постоянной осевой скоростью
и распределения окружной компоненты скорости по закону вра-
щения газа как целого при расчетном параметре закрутки 5,
определение которого основано на соотношении (1.1) и резуль-
татах измерения на выходе из сопла Следовательно 5, и
што связаны между собой не так, как это следует из простой
теории, из которой получается уравнение (1.5). И действитель-
но, на рис. 1.1 приведена экспериментальная кривая зависимо-
сти 5 « Wmo/umo, которая лучше, хотя и не точно, аппрокси-
мируется соотношением (16). Необходимо соответствующим
образом учитывать те области, где эти зависимости дают непра-
вильные значения, например отрицательные значения, когда w
Течения при слабой закрутке потока
159
принимает большое положительное значение при увеличении
5, очень большое отрицательное значение v при увеличении jj,
недопустимо большое и„, большее umo вблизи выходного сече-
ния сопла; все эти значения необходимо корректировать. Сле-
дует также иметь в виду, что в начальной области вблизи вы-
ходного сечения сопла в случае высокой степени закрутки не-
которые зависимости лишены смысла вследствие отсутствия
правильного затухания максимальных значений с расстоянием
вниз по потоку и отклонения формы поперечных профилей от
автомодельных. С помощью параметров fi и можно скор-
ректировать нарушение пропорциональности вблизи выходного
сечеиия, где нарушается автомодельность. Многие авторы пола-
гают f\ и fi равными единице. Очевидно, следует быть внима-
тельным при интерпретации и использовании этих данных. За-
вершая обсуждение, приведем распределения скоростей и ста-
тического давления вдоль оси (рис. 3.1—3 3) и в поперечном
направлении (рис. 3 4—3.7) и покажем как изменяется про-
филь осевой скорости в сечении x/d = 4,l при увеличении па-
раметра закрутки (рис. 3.8). Эти профили имеют гауссову фор-
му при слабой закрутке, в то время как при сильной закрутке
максимум скорости смещается в сторону от оси струи. При
очень сильной закрутке (5 = 0,64) вблизи сопла возникает об-
ратное течение.
Подсасывающее воздействие струи (связанное с массовым
расходом в прямом направлении т) и полуугол расширения а
1,0
Рис. 3.4. Радиальные распределения осевой скорости [20]; для различных зна-
чений S приведены уравнения основной зависимости от параметра £ =
= rl(x 4-0):
а—3—0,066. u/«m-exp(-79V)’, 6-S-0.I34, u/um-exp (-63V); e-S-0.234,
- exp (-27.1 ЬП: e-s -0.416. u/um- exp (-24. IV): d-S^O.6. u/um-exp(-2%&; e-S-
—0.64. u/«m—exp(—21.5V)*
Рис. 3.5 Радиальные распределения окружной скорости для различных зна-
чений параметра S [20]:
а - S - 0.066; б - S - 0,134; е — S — 0.234; с - S - 0.416; д - S - 0.6; в — 3 — 0,64.
6 Зак. 434
162
Глава 3
4
ff
г
Рис 3.6. Радиальные распределения радиальной скорости [20]; обозначения
те же, что и на рис. 3-5.
Рис. 3.7. Радиальные распределения статического давления [20]; для раз-
личных значений S приведены зависимости от параметра
a-S—0.066. ехр(- 109JJ); б-S -0.134. ехр(~86£’>; e-S-0.234. ехР1-52£г); г-S0,416,
exp(-31£J): d-S-0.6, ехр(-22£г); e-S-0,64. exp(-2l£’J.
Течения при слабой закрутке потока
163
Рис. 3 8. Радиальные распределения модуля вектора скорости (x/d = 4,1)
[20].
(угол с вершиной в кажущемся источнике струи и образован-
ный осью и линией половинной скорости u/um = 0,5) также мо-
гут быть использованы при описании развития потока и имеют
вид
m/m0 = Ki(x + a)/d, tg а = г0^(х + о).
Здесь параметры Kt и а (подсасывающее воздействие струи и
угол расширения) также оказываются функциями параметра
закрутки S:
Kt = 0,32 + 0.8S, а = 4,8+US
(а измеряется в градусах). Соотношения, описывающие измене-
ние параметров Ки, Kt, К„ и а в зависимости от параметра за-
крутки S, хорошо совпадают с другими экспериментальными
данными из работ [12] и [20]. Параметры, описывающие рас-
ширение струи, определены по данным для отверстия с острыми
краями, и в случае профилированного (или суживающегося)
сопла или при наличии стенки угол расширения струи может
существенно измениться. Струя может внезапно присоединиться
к боковой поверхности и вести себя как радиальная (веерная)
струя — это явление связано с эффектом Коанда. Резкое изме-
нение поля течения — явление неустойчивости, встречающееся
в течениях с интенсивностью закрутки, близкой к критической.
Для широкого диапазона изменения параметра закрутки [19].
получено линейное увеличение угла расширения струи а, одна-
ко эту зависимость нельзя распространить на случай очень вы.
6»
164
Глава 3
сокой степени закрутки, когда, как сообщалось в работах [16—
21], достигается его предельное значение.
Определенный ранее в данной книге параметр закрутки
был широко использован для описания слабо- и сильнозакручен-
ных течений в первую очередь в силу его удобства при сопо-
ставлениях и экстраполяциях, выполненных для закручиваю-
щих устройств разных типов. Тем не менее хорошо известно,
что даже незначительные изменения, упоминавшиеся ранее (та-
кие, как профилирование суживающегося сопла), могут ради-
кально изменить поле течения при фиксированном значении S.
Параметр медианного угла, введенный в работе [19], позволя-
ет решить эту проблему, но, к сожалению, он не проверен в
достаточной степени; то же самое относится и к параметру пе-
ремешивания [28], при использовании которого требуются очень
подробные измерения в потоке. В работе [29] была предложена
и опробована новая модель для описания закрученных течений
с помощью двух безразмерных комплексов
Здесь CJ—новая форма числа Края — Курте [30, 31]; Sw—
новая форма параметра закрутки; ы — постоянная угловая
скорость, определенная из условия совпадения значения момен-
тов количества движения на выходе и на входе в систему при
постоянной осевой скорости на выходе; UK — средняя скорость
на входе с учетом отношения потоков количества движения
первичного и вторичного воздушных потоков.
Авторы работы [29] пришли к заключению, что характери-
стики течения в струйной области для ограниченных закручен-
ных струй однозначно зависят от C't и Sw. Показано, что эти
два параметра очень удобны для описания изотермических сла-
бозакрученных ограниченных течений без требования сохране-
ния подобия геометрических параметров системы. К сожалению,
не было предпринято попыток использовать эти параметры
в случае систем с интенсивной закруткой. Удобным представ-
ляется модифицированный параметр закрутки из работы [22]
(который более подробно обсуждается в гл. 4), поскольку в
случае его применения получена хорошая корреляция между
изотермическими течениями и течениями с горением в условиях
сильной закрутки.
Обычно течениями со слабой закруткой считаются такие,
в которых наличие закрутки не вызывает существенных измене-
ний структуры потока. В течениях с сильной закруткой обычно
Течения при слабой закрутке потока
165
появляются рециркуляционные зоны, обусловленные закруткой;
в течениях со слабой закруткой этого обычно не происходит.
В течениях со слабой закруткой могут содержаться рециркуля-
ционные зоны, но они определяются геометрическими особен-
ностями поля течения. Когда рециркуляционные зоны отсут-
ствуют, линии тока не замкнуты, и изменения давления не
обусловливают передачу возмущений вверх по потоку. Такие
течения можно описывать уравнениями в упрощенной форме
(что обсуждалось в гл. 2 и в работе [32]) без большой потери
точности. Они называются течениями типа пограничного слоя, и
применение приближения пограничного слоя приводит к усече-
нию эллиптических уравнений и приведению их к параболиче-
скому виду. В этом случае можно применить более простые и
быстрые маршевые методы численного решения, а не итератив-
ные релаксационные процедуры [32]. Для того чтобы можно
было использовать эти упрощения, в потоке должно иметься
одно выделенное направление, и обусловливающие перенос
слагаемые должны быть существенны только в направлении,
поперечном по отношению к этому выделенному направлению.
В общем случае свободные незакрученные струйные течения,
а также течения со слабой закруткой (при S 0,5) в области
малых градиентов давления могут быть описаны в приближении
пограничного слоя; в случае сильнозакрученных течений (S >
0,5) приближение пограничного слоя не применимо. Однако
существуют исключения.
1. В слабозакрученных течениях с высокой интенсивностью
турбулентности могут содержаться области, где появляются
мгновенные возвратные течения.
2. В некоторых закрученных потоках, режим течения в ко-
торых близок к возникновению явления срыва вихрей, наблю-
дается сильное влияние вверх по потоку.
3. В слабозакрученных течениях могут существовать рецир-
куляционные зоны, образующиеся в результате геометрических
особенностей устройств.
Таким образом, закрутка оказывает заметное влияние на
расширение струй, подсос воздуха и затухание скорости в них,
на размер, форму и устойчивость пламен и на интенсивность
сгорания. Малая степень закрутки вызывает малые изменения
поля течения; высокая интенсивность закрутки приводит к зна-
чительным изменениям в виде образования ЦТВЗ. Конечно, в
слабозакрученных течениях могут существовать рециркуляци-
онные зоны, возникающие в результате других воздействий,
таких, как наличие плохообтекаемых стабилизаторов пламени
[23], внезапное увеличение площади поперечного сечения в
профилированных (или суживающихся) соплах [34, 35] или
явление срыва вихрей. Другими примерами слабозакрученных
166
Глава 3
течений с рециркуляционными зонами являются течения за
плохообтекаемым или V-образным желобковым стабилизатором
пламени, в котором вторичному потоку воздуха придается не-
большое тангенциальное движение, течение в эймёйденской
вихревой горелке (см. рис. 3.4 и 4.58,о), в которой образуется
ЦТВЗ, достаточная для стабилизации высокоинтенсивных пла-
мен вплоть до нулевого значения параметра закрутки [36].
Кинг [37] показал, что обратные течения могут возникнуть
в коническом диффузоре с углом 7°, естн закрученный поток
имеет параметр закрутки 0,9, а в гл. 4 показано, что большая
ЦТВЗ образуется в коническом расширяющемся канале с по-
лууглом 25° или в расширяющемся профилированном канале,
когда они расположены за вихревой горелкой, при 5 = 0.
Основное внимание в данной главе уделено течениям с ма-
лой интенсивностью закрутки и без расположенных на оси ре-
циркуляционных зон. Эти течения описываются параболиче-
скими уравнениями в частных производных, которые решаются
прямыми маршевыми методами [32], рассмотренными в
разд. 3.4. В следующих двух главах (посвященных сильнозакру-
ченным течениям и циклонным пламенам) это ограничение
снимается и обсуждаются течения, описываемые эллиптически-
ми дифференциальными уравнениями в частных производных,
которые решаются итеративными релаксационными методами
[32], рассмотренными в разд. 3.5.
3.2. ПЛАМЕНА В ЗАКРУЧЕННЫХ ПОТОКАХ
Явления, происходящие в закрученном потоке
Закрутка потока широко используется в камерах сгорания
и промышленных топках как средство управления размером
пламени, его формой, стабилизацией и интенсивностью горения.
Эти эффекты описаны в экспериментальных исследованиях
'[38—52]; имеются также хорошие обзоры соответствующих ра-
бот [8—12]. В Университете Глазго выполнены обширные ис-
следования в данной области для различных условий: изотер-
мические струи [18, 38], струи в ограниченном пространстве
[22, 39], а также струи горящей однородной смеси, как свобод-
ные [46], так и ограниченные [22]. Подобные работы по пла-
менам в топках с закрученным течением для различных топлив
и конструкций завихрителей и форсунок выполняются в Меж-
дународном исследовательском центре в Нидерландах (напри-
мер, типичные исследования [50, 52]); многие из работ обсужда-
ются в гл. 4 и 6. Давно ведутся работы по закрученным струям
п пламенам в Университете Шеффилда.
Течения при слабой закрутке потока 167
Пламена в слабозакрученных потоках вследствие их неус-
тойчивости имеют ограниченный практический интерес, но они
обеспечивают полезную базу для обоснования принципов моде-
лирования. В опредетенных условиях слабая закрутка способ-
ствует удлинению пламени, что может оказаться полезным для
практических целей, например вихри, образующиеся при пожа-
ре, пламена в котлах с тангенциальной подачей воздуха и т. п.
Как указывалось в конце разд. 3.1, отсутствие рециркуляции
потока иа оси позволяет преобразовать определяющие эллипти-
ческие уравнения в уравнения параболического типа, численное
решение которых упрощается при применении метода прогонки.
В противоположность ламинарному пламени длина диффу-
зионного пламени в незакрученном полностью развитом турбу-
лентном потоке не изменяется при увеличении скорости в горел-
ке и при истечении в неограниченное пространство зависит
главным образом от типа используемого топлива и диаметра
отверстия. Если пламя находится в закрытой топке, его длина
увеличивается примерно на 25 % вследствие недостатка эжек-
тируемого окислителя и рециркуляции, но существенное увели-
чение длины зависит от концентрации кислорода в рециркули-
рующих газах и степени стеснения D/d, где D и d— соответ-
ственно диаметры полости топки и сопла. Пламена в потоке
частично перемешанной смеси короче, а интенсивность горения
выше и зависит от степени перемешанности.
Явления, которые наблюдались и фиксировались в нереа-
гирующих закрученных потоках, обнаружены и зарегистрирова-
ны и в случае пламен в закрученных потоках. Рециркуляцион-
ная зона также играет важную роль в процессе стабилизации
пламени, являясь источником тепла, исходящего от рециркули-
рующих продуктов сгорания, и областью пониженной скорости,
в которой скорость потока может компенсироваться скоростью
распространения пламени. Длина пламени и расстояние от го-
релки, на котором стабилизируется пламя, уменьшаются. Пря-
мое сравнение турбулентного поля течения в нереагирующей
среде и в присутствии пламени показывает, что изменение энер-
гии теплового движения молекул и атомов в пламени вносит
относительно небольшие изменения в структуру течения закру-
ченной струи с зоной рециркуляции. При наличии горения про-
тяженность зоны обратных токов и расход обратного потока
несколько уменьшаются [45].
Измерения, выполняемые в промышленных топках, обычно
показывают, что при наличии закрутки радиальный профиль
осевой скорости на коротком расстоянии от сопла имеет сме-
щенные от оси максимумы (что указывает на наличие обратно-
го течения вблизи сопла). Положение высокотемпературной
зоны существенно изменяется в случае закрученной струи. Это
168
Глава 3
20 г-
Рис. 3.9. Влияние параметра закрутки на положение фронта пламени (линии
максимальной температуры) в свободной закрученной струе без зоны цирку-
ляции [6].
2Оо
обусловлено улучшенным перемешиванием и увеличенными
скоростями реакции в пламени закрученного потока. Влияние
увеличения параметра закрутки на положение фронта пламени
(линии максимальной температуры) в свободном факеле без
рециркуляции показано на рис. 3.9, где R — d.12—радиус соп-
ла [6]. Подробные сведения о влиянии состава смеси, типа уст-
ройства для подачи топлива и т. п. можно найти в работах
[10, 41, 43].
Область обратного потока в зоне рециркуляции обладает
многими свойствами гомогенного реактора, так что температу-
ра и состав газа в обратном потоке распределены равномерно.
Эта зона хорошего перемешивания ограничена в силу гидроди-
намических свойств течения и окружена иереагирующим возду-
хом с исходной температурой, не участвующим в реакпии. На
уровень температуры и состав газа влияют количество и свой-
ства топлива, подаваемого в эту зону, а аэродинамическое воз-
действие достигается изменением степени закрутки. Таким об-
разом, имеются средства управления скоростями образования и
реагирования углерода и оксидов азота; следовательно, для
конкретного факела можно найти оптимальные условия, обес-
печивающие минимальный выход углеродов и оксидов азота.
Эти вопросы обсуждаются в других главах; предметом же дан-
ной главы являются слабозакрученные потоки, не имеющие зон
рециркуляции.
Гидродинамические характеристики течения
Ниже обсуждаются типичные экспериментальные данные по
пламенам в слабозакрученных свободных струях. Пламена в
богатых топливом смесях (массовая доля сжиженного иефтя-
Течения при слабой закрутке потока
169
Рис. 3.10- Поле температуры в факеле для значения 5 = 0,116 (d = 5 см)
[41]
I — горелка; II — холодное ядро высокой скорости; III — фронт пламени; IV — зона
свечения; V — основная зона реакции; VI — холодный окружающий воздух.
кого газа в его смеси с воздухом составляла 0,245) формирова-
лись за закручивающим аппаратом, имеющим тангенциальные
щели. После зажигания пилотной горелкой пламя стабилизи-
ровалось на расстоянии около четырех диаметров от устья го-
релки в том месте, где вследствие эжекции скорости градиен-
ты скорости снижались в достаточной мере, для того чтобы
фронт пламени мог стабилизироваться на границах струи.
Типы исследованных пламен наилучшим образом могут быть
описаны с помощью изотерм, как это сделано в случае пламени
при 5 = 0,116 (рис. 3.10). Почти на всей длине пламени суще-
ствует относительно холодное ядро с высокой скоростью движе-
ния, а основная зона реакции заключена в области между
холодным центральным ядром и окружающим воздухом. Мак-
симальная температура по длине пламени существенно не меня-
ется, поскольку в каждом сечении по длине точка максималь-
ной температуры находится в зоне реакции, а не на оси струи.
Температура в центральном ядре вниз по потоку повышается
вследствие перемешивания с горячими продуктами горения, и в
этих условиях подобие наблюдается только ниже по потоку,
где точки максимальной температуры сходятся иа оси струи.
Во внешней же части потока формы профилей температуры по-
добны.
К экспериментальным данным, описывающим изменение
максимального значения осевой скорости Um, окружной скорости
wm и перепада температуры Т„ — Т^, были подобраны
кривые, уравнения для которых включают коэффициенты А,
В и С, характеризующие распространение струн:
«m/UmO = A (p^/pnlr,)1'2 d/(x + Д),
= в (p«,/pn,in)l/2 [d/(x + а)]2. (3.3)
(Tm - Т J/7» = С(рJpm,„)l/2 dl(x + а).
170
Глава 3
Рис. 3.11 Изменение вдоль оси максимальных значений параметров потока:
а — осевая составляющая скорости; б — вращательная составляющая скорости; в —
относительная разность температур (411; сплошные кривые соответствуют формулам
(3-4)
Здесь последние два соотношения справедливы для основного
участка струи, а для той области, где располагается пламя,
уравнения имеют более сложный вид [41]. Следует заметить,
что падение скорости происходит медленнее, чем в холодных
закрученных струях, а коэффициенты А и В значительно боль-
ше, чем для холодных струй. В основном данный эффект обус-
ловлен изменениями температуры и плотности, а следствием
такого расширения газа является увеличение осевой и радиаль-
ной скоростей, что дает уменьшенный темп снижения um и струю
большей толщины. Следующие два выражения описывают гаус-
совы профили и и Т (во внешней по радиусу области) с пара-
метрами Ku и Кт:
и/ига = ехр(—К„£2),
(Т - Г„У(Г„ - Г.») = ехр [- Кт (5 - ?гт)2]. (3.4)
Реальные профили окружной скорости недостаточно гладкие
для хорошей их аппроксимации; ниже на рис. 3.13 показан вид
этих профилей. Характер профилей не соответствует кубической
Рис. 3.12. Радиальное распределение осевой составляющей скорости [41]. Кри-
вые соответствуют формуле (3.4).
Течения при слабой закрутке потока
171
Таблица 3.2. Параметры в аппроксимационных соотношениях (3.3) и (3.4)
Номгр факела Ft Ft Fw
S 0 0.1 16 0,214
62,0 65,6 68,6
Wто. м/с 5.1 21,3 22,8
a/d 35,0 45,0 60,0
а, град 2,2° 2.2° 2.3°
Длина пламеии/d — ~ 40 — 20
А 18,3 19.6 20,4
В — 211,0 345,0
с — — —
К.г 360,0 435,0 770,0
Кт 1440,0 1210,0 1580,0
1 m 0,035 0,033 о.озо
зависимости скорости от g для холодной струи. В этих соотно-
шениях g = г!(х + а), а — расстояние от среза сопла до ка-
жущегося источника струи. Все параметры приведены в
Рис. 3.14 Радиальное распределение температуры [41]. Кривые соответствуют
формуле (3.4).
172
Г лава 3
табл. 3.2; как и в разд. 3.1, необходимо внимательно относиться
к использованию этих данных для соответствующих областей
потока. Полуугол расширения струи определяется уравнением
tg а = rt,.s/(x + а).
Значения параметров этого соотношения и экспериментальные
значения длины пламени также приведены в табл. 3.2. На
рис. 3.11 для иллюстрации показаны изменения максимальных
значений параметров вдоль потока, а на рис. 3.12—3.14 воспро-
изведены профили параметров в поперечных сечениях.
Взаимодействие нескольких закрученных струй и факелов
Во многих случаях течений в технических устройствах про-
исходит взаимодействие струй и факелов, расположенных вб-1И-
зи друг от друга при параллельной подаче с одной стороны уст-
ройства. Это дополнительное осложнение встречается, напри-
мер, при организации процесса в различных топках и котлах.
Взаимодействие струй и факелов обычно усиливается при нали-
чии закрутки. На рис 3.15 показана схема результирующего
течения для двух турбулентных струй встречного вращения,
для каждой из которых параметр S = 0,3. Струи вращаются
«в зацеплении», и в области их взаимодействия уменьшаются
радиальные градиенты осевой и вращательной скоростей. В ра-
боте [53] выполнены детальные измерения средних скоростей
и интенсивности турбулентных пульсаций в осевом направле-
нии Усредненная окружная скорость быстро уменьшается
в осевом паравлении, и иа расстоянии около 35d характери-
стики потока становятся такими же, как и в случае одиночной
свободной незакрученной струи.
Работа [54] посвящена струям и факелам с одинаковым на-
правлением вращения (с вращением «вне зацепления», что уси-
ливает взаимодействие струй), в которых параметр закрутки
изменяется в пределах от 0 до 0,6. Заметим, что такая закрутка
способствует вырождению вращения средней из трех струй,
расположенных в ряд, что создает более равномерный профиль
осевой скорости в поперечном сечении по сравнению с одиноч-
ной струей. Даже на расстоянии 4d струи начинают вести себя
так, будто они слились в единую большую струю, закрученную
в том же направлении, что и три исходные струи. В эксперимен-
тах использовалась также визуализация на водяной модели.
В результате исследования взаимодействия закрученных факе-
лов получены следующие данные. В случае близко расположен-
ных иезакрученных факелов происходят их слияние и перескоки
пламени; при этом плохое перемешивание вызывает преждевре-
менное погасание центральных факелов и появление длинных
Течения при слабой закрутке потока
173
Рис. 3 15 Схема течения для пары встречно закрученных струн [53].
факелов, а также обусловливает относительно низкую интен-
сивность горения. Закрутка совокупности факелов способству-
ет стабилизации каждого отдельного факела в системе (по-
средством выявленных ранее эффектов стабилизации пламени)
и помогает избежать неустойчивости центральных струй, что
в целом дает более стабильную систему факелов. Перемешива-
ние в зоне слияния струй в случае закрученных факелов про
исходит настолько интенсивно, что подавление турбулентности,
обнаруженное в пламенах незакрученных струй, наблюдается
в меньшей степени и образующиеся факелы обладают гораздо
лучшей самостабилизацией. Этот эффект усиливается в случае
закрутки в одном направлении и снижается при встречном на-
правлении вращения («в зацеплении»). Отсюда очевидно, что
целесообразно организовать вращение всех струй в одном на-
правлении, так чтобы они вращались «вне зацепления»; это
обусловливает более высокие скорости перемешивания, более
высокую интенсивность турбулентности, более короткие и ин-
тенсивные факелы и более равномерное их распределение.
Наблюдение за аэродинамикой течения показывает, что при
закрутке «в зацеплении» имеет место менее равномерное рас-
пределение параметров Иногда это может не обнаруживаться
при наблюдениях за пламенем из-за более высокой вязкости
газа, которая стремится снизить неоднородность. Близкое рас-
положение струй в горизонтальной плоскости усиливает расши-
рение центральных струй в вертикальной плоскости. При ис-
пользовании ряда закрученных струй на расстоянии свыше
~8d поток в поперечном направлении полностью перемешан и
не имеет явного упорядоченного движения.
В дальнейшем в Шеффилде были выполнены эксперименты
по определению стабильности, перемешивания и взаимодей-
ствия многоструйных закрученных факелов природного газа
174
Глава 3
Рис. 3.16. Влиинне шага расположения го-
релок о и их количества иа длину факела
L 156].
[55, 56] В зияние числа
горелок и расстояния ме-
жду ними на длину фа-
кела для различных зна-
чений S показано на
рис. 3 16. Очевидно, что
длина пламени увеличи-
вается с увеличением чи-
сла горелок, при их сбли-
жении и снижении интен-
сивности закрутки. Сбли-
жение факелов умень-
шает площадь поверхно-
сти, находящейся в непо-
средственном контакте с
атмосферой, что препят-
ствует эжекции воздуха.
Обнаружено также, что
влияние числа горелок
проявляется еще сильнее
в богатых топливом пла-
менах, так как в этом
случае даже небольшое изменение в количестве эжектируемого
воздуха сильно влияет на процесс горения. Пределы срыва пла-
мени в многогорелочной системе смещены в область богатых
смесей. В условиях, приближающихся к моменту полного срыва
пламени, центральный факел может подняться или лаже ото-
рваться от горелки, в то время как окружающие факелы оста-
ются вблизи устьев своих горелок.
3.3. ВИХРЕВЫЕ ЯВЛЕНИЯ И ОГНЕВЫЕ СМЕРЧИ
Центробежные эффекты
Благоприятное воздействие центробежных сил на процесс
горения было выявлено в работах [57—62]. Эксперименты, вы-
полненные с вращающейся камерой, показали, что возникаю-
щая усиленная «плавучесть» может существенно увеличить
скорость распространения пламени по сравнению со скоростью
турбулентного распространения пламени, которая в обычных
устройствах определяет скорость горения. Когда ранее дела-
лись попытки увеличить скорость распространения турбулент-
ного пламени, необходимые для этого потери давления ока-
зывались неприемлемо высокими; иногда возникала также
проблема стабилизации пламени при повышенных скоростях.
Опыты показывают, что использование центробежных сил мо-
Течения при слабой закрутке потока
175
Рис. 3.17- Сравнение экспериментальных и теоретических результатов для зна-
чений эквивалентного отношения в форсажной камере от 0,95 до 1,05. Знач-
ки— экспериментальные данные, линии — расчеты по модели, в которой диа-
метр пузырька равен высоте пилотной горелки.
жет увеличить скорость распространения пламени в четыре раза
и более [59].
Разработаны две модели расчета скорости распространения
пламени [59] в различных условиях работы горелок (спузырь-
ковая» теория распространения пламени) и пределов срыва
пламени при очень высоких величинах центробежных сил на
основе классических уравнений теплопередачи. Измерения по-
зволили определить также влияние числа Рейнольдса на
скорость распространения турбулентного пламени и на лимити-
рующие размеры пузырьков в поле силы тяжести. Правиль-
ность модели подтверждена испытаниями уменьшенной вихре-
вой форсажной камеры сгорания диаметром 0,38 м [60], в ко-
торой для закрутки потока и создания поля центробежных сил,
предназначенного для увеличения скорости горения горючей
смеси, использовался входной лопаточный завихритель. Топли-
во впрыскивалось в закрученный поток через кольцевые кол-
лекторы, а пузыри пламени быстро перемещались к центру под
действием архимедовых сил (приложенных к горячим сгорев-
шим газам, которые находятся в холодных несгоревших газах),
поджигая при перемещении топливно-воздушную смесь. По-
скольку скорость пузырька может быть во много раз больше
скорости распространения турбулентного пламени в обычной
форсажной камере, были получены меньшие длины и достигну-
та более высокая полнота сгорания (рис. 3.17). Дополнительное
преимущество вихревой форсажной камеры сгорания заключа-
ется в отсутствии влияния изменений давления и числа Маха;
потери давления оказались ниже, чем в обычной камере сгора-
ния. Эти работы привели к созданию полноразмерной вихре-
176 Г лава 3
вой форсажной камеры сгорания для перспективного турбовен-
тиляторного двигателя военного назначения, которая должна
была улучшить экономичность и повысить стабильность работы
двигателя [59] На основе этих работ в Исследовательском
центре им Льюиса (NASA) была разработана кольцевая вих-
ревая камера сгорания. В ней предусматривалась радиальная
ступенчатая подача топлива. Наружный ряд вихревых моду-
лей использовался исключительно на режиме малого газа. На
других режимах топливо могло также подаваться выше по по-
току. Для изучения аэродинамики уже изготовлена полнораз-
мерная пластмассовая модель, а в опытах углы установки ло-
паток кольцевого завихрителя составляют от 25° до 45°.
Дальнейшие работы ведутся не только в NASA, но также в уни-
верситетах и научно-исследовательских институтах.
Вихревые эффекты
Закрученные потоки исследовались в Корнеллском универ-
ситете [63, 64], причем особое внимание было уделено явлению
возникновения рециркуляционного вихря (образования свобод-
ной застойной точки и рециркуляционной зоны) в вихревом
ядре потока со значительной завихренностью вдоль линий
тока'). В камере газотурбинного двигателя и других подобных
устройствах исследована стабилизация пламени с помощью со-
здания рециркуляционного вихря; использовались ограничен-
ные концентричные сдвоенные струи, причем смесь топлива
(метан) и воздуха подается во внутреннюю струю, а воздух —
в наружную струю. Закрутка может сообщаться как наружной,
так и внутренней струе со спутным или встречным направлени-
ем вращения. Цель данных экспериментов состояла в более
глубоком изучении влияния закрутки и циркуляционного вихря
на горение, а также в оценке возможностей этой схемы как
практического устройства.
Сдвоенные концентричные завихрители, применяемые в раз-
личных моделях вихревых камер в NASA (изучаемых для при-
менения в авиационных реактивных двигателях, см. гл. 6), по-
добны устройствам, применяемым в настоящем исследовании.
Первые исследования возникновения циркуляционных вихрей
показали, что размер и положение зоны рециркуляции и поле
характеристик турбулентности зависят от степени закрутки,
относительного направления закрутки и от отношения скоро-
стей в струях. Эти параметры потока могут быть использованы
для связи характеристик течения с условиями испытаний. Осо-
*) Имеется в виду зона обратного течения на оси снльнозакрученной
струи — Прим. ред.
Течения при слабой закрутке потока 177
бый интерес представляет использование очень бедной топли-
вом внутренней струи для ограничения образования оксидов
азота NO, (без ухудшения характеристик выбросов оксида уг-
лерода СО и иесгоревших углеводородов) в сочетании с боль-
шой зоной рециркуляции и высоким уровнем турбулентности,
служащих для компенсации ухудшения стабилизации пламени,
вызванного обеднением смеси. В работе |63] изложен качест-
венный анализ процесса горения, пределов срыва пламени, тем-
пературы выхлопных газов и выбросов оксидов азота NO» и ок-
сида углерода СО камерой сгорания.
Позднее в работе |64] были приведены распределения кон-
центрации, температуры и скорости для различных интенсивно-
стей закрутки, составов смеси и отношений осевых скоростей
внутренней и наружной струй. Приведены также данные по
полноте сгорания, определяемой химическим и тепловым ана-
лизом. Установлено, что относительное направление закрутки и
ее интенсивность сильно влияют на состав выхлопных газов,
температуру на выходе и полноту сгорания Струи со встреч-
ной закруткой создают большую зону рециркуляции, короткую
светящуюся зону горения и большие сдвиги скорости и уровни
турбулентности в пограничном слое на границе струй При мак-
симальной степени закрутки во встречном направлении и пода-
че бедной смеси наблюдаются низкие уровни выброса оксида
азота NO*. Тем не менее это сопровождается низкой полнотой
сгорания, на что указывают относительно высокие уровни кон-
центрации оксида углерода СО и метана СН4, а также низкие
температуры выхлопного газа. В основном эти характеристики
определяются погасанием вследствие быстрого перемешивания
в пограничном слое между струями; это положение подтверж-
дено результатами, полученными при изменении степени за-
крутки наружной струи и отношения скоростей струй.
Часто высказывается предположение, что поток, выходящий
из вихревых камер, является осесимметричным. Последние ис-
следования [65—67] подтвердили это предположение только
для малых параметров закрутки и чисел Рейнольдса Когда по-
ток, имеющий определенную интенсивность закрутки (S > 0,6),
достигает некоторого критического числа Рейнольдса появляет-
ся неустойчивость течения и происходит образование циркуля-
ционного вихря. Начальное проявление процесса обычно состо-
ит в практически симметричном разбухании вихревого ядра,
охватывающего зону рециркулирующего газа. В следе этого
возмущения часто возникает другая, спиральная неустойчивость
течения, при которой область центрального вынужденного вих-
ря начинает прецессировать около оси симметрии. Образуется
так называемое прецессирующее вихревое ядро (ПВЯ), распо-
лагающееся вблизи средней границы зоны обратных токов,
178
Глава 3
которая в данном случае принимает заметно увеличенные раз-
меры; это явление обусловливает появление очень высоких уров-
ней турбулентности и перемешивания, которые были измерены
в вихревых генераторах. Таким образом, здесь имеется трех-
мерное нестационарное турбулентное течение, которое очень
сильно влияет иа стабилизацию, скорость перемешивания, интен-
сивность горения и длину пламени. Диапазон устойчивого горе-
ния может быть сильно расширен в область бедных топливно-
воздушных смесей. Хотя ПВЯ оказывает полезное действие нз
перемешивание реагентов, оно может возбудить колебания го-
рения и появление нежелательного шума и выброса загрязняю-
щих веществ [68]. Когда ПВЯ выходит за пределы камеры,
вследствие быстрой диссипации восстанавливается осесиммет-
ричное движение. Дальнейшие подробности можно найти
в гл. 4.
Имеется, однако, неустойчивость другого вида, связанная с
поведением прецессирующего вихревого ядра вблизи выходного
сечения. В окрестности горла процессы вихреобразования и про-
цессы перемешивания происходят главным образом в плоскости,
параллельной оси и касательной линиям тока, но на выходе об-
разуется большой вихрь в радиальной плоскости, проходящей
через ось, непосредственно на пути вихревого ядра. Этот вихрь
устойчив при низких числах Рейнольдса, но при увеличении чи-
сла Рейнольдса вихрь попеременно срывается с каждой сторо-
ны выхода. Это непрерывный процесс, в котором вихрь посто-
янно «сдирается» прецессирующим вихревым ядром. Этот вихрь
называется радиально-осевым вихрем. Схематично структура
течения в вихревом генераторе при наличии ПВЯ показана на
рис. 4.27; другие подробные сведения о прецессии вихревого
ядра содержатся в гл. 4.
Вихри при пожарах
В общем случае закрутка потока в камерах сгорания, при-
даваемая обычно кольцевому потоку воздуха, окружающему
выходное отверстие для подачи первичного топлива, приводит
к увеличению скорости перемешивания (сильной турбулиза-
ции) и получению более короткого и стабильного интенсивного
пламени. Однако в определенных условиях закрутка может
оказывать отрицательное воздействие и приводить к снижению
скорости перемешивания (ламинаризации) и получению длин-
ного спокойного пламени. Примером тому является пламя тур-
булентной струи, горящей в центре закрученного потока, орга-
низованного путем вращения цилиндрического сетчатого эк-
рана (рис. 3.18) [69, 70]. При отсутствии вращения пламя
устойчиво ограничивается вихревым ядром. Центробежная ста-
Течения при слабой закрутке потока
179
билизация потока ухудшает перемешивание и эжекцию, приводя
к значительному, почти пятикратному увеличению длины пла-
мени. Подробное явление наблюдается в вихрях пожаров, пыле-
вых смерчах, ураганах, штормах, водяных воронках и т. д.; опи-
сание этих геофизических явлений само по себе представляет
большой интерес [71].
Огневые смерчи возникают в лесных и других крупных по-
жарах следующим образом [69—71]:
1. Большие пламена создают тепловые конвективные «ко-
лонны» восходящего горячего газа. В отсутствие вращательно-
го движения этот восходящий поток питается втекающим в
«колонну» горизонтальным потоком воздуха, который приводит-
ся в движение действием небольшого перепада давления меж-
ду горячей «колонной» всплывающего газа и окружающим воз-
духом. Этот поток воздуха, а также турбулентная диффузия
180
Глава 3
быстро размывают «колонну», ограничивая ее высоту и верти-
кальную скорость газа.
2. Однако при наличии циркуляции окружающей среды в
«колонну» вносится завихренность, создающая ПВЯ, которое
препятствует турбулентной диффузии и втеканию потока воз-
духа через поверхность раздела ядра и окружающего воздуха.
Таким образом, стационарное ядро может замкнуться в длин-
ный узкий столб вращающегося горячего газа. Этот огневоГч
смерч подпитывается радиальным потоком воздуха (а часто и
топлива), втекающим в ядро из пограничного слоя у земли.
Эта подпитка происходит под действием радиального градиен-
та давления, накладываемого на пограничный слой наружным
рециркулирующим потоком. Осевые или вертикальные скорости
в ядре огневого смерча, как правило, значительно выше, чем
в обычном вертикальном тепловом конвективном потоке, по-
скольку закрутка оружающей среды создает у земли сильный
радиальный поток массы, втекающий в ядро, и препятствует
расширению и ослаблению ядра по высоте. В противополож-
ность свойствам вихревого ядра, которые обсуждаются в гл. 4
и 5, здесь не происходит ни образования зоны обратных то-
ков, ни возникновения циркуляционного вихря, расположенного
в огневом смерче; это объясняется относительно слабой за-
круткой. Следует заметить, что даже в рассматриваемом слу-
чае относительно слабая закрутка может обусловить очень вы-
сокие скорости газа (77]. С практической точки зрения обра-
зование циркуляциоиччого вихря или зоны обратных токов
было бы полезным, так как они стремились бы разорвать и
разрушить огневой смерч. В работе [70] показано, что суще-
ствование сильного положительного радиального градиента
скорости в сочетаничч с полем центробежных сил в огневом
смерче препятствуют турбулентному перемешиванию и «лами-
наризируют» турбулентное пламя, что сопровождается сильным
увеличением его длины. Ламинаризация происходит из-за
сильно ослабленного турбулентного перемешивания между
ПВЯ. которое богато топливом, и окружающим воздухом.
Описываемый процесс иллюстрируется рис. 3.19, где приве-
дена длина диффузионного факела метана, горящего в среде с
переменной закруткой [69] (закрутка создавалась с помощью
проволочного цилиндрического экрана, вращающегося с равно-
мерной скоростью, что дает распределение окружной скорости
по закону Рэнкина). Длина факела при нулевой скоростчч вра-
щения совпала та с данными, опубликованными в литературе.
В случае вращения длина факела выросла в 2 ... 2,25 раза,
причем степень удлинения сильно зависела от числа Рейнольд-
са. Из рис. 3.19 следует, что в больших системах, работающих
при гораздо больших значениях Re, увеличение длины факела
Течения при слабой закрутке потока
181
Рнс. 3.19 Длина факела для диффузионного пламени метана, находящегося
во вращающейся среде прн d = 3,17 мм [69].
Г—Г—1,0 ы’/с, Д/Д-315 IB (Reef)-950: З-Г-1.5 ы!/с. Д/Д-170 ш (Reea-I375; З-Г-0.
t/d-100 1д (Ясе^)-225.
будет еще более сильным В работе [73], где моделировался
огневой смерч, измерены еще большие длины факелов, однако
такие большие длины могут быть отчасти обусловлены нали-
чием находящегося в основании устройства бассейна с жидким
топливом, из которого значительное количество топлива испа-
рялось и попадало в пограничный слой, подпитывая таким об-
разом пламя.
Изотермическое моделирование явления огневого смерча
выполнено также в работе [70] с использованием имитации
изменения плотности, вызываемого горением. В отсутствие вра-
щения интенсивность турбулентности и расширение струи ге-
лия примерно вдвое превышали значения этих параметров для
эквивалентной изотермической системы (рис. 3.20). При нало-
жении закрутки на изотермическую систему происходило за-
метное снижение касательных напряжений в центральной об-
ласти потока, где обычно образуется огневой смерч (рис. 3.21).
Аналогично при введении струи гелия для имитации горения
касательные напряжения очень сильно снижаются в централь-
ной области потока (рис. 3.22); эти факты подтверждают
гипотезу о том, что сочетание положительного градиента
182
Глава 3
Рис. 3.20. Влияние плотности топлива иа радиальное распределение средне-
квадратичной безразмерной осевой скорости турбулентного движения
(й л1й9^12 в струе, находящейся в спутном неврашаюшемся потоке воздуха
,[70]. Сплошные лннин — средняя осевая скорость, штриховые линии —
(и' /и2) .
плотности и поля центробежных сил приводит к существенному
ухудшению турбулентного перемешивания в центральной зоне
потока. Струя гелия ведет себя как всплывающая колонна, в ко-
торой сосредоточивается завихренность, образуя устойчивую
границу между струей гелия и окружающей средой.
Модифицированное число Ричардсона Ri *, которое обсуж-
дается в гл. 4 в связи с явлением образования вихря и опре-
деляется отношением произведения центробежной силы и ра-
диального градиента плотности к силам сдвига, является удов-
летворительным корреляционным параметром для расчета
подавления турбулентного перемешивания в таких потоках
[10 70]
Более тщательные попытки скоррелировать и рассчитать
явление огневого смерча сделаны в работах [72, 73] и позд-
нее в работе [74]. Такой анализ должен учитывать влияние
завихренности окружающей среды, наличие источника интен-
сивно горящего топлива, дающего восходящую колонну горяче-
го газа, которая затем взаимодействует с завихренной средой.
Течения при слабой закрутке потока
183
Рнс. 3.21. Влияние вращения среды на касательные напряжения в турбулент-
ной струе воздуха прн x/d = 20 [70]. Штриховые линии — касательные на-
пряжения в струе воздуха, распространяющейся в невращающемся спутном
потоке воздуха; сплошные линии — касательные напряжения в струе воздуха,
распространяющейся во вращающемся спутном потоке воздуха.
Рис 3 22. Совместное влияние вращения и радиального градиента плотности
иа касательные напряжения в струе гелия, распространяющейся во вращаю-
щемся спутном потоке воздуха при x/d = 20 [70]. Штриховые линии — невра-
щающнйся спутный поток воздуха; сплошные линии — вращающийся спутный
поток воздуха.
184
Глава 3
а также то, что явление в целом сопровождается течением
внутрь «колонны» пограничного слоя. Задача, включающая
совместное действие наземного пограничного слоя и теплопере-
дачи от поверхности топлива к вихревому ядру, рассмотрена в
работах ]72] (где решались уравнения, описывающие свой-
ства вихревого ядра) и [73] (где решались уравнения для
определения средней радиальной скорости).
В работе [74] выведен ряд коррелляпнонных параметров
для описания огневых смерчей; эти параметры включают уро-
вень циркуляции, вертикальную протяженность зоны рецирку-
ляции, плотность топлива, линейную скорость горения топлива
в отсутствие ветра и закрутки и размеры элементов, выделяю-
щих энергию (в рассматриваемом случае это дрова)
В результате анализа экспериментальных данных по горе-
нию дров была выведена формула для средней локальной тем-
пературы Т в вихревом ядре. Исследование было затем рас-
пространено на случай полноразмерного огневого вихря смерча
с учетом изменения Т по высоте для условий лесного пожара.
После этого появилась возможность рассчитать осевую ско-
рость в ядре, температуру, радиус ядра и линейную скорость
горения топлива при наличии закрутки. Показано удовлетво-
рительное согласие экспериментальных и расчетных величин.
3.4. ХАРАКТЕРИСТИКИ ТУРБУЛЕНТНОСТИ В ЗАКРУЧЕННЫХ
ТЕЧЕНИЯХ
Измерение характеристик турбулентности
С целью описания турбулентных закрученных течений были
проведены подробные измерения средних значений скорости и
турбулентных пульсаций с помощью термоанемометра. В рабо-
те [21] была исследована одиночная закрученная струя при
S = 0,3, использовался термоанемометрическнй датчик с одним
чувствительным элементом. Данные по средним скоростям и
пульсационным характеристикам, аналогичные приведенным на
рис. 3 23, были получены Чигиром и Червинским. В работе
[54] были исследованы струн с 0,6; данные по нормаль-
ным и сдвиговым напряжениям приведены соответственно на
рнс. 3.24 и 3.25 для случая максимальной рассмотренной в
этой работе закрутки. В этой работе использовались однонн-
точный термоанемометрнческий датчик и метод измерения при
шести положениях датчика Позднее была усовершенствована
методика обработки сигналов, и измерения указанным методом
были проведены в сильнозакрученной струе при S = 2,2 [78].
Сопоставление данных по пульсационным характеристикам и
Течения при слабой закрутке потока
185
Рис. 3.23. Результаты измерения характеристик турбулентности в слабозакру-
чеиной струе при S = 0,3 [21].
по градиентам средней скорости позволило получить данные по
турбулентной вязкости.
В работах [68, 79| описаны результаты недавних измере-
ний с помощью лазерного анемометра в свободных закручен-
ных течениях с горением и без горения. В этих работах были
измерены поля скорости и кинетической энергии турбулентно-
сти. Результаты измерений показали, что горение приводит к
значительному увеличению кинетической энергии турбулентно-
сти и амплитуды пульсаций скорости.
Недавно были проведены наиболее полные измерения ла-
зерным анемометром характеристик закрученного ограниченно-
го течения с горением и без горения [80] Измерения были
проведены в модельных топках Имперского колледжа (Лон-
дон) и Харуэлла В качестве примера на рис. 4.81 приве-
дены изотахи для двух случаев течения: изотермического и
186
Г лава 3
Рис. 3.25. Измеренные компоненты турбулентных сдвиговых напряжений в
сильиозакрученной струе при S — 0,6 [54].
с горением В каждом случае измерения проводились при двух
уровнях закрутки в осесимметричной топке при использовании
смеси воздуха и природного газа. Измерения трех компонент
средней скорости и соответствующих нормальных напряжений
на границах и в поле течения предназначались для оценки
методов расчета турбулентных течений, и в связи с этим они
более подробны и точны, чем предыдущие исследования в топ-
ках, проведенные в Дельфте, Эймёйдене и Карлсруэ. Резуль-
таты показали, например, что рециркуляционные зоны в реаги-
рующих потоках значительно отличаются от зон, образующих-
ся в нереагирующих потоках. В большей части поля течения
Течения при слабой закрутке потока
187
турбулентность значительно отличается от изотропной. Показа-
но также, что в результате горения пульсации скорости суще-
ственно возрастают (это проявляется при интегрировании по
всему полю течения), что в некотором смысле подтверждает
гипотезу о порождении турбулентности горением.
В исследовательском центре фирмы United Technologies
(Ист-Хартфорд, шт. Коннектикут) также были предприняты
попытки измерения лазерным анемометром характеристик тур-
булентных закрученных течений с горением [81]. Измерения
были проведены в начальной области смешення ограниченного
турбулентного диффузионного пламени. Измеренные профили
осевой и окружной средних скоростей, распределений средне-
квадратичных пульсаций скорости показывают, что происходят
существенные изменения осредненного и пульсационного поля
течения при изменении давления в камере сгорания и закрут-
ки воздуха на входе. Эти изменения оказывают существенное
влияние на эмиссию загрязняющих веществ. Обнаружено зна-
чительное увеличение доли крупномасштабных пульсаций в
пульсациях скорости. Крупномасштабные пульсации приводят
к большим отклонениям от гауссова распределения плотности
вероятности турбулентных пульсаций и к значительному откло-
нению от изотропии в большей части начальной области. На-
личие таких крупномасштабных движений указывает на то, что
модели турбулентности, основанные на предположениях о ло-
кальном равновесии, будут неадекватно описывать эти течения
с горением. В работе [81] представлены характерные профили
осевой и окружной компонент средней скорости в различных
сечениях камеры сгорания при нзмененин давления и интен-
сивности закрутки.
Уайтлоу и др. исследовали экспериментально и теоретиче-
ски струи с закруткой (5 = 0,23) и без закрутки (5 = 0) в не
ограниченном [82] н ограниченном [83] потоках. В этих рабо-
тах представлены лишь данные по полям средней скорости и
нормальных напряжений, однако в них содержится полезное
обсуждение достоинств и недостатков термоанемометра н ла-
зерного анемометра, проводится их сравнение.
Моделирование турбулентности
Увеличение степени закрутки оказывает значительное влия-
ние на структуру турбулентности: энергию турбулентности на
единицу массы Кт, скорость диссипации е, масштаб I, на нор-
мальные {и'2 и т. д.) и сдвиговые (u'v' и т. д.) турбулентные
напряжения. Это следует учитывать в моделях турбулентности
для расчета течений с закруткой. Оказывается, что первичная
компонента вязкости значительно возрастает при увеличении
168
Глава 3
интенсивности закрутки и турбулентная вязкость становится
неизотропной. При этом различные компоненты тензора тур-
булентной вязкости имеют разные значения и параметры типа
о,е — р,л. г/р,в, т, характеризующие степень анизотропии, не рав-
ны единице. Как определить эти параметры?
Имеется несколько методов поиска приемлемых моделей
турбулентности, позволяющих достичь надежных результатов:
экспериментальный, обратный и расчетный. Исследования в
этих областях позволили лучше разобраться в структуре тур-
булентности закрученных течений и дали обоснование необхо-
димости учета анизотропии. В недавних экспериментальных и
расчетных работах обсуждались предположения об изотропии
для турбулентных закрученных течений. Для проведения моде-
лирования (а следовательно, н расчета) этих течений необхо-
димо модифицировать простые модели турбулентности или раз-
работать более совершенные модели. В данном подразделе
приводится обзор и делаются попытки количественной оценки
результатов некоторых из этих работ; показывается, как
стандартные модели турбулентности (84 —90] могут быть рас-
пространены на решение задач, связанных с закрученными те-
чениями.
Экспериментальные методы
Рис. 3.26. Экспериментальные ра-
диальные распределения двух ком-
нент турбулентной вязкости Ji„ и
Н-е при zlD = 67 для закручен-
ного течения в трубе при угле ус-
тановки лопаток закручивающего
аппарата <р = 55.8°, примерно со-
ответствующем параметру закрут-
ки S = I [91].
С помощью термоанемометров или лазерных анемометров
могут быть измерены распределения различных компонент на-
пряжений и средней скорости и, следовательно, градиенты ско-
рости. Такие распределения позволяют определить значения
компонент тензора турбулентной вязкости во всех точках поля
течения. Затем можно проверить,
соответствует ли определенная
модель турбулентности таким
распределениям вязкости и на-
пряжений. Этот метод был ис-
пользован для исследования за-
крученного течения в трубе |91],
свободных закрученных струй
[54] и поля течения вблизи ре-
циркуляционной зоны на выходе
из закручивающего устройства
[78]. В каждом случае турбу-
лентность была такой, что на-
блюдались значительные измене-
ния компонент тензора турбу-
лентной вязкости в осевом и ра-
диальном направлениях, а также
Течения при слабой закрутке потока
189
Рнс. 3.27. Экспериментальные ра-
диальные распределения трех нор-
мальных компонент турбулентной
вязкости ц«2, Ргг и нее при z/d =
= 4 для сильнозакрученной струи
с параметром закрутки 5 = 0,6
(кружками и крестиками отмече-
ны экспериментальные значения)
[541.
Рнс. 3-28. Экспериментальные ра-
диальные распределения пяти компо-
нент турбулентной вязкости (компо-
нента гВ мала по сравнению с осталь-
ными н не показана) при z/d =
= —0,057 для сильнозакручениого те-
чения с параметром закрутки S = 2,2
[78].
заметная аннзотропня. Типичные результаты представлены иа
рис. 3.26—3.28. Заметим, что в общем случае > 1, особенно
вблизи оси; эта тенденция будет подтверждена далее.
Обратные методы
Имея экспериментальные распределения средних значений
величин в поле течения, соответствующим дифференцированием
и интегрированием дифференциальных уравнений в случае те-
чений типа пограничного слоя можно получить распределения
двух компонент (гх и г0) тензоров турбулентного напряжения,
вязкости и т. п. Могут быть использованы аналитические и
численные методы; к достоинствам последних относится воз-
можность обрабатывать любые функциональные формы, для
чего имеются общие программы расчетов на ЭВМ. На основе
результатов применения этих методов можно выбрать лучшие
из моделей турбулентности и дать предложения по их усовер-
шенствованию.
Для нахождения компонент турбулентной вязкости для ста-
ционарного закрученного течения в кольцевом канале были ис-
пользованы [92] полуаналитическне обратные методы, и в об-
щем случае было получено о,в > 1, особенно вблизи внутрен-
ней поверхности при высокой интенсивности закрутки. На
190
Глава 3
Рнс. 3.29. Теоретические обратные расчеты цгг и prQ для закрученного тече-
ния в стационарном кольцевом канале при z/D = 2,5:
а н б — влияние постепенного увеличения угла установки лопаток закручивающего
аппарата q) от О’ до 60°; в — тенденции при фиксированном <р ” 60° (S ~ I.l) |92J.
рис. 3.29 представлены результаты вычислений относительных
величин двух компонент тензора турбулентной вязкости при
различных углах установки лопаток закручивающего аппарата
<р от 0° до 60° (рис. 3.29, а и б), а кривые на рис. 3.29, в отра-
жают тенденции изменения этих величин для случая угла
установки <р = 60°, что соответствует параметру закрутки
5 « 1,1. Это совпадает с предположениями, основанными на
изучении свободных закрученных струйных течений; и дей-
ствительно, теоретические [93] и численные [94—96] обратные
расчеты показывают, что распределение турбулентных напря-
Течения при слабой закрутке потока
191
Рис 3.30. Численные обратные расче-
ты двух компонент турбулентной вяз-
кости И ц,0 при Z/D = 2 для
снльнозакрученной струи с парамет-
ром закрутки 5 = 0,6 [94].
Рис. 3 31. Численные обратные расче-
ты двух компонент турбулентного
пути смешения к„ и при z/D = 2
для снльнозакрученной струи с пара-
метром закрутки S = 0,6 [94].
жений является анизотропным н что р.,х и р,,е — функции сте-
пени закрутки и координат в поле течения. Численные расче-
ты показали также, что в случае использования модели пути
смешения Прандтля предположение об изотропном однородном
распределении параметра пути смешения вполне справедливо
при слабой закрутке, но становится все более неприемлемым
при увеличении степени закрутки [94]
Радиальные распределения р,х и р,е и соответствующие
значения масштабов krx и Kq при x/d — 2 и 15 получены в ра-
боте [94]. На рис. 3.30 и 3.31 показаны соответствующие тен-
денции для случая максимальной реализовавшейся закрут-
ки (5=0,6). Эти результаты в общем подтверждают, что
Ол© > 1, особенно вблизи осн нлн выходного сечення сопла и
Рис. 3.32. Теоретические обратные расчеты rB-компоненты параметра вязкости
CrQ = Ргг/РгО при zfd = 6 [93] (а); численные обратные расчеты параметра
вязкости о,е прн zld = 6 [94] (б).
192
Глава 3
при более высокой степе-
ни закрутки. К примеру,
о,е уменьшается от вели-
чины около 10 вблизи
осн примерно до едини-
цы во внешней области
слоя смешения при S=0,4
и г/d = 6, эта тенденция
подтверждается и тео-
ретическим [93] и чис-
ленным методами [94] и
представлена на рис. 3.32,
а и б.
При изменении степе-
ни закрутки требуется
введение изменений в
нормализованные значе-
ния и этн изменения
отличаются в зависимо-
сти от наличия или от-
Рнс 3 33. Поперечные распределения нор- сутствня Пламени. На
малиной компоненты орбулентнон вязкости рИС 3 33 показаны ПОПе-
в слабозакручеиных струях [95] речные распределения
рассчитанной компоненты
тензора турбулентной вязкости ргх в слабозакручеиных тече-
ниях. Поперечные распределения параметра пути смешения
в закрученных струях и пламенах приведены на рис. 3 34.
Расчетные методы
При использовании модели турбулентности и численных ме-
тодов расчета прямое решение уравнений дает распределение
средних и пульсационных значений актуальных параметров.
Если оставить в стороне проблемы численного решения, обсуж-
дающиеся, например, в работе [88], то при введении измене-
ний модели турбулентности можно наблюдать изменения в ре-
зультатах расчета, а сравнением с экспериментальными зна-
чениями средних по времени величин можно наметить пути
усовершенствования модели турбулентности. Использование
различных моделей для одного и того же течения позволяет
выбрать наилучшую из них н определить пригодность нли не-
пригодность данной модели для расчета рассматриваемого те-
чения.
В этом направлении были проведены многочисленные ис-
следования. Расчеты подтвердили или позволили отбросить не-
которые возможные изменения моделей турбулентности. В слу-
Рис. 3.34. Поперечные распределения значений пути смешения в закрученных
струях и пламенах [95]: а—струн; б—пламена.
чае модели пути смешения Прандтля были предложены раз-
личные модификации для случая слабозакручеиных течений;
задача состояла в том, чтобы связать г0-компоненту сдвигово-
го напряжения с гх-компонентой тензора вязкости в уравнении
для осевого направления и учесть анизотропию вязкости. Пер-
вая задача обычно решается введением пропорциональной за-
висимости rx-компоненты тензора вязкости от второго инвари-
анта тензора скорости деформации осредненного течения и
последующего использования переменного параметра гО-компо-
ненты вязкости. Было предложено следующее выражение:
и„ = р/’(Д:Д)'/г
вместе с соотношениями
/ = Л = 0,08 (1 + Х|5х), Л, = const,
Or* и т д —постоянные, зависящие от S, или переменные,
зависящие от 5Х- В осесимметричном случае в цилиндрических
координатах имеем
1ч.-Р'1[2(Й)’+2($)’+2(7)’ + е+®)’+
+('4М’+(£)’Г
что в приближении пограничного слоя сводится к выражению
н„=Р4(^)2+(^(^))Г-
Известная модель Прандтля для незакрученного течения явля-
ется частным случаем этого выражения. Заметим, что модели
7 Зак. 434
194
Г лава 3
этого типа удовлетворяют требованию о том, что рГЛ сводится
к обычной модели Прандтля для незакрученных течений при
стремлении w к нулю. В частности, при S,-+Oc увеличением
расстояния вдоль осн (для затопленной закрученной струи) Л
стремится к принятому для незакрученного течения значению
0,08. Коэффициент (l + 7.sS,) учитывает изменение масштаба
длины вследствие закрутки, что дает более высокие значения
гх-компоненты тензора вязкости в результате движения за-
крутки, как описано в гл. 2 [32]. Это аналогично формуле
Монина — Обухова, которая была предложена как средство
простой аппроксимаии» зависимости пути смешения от кривиз-
ны линий тока и от центростремительных ускорений [98]
Были рекомендованы параметры
Л = 0,08 (1 + Л,5Х), + = 0,6, о,в = I + 5Si'3.
что соответствует некоторой степени анизотропии и дает хоро-
шие результаты, которые получаются при использовании при-
веденного выше подхода [97]. Основное влняине анизотропии
проявтяется вблизи выходного сечення; и действительно, при
проведении расчета слабозакрученных струй, начиная с сече-
ния x/d = 2, с использованием изотропной модели следующего
вида [99]:
Ига = р/г I ди/дг | + р/е | rd (wlryidr |,
1л^=КхгеЛее, le--Ker, № = 0,08, № = 0,26+1,25,
получаются результаты, удовлетворительно согласующиеся с
экспериментальными данными по дальнейшему развитию пото-
ка. В работе [100] также сделано предположение об изотро-
пии, но при этом включена поправка к ргг на влияние за-
крутки и как следствие получены хорошие результаты для рас-
смотренной системы
Слабозакрученные течения оказались также полезным испы-
тательным объектом для других моделей турбулентности.
В случае моделей типа энергия — масштаб влияние закрутки
часто учитывается введением дополнительного слагаемого типа
источника в уравнение для k и (или) для Z. Аналогично
Ротта и Роди уравнение для Z в виде Z = kl было исполь-
зовано в работах [101] и [97] для расчета слабозакрученных
течений, причем влияние закрутки описывалось дополнительным
Источниковым членом CRp/?,fe1,5 в уравнении для Z. Было по-
казано, что использование выражений
С« = 0,06, а,в=1 + 25!/3
позволяет рассчитывать свободные закрученные струи вплоть
до образования рециркуляционных зон [97]. Числа Шмндта
для k и Z брались равными единице.
Течения при слабой закрутке потока
195
В работе [90] проведен расчет разнообразных закрученных
течений типа пограничного слоя. Результаты расчета свобод-
ной слабозакрученной струи хорошо согласуются с эксперимен-
тальными данными по осредненным и пульсационным характе-
ристикам (рис. 3.35). Расчет дает анизотропию при использо-
вании этой модели (если вводятся компоненты вязкости, но в
этом нет необходимости), и на рис. 3.36, а видно, что макси-
мальное значение ог6 = 3 иа оси при x/d = 6 н это макси-
мальное значение быстро уменьшается с расстоянием вниз по
потоку. Осредненные по радиусу значения о,в примерно та
кие же, как полученные в результате численного анализа [97]
с целью удовлетворительного расчета средних значений при ис-
пользовании более простой модели турбулентности (использую-
щей постоянное значение с,в в каждом сечении потока), но
несколько меньше, чем полученные обратными методами [93,
94] на основе средних по времени значений. На рис. 3.36, бив
приведены результаты расчета, характеризующие анизотропию
рассматриваемых характеристик для течения около свободного
Рис. 3.35. Результаты расчета компонент нормального и сдвигового напряже-
ний [90] и сравиенне с экспериментальными данными [21] для закрученное
струи прн 5 = 0,3. Сплошные расчетные кривые и темные эксперименталь-
ные точки соответствуют значению x/d = 6, штриховые расчетные кривые и
светлые экспериментальные точки соответствуют x/d = 12.
?•
196
Глава 3
Рис. 3.36 Результаты расчета параметра вязкости, характеризующего анизо-
тропию:
а — свободной слабозакрученной струи (S = 0.3) (I) с использованием алгебраической
модели турбулентных напряжений; б — дли свободного вращающегося диска с ис-
пользованием соотношений для напряжения (II) н с использованием модели пути
Смешения с пристеночными соотношениями (III); в —для цилиндра, вращающегося
в однородном потоке в направлении оси с использованием алгебраической модели
турбулентных напряжений (IV) [1061
вращающегося диска и для цилиндра, вращающегося в одно-
родном потоке в направлении оси цилиндра. Следует отметить,
что значения о,е близки к единице во внешней части погра-
ничного слоя, где число Рейнольдса, определенное по парамет-
рам турбулентности, велико, но значительно уменьшаются
вплоть до значений около 0,25 в области пристеночного под-
слоя [106].
Для расчетов более сильно закрученных течений в камерах
сгорания были использованы менее сложные модели турбу-
лентности, хотя в этих течениях требуется описание всех шес-
ти компонент напряжений или вязкости. В целом хорошие ре-
зультаты расчета получились в работе [102] при использова-
нии модифицированной модели пути смешения, в работах
[103] и [104] с использованием для ст,в значений от 5 до 10
с подбором в каждом конкретном случае и в работе [105] с
использованием значения о,е, достигающего 30. Однако этн
снльнозакрученные течения служат лишь для апробации моде-
ли турбулентности. Для расчета закрученных течений исполь-
зуются вполне правдоподобные усовершенствованные варианты
более элементарных моделей, и эти усовершенствованные мо-
дели дают лучшее общее согласование с экспериментом, чем
немоднфицнрованные стандартные модели.
Итак, модели турбулентности для закрученных течений
должны учитывать два важных явления: увеличение в резуль-
тате закрутки первичных компонент тензоров турбулентного
напряжения и вязкости (тгх н р,«) и анизотропию распреде-
Течения при слабой закрутке потока
197
лений напряжений и вязкости. Существует связь между пара-
метром закрутки, локальным параметром закрутки, числом
Ричардсона и этими эффектами. Параметр анизотропии о,е
особенно важен, в частности, и для слабозакрученных течений,
поскольку было обнаружено, что он а) превышает единицу и
возрастает с увеличением параметра закрутки при приближе-
нии к оси и к выходному сечению в случае закрученных струй-
ных течений, и б) не превышает единицы в области пристеноч-
ного подслоя в случае более сильно меняющегося в радиаль-
ном направлении течения около вращающегося конуса или
диска. Общие эффекты смешения можно учесть простыми из-
менениями элементарных моделей турбулентности, но для тех
исследователей, которые хотят добиться более подробного мо-
делирования, особенно в случае сильно закрученных течений,
рекомендуется использовать новые идеи по дифференциально-
му или алгебраическому моделированию напряжений.
3.S. РАСЧЕТ СЛАБОЗАКРУЧЕННЫХ ТЕЧЕНИЙ
Закрученные струи
Значительный интерес представляют теоретические расчеты
турбулентных закрученных течений, и к уравнениям, описываю-
щим слабозакрученные течения н представляющим собой пара-
болические уравнения пограничного слоя, можно применять
быстрые методы прямого маршевого интегрирования, обсуждав-
шиеся в разд. 3.4 [32]. Поэтому они являются удобными ис-
пытательными объектами для разработки усовершенствованных
моделей турбулентности, которые в дальнейшем будут исполь-
зоваться в более близких к практике условиях. В 1950—
1960 гг. обычно использовались интегральные автомодельные
подходы [15, 20, 23—27, 107, 108], и только в работах [15,17,
27] особо проанализированы турбулентные течения. Хорошее
описание такого метода приведено в работе [12] (см. гл. 4),
в то время как в работе [13] (см. гл. 5) внимание сосредото-
чено на иерархии моделей турбулентности, предложенных н
применяемых в таких течениях. Продемонстрировано хорошее
согласие [12, 13, 20] между обширными экспериментальными
данными и теоретическими выводами по ключевым параметрам
развития турбулентных закрученных струй Ки, Ki, Kt>, Ki и а,
обсуждавшихся в разд. 3.1.
С 1970 г. очень популярными стали прямые численные ко-
нечно-разностные методы прямого маршевого решения уравне-
ний типа пограничного слоя. Вследствие эффективности и эко-
номичности стала популярной программа GENMIX, разрабо-
танная в Имперском колледже и обсуждавшаяся в разд. 3.4
198
Г лава 3
Рнс. 3.37. Результаты расчета изменения продольного затухания осевой скоро-
сти при увеличении закрутки для инертных закрученных струй. Крестиками
отмечены экспериментальные результаты, кружками — расчетные точки.
[32]. Имеются модификации для слабозакручеиных течений
[[90. 97, 99] с более реалистическим описанием турбулентности,
чем с помощью стандартной модели пути смешения Прандтля
в исходной программе.
В качестве примера возможности расчета свободной закру-
ченной турбулентной струи могут быть приведены результаты
расчета [97] с использованием как модели пути смешения
Прандтля, так и модели с уравнениями для энергии и масшта-
ба. Для изотермических закрученных течений были апробиро-
ваны усовершенствования введением коэффициентов = 0,6
для модели пути смешения Прандтля и С« = 0,06 для модели
с уравнениями для энергии и масштаба (k — Z) вместе с
уравнением
ort=l+CSi/3,
где С принимает значения в диапазоне от 2 до 5. (Полное
описание модели турбулентности, в которую входят этн пара-
метры, можно найти в разд. 3.4 работы [32].) Расчеты с ис-
пользованием одной нз моделей дают затухание скорости в
продольном направлении для различной интенсивности закрут-
ки, показанное на рис. 3.37. Чтобы провести этн расчеты для
изотермических течений, необходимо одновременно решать па-
раболические уравнения в частных производных для и, rw, k
и Z. Для упомянутого расчета в приближении пограничного
слоя переменная Z берется в виде Z = kl. Скорость вырож-
Течения при слабой закрутке потока
199
дения и„ и и>т хорошо совпадает с экспериментальными дан-
ными [20]: очевидны увеличение скорости вырождения ит при
увеличении 5 н сохранение примерно такой же зависимости
от продольной координаты, как в иезакрученном течении.
Эти и другие результаты показывают, что влияние закрутки
на смешение струи может быть должным образом рассчитано
с нспользованнем двух моделей турбулентности. Соответственно
в работе |97| приведены рекомендации по выбору констант
и функций, входящих в эти модели. На практике закрутка
струи используется в первую очередь для увеличения угла
расширения и темпа вырождения осевой скорости; полем ок-
ружной скорости обычно интересуются ие в такой степени, как
влиянием исходной степени закрутки на последующее течение;
например, струя при 5 = 0,4 почти вдвое шире, чем незакру-
чеиная. Это представляет большой интерес для технических
приложений, поскольку здесь необходимо знать изменение по
стоянных, описывающих развитие струн, при увеличении за-
крутки. Экспериментаторы определили четыре такие постоян-
ные, являющиеся параметрами кривой функции ошибок для
осевой скорости (Ки) н закономерностей для описания темпа
вырождения осевой скорости (Ki), захвата окружающего газа
струей (Ле) и полуугла струи (а). Они определяются следую-
щим образом:
u/um = exp(—ujumo^ К, d/(x + a), m/m0 — Kexld,
tga = ro,s/(x + a).
Эти выражения обсуждались в разд. 3.1 и здесь приводятся
для удобства.
Теперь рассмотрим рассчитанные профили. Профиль и из-
меняется от почти равномерного распределения в начальном
Рнс. 3.38. Изменение константы кри-
вой ошибок ku для осевой скорости
Рнс. 3.39. Изменение константы в со-
отношении для затухания осевой ско-
в зависимости от параметра закрут-
ки [97].
рости в зависимости от параметра за-
крутки [97]
Рис. 3.40. Изменение константы в со-
отношении для захвата массы в зави-
симости от парметра закрутки [97].
Рис 3.41. Изменение полуугла расши-
рения струи (и/ит = 0,5) в зависимо-
сти от параметра закрутки [97].
сечеиии к гауссовому в области полностью развитого течения
на расстоянии нескольких диаметров вниз по потоку. Профиль
w изменяется от распределения, близкого к распределению по
закону вращения как целого, к профилю типа распределения в
свободном вихре Рэнкина. Для сравнения полученного в ре-
зультате расчета влияния закрутки на течение вышеупомяну-
тые четыре постоянные были оценены по двум сериям расче-
тов в области полностью развитого течения при трех значениях
параметра закрутки 5 = 0, 0,2 и 0,4. На рис. 3.38—3.41 ре-
зультаты расчетов сравниваются с экспериментальными данны-
ми. Здесь же приведены рекомендуемые в работе [20] кривые
изменения параметров для слабой н умеренной закрутки (как
ранее указывалось в разд. 3.1):
/<„=92/(1 +65), + Ке = 0,32 + 0.85.
а = 4,8+ 145.
Как видно из рисунков, согласие получается вполне удов-
летворительное. На рисунках приведены также другие экспе-
риментальные данные, из которых видно, что влияние закрутки
на расширение струи, захват воздуха струей из окружающего
пространства н затухание скорости в ней можно достаточно
точно рассчитать с использованием любой из моделей турбу-
лентности, когда в них внесены соответствующие изменения,
позволяющие учесть влияние закрутки.
В других работах для расчета слабозакрученных течений
использовались прямые маршевые методы [100], итеративные
подходы с переменными ф — <а [105] и итеративные подходы
в переменных р — и — v [83, 109]. Эти н другие работы обсуж-
даются в разд. 4.8 в связи с сильнозакрученными струями, ко-
Уечения при слабой закрутке потока 201
торые могут содержать рециркуляционные зоны, обусловлен-
ные также и геометрическими особенностями течения.
В работах [90, НО, 111] опробованы усовершенствованные
методы замыкания с уравнениями второго порядка для напря-
жений Рейнольдса; результаты их применения обсуждаются в
свете подробных измерений напряжений трения в слабозакру-
ченной струе. Утверждается, что в подробном моделировании
турбулентности все еще имеется много недостатков, включая
невозможность адекватного моделирования гх- и гб-компонент
напряжения. В результате темп затухания скорости в струе и
интенсивность ее расширения рассчитываются с большим раз-
бросом [111].
Закрученные пламена
Были рассмотрены также течения с химическими реакция-
ми. В работе [42] обсуждается длина турбулентных закручен-
ных пламен в свободной окружающей среде. В работе [41]
представлен подробный перечень параметров, связанных с
описанием частично перемешанных пламен с богатой смесью и
со слабой закруткой, как изложено в разд 3.2. Эксперимен-
тальные данные сопровождаются интегральным анализом с ис-
пользованием теории подобия [41, 43], дающим хорошее опи-
сание. Совсем недавно стали популярными методы прямого
численного решения с использованием процедуры прямого мар-
шевого расчета. Программа GENMIX, разработанная в Импер-
ском колледже и обсуждавшаяся в разд. 3.4 работы [32], те-
перь содержит элементы моделирования простой одноступенча-
той трехкомпонентной химической реакции предварительно
перемешанной смеси; идейная основа этой программы приве-
дена в гл. 2 работы [32].
Имеются решения для таких слабозакрученных пламен в
приближении пограничного слоя [112]. Результаты получены
путем решения восьми параболических дифференциальных
уравнений в частных производных для и, rw, k, kl, h, m.fU,
mCx — sm!u и др. Расчет проведен для случая предварительно
перемешанных пламен (гП/« = 0,245), и исходное отношение
топливо/воздух было далеко за пределами воспламеняемости.
Скорости и градиенты скорости были слишком велики, чтобы
пламя могло стабилизироваться на кромках горелки, и лишь
на расстоянии 4—6 диаметров вниз по потоку они уменьшались
настолько, чтобы мог образоваться кольцевой фронт пламени
на границе струи. Основная зона реакции была ограничена
кольцевым пространством между холодным центральным ядром
и холодным окружающим воздухом, температуры в ядре возра-
стали вниз по потоку в основном в результате турбулентного
202
Г лава 3
Рис. 3.42. Продольное затухание ско-
рости ори расчете с использованием
k — Al-модели (кружками отмечены
экспериментальные данные) [112].
Рис. 3.43- Продольное изменение ве-
личии Тс и rh]u, полученное в расчете
с использованием k — ^/-модели (кре-
стиками отмечены экспериментальные
данные) [112].
смешения с горячими продуктами сгорания из зоны реак-
ции. Расчет начинался в выходном сечении горелки с холод-
ной предварительно перемешанной начальной части струн.
Скорости истечения менялись в пределах 60 ... 100 м/с, и
химическая реакция могла начаться только там, где позволял
уровень скорости и градиента скорости [41]. Были рассмотре-
ны модель пути смешения Прандтля и модель турбулентности
с уравнениями для k и kl с введенной анизотропией, но пред-
ставлены результаты только с использованием модели с отры-
вом вихрей. Модель химической реакции обсуждается более
подробно в гл. 2 работы [32] со значениями постоянных Cebu.
Cgi и СВ2, равными соответственно 0,53, 3,0 и 1,32. Расчеты со
значением параметра в модели пути смешения Прандтля
= 1,2 и параметра в модели с уравнениями для k и kl
Ср = 0,15 вместе с определенной степенью анизотропии <т^ =
l+5SyJ дают затухание и„ и в продольном направлении,
хорошо совпадающее с экспериментальными данными, как по-
казано на рис. 3.42 для двухпараметрической модели турбу-
лентности. Темп затухания хорошо совпадает с эксперимен-
тальными данными, и видно постепенное увеличение темпа за-
тухания ит и шт с увеличением S. Следует отметить, что темп
затухания скорости меньше, чем в холодных закрученных
струях. Это объясняется главным образом изменениями темпе-
ратуры н плотности. В результате расширения газа возрастают
осевая и радиальная скорости, что дает уменьшение темпа
затухания ит н большую ширину струн на начальном участке.
На рис. 3.43 представлено продольное изменение темпера-
туры иа оси Тс и общего потока массы несгоревшего горючего
nifU при различной закрутке. Заметим, что Тс возрастает быст-
Течения при слабой закрутке потока
203
о ю го го ш
x/d
Рис. 3.44. Полученные в результате расчета контуры фронта пламени для сла-
бозакрученных струйных пламен [1121.
рее при увеличении S, что указывает на более быстрое смеше-
ние горячих продуктов сгорания с более холодным газом из
высокоскоростной области ядра. Заметим также, что rhfu с
возрастанием S уменьшается быстрее, что указывает на более
быстрое потребление топлива на единицу длины пламени. Рас-
четы поля температуры проясняют влияние закрутки на раз-
мер пламени, его форму и интенсивность сгорания. На
рис. 3.44 показаны линии фронта пламени (геометрическое
место точек максимумов температуры), и видно, что длина
пламени заметно уменьшается при увеличении закрутки и что
наблюдается постепенное увеличение начальной ширины (при
x/d = 10) пламени при увеличении закрутки. Как видно нз
табл. 3.3, длины пламени, определенные по рис. 3.44, хорошо
согласуются с экспериментальными данными.
Приведенные результаты показывают, что влияние закрут-
ки на развитие струйного пламени может быть рассчитано с
использованием любой нз двух моделей турбулентности, если
в них внесены соответствующие изменения. Основной эффект
Таблица 3.3 Длина пламени
0.0
Расчетная длина 43 38 Экспериментальная длина — 40 30 23 31 20
204
Г лава J
закрутки в струйном пламени состоит в увеличении ширины
пламени и интенсивности захвата массы, ускорении затухания
осевой скорости и уменьшении длины пламени. Поле окружной
скорости имеет второстепенное значение для влияния исходной
степени закрутки иа последующее течение. Это представляет
значительный интерес для технических приложений, и дтя
практических целей необходимо знать изменение параметров,
описывающих развитие пламени при введении закрутки, что
обсуждалось в разд. 3.2. С точки зрения практических приме-
нений рассчитанные параметры достаточно хорошо совпадают
с экспериментальными значениями [112].
Тем не менее становится все очевиднее, что последователь-
ный вывод соответствующих уравнений для осесимметричного
закрученного потока с замыканием для напряжений Рейнольд-
са второго порядка, по Лаундеру и др. [89], не позволяет
провести хороший расчет [111] общих черт слабозакрученной
струи, описанных в работе [21]. Рассчитанные значения ком-
поненты напряжения и'ш' фактически имеют противоположный
знак по сравнению с экспериментальными значениями во мно-
гих точках, и скорость смешения уменьшается при увеличеинн
интенсивности закрутки, что противоположно наблюдаемому в-
эксперименте увеличению. Вероятно, необходимо использовать
более совершенные модели [113]. В работе [114] анализ сла-
бозакрученных течений проведен с использованием криволи-
нейных, подобранных применительно к форме тела координат,
и модели турбулентности Саффмана — Уилкокса [115—117]
для напряжений Рейнольдса. И наконец, дальнейшие разра-
ботки методов расчета слабозакрученных течений с использо-
ванием итеративных подходов в переменных ф— о и р — и—и
обсуждаются подробно в следующей главе применительно к
ограниченным течениям с обратными потоками, частично свя-
занными с их геометрическими особенностями.
Г лава 4
Течения при сильной закрутке
потока
4.1. ХАРАКТЕРНЫЕ ОСОБЕННОСТИ ЗАКРУЧЕННЫХ
ПОТОКОВ
В топливосжигающих устройствах наряду с другими воз-
можностями воздействия на характеристики пламени часто ис-
пользуется закрутка [1—4]. Закрутка воздуха, впрыскиваемого
топлива или того и другого весьма благоприятно сказывается
на структуре течения, что в свою очередь способствует дости-
жению проектных характеристик устройств. Как указывалось в
гл. 1, для того чтобы придать потоку вращение, используются
лопаточные завихрители, закручивающие устройства с аксиаль-
но-тангенциальным подводом, а также непосредственный тан-
генциальный вдув в камеру сгорания. Интенсивность закрут-
ки обычно характеризуется безразмерным параметром S, кото-
рый представляет собой отношение потока момента количества
движения к потоку осевого импульса, умноженному на эквива-
лентный радиус сопла. В гл. 1 уже отмечались основные чер-
ты закрученных течений и области их практического приме-
нения. Согласно экспериментальным данным [5—7], закрутка
влияет на крупномасштабную структуру потока и пропорциональ-
но своей интенсивности изменяет ширину струи, скорость эжек-
ции, темп вырождения неравномерности (в химически инерт-
ных потоках), размер, форму и устойчивость факела и интен-
сивность процесса горения (в потоках с химическими реакция-
ми). В сильнозакрученных потоках (где S 0,6) имеются
значительные осевые н радиальные градиенты давления, кото-
рые приводят к образованию ЦТВЗ, отсутствующей при мень-
ших значениях параметра закрутки. Наличие этой зоны с ин-
тенсивной завихренностью способствует выполнению ряда тре-
бований, предъявляемых к камерам сгорания, а именно
позволяет:
1. Уменьшить длину факела за счет повышения скорости
эжекцни воздуха из окружающей среды и увеличения интен-
сивности перемешивания вблизи среза сопла и границ рецир-
куляционной зоны.
2. Повысить устойчивость факела благодаря вовлечению
горячих продуктов сгорания в рециркуляционную зону.
3. Увеличить время жизни оборудования и уменьшить по-
требность в его ремонте, поскольку стабилизация осуществляется
206
Глава 4
аэродинамическими средствами, и потому воздействие пламени
на твердые поверхности (воздействие, приводящее к перегреву
и образованию нагара) минимально.
Кроме ЦТВЗ, появляющейся при значениях параметра за-
крутки, превышающих некоторую критическую величину, в ка-
нале с внезапным расширением может возникать угловая ре-
циркуляционная зона. О существовании этой зоны и о ее влия-
нии на характеристики пламени хорошо известно специалистам
по горению, которые стараются использовать рециркуляцию
горячих продуктов сгорания и плохообтекаемую форму зоны
как средство повышения эффективности процесса горения. Раз-
личные применения этих эффектов описаны в данной книге и
монографиях [1—4]. Исследования, выполненные в этом на-
правлении в последнее время, обобщены в работах [5—7] и
многих других, которые здесь нет необходимости перечислять,
поскольку они уже указывались в гл. 3 при анализе течений
со слабой закруткой.
В сложных турбулентных реагирующих потоках взаимное
влияние распыления топлива, закрутки, больших сдвиговых
напряжений и рециркуляционных зон сильно осложняет иссле-
дование устойчивости пламени, его осредненных и пульсацион-
ных характеристик. Как отмечалось в гл. 1, даже основные
свойства течения количественно опредетены с недостаточной
степенью точности; это относится, например, к угловой и прн-
осевой рециркуляционным зонам, существование, форма и раз-
мер которых зависят в основном от следующих факторов:
1. Интенсивность закрутки; характеризуется параметром за-
крутки S нлн углом установки лопаток завихрителя <р.
2. Способ создания закрутки — с помощью лопаточного за-
вихрителя или закручивающего устройства с тангенциальным
подводом, а в зависимости от типа устройства реализуется
вращение по закону свободного вихря, по закону вращения как
целого или поток с равномерным распределением окружной
скорости.
3. Наличие втулки (отношение d/d„).
4. Степень диффузорности камеры сгорания (отношение
D/d).
5. Наличие на выходе вихревой горелки диффузорной над-
ставки (из огнеупора) или камеры с внезапным расшире-
нием.
Форма надставки, угол наклона торцевой стенки камеры
с внезапным расширением а.
6. Процесс горения.
7. Поджатие выходного сечения камеры сгорания.
8. Форма лопаток завихрителя — плоские или профилиро-
ванные.
Течения при сильной закрутке потока
207
Рис. 4.1. Схема вихревой горелки с аксиально-тангенциальным подводом:
/—трубка для впрыска топлива; 2— аксиальная подача воздуха; 3 — тангенциаль-
ная подача воздуха; 4 — направляющие устройства; 5 — четыре прямоугольных от-
верстия размером 20 X 100 мм для тангенциальной подачи воздуха.
9. Форма лопаток завихрителя — радиальные или простран-
ственные.
Одна из целей данной главы состоит в изложении совре-
менных представлений о влиянии перечисленных факторов на
течение.
На практике наиболее распространены два типа топливо-
сжнгающих устройств, в которых используется закрутка:
Рис. 4.2. Схема камеры сгорания циклонного типа с распределенной подачей
топлива и воздуха (конструкция ЭНИН). Камера относится к типу IV (см.
разд. 5.3)
208
Глава 4
I) вихревая горелка
(рнс. 4.1), из которой поток
истекает в атмосферу, в топку
пли замкнутую полость. Горе-
ние происходит главным обра-
зом за сечением выхода вне
горелки. Набор таких горелок
можно использовать для под-
держания огня в топке или в
замкнутом объеме. Течения
такого рода рассматриваются
в данной главе;
2) камера сгорания циклон-
ного типа, в которой подвод
воздуха осуществляется тан-
генциально, а выхлоп произво-
дится через отверстие в цен-
тре торцевой поверхности
(рнс. 4.2). Горение происходит
главным образом внутри цик-
лона, а его стенки часто слу-
жат теплообменником. Тече-
ния в циклонах обсуждаются
в гл. 5.
Прн достаточно больших
значениях числа Рейнольдса
и большой величине парамет-
Рис. 4.3. Схема закручивающего уст-
ройства с аксиально-тангенциальным
подводом:
1 — воздух или газ, подаваемый аксиаль-
но, внутренний диаметр подводящего ка-
нала 12,5 мм; 2 — тангенциальная подача
воздуха; 3 — щели для тангенциальной
подачн воздуха, ширина щели 4В мм,
длина—350 мм; 4 — нагнетательная ка-
мера; 5 — вихревая камера, внутренний
диаметр 175 мм. длина 560 мм.
ра закрутки (Ке>1,8-104 и
3 > 0,6) в обоих системах об-
разуется ЦТВЗ и генерируется
высокий уровень турбулентно-
сти. Циклоны обычно исполь-
зуются для сжигания плохо
горящих материалов, таких, как бурый уголь, уголь с большой
зольностью или органические отходы.
В гл. 3 описано, как воздействует закрутка на турбулент-
ные струн н факелы, вызывая с ростом параметра S рост ши-
рины струи скорости эжекции и темпа вырождения неравно-
мерности. Основное внимание в предыдущей главе уделено
течениям с малыми значениями параметра закрутки без при-
осевых рециркуляционных зон. Математическая модель таких
течений основана на уравнениях пограничного слоя, которые
имеют параболический тип и решаются маршевыми методами.
В данной главе ограничения на величину параметра закрутки
снимаются и рассматриваются течения с рециркуляционными
зонами (как с угловыми рециркуляционными зонами, сущест-
Течения при сильной закрутке потока
209
вующими и в слабозакрученных потоках, так н с прносевыми
рециркуляционными зонами, появляющимися при интенсивной
закрутке потока). Такие течения описываются эллиптическими
уравнениями, которые решаются итерационными релаксацион-
ными методами. Особенности структуры потока и процессов в
циклоне рассматриваются в гл. 5.
Течения с сильной закруткой, приводящей к образованию
рециркуляционных зон, можно создать различными способами:
1) тангенциальным подводом (закручивающее устройство с
аксиально-тангенциальным подводом) (рис. 4.3);
2) направляющими лопатками (лопаточная решетка или,
иначе, завихритель) (рис. 4.4). Если лопатки смонтированы на
втулке, то устройство называется кольцевым лопаточным за-
вихрителем, если нет, то устройство называется безвтулочным
завихрителем;
3) непосредственным вращением (вращающаяся труба);
4) спиральным закручивающим устройством,
5) решеткой направляющих лопаток в канале радиального
подвода;
6) эймёйденскнм закручивающим устройством с адаптивны-
ми блоками (более подробное описание дано ниже, см. также
рнс. 4.58).
Имеется очень большое количество формул, связывающих
геометрические параметры устройств с интенсивностью закрут-
ки потока на выходе, характеризующейся параметром S, кото-
рый определен соотношением (1.1). Некоторые наиболее
Рис 4.4 Схема кольцевого лопаточного завихрителя с восемью лопатками.
210
Глава 4
распространенные формулы для S приведены в гл I, другие
можно найти в работах [2, 3, 8—16, 29). При создании лопаточ-
ных завихрителей в настоящее время используются профили-
рованные пространственные лопатки, которые более эффективно
закручивают поток. У таких лопаток передняя кромка распо-
лагается навстречу набегающему потоку, и потому отрывная
зона минимальна, а в результате получается более равномер-
ный поток на выходе. Важной характеристикой таких лопаток
является угол установки задней кромки.
Помимо параметра закрутки поток, в котором наблюдается
явление распада вихря, характеризуется также числом Рей-
нольдса, определяющимся параметрами на выходе из сопла и
его диаметром:
Re = ucp d/v,
где ucp — среднее значение осевой составляющей скорости,
v—кинематическая вязкость, зависящая от температуры на
выходе из сопла.
При наличии в закрученном потоке прецессирующего вих-
ревого ядра (ПВЯ) (см. разд. 4.3) необходимо, согласно [ 13],
учитывать еще несколько параметров:
fd3/Q — приведенная частота (одна из форм записи числа Струхала);
Ge d/(pQ2) — приведенный момент количества движения; Ge — поток момен-
та количества движения;
Др d3IGe — приведенная интенсивность пульсаций давления.
4.2. РЕЦИРКУЛЯЦИОННЫЕ ЗОНЫ
Изменение структуры потока с увеличением закрутки
С точки зрения организации процесса горения одно из наи-
более существенных и полезных явлений в закрученных струй-
ных течениях — это образование приосевой рециркуляционной
зоны при сверхкритических значениях параметра закрутки. Пу-
тем осреднения по большому интервалу времени границу ре-
циркуляционной зоны и зои обратных токов можно определить
довольно точно. Мгновенное же положение границ и точек
торможения претерпевает значительные колебания в простран-
стве, поскольку обычно в таких потоках уровень турбулентных
сдвиговых напряжений и интенсивности турбулентности очень
высок. Линин тока в кольцевой закрученной свободной струе,
определенные по измеренным распределениям осредненной по
времени скорости, показаны на рис. 19 (струя истекает из за-
кручивающего устройства с тангенциальным подводом, S =
= 1,57). Рециркуляционная зона играет важную роль в стаби-
лизации пламени, поскольку обеспечивает рециркуляцию горя-
чих продуктов сгорания и сокращает размер области, в кото-
Течения при сильной закрутке потока
211
рой скорость потока сравнивается со скоростью распростране-
ния фронта пламени. Существенно укорачиваются длина факе-
ла и расстояние от горелки, на котором происходит стабили-
зация пламени.
Конечно, воздействие закрутки на поток наряду с парамет-
ром S определяется еще целым рядом факторов, например:
а) геометрией сопла (при наличии центрального тела размер
рециркуляционной зоны увеличивается, то же происходит при
добавлении диффузорной надставки на выходе); б) ее разме-
рами—когда истечение происходит в камеру (приосевая ре-
циркуляционная зона в стесненном потоке больше, чем в сво-
бодной струе при одинаковых условиях истечения); в) формой
профиля скорости на выходе (рециркуляционная зона в пото-
ке, созданном лопаточным завихрителем, длиннее по сравне-
нию со случаем истечения из закручивающего устройства с ак-
сиально-тангенциальным подводом)
Размер и форма рециркуляционной зоны и соответствующей
области с повышенным уровнем турбулентности оказывают ре-
шающее влияние на устойчивость факела, интенсивность про-
цесса горения и другие характеристики пламени. Независимо
от типа закручивающего устройства (за исключением лопаточ-
ного завихрителя без втулки) небольшая область рецирку-
ляционного течения всегда существу! вблизи выхода из соп-
ла, а картина линий тока в ней аналогична представленной на
рис. 1.9. Основные различия при этом состоят в количестве
газа, вовлекаемого в рециркуляционное движение, и, как по-
казано на рис. 4.12, взятом из работы [4], в свободных закру-
ченных струях существует хорошая корреляция между пара-
метром закрутки S н относительным потоком массы Мг/Мо,
вовлеченной в рециркуляционное движение. Здесь индексы г и
Рис. 4.5. Распределение продольной составляющей скорости вдоль ося при
различных значениях параметра закрутки [5].
212
Глава t
Рис. 4.6. Изменение максимальных значений параметров вдоль струи (211-
а—продольная скорость; б — окружная; в — радиальная
О относятся соответственно к параметрам возвратного течения
и начальным параметрам. Если в устье закручивающего уст-
ройства расположена трубка для подачн топлива, то М,/Л4<>
вдвое уменьшается, а наличие на выходе диффузорной над-
ставки сильно увеличивает Мг/Мц при заданном значении
параметра закрутки. В то время как обычно обратные течения
появляются при значении S ~ 0,6, очевидно, что для устрой-
ства с диффузором на выходе это значение существенно мень-
ше [6).
Изменение продольной составляющей скорости вдоль оси
струи круглого сечения при различных значениях параметра
закрутки показано на рис. 4.5 [5|; струя распространялась нз
закручивающего устройства с тангенциальным подводом. При
малых интенсивностях закрутки (S<0,l) вблизи выхода на-
блюдается потенциальное ядро (т. е. область неизменной ско-
рости). С увеличением параметра закрутки длина ядра умень-
шается, и при 5 = 0,5 максимальное значение и смещается от
оси. При S > 0,6 на оси появляется обратный поток. Специаль-
ный эксперимент, в котором параметр закрутки по возможно-
сти непрерывно изменялся в диапазоне 0,3 ... 0,64, показал,
что изменение распределения происходит монотонно, без скач-
ков, не было обнаружено существенной разницы н прн повто-
рении опыта с изменением 5 в том же диапазоне, но в обрат-
ной последовательности. В соответствии с ростом темпа рас-
ширения струн возрастает скорость эжекцип, вследствии чего
ускоряется вырождение неравномерности скорости и концент-
рации жидкости, истекающей нз сопла. Это положение иллю-
стрируют экспериментальные данные [21], представленные на
рис. 4 6, где для различных значений параметра закрутки при-
ведены распределения вдоль струи максимальных значений
продольной (рис. 4.6, а), окружной (рис. 4.6,6) и радиальной
Течения при сильной закрутке потока
21?
(рис. 4.6, в) скоростей. При высокой интенсивности закрутки,
когда начинает образовываться рециркуляционная зона и по-
являются области малых нли отрицательных значений продоль-
ной составляющей скорости, ее максимум смещен от оси струи.
Отметим, что вниз по потоку максимальные значения продоль-
ной и радиальной составляющих скорости, а также минималь-
ное значение давления изменяются обратно пропорционально
приведенному расстоянию от среза сопла в степенях один, два
и четыре соответственно.
Структура рециркуляционной зоны
Картнны течения в рециркуляционных зонах, образующихся
в потоках за различными закручивающими устройствами, име-
ют тем не менее много общих черт. Результаты недавних де-
тальных исследований структуры потока за закручивающим
устройством с аксиально-тангенциальным подводом, изобра-
женном на рис. 4.3, представлены на рис. 4.7, 4.8 [17] и
рис. 4.9 [18]. На выходе из закручивающего устройства форми-
руется большая приосевая рециркуляционная зона торои-
дальной формы. Параметр закрутки 5 = 2,2; при этом, как по-
казано на рис 4 7, ЦТВЗ занимает 75 % диаметра выхода, и
в нее оказывается вовлеченным поток массы, составляющей
80 % от потока через сопло. Распределение окружной скорости
внутри завихрителя имеет вид, присущий вихрю Рэнкина, т. е.
распределение скорости является комбинацией распределений
в свободном вихре н в потоке, вращающемся как целое. В вы-
ходном сечении окружная скорость распределена по закону вра-
щения газа как целого (рнс. 4.8).
В рециркуляционной зоне интенсивность турбулентности до-
стигает очень высокого уровня. На границе обратного течения.
Рис. 4.7. Изолинии функции тока ф/ф0. Штриховая линия соответствует нуле-
вым значениям продольной скорости.
214
Глава 4
Рис. 4.8. Распределение окружной скорости по радиусу.
где средняя скорость равна нулю, величина локальной интен-
сивности турбулентности стремится к бесконечности. Измере-
ния всех шести компонент тензора турбулентных напряжений
показывают, что распределение кинетической энергии турбу-
лентности сильно неоднородно, а напряжения и соответственно
тензор коэффициентов турбулентной вязкости сильно неизо-
тропны. Обнаружено также, что коэффициенты переноса здесь
являются функциями как точки пространства, так и парамет-
ра закрутки. На рнс. 4.9а показано, что приведенная кинети-
ческая энергия турбулентности достигает значения 300 % за
кромкой сопла и быстро затухает на расстоянии, равном одно-
му диаметру. При отдельном рассмотрении пульсаций продоль-
ной и окружной скоростей обнаруживается сильная анизотро-
пия турбулентности. Максимум пульсаций окружной скорости
(рис 4.96) наблюдается прямо под кромкой сопла при 2r/d = 0,8,
причем пульсации быстро затухают по направлению к оси сим-
метрии. Интенсивность пульсаций продольной скорости (рис. 4.9в)
имеет два максимума, один сразу за кромкой прн 2r/d —0,9
и другой внутри вихревой горелки вблизи оси симметрии. Ниже
будет показано, что такие высокие уровни турбулентности обус-
ловлены трехмерным нестационарным возмущением закручен-
ного течения — так называемым прецессирующим вихревым яд-
ром (ПВЯ).
Имеется очень мало данных о структуре турбулентности
Течения при сильной закрутке потока
215
среднеквадратичной
Рис. 4.96. Изолини и безразмерной
окружной скорости (к''а)1/2/ио-
величины пульсаций
21В
Глава 4
Рис. 4.9в. Изолинии безразмерной среднеквадратичной величины пульсапий
продольной скорости (и'2)12/и0-
для более сильно закрученных струй. Исключение составляет
работа [19], в которой для потока, истекающего из циклонной
камеры, аналогичной по конструкции закручивающему устрой-
ству, изображенному на рис. 4.3, но при очень большом зна-
чении параметра закрутки (S « 31), получены аналогичные
приведенным выше распределения средних и пульсационных
составляющих скоростей и кинетической энергии турбулентно-
сти. Обнаружено, что в зоне обратного тока закрутка практи-
чески отсутствует. Об этом также свидетельствуют данные ра-
боты [18], полученные с помощью визуализации потока в экс-
периментах на воде. При установке на циклонную камеру су-
жающегося насадка абсолютный уровень среднеквадратичного
значения пульсаций скорости возрастает в 3 ... 5 раз. С уче-
том увеличения средней скорости в горле иасадка это означа-
ет, что приведенная кинетическая энергия турбулентности
уменьшилась примерно на 30 %. Увеличение средней
скорости в горле насадка есть в свою очередь следствие
уменьшения диаметра (примерно в 2,5 раза). Тем не менее
следует помнить, что при уменьшении диаметра горловины в
2,5 раза пропорционально уменьшается параметр закрутки; та-
ким образом, можно сделать вывод, что сужающийся насадок
дает возможность сохранять ту же энергию турбулентности
Течения при сильней закрутке потока 217
при уменьшении параметра закрутки. Это в свою очередь озна-
чает, что потери полного давления в закручивающем устройстве
будут намного меньше (см. ниже рис. 4.18).
Распределения характеристик турбулентности в слабозакру-
ченных струях (S s? 0,6), аналогичные распределениям в стру-
ях с сильной закруткой, показанным на рис. 4 9, получены в
работе [20]. Там же определено сечение, расположенное на рас-
стоянии примерно в 3 ... 4 диаметра от среза сопла, начиная
с которого максимальные значения интенсивностей турбулент-
ных пульсаций в закрученной струе становятся меньше, чем в
незакрученной. Более интенсивное расширение струи приводит
и к более интенсивной диссипации.
Форма и размер рециркуляционной зоны и соответствующей
области с повышенным уровнем турбулентности оказывают ре-
шающее влияние на устойчивость факела, интенсивность про-
цесса горения и другие характеристики пламени. К настояще-
му времени получено достаточно много данных, позволяющих
провести сопоставление характеристик различных закручиваю-
щих устройств и определить влияние на изотермический поток
различных модификаций их геометрии, таких, как установка
на выходе из закручивающего устройства конических диффузо-
ров, трубок или форсунок для впрыска топлива, топочных ка-
мер. Наряду с картиной линий тока, представленной иа
рис. 4.7, на рнс. 4.10 и 4.11а н 4.116 приведены три аналогичные
Рис. 4.10. Изолинии функции тока ф/фс за вихревой горелкой с цилиндриче-
ской выходной частью прн S = 1,57 [21].
21В
Глава 4
Рнс. 4.11а. Линии тока за диффузорным выхлопным соплом с полууглом рас-
крытия 31,5° при S = 1.17 [22]. Штриховой линией обозначена граница зоны
обратных токов. Измерения внутри диффузора не проводились
Рис. 4.116. Линии тока за диффузорным выхлопным соплом с полууглом рас-
крытия 21,5° при S= 1,27 [22]. Штриховой линией обозначена граница зоны
обратных токов Измеревня внутри диффузора не проводились.
картины, полученные в работах [21, 22]. Можно видеть, что
область рециркуляционного течения всегда существует вблизи
выхода из сопла и что картины течения во всех случаях
сходны; основное различие связано с потоком массы, во-
влекаемым в рециркуляционное движение. Если имеющиеся
данные нанести на один график (рнс. 4.12), становится ясно,
что в свободных закрученных струях между параметром за-
крутки и потоком массы, вовлеченным в рециркуляционное
движение, существует корреляция. Тип закручивающего устрой-
Течения при сильной закрутке потока
210
Рис, 4.12. Зависимость потока массы, вовлеченной в рециркуляционное движе-
ние, от параметра закрутки.
Закручивающие устройства с цилиндрической выходной частью,- / — кольцевой лопа-
точный завихритель, ф—45° |Ю1; 2—ф—60° [10]: 3—ф—70° [10]; 4—Ф*=7о° ]101; 5 — закручи-
вающее устройство с акснальпо-тангенцигльныы подводом [21]; 6 — закручивающее
устройство с тангенциальным подводом [12].
Закручивающие устройства с диффузором на выходе: 7 — полуугол раскрытия днффу-
вора aD-31.S6. ^„**/£>,-16 1221; «-<.£,-21,5° £.днфф/О,-2 122f; 9-aD-3i°.
£Ш|>ф/£,е-31г3Ь «-<Ч>-24°. £д„фф/Ое-0.55 1341.
ства (за исключением лопаточного завихрителя без втулки) и
наличие соосных трубок для подвода топлива или форсунок,
по-виднмому, не влияют на характер связи. Для устройств с
цилиндрической выходной частью представленные данные мож-
но описать зависимостью
S = 0,508 + 5.06Л/, — 6.24ЛЙ + 2,28Af’.
где Мг — поток массы газа, вовлеченного в рециркуляционное
движение.
Размер и форма рециркуляционной зоны
Наличие трубки для впрыска топлива в устье закручиваю-
щего устройства с тангенциальным подводом (рассмотренного
ранее) вдвое уменьшает поток массы, вовлеченной в рецирку-
ляционное движение, а, как показано на рис. 4.12, наличие
диффузора на выходе сильно увеличивает этот поток. К сожа-
лению, малое число экспериментальных данных не позволяет
определить функциональную связь М, с S, а графические за-
висимости для диффузоров с полуугламн раскрытия 24° и
35°, представленные на рис. 4.12, носят ориентировочный ха-
рактер. Однако видно, что при фиксированном параметре за-
крутки масса жидкости, вовлеченной в рециркуляционное
220
Глава 4
Рнс. 4.13а. Граница зоны обратных токов за лопаточным завихрителем [10].
движение, резко возрастает [21]. Обычно полагают что появле-
ние обратного потока происходит приблизительно прн S > 0,6
[2]. Очевидно, что при наличии диффузорного сопла на выхо-
де из закручивающего устройства критическое значение пара-
метра 5 существенно уменьшается, хотя возможно, что обрат-
нее течение, обнаруженное в работе [24], отчасти обусловлено
большой степенью стеснения потока в канале лопатками за-
вихрителя. Форма зоны обратных токов существенно зависит
от параметра закрутки, способа закрутки и угла раскрытия
выходного диффузора (рнс. 4.13а —4.13в, 4.14а и 4.146).
В потоке за кольцевым лопаточным завихрителем (с цилинд-
рической выходной частью) при малых значениях параметра
закрутки образуется длинная
(при S » 0,7, L ~ 3,5d), что н
роста интенсивности закрутки
1
Ряс. 4.136. Размеры рециркуляцион-
ной зоны при вариации параметра за-
крутки потока за устройством с тан-
генциальным подводом [21:
J—закручивающее устройство; 2— трубка
Лля впрыска топлива.
тонкая зона обратных токов
показано на рис. 4.13а. По мере
(которая связана с углом уста-
новки лопаток) узкая зона об-
ратных токов удлиняется и
достигает максимальной про-
тяженности приблизительно
при S = 1,5, а затем при S 2> 2
становится шире и короче. Ре-
циркуляционные зоны в потоке
за закручивающими устрой-
ствами с тангенциальным под-
водом (например, за устрой-
ством с акснально-тангенцн-
альным подводом) в общем
случае меньше при том же
значении параметра закрутки,
чем за лопаточными завихри-
телями. что видно, иапрнмер,
на рис. 4.136. Любопытное со-
Течения при сильной закрутке потока
221
Рис. 4.13в. Сопоставпение формы зон обратных токов:
/—закручивающее устройство с тангенциальным подводом, S — 2,2 112]; 2 —лопаточ-
ный завихритель, S - 1.98 [10,
поставление размера и формы рециркуляционной зоны за лопа-
точным завихрителем и закручивающим устройством с танген-
циачьным подводом приведено на рис. 4.13в. Поскольку при оди-
наковых значениях параметра закрутки поток массы в устрой-
ствах одинаков, то очевидно, что в более компактной зоне обрат-
ных токов за закручивающим устройством с тангенциальным
подводом реализуются большие скорости возвратного течения,
большие градиенты скорости, более высокие уровни турбулент-
ности и интенсивность смешения.
Диффузорное сопло, установленное на выходе из закручи-
вающего устройства, значительно увеличивает рециркуляцион-
ную зону [21]. На рис. 4 14а показано взаимное влияние на
рециркуляционную зону выходного диффузора и центральной
втулки (или цилиндрической трубки для впрыска топлива) или
стабилизирующего диска Поток массы в обратном течении
также возрастает. Эксперименты [21], в которых варьирова-
лись углы раскрытия диффузорной надставки, ее длина н сте-
пень стеснения в горле сопла, показали, что оптимальное зна-
чение полуугла раскрытия диффузора составляет примерно
35°, а рекомендуемая длина I = d ... 2d, где d — диаметр гор-
ла сопла. Однако при очень больших степенях закрутки уста-
новка диффузора на выходе может приводить к нежелатель-
ным последствиям, поскольку в нем образуется веерная при-
стенная струя. На рнс. 4 146 показана форма приосевой рецир-
куляционной зоны за закручивающим устройством с диффузо-
ром на выходе (полуугол раскрытия 35°). Короткий диффузор
(Дднфф/d = 0,7) увеличивает максимальный диаметр зоны бо-
лее чем в два раза, а длинный (Ьдифф/d = 3) — более чем в
три раза.
Диализ взаимного воздействия на закрученный поток гео-
метрии сопла и параметра закрутки позволяет выделить три
222
Рис 4.14а Сопоставление распре-
делений скорости в рециркуля-
ционной зоне струй, распростра-
няющихся из закручивающих уст-
ройств с диффузором и без диф-
фузора иа выходе [21].
основных типа течения. Взаим-
ное влияние упомянутых факто-
ров состоит в том, что, с одной
стороны, с помощью закрутки
можно предотвратить отрыв по-
тока от стенок диффузора, по-
скольку центробежные силы по-
рождают радиальное перетека-
ние, направленное к стенкам.
С другой стороны, торможение
потока при увеличении площади
поперечного сечения за горлови-
ной приводит к появлению небла-
гоприятного градиента давления,
который усиливает обратное те-
чение при сверхкритических зна-
чениях параметра закрутки.
Типы течений, реализующихся
по мере роста параметра закрут-
ки за закручивающим устрой-
ством с кольцевым диффузором
на выходе (полуугол раскрытия
35°), показаны на рис. 4.15. При
малых значениях параметра за-
крутки поток отрывается от стеиок, а рециркуляционных зон
иет (тип А). В таком струйном течении положение фронта
пламени в факеле за горелкой пульсирует. По мере роста
параметра закрутки ширина струи растет до тех пор, пока
не происходит присоединение потока к стенкам сопла (тип Б).
При промежуточных или высоких интенсивностях закрутки
Рнс. 4.146. Граница зоны обратных токов за закручивающим устройством с
диффузором иа выходе:
1—полуугол раскрытия диффузора ид35°, £-дИфф/°в=0«7, L21J; 2— ид=3>°»
£дИфф/°в-ЗЛ 5"1-57 I23!’
Глава 4
Печения при сильной закрутке потока 223
Возрасти- »
ние загс- Г\
рутки I/
Рис 4.15. Структура потока за кольцевым диффузорным соплом при вариа-
ции интенсивности закрутки:
тип А — отрывное без рециркуляционное течение; тип Б — присоединенный поток с ре-
циркуляцией; тип В — пристенная струя.
воздушный поток устойчиво присоединен к стенкам диффу-
зора, а в приосевой части струи располагается большая
замкнутая рециркуляционная зона тороидальной формы. Вооб-
ще говоря, такая картина течения весьма благоприятствует со-
зданию устойчивого факела пламени, причем горение начина-
ется иа выходе из сопла или даже внутри диффузора. В пото-
ке с такой структурой удается также совместить зону высокой
интенсивности турбулентности и зону максимальной концент-
рации горючего, за счет чего достигается высокая интенсив
ность процесса горения При больших значениях параметра за
крутки поток может присоединиться к стенкам камеры сгора-
ния с образованием пристенной струи (тип В). Скругление и
сглаживание поверхности стеиок способствуют образованию
пристенной струи. Пламя здесь присоединяется к лицевой час-
ти горелки и стенкам камеры, что подходит для топок, в ко-
торых требуется интенсивный и равномерный прогрев внутрен-
них областей с помощью излучения.
На рис 4.16а показаны области устойчивости потоков типа
А и Б в зависимости от параметра закрутки и положения
трубки для впрыска топлива, загромождающей горловину.
Критическое значение параметра закрутки, т. е. минимальное
221
Глава 4
Рис. 4.16а. Области устойчивости потоков типов А и Б [2]:
л расстояние от горла сопла до концевого сечения трубки для впрыска топлива.
/ — область метастабильиостн течений типов А и Б; 2—критическое значение пара-
метра закрутки для диффузора и/)—35°.
Рис. 4.166 Зависимость критического значения параметра закрутки от полу-
мгла раскрытия диффузора aD [2]:
I —4—>24 мм. 4/4ft-fi.48; 2—4—152 мм, d/d^—0,39
значение S, при котором устанавливается течение типа Б, за-
висит, как показано на рис. 4.166, от угла раскрытия диффу-
зора.
Влияние на характеристики закрученной струи ограничи-
вающего пространства довольно сложное в силу двух основ-
ных факторов.
1. Большая интенсивность эжекции, о которой уже говори-
лось, часто вызывает прилипание струи к стенке. Действитель-
но, начальный участок эжектирует жидкость снизу по потоку
из обратного течения, что приводит к присоединению струи и
в результате к образованию еще одной рециркуляционной
зоны.
2. Распределение окружной скорости поперек потока обыч-
но неравномерно, и потому, особенно при высокой интенсивно-
сти закрутки, могут образовываться кольцевые зоны с боль-
шим осевым градиентом давления, который в свою очередь
приводит к образованию нескольких различных коаксиальных
областей с обратными потоками [10, 25|. Течения с такой
структурой, аналогичной структуре в циклонной,камере сгора-
ния, будут обсуждаться в гл 5.
При истечении закрученной струи в ограниченное простран-
ство в результате стеснения потока появляются рециркуляцией-
Течения при сильной закрутке потока
225
ные зоны двух типов. Первая — обычная приосевая рецирку-
ляционная зона и вторая, расположенная между границами
струи и стенками камеры,— угловая рециркуляционная зона.
Размеры этих зон пропорциональны отношению площади по-
перечного сечения камеры к площади сечения горловины го-
релки. На рис. 4.17 показана зависимость потока массы, во-
влеченного в рециркуляционное движение, от параметра
закрутки и степени стеснения потока для приосевой рецирку-
ляционной зоны.
Данные, полученные в работе [11], ближе к данным для сво-
бодной струи, чем результаты, полученные в работе [10], по-
скольку в первом случае степень стеснения потока была мень-
ше, и эта ситуация ближе к случаю истечения в безграничное
пространство. Интересно отметить, что при параметре закрут-
ки S < 2,4 стеснение потока приводит к увеличению потока
массы, вовлеченной в рециркуляционное движение; если же
5 > 1,6, то внешняя часть рециркуляционной зоны исчезает, по-
скольку поток, покидающий закручивающее устройство, сразу
же прилипает к стейке и ниже по потоку формируется слож-
ная картина рециркуляционных зои, которая аналогична кар-
тине течения в циклонных камерах сгорания [10, 26].
Рис. 4-17. Зависимость потока массы, вовлеченной в рециркуляционное движе-
ние в приосевой зоне, от параметра закрутки S и степени стеснения потока
Аь/Ае:
/—кольцевой лопаточный завихритель, Arf Ав—7,9 110]; 2—кольцевой лопаточный завихри-
тель, Af/Ae“9 I24fc з—свободные струи, данные взяты с рнс. 4.12; 4-А^/ЛЛ-25 1661;
5-Af/Ae-6& [66J;
I— область формирования сложных рециркуляционных зон. аналогичных зонам в камера
сгорания циклонного типа.
8 Зак. 434
226
Глава 4
Рис. 4.18. Влияние параметра закрутки на коэффициент гидравлических по-
терь:
/ — кольцевые лопаточные завихрители [10]; 2— закручивающее устройство с танген-
циальным подводом. De/D0—1, значительные вариации Re [27]; 3 — закручивающее
устройство с аксиально-тангенциальным подводом, £>в/©0 = 1 [28]; 4 — закручивающее
устройство с аксиально-тангенциальным подводом D₽/D0=0,6i [28[; 5 — закручивающее
устройство с аксиально-тангенциальным подводом, DefD0—0,494, диффузор с полууглом
раскрытия 35“ I28J; 6 — эймсйденское закручивающее устройство (рис. 4.58. адаптивные
блоки. 12°), De/DQ—0.66 [29|; 7 — кольцевой лопаточный завихритель с профили-
рованными лопатками [30]; 8— завихритель улиточного типа с одним тангенциальным
подводом [30[.
Принципиальное значение для проектировщиков имеет
проблема минимизации потерь полного давления в воздушном
тракте вихревой горелки, причем совместно с решением этой
задачи требуется обеспечить существование достаточно боль-
шой рециркуляционной зоны, необходимой для стабилизации
пламени и получения интенсивности турбулентности и полноты
перемешивания, достаточных для быстрого розжига и полного
эффективного сгорания топлива. Коэффициенты гидравлическо-
го сопротивления в различных закручивающих устройствах су-
щественно различаются (рис. 4 18). Установка трубки для
впрыска топлива отрицательно сказывается на потерях, о чем
свидетельствует сопоставление данных работ [27, 28] В обеих
работах использовались закручивающие устройства одинаково-
го типа (с тангенциальным подводом), ио добавление трубки
для впрыска топлива увеличило коэффициент гидравлического
сопротивления примерно в три раза. Значительного уменьше-
ния потерь можно добиться, уменьшая диаметр выходного се-
Течения при сильной закрутке потока
227
чения по сравнению с внешним диаметром закручивающего
устройства, что обусловлено:
I) уменьшением потерь на входе, поскольку для получения
того же потока момента количества движения на выходе тре-
буются меньшие окружные скорости;
2) вращением по закону свободного вихря во внешней час-
ти закручивающего устройства, что способствует увеличению
окружной скорости на выходе.
Типичный диапазон изменения отношения D,/Do составля-
ет 0,4 ... 0,7 |25—29].
Значение этих выводов усиливается в свете уже упоминав-
шейся работы [19], в которой показано, что уменьшением ди-
аметра выходного сечения можно получить высокий уровень
кинетической энергии турбулентности при весьма низких уров-
нях параметра закрутки.
Установка диффузора на выходе из закручивающего устрой-
ства может приводить к уменьшению коэффициента гидравли-
ческого сопротивления иа 20 ... 30 %. Плосколопаточный за-
вихритель имеет малые гидравлические потери только при
малом параметре закрутки (S < 0,8) (10). Значительного умень-
шения коэффициента гидравлического сопротивления (примерно
вдвое) можно достичь за счет профилирования лопаток
(30, 31]. Такое улучшение характеристик объясняется тем, что
в завихрителе с профилированными лопатками распределение
окружной скорости подобно распределению в вихре Рэнкина в
отличие от распределения окружной скорости по закону вра-
щения как целого в плосколопаточном завихрителе. Коэффици-
ент гидравлического сопротивления слабо зависит от числа
Рейнольдса в квазиавтомодельной области (Re > 106) На это
обстоятельство указывают данные работ: [10]—для плоско-
лопаточного завихрителя; [28, 29] —для закручивающих уст-
ройств с аксиально-таигеициальным подводом; [29] — для за-
кручивающих устройств с адаптивными блоками. Однако в не-
которых работах, например в [27], где исследовалось закручи-
вающее устройство с тангенциальным подводом без трубки
для впрыска топлива, и [30], где исследовался завихритель с
профилированными направляющими лопатками в канале тан-
генциального подвода, обнаружена зависимость потерь от
числа Re.
Коэффициент полезного действия е закручивающего устрой-
ства определяется как отношение вращательной составляющей
кинетической энергии в горловине к перепаду полных давле-
ний иа входе в воздушный тракт и на выходе из горелки. За-
висимости е от 5, полученные пересчетом данных рис. 4.18,
представлены на рис. 4.19. Эти зависимости вновь указывают,
что плосколопаточиый завихритель, исследованный в работе
8»
228
Глава 4
Рис. 4.19. Зависимость эффективности закрутки е закручивающего устройства
от параметра закрутки S.
Закручивающие устройства с трубкой для впрыска топлива:
/ — кольцевые лопаточные завихрители [10]; 2 — эймёйденское закручивающее устрой-
ство с адаптивными блоками [29[; 3 — направляющие лопатки в канале радиального
подвода [29]; 4 — закручивающее устройство с аксиально-тангенциальным подводом [2|
Закручивающие устройства без центральной втулки:
€ — данные из работ [12. 17. 27); 6 — лопаточный завихритель С профилированными
лопатками, <р — 45° [30]; 7—завихритель улиточного типа с одним тангенциальным
подводом [30]
[10], эффективен только при малых параметрах закрутки.
Установка трубки для впрыска топлива приводит к уменьше-
нию КПД закручивающего устройства с аксиально-тангенци-
альным подводом [2]. На рис 4 19 нанесены также некоторые
данные, полученные в работе ]30]. К сожалению использован-
ную в этой работе характеристику интенсивности закрутки не
во всех случаях возможно выразить через параметр закрутки
S, поскольку не хватает сведений о параметрах горелки Тем
не менее имеющиеся данные показывают, что КПД завихрите-
ля с направляющими лопатками в канале радиального подво-
да имеет величину около 70 %, что согласуется с результатами
работы [29]. В то же время для завихрителя улиточного типа
(с одним тангенциальным подводом) зарегистрирована величи-
на КПД около 50 %. Профилирование лопаток завихрителя
может увеличивать КПД примерно в три раза. В работе [30]
рекомеидоваио использовать завихрители с профилированными
лопатками вместо завихрителей улиточного типа, поскольку
первые обладают большим КПД н меньшими гидравлическими
Течения при сильной закрутке потока
229
О я S ж
ся зз S
Таблица 4.1. Характеристики закручивающих устройств различных типов
Влияние диффузора на выходе: увеличивается рециркуляционная зона, существенно увеличивается поток массы, во-
влеченной в рециркуляционное движение, может быть понижен коэффициент
гидравлического сопротивлении
230
Глава 4
потерями. Там же отмечается, что во всех исследованных в ра-
боте закручивающих устройствах разница в неравномерности
параметров иа выходе не велика.
В табл. 4.1 сведены данные о различных типах закручиваю-
щих устройств.
4.3. ПОТЕРЯ УСТОЙЧИВОСТИ, РАСПАД ВИХРЯ
И ПРЕЦЕССИРУЮЩЕЕ ВИХРЕВОЕ ЯДРО (ПВЯ)
Распад вихря
Сильнозакрученные потоки в цилиндрических камерах — это
течения циклонного типа, и для них первостепенное значение
имеет исследование структуры вихрей. Циклонные камеры сго-
рания используются для сжигания плохо горящих материалов,
таких, как сырые растительные отходы, бурые угли и угли
большой зольности, антрацит, нефть с высоким содержанием
серы. Течениям в циклонных камерах сгорания посвящена
гл. 5; здесь же им уделено внимание главным образом в свя-
зи с анализом вопроса об интенсификации закрутки потока и
связанных с ним проблем устойчивости и распада вихрей, с
переходом к режиму с обратным течением и в связи с анали-
зом нестационарного пространственного движения прецессиру-
ющего вихревого ядра. Свойства потоков с сильной закруткой
характеризуются наличием нескольких различных типов возму-
щенного движения, и при вариации числа Рейнольдса и пара-
метра закрутки происходит смена режимов течения. Такие проб-
лемы возникают не только в системах для стабилизации пла-
мени с помощью закрутки, но и во многих других типах уст-
ройств с закруткой потока, таких, как циклонные пылеуловите-
ли, турбулизаторы, центробежные форсунки, а также при рас-
смотрении вихрей, сходящих с кромок крыла самолета.
В работе [32] рассмотрены течения с малыми числами
Рейнольдса (Re < 103) и параметром закрутки S > 0,6 (такое
его значение соответствует наличию рециркуляционной зоны
при больших числах Рейнольдса). Показано, что при выполне-
нии этих условий в горловине выходной части закручивающего
устройства реализуются распределение окружной скорости по
закону вращения как целого и почти равномерный профиль
осевой скорости. При возрастании числа Рейнольдса развива-
ется возмущение, называемое распадом вихря; начало распада
обнаруживается по появлению на оси симметрии небольшого
пузыря с циркулирующей в нем жидкостью [33, 34|. Затем на
небольшом расстоянии течение вновь становится иевозмущен-
ным, а затем вновь происходит распад. Считается [ 152). что
существуют три основные формы вторичного распада: осесим-
Течения при сильной закрутке потока
231
метричный, спиральный и
в виде двойной спирали.
Помимо редко встречающе-
гося случая двойного спи-
рального распада в осталь-
ных ситуациях поток за вто-
ричным распадом сильно
турбулизоваи и, как счита-
ется, является предвестни-
ком появления обратного
потока и образования боль-
шой рециркуляционной зо-
ны тороидальной формы.
Согласно данным рабо-
ты [32], местоположение
распада вихря и сама воз-
можность распада опреде-
ляются значениями числа
Рейнольдса и параметра за-
крутки; соответствующие
зависимости представлены
на рис. 4.20. Отчетливо раз-
деляются области осесим-
метричного и спирального
Рис. 4.20. Распад вихря [32]:
1 — регулируемые чопатки для изменения за-
крутки: 2—горловина. 3 — диффузор с по-
лууглом раскрытия 7’. Точками отмечен Двой-
ной спиральный распад.
распадов, между которыми находится узкая область гистере-
зиса, где иногда реализуется двойной спиральный распад. Оче-
видно, что в случае осесимметричного распада при S > 1 гра-
ница отрывного пузыря достигает задней стенки закручиваю-
щего устройства. При S ~ 0,6 распад не может произойти, пока
число Рейнольдса не достигнет достаточно высоких значений;
такой режим, как считают авторы [35—37], имеет место при
распаде вихрей за кромками крыльев летательных аппаратов.
Не так давно в работе [38] было показано, что всего су-
ществует семь типов разрушения вихревого ядра при различ-
ных комбинациях числа Рейнольдса и параметра закрутки. Эти
типы разрушения на рис. 4.21 обозначены «точками» — цифра-
ми от 0 до 6. Распады типа 0 и 1 названы осесимметричными,
типа 2 — спиральными, типа 5 — двойными спиральными — они
такие же, как и описанные в работе [32). Дополнительно к
этому в работе [38) сообщается о 3-, 4- и 6-м типах распада
вихря. При любых значениях параметра закрутки из исследо-
ванного диапазона и при самых низких числах Рейнольдса
возникает возмущение типа 6. При любом значении числа
Рейнольдса увеличение параметра закрутки приводит к смеще-
нию возмущения вверх по потоку, а при значительном увели-
чении закрутки меняется тип возмущения. Обнаружено, что
232
Глава 4
s=oei s=ass
о —।—,—।—,—।—,—।—t—।—,—।—।—i_
-2 о 2 4 e a io
Рнс. 4.21. Распад вихря [38].
при Re < 400 последовательность смены формы возмущения (6,
5, 4, 3 и т. д.) является универсальной и воспроизводимой.
Конкретно смена форм возмущений происходит так; двойная
спираль (возмущение типа 5), которая всегда образуется из
возмущения типа 6 (колебания высокой амплитуды при малых
Re), либо спонтанно, либо из-за небольшого увеличения за
крутки превращается в «сплющенный пузырь» (тип. 4). Этот
«пузырь» при увеличении параметра закрутки переходит в
возмущение типа 3, а оио в свою очередь при дальнейшем
увеличении закрутки приводит к спиральному распаду (тип 2)
Спиральный распад всегда предшествует появлению осесим
метричного распада (тип 0 или тип 1) Существенная разница
между распадами типов 0 и 1 состоит в способах заполнения
и опорожнения осесимметричного пузыря с рециркулирующей
жидкостью.
В работе (40) предполагалось, что распад вихря является
не проявлением неустойчивости, а конечным переходом между
двумя близкими состояниями — докритическим и сверхкритиче-
ским, причем в последнем не могут поддерживаться стоячие
волны бесконечно малой амплитуды. Высказано предположе-
ние, что соответствующее докритическое состояние имеет запас
энергии, которая освобождается после перехода, и в результа
те происходит генерация нестационарных турбулентных движе-
ний с высокой интенсивностью возмущений.
Суммируя изложенное, можно заключить, что явление рас
пада вихря должно представлять большой интерес для иссле-
дователей, поскольку изучено пока недостаточно В вихревых
же горелках важно обеспечить такие условия, чтобы при дан-
ном параметре закрутки число Рейнольдса всегда лежало вне
пределов диапазона, отвечающего стадии распада вихря (ти-
Течения при сильной закрутке потока
233
пов 0 или 1), поскольку именно в таком случае реализуется
устойчивая рециркуляционная зона. При 3 > 0 6 этот нижний
предел по числу Рейнольдса соответствует Rea 1,8-Ю4. При
меиьших числах Рейнольдса малые отклонения Re могут вы-
звать большие изменения в структуре рециркуляционной зоны
и зоны смешения, что в свою очередь сильно повлияет на ха-
рактеристики пламени
После того как произошел распад вихря, возможны два ос-
новных состояния потока:
1) поток с трехмерными нестационарными возмущениями,
называемыми прецессирующим вихревым ядром (ПВЯ);
2) поток, в котором амплитуды колебаний ПВЯ подавлены,
по крайней мере на порядок величины.
В зависимости от различных исходных геометрических и
физических параметров реализуется одно из этих состояний.
Прецессирующее вихревое ядро
Часто предполагается, что течения за закручивающими
устройствами с тангенциальным подводом и циклонами явля-
ются осесимметричными. Однако в настоящее время имеется
достаточно данных, показывающих, что, после того как произо-
шел распад вихря, такое предположение становится некоррект-
ным, поскольку центральная часть потока с распределением
□кружной скорости по закону вращения как целого становится
неустойчивой и начинает прецессировать вокруг оси симметрии
Рнс. 4.22. Визуализация потока воды в поперечном сечении модели вихревой
горелки. Схема горелки представлена иа рис 4.3. Траектории частиц полисти-
рола наглядно демонстрируют прецессию вихревого ядра при Re = 3,5-103.
234
Глава 4
Рис. 4.23а. Визуализация потока воды в продольном сечении модели короткой
вихревой горелки при L/D« < 1; Re — 1,45- 10s-
Рис. 4.236. Визуализация потока воды в продольном сечении модели вихре-
вой горелки при Re = 1,45 I О5, Схема горелки представлена иа рис. 4.3.
[18, 41). ПВЯ лежит вблизи границы зоны обратных токов,
определенной по средним параметрам, между нулевой линией
тока и линией нулевой скорости [18]. В работающей на воде
модели закручивающего устройства, аналогичного представлен-
ному иа рис. 4.3, при визуализации течения в поперечном се-
чении отчетливо видно ПВЯ (рис. 4.22). В продольном сече-
нии (рис. 4.23а, 4.236) видны основные характерные черты за-
Течения при сильной закрутке потока 235
крученного потока. Большая рециркуляционная зона занимает
область с диаметром, равным 3/< диаметра выходного сечения
устройства. Скорость обратного течения высока и по порядку
величины сопоставима со скоростью истечения основного по-
тока Рециркуляционная зона простирается до задней стенки за-
вихрителя. Окружные скорости в рециркуляционной зоне малы,
на что указывает большое время пребывания частиц полисти-
рола в освешениой плоскости, и тем самым подтверждается
вывод работы |19] ПВЯ, мгновенное состояние которого пред-
ставлено иа фотографиях, обусловливает высокий уровень за-
меряемой турбулентности в области вокруг рециркуляционной
зоны. Диаметр ПВЯ довольно велик (D 1ПЯ х 0,15) Следует
отметить также резкое отклонение ядра вблизи выходного се-
чения. При выходе из закручивающего устройства ПВЯ про-
должает удаляться от осн симметрии до тех пор, пока не вы-
рождается, причем почти полное вырождение трехмерных не-
стационарных возмущений происходит при x/Dc <2 0,8.
Существует еще и другая форма иестационарности течения,
связанная с ПВЯ и условиями на выходе. Внутри закручиваю-
щего устройства турбулентные вихри осуществляют перенос
главным образом в радиальном и окружном направлениях. На
выходе же образуется крупный вихрь с закруткой в продоль-
ном сечении, который располагается в месте прохождения тра
ектории ПВЯ (рис. 4.24а). При м; тых числах Рейнольдса этот
вихрь присоединенный, но при увеличении числа Рейнольдса
такие вихри начинают попеременно срываться с разных сто-
рон закручивающего устройства при прохождении ПВЯ
(рис. 4.246—4.24г). Этот процесс, конечно, непрерывный, и
вихри постоянно сходят с прецессирующего ядра. Рассматри-
ваемые вихри также быстро вырождаются.
Формированием ПВЯ и соответствующих нестационарных
форм движения объясняется высокий уровень турбулентных
пульсаций, замеренный в работе [17] в потоке за закручиваю-
щим устройством с тангенциальным подводом (см. рис. 4.9а).
ПВЯ лежит между границей зоны обратных токов и нулевой
линией тока (см. рис. 4.7); здесь же достигается максималь-
ное значение кинетической энергии турбулентности. Ясно вид
но быстрое патение уровня кинетической энергии турбулентно-
сти прн удалении от среза сопла (в соответствии с вырож-
дением ПВЯ). Положение прецессирующего вихревого ядра
соответствует области интенсивных пульсаций окружной ско-
рости (см. рис. 4 96); низкий уровень пульсаций вблизи оси
также согласуется с результатами экспериментов на воде.
Распределение пульсаций продольной скорости (см рис. 4.9в)
подтверждает наличие крупного вихря вблизи выхода иэ
сопла.
236
Глава 4
Рис. 4.246. Периодический срыв круп-
ных вихрей при Re = 1,03 105; три
вихря иа траектории прецессирующе-
го вихревого ядра
Рис. 4.24а. Присоединенный крупный
вихрь при Re = 3,5-10*.
Рис. 4.24в. Периодический срыв круп-
ных вихрей при Re — 1,45-105; боль-
шой вихрь в центре.
Рис. 4.24г. Периодический срыв круп-
ных вихрей при Re = 1.45-10s; боль-
шой вихрь в правом нижнем углу.
Течения при сильной закрутке потока
237
Датчик термоанемоме-
тра, ориентированный
так, чтобы он реагировал
на радиальную и окруж-
ную скорости и был не-
чувствителен к продоль-
ной, регистрирует низко-
частотные колебания си-
нусоидальной формы, ко-
торые можно ожидать при
наличии ПВЯ (рис. 4.25,
о; здесь x/Dc — —0,4;
d/Dc = Ofi; f = № Гц).
Осциллограммы колеба-
ний давления и скорости
у стенки показывают, что
воздействие ПВЯ переда-
ется и в основной поток
(рис, 4.25,6 и в). При
D/D, > 0,6 (в сечеиии
выхода) регулярные си-
нусоидальные колебания
окружной скорости быст-
ро затухают. В продоль-
ном направлении ПВЯ
вырождается, приближа-
ясь к сечеиию x/De = 1.
Внутри закручивающего
устройства амплитуда ко-
лебаний затухает медлен-
нее; так, при xjDc = —2
регулярные колебания все
еще можно зарегистриро-
вать, хотя здесь они уже
малы. Все это согласуется
Рис. 4.25. Осциллограммы сиг-
налов от периодических возму-
щений в Воздушном потоке в
модели вихревой горелки:
а—низкочастотный сигнал с дат-
чика термоанемометра, f=68 Гц,
x/Dg—0,4. d/De—0,6; б—низкоча-
стотный сигнал с датчика полного
давления, f—68 Гц, х/Ое—0.4,
d,'De—1; в—низкочастотный сигнал
с датчика термоанемометра, f—68 Гц,
X/De--0,4, d/D6-l.
а
б
238
Глава 4
б
Рис. 4.26. Осциллограммы низ-
кочастотных сигналов с датчи-
ками термоаиемометра (ввер-
ху), реагирующего иа продоль-
ную и радиальную составляю-
щие вектора скорости:
а - 0 <аюе <0,17; б - 0.17 <d'De <
0.74; в— d/Dc>0,74. Внизу—осцилло-
грамма сигнала, регистрируемого в
прецессирующем вихревом ядре, при
dfDe =0.8.
с экспериментальной картиной распределения интенсивности
пульсации окружной скорости (см. рис. 4.96), которая показы-
вает, что максимальные пульсации реализуются в сечении вы-
хода.
Если датчик термоанемометра расположен так, что он реа-
гирует на продольную и радиальную составляющие скорости,
то регулярные колебания регистрируются во всем сечении вы-
хода (рис. 4.26). При этом можно выделить три характерных
диапазона:
1. 0 < dlD„ < 0,17 (рис. 4.26, а).
В этой области, близкой к оси симметрии, частота сигнала
вдвое больше частоты сигнала, регистрируемого в ПВЯ (при
d/De = 0,8). Сигнал оказывается более регулярным и с мень-
шими пульсациями, чем сигнал из области прецессирующего
ядра. Следует заметить, что точки минимума продольной ско-
рости почти совпадают с соответствующими минимумами в
Течения при сильной закрутке потока 239
прецессирующем ядре. Регулярные колебания (в этом интер-
вале по радиусу) простираются только до xjDe яг —1.
2. 0,11 < d/De <0,74 (рис. 4.26,6).
В этой области, которая включает границу возвратного те-
чения, получается несколько иная форма сигнала, отвечающего
изменению по времени продольной и радиальной скоростей.
Однако точки минимума скорости по-прежнему совпадают с
соответствующими минимумами в ПВЯ. Так же как и в пре-
дыдущем случае (рис. 4.26, а), точки максимума продольной
скорости смещены по фазе на 45° по отношению к соответ-
ствующим максимумам в прецессирующем ядре.
3. d/De > 0,74 (рис. 4.26, в).
Максимальное отклонение продольной скорости отстает по
фазе от максимального отклонения в прецессирующем ядре на
40°. Осциллограммы сигналов довольно схожи, хотя сигнал,
регистрируемый в ПВЯ, более регулярный.
В работе [17] показано, что можно связать частоту прецес-
сии вихревого ядра (68 Гц) и среднее по времени значение
окружной составляющей скорости (37 м/с), замеренной в точ
ке, соответствующей радиусу прецессии в сечении выхода, если
предположить, что распределение скорости соответствует зако-
ну вращения как целого:
W = }RP.
Здесь RP — расстояние по радиусу до центра ПВЯ
Схема течения с ПВЯ изображена на рнс. 4.27. Представ-
ляется, что в закручивающем устройстве с тангенциальным
Рис. 4.27. Схема течения с прецессирующим вихревым ядром в изотермиче-
ском потоке или потоке с горением предварительно перемешанных^ компонент.
Прецессирующее вихревое ядро с сильными диссипативными свойствами со-
средоточено внутри закручивающего устройства; иа выходе образуются круп-
ные вихри.
240
Глава 4
подводом существует только одно ПВЯ- Корреляционные изме-
рения в продольном и окружном наврав тениях показывают,
что как внутри, так и вне закручивающего устройства ядро
практически не изгибается и не скручивается. В работе [42)
аналогичные результаты получены на крупномасштабных, в
том числе полномасштабных, моделях промышленных вихре
вых горелок с лопаточными завихрителями для закрутки по-
токов первичного и вторичного контуров. Данные о прецессии
вихревого ядра приведены также в работах [34, 36|, посвя-
щенных исследованию распада вихрей за дельтообразными
крыльями с большой стреловидностью при больших углах
атаки.
Вихревые горелки, прецессирующее вихревое ядро в потоке
с горением
Воздействие процесса горения иа закрученный поток рас-
сматривается в этом разделе в связи с тем, что горение ока
зывает сильное влияние на ПВЯ, а тем самым на всю струк-
туру течения за вихревой горелкой. Возмущения в виде ПВЯ
могут как усиливаться, так и подавляться простым изменени
ем способа подачи горючего [18, 27] Рассмотрим эту возмож
ность на примере вихревой горелки типа представленной на
рис. 4.3. Вообще говоря, можно выделить четыре типа факелов
и соответствующих картин течения [18, 27, 43, 33) в условиях,
когда распад вихря уже произошел (Re > 1,8-104), коэффици
ент избытка воздуха а находится в диапазоне 0,8 ... 200 и в
качестве топлива используется природный газ.
1 Факел типа а — предварительно перемешанные топливо
и воздух; 1 4 < а < 6,0.
Для этого случая характерен очень короткий факел с боль-
шой интенсивностью процесса горения (рис. 4.28. а), который
реализуется и при тангенциальном подводе. Пламя генерирует
сильный шум, течение нестационарное; как и в изотермическом
потоке, образуется ПВЯ, которое порождает очень большие
пульсации скорости и давления.
2. Факел типа б — подвод топлива у основания горелки'
0,8 < а < 40.
Этот тип факела со значительно меньшей интенсивностью
процесса горения менее возмущен, чем факел типа а, так как
возмущения в виде ПВЯ сильно подавлены как по амплитуде,
так и по частоте (рис. 4 28,6). Внутри горелки всегда сущест-
вует прослойка воздуха вокруг пламени, и горение на стенке
не происходит. Длина и форма факела сильно меняются при
изменении коэффициента избытка воздуха а; так, при а = 6
пламя проникает внутрь горелки на расстояние почти в три
Рис. 4.28. Типы факелов при сжига-
нии природного газа в вихревой го-
релке, схема которой представлена
иа рис. 4.3:
а—предварительно перемешанные топливо
и воздух, а—1.92, Re—5.5-10*; б—аксиальная
подача топлива у основания горелки,
а—1.05. Re— 5,5*10*; а—аксиальная подача
топлива, большой избыток воздуха, а—75,
Re-8.5-105, время экспозиции 1/30 с, г—то же.
что на рнс. 4.28. в. время экспозиции 1/259 с.
Отчетливо видно прецессирующее вихревое
ядро. f=32 Гц. ^пВЯ='Э’2бС>е: тангеа*
цнальная подача топлива, а—1,05, Re—4-Ю1.
242
Глава <
Течения при сильной закрутке потока
243
диаметра. Этот тип факела наиболее характерен для промыш-
ленных вихревых горелок.
3. Факел типа в — большой избыток воздуха, аксиальный
подвод топлива по оси симметрии; а та 50.
Очень короткий шумный факел с нестационарным течением,
реализующийся при большом избытке воздуха [43]
(рис. 4.28, в и а) Имеется большое ПВЯ и в этом смысле те-
чение аналогично изотермическому. Истинный нестационарный
фронт пламени окружает ПВЯ (рис. 4.28, а)
4. Факел типа а — тангенциальный подвод топлива;
0,8 < а < 1,2.
Промежуточный между с и б тип факела (рис. 4.28,5).
Обычно при а=1 протяженность факела вне горелки состав-
ляет величину около двух диаметров. Течение слабоустойчи-
вое [18, 27|.
Характеристики всех типов факелов сведены в табл. 4.2.
По-видимому, вид горючего не очень сильно влияет на форму
факела: так, замена природного газа на светильный (содержа-
щий порядка 50 % Н2) привела к изменению структуры пла-
мени только при тангенциальной подаче топлива [18]. В по-
следнем случае сформировался факел типа а с большим пре-
цессирующим ядром что, как полагают авторы работы [18],
обусловлено намного большей интенсивностью смешения на
молекулярном уровне водорода и воздуха, чем метана и воз-
духа.
Структура течения в коротком факеле типа а, реализую-
щегося обычно при горении предварительно перемешанных
топлива и окислителя, аналогична структуре изотермического
потока (рис. 4.27), в котором имеется вихревое ядро, прецес-
сирующее вокруг оси симметрии. На рис. 4.29 сопоставлены
осциллограммы сигналов от датчиков давления, помещенных в
изотермический поток и поток с горением (измерения прове-
дены при x/De = d/De = 0,8). Видно, что формы этих сигналов
очень похожи. Для определения числа прецессирующих вихре-
вых ядер при заданных условиях течения производились корре-
ляционные измерения сигналов от двух датчиков Как в изотер-
мическом потоке, так и в потоке с горением предварительно
перемешанных компонент при широком диапазоне изменения
скоростей течения и коэффициента избытка воздуха удалось
зарегистрировать только одно ПВЯ. Зависимость частоты пре-
цессии от скорости течения и коэффициента избытка воздуха
показана на рис. 4.30. Частота прецессии возрастает в 2 ... 4
раза по сравнению с частотой в изотермическом потоке. При
а < 1,4 реализуется факел типа а. Можно заметить, что преде-
лы срыва пламени, особенно при низких числах Рейнольдса,
довольно широкие. По-видимому, ПВЯ вызывает появление
244
Глава 4
б
Рнс. 4.29. Низкочастотные пульсации большой амплитуды, соответствующие
прецессирующему вихревому ядру:
а-изотермический поток. /«=68 Гц. Re=l.36-I0*. x/D£-—од, d/De=0.8; б-поток с горе-
и 1ем предварительно перемешанных компонент. /»8'Гц. a=t.92. Re—5,5-10'. x!D —
~dlDe О.&.
локальных зон в области горения, в которых реализуется бла-
гоприятное соотношение горючего и воздуха даже при боль-
шом избытке воздуха в общем потоке. Влияние скорости
потока и коэффициента избытка воздуха на интенсивность пуль-
саций показано на рнс. 4.31, там же дано сравнение с интенсив-
Течения при сильной закрутке потока
245
Рис. 4.30. Влияние числа Рейнольдса и коэффициента избытка воздуха а на
частоту прецессии вихревого ядра f в потоке с горением предварительно пере-
мешанных топлива и окислителя.
ностью в изотермическом потоке. Обнаруживается некоторое
изменение интенсивности пульсаций при изменении коэффици-
ента избытка воздуха, но основное воздействие обусловлено
изменением числа Рейнольдса. Резкий рост интенсивности при
возрастании числа Рейнольдса обнаруживается как в изотер-
мическом потоке, так и в потоке с горением соответственно
при Re > 10s и Re > 0,5-105. В работах [18, 45], результаты
которых здесь обсуждаются, крупные вихри в потоке за горел-
кой непосредственно не наблюдались, однако при определен-
ных скоростях и коэффициентах избытка воздуха возникали
сильные вибрации устройства. В работе [46] показано, что в
горелке, работающей на сырой нефти вибрация обусловлена
периодическим срывом вихрей с кромок выходного диффузора.
В исследованиях, проведенных авторами работ [18, 45], суще-
ственным было то обстоятельство, что вибрации возникали
только при подаче газообразного топлива по внешнему кольце-
вому контуру горелки. Возможно, что в этом случае ПВЯ ге-
нерирует такие формы возмущений которые аналогичны круп-
ным вихрям
При очень большом избытке воздуха (а > 50) в случае ак-
сиальной подачи топлива на оси симметрии у основания
246
Глава 4
.Рис 4.31. Зависимость интенсивности воз-
мущений /. обусловленных прцессией вихре-
вого ядра, от а и Rc.
горелки образуется ин-
тенсивное ПВЯ (рис. 4.28,
г) [44, 45]. В факеле
типа в горение происхо-
дит вокруг ПВЯ-По срав-
нению с ядром в изотер-
мическом потоке значе-
ния амплитуды и частота
пульсаций здесь меньше.
При а < 50 (напомним,
что в стехиометрической
смеси он равен единице)
происходит резкий пере-
ход к факелу типа б, в
котором амплитуды пуль-
саций существенно умень-
шаются.
Полученная в работе
[45] структура темпера-
турного поля, вращающе-
гося вследствие прецес-
сии вихревого ядра, пред-
ставлена на рис. 4.32. По-
казано поле как внутри
горелки в сечении x!De=
= —0,52, так и в сечении выхода x/De = 0 В результате воз-
действия процесса горения процессирующее вихревое ядро при-
обретает сложную пространственную форму. Температурные
поля показывают, что в сечении х/Ьс = —0,52 прецессирующее
ядро только зарождается на радиусе грг = 0,12R, а в сечении
x/De = 0 достигает радиуса rP, = 0,39R. Этим поток с горением
отличается от изотермического, где ПВЯ проникает в горелку
гораздо глубже. В сечении х/Z), =—0,52 максимум темпера-
туры, равный 1250°С, достигается внутри ПВЯ.
Устойчивость рассмотренных течений с закруткой, содержа-
щих большое ПВЯ, можно охарактеризовать с помощью крите-
рия Рэлея [47] и модифицированного числа Ричардсона [48].
Условия устойчивости потока по Рэлею: а) поток устойчив, если
ргиг растет с ростом г (вращение газа как целого), б) по-
ток нейтрально устойчив, если pwr не зависит от г (вращение
по закону свободного вихря), в) поток неустойчив, если ршг
уменьшается с ростом г. Распределение момента количе-
ства движения pwr на выходе из вихревой горелки представ-
лено на рис. 4 33 Сразу за прецессирующим вихревым ядром
в диапазоне г/г, =0,43 ... 0,52 (при изменении 0 от 0° до
40°) ршг уменьшается с ростом г и, следовательно, ПВЯ в
Течения при сильной закрутке потока
247
Рис. 4.32. Структура температурного поля, вращающегося вследствие прецес-
сии аихревого ядра [45].
a—— 0,52. а~50; б—x/De=0, а—50; /—граница зоны обратных токов; 2—центр пре-
цессирующего вихревого ядра.
этой области нестабильно. В то же время при изменении 0 от
320° до 0° в диапазоне значений г/г„ = 0,45 .. . 0,55 вели-
чина pwr фактически постоянна по радиусу, и потому поток в
этой области нейтрально устойчив.
Модифицированное число Ричардсона, которое можно пред-
ставить в виде
*-=Н£)(^)/т2
248
Глава 4
Рис. 4.33. Профили момента количества движения. Профили сдвинуты отно-
сительно друг друга по оси ординат на 0,4 единицы. Штриховой линией обо-
значено положение центра прецессирующего вихревого ядра.
характеризует отношение центробежных сил в поле с градиен-
том плотности к сдвиговым напряжениям. Стабилизирующее
действие начинает проявляться при Ri * > 0. В работе [48] по-
казано, что при Ri * > 1 происходит ламинаризация турбулент-
ного факела в закрученном спутном потоке. Картина изолиний
градиента плотности и радиальные распределения градиента
(рис. 4.34) показывают, что ПВЯ является либо неустойчивым,
либо нейтрально устойчивым.
При аксиальной или тангенциальной подаче топлива (фа-
келы типов б или г) пламя намного равномернее, а процесс
горения менее интенсивен, чем при предварительном переме-
шивании воздуха и топлива (факел типа с). Горение происхо-
дит на некотором удалении от стенок. Предварительные иссле-
Течения при сильной закрутке потока
249
дования [18, 27J показали, что возмущения в виде ПВЯ силь-
но подавлены, хотя и можно зарегистрировать некоторые оста-
точные колебания на границе зоны обратных токов (рис. 4.35).
Измерительное оборудование, используемое в натурных топливо-
сжигающих устройствах, не обладает достаточной чувствитель-
ностью, чтобы зарегистрировать эти малые осцилляции, и по-
тому исследования факелов типов биг проводились на моде-
ли горелки размером в '/в натурной. Спектральный анализ
пульсаций давления, замеренных насадком полного давления и
конденсаторным микрофоном, показал, что вблизи границы
внутри факела имеется дискретная частота, которая при вари-
ации скорости потока и коэффициента избытка воздуха изме-
няется аналогично частоте прецессии вихревого ядра в потоке
с предварительно перемешанным топливом и воздухом. При
проведении измерений частоты и интенсивности пульсаций в
широком диапазоне варьировались форма факела и зоны об-
ратных токов, что достигалось изменением коэффициента из-
бытка воздуха и скорости потока. Были также проведены из-
мерения вблизи границы факела в точке максимальных пуль-
саций давления, которая обычно расположена на расстоянии от
половины до полутора диаметров за выходным сечением.
На рис. 4.36 представлены данные о влиянии на частоту
скорости потока и коэффициента избытка воздуха в факелах
а
Рис 4.34. Распределение радиального градиента плотности:
о — изолинии градиента плотности в выходном сечении горелки. х/Ое — О. с = 60. б —
профили градиента плотности, профили сдвинуты относительно друг друга по оси.
ординат ня 40 ед, разметки по осн ординат выполнена для случая 0 = 40°.
I — ось горелки; 2 — цчнтр прецессирующего вихревого ядра.
250
Глава 4
ЛЛ/Ш*'
Рис. 4.35. Пульсации, измеренные на-
садком полного дааления внутри и
вне факела пламени:
а—вне факела, x//>e=—0,4, d/£>e«0.8; б—
внутри факела, 0,4, dfDe-‘0,4; в—
в изотермическом потоке. x/Dg=—0,4,
d/D£=0,4; а—внутри факела, х/£>е=—0,4,
масштаб сигнала увеличен в 10 раз; с?-вне
факела, х/1>е=—0,4, d/£>e-0,8, масштаб сиг-
нала увеличен в 10 раз.
с аксиальной и тангенциальной подачей топлива, а также в
изотермическом потоке. В случае аксиальной подачи топлива
при Re>7-103 зарегистрированная частота составляет вели-
чину порядка 200 Гц, причем она очень слабо зависит от ско-
рости и коэффициента избытка воздуха. При тангенциальной
подаче топлива пределы срыва пламени очень узкие, стабили-
зация происходит только при соотношении расходов топлива и
воздуха, близком к стехиометрическому. Замеренные частоты
примерно вдвое меньше, чем при аксиальной подаче топлива,
и лежат в диапазоне 40 . 100 Гц
Значительное изменение частот при малых числах Рей-
нольдса, имеющее место в обоих случаях подачи топлива,
Течения при сильной закрутке потока
25»
Рис 4.36. Влияние числа Рейнольдса и коэффициента избытка аоздуха иа ча-
стоту прецессии вихревого ядра при аксиальной и тангенциальной подаче топ-
лива в горелку. В — область срыаа пламени при тангенциальной подаче топ
лива.
обусловлено существенным изменением длины и диаметра зо-
ны обратных токов, что в свою очередь объясняется распадом
вихря. Числа Рейнольдса, по которым проведено обобщение на
рис. 4.36, подсчитаны по параметрам в изотермическом тече-
нии, скорректировать же значения скорости и кинематической
вязкости довольно затруднительно как из-за большой неодно-
родности потока в выходном сечении, так и из-за того, что го-
рение в основном происходит вне горелки Таким образом, ре-
альная величина числа Рейнольдса, вероятно, меньше и нахо-
дится в диапазоне, в котором при данном конкретном значе-
нии параметра закрутки наблюдается явление распада вихря
(см рис. 4 20, 4.21).
Ослабление возмущений, связанных с наличием ПВЯ при
аксиальной и тангенциальной подаче топлива, иллюстрируют
измеренные интенсивности пульсаций (рис. 4.37). Характерные
значения интенсивности лежат в интервале 10~3 ... 10-1 Вт/м2
(отметим, что масштаб на рис. 4 37 логарифмический)
252
Глава 4
Рис. 4.37. Зависимость интенсивности возмущений, обусловленных прецессией
вихревого ядра, от а и Re:
вверху — аксиальная подача топлива; внизу — тангенциальная подача топлива.
В целом интенсивность пульсаций монотонно растет с
ростом числа Рейнольдса, пока не выходит на постоянное
значение; такое «плато» в зависимости отвечает аналогич-
ной зависимости частоты от Re (рис. 4.36). Сравнивая рис. 4.31
и рис. 4.37, можно увидеть, что интенсивности мощного ПВЯ
Течения при сильной закрутке потока
253
в случае горения предварительно перемешанных компонент и
слабого ПВЯ прн аксиальной или тангенциальной подаче топ-
лива различаются на пять-шесть порядков. Характерные зна-
чения таковы: при горении предварительно перемешанных
компонент интенсивность равна 20 кВт/м2, прн аксиальной и
тангенциальной подаче топлива 10 2 Вт/м2. С учетом того,
что коэффициент пропорциональности (в зависимости / — р2)
составляет примерно 25, уменьшение интенсивности возмуще-
ний, связанных с прецессией вихревого ядра за счет измене-
ния способа подачи топлива составляет три-четыре порядка
величины. Схема течения с аксиальной и тангенциальной по-
дачей топлива приведена на рис. 4.38. В отличие от изотерми-
ческого потока или потока с горением предварительно переме-
шанных компонент (рис. 4.27) здесь ПВЯ занимает существен-
но более узкую область вокруг зоны обратных потоков, и
в результате факел обладает удовлетворительной стабильно-
стью. Небольшое ПВЯ, хотя оно и является важным фактором
при анализе смешения и устойчивости [51], не оказывает столь
принципиального воздействия на течение как мощное ядро в
изотермическом потоке или в потоке с горением предваритель-
но перемешанных компонент 118 27].
Зависимость потерь полного давления в большой горелке
от числа Рейнольдса и коэффициента избытка воздуха показа-
на на рис 4.39 Приведены данные для всех четырех типов
факелов, а также для изотермического потока. Как и следова-
ло ожидать, в потоке с горением предварительно перемешан-
ных компонент, где имеется мощное ПВЯ, потери полного дав-
ления при данном числе Рейнольдса максимальны. Видно, что
в зависимости от коэффициента избытка воздуха потери изме-
няются всего в пределах 10 ... 15%. Уменьшение потерь при
изменении способа подачи топлива указывает на ослабление
прецессионного движения вихревого ядра. При аксиальной
Рис. 4.38. Схема течения для потока с горением Возмущения в виде выро-
ждеипого прецессирующего вихревого ядра подавляются в поле больших гра-
диентов плотности. Кр} иных вихрей на аыходе из горелки нет.
254
Глава 4
Рис. 4.39. Потери полного давления в горелке а зависимости от типа факела:
/ — горение предварительно перемешанных компонент; 2— тангенциальная подача топ-
лива; 3 — изотермический поток; 4—аксиальная подача топлива; 5 — аксиальная по-
дача топлива, а = 50.
подаче топлива (факел типа б) потери полного давления даже
меньше, чем в изотермическом потоке По-видимому, это обус-
ловлено тем обстоятельством, что область наиболее интенсив
ного процесса горения расположена вне горелки. Вырождение
ПВЯ наблюдается также и в факеле типа в.
Несмотря на то что вышеприведенные результаты получены
для горелки определенного типа, работающей на газообразном
топливе, есть основания полагать [49, 50], что описанные явле-
ния будут иметь место и в горелках других типов при изме-
нении способа подачи и вида топлива
В целом можно сделать вывод, что амплитуды и частоты
пульсаций при наличии ПВЯ увеличиваются в потоке с горе-
нием предварительно перемешанных компонент. В диффузион-
ном факеле ПВЯ вырождается при соотношении расходов топ-
лива и воздуха, близком к стехиометрическому, причем пуль-
сации ПВЯ уменьшаются по меньшей мере на два порядка
величины.
Печения при сильной закрутке потока
255
Характеристики прецессирующего вихревого ядра
В работе [13] было показано, что ПВЯ удобно характери-
зовать следующими безразмерными параметрами:
fD^jQ — приведенная частота (форма записи числа Струхала);
Go De//(pQ2l — приведенный момент кочичества движения (можно выразить
через параметр закрутки);
&pDg/Gf) — приведенная интенсивность пу [ьсаний давления.
Введем параметр закрутки, определяемый геометрическими
параметрами устройства:
о___ л Gf]De
~ 2 pQ- *
Графики на рис. 4 40 показывают, что в изотермическом по-
токе приведенная частота монотонно растет с ростом парамет-
ра закрутки. При больших числах Рейнольдса величина fD^jQ
стремится к постоянному значению. Асимптотические, т. е. при
больших числах Рейнольдса, значения приведенной частоты и
приведенной интенсивности пульсаций давления растут практи-
чески линейно при увеличении параметра закрутки.
В случае потока с горением закономерности, описывающие
движение ПВЯ и характеризующие приведенную частоту, зна-
чительно сложнее. Зависимость fD^Q от числа Рейнольдса для
-четырех типов факелов, описанных в предыдущем разделе,
Рис. 4.40. Зависимость приведенной частоты прецессии от числа Рейнольдса
для изотермических потоков; Z — [27]; 2—6— [13].
256
Глава 4
Рис. 4.41. Зависимость приведенной частоты от числа Рейнольдса:
а—горение предварительно перемешанных компонент. G^De!pQi=1,182; б—диффузионный
факел с осевой и тангенциальной подачей топлива, GgDe/pQ2=-I.I; в—диффузионный фа-
кел с большим избытком воздуха <а>50) и аксиальной подачей топлива:
/—распад вихря в изотермическом потоке; 2—область срыва пламени.
представлена на рис. 4.41. Результаты для сильно вырожден-
ного ПВЯ (в факелах типов биг) получены на модели
горелки в '/5 натурной величины Рассматривая сначала ре-
зультаты исследований изотермического потока, можно заме-
тить (рис 4 41, в и б), что в обоих случаях (т. е. для натур-
ной горелки и модели в ’/s натурной величины) приведенная
частота стремится к постоянному значению при больших чис-
лах Рейнольдса. Однако видно, что при значительном измене-
нии относительной длины нельзя провести обобщение данных
по приведенной частоте только по одному параметру
GeDe/pQ2. Так, в рассматриваемом случае вариации fD'JQ со-
ставляют при больших числах Re величину порядка 30 % (от-
метим, что если бы параметр fD^Q зависел только от величи-
ны GeDe/pQ2, то он имел бы при больших Re одинаковые
значения в обоих случаях). Тем не менее в [13] показано,что
приведенный момент количества движения GeDe/pQ2 можно
использовать как обобщающий параметр, если относительная
длина изменяется не более чем в два раза (в отличие от пяти
раз в рассматриваемом случае). Этот вывод подтверждается и
9 Зак. 434
258
Глава 4
данными работы [66], в которой показано, что частота прецес-
сии вихревого ядра несколько уменьшается благодаря эффек-
там трения при возрастании отношения LfDe.
При горении предварительно перемешанных топлива и воз-
духа в факеле типа а приведенная частота при больших чис-
лах Рейнольдса стремится к постоянному значению, если ко-
эффициент избытка воздуха находится в диапазоне от 1,47 до
3 (рис. 4 41, а). В зависимости от коэффициента избытка воз-
духа приведенная частота здесь в 2 ... 4 раза больше, чем в
изотермическом потоке. В факеле типа е с аксиальной подачей
топлива и большим избытком воздуха приведенная частота на
25 % меньше, чем в изотермическом потоке (рис. 4.41, е). Со-
вершенно иная картина изменения приведенной частоты в фа-
келах типов биге аксиальной и тангенциальной подачей
топлива (рис. 4.41,6). Большая величина fD^/Q при малых чис-
лах Рейнольдса обусловлена распадом вихря [27], в резуль-
тате чего небольшие изменения чисел Рейнольдса в этом диа-
пазоне приводят к конечным изменениям размеров рециркуля-
ционной зоны. Из рис. 4.41,6 видно, что при обоих способах
подачи топлива приведенная частота при больших Re стремит-
ся к постоянному значению, которое несколько меньше, чем в
изотермическом потоке.
Данные по приведенной частоте во всех типах факелов
представлены на рис. 4.42. Результаты для случаев аксиаль-
ной и тангенциальной подачи топлива (факела типов б и г)
были пересчитаны с модели на горелку натуральных размеров,
для чего параметр fD3e/Q был уменьшен пропорционально отно-
шению асимптотических значений fD^/Q в модели и в натурном
устройстве, где асимптотические значения взяты в потоке без
горения. Следует заметить, что при совмещении кривых (для
модели и натурной горелки) на одном графике пересчетный
коэффициент пропорционален \/р, где р—масштабный мно-
житель. Из изложенного ясно, что необходимы дальнейшие ис-
следования потоков с различными значениями параметра за-
крутки, в различных типах вихревых горелок при вариации их
размеров и конструкции входной и выходной частей.
В полномасштабной горелке обнаруживается расхождение в
измеренных значениях fD'JQ, которое, ио всей видимости, объ-
ясняется различием подводящих магистралей, в результате чего
менялся профиль скорости на входе в устройство.
Подводя итог, можно сделать вывод, что приведенная час-
тота fD%/Q позволяет удовлетворительно обобщить данные по
частоте прецессии вихревого ядра как в потоках без горения,
так и в факелах с интенсивным ПВЯ (например, факела ти-
пов а и в), а также и в факелах при аксиальной и тангенци-
Течения при сильной закрутке потока
259
Рис. 4.42. Обобщение данных по приведенной частоте. Модель горелки а 1/5
натуральной величины, G^DelpQ2 = 1,1:
1 — тангенииа чынан подача топлива; 2— аксиальная подача топлива; -3—изотермиче-
ский поток
Модель горелки в 1/5 натуральной величины с пересчетом на размеры большой го-
релки.
4 — тангенциальная подача топлива; 5 — аксиальная подача топлива.
Большая горелка. GgDe(pQz= 1,182:
6 — изотермический поток; 7 — горение предварительно перемешанных компонент,
Я =• 2; 8 — горение предварительно перемешанных компонент, а = 4; 9 — изотермиче-
ский поток, измененный подводящий канал; 10 — аксиальная подача топлива, а - 75,
измененный подводящий канал; // — аксиальная подача топлива, а = 150. измененный
подводящий канал.
альной подаче топлива (типов б и г), в которых амплитуда
возмущений в виде ПВЯ подавлена на несколько порядков ве-
личины, Приведенный момент количества движения G^DJpQ2
позволяет удовлетворительно обобщить данные по влиянию за-
крутки, хотя необходимо соблюдать осторожность при рассмот-
рении устройств со значительно различающейся относительной
длиной. При изменении относительной длины канала в 5 раз
приведенные частоты различаются на 30 % даже при одинако-
вых значениях параметра GeDc/pQ2.
Неустойчивые режимы течения в закрученных потоках
В табл. 4.3 указаны основные режимы течения для потока
в вихревой горелке. Как отмечалось ранее, вырождение ПВЯ
может быть объяснено с помощью критерия Рэлея [47],
260
Глава 4
Таблица 4.3. Неустойчивые режимы течения в закрученных потоках (S А? 0,6)
Re < 2-10» Режим 1 Рециркуляция полностью отсутст- вует или незначительная
2 10э < Re < 1.8-10* Переходная область Распад вихря
Re> 1,8 10’ Режим 2 Докритическое течение Большая зона обратных токов Поток сильно нестабилен Интенсивное ПВЯ ПВЯ возбуждается малыми отрица- тельными радиальными градиентами плотности или давления
Re> 1,8-10* Режим 3 Закритическое течение Зона обратных токов Поток более стабилен ПВЯ вырождено Возмущения в виде ПВЯ подав- ляются большими радиальными гра- диентами плотности или давления
согласно которому вращающаяся жидкость устойчива, еслирюг
возрастает с ростом г. Также весьма вероятно, что в большин-
стве потоков с горением вырождение ПВЯ обусловлено возра-
станием плотности от оси к периферии потока.
При использовании закрутки для стабилизации пламени,
очевидно, желательно иметь поток, параметры которого лежат
вне переходной области, т. е. Re > 1,8- 104 К счастью, в
большинстве вихревых горелок поток находится в режиме 3
(табл. 4 3), т. е ПВЯ здесь вырожденное; в противоположном
случае, в режиме 2, когда возбуждается прецессия вихревого
ядра, возникали бы проблемы резонанса. Однако даже при вы-
рожденном ПВЯ в длинной трубе, подсоединенной к вихревой
горелке, возможна генерация четвертьволновых акустических
колебаний [51].
4.4. ГОРЕНИЕ В ЗАКРУЧЕННОМ ПОТОКЕ
Влияние процесса горения на характеристики ПВЯ рас-
смотрено в предыдущем разделе. В данной же части речь
пойдет о влиянии горения на аэродинамику потока с сильной
закруткой.
Вихревые горелки: общие характеристики факела
и аэродииамика потока
Общий вид распределений температуры в пламени вихревой
горелки (изображенной на рис. 4.2) представлен на рис. 4 43а
и 4.436. Распределение температуры по радиусу показано на
Течения при сильной закрутке потока
261
Рнс. 4.43а. Радиальное распределение температуры в факеле вихревой го-
релки.
Рис. 4.436- Изменение максимальной температуры вдоль оси горелки.
рис. 4.43а. Максимум температуры расположен вблизи выход-
ного сечения, непосредственно за границей зоны обратных то-
ков. Распределение температуры в зоне обратных токов прак-
тически равномерное, что свидетельствует о реализации в этой
области «реактора интенсивного смешения». Вблизи зоны ре-
акции в пламени обнаруживаются пики в распределении
262
Глава 4
температуры и ее градиента. Представленное на рис. 4 436 рас-
пределение максимальной температуры вдоль потока показы-
вает, что максимум медленно нарастает к выходному сечению
горелки, а за этим сечением наблюдается резкий спад, соответ-
ствующий выгоранию топлива. Такая картина наблюдается в
большинстве вихревых горелок. Например, аналогичные рас-
пределения приведены в работах [78, 88], где рассмотрены
горелки различных конфигураций с разными способами подачи
топлива и коэффициентами избытка воздуха.
Проблема измерения параметров потока в вихревых горел-
ках весьма сложна, и только в последнее время удалось вы-
яснить возможности проведения измерений скорости, давления
и интенсивности турбулентности в этих устройствах. Выполнен-
ные ранее с помощью термоанемометра и насадка полного
давления измерения в изотермических потоках указывают на
высокий уровень турбулентности. На основании этого счита-
лось, что нельзя для определения характеристик турбулентно-
сти использовать методы, основанные на измерении пульсаций
давления [62—64), которые применимы только в слаботурбу-
лизованпых потоках (с интенсивностью турбулентности менее
30%)- Однако, поскольку горение подавляет амплитуды воз-
мущений в виде прецессии вихревого ядра на два порядка (в
особенности прн 5 >0,5), ПВЯ не является определяющим
элементом течения, и эффективный максимум турбулентных
пульсаций в некоторых горелках уменьшается [58), что и по-
зволяет использовать методы, основанные на измерении пуль-
саций давления [63, 64). Спектральный анализ пульсаций дав-
ления в вихревых горелках показывает [52. 58], что осцилля-
ции носят более случайный характер, чем в изотермическом
потоке, а следовательно, при горении изменяется и природа
процесса смешения. В изотермическом потоке доминируют
пульсации скорости, имеющие довольно регулярный характер,
а при горении имеющие случайный, турбулентный характер.
В работе [25] с помощью лазерного доплеровского измери-
теля скорости исследовался факел за вихревой горелкой эй-
мёйденского типа (схема горелки показана на рис. 4.58, а ти-
пы факелов — на рис. 4.59), которая работает при малых зна-
чениях параметра закрутки (S й; 0,3) с состоянием потока,
близким к режиму распада вихря. Показано, что уровень тур-
булентных пульсаций при горении возрастает. В работе [56]
аналогичные измерения проведены в потоке за вихревой горел-
кой с диффузором на выходе (S = 0,5). Показано, что высокий
уровень локальной интенсивности турбулентности наблюдается
вблизи границы зоны обратных токов (около 112%) и на осн
симметрии (приблизительно 75 %)- Вполне вероятно, что боль-
шой уровень интенсивности турбулентности был обусловлен не
Течения при сильной закрутке потока
263
только закруткой, но также и наличием диффузора с полууг-
лом раскрытия 35°. Действительно, если выходная часть имеет
цилиндрическую форму, то при такой интенсивности закрутки
распад вихря только начинается и рециркуляционная зона
только зарождается. Впоследствии в работе [61] те же авто-
ры использовали кольцевой лопаточный завихритель (5 = 0,52)
с цилиндрической выходной частью, поток истекал в большую
топку (Af/Аь = 29,7), а в качестве топлива использовался
природный газ. В этой работе с помощью лазерного доплеров-
ского измерителя скорости были проведены весьма подробные
измерения в закрученных стесненных потоках с горением и без
горения. Исследования проводились в Имперском колледже и
в натуральных условиях на топках в Харуэлле. Измерялись
три компоненты средней скорости и соответствующие интенсив
ности пульсаций скорости в поле течения и на границах. Ис-
следования проводились с целью проверки и уточнения мето-
дов расчета турбулентных течений и по этой причине, безус-
ловно, потребовали большей точности и детальности измерений,
чем аналогичные исследования, выполненные ранее на про-
мышленных установках в Дельфте, Эймёйдене и Карлсруэ.
Результаты показывают, в частности, что в реагирующих пото-
ках в рециркуляционных областях течение существенно неизо-
тропно. При горении интеграл от пульсаций скорости, взятый
по всему полю течения, значительно больше, чем в изотерми-
ческом потоке, что в определенном смысле подтверждает гипо-
тезу о генерации турбулентности при наличии пламени.
Как показывают эти исследования, характеристики потоков
с горением и без горения значительно различаются, в особен
ности это касается распределения продольной скорости, формы,
поперечного размера и протяженности зоны обратных токов.
В отличие от результатов, полученных в работах [65, 66],
здесь при горении протяженность и поперечный размер зоны
обратных токов значительно возрастали, зона обратных токов
простиралась вниз по потоку по крайней мере на расстояние,
равное двум диаметрам выходного сечения. Интенсивность
пульсаций продольной составляющей скорости везде, за исклю-
чением области вблизи выходного сечения горелки, при горе-
нии уменьшалась. Высокий уровень пульсаций продольной ско-
рости наблюдался вблизи границы рециркуляционной зоны,
здесь же проявлялась существенная анизотропия пульсаций.
Вообще, существенная разница интенсивностей пульсаций про-
дольной и окружной скоростей в потоках с горением и без го-
рения наблюдается в большей части поля течения.
Большая работа по измерению турбулентности с помощью
лазерного доплеровского измерителя скорости в закрученных
потоках с горением осуществлена в Объединенном центре
264
Глава 4
технологических исследований (UTRC) в Ист-Хартфорде,
шт. Коннектикут [59]. Проведены детальные измерения струк-
туры потока с горением за кольцевым лопаточным завихрите-
лем, истекающего в длинную узкую цилиндрическую топку.
В этом потоке формируются кольцевые зоны обратных токов,
которые сходны с обнаруженными в работе [52] зонами, но
возникают при значительно меньших параметрах закрутки (от
0,3 до 0,6 вместо 1) Измерения показывают, что имеется силь-
ная перемежаемость внутри н вокруг рециркуляционной зоны,
что свидетельствует о ее нестационарном характере. Проведены
также измерения в слое смешения стесненного турбулентного
диффузионного факела. Распределения продольной и окружной
осредненных по времени скоростей среднеквадратичных значе-
ний пульсаций скорости, распределение плотности вероятности
показывают, что осредненные и нестационарные характеристики
поля течения существенно изменяются при вариации давления
на выходе нз камеры сгорания и закрутки воздуха на входе.
Эти изменения заметно влияют на выбросы загрязняющих ве-
ществ. Обнаружен существенный вклад крупномасштабных
пульсаций в суммарное среднеквадратичное значение турбу-
лентных пульсаций скорости. Влияние крупномасштабных
пульсаций приводит к отличию случайного процесса от гауссо-
ва и к существенной анизотропии турбулентности в большей
части начального участка. Отмеченное обстоятельство показы-
вает, что модели турбулентности, основанные на гипотезе о
локальном равновесии, неадекватно описывают физические
процессы в потоке с горением. В дополнение к указанным
данным в работе [59] приведены типичные профили осреднен-
иых по времени продольной и окружной скоростей в различ-
ных сечениях во всем диапазоне изменения параметра закрут-
ки потока и давления на выходе из камеры сгорания.
В настоящее время для потоков с горением, особенно для
стесненных потоков, имеется значительное количество, данных
о зависимости величины потока массы, вовлеченной в рецирку-
ляционное движение, от параметра закрутки. Некоторые дан-
ные приведены в табл. 4.4. Рассмотрим вначале свободные те-
чения за вихревой горелкой. Сравнивая результаты, получен-
ные в условиях с горением и без него (см. рис. 4.12), можно
заметить, что горение приводит к значительному уменьшению
величины потока массы, вовлеченной в рециркуляционное дви-
жение, особенно при соотношении расходов топлива и воздуха,
близких к стехиометрическому, и прн предварительном пере-
мешивании компонент. Помимо этого рециркуляционная зона
в потоке с горением (рис. 4.44) короче и шире, чем в холод-
ном потоке (ср. с рис. 4.13а—4.13в, 4.14а, 4.14б). Начало рас-
пада вихря и зарождение рециркуляции происходят при
Течения при сильной закрутке потока
265
аблица 4.4. Характеристики факелов за вихревыми горелками открытого типа
LQ
о
') Топливо —светильный газ. содержащий 50 % Н».
266
Глава 4
Рис. 4.44. Граница зоны обратных токов при а= 1,63 и при вариации пара-
метра закрутки [65]:
а — кольцевой лопаточный завихритель, предварительно перемешанные топливо и воз-
дух (при угле установки лопаток завихрителя <р = 30° обратных токов нет); б—ло-
паточный завихритель без втулки, предварительно перемешанные топливо и воздух.
несколько больших значениях параметра закрутки [53]. В пото-
ке с горением максимальное значение продольной скорости сна-
чала примерно вдвое больше максимальной скорости в изотер-
мическом потоке. Начиная с удалений в один диаметр выход-
ного сечения дальнейшее падение скорости в обоих случаях
аналогично [88]. В результате изменения плотности при горе-
нии ширина струи растет быстрее, чем в случае соответствую-
щего изотермического течения
Сравнение границ зоны обратных токов при различных
значениях параметра закрутки в потоке с горением предвари-
тельно перемешанных компонент приведено на рис. 4.4. При
увеличении параметра закрутки от 0,7 до 1,25 увеличиваются
как ширина, так и длина зоны. То же самое должно наблю-
даться и в изотермическом потоке, т. е. с ростом параметра
закрутки длина зоны обратных токов должна увеличиваться.
Следует заметить, что за лопаточным завихрителем без втулки
зоны обратных токов длинные и узкие [10 53], и потому та-
кие завихрители обычно не применяются. За кольцевым лопа-
точным завихрителем зона обратных токов при тех же пара-
метрах закрутки значительно шире и короче Для стабилиза-
ции пламени весьма желательно, чтобы зона обратных токов
Течения при сильной закрутке потока
267
была короткой и компакт-
ной. поскольку в длинной
зоне рециркуляция холод-
ных продуктов сгорания
приводит к уменьшению пол-
ноты сгорания и сужению
пределов срыва пламени
[52, 55].
Размер зоны обратных
токов и величина потока
массы, вовлеченной в рецир-
куляционное движение (М,),
зависят от коэффициента
избытка воздуха и способа
подачи топлива (табл. 4.4
и рнс. 4.45) [52]. При ак-
сиальной подаче топлива в
горелку, показанную на
рнс. 4.3, при а = 13,8 вели-
чина М, на 80 % больше,
чем в изотермическом по-
токе [12]. Влияние способа
подачи топлива на форму
зоны обратных токов пока-
зано на рис. 4 45 [12, 52].
При стехиометрическом со-
отношении горючего и окис-
лителя длина зоны обрат-
ных токов при любом спо-
собе подачи топлива меня-
ется в пределах 10 %- Наи-
большие отличия наблюда-
ются при аксиально-ради-
альной подаче, при которой
максимальный диаметр зо-
ны обратных токов умень-
шается на 40%. При горе-
нии предварительно переме-
шанных компонент макси-
Рис. 4.45. Изменение формы зоны обрат-
ных токов при вариации способа подачи
топлива [52]:
I — тангенциальная подача топлива (природ-
ный газ), а = 1, цилиндрическая выходная
часть горелки; 2 — аксиальная подача топли-
ва (природный газ), а = I, цилиндрическая
выходная часть горелкн; 3 — акСиально-ра-
Днальная подача топлива (природный газ),
а — 1, цилиндрическая выходная часть горел-
ки; 4 — аксиальная подача топлива (природ-
ный газ), а= I. сужающаяся-расширяющая-
ся выходная часть горелки; 5 — аксиальная
подача топлива (светильный газ, 50 % Н2).
а — 13,8; точечная кривая — изотермический
поток.
мальны изменения формы зоны обратных токов (ср. рис. 4.44,а
и рис. 4 45). Видно, что при меньшнх параметрах закрутки
(5 = 1,5 в экспериментах с предварительно перемешанными
компонентами по сравнению с 1,87 в экспериментах, результаты
которых приведены на рис. 4.45) в потоке с горением предвари-
тельно перемешанных компонент максимальный диаметр зоны
обратных токов на 70 % больше практически при той же длине
268
Глава i
Рнс. 4.46. Распределение вдоль топки потока массы, вовлеченной в рецирку-
ляционное движение, при различных коэффициентах избытка воздуха. Кольце-
вой лопаточный завихритель, S = 1,247, расход воздуха 335 кг/ч, AffAb =
= 4,93.
зоны. Этот результат согласуется с отмеченным ранее явлением
нестабильности ПВЯ. Анализ данных на рнс. 4.45 показывает,
что в случае аксиальной подачи топлива происходит сложная
перестройка рециркуляционной зоны при изменении коэффици-
ента избытка воздуха. Трансформация рециркуляционной зоны
вызвана здесь вырождением ПВЯ при больших коэффициентах
избытка воздуха.
На характеристики течения за вихревой горелкой, так же
как на характеристики изотермического течения, влияет сте-
пень стеснения потока, причем определяющими здесь являются
такие параметры, как отношение диаметра горелки к диамет-
ру топки, коэффициент избытка воздуха и выходной диаметр
топки. Данные работ [12, 26, 54, 65, 66|, приведенные в
табл. 4.5, показывают, что размеры рециркуляционной зоны
определяются главным образом диаметром топки, а не горел-
ки. При истечении в ограниченное пространство между закру-
ченным потоком и стенками формируется периферийная рецир-
куляционная зона, наличие которой осложняет зависимость
характеристик закрученного потока от параметров камеры.
В работах [26,27] показано, что при достаточно высоких интен-
сивностях закрутки в потоке с горением, так же как и изотерми-
ческом потоке, образуется пристенная веерная струя, перифе-
рийная рециркуляционная зона исчезает и пламя прилипает к
лицевой стенке камеры. Этот эффект должен иметь место при
параметрах закрутки 5 > 1,5, в то время как при 5 = 1,25 еще
существует периферийная рециркуляционная зона. Данные,
приведенные в табл. 4.5, показывают, что форма рециркуляци-
онной зоны и поток массы, вовлеченной в рециркуляционное
Течения при сильной закрутке потока
269
270
Глава 4
Рис 4.47. Зависимость от парамет-
ра закрутки максимального и сред-
него потоков массы, вовлеченной в
рециркуляционное движение, при
а = 1.34 и расходе воздуха
335 кг/ч. Линии проведены по экс-
периментальным точкам: кружки—
максимальные значения М,/Мс. тре-
угольники — средине значения.
движение, весьма сложным об-
разом зависят от коэффициента
избытка воздуха и способа пода-
чи топлива. Эти данные позво-
ляют сделать вывод, что расстоя-
ние до точки попадания факела
на стенку составляет величину,
равную 0,2 . 0.7 Df при изме-
нении S, Dj/De пав диапазо-
нах 0,7 <5 <1,3; 3 < Df/De<
< 5; 0,9 < а < 2,3.
Подробные измерения потока
массы, вовлеченной в рециркуля
ционное движение, при вариации
коэффициента избытка воздуха
и параметра закрутки выполне-
ны в работе (68). Поток из коль-
цевого лопаточного завихрителя
истекал в топку с отношением
площадей сечений топки и го-
релки Л(/Л8 = 4,93; в качестве
топлива использовался керосин. На рис. 4.46 показано распре-
деление вдоль топки потока массы, вовлеченной в рециркуля-
ционное движение, при S— 1,247. Изменение коэффициента
избытка воздуха в пределах от 1,15 до 1,89 приводило к воз-
растанию максимального значения М,/Мв от 0,12 до 0 21 За-
висимость максимального и среднего значений потока массы,
вовлеченной в рециркуляционное движение от параметра за-
крутки (при а = 1,34), показана на рис. 4 47. Зависимости ока-
зываются линейными, что согласуется с результатами рабо-
ты [10]. Определенно можно сделать вывод, что аэродинамика
потока и закономерности изменения потока массы, вовлеченной
в рециркуляционное движение, при горении как жидких, так и
газообразных топлив одинаковы. Следует, однако, помнить, что
в рассмотренных экспериментах исследовались топки без под-
жатия выходного сечения в отличие от того, как это обычно бы-
вает в промышленных устройствах, и, следовательно, при экс-
траполяции полученных результатов на топки с другой выход-
ной частью следует проявлять осторожность.
Типичные профили температур в системе, состоящей из вих-
ревой горелки и топки [68], представлены на рис. 4.48. В ра-
боте [69] изучено влияние закрутки потока с горением предва-
рительно перемешанных воздуха и метана на поля осреднен-
ных по времени температур и среднеквадратичных значений
пульсаций температуры. Показано, что в закрученном факеле
смешение происходит быстрее, чем в незакручениом, несмотря
Течения при сильной закрутке потока
271
Рис. 4.48 Профили температуры в поперечных сечениях топки в потоке за
работающей иа нефти вихревой горелкой с расходом воздуха 355 кг/ч при
а = 1,34 [681 :
о—3=1.98; 6-3-0.721.
на большой поток массы. Распределения температуры по ра-
диусу в первом случае более равномерны, а вдоль оси темпе-
ратура нарастает до больших значений, причем рост темпера-
туры в закрученном потоке начинается раньше, чем в незакру-
чеином — на расстояние одного диаметра за стабилизатором.
На рис. 4.49 показано распределение температуры вдоль оси
закрученного (S = 0,56) и не-
закручениого потоков при ко-
эффициенте избытка воздуха
а =1.43.
В топках с вихревой горел-
кой можно сжигать газовые
отходы, обладающие очень
низкой теплотой сгорания; для
этого необходимо топку обли-
цевать огнеупорным материа-
лом и хорошо теплоизолиро-
вать. На рис. 4.50 показаны
полученные в работе [68) по-
ля температуры при сжига-
нии отбросных газов сажевого
производства (состав: 50 %
паров воды, 6 ... 8 % воды,
6 ... 8% СО. 34 ... 36 % N2),
теплота сгорания которых рав-
на 1,63 МДж/м3. Полного
Рнс. 4.49. Распределение температу-
ры вдоль осн закрученного (S = 0.56;
кривая 7) н нсзакручснного (2) фа-
келов при горении предварительно
перемешанных метана и воздуха при
а = 1,43 [69].
272
Глава 4
Рис. 4.50. Профили температуры в поперечных сечениях топки при сжигании
низкокалорийных отбросных газов.
Схема топочно-горелочного устройства представлена на рнс 4-69. Вихревая горелка
с цилиндрической выходной частью, DeID0 •» 0.5, D^/Do —0.29. S — 0.85. Отбросный газ:
расход 1.15 кг/с. теплота сгорания 1.64 МДж/M3. Расход воздуха 0.76 кг/с. Тепловая
мощность 2.36 МВт.
выгорания топлива можно достичь, поддерживая температуру
фронта пламени на уровне 900 °C. В данной ситуации полное
выгорание топлива происходит внутри топки, и потому такая
система часто используется как устройство для уничтожения
отходов.
Простое устройство для сжигания газовых отходов можно
сконструировать, присоединив к выходу вихревой горелки
длинный цилиндр из огнеупорного материала; при этом стаби-
Течения при сильной закрутке потока
273
Рис. 4.51. Профили температуры в потоке за вихревой горелкой с цилиндром
из огнеупора иа выходе [69, 71].
Схема топочио-горелочного устройства представлена на рнс. 4.69; длина огнеупорного
цилиндра L1D« - 1,5. Топливо — отбросный газ. расход 0.302 кг/с. теплота сгорания
2.06 МДж/м'. Расход воздуха 0,183 кг/с. избыток воздуха 9.S %. Стабилизация пла-
пени за Счет закрутки потока (S — 1,14) и отражения теплового излучения; добавка
высококалорийного топлива не требовалась-
лизация пламени обеспечивается двумя процессами: аэроднна-
мическим— в рециркуляционной зоне закрученного потока, и
тепловым — за счет излучения от стенок цилиндрической каме-
ры. В таких устройствах перед горелкой для газовых отходов
необходимо установить горелку, работающую на высококало-
рийном топливе, для поддержания постоянного потока, по-
скольку теплота сгорания газовых отходов колеблется в широ-
ких пределах (от 0 до 2 МДж/м3 для типичных промышлен-
274
Глава 4
ных выбросов). На рис. 4.51 показаны поля температуры вну-
три и за огнеупорной цилиндрической камерой (S — 1,14). Для
топлива с теплотой сгорания 2,06 МДж/м3 максимальная тем-
пература фронта пламени составляет величину порядка 1000 СС.
Если устранить цилиндр из огнеупора на выходе из вихревой
горел, и, то поддерживать процесс горения можно только при
добавке природного газа. В работах [72, 73] показано, что
газы с теплотой сгорания, меньшей 3,5 МДж/м3, можно успеш-
но сжигать в вихревых горелках эймсйденского типа при усло-
вии, что воздух подается через сопло аксиально.
Моделирование потоков в вихревых горелках
Изотермическое моделирование течения в вихревой горелке
применяется весьма широко [2, 16, 29, 74—80]. особенно для
устройств, работающих на жидких и твердых топливах, по-
скольку здесь особенно трудно проводить измерения большин-
ства параметров вблизи фронта пламени [2]. Несмотря на то
что горение ослабляет интенсивность прецессии вихревого ядра
и тем самым изменяет характер процесса перемешивания, оче-
видно, что моделирование течения в вихревой горелке изотер-
мическим закрученным потоком в значительной мере способ-
ствует пониманию структуры этого течения. В частности, в
работах советских авторов [30,31,74—81] изучался ряд высоко-
эффективных вихревых горелок для сжигания распыленного
низкокалорийного угля; при этом поле течения, профили скоро-
сти и структура рециркуляционной зоны хорошо моделирова-
лись изотермическим потоком. Существует, по-видимому, не-
сколько причин, по которым экстраполяция данных холодных
продувок на случай с горением приводит к успешным результа-
там. Для того чтобы минимизировать гидравлические потери в
воздушном тракте горелки, параметр закрутки стремятся сде-
лать минимально возможным, но таким, чтобы рециркуляцион-
ная зона, оставаясь достаточно большой (М, як 5 ... 10 % [75]),
позволяла стабилизировать пламя. За счет рассмотренного об-
стоятельства минимизируется влияние ПВЯ иа изотермический
поток. Часто подачу воздуха осуществляют через два или три
контура с различной степенью закрутки потока в каждом из
них. Несомненно, что различие в скоростях воздушных потоков
способствует ослаблению прецессии вихревого ядра. Воздейст-
вие ПВЯ на изотермический поток сводится таким образом к
минимуму, и факторами, определяющими смешение, являются
различие скоростей в отдельных слоях и наличие диффузора на
выходе из горелки. В работах [2, 10, 12, 27] показано, что для
моделирования формы и размеров зоны обратных токов за вих-
ревой горелкой целесообразно использовать изотермический
Течения при сильной пакт/тке потока
275
воздушный или водяной потоки. Форма и размеры зоны обрат-
ных токов в течении со стехиометрическим соотношением топ-
ливо/воздух моделируются таким способом вполне удовлетво-
рительно.
Оценка потерь полного давления в вихревой горелке явля-
ется важным элементом процесса проектирования. Коэффи-
циент гидравлического сопротивления устройства, в котором
происходит горение, часто выражают через соответствующий
коэффициент для изотермического состояния потока. В рабо-
те [82] показано, что аэродинамическое сопротивление адми-
ралтейской вихревой горелки возрастает при горении прибли-
зительно на 25 % В работе [27] показано, что увеличение по-
терь полного давления при горении зависит от способа подачи
топлива и в случае подачи предварительно перемешанных ком-
понент может достигать 500 %. В работах советских авторов
[74—81] показано, что сопротивление вихревой горелки можно
представить в виде суммы двух составляющих: сопротивления
подводящей части, т. е. энергии, необходимой для раскрутки
потока, и сопротивления выходной части горелки [30, 74, 77—
79]. К сожалению, использованную в этих работах характери-
стику интенсивности закрутки трудно пересчитать на параметр
закрутки S; тем не менее можно сделать вывод, что для боль-
ших значений параметра закрутки коэффициент потерь полно-
го давления может быть достаточно мал (£«2...5 [79]).
По коэффициенту потерь полного давления при изотермиче-
ском состоянии потока можно, учитывая уменьшение плотно-
сти и увеличение скорости газа в нагретом потоке, рассчитать
потери полного давления при горении распыленных топлив.
Методику расчета [81], несмотря на то что первоначально она
предназначалась для циклонов, целесообразно использовать
также для определения гидравлического сопротивления закру-
чивающих устройств типа изображенного на рис. 4.3 в услови-
ях с горением и без горения в потоке
Для моделирования характеристик и определения эффек-
тивности вихревых горелок очень полезными оказались пред-
ставления о реакторе с интенсивным смешением и проточном
реакторе. В работах [83, 84] было показано, что характеристи-
ки вихревой горелки с большим расходом топлива можно опти-
мизировать путем соответствующего изменения времен пребы-
вания частиц в реакторе интенсивного смешения и в проточном
реакторе.
На рис. 4.52 приведены экспериментальные данные о рас-
пределении концентрации гелиевой примеси в пламени вихревой
горелки для сжигания распыленного угля и соответствующие
данные, полученные на воде в модели горелки в 1/10 натур-
ной величины. На графике показано изменение концентрации
276
Глава 4
Рис. 4.52. Падение концентрации после отключения подачи примеси в модель-
ной н натурной горелках при вариации параметра закрутки S» Gq/GxR.
Модель горелки U —20 с):
J—S—O; 2-S-I.55; 3-5-2,24; <-5-3,6.
Натурная горелка:
5—S—0. 7—15,2 с; 5—3—1,56, 7—18.3 с; 7-3-2.24. 7-17.9 с; S-S-3.9. 7-19.3 с.
в выходном сечении после отключения подачи примеси. Дан-
ные, полученные в холодном потоке и в потоке с горением,
приводятся в хорошее соответствие, если параметр закрутки в
потоке с горением скорректировать согласно рекомендации ра-
боты (83]:
S = GO/'GX/?J.
где Rc — эквивалентный радиус сопла’), равный
Rc = R (Pi.-о/promt»)/
На отношение времени пребывания частиц в реакторе ls к
суммарному времени пребывания в потоке ? можно эффектив-
но воздействовать с помощью закрутки (рис 4.53). При возра-
стании параметра закрутки отношение ls/l проходит через
*) Аналогичную корректировку параметра подобия можно использовать
для учета эффектов увеличения сечения при выходе потока из горелки в топку
[54, 65, 66, 85].
Течения при сильной закрутке потока
277
Рнс. 4.53. Зависимость доли времени пребывания частиц в реакторах от па-
раметра закрутки.
минимум. В работе [8] показано, что в камерах сгорания для
сжигания нефтепродуктов при закрутке, обеспечивающей ми-
нимум ls/t, достигаются наилучшие характеристики и мини-
мальные дымовые выбросы. По-видимому, хорошее соответст-
вие результатов экспериментов на воде н в пламени |83] объ-
ясняется чрезвычайно быстрым вырождением ПВЯ в водяном
потоке, вытекающем из модели в ограниченное трубой про-
странство.
Факел, получающийся при горении предварительно переме-
шанных компонент за лопаточным завихрителем в топке со сте-
пенью расширения D/d = 2,5 и 5, исследован в работах 154,
66] с целью определения как структуры потока, так и парамет-
ров подобия. Обнаружено, что распределение скорости за од-
ной и той же горелкой изменяется прн варьировании относи-
тельного диаметра топки D и что размеры и форма рециркуля-
ционной зоны зависят главным образом от D, а не от d В ра-
ботах [54, 66] было показано, что если определить параметр
закрутки с помощью соотношения
S- = G„/(D,Gd),
где Ge — поток момента количества движения, Go— поток ко-
личества движения, Df — диаметр топки, то можно добиться
хорошей корреляции результатов экспериментов в определен-
гом диапазоне изменения отношения площади сечения топки к
площади выходного сечения горелки как для потоков с горе-
нием, так и без него, истекающих из кольцевых лопаточных
278
Глава 4
Рис. 4.54. Зависимость максимальной
величины потока массы, вовлеченной
в рециркуляционное движение в при-
осевой зоне, от модифицированного
параметра закрутки S*:
1 — холодный поток, лопаточный завихри-
тель без втулки (SW1). Did — 2,5; 2 —
холодный поток, кольцевой лопаточный
завихритель (SW2), Did — 2,5; 3 — факел,
SW1. D/d — 2,5; 4 — факел. SW2. D/d-
-2,5; 5 — холодный поток. SW1. D/d — 5;
6 — факел. SW1, Did = 5; 7 — факел,
SW2. D d - 5.
Рис 4 55. Зависимость максимальной
величины потока массы, вовлеченной
в рециркуляционное движение в при-
осевой зоне, от угла установки лопа-
ток завихрителя <р.
Параметр закрутки можно рассчитать по
данным работы [10]. Обозначения те же.
что и на рис. 4.54; кроме того, добавлены
данные работы [3]: 8 — холодный поток.
SW2, Did = 2,5.
завихрителей и завихрителей без втулки. Параметр S*, рассчи-
танный по диаметру топки, а не по радиусу сопла лучше ха-
рактеризует истекающий поток; следовательно, параметры по-
тока в устройствах с различным отношением D/d в большей
мере зависят от диаметра камеры D, чем от диаметра сопла d.
На рис. 4.54 показано, как коррелируют некоторые данные по
потоку массы, вовлеченной в рециркуляционное движение,
обобщенные с помощью введенного параметра S*. Те же дан-
ные в зависимости от угла установки лопаток завихрителя
представлены на рис. 4.55. В работах [54, 65, 66] рекомендует-
ся также при моделировании потока с горением изотермическим
потоком использовать критерий Тринга — Ньюби, с тем чтобы
учесть изменение отношения площадей в модели и в натурной
установке.
Пределы срыва и устойчивость пламени
В промышленных горелках, работающих на различных газо-
образных и жидких топливах, типичное значение параметра
закрутки лежит в диапазоне 0.8<5<1,5. Одна из причин ухуд-
шения характеристик вихревых горелок при более высокой ин-
Течения при сильной закрутке потока 279
тенсивности закрутки состоит в том, что тгри больших S зона
обратных токов оказывается длиннее, чем ЗОе, вследствие чего
горение заканчивается на расстояниях, меньших длины зоны,
часть холодных продуктов вовлекается в рециркуляционное
движение и таким образом полнота сгорания уменьшается
[53, 55, 58). Влияние перечисленных факторов можно осла-
бить, используя аксиально-радиальную подачу топлива и
диффузор на выходе [52, 58[, за счет чего удается получить
высокую степень закрутки и соответствующее улучшение харак-
теристик, например расширение пределов срыва пламени, уве-
личение интенсивности процесса горения.
Одно из основных преимуществ стабилизации пламени с по-
мощью закрутки по сравнению с другими способами состоит в
значительном расширении пределов срыва пламени. Необходи-
мо отметить принципиальное различие между подачей предва-
рительно перемешанных компонент и другими способами пода-
чи топлива. На рис. 4.56 показаны полученные в работе [86)
срывиые характеристики вихревой горелки эймёйденского типа
с аксиальной подачей топлива в горловине [2], снятые при из-
менении нагрузки (т. е. расхода топлива) и эквивалентного от-
ношения топливо/воздух. Видно, что при увеличении парамет-
ра закрутки срыв на богатом пределе происходит при больших
значениях эквивалентного отношения, а следовательно, опти-
мальное отношение топливо/воздух, обеспечивающее макси-
мальную нагрузку, в общем случае отлично от стехиометриче-
ского. Отсюда видно также, что роль закрутки факела с отно-
шением воздух/топливо, близким к стехиометрическому, состо-
ит в перемешивании топлива и воздуха. В факеле без закрутки
характеристика срыва на богатом пределе вблизи значений эк-
вивалентного отношения, представляющих практический инте-
рес (коэффициент избытка воздуха несколько превышает 1),
очень крутая. По этой причине незначительные изменения ко-
эффициента избытка воздуха или состава топлива могут приве-
сти к срыву пламени. Закрутка приводит к смешению срыва на
богатом пределе в область меньших коэффициентов избытка
воздуха и обеспечивает нечувствительность к случайным флук-
туациям состава топлива и коэффициента избытка воздуха.
Срывные характеристики зависят от вида горения. В вихре-
вой горелке эймёйденского типа оптимальное значение пара-
метра закрутки, обеспечивающее наиболее широкие пределы
срыва пламени, находится в диапазоне 1,1... 1,7 [86]. В рабо-
тах [43, 44, 57) показано, что в вихревой горелке типа изобра-
женной иа рис. 4.3, так же как и в горелке эймёйденского ти-
па, закрутка расширяет пределы срыва пламени. Фактически
авторы этих работ обнаружили, что при S = 1,86 пределы сры-
ва в такой горелке по существу бесконечны. Срыв на богатом
280
Глава 4
Рис. 4.56. Срывные характеристики
вихревой горелки с факелом типа II
J86], определяемые зависимостью мас-
сового потребления топлива М, от
объемного отношения воздух/топли-
во.
Топливо — природный газ, подача через
кольцевую форсунку в горловине горел-
ки. L/Og—l. скорость истечения газа при
расходе 166 кг с равна 35/с
1 — бедный предел; 2 — богатый предел:
-3 — максимальный расход воздуха.
Рис. 4.57. Срывиые характеристики
горелки с лопаточным завихрителем
без втулки [55], определяемые зави-
симостью осевой скорости иа выходе
горелки ий от а'.
Предварительное перемешивание воздуха
и светильного газа; углы установки ло-
паток завихрителя <р; I —15°, 2—30°, 3—45°;
4—50°; 5— стехиометрическое отноше-
ние топливо/воздух.
пределе не был обнаружен, а срыв на бедном пределе наблю-
дается для высоких чисел Рейнольдса при коэффициенте из-
бытка воздуха а — Ю0 [43, 44].
При горении предварительно перемешанных компонент пре-
делы срыва сужаются [27, 53, 55]. В длинной тонкой рецирку-
ляционной зоне, образующейся за лопаточным завихрителем
без втулки, в рециркуляционное движение вовлекаются холод-
ные продукты сгорания, что значительно понижает а' для сры-
ва на бедном пределе даже при незначительных расходах топ-
лива (рис. 4.57) [55]. Характеристики срыва на бедном преде-
ле в потоке за завихрителем с углами установки лопаток 30°
и 45° (S = 0,39 и 0,72 соответственно) существенно лучше, чем
в потоке за завихрителем с лопатками, расположенными под
углом 60° (S = 1,16), где образуется очень длинная тонкая ре-
циркуляционная зона. В работе [27] обнаружено, что при фор-
мировании более короткой рециркуляционной зоны получается
довольно неплохая характеристика срыва на бедном пределе с
диапазоном изменения коэффициента избытка воздуха от 6
(при малых Re) до 2,5 (при больших Re). В работах [53, 55]
показано, что существует связь между характеристикой срыва
на бедном пределе, температурой на границе рециркуляцион-
ной зоны в области, примыкающей к завихрителю, и средним
значением модуля скорости в выходном сечении завихрителя.
Течения при сильной закрутке потока
281
Математическое моделирование потоков
в вихревых горелках
При математическом моделировании структуры осреднение-
го течения и процесса горения в вихревых горелках использует-
ся ряд идеализаций и упрощений- Возможности такого модели-
рования оказываются ограниченными в связи со следующими
обстоятельства ми:
I. Экспериментальные данные показывают, что турбулент-
ность сильно анизотропна, а все шесть компонент тензора тур-
булентных напряжений и соответствующие компоненты тензора
турбулентной вязкости очень сильно изменяются в простран-
стве. Учет этого факта оказывает решающее влияние на каче-
ство моделирования в зонах воспламенения и стабилизации.
2. Существенное влияние на картину течения оказывает
ПВЯ, но методы, позволяющие описать трехмерные нестацио-
нарные течения, сейчас не разработаны. Поэтому наиболее
успешно моделируются течения с малоинтенсивной прецессией
вихревого ядра (т. е. при S < 1) при горении неперемешанных
топлива и окислителя [18, 27, 43—45, 51, 52, 69, 70].
3. Нельзя игнорировать явление распада вихря, особенно в
горелках малого диаметра (De < 75 мм) с малой нагрузкой.
Как отмечалось выше, при фиксированном параметре закрутки
рециркуляционная зона не образуется, пока число Рейнольдса
не превысит определенного критического значения; далее про-
тяженность рециркуляционной зоны монотонно возрастает,
пока при Re > 105 не достигается автомодельный режим [32,
38, 88, 98]. По этому поводу следует заметить, что при горении
за счет нагрева до высоких температур значительно уменьша-
ется кинематическая вязкость, поэтому автомодельный режим
реализуется только в устройствах большого размера. Диапазон
чисел Рейнольдса, в котором обычно работают вихревые горел-
ки, составляет 2-10’. .. 4-10’, где число Re рассчитано по
диаметру выходного сечения (De ~ 75 мм) и кинематической
вязкости, взятой при максимальной температуре в пламени.
Следовательно, модель, используемая при расчете, должна учи-
тывать влияние числа Рейнольдса на характеристики турбу-
лентности, ее порождение и диссипацию [58]. Несмотря иа ука-
занные осложняющие обстоятельства, как показано ниже в
данной главе и в гл. 6, при моделировании двумерных осесим-
метричных и трехмерных течений можно получать вполне обна-
теживающие результаты.
Наконец, рассмотрим нестационарные потоки с ПВЯ [89].
Нестационарный характер закрученного потока в случае рас-
пада вихря уже давно был обнаружен при исследовании тече-
ний в сиренах, в твердотопливных ракетных двигателях, при
282
Глава 4
исследовании прецессирующих вихрей в выходной части закру-
чивающих устройств и вихревых горелок 113, 18, 27, 32—36,
41—46, 51—53], течений в некоторых больших гидравлических
аппаратах. Однако всего в нескольких работах предпринима-
лись попытки математического моделирования этих явлений:
1. В работе [13] использовался анализ размерностей.
2. В работе [90] с помощью линеаризованных уравнений
Навье — Стокса получено, что частота звукового сигнала, излу-
чаемого сиреной (т. е. частота прецессии вихревого ядра), свя-
зана линейной зависимостью с угловой скоростью ш в ядре,
вращающемся как целое (существование ядра постулирова-
лось).
3. В работе [89] исследованы адиабатические поперечные
волны во вращающейся жидкости, причем распределение
•окружной скорости соответствует распределению в вихре Рэн-
кина.
Рассмотрим результаты последней работы, относящиеся к бе-
гущим поперечным волнам. Анализ показал, что существуют
три типа воли: 1) «быстрые» волны, распространяющиеся в на-
правлении движения жидкости; 2) «быстрые» волны, распро-
страняющиеся навстречу потоку; 3) «медленные» волны, рас-
пространяющиеся вниз по потоку. Термин «медленные» исполь-
зуется здесь, чтобы подчеркнуть, что скорость распространения
волны меньше скорости потока в ядре вихря. Высокочастотные
волны типов 1 и 2 обычно встречаются в системах с большими
скоростями, температурами и давлением, таких, как твердотоп-
ливные ракетные двигатели, где частоты превышают 1 Гц.
Медленные волны типа 3 представляют значительный интерес,
так как их частоты близки к частотам прецессии вихревого
ядра, что позволяет дать некоторое объяснение рассматривае-
мому явлению. Хотя математическое описание волнового дви-
жения (волн первой и второй гармоник) в жидкости с распре-
делением окружной скорости по закону вращения в вихре Рэн-
кина основано иа линеаризованных уравнениях, тем не менее
рассчитанные частоты медленных волн находятся в удовлетво-
рительном соответствии с данными, полученными при экспери-
ментальном исследовании ПВЯ. Вероятно, вышеупомянутый
анализ позволяет найти первоначальное возмущение, которое по-
рождает и определяет дальнейшее поведение ПВЯ. Теоретиче-
ский анализ показывает, что для образования ПВЯ необходи-
мо, чтобы распределение окружной составляющей скорости
было таким, как в вихре Рэнкина, но именно такое распреде-
ление и реализуется во многих закручивающих устройствах и
вихревых горелках прн истечении в канал с внезапным расши-
рением. Авторы работы [89] также показали, что их теоретиче
скис результаты согласуются с результатами исследования
Течения при сильной закрутке потока 283
поля звукового излучения сирены [41], которое представляет
собой первую гармонику, соответствующую полю диполя, вра-
щающемуся в выходном сечении трубы.
Выбросы загрязняющих веществ
Подробные экспериментальные данные о влиянии аэродина-
мических параметров иа образование при горении загрязняю-
щих веществ получены в Объединенном центре технологиче-
ских исследований [59]. В выходном сечении осесимметричной
камеры сгорании измерялись средние по сечению концентрации
оксида азота (NO), диоксида азота (NO2), угарного газа (СО)
н несгоревших углеводородов при значительной вариации ре-
жима работы устройства. Кроме того, получены распределения
концентрации компонент, поля температуры и скорости в каме-
ре для отдельных режимов. Газообразное топливо (природный
газ, метан или пропаи) истекало через круглую трубу, распо-
ложенную соосно с цилиндрической камерой сгорания Длиной-
1,8 м, в которой оио смешивалось с воздухом и сжигалось.
В некоторых опытах в качестве топлива использовался жидкий
пропан. Основные параметры изменялись в широких пределах
суммарное эквивалентное отношение 0,5... 1,3
отношение скорости воздуха к скорости топлива 0.1...40
параметр закрутки воздушного потока 0—0,6
расход воздуха, кг/с 0,09 ... 0,14
температура воздуха, К 730.. 860
давление в камере сгорания. МПа 0,1 ... 0,7
Было обнаружено, что повышение давления и интенсивно-
сти закрутки способствует переходу от кинетического к диффу-
зионному механизму горения, усиливает неоднородность рас-
пределения параметров в результате сильного повышения тем-
пературы в кольцевой области вокруг осн симметрии камеры,
а это в свою очередь ведет к увеличению выхода NO и угле-
водородов Прн стабилизации пламени в системах с большой
величиной отношения потоков количества движения воздуха и
топлива с помощью аэродинамических средств, но без исполь-
зования закрутки и стабилизаторов происходит интенсивное
перемешивание, которое приводит к уменьшению температуры,
снижению выхода NO и углеводородов.
Кольцевая камера сгорания оригинальной конструкции,,
предложенная в исследовательском центре им. Льюиса (NASA)
обладает, как было показано в работе ]91|, хорошими потен-
циальными возможностями по снижению эмиссии оксидов азо-
та NO». Камера состоит из 48, 72 или 120 отдельных трубча
тых камер сгорания (модулей) с закруткой потока, располо-
женных по окружности в два илн три ряда, что позволяет
284
Глава 4
равномерно распределить горение по кольцу. В первоначальном
варианте конструкции (с плосколопаточными завихрителями)
не уделялось специального внимания вопросам распыления
топлива и смешения в отдельном модуле. Впоследствии стало
ясно, что оксиды азота и сажа, образующиеся в малых зонах
реакции, а также несгоревшие углеводороды могут сохранять-
ся в потоке и выбрасываться с выхлопными газами. Поэтому
сейчас больше внимания обращено иа проблемы распыления
топлива и улучшение перемешивания в каждом модуле, к кон-
центрации которого предъявляются специальные требования по
пониженному уровню эмиссии оксидов азота. Результаты ис-
следований показывают, что такая модульная конструкция ка-
меры сгорания обеспечивает существенное снижение уровня
концентрации оксидов азота по сравнению с обычной камерой.
Это снижение связано с уменьшением времени пребывания ча-
стиц в короткой камере сгорания, быстрым перемешиванием
горящих продуктов с воздухом и равномерным распределением
топлива при использовании модульной конструкции камеры.
При работе рассматриваемого устройства с малой нагрузкой
содержание в выбросах угарного газа и несгоревших углеводо-
родов довольно сильно возрастает, но этот эффект частично
можно скомпенсировать за счет радиальной подачи топлива в
один или два ряда модулей.
Образующиеся в процессе горения оксиды азота NO* (глав-
ным образом это оксид азота NO) подразделяют на термиче-
ский NO (получающийся при высокой температуре за счет
окисления азота из подводимого в камеру сгорания воздуха,
что имеет место в основном при использовании газообразных
топлив и жидких нефтепродуктов) и топливный NO (получаю-
щийся из азота, содержащегося в топливе, что обычно имеет
место при использовании жидких нефтепродуктов и угля). Про-
цесс образовании термического NO в устройствах, работающих
на газообразном топливе, уже довольно подробно изучен. Об-
разование NO в зоне за фронтом пламени происходит в соот-
ветствии с расширенной кинетической схемой Зельдовича. В
зоне реакции основное количество NO образуется в виде быст-
рого NO, как полагают, за счет реакций с атомарным кислоро-
дом, обильно выделяющимся при горении углеводородов, и дру-
гих неисследованных реакций углерода с азотом. Механизм
образования топливного NO не исследован, хотя последние ра-
боты показывают, что этот способ образования является основ-
ным источником NO при горении распыленного угля.
Данные о влиянии закрутки на образование загрязняющих
веществ показывают, что для учета воздействия этого фактора
необходимо принимать во внимание конструкцию устройства.
Закрутка сама по себе может повышать, а может и не влиять
Течения при сильной закрутке потока
285
Рис. 4.58. Эймёйденское закручивающее устройство с адаптивными блоками:
а — продольный разрез; б — поперечный разрез внхреобразователя.
на концентрацию оксидов азота NOX. В общем случае увеличе-
ние закрутки приводит: 1) к увеличению количества эжекти-
руемых холодных продуктов сгорания и тем самым к умень-
шению концентрации термического NO; 2) к увеличению
локальной концентрации активного кислорода и тем самым
к увеличению концентрации топливного NO (а возможно, к уве-
личению концентрации и быстрого NO); 3) к повышению интен-
сивности процесса горения, что способствует образованию тер-
мического NO.
Воздействие закрутки на концентрацию быстрого NO мож-
но отнести ко второму пункту вышеприведенной классифика-
ции, т. е. воздействие определяется увеличением концентрации
активного кислорода. Однако это воздействие двоякое. Угле-
водородные радикалы не столько образуют азотсодержащие
соединения, сколько реагируют с кислородом. Такой механизм
реакции существенно влияет на содержание быстрого NO и
приводит к уменьшению его образования [38, 39]. С другой
стороны, азотсодержащие свободные радикалы имеют больше
возможностей реагировать с кислородом, что приводит к уве-
личению образовании быстрого NO. Пока нет данных, позво-
ляющих решить, какой из этих противодействующих процессов
является доминирующим.
В работе [92] показано, что в вихревой горелке эймёйден-
ского типа (рис. 4.58, 4.59), работающей на распыленном угле.
286
Глава 4
Рис. 4.59. Типы факелов и картин течения в эймёйденской горелке.
выбросы NOX могут быть очень значительными (более
700 млн1), причем эмиссия сильно зависит от содержания ак-
тивного кислорода в зоне горения летучих угольных фракций.
Распыленный уголь в различных пропорциях с воздухом пер-
вичного контура вдувался через ряд форсунок, установленных
в горловине горелки. На рис. 4.60, а показана зависимость кон-
центрации NO от параметра закрутки для различных типов
форсунок. При этом обнаружены следующие характерные осо-
бенности:
1. Подача топлива через форсунку типа А приводит к рез-
кому снижению выбросов NO.
2. При использовании форсунки типа Д уровень эмиссии
NO очень высокий и практически не зависит от закрутки.
Рис. 4.60. Влияние параметра закрутки иа концентрацию оксида азота при
горении распыленного угля [92]:
а — влияние типа форсунки, форсунки А, Б, В, Г — с аксиальной подачей топлива
через одно отверстие, Д — с радиальной подачей топлива; скорости истечения нз фор-
сунок: А — 19 м/с. Б — 19 м/с. В —26 м/с. Г — 52 м/с. Д —27 м/с;
б — влияние расхода воздуха в первичном контуре, радиальная форсунка; в — влня«
нн« расхода воздуха в первичном контуре, кольцевая форсунка.
Течения при сильной закрутке потока
287
3. При использовании форсунок типов Б и В концентрация
NO с ростом закрутки сначала растет, а затем падает.
4. При использовании форсунки типа Г наблюдается низ-
кий уровень эмиссии NO, что обусловлено большой величиной
импульса топливной струи, которая пробивает зону обратных
токов, уменьшает ее размер и тем самым уменьшает время пре-
бывания частиц в зоне реакции.
Расход воздуха первичного контура также влияет на эмис-
сию NO (рнс. 4.60,6 и в), особенно при кольцевой подаче топ-
лива. Существенно, что минимум образования NO достигается
при параметре закрутки 5 « 0,9.
45. ПРОМЫШЛЕННЫЕ ТОПКИ И КАМЕРЫ СГОРАНИЯ
С ВИХРЕВЫМИ ГОРЕЛКАМИ; ВЛИЯНИЕ ВИДА ТОПЛИВА
Для сжигания различных видов топлива имеется множество
разнообразных типов промышленных вихревых горелок. Прото-
типом многих промышленных конструкций является эймёйдеи-
ская вихревая горелка ( рис. 4 58). Закручивающее устройство
в этой горелке состоит из набора перемещаемых блоков в виде
пластин с острыми кромками, смонтированных иа двух коль-
цах. При перекрывании блоков образуются проточные каналы,
в которых поток движется в окружном н радиальном направле-
ниях. Проходя через эти каналы, поток разбивается на ряд
струй, которые затем снова сливаются в общий закрученный
поток. За счет поворота задней пластины (В2) по отношению к
передней (В1) можно непрерывно изменять поток момента ко-
личества движения [2, 29] и таким образом варьировать па-
раметр закрутки. Для создания закрутки в промышленных
условиях используется одна из основных конфигураций с фик-
сированным положением лопастей.
В работах (93, 26, 27, 94] исследованы характеристики эй-
мёйдеиских вихревых горелок, используемых для сжигания
различного вида топлив, а также различающихся типом факе-
ла, типом и положением форсунок, углом раскрытия и длиной
выходного диффузора, диапазоном устойчивости н пределами
срыва пламени. В этих горелках реализуются факелы двух ти-
пов: типа I и II (рис. 4.59). В факеле типа II струя топлива,
вытекающая из сопла, расположенного вдоль оси горелки, тор-
мозится в рециркуляционной зоне и резко расширяется, что
приводит к образованию очень короткого факела с большой ин-
тенсивностью процесса горения (при сжигании природного газа
пламя имеет голубой цвет). Такой факел реализуется в боль-
шинстве горелок с рециркуляционными зонами. Факел типа II,
особенно при горении природного газа, обладает низкой свети-
мостью, и, для того чтобы увеличить светимость пламени в це-
288
Глава 4
Рис. 4 61 Промышленная вихревая горелкя для сжигания нефтепродуктов:
1 — коллектор первичного воздуха; 2 — топливная форсунка; 3 — тракт первичного воз-
духа; 4 — тракт вторичного воздуха; 5 — коллектор вторичного воздуха; 6 — составные
части форсунки.
лях нагрева излучением, применяется факел типа I, где высо-
коскоростная газовая струя пробивает рециркуляционную зону
и догорает ниже по потоку, ио при этом в зоне обратных токов
кольцевой формы остается достаточное количество горячих
продуктов сгорания, которые поддерживают горение и стаби-
лизируют пламя.
Горелки с факелом типа II, как, например, рассмотренная в
работе [8], широко распространены на практике и представля-
ют собой устройства, в которых воздух из вихревой камеры,
закрученный с помощью больших тангенциальных направляю-
щих лопаток, истекает совместно с небольшим количеством
первичного закрученного воздуха через горловину и горелоч-
ный камень (диффузор из огнеупорного материала). Подробно-
сти представлены на рис 4 61. Топливо может впрыскиваться
как вдоль оси в выходном сечении горловины, так и через про-
извольное количество форсунок, равномерно расположенных по
периферии горловины. Такой способ используется при сжига-
нии газообразных топлив. Аналогичную конструкцию имеет
люнетовская горелка [95], также предназначенная для сжига-
ния как жидких, так и газообразных топлив.
Течения при сильной закрутке потока
289
В работе [96] обобщены данные об использовании в амери-
канских больших промышленных парогенераторах вихревых
горелок, работающих иа газообразном, жидком и твердом топ-
ливах. Схемы устройств представлены на рис. 4.62а — 4.62в.
Поток вторичного воздуха закручивается одинаковым образом
при использовании любого топлива, но скорость его равна
60 м/с в случае сжигания газа или мазута и 36 м/с при сжи-
гании распыленного угля, воздух предварительно подогрет до
320 °C. В зависимости от вида топлива имеются различия в
способах его подачи:
1) природный газ впрыскивается через ряд форсунок, рас-
положенных по периферии выходного сечения (рис. 4.62а);
2) при впрыске мазута к форсунке присоединяют лопаточ-
ный завихритель, с помощью которого топливо распыляется по
конической поверхности, что способствует стабилизации пламе-
ни (рис. 4.626);
3) распыленный уголь подается с помощью кольцевой фор-
сунки. в качестве носителя угольных частиц используется воз-
дух, расход которого составляет 20 % расхода основного под-
водимого воздуха (рис. 4 62в).
Для обеспечения экономичности воздушного компрессора в
вихревых горелках приходится использовать низкие перепады
давления (менее 2 кПа), в результате чего процесс горения
происходит в низконапорном потоке и становится малоинтен-
Рис. 4.62а. Вихревая горелка для парогенератора, работающая на природ-
ном газе [96].
Параметры горелки: воздух — скорость 61 м/с. температура 316 “С; геэ — скорость рав-
на скорости звука, избыточное давление 103 кПа. впрыск топлива черва систему пе-
риферийных форсунок (как показано на рисунке) или через центральную форсунку
6 цнлнндрнчестой нлн расширяющейся выходной частью.
10 Зак. 434
290
Глава 4
Рис. 4.626. Вихревая горелка для парогенератора, работающая иа нефтепро-
дуктах [96J-
П ара метры горелки, воздух — скорость 61 м/с. температура 316 *С; топливо — мазут
в виде насыщенных паров или с механическим распылением с размером капель 400 мкм.
избыточное давление в магистрали для жидкого топлива от 2,07 до 8,27 МПа. из-
быточное давление в магистрали для насыщенных паров (когда используется такой
способ подачи) от 0,345 до 1.03 МПа. скорость истечении звуковая.
1 — вакрученный поток воздуха; 2 — граница турбулентного факела; 3 —факел; 4 —
топливо, распыленное по конической поверхности; 5 —диффузор или стабилизатор.
енвным. Пламя в этом случае чувствительно к возмущениям в
потоке и пульсациям, возникающим при горении.
Поскольку перепад давления на горелке довольно мал, при
горении нефти и угля в зоне, расположенной вдоль линии, про-
должающей ось горелки, проявляется тенденция к образованию
«горящего облака» или «шара», в котором процесс испарения
топлива протекает быстрее, чем процесс турбулентного смеше-
ния на его границе, и эжектируемый воздух приходит в стехио-
метрическое соотношение с топливом иа некоторой поверхно-
сти, ограничивающей облако. В больших парогенераторах
такая первичная зона горения простирается вдоль оси на рас-
стояние от 1,5 до 5 м Рециркуляция способствует хорошей ста-
билизации пламени, но также может приводить к образованию
большого количества оксида азота. Обычно на расстоянии 1 ...
... 1,5 м поток массы относительно холодного газа, подсасывае-
мого из внутреннего объема установки, превышает поток, посту-
пающий через горелку Поэтому иа суммарные характеристики
процесса горения существенно влияют условия в пространстве,
окружающем горелку. На горелке, если она неправильно спро-
ектирована, вследствие расщепления молекул жидкого и твер-
Речения при сильной закрутке потока
291
дого топлив могут осаждаться углеродистые отложения или
пепел, что приводит к ухудшению ее характеристик.
В двух описанных выше разновидностях вихревых горелок
получается короткий факел пламени, похожий на факел ти-
па II, возникающий в эймёйденской горелке при низких скоро-
стях впрыска газа. Во многих случаях такая ситуация является
вполне удовлетворительной, ио довольно часто в парогене-
раторах и топках для обеспечения высоких скоростей теплооб-
мена полезным оказывается длинный факел с большими скоро-
стями потока. Такой факел получается в вихревой горелке
Шоппе [97], схема которой представлена иа рис. 4.63. Горелка
состоит из завихрителя, за которым расположен длинный диф-
фузор с небольшим углом раскрытия, а выходная часть выпол-
нена конфузорной. Воспламенение происходит внутри горелки,
и затем образуется длинный факел с большими скоростями по-
тока. В работе [97] сообщается, что в некоторых ситуациях та-
кая горелка обеспечивает значительную экономию топлива и
возрастание скорости теплообмена.
Как показано в этой главе, к настоящему времени спроек-
тировано и используется множество различных вариантов вих-
ревых горелок. В типовых промышленных горелках, в которых
используется одна зона для стабилизации пламени, возникают
Рис. 4 62в. Вихревая горелка для парогенератора, работающая иа распылен-
ном угле [96].
Параметры горстки: воздух — скорость 36 М/с. температура 316 ‘С. угольные частицы
размером 60 мкм; смесь первичного воздуха с углем—скорость 24 м/с. температура
77 "С.
I — закрученный поток воздуха; 2—граница турбулентного факела; а —факел. 4—
смесь распыленного угля с воздухом, расход воздуха составляет 20 % общего рас-
хода воздуха в горелке.
10’
292
Глава 4
Рис. 4.63. Вихревая горелка Шоппе с большой скоростью истечения [97]:
1 — управляющий клапан; 2— форсунка для жидкого топлива; 3 —форсунка для га-
зообразного топлива; 4 — лопаточный завихритель; 5 — воздух; 6 — огнеупорная обли-
цовка, 7 — жидкое и газообразное топлива; 8 — факел.
определенные проблемы в связи с обеспечением устойчивости
и снижением выбросов загрязняющих веществ Например, в вы-
шеописанных горелках пределы устойчивости сужаются на по-
рядок при изменении способа подачи топлива с аксиального на
тангенциальный. Экспериментальные исследования закручен-
ных течений [2] показывают, что существенное влияние на по-
ложение рециркуляционной зоны и интенсивность движения в
ней оказывает геометрия выходного сопла. В обычных вихре-
вых горелках энергия турбулентности порождается главным об-
разом вблизи приосевой рециркуляционной зоны тороидальной
формы и используется не наиболее эффективным образом. Бо-
лее эффективно энергию турбулентности можно использовать с
Течения при сильной закрутке потока
293
помощью многосопловой вихревой горелки (рис. 4.64), которая,
как показано в работе [60], является весьма перспективной
для промышленного применения. С помощью подвода закру-
ченного потока через ряд концентрических кольцевых сопел и
простого изменения расходов в соплах можно очень эффектив-
но воздействовать на уровень турбулентности, размеры приосе-
вой рециркуляционной зоны на пределы устойчивости, полу
чать высокие скорости объемного тепловыделения (30 МВт/м5)
при низком уровне эмиссии загрязняющих веществ. В много-
сопловой вихревой горелке использован тот принцип, что в тур-
булентном потоке можно достичь большой скорости объемного
тепловыделения, согласовав распределения концентраций реа-
гирующих веществ таким образом, чтобы область с большой
концентрацией топлива совпадала с областью больших сдвиго-
вых напряжений. Многосопловая вихревая горелка состоит нз
набора соосных диффузорных сопел, смонтированных таким
образом, что кромка меньшего сопла расположена в узком се-
чении сопла большего диаметра. Воздух и топливо подаются
так, чтобы основная масса топлива проходила вблизи стенок
сопел. В этой области большие сдвиговые напряжения порож-
дают высокий уровень турбулентности. В свою очередь сдвиго-
вые напряжения появляются благодаря действию градиентов
скорости в потоке вблизи стенки. За счет подачи реагентов
Рнс 4.64 Схема многосои.ювой вихревой горелки [60]:
J — подача воззуха; 2— запыление; 3 — общий резервуар для сопел № 4. 6. 8.
294
Глава f
Рис. 4.65. Визуализация с помощью
частиц полистирола потока воды в
модели миогосопловой вихревой го-
релки.
через диффузорные сопла с
закруткой появляется возмож-
ность воздействовать на рас-
пределение скорости в погра-
ничном слое в расширяющей-
ся части горелки, получить вы-
сокую интенсивность процесса
горения в области, сосредото-
ченной внутри расширяющейся
части, широкие пределы устой-
чивости и низкий уровень эмис-
сии загрязняющих веществ
[98]. Более того, можно либо
полностью устранить прецес-
сию вихревого ядра, либо по
крайней мере понизить ее ин-
тенсивность. В этом случае
изменяется частота прецессии
вихревого ядра и уменьшается
склонность к развитию неус-
тойчивых колебаний в топоч-
но-горелочной установке. Из-
мерения уровня эмиссии окси-
дов NOX в многосопловой вих-
ревой
горелке при условиях
чередования подачи топлива и воз-
духа в последовательности сопел и при условиях нечередую-
щейся подачи компонент [99] показали, что уровень эмиссии
оксидов NOX можно уменьшить в два-три раза за счет соответ-
ствующего распределения топлива и воздуха, сохраняя при
этом высокую интенсивность горения и высокую полноту сго-
рания.
На рис. 4.65 приведена типичная картина течения в про-
дольном сечеиии за многосопловой вихревой горелкой, получен-
ная визуализацией потока с помощью частиц полистирола,
освещенных направленным плоским световым пучком большой
интенсивности. Картина течения в закрученном потоке действи-
тельно очень сложная. Длина черточек дает представление об
относительной величине скорости течения в различных точках.
С помощью этой картины можно ясно увидеть процесс расшн
рения струи, наличие областей с высокой интенсивностью тур
булентности и зон рециркуляции.
Любые методы визуализации позволяют получить картину
течения с определенной долей количественной информации.
В прикладных науках и в экспериментальной физике широко
используются различные способы визуализации. Во всех таких
методах в поток вносится чужеродный материал (твердые ча
Течения при сильной закрутке потока
295
стицы, краска или дым), который распространяется в направ-
лении среднего течения, а заключение о характере течения
делается, исходя нз наблюдения движения этих частиц либо не-
посредственно, либо с помощью источника направленного высо-
коинтенсивного светового пучка. Преимущество моделей, ра
ботающих на воде, состоит в том что в них легко смоделиро-
вать поток с тем же числом Рейнольдса, что и в натурном
устройстве, поскольку кинематическая вязкость горячих газов
в горелках в 200 раз больше, чем в холодной воде. Поэтому в
модели размером 1/20, работающей на воде, требуется создать
поток со скоростью, равной всего 1/10 скорости в реальной го-
речке, и тем самым можно уменьшить влияние пограничного
слоя.
Многосопловая вихревая горелка привлекает внимание воз-
можностями использования в камерах сгорания газовых турбин
и магннтогидродинамических (МГД) генераторов. В газовых
турбинах кольцевые сопла можно сделать телескопически пе-
ремещаемыми с тем чтобы камера сгорания могла работать
прн вариациях расхода топлива. Для того чтобы обеспечить до-
статочно высокую электрическую проводимость плазмы в
МГД-генераторах, в камерах сгорания необходимо получать
температуры, близкие к 2800 К, даже при использовании ча-
стиц с низким потенциалом ионизации. Поэтому большинство
камер сгорания, работающих на угле, спроектировано как цик-
лоны. В этих системах смесь угля и части воздуха, необходи-
мого для горения, подается в цилиндрическую камеру сгорания
аксиально или тангенциально через несколько отверстий, а
остальная часть воздуха подогревается до высокой температу-
ры и подается с большой скоростью (до 200 м/с) через спе-
циальные блоки тангенциальной подачи. Цилиндрическая ка-
мера сгорания закрыта охлаждающими трубами, которые в це-
лях уменьшения тепловых потерь покрыты со стороны камеры
огнеупорным материалом. Закрученный поток перемещает
крупные частицы к стенкам циклона, где они попадают в слой
расплавленного шлака и выгорают, а шлак при этом ожи-
жается.
Последняя тенденция в проектировании камер сгорания со-
стоит в отказе от конструкции камеры с ожиженным слоем и
одноступенчатой подачей компонент в пользу двухступенчатой
подачи Преимущество камер с двухступенчатой подачей состо-
ит в том, что в первой ступени удается поддержать температу-
ру иа относительно низком уровне (порядка 1700 К), что до-
статочно для обеспечения значения вязкости шлака 15 Па-с,
а таким способом можно в значительной мере избежать испа-
рения щелочных металлов и кремнийорганических соединений,
содержащихся в продуктах сгорания угля. В этих условиях в
296
Глава 4
Рнс. 4.66. Схема модели двухступен-
чатой камеры сгорания МГД-генера-
тора с сильной закруткой потока
[100]:
/ — тангенциальная подача в первую сту-
пень: 2 — аксиальная подача в первую
Ступень; 3 — щели для тангенциальной
Подачи; 4— закручивающее устройство
Первой ступени; 5 — три независимых ря-
да лопаток, закручивающих поток во вто-
рой ступени (по 48 лопаток в каждом
кольце); 6 — циклонная камера сгорания
второй ступени с многосопловой горелкой;
7 —выходное устройство; 8 — выход из
камеры сгорания и вход в МГД-генера-
тор; 9 — патрубки подачи воздуха во вто-
рую ступень (по 8 не каждое кольцо);
— циклонная камера сгорания первой
ступени.
тором.
Схема многосопловой вихревой горелки для камеры сгора-
ния МГД-генератора показана на рис. 4.66. В этом устройстве
имеется также камера сгорания первой ступени (100, 101] Газ
полностью сгорает в камере сгорания второй ступени и повора-
чивается на 90° в выходном радиальном канале.
Основные преимущества такого устройства следующие:
1. Многосопловая конструкция позволяет изменять распре-
деление окружной составляющей скорости по радиусу камеры
сгорания, что в свою очередь можно использовать для измене-
ния турбулентного напряжения в областях между отдельными
концентрическими закручивающими устройствами. Высокую
интенсивность турбулентности в потоке можно использовать
первой ступени, где подается
всего 50 % необходимого для
горения воздуха, происходит
газификация топлива, а за-
тем во второй ступени газ сжи-
гается с кислородом или с
остальной частью сильно по-
догретого воздуха. Такая ор-
ганизация процесса позволяет
также экономить ионизируе-
мые частицы, частицы вводят-
ся в камеру сгорания второй
ступени н не теряются в про-
цессе сжижения шлаков. В ли-
нейных МГД-генераторах зна-
чительный интерес представ-
ляет возможность ликвидации
закрутки потока в камере сго-
рания второй ступени; газ в
первой ступени сильно закру-
чен, и, подавая воздух во вто-
рую ступень с противополож-
ным направлением вращения,
удается устранить закрутку
газового потока перед вхо-
дом в канал МГД-генератора.
В дисковых генераторах не
требуется ликвидировать за-
крутку с помощью второй сту-
пени, напротив, большая сте-
пень закрутки потока на вхо-
де в дисковый МГД-генератор
является благоприятным фак-
Течения пои сильной закрутке потока
297
для достижения высоких скоростей объемного тепловыделения
в камере сгорания.
2. Высокая скорость объемного тепловыделения позволяет
минимизировать тепловые потери на охлаждающей поверхно-
сти и, следовательно, достичь температуры, близкой к адиаба-
тической температуре пламени.
3. Высокая интенсивность смешения в камере сгорания слу-
жит средством получения равномерного распределения ионизи-
руемых частиц и способствует их быстрому испарению.
4. Конструкция позволяет расположить элементы, к точно-
сти изготовления которых предъявляются повышенные требо-
Рис. 4.67. Парогенератор с вихревой горелкой и рециркуляционной камерой
сгорания с повышенной теплоиапряжеиностью и пониженной эмиссией загряз-
няющих веществ [102]:
а — продольный и поперечный разрезы парогенератора; на чертеже продольного раз-
реза показана камера сгорания; на чертеже поперечного разреза показан водяной
тракт:
1 — вихревая горелка с большой интенсивностью закрутки потока; 2 — коническая
входная секция камеры сгорания; 3 — модули тептообменной секции; 4 — хвостовая
секция камеры сгорания; 5 —сопла; 6—каналы теплообменника; 7 — щели для вто-
ричной подачи продуктов сгорания; 8 — охлаждаемое водой внутреннее кольцо; 9—
радиальные перепускные каналы; 10 — подвод холодной воды; II — отвод горячей
воды.
б — поперечный разрез; показано устройство каналов теплообменника: I — камера
сгорания; 2 — распределительные каналы; 3— сопла; 4 — спиральный канал; 5 — вы-
хлоп продуктов сгорания; 6 --вторичные течения.
• — схема вихревой горелки с бочылой интенсивностью закрутки потока: / — коллектор
продуктов сгорания; 2 — камера смешения; 3— насос; 4—закручивающее устройство-
5 — камера сгорания; 6— форсунка для впрыска жидкого топлива; 7 — сопло для
подмешивания воздуха в топливо; 8 — диффузор на выходе из закручивающего устрой-
ства.
298
Глава 4
— - холодный воздух
* -а горячий воздух
-ч 1 уголь
' — распыленный уголь
• жидкое топливо
Рис. 4.68а. Топочно-горелочное устройство для сжигания низкокалорийного
угля;
/ — бункер с углем; 2 — транспортер; 3 — угольная мельница; 4— насос; 5 — подогре-
ватель; 6— топка, 7 — канал для подачи первичного воздуха и угля; 8— канал для
подачи вторичного воздуха; 9. 10 — завихрители потока вторичного воздуха; // —
завихри 1ель потока первичного воздуха [107]; 12— горелочный камень (диффузор нз
огнеупора).
вания, например лопатки завихрителя, вне зон высокой темпе-
ратуры в чистом потоке предварительно подогретого воздуха.
5. При поступлении сильно закрученного в камере сгорания
газа в дисковый МГД генератор через выходной радиальный
канал можно избежать отрыва пограничного слоя. В то же вре-
мя степень закрутки иа входе в генератор остается высокой.
В работе [102] приведено подробное описание парогенера-
тора с вихревой горелкой (рис. 4.67) с тепловой мощностью до
1 МВт, в которой используется рециркуляция продуктов сгора-
ния. Эта система спроектирована по модульному принципу; в
ней используется герметичная камера сгорания с большой теп-
Течения при сильной закрутке потока
299
лонапряженностью (более 2,3 МВт/м3), сильной закруткой по-
тока и рециркуляцией продуктов сгорания. Система позволяет
работать с легкими нефтяными фракциями или природным га-
зом при очень малых степенях избытка воздуха (менее 10 %)
и позволяет организовать горение без выделений сажи с суще-
ственно сниженным уровнем эмиссии СО, термических оксидов
азота, иесгоревших углеводородов; кроме того, по сравнению
с обычными парогенераторами значительно меньше уровень
шума Вполне возможно, что тип конструкции, предложенной в
работе [102], будет повторен и улучшен другими проектиров-
щиками и изготовителями
В работе 1103] описана вихревая горелка, предназначенная
для сжигания влажного угля с низкой удельной теплотой сго-
рания (от 0,86 до 1,1 МДж/кг), подаваемого непосредственно
с угольной мельницы совместно с большим количеством возду-
ха Полная схема устройства представлена на рис. 4.68а. В ра-
боте показано, что для воспламенения угля с низкой теплотвор-
ной способностью требуется, чтобы интенсивность массообмена
с горячим газом в рециркуляционной зоне была значительно
меньше, чем в случае сжигания угля с высокой теплотой сгора-
ния Поэтому в горелке имеется возможность регулировать в
широких пределах уровень массообмена между зоной воспла-
менения и рециркуляционной зоной, что обеспечивается закрут-
кой как вторичного воздуха, так и смеси угольной пыли
Рис. 4.686. Схема течения за вихревой горелкой для сжигания низкокалорий-
ного угля:
— завихритель потока первичного воздуха с углем; 2— завихритель потока вторич-
ного воздуха. 3 — внутренняя рециркуляционная эона; 4 — внешняя рециркуляционная
зона; 5 — распределение продольной скорости в сечении А—А; 6 — распределение ра-
диальной скорости в сечении А—А; 7 — линия нулевых значений продольной скоро-
сти; в — граница рециркуляционной зоны.
зоо
Глава 4
с первичным воздухом. При сжигании угля с высокой теплотой
сгорания оптимальные условия горения достигаются прн большем
значении параметра закрутки (S xt 0,65) и большем импульсе
потока вторичного воздуха, в то время как при сжигании угля
с низкой теплотой сгорания оптимальные условия горения по-
лучаются при меньших значениях параметра закрутки (5 «а
~ 0,45) и равных импульсах потоков вторичного и первичного
воздуха. К преимуществам таких систем относится также воз-
можность избежать появления возмущений в виде прецессии
вихревого ядра и соответственно избежать неустойчивости и
больших потерь полного давления [104]
В последнее время уделялось значительное внимание вопро-
сам сжигания газообразного топлива с низкой теплотой сгора-
ния [69, 73]. Такие топлива можно разделить на две ка-
тегории: 1) топлива с теплотой сгорания, превышающей
3,5 МДж/м3; 2) топлива с теплотой сгорания, меньшей
3,5 МДж/м3 Сорт газообразного топлива, по-видимому, ие
оказывает существенного влияния на устойчивость пламени, а
величина теплоты сгорания имеет опредетяющее значение.
Топлива с теплотой сгорания, превышающей 3,5 МДж/м3,
можно сжигать, применяя незначительные модификации, поз-
воляющие вовлекать в процесс большее количество газа в
большинстве существующих типов горелок, например в горел-
ках эймёйдеиского типа [72, 73] Так, в работе [72] применя-
лась модифицированная эймёйденская горелка, в которой низ-
кокалорийный газ (с теплотой сгорания 4,6 МДж/м3) пода-
вался обычным образом в радиальном направлении за горлови-
ной горелки, но через форсунку сильно увеличенных размеров;
при этом параметр закрутки был равен 0,8 Аналогичные ре-
Рнс. 4.69. Схема топочно-горелочного устройства для сжигания низкокалорий-
ных отбросных газов [68].
Параметры устройства: расход отбросных газов приблизитетьно равен 1.9 кг/с; расход
воздуха приблизительно равен 0.92 кг/с; потери полного давления меньше 2,0 кПа;
размеры: Ос — 1220 мм. Dg= 610 . . . 762 им. — 357 . . 610 мм, L = 3200 мм. / —
тангенциальная подача отбросных газов и воздуха; 2 — аксиальная подача отбросных
газов и воздуха; 3 — запальная горелка, работающая на природном газе; 4 — огне-
упорная облицовка; 5 — лицевая стенка камеры сгорания.
Течения при сильной закрутке потока
301
Рнс. 4.70. Вихревые горелки для совместного сжигания отбросных газов са-
жевого производства и природного газа [68, 71]:
а — первый вариант вихревой горелки:
/ — управляющий клапан; 2 — природный газ; 3 — воздух; 4 — отбросный газ и воздух.
б — модифицированный вариант вихревой горелки:
/ — природный газ; 2 — воздух, параметр закрутки потока 0.2 < S < 0.4; 3 — отбросный
газ и воздух с переменным параметром закрутки потока; 4 —основная горелка для
сжигания отбросного газа; 5 — форсунка для подачи природного газа, суммарная
площадь отверстий эквивалентна площади круга с диаметром 76 мм.
зультаты получены в работе [73]. В зависимости от состава
газа и скорости перемешивания возможна подача газа с за-
круткой через вторичный контур, а воздуха — через форсунку
(при условии, что объем воздуха меньше объема газообразного
топлива).
При сжигании топлив с теплотой сгорания, меньшей
3,5 МДж/м3, необходимо обеспечить хорошую теплоизоляцию
302
Глава 4
системы, с тем чтобы гарантировать стабилизацию пламени
как за счет рециркуляции, так и за счет прогрева тепловым
излучением, отраженным от теплоизолированных стенок каме-
ры сгорания [69, 71]. Используя такой метод, оказалось воз-
можным [69—71] сжигать отбросные газы сажевого производ-
ства с теплотой сгорания 1 49 МДж/м3 (схема топки пред-
ставлена на рис. 4.69). В целях повышения экономичности
следует использовать вихревую горелку как можно больших
размеров (чтобы перепад давлений был минимален), и,следова-
тельно, требуется сделать как можно меньшим отношение
Л//Л/, В работе [69] при значении А^/Аь = 4 перепад дав-
лений составил 2 кПа, параметр закрутки -S = 1. Как отмеча-
лось выше, на устойчивость пламени основное влияние оказы-
вает величина теплоты сгорания, а сорт топлива имеет второ-
степенное значение. Это положение иллюстрируют данные
работы [69] в которой показано, что аналогичное протекание
процесса горения и аналогичные распределения температур по-
лучаются как при сжигании отбросных газов сажевого произ-
водства, так н при сжигании природного газа, разбавленного
значительным количеством воздуха до тех же значений тепло-
ты сгорания.
В системах по сжиганию газовых отходов, изображенных
на рис. 4 70, использован описанный выше принцип стабилиза-
ции пламени в топочно-горелочном устройстве [69, 71]. Эти си-
стемы были использованы на заводах по производству сажи в
сушильных аппаратах взамен горелок, работающих на природ-
ном газе. Дополнительное сжигание некоторого количества
природного газа необходимо здесь, чтобы компенсировать коле-
бания состава газовых отходов и обеспечить постоянный поток
тепл в на выходе. В этой горелке можно сжигать газовые отхо-
ды с калорийностью, меньшей 1,8 МДж/м3, поскольку при
этом факел пламени не выходит за пределы горелки. В других
описанных выше системах зона горения целиком сосредоточе-
на внутри топки.
4.6. РАСЧЕТ СИЛЬНОЗАКРУЧЕННЫХ СТРУЙ
Расчет сильнозакрученных свободных струй и струй в огра-
ниченном пространстве, распространяющихся из лопаточных
завихрителей и закручивающих устройств с тангенциальным
подводом, приводится в переменных ф— ы или р— и — v
[105—106]. Задача является эллиптической, и потому требует-
ся применение релаксационных методов. Последующее изложе-
ние и примеры расчетов носят иллюстративный характер и
призваны продемонстрировать современный уровень развития
Течения при сильной эакрутке потока
303
методов расчета таких течений без химических реакций. (По-
следнее ограничение будет снято в разд. 4.7 )
Сначала рассмотрим сильнозакрученную струю в ограни-
ченном пространстве, исследованную в работе [107]. Поток в
кольцевом канале с внешним диаметром d и внутренним </л
проходит через лопатки завихрителя, которые отклоняют его
на угол <р от оси и создают составляющую скорости w с равно-
мерным профилем, а затем выходит в длинную камеру с вне-
запным расширением, имеющую квадратное сечение с диамет-
ром вписанного круга D В эксперименте диаметр d = 0,l м,
d„ = 0,3, D = 2,6d а осевая скорость равна 12 м/с. Определи
лось влияние угла установки лопаток завихрителя <[ на длину
приосевой рециркуляционной зоны (равной расстоянию между
двумя точками торможения) и на расстояние до точки попада
ния струи на стенку камеры (равному длине угловой рецир-
куляционной зоны). При математическом моделировании это-
го течения в работе [105] считалось, что канал осесимметрич-
ный с диаметром D и длиной L — Id, а на выходе из него
происходит осевое истечение в свободное затопленное простран-
ство. В программе расчета, с помощью которой решались эл-
липтические уравнения для переменных ф, ы/r, rw, использова-
на простая формула для коэффициента турбулентной вязкости
[Ю8]
И — К (D7p m [ио + ад]/£)1/3.
которая при /< = 0,012 дает удовлетворительное значение р в
струйных течениях без закрутки и которая в данном случае
обеспечивает удовлетворительное обобщение на случай с за-
круткой.
На рис. 4.71 и 4.72 показаны расчетные и эксперименталь-
ные зависимости длины прносевой рециркуляционной зоны п
расстояния до точки натекания струи на стенку камеры от угла
установки лопаток завихрителя <р. Видно, что в расчете с ро-
стом <р длина приосевой рециркуляционной зоны монотонно
возрастает, в то время как в эксперименте обнаруживается
скачкообразное поведение зависимости. Такое же замечание
относится и к расстоянию до точки натекания. Общая законо-
мерность здесь такова, что с ростом интенсивности закрутки и
скорости расширения струи образуется приосевая рециркуля-
ционная зона, а дальнейшее усиление закрутки увеличивает ее
длину и ширину. В целом соответствие расчета с эксперимен-
тальными данными (длиной приосевой рециркуляционной зо-
ны; расстоянием до точки натекания на стенку; темпом умень-
шения осевой скорости) является обнадеживающим, особенно
если учесть, что в расчетах используется простая модель тур-
булентности и допущение об осесимметричностн течения,
304
Глава 4
Рнс. 4.71. Влияние угла уста-
новки лопаток завихрителя <р
на длину z приосевой рецирку-
ляционной зоны тороидальной
формы [105].
Рис. 4.72. Влияние угла уста-
новки лопаток завихрителя на
расстояние до точки натекания
струи на стенку камеры (длина
угловой рециркуляционной зо-
ны) [105].
а эксперимент не вполне достоверен в связи с трудностями из-
мерений при малых скоростях.
Рассмотрим также сильиозакрученные свободные струи, ис-
следованные в работах [2, 10, 21]. Закручивающее устройство
с аксиально-тангенциальным подводом позволяет получить силь-
нозакрученный поток, в котором, однако, с ростом параметра
S увеличивается пик в распределении составляющих скоростей
и и w вблизи кромки сопла. С ростом 5 распределение w все
меньше соответствует распределению окружной скорости в по-
токе, вращающемся как целое; профиль и при этом показывает,
что основная масса газа истекает вблизи наружной кромки. Та-
кой поток, истекающий в свободное воздушное пространство,
был экспериментально исследован в работе [21]. В закручива-
ющем устройстве с диаметром выхода d = 0,254 м имелось цен-
тральное тело диаметром dh = 0.24J. Среднее значение про-
Течения при сильной закрутке потока
305
дольной составляющей скорости в выходном сечении Щр, о =
= 10 м/с. Исследовано влияние интенсивности закрутки иа
размер и форму рециркуляционной зоны и на закономерности
затухания продольной и окружной скоростей. Расчет такого те-
чения можно провести с помощью программы решения двумер-
ных эллиптических уравнений в переменных завихренность —
функция тока [105] с простой, аналогичной приведенной выше
формулой для турбулентной вязкости, задавая средние значения
скоростей на выходе из закручивающего устройства по экспери-
ментальным данным.
Качественно расчетные линии тока и рециркуляционная
зона в струе с параметром закрутки S = 1,57 соответствуют экс-
периментальным, полученным в [21], но расчетная зона не-
сколько шире и короче. Уменьшение р или увеличение о,е поз-
воляет скорректировать погрешность, но при этом ухудшается
согласование с экспериментом закономерности затухания со-
ставляющей скорости w. Рассчитанные без всяких поправок
длина рециркуляционной зоны и затухание скорости, представ-
ленные на рис. 4.73 и 4.74, хорошо согласуются с эксперимен-
тальными данными. В отличие от предыдущего случая, т. е.
струи в ограниченном пространстве, в расчетах и эксперимен-
тах обнаруживается монотонное возрастание длины рециркуля-
ционной зоны с увеличением S. С ростом интенсивности за-
крутки уменьшение максимальных значений скоростей и и w
по отношению к начальному максимальному значению в пике
распределения оказывается более значительным, чем по отно-
шению к начальному средпемассовому значению; например,
Рис. 4.73. Влияние параметра закрутки иа длину рециркуляционной зоны
[105]
306
Глава 4
Рис. 4.74. Зависимость максимальных значений продольной и окружной ско-
ростей в сечении x/d = 6 от параметра закрутки [105].
уменьшение отношения ит/иСр,о происходит медленнее, чем от-
ношения ит/ит0.
В последнее время для расчета аналогичных течений ис-
пользуются естественные переменные. Расчетная система соот-
ношений включает уравнения для р, и, v, w, kT, е (имеется до-
полнительное усложнение, связанное с использованием k, — е-
модели турбулентности) [106]. И опять-таки результаты расче-
та хорошо согласуются с экспериментом. На рис. 4.75 показано,
что имеется хорошее соответствие расчетного и эксперимен-
тального значений максимума скорости в сечении x/d = 2. При
больших значениях параметра закрутки уменьшение макси-
мальных значений обеих составляющих скорости по отношению
к своему начальному значению в пике распределения более
значительное, чем по отношению к осредненной скорости на
Рис. 4.75. Зависимость максимальных значений продольной и окружной ско-
ростей в сечении x/d = 2от параметра закрутки [106].
Течения при сильной закрутке потока
307
выходе. Однако и в последнем случае эффект уменьшения ско-
рости также имеет место, будучи связанным с расширением и
торможением струи при возрастающей роли радиального и про-
дольного градиентов давлений.
Из за наличия центрального тела всегда существует по
крайней мере небольшая приосевая рециркуляционная зона.
Длина зоны с увеличением параметра закрутки монотонно воз-
растает, что сопровождается увеличением продольного гради-
ента давления. Эта общая закономерность, установленная ра-
нее в работе [11]. может быть получена с помощью рассматри
ваемого метода расчета. В качестве примера на рис. 4.76 пред-
ставлены рассчитанные линии тока и рециркуляционная зона
в свободной кольцевой струе, распространяющейся из закручи-
вающего устройства с аксиально-тангенциальным подводом,
параметр закрутки S= 1,5 Эта картина течения очень похожа
на соответствующую экспериментальную (см рис. 1.9).
Закрученная струя в ограниченном пространстве, представ-
ляющем собой топку осесимметричной конфигурации, была
рассчитана в работе [109] с помощью программы решения
уравнений в естественных переменных с использованием усо-
вершенствованных моделей турбулентности и горения. Резуль-
таты расчетов течений без химических реакций обсуждаются в
данном разделе, с учетом химических реакций — в следующем
разделе На рис. 4.77 и 4.78 с экспериментальными данными
[61] сопоставлены рассчитанные профили продольной скорости
в различных сечениях (D,— диаметр топки) соответственно
Рис. 4.76. Результаты расчета линий тока в свободной кольцевой струе за
закручивающим устройством с аксиальио-таигеицнальиым подводом, S — 1,5
£106]. Штриховой линией обозначена граница зоны обратных токов.
308
Глава 4
Рис. 4.77. Профили продольной скоро-
сти в иезакрученном изотермическом
потоке [109].
Рис. 4.78. Профили продольной скоро-
сти в закрученном (S = 0,52) изо-
термическом потоке [109].
для S = 0 и 0,52. В обоих случаях центральной струи нет. Рас-
четные данные очень хорошо согласуются с экспериментальны-
ми и удовлетворяют инженерным запросам. Менее удовлетво-
рительное согласование данных в случае с закруткой частично
связано с тем, что в двухпараметрической kT — е-модели ис-
пользуется предположение об изотропии турбулентности. Неко-
торые эффекты закрутки видны непосредственно: рециркуляци-
онная зона вблизи сопла, максимум скорости, смещенный от
оси, и более интенсивное его вырождение ниже по течению. Со-
ответствующие распределения кинетической энергии турбулент-
ности показаны на рнс. 4.79. Эти данные свидетельствуют, что
уровень кинетической энергии турбулентности в начальной
зоне в потоке с закруткой намного выше (примерно в три ра-
за), чем в иезакрученном потоке, а профиль энергии в ради-
альном направлении шире. Однако вырождение турбулентно-
сти вниз по потоку также происходит быстрее, вновь указывая,
что представляющая интерес часть поля течения шире и короче
при наличии закрутки Данные о вырождении окружной скоро-
сти представлены на рис. 4.80. Следует отметить, что все экс-
периментальные данные, использованные для сопоставления на
рис. 4.77— 4.80, являются наиболее полными доступными дан-
ными, полученными с помощью лазерного доплеровского изме-
рителя скорости для стесненных закрученных потоков с горе-
нием и без горения. Результаты получены в Имперском кол-
ледже в Лондоне и на промышленных топочных установках в
Харуэлле. В качестве примера на рис. 4.81 показаны изотахи
Течения при сильной закрутке потока
309-
в двух случаях, соответству-
ющих изотермическому по-
току и потоку с горением.
Каждый ряд экспериментов
выполнен при двух уровнях
закрутки; измерения про-
ведены в осесимметричной
топке, где в качестве горю-
чего используется смесь
воздуха и природного газа.
Измерения на границе и в
поле течения трех осред-
ненных по времени состав-
ляющих скорости и соответ-
ствующих интенсивностей
пульсаций скорости предна-
значались для оценки мето-
дики расчета турбулентного
течения, и потому, несо-
мненно, потребовалась боль-
шая детальность и точность
измерений, чем в анало-
гичных исследованиях, вы-
полненных на топочных
установках в Дельфте,
Эймёйдене и Карлсруэ.
В частности, результаты
экспериментов показывают,
что области рециркуляции
в потоке с горением су-
щественно отличаются от
соответствующих зон в
инертном потоке. Обнару-
жено, что поле турбулент-
ных пульсаций сильно ани-
зотропно во всем потоке.
При горении интеграл от
пульсаций скорости, взятый
по всему полю течения, зна-
чительно больше, чем в
инертном потоке, что в опре-
деленном смысле подтверж-
дает гипотезу о генерации
Рис. 4.79- Профили кинетической энергии
турбулентности в изотермическом потоке
[109|:
a—S=0; б-S —0,52.
турбулентности при наличии пла-
мени.
В работе [ИО] сообщается о результатах эксперименталь-
ного и теоретического исследования осесимметричного течения.
310
Глава 4
Рис. 4.80 Профили окружной скорости в
закрученном (S = 0,52) изотермическом
потоке [109].
сти на входе в камеру и степени
аналогичного течению в ка-
мере сгорания газовой тур-
бины. Закрученный нереаги-
рующий поток поступал в
большую камеру с внезап-
ным нлн плавным расшире-
нием. Поток закручивался,
проходя через лопаточный
завихритель с углом уста-
новки лопаток ф, при-
близительно равным
arctg(wzn/uin), торцевая
стенка могла иметь наклон
к направлению потока. Ос-
новной интерес при изуче-
нии течений этого типа
представляет влияние угла
наклона торцевой стенки а
(а = 90°, 70°, 45°), степени
закрутки (ф = 0° ... 70°),
интенсивности турбулентно-
диффузорности D/d на рас-
пределение средней скорости, характеристики турбулентности н
параметры рециркуляционных зон. Экспериментальные исследо-
вания включали визуализацию потока с помощью дыма и нейт-
рально плавучих, наполненных гелием мыльных пузырьков,
Рис. 4.81. Экспериментальные нзотахи в закрученном (S « 0,52) и незакру-
ченном потоках (109] -.
< — нзсиермическмА поток; б—поток с горением.
Течения при сильной закрутке потока
311
измерения насадком полного давления и одно- и двухнитяным
датчиком термоанемометра. В дополнение к эксперименту (по
методике работы [111] проводились численные расчеты пото-
ка с использованием естественных переменных, обычной двух-
параметрической kr—е-модели турбулентности, ступенчатой
аппроксимации границ расширяющегося потока и дополнитель-
ной эмпирической информации о закрутке.
Возможности изложенного метода расчета рассматриваются
здесь на примере течения без горения. На рис. 4.82 представ-
лены рассчитанные н построенные с помощью ЭВМ линии то-
ка, которые позволяют проектировщику камеры сгорания оце-
нить ожидаемое изменение картины течения в камере сгорания
с внезапным расширением при увеличении угла установки ло-
паток завихрителя от 0° до 70°. Знание структуры рецирку-
ляционной зоны важно для проектировщиков, поскольку вбли-
зи таких зон в основном и происходит горение и достигаются
наиболее высокие температуры. В незакрученном потоке, кар-
тина течения для которого представлена на рис. 4.82, о, имеется
Рис. 4.82. Расчетные линии тока при изотермическом течении в камере с вне-
запным расширением для разных значений интенсивности закрутки [110].
в—угол установки лопаток завихрителя <р—0°; б—ф—45°; в—ф—70°.
312
Глава 4
Рнс. <83. Разделительные линии тока
в камере с внезапным расширением
при вариации параметра закрутки,
эксперимент f 1101:
а—>го । установи 1 лопа-ок завихр пеля
«ф=0с; б—ф=45с; в—ф-=70°; / — вихревое ядро.
большая угловая рециркуляци-
онная зона. При закрутке по-
тока появляется приосевая ре-
циркуляционная зона и одно-
временно уменьшаются разме-
ры угловой зоны, что видно из
рис. 4.82,6, где представлен
случай закрученного течения с
углом установки лопаток за-
вихрителя <р = 45°. Дальней-
шее увеличение угла установ-
ки лопаток завихрителя при-
водит к увеличению приосевой
рециркуляционной зоны. Соот-
ветственно протяженность уг-
ловой зоны в осевом направ-
лении уменьшается с ростом <р,
и при <р = 70° она полностью
исчезает. Проектировщик ка-
меры сгорания может получить
дополнительную информацию,
анализируя серию расчетов
линий тока в изотермическом
потоке в камере с внезапным
расширением, полученных в
работе [132]. Эти картины
течения представлены на
рис. 4.101. В отличие от рассмотренной выше ситуации в работе
[132] рассчитано течение при наличии втулки и поджатия
в выходном сечении.
Общая характеристика структуры течения, эксперименталь-
но полученная в работе [ПО] на основании обработки много-
численных данных по визуализации, представлена на рис. 4.83.
Изображены разделительные линии тока, определенные по
средней скорости в потоке за завихрителем с углами установки
лопаток от 0° до 70°. Визуализация с помощью струек дыма
использовалась вблизи входа, в то время как для определения
формы и размеров рециркуляционных зон применялись пузырь-
ки и пена. При визуализации потока с помощью пузырьков
обнаружено ПВЯ, которое расположено ниже по потоку от при-
осевой рециркуляционной зоны. Несколько типичных фотогра-
фий потока, визуализировавшегося с помощью мыльных пу-
зырьков, наполненных гелием, представлено на рис. 4.84. Экс-
перимент проведен в камере с внезапным расширением; угол
установки лопаток завихрителя изменялся от 0° до 70°. На
рис. 4.84,а приведена фотография незакрученного потока, ви-
Течения при сильной закрутке потока 313
а
Рис. 4.84. Визуализация с помощью мыльных пузырьков, наполненных ге-
лием, закрученных потоков в камере с внезапным расширением [ПО]:
а—угол установки лопаток завихрителя ф—0°; б—ф=45с; в—ф=73°.
дно большое число отдельных траекторий. Такого типа снимки
можно использовать для того, чтобы отличить области с повы-
шенной турбулизацией потока от областей равномерного тече-
ния (например, вблизи оси камеры), в которых траектории
гладкие и прямые. Кроме того, с помощью этого фотоснимка
можно оценить форму угловой рециркуляционной зоны. Отме-
314 Течения при сильной закрутке потока
тим, что при аналогичных условиях эксперимента в работе
[НО] получено и множество других фотографий. В данной ка-
мере точка торможения осредненного течения, определяющая
конец рециркуляционной зоны, расположена, по-видимому, на
расстоянии около двух диаметров камеры (восемь высот усту-
па) от сечения внезапного расширения. Сопоставление с дан-
ными на рис. 4.82 показывает, что имеется хорошее соответст-
вие расчета и эксперимента. Фотография на рнс. 4.84, б, кото-
рая относится к закрученному потоку с углом установки лопа
ток завихрителя <р =45°, очень информативна. На расстоянии
от входа в камеру, равном 1.5D, повышается концентрация пу-
зырьков у оси что, очевидно, соответствует задней точке тор-
можения приосевой ЦТВЗ. Также можно увидеть относительно
короткую угловую рециркуляционную зону. На рис. 4.84, в
приосевая рециркуляционная зона тороидальной формы почти
сливается с ПВЯ.
Сопоставление полей течения, полученных в расчетах и бо-
лее детальных экспериментах, осуществленных в Университете
шт. Оклахома [НО], способствовало дальнейшему усовершен-
ствованию методов расчета турбулентных потоков. В экспери-
менте измерения средних значений скорости осуществлены с
помощью пятитрубчатого насадка полного давления. Для тари-
рования насадок устанавливался по направлению составляю-
щих скорости и и w, а затем тарировочная зависимость исполь-
зовалась для определения v. Для определения характери-
стик турбулентности применялись одно-, двух- и трехнитяные
датчики термоанемометра. Возможности расчетного моделиро-
вания течения иллюстрируют данные, представленные на
рис. 4.85а, полученные с помощью обычной kT — е-модели тур-
булентности. В качестве граничных условий на входе исполь-
зовались профили скоростей и, v и ш, замеренные в непосред-
ственной близости за десятилопаточным завихрителем с изме-
няемым углом отклонения потока, который расположен на
4 см выше по течению от сечения внезапного расширения
(х/О = 0) Эти данные можно сравнить с экспериментальны-
ми, приведенными на рис. 4.856 (отметим, что эксперименталь-
ные поля, изображенные в сечении x/D — 0, относятся к сече-
нию, расположенному на 4 см ниже по потоку от завихрителя,
и потому нх нельзя непосредственно сопоставлять с использо-
ванными в программе входными профилями параметров, полу-
ченными в сечении выхода из завихрителя и показанными на
рис. 4.85а). В расчетном поле течения нет угловых рециркуля-
ционных зон, а приосевая ЦТВЗ получается короче и уже. Од-
нако необходимо отметить, что точность расчета оказывается
еще хуже, когда радиальная скорость v на входе полагается
равной нулю или используется предположение о равномерности
Течения при сильной закрутке потока
315
х/в
Рис. 4.85а. Распределения продольной и окружной скоростей в закрученном
потоке (угол установки лопаток завихрителя ф = 45°), полученные в расчете
Распределения и, v, w во входном сечении определены экспериментально
Рис. 4.856. Распределения продольной и окружной скоростей в закрученном
потоке (<р — 45е), измеренные пятитрубчатым насадком полного давления
входных профилей или предположение о распределении пара-
метров по закону вращения газа как целого. Следовательно
для моделирования реальных течений необходимо располагать
экспериментальными данными о полях на входе и, кроме того,
требуется дальнейшее усовершенствование моделей турбулент-
ности. Примеры расчета других сильнозакрученных изотерми-
ческих потоков с рециркуляционными зонами можно найти в
целом ряде работ, в частности в работах [101] (закрученные
316
Г лава 4
течения в камере сгорания МГД-генератора), [112] (с горе-
нием и без горения), [ИЗ] (сильно расширяющиеся соосные
струи), [114] (течение в топке), а также в работах [122, 132,
136, 138—140, 142—1471.
4.7. РАСЧЕТ СИЛЬНОЗАКРУЧЕННЫХ ФАКЕЛОВ
В настоящее время проектировщики камер сгорания затра-
чивают основные усилия на проведение длительных и дорого-
стоящих экспериментов на полноразмерных моделях. Число та-
ких экспериментов можно уменьшить, а процесс проектирова-
ния сделать существенно экономичнее за счет предварительного
математического моделирования течения с использованием чис-
ленных методов расчета. Моделирование процессов в камере
сгорания с помощью феноменологических моделей, подкреплен-
ное дополнительными фундаментальными экспериментами по
выявлению основных физических закономерностей, сейчас
вполне возможно, и, следовательно, его целесообразно исполь-
зовать для минимизации времени на разработку камеры сгора-
ния и ее стоимости.
В большинстве камер сгорания происходят рециркуляцион-
ные движения, и потому для детального расчета поля течения
требуется применение итерационных методов. Математическая
модель осесимметричных течений описывается системой дву-
мерных эллиптических уравнений, которые формулируются
либо в переменных завихренность—функция тока, либо в есте-
ственных переменных скорость — давление. Для численного ин-
тегрирования этих уравнений на ЭВМ требуется резервировать
двумерные массивы памяти, а в качестве алгоритмов решения
использовать поточечный итерационный метод Гаусса — Зайде-
ля; линейный итерационный метод11 типа SIMPLE (квазинеяв-
ный метод решения уравнений, связанных через члены с давле-
нием); линейные итерационные методы с использованием алго-
ритма TDMA (алгоритм обращения трехдиагональиой матри-
цы). Основные различия между существующими вычислитель-
ными программами (и теми, которые еще могут быть созданы)
следующие: сложность системы соотношений, описывающих
физические процессы; требующаяся память ЭВМ; способ опре-
деления реперных точек разностных сеток, в которых задаются
переменные; способ получения конечно-разностных соотноше-
ний; метод решения. При разностной аппроксимации уравне-
ний, записанных в переменных скорость — давление, обычно
используются смещенные сетки, что было рекомендовано иссле-
11 Имеется в виду итерирование по совокупности узлов, расположенных
вдоль линий некоторого координатного направления. — Прим, перев.
Течения при сильной закрутке потока
317
дователями из Лос-Аламоса. В вычислительной гидродинамике
для достижения точности и сходимости разностных схем и
устойчивости итерационных алгоритмов весьма важно исполь-
зовать хорошую аппроксимацию конвективных и диффузион-
ных членов. При больших значениях сеточного числа Рейнольд-
са важно организовать передачу информации вдоль по потоку,
например с помощью таких приемов, как разности против по-
тока, гибридные схемы или лос-аламосский зигзаг, донорные
ячейки и т п.
Расчеты в переменных завихренность — функция тока
Первые расчеты конечно-разностным методом стационарного
осесимметричного закрученного факела с рециркуляционными
зонами были, по-видимому, проведены Паном и Сполдин-
гом [115]. Эти авторы для определения характеристик диффу-
зионного факела в цилиндрической топке использовали числен-
ный метод интегрирования уравнений в переменных завихрен-
ность— функция тока [108]. Скорость химических реакций
предполагалась достаточно большой, для того чтобы реализо-
вался режим диффузионного горения, и потому для расчета
использовалась система четырех дифференциальных уравнений
в частных производных для переменных ф, ы/r, wr, f. Для
определения турбулентной вязкости использовалась простая
формула
И = К (£>"р2 [mpup + ms (us + ttis)]/L)',3<
где L — длина участка камеры от начала до поджатия на вы-
ходе. Как и при расчете изотермических течений, коэффициент
К полагался равным 0,012, что обеспечивает правильное рас-
пределение параметров в турбулентных струях без закрутки.
Необходимо особо подчеркнуть, что в настоящее время суще-
ствуют более совершенные модели турбулентных реагирующих
течений, т. е. представленные результаты следует рассматри-
вать как иллюстративные.
На рис. 4.86 представлены результаты расчетов [115] тече-
ния в цилиндрической камере сгорания, которая обладает мно-
гими особенностями, характерными для реальных камер: топ-
ливо и воздух подаются с одного конца, выхлоп продуктов сго-
рания происходит с противоположного, канал для подвода воз-
духа представляет собой кольцо, окружающее канал подвода
топлива, имеются устройство для закрутки воздуха на входе и
толстая кольцевая вставка между каналами подвода воздуха и
топлива. Степень диффузорности Did равна двум. При задан-
ных условиях, таких, как угол установки закручивающих лопа-
ток гр, скорость топлива на входе Up (которая также влияет иа
318
Г лава 4
Функция тока
w/w0
Рис. 4.86. Распределения параметров при двух различных значениях интенсив-
ности закрутки потока воздуха [115].
отношение воздух/топливо), и при постулировании отсутствия
или наличия химических реакций можно рассчитать функцию
тока, распределения скоростей и температуры, состав смеси в
камере. На рнс. 4.86 показаны линии тока (фигуры с номера-
ми I, IV), изотермы (II V) и изолинии окружной скорости
(III, VI) для двух различных степеней закрутки воздуха на
входе, слабой закрутки (фигуры с номерами 1, 11, III) и сильной
закрутки (IV, V, VI). В последних двух случаях полученные
в расчете поля параметров сильно различаются. Сильная за-
крутка приводит к появлению тороидального вихря в центре
камеры в дополнение к рециркуляционной зоне вблизи входно-
го сечения, появление которой вызвано внезапным расшире-
нием поперечного сечения. Сильная закрутка также укорачи-
вает факел пламени. Оба этих эффекта хорошо известны
специалистам по камерам сгорания, которые стараются исполь-
зовать рециркуляцию горячих продуктов сгорания и плохообте-
каемую форму рециркуляционной зоны как средство повыше-
ния эффективности процесса горения. Фигуры с номерами III
и IV на рис. 4.86 показывают, как затухает окружная скорость
вдоль осевого направления. Отметим, что в случае с сильной
закруткой окружная скорость затухает в осевом направлении
быстрее.
Течения при сильной закрутке потока
319
В более поздней версии программы расчета в переменных
ф— io, разработанной в Имперском колледже [108] под назва-
нием PISTF.P, в методику вычислений внесен ряд усовершен-
ствований. В работе [116] она использована для расчета за-
крученного потока при истечении в канал с внезапным расши-
рением и, кроме того, в целях анализа влияния неизотропности
турбулентности, для чего в некоторых случаях использова-
лась двухпараметрическая fer — 117-модель турбулентности, где
W = k'2T/l. В тех областях, где продольный градиент квадрата
окружной составляющей скорости играл определяющую роль,
вводились определенные модификации, которые призваны были
устранить неустойчивость, обусловленную слагаемым источни-
ком в уравнении для завихренности. Нижняя релаксация ока-
залась неэффективной; проблему удалось решить, хотя и за
счет снижения скорости сходимости, с помощью специально
разработанного метода согласования циркуляций МРСА.
В этом методе на распределения ф и ы накладываются требова-
ния удовлетворения теореме о циркуляции. Аналогичный за-
крученный поток без горения со смешением соосных струй изу-
чался при использовании двухпараметрической модели турбу-
лентности, не учитывающей анизотропию, в работе [18], где
получены интересные результаты о влиянии входных парамет-
ров. Метод нашел применение и в расчетах закрученного диф-
фузионного факела в цилиндрической топке работающей на га-
зообразном топливе; при этом вновь использовалась простая
алгебраическая модель турбулентной вязкости [118].
Позднее аналогичное течение, а именно диффузионный фа-
кел в камере сгорания газовой турбины, изучалось в работе
[119]; на рис. 4.87 приведены результаты одного из вариантов
расчета. Размеры устройства таковы, что при одинаковых ско-
ростях истечения горючего из первичного контура (цР) и
Рис. 4.87. Результаты расчета линий тока в камере сгорания [119]: угол уста-
новки лопаток завихрителя <р - 60°; ир = 0.5и,; отношение воэдух/топливо
а' —30.
1 — воздух; 2 — топливо; 3 — граница факела.
320
Глава 4
Рис. 4.88. Влияние утла установки лопаток завихрителя на длину приосевой
рециркуляционной зоны, расчет [105, 119] ;
afr-15; 2-u„/u_-0.5, alr=30; 3-un/us-0,25, afr-60.
р s р р о
воздуха нз вторичного контура (us) получается стехиометриче-
ское соотношение компонентов (отношение воздух/топливо afr=
= 15). Следует особо подчеркнуть, что сейчас уже разработаны
более совершенные модели турбулентных реагирующих пото-
ков, в связи с чем результаты этих расчетов следует рассмат-
ривать как иллюстративные. В качестве входных данных ис-
пользованы следующие: давление р = 2,5 МПа, температура
Т = 850 К и и = 36 м/с.
Результаты расчетов [105, 119] позволили обнаружить не-
которые интересные особенности явления и показали наличие
существенной разницы в структуре незакручениого и сильиоза-
кручеиного течений (угол установки лопаток завихрителя <[ =
= 60° приблизительно соответствует параметр}' закрутки S ==
= 1,2). Сильная закрутка приводит к появлению ЦТВЗ в цент-
ре камеры, а также укорачивает факел.
Угол установки лопаток завихрителя является решающим
фактором существования (или отсутствия) приосевой рецирку-
ляционной зоны и определяет ее размеры На рис. 4.88 показа-
на длина этой зоны в зависимости от угла установки лопа-
ток <j при различных значениях иР (а следовательно, и различ-
ных значений afr). На рис. 4.88,а представлены результаты
для случая без химических реакций, на рис. 4.88,6—с реак-
циями. В обоих случаях при фиксированном значении иР (afr)
длина зоны возрастает с ростом <р. Уменьшение иР при фикси-
рованном значении способствует образованию зоны и увели-
чению ее длины. Следует также отметить, что в потоке без ре-
акций зона, как правило, протяженнее, а при наличии химиче-
Течения при сильной закрутке потока
Рис. 4.89. Длина факела в камере сгорания,
расчет [1051=
1 — Up/Us=l. alr=15: 2-up/us«0,5, afr-30; 3—
uplus-t>,2$. alr-60.
ских реакций расшире-
ние газа и увеличение
скорости способствуют
укорачиванию зоны по
сравнению с зоной в по-
токе без горения и в не-
которых случаях приво-
дят к ее разрушению (на-
пример, при <р° = 60,
uP = us). Несмотря на
это, длины рециркуляци-
онных зон при малых зна-
чениях иР (больших зна-
чениях afr) вполне сопо-
ставимы, особенно при
больших степенях закрут-
ки. Такое поведение дли-
ны рециркуляционной зо-
ны объясняется тем, что при малых иР и большой закрутке фа-
кел пламени короткий и находится в верхней по потоку части
зоны, а не окружает ее. Расчет, так же как н эксперимент, пока
зывает, что при уменьшении и? (увеличении afr) или увеличении
угла <р, или при одновременном изменении этих факторов моно-
тонно уменьшается длина факела и улучшается (становится бо-
лее равномерным) распределение температуры поперек выход-
ного сечения камеры сгорания. Для примера на рис. 4.89 пока-
зано влияние иР и <р на длину факела. При укорочении факела
длина области перемешивания, в которой горячие продукты сго-
рания могут перемешиваться с более холодным воздухом возра-
стает, и это способствует выравниванию распределения темпе-
ратуры поперек выходного сечения камеры, иа что указывают
измеренные значения температурной неравномерности, опреде-
ленной как разность максимальной и средней температур на
выходе, отнесенная к величине подогрева.
Проводя некоторое обобщение, можно сказать, что появле-
нию приосевой рециркуляционной зоны и увеличению ее разме-
ра способствуют увеличение D/d, наличие центрального тела
перед входом в камеру (dh > 0), увеличение dtjd, уменьшение
скорости в первичном контуре (что также смещает зону вверх
по потоку), увеличение параметра закрутки или угла установ-
ки лопаток завихрителя, подавление химических реакций. Оп-
тимальное значение параметра закрутки в камерах сгорания,
обеспечивающее рациональные размеры рециркуляционной
зоны и умеренный уровень гидравлических потерь, составляет
примерно S = 1,15, что соответствует углу установки лопаток
завихрителя <р = 60° (при этом D/d = 2). В работе [126]
11 Зак 434
322
Глава I
указывается, что для других значений D/d при моделировании
потока вниз по течению от входа в качестве параметра подобия
лучше использовать параметр S, рассчитанный по диаметру ка-
меры D, а ие по диаметру сопла rf.
В ряде работ [120, 121] использовался более сложный под-
ход для описания кинетики химических реакций. В работе
{120] рассмотрены уравнения жесткой кинетики, проанализи-
рованы два метода расчета многомерных течений и проведен
расчет двумерного течения с учетом кинетики разложения
НгО2. Осесимметричное течение в камере сгорания газовой
турбины рассчитано в работе [121] с помощью простой алгеб-
раической модели турбулентности. Программа расчета пред-
ставляет собой существенно переработанный вариант основной
версии, который включает модуль решения эллиптических
уравнений методом блочной релаксации (FREP) и эмпириче-
скую модель для турбулентной вязкости, являющуюся усовер-
шенствованием модели пути смешения, но с учетом анизотро-
пии. Использованы предположение о локальном химическом
равновесии, обычный способ расчета конечных скоростей обра-
зования оксида азота NO и четырехкомпонентная модель излу-
чения, а также предприняты специальные шаги для подробного
моделирования распыления. Результаты, полученные при моде-
лировании течения в реальной камере сгорания, несколько ра-
зочаровывают. Например, на рис. 4.90 изображены рассчитан-
ные поля температур в сопоставлении с экспериментальными
данными для берклеевской трубчатой камеры [127] Более
поздние версии программы, называемые GFREP и GRISTY,
включают двухпараметрическую kr — е-модель турбулентности
и модели испарения и горения капель. Совсем недавно авторы
1,6-1
1/i-
1,2
1,0-
0.6,
0,6 J
о.ч
о.г
о с
о
Рис. 4.90. Сопоставление полученных в расчете (линии) [121] и в эксперимен-
те («точки») [127] распределений температуры в трубчатой камере сгорания.
Эквивалентное отношение равно 0.205
I — Т - 600 К: 2 — Т - 1200 К; 3—Г-1600 К; « — Г - 1600 К.
Течения при сильной закрутке потока
323
этой работы перешли к расче-
там полных трехмерных тече-
ний в переменных и—v—w—р
(эти методы рассмотрены в
гл. 6).
При расчете поля течения
в камере сгорания твердотоп-
ливного прямоточного реактив-
ного двигателя [123], где ка-
мера имеет внезапное расши-
рение, для обеспечения устой-
чивости численного счета по-
требовалась значительная мо-
дификация алгоритмов. В этой
программе использовалась
двухпараметрическая модель
турбулентности, а моделирова-
ние течения обеспечивалось
путем задания соответствую-
щих граничных условий, учи-
тывающих эмиссию топлива и
подвод массы С помощью
другой модификации програм-
мы моделировалось рецирку-
ляционное движение нереаги
рующей смеси водорода с воз-
духом в канале. В этом случае
Рис. 4.91. Рассчитанные и измеренные
распределения температуры (а) и
концентрации окиси азота (б) в ре-
акторе со струей во встречном потоке
[1251-
вторичный поток подавался че-
рез боковые стенки секции с внезапным расширением; получаю-
щаяся здесь большая угловая рециркуляционная зона похожа
на зону в камере с внезапным расширением и осевым под-
водом.
Течение с химическими реакциями, реализующееся при
вдуве струи аммиака навстречу воздушному потоку, подробно
изучалось в работе [125], где расчеты вначале проводились в
переменных ф — ы с использованием двухпараметрической мо-
дели турбулентности Результаты расчета на сильно неравно-
мерной сетке с простой кинетической моделью брутто реакций
хотя в определенной степени и согласуются с опытом, однако
неточны в деталях, что видно из данных рис. 4 91 на примере
распределения температур н концентраций продуктов сгорания
В работе [125] в качестве возможной причины несоответствия
называлось несовершенство модели турбулентности. Выполнен-
ные в работе [133] расчеты в переменных г — и — v показы-
вают, что такой подход выглядит более обещающим, обеспечи-
вает большую гибкость модели, хотя процесс горения здесь
пока не рассматривался.
324
Глава 4
Рнс. 4.92. Траектории частиц различных размеров в турбулентной закручен-
ной струе, распространяющейся в ограниченном пространстве [129]:
А — граница струи; крестиками отмечены точки на траекториях, соответствующие вы-
горанию частиц.
В работе [128] рассмотрено течение воздуха с частицами
угля, служащего топливом. С использованием приближенного
описания поля течения рассчитаны траектории горящих уголь-
ных частиц. Траектории частиц, имеющих размеры 60 н
200 мкм, в потоках с тремя различными значениями парамет-
ра закрутки, рассчитанные в работе [129], представлены на
рис. 4.92. В незакрученном потоке траектории обоих типов
частиц почти прямолинейные н частицы не попадают в зону
обратных токов. Даже частицы с меньшим размером практи-
чески не подчиняются аэродинамическому воздействию. При
малой закрутке меньшие частицы все еще выгорают в струе,
а большие попадают на стенку не догорев; их остаточная мас-
са составляет 6 %. Чтобы избежать перегрева стенок при по-
падании частиц, следует уменьшить степень закрутки или раз-
меры частиц. Очевидно, что закрутка, отвечающая значению
S = 0,416, является слишком большой для данной камеры сго-
рания при рассматриваемых размерах частиц. Проведенные
исследования позволили сделать вывод, что допущение о ра-
венстве скоростей газа и частиц может вносить серьезные по-
грешности в расчеты.
Расчеты в переменных скорость — давление (и — v — р)
При использовании вычислительных методов, в которых ре-
шаются уравнения, записанные в переменных ф— го, возни-
кают трудности прн проведении расчетов на неравномерных
сетках прн рассмотрении течений с сильной закруткой и боль-
шими градиентами плотности. В последнее время развитие вы-
числительных методов связано с использованием естественных
переменных и — v — р вместо ф— го. Над созданием методов
решения уравнений, записанных в естественных переменных,
Течения при сильной закрутке потока
325
наиболее плодотворно работают две группы исследователей:
из Ясс Аламосской исследовательской лаборатории (LASL),
Лос-Аламос, Нью-Мексико, и из Имперского колледжа. Лондон,
Англия. Приведем сокращенные названия основных программ,
созданных первой группой для расчета нестационарных тече-
ний: МАС (метод маркеров и ячеек), SMAC (упрощенный
метод MAC), SOLA (алгоритм решения) и др. Основные
программы, созданные второй группой для расчета стационар-
ных течений: SIMRLE (квазинеявный метод решения уравне-
ний, связанных через члены с давлением), EASI (метод инте-
грирования эллиптических уравнений для осесимметричных те-
чений), TRIC и TRIP (методы расчета трехмерных течений
с рециркуляционными зонами в декартовой и цилиндрической
системах координат), TEACH (расчет характеристик потоков
с реальными свойствами на основе численного решения эллип-
тических уравнений), CHAMPION (программа расчета тепло-
и массопереиоса), PHOENICS (серия программ для числен-
ного интегрирования параболических, гиперболических и эллип-
тических уравнений) и др.
Метод ICE (неявный метод расчета движения сплошной
среды в эйлеровых переменных), созданный в LASL, представ-
ляет собой неявный конечно-разностный численный метод, в
котором поле давления на следующем временном слое опреде-
ляется нз решения соответствующего уравнения Пуассона
[130]. В отличие от этого в программе SOLA использован
иной подход — явный метод, в котором поле давления опре-
деляется путем последовательного (от точки к точке) согласо-
вания скоростей на границе ячейки и давления. С помощью
метода LASL — ICE в работе [131] исследовалось ламинарное
нестационарное течение сжимаемого газа с набором перемеши-
вающихся и реагирующих компонент. Исследование было пред-
принято главным образом для того, чтобы проанализировать
свойства осесимметричных течений со стационарными условия-
ми на входе и химическим превращением компонент, т. е. те-
чений, в которых проявляется сильное влияние физико-химиче-
ских процессов иа гидродинамику. Рассматривались, иапрнмер,
такие ситуации: разгон потока в бесконечной трубе; течение в
ударной трубе; периодические пульсации на фоне стационарно-
го в среднем течения; течение, реализующееся при осевом вхо-
де равномерного потока в длинные н короткие трубы; оторвав-
шаяся струя в диффузоре с внезапным расширением. К сожа-
лению, не удалось удовлетворительно описать течения с боль-
шими скоростями тепловыделения н сильным воздействием фи-
зико-химических процессов на гидродинамику.
Чисченный метод, разработанный в Имперском колледже
н реализованный в программе СЕАСН [135], применялся
326
Глава 4
Рис. 4.93. Профили продольной скорости в иезакрученном потоке с горением
.[109]:
I, 2. 3 — расчеты с использованием соответственно моделей горения I, 2, 3; точки —
экспериментальные результаты.
в работах [106, 109,132] для расчета турбулентных закрученных
потоков с химическими реакциями. В этих исследованиях ис-
пользовались довольно совершенные модели турбулентности
(двухпараметрическая kT — е-модель) и горения (диффузион-
ная модель реактора с интенсивным смешением). В работе
[136] решались уравнения не только для переменных и — v —
— и> — р — kT — е — h — rrijU — f, но также для среднеквадра-
тичных значений пульсаций концентрации лимитирующего ре-
агента и корреляций между пульсациями параметров состоя-
ния и массовых концентраций компонент, участвующих в реак-
циях по схеме Зельдовича. Полученные во всех упомянутых
работах результаты расчета осесимметричных закрученных по-
токов в топках вполне удовлетворительные. Расчеты проводи-
лись с использованием трех моделей горения: модель 1 —диф-
фузионное горение; модель 2 — диффузионное горение с конеч-
ной толщиной зоны реакции за счет турбулентного характера
течения, параметр g (g = —среднеквадратичное значение
пульсаций концентрации) рассчитывался с помощью соответ-
ствующего дифференциального уравнения в частных производ-
ных; модель 3 — горение с конечными скоростями реакций, ко-
Течения при сильной закрутке потока
327
торые определяются по наименьшему нз двух значений: полу-
ченного из закона Аррениуса и по модели распада вихрей, па-
раметр g определяется либо с помощью дифференциальных
уравнений с частными производными, либо по алгебраической
модели, соответствующей равновесному решению дифференци-
альной модели.
На рис. 4.93 и 4 94 приведены примеры расчетов продоль-
ной скорости, заимствованные из работы [109], для сечений
х/£), = 1,0 и 1,5 при значениях параметра закрутки S = 0
(рис. 93) и 5 = 0,52 (рис. 4.94). Как показывают эти данные,
в потоке с закруткой образуется приосевая ЦТВЗ, а вниз
по потоку профили скорости выравниваются. Сопоставление с
экспериментальными данными показывает, что модель горения
2 дает несколько лучшее описание течения, чем модель 3, а
модель 1 хуже, чем модель 3. Отсюда следует, что неточности
детального моделирования, применяемого в модели 3, оказы-
ваются более существенными, чем учет конечности скоростей
химических реакций Рассчитанные поля температур находятся
в качественном соответствии друг с другом, но, к сожалению,
отсутствуют экспериментальные данные для сопоставления.
Рис. 4 94. Профили продольной скорости в закрученном потоке (S = 0.52) с
горением [109] (обозначения те же, что на рис. 4.93).
328
Глава 4
x/Dt- =1,50
Рис. 4.95. Профили температуры в не-
закрученном потоке с горением [109]:
t, 2, 3 — расчеты с использованием соот-
ветственно моделей горения 1, 2, 3; 4 —
расчет с использованием модели горе-
ния 3, В которой g определяется по
алгебраической формуле.
Рнс. 4.96 Профили температуры в за-
крученном потоке (S = 0.52) с горе-
нием [109] (обозначения те же, что иа
рис. 4.95).
ar/Z>
Рис. 4.97. Распределение кинетической энергии турбулентности вдоль оси ие-
закручеиного потока с горением [109]:
1, 2, 3—расчеты р.использованием соответственно моделей горения I, 2. 3; 4 — расчет
с использованием модели горения 3, в которой f определяется по алгебраической
формуле: точки — экспериментальные данные.
Течения при сильной закрутке потока
829
Рис. 4.98. Распределение кинетической энергии турбулентности вдоль осн за-
крученного потока (S = 0,52) с горением [109] (обозначения те же, что на
рнс. 4.97).
Рассчитанные профили осредиенной температуры представлены
на рис. 4.95 и 4.96.
На рис. 4.97 представлено распределение удельной кинети-
ческой энергии турбулентности вдоль оси камеры в потоке без
закрутки; за исключением начального участка, результаты рас-
чета находятся в удовлетворительном соответствии с экспери-
ментальными данными. Расхождение на начальном участке на
расстоянии до 0,30/ может быть объяснено наблюдаемым в
опытах небольшим отходом факела от входного сечения каме-
ры вследствие ускорения потока, в результате чего воспламе-
нение задерживается на расстоянии, равном 0,150/. В расчете
же область начального ускорения расположена очень близко к
входному сечеиию камеры, а за ней следует торможение по
мере того, как центральная струя с меньшей плотностью про
никает в окружающее пространство и происходит воспламене-
ние. На рис. 4.98 показано распределение удельной кинетиче-
ской энергии турбулентности в потоке с параметром закрутки
S = 0,52. В этом случае стабилизация пламени происходит на
горелке без отхода факела, и модель лучше согласуется с экс-
периментальными данными. Видно, что модель 2 хорошо согла-
суется с экспериментальными данными, представленными на
рис. 4.97 и 4.98, но в потоке с закруткой это соответствие зна-
чительно лучше. Наконец, на рис. 4.99 показано, как затухает
окружная скорость в закрученном потоке (S = 0,52) с горением.
Эти и другие, как экспериментальные, так и расчетные дан-
ные, ясно показывают, как влияет закрутка на распределение
пламени в топках Закрутка приводит в общем случае к вы-
равниванию распределения скорости в поперечном сечеини ка-
меры, расширению области высокой температуры и смещению
ее от оси, повышению начального и понижению конечного
330
Глава 4
Рис. 4.99. Профили окружной скорости в
закрученном потоке (S = 0,52) с горе-
нием ,[109] (обозначения те же, что иа
рис. 4.93).
уровней энергии турбулент-
ности.
Аналогичная вычисли-
тельная программа, в кото-
рой используются современ-
ные модели, была разрабо-
тана в работе [106] и ис-
пользована для исследова-
ния сильнозакрученного
стесненного потока с горе-
нием предварительно пере-
мешанных компонент. В рас-
четах использована kT —
е-модель турбулентности»
говение описывается про-
стой экзотермической резк-
ий ей, идущей в одну ста-
дию, скорость которой опре-
деляется по модели распада
вихрей. Поток в кольцевом
канале с наружным диамет-
ром кольца d и внутренним
dh проходит через лопаточ-
ный завихритель с лопатка-
ми, установленными под уг-
лом ср, в результате чего он
приобретает закрутку с равномерным профилем окружной ско-
рости w, а затем истекает в цилиндрическую камеру с внезап-
ным расширением диаметром D и длиной L. В эксперименте
d = 0,098 м, Oh = 0,33d, D = 5d н 1= 15d. Среда представляет
собой смесь светильного газа и воздуха; газ характеризуется
параметрами mju — 0,025, Mfll = 14, Hfu = 26,6 МДж/кг, стехио-
метрическое отношение (кислород/топливо) s = 3,5. Химические
реакции происходят ниже по потоку от лопаточного завихри-
теля, и цель исследования состояла в изучеиии влияния угла
установки лопаток завихрителя на распределения продольной и
окружной скоростей, температуры, форму и размеры приосевой
рециркуляционной зоны.
Результаты показывают, что в обшем случае увеличение
угла закручивания приводит к укорочению и расширению фа-
кела, к повышению интенсивности процесса горения, и к увели-
чению темпа вырождения продольной и окружной скоростей.
Характер влияния закрутки зависит от того, существует ли ре-
циркуляционная приосевая зона или нет, а, как было показа-
но и в расчетах и в экспериментах, зона появляется при ф >
> 30°. При слабой закрутке в отсутствие рециркуляции увели-
Течения при сильной закрутке потока
331
Рнс. 4 100. Влияние угла установки лопа-
ток завихрителя иа длину приосевой рецир-
куляционной зоны и длину факела (106].
Сплошная линия — рециркуляционная зона; штри-
ховая — факел: кружки — расчетные данные; кре-
стики — экспериментальные результаты.
чение угла установки ло-
паток завихрителя приво-
дит к такому же увеличе-
нию ширины струи, как
н в случае свободной
струп с горением. С появ-
лением рециркуляции при
больших углах установки
лопаток ширина струи в
канале нарастает значи-
тельно быстрее, чем
в случае свободного исте-
чения.
На рис. 4 100 показа-
ны расчетная и экспери-
ментальная зависимости
длины приосевой рецир-
куляционной зоны и дли-
ны факела от угла уста-
новки лопаток завихрителя <р. Видно, что, когда <j> превышает
30°, появляется рециркуляционная зона, длина которой при
больших углах установки лопаток завихрителя остается посто-
янной. В целом соответствие расчета н эксперимента удовлет-
ворительное, хотя в расчете длина зоны оказывается занижен-
ной. Картина линий тока н форма границ рециркуляционной
зоны похожи на соответствующие картины в потоке без реакций
(см рис. 4.76). С ростом закрутки, приводящей к появлению
приосевой рециркуляционной зоны и росту интенсивности тур-
булентности, факел пламени укорачивается.
Усовешенствованный вариант программы [132, 134], ана-
логичной рассмотренным выше, был использован для расчета
течений в камерах сгорания газовых турбин, камер с внезап-
ным расширением и с боковым вдувом. Решалась система
уравнений для определения и, v, w, р, двух параметров турбу-
лентности (Аг и в) и трех параметров для моделирования фа-
кела пламени предварительно перемешанных компонент. Такой
метол позволяет моделировать характерные особенности потока
в реальных камерах и делать на основе расчетов практические
выводы. Результаты расчетов дают представление о влиянии
отдельных параметров, таких, как интенсивность закрутки, ха-
рактеристики секции, устанавливаемой для увеличения разме-
ров рециркуляционной зоны («защелки»), параметры, характе-
ризующие поперечный вдув в камеру, на поле течения н
характеристики камеры сгорания (т. е. на распределения скоро-
сти, температуры, концентрации компонентов, параметры ре-
циркуляционных зон, размеры н форму факела, интенсивность
332
Глава 4
0,1D
*0,05
О
-----------1 i 1 1 1 1-----
О 0,05 0,10 0J5 0,20 Q25 Q50
□г,м
a
Рис. 4.101. Результаты расчета линий тока в изотермическом потоке в камере
сгорания с внезапным расширением при вариации закрутки [132]:
fl—угол установки лопаток завихрителя ф—0°; б—ф=45°; е—ф=*60°; г—ф=70°; д—ф=75°.
процесса горения). Несмотря на присущие этому методу неточ-
ности, связанные с недостаточным пониманием физических про-
цессов в турбулентных реагирующих потоках н с предположе-
нием об осесимметричности течения, проведение таких расчетов
весьма полезно для анализа структуры потока в целях опре-
деления степени конструктивного совершенства устройства.
Течения при сильной закрутке потока
333
Рнс. 4.102. Результаты расчета линий тока и поля направлений вектора ско-
рости в соосных строях, распространяющихся в канале с внезапным расшире-
нием [132].
Для примера на рис. 4.101 показаны линии тока в изотермиче-
ском потоке, характеризующие картины течения, реализующие-
ся по мере роста параметра закрутки при увеличении угла
установки лопаток завихрителя. В иезакрученном потоке
(рис. 4.101, а) угловая рециркуляционная зона заполняет по-
лость выступающей наружу секции камеры. При закрутке по-
тока появляется ЦТВЗ, а размер угловой рециркуляционной
зоны уменьшается, как показано на рнс. 4.101,6. При дальней-
шем росте угла установки лопаток завихрителя происходят
увеличение размеров приосевой зоны и уменьшение угловой
зоны (рнс. 4 101, в—4.101,6). В потоке, закрученном лопатками
с углом установки 75°, угловая рециркуляционная зона исчезает.
Такое сильное отклонение истекающего потока к торцевой
стенке при высокой интенсивности закрутки наблюдалось ис-
следователями в реальных камерах сгорания, но количествен-
ной информации о данном явлении пока недостаточно
Определенную проверку возможностей расчетной програм-
мы и оценку ее точности можно провести путем сопоставления
результатов вычислений с экспериментальными данными по
распределениям параметров в соосных струях, распространяю-
щихся в канале с внезапным расширением. На рис. 4.102 пока-
заны рассчитанные линии тока, направления вектора скорости
(стрелка указывает только направление) и границы рецир-
куляционных зон в потоке, идентичном по параметрам на вхо-
де экспериментально исследованному в работе [137] Отметим
наличие угловой рециркуляционной зоны, обусловленной вне-
запным расширением канала, и ЦТВЗ, появляющейся вслед-
ствие неравенства потоков массы в центральной и периферий-
ной струях. Поток массы в периферийной струе существенно
превышает поток в центральной, в результате чего напор в
33
Течения при сильной закрутке потока
Рис. 4.103 Профили продольной скорости в
соосных струях, распространяющихся в ка-
нале с внезапным расширением [132].
центральной струе оказы-
вается недостаточным,
чтобы преодолеть гради
ент давления, появляю-
щийся вследствие внезап-
ного расширения перифе-
рийного потока. В резуль-
тате этого взаимодейст-
вия образуется ЦТВЗ.
Оба типа рециркуляцион-
ных зон наблюдаются в
реальных камерах сгора-
ния, в которых, кроме то-
го, потоки закручены и
идут химические реакции.
Проблема расчета таких
течений подробно рас-
сматривалась в работах
[132, 134], но вначале по-
лезно определить точ-
ность расчетов в простей-
ших ситуациях.
На рис. 4.103 сопоставлены расчетные и экспериментальные
распределения по радиусу продольной скорости в двух сече-
ниях: x/D = 0,25 (проходящем через обе рециркуляционные
зоны) и х/D = 1,8 (ниже по потоку от обеих зон). Соответст-
вие расчета и эксперимента следует признать хорошим, осо-
бенно принимая во внимание, что информации о профилях
скорости н характеристиках турбулентности на входе было не-
достаточно, а эти параметры, как известно, оказывают решаю-
щее влияние на точность моделирования. Эти и другие резуль-
таты дают основание считать, что расчетный метод позволяет
хорошо моделировать течения с особенностями, характерными
для камер сгорания, т. е. главным образом с внутренними и
внешними рециркуляционными зонами.
Рассматриваемый алгоритм [132] позволяет также рассчи-
тывать закрученные потоки с химическими реакциями На
рис. 4 104 показаны рассчитанная и полученная в эксперимен-
те [136] картины изотерм в диффузионном закрученном факе
ле при параметре закрутки S = 0,3 и давлении 380 кПа. Вид-
но, что в ЦТВЗ, особенно вблизи центра вихря, наблюдается
высокая температура. Таким образом, имеется качественное со-
ответствие результатов. Аналогичные распределения парамет-
ров получены расчетом для факела пламени предварительно
перемешанных компонент; к сожалению, детальные эксперимен-
тальные данные отсутствуют. Однако и в этом случае имеется
Течения при сильной закрутке потока
335
О О? 0,6 О,в 1,0 1,2 1,4
•X, м
Рис. 4.104. Изотермы в соосных закрученных струях при диффузионном горе-
нии [132].
Сплошные линии — результаты расчета; штриховые — экспериментальные данные;
цифры на изотермах указывают температуру в кельвинах.
качественное согласие результатов с данными, полученными
при визуализации потока.
Проведенные в последнее время исследования отдельных
течений, характерных для камер сгорания (134], выполненные
с использованием рассматриваемой здесь вычислительной про-
граммы COSMIC (программа расчета закрученных реагирую-
щих потоков в камерах сгорания), показали целесообразность
применения расчетных методов при проектировании камер.
В качестве базовой конфигурации рассматривалась камера с
кольцевым лопаточным завихрителем с углом установки лопа-
ток 70“. Из завихрителя поток попадает в предкамеру, за ко-
торой следует основная камера с внезапным расширением. По-
ток на входе представляет собой стехиометрическую смесь ме-
тана и воздуха, в которой химические реакции начинаются
ниже по потоку за сечеиизм входа в камеру. Для анализа
структуры потока с помощью ЭВМ рассчитывались и графи-
чески изображались линии тока. По сравнению с соответству-
ющим случаем нереагирующнх потоков размер угловой рецир-
куляционной зоиы при горении уменьшается незначительно, а
прносевая рециркуляционная зона становится существенно
меньше, с большими скоростями рециркуляционного движения
и меньшим потоком массы. Химические реакции, расширение
газа и соответствующее увеличение продольной скорости спо-
собствуют укорочению приосевой зоны, а медленно движущий-
ся газ получает ускорение, направленное к оси. В работе (134]
уделено внимание изучению возможностей использования вы-
числительных методов для проектирования камер сгорания и
рассмотрено влияние конструктивных особенностей камер на
их характеристики, а также влияние таких конструктивных
Таблица 4.6. Влияние конструктивных параметров камеры сгорания
на угловую и приосевую рециркуляционные зоны [134]
Угловая рециркуляционная зона Прпосевая рециркуляционная зона
Варьируемые параметры Высота уступа Н, мм Длина зоны L, мм L/H мг/м0. % 1) % ’) Длила зоны L, мм Мг/М0, % *) ^г!мьВ' % 2)
Базовый вариант Закрутка; <р = 70° (ф — угол ус- 37,6 37,8 1,01 17,1 17,1 152,7 3.8 3,8
тановки лопаток завихрителя) Закрутка: ф = 75° 37,6 32,5 0,85 14,4 10,6 157.2 6,8 5,2
Вариация площади поперечного сечения предкамеры Увеличение на 10 % 36,1 37,1 1,03 15,9 17,5 153,9 3.7 4,1
Уменьшение на 10 % 39,1 38,1 0,97 17,8 16,0 152,7 4.0 3,6
Уменьшение на 20 % 40,9 38,1 0,93 18,7 15,0 153,4 4,1 3,3
Уменьшение на 30 % 42,7 38,9 0,91 19,4 13,6 153,9 4,2 2,9
Вариация размеров завихрителя Заблокировано 30 % площади се- 37,6 27,9 0,74 15^ 10.6 158,0 7,3 5,1
нения в приосевой части над втулкой Заблокировано 30 % площади се- 37,6 26,7 0,71 13,1 9,2 146,6 6,4 4,5
чения в периферийной части
Двойной концентрический завих-
ритель с противоположной за-
круткой потоков
1) Ф1 = фя = 70° (ф, — угол ус-
тановки лопаток в приосевой ча- сти над втулкой; ф2 — угол уста- новки лопаток в периферийной части): равные площади 37,6 78,0 2.07 •5,4 15,4 98,6 5,6 5,6
иа приосевой завихритель при- 37,6 61,0 16,7 16,7 135,1 3,7 3,7
ходится 1/3 суммарной площади сечеиия, иа периферийный — 2/3 на приосевой завихритель при- 37,6 71,1 1,89 17,1 17,1 75,4 5,5 5,5
ходится 2/3 суммарной площади сечения, на периферийный — 1/3 2) Ф1 = 70°, Фа = 75° 37.6 75,4 2,01 15 7 13,8 85.3 13,6 11,9
3) Ф, = 75°, Ф, = 70° 37,6 76,7 2,04 15,6 13,7 96,3 7,5 6,6
Поджатие выходного сечения со стороны стенки 373 39,1 1,04 17,6 17,6 140,5 3,5 3,5
у оси 37,6 36,6 0,97 15,5 15,5 179,1 3,3 3,3
Ступенчатый профиль концентра- ции топлива Отношение концентраций равно 37,6 36,1 0,96 15,7 15,7 149,4 3,9 3,9
0,5 Отношение концентраций равно 37,6 37,8 1,01 14,9 14,9 157,5 2,8 2,8
2,0
') отношение потока рециркулирующей массы к осевому потоку массы
’) —отношение потока рециркулиружлцей массы к осевому потоку массы в базовом варианте, ф=70°.
Г лава 4 ] Течения при сильной закрутке потока
338
Глава 't
параметров, как отношение диаметров основной камеры и пред-
камеры, размеры завихрителя (внутренний и наружный радиу-
сы), поджатие выходного сечения, характеристики двойного
концентрического завихрителя с противоположной закруткой
потоков, форма профиля концентрации топлива. Основные ре-
зультаты расчетных исследований по влиянию на поток пере-
численных факторов сведены в табл. 4.6. Представлены дан-
ные о размерах угловой и приосевой рециркуляционных зон и
о потоке массы, вовлеченной в рециркуляционное движение;
поток массы также сопоставлен с осевым потоком в базовом
варианте, в котором закрутка осуществлялась лопатками, уста-
новленными под углом 70°. Все эти результаты представляют
интерес при анализе поля течения в камере сгорания с внезап-
ным расширением и потому далее обсуждаются подробнее.
Один из рассмотренных примеров воздействия конструктив-
ных параметров на поток газовоздушной смеси, истекающей из
канала с центральной втулкой в камеру с внезапным расши-
рением, касается влияния противоположной закрутки в двой-
ном концентрическом завихрителе с углами установки лопаток
70°. Рассмотрены случаи равных и различных площадей про-
ходных сечеиий (Уз и 2/з суммарной площади проходного
сечения) каналов завихри-
Рис. 4.105. Длина рециркуляционных
зои при противоположной закрутке по-
токов в двойном концентрическом завих-
рителе [134]:
углы установки лопаток в приосевом и пери-
ферийном каналах завихрителя одинаковы н
равны 70°; А — площадь проходного сечения
приосевого канала завихрителя в долях сум-
марной площади проходного сечения.
/ — приосевая рециркуляционная зона; 2 — уг
левая рециркуляционная зона; 3—расстояние,
на котором изотерма со значением температу-
ры 2150 К пересекает ось симметрии.
теля с уменьшенной площа-
дью сечения приосевого за-
вихрителя иад втулкой или
периферийного завихрителя
при противоположно на-
правленной, но одинаковой
по интенсивности закрутке
потоков лопатками, распо-
ложенными под углом 70°.
Как показано иа рис. 4.105,
длина рециркуляционных
зои сильно зависит от усло-
вий в прилегающей к ним
части потока. Отметим, что
с увеличением площади се-
чения канала внутреннего
завихрителя у втулки длина
ЦТВЗ уменьшается, о чем
свидетельствует также уве-
личение расстояния, на ко-
тором изотерма, отвечаю-
щая температуре 2150 К. пе-
ресекает ось симметрии
(рис. 4.105).
Течения при сильной закрутке потока
339
В работе [133] проведено полезное расчетно эксперпмен
тальное исследование реактора со струей во встречном потоке,
т. е. такого течения, где влияние граничных условий мини
мально. Изложены результаты параметрического исследования
влияния исходных параметров математической модели на па-
раметры, определяемые в расчетах. Изучалось влияние типа
модели турбулентности, параметров соответствующих моделей,
размеров ячеек конечно-разиостной сетки, граничных усло-
вий в рециркуляционной зоне, профилей составляющих скоро-
сти, значений kT и е на входе, соотношения потоков массы ос-
новного течения и струи.
Кроме рассмотренных разработаны и другие методики рас-
чета осесимметричных течений в естественных переменных, ко-
торые позволяют определять характеристики закрученных по-
токов и представляют большой интерес для проектировщиков
камер сгорания. Уайтлоу и др. [138, 139] провели расчеты н
сопоставление с экспериментальными данными характеристик
течения в камере с внезапным расширением при горении керо-
синовоздушной смеси. В работе [140] рассчитано и сопостав-
лено с экспериментальными данными [141] течение в соосных
закрученных струях с закруткой в одинаковом и противопо-
ложном направлениях, распространяющихся в ограниченном
пространстве; при этом изучалось явление распада вихря.
В работах [142, 143] проводились расчеты различных типов
течений с горением и без горения в целях проверки и усовер-
шенствования моделей турбулентности и моделей горения, при
меиимых к описанию процессов в камерах сгорания авиацион-
1ых газотурбинных двигателей. Необходимые для сопоставле-
ния экспериментальные данные получены в работе [144) Рас-
четы по единой методике закрученных потоков с горением и
без горения выполнены соответственно в [145] и [112]. Лилли
и др. [ПО] провели расчетно-экспериментальное исследование
закрученных потоков, истекающих в большую камеру с внезап-
ным или плавным расширением. Теми же авторами проведены
расчеты ряда других течений: закрученного потока в камере
горания МГД-генератора [101, 146, 147], реагирующего пото-
ка в камере сгорания прямоточного воздушнореактивного дви-
ателя [148], причем в последнем случае рассмотрено течение
предварительно перемешанных метана и воздуха в стехиомет-
рическом соотношении, начинающих реагировать на входе в
камеру с расширением, при отношении D/d = 2. Рассмотрено
влияние горения на условия образования, размеры и форму
рециркуляционных зон при вариации угла наклона торцевой
стенки камеры а и угла установки лопаток завихрителя ср.
В этих работах использованы стандартная kr—е-модель турбу
лентности и комбинированная модель горения с определением
340
Глава 4
Рис. 4106. Определенные расчетным путем зависимости длины угловой рецир-
куляционной зоны от угла наклона торцевой стенки камеры с внезапным рас-
ширением а и угла установки лопаток завихрителя <р.
Сплошная линия —поток с горением; штриховая — без горения.
Рис. 4.107. Определенные расчетным путем зависимости длины приосевой ре-
циркуляционной зоны от угла наклона торцевой стеики камеры с внезапным
расширением а и угла установки лопаток завихрителя ср.
Сплошная лнння — поток с горением; штриховая — без горения.
скорости химических реакций по закону Аррениуса и по модели
распада вихрей. Детали методики изложены в работе [149]
н в описании вычислительной программы [111].
Анализ большого количества картин линий тока позволил
параметризовать характеристики рециркуляционных зон. На
рис. 4.106 н 4.107 показаны расчетные зависимости длины со-
ответственно угловой и приосевой рециркуляционных зон от
угла наклона торцевой стенки камеры а и угла установки
лопаток завихрителя <р в потоках с горением и без горения,
истекающих в осесимметричную камеру с отношением Dld=2.
Представленные данные обнаруживают четыре характерные
особенности. Во-первых, угол наклона торцевой стенки камеры
незначительно влияет на длину рециркуляционных зон; анало-
гичный результат для угловой рециркуляционной зоны в неза-
кручеином потоке без реакций получен в работе [110]. При
больших числах Рейнольдса длина угловой зоны не зависит
также и от Re. При уменьшении угла наклона торцевой стен-
ки от 90° до 45° длина зои незначительно уменьшается, по-
скольку истекающему потоку становится легче присоединиться
к ограничивающим поверхностям. Во-вторых, длина угловой
зоны уменьшается с ростом закрутки. В-третьих, длина при-
осевой зоны возрастает с ростом закрутки. Эти эффекты хоро-
шо известны специалистам по камерам сгорания, которые ста-
раются использовать рециркуляцию продуктов сгорания и пло»
Течения при сильной закрутке потока
341
хообтекаемую форму зон для повышения эффективности про-
цесса горения. Наконец, в-четвертых, горение уменьшает длину
как угловой, так н приосевой рециркуляционных зон. Укороче-
ние рециркуляционной зоны при горении с повышением скоро-
стей в зоне и уменьшением потока массы, вовлеченной в ре-
циркуляционное движение, отмечалось также авторами рабо-
ты 1133], которые рассчитывали течение в камере с внезапным
расширением. Протекание химических реакций, расширение
газа и увеличение продольной скорости способствуют укороче-
нию зои, поскольку медленно движущийся газ вблизи нижиего
по потоку конца зоны приобретает ускорение, направленное к
оси.
Хотя результаты расчетов закрученных реагирующих потоков
с рециркуляционными зонами в камерах сгорания качественно
и согласуются с экспериментальными данными, количественное
соответствие обычно посредственное. Трудности, встретившиеся
при моделировании течений с химическими реакциями, потре-
бовали проведения исследований изотермических потоков, на-
правленных на усовершенствование моделей турбулентности с
целью лучшего описания процесса смешения. В настоящее
время развернуты как экспериментальные, так и теоретические
исследования такого рода. Анализируя свои данные и данные
других исследователей, авторы работы [142] определили воз-
можную точность моделирования современными методами те-
чений с закруткой и рециркуляционными зонами без химиче-
ских реакций. Результаты этого анализа схематически пред-
ставлены иа рнс. 4.108 Следует отметить, что на качество
расчетов очень сильно влияет точность задания параметров на
входе в камеру сгорания.
При расчете турбулентного течения с рециркуляционными
зонами очень важно также минимизировать схемную вязкость,
связанную с представлением конвективных членов разностями
против потока. В работе (150] разработана методика оценки
ошибки, вызванной схемной вязкостью, и предложен способ
уменьшения этой ошибки за счет направленного измельчения
сетки. Расчет течения за диском показал, что решение не за-
висит от сеточных параметров при числе узлов 50 X 55 и иа
таких сетках можно изучать истинные характеристики моделей
турбулентности. Во всех расчетах, проводимых с целью про-
верки моделей турбулентности, необходимо исключать влияние
схемной вязкости. Однако необходимо учитывать то, что в
большинстве течений турбулентные напряжения трения по
крайней мере на два порядка величины меньше скоростного
напора 1151] и, следовательно, играют существенную роль
только в небольшой части потока, например вблизи точек тор-
можения. Точность моделирования турбулентности не имеет
342
Глава 4
Рис. 4.108. Обобощеиие данных о точности численного моделирования отдель-
ных областей закрученного течения без химических реакций [1421:
зона 1 — вход в камеру (точность моделирования определяется точностью задания
входных профилей параметров);
зона 2 — область рециркуляционных движений (размеры областей рециркуляции за-
нижаются в расчетах на 15... 20 %, интенсивность рециркуляционного движения за-
нижается на 20 ... 25 %, профили параметров моделируются качественно);
зов 3 — область течения в пограничном слое, погрешность моделирования не более
существенного значения для течений, обусловленных действием
больших градиентов статического давления. Лаундер [152]
указал еще одну причину, в силу которой применение моделей
типа kT — е оказывается успешным. В ограниченном потоке в
пограничном слое происходит интенсивная генерация турбу-
лентности. Масштабы этих турбулентных вихрей малы, что
способствует их быстрой диссипации. Таким образом, отноше-
ние скорости генерации к скорости диссипации энергии турбу-
лентности в потоке постоянно, а коистаита пропорциональности
примерно равна единице. Основательное обсуждение и провер-
ка справедливости такой концепции для течений в камерах
сгорания проведены в работе [113].
Заканчивая раздел о методах расчета течений с сильной
закруткой, уместно указать труды последних конференций
[153—159], содержащие много полезной информации. В этих
работах приведены результаты расчетов и сопоставление с экс-
периментальными данными для течений с реакциями и без ре-
акций. Изложены новые подходы в моделировании турбулент-
ности и горения (взаимодействие этих процессов, их влияние
на образование загрязняющих веществ), т. е. те проблемы, ко-
торые находятся сейчас в центре внимания исследователей.
Течения при сильной закрутке потока
343
изучающих закрученные течения и занимающихся вопросами
их использования в топках, газотурбинных и поршневых дви-
гателях.
4.8. ПРОЕКТИРОВАНИЕ ВИХРЕВЫХ ГОРЕЛОК
Из изложенных выше материалов ясно, что пока невозмож-
но сформулировать общие методы проектирования вихревых
горелок различного назначения. Можно, однако, сформулиро-
вать следующие рекомендации в помощь проектировщикам:
1. Для создания потока с параметром закрутки S < 0,7 до-
статочно эффективен кольцевой плосколопаточный завихритель,
который имеет простую конструкцию и позволяет получить
удовлетворительное распределение параметров.
2 Для закрутки потоков до интенсивности, характеризую-
щейся значениями параметра 5 от 0,7 до 0,8, плосколопаточ-
иый завихритель является значительно меиее эффективным
устройством (см. рис. 4.18, 4.19), поскольку большой угол ата-
ки или наклона лопаток приводит к отрыву потока. Длинная
тонкая рециркуляциоииая зона может оказаться менее пригод-
ной для стабилизации пламени, чем рециркуляционные зоны
за закручивающими устройствами других типов
3. Для создания потока с параметром закрутки S > 0,8 ре-
комендуется использовать закручивающее устройство с танген-
циальным подводом или завихритель с профилированными ло-
патками (изогнутыми для того, чтобы уменьшить потери на
отрыв). В системе с аксиальным подводом желаемую степень
закрутки можно получить, пропуская необходимое количества
газа через лопаточный завихритель. Если же используется
тангенциальный подвод, то для получения симметричного тече-
ния необходимо выпустить поток через ряд отверстий (по
меньшей мерез через четыре). В закручивающем устройстве с
тангенциальным подводом диаметр горловины должен рав-
няться половине внешнего диаметра, т. е. DJDe = 0,5, что по-
зволяет свести к минимуму потери полного давления (см.
рис. 4.18).
4. На горелку необходимо устанавливать диффузорную над-
ставку из огнеупора, при этом следует руководствоваться пра-
вилом:
S > 0,5: полуугол раскрытия диффузора от 20° до 35°;
S < 0,5: полуугол раскрытия диффузора от 20° до 25°;
длина надставки (для получения факела типа II) £ДИфф =
= 0,5Dc.
Диффузор на выходе существенно увеличивает размеры
приосевой рециркуляционной зоны при всех интенсивностях за-
крутки (см. рис. 4.14).
344
Г лава 4
5. Для получения факела типа I в горелке с диффузорной
надставкой с полууглом раскрытия от 20° до 35° в целях
обеспечения хорошей устойчивости пламени необходимо пода-
вать газообразное топливо со скоростью, примерно втрое пре-
вышающей скорость воздуха. Тепловая нагрузка может быть
значительно увеличена за счет удлинения диффузорной над-
ставки до длины /-дифф = 1,5 De. Следует придерживаться ре-
комендации 3, но для получения факела типа I лучше не ис-
пользовать лопаточные завихрители, поскольку в этом случае
газовая струя горящего топлива не сможет пробить рецирку-
ляционную зону.
6. Следует проявлять осторожность при использовании вих-
ревых горелок с диффузорной надставкой в топках с большим
стеснением факела или в ситуациях, когда горелки располо-
жены близко друг к другу. Экспериментальные данные позво-
ляют предположить, что приосевая рециркуляционная зона
пропадает при Л,/Ль-»-4 (S ss 1). Таким образом, в указан-
ных ситуациях предпочтительнее горелки с цилиндрической вы-
ходной частью, за которыми образуются рециркуляционные
зоны с интенсивным движением в них.
7. Горелки с тангенциальным подводом ие годятся для
сжигания предварительно перемешанных газообразного топли-
ва и воздуха, поскольку в них пламя может легко распростра-
няться вверх по потоку от мест подвода (исключения состав-
ляют газообразные топлива с низкой теплотой сгорания — ме-
нее 3 ... 4 МДж/м3). Предварительно перемешанные газооб-
разное топливо и воздух можно сжигать в горелках с лопа-
точными завихрителями.
Влияние вида топлива (уголь, нефть, синтетическое топли-
во) на характеристики вихревой горелки опять-таки трудно
параметризовать, но можно указать следующую основную за-
кономерность: длина факела возрастает при последовательном
переходе от газообразных топлив к легким жидким топливам
(бензин), от иих к тяжелым жидким топливам (мазут, некото-
рые синтетические топлива) и, наконец, к распыленному углю.
Такая последовательность отражает уменьшение испаряемости
топлива. При сжигании распыленного угля обычно необходимо
использовать в качестве носителя около 20 % подаваемого воз-
духа. При сжигании мазута необходимо для стабилизации
пламени добавлять к форсунке дисковый стабилизатор.
Г лава 5
Циклонные сепараторы и
камеры сгорания
5.1. ОБЩИЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ
Устройства, использующие принцип циклона, впервые появи-
лись еще в 1885 г. и использовались для сбора пыли. Идея
центробежного разделения веществ была выдвинута в 1877 г.
Делавалем, продемонстрировавшим возможность отделения
сливок от молока. Он обнаружил, что путем вращения чана с
молоком с частотой 6000 об/мин, приводимого в движение с
помощью ремеииой передачи от парового двигателя, можно
быстро отделить частицы жира, составляющие около 9 % объ-
ема молока. Затем можно было сиять сливки в верхней части
чана н удалить обезжиренное молоко из его иижней части.
Обширная и подробная информация о совершенствовании се-
параторов такого типа содержится в работах [1—61].
Обычно при работе циклонной камеры поступающему пото-
ку рабочего тела придается высокое ускорение для получения
желаемого разделения частиц гетерогенной смеси. Циклоны ус-
пешно применяются во многих промышленных процессах раз-
личного назначения. Возможности циклонов как разделитель-
ных устройств используются и для жидких смесей. Смесн мо-
гут содержать больше двух взаимно нерастворяющихся жид-
костей в виде нестабильной эмульсин. Смесь может состоять
также из жидких и газообразных компонентов. Отделение
твердых частиц от среды осуществляется в тех случаях, когда
среда представляет собой газ или жидкость. Циклоны исполь-
зуются также в качестве камер для сжигания низкокалорий-
ных топлив, углей с высоким содержанием золы или топлив,
для полного сжигания которых требуется большое время пре-
бывания.
Типичная схема устройства и картина течения многокомпо-
нентной жидкости в нем, а также схема отделения частии в
циклонной камере показаны на рис. 5.1а и 5.16. На рис. 5 1а
показаны основные принципы работы, а на рнс. 5.16 — харак-
терные размеры типичных устройств. Циклон содержит ци-
линдрическую часть, установленную на конической части и
снабженную входным патрубком, который направляет поток
тангенциально внутрь цилиндрической части. Отверстие в вер-
шине конической части является выходным окном, а труба.
346
Г лава 5
Рис. 5.1а. Схема циклонной камеры,
иллюстрирующая процессы движения
газа и отделении частиц.
частично погруженная в центр
цилиндрической части, — вы-
хлопной трубой. Эта труба
обычно называется «телеско-
пической трубкой». Нижний
бункер, или сборная камера,
показанная у вершины кони-
ческой части, служит для сбо-
ра частиц, которые отделя-
ются в конической части и по-
ступают в выходное окно.
В конкретных циклонах ниж-
няя сборная камера может и
не использоваться, и в этом за-
ключается различие между
устройствами закрытого и от-
крытого типов. Формирование
поля течения и отделение час-
тиц происходят в конической
части циклона (рис. 5.1а).
Для описания течения в цик-
лоне удобно использовать па-
раметр закрутки, определение
которого дано в гл. 1 (с со-
ответствующими модификациями для учета в необходимых
случаях горения). Предполагая, что профиль скорости потока
в выхлопной трубе равномерный, определим параметр за-
крутки S для изотермических условий следующим об-
разом;
S = nD^DJAAf,
(5.1)
где D„ и Do — соответственно диаметры выхлопной трубы и
основной части циклонной камеры, а Аг— площадь тангенци-
ального входного патрубка.
Течения в циклонах имеют следующие существенные харак-
терные особенности:
1. Продолжительное время пребывания, особенно в случае
длинных циклонов; время пребывания в циклоне в 15 раз
больше времени, рассчитанного по средней осевой скорости
(т. е. для прямого потока [90]).
2. Твердые или жидкие частицы могут быть отделены или
иа длительное время приведены во взвешенное состояние в
поле центробежных сил, создаваемых закрученным движением
среды («искусствеииая гравитация»). Таким способом можно
разделить жидкости различной плотности (например, сливки
отделить от молока).
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
347
Рис. 5.16. Геометрические параметры циклона (см. табл. 5.1).
3. Зоны рециркуляции н повышенный уровень интенсивно-
сти турбулентности (~30%) могут возникать в потоке вслед-
ствие сдвиговых течений различных жидкостей. Можно сильно
изменить форму, расположение н протяженность таких зон из-
менением входных тангенциальных патрубков циклонной ка-
меры.
4. Вблизи стенок могут развиваться большие радиальные и
осевые пограничные слои и ослаблять центробежные силы в
этих местах.
5 Вблизи выхлопной трубы (если она расположена, как
обычно, на центральной оси), как правило, формируются боль-
шие тороидальные зоны рециркуляции, возникает турбулент-
ность высокой интенсивности и образуется прецессирующее
вихревое ядро (ПВЯ, см. гл. 4). Эти зоны подобны зонам, об-
разованным вихревыми генераторами, и здесь можно приме-
нить большую часть данных по закрученным потокам, приве-
денных в гл. 4.
Как показано инже в этой главе, путем надлежащего кон-
струирования можно в зависимости от назначения циклона уси-
лить одну нз перечисленных выше особенностей В последующем
348
Глава 5
обзоре аэродинамики и механики закрученного течения в цик-
лонных камерах прежде чем подробно изучать системы каж-
дого типа целесообразно сравнить данное устройство с вих-
ревыми горелками и камерами, описанными в гл. 4. В цик-
лонных камерах твердые частицы, находящиеся в жидкости,
подвергаются действию различных аэродинамических и инер-
ционных сил, зависящих от траектории их движения, и сил
сопротивления их движению в жидкости. Сумма векторов сил
в каждый момент времени определяет ускорение частицы.
Трехмерные поля скорости частиц предопределяют траекторию
данной частицы. Для выявления поля течения в закрученном
потоке поле скорости движения жидкости следует изучать неза-
висимо от поля скорости движения частиц. Жидкость, поступа-
ющая в циклон, ускоряется под действием перепада давления
иа входном отверстии. Поступающий поток жидкости слегка
наклонен вниз и направлен по касательной к стенке конуса.
Характер движения поступающей жидкости и геометрия цик-
лона приводят к возникновению сильнозакрученного течения.
В вихревом потоке имеются градиенты давления, которые ус-
коряют поток жидкости как в радиальном, так и осевом на-
правлениях. Кроме того, в закрученном потоке жидкости про-
исходит переход от условий движения в свободном вихре к
условиям движения в вынужденном вихре, что характерно для
вихревого течения. Свободный вихрь обусловлен потенциаль-
ным течением, в котором отдельные частицы жидкости не вра-
щаются вокруг своих собственных осей. Вращательная ско-
рость в свободном вихре описывается соотношеинем w = с/г,
в котором с — постоянная, г — радиус. Вынужденное вихревое
течение возникает под действием крутящего момента, и жид-
кость при этом вращается как целое. Вынужденный вихрь
представляет собой закрученное течение, в котором каждая от-
дельная частица вращается вокруг своей собственной оси. Вра-
щательная скорость жидкости в вынужденном вихре определя-
ется выражением щ = шг, в котором <о — угловая скорость
вращения вынужденного вихря. Окружная скорость жидкости
в закрученном потоке в свободном вихре с уменьшением ради-
уса увеличивается, а в вынужденном вихре — уменьшается.
Переходная зона между вынужденным н свободным вихрями
расположена в области максимальной окружной скорости сво-
бодного вихря и представляет собой ту часть вихревого пото-
ка, в которой происходит передача крутящего момента к вы-
нужденному вихрю.
Поток жидкости, поступающий в циклон, несколько накло-
нен вниз, и вертикальная составляющая скорости потока вбли-
зи стенкн конуса при перемещении жидкости вниз продолжает
увеличиваться из-за конической формы канала. Перемещаясь
Циклонные сепараторы и камеры сгорания 349
к центру конуса, жидкость меняет направление движения и
начинает перемещаться вверх. Значение осевой скорости вну-
три вынужденного вихря, направленной вверх, во много раз
превышает значение осевой скорости у стенки конуса. Радиаль-
ная скорость жидкости в вихревом потоке продолжает увели-
чиваться по направлению к вершине конуса. В некотором го-
ризонтальном сечеиии радиальная скорость достигает максиму-
ма у стенки конуса и обращается в нуль где-то между стенкой
конуса и его осью. Вблизи выхлопной трубы радиальная ско-
рость меняет знак, в результате чего появляется рециркуляци-
онное движение, или вихревой поток. Высокое значение ради-
альной скорости у стеики конуса обусловлено отклонением
жидкости от осевого движения под действием стенки конуса и
увеличением вследствие этого радиальной скорости. Частицы,
движущиеся с жидкостью, подвержены воздействию потока
жидкости и сил инерции. Из-за сопротивления жидкости дви
жению отдельных частиц поле течения в вихревом потоке в
целом определяет траекторию частицы. Тем не менее центро-
бежные силы, действующие иа частицу, противостоят увлече-
нию их жидкостью в радиальном направлении и удерживают
частицы от их перемещения к осн конуса. Центробежная сила
есть следствие инерции, связанной с массой движущейся час-
тицы, стремящейся перемещаться по прямой линии. Эту цент-
робежную силу можно представить в виде
/? = Cid₽(P₽~Pa)“’7r>
где Ci — постоянная, рр и ра — плотности частицы и жид-
кости.
Эффективность работы циклона обусловлена наличием боль-
ших центробежных сил. Из последнего уравнения ясно, что
большие центробежные силы возникают в случае больших и
плотных частиц, находящихся на малых радиусах, а также в
случае малой плотности жидкости и высокой окружной скоро-
сти Радиальная скорость снижает эффективность сепарации
циклона. Это снижение обусловлено силами сопротивления со
стороны жидкости, стремящимися увлечь частицу. Эта сила
сопротивления приближенно определяется выражением
Fd = C2dppv,
в котором р — вязкость жидкости, v — радиальная скорость
жидкости. Эффективность вихревой сепарации может быть уси-
лена снижением снл сопротивления как в радиальном, так и
осевом направлениях, которое достигается уменьшением раз-
мера частиц и использованием жидкости с малой вязкостью.
Размер частицы влияет сильнее на величину центро-
бежной силы, чем иа величину силы сопротивления
3S0
Г лава 5
Следовательно, чем больше частицы, тем выше эффективность
сепарации. Силы, воздействующие иа частицы (центробежные
силы и силы сопротивления), устанавливают равновесное поло-
жение в вихревом потоке Эти равновесные положения пред-
ставляют собой точки или радиусы, на которых силы сопротив-
ления уравновешиваются центробежными силами; совокупность
этих точек можно представить в виде воображаемой цилиидри
ческой поверхности внутри циклонной камеры Положение ра-
диуса равновесного состояния частицы по отношению к линии
нулевой осевой скорости важно для определения направления,
в котором будет уиесеиа частица — вниз или вверх. Поскольку
вся жидкость и все частицы, расположенные между линией
нулевой осевой скорости и осью конуса, движутся к выхлоп-
ной трубе, важно установить точку равновесия в надлежащем
месте для достижения определенной степени сепарации Части-
цы, находящиеся в равновесии в радиальном направлении ме-
жду линией нулевой осевой скорости и стенкой конуса цик-
лонной камеры, будут перемещаться с потоком вниз н отде-
ляться от потока жидкости в системе.
Итак, в циклонных камерах окружная скорость, соответст-
вующие ей центробежные силы н градиенты давления опреде-
ляют поле течения. Поле течения в осевом и радиальном на-
правлениях зависит от осевых градиентов окружной скорости,
которые обусловливают градиент давления, создаваемый цент-
робежными силами, но, поскольку все указанные градиенты
меньше, чем в вихревых горелках, осевая и радиальная скоро-
сти меньше окружной скорости в большей части поля течения.
Таким образом, с помощью небольших изменений конструкции
и соответственного расположения тангенциальных входных пат-
рубков можно сильно изменить распределение радиальной и
осевой скоростей — этот вопрос подробно обсуждается ниже.
Влияние геометрических изменений конструкции тангенциаль-
ных входных патрубков заключается в воздействии на разме-
ры и форму внутренней зоны циркуляции.
5.2. ЦИКЛОННЫЕ СЕПАРАТОРЫ
Механизм работы
Основные особенности циклонов показаны иа рис 5 2 Имея
в виду перечисленные в разд. 5.1 характеристики циклонов,
можно отметить, что свойство 1 должно иметь умеренный уро-
вень, чтобы имелось достаточно продолжительное время для
отделения частиц, но недостаточное для того, чтобы они могли
попасть обратно в поток. Свойство 2 должно иметь максималь-
ный уровень, а 3—минимальный. Прн использовании циклона
Циклонные сепараторы и камеры сгораниг
351
Рис. 5.2. Основные характеристики работы циклона
л — профиль окружной скорости в сечении А—А (см. рнс. 5.2.6), »• 0.4 . . . 0,6г_-
б — схема течения в циклоне:
/ — длинная кольцевая зона рециркуляции, полезная для стабилизации пламени, но
плохо влияющая на сепарацию пыли. 2 — w, и. v являются величинами одного по-
рядка, 3 — центральная тороидальная зона рециркуляции в области выхода; 4 — по-
груженная выхлопная труба, снижающая диффузию частиц через пограничный слой;
5 — пограничные слои у торцевой стенки, оказывающие существенное влияние на ра-
боту устройства; 6 — область в циклонной камере, где w>»u. v, 7 — тангенциальные
входные каналы; в — область сильного поля центробежных сил вблизи стенки, обес-
печивающего хорошую сепарацию частиц и увеличивающего скорость распространения
пламени и время пребывания частиц и газов.
в качестве сепаратора пыли предусматривается погружение
выхлопной трубы в циклон для того чтобы предотвратить по-
падание частиц сразу в выходное отверстие. На рис 5.3 пока-
зано типичное распределение окружной скорости Диаметр
ядра вихря составляет 0,4 ... 0,6 £)е. Скорость распределяется
по закону Рэнкина для комбинации свободного и вынужденно-
го вихрей с показателем степени п в формуле wr" = const, из-
меняющимся следующим образом:
П те — I при D < Dc,
0,45 < п < 0,8 при D > Dc.
Соотношения wr" н Г = 2лгш используются при описании
экспериментальных данных по закрученным течениям и тече-
ниям в циклонных камерах
Циклонные сепараторы были впервые спроектированы и ис-
пользованы в промышленности более 100 лет назад. Несмотря
на достижения науки за прошедшее время, конструкция мно-
гих циклонов, установленных сегодня на предприятиях, в ос-
нове изменилась очень мало (см. рис. 5.1а). Газ, содержащий
пыль, подается тангенциально в циклонный сепаратор н, дви-
гаясь по спирали вниз, поступает в коническую часть. Прн
352
Глава 5
Выхлоп
а
б
Рис. 5.3. Распределения скоростей и давления в
циклонном сепараторе пылн при S = 2.48 [41:
а — окружная (сплошные кривые) н радиальная (штри-
ховые крнвые| скорости; б — осевая скорость; в — пол-
ное (штриховые кривые) и статическое (сплошные кри-
вые) давления: г —- области сепарации пылн в циклоне
[3. 7):
/ — статическое давление равно нулю, скорость 5,36 м/с;
2 — статическое давление 88.2 Па, скорость 0,7 м/с; 3 —
статическое давление 29,4 Па; 4 — запыленный газ; 5 —
чистый газ-, 6 — зоны высокой концентрации пылн; 7 —
стенкн, на которых собирается пыль; 8 — область вих-
ревого ядра; 9 — пыль; /0 — запыленный газ.
перемещении ко дну конической части поток газа отклоняется
внутрь н движется по спирали вверх к выходному окну. Час-
тицы пыли под действием центробежных сил, создаваемых за-
крученным движением потока, отбрасываются наружу и про-
ходят вниз в герметичный пылесбориик в нижней части кону-
са. Большинство типов циклонных воздухоочистителей (за иск-
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
353
люченнем одного) имеет конфигурацию, показанную на
рис. 5.1.
Центробежные силы могут в несколько раз превышать силы
тяготения, и поэтому такие устройства соответствующего раз-
мера пригодны для сепарации мелких частиц размером около
1 мкм. Наименьший размер определяется воздействием турбу-
лентности и влиянием вторичных течений. Согласно закону
Стокса [3], скорость перемещения частицы относительно пото-
ка можно описать уравнением
<5’2>
Видно, что при заданной окружной скорости на входе в цик-
лопе меньшего радиуса развиваются более значительные цент-
робежные силы, чем в циклоне большего радиуса.
Прежде чем приступить к анализу конкретных конструкций,
обсудим аэродинамику течения в типичном циклоне. В работе
[4] получены результаты испытаний циклона, конструкция ко-
торого типична для многих систем (рис. 5.3). Профили окруж-
ной скорости (рис. 5.3, а) подобны профилям этой скорости во
многих вихревых или циклонных камерах различных типов.
Возникает распределение типа распределения Рэнкина, в кото-
ром окружная скорость монотонно увеличивается в направле-
нии центральной зоны по закону
wr" — const, 0,7 < п < 0,4. (5.3)
Точка перегиба профиля расположена на радиусе г а: 0,4 ...
... 0,6 ге, причем в центральной области потока имеется
зона вынужденного вихревого течения (n ~ —1). Профили
окружной скорости обладают подобием по высоте циклона, а
wm ~ Вид профилей осевой скорости указывают на су-
ществование сложного рециркуляционного течения между вход-
ной и выходной частями циклона (рис. 5.3,6); такие зоны
ухудшают характеристику работы циклона и могут быть уст-
ранены путем улучшения конструкции входного устройства [5]
или с помощью системы внешней циркуляции пыли и газа [3].
Между нисходящим н восходящим потоками обязательно воз-
никает обратное течение, из-за чего обостряется проблема се-
парации частиц в этой зоне вследствие воздействия массопере-
иоса, вызываемого повышенным уровнем турбулентности. Дей-
ствительно, в выполненной недавно работе [6] по циклонным
камерам той же конфигурации подтверждается существование
длинной тонкой кольцевой зоны рециркуляции В центральной
области потока существует «мертвая зона», характеризуемая
низкими осевыми скоростями, а также узкие области осевого
обратного течения [6].
12 Зак. 434
354
Глава 5
Большое значение имеют характеристики выбрасываемого
газа; в зависимости от конфигурации можно сильно изменить
эффективность работы устройства и его способность удалять
пыль. Это относится и к каналу для удаления пыли. Присут-
ствие центрального тела помогает предотвратить распростране-
ние сильно турбулизированного ядра вихря в пылесборник [3|.
Таблица 5.1. Размеры циклонов распространенных конструкций
типов I—IV (обозначения см. на рнс 5.16)
Тнп 1 — размеры приблизительные; тип II — средние относительные размеры
по 23 типовым устройствам; тип III — рекомендуется для широкого исполь-
зования: тнп IV — циклон, используемый для отбора проб пыли, Dx = 34 мм
1221 1321 ИЗ] Н1
Параметр Высокая эффектив- ность Высокая произво- дитель- ность I. IV Типичный «Консен III СУС* I. II
Do De dd 1 0,5 0,375 1 0,75 0,575 1 0,59 0,40 1 0,5 He изве- 1 0,5 He изве- I 0,41 0,28
стен стен
а 0,2 0,375 0,32 0,25 0,2 0,36
b 0,5 0,75 0,74 0,5 0,45 0,36
с 1.5 1,5 1,59 2,0 0,75 1,0
h 0,5 0,875 0,80 0,625 0,625 0,41
L 4,0 4,0 3,53 4,0 2,0 2,8
H 3,0 1,625 1,96 — —— —
0,4 0,6875 0,66 0,375 0,4 0,68
Улитка Нет 360° 360° Нет Нет 180°
Параметр закрут- ки S 3,93 2,09 1,96 3,14 4,36 2,48
Ае/Ат 1,96 1,57 1,15 1,57 2,18 1,02
G = 8Kc/K2aKl 551,3 29,80 95,6 686 612,35 262
NH = ieab/I^ 6,40 8,0 10,9 3,2 5,76 12,33
G/NH 86,1 3,7 8,8 214,4 106,3 21,2
Размеры циклонов обычной конструкции указаны в табл. 5.1
[7], где приведены параметры, определение которым дано на
рис. 5.16. Типичные значения параметра закрутки для циклон-
ных сепараторов находятся в диапазоне от 2 до 4,5, что за-
метно выше значений, характерных для вихревых генераторов.
Относительные размеры циклонов различаются в зависимости
от их назначения. Циклоны, обладающие высокой эффектив-
ностью работы, имеют уменьшенную площадь входа (т. е.
меньшие значения Ат/Ае, где Ат и Ае — соответственно площади
тангенциального входного патрубка и выхлопной трубы), а так-
же больший размер корпуса (т. е. DJD, > 2, см. табл. 5.1).
Циклонные сепараторы и камеры сгорания 355
Входные патрубки имеют обычно форму вытянутого пря-
моугольника, и их размер всегда несколько меньше раз-
мера погруженной части выхлопной трубы, для того чтобы га-
рантировать образование сильного вихря н не допустить сток
жидкости непосредственно в выходную часть устройства [3, 4,
7, 8].
Рис. 5.3, г иллюстрирует процесс отделения пыли [3, 7, 9].
Обычно считается, что частицы, достигающие области
г > 0,6ге, ие сепарируются; это верно только отчасти, так как
частицы перемещаются в направлении наружу под действием
поля центробежных сил. Исследование процесса сепарации в
циклонах показывает, что сепарация большей части пылн про-
исходит на относительно коротком расстоянии от входа. На
стенке накапливается большое количество пыли, из-за чего
происходит превышение предельной нагрузки (т. е. предельной
массы пыли, которую может нести поток в данных условиях).
Пыль стекает по спирали вдоль стенок циклона в пылесбор-
ник; оставшаяся неотделениая пыль проходит в «свободный»
вихревой поток (г > 0,6 ге). Каждая частица движется по спи-
рали к радиусу равновесия, где она затем подвергается воз-
действию турбулентного выноса, который может быть описан
следующей моделью [3].
В свободном вихре частицы движутся по логарифмической
спирали [3]. Скорости смещения v (под действием центробеж-
ных сил) противодействует направленная внутрь скорость v„
которая зависит от потока количества движения, направлен-
ного радиально внутрь. В соответствии с работой [3] скорость
удаления частицы с данного радиуса равна
л «is Qr ,ч
hv = v_Vr= — - — , (5.4)
где Q, — поток массы в радиальном направлении. Таким об-
разом, для заданного размера частицы имеется радиус, на ко-
тором До = 0. Имеется также предельный радиус п, определяю-
щий минимальный размер частицы, которую можно удалить.
В общем случае этот радиус соответствует пику профиля Рэн-
кина для окружной скорости (т. е. радиусу и а; 0,4 ... 0,6 г<).
Используя закон Стокса для скорости перемещения части-
цы, испытывающей сопротивление потока, и считая, что на-
ружная часть потока представляет свободный вихрь, можно
вывести следующее выражение для минимального размера
удаляемой частицы:
d Г 36Огяп p_j_ (5
" г LA(P₽-P,)J <»'•< ’
т. е. минимальный размер частицы, которая может быть уда-
лена, прямо пропорционален радиусу и, определяющему гра-
12*
356
Глава 5
иицу перехода от свободного вихревого течения к
ному.
Соответствующее выражение для вынужденного
ет вид [3]
₽ L(pP-po)"ftJ
вынужден-
вихря име-
(5.6)
где о — угловая скорость. Это означает, что для максималь-
ной сепарации малых частиц необходимо увеличивать радиус
г«, т. е. в центральной области вынужденного вихря Рэнкина
степень сепарации пыли снижается пропорционально радиусу.
Изложенный выше подход к задаче и другие подходы, при-
нятые в работах (3, 7, 11, 18, 24], дают возможность вычис-
лить с достаточной точностью характеристики циклонных очис-
тителей пыли, но не позволяют точно рассчитать кривую эф-
фективности сепарации типа кривой, представленной на
рис. 5.4 [58]. Совсем недавно в работе [59] было выведено но-
вое соотношение для оценки эффективности циклона на основе
г
Рис. 5.4. Эффективность сепарации пыли ц в зависимости от размера частиц
и концентрации пыли [58]:
а - цикюн типа А, — 280 мм. Др — 0.98 кПа; б — циклон типа В, D„ — 470 мм,
Др — 0,98 кПа. в — циклон типа С, Do — 288 мм. Др — 0,49 кПа, г — сравнение харак-
теристик трех циклонов
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
357
идеи непрерывного подмешивания несобранных частиц
обратно в газовый поток с соответствующим средним временем
пребывания. Чтобы учесть влияние взаимодействия частиц с
потоком при высоких скоростях, авторы работы [59] ввели в
•соотношение для эффективности циклона корреляцию для ско-
рости упругого отскока частиц (т. е. отложения или прилипа-
ния). Используя идею работ [8, 58], можно подсчитать сту-
пенчатую или фракционную эффективность циклона по следую-
щей формуле:
П=,-ехР{-2[------(5.7)
Здесь время релаксации т( = ppd2/18p., G = 8КС/К1К1, п — чис-
ло входных патрубков циклона, a Q — расход. Различные зна-
чения G и значения других параметров даны в приведенной
выше табл. 5.1. Согласно этой формуле, при высоких уровнях
запыленности не происходит повышения эффективности сбора
частиц. Экспоненциальная форма соотношения является след-
ствием интегрирования дифференциального уравнения, выра-
жающего равновесие между скоростью удаления частиц и ско-
ростью, с которой не собранные частицы движутся к стейке
(из-за обратного подмешивания). С помощью этого соотноше-
ния можно рассчитать фракционную эффективность как функ-
цию конструктивных параметров циклона и условий его рабо-
ты. Затем можно найти полную эффективность для данного
распределения частиц по размерам по формуле
Лполн
(5.8)
в котором т,- — массовая доля частиц для диапазона размеров,
обозначенного 1, а величина п, — фракционная эффективность
(в процентах) для размера частицы, соответствующего средней
точке интервала i. Расчеты прироста эффективности при уве-
личении плотности частиц, скорости на входе, высоты корпуса
циклона и снижения эффективности при увеличении вязкости
жидкости, диаметра циклона, выходного диаметра и размера
входного устройства выполняются с помощью соотношения
(5.7). Влияние температуры на характеристики циклона доста-
точно сложное из-за увеличения вязкости жидкости, которое
снижает время релаксации т. Снижается также показатель
степени п, что ухудшает фракционную эффективность [58, 59].
Однако для частиц диаметром более 30 мкм это влияние не
слишком сильное. В работе [60] эффект упругого отскока
учтен в соотношении для эффективности работы циклона. Ско-
рость упругого отскока можно определить несколькими спосо-
бами, два из которых, применимые для циклона, следующие:
353
Глава 5
она равна либо минимальной скорости жидкости, при которой
ие происходит осаждения частиц, содержащихся в потоке, либо
скорости, необходимой для захвата частицы, отложившейся на
стенке, и переноса ее без осаждения. В работе [50] использо-
вано первое определение, но авторы этой работы понимали,
что для определения верхнего предела скорости на входе тре-
буется второй способ. Использовалась корреляция, связываю-
щая скорость упругого отскока в трубопроводах со свойствами
частицы и жидкости [61]:
us/a> — const (dp/A)Si. (5.9)
В этом соотношении Д = [3p2/4g(pp — р0)ра]1/3, a us — скорость
упругого отскока. Постоянная Хд в соотношении для ско-
рости упругого отскока характеризует относительную лег-
кость переноса частицы и зависит от распределения частиц по
размерам и от формы частиц, а о н Д являются функциями
свойств частиц и потока, включая форму частиц. Для приме-
нения идеи упругого отскока к конструкции циклона были сде-
ланы следующие предположения:
1. Скольжение между частицами и жидкостью отсутствует.
2. При расчете эффекта упругого отскока эффективным ди-
аметром трубы является ширина входного патрубка циклона.
3 Содержание пыли низкое.
4. Диаметр влияет таким образом, что скорость упругого
отскока пропорциональна ширине входного патрубка в степе-
ни 0,4. Это предположение является приближенным, ио точ-
ность его тем выше, чем ближе форма частиц к сфере.
Для аппроксимации траектории жидкости в циклоне с по-
мощью модели витой трубки получено эмпирическое соотноше-
ние для скорости упругого отскока
Us/<o(gc),/3 = 5,19fl°«, (5.10)
где а> = 4gp(p₽ — ро)3р’]1/3, центробежное ускорение равно
ёс^ёгс, гС = 0,5(£>0 — а). Если использовать безразмерною
ширину входного патрубка a/D^, соотношение (5.10) примет
вид
2>055ш L/SnH • °’067<- (5л,)
Итак, скорость упругого отскока есть функция как свойств
частиц и жидкости, так и размеров циклона.
Было показано [60], что максимальная эффективность сбо-
ра частиц реализуется при wjus = 1,25, а повторный захват
пыли происходит при Wi/us — 1,36. На рис. 5.5 показан гра-
фик зависимости wjus, рассчитанной по формуле (5.11),
от скорости на входе и диаметра циклона для относительной
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
359
ширины входа a/Dr.=
= 0,2. Общепринятое ра-
бочее значение скорости
на входе, зависящее от
диаметра циклона и на-
ходящееся в диапазоне
16 ... 30 м/с, соответ-
ствует этим результатам
(рис. 5.5) В работе |59|
дан также корректирую-
щий коэффициент для от-
ношения Wi/Us, завися-
щий от плотности частиц
и температуры; там пред-
Рис. 5.5. Влияние диаметра на отношение
скоростей входящего потока упругого от-
скока: а = 0.2 [18]. Т = 38 “С, р„ = 2.58Х
X 10® кг/м®.
лагается также хорошая
н простая процедура рас-
чета образцового цикло-
на. Спроектировано и ис-
пользуется много различ-
ных типов циклонных сепараторов пыли, некоторые типичные
конструкции показаны иа рис. 5.6, а—д Типы а, б, в имеют
сходные характеристики удаления пыли. Осевые циклоны (ти-
пов г и д, в которых поток закручивается лопатками) не обла-
дают такими хорошими характеристиками, как циклоны других
типов, нз-за того, что в иих формируются иеоптимальиые про-
фили окружной скорости (т. е. распределения типа вынужден-
ного вихря). Подобный опыт уже приобретен на вихревых го-
релках (гл. 4) для значений S > 0,7. Поэтому осевые циклоны
используются в тех случаях, когда требуется подать высокий
расход воздуха при небольшом перепаде давления. Как и в
случае вихревых горелок, для получения более приемлемого
распределения окружной скорости здесь могут использоваться
или профилированные лопатки, или лопатки с двойным углом
поворота, одиако сложность нх изготовления настолько высока,
что преимущество, приобретаемое в этой конструкции по сравне-
нию с обычными конструкциями (рис. 5.6 а и б), представляется
не столь уж значительным.
Эффективность сепарации частиц обычно выражается в
виде фракционной эффективности для данного диапазона раз-
меров частиц в зависимости от концентрации пыли. Частицы
размером более 10 мкм могут легко и с высокой эффектив-
ностью удаляться с помощью обычных конструкций, однако ха-
рактеристики этих конструкций быстро ухудшаются с умень-
шением размера частиц, так что для частиц размером до 3 мкм
эффективность составляет 20 . .. 50%. Из данных рис. 5.4
можно видеть, что эффективность сбора зависит ие только от
36‘J
Глава 5
Рис 5.6. Различные схемы циклонов.
размера частиц, но и от концентрации пыли, что особенно за-
метно для небольших частиц (d < 5 мкм). В работе [10] по-
казано, что эффективность сбора частиц для диапазона разме-
ров 0 ... 3 мкм может быть удвоена. Может показаться, что
эти результаты соответствуют независимым измерениям, в кото-
рых установлено влияние концентрации пыли на перепад дав-
ления; некоторые исследования [5, 11, 12] обнаружили, что при
данном перепаде давления может происходить сильное увеличе-
ние расхода газа с увеличением концентрации пыли более
0,25 г/м3. Одиако это свидетельствует о том, что при высоких
концентрациях пыли происходят существенные изменения аэро-
динамической структуры потока. Отсюда следует, что при ра-
боте устройства реализуются следующие два эффекта:
1) при данном перепаде давления наибольшие изменения
расхода газа имеют место в случае больших частиц (d > 50 мкм)
[П];
2) сильные измеиеиня эффективности сбора частиц при
увеличении их концентрации происходят только в случае ма-
лых размеров частиц (d < 50 мкм) 110].
Очевидно, что оба эффекта связаны с зоной вихревого ядра
вследствие того, что там частицы находятся во взвешенном со-
стоянии и захватываются этой зоной на длительное время
Для описания характеристик циклонов предлагался ряд
параметров. Безразмерный комплекс, предложенный в работе
[13], привлекателен тем, что благодаря объединению всех па-
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
361
раметров в один критерий можно на едином графике проде-
монстрировать влияние всех характеристик на эффективность
сепарации частиц.
Этот параметр циклона г [13] определяется с помощью
выражения
—- = const = zr
и зависит от отношения ускорения частиц, обусловленного со-
противлением среды (определяемого по закону Стокса), и уско-
рения из-за различия статических давлений с каждой стороны
частицы, обусловленного существованием градиента давления,
связанным с центробежными силами. Эта формула применима
только к частицам, подчиняющимся закону Стокса, т. е. к ча-
стицам размером до 50 мкм при р₽ « 1 г/см3, что соответствует
значению параметра циклона г ж I. Такое ограничение не яв-
ляется недостатком, так как сепарация мелких частиц пред-
ставляет наиболее трудную задачу.
На рис. 5.7 показано изменение эффективности сбора час-
тиц Г) в зависимости от концентрации частиц и от параметра
циклона г для циклонов, изображенных на рис. 5.4; этот ри-
сунок облегчает возможность сравнивать характеристики цик-
лонов различных типов [10].
Хорошо известно, что циклоны обладают лучшей эффектив-
ностью сепарации частиц при небольшом диаметре корпуса
вследствие увеличенной центробежной силы, действующей на
частицу. Центробежная сила определяется из соотношения
F « mpw2lr.
Таким образом, для заданного распределения окружной скоро-
сти в циклоне максимальные центробежные силы получаются
Рнс. 5.7. Зависимость эффективности сбора частиц т) от параметра циклона г
и от концентрации частиц (характеристики циклонов приведены на рнс. 5.4)i
1 — концентрация частиц равна 2,5 Г/м’; 2—10 Г/м’; 3 — 25 г/м3; 4 — 50 г/м’.
362
Г лава 5-
Рис. 5.8. Характеристики циклонного сепа-
ратора пыли с впрыском воды [46].
которого может быть
уменьшена величина г,
поскольку циклон стано-
вится чувствительным к
нарастанию слоя пыли,
которая затем периодиче-
ски поступает непосред-
ственно в выходной газо-
вый канал по мере насы-
щения устройства. В прин-
ципе небольшие циклоны
могут быть сконструиро-
ваны для сепарации
очень малых частиц раз-
мером d < 3 мкм, но они
быстро забиваются ча-
стицами большего разме-
ра [27,51].
По этой причине в тех
случаях, когда имеются
большие объемы газа, со-
держащего частицы, для
получения заданной эф-
фективности сепарации
циклоны обычно соеди-
няются параллельно [3].
С целью достижения вы-
сокой эффективности се-
парации циклоны соеди-
няются последовательно,
причем каждое устрой-
ство удаляет фракцию
частиц в определенном
диапазоне размеров.
Следует отметить, что
увеличение входной ско-
рости свыше 20 ... 30м/с
с намерением улучшить характеристики циклона дает в лучшем
случае слабый эффект, причем причина этого заключается в
увеличении кинетической энергии турбулентности, которая в
свою очередь усиливает обратное подмешивание и вызывает
такие эффекты, как, например, образование пылевого вихря
[9]. В циклоне могут происходить также и некоторые другие
явления, такие, как агломерация частиц под действием сил
Ван-дер-Ваальса, капиллярных сил и сил электростатического
притяжения; такое явление равносильно увеличению размера
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
363
частиц [3]. Показано, что полная эффективность сбора частиц
осевым циклоном существенно увеличивается с увеличением
относительной влажности вследствие улучшения прилипания
из-за адгезии частиц и жидкости Этот эффект широко исполь-
зуется в промышленности для повышения эффективности сепа-
рации пыли в случае мелких частиц [46] (рис. 5.8). Вода в виде
тонко распыленной струи впрыскивается перед входом в цик-
лон, и результирующее слияние частиц, адгезия и электроста-
тическое притяжение частиц пыли и воды приводят к образо-
ванию больших частиц, которые легко сепарируются циклоном
обычного типа, это дает возможность сепарировать частицы
пытн размером менее 1 мкм.
Потери давления в циклонном сепараторе пыли
В дополнение к определению эффективности сбора пыли
необходима правильная оценка потерь давления в циклоне, для
того чтобы можно было рассчитать экономическую эффектив-
ность Обычно приемлемые рабочие потери давления в цикло-
не составляют не более 2,5 кПа, и при этом значительное ко-
личество энергии затрачивается на создание закрученного те-
чения. Соотношения для расчета потерь давления, как прави-
ло, эмпирические Обычно для вычисления потерь давления в
циклоне используется соотношение типа
Р=^
в котором U — тангенциальная скорость на входе, равная либо
wT, либо максимальной окружной скорости wm.
Значения £ для различных конструкций циклонов даны в
таблице
(5.12)
Отношение Скорость Скорость Потери давления ГоЛе V>T, м/с tt>m> м/с Др, Па 3,0 10,7 20,2 883,0 2,0 36,6 18,8 886,0 2,0 21,0 14,2 903,0 4,0 Н,2 15,8 2060,0
Число Эйлера (коэф- С] = bp/(pv>r/2) 12,6 0.97 3,14 27,3
фициент потерь)
Число Эйлера (коэф- Cj = Ap/(p®^/2) 3,6 4,1 7,5 13,9
фициент потерь)
Значения находятся в интервале 1 .21. Основные поте-
ри давления имеют место в тангенциальном входном устрой-
стве и в зоне выхода газа Улиточные входные устройства (с
одним входным каналом) и наклоненные вниз входные патруб-
ки могут снизить потери на входе. В работе [59] показано,
364
Глава 5
что потери давления можно связать с геометрическими пара-
метрами циклона следующим образом:
£i = Wh/Phx>. (5.13)
Здесь NH = K(.ab/Dl\ К — постоянная, зависящая от геомет-
рии входного устройства (см. табл. 5.1). Величина NH пред
ставляет уровень скоростного напора на входе, для К прини-
мается значение К — 16, если на входе нет направляющих ло-
паток, и К = 7,5 при наличии на входе спрямляющих лопаток
Соотношение (5.13) можно привести к следующему виду:
Др = 0,003ро1/2Л/н. (5.14)
Поскольку потери давления сильно зависят от скорости на
входе, очевидно, что высокие скорости обусловливают не только
повторный захват пыли, но также и чрезмерные потери дав-
ления.
Из-за высокого содержания энергии в закрученном потоке
основные потери давления в циклонных сепараторах пыли от-
носятся к зоне выхода. Во многих работах [3, 5, 11, 12] пред-
приняты попытки преобразовать энергию вращательного дви-
жения потока в энергию давления с минимальными потерями.
Конические тела, установленные в центре и простирающиеся
от выходной части вниз до окна для сбора пыли, могут умень-
шить значение £, на величину до 65 %. В работе [12] показано,
каким образом можно достичь снижения потерь давления
на 22 % путем раскрутки выходящего потока без снижения
статического давления и дальнейшего расширения результирую-
щего, преимущественно осевого, потока для преобразования
энергии вращения в энергию давления. Это реализуется путем
установки лопаточной решетки в выходном канале в двух ка-
либрах ниже по потоку от выходного сечения.
В МГД-генераторе линейно изменяющегося напряжения
газы перед входом в канал генератора раскручиваются. В ка-
мере сгорания МГД-генератора восстановление давления в
диффузоре зависит от степени расширения, длины, стеснения
входа пограничным слоем и от отношения высоты к ширине.
Если пограничный слой тонкий, характеристики улучшаются с
увеличением степени расширения, но лишь до тех пор, пока
нет отрыва потока. Склонность к отрыву потока усиливается
с увеличением стеснения сечения пограничным слоем (с умень-
шением отношения площади невязкого ядра потока к геометри-
ческой площади). В работе [5] выполнена серия подробных
испытаний с целью исследования снижения потерь давления
при использовании выходных устройств различной геометрии.
В этой работе получены такие же результаты, как и в работе
[12], с помощью центральных тел и, кроме того, показано, что
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
365
Рис. 5.9а. Тангенциальный диф-
фузор, применяемый для вос-
становления давления закру-
ченного потока с высокой ско-
ростью [5].
Рис. 5.96. Циклонный сепара-
тор пыли с наклоненным вниз
входным патрубком, применяе-
мым для снижения потерь дав-
ления [5].
если расположить диффузор так, чтобы выходящий из цикло-
на закрученный поток поступал в него с минимальными поте-
рями на отрыв (рис. 5.9,а), то можно достичь высокого уров-
ня восстановления давления вплоть до 49 % по сравнению со
случаем, когда выходящий поток проходит прямо в коленча-
тый патрубок того же диаметра, что и выходной канал. По
сравнению с конструкцией, в которой газ из циклона выходит
прямо в атмосферу, в трубу большого диаметра, или в реси-
вер, выигрыш невелик. В работе [5] показано также, как
можно получить существенное снижение потерь давления иа
входе (до 60%) путем наклона тангенциального входного пат-
рубка циклона (вниз к основанию, рис. 5.9,6).
Центробежные сепараторы других типов
В работах [52—55] описан другой тип циклонного пылеочи-
стителя с закрученным потоком, который имеет две независи-
мые регулируемые подачи газа (рис. 5 10). Загрязненные
газы проходят по центральному каналу через лопаточный за-
вихритель, служащий для создания вынужденного вихревого
течения Чистый газ вводится тангенциально в верхней части
устройства для создания во внешней области течения такого
распределения скорости, которое характерно для свободного
вихря. Параметры потока такие же, как в обычном циклоне,
за исключением того, что загрязненный газ подводится закру-
ченным в центральную область свободного вихря, где центро-
бежные силы и, следовательно, силы разделения наибольшие.
В рассматриваемом циклоне в противоположность обычному
циклонному сепаратору концентрация пыли не влияет непо-
366
Глава 5
Рнс. 5.10. Пылеочиститель с закрученным потоком [52—55J.
средственно на эффективность сепарации из-за другой струк-
туры вторичных течений в устройстве. Размер сепарируемых
частиц на порядок меньше, чем в обычном циклоне. За улучше-
ние характеристик требуется все же компенсация в виде го-
раздо больших потерь давления и необходимости подачи вто-
ричного воздуха
Значительно более высокие центробежные силы могут быть
получены в центрифуге, где в принципе можно разделить мо-
лекулы и изотопы различной массы. На практике ультрацент-
рифуги нашли сейчас промышленное применение в странах
Западной Европы и Великобритании в производстве обогащен-
ного урана. Основным препятствием при применении таких
устройств является их высокая стоимость.
Ряд опубликованных работ касается гидроциклоиов, кото-
рые производят центробежное разделение жидкости и газа и
взвеси частиц в жидкости [50, 56, 57J. Гидроцнклоны не так
эффективны, как сепараторы, из-за малого различия плотно-
стей разделяемых веществ.
5.3. ЦИКЛОННЫЕ КАМЕРЫ СГОРАНИЯ
Основные характеристики
Разработано много видов циклонных камер сгорания; три
схемы подобных устройств показаны на рис. 5.11. Для жидких
или твердых топлив обычно требуется полное удовлетворение
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
367
свойствам 1 и 2 (из перечисленных в разд. 5.1 основных ха-
рактеристик циклонов). Как правило, основным конструктив-
ным критерием является обеспечение длительного времени пре-
бывания частиц. В случае твердых топлив температуры доста-
точно высокие (1700 К), так что стенки покрываются жидким
шлаком, в который включены твердые частицы топлива. При
работе циклона в закрученном потоке происходит разделение
твердых частиц и шлака или золы; удаление их зависит от
режима работы. В случае твердых топлив с высоким содержа-
нием летучих веществ свойства 3 и 4 должны быть тщатель-
но отработаны, для того чтобы получить полное сгорание ле-
тучих веществ. ПВЯ, обнаруженное в вихревых генераторах
при высокой степени закрутки, присутствует также и в цик-
лонных сепараторах, и камерах сгорания. Из-за повышенного
уровня турбулентности, возникновения рециркуляции и прецес-
сии вихревого ядра с повышенной частотой и амплитудой не-
избежно усиление переноса частиц через поток, что снижает
эффективность сепарации по сравнению с обычными пылеочи-
стителями.
Циклонные камеры используются, как правило, для сжига-
ния топлива и обработки материалов, которые трудно сжечь
или трудно обработать с высоким КПД обычными способами;
среди них овощные отбросы, угли с высоким содержанием
золы, антрацит, нефти с высоким содержанием серы, низкока-
лорийные колошниковые газы, некоторые минеральные руды.
Рнс. 5.11. Примеры схем циклонных камер сгорания и топок:
а — горизонтальная или немного наклоненная на 5° . . . 20°. рассчитанная на высокие
тепловые нагрузки; бив — разные типы вертикальных циклонных камер, рассчн»
тайные на умеренные тепловые нагрузки.
368
Г лава 5
Они используются так же, как часть камеры сгорания МГД-
генератора (62—106). В МГД-генераторе двухступенчатые ци-
клонные камеры могут быть установлены последовательно; в
этом варианте первая ступень работает как газификатор (при
относительно низких температурах с удалением шлака из первой
ступени), а газы затем сжигаются во второй ступени с кислоро-
дом или подогретым воздухом с целью достижения высоких
температур на входе в канал генератора (~3000 К).
Циклонные камеры имеют следующие основные характери-
стики:
I. Длительное время пребывания, которое зависит от пара-
метра закрутки и длины камеры.
2 Наличие длинной тонкой кольцевой зоны рециркуляции,
образующейся в потоке вблизи стенок, которая может быть
использована для улучшения стабилизации пламени [69].
3. Из-за очень сильной закрутки поступающая топливно-
воздушная смесь подвергается действию чрезвычайно высокого
центробежного ускорения, что сопровождается значительным
повышением скорости распространения пламени [15].
4. В циклонной камере можно получить достаточно высокую
эффективность сепарации частиц [71—95], что уже обсужда-
лось выше.
5. Циклонные камеры могут быть объединены в двухступен-
чатое устройство, в котором поток, подобный потоку из вихре-
вой горелки, используется в процессе дожигания, обеспечиваю-
щем полное сгорание топлива.
Параметр закрутки в циклонных камерах существенно вы-
ше, чем в вихревых горелках. Обычно в практических устрой-
ствах значения параметра закрутки лежат в диапазоне от 3
до 20:
3<S<11 — для советских камер, тип I (рис. 5.12);
8 < S < 20 — для камер Агреста, тип III (рис. 5.13), и для
камер, базирующихся на конструкции пыле-
очистителя (рис. 5.14);
3 < S — для комбинации топки и вихревого генератора,
тип IV (рис. 5.15).
Если сравнивать циклонную камеру с камерами другого
типа, то ее можно считать промежуточной между камерой, ра-
ботающей на распыленном угле, и камерой поверхностного го-
рения (для твердых топлив). Преимущества циклонных камер
следующие:
1 Отличное перемешивание топлива и окислителя.
2 . Тепловыделение концентрируется в уменьшенном объеме
(высокая теплонапряженность).
3 . Работа при малом избытке воздуха; высокий уровень
температуры при подаче низкокалорийных топлив.
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
Рис. 5.12. Циклонная камера сгора-
ния типа 1: LfDe = 1 ... 3, Dc/Do =
= 0,4 ... 0,7, S = 2... 11; имеется не
менее двух тангенциальных патруб-
ков, подача топлива, как правило,
тангенциальная.
Рис. 5.13. Циклонная камера сгорания
типа II: L/De = 1,0 . 1,25, De/D0 =
= 0,4... 0,5, S = 8... 20; имеется от
одного до четырех тангенциальных
входных патрубков, подача топлива,
как правило, тангенциальная.
4 Возможность сжигать частицы диаметром вплоть до 5 мм.
В промышленности используются циклонные камеры сгора-
ния и технологические системы многих типов, но в целом их
можно разделить на пять основных типов камер, которые по-
казаны на рис. 5.12—5.15 и рис. 4.2. Тип I используется для
топлив высокой калорийности, иногда содержащих много ле-
тучих веществ, при сжигании которых образование шлака н
золы и их удаление не представляют серьезной проблемы Ка-
мера типа II хорошо работает при высоких параметрах закрут-
ки и используется для топлив с высоким содержанием золы,
когда возникают проблемы, связанные с образованием шлака
и выносом взвешенной золы. Циклон такого типа представляет
370
Глава 5
Рис. 5.14. Циклонная камера сгорания типа III с распределенными входными
патрубками [92]:
размеры: Do - 1.22 м. De — 0.457 м или 0.61 м, L — 3,2 м; 16 тангенциальных вход-
ных патрубков. 2 симметричных ряда по 8 штук. № 7 и 8 наклонены к торцевой
стенке на II”; расчетная максимальная нагрузка по колошниковому газу 2,1 кг/с. по
воздуху 1,05 кг/с; потери полного давлении 5 кПа.
I —литая огнеупорная облицовка; 2 — тангенциальная подача колошникового газа н
воздуха; 3 — торцевая стенка; 4 — подача с торца закрученного или незакрученного
потока газа или воздуха с помощью небольшой вихревой горелки.
очевидную модификацию стандартного циклонного пылеочисти-
теля, в котором тангенциальные входные патрубки заменены
на горелки. Камера типа III разработана в работах [70—72]
Обработанный материал
е жидкой (разе
Рис. 5.15. Общая схема технологического циклона типа V для обработки ма-
териалов.
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
371
для генерации пара путем сжигания овощных отходов (часто
содержащих много летучих веществ), которые предварительно
осушаются выхлопными газами (рис. 5.14). Здесь необходимо
распределить тангенциальные патрубки по всей длине камеры
для обеспечения однородности и стабильности потока В рабо
тах [99. 102] для сжигания газов с очень малой теплотой сгора-
ния (qv « 1,35 МДж/м3) применена циклонная камера типа III
с небольшими модификациями. Циклоны типа IV содержат
какой-либо вихревой генератор или комбинацию генератора и
топки в которых S > 3, и они включены в обзор только потому,
что их характеристики ближе к характеристикам циклонных
камер, чем к характеристикам вихревых горелок, например
циклон Энергетического института им. Г. М. Кржижановского
(ЭНИН) (см. рис. 4.2). Циклоны типа V (рис. 5.15) [113] раз-
работаны для плавки руды (например, медных концентратов)
и несколько отличаются по конструкции от четырех других ти-
пов. В следующих разделах подробно рассматриваются эти пять
основных типов циклонных камер сгорания.
Циклонная камера сгорания типа 1
Аэродинамика потока в циклоне типа I (рис. 5.12) обсуж-
дается в работах [72—74]. В частности, в работе [75] кроме
измерений профилей скорости тщательно изучено влияние раз-
личных параметров, таких, как отношения L/Do, De!D0,
Ае/Ат и количество и расположение входных тангенциальных
патрубков. Общая аэродинамика течения в таких циклонах по-
казана на рис. 5 16 Различается пять характерных кольцевых
областей [93]. Имеются два направленных вниз основных по-
тока, которые коаксиально вращаются и несут основную мас-
су газа' пристеночный поток (/) н приосевой поток (3).
В этих потоках совмещаются максимумы величин w и и. По-
токи 1 и 3 разделены периферийной промежуточной областью
2, занятой поднимающимися турбулентными вихрями, которые
отделяются от потоков 1 и 3 и образуют в результате обрат-
ный поток 2. В области 2 профиль w имеет минимум, а вели-
чина и имеет обратный знак, т. е. профили окружной и осе-
вой скоростей имеют форму седла, которая меняется по высо-
те циклона. В центральной области 5 два слабозакрученных
осевых потока движутся навстречу друг Другу — прямой поток
со стороны верхней части и обратный поток в сторону выхода.
Эти центральные потоки приобретают подкрутку, когда они
проходят мимо области потока 3 из за турбулентного мас-
сопереноса через осевую промежуточную область 4 Осевые
скорости в области 4 имеют обратное направление, и поток
движется к верхней части. Газ, истекающий из тангенциальных
372
Глава 5
а
Рнс. 5.16 Структура течения в циклонной камере типа 1 [63—67]:
а — профиль осевой скорости в сопле и характер движения в осевом направлении;
б— профиль окружной скорости и характер окружного движения.
патрубков, разделяется на два вращающихся потока, один из
которых проходит к выходу (поток /), а другой движется по
направлению к верхней части. Соотношение расходов в них
определяется относительным расстоянием патрубков от верх-
ней части; увеличение этого расстояния повышает расход по-
тока, текущего вверх.
Поскольку выходная часть циклона находится внизу, осе-
вая и окружная скорости восходящего потока быстро умень-
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
373
шаются по мере приближения к верхней стенке, а радиальная
скорость существенно увеличивается. Большая часть потока
(газ), не достигая оси циклона, приобретает осевую скорость
и покидает верхнюю часть, образуя поток 3. Тем не менее не-
которая часть газа в пограничном слое у верхней стенки пере-
носится к оси циклона и образует слабый нисходящий поток 5.
Этот поток быстро размывается и исчезает на длине порядка
одного калибра камеры. Зоны рециркуляции, показанные в
нижней части циклона вблизи выхода, бывают особенно хоро-
шо развиты в высоких камерах (L/Do as 2,4 ... 4,0) и при
небольшом диаметре выходного канала (£>е/7>о ~ 0,3 ... 0,4).
В конструкциях, имеющих внутренний уступ (см. рис. 5.12)
или имеющих тангенциальные входные патрубки, которые рас-
пределены по длине циклопа, структура рециркуляционного
течения изменяется, а время пребывания увеличивается из-за-
того, что поток 1 прилипает к наружной стенке по всей высо-
те до самого дна камеры.
Отсюда видно, что необходимо использовать по меньшей
мере два симметрично расположенных тангенциальных вход-
ных патрубка, так как в противном случае поток приобретает
чрезвычайно неоднородную структуру, особенно когда L/DK >
> 1,5 и De/De > 0,5. При использовании одиночных блоков тан-
генциальных входных патрубков имеет место не только появ-
ление неоднородностей потока и неполное сгорание, но и уве-
личение коэффициента потерь давления [74]. Площадь танген-
циального входа, или отношение /г/71е, заметно влияет на
профили окружной и осевой скоростей в циклонной камере.
При увеличении этого отношения седлообразные профили ско-
рости сглаживаются из-за уменьшения осевой и окружной ско-
ростей в области /; при этом обратный и прямой потоки в
областях 4 к 5 исчезают, а вместо них появляется сильный
центральный нисходящий поток. Конфигурация тангенциальных
патрубков не влияет решающим образом на структуру тече-
ния [74]. Положение тангенциальных патрубков относительно-
верхней части и горла определяет соотношение расходов в по-
токах 1 и 3. Предлагается размещать тангенциальные патруб-
ки на некотором расстоянии от верхней стенки циклона
(a/L ~ 0,08 ... 0,15). Диаметр горла является одним из важ-
ных параметров, а рекомендуемые его значения находятся в
диапазоне 0,4 ... 0,7О0. При увеличении L/Dc сверх 1,5 (для
получения длительного времени пребывания) поток / по
сравнению с потоком 3 усиливается; при L/De > 2,5 необ-
ходимо распределять тангенциальные вхотные патрубки по
длине циклона для сохранения симметрии и однородности по-
тока.
374
Глава 5
В работе [88] выполнены подробные измерения характе-
ристик турбулентности потока в циклоне типа 1 с помощью
термоапемометра. В этой работе показано, что наибольшие
значения интенсивности турбулентности имеют место вблизи
максимума тангенциальной скорости (область 3 на рис. 5.16).
Около наружных стенок интенсивность турбулентности пример-
но в 5 раз ниже. После удаления выходного сужения (горла)
(при этом циклонная камера становится очень похожей на вих-
ревую горелку) наблюдается повышение среднеквадратичных
значений пульсационных скоростей (и'2 и к/2) вблизи стенок в
1 5 раза, а в основном потоке (область 3) понижение в
3 . . 5 раз по сравнению с циклонной камерой, снабженной
выходным сужением (горлом). Для вихревых горелок это яв-
ляется важным свойством и дает возможность достичь задан-
ного уровня турбулентности при низком значении параметра
закрутки.
Поток в пограничном слое у верхней стенки циклона, рас-
положенной напротив выхода, играет решающую роль в фор-
мировании структуры течения, показанной на рис. 5.16. Струк-
туру течения в циклоне можно сильно изменить путем измене-
ния распределения давления по верхней стенке. В работе [92]
показано, что небольшие радиальные перегородки, приварен-
ные к торцевой стенке, смещают зону циркуляции (область 2
на рис 5.16) по направлению к выходу и также интенсифици-
руют рециркуляционные зоны, образующиеся в углах вблизи
выхода Наклонение входных тангенциальных струй к основа-
нию может изменить направление потока в области / в сторо-
ну днища, а также изменить интенсивность турбулентности и
расход в этой области. В работах, связанных с газовыми ядер-
ными ракетными двигателями, показано также, что можно до-
биться изменения направления течения в пограничных слоях у
обеих торцевых стенок циклонной камеры при использовании
тангенциального вдува небольшого количества газа в погра-
ничный слой на небольшом радиусе с таким же полным дав-
лением, как и у основного входящего потока, что исключает
большие радиальные градиенты давления, а следовательно, и
движение газа внутрь, которое обычно имеет место из-за
уменьшения окружной скорости в пограничном слое.
Для создания камер сгорания, обладающих высокой эффек-
тивностью, широкими границами устойчивого горения, широки-
ми пределами регулирования и не загрязняющих атмосферу,
важно иметь возможность путем простых воздействий на аэро-
динамику течения в циклонной камере такого типа получить
сильные изменения структуры течения, зон перемешивания, ре-
циркуляционных зон и распределения турбулентных характе-
ристик.
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
375
Циклонные камеры сгорания типа II
Циклонные камеры этого типа (рис. 5.13) обычно использу-
ются в тех случаях, когда топливо содержит много золы и мало
летучих веществ [76—78]. Недавно такие циклонные камеры
стали использовать в Японии для частичного сжигания смеси
известняка и угля, служащей сырьем для цементной обжиговой
печи, что позволило использовать более короткую вращающую-
ся печь
Первые конструкции таких циклонных камер из соображе-
ний простоты имели только один входной патрубок, но после-
дующие работы показали, что симметричное расположение не-
скольких, предпочтительно четырех, тангенциальных сопел-го-
релок по периферии циклона кроме обеспечения низких потерь
давления создает однород-
ное течение, оптимальные
зоны рециркуляции и луч-
шие характеристики стаби-
лизации пламени и тепловы-
деления [81]. Структ>ра те-
чения (рис. 5.17) аналогич-
на структуре течения в цик-
лонном сепараторе пыли.
В циклонной камере обра-
зуется длинная кольцевая
зона рециркуляции, имею-
щая клиновидную форму,
на выходе формируется те-
чение типа течения в вихре-
вой горелке [100]. Харак-
терной особенностью такой
системы является возмож-
ность быстрого расширения
потока вокруг пшруженной
в него выхлопной трубы и
его радиального стока к вы-
ходу, минуя весь объем цик-
лона, т. е. так же, как в
пылеочистителе. Этот про-
цесс зависит от площади и
формы тангенциальных
входных патрубков На
рис. 5.18 показаны резуль-
таты экспериментов [80], в
которых изменялись скоро-
сти подачи вторичного воз-
Выход
Рис. 5.17. Структура течения в циклон-
ной камере типа II [66—68].
376
Глава 5
4тангенцио.пъных
Рнс. 5.18. Влияние скорости воздуха н параметра закрутки на распределение
газа по циклонной камере типа II [701:
2, 3. 4, 6 —номера измерительных отверстий; А. В. С, D — потоки воздуха; Da — 1.45 м,
i — 1.62 м, De — 0,735 м; расход вторичного воздуха составляет 80 .. . 90 % полного
расхода.
Номер испытания 2 3 5
Распределение расхода, %: 45 38 25
В 23.5 19 19
С 4 12 15
D 27,5 31 41
Положение щелей 4 щели полностью 4 щели полностью Щели открыты на-
открыты открыты половину
'Скорость вторичного воз- 62,5 54,5 77,2
духа, м/с Расход воздуха, кг/ч 26670 22 990 13 230
Параметр закрутки 8.82 10,6 21
духа, площадь тангенциальных каналов и, следовательно, па-
раметр закрутки, с тем чтобы увеличить долю потока, дости-
гающего зону вблизи дна топки (от 27 до 44%). На практике
радиальный сток воздуха вблизи погруженной выхлопной тру-
бы обусловливает высокую концентрацию СО в нижней части
камеры из-за недостатка О2, особенно при сжигании твердых
топлив (т. е. углей, овощных отходов), так как, пока поток не
достигнет этой зоны, полного сгорания не происходит Однако
сгорание до высокой полноты осуществляется в процессе дого-
рания в выходной части камеры так же, как и в потоке, поки-
дающем вихревую горелку.
В работе [97] показано, как можно получить сильные изме-
нения в периферийном течении путем изменения расположения
тангенциальных каналов относительно выхода (рис. 5.19). Ре-
зультаты ясно показывают различие структур течения в цик-
лонных камерах типов I и II и возможность получить в данной
конструкции желаемую структуру течения и значение времени
пребывания. Большинство конструкций можно отнести к кате-
гориям циклонов типа I или II.
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
377
ложення тангенциальных входных
патрубков на структуру течения в
циклонных камерах типов I и II
[97].
Циклонные камеры сгорания
типа III
Циклонная камера сгорания
этого типа показана на рис. 5.14.
Она была разработана [70] для
сжигания растительных отходов,
содержащих большое количество
летучих веществ, и впоследствии
была применена для сжигания
низкокалорийных газов [94, 102).
В таких циклонах можно полу-
чить исключительно большое
время пребывания (примерно в
15 раз больше времени, рассчи-
танного по средней осевой ско-
рости). По длине камеры профи-
ли окружной скорости в основ-
ном однородны, а поток обычно
разделяется на две части, одна
из которых совершает спираль
ное движение в направлении вы-
хода, а другая движется к дни-
щу. где течение в пограничном
слое переносит рабочее тело в
центральный восходящий поток,
совершающий вращательное движение в направлении выхлопа
(рис. 5.20). Между этими двумя потоками образуется неболь-
шая кольцевая зона рециркуляции. Значительного изменения
аэродинамики потока можно добиться установкой на днище не-
больших радиальных перегородок, а также путем изменения
параметра закрутки (рис. 5.21) [72].
Аэродинамика потока в циклоне этого типа имеет много об-
щего с аэродинамикой потока в циклоне типа I, за исключе-
нием того, что в циклоне III тангенциальные входные каналы
равномерно распределены по длине циклона. Иначе в потоке
внутри длинных циклонных камер (L/Do > 2) могут возник-
нуть области неустойчивости.
Потоки на выходе из циклонов всех трех типов подобны и
аналогичны потоку за вихревой горелкой, что, очевидно, можно
использовать для стабилизации пламени [92—95, 120]. Нали-
чие погруженной внутрь выхлопной трубы необходимо лишь
для циклонов типов I и II, в которых сжигаются частицы, для
того чтобы предотвратить сток чрезмерного количества частиц
через пограничный слой на верхней стейке.
378
Глава 5
Рис. 5 20. Структура течения в циклонной камере типа III в изотермических
условиях; Do = 140 мм, De/D0 = 0,27; симметричные гангенпиальиые сопла
диаметром 6 мм распределены на два ряда.
«— профили окружной скорости в различных сечениях; б — характер движения в осе-
вом направлении
/ 2 3 4 6 6 7 в 9 Ю П 12 /3 /4
Рис. 5.21. Влияние радиальных перегородок размером 6Х I мм, установлен-
ных на торцевой стенке циклонной камеры типа III (ср. с рис. 5.20):
а —профили окружной скорости в различных сечениях; б —характер движения в осе»
вом направлении.
В работах [92, 102] усовершенствована конструкция цикло-
на типа III с целью сжигания низкокалорийных колошниковых
газов; усовершенствование заключается в облицовке стенок ка-
меры огнеупорным материалом для реализации метода много-
режимной стабилизации пламени, включающего создание ре-
циркуляции газов, вторичного теплового излучения и изоляции
огнеупорными стенками, обеспечение большого времени пребы-
вания и увеличения турбулентной скорости распространения
пламени под действием значительного ускорения, создаваемого
закрученным потоком. Фронт пламени располагается вблизи
огнеупорных стенок в длинном кольцевом объеме, простираю-
щемся по всей длине циклона, а пламя с низкой температурой
(около 1000 К) могло поддерживаться без подачи дополнитель-
ного топлива.
Циклонная камера сгорания типа IV
Циклонная камера сгорания типа IV включает комбинацию
вихревой горелки и топки, имеющей высокую степень закрутки
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
379
(S > 3). В циклонах этого типа реализуется сложная структура
течения, и они зачастую используются для сжигания топлив
высокого качества, поскольку их характеристики удерживания
частиц гораздо хуже, чем у циклонов типов I — III Важными
в этой области являются работы [94, 95| На рис. 4.2 показана
конструкция циклона, которая подвергалась большим доводоч-
Рис. 5.22. Влияние способа впрыска топлива на структуру пламени и темпера-
туру в циклонной камере типа IV (см. рис. 4.2). Схема а дает наименьший
Уровень выбросов и оптимальные характеристики горения.
I ~ направление вращения вихря; 2 — богатые топливом области.
380
Г лава 5
ным работам. Поток, который сильно закручен лопатками,
установленными под углом 80° к нормали, проходит вокруг
плохообтекаемого тела в топку, облицованную огнеупорным
материалом. Тяжелое нефтяное топливо с высоким содержа-
нием серы впрыскивается тангенциально в пограничный слой
за плохообтекаемым телом, и пламя вначале располагается в
этой области. Ни в одной точке пламя не контактирует со стен-
кой топки. Вся центральная часть потока вблизи плохообтекае-
мого тела богата топливом, и такое устройство дает наилучший
уровень выброса SO2. Процесс иллюстрируется на рис. 5.22,
где также показано влияние метода впрыска топлива на уро-
вень выбросов загрязняющих веществ; оптимальным с точки
зрения горения и выбросов является впрыск топлива тангенци-
ально в направлении движения потока. Полного сгорания не
происходит до тех пор, пока поток не достигнет выхода, где
вихревая горелка обеспечивает хорошие характеристики стаби-
лизации пламени и сгорания топлива. Таким образом, данная
система представляет собой двухступенчатую камеру с богатой
топливом первичной зоной, расположенной внутри циклонной
камеры, и с бедной топливом вторичной зоной, расположенной
снаружи и предназначенной для достижения полного сгорания
топлива. Для сведения к минимуму выброса SO2 температура
пламени поддерживается на самом низком возможном уровне
путем организации сильного стока тепла вблизи выхлопа ка-
меры.
Измерения в системе, которая в аэродинамическом отноше-
нии подобна рассматриваемой, показывают [106], что поток за
центральным плохообтекаемым телом имеет слабую рецирку-
ляцию, является сильно турбулизироваииым и служит стабили-
затором пламени, образуя в пограничном слое локальные зоны,
богатые топливом [94, 95].
Технологические циклоны типа V
В этих циклонах материал подается в осевом направлении
в кольцевой капал с верхней части вблизи выходного сужения
(горла), где он уносится вихрем и сепарируется на стенки ка-
меры; затем расплавляется и удаляется (рис. 5.23,а — в). На-
грев материала при перемещении его по объему циклона про-
исходит в 1,2... 2 раза интенсивнее, чем в случае, когда рас-
плав течет вниз по стенке [ЮЗ]. На рис. 5.23 показаны три
различных типа технологических циклонов. Задача каждой
конструкции состоит в предотвращении попадания частиц в
зону сепарации н уноса их радиальным потоком в выходной ка-
нал. Следует добиваться компромисса между увеличением
окружной скорости, необходимым для повышения эффективно-
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
381
Рис. 5.23. Схемы технологических циклонов типа V:
а — лопаточного типа; б — трубчатого типа; в — жалюзийного типа.
/ — обрабатываемый материал; 2 — воздух и гошгиво.
сти сепарации частиц, и увеличением осевой скорости, необхо-
димым для получения минимальных потерь давления (это со-
ответствует низкому значению параметра закрутки). Сепара-
тор лопаточного типа обладает минимальным сопротивлением
потоку, а сепаратор жалюзийного типа дает максимальный
расход через наименьшее поперечное сечение сепаратора, что
обеспечивает наилучший нагрев расплава на дне циклона и
наиболее выгодное и надежное удаление шлака. В работе
[103] приведены следующие конструктивные параметры, обес-
печивающие оптимальную аэродинамику течения в циклоне:
D'IDq яа 0,4 ... 0,6; Нь/Но as 0,35 ... 0,45 (Hi, — высота вход-
ных лопаток). Шероховатость стенок должна всегда сохранять-
ся минимальной.
Многорежимные циклонные камеры сгорания
Циклонные камеры в эксплуатации могут работать или как
вихревые горелки с использованием выходящего из них потока
(в котором при правильном расширении образуется централь-
ная зона рециркуляции), или как нормальная циклонная ка-
мера с кольцевым фронтом пламени, расположенным вблизи
внутренней стенки. В работе [101] показано, что небольшие
изменения расхода воздуха, подаваемого в многорежимную ка-
меру, могут вызвать существенные изменения структуры тече-
ния. В работах [100—102] показано, что в циклоне типа II
можно осуществить переброс фронта пламени, с тем чтобы цик-
лон работал либо как вихревая горелка, либо как циклонная
382
Глава &
б
Рис. 5.24. Многорежимиая циклонная камера сгорания. Диаметр камеры
152,5 мм, диаметр выходного канала 78 мм. диаметр тангенциального вход-
ного патрубка 18,7 мм, длина камеры 309 мм, длина погруженной части вы-
хлопной трубы 125 мм. Штриховкой отмечены области, занятые горением.
с — режим I: горение на выходе и внутри; газы с высокой теплотой сгорания, состав
смеси от богатого до стехиометрического, сс^ I;
б — режим II: снаружи гореиде отсутствует: горение вблизи стенки камеры на ра-
диусе г я» 0,7; газы с низкой теплотой сгорания, смесь бедная, I < а < 2;
е — структура течения в циклонной камере по лазерным измерениям на водяной мо-
дели.
камера; таким образом, создается многорежимый циклон, в ко-
тором характеристики пламени могут быть точно подобраны в
соответствии с рабочими параметрами системы. Структура те-
чения внутри циклонной камеры и на ее выходе была определе-
на с помощью исследования, проведенного на водяной модели.
Два различных режима горения и стабилизации пламени пока-
заны на рис. 5.24. Последующая работа [6] подтвердила каче-
ственные результаты, полученные на водяной модели, и позво-
лила сделать вывод о том, что при горении размеры рецирку-
ляционной зоны на выходе значительно уменьшаются (как и
в вихревой горелке). На рис. 5.25 показаны пределы стабили-
зации пламени в этой горелке. Хорошо различимо изменение
режима работы, и видно также, что можно получить и другие
режимы горения вторичного характера [6]. Подобные режимы
горения и их изменения обнаружены также для циклонов типа
III. Можно ожидать, что в циклонах других типов будут реали-
зовываться аналогичные режимы горения.
Потери давления
Циклонные камеры сгорания всегда работают при более вы-
соких параметрах закрутки, чем соответствующие вихревые го-
релки; потери полного давления в циклонной камере могут
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
383
Рис. 5 25. Диаграмма пределов срыва пламени н режимов работы многоре-
жимной циклонной камеры сгорания [6].
быть высокими, если не принимать тщательных мер для их
уменьшения (например, посредством уменьшения уровня ско-
ростей иа входе).
Наиболее простые соотношения для определения потерь
полного давления в циклонах различных типов приведены в ра-
боте [87]. Там потери полного давления в циклоне представле-
ны как сумма потерь давления в тангенциальных входных ка-
налах Др< и потерь в основном объеме камеры Др„ (т. е.
начиная от тангенциальных входных каналов и до выхода нз
камеры):
Др = Др, + Др„.
На основании подробных измерений, выполненных на множест-
ве различных циклонов, было показано, что
Apt = £X₽/2g.
384
Глава 5
В работе |75] проведена дальнейшая детализация, касаю-
щаяся величины &рсс. Тем ие менее окончательный анализ
этой работы не дает результатов, которые бы сильно отлича-
лись от данных, приведенных выше. Коэффициент потерь дав-
ления в тангенциальных входных каналах составляет обычно
1,3 .1,4. Значения для типичных геометрических парамет-
ров входа приведены на рис. 5.26, а. Коэффициент потерь па
создание закрутки тангенциальным входным устройством со-
ставляет 1,3... 1,4 и увеличивается при добавлении заслонок,
уступов и коаксиальных трубок для подачи газообразного топ-
лива. В случае радиальных направляющих лопаток вида IV и
V реализуется, как правило, низкий коэффициент потерь, за
исключением случаев, когда поток перед входом в вихревую
камеру дважды поворачивается не девяносто градусов (т е
вариант IV рис. 5.26, а, для которого ti = 1,85)
Подобным образом определяется t\pcc = t,ccpu2J2g, где uQ —
средняя осевая скорость в горле, — коэффициент потерь
давления от входа до выхода, зависящий главным образом от
геометрических параметров выходной части (рис. 5.26,6). Для
сходящегося выходного канала (вариант V) коэффициент по-
терь давления наименьший, в то время как выходное устрой-
ство, построенное по типу выходного канала циклонного пыле-
очистителя, создает течение с наибольшим коэффициентом по-
терь (£,, « 4). Для первого варианта циклона, показанного на
рис. 5.26, б, коэффициент потерь на выходе равен 1,8 в случае
простого выходного канала и 2,2 в случае канала с погружен-
ной трубой. Указанные коэффициенты потерь имеют место при
Ое/Оо = 0,45.
В работе [87] сделаны также попытки обобщения экспери-
ментальных данных с целью получения графической зависимо-
сти и эмпирического соотношения, пригодных для расчета
влияния изменений диаметра горла на потери полного давле-
ния в камере. Относительное сопротивление камеры определя-
ется как отношение действительных потерь давления в камере
для данного значения De/D0 к потерям давления в той же ка-
мере при значении De/Do = 0,45. Результаты совместной обра-
ботки данных по потерям давления иа циклонных камерах сго-
рания восьми различных типов показаны на рис. 5.26, в. При-
веденная в безразмерной системе координат кривая согласует
ся почти со всеми экспериментальными данными, включая опы-
ты с горением топлива в циклоне и без горения. Отсюда вид
но, что сопротивление циклонной камеры почти полностью
определяется потерями давления в ее выходной части. Для
значений De/D0 ~ 0,3 . .. 0,7 зависимость, полученную на
Рис. 5.26. Потери давлении в циклонных камерах различных схем.
в —потери на входе для закручивающих устройств различных типов:
б—потери ни трение в камере, закрутку и потери в выходном устройстве.
в—зависимость относительных потерь давления в циклонной камере от (без
учета потерь на распределение воздуха); точки получены в испытаниях восьми раз-
личных циклонов в условиях автомодельности по числу Рейнольдса (Re > 50 000) 11071.
13 Зак. 434
386
Глава 5
рис. 5.26, в, можно описать соотношением
Дрсс __ 0.9 _ ।
(ДРсс),).4> DelD<
или Лр„ — (.\рсс\,л- ( г>еЮ:. ~ О’
Общие потери давления в циклоне получаются путем добавле-
ния указанных выше потерь к потерям на входе Др, или
(a’|pr/2g). Учитывая, что потери на входе остаются постоян-
ными, поскольку площадь тангенциальных входных каналов не-
изменна, из данных рис. 5.26, в можно видеть, что снижение
значения DeIDc от 0,45 до 0,3 ведет при прочих равных усло-
виях к двукратному увеличению аэродинамического сопротив-
ления камеры сгорания. Как и ожидалось, увеличение значе-
ния De/Ds до 0,6 вдвое снижает Таким образом, исполь-
зуя коэффициенты сопротивления, данные на рис. 5.26, а и б
для D„/Dn = 0,45, а также приведенное выше соотношение мож-
но рассчитать потери полного давления в циклонной камере
сгорания. Указанные соотношения следуют из данных, полу-
ченных в работе [71] при горении топлива в камере. Эти со-
отношения позволяют с приемлемой точностью рассчитать дру-
гие циклонные камеры и некоторые вихревые горелки.
Интересно сравнить эффективность закрутки потока в цик-
лонных камерах и вихревых горелках. В вихревых горелках
эффективность закрутки определяется закруткой потока на вы-
ходе. Так как большая часть объема зоны рециркуляции, а так-
же область высокого уровня турбулентности и, следовательно,
интенсивности перемешивания располагаются за выходным се-
чением, можно ожидать, что чем больше уровень эффективно-
сти закручивания потока при данном значении S, тем больше
расход в рециркуляционной зоне, выше уровень турбулентности
и скорости перемешивания (см. гл. 4). Так как внутреннее об-
ратное течение образуется довольно редко, энергия закрутки
потока в вихревой горелке диссипирует слабо, поэтому можно
получить высокую эффективность закрутки потока — порядка
70... 80 %. К циклонным камерам сгорания применимы раз-
личные критерии. В работе [95] показано, что эффективность
закручивания потока в циклонных камерах сгорания состав-
ляет обычно 8... 15 % (рчс. 5.27). Кривые на этом рисунке
получены путем интегрирования профиля измеренной окруж-
ной скорости в циклонной камере и сравнения результата с ве-
личиной энергии, подводимой на входе. Следовательно, здесь
учтена диссипация энергии, обусловленная образованием вну-
тренних обратных потоков и высокими уровнями турбулентно-
сти в циклонной камере. Про циклонные камеры можно ска-
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
387
Рис. 5.27. Зависимость эффективности закручивания т] в циклонной камере от
конструктивных параметров ,[75].
зать, что если потери на входе в них сведены к минимуму, то
выгодной является низкая или средняя эффективность закру-
чивания потока, так как при этом расход энергии переносится
иа образование крупных внутренних обратных токов и высо-
ких уровней турбулентности, которые требуются в случае ис-
пользования веществ с высокой летучестью. Для топлив с низ-
ким содержанием летучих веществ требуются более высокие
значения эффективности, так как образование обратных пото-
ков и высокая интенсивность турбулентного перемешивания не
имеют такого большого значения.
К сожалению, данных, имеющихся в литературе, недоста-
точно для сравнения эффективности закручивания потока в
циклонных камерах двух типов, которые обсуждались в данном
разделе. Тем не менее имеется достаточно данных для того,
чтобы определить влияние изменения геометрических парамет-
ров на эффективность циклона первого типа (см. рис. 5.12 и
5.16), что отражено на рис. 5.27. Наибольшая эффективность
достигается при следующих значениях геометрических характе-
ристик:
£/D0<l,5 ... 1,8; п^2 ... 4;
D.1Dd = 0,4 ... 0,65; Лг/Ло = О,1 ... 0,3.
13*
388
Глава 5
Структура пламени в циклонной камере сгорания
Объем информации о процессе горения в циклонной камере
мал по сравнению с информацией о процессе в вихревых горел-
ках. Основная причина этого состоит в том, что все реальные
циклонные камеры сгорания используются исключительно для
сжигания твердых топлив, а это затрудняет выполнение боль-
шей части аэродинамических и других измерений. В процессе
сжигания твердого топлива, особенно угля, иа стейках циклона
образуется шлак, в который включены частицы угля; по этой
причине время пребывания существенной доли частиц угля
значительно увеличивается. Результатом является улучшенная
полнота сгорания Как указывалось ранее, подробные измере-
ния поля течения в циклонных камерах выполнены в изотерми-
ческих условиях и при горении [6, 73, 75]. Путем сравнения
структур и цветов пламен с распределением индикаторного
газа СО2 в изотермической модели циклонной камеры типа II
было показано, что центральная подача топлива в осевом на-
правлении далека от идеальной и приводит к плохому переме-
шиванию топлива и воздуха [72]. Для улучшения перемешива-
ния и повышения полноты сгорания предпочтительнее подавать
топливо тангенциально. Посредством изменения положения то-
чек подвода воздуха вдоль стенки камеры можно получить или
голубое пламя, или желтое, сильно излучающее пламя. Фото-
графии показывают, что положение фронта пламени внутри
циклонной камеры также может изменяться при изменении
скорости на входе и смещении точки подвода топлива Иногда
окончательное догорание топлива происходит иа выходе в пла-
мени, которое очень похоже на пламя вихревых горелок мно-
гих типов [72 101] Наибольшую полноту сгорания получают
при подводе 2 3 % воздуха по оси симметрии. Для увеличе
иия времени пребывания и повышения полноты сгорания ис-
пользуется также двухступенчатое горение.
Одним из наиболее замечательных свойств циклонной каме
ры является возможность отделения золы в процессе горения
[70, 71, 76, 86]. В работах [70, 71] показано, каким образом
можно эффективно сжечь влажную кожуру грейпфрутов или
шелуху семян хлопка и, используя циклонные свойства каме-
ры, отделить остаточную взвешенную золу, которая использу-
ется далее как удобрение. В работе [72] показан способ, с по-
мощью которого камера такой же конструкции может быть
приспособлена для сжигания угля с высоким содержанием ле-
тучих вешеств или тяжелых жидких нефтяных топлив низкого
качества.
Циклонная камера сгорания типа IV так сконструирована
для сжшания нефтей с высоким содержанием серы чтобы пла-
Циклонные сепараторы и камеры сгорания 389
мя не входило в контакт со стенками камеры; это необходимо
для устранения проблемы коррозии, которая имеет место в
конструкциях предшествующих типов [94, 951. На рис. 5.22
[95] показаны богатые топливом области трех видов пламен,
образующихся в циклоне типа IV, в котором используется на-
правленный впрыск топлива, а также соответствующие распре-
деления температуры. Как уже упоминалось ранее и также
видно из рис. 5.22, в циклопах, в которых имеются богатая
топливом область пламени в следе плохообтекаемого тела и
область догорания в выходящем потоке, осуществляется двух-
ступенчатый процесс горения.
Циклонные камеры сгорания типов I и II (рис. 5.12 и 5.13)
часто используются для сжигания углей низкого качества
[72, 86]. Обобщение результатов затруднительно, так как изме-
нение расположения или размера тангенциальных каналов или
формы выходного канала могут создать значительные измене-
ния зон горения, интенсивности горения и полноты сгорания
[76]. Тем не менее можно сделать следующие выводы:
1. Следует использовать по меньшей мере два симметрич-
ных входных тангенциальных канала. Использование только
одного тангенциального канала приводит к неоднородности
зоны горения, особенно в длинных камерах, и к увеличению об-
щих потерь давления [73, 74, 78, 81].
2. При подаче угля в качестве топлива может образоваться
несколько (до трех) бедных кислородом областей газификации,
особенно в циклоне типа II, показанном на рис. 5.17 [76—81].
Это иллюстрируется иа рис. 5.28, где показано пространствен-
ное распределение избыточного воздуха в циклонной камере,
имеющей один тангенциальный подвод воздуха и угля и пред-
назначенной для сжигания малозольного угля с высоким со-
держанием летучих веществ. Хорошо заметна асимметрия зоны
горения. Можно различить три области, в которых коэффи-
циент избытка воздуха а < 1. Наименьшие значения а обнару-
жены не сразу за входными каналами, а на некотором расстоя-
нии от них, п эта область несколько смещена вправо относи-
тельно оси циклона. Пристеночная область занимает узкую по-
лосу на периферии циклона. Ее внутренняя граница располо-
жена на расстоянии ие более 10... 15 мм от стенки и харак-
теризуется быстрым повышением а от 1 до 1,5. Третья бедная
кислородом кольцевая область расположена вокруг выхлопной
трубы. В большинстве циклонов догорание происходит обычно
на выходе [72]
3 Циклонные камеры сгорания типа II обычно используют-
ся для сжигания углей низкого качества повышенной зольно-
сти и содержащих большое количество летучих компонентов.
390
Глава в
Рис. 5.28. Изолинии, характеризующие значения коэффициента избытка воз-
духа а в циклонной камере типа II при сжигании распыленного угля.
Характеристики сепарации золы в циклоне типа II лучше, чем
в циклоне типа I.
Результаты подробных исследований аэродинамики течения
в циклонной камере сгорания показывают, что структура тече-
ния в циклоне в изотермических условиях и при горении обла-
дает определенным подобием [72—86], и, как правило, резуль-
таты, полученные в изотермических условиях, можно с доста-
точной точностью переносить на те случаи, когда имеет место
горение топлива [97]. Основная причина этого положения за-
ключается в том, что процесс горения занимает большую часть
объема циклонной камеры, и поэтому не создаются сильные
радиальные градиенты плотности и давления, которые обуслов-
ливают различие между изотермическими условиями и усло-
виями при горении топлива (в противоположность явлениям в
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
391
вихревых горелках, см. гл. 4). Это также объясняет примени-
мость изложенного в работе [87] метода расчета аэродинами-
ческого сопротивления циклонных камер как к изотермическим
условиям, так и к условиям горения (включая некоторые типы
вихревых горелок) Экспериментальные данные авторов работ
по циклонным горелкам типа Ш показывают, что их аэродина-
мическое сопротивление можно рассчитать по эмпирическому со-
отношению работы [87], несмотря на различия в конфигурации.
Параметр закрутки в большинстве циклонных камер без горе-
ния топлива очень велик (обычно S > 10). При горении момент
количества движения при входе в циклонную камеру остается
примерно постоянным. Тем не меиее осевое количество движе-
ния выходящего потока существенно увеличивается из за экзо
термических реакций и ограничения потока газов стенками
циклонной камеры Величина параметра закрутки уменьшает-
ся в соответствии с соотношением S = SO(7'BJ1/7'B1JX),
где Гох и Твых — средние температуры газов иа входе и на вы-
ходе в кельвинах, So — параметр закрутки в изотермических
условиях.
Этот вывод подтверждают также данные работ [6, 104], в
которых установлено, что основное влияние горения в циклоне
заключается в снижении параметра закрутки на выходе и, сле-
довательно, в уменьшении размера внутренней зоны рецирку-
ляции в области выхлопа. Тем не менее внутренняя структура
течения для значений г/г» > 0,5 существенно не изменяется.
При сжигании в циклоне твердого топлива движение твер-
дых частиц в основном определяется фактическим уровнем
окружной скорости на входе и снижением окружной скорости
при движении газа по циклону. Эти факторы определяют спо-
собность циклона «взвешивать» частицы в поле «искусствен-
ного тяготения» (увеличивая их время пребывания). Поэтому
циклонные камеры сгорания (миогорежимные или двухступен-
чатые) являются перспективными устройствами для сжигания
низкокалорийных газов, сжигания плохо горящих твердых топ-
лив и в тех случаях, когда существенное значение имеет сепа-
рация золы.
5.4. ЦИКЛОНЫ, ЦИКЛОННЫЕ КАМЕРЫ СГОРАНИЯ,
ОБРАЗОВАНИЕ РЕЦИРКУЛЯЦИОННОГО ВИХРЯ "
И ПРЕЦЕССИЯ ВИХРЕВОГО ЯДРА
Анализ явления образования рециркуляционного вихря и
прецессии вихревого ядра в вихревых горелках дан в гл. 4.
> Под рециркуляционным вихрем в дальнейшем понимается рециркуля-
ционное течение (возникающее в приосевой области закрученной струи,
распространяющейся из циклона). которое может проникать внутрь цикло-
на. — Прим ред.
392
Глава 5
В частности, показано, что режим горения очень сильно воз-
действует на прецессию вихревого ядра, горение перемешанной
смеси повышает и частоту, и амплитуду прецессии, а диффузи-
онное горение способствует снижению амплитуды примерно на
порядок величины.
Подобное явление имеет место в выходной части циклонов
и камер сгорания при условии, что выход центральный и не
имеет загромождений. Это явление не достаточно хорошо опи
сано в литературе и часто трактуется как некий вид гидроди-
намической неустойчивости. В первую очередь ссылаются на
вихревой свисток [68, 107, 108]. Закрученная струя воздуха,
выходящая из циклонной камеры в покоящийся воздух, издает
характерный звук, частота которого зависит от числа Рей-
нольдса и геометрических параметров. В работе [68] для вих-
ревого свистка выведено соотношение между частотой прецес-
сии и максимальной окружной скоростью, подобное соотноше-
нию, которое получено для вихревых горелок в гл. 4. В ука-
занной работе показано также, что частота колебаний в вихре-
вом свистке сильно снижается с увеличением отношения L!DB.
Шток большого диаметра » 0,2 ... 0,4), установленный
иа оси свистка, разрушает внутреннюю зону рециркуляции
и прецессию вихревого ядра. Следовательно, присутствие топ-
ливной форсунки иа оси горелки приведет к затуханию или
прекращению колебаний вихревого ядра, уменьшению разме-
ров рециркуляционной зоны, увеличению потерь давления и в
некоторых случаях к снижению полноты сгорания В работе
[109] показано также, что наличие резкого сужения препят-
ствует прецессии вихревого ядра.
Исследования, выполненные с помощью визуализации тече-
ния, показали, что прецессия вихревого ядра имеет место в
очень длинных циклонных сепараторах пыли при LIDB > 4 [9,
47, 48]. Прецессия всегда начинается вдали от тангенциаль-
ных входных каналов глубоко внутри устройства и вредно
влияет на удаление пыли; коническое сужение, вероятно, сни-
жает прецессию. Для успешной работы трубы Ранка — Хилша
необходимо отношение L/Do > 4 [ПО, 111]. Прецессия вихревого
ядра происходит и в трубе Ранка — Хилша, и процесс разделе-
ния горячего и холодного газа реализуется, вероятно, путем
переноса энергии под действием прецессии вихревого ядра, а
не посредством турбулентного переноса энергии, как предпола-
галось ранее [62].
При высоких степенях закрутки в коротких циклонных ка-
мерах (L/Dt> <К 1, что характерно для вихревых усилителей)
на прецессию вихревого ядра может воздействовать очень силь-
ный направленный внутрь радиальный сток в пристеночных по-
граничных слоях. В таких устройствах (L/Do » 0,1) могут об-
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
393
Рис. 5.29. Зависимость безразмерного параметра частоты от числа Рейнольдса
в изотермических условиях [100].
Количество входных патрубков: Л — 8; В — 4; С — 2.
разовываться даже две концентричные полосы движения ПВЯ
вокруг рециркуляционных зон изменяющейся площади. На вы-
ходе были обнаружены четыре раздельных ПВЯ, а снаружи
камеры на границе внешней зоны обратного течения находи-
лось вторичное кольцо, содержащее множество вихревых
ядер [69].
Поведение прецессирующих вихревых ядер в выходной ча-
сти циклонной камеры типа II (рис. 5.13) изучалось в рабо-
те [100] при горении и без него. На рис. 5.29 показано измене-
ние параметра частоты в зависимости от числа Рей-
нольдса для различных значений параметра закрутки (изме
няемого путем перекрытия нескольких тангенциальных кана
лов циклона из восьми). Для сравнения включены результаты
по вихревым горелкам. Параметр fD^/Q при больших значе-
ниях чисел Рейнольдса стремится к постоянному значению как
в случае вихревых горелок, так и в случае циклонных камер
В работе [112] сделан вывод о том, что при малых числах Рей
нольдса и больших значениях параметра закрутки происходит
возиикновение рециркуляционного вихря. До образования ре-
циркуляционного вихря прецессии вихревого ядра ие происхо-
дит. Тем ие менее экспериментально установлено, что прецес-
сия вихревого ядра может быть обнаружена в циклонных ка-
394
Глава 5
мерах при существенно меньших значениях Re по сравнению с
вихревыми горелками. Этот результат важен для конструиро-
вания небольших циклонов (а также вихревых генераторов или
горелок), чтобы в тех случаях, когда имеется необходимость
работы при малых Re, можно было все же получить большие
тороидальные зоны рециркуляции и высокие уровни турбулент-
ности в режиме работы системы с низкими параметрами за-
крутки. Опыт работы с вихревыми горелками показывает, что
влияние горения на прецессирующие вихревые ядра, образую-
щиеся в выходной части, должно быть таким же, как и в вих-
ревых горелках, работающих на перемешанной смеси, а имен-
но: исходной температурой газов для выходной части циклона
будет температура горящих газов, принимающих участие в про-
цессе внутреннего сгорания. Данные рис. 5.30 подтверждают
эту гипотезу и показывают, что для 1 < а < 2 параметр fD'^Q
почти удваивается при горении во всем диапазоне значений Re,
хотя это увеличение меньше, чем в случае вихревых горелок,
работающих на перемешанной смеси (см. рис. 4.33 и 4.34) Ре-
зультаты для смесей, состав которых выходит за пределы ука-
занного диапазона, очень близки к результатам, полученным в
изотермических условиях. Прецессирующие вихревые ядра, об-
разующиеся в выходной части, простираются только до конца
выхлопной трубы, как это показано иа рис. 5.24. Исследования
модели циклона типа III показывают, что без погруженной вы-
хлопной трубы прецессирующие вихревые ядра проходят в цик-
лонную камеру навстречу потоку на глубину 0,75.. 1 0 De.
Свист, издаваемый циклонными камерами несомненно вы-
зывается прецессией вихревых ядер [107]. В работе (113] изу-
чалось горение пропана и кислорода в уменьшенной модели
вихревого свистка [107]. В этом устройстве при подаче незаж-
женной стехиометрической смеси пропана и кислорода наблю-
даются частоты прецессии вихревых ядер, которые соответст-
вуют данным работы [107]. При поджигании смеси в устрой-
стве не отмечено появление характерной частоты. В работе
|114] высказано предположение о возможности возбуждения
прецессии вихревых ядер с характерной частотой выше преде-
ла слышимости или вне диапазона измерения приборов Когда
топливо подавалось по оси, генерировались гораздо более низ-
кие частоты, и эти частоты повышались с увеличением расхода
от начала колебаний до срыва пламени. Предполагалось также
[114], что колебания, генерируемые при горении, связаны с
собственными колебаниями камеры Возможно здесь имеет ме-
сто механизм возбуждения колебаний, подобный обнаруженно-
му в работе [115], согласно которому подавлеииая прецессия
вихревого ядра способна возбуждать четвертьволновые
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
395
Рис. 5.30. Зависимость безразмерного параметра частоты от числа Рейнольдса
и состава смеси прн сжигании перемешанной смеси [100]. Штриховая линия
соответствует изотермическим условиям.
колебания в длинной трубе, присоединенной к вихревой го-
релке.
Таким образом, очевидно, что явления, связанные с прецес-
сирующими вихревыми ядрами в циклонных камерах сгорания,
более сложны, чем в простых вихревых генераторах и горел-
ках. Прецессионное движение вихревого ядра в циклонных ка-
мерах сгорания может соответствовать следующим трем типам
течения:
Тип 1. Реализуется в длинных циклонных камерах (L[Dq >
> 4) и в камерах, у которых тангенциальные входные каналы
группируются вблизи выхода.
396
Глава э
Тип 2. Такое же течение, как в случае вихревых горелок,
описанное в гл. 4. При некотором значении числа Рейнольдса,
когда параметр закрутки S превышает значение 0,6, на выходе
происходит образование рециркуляционного вихря. При даль-
нейшем увеличении S этот вихрь распространяется внутрь цик-
лона, достигая в конце концов торцевой стенки. Связанная с
этим явлением прецессия вихревого ядра, которая следует за
образованием вихря, ограничивается в основном областью выхо-
да, как это наблюдается в вихревых горелках.
Тип 3. Как уже указывалось выше, внутри циклонной каме-
ры может образоваться несколько концентрических областей
обратного течения. В коротких камерах (LID0 1) области
прецессирующих вихревых ядер могут образоваться вокруг ре-
циркуляционных зон переменной площади, включая наружную
зону обратного потока [89].
Предполагается, что в трубе Ранка — Хилша, для которой
L/DB > 4, прецессия вихревого ядра благоприятно воздействует
на процесс энергетического разделения. Единствеииое достой
иое внимания сообщение о явлении третьего типа касается вих
ревых камер малой высоты — конфигурации, которая сильно
отличается от большинства циклонных камер, обсуждаемых в
данной главе. Одиако в работах [72—74] отмечаются низко-
частотные колебания и неустойчивость в нижней части длин-
ных циклонных камер; это явление может быть вызвано пре-
цессией вихревого ядра первого или третьего типа. В работе
[116] также упоминается фильм, в котором можно видеть
эти низкочастотные колебания в циклонной камере. Вращаю
щиеся вихри очень напоминают и предмет исследования рабо-
ты [117].
Прецессия вихревого ядра второго типа, аналогичная форме
колебаний в вихревой горелке, является осложняющим обстоя
тельством для работы циклонных камер.
В циклонной камере вероятнее всего появление прецессии
вихревого ядра второго типа, аналогичной колебаниям в вих-
ревой горелке. Эта проблема существенна в случае использо-
вания очень длинных циклонных камер. Один из подобных цик-
лонов имел длину 6,55 м и диаметр 2,29 м, а его конструкция
аналогична конструкции, показанной на рис. 5 14. Полученная
путем экстраполяции результатов лабораторных экспериментов
частота прецессии вихревых ядер составляла от 2 до 4 Гц. Ко
лебаиия горения вызывают эксплуатационные осложнения, а
для устранения прецессии вихревых ядер требуется установка
центральных тел и спрямляющих лопаток.
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
397
J.J. РАСЧЕТ ТЕЧЕНИЯ В ЦИКЛОННОЙ КАМЕРЕ
Введение
Имеется возможность не только использовать эмпирические
соотношения, полученные по экспериментальным результатам,
но и рассчитать влияние входных параметров иа поле скоро-
стей закрученного течения в циклонной камере. Первый под-
ход был популярен несколько лет назад и эффективно исполь-
зовался, как отмечено ранее в этой главе. Сегодня исследовате-
ли подошли к расчету сильнозакрученных течений внутри та-
ких камер с помощью системы дифференциальных уравнений
с частными производными, в некоторых случаях с включением
в поле течения частиц различных размеров, которые в общем
случае могут быть как инертными, так и горящими. Так, с по-
мощью метода, представленного в гл. 2 работы [118], можно
непосредственно рассчитать поле течения.
Для сепараторов пыли, топок и ряда высокотемпературных
процессов главной является возможность рассчитать влияние
конструктивных параметров иа аэродинамику течения в циклон-
ной камере В общем случае эти потоки имеют цилиндрическую
конфигурацию, выходное отверстие расположено иа оси, а вход-
ные каналы — по окружности; рабочее тело, поступающее по
входным каналам, приобретает в вихревой камере вращательное
движение. Входные каналы могут быть расположены вблизи
выхода из камеры или на противоположной стороне, а также
с обеих сторон. Полезные свойства и основные характеристики
процессов, происходящих в циклоне, определяются главным
образом конкретной структурой течения в нем, которая зависит
от ряда конструктивных параметров, включая диаметр в длину
камеры, размер выходного отверстия, размеры и расположе-
ние входных каналов, а также скорости и расходы во вход-
ных каналах. Целью данного раздела является описание не-
посредственного расчета течений в циклонах на основе уравне-
ний газовой динамики для случая предполагаемой осевой сим-
метрии потока.
В начале 70-х гг. в работе [119] был выполнен фундамен-
тальный анализ и позже — достаточно успешное прямое чис-
ленное решение системы уравнений для закрученных потоков,
содержащих частицы пыли. Дальнейшие работы были направ
лены иа более адекватное моделирование течения [120] С ма-
тематической точки зрения определяющие уравнения являются
эллиптическими, и при их решении можно пользоваться мето-
дом релаксации (при прямом решении стационарной задачи);
если решать стационарную задачу с эволюцией по времени пв
реходиых состояний потока, уравнения будут параболическими
по времени, поэтому здесь подходит решение методом устаиов-
398
Глава 5
ления. Как правило, удобнее сохранять в качестве зависимых
переменных естественные величины — давление и скорость, а
не вводить функцию тока и завихренность, одиако последний
подход используется, например, при решении задачи о горении
угольной пыли в закрученном потоке с внезапным расшире-
нием [121]. Ниже обсуждаются два конкретных подхода: пер-
вый представляет простую явную схему решения задачи мето-
дом установления по времени, а второй, более сложный,— про-
цедуру решения стационарной задачи.
Расчет основных явлений простым методом
В последнее время разработана
процедура расчета осесим-
циклонных камерах [122].
На основе идей, заложен-
ных в программе двумер-
ного расчета SOLA, раз-
работанной в исследова-
тельском центре Лос-Ала-
моса [123], решаются не-
стационарные уравнения
Навье — Стокса для не-
сжимаемой жидкости с
помощью соответствую-
щих конечно-разностиых
уравнений, составленных
в естественных перемен-
ных давление — скорость.
Метод упрощен для об-
легчения его использова-
ния теми, кто имеет лишь
небольшой опыт в обла-
сти расчетной газовой ди-
намики; например, пре-
дельно просто задаются
граничные условия. Алго-
ритм программы пред-
ставляет собой, таким об-
разом, основной инстру-
мент, к которому пользо-
ватель может легко доба-
вить требуемые усложне-
ния и особенности. Пред-
ставленные результаты и
их обсуждение особенно
полезны конструкторам
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
399
циклонных камер, предназначенных для
сжигания топлива.
Используются конечно-разностные
уравнения Эйлера, в которых основными
зависимыми переменными являются дав-
ление и скорость. Значения компонент
скорости располагаются между узлами
сетки, а в узлах — значения давления и
других переменных. На каждом шаге по
времени величины и, v и и> для после-
дующего шага подставляются в уравне-
ние неразрывности, выраженное в коиеч-
но-разностной форме для каждой ячей-
U'J
Рис. 5.316 Расположение
переменных коиечио-раз-
ностного сравнения в ти-
пичной ячейке fl22]-
ки, и итерационный процесс задания и
коррекции давления и коррекция скоро-
сти повторяются до тех пор, пока не 6v
дет с достаточной точностью удовлетво-
ряться уравнение неразрывности. В ра
боте [118] содержится подробное обсуждение уравнения, рас-
четной сетки, дифференцирования навстречу потоку и ввода
граничных условий.
На рис. 5.31а показано разбиение цилиндрической области
на прямоугольные ячейки равного размера. Эта расчетная об-
ласть дополнена слоем ячеек со всех сторон, так чтобы было
легко ввести требуемые граничные условия. На рис 5.316 при-
ведены одна увеличенная ячейка сетки и расположение каждой
переменной поля р, и, v п w относительно этой ячейки (», /).
Значения давления и окружной скорости w расположены в
центре каждой ячейки, а значения радиальной и осевой скоро-
стей находятся соответственно иа правой и верхней границах.
Таким образом, нормальные скорости лежат иа физических
границах области решения, а окружная скорость и давление
смещены на половину ячейки внутрь поля течения. В этом слу-
чае использование внешних фиктивных ячеек особенно удобно
для постановки граничных условий.
Для демонстрации возможностей этой схемы решения вы
полиены расчеты небольшой циклонной камеры, которая по-
добна камере, исследованной ранее экспериментально [124];
ниже обсуждаются результаты расчетов. В работе [ 122] описа-
ны три следующие группы расчетов: 1) закручивающий боко-
вой входной канал расположен с противоположной стороны от
круглого выходного отверстия (нижний подвод), что показано
иа рис. 5.32: 2) входной канал расположен (рис. 5.33) с той же
стороны, что и выход (верхний подвод); 3) входные каналы
расположены с обеих сторон (верхний п нижний подводы).
400
Глава 5
\ \ и \ ‘ ‘ •
\ \ t \ ‘ •
\ \ \ \ \ \ \ * > *
1 \ \ t \ ' ' *
ХХЛХХххху »
И 1 М X ' X X «
а
Рнс. 5.32. Результаты расчета поля векторов скорости в циклонной камере с
нижним подводом при слабой и сильной закрутке [122]
a — SR - 0,1; 6-SR- 10.
Вначале были выполнены расчеты циклонной камеры с
нижним подводом. Обычно циклонная камера разбивалась по
осям х и у на ячейки сеткой 20 X 20, а размеры ячейки состав-
ляли соответственно 0,00625 и 0,0175 м. При кольцевом входе
высотой 0,06 м и радиальной входной скорости овх = 0,1 м/с
средняя скорость в камере шср = 0,112 м/с и средняя скорость
в расположенном сверху круглом выходном отверстии, имею-
щем радиус 0,05 м, равна 0,7 м/с. Расчеты нестационарного
состояния продолжались до самостоятельного установления
Циклонные сепараторы и камеры сгорания 401
1 i\\\=^ i П'
\\\\ В'
М И X " * " - |
\ X Ч \ 4 4 / i t » Ч * Ч ж > b' J \ » И ц 1 |
1 П1'ч' "»
" f /1 Н ' " ♦ t
/ I п и" <<
1 | И " ' < ' •
1 1 \ х " ’ • • >
а t'XX*1*** i б
Рис 5.33. Результаты расчета поля векторов скорости в циклонной камере с
верхним подводом при слабой и сильной закрутке [122}:
а — SR - 0,1; б — SR - 10.
стационарного состояния; это происходило за время, прибли-
женно соответствующее или в два раза большее времени пре-
бывания в камере. Скорости нормировались по средней скоро-
сти в камере:
^ср == Qbx/^О»
которая хорошо описывает систему и ие зависит от конкрет-
ной скорости на входе и площади входа. Закрутка на входе
402
Глава b
Рис. 5.34. Результаты расчетов профилей приведенных осевой и окружной ско-
ростей a/t’Cp (сплошные кривые) и kj/vcp (штриховые кривые) в циклонной ка-
мере с нижним Подводом для трех значений параметра закрутки [122]:
а — SR - 0,1; б — SR. - 10; в — SR - 30.
для данного диаметра камеры лучше всего описывается пара-
метром интенсивности закрутки S/? — wвх /Мер-
Рассмотрим основные тенденции, которые выявлены в рас-
чете для заданных интенсивностей закрутки и расположения
входных каналов; результаты приведены в виде линий тока в
плоскости, проходящей через ось симметрии
На рис. 5.32 показаны результаты предварительных расче-
тов тинпй тока в плоскости гх осесимметричной циклонной ка-
меры, входные каналы которой расположены вблизи основа-
ния, а выход- по оси верхней стенки. При значении SZ? = 0,1
осевое рециркуляционное течение отсутствует, а при S/? = 10
вблизи оси в нижней половине камеры возникает рециркуля-
ция в осевом направлении. В последнем случае сильные цен-
тробежные эффекты ограничивают проникновение потока из
входных каналов к центру, а вблизи наружной стенки образу-
ется восходящий поток
Результаты соответствующих расчетов для случая, когда
входные каналы расположены вблизи верхней стенки, показа-
ны на рис. 5.33. При S7? = 0,1 поступающий поток проникает до
центральной оси, а поток выше и ниже застойной точки направ-
ляется соответственно прямо вверх к выходу и вниз к нижней
стенке В последнем случае формируется восходящий поток у
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
403
наружной стенки и устанавливается зона рециркуляции с вра-
щением против часовой стрелки, как это показано на рис. 5.33.
При S/? = 10 большие центробежные силы удерживают входя-
щий поток вблизи боковой стенки, и около нее формируется
нисходящий поток. Из за ослабления закрутки вблизи основа-
ния возникают движение среды в направлении к оси и восхо-
дящее течение прямо в выходное отверстие. Здесь устанавли-
вается рециркуляция по часовой стрелке в противоположность
рециркуляции против часовой стрелки, наблюдаемой при мень-
ших значениях 57?.
На рис. 5.34 показаны расчетные профили осевой и и
окружной w скоростей в четырех сечениях для камеры с ниж-
ним подводом при трех значениях параметра закрутки потока
на входе, равных 5/? = 0,1; 10 и 30 (рис. 5.34, соответственно
а, б и в). Распределение окружной скорости w описывается
известным профилем Рэнкииа для свободного вихря, в котором
точка максимальной скорости располагается очень близко к
боковой стенке. С другой стороны, распределение осевой скоро-
сти описывается скругленным профилем с максимумом в цен-
тральной части. При низкой интенсивности закрутки (рис. 5.34, а,
57? = 0,1), судя по профилям, осевой рециркуляции в камере
не существует. Отсутствие воздействия центробежных сил поз-
воляет входящему потоку проникнуть прямо к оси камеры в
противоположность случаям более сильной закрутки, когда
преобладает действие центробежных сил и поток «прилипает»
к боковым стенкам камеры. При более сильной закрутке
(рис. 5.34,6, 5/? =10) в камере появляется зона рециркуляции
с нисходящим потоком, расположенным ближе к стенке, чем к
оси камеры симметрии. При наибольшей интенсивности закрут-
ки (рис. 5.34, в, 5/? = 30) образуется другая зона рециркуляции
с нисходящим потоком у оси симметрии; это явление подтверж-
дено экспериментом [73, 124] и расчетами по более сложной
методике [125].
Расчеты основных эффектов более сложными методами
Более сложное моделирование выполнено в работе [125].
Определяющие уравнения для параметров р, и, v, w, kT, е ре-
шаются в естественных переменных с помощью двумерного осе-
симметричного варианта программы TEACH, включающей ре-
шение стационарной задачи по полуявной схеме [126] Приме-
няется двухпараметрическая kj — е-модель турбулентности; при
этом параметр Сц (которому часто присваивается значение
0,09 для типичных однородных сдвиговых потоков) определя-
ется для данного неоднородного потока через инварианты сим
метричиой и антисимметричной составляющих тензора скоростей
404
Глава 5
Рис. 5.35. Радиальные профили
средней осевой скорости: точ-
ки— измерения [124], кри-
вые — расчет [125] -
Рис. 5.36. Радиальные профили
средней окружной скорости;
точки — измерения [124], кри-
вые — расчет [125] -
деформации [127]. Расчетные результаты, содержащие средние
компоненты скорости и соответствующие пульсационные состав-
ляющие, сравниваются с измерениями, выполненными для по-
добных потоков в работе [124].
В расчете применена сетка, показанная на рис. 5.31, а за-
крутка на входе вводилась постепенно в течение первых 30 ите-
раций для радикального улучшения темпа сходимости, которая
контролировалась по сумме невязок уравнения неразрывности.
На рис. 5.35 показаны измеренные и расчетные радиальные
профили средней осевой скорости в различных сечениях по оси
ниже по потоку от входной части. Измеренные [124] и расчет-
ные [125] осевые скорости находятся в удовлетворительном со-
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
405
ответствии, за исключением окрестностей зоны рециркуляции,
где наблюдается расхождение порядка 70 %. Радиальные про-
фили окружной скорости показаны на рис. 5.36; сплошные ли-
нии представляют расчеты, а значки относятся к эксперимен-
там. Расчетные результаты находятся в хорошем соответствии
с измерениями, ио имеются расхождения в области центрально-
го ядра потока.
С помощью программы TEACH 1126] было также рассчита-
но течение в вихревой камере МГД-генератора [128], в кото-
рой сильнозакрученный поток входит по осп в камеру расши-
ряющейся формы, а выходит из нее в радиальном направ-
лении. Результаты экспериментального изучения общей струк-
туры течения на водяной модели также совпадают с
расчетами.
Ряд областей нуждается в дальнейшем исследовании. Более
всего нужны дополнительные экспериментальные данные, осо-
бенно по распределению в потоке средних компонент скорости,
давления, напряжений Рейнольдса и профилям скорости на
входе. Эти данные позволят осуществить строгую проверку и
уточнение моделей турбулентности. Пересмотр модельного
уравнения для диссипации является очень важной ступенью.
Необходимо распространение экспериментов и расчетов на
реагирующие потоки, что имеет большое практическое зна-
чение.
В последнее время исследования в этих направлениях ве-
дутся в Шеффилде 1129— 133]. На рис. 5.37 представлено поле
расчетных векторов скорости в плоскости хг, полученное при
использовании обычной kT — е-модечи турбулентности; расчет-
ная область была продлена почти на один калибр камеры вниз
по потоку, так что наложение граничных условий на нижнюю
по потоку зону не должно влиять решающим образом на усло-
вия в выходном сечении камеры [129]. Использовалась сетка
32X21. Можно видеть, что входящий поток следует вдоль
стенки камеры и достигает основания верхней стенки, где он
изменяет направление движения и образует обратное течение.
Газ покидает камеру после окончательной смены направления
без эжекции газа снаружи, что противоречит эксперименталь-
ным данным [ 124].
Более реальная картина течения показана на рис. 5.38 Она
получена при допущении некоторой степени неизотропиости
турбулентной вязкости в уравнениях осевого движения
Иол=И
и вращательного движения
ЦМ=|1/<7М,
406
Глава 5
/1 1 It til llllll НИИ t unit 1 ttflr f * ♦ tft i ♦ # Н» tb
It., , и,,, Il • , , , ..ott/f Ot. , ,,, ,„tt f fit, , ч 4 f ft*. , „ 4 > t t f » » ** f It It It II». \\V._ , .,1 tHiiu, ' Hlltn.. Itt Mi , ... fl I! 11 ttn., „ , , » t |t flit . t ft tttt tit»,.., , , . 4 11 tit , , > » tl ttl «... , . . til
Itt HI
lit, , , Ilf
M\
Рис. S.37 Поле вектора скорости в циклонной камере, рассчитанное с по-
мощью kr—е-модели турбулентности [129}
где Онд = 2,5, и при коррекции константы С2 в уравнении для
е с помощью числа Ричардсона Ri для закрученного потока по
соотношениям
— С2 (1 — С3 Ri)>
D. k2 до2 д . ч
R1 = -^75--57 (га),
С3 = 0,001
Можно видеть, что эти и другие расчеты |129] дают более
реальные картины течения. На выходе некоторое количество
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
407
газа из выходящего потока заносится обратно в камеру. Хотя
эти особенности близки к реальности, внутренняя структура те-
чения во многом отличается от фактической; например, расчет-
ные значения радиальных скоростей, направленных в сторону
выхода, превосходят значения, полученные в опытах [124].
Эти успехи позволили в дальнейших исследованиях [130]
определить вклады в уравнения для моментов, содержащие
турбулентные напряжения, с помощью модели, которая
A.
1Ш:::::::: :.....
,,/f'llf 1
, ♦ 1 Ч.. „.I ♦ s . , „ , » ! .
Н 1 4 < ,44» М* ♦ • 1 i 1 # 1 II 1 t 1 f IH1 » k « » » ' ' * I
1 ! f 4 , , t ни HI 1 1 1 HU. . . , , • I 1 f It 1 t * 1 I .... . 0 * ♦ '
iff» • а . .,rff I • * » » ««III. » * f t f
lit) ..ft
1 f 1 » . ..... . .
H l ♦ . ... . I Itf
11 f » t Iff
Рис. 5.38. Поле вектора скорости в циклонной камере, рассчитанное с по-
мощью модели иеизотропиой турбулентности, в предположения, что аге = 2,5,
уравнение для в модифицируется с помощью числа Ричардсона (Св = 0,001)
[129].
Г лава 5
Рнс. 5.39 Поле вектора скорости в циклонной камере, рассчитанное по алгеб-
раической модели турбулентных напряжений [130. 132]
включает решение системы алгебраических уравнений. Алгеб-
раические уравнения представляют смоделированную форму
соответствующих дифференциальных уравнений для турбулент-
ных напряжений, а расчет требует решения дифференциальных
уравнений в частных производных только для и е (если во-
прос касается определения характеристик турбулентности).
Для получения дополнительных данных о течении в циклонной
камере выполнены измерения лазерным измерителем скорости.
Модель позволяет достичь большей универсальности, чем ранее
предложенные модели [129]; например, на рис. 5.39 показаны
расчетные векторы скорости для циклона, исследованного экс-
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
409
периментально [124]; соответствие данных очень хорошее.
В работах [130—133] представлены другие эксперименталь-
ные и расчетные данные по средним и пульсационным величи-
нам с хорошим обоснованием прямого применения модели в
случае доведенных конструкций для большого числа техниче-
ских устройств. Подобные экспериментальные [134] п теорети-
ческие [135] исследования ведутся в Университете Конкордия
(Монреаль, Канада) с упором на изучение характеристик цик-
лона в изотермических условиях. Небольшая эксперименталь-
ная установка тщательно исследуется, и процесс подвергается
расчету с помощью упрощенного варианта программы SOLA
[136].
Эти процедуры численного расчета могут в конечном счете
использоваться для расчета характеристик практических цик-
лонных камер и для определения геометрических и рабочих па-
раметров, которые дают оптимальные характеристики. В связи
с этим можно заметить, что в Шеффилде разрабатывается пол-
ное детальное трехмерное моделирование [132, 133], которое
предлагается применить ко многим камерам сгорания, работа-
ющим на жидком топливе. Может оказаться, что такое модели-
рование будет иметь большое значение для формулирования и
понимания закономерностей взаимодействия капель жидкого
топлива, горящих в первичных зонах камер газотурбинных дви-
гателей и топок. К закрученным течениям проявляется значи-
тельный интерес, что показали последние экспериментальные и
теоретические исследования, представленные на недавнюю
конференцию Американского общества инженеров-механиков
(ASME).
S.6. ГАЗОВАЯ ЯДЕРНАЯ РАКЕТА
Газовая ядерная ракета представлена американскими про-
ектами 50—60-х гг.; в этой ракете сильное поле центробежных
сил в длинной циклонной пли вихревой камере использовано
для удержания газообразного ядерного топлива высокой плот-
ности во взвешенном состоянии. С этой целью свойство 2
(разд. 5.1) должно быть максимальным, так как топливо с
низким молекулярным весом (Нг) должно проходить через ка-
меру, отбирая большое количество тепла ядерной реакции. За-
тем газы, имеющие очень высокую температуру, используются
для создания тяги [138—147]. Проект так и не был реализо-
ван, поскольку оказалось невозможным снизить утечку ядер-
ного топлива и продуктов распада через пограничные слои у
торцевых стенок до приемлемого уровня. Это связано с невоз-
можностью значительного ослабления свойств 3 и 4 (разд. 5.1).
410
Глава 5
Рис 5.40 Схема газового ядериого ракетного двигателя, предназначенного
для создания высокого удельного импульса:
I - тангенциальная подача холодного газа и расщепляющегося вещества; 2 — поток
горячего газа; 3 — Сверхзвуковое сопло; 4 — пограничные слои у торцевых стенок (их
следует свести к минимуму); 5—«облако» расщепляющегося вещества.
На рис. 5.40 показана принципиальная схема этого устройства,
предназначенного для создания высокого удельного импульса.
В работе [138] рассматривается двумерный ламинарный
поток; горючее вводится тангенциально по периферии, а отво-
дится в центре (рис. 5.40). Установлено, что массовый удель-
ный расход вихревого потока на единицу длины вихря ие зави-
сит от диаметра вихря, так что можно получить значительный
выигрыш, если использовать несколько вихрей небольшого диа-
метра, заполняющих данный объем, а ие создавать единый
вихрь того же объема. Для значений числа Маха М я: 1 полу-
чается удельный массовый расход в вихре смеси водорода и
плутония около 0,015 кг/с [138. 141 —147].
В тот же период выполнялись экспериментальные работы с
целью определения формы вихревой камеры которая обеспечи-
вает монотонное уменьшение градиента давления в вихре в на-
правлении к выходу для того, чтобы удержать тяжелый плуто-
ниевый газ, распределение которого имеет явно выраженный
максимум вдали от центра и от периферии вихря. Теоретиче-
ские работы [138, 148] показали также, что при очень высоких
скоростях нагрева или очень больших градиентах температуры
градиент давления снижается к выходу немонотонно, так что у
периферии вихря может существовать высокая концентрация
плутониевого газа.
Хотя газовая ядерная ракета так и не была изготовлена,
выполненная по этой теме исследовательская программа вклю-
чала целую серию исследований вихревых камер, направлен-
ных иа получение требуемых свойств течения в ракете [138,
141, 147] Одна из основных проблем состояла в предотвраще-
нии перетекания существенного количества рабочего тела через
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
411
пограничные слои у торцевых стенок, а другая — в получении
нужной формы профиля окружной скорости.
Публикации по результатам этой работы создали солидную
базу материалов, полезных во многих областях, в которых
используются закрученные течения. К циклонным камерам
применимы работы [138—140], в которых с помощью метода
визуализации течения и теоретического анализа продемонстри-
рованы очень сложная природа течения в длинной циклонной
камере и существенное влияние торцевых пограничных слоев.
Картина линий тока, полученная в устройстве с двумя рядами
тангенциальных входных каналов, показана на рис. 5.41. Мож-
но различить шесть основных областей потока [140]. Вдоль оси
движется мощный прямой поток (область Л), в который газ
подводится частично из тонкого пограничного слоя у верхней
торцевой стенки (Д1). Часть потока в пограничном слое у ниж-
ней торцевой стенки (Да) поступает прямо в выхлоп, а осталь-
ная часть эжектируется в осевом направлении вверх, образуя
кольцевую область В восходящего течения. Эта область
Рис в. 41 Схема трехмерного течения в длинной циклонной камере (139].
412
Г лава 5
простирается на всю длину трубы и в конце концов вступает во
взаимодействие с областью А, причем часть потока отклоняет-
ся радиально наружу во вторичную внешнюю область тече-
ния С. Область С простирается иа всю длину трубы, но теряет
свою индивидуальность вблизи пограничного слоя у нижней
торцевой стенки. В области D осевые и радиальные скорости
имеют один порядок величины; в областях А, В, С осевые ско-
рости гораздо больше радиальных. В большей части поля тече-
ния, за исключением зоны г < 0,5ге, значение окружной скоро-
сти значительно превышает значения осевой и радиальной ско-
ростей.
Было установлено, что при изменении расхода и уровня за-
крутки в общем случае структура вторичных течений остается
качественно неизменной. Кольцевые образования А, В и С за-
нимают большую часть циклона только при малых числах Рей-
нольдса.
Работы [141, 142] (а также [72] применительно к циклон-
ным камерам) показали, что внесение возмущений в погранич-
ные слои у торцевых стенок путем тангенциального вдува воз-
духа в эти области (для увеличения градиента давления в по-
граничном слое, создаваемого центробежными силами) может
изменить направление течения в пограничном слое и радикаль-
но изменить структуру вторичных течений в циклонной камере.
В работе [72] такой эффект достигался с помощью небольших
радиальных перегородок, установленных в этих местах. В слу-
чае циклонных пылеуловителей выхлопная труба, погруженная
внутрь камеры, применена для уменьшения радиального стока
в пограничном слое у верхней стенки, с тем чтобы свести к
минимуму диффузию частиц пыли по этому пути.
Авторы работы [143] заключили, что в длинной циклонной
(или вихревой) трубе сдерживающая сила, развиваемая боко-
выми стенками, и пограничные слои снижают склонность к
формированию течения типа течения в свободном вихре, тре-
буемого для газовой ядерной ракеты. Было установлено, что ти-
пичные значения показателя степени в уравнении wr" — const
составляет п ~ 0,7 с некоторым отклонением от этой цифры на
наружных границах потока. При значениях L[Da > 5 профили
окружной скорости ие меняются, но при меньших значениях
LID0 наблюдается их заметное выравнивание. Числа Маха иа
периферии могут быть увеличены путем снижения диаметра
трубы от 50 до 16 мм.
5.7. ТРУБА РАНКА — ХИЛША
Труба Ранка — Хилша представляет собой устройство, ко-
торое используется как дешевый холодильник. Общая схема
трубы показана на рис. 5.42. Обычная длина трубы равна 5О0;
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
413
Сжатый воздух, ру$4...015МПа
| Тангенциальныевходные каналы
Горячий воздух
Холодный воздух
Горячий воздух
Рис. 5.42. Схема трубы Ранка — Хилша с тангенциальными входными каиа-
лами.
горячий газ выходит через кольцевой выход с одного конца
трубы, а холодный газ через центральный выход — с другого.
Сжатый воздух подается в трубу Ранка—Хилша с высокой
скоростью (150 ... 200 м/с) через ряд тангенциальных вход-
ных каналов, расположенных на конце трубы Вследствие
адиабатического сжатия и расширения турбулентных вихрей в
поле центробежных сил с неадиабатическим распределением
температуры и изменяющей по радиусу осевой скоростью про-
исходит энергетическое разделение газа; здесь требуется тща-
тельная разработка конструкции для максимального использо-
вания свойства 3 (разд. 5.1) в нужной области поля течения.
Типичная конструкция трубы Ранка — Хилша со встречным
и спутным направлением потоков показана на рис. 5.43 [62—
68, 149—155]. Поток с высокой скоростью (М > 0,5) поступает
Рис. 5.43- Схемы труб Ранка — Хилша:
а — противоточного типа; б — прямоточного типа.
414
Глава 5
в трубу через одно или не-
сколько сопел, расположенных
тангенциально на конце
устройства, и течет вдоль тру-
бы. Горячий газ выходит с
другого конца трубы через уз-
кий кольцевой канал, примы
кающий к стенкам трубы. Хо-
лодный поток отбирается или
из центральной зоны у торце-
вой стенки с той же стороны,
с которой расположены тан-
генциальные входные каналы.
Рис. 5.44 Зависимость температур го- или т,ечет соосно с горячим га-
рячего и холодного потоков от отио- зом (спутные потоки). Экспе-
шеиия потоков масс. риментальные исследования
выявили, что существенное
температурное разделение может происходить в вихревых тру-
бах совершенно различной конфигурации [149—155]. На
рис. 5.44 [22] показано типичное изменение температуры по от-
ношению расходов Щс/Шполн, где тс есть расход холодного воз-
духа из трубы Ранка — Хнлша, тЛОЛн = тс + mh; устройство
может быть выполнено так, чтобы обеспечивать выход или уме-
ренного количества газа низкой температуры (те/тПоли ~ 0,35),
или гораздо большего расхода холодного газа гпе/гпполн ~ 0,9.
Труба Ранка — Хилша используется для замораживания и
охлаждения [63—65, 150—152], и большинство ранних работ
в этой области было направлено на повышение отношения
тс(Тс— Та)/т„ОЛК(Та—7\) с целью получения максимально-
го эффекта охлаждения; в этом комплексе Та 1\ н Та — соот-
ветственно температуры холодного, горячего и поступающего
воздуха. Геометрические характеристики трубы Ранка — Хил-
ша, близкие к оптимальным, показаны на рис. 5.45 [152]. ее
относительные размеры следующие: L/Do = 5,5; dc/D0 = 0,37;
Аь/А0 = 0,052, а число Маха на входе Мо = 0,4 . 0,5.
Для снижения шума при выбросе газа в атмосферу реко-
мендуется на обоих выходных устройствах устанавливать шу-
мопоглощающие устройства
Диапазон температурного разделения в трубе показан на
рис. 5.46, где нанесены перепады относительных полных темпе-
ратур, измеренных в шести поперечных сечениях и в одном се-
чении со стороны холодного выхода. Заметим, что различие по-
ложения кривых составляет 2°, так что полные температуры
в наружных слоях отличаются мало. В центральной области
потока точка минимальной полной температуры расположена
совсем близко к тангенциальным входным каналам, что указы-
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
415
Рис. 5.45. Оптимальные геометрические параметры трубы Райка — Хилша
[152]: Do = 94 мм, L = 520 мм, dL = 35 мм. De. ж. = 21,5 мм, Dt — 25 мм.
трубка Вентури; 2 — манометр; 3— трубка Вентури; 4, 5, б — термопары.
вает па целесообразность размещения холодного выхлопа на
этом конце устройства
Радиальные распределения окружной и осевой скоростей в
вихревой трубе показаны иа рис. 5 47 [152]. С увеличением
расстояния от входа форма профилей вращательной составляю-
щей скорости сильно меняется. Вначале зона вынужденного
вихревого течения простирается до г/г0 х 0,9, но по мере про-
движения потока по трубе такое течение постепенно переходит
в течение по закону, соответствующему комбинации свободного
и вынужденного вихря (т. е. в течение по закону Рэнкина) с
максимумом скорости на радиусе r/го ~ 0,6. Соответствующие
профили осевой скорости показывают, как поток, поступающий
в трубу, проходит в топкую пристеночную зону, начинающуюся
от значения г/г0 «07 к горячему выхлопу. Некоторая часть
потока проходит радиально внутрь, меняет направление н об-
разует холодный выходящий поток. Очевидно, что точка пере-
гиба профиля скорости находится на том же радиусе. Уровень
осевых скоростей, особенно в центральной области, явно зави-
сит от отношения тг/т„„л„ (в данном случае равного 0,23).
Явно видно, что в целом в потоке преобладают очень большие
значения окружной скорости
Уравнение радиального равновесия можно записать в виде
416
Глава 5
Рис. 5.46. Измеренное распределение перепада приведенных полных темпера-
тур в шести поперечных сечииях внхрвой трубы и в одном сечении (—3, при
x/L = —0,25) трубки холодного выхода [152].
Расположение поперечных сечений показано на рнс. 5.46. Кривая —За показывает
полную температуру, измеренную а трубке холодного выхода при отсутствии датчи-
ков в вихревой трубе; кривая —36 получена с датчиком, установленным в одном из
поперечных сечений I .. Юн выступающим на 30 ... 40 мм.
Если сравнить порядок величин правой и левой частей уравне-
нения с конвективными членами уравнений окружного и осево-
го движения, то видно, что конвективные члены составляют
примерно одну сотую величин в уравнении (5.15). Следова-
тельно, основное течение в трубе Ранка — Хилша с хорошим
приближением можно описать одним этим уравнением
В первых попытках решения уравнений движения потока в
вихревой трубе рассматривалось уравнение (5.15). При исполь-
зовании данного уравнения предполагалось, что поток состоит
в центральной части из вынужденного вихря, а в наружной ча
сти вихревой трубы — из свободного вихря. Вынужденный
вихрь соответствует холодной массе потока, а свободный
вихрь—горячей массе. Кроме того, осевая скорость в обоих
потоках распределена равномерно, но направлена в противо-
положные стороны, а радиальная скорость равна нулю.
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
417
Рис. 5.47. Профили окружной и осевой скоростей а трубе Ранка — Хилша
[252] (расположение поперечных сечений показано иа рис. 5.46):
о— распределение окружной скорости в шести поперечных сечен нях; б — распределе-
ние осевой скорости в шести поперечных сечениях.
Когда данная модель вихря вводится в уравнение для пере-
носа энергии, то оказывается, что конвективный член исчезает
и уравнение сводится к условию равновесия между теплопро-
водностью и вязкой диссипацией:
7^1»'"l + H;?--}’-». <516>
Здесь k и ц — соответственно теплопроводность и динамиче-
ская вязкость. В работе [153] предполагается, что, поскольку
14 Зак 434
418
Глава 5
течение в вихревой трубе сильно турбулизнровано, влияния мо-
лекулярной теплопроводности и вязкости пренебрежимо малы
по сравнению с соответствующими турбулентными параметра-
ми. Поэтому в данной работе величина р заменена на турбу-
лентную вязкость р(, а для турбулентной теплопроводности
принято предположение, что тепло переносится турбулентными
пульсациями в том случае, когда распределение температуры
отличается от соответствующего адиабатического распределе-
ния температуры. Слагаемое k(dT/dr) в уравнении (5.16) за-
менено на kt[(dT/dr) — (dTcp/dr)]. Следовательно, уравнение
энергии в модели турбулентного течения приобретает вид
1 d Г / dT dT.r XI Г dm ш I2
У W Ьг - -d^jj + кг - vj = °. (5.17)
где р — среднее по времени статическое давление, и
(5.18)
dr \ у У р dr ' '
Уравнение (5.17) можно преобразовать к виду
^{Ч£-£)]+^-^=о. (5.19)
Когда уравнения для энергии (5.16) и (5.17) в ламинарном
и турбулентном потоках были решены для принятой модели
вихря в обоих случаях было найдено изменение температуры
70 в вихре Тем не менее эта теория не может объяснить силь-
ные изменения распределения скорости и температуры по мере
перемещения потока по вихревой трубе.
Приближения второго порядка в работах [67, 68, 154] со-
стоят во включении в расчеты уравнений неразрывности и вра-
щательного движения и в дополнении уравнения для энергии
конвективным слагаемым.
Тем не менее эти модели течения учитывают радиальное из-
менение параметров и пренебрегают осевым изменением (за
исключением осевой скорости). Поэтому найдены по существу
те же распределения окружной скорости и температуры что и
в приближении первого порядка.
С другой стороны, можно показать, что учет влияния осе-
вых изменений параметров так же важен, как и учет их ради-
альных изменений. Конвективные члены в уравнении движения
и в уравнении энергии имеют вид и(д/дх)-{- v(d/dr). Экспери-
ментальные результаты [150, 152 155] показывают, что v «
® 1 м/с, и = 10 . .20 м/с. Так как характерный размер изме-
нения величин в осевом направлении приблизительно в 10 раз
превышает аналогичную радиальную величину, оба слагаемых
и(д/дх) и v(d/dr) имеют одинаковый порядок величины в
Циклонные сепараторы и камеры сгорания 419
уравнениях движения и переноса энергии. Следовательно, при-
ближение второго порядка должно учитывать как осевое, так и
радиальное изменение параметров. В таком приближении урав-
нения становятся трудными для решения, но зато оказывается
возможным физическое описание большинства важных факто-
ров в процессе разделения энергии.
Используя уравнение переноса энергии для нахождения
распределения температуры и введя в рассмотрение средние и
пульсационные величины, Брун [156] показал, что его можно
свести к соотношению
( дТ0 дТо) v д . о—— . t д , —7^i\ nrw
рс₽1“"б7 + v~dTf = ~7^d7^Pwv '—y-^(rcppuT),(5.20)
где первое слагаемое в правой части содержит турбулентное
касательное напряжение Рейнольдса
ра/п' ~ {-^ -у-}’ (Б-21>
а второе слагаемое содержит турбулентный перенос тепла [72]
(дТ дТсп)
рс^Г^-k.^-----------(5.22)
С помощью полученных соотношений можно оценить влияние
этих двух слагаемых на эффект разделения. Так как распреде-
ление окружной скорости вблизи входа близко к ее распреде-
лению в вынужденном вихре, турбулентное напряжение Рей-
нольдса будет близко к нулю, и, следовательно, первое сла-
гаемое будет равно нулю. С другой стороны, как показано в
работе [156], в этой части вихревой трубы распределение тем-
пературы сильно отличается от адиабатического. Поэтому здесь
определяющее значение приобретает второе слагаемое. На дру
гом конце вихревой трубы температура Т„ приближается к по-
стоянному значению по сечению вихревой трубы; в работе [64]
показано, что Тп приобретает в поперечном сечении постоянное
значение, когда это сечение расположено на большем удале-
нии, чем оптимальная длина вихревой трубы /орь Более того,
в работе [57] установлено, что, когда I > /opt, изменение эф-
фекта разделения при увеличении длины вихревой трубы очень
мало. Из данных результатов следует, что для этой части вих-
ревой трубы очень малы члены уравнения переноса энергии
(5.20), описывающие конвекцию в осевом и радиальном направ-
лениях. Так как в данной части вихревой трубы распределение
температуры близко к адиабатическому, второе слагаемое бу-
дет также невелико, и для того, чтобы уравнение (5.20) удов
летворялось. первое слагаемое должно быть очень мало. Так
как поток в наружной части движется как свободный вихрь и
ic'c'=#0, это условие удовлетворяется только тогда, когда зна-
14*
420
Глава 5
чение отношения ц,/ц гораздо меньше, чем в прямом потоке,
где оно может достигать 10.
Из выполненного анализа можно заключить, что основной
вклад в энергетическое разделение вносит турбулентная тепло-
передача, а процесс энергетического разделения вызывается
главным образом адиабатическим сжатием и расширением тур-
булентных вихрей в поле течения с центробежными силами при
наличии неадиабатического распределения температуры и ра-
диального изменения осевой скорости. Авторы работы [69]
поддерживают этот вывод, указывая на существование прецес-
сирующего вихревого ядра при значении г/г0 я; 0,5.
5.8. ВИХРЕВЫЕ ТОПКИ
Появление вихревых топок является результатом решения
проблем, встретившихся при создании больших циклонных ка-
а 6
Рис. 5.48. Общие схемы вихревых топок
и котельных агрегатов:
а —устройство мощностью 1 ГВт (Равенсвуд.
США), имеющее два котла, каждый из ко-
торых снабжен двойной топкой тепловой
мощностью 1.23 ГВт каждая; б — устройство
мощностью 500 МВт (Видоуз-Грик. США),
имеющее котел с двумя раздельными то-
почными камерами тепловой мощностью
710 МВт каждая.
мер сгорания и топок, со-
держащих 30 и более горе-
лок. Большие циклонные
камеры дороги в изготовле-
нии из-за их цилиндриче-
ской формы, а также из-за
5- сложностей, связанных с со-
хранением динамического,
кинематического, теплового
и химического подобия и
распределения температуры
стенки при переходе от ма-
леньких циклонов к боль-
шим. Прямоугольную кон-
струкцию больших разме-
ров изготовить дешевле и
проще. Факелы группы го-
релок ориентированы тан-
генциально к окружности с
диаметром, составляющим,
как правило, 0,1 .. 0,2 ши-
рины топки. Общая схема
показана на рис. 5 48 Ре-
циркуляционные вихри об-
разуются между основными
вихрями и углами топки.
Вихревая топка обеспечи-
вает получение ряда пре-
имуществ, присущих цик-
лонной камере, например
длительное время пребыва-
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
421
Рис. 5.49. Схемы типичных вихревых топок:
а — квадратная с усеченными углами; б — прямоугольная с горелками на длинных
сторонах; a — прямоугольная с горелками на коротких сторонах; г — с горелками,
смещенными от углов; д — в виде правильного восьмиугольника; е—в виде правиль-
ного двенадцатиугольника.
ния. однако эффективность сепарации частиц снижается. До-
полнительное преимущество заключается в том, что пламя мо-
жет занимать фактически весь объем топки.
Вихревые топки широко используются во всем мире для
сжигания топлив многих типов, включая антрацит, битумизи-
рованный уголь, бурый уголь, нефть, газ Среди различных топ-
лив предпочтение отдается твердым топливам.
Вихревые топки могут иметь различную форму; на рис. 5 49
показаны сечения наиболее употребимых отдельных топочных
422
Глава 5
камер [158]. Во всех схе-
мах показаны диагонали
воображаемых квадратов,
прямоугольников, много-
угольников, в углах кото-
рых расположены горел-
ки. В центре каждого се-
чения показаны также
воображаемые окружно-
сти диаметром d, и каса-
тельные к ней, проведен-
ные из центров горелок.
Но этим касательным по-
токи распыленного топ-
лива и воздуха направ-
ляются из горелок к
центру.
Рекомендуемой яв-
ляется квадратная фор-
ма топки (рис. 5.49,а),
хотя по конструктивным
соображениям часто при-
меняется прямоугольная
форма (рис. 5.49,6). Структура течения в топке искажается,
если отношение сторон прямоугольника превышает 1,25 ... 1,35.
Хотя и выпускаются некоторые отдельные топки с выходной
тепловой мощностью более 500 МВт, очень часто используются
двойные системы с разделительной стенкой между отдельными
топками и без нее.
В вертикальном направлении горелки расположены яруса-
ми (обычно числом от 3 до 4) с возможностью их наклона
вверх для регулирования температуры в конце топки и, следо-
вательно, с возможностью создания ступеней перегрева и по-
вторного подогрева. Трехъярусная регулируемая батарея горе-
лок показана на рис. 5.50. При работе устройства частичное
сгорание топлива происходит до того, как топливно-воздушная
смесь достигнет центральной вихревой зоны потока в топке;
конструкция подчинена цели максимального заполнения топки
пламенем при одновременном стремлении избежать или умень-
шить натекание пламени на стенки топки.
Оптимальный угол Лад (рис. 5.49) составляет 4° ... 6°
для квадратных топок и 6° ... 8° для восьмиугольных топок.
Не рекомендуется применять более высокие значения этого па-
раметра, так как опыт показывает, что эффективность работы
топки при этом снижается из-за существенного увеличения ко-
личества несгоревшего углерода. На практике пламена распы-
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
423
ленного топлива из горелок отклоняются наружу по направле-
нию к стенкам на угол около 45°, так как размер центрально-
го вихря превосходит di. Радиус этого вихря и « 2 ... 2,5d/
и зависит от ширины горелки и Да^. В работе [158] дано про-
стое выражение для расчета радиуса вихря.
На рис. 5.51 показано типичное распределение окружной
скорости в горизонтальном поперечном сечении топки в плос-
кости расположения горелок четвертого яруса. Максимальное
значение окружной скорости имеет место на окружности. диа-
Рис. 5.51. Распределение окружной скорости в вихревой топке в изотермиче-
ских условиях:
о — для четырех каналов подачи первичного воздуха через вертикальные щели раз-
мером 195 x 400 мм. б—поля скорости в струе, выходящей из одной горелки, для
различных расстояний от выхода горелки вдоль ее осн. Отношение длин сторон топкн
равно 1,2.
4В4
Глава 5
Рис. 5.52. Улучшение заполнения полости вихревой топки при включении трех
ярусов горелок (котел производительностью 912 т/ч в устройстве мощностью
300 МВт) [97]:
в —один ярус; б—три яруса.
метр которой значительно больше а ее величина составляет
15 ... 35 % скорости на входе. Падение скорости потока во
входных каналах горелки можно рассчитать с помощью тео-
рии свободных струй. В некоторых случаях не формируется
четкое круговое движение, а получаются зоны окружной скоро-
сти, напоминающие параллелограммы. Модельные испытания
позволили установить, что закрученный поток из последующе-
го яруса горелок движется вокруг предыдущего потока, что
приводит к постепенному увеличению радиуса вихря по ярусам
горелок. Над верхним ярусом горелок вращение потока быстро
затухает. Влияние увеличения числа ярусов горелок на запол-
нение топки пламенем показано в плане на рис. 5.52. По
сравнению с обычными циклонными камерами вихревые топки
работают при значительно меньших значениях параметра за-
крутки, поэтому сепарация частиц в них гораздо хуже, чем в
циклонах. Центральный вихрь, образующийся в вихревой топке,
значительно слабее и служит только для стабилизации поло-
жения пламени в топке.
В вихревых топках используются горелки двух основных
типов, имеющие вертикальные пли горизонтальные щели
(рис. 5.53). Преимущество горелок с горизонтальными щелями
заключается в том, что для регулирования уровня температуры
можно наклонить ярус горелок. В США практикуется эксплуа-
тация наклоняемых горелок с горизонтальными щелями, а в
СССР предпочитают использовать неподвижные горелки с вер-
тикальными щелями.
Очень важным параметром для работы топки является ско-
рость воздуха на выходе из горелки. Для углей с высоким со-
держанием летучих веществ непригодны низкие скорости пер-
вичного и вторичного воздуха (16 ... 20 м/с), так как воспла-
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
125
Отдельные
горелки
Блоки
горелок
Рис. 5.53. Формы горелок, применяемых в вихревых топках (вид изнутри топ-
ки; заштрихованы сопла подачи первичного воздуха):
fl —типичные виды горелок, применяемых в СССР; фиксированные горелки с вер-
тикальными щелями: б — виды горелок, применяемых в Западной Европе н США:
фиксированные и наклоняемые горелки с горизонтальными щелями.
мененне происходит вблизи горелок или даже в них, вызывая
неизбежные проблемы зашлаковывания и деформации. Приме-
нение более высоких скоростей (24 м/с) в тех же условиях
может способствовать устранению этих проблем. С другой сто-
роны. слишком высокие скорости первичного воздуха нежела-
тельны. так как большие частицы угля могут выбрасываться
центробежными силами из основной зоны горения. В камерах
сгорания, работающих на нефтяном топливе, скорость воздуха
на выходе из горелки достигает 80 м/с. Из-за низкого уровня
закрутки не следует ожидать, что в вихревых топках образует-
ся ПВЯ (об этом виде гидродинамической неустойчивости см.
гл. 4) На рис. 5.54 схематично показана вихревая топка
Некоторые исследователи пытались выполнить расчет вих-
ревой топки [159, 160] В одном из наиболее удачных расчетов
используется метод сечений в сочетании с:
1) уравнением для выброса СО2 и паров воды;
2) моделью течения при тангенциальном расположении Ла-
келов;
3) расчетом тепловыделения (в зоне горения';
4) соответствующим законом излучения;
5) достаточно быстрым расчетом на ЭВМ.
426
Глава Ь
Рис. 5.54. Схема нижней части вихревой топки, демонстрирующая подачу рас-
пыленного угля с четырех углов.
С помощью этой модели выполнены удовлетворительные расче-
ты теплопередачи, которые детально изложены в работах
[159, 160J.
S.9. СЖИГАНИЕ ВРЕДНЫХ ОТХОДОВ
Агентство по защите окружающей среды США разделяет
вредные отходы на четыре категории: вызывающие коррозию,
агрессивные, горючие и токсичные. Различные способы уни-
чтожения таких отходов включают сжигание (озоливание), пи-
ролиз, закапывание, разбрасывание, компостирование, захоро-
нение на дне океана и помещение в глубокие шахты. Здесь рас-
сматривается только сжигание галогенированных органических
отходов; другие методы уничтожения анализируются в работах
[161—164]. Сжигание и пиролиз, которые обычно происходят
при повышенных температурах, являются наиболее эффектив-
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
427
ними методами термического уничтожения; оба процесса лик-
видируют токсичность и уменьшают объем вредных веществ.
Для эффективной утилизации посредством термических процес-
сов токсичные и вредные свойства отходов должны быть обус-
ловлены структурой имеющихся молекул, а не элементарными
свойствами вещества. Преимущества сжигания и пиролиза
включают возможность восстановления энергии и вещества,
способность обрабатывать большие объемы, компактность и
широкую универсальность при обработке множества различных
органических веществ. К недостаткам относятся сложность
процесса и высокая стоимость эксплуатации, выделение оста-
точных токсичных отходов и образование таких загрязняющих
веществ, как HCI. НС, NOZ. SOX, сажа, ароматические углево-
дороды, для борьбы с выбросами которых требуются соответ-
ствующие особенности конструкции устройств. Сжигание (озо-
ливание) представляет собой управляемый процесс горения в
присутствии окислителя, протекающий с образованием газооб-
разных продуктов, главным образом СО2. Н2О. HCI. SO2 и
золы, по существу без выделения тепла. В отличие от продук-
тов горения продукты пиролиза (термического разложения в от-
сутствие окислителя) обычно зависят от рода отходов. В боль-
шинстве процессов горение и пиролиз происходят одновре-
менно.
Управляемое сжигание и озоливание галогенированных ор-
ганических отходов при повышенных температурах является
привлекательным и экономически приемлемым методом окон-
чательного уничтожения химических отходов, содержащих эти
органические соединения. Понимание фундаментальных свойств
процесса высокотемпературного окисления галогенированных
углеводородов требуется для надлежащего конструирования и
обеспечения работы удобных и надежных печей В эксплуата-
ции имеются печи нескольких конструкций, которые можно
использовать для уничтожения токсичных и горючих отходов,
однако наше сегодняшнее ограниченное знание процесса окисле-
ния галогенированных углеводородов при повышенных темпе-
ратурах недостаточно для разработки оптимальной конструк-
ции и режима ее работы. Типичная печь содержит топку, снаб-
женную системой подачи отходов и воздуха, теплообменник
для восстановления большей части тепла, восстановительную
кислотную башню для восстановления галоидных кислот, SO„
систему окончательной очистки для удаления свободных гало-
генов, золы, сажи и т п. Образование свободных галогенов
влияет не только на капитальные затраты на систему, но и иа
эксплуатационные расходы. При воздействии иа металлы сво-
бодные галогены более агрессивны, чем соответствующие соли
галогенводородных кислот. Свободные галогены, за исключе-
40
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
429
нием иода, требуют наличия в очистных сооружениях раствора
каустической соды, в то время как соли галогенводородных
кислот легко растворяются водой. Иод существует в твердом
виде, и его удаление требует устройства для удаления частиц.
Соли галогенводородиых кислот легко поглощаются вещества
ми, используемыми в промышленности, а иа свободные галоге-
ны восстановительная система не действует.
В общем виде уравнения химической реакции галогенсодер-
жашего углеводородного соединения, обозначенного СкН4Н1.г,
напишем в виде
СхН„Н1г + (х + ) О2 -> хСО, + HHI + (-^ ) Н,0
при условии, что у > г. Однако если г >у, то для предотвра-
щения образования галогенов становится необходимым исполь-
зование дополнительного топлива, например метана. Даже в
случае, если у > г, метан можно использовать с целью расши-
рения пределов стабилизации пламени. Для смеси HHI и мета-
на общее кинетическое уравнение будет следующим:
СжН„Н1г + -1сН4+(-|- + х + ^)0г-(х + -^)С02 +
+ zhhi + (4 + -lt£)^o,
где R представляет отношение молярных концентраций
C^HL/CH,.
Некоторые типичные кривые скорости распространения пла-
мени в ламинарном потоке для различных хлорсодержащих
углеводородов (СНС), показанные на рис. 5 55, а и б, имеют
ожидаемую форму перевернутой буквы U; видно что скорости
распространения пламени и, следовательно, скорости реакции
соединений СНС существенно ниже, чем в случае аналогичных
углеводородов, не содержащих хлор [165]. Следовательно, для
полного сгорания соединений СНС требуются более продолжи-
тельные времена пребывания или повышенные температуры
Рис. 5.55. Зависимость скорости тамииарного распространения пламени от
эквивалентного отношения <р в смесях хлорсодержащих углеводородов и ме-
тане с воздухом:
а—отношение молярных концентраций СНС < метана I:
|-СН<; 2-СвН6С1 при 80 °C; 3—CH3CI при 80 °C: 4-СН3С1 при 19 °C; 5-СНяСЬ при
80 °C; 6-CHCI3 при 80 °C; 7-СС1« при 80 °C:
б-/?-0,5:
/-СвН5С1 при 115 °C; 2-СН4 при 140 °C; 3-Св«15С1 при 80 СС; 4-СйНй при 80 °C; 5-СН4
при 20 °C; 6-С2НС1 прн 115 °C; 7-СН2С12 при 105 °C; 8-CH2Ch при «0 °C; 9-СН3С1 при
140 °C; f0-CCh при 80 °C; П-CHCls при 115 °C
430
Глава 5
у
2,25
Q2 0,4 0,6 Q6 0,9 /?
Рис. 5.56. Граница самообразования в смесях хлорсодержащих углеводородов
и метана с воздухом (<р = с (О) lc (С), R = с(СНС)/с(СН4)):
/ — тетрахлорэтилен, 2 — трихлорэтилен: 3 — 1,2-дихлорэтилен; 4 — хлорбензол; 5 —
1,1,2,2-тетрахлорэтан
Видно, что скорость распространения пламени снижается про-
порционально содержанию хлора в горючей смеси. Склонность
различных хлорсодержащих углеводородов к сажеобразованию
усиливается при увеличении содержания в веществе хлора
(рис. 5.56) [166]. Чем выше в молекуле степень замещения
хлором, тем ниже эквивалентное отношение, при котором на-
блюдается образование сажи для данного значения R [равного
с(СНС)/с(СН4)]. Образование сажи в пламени гомогенной
смеси обусловлено неравновесностью процесса. В равновесных
условиях сажа не должна образовываться до тех пор, пока от-
ношение молярных концентраций кислорода и углерода с(О)/с(С)
в горящих газах не станет меньше единицы. Известно, однако,
что в углеводородных пламенах сажа может образовываться
при высоких отношениях с(О)/с(С)а: 1,7. Частицы сажи обра-
зуются в результате протекания трехступенчатого процесса: за-
родышеобразование, рост частиц и агломерация частиц. Для
описания ступени зародышеобразования предложено несколько
механизмов, в частности конденсация молекул С2, полимериза-
ция С2Н2 или ароматических соединений и ионное зародышеоб-
разование. Природа процессов, предшествующих образованию
сажи, в деталях все еще не известна [167]. Относительно низ-
кие скорости горения и сильная тенденция к сажеобразованию
хлорсодержаших углеводородов обусловливаются характери-
стиками образования свободных радикалов хлора и его соеди-
нений. Из-за слабой химической связи углерод — хлор в СНС-
Циклонные сепараторы и камеры сгорания
431
системах пиролиз наблюдается раньше [165, 166]. В противо-
положность этому продукты пиролиза, включающие Cl, HCI,
СЬ и т. п., являются активными поглотителями свободных ра-
дикалов, которые в конце концов обусловливают снижение ско-
ростей реакции и усиление сажеобразования.
Типичные схемы рассматриваемых устройств включают печи
с циклонами пли закруткой потока (иногда называемые печа-
ми с вращающимся подом), печи с псевдоожиженным слоем,
вращающиеся обжиговые печи, системы впрыска жидкого топ-
лива и камеры для плавки соли. Важно заметить, что крите-
рием, который употребляется для того, чтобы охарактеризовать
различные отходы, предназначенные для уничтожения, являет-
ся только физическая форма отходов, т. е. газ, жидкость, твер-
дое вещество, пульпа и т. п. Другой важной характеристикой
вредных отходов с точки зрения их уничтожения является со-
держание в них галогенов и летучих тяжелых металлов. Отхо-
ды, содержащие в больших количествах галогены, которые ме-
нее горючи и снижают скорость горения, могут в некоторых
случаях перегружать очистное оборудование. Такие отходы
требуют также подачи дополнительного топлива для поддержа-
ния горения и снабжения водородом для образования галоген-
водородных кислот. Важным критерием оценки соответствия
отходов различных типов и печей является соотношение между
температурой, временем пребывания и уровнем турбулентности
в зоне горения, необходимых для эффективного разложения
отходов. К сожалению, наше сегодняшнее представление об
этом соотношении находится на примитивном уровне и недо-
статочно для создания оптимальной конструкции.
Существует несколько методов сжигания газообразных от
ходов, и если отработанный газ содержит органические веще-
ства, которые горят, то сжигание должно рассматриваться как
окончательный метод уничтожения. При непосредственном
сжигании и термическом илн каталитическом окислении таких
отходов образуются СО2, N2 и пары воды, которые безопасно
могут быть выброшены в атмосферу [168—170]. При использо-
вании непосредственного сжигания вещества находятся на
низшем пределе их горения или вблизи него. Хорошо скон-
струированная камера может сжигать газы, имеющие низкую
теплоту сгорания (около 1.75 МДж/м3), без использования до-
полнительного топлива [169—171]. Предварительный подогрев
газов до температуры около 350°С помогает поддерживать го-
рение даже в газах с более низкой теплотой сгорания без пода-
чи дополнительного топлива. Цианиды, являющиеся чрезвычай-
но ядовитыми газами, можно сжечь в воздухе; окись углерода,
являющуюся смертельно ядовитым газом, можно сжечь таким
же образом. Пары растворителей многих видов образуют горю
432
Глава 5
чие смеси и могут быть сожжены в обычных камерах с искус-
ственной тягой или в вихревых камерах. Тем нс менее, когда
количество горючего газа в смеси отработавшего газа мало и
находится за пределом горения, бывает необходимо добавить
небольшое количество природного газа или другого топлива
для поддержания горения в камере. В любом случае независи-
мо от того, горит ли выбрасываемый газ с дополнительным
топливом или без него, в вихревой или циклонной камерах мо-
гут быть обеспечены необходимые для достижения полного сго-
рания уровень турбулентности и время пребывания.
Жидкие отходы можно разделить на два вида в соответ-
ствии с их характеристиками горючести (т. е. горючие или ча-
стично горючие). Горючие жидкие отходы представляют такие
материалы, которые могут гореть в камере без подачи допол-
нительного топлива (вещества с теплотой сгорания 17...
23 МДж/кг или выше). Вторая категория включает материа-
лы, которые ие горят без подачи дополнительного топлива и
содержат много негорючих компонентов, таких, как вода (при
этом удельная теплота сгорания меньше 17 МДж/кг). Горючие
отходы могут также содержать определенные вещества, раство-
ренные в жидкой фазе, которые, если они имеют неорганиче-
скую природу, образуют при горении неорганические оксиды,
требующие вторичного сбора перед выбросом в атмосферу.
Для сжигания этих материалов (при условии, что они име-
ют в основном органическую природу) воздух перемешивается
в камере с горючим веществом при некоторой температуре, ко-
торая выше температуры воспламенения. В случае жидких от-
ходов в дополнение к повышению температуры до температуры
воспламенения необходимо подавать достаточно тепла для
испарения. Для впрыска жидких топлив в камеру в виде мел-
ких капель применяются распыляющие форсунки. Вязкость
жидкости снижается до уровня, при котором вещество можно
перекачивать и распылять при нормальной или несколько по-
вышенной температуре. Здесь чрезвычайно полезно применение
вихревых горелок, в которых тепло и химически активные ве-
щества переносятся газом, циркулирующим в ЦТВЗ, к свежей
незажженной смеси. В работе [168) разработана и использова-
на циклонная камера для сжигания жидких и твердых отходов.
В циклонных, вихревых и многоступенчатых вихревых камерах
могут быть обеспечены требуемый уровень турбулентности в
зоне горения для получения хорошего перемешивания и доста-
точно продолжительное время пребывания в зоне горения для
полного сжигания горящих частиц или капель. Необходимое
время зависит от температуры, размера элементов топлива и
достигнутой интенсивности турбулентности — параметров, кото-
рые могут быть учтены на этапе проектирования вихревой ка-
Циклонные сепараторы и камеры сгорания 433
меры. Жидкие или твердые отходы вводятся в зоны высоких
градиентов в закрученном потоке.
Суспензии, пульпы и другие вещества с высокой вязкостью
могут обрабатываться в специально сконструированных озоли-
вающи.х печах. Принципы сжигания те же, что и в случае жид-
кости, но способ реализации несколько иной. Для уничтожения
таких отходов используются циклонные камеры, многоподовые
печи, камеры с псевдоожиженным слоем. В циклонных камерах
пульпа подается в нижней части через шнековый питатель. Для
сжигания жидких отходов шнековый питатель можно заменить
на форсунки с высокой дисперсностью распыления. Некоторые
жидкие отходы, уничтожаемые современным оборудованием,
перечислены в табл. 5.2 [172]. В печи для сжигания галоген-
содержащих углеводородов, описанной в работе [173], отходы
сжигаются в горизонтальном котле с жаровой трубой, а тепло-
та сгорания используется для производства насыщенного пара.
Галогены восстанавливаются путем поглощения водой. Пере-
чень специфических органических н неорганических химиче-
ских соединений, которые могут уничтожаться в концентриро-
ванном виде путем управляемого процесса сжигания, перечис-
лены в работе [161]. Хотя сжигание может использоваться для
частичного или полного уничтожения опасных отходов, продук-
ты горения могут быть непригодны для выброса в атмосферу.
Такие отходы должны сжигаться в печах, обязательно снаб-
женных устройствами очистки выбрасываемых продуктов сго-
рания, таких, как каталитические или тепловые дожигатели,
влажные скрубберы, электростатические уловители или рукав-
ные фильтры Особого внимания требуют отходы, содержащие
соединения хлора и углеводородов, а также вещества с высо-
ким содержанием серы и тяжелых металлов.
Другим привлекательным способом сжигания хлорсодержа-
щих углеводородов является комбинированное сжигание, сов-
мещаемое с процессом производства цемента. Техническая
возможность осуществления такого процесса доказана в ряде
экспериментальных исследований. Помимо экономии топлива
галогены, высвобождаемые в процессе горения, становятся со-
ставной частью бетона, что обусловлено щелочной природой
цемента.
Сжигание твердых отходов не является только процессом
озоливания, хотя большинство твердых веществ содержит не-
горючие компоненты и большое количество остаточной золы.
Сжигание твердых отходов осложняется ширким ассортимен-
том веществ в подобных отходах. Получение стехиометрическо-
го состава топливио-воздушной смеси путем регулирования
расхода воздуха в случае веществ с сильно различающейся
434
Глава 5
Таблица 5.2. Уничтожение жидких отходов путем сжигания [1721
Отходы Примечания
Жидкие отходы производства аммиа ка, промежуточные продукты произ- водства нейлона, этилеигликольметил- амииы, акрилаты, мочевина Концентрированные отходы, содержа- щие до 50 % органических веществ, не требующие дополнительного топли- ва; использоввние пара для распыле- ния
Органические кислоты, соли, ангид- риды, углеводороды и галогенирован- ные углеводороды от производства галогенированных органических ве- ществ В вихревой или циклонной камере ис- пользуется природный газ; для предо- твращения коррозии отходы нейтра- лизуются перед сжиганием аммиаком
Жидкости от производства акрилни трила, содержащие ацетонитрил и цианиды, остатки нефтеперегонки, фе- нольные отходы (неорганические) Цианистые отходы имеют высокую теплоту сгорания; предусмотрена по- дача дополнительного газового топли- ва; температура 1154 К
Два потока сажи от производства акрилнитрила, кубовые остатки от акрилнитрила, технологический пар обработки хлорвинила, содержащий акрилнитрил В качестве дополнительного топлива используется природный газ; расход и содержание органических соединений в отходах сильно меняются; темпера тура 1100 К
Тяжелый кислотный отстой, сульфо- натные смолы нефтеперегонного заво- да, разные отдохы отходы пластмасс Сначала подаются твердые отходы, затем пластмассы
Кубовые остатки винилбензола Перемешиваются с нефтяным топли- вом и используются в нагревательных печах
Отстой, содержащий твердые нефте- продукты из сепараторов, фильтров, цистерн Камеры с псевдоожиженным слоем
Отработавший каустик — 50 % фено- лов Дополнительно подается нефтяное топливо
теплотой сгорания невозможно. Многие типы печей, сконструи-
рованных для сжигания отбросов, приспосабливаются для сжи-
гания твердых химических отходов, пульпы, отфильтрованных
веществ, смол и некачественных продуктов. Ниже перечислены
основные принципы обеспечения низких выбросов частиц и
полного сгорания твердых отходов:
1. Сжигание с избытком воздуха 50... 160 % сверх его ко-
личества в стехиометрической смеси.
Циклонные сепараторы и камеры сгорания 435
2. Минимальное использование подачи топлива снизу, с тем
чтобы сохранить низкие скорости и уменьшить выбросы ча-
стиц.
3. Правильное использование избыточного воздуха (его ко-
личество должно составлять до 50 % полного расхода) для
обеспечения достаточного количества кислорода и уровня тур-
булентности в топочном пространстве над подом.
4. Температура в топке должна составлять 1200 ... 1500 К
для снижения уровня дымления и выброса пахучих веществ.
При температуре выше 1500 К зола может сплавляться со
стенками топки.
5. Время пребывания (1...2 с) и объем камеры должны
быть достаточно большими для сжигания отходов и частиц ве-
щества, выделяющих пар.
Печами, пригодными для сжигания твердых отходов, явля-
ются циклонные камеры, вращающиеся обжиговые печи и бло-
ки камер сгорания. Зачастую экономически выгодно и техни-
чески возможно использовать жидкие или газообразные горю-
чие отходы как источник тепла для сжигания плохо горящих
отходов.
Глава 6
Течения с закруткой
в практических устройствах
с горением
6.1. ПЛАМЕНА В ПРОМЫШЛЕННОСТИ
В этой заключительной главе рассматриваются закручен-
ные течения, которые имеют место в практических устройствах
с горением, включая горение в промышленных установках, ка-
мерах газотурбинных двигателей и в двигателях внутреннего
сгорания. Анализируются аспекты, связанные с экспериментом
и моделированием. Дополняются материалы гл. 5 по циклон-
ным сепараторам и камерам сгорания, при этом основное вни-
мание уделяется полноразмерным устройствам с трехмерным
течением, в то время как в гл. 2—4 рассмотрение было ориен-
тировано на фундаментальные и исследовательские аспекты
стабилизации пламени слабо- и сильнозакручениых потоков.
Дается также детальный анализ шума и неустойчивости пла-
мени, дополняющий материалы по шуму и прецессии вихревого
ядра, приведенные в гл. 4. Проблемы загрязнения окружающей
среды рассматриваются попутно, более подробное их обсужде-
ние можно иайти в других изданиях данной серии1)-
Промышленные топки и котельные агрегаты применяются
для получения пара и горячей воды на предприятиях произво-
дящей, обрабатывающей и горнодобывающей промышленности,
при процессах металлообработки и рафинирования. Организа-
ция горения в промышленных топках и камерах сгорания все
еще во многом остается скорее искусством, в котором практиче-
ский опыт конструктора имеет первостепенное значение [I—
20]. Причина этого состоит в том. что сложные физико-химиче-
ские процессы, происходящие в пламени, до самого последнего
времени не поддавались детальному аналитическому описанию.
В последние три десятилетия проблемы, связанные с постоянно
возрастающей мощностью агрегатов тепловых электростанций,
космическими аспектами применения горения и уменьшением
вызванного горением загрязнения окружающей среды, особен-
но при сжигании низкосортных и синтезированных топлив, при-
влекают все большее число ученых, исследователей и конструк,
торов. Это привело к значительному прогрессу в области прак-
') Energy and Engineering Science Series, A. K. Gupta, D. C. Lilley (eds.),
Abucus Press, Tunbridge Wells (Kent), Cambridge (Mass.)
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 43Т
тического конструирования. На базе интенсивных исследова-
ний, проводившихся в ряде научных центров, стало возможным
приступить к конструированию стандартной горелки, которая
обеспечит стабильное и воспроизводимое распределение возду-
ха по объему топки или камеры сгорания и которая может эф-
фективно использоваться для сжигания самых разных топлив,
включая низкосортные и синтезированные топлива.
Размеры топок современных котлов трубчатого типа обычно
очень велики- 35 м в высоту и около 300 м2 в поперечном се-
чении. В такие большие камеры топливо и воздух (около
220 т/ч угля и примерно в десять раз большее количество воз-
духа) поступают через 20—50 горелок (в зависимости от осо-
бенностей конструкции и эксплуатационных требований).
В трубчатом котле барабанного типа пар образуется в вер-
тикальных трубах, установленных так, что они образуют стен-
ки топочной камеры. Пар и вода поступают затем в барабан,
где пар отделяется и оставшаяся вода вместе с добавкой све-
жей воды возвращается в трубчатые стенки топки через наруж-
ные патрубки. Из схематического чертежа основных узлов и
внутренних каналов трубчатого бойлера на рис. 6.1 видно, что
пар, покидая барабан, поступает в нагреватель, где к нему под-
водится дополнительное тепло, прежде чем перегретый пар бу-
дет подан на турбины Частично расширившийся в турбине
пар может быть возвращен на станцию и снова подвергнут пе-
регреву. Регенераторы, в которых это делается, обычно получа-
ют тепло, передающееся конвекцией от газов, покидающих то-
почное пространство, но они могут находиться и внутри топки
или вблизи нее, с тем чтобы дополнительно получать тепло из-
лучением от пламени.
Равмер и форма топки должны быть такими, чтобы обеспе-
чить время пребывания в ней, • необходимое для достижения
практически полного сгорания топлива. В то же время газы на
выходе из топки должны иметь относительно низкую темпера-
туру во избежание высокотемпературных отложений в зоне пе-
регрева, но при этом содержать достаточное количество тепла,
чтобы нагреватели пара, экономайзер и подогреватели воздуха
имели приемлемую конструкцию. Температура уходящего газа,
покидающего подогреватель воздуха, также должна быть до-
статочно низкой, чтобы свести к минимуму тепловые потери
котла, но не настолько низкой, чтобы из-за конденсации воды
вызвать коррозию его наружных узлов. Трубы, составляющие
внутреннюю поверхность топки, могут иметь различный диа-
метр: от приблизительно 40 мм во вспомогательных бойлерах
(типа изображенного на рис. 6.1) до примерно 80 мм в натур-
ных полноразмерных бойлерах В прошлом при обычной кон-
струкции стенок трубы едва касались одна другой. На наружной
•438
Г лава Ь
Рис. 6.1. Конструкция современного парового котла иа нефти [8]:
/ — нефтяные горелки; 2 — помпы питания; 3—регулятор; 4 — турбина низкого дав-
ления; 5 —турбина высокого давления; б — барабан; 7 — радиальный нагреватель пара;
в — подвесной перегреватель пара; 9 — регенератор; 10 — перегреватель пара; И — эко-
номайзер; 12 — шумоглушящее устройство; /3 — уходящий газ; 14 — улавливатель ча-
стиц; /5 — основные нагреватели воздуха: 16 — паровой нагреватель воздуха; 17— вен-
тиляторы; 18 — подкачивающая помпа
стороне топки трубы заключаются в кожух из стальных листов,
который делается воздухонепроницаемым или, как в более ста-
рых конструкциях, облицовывается панелями из твердого изо-
лирующего материала. Кроме того, в прежних топках каждая
труба имела снаружи два диаметрально противоположных реб-
ра шириной 25 мм. В настоящее время оребрение в различных
вариантах используется в стенках топок мембранного типа.
В этой конструкции сварные панели из труб изготавливаются
на заводе, и в результате получаются решетки из продольно
расположенных труб с промежутками между ними, равными
примерно 12 мм. Таким способом создаются пакеты труб, раз-
меры которых лимитируются лишь возможностями транспорти-
ровки. На месте пакеты свариваются один с другим и форми-
руют топочное пространство.
По мере увеличения размеров топки отношение ее поверхно-
сти к объему уменьшается. Поэтому для современных топок
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 439
может оказаться целесообразным использование стенок из раз-
деленных водоохлаждаемых труб, чтобы тем самым обеспечить
требуемую обогреваемую поверхность без чрезмерного увеличе-
ния топочного объема. При дальнейшем увеличении ширины
топки большого объема осложнения возникают в связи с огра-
ничениями, обусловленными максимальной длиной перемещае-
мого устройства для сдува (или смывания) сажи; так, излуча-
ющая зона нагревателя пара может иметь в ширину не более
30 м, чтобы ее можно было надежно перекрыть с двух сторон
этими устройствами [10].
В котлах, работающих на нефти, топка может иметь мень-
ший объем, чем пылеугольная топка при той же выходной мощ-
ности. Причин для этого несколько, в том числе меньшее вре-
мя сгорания капель нефти (по сравнению с частицами угля),
увеличенная теплопередача излучением вследствие более вы-
сокой температуры пламени при меньших избытках воздуха и
меньшего отложения золы иа трубах Для топок, работающих и
на угле, и на нефти, размеры необходимо выбирать, исходя из
условий сжигания угля. Использование в этом случае топок
меньшего размера, предназначенных для сжигания нефти, при-
ведет к тому, что на угле топка будет работать с перегрузкой
(по расходу топлива) и с риском забивания топки шлаком и
выноса из топки несгорсвшего угля из-за недостаточного вре-
мени пребывания.
В большинстве случаев промышленного применения горения
используются пламена диффузионного типа из-за возможности
проскока пламени и взрывов при использовании предваритель-
но перемешанных топлив и воздуха. Кроме того, типичные топ-
лива в промышленности — жидкие (остаточные продукты пере-
гонки нефти) или твердые. Топливо часто подается частично
перемешанным с воздухом, эта богатая смесь поджигается, и
последующее его горение происходит одновремеиио с подмеши-
ванием воздуха Обзор публикаций в Журнале института топ-
лива ') по котлам трубчатого типа на угле за период 1950—
1974 гг. содержится в работе [И]. В работе [12] рассматрива-
ется история разработок горелок, в которых используется дис-
пергированное (пылевидное) твердое топливо.
Угольная пыль транспортируется к топке подогретым пер-
вичным воздухом, расход которого составляет приблизительно
25 % общего требуемого для горения расхода воздуха. Осталь-
ные 75 % воздуха также подогреваются и поступают в горелку
через лопаточный завихритель. Пламя стабилизуется с по-
мощью закрутки, которая создает в истекающей расширяющейся
') Journal of the Institute of Fuel. В настоящее время институт называет
ся Institute of Energy.
440
Глава 6
струе внутреннюю и наружную области рециркуляции газа.
В больших котлах обычно применяются нефтяные горелки,
устанавливаемые коаксиально с угольными и служащие для
поджигания угольной пыли в каждой угольной горелке.
Большое количество разработок было проведено с целью
упрощения конструкции, увеличения срока службы и улучше-
ния характеристик, хотя основные принципы оставались при
этом неизменными. В современных горелках пылевидное топли-
во подается в виде кольцевой струи вокруг трубки пусковой
нефтяной горелки и лопатки завихрителя устанавливаются под
оптимальным углом. Вторичный воздух регулируется с по-
мощью наружной заслонки Горелка для пылевидного топлива
типичной конструкции с аэродинамической секцией обычного
типа состоит из сопла для подачи пыли и сопла для подачи
воздуха с расположенной в центре пусковой горелкой. Вторич-
ный воздух поступает из коллектора, окружающего сопло. Если
необходимо сжигать топливо с низкой летучестью, то обычно
используют котлы с подачей топлива сверху вниз и стабилиза-
цией горения благодаря передаче топлива излучением и кон-
векцией от хвостовой части пламени. Электростанции на нефти,
как правило, используют остаточные продукты ее перегонки.
Поэтому необходимо нагревать топливо, чтобы оно могло легче
протекать через мелкие отверстия и чтобы его можно было
мелкодисперсно распылить форсунками. Распыление достигает-
ся либо впрыском через отверстие под высоким давлением,
либо вовлечением топлива в поток воздуха или пара. Эволю-
ция стандартных горелок с впрыском струй топлива под дав-
лением описана в работе [13]. В ней рассматриваются горелки
с расходами нефти в диапазоне 0,1... 0.4 кг/с и предполага-
ется, что полученные результаты могут быть распространены и
на горелки с расходами до 0,75 кг/с. Сегодняшняя практика
уже ушла вперед, и на современных электростанциях исполь-
зуются горелки, в которых сжигается до 1 кг/с остаточных
продуктов иефтеперегонки.
Полнота сгорания топлива в больших котлах трубчатого
типа, как правило, выше 98 %. Хорошо известна связь между
потерями тепла и суммарным отношением воздух/топливо.
С одной стороны, режим с обогащением ведет к потерям в виде
несгоревшего топлива, а с другой стороны, использование чрез-
мерных избытков воздуха приводит помимо всего прочего к
нагреву излишне большого количества газа. Если испытания
котла показывают, что при правильной величине отношения
воздух/топливо эффективность горения низка, то следует про-
анализировать другие факторы, например, качество дисперги-
рования твердого топлива (или в случае нефти качество рас-
пыления), конструкцию горелки, распределение воздуха и топ-
'Течения с закруткой в практических устройствах с горением 441
лива по горелкам и утечки воздуха. В отношении двух послед-
них факторов следует отметить, что большие отклонения в
расходах диспергированного топлива от горелки к горелке (ино-
гда до ±30%) можно предотвратить, если в подводящих дис-
пергированное топливо линиях использовать дросселирующие
устройства, а также тщательно обследовать с применением со-
временных средств состояние кожухов магистралей и бункеров
для золы с целью обнаружения утечки воздуха. Прямым инди-
катором условий горения может служить непрерывная регистра-
ция концентрации СО. Уровень концентрации окиси углерода в
отличие от концентрации кислорода только в небольшой степени
зависит от наличия утечек воздуха, так что отбор проб может
осуществляться в любом месте, вплоть до вентилятора, где
смешение интенсивное и пробы газа будут достаточно пред-
ставительными. Изучение компонентов отходящего газа пока-
зывает, что концентрации СО и О2 однозначно связаны с эф-
фективностью горения и их можно измерять легко и точно.
В многогорелочных устройствах контроль за процессом горения
в топке требует управления величиной отношения топливо/воз-
дух в каждой индивидуальной горелке.
Возможность эксплуатации топок на нефти зависит от коли-
чества образующегося в продуктах сгорания серного ангидрида
SO3, который помимо того, что вызывает коррозию металличе-
ских деталей, является причиной кислотной копоти, представ-
ляющей собой углеродистый материал, содержащий в избытке
серную кислоту. Превращение сернистого ангидрида SOj в сер-
ный ангидрид зависит от концентрации кислорода и поэтому
является функцией избытка воздуха в топке.
Использование многотопливных топок, вообще говоря, ведет
к снижению выбросов загрязняющих веществ при работе в ре-
жиме с одновременной подачей угля и жидкого топлива. Обра-
зующаяся при сгорании диспергированного угля зола действует
как присадка к продуктам горения жидкого топлива, уменьша-
ющая их кислотность и тенденцию к образованию кислотной
копоти. Одновременно адсорбция SO3 частицами золы умень-
шает электрическое сопротивление этих частиц, и они легче
улавливаются электростатическими зольными фильтрами.
Возможно также появление отложений (особенно в уголь-
ных топках), вызывающих коррозию котловых труб и образо-
вание слоя шлака. Большие топки функционируют в условиях
большего нагрева, чем малые, из-за меньшей величины отно-
шения поверхности к объему. Это приводит к усилению тенден-
ции образования шлака. Кроме того, засорение и шлакообра-
зование могут интенсифицироваться недостатком кислорода
или снижением давления. Многие угольные установки мощ
костью 500 МВт на режиме полной нагрузки функционируют
Г лава 6
142
при недостатке кислорода, и это приводит к их засорению. Для
уменьшения засорения традиционно используют устройства для
сдувания сажи паром, хотя вместо пара может быть применен
и сжатый воздух. В ряде стран, включая Австралию, ФРГ и
США, созданы гидромониторы, удаляющие отложения без при-
чинения ущерба трубам вследствие термического удара. Засо-
рение и шлакообразование зачастую бывает локальным и мо-
жет встречаться в топках, где распределение воздуха и топли-
ва вполне удовлетворительное. Относительно большие размеры
пламени в промышленных устройствах затрудняют получение
представительных проб газа, чтобы судить о локальных явле-
ниях.
Передача тепла в топках происходит почти исключительно
посредством излучения, а теплопередача конвекцией состав-
ляет менее 5 % [2, 6, 7, 14] В отличие от излучения твердого
тела пламя излучает из всего занимаемого им объема. Энергия
излучения dEe от элементарного объема газа dV при постоян-
ной температуре Те и постоянном коэффициенте поглощения k
•определяется соотношением
d£B = 4/jaT’dV,
где а — постоянная Стефана — Больцмана; излучение предпо-
лагается изотропным в полном телесном угле, равном 4л. В то
же время в реальных объемах газа только части выделившейся
в объеме лучистой энергии удается выйти за ограничивающие
его поверхности; остальная энергия поглощается внутри объе-
ма. Для объема газа в форме куба со стороной В энергия, из-
лучаемая через шесть его граничных поверхностей, равна (из
вышеприведенного уравнения)
Ее = 4kE'<faTt>
где <р — доля выделившейся в кубическом объеме газа лучи-
стой энергии, которая излучается этим объемом вовне и зави-
сит лишь от k и В
В работе |15) рассматриваются поглощение и рассеяние из-
лучения твердыми частицами в отходящих газах и вводится
определяющий параметр а. равный nd/Xo (d — диаметр части-
цы, Хо— длина падающей волны) Анализ проведен для сле-
дующих трех характерных диапазонов значений а:
I) а 2> 1 для случая угольной пыли и летучей золы. Здесь
рассеяние соизмеримо с поглощением и анизотропно, так что
измерения коэффициента ослабления света для пламен в уголь-
ных взвесях, проведенные с использованием аппаратуры, реги-
стрирующей отклонение светового луча в узком диапазоне изме-
нения угла, могут сопровождаться значительными ошибками.
Кроме того, в больших топках очень трудно выполнить измере-
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 443-
ния «на просвет», так что данные о коэффициентах поглощения
приходится получать из опубликованных результатов измерений
на небольших одиночных пламенах или вычислять для смесей
угля и золы при известной доле выгорания топлива;
2) а ~ 1 применительно к более мелким частицам и до из-
вестной степени к летучей золе В этом случае рассеяние ме-
нее важно и может рассматриваться как изотропное, так что
можно ограничиться простыми поправками к излучательной
способности при данной длине волны е^.
3) а <К 1 имеет место в случае очень мелких частиц, таких,
как сажа, которые и обусловливают светимость пламени. Рас-
сеяние пренебрежимо мало, и полная излучательная способ-
ность пламени может быть легко измерена (при использо-
вании методов, основанных на рассеянии лазерного луча) и
представлена следующим соотношением:
ег — 1 —(1 — е1)ехр(— kCL},
где £i — излучательная способность несветящегося газа, С —
концентрация частиц сажи, L — толщина пламени. Имеется
большое количество измерений величины ет на одиночных пла-
менах для промышленных установок натурных размеров (16, 17].
Разработка методов организации и моделирования
горения в топках
Важные характеристики турбулентных диффузионных пла-
мен (длина, угол расширения, устойчивость, интенсивность из-
лучения), используемых в топках, котлах или камерах сгора-
ния газовых турбин, зависят преимущественно от того, каким
образом перемешиваются топливо, воздух и горячие химически
активные продукты горения. Это обусловлено тем, что химиче-
ские реакции в пламени протекают при повышенной температу-
ре и очень быстро, так что время, необходимое для завершения
реакции после того, как реагенты перемешались на молекуляр-
ном уровне, пренебрежимо мало. Поэтому суммарная скорость
процесса горения может быть с достаточной точностью прирав-
нена к скорости смешения. Методы расчета смешения в пламе-
нах для данных значений входных параметров (геометрия го-
релки или камеры сгорания, количество движения в потоках
компонентов, начальная температура и т. п.) могут быть клас-
сифицированы по следующим трем большим группам, а) расче-
ты, основанные на законах подобия в турбулентных струях и
включающие физическое и математическое моделирование;
б) использование упрощенных статистических моделей течения
в топках, таких, как комбинирование моделей реакторов интен-
сивного смешения и реакторов вытеснения для описания поля
444
Глава 6
течения в камерах сгорания, включая физическое моделирова-
ние для определения распределения времени пребывания;
в) решение соответствующей системы уравнений с частными
производными, включающей уравнения сохранения количества
движения, массы и энергии для турбулентного потока
Выбор между этими методами, варьирующимися от отно-
сительно простых и быстрых вычислений с помощью настольного
калькулятора до сложнейших процедур, требующих специаль-
ной квалификации и использования компьютеров с большим
объемом памяти, должен делаться конструктором с учетом всех
деталей и необходимой точности вычислений, а также затрат
усилий и времени, требуемых для реализации того или иного
метода.
Когда скорость истечения струи топлива в данной горелке
достигает определенной величины и течение становится турбу-
лентным, длина пламени в процессе дальнейшего увеличения
расхода топлива через форсунку остается практически по-
стоянной.
В работе [ 18] была показана возможность простого, но эф-
фективного обобщения, основанного на предположении о том,
что эволюция струи определяется ее начальным количеством
движения и что распределения скорости и концентрации могут
быть описаны с помощью единственного параметра — диаметра
сопла форсунки Соотношения для простого случая свободной
струи постоянной плотности могут быть распространены на бо-
лее сложные случаи, в том числе с переменной плотностью.
Ниже приводятся некоторые из полуэмпирических соотношений
для распределений скорости и концентрации в струях и для
длины турбулентных струйных пламен.
I. Свободные струн с горением:
а) эквивалентный диаметр горелки
de = d0(TsITB)1'2,
где Т,— температура газа в топке, То — начальная температура топлива
и воздуха;
6) приведенная скорость вдоль оси топки
и/их ~ 0,16 (xjde) — 1.5,
где ик — скорость на осн топки на расстоянии х от горелки;
в) распределение скорости
«/и0 = 6.4 (rflt/x) (po/pf)1/2 exp (— 82 (у/х)21;
г) распределение концентрации
С/Со ==5,3 (do/x) (p0/pf)l/2 exp (— 54 (у/х)2]*,
д) приведенная присоединенная масса
= о,з2 (х/д0) (pf/po),/2;
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
445
е) безразмерная длина пламени
/-/do«6('Ps< + ')(P(L/Pf)1'2.
где <р5/ — стехиометрическое отношение воздух/топливо, рг — средняя
плотность газа в пламени
2. Пламена а спутных концентрических струях:
В уравнении (е) do заменяется на dac, где
^ = 2(A1₽ + 4)("₽/(G₽ + cs)r1'2-
8. Струйные пламена в ограниченном пространстве:
а) безразмерная длина пламени
LconI/£ = 0,666-'4-0,95:
б) максимальная масса рециркулирующего газа
= 0,43(Мо + ма)(в-' - 0,65),
где 6 = А1/[(лргСо)1/г£>]
4. Закрученные струйные пламена:
L/d0 = 5,3 (Co/CJ (Рд/Pf)'12 - 20.8S.
где S = Ge/(G,r)
Возможность применения простых соотношений подобия для
турбулентных струй может быть проиллюстрирована примера-
ми хорошего соответствия результатов расчетов н измерений
для закрытых пламен при сжигании бытового газа в воздухе
(рис. 6.2, 6 3). Было подтверждено, что закрутка воздушного
потока представляет собой мощное средство управления устой-
чивостью пламени, скоростью и эффективностью горения. Для
геометрически подобных горелок параметр закрутки, опреде-
ленный в гл. 1, является важным определяющим критерием.
Разработаны методы вычисления параметра закрутки по
Рнс. 6.2. Изменение осевой скорости ит н массовой восстановленной концен-
трации топлива ст вдоль оси диффузионного пламени [1].
446
Глава &
Рис. 6.3. Сопоставление расчетных кривых н измеренных значений («точки»)
потока массы и коэффициента полноты сгорания топлива а в струнном диф-
фузионном пламени бытового газа в вертикальной топке [11; 0 = 0,46 для
среднего значения о.
конструктивным параметрам горелок (радиальных и осевых за-
вихрителей).
Для того чтобы смешение в диффузионных пламенах было
аффективным, области в поле течения, где сдвиговые напряже-
ния турбулентного трения велики, должны охватывать области
с высокой концентрацией топлива (7]. Реализация этого прин-
ципа в конструкции горелки требует знания пространственного
распределения пульсационных составляющих скорости потока
и ноля концентрации топлива. В настоящее время имеются дан-
ные измерений, охватывающие ряд практически важных слу-
чаев и широкий диапазон режимных параметров (19]. Если
закрученный поток применяется в сочетании с расширяющимся
каналом, то большие касательные напряжения возникают вбли-
зи стенок канала, так как полый конус распыления жидкого
или газообразного топлива, подаваемого вдоль стенок расши-
ряющегося канала, обеспечивает высокую скорость горения.
Более подробные сведения о распределении турбулентных ха-
рактеристик в пламенах и в течениях, связанных с пламенами,
необходимы и для создания более реалистичных моделей тур-
булентности, что в свою очередь является ключевым элементом
при детальных расчетах течений, смешения и поля температуры
в топках и камерах сгорания. Структура течения и динамика
изменения во времени температуры и концентрации позволяют
определить поле характеристик смешения, что в комбинации
с данными о кинетике дает возможность рассчитать харак-
теристики топочного устройства. Это обусловлено природой
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
447
струйного смешения в топках, в соответствии с которой энергия,
подводимая к горелке потоком импульса струй, определяет
турбулентное смешение в области течения, прилегающей к го-
релке На больших удалениях от горелки кинетическая энергия
турбулентного движения диссипирует вследствие противодей-
ствия вязких сил, и, следовательно, особенности течения в са-
мой горелке уже слабо влияют на поле течения в этой, распо-
ложенной ниже по потоку области. Перечисленные особенности
процесса смешения согласуются с предположением о том, что
при рассмотрении топочного объема его можно считать состоя-
щим из области «интенсивного смешения» и области «вытесне-
ния» (рис. 6 4) [20]. В области интенсивного смешения с по-
стоянным расходом газа через нее свойства газа (в идеальном
случае) однородны и идентичны свойствам газа, покидающего
эту область. В области течения с вытеснением газ протекает
через зону реакций со свойствами, однородными в каждом из
перпендикулярных направлению потока сечений, но эти свой-
ства могут изменяться вдоль направления потока.
Если известно соотношение, связывающее суммарную ско-
рость реакции с концентрациями реагентов и с температурой,
то протекание реакции во времени может быть рассчитано для
обеих рассмотренных выше характерных областей течения в за-
висимости от времени пребывания газа в топке. Для области
течения с вытеснением все частицы горючего газа имеют одно
и то же время пребывания, и, поскольку в этой области перенос
в направлении против основного потока отсутствует, все ча-
стицы имеют идентичные «истории». Уравнение для скорости
ЕС
Рнс 6.4. Зависимость массовой доли несгоревшего топлива от среднего вре-
мени пребывании 7, вычисленная для камеры сгорания, представляемой как
«реактор интенсивного смешения* и «реактор вытеснения» (!]:
1 — «реактор вытеснения», 2 — «реактор интенсивного смешения» при полном отсут-
ствии мнкросыешения (смешения до молекулярного уровня), 3 — комбинация обоих
«реакторов» или «реактор интенсивного смешения» с полным мнкросмешением.
448
Глава 6
реакции может, следовательно, быть проинтегрировано непо-
средственно, аналогично тому, как это делается в нульмерной
математической модели реагирующей системы.
В отличие от области с вытеснением в области интенсивно-
го смешения перенос в направлении, обратном потоку, значи-
тельный, так что частицы газа, поступающие в эту область, рав-
номерно распределяются по ее объему за время, много меньшее
среднего времени пребывания I. Следовательно, разные части-
цы газа будут находиться здесь в течение неодинаковых про-
межутков времени, и можно показать, что распределение вре-
мени пребывания в данной области при условии «идеального»
смешения описывается соотношением
’]>(/) = ( 1/0 ехр (///),
где ? — среднее время пребывания I = V/v, V — объем обла-
сти, v — объемный расход газа через нее). В условиях интен-
сивного смешения концентрации и температуры распределены
по всему объему равномерно, и, следовательно, объемная ско-
рость горения во всех точках объема одинакова Баланс массы
топлива может быть выражен следующим образом: масса топ-
лива, поступающего в единицу времени в область интенсивного
смешения, равна массе топлива, сгорающего в ней в единицу
времени, вместе с массой топлива, покидающего указанную об-
ласть несгоревшим. Протекание процесса горения, рассчитанное
для смеси воздуха с диспергированным углем в камере сгора-
ния представляемой как адиабатический реактор интенсивно-
го смешения» и как адиабатический «реактор вытеснения», в
зависимости от времени пребывания смеси в камере показано
на рис. 6 4 и иллюстрирует тенденции выгорания топлива в ка-
мерах соответствующих типов. В камере, трактуемой как «ре-
актор вытеснения», скорость горения вначале растет медленно,
так как температура газа повышается только в результате вы-
деления тепла в процессе сгорания. В противоположность это-
му в камере — «реакторе интенсивного смешения» происходит
резкий подъем температуры благодаря наличию переноса про-
дуктов горения в обратном потоку направлении и высокой в
результате этого начальной скорости горения. Эффективность
реактора интенсивного смешения (полнота сгорания топлива)
ограничена тем, что по определению средние концентрации в ре-
акторе равны концентрациям в выходящем из реактора газе, и,
следовательно, скорость горения в камере этого типа с тече-
нием времени падает ниже уровня скорости горения, которая
может быть достигнута в камере — «реакторе вытеснения». От-
сюда следует, что оптимизация характеристик горения в каме-
ре данного объема требует комбинирования областей течения
обоих типов: вслед за зоной интенсивного смешения следует
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 449
располагать зону вытеснения При этом граница между ука-
занными зонами должна соответствовать во времени точке, в
которой скорость горения (наклон кривой выгорания топлива)
становится одной и той же и для зоны интенсивного смешения,
и для зоны вытеснения В исследованиях [20] было показано,
что принцип комбинирования рассматриваемых типов течения
в натурных топках технически достижим и что пропорция меж-
ду зонами интенсивного смешения и вытеснения может быть
установлена за счет воздействия на аэродинамику процесса при
конструировании (посредством выбора степени закрутки в го-
релке) в соответствии с теоретическими расчетами Соответст-
вующие объемы зон в топочном устройстве экспериментально
определяются путем измерений распределения времен пребыва-
ния которые можно выполнить на уменьшенных моделях го-
релок с использованием подачи трассирующих веществ [20].
В настоящее время конструкторы топочных устройств более
чем когда-либо пользуются математическими моделями, и ожи
дается, что эта тенденция будет развиваться и далее. Причины
этого заключаются в том что топочные устройства и необходи-
мое для них оборудование становятся все более дорогостоящи-
ми, и поэтому необходимо максимально повысить их эффектив-
ность. В последние годы разработка моделей развивалась в
направлении учета трехмерности течений. Подробное описание
таких моделей можно найти в серии изданий, упомянутой в на-
чале этой главы
Примеры трехмерных расчетов топочных устройств
В настоящее время интересы исследователей сосредоточены
на расчетах полностью трехмерных течений в топках. Течение
в натурных топочных устройствах трехмерно и (или) содержит
многочисленные элементы, не имеющие осевой симметрии,
главным образом вследствие дискретного окружного располо-
жения подводов топлива и воздуха хотя в некоторых случаях
многие элементы потока и результирующее поле течения впол-
не осесимметричны. В этих случаях двумерные модели, рас-
смотренные в разд. 1 4, применимы и обеспечивают достаточ-
ную точность. В остальных случаях возникает необходимость
рассчитывать полностью трехмерное поле течения. Отдельные
методы получения численных решений подобных задач извест-
ны уже довольно давно Последние значительные достижения
в расчетах трехмерных течений в топочных устройствах (21—
31] рассматриваются в данном разделе, а в следующем — ана-
логичные исследования применительно к течениям в камерах
сгорания газотурбинных двигателей В вычислительном аспекте
методы очень похожи, за исключением того, что при высокой
15 Зак. 434
450
Глава 6
интенсивности процесса горения возникают некоторые дополни-
тельные проблемы. В ряде методов используются явные разно-
стные схемы, требующие при решении нестационарных уравне-
ний введения жестких ограничений шага по времени. В рабо-
те [21] неявная вычислительная процедура для трехмерных
течений с рециркуляционными зонами оказалась более эффек-
тивной и устойчивой. За исключением части работы [21], во
всех упомянутых исследованиях [21—31] применялись только
неявные процедуры. В рассматриваемых здесь работах уравне-
ния разрешаются относительно давления и скорости (т е. в
естественных переменных), при этом используются сетка со
сдвигом на полшага, а также односторонние разности (в на-
правлении против потока) для конвективных членов в тех
случаях, когда число Рейнольдса ячейки велико.
В работе [21] описана одна из смелых ранних попыток
рассчитать течение в топке. При наличии только маленького
компьютера потребовалась большая изобретательность, чтобы
получить распределения скоростей, концентраций н температур,
а также теплового потока к стенке для топочных устройств н
камер сгорания натурных паровых котлов. Для примера на
рнс. 6.5 показаны камера сгорания и идеализированная карти-
Йа векторов скорости в ее продольном сечении. Расчеты сред-
ней скорости направленного вверх течения и средней темпера-
туры находятся в хорошем согласии с имеющимися экспери-
ментальными данными. Некоторые расхождения в величине
температуры в нижней части камеры были объяснены пере-
оценкой количества воздуха, вовлекаемого в коническую часть
камеры.
Неявная схема для расчета трехмерного течения с рецирку-
ляционными зонами в вычислениях, проводившихся в работе
[211, оказалась более эффективной и устойчивой. Две подоб-
ные процедуры для стационарных течений приведены в работе
[22]. Уравнения решались в естественных переменных (отно-
сительно давления и скорости) со сдвигом на полшага в ком-
бинированной конечно разностной схеме с центральными и од-
носторонними (против потока) разностями для конвективных
членов. Использовались стационарные уравнения, что позволя-
ет избежать необходимости получения стационарных решений
через последовательность изменяющихся во времени переход-
ных состояний. Рассмотрены два метода — SIVA (Simultaneous
Variable Adjustment) и SIMPLE (Semi-Implicit Method for
Pressure-Linked Equations) и в результате рекомендован вто-
рой из них, который обеспечивает меньшие затраты компью-
терного времени благодаря применению последовательных при-
ближений при квазистационарном описании переменных по
времени процессов В качестве иллюстрации возможностей ме-
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
451
Рис. 6.5. Камера натурной топки с контуром расчетной сетки (а) н расчетное
поле векторов скорости (б) [21]:
/ — вход; 2 —основной вход; 3 — выход; 4 — основной выход.
Сплошная линия — контур топки в математической модели, штриховая — контур реаль»
вой топкв*. узлы расчетной сетки определяются номерами k, j.
тода приведены расчеты течения вокруг прямоугольного зда-
ния и происходящего рассеивания вещества из дымовой трубы,
расположенной перед зда-
нием, как схематически по-
казано на рис. 6.6.
На рис. 6.7 показаны со-
ответствующие результаты
вычислений, выполненных
применительно к топке ко-
робчатой формы, топливо и
воздух в которую подводи-
лись через две отдельные
прилегавшие одна к другой
трубы, обе с наклоном книзу
(23]. Течение предполага-
лось стационарным и лами-
нарным, процесс горения —
определяющимся диффу-
Рис. 6.6. Обтекание воздушным потоком
идеализированного здания [22]
15*
452
Глава в
Рнс 6.7. Результаты трехмерного расчета идеализированной топки [241;
I — топливо: 2 — окислитель; 3 — уходящий газ
зией, температура стенок — постоянной. Приведены результаты
расчетов для трех разных сечений топки, каждое сечение вы-
биралось параллельным стенке, с которой осуществлялся под-
вод воздуха и топлива. Результаты качественно согласуются
с тем, чего можно было ожидать: диффузионное пламя форми-
руется в нижней части топочного пространства и горение за-
вершается прежде, чем смесь достигает противоположной стен-
ки, область обратного тока устанавливается в верхней части
топки, а максимум температуры наблюдается в окрестностях
пламени.
Дальнейшие усовершенствования с целью получения допол-
нительной информации, полезной для конструкторов, рассмат-
риваются в работе Сполдинга и др. [24], в которой представ-
лена вычислительная модель полностью трехмерного течения в
топочном устройстве. Дано описание теоретической основы при
разработке вычислительной программы для расчета поля те-
чения, теплопередачи н горения в трехмерной топке Рекомен-
дованы алгоритмы моделирования и решения дифференциаль-
ных уравнений для потоков массы и количества движения,
массовых долей химических компонентов, полной энтальпии,
лучистых потоков тепла, характеристик турбулентности и кон-
центрации частиц при изменении их в определенных конечных
диапазонах Приводятся предварительные вычисления, выпол-
ненные по менее сложной моделирующей схеме, включающей
только шесть дифференциальных уравнений. В работах [25—
28] можно найти подробное изложение вычислительных алго-
ритмов и примененных моделей физических процессов.
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
453
На рис. 6.8 показаны результаты расчетов стационарного
метанового диффузионною пламени в топочном устройстве
квадратного сечения с размерами и условиями, близкими к од-
ной из экспериментальных топок [24]. В этой предварительной
работе не использовались современные модели турбулентно-
сти; турбулентная вязкость вычислялась с помощью простого
алгебраического выражения, которое также использовалось
для оценки значения струйной турбулентной вязкости для
входной, струйной части потока. Приведенные на рисунке дан-
ные соответствуют поперечным сечениям поля течения на че-
тырех расстояниях (А—Г) вниз по течению основного потока
слева направо Изображенные на графике контуры пламени
дают представление о трехмерных полях температуры и кон-
центрации несгоревшего топлива. Из других результатов сле-
довало, что втекающая струя топлива быстро эжектирует необ-
ходимый для горения воздух, вызывая при этом рециркуляци-
онное движение горячих продуктов горения в угловых зонах,
из которых струя и эжектирует газ. Симметричный подвод
топлива и воздуха и отсутствие закрутки естественно исключают
Рнс. 6 8. Результаты расчета диффузионного пламени в адиабатической топке
[24]:
/ — топливо; 2 — воздух; 3 — уходящий газ.
454
Глава 6
Рнс. 6.9. Расчетная сетка для одной из натурных топок [29].
Рнс. 6.10. Распределение вдоль осн топкн
поверхностной плотности лучистого тепло-
вого потока qi к ее поду [29]:
сплошные кривые — расчет; «точки> — результа-
ты экспериментов.
1 — к - 0; 2 — Ж - 0.4 м.
возможность рециркуляции газа в плоскости поперечного се-
чения: все векторы скорости в этих сечениях направлены ра-
диально от основного направления струи. Анализ результатов,
приведенных на рис. 6.8, выявляет и другие реальные физиче-
ские особенности: границы пламени, которые отождествляются
с контурами сечений поверхности, разделяющей топливо и воз-
дух, по мере удаления от сечения подвода топлива вначале
расходятся, а затем сходятся к оси Максимум температуры
достигается на контуре сечения; неравномерность распределе-
ния температуры уменьшается по мере приближения к выходу
из топки.
Более полным было физическое моделирование пламен при-
менительно к ряду конкретных натурных топок (во Франции и
Голландии) в недавней
работе [29]. Требование
экономии компьютерного
времени обусловило вы-
бор метода — использо-
вался метод SIMPLE с
вариантом программы
ТЕЛСН-ЗЕ. Для описания
турбулентности была вы-
брана двухкомпонентная
kr — е-модель, а для го-
рения — статистический
подход, основанный на
предположении о «быст
рой кинетике». Тепловое
излучение описывалось
вновь разработанной мо-
делью лучистого потока.
Контуры одной из топок
и типичная из применен-
ных расчетных сеток по-
казаны на рнс. 6.9.
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
455
Рис. 6.11 Результаты расчета поля скорости в плоскости вертикального осе-
вого сечения экспериментальной натурной топки для режима наклонного пла-
мени [31].
Из результатов, представляющих интерес, следует указать
на закономерность изменения вдоль оси температуры газа и
осевой скорости по мере перемещения вниз по потоку, а также
распределения температуры газа в верхней части топочного
пространства и лучистого потока тепла к поду топки при х =
0 и х=5=0,4 м; последнее представлено на рис. 6.10
Рнс. 6.12. Расчетные (а) н экспериментально определенные (б) изотермы в
плоскости вертикального осевого сечення экспериментальной натурной топки
с наклонным пламенем [31].
456
Глава b
в сопоставлении с экспериментальными данными. В данном
случае моделировалась туннельная горелка с высокоскоростным
смешением природного газа с воздухом без закрутки в испыта-
ниях одной из промышленных энергетических установок [30],
схема которой показана на рис. 1.30 и 1.31. Эти н подобные
им результаты демонстрируют обнадеживающее соответствие с
данными контрольных испытаний натурных топочных устройств.
Остается проверить, насколько точными окажутся последую-
щие расчеты более сложных течений с закруткой. Здесь воз-
можны два направления. Во первых, можно рассчитать осесим-
метричную зону горения и затем получившиеся на ее границах
условия использовать в качестве исходных для полностью
трехмерных расчетов топочного устройства. Увязывание осе-
симметричных и трехмерных решений может потребовать по-
следовательных приближений. Во-вторых, можно использовать
криволинейно-ортогональную сетку, которая позволяет сгладить
переходы и лучше смоделировать непрямоугольные области то-
почного пространства.
Расчеты течения и горения для натурной топки, схематиче-
ски изображенной иа рис. 6.9, выполнялись в работе [31] при
использовании полностью трехмерного моделирования, основан-
ного на методе SIMPLE. Приводились и эксперименты, чтобы
получить данные о тепловых потоках к поду топки для сопо-
ставления с расчетами. Туннельная горелка на природном газе
функционировала в двух режимах: с пламенем параллельным
Рис. 6.13. Расчетное и экспериментально оп-
ределенное распределения плотности тепло-
вых потоков сг в экспериментальной натур-
ной топке с наклонным пламенем [311:
1 — расчет; 2 — измерения.
поду топки, и с пламе-
нем, наклоненным на 25°
к поду (см рис. 1.30 и
1.31). Расчеты базирова-
лись на системе субмоде-
лей, описывающих турбу-
лентный обмен количе-
ством движения, массой,
энергией а также излу-
чение. Были получены
вполне реалистические
результаты для поля тем-
ператур, расходов и ско-
ростей газа и для распре-
деления тепловых пото-
ков Эти результаты для
более сложного случая с
наклонной горелкой пред-
ставлены на рис. 6.11, где
показано расчетное поле
скорости в плоскости
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
457
среднего вертикального сечения топочного объема, и на рис. 6.12
и 6.13, где соответственно сопоставлены расчетные и измерен-
ные распределения температуры и тепловых потоков. Соответ-
ствие данных обнадеживающее, особенно если учесть, что ис-
пользовалась достаточно грубая неравномерная сетка 7Х 12 X
X 14 Авторы работы полагают, что дальнейшие расчеты для
геометрически более сложных устройств, например котлов с
угловыми горелками, могут теперь выполняться с определенной
уверенностью.
6.2. КАМЕРЫ СГОРАНИЯ ГАЗОТУРБИННЫХ ДВИГАТЕЛЕЙ
Уменьшение выброса загрязняющих веществ камерами
сгорания газотурбинных двигателей
На рис. 6.14 приведены основные данные о характеристиках
горения, выбросах загрязняющих веществ и методах снижения
этих выбросов для характерных режимов большой и малой
мощности [32. 33] Имеются практические рекомендации (34]
по способам уменьшения образования загрязняющих веществ
посредством как небольших (обеднение нли обогащение пер-
вичной зоны камеры топливом, уменьшение или увеличение
времени пребывания, уменьшение расхода воздуха на пленоч-
ное охлаждение стенок, форсунки с пневмораспылением или
распылением топлива с помощью отдельного потока высокона
норного воздуха, впрыск воды, присадки к топливу, стадийный
Режимные параметры Характеристи- ки горения Загрязняющие вещества Методы снижения выбросов
Режим малой мощности {холостой ход) Заморажива- ние '‘химичес- ких реакций, плохая устий чиеостъ горе- ния, неудовле творительные распыление и Окись углерода, пестревшие уе- Увеличение времена пребывания, снижение скорости потока^ ва- тягивание перемеши- вания, увеличение экви- валентного отношения, улучшение распыле- ния и распределения
раопределение—— топлива J
Режим бамиюи мощности (взлет) Избыточное вре- мя пребывания , высокая темпе ратура пламе- ни, неудоллетво рительное рас- пределение топ лива Окисли азота, дым Уменьшение времени пребывания, увеличе- ние скорости потока, интенсификация пере» жешивания. уменьше- ние эквивалентною an- ношения, улучшение ло- кального распределения •^предварительное репа- p. нив топлива
Рнс. 6.14 Данные о режимных параметрах характеристиках горения, выбро-
сах загрязняющих веществ н методах уменьшения выбросов для камер сгора-
ния газотурбинных двигателей.
__ Методы снижения выбросов загрязняющих веществ посредством как небольшой
так и значительной модификации камер сгорания газотурбинных двигателей [34]
Предлагаемый метод
Достоинства
Недостатки
Побочные эффекты
1. Небольшие модификации:
а) «бедная» первичная Уменьшает дымление и вы-
зова брос NO*
б) «богатая» первичная
зона
в) уменьшение времени
пребывания
г) увеличение времени
пребывания
д) уменьшение расхода
воздуха на пленочное
охлаждение стенок
е) форсунки с вспомога-
тельным воздухом
ж) форсунки с пневмо-
распылением
Уменьшает выбросы СО и
НС иа режиме холостого хо-
да и слегка уменьшает выб-
рос NO*
Уменьшает выброс NO*
Уменьшает выбросы СО и
НС
Уменьшает выбросы СО и
НС; слегка уменьшает выб-
рос NO*
Уменьшает дымление, выб-
росы СО н НС на режиме
холостого хода
Уменьшает все виды выбро-
сов, особенно дыма
Увеличивает выбросы СО и
НС
Увеличивает образование
сажи (дымление)
Увеличивает выбросы СО и
НС
Увеличивает выброс NO*
а) стадийный подвод то-
плива:
1) окружной Уменьшает выбросы СО и
НС на режиме холостого
хода
Требует дополнительного
источника высоконапорного
воздуха
Сужает пределы устойчиво-
го горения (при отсутствии
специальных дежурных фор-
сунок)
Снижает излучение пламе-
ни1; ухудшает характеристи-
ки запуска и устойчивости
горения
Увеличивает излучение пла-
мени; улучшает характери-
стики запуска и устойчиво-
сти горения
Отрицательно влияет на ха-
рактеристики горения на ре-
жиме холостого хода
Улучшает характеристики
горения на режиме холо-
стого хода
Улучшает радиальное рас-
пределение температуры га-
за на выходе
Уменьшает излучение пла-
мени
2) радиальный
3) осевой
и) присадки к топливу
Уменьшает выбросы СО и
НС на режиме холостого
хода
Уменьшает выбросы NO* и
дыма
Уменьшает дымление
к) впрыск воды
Уменьшает выбросы NO* и
дыма
Небольшое усложнение си-
стемы подачи и воспламене-
ния топлива
Непригодно для кольцевых
камер
Небольшое усложнение си-
стемы подачи и воспламене-
Применение ограничено
кольцевыми камерами
ния топлива
То же
Отложения и а горячих эле-
метах конструкции
Может увеличить аыбросы
СО и НС; проблема снабже-
ния, хранения и подачи ди-
стиллированной воды
Уменьшает температуру сте-
нок жаровых труб
2. Значительная модифика-
ции:
а) перепуск воздуха из
компрессора
б) рециркуляция отрабо-
тавших газов
в) регулирование распре-
деления воздуха по
длине жаровой трубы
г) стадийное горение
д) организация предвари-
тельного испарения и
смешения топлива о
воздухом
Уменьшает выбросы СО и
НС на режиме малой мощ-
ности
Уменьшает выброс NO*
Уменьшает все выбросы
Тп ЖР
Стоимость переделок; не-
большое увеличение удель-
ного расхода топлива
Увеличивает выброс СО. а
также размеры, массу и
стоимость камеры сгорания
Усложняет конструкцию и
систему регулирования
Усложняет систему воспла-
менения топлива
1. Испарение трудно обес-
печить при иизкой темпера-
туре воздуха
2. Риск самовоспламенения
при высоких давлениях воз-
духа
Улучшает характеристики
запуска и устойчивости го-
рения
То же
Оптимально в совокупности
с регулироваиием распреде-
ления воздуха по длине жа-
ровой трубы
Глава 6 Течения с закруткой в практических устройствах с горением
Рнс. 6.15. Разрабатываемые совместно с NASA по программе эксперименталь-
ных «чистых» камер двухъярусная кольцевая камера сгорания (а) и двухзои-
ная кольцевая камера с диагональным расположением зои гореиня (б) для
двигателя CF6-50 компании General Electric [37].
Рнс. 6.16. Распределение воздуха в камере сгорания двигателя JT9D-7 [36],
проценты суммарного расхода: над чертой — первоначальное распределение^
под чертой — измененное с целью снижения выбросоа.
461
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
Впрыск топлива,
в дежурную зону
Завихрители основной,
зоны
'Топливо' _ .
форсунки основной
зоны
Дежурная
зона
Основная
зона
горения
Свеча-
воспламенитель
Рнс. 6.17. Схема камеры типа «ворбикс» для двигателя JT9D-7 [36]
подвод топлива с распределением стадий в окружном, радиаль-
ном или осевом направлениях), так и значительных модифика-
ций (перепуск воздуха из компрессора, рециркуляция продук-
тов сгорания, регулирование распределения воздуха по длине
камеры, стадийное горение и схемы с предварительным испа-
рением и смешением топлива с воздухом). Достоинства и не-
достатки этих способов перечислены в табл. 6.1. Улучшения,
внесенные в процесс подготовки топлива, и увеличенная аэра-
ция сажеобразуюших зон в пламени уже позволили значитель-
но снизить дымление на режиме максимальной мощности. Выб-
росы газообразных загрязняющих веществ могут быть умень-
шены путем изменения геометрии жаровых труб и системы
впрыска топлива в комбинации, когда это целесообразно, с
перепуском воздуха из компрессора на режимах малой мощно-
сти и впрыском воды на режимах большой мощности. Что ка-
сается снижения выброса NOX, то похоже, что здесь потребу-
ются крупные изменения в конструкции камер сгорания в со-
ответствии с принципиально новыми концепциями. Наиболее
многообещающими представляются подходы, связанные с ре-
гулированием распределения воздуха по длине жаровой трубы
(камеры переменной геометрии) и со стадийной организацией
горения (многозонные камеры) в комбинации с устройствами
для предварительного испарения и смешения топлива с возду-
хом в которых топливо испаряется и тщательно перемешива-
ется с участвующим в горении воздухом в специальной пред-
камере, предшествующей зоне горения. В работах (35, 36] со-
держится анализ последних разработок в этой области В пер-
вой из них рассмотрены вопросы снижения выбросов загряз-
няющих веществ с помощью новых методов конструирования
камер сгорания и управления их рабочим процессом, таких,
462
Глава 6
б
Рис. 6.18 Перспективные варианты камеры сгорания для двигателя TFE 731-2
(класс Т1 по классификации Агентства по защите окружающей среды США)
разработанные в рамках программы NASA (этап 1) по снижению выбросов
загрязняющих веществ [36].
а серийная камера с перепуском; б и в — модификации серийной камеры.
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
463
6
Рис. 6.19. Перспективные варианты камеры сгорания для двигателя JT8D-17
(класс Т4), разработанные по программе NASA (этап I) по снижению выбро-
сов загрязняющих веществ [361:
а — серийная камера; б —двухзонная камера с завихрителями; в — двухзонная камера
С предварительным смешением топлива и воздуха.
как, например, регулирование распределения воздуха по длине
жаровой трубы, стадийный подвод топлива, предварительное
испарение и смешение топлива с воздухом. В работе [36] оце-
ниваются трудности и обсуждаются достигнутый прогресс и
будущее проблемы снижения образования загрязняющих ве-
ществ в камерах сгорания с особым вниманием к работам,
проводимым исследовательским центром им. Льюиса (NASA)
по программе создания экспериментальных «чистых» камер
сгорания, охватывающей:
1) двигатель компании General Electric — CF6-50 с двух-
ярусной кольцевой камерой (рис. 6.15) [37],
464
Глава 6
б
б
Рис 6.20. Перспективные варианты камеры сгорания для двигателя 501-D22A
(класс Р2). разработанные по программе NASA (этап I) по снижению вы-
бросов загрязняющих аещеста [36].
а — серийная камера; б — камера с обращенным течением; в — камера сгорания о
предкамерой; г — двухзонная камера.
2) двигатель компании Pratt and Whitney—JT9D-7 с ка-
мерой типа «ворбикс», представляющей собой кольцевую каме-
ру со стадийной организацией горения с последовательным рас-
положением зон горения (рис. 6.16, 6.17) [36],
а также по программе снижения выбросов загрязняющих
веществ, охватывающей:
1) двигатель компании Garrett AiRescarch — TFE731-2 с
кольцевой противоточной камерой (рис 6 18),
2) двигатель компании Pratt and Whitney — JT8D-17 с
трубчатокольцевой камерой (рис. 6.19),
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
465
Рнс. 6.21. Модули с завих ’елями, разработанные компаниями Lucas, Gene-
ral Electric и NASA [381
Рис. 6.22. Предварительный проект двухъярусной двухзонпон камеры сгора-
ния для двигателя RB211 [38].
Рис. 6.23. Экспериментальные вариан-
ты камер сгорания с предваритель-
ным испарением и смешением топлива
с образованием бедной топливно-
воздушной смеси, разработанные ком-
панией General Electric [39]:
а — камера с патрубком, снабженным за-
вихрителем с поворотными лопатками;
б — камера с большим числом патрубков
н кольцевым смесительным устройством
(с поворотными лопатками) на входе;
в — двухзонная камера с регулированием
подачи воздуха в зоны горения; г —
двухзонная камера с параллельными зо-
вами горения и регулируемым смеси-
тельным устройством в основной зоне.
&
466
Глава в
Рнс. 6.24. Экспериментальные варианты камер сгорания с предварительным
испарением и смешением топлива с образованием бедной топлнвио-воздуш-
ной смеси, разработанные компаиней Pratt and Whitney [39].
а — камера с регулируемым устройством для предварительного смешения топлива с
воздухом, б—камера со смесительными патрубками, снабженными завихрителя мн*.
в — двухзонная камера с устройствами для предварительного испарения и смешения
топлива; г — камера с регулированием подачи воздуха в зону смешения.
3) двигатель компании Detroit Diesel Allison — 501-D22A
с трубчатокольцевой камерой (рис. 6.20).
Следует отметить, что для всех этих перспективных концепций
камер сгорания характерно широкое использование закрутки
потока воздуха.
Модули с завихрителями также нашли применение, как со-
общалось недавно (38), в двигателе фирмы Rolls Royce-RB211.
Модули с завихрителями, разработанные NASA и фирмами
Lucas и General Electric, можно видеть на рис. 6.21, а на
рис. 6.22 показана первоначальная конструкция двухъярусной
кольцевой камеры двигателя RB211 с 72 модулями.
Обзор дальнейших исследований концепции предваритель-
ного испарения и смешения топлива с образованием обеднен-
ной топливно-воздушной смеси, проводимых компаниями Gene-
ral Electric и Pratt and Whitney (а также другими фирма-
ми), содержится в работе [39]. На рис. 6.23 и 6.24 показаны
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 467
некоторые из конструкторских концепций, используемых в этих
исследованиях.
Еще одной областью будущих исследований является кон-
цепция камеры сгорания с усиленной рециркуляцией газа, пре-
дусматривающая формирование в первичной зоне камеры ячей-
ки интенсивного рециркуляционного течения с помощью подво-
да в эту область сильнозакрученного потока или высоконапор-
ных струй воздуха [36]. Рециркуляционная ячейка вовлекает
горячие газы в область пламени, благодаря чему создается
зона, в которой возможно устойчивое горение бедной смеси.
При наличии частичного испарения топлива и смешении его с
воздухом, как показано на рис. 6.25, процесс горения в такой
зоне начинает приближаться к тому, который имеет место в
гомогенном реакторе интенсивного смешения. Две концепции,
представленные на рис. 6.25, можно характеризовать как ре-
циркуляцию, индуцированную струями, и рециркуляцию, инду-
Рис. 6.25 Камера сгорания с интенсификацией циркуляции газа [36]:
с—циркуляция обусловлена втеканием струй; б — циркуляция обусловлена закруткой
потока.
468
Глава б
цироваииую воздушным вихрем Эти концепции изучались
международной компанией International Harvester Company
Solar Division для последующего применения в исследователь-
ской программе с камерами кольцевой конструкции.
Настоящее и будущее камер сгорания
газотурбинных двигателей
Камеры сгорания газотурбинных двигателей разнообразны
по типам и формам; при этом важно отметить, что лопаточные
завихрители, рассмотренные в гл. 1 и 4, часто используются в
них для создания рециркуляционного течения и обеспечения
стабилизации пламени в первичной зоне камеры [36, 40, 41].
Основы конструкции авиационных камер сгорания за многие
годы изменились очень мало. На рис. 6.26 продемонстрированы
их типичные схемы, характер распределения воздуха в струк-
Рис. 6.26. Схематическое изображение типичной камеры сгорания газотурбин-
ного двигателя. В таблицах указаны значения эквивалентного отношения ф
в дайной зоне, температура газа Т X Ю-а, К; полнота сгорания топлива ц» %.
Верхняя строка таблиц относится к режиму р* = 2,5 МПа, 7* = 800 К. ниж-
няя— к р* = 0,15 МПа. Г* = 300 К (р* и — давление н температура воз-
духа на входе в камеру). В левом столбце каждой таблицы приведено мак-
симальное значение параметра, в среднем — среднее, в правом — минималь-
ное [40],
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
469
тура поля течения [40]. В камере реализуются три зоны тече-
ния: первичная, вторичная и зона смешения (разбавления).
Изучение характеристик реалышх камер показывает, что та-
кое разделение вполне оправданно На выходе любой камеры
сгорания полнота сгорания топлива для широкого диапазона
режимных параметров значительно превышает полноту сгора-
ния в первичной зоне. Условия внутри первичной зоны натур-
ной камеры достаточно сложные, и время, необходимое для
того, чтобы все впрыскиваемое в камеру жидкое топливо сго-
рело, должно включать время испарения капель, время смеше-
ния посредством диффузии и время химической реакции. Сум-
марное время горения может быть записано как
Z = Zc -F A/j + ir.
Очевидно, что времена диффузии и химической реакции явля-
ются некоторыми эффективными временами и ие представляют
собой полной продолжительности указанных процессов, по-
скольку диффузия и реакция начинаются уже при появлении
первой порции испаренного топлива. Следовательно, полное
время будет определяться продолжительностью того процесса,
который окажется самым медленным. В любой реальной си-
стеме это позволяет оценить с приемлемой точностью полноту
сгорания топлива, если может быть оценена скорость лимити-
рующего процесса [42, 43].
В работе [36] дан очень хороший обзор современного со-
стояния проблемы выбросов загрязняющих вешеств, а также
перспектив в данной области. Для камер сгорания типа «вор-
бикс» характерен более низкий уровень выбросов по сравне-
нию с исследованными камерами других типов (т е. трубчаты-
ми камерами с завихрителями, камерами со стадийным горе-
нием и предварительным смешением топлива с воздухом); с
нх помощью можно было бы обеспечить выполнение существу-
ющих национальных стандартов США по выбросам ’)- Схема-
’) В 1984 г национальные стандарты США по выбросам подверглись ра-
дикальному пересмотру. По существу в новой редакции стандартов сохрани-
лось только ограничение на выброс с отработавшими газами иесгоревших уг-
леводородов. Исключение из стандартов ограничений на выброс окислов азо-
та делает излишним применение на данном этапе таких сложных камер, как,
например, двухзоиные типа «ворбикс» Требования по выбросу UHC могут
быть выполнены посредством довольно умеренной модификации камер обыч-
ного типа Однако это не исключает ужесточения требований по выбросам в
будущем и не умаляет важности рассматриваемых в данной главе исследова-
ний и разработок камер усложненных схем. Внедрение новых концепций и
технологии в авнадвнгателестроенин требует большого, приблизительно деся-
тилетнего периода времени. И это было, по-виднмому, главной причиной исклю-
чения из существующих стандартов требований, ориентированных иа новую
технологию, которая оказалась еще не вполне освоенной, чтобы обеспечить
требуемый в авиации очень высокий уровень надежности н безопасности.—.
Прим, перев.
470
Глава 6
'Дежурная
зона
Рис. 6.27. Схема камеры сгорания типа < вор бикс* с уменьшенный выбросом
загрязняющих веществ [36]
тическое изображение камеры типа «ворбикс», использовавшей-
ся в испытаниях двигателей, приведено на рис. 6.27. Эта ка-
мера имеет две зоны горения, расположенные последовательно
и разделенные секцией, представляющей собой горловину, в
которой газ движется с высокой скоростью. В дежурной зоне
горения пламя стабилизируется с помощью обычных завихри-
телей, топливо подается через 30 форсунок. Размеры зоны вы-
браны такими, чтобы обеспечить скорость выделения тепла до-
статочную для поддержания высокой полноты сгорания на ре-
жиме холостого хода. Выброс СО и иесгоревшнх углеводородов
на этом режиме минимизируется, главным образом за счет
того, что величина эквивалентного отношения в дежурной зоне
поддерживается достаточно большой На режимах большой
мощности величина эквивалентного отношения в дежурной зо-
не горения уменьшается примерно до 0,3 (с учетом воздуха на
разбавление продуктов горения в этой зоне), для того чтобы
минимизировать образование NOX. Минимальное значение
эквивалентного отношения для дежурной зоны определяется
суммарным пределом устойчивого горения обедненной топлив-
но-воздушной смесн, эффективностью горения н необходимостью
поддерживать температуру газа в дежурной зоне на уровне,
позволяющем испарить и воспламенить топливо основной зоны.
Топливо основной зоны подается с помощью форсунок, распо-
ложенных на наружной обечайке жаровой трубы ниже по по-
току от сечения выхода газов из дежурной зоны. Использова-
лось 60 форсунок. Воздух в основную зону — для горения и
для разбавления (смешения) — вводится через 60 завихрите-
лей, расположенных на обеих обечайках жаровой трубы.
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
471
Исследовательские программы NASA (собственные и про-
водимые на средства NASA другими организациями), направ-
ленные на разработку перспективных камер сгорания, выявили
возможность создания камер, которые могут удовлетворить
строгим стандартам на выбросы загрязняющих веществ, хотя
попытки достичь ультранизких уровней выбросов пока нахо-
дятся на самых ранних этапах. Для того чтобы соответствую-
щие концепции можно было включить в реальные конструкции,
потребуются дальнейшие исследования и разработки. По срав-
нению с существующими такие камеры сгорания будут значи-
тельно более сложными
Наиболее перспективные концепции, разрабатываемые при-
менительно к камерам с ультранизким уровнем выбросов, пре-
дусматривают предварительное испарение топлива и смешение
его с воздухом. Моделировать рабочий процесс в камерах та-
ких типов относительно проще, чем в традиционных камерах.
Поэтому оказываются существенно большими и потенциальные
возможности успешного прогноза влияния тех или иных изме-
нений конструкции на характеристики камеры и на уровень
выбросов в камерах перспективных концепций.
Газотурбинные двигатели используются практически на всех
типах летательных аппаратов, на судах, в том числе на воз-
душной подушке, грузовых и тяжелых автомобилях, автобусах
н легковых автомобилях. В сфере промышленности они нашли
применение в качестве различного типа генераторов, насосов и
помп. Такое разнообразие для промышленности является пре
имуществом, но вместе с расширением области применения
растут и связанные с этим проблемы конструирования и экс-
плуатации газотурбинных двигателей [44—46]. Кроме того, воз-
никают н новые проблемы, вызванные строгими ограничениями
выбросов загрязняющих веществ и использованием новых топ-
лив. Все это требует определенного пересмотра концепций кон
струирования перспективных камер сгорания.
Три основных тенденции в эволюции параметров газотур-
бинного двигателя — увеличение степени повышения давления
(степени сжатия) в компрессоре и температуры воздуха иа
входе в камеру и на входе в турбину осуществляются с
целью увеличения суммарной эффективности двигателя. По
стояниая тенденция к повышению температуры газа на выходе
из камеры и давления воздуха за компрессором входит, оче-
видно, в противоречие с необходимостью увеличивать срок
службы камеры и двигателя Так как разработка высокотемпе
ратурны.х материалов с достаточной пластичностью для пзго
товленпя жаровых труб камер сгорания отстает от повышения
уровня температуры в двигателе, то решать проблему прихо-
дится за счет конструкции.
472
Глава 6
Неуклонно возрастающая стоимость нефтепродуктов, и в
частности бензина и авиационных реактивных топлив, стиму-
лирует предпринимаемые усилия по снижению удельного рас-
хода топлива и по повышению эффективности сжигания топ-
лива во всех типах авиационных двигателей. Одновременно
должны быть удовлетворены и классические требования увели-
чения удельной тяги, уменьшения массы и меньшего потребле-
ния топлива при снижении эксплуатационных расходов. Но
экономия топлива — это одно, а наличие топлива — другое; Су-
ществующее положение и тенденции, действующие на мировом
нефтяном рынке, неизбежно приведут к появлению альтерна-
тивных видов топлива на транспорте. Эти альтернативные
топлива первоначально будут представлять собой топлива на
основе нефти, но ухудшенного качества, чтобы можно было
увеличить выход топлива на тонну сырой нефти. Будут обяза-
тельно применяться и синтетические топлива, чтобы уменьшить
зависимость от импорта нефти и ее дефицит в топливном ба-
лансе.
Синтетические топлива по своим свойствам отличаются
прежде всего высоким содержанием ароматических углеводо-
родов и большей величиной отношения числа атомов углерода
к числу атомов водорода (С/Н). Это приводит к целому ряду
последствий; например, повышается вероятность образования
твердого углерода, снижается термостабильность топлива, уве-
личивается излучающая способность пламени, растет выход
NOX. В будущем появление топлив из других видов сырья еще
больше повысит содержание ароматических соединений. Уве-
личение доли ароматических углеводородов приведет к умень-
шению доли водорода в топливе и, следовательно, повлияет на
его теплоту сгорания и плотность. Поскольку удельная теплота
сгорания топлива при этом снизится, а плотность топлива воз-
растет, эти обстоятельства представляют собой определенную
проблему для гражданской авиации.
Меняется ситуация и для промышленных газовых турбин.
До последнего времени обычными топливами здесь были при-
родный газ и малозольные продукты перегонки нефти. Но
трудности с поставками подобных топлив вызывают повышен-
ный интерес к топливам, варьирующимся от тяжелых продук-
тов и остатков перегонки нефти и даже твердых топлив до
топлив типа низкокалорийных отходящих газов. В то же вре-
мя температура газа иа входе в турбину постоянно возрастает,
чтобы обеспечить повышение суммарной эффективности двига-
теля. Тенденция к использованию более тяжелых топлив вызы-
вает осложнения в системе подачи топлива и обострение проб-
лемы коррозии; их комбинация чрезвычайно затрудняет выбор
материалов и типов систем. Топлива, ожидаемые в будущем.
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 473
создадут, кроме того, проблемы с топливными насосами; ха-
рактеристики горения топлив существенно ухудшатся и в ряде
случаев приведут к серьезным проблемам, связанным с золь-
ностью.
Все перечисленные тенденции наиболее сильно скажутся в
первичной зоне камеры сгорания, хотя и во вторичной зоне, н
в зоне смешения также могут возникнуть проблемы, либо пря-
мо связанные с изменениями в качестве топлива, либо являю-
щиеся следствием тех воздействий, которые эти изменения ока-
зывают на процесс в первичной зоне. Ожидаемые проблемы,
которые необходимо решать применительно к перспективным
камерам сгорания, можно суммировать следующим образом:
1) уменьшение образования NO,,
2) уменьшение образования углерода (отложения сажи,
дымления) и полициклических ароматических углеводородов,
3) уменьшение выброса углеводородов с отработавшими га-
вами,
4) уменьшение выброса СО с отработавшими газами,
5) уменьшение выброса SO»,
6) уменьшение образования золы,
7) организация эффективного пленочного охлаждения сте-
нок (из-за увеличения потоков тепла к ним),
8) подготовка топлива к горению,
9) специальные проблемы, возникающие при использовании
твердых топлив и низкокалорийных газовых топлив.
При сжигании альтернативных топлив основная задача со-
стоит в том, чтобы сконструировать камеру сгорания, способ-
ную функционировать в широком диапазоне эксплуатационных
условий с «чистым» выхлопом и ие обнаруживать склонности
к образованию сажи на протяжении всего периода эксплуата-
ции. Для ее решения требуется достичь значительно большего
продвижения в количественном описании особенностей горе-
ния — процессов турбулентного смешения и турбулентного го-
рения, а также кинетики образования сажи и полициклических
ароматических углеводородов. Образование сажи влечет за со-
бой целый комплекс проблем: 1) нагрев жаровой трубы излу-
чением пламени; 2) отложение кокса в камере и забивание им
каналов, щелей, отверстий и т. п.; 3) загрязнение окружающей
среды; 4) возможное увеличение канцерогенности отработав-
ших газов.
Стоимость очистки и потребление энергии при переработке
нефти можно было бы уменьшить, если бы требования к топ-
ливу предусматривали меньшее снижение вязкости, температу-
ры точки кипения и температуры начала кристаллизации. Для
топлив, получаемых перетопкой нефти, верхний предел точки
кипения определяется требованиями к характеристикам в
474
Глава fi
области низких температур — вязкости и началу кристаллиза-
ции. Кристаллизация при низких температурах представляет со-
бой потенциальную проблему, и сезонное управление этим про-
цессом достигается комбинациями присадок к топливу и измене-
нием верхнего предела температуры кипения. Авиационные
топлива создаются из расчета эксплуатации при температурах
вплоть до —50 °C. Это требование означает, что верхний пре-
дел температуры кипения снижается и должен находиться в
диапазоне 250 . 300 °C. Тем самым резко сокращается число
нефтяных фракций, которые могут быть включены в такое
топливо. Повышенная вязкость рассматриваемого топлива при-
ведет к увеличению размера капель и в ряде случаев к изме-
нению распределения их по размерам в факеле распыления,
что может сказаться на характеристиках стабилизации пламе-
ни, воспламенения, запуска и повторного запуска. Возможное
в будущем применение присадок к топливу для уменьшения
опасности пожаров н взрывов при авиакатастрофах также спо-
собствует изменению вязкости топлива и, следовательно, харак-
теристик его распыления [47, 48]. В связи с этим возникла
настоятельная необходимость в разработке средств распыле-
ния топлива, обеспечивающих приемлемую мелкодисперсиость
капель при широком диапазоне изменения вязкости и расхода
топлива.
Перспектива создания камеры сгорания, которая могла бы
позволить решить все перечисленные выше проблемы, пред-
ставляется в настоящее время достаточно отдаленной. Тем не
меиее, если не рассматривать пока твердые топлива, опреде-
ленные возможности применительно к газовым и жидким топ-
ливам все же имеются. В случаях использования жидких топ-
лив— это камеры со стадийной организацией горения, такие,
как, например, камера типа «ворбикс» (см. рис. 6.27), а так-
же камеры с большим количеством коаксиальных кольцевых
завихрителей (рис. 4.52), которые потенциально способны обес-
печить достижение намеченных на будущее целей снижения
выброса загрязняющих веществ, при использовании альтерна-
тивных топлив типа синтетических, производимых из сланцев
и угля.
Камеры сгорания изменяемой геометрии (например, камера
с большим количеством завихрителей в телескопическом вари-
анте) в совокупности с системами для предварительного испа-
рения топлива н смешения его с воздухом представляются
подходящими устройствами для сжигания альтернативных топ-
лив в газотурбинных двигателях при сниженном уровне выбро-
сов загрязняющих веществ [49, 50]. Функционирование подоб-
ных устройств при обедненной смеси в первичной зоне горения
(эквивалентное отношение составляет 0,6 ... 0,7) теоретически
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 475
возможно для двигателя с упомянутой камерой изменяемой
геометрии при условии поддержания во всей области эксплуа-
тационных режимов постоянной величины эквивалентного от-
ношения в первичной зоне, что гарантировало бы стабильность
пламени в этой зоне. При этом сохранится необходимость в
наличии вторичной зоны, чтобы обеспечить завершение горе-
ния, а также зоны смешения, чтобы снизить температуру газа
перед турбиной до приемлемого для нее уровня. Достоинства
таких камер следующие [49]:
1) низкая температура газа в первичной зоне гарантирует
минимальное образование NO» по тепловому механизму;
2) предварительное смешение топлива с воздухом миними-
зирует выход СО и углеводородов с отработавшими газами,
обеспечивая быстрое выгорание топлива;
3) сжигание обедненной смеси препятствует обазованию
углерода, если концентрация топлива в смеси поддерживается
ниже критического значения;
4) пламя при горении предварительно подготовленной смеси
излучает минимум энергии, что позволяет экономить воздух, иду-
щий на организацию пленочного охлаждения стенок. К недостат-
кам следует отнести:
1) необходимость предварительного испарения топлива, что
может вызвать осложнения, связанные с термостабильиостыо и
с пиролизом топлива и, следовательно, с возможностью заби-
вания топливной системы отложениями, а также изменения ус-
ловий теплообмена в системе подачи топлива;
2) возможность преждевременного воспламенения еще до
зоны горения и (илн) проскока пламени;
3) необходимость создания конструкции регулируемой каме-
ры (камеры с изменяемой геометрией), которая гарантировала
бы, что в случае отказа механизма регулирования ие произой-
дет прекращение горения;
4) трудность обеспечения высотного запуска, что так же,
как и запуск на земле, может потребовать организации «нор-
мального» дежурного пламени с использованием форсунки
обычного типа;
5) необходимость иметь систему автоматического управле-
ния подачей топлива нового типа.
Из перечисленных трудностей наиболее серьезная связана
с последствиями недостаточной термостабильности топлива, так
как на сегодняшний день подходящих конструктивных решений
не существует. Остальные трудности преодолеть будет также
нелегко, но это, по-видимому, в пределах инженерных возмож-
ностей, и основной проблемой является время, требуемое для
разработок.
476
Глава 6
Эксперименты, проведенные с лабораторными вариантами
устройств для предварительного испарения топлива и смеше-
ния его с воздухом, определенно указывают на то, что значи-
тельная часть их потенциала в отношении характеристик горе-
ния может быть реализована, и внушают достаточный опти-
мизм в решении инженерных проблем.
Примеры трехмерного расчета течения для камер сгорания
газотурбинных двигателей
Течение в реальных камерах сгорания газотурбинных дви-
гателей обнаруживает много отклонений от осевой симметрии,
главным образом вследствие бокового подвода воздуха через
Рис. 6.28 Влияние граничных условий
на расчетное распределение темпера-
туры газа иа выходе из отсека коль-
цевой камеры сгорания:
1 — горючий газ, 2 — пористая фронталь-
ная стенка отсека; 3 — воздух; 4 — на-
ружная обечайка жаровой трубы; 5 — про-
дукты сгорания; 6 — вторичный воздух;
7 — щель для создания завесы (пленки)
охлаждающего воздуха; 8— область ре
циркуляционного течения в зоне горения;
а—г—распределения температуры (в
кельвинах) на выходе прн различных
условиях на входе
круглые отверстия, хотя при
этом в первичной зоне харак-
тер течения вполне осесиммет-
рнчен [51]. В одной из ранних
работ [25] выполнены числен-
ные расчеты по программе
TRIC (трехмерное течение с
рециркуляционными зонами в
декартовых координатах) с ис-
пользованием модели SIMPLE;
рассматривалось диффузион-
ное пламя в секторном отсеке
кольцевой камеры сгорания,
который схематически отобра-
жен на рис. 6.28 в форме пря-
моугольного короба. Решались
12 уравнений, включая урав-
нения для двухкомпонентной
kj — е-модели турбулентности
и для шестикомпонентной мо-
дели радиационных потоков
тепла. Течение было полностью
трехмерным, и выявились об-
ласти сложного рециркуля-
ционного течения. Проявляется
также значительная закрутка
потока, с одной стороны,
вследствие подвода вдоль
верхней стенки отсека воздуха
для разбавления продуктов го-
рения, с другой — в результате
распространения струйного
факела горящего топлива и
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 477
рециркуляционного движения, индуцированного боковым
подводом воздуха. Место и угол подвода боковых струй
воздуха также влияли на формирование рециркуляционного
осевого течения против направления основного потока.
Однако в данном случае рассмотрение будет ограничено
получающимся в результате полем температуры, и прежде
всего распределением температуры газа па выходе, кото-
рое особенно интересует конструкторов камер сгорания,
желающих иметь заданное поле температуры перед тур-
биной.
Несколько полученных распределений температуры газа на
выходе показано на рис. 6.28, а—г; каждое из них соответст-
вует определенной комбинации граничных условий на входе.
На рис. 6 28, а представлены данные для стандартного случая,
когда топливо и воздух подводятся со скоростью 100 м/с,
часть возуха на входе поступает через отверстия в передней
стенке отсека и его скорость по всей суммарной площади от-
верстий принимается равной в среднем 1 м/с, скорость боко-
вых струй воздуха составляет 4-200 м/с по нормали к поверх-
ности верхней стенки отсека и —200 м/с в проекции на ось
г, т. е. воздух вводится под углом 45° навстречу основному
потоку. На рис. 6.28, б показано, что происходит, когда воздух
для пленочного охлаждения верхней стеики отсека подается со
скоростью, в пять раз большей: распределение температуры
оказывается значительно равьомерией. Сравнение контуров на
рис. 6.28, в нас контурами на рис. 6.28, а при стандартных
условиях показывает, что направление подвода бокового возду-
ха радикально изменяет поле температуры и происходит это
вполне объяснимым образом. Для стандартных условий
(рис. 6.28, о) осевая скорость равна 4-200 м/с, вертикальная
составляющая скорости подводимого сбоку воздуха составля-
ет —200 м/с; для рис. 6.28, в обе эти проекции скорости рав-
ны нулю, а для рис. 6.28, г — соответственно 200 и 200 м/с.
Очевидно, что эти и им подобные вариации граничных условий
несложно отобразить в кодах ЭВМ, что будет большой помо-
щью в работе конструктора камер сгорания. Приведенные рас-
пределения температуры далеки от равномерных; ни одно из
них не может считаться достаточно хорошим, если иметь в
виду полноту сгорания топлива и требования к полю темпера-
туры газа перед турбиной. Ясно, что рассматриваемая камера
сгорания еще не является доведенной в той степени, которая
была бы приемлемой для конструктора. Расчеты трехмерных
течений, выполненные этими авторами, можно найти в рабо-
тах [52, 53], но все особенности этих расчетов еше не выяв
лены, а методы и алгоритмы пока недоступны для широкое >
применения.
478
Глава 6
Целью недавней работы [54] было расширение области
применения достаточно эффективной процедуры численного ре-
шения трехмерных уравнений Навье — Стокса, так чтобы с ее
помощью можно было бы рассчитывать течение с горением в
камерах сгорания круглого или прямоугольного сечения с дис-
кретным в окружном направлении подводом воздуха. Исполь-
зовалась псевдокинетическая схема окисления углеводородов,
учитывались турбулентность (двухкомпонентная kT — е-модель),
испарение и сгорание капель, лучистый теплообмен. Для реше-
ния была применена неявная нелинейная и нестационарная
процедура, сокращенно называемая MINT [55], которая вклю-
чала метод линеаризации и неявную разностную схему Дугла-
са— Тайна. Примеры расчетов для отсека прямоугольной ка-
меры сгорания с дискретным подводом входящего воздуха
(рис. 6.29) сопоставляются со скудными экспериментальными
данными, имеющимися для камер такой геометрии. На рис. 6 30
показано изменение температуры вдоль оси входного отверстия.
Соответствие с экспериментом получилось не очень хорошее, н
расчетные уровни концентрации NO, как и можно было ожи-
дать, страдают тем же недостатком. В настоящее время про-
водится дополнительная работа, с тем чтобы расширить воз-
можности расчетов и повысить их качество.
Компания Garrett AiResearch — одна из немногих фирм,
производящих газотурбинные двигатели, которые разрабатыва-
ют и применяют современные трехмерные методы расчета при
конструировании и доводке камер сгорания [56, 57]. Подроб-
Рнс. 6.29. Расчетная область и система координат для трехмерной прямо-
угольной камеры (53р
1 — входное отверстие; 2 — стенка.
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
479
Рис. 6.30. Изменение температуры газа вдоль осевой линии входного отвер-
стия при Xi «« 0,5; *2 = 0; Тп = 1025 К; £• = 0,01905 м [551:
1 — адиабатический расчет; 2 — эксперимент.
ности, относящиеся к применению этих методов для камер с
предварительным испарением топлива и смешением его с воз-
духом, сообщались лишь в общих чертах [58] (по соображе-
ниям охраны права собственности), ио хорошее качественное
согласие результатов с имеющимися данными, по-видимому,
поощряет усилия, затраченные на создание относительно слож-
ных камер сгорания. О расчетах выброса NOX не сообщалось,
а полезность результатов расчетов концентраций UHC и СО
пока несколько спорная. Расчетные и экспериментальные ис-
следования продолжаются в направлении совершенствования
описания смешения и кинетики химических реакций в реаги-
рующих течениях.
В руководстве для пользователей [57] содержатся шесть
алгоритмов для ЭВМ, которые могут быть применены для рас-
четов элементов рабочего процесса, показанных иа рис. 6.31,
включая полностью трехмерную модель характеристик первич-
ной зоны камеры. Для этих элементов имеются следующие
расчетные модели:
1) модель течения в кольцевом канале,
2) модель для трехмерного расчета характеристик,
3) модель охлаждения жаровой трубы,
4) модель смешения в переходном участке жаровой трубы,
5) модель образования газообразных загрязняющих ве-
ществ,
6) модель ввода топлива.
Одномерная модель течения в кольцевом канале используется
для расчета потерь давления и распределения воздуха вокруг
480
Глава 6
Рнс. 6.31. Схема противоточной кольцевой камеры сгорания и элементы ра-
бочего процесса, для которых имеются расчетные модели [57]:
1 — потерь давления в кольцевом канале; 2 — трехмерного течения; 3 — оклаждеьия
жаровой трубы; 4 — смешения в переходном участке жаровой трубы; 5 — образования
газообразных загрязняющих веществ; 6 — ввода топливе.
жаровой трубы. Обеспечиваемые этой моделью данные о ско-
ростях и углах втекания струй в различные отверстия жаровой
трубы применяются затем для моделей расчета течений внутри
жаровой трубы. Характеристики внутреннего поля течения,
включая полноту сгорания топлива, распределение температу-
ры газа на выходе, границы срыва пламени обедненной смеси,
могут быть рассчитаны с помощью программы для простран-
ственного течения реагирующего газа с рециркуляционными
зонами (система эллиптических уравнений). Программа осно-
вана на алгоритме для ЭВМ, рассмотренном в работах [58,
59]. Она используется для того, чтобы рассчитать влияние из-
менений в конструкции камеры сгорания на ее характеристи-
ки Точный прогноз характеристик поясов системы охлаждения
натурных камер и соответствующих уровней и градиентов
температуры стенки очень важен для оценки срока службы
(ресурса) жаровой трубы. Программа численного решения си-
стемы двумерных уравнений параболического типа в прибли-
жении пограничного слоя позволяет рассчитать течение вблизи
жаровой трубы. Соответствующие начальные, краевые и гра-
ничные условия обеспечиваются моделью расчета характерис-
тик и моделью течения в кольцевом канале. Подобная же дву-
мерная параболическая программа применяется для расчета
скорости смешения в переходном участке жаровой трубы про-
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 481
тивоточиой кольцевой камеры сгорания. Для расчета образо-
вания загрязняющих веществ разработана двумерная парабо-
лическая программа, включающая 16-ступенчатую кинетическую
схему. Модель ввода топлива позволяет получить грубую оцен-
ку характеристик системы впрыска топлива для данного поля
течения в камере. Чтобы получить данные для апробации
расчетной модели, проводились дополнительные эксперименты.
Было достигнуто относительно хорошее согласие между резуль-
татами измерений и расчетами по программе, включающей
двухкомпонентную модель турбулентности, двухступенчатую
кинетическую схему и реалистическую модель горения факела
распыленного топлива.
В работе (58] приведены наиболее примечательные особен-
ности применения расчетных моделей при проектировании двух
вариантов полноразмерной противоточной кольцевой камеры
сгорания. Приведены расчетные профили значений отношения
топливо/воздух и изотермы, а также обсуждаются предлагае-
мые модификации. На рис. 6.32, например, показаны расчетные
изотермы при 0=9° для варианта I и модифицированного
варианта II. Значение 0 = 9° соответствует случаю, когда пло-
скость ху совпадает с корнем факела распыленного топлива, и
там, где в первом варианте имеется большая зона с высокой
температурой газа (см. изотермы Т = 2300 К), во втором ва-
рианте наблюдается небольшая подобная зона. Эти и другие
результаты представляют собой полезные данные, которыми
могут руководствоваться инженеры, занимающиеся горением;
они способствуют также значительному сокращению расходов
и времени иа доводку камер.
Трубчатые камеры сгорания обычного типа, питаемые при-
родным газом, представляют собой подходящую «испытатель-
ную площадку» для вычислительных методов, поскольку здесь
легче получать необходимые экспериментальные данные [60].
В работе [61] предполагается, что в этом случае горение про-
текает в газовой фазе и регламентируется скоростью диффу-
зии, а радиационным теплообменом можно пренебречь. Срав-
нение с экспериментом ограничивается профилями температу-
ры газа внутри камеры ниже по потоку от шести равномерно
расположенных по окружности боковых отверстий для подвода
воздуха Используется двухкомпонентиая kT — г.-модель турбу-
лентности, зона диффузионного пламени моделируется с помо-
щью уравнения сохранения, записанного для среднеквадратич-
ных значений пульсации концентрации g = f'1, а распределение
плотности вероятности восстановленной концентрации топлива
берется в форме набора дельта-функций. Для решения приме-
нялся вариант программы TRIP. Сектор в 60° в цилиндриче-
16 Зак. 43*
482
Глава 6
ЗС,СМ
Рис. 6.32. Результаты расчета изотерм (температура указана в кельвинах) в
плоскости факела распыления топлива (6 = 9°):
а —вариант камеры I; 6 — модифицированный вариант камеры (I |56].
ской системе координат рассматривался в совокупности с одним
боковым отверстием для подвода воздуха. В трех сериях рас-
четов (для различных параметров потока на входе) были по-
лучены поля скорости и температуры газа, а также массовой
доли топлива. В варианте В характеристики пламени рассчи-
тывались для суммарного отношения топливо/воздух, равного
0,0155, при величине отношения топливо/воздух по массовому
расходу первичного воздуха, равной 0,0397, что соответствова-
ло большему подмешиванию бокового воздуха, чем в двух ос-
тальных сериях расчетов. Расчетные изотермы и векторы ско-
рости для пламени в варианте В в плоскости а = const, про-
ходящей через центр бокового отверстия, показаны на
рис. 6.33. Эти и другие расчеты показывают, что качественные
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
483
тенденции воспроизводятся правильно, но пренебрежение ко-
нечностью скорости химической реакции при определении ско-
рости тепловыделения представляет собой главный источник
ошибок. Как показывает изучение расчетных и измеренных
профилей температуры на рис. 6.34, точность расчета характе-
ристик выброса загрязняющих веществ была бы неудовлетво-
рительной. Только для пламени в варианте В наблюдается ко-
личественное соответствие профилей температуры.
ftttttfffftftttttHI
KttftftfKttfftflff
ffffffllfttflftftItl
ttHffftttttflflf Ifl
шпшшт it 11 ti
fMttltrf Htttt 11 tit
tttt mit ittii it 1t if
tiiiiiiiintii1111
ttftttltfrtfttI
H/wiHifll I
•IIUUUWV
Рис. 6.33. Результаты расчета векторов скорости (а) и изотерм (б) в пло-
скости подвода разбавляющего продукты горения воздуха для пламени (в
варианте В [61 f); цифрами иад кривыми указана температура в кельвинах.
16*
484
Глава 6
Рнс. 6.34 Расчетные (сплошные кривые) и измеренные (штрихпунктирные
кривые) профили температуры газа в трех сечениях (см. рис 6.33,6) ниже
по потоку от боковых отверстий для подвода воздуха для трех вариантов
пламени, отличающихся величиной отношения топливо/воздух [61]:
а — пламя в варианте А; б — пламя в варианте В; в — пламя в варианте С.
Аналогичные расчетные исследования развиваются компани-
ей Rolls Royce [62] для цилиндрической камеры сгорания,
имеющей боковые отверстия для подвода воздуха. Вычисли-
тельная программа РАСЕ обычно требует 12 мин машинного
времени компьютера IBM 370—168 СР и объема памяти
512 Кбайт для того, чтобы получить решение [63]. Топливо
может подаваться как в вице газового факела, так и в виде
факела распыленного жидкого топлива. Расчеты для пропано-
вого диффузионного пламени были дополнены попытками рас-
считать горение жидкого керосина. Экспериментальных данных
для этого случая не имеется Расчет образования оксида азота
выполнялся отдельно при использовании расширенной кинети-
ческой схемы Зельдовича. Расчетные поля концентраций раз-
личных компонентов (включая NO, СО и UHC) в целом нахо-
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
485
дились в соответствии с измеренными величинами, хотя кон-
центрации загрязняющих вещестз получались завышенными.
В трехмерной двухэтапной математической модели камеры
сгорания компании Lycoming (63] 30 уравнений решаются ко-
нечно-разностным методом иа сетке, состоящей из 3402 ячеек
и охватывающей область течения, показанную на рис. 6.35.
Каждый из расчетных вариантов требует 240 мин машинного
времени компьютера ICL 1906SCP. Предполагается, что про-
цедура расчетов по трехмерной программе может быть значи
тельно ускорена, если использовать для первичной зоны и фа-
кела распыленного топлива оптимальную осесимметричную
сетку и увязать двумерный расчет в этой зоне с трехмерным
расчетом в зоне ниже по течению. С включением в расчет по-
ля течения полной кинетической схемы требуемое машинное
время и стоимость расчетов стали бы неприемлемо большими,
так как около 20 дополнительных реакций — это тот минимум,
который позволит описать процесс горения в случае, когда
требуется рассчитать также и образование загрязняющих ве-
ществ. Это препятствие можно обойти посредством комбиниро-
вания конечно-разностной схемы с моделью химического реак-
тора. Для этого в коиечно-разностной схеме используются
двухкомпонентная kT — е-модель турбулентности и шестнкомпо-
нентная модель излучения; горение факела распыленного топ-
лива рассчитывается для десяти дискретных групп капель (по
размерам) по их траекториям с учетом испарения (чтобы по-
лучить концентрации топлива), причем химическая реакция
предполагается протекающей в две отдельные стадии. Это по-
зволяет получать местные значения концентраций СО, СО2,
О2, N2, Н2О и топлива С|2Н24. Расчеты можно проводить
также для диффузионных пламен (как для предварительно
испаренного, так и для распыленного топлива). Полученные в
этой фазе результаты использовались для того, чтобы припи-
сать тем или иным областям течения характеристики либо ре-
актора с интенсивным смешением, либо реактора с вытеснени-
Рис. 6.35 Расчетная сетка 27 X 18X7 содержащая 3402 точки, дли камеры
сгорания компании Lycoming [63].
486
Глава 6
Рис. 6.36. Распределение концентрации топлива в виде капель различного
размера в камере сгорания [63]. Горение лимитируется скоростью химических
реакции. Отношение воздух/топливо равио 68. Диапазоны размеров капель в
микрометрах при /? = 3 (см. рис. 6.37); /— 108... 120; 2 — 84.. 96; 3 —
60 ... 72: 4 — 36... 48.
ем. Увязочными расчетами вычисления переводятся во вторую
фазу, в которой учитываются более реалистическая кинетика
реакций, несмешанность компонентов и испарение |64] В на-
Рис. 6.37 Результаты расчета профилей температуры в выходном сечении ка-
меры сгорания [63]. Отношение возд)х/топливо равно 68 Скорость горения
лимитируется диффузией.
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
187
стоящее время горение топ-
лив типа керосина (с фор-
мулой Ci2H24) моделируют
18 реакциями между ^ком-
понентами. Концентрации
продуктов горения, содер-
жащиеся в малых количе-
ствах. рассчитываются, та-
ким образом, в рамках де-
тального механизма обра-
зования загрязняющих ве-
ществ. Результаты полу-
чаются обнадеживающими;
некоторые примеры расче-
тов приведены на рис. 6.36—
6.38. На рис. 6.36 показано
типичное распределение ка-
пель для факела распылен-
ного жидкого топлива с кор-
невым углом в 80° в усло-
виях процесса горения, ли-
митируемого скоростью ре-
акций. Типичное расчетное
распределение температуры
газа на выходе вдоль
нескольких радиусов
(рис. 6.37) хорошо согла-
суется с экспериментальны-
ми данными [66] и обнару-
живает наличие максимума
температуры вне осевой ли-
нии. Расчетные и экспери-
ментально определенные на
выходе профили осевой ско-
рости, интенсивности турбу-
лентности и температуры
приведены иа рис. 6.38. из
которого видно, что имеет
место очень хорошее соот-
ветствие между расчетом и
опытными данными. В ра-
боте [64] утверждается, что
гибридная модель этого ти-
па в настоящее время пред-
ставляет собой единственный
ния образования загрязняющих веществ, так как более сложные
Рис. 6.38. Расчетные и измеренные про-
фили различных параметров в выходном
сечеиин камеры сгорания [631.
а — осевая составляющая скорости: / — рас*
чет, k — I. плоскость между отверстиями; 2 —
расчет, k — 4, плоскость, проходящая через
отверстия; 3 — эксперимент, k — 4, плоскость,
проходящая через отверстия:
б — интенсивность турбулентности: 4 — рас-
чет, 5 — эксперимент; в — температура: 6 —
расчет, к ~ 2; 7 —- расчет, k — 4; в — Л — 4,
измерения в плоскости, проходящей через от»
верстня
путь для количественного описа-
488
Г шва 6
модели по стоимости расчетов и затратам машинного времени
практически невозможны, а менее сложные дают слишком низ-
кую точность из-за значительных упрощений.
Альтернативой методу конечных разностей является метод
конечных элементов. Применение вычислительной процедуры с
использованием конечных элементов к задачам, связанным с
камерой сгорания, прн сложной геометрии границ или при
сложных граничных условиях находятся иа ранней сталии.
Дальнейшие усилия в этой области будут безусловно полезны
Приложения данного метода к задачам гидродинамики появи-
лись относительно недавно. Наиболее часто встречающийся в
публикациях метод — это программа COMOS [65], которая
разработана для трехмерных течений типа пограничного слоя,
но по своей сути приложима и к представляющим непосредст-
венный интерес течениям с рециркуляционными зонами. Про-
грамма была применена к трехмерному реагирующему потоку
водорода и воздуха в трубе с использованием простой модели
турбулентности, основанной иа представлении о пути смешения
и лополиеииой некоторыми результатами, полученными с двух-
компонентиой моделью турбулентности, но с полной кинетиче-
ской схемой равновесных химических реакций. Рассматривался
ряд вариантов расчетов, в том числе расчет смешения несколь-
ких осесимметричных струй водорода с воздухом в трехмерном
турбулентном пограничном слое, что представляет особый ин
терес применительно к прямоточным двигателям с дозвуковой
и со сверхзвуковой скоростями газа в иих.
В последнее время конференции и обзоры по моделирова-
нию горения [66, 67, 99] дали много полезной информации,
относящейся к турбулентным течениям реагирующего газа в
приложении к пламенам в топках, газотурбинных и поршне
вых двигателях.
6.3. ДВИГАТЕЛИ ВНУТРЕННЕГО СГОРАНИЯ
Двигатели с искровым зажиганием
Закрутка использована в большом количестве различны.
двигателей внутреннего сгорания. В Швейцарии была запатен-
тована [68] камера сгорания с высоким уровнем турбулентно
сти, в которой благодаря закрутке потока достигается очень
высокая степень сжатия (16 1) на бензине с октановым
числом 98 и при большой мощности (рис. 6.39). При частич-
ной нагрузке двигатель работает иа очень бедной смеси, так
как высокая температура сжатия обеспечивает широкие преде-
лы устойчивого горения обедненных смесей. Конструкция в це
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
489
лом еще не отработана, но ис-
пользованные в ией принципы
очень интересны.
Как видно из рис. 6.39а, в
фазе впуска индуцируется за-
крутка по часовой стрелке
вблизи отверстия впускного
клапана, а в фазе сжатия
вследствие сохранения количе-
ства движения в полости го-
ловки цилиндра вблизи вы-
пускного клапана закрутка
увеличивается В конце фазы
сжатия поршень в верхней
мертвой точке вытесняет газ
из небольшой полости в зоне
впускного клапана в камеру
сгорания (полость) вблизи вы-
пускного клапана через соеди-
няющий их канал, форма ко-
торого обеспечивает впрыск
этого газа в камеру по каса-
тельной, чем создается допол-
нительный импульс вращения
по часовой стрелке. Высокая
температура в зоне между клапанами способствует быстрому
перемещению фронта пламени вдоль стенки в этой зоне. В ре-
зультате достигается очень быстрая продувка камеры в головке
цилиндра (газ выдувается при его вращательном движении
вдоль стенок), так что при нормальном режиме работы двига-
теля остаточный газ в камере отсутствует; газ остается лишь
на режимах малой скорости при большой нагрузке. Короткий
путь перемещения пламени, высокая скорость его перемещения
и обедненная топливно-воздушная смесь — все это уменьшает
детонацию и позволяет считать данную конструкцию значитель-
ным достижением.
Ранее было продемонстрировано [69—71], что при высокой
энергии зажигания, непосредственном впрыске топлива в отвер-
стие впускного клапана и использовании бензина с октановым
числом 98 возможно создание двигателя, не детонирующего
при степени сжатия 15 : I. Однако повышение экономичности
при этом получается меньшим, чем ожидалось. Очевидно, что-
бы извлечь выгоду из высокой степени сжатия и большой ве-
личины отношения удельных теплоемкостей (показателя ади-
абаты) в бедных смесях, потребуется оптимизация процесса по
тепловым потерям при высокой степени турбулентности.
490
Глава 6
Рис 6.396. Продолжительность выго-
рания смеси в экспериментальном
двигателе в зависимости от положе-
ния искрового разряда и параметра
закрутки при -- 0,9. Каждом кри-
вой на графике соответствует свое по-
ложение искры в цилиндре, изобра-
женной графически а круге со стрел-
кой (691-
В различных лабораториях
прилагались значительные
усилия для того, чтобы ис-
пользовать лазерные допле-
ровские анемометры для опре-
деления средних по времени
скоростей газа и уровней тур-
булентности в двигателях
внутреннего сгорания. В рабо-
те [69] исследовалось влияние
положения искрового разряда
на скорость распространения
пламени в закрученных пото-
ках. Традиционной целью при
конструировании современных
двигателей внутреннего сгора-
ния является увеличение ско-
рости сгорания смеси, содер-
жащей рециркулирующие про-
дукты сгорания или избыточ-
ный воздух. Вообще говоря,
считается, что скорость рас-
пространения пламени суще-
ственно зависит от четырех па-
раметров двигателя положе-
ния искры, степени закрутки,
скорости течения газа в кана-
ле между клапанами и скоро-
сти поступления смеси через отверстия впускного клапана.
В исследованиях, выполненных с экспериментальным двига-
телем, имевшим камеру сгорания с упрощенной геометрией
и окна для наблюдений и измерений, изучалось влияние пер-
вых двух параметров. Изменение интенсивности закрутки до-
стигалось варьированием ориентации шторки впускного клапа-
на. Параметр закрутки (угловая скорость заряда топливно-воз-
душной смеси, деленная на угловую скорость вращения вала
двигателя) менялся от 0 до 8,3 для исследованных вариантов
ориентирования клапана. На рис. 6.396 суммированы результа-
ты, полученные при измерениях продолжительности выгорания
(определяемой как время сгорания 90% топлива) в зависимо-
сти от величины параметра закрутки и от положения искрово-
го разряда. Как и следовало ожидать, эти результаты показы-
вают, что продолжительность выгорания без закрутки прямо
пропорциональна пути перемещения пламени, и при этих усло-
виях оптимальным является центральное расположение искро-
вого разряда. Когда вносится закрутка, выгоранию смеси в
Течения с закрцткпй в практических устройствах с горением
49 f
Рис 6.40. Камеры сгорания двигателей со стратифицированным зарядом:
« — двигатель Comet с искровым зажиганием фирмы Richardo; б—двигатель CVCC
компании Honda; в —двигатель MAN-ГМ; г —двигатель Ргосо компании Ford.
t — основной впускной клапан; 2 — свеча зажигания; 3 — вспомогательный впускной
клапан; 4 — вспомогательный впускной канал; 5 — впрыск топлива.
круговом направлении способствует поджигание ее вне оси. Но
так как уровень турбулентности при внесении закрутки снижа-
ется, то соответственно уменьшается и скорость распростране-
ния пламени. Для всех вариантов движения смеси в камере
установка двух искровых свечей зажигания на расстоянии,
равном примерно 0,6 радиуса, гарантирует самое быстрое сго-
рание смеси.
Закрутка применяется и в различных типах двигателей
внутреннего сгорания со стратифицированным (слоистым) за-
рядом (рис. 6 40). Система компании Honda [72] в чем-то от-
ходит от истинных целей стратификации, так как в ней исполь-
зуется только очень небольшая часть (примерно 10%) объема
предкамеры, в которой поджигается заряд обогащенной смеси,
воспламеняющей затем основную обедненную смесь Двигатель
обычно задросселирован, и его можно было бы назвать двига
телем с форкамерно факельным зажиганием, но это только
492
Глава 6
один из существующих примеров большого числа выпускаемых
двигателей со стратифицированным зарядом.
Компания Richardo добавила свечу зажигания в модифици-
рованной вихревой камере типичного дизельного двигателя, у
которого примерно 50 % объема камеры сгорания занимает
вихревая камера |69, 73). Утверждается, что этот двигатель
работает при открытом дросселе как на бензине, так и на ке-
росине и на дизельном топливе и имеет при этом экономич-
ность, среднюю между дизелем и бензиновым двигателем, пи-
таемым гомогенной смесью [73]. Остальные схемы, приведен-
ные на рис. 6.40, относятся к камерам сгорания открытого
типа классических двигателей со стратифицированным зарядом
Ford PROCO и MAN-FM. У каждой конструкции есть свои
достоинства.
В целом все системы, изображенные на рис. 6.40, имеют
поршень с глубокой выемкой в днище с реализацией аэродина-
мической стратификации топлива, которым преимущественно
является бензин, но может быть даже и дизельное топливо с
сопутствующими проблемами дымления. В случае если лету-
честь бензинов будет снижаться и дальше (при переходе к
топливам, называемым широкофракционными), эти двигатели
могли бы вытеснить двигатели с карбюраторным или коллек-
торным впрыском топлива. Принципы стратификации в разных
двигателях варьируются очень широко. Эти различия можно
кратко охарактеризовать следующим образом.
1. Двигатель TCCS компании Texaco. В углублении в дни
ще поршня при впуске воздуха осуществляется сильная закрут-
ка, и топливо впрыскивается в образующийся вихрь Оно испа-
ряется и непрерывно поджигается последовательными искровы-
ми разрядами электрической свечи высокой энергии. Дальше
вниз по потоку устанавливается фронт пламени, через который
проходит поток смеси, до тех пор пока впрыск топлива не
прекратится.
2. Двигатель PROCO компании Ford (имеется вариант, на-
зываемый FCP, в котором используются керосин и дизельное
топливо). Здесь также осуществляется сильная закрутка возду-
ха в углублении днища поршня, но топливо впрыскивается по
осн вихря, где оно испаряется и удерживается аэродинамиче-
скими силами, до тех пор пока не будет воспламенено распо-
ложенной в центре электрической свечой.
3. Двигатель MAN-FM. Воздух в углублении в поршне за-
кручивается, но в этом случае топливо распыляется на стенки
углубления, откуда оно быстро испаряется и диффундирует в
завихренный поток воздуха. Топливо воспламеняется вблизи
стенки углубления специально удлиненным электродом свечи
зажигания.
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 493
Все три системы функционируют при высоких степенях
сжатия и относительно свободны от детонации, так как обычно
в этих системах не бывает остаточного газа в цилиндрах, при-
водящего к самовоспламенению смеси. Их следует слегка дрос-
селировать при работе с малыми нагрузками. По эффективно-
сти они очень близки к дизелям с вихревыми камерами сгора-
ния Новое поколение двигателей с гомогенным зарядом и с
высокими степенями сжатия почти догоняет их по топливной
экономичности, гак что их преимущества, возможно, будут
проявляться лишь при использовании низкооктановых ши-
рокофракционных топлив. Так ли это будет, покажет
время.
В настоящее время интерес, проявляемый к двигателям со
стратифицированным зарядом, намного слабее интереса к ди-
зельным двигателям с вихревыми камерами, так как двигатели
со стратифицированным зарядом не обещают снижения стои-
мости, уменьшения выбросов NO* и НС, а также улучшения
экономичности. Но в некоторых разработках, особенно в
Японии, они были переходной ступенью к более традиционным
карбюраторным системам. В двигателе SEEC-T компании Su-
baru при работе иа бедной смеси применяется принудительный
вдув воздуха в отверстие выпускного клапана для окисления
СО и НС Часть этого воздуха вместе с отработавшими газами
может проникать обратно в цилиндр во время перекрытия кла-
панов. Действительно ли здесь имеет место стратификация —
не известно, но обычно выбросы получаются очень низкими.
В двигателе MCA компании Mitsubishi используется третий
клапан для подвода воздуха, который в виде регулируемой
струи подается в цилиндр в фазе впуска Этот воздух каким-
то образом ускоряет горение обедненной смеси и обеспечивает
низкие выбросы NO*. В двигателе TTC-L компании Toyota
применена предкамера, расположенная вблизи свечи зажигания,
которая не продувается и за счет некоторых газодинамических
эффектов обеспечивает более быстрое сгорание обедненной
смеси.
Необходимо отметить, что во всех рассмотренных выше
конструкциях с полностью или частично стратифицированным
зарядом значительное влияние оказывают процессы смешения и
горения, понимание которых в настоящее время еще недоста-
точно полное. Поэтому основное внимание сегодня должно
быть уделено восполнению этого пробела посредством исполь-
зования зондирования, фотографирования и спектроскопии зо-
ны горения с помощью всех возможных диагностических
средств, таких, например, как лазерные анемометры, фотогра-
фирование пламени внутри цилиндра, определение локального
494
Глава 6
состава смеси и т. п. Некоторые из современных диагностиче-
ских средств рассмотрены применительно к двигателям внут-
реннего сгорания в работе (74].
Выбросы загрязняющих веществ двигателями с искровым
зажиганием
Выбросы загрязняющих веществ двигателями с искровым
зажиганием являются главным источником загрязнения возду-
ха в городах Двигатели легковых и грузовых автомобилей
вносят основной вклад в загрязнение воздуха соединениями
типа NO, и СО. Картер, карбюратор и топливный бак двига-
теля— это источники загрязнения углеводородами в дополне-
ние к несгоревшим углеводородам, содержащимся в отработав-
ших газах. Ограничения выбросов для легковых и грузовых
автомобилей действуют во многих государствах, включая США,
и большая часть методов снижения выбросов от двигателей с
искровым зажиганием разработана в течение двух последних
десятилетий. Было проведено большое число фундаментальных
исследований горения и образования загрязняющих веществ в
двигателях, результатом которых оказалось значительное сни-
жение уровня выбросов для давно определившихся типов дви-
гателей с искровым зажиганием, и, кроме того, изучаются воз-
можности массового производства нескольких новых типов
двигателей этого рода, поскольку потенциальные характеристи-
ки выбросов и экономичности этих двигателей очень привлека-
тельны.
Процессы, приводящие к образованию загрязняющих ве-
ществ в цилиндре обычного двигателя с искровым зажиганием
(т. е. четырехтактного карбюраторного двигателя), могут быть
идентифицированы при анализе трехстаднйной схемы протека-
ния процесса горения. На первой стадии сжатия топливно-воз-
душная смесь воспламеняется искрой и фронт пламени распро-
страняется по камере сгорания. Когда пламя приближается к
стенкам цилиндра, оно гаснет, оставляя перед собой очень
тонкий слой несгоревшего газа, обычно толщиной в несколько
десятков микрометров. Несгоревшии газ остается также в ще-
лях над поршневыми кольцами между поверхностями поршня
и стенки цилиндра. В то же время NO образуется в высоко-
температурных продуктах сгорания по всему объему цилиндра
при протекании неравновесных химических реакций с участием
азота и кислорода. Угарный газ образуется на протяжении
всего процесса горения. На второй стадии поршень утаплива-
ется, увлекая вдоль стенки цилиндра несгоревшие углеводоро-
ды находящиеся в щелях над поршневыми кольцами, и быстро
охлаждая продукты сгорания в процессе их расширения.
Вследствие быстрого падения температуры химические реак-
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
4^5
ции, которые при нормальных
высокотемпературных условиях
приводят к исчезновению СО и
NO, становятся исключительно
медленными, н поэтому концен-
трации этих веществ «заморажи-
ваются» на уровне, далеко пре-
вышающем равновесный для
температуры отработавших га-
зов. В последней стадии откры-
вается выпускной клапан и про-
дукты сгорания, содержащие СО
и NO, покидают цилиндр, увле-
кая за собой и часть «заморо-
женных» в пристенных слоях
углеводородов.
Одним из наиболее важных
параметров, от которого зависят
выбросы двигателей с искровым
зажиганием, является эквива-
лентное отношение (отношение
Отношение воздух/топливо
Рис. 6.41. Коицентрвции СО, NO и
НС в отработавших газах двига-
теля обычного типа с искрпвым за-
массы топлива к массе воздуха жигаияем в зависимости от вечи-
в смеси, деленное на значение [*ииы эквивалентного отношения q>
этого отношения при стехиомет
рическом составе смеси). Из рис. 6.41 видно, что при обедне-
нии смеси выбросы снижаются до тех пор, пока не появляются
пропуски в зажигании, после чего резко возрастают выбросы
НС и работа двигателя становится неустойчивой. Форма
кривых иа рис. 6.41 дает представление о сложности про-
блемы снижения выбросов. В холодном двигателе, когда топ-
ливо испаряется медленно, расход топлива увеличивается с
помощью дроссельной заслонки, чтобы создать легко воспла-
меняемую обогащенную смесь вблизи электродов свечи зажи-
гания. Поэтому до тех пор, пока двигатель не прогреется и
дроссельная заслонка ие будет полностью открыта, выбросы
СО и НС очень высокие. Но на рабочих режимах можно при-
менять обедненные смеси, обеспечивающие низкие выбросы СО
и НС и умеренные выбросы NO. Максимум мощности двигате-
ля достигается, когда состав смеси близок к стехиометрическо-
му; при этом выбросы NO небольшие. Как и можно было
ожидать, для одновременного снижения выбросов этих трех
компонентов во всем диапазоне эксплуатационных режимов
требуется применение целого комплекса мероприятий. Хороший
обзор закономерностей образования и методов снижения выб-
росов загрязняющих веществ в двигателях с искровым зажи-
ганием содержится в работе |70].
496
Глава f)
Дизельные двигатели
Дизельный двигатель представляет собой очень экономич-
ный источник мощности, завоевавший широкую популярность
в различных областях техники, включая тяжелые и средние
транспортные средства. В последние годы он повсеместно рас-
сматривается как альтернатива обычному двигателю с искро-
вым зажиганием в легковых автомобилях. Высокий тепловой
коэффициент полезного действия дизельных двигателей обес-
печен за счет относительно высокой степени сжатия, необходи-
мой для обеспечения самовоспламенения смеси, пониженных
потерь всасывания (благодаря отсутствию дроссельной заслон-
ки. необходимой в двигателях с искровым Зажиганием для ре-
гулирования выходной мощности) и обедненной на всех режи-
мах смеси, что требуется для достижения высокой эффектив-
ности горения гетерогенной смеси.
Горение в дизельном двигателе — процесс в высшей степе-
ни сложный, включающий элементы гетерогенности и переход-
ные режимы. Топливо впрыскивается в жидкой фазе в среду
с параметрами выше критической точки. Смешение топлива с
воздухом происходит в результате обмена количеством движе-
ния между струей топлива и воздухом и на мелкомасштабном
уровне осложняется распадом струн, фазовым переходом и
турбулентной диффузней. Как только начинается горение, ие-
изотермнчность поля течения и процессы теплообмена еще бо-
лее осложняют описание процессов образования смеси и фазо-
вого перехода. Горение сопровождается образованием частиц
углерода, и, таким образом, появляются все три фазы: твердая,
жидкая п газовая. Подобная сложность и недостаток точных
данных о процессах в цилиндре обусловили значительные раз-
личия в представлениях о физической природе горения в дизе-
ле и о лимитирующих его параметрах.
Выброс загрязняющих веществ дизельными двигателями
Большинство дизельных двигателей выбрасывает меньше СО
и несгоревших угеводородов, чем сопоставимые с ними дви-
гатели с искровым зажиганием. Существуют, одиако, некото-
рые загрязнители атмосферы, которые отсутствуют в выхлопе
двигателей с искровым зажиганием, но характерны для горе-
ния гетерогенных смесей в дизелях. Это дым и вещества, обус-
ловливающие неприятный запах. Это также и шум. Все эти
факторы воздействия на окружающую среду, наряду с нссго-
ревшими углеводородами, СО и КО., оксидантами углеводород-
ного происхождения, производными серы и твердыми частицами
рассмотрены в работах [75—78].
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 497
Спектр шума дизелей может рассматриваться как состоя-
щий из трех основных частей В первой части спектра— поло-
гий максимум в низкочастотном диапазоне с центром вблизи
основной циклической частоты горения; его величина зависит
главным образом от максимального значения давления газа и
характерной ширины индикаторной диаграммы давления (при
давлении, равном 2/3 максимального). Бензиновые двигатели
имеют наименьшее пиковое давление на режиме холостого хо-
да и самый низкий уровень шума. Вторая часть спектра — ли-
нейный спад в акустически важном диапазоне в окрестности
частоты 1000 Гц (400... 3000 Гц) Типичный наклон в этой
части спектра для дизелей без наддува составляет 30 дБ/декада,
т. е можно ожидать увеличения шума на 30 дБ при десяти-
кратном повышении частоты вращения вала двигателя (соот-
ветствующее увеличение шума для двигателя с искровым зажи-
ганием равно 45 дБ). Наклон спектра является функцией ско-
рости повышения давления после окончания периода задержки
воспламенения Дизельные двигатели имеют более высокий
уровень шума при частотах выше 800 Гц. Это связывают с бо-
лее резким подъемом давления в конце периода задержки по
сравнению с плавным увеличением давления в бензиновых
двигателях, обусловленным распространением пламени по заря-
ду топлнвно-воздушиой смеси. Снижение вызванного горением
шума в критическом среднечастотном диапазоне
(400. 3000 Гц) может быть достигнуто укорочением пери-
ода задержки воспламенения, что приводит к замедлению
подъема давления и меньшему пиковому давлению и дает бо-
лее плавную диаграмму изменения давления. Среди известных
методов сокращения периода индукции и снижения шума дви-
гателя можно назвать задержку впрыска топлива, изменение
темпа впрыска, турбоиаддув, увеличение степени сжатия, при-
менение специальных дежурных форсунок, использование топ-
лив с более высоким октановым числом. В третьей части
спектра — пик в диапазоне частот 5000. . . 6000 Гц. Эти час-
тоты возбуждаются автоколебательными волнами в камере
сгорания и на индикаторной диаграмме проявляются в виде
пульсаций давления вблизи его пикового значения. Частота
возбуждения автоколебаний сильно меняется от цикла к цик-
лу, а их амплитуда не вносит большого вклада в общий уро-
вень шума.
При увеличении степени сжатия в дизельных двигателях
без непосредственного впрыска происходит понижение уровня
шума (частично за счет запаздывания впрыска) и уровней вы-
бросов, попутно имеет место небольшое увеличение теплового
КПД и выходной мощности [79]. Уменьшение степени сжатия
увеличивает шум, затрудняет запуск и увеличивает выброс
498
Глава б
углеводородов при малых нагрузках. При непосредственном
впрыске топлива уменьшение степени сжатия снижает вы-
брос NO, но усиливает дымление [78].
Различия в характеристиках шума дизельного и бензиново-
го двигателей возникают скорее вследствие того, что возбуж-
даются разные формы колебаний давления в цилиндре, чем
из-за различия в конструкции. В дизельном двигателе уровень
звукового давления при отсутствии нагрузки незначительно от-
личается от уровня при полной нагрузке, поскольку давления
сжатия при этом почти одинаковые. Но в бензиновом двигате-
ле, где используется дросселирование, уровень звукового дав-
ления при отсутствии нагрузки меньше, чем при полной на-
грузке |80].
Снижение шума дизельного двигателя может быть достиг-
нуто внесением изменений в процесс горения, если давление в
цилиндре превышает критическое значение для двигателей это-
го типа. Критическое давление в этом случае определяется как
давление, при котором шум от горения достигает того же
уровня, что и чисто механический шум двигателя. Если уровень
давления в цилиндре ниже критического, то дальнейшее сгла-
живание колебаний давления в цилиндре практически не вли-
яет иа шум двигателя.
В работе [81] развивается модель генерации шума, которая
в совокупности с эмпирическими данными позволяет рассчитать
уровень шума современного транспортного дизельного двигате-
ля. Из сопоставления двух- и четырехтактных двигателей дела-
ются следующие выводы:
1) при двухтактном цикле высокие частоты возбуждаются
в меиьшей степени, чем в четырехтактном, если сравнивать
при одинаковом изменении давления иа градус поворота вала,
но при двухтактном цикле в большей степени возбуждаются
низкие частоты;
2) турбонаддув ведет к увеличению возбуждения низкочас-
тотных колебаний давления и к уменьшению возбуждения
высоких частот как в двух-, так и в четырехтактном двига-
теле;
3) общие характеристики шума современных двухтактных
двигателей (в случае, когда шум вентилятора не является до-
минирующим) подобны характеристикам четырехтактных, за
исключением того, что с ростом частоты вращения вала уро-
вень шума повышается медленней и вследствие этого шум
двухтактного двигателя при малых частотах вращения выше,
а при рабочих оборотах ниже;
4) кожух вентилятора может стать доминирующим источ-
ником шума, если скорость концов лопастей значительно пре-
восх'-тит 30 м/с
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 499
Неприятный запах отработавших газов дизельных двигате-
лей вызывает беспокойство населения, в связи с чем он явля-
ется объектом внимания многих исследователей. Обзор работ
в этом направлении можно иайти в статье [83]. Запахи отра-
ботавших газов дизеля можно разделить иа две характерных
группы: нефтекеросииовую и угарную. Концентрации в отрабо-
тавших газах дизеля веществ, вызывающих запах, очень малы.
Ранние исследования были направлены на идентификацию ин-
дивидуальных носителей запаха. В более поздней работе [83]
было обнаружено, что характерный запах выхлопных газов
дизеля вызывают скорее группы однотипных веществ, чем ин-
дивидуальные вещества — носители запаха.
Известно, что некоторые частично окисленные вещества с
одним или несколькими присоединенными атомами кислорода,
а также некоторые фракции нефти обладают запахом. Ключе-
вые компоненты, ответственные за нефтекеросиновую часть
спектра запахов дизельного выхлопа,— это алкилбеизолы, ин-
даны (гидриндены), тетралины и индены. Вклад в запахи ал-
килнафталинов, которые составляют основную часть массы
нефтекеросниовой фракции, может происходить в результате
синергического эффекта (т. е. только в комбинации с другими
веществами) Можно ожидать, что в эту фракцию запахов
много вносит и несгоревшее топливо в отработавших газах.
В работе [84] указывалось, что компоненты класса бензола и
нафталина с алкильными группами определяют характер запа-
хов нефтекеросниовой фракции и что частично окисленные
ароматические соединения ответственны за характер угарной
фракции запахов
Интенсивность запаха всегда высока и для двух-, и для че-
тырехтактных двигателей как без нагрузки, так и при полной
нагрузке. Интенсивность запаха возрастает с увеличением со-
держания ароматических углеводородов и может быть сниже-
на при использовании каталитических нейтрализаторов для от-
работавших газов. Исследования, проведенные с целью иден-
тификации носителей запаха, образующихся в процессе горе-
ния, выявили, что интенсивность запаха сильно зависит от ус-
ловий иа входе в камеру сгорания Результаты испытаний раз-
личных автомобилей с дизельными двигателями с определе-
нием уровней эмиссии даны в работе [85], где они сопоставля-
ются с результатами Для трех разных типов автомобилей с
двигателями со стратифицированным зарядом Было установ-
лено, что содержащиеся в выхлопе дизелей углеводороды име-
ют по 12. 19 атомов углерода в молекуле.
Интенсивность дымления дизельного двигателя существенно
зависит от ряда параметров, например от типа топлива, типа
форсунки, скорости впрыска, задержки впрыска и температуры
500
Глава 6
окружающего воздуха. Следовательно, дымлением можно уп-
равлять, подбирая соответствующим образом перечисленные
параметры. Краткий обзор влияния этих параметров на дым-
ность отработавших газов можно найти в работе [75].
На разных режимах работы дизеля и в различных эксплуа-
тационных условиях в его выхлопе содержатся разные типы
аэрозолей. Их можно разделить на следующие группы:
1. Жидкие частицы, облако которых выглядит как белые или
голубые клубы пара, проявляющиеся при запуске, на холостом
ходу и при малой нагрузке. Они состоят главным образом из
топлива и малых количеств смазочного масла, ие вовлеченных
в процесс горения; к ним могут добавляться и продукты час-
тичного окисления. Белоголубой пар исчезает при увеличении
нагрузки и прогревании стенок цилиндров.
2. Сажа или черный дым, которые выбрасываются как про-
дукт незавершенного процесса сгорания, особенно при больших
нагрузках.
3 Прочие частицы, включая образовавшиеся из смазочных
масел и присадок к топливу.
Черный дым состоит из агломератов мелких частиц углеро-
да неправильной формы. Согласно существующим теориям, эти
частицы углерода могут образовываться из углеводородного
топлива в присутствии или в отсутствие кислорода. В присут-
ствии кислорода образование углерода может быть следствием
пиролиза топлива. Этот углерод формируется иа ранних ста-
диях процесса горения и обычно на последующих стадиях
окисляется.
В факеле распыленного топлива при больших нагрузках на
двигатель концентрация кислорода мала, температура газа
высока и велика концентрация высококипящих компонентов
топлива (как это показано выше) Эти тяжелые компоненты
разлагаются легче, чем низкокипящие. Пиролиз молекул тяже-
лых углеводородов ведет к появлению ацетилена и водорода.
Одновременно протекающие конденсация и дегидрогенизация
ацетилена даюг в результате твердый углерод. Благодаря при-
сутствию кислорода могут происходить реакции частичного
окисления и образовываться высокие концентрации СО Со-
гласно данным работы [86], углерод может выделяться, если
величина отношения концентраций СО/СО2 превышает равно-
весное значение.
Прочие аэрозоли, содержащиеся в отработавших газах ди-
зельных, а также и других двигателей с горением, включают
полициклические ароматические углеводороды (ПАУ) и фено-
лы Оценка суммарных выбросов ПАУ за год, приведенная в
табл 6.2, свидетельствует о том, что бензиновые двигатели
дают существенный вклад в выбросы ПАУ в городах [87].
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
601
Таблица 6.2. Годовые выбросы полициклических ароматических углеводородов
(ПАУ) по типам источников (оценка)
Гнп источника
_ Относительные
Годовые выбросы ПАУ.
выбросы ПАУ. % общего
т выброса
Бытовые топки:
Дровяные, в целом 3837 38,2
основные 1383
вспомогательные 2376
камины 78
Угольные 102 1.0
Нефтяные 7,4 <0,1
Газовые 9,8 <0,1
Открытые пламена. 1190 11,9
Сельское хозяйство
Технологическое горение 1071 10,7
Лесные пожары 1478 14,7
Отходы угольных шахт 28,5 0,3
Сжигание мусора 171 1,7
Горение в строительстве Транспортные средства: 86 2160,8 0,9
На бензине 21,5
На дизельном топливе 104,7 1,0
в том числе легковые 1.2 <0,1
Коксохимическое производство Промышленные котельные: 632 6,3
На угле 69 0,7
На нефти 1,5 <0,1
На газе 2,1 <0,1
На дровах и древесных отхода> 1,2 <0,1
На отходах сахарного тростинка 0,3 <0,1
Уничтожение отходов:
Городское 0,3 <0.1
Промышленное Коммунальные котельные- 55,8 0,6
На угле 12,9 <0.1
На нефти 0,3 <0,1
На газе 0,3 <0,1
Дым, сажа Производство древесного угля: 3,1 <0,1
Неконтролируемые печн 0,8 <0,1
Постоянное производство Производство асфальта: 0,7 <0.1
Пропиточные установки 0,2 <0,1
Воздуходувки 0,2 <0,1
Прокладка дорог 3,9 <0,1
Производство бария и его соединений 0,3 <0,1
I fГОТО
10 037,4 100
'502
Глава 6
Главными факторами, определяющими ныброс ПАУ бензино-
вым двигателем, являются содержание ПАУ в топливе и ин-
тенсивность расходования смазочного масла.
При оценке будущего двигателей с искровым зажиганием и
дизельных двигателей в настоящее время считается, что совре-
менные конструкции будут по-прежнему оставаться в мировом
автомобилестроении предпочтительной силовой установкой до
конца столетия н даже далее, несмотря на ряд многообещаю-
щих альтернатив в этой области. По мнению авторов, в насто-
ящее время не существует готовых к немедленному массовому
производству альтернативных типов двигателей, которые были
бы определенно лучше существующих не только по экономич-
ности, но и во всех других эксплуатационных аспектах, а так-
же по стоимости. Ожидается, что понадобится приблизительно
десять лет, чтобы определить, окажутся ли эти альтернативные
двигатели (газотурбинные, двигатели Стирлинга, электродви-
гатели) действительно лучше и смогут ли они стать объектом
крупномасштабного производства. В настоящее время техноло-
гия создания электромобилей уже существует, но их область
применения, к сожалению, ограничена городским транспортом
ввиду малого радиуса действия
Неопределенность с топливом связана не только с увеличе-
нием его цены и дефицитностью. Неопределенность возникает
также в связи с тем, что в конце 80-х г. может начаться про-
цесс значительного ухудшения качества топлива Жидкие угле-
водороды, из которых станут изготовлять в будущем бензин и
дизельное топливо (вне зависимости от того, является ли ис-
ходным сырьем натуральная нефть в ближней перспективе или
нефть из сланцев, угля и битумных песков в дальней перспек-
тиве, будут, по-видимому, содержать больше примесей, таких,
как азот и сера. Эти примеси могут появиться и в очищенном
моторном топливе. Более того, следует ожидать тенденции к
уменьшению октанового числа бензина, чтобы увеличить выход
топлива из сырой нефти и снизить затраты энергии на очистку.
Производители автомобилей уже в течение некоторого вре
меии пытаются взвесить перспективы двигателей обычного типа
и чвигателей альтернативных схем Хотя существуют разные
мнения, но все же ожидают, что в течение следующего десяти-
летия характеристики двигателей внутреннего сгорания будут
непрерывно и существенно улучшаться Существующие дизели
с предкамерами могут быть вытеснены дизелями с непосред
ственным впрыском — наиболее эффективными из известных сей-
час двигателей внутреннего сгорания. Разработка же дизелей
нового типа будет дорогостоящей Только концентрация на этой
задаче значительных инженерных ресурсов и заметный успех
в снижении выброса загрязняющих веществ могут сделать ее
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 503
решение осуществимым. Существуют, однако, два фактора, ко-
торые могут заставить промышленность отказаться от обычных
методов освоения новой технологии и обратиться к более быст-
рой разработке двигателей альтернативного типа. Первый из
этих факторов — нехватка бензина и дизельного топлива хоро-
шего качества, удовлетворяющих требованиям их применения
в традиционных двигателях. Это может сместить центр тяже-
сти в промышленных разработках в сторону двигателей, менее
требовательных к качеству топлива, например двигателей с
непосредственным впрыском и стратифицированным зарядом,
двигателей Стирлинга или газотурбинных двигателей. Второй
фактор — это успешная разработка вращающихся деталей дви-
гателя из керамики. Это привело бы к значительному прогрес-
су в технологии, который ускорил бы создание дизелей с непо-
средственным впрыском и турбонаддувом, а также газотурбин-
ных двигателей.
Примеры расчетов применительно к двигателям внутреннего
сгорания
В двигателях внутреннего сгорания, представляющих прак-
тический интерес, поле течения наиболее сложное, с существен-
ной трехмерностью и нестационарным процессом горения.
В работе [88] рассматривается двумерный нестационарный
расчет, выполненный для турбулентного реагирующего потока
в секционной камере сгорания двигателя компании Honda со
стратифицированным зарядом с использованием полунеявной
схемы в программе ALE лаборатории в Лос-Аламосе [89] и про-
стой модели турбулентности с постоянной турбулентной вяз-
костью. В расчетах не учитывалось горение в основной секции
камеры; тем не менее определенно показано, что важное зна-
чение имеет вихревой характер течения, независимо устанавли-
вающийся в этой секции. На практике при расположении кла-
панов в оппозиции осесимметричность нарушается, но включе-
ние в моделирование кинетики образования NO является его
важной особенностью. Безусловно, что двигатели со стратифи-
цированным зарядом потенциально позволяют достичь более
высокого теплового КПД и меньшего уровня образования за-
грязняющих веществ.
В работе (90] тех же авторов приведены дополнительные
результаты расчетов для фазы сжатия и для фазы рабочего
хода поршня с использованием упрощенной кинетики образова-
ния NO, и с метаном в качестве топлива. На рис. 6.42 пока-
зана типичная дтя этой работы основная расчетная сетка для
момента / = 4,95 мс (6 = 358°, непосредственно перед верхней
мертвой точкой). Правая часть этой сетки (представ тяющая
504
Глава 6
основную камеру) в ходе фазы сжатия от момента времени
/ = О (нижняя мертвая точка, 0 = 180°) до момента t = 5 мс
(верхняя мертвая точка, 0 = 360?) постепенно деформируется,
конформно сжимаясь. При 6000 об/мин и величинах эквива-
лентного отношения в верхней мертвой точке, равных 0.62 и
1.51 соответственно для основной камеры и предкамеры, вос-
пламенение происходит в предкамере в момент времени t =
= 4,09 мс (0 = 327,23° или 32,77° от верхней мертвой точки),
а затем пламя распространяется в основную камеру, где оно
появляется спустя короткое время. Хотя поршень еше продол-
жает гвигаться вверх, течение газа направлено в основную ка-
меру и имеет форму струи. Воспламенение смеси в основной
камере начинается при положении поршня, соответствующем
его перемещению на 11 см от начального положения. Затем
при t = 4,69 мс (0 = 348,7°) четко различимый двумерный
фронт пламени окружает струю, распространяющуюся из пред-
камеры, и горение продолжается уже в основной камере. На
рис 6.43 показаны векторы скорости и контуры изотерм (чер-
точки обозначают направление вектора, а их длина пропорцио-
нальна натуральному логарифму скорости газа). Как было ус-
тановлено ранее [88], при прекращении горения в основной
камере формируется интенсивное вихревое течение. Но в дан-
ном случае поле скорости газа в основной камере определяет-
ся главным образом процессом горения, п на него слабо влия-
ют наличие предкамеры, вытекающий из нее поток продуктов
сгорания и втекающая в предкамеру обедненная топливно-воз-
душная смесь. Образование NO рассчитывалось по упрощенно-
му механизму Зельдовича, и получены концентрации NO в за-
висимости от координаты и времени. На рис. 6.44 показано из-
Рнс. 6.42. Расчетная сетка для камеры сгорания двигателя со стратифицнро-
нным зарядом в момент времени t = 4.95 мс (6 = 358°, непосредственно
герет верхней мертвой точкой поршня) [90]
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
505
0 12 3
Л
Рис 6.43. Примеры результатов расчета
(в = 348,7°) [901:
а — поля векторов скорости; б — изотермы.
для момента времени i = 4,09 мс
менение по времени суммарной концентрации NO на выходе
из двигателя с максимумом, соответствующим 8,8 млн1, что
в 4 раза выше, чем было получено в прежних одномерных
расчетах [91] Тем самым показана важность учета в расче-
тах геометрии камеры и сопла (между предкамерой и основ-
ной камерой). Использованная неполная кинетическая схема
позволяет моделировать процесс выделения тепла при горении,
но для точного расчета образования загрязняющих веществ
необходимо знать полный механизм. По данным рис. 6.44 вид-
ны крутое нарастание давления вслед за моментом прохожде-
ния искры и неизэнтропичность процесса горения, характеризу
ющняся выделением тепла при почти неизменном объеме.
Полученные в работе [92], в том числе и не приведенные
здесь, результаты представляют собой имеющее большое зна-
чение приложение методов вычислительной гидродинамики к
жизненно важной проблеме. Они позволяют достичь лучшего
понимания деталей течения и процесса горения в двигателе
внутреннего сгорания и тем самым вносят позитивный вклад
в решение проблемы конструирования более эффективных дви
□06
Глава 6
Рнс. 6.44. Суммарная концентрация NO в выбросе двигателя в зависимости
•от времени [90]:
I — расчет по одномерной модели; 1 — расчет по двумерной модели.
гателей с пониженным выбросом загрязняющих атмосферу ве-
ществ.
Несмотря на необходимость использования в расчетах упро-
щенной геометрии (осесимметричный цилиндр) и пренебреже-
ние процессом горения, в работе [93] сделана попытка рассчи-
тать течение и температуру в системе поршень — цилиндр для
всех четырех тактов (фаз). Применялась параметрическая
kr — е-модель турбулентности, расчетная сетка расширялась
или сжималась в соответствии с перемещением поршня, реше-
ние получалось методом последовательных приближений в не-
явной конечно-разностной схеме. Отличительная особенность
метода состояла в двухэтапной процедуре увязывания решений
для температуры и для давления с целью обеспечения быстрой
сходимости решения. Цилиндр либо считался закрытым, либо
использовался осевой впуск (или выпуск) газа. Результаты
приведены для обоих случаев. В первом из них поток сущест-
венно одномерный и наблюдается порождаемая сжатием тур-
булентность. Во втором случае расчеты предсказывают, что
турбулентность генерируется впуском газа значительно интен-
сивней, чем сжатием, а индуцированное впуском течение ока-
зывает сильное влияние на поле скорости и структуру турбу-
лентности на протяжении всех четырех тактов. Сравнение
средней скорости и интенсивности турбулентности с результа-
тами измерений показало их качественное соответствие. Прово-
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
507’
димые в данное время усовершенствования модели прелусмат
ривают введение азимутальной составляющей скорости и обоб
щенной процедуры построения сетки, позволяющей более гибко
описывать реальную геометрию. В дальнейшем могут быть
смоделированы течения в углублениях в торце поршня, приме-
няемые в ряде дизелей и двигателей со стратифицированным
зарядом Наиболее желательным было бы, конечно, включение
горения, которое пока в моделях отсутствует
Подобное турбулентное изотермическое течение как с за-
круткой потока, так и без нее изучалось в работе [94] с ис-
пользованием fer —е-молели турбулентности Функционирование
клапана вводилось идеализированным образом в виде цент-
рально расположенного отверстия в днище цилиндра или в
виде кольцевой щели переменной площади, чем моделировались
изменения профилей различных величин во времени в процес-
се движения поршня. Результаты, полученные без введения
закрутки потока, для случая имитирующей клапан кольцевой
щели показали наличие двух вихрей, простирающихся вплоть
до центра торца цилиндра. Расчеты с закруткой для случая
мгновенно открывающегося клапана обнаружили подобные
тенденции и в поле течения (почти ровный радиальный про-
филь скорости и энергии турбулентности в рабочей фазе дви
жения поршня) с профилем окружной скорости, типичным для
вращения газа как целого, и с крутыми градиентами этой ско-
рости у стенок цилиндра. В работе представлены также экспе-
риментальные данные, полученные с помощью лазерного до-
плеровского анемометра в прозрачном цилиндре с дымом в
качестве трассирующей субстанции. Это еще один полезный ди-
агностический метод, разработанный для применения к иссле-
дованиям горения при решении критических проблем, возника-
ющих при создании дизелей с непосредственным впрыском и
стратифицированным зарядом, а также двигателей, работаю-
щих на бедной гомогенной смеси
Совсем недавно были проведены полностью трехмерные не-
стационарные расчеты процесса в двигателе внутреннего сго-
рания [92], которые явились развитием двумерных методов,
применявшихся для вычислений всех четырех фаз (тактов) в
цилиндре двигателя внутреннего сгорания [96] В работе [96]
поле невязкого течения между верхушкой цилиндра и торцом
поршня рассчитывалось как функция координат и времени для
всех четырех тактов: впуска, сжатия, рабочего такта и выпу-
ска, причем впускной и выпускной клапаны функционируют
так, как это необходимо. Горение моделировалось простым до-
бавлением тепла при постоянном объеме. Аналогичные вычис-
ления для четырех фаз цикла проводились и для вязкого те-
чения посредством решения полной системы уравнений.
508
Глава б
Навье — Стокса, хотя и в ограниченной области малых чисел
Рейнольдса, что было обусловлено располагаемым машинным
временем. Полученные результаты представляют собой лишь
первый этап общей программы, предусматривающей примене-
ние вычислительных методов гидродинамики для изучения
сложного поля течения в двигателях внутреннего сгорания. Из
этих результатов стало ясно, что вихревое течение, устанавли-
вающееся в фазе впуска, сохраняется и на протяжении осталь-
ных фаз (тактов).
Все результаты были получены с помощью явной нестацио-
нарной конечно-разностной схемы. Работа [92] разделяется на
две части. В первой из них рассматривался полностью трех-
мерный невязкий поток с моделированием горения простым до-
бавлением тепла при постоянном давлении, и впервые подоб-
ные расчеты были проведены для всех четырех тактов. И здесь
в ходе фазы впуска устанавливалось определенное вихревое те-
чение, сохранявшееся и в дальнейшем. Результаты для плоско-
сти, проходящей через клапан, оказались похожими на те, ко-
торые ранее получались в двумерных расчетах [95]. На
рис. 6.45 показана схема цилиндрической модели двигателя,
справа указано расположение расчетной сетки в поперечном
сечении впускного и выпускного клапанов. Было рассчитано
существенно трехмерное течение внутри этой модели На
рис. 6.46 показаны, например, векторы скорости в плоскости
расположения клапана в момент времени вблизи нижней мерт-
вой точки в фазе впуска (рис. 6.46, а) и вблизи верхней мерт-
вой точки в фазе сжатия (рис. 6.46,6). Этн поля векторов на-
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
509
холятся в очень хорошем соответствии с теми, которые ранее
были получены в двумерных расчетах [96]. Особый интерес
для конструкторов двигателей внутреннего сгорания представ-
ляют индикаторные диаграммы четырехтактного цикла
(графики, связывающие давление с объемом). В соответствии
с этим на рис. 6.47 показаны расчетные точки индикаторной
диаграммы в рассматриваемой модели для разных моментов
времени. Кривые, отнесенные к первому или ко второму по-
рядку, соответствуют вычислениям с первым или вторым по-
рядком точности оценки производных по радиусу на оси мо-
дели. Из этих зависимостей видно, что более высокий порядок
точности приводит к лучшим результатам. В данных расчетах
горение моделировалось мгновенным добавлением тепла рав-
номерно по всему пространству в заданный момент времени,
близкий к моменту окончания фазы сжатия.
Во второй части работы [92] рассматривается двумерное
невязкое течение (беско-
нечное отношение шири-
ны к высоте) при конеч-
ной скорости химических
реакций, описывающих
горение бензина в возду-
хе, и впервые проводятся
такого рода расчеты для
всех четырех тактов цик-
ла двигателя. Результа-
ты вычислений с учетом
локалнзованности искро-
вого разряда и с учетом
теплопроводности харак-
теризуют процесс распро-
странения пламени, а из-
менение во времени дав-
ления и температуры га-
за обнаруживает харак-
терные пульсации, кото-
рыми сопровождаются
волновые явления в ци-
линдре. Наблюдается
также сильная взаимо-
связь локализованного го-
рения и поля рециркуля-
ционного течения. Кроме
того, имеет место тенден-
ция замораживания со-
става продуктов сгорания
е~л о= о
6
Рнс. 6.46. Поле векторов скорости в плоско-
сти, проходящей через клапан, в фазе впу-
ска вблизи верхней мертвой точки пэпшня
(а) н в фазе сжатия вблизи ннжней мерт-
вой точки (б) [921.
510
Глава 6
в фазе рабочего хода
поршня. В качестве при-
мера полученных резуль-
татов на рис. 6.48 пока-
зана индикаторная диа-
грамма при двумерном
невязком течении с иск-
ровым зажиганием п ко-
нечной скоростью хими-
ческих реакций при не-
полной кинетической схе-
ме окисления бензина
(фактически октана
CeHje) в воздухе, вклю-
чающей 6 реакций меж-
ду 10 компонентами.
Большой объем ин-
формации о недавних ис-
следованиях содержится
в трудах конференций по
численному моделирова-
Рис. 6.47. Индикаторная диаграмма, вычис-
ленная для цилиндрической модели двига-
теля при 3000 об/мин [92]:
/ — расчет по втором приближении: 2 — изэн-
тропический процесс в начале рабочей фазы:
3 — расчет п первом приближении; 4 — изэн-
тропический процесс в койне рабочей фвэы.
ванию процесса в двига-
телях внутреннего сгорания [97, 98]. Опубликованные в них
обзоры и описания начатых, но еще не завершенных исследо-
ваний дают полную картину текущего положения дел в данной
области. Коллоквиум 1975 г. [97] в докладах «Обзор числен-
ных методов моделирования горения в автомобильных двигате-
лях» (Бони), «Требования к процессу горения в автомобильных
двигателях и связанные с ним неотложные проблемы» (Блам
берг), «Обзор методов снижения выбросов от двигателей внут-
реннего сгорания» (Табачинский), «Оптические диагностические
методы на основе лазеров для исследований процесса горения»
(Хартли), «Турбулентность реагирующих сред» (Джелинас)
и в ходе дискуссий на секциях химической кинетики, измери-
тельной и экспериментальной техники, турбулентности и чис-
ленной гидродинамики (руководимых соответственно Пен-
нером, Оппенгеймом, Сполдингом и Рочем) позволил оценить
состояние и перспективы разработок и определить но-
вые направления для проведения плодотворных исследований.
На симпозиуме 1978 г. [98] особый интерес представляли не-
сколько докладов. В одном из них объем цилиндра рассматри-
вался как состоящий из двух термодинамических равновесных
зон — зоны свежен смесн и зоны продуктов сгорания, разде-
ленных тонким фронтом пламени (Маттави и др., с. 537 (98)).
В другом докладе акцент делался на моделировании турбу-
лентности воздушного потока в осесимметричном цилиндре
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
511
Рис 6.48. Индикаторная диаграмма, вычисленная по двумерной модели невяз-
кого течения при конечной скорости химических реакций (неполная кинетиче-
ская схема) и при 3000 об/мин; отношение воздух/топливо = 15 192]:
штриховая линия — кривая изэнтропического сжатия, х — 2; у — 2.
двигателя без горения и предлагались два подхода — статисти-
ческий и основанный на моделировании крупных вихрей (Гос-
мен, Уоткинс, с. 69 [93]). В одном из докладов демонстриро-
валась возможность успешно рассчитывать целый ряд явлений
в двигателе, используя сложную численную процедуру, но при
максимально упрощенных моделях турбулентности и химиче-
ской кинетики (Батлер и др., с 231 [98]) Полезные резуль-
таты докладывались и на других конференциях [66, 67, 99].
Среди них можно отметить обзорные работы [99] «Приложе-
ния химической кинетики к практическим устройствам с горе-
нием» (Вестбрук и Драйер), «Численные методы для турбу-
лентных течений реагирующего газа» (Джонс и Уайтлоу),
«Моделирование горения для практических приложений»
(Харша).
6.4. ШУМ, ВОЗНИКАЮЩИЙ ПРИ ГОРЕНИИ, И МЕТОДЫ
ЕГО ПОДАВЛЕНИЯ
В последние годы все возрастающее значение приобретает
проблема шума, вызванного процессом горения, особенно в
турбореактивных двигателях и высокофорсированных камерах
В12
Глава 6
сгорания. Шум возникает вследствие неустойчивости и неста-
ционарное™ течения. Шум пламени — это побочный и нежела-
тельный эффект процесса сжигания в воздухе газовых, жидких
или твердых топлив с целью получения тепла и света. Приро-
да шума, генерируемого устройством с горением, очень сложна
и определяется взаимодействием механизма превращения в
пламени химической энергии в тепловую и акустическими и
аэродинамическими свойствами практического устройства.
Работы, посвященные изучению шума пламени, по своему
Характеру в основном экспериментальные и проводились пре-
имущественно с диффузионными пламенами и пламенами в од-
нородной смеси Теоретические представления о генерации шу-
ма в процессе турбулентного горения развиты довольно слабо,
так как хотя механизм генерации понятен, но неясно, какие
параметры и каким именно образом воздействуют на генери
руемый шум. Анализ турбулентных потоков (особенно закру-
ченных и с рециркуляционными зонами) всегда затруднен из-
за наличия случайных пульсаций вследствие турбулентности.
Невозможно, в частности, детально описать поле давления и
поле скорости в какой-то момент времени. Однако, не видимому,
возможно получить определенные средние значения турбулент-
ных параметров. Хинце (100] подчеркивает важность данного
обстоятельства, поскольку если бы турбулентные движения
были полностью нерегулярны, то они не поддавались бы ника-
кому математическому анализу.
Шум горения может создаваться простыми источниками од-
ного или нескольких типов, например монополями тинолями
или квадруполями, рассматриваемыми ниже
Монополи, диполи, квадруполи
Монополь представляет собой наипростейший источник зву-
ка, подобный элементарному воздушному шарику который
ритмически расширяется и сжимается, излучая сферические
волны В пламени монополь возникает там, где происходит ло-
кальное (в точке) изменение скорости горения. Мощность ис-
точника-монополя определяется производной по времени от
вносимого дополнительного объема (иногда массы). Интенсив-
ность излучения звука монополем определяется соотношением
/ ~ f>oD2u4/r2ao. т. е. она изменяется как и*. Акустический ко
эффициент полезного действия у источника-моиополя выше,
чем у диполя или квадруполя.
Все явления акустики описываются волновым уравнением,
которое вдали от источника имеет вид
(6-1)
Течения с закруткой я практических устройствах с горением 513
Простой источник но определению создает систему волн, в
которой амплитуда и фаза являются функциями расстояния г
от источника н не зависят от угловых переменных. Переписав
уравнение (6.1) в сферических координатах и оставив только
слагаемые, относящиеся к г, можно получить решение в общем
виде
₽=4Р('-4)+'('+4)]- <6-2>
где f(t—г/ас) представляет волну, уходящую от источника
с акустической скоростью а0, a f(t + r/a0)—волну, бегущую
к источнику с той же скоростью. Второе слагаемое, следова-
тельно, описывает систему волн, которая для задач акустики
представляет мало интереса, и в дальнейшем эта часть реше-
ния не рассматривается. Константа А в соотношении (6.2)мо-
жет быть определена только из граничных условий, зависящих
от мощности источника.
Вначале удобно рассматривать простой источник как сферу
со средним радиусом го> поверхность которой колеблется по
синусоидальному закону со скоростью
u(/) = u0coscil. (6.3)
Связь между движением этой сферы и акустическим полем за-
ключается в том, что если поверхность сферы колеблется со
скоростью н(/) в соответствии с соотношением (6.3), то и ско-
рость частиц среды, примыкающих к сфере, изменяется таким
же образом. Поэтому функция )(/) также должна иметь си-
нусоидальный вид, и остается только выразить скорость частиц
у поверхности сферы через давление в соответствии с соотно-
шением (6 2) Это можно сделать, привлекая к рассмотрению
второй закон Ньютона, что дает
др _ ди
~~дс —р~дГ'
Записывая в соответствии с формулой (6.2)
р =-^-cos (<а/— kr), (6.4)
где a/k = Оо, k = 2л/Х — волновое число, приходим, таким об-
разом, к уравнению
— Ai sin (at — kr) + ~^3 cos (at — kr),
интегрирование которого по времени дает
U (г, t) = — cos (at — kr) + —г sin (at — kr). (6.5)
17 Зак. 434
514
Глава 6
Из соотношения (6.4) видно, что амплитуда колебаний дав-
ления убывает пропорционально увеличению расстояния от ис-
точника. Рассматривая с этой точки зрения решение (6.5),
можно прийти к заключению, что скорость частиц среды зави-
сит от расстояния двояким образом. Первое слагаемое правой
части выражения (6.5) действительно изменяется как 1/г, и
сопоставление с формулой (6.4) показывает, что его изменение
происходит в фазе с изменением давления. Но второе слагае-
мое изменяется как 1/г2, и сдвиг по фазе относительно дав-
ления составляет для него четверть периода. На больших рас-
стояниях от источника можно учитывать лишь первое слагае-
мое. Действительно, сравнение обоих слагаемых показывает,
что первое доминирует при kr »1, т. е. на расстояниях от ис-
точника, которые много больше длины волны Что касается
терминологии, то эти слагаемые связывают соответственно с
полем излучения и ближним акустическим полем. Кроме того,
поскольку плотность потока энергии акустических колебаний
пропорциональна осредненному по времени произведению дав-
ления и скорости частиц, то только первое слагаемое вносит
вклад в эту величину (на больших расстояниях). По аналогии
с электричеством слагаемое поля излучения аналогично омиче-
ской компоненте полей в колебательном контуре, а слагаемое
ближнего поля — реактивной компоненте. Чисто реактивные
компоненты не дают вклада в рассеяние мощности (поток
энергии).
Хотя в уравнении для давления слагаемое ближнего поля
не содержится, необходимо подчеркнуть, что эта особенность
свойственна только источнику-монополю. Источники более вы-
сокого порядка обнаруживают зависимости, характерные для
ближнего поля: 1/г2 и 1/г для диполя и дополнительное сла-
гаемое типа 1/г3 для квадруполя.
Важность этих замечаний имеет в своей основе реальные
трудности, возникающие при оценке относительного вклада в
распределенной системе множества источников. Высокий уро-
вень колебаний давления, измеряемый вблизи излучающей об-
ласти, не всегда означает большой поток акустической энергии,
так как вклад реактивного, не связанного с излучением акус-
тической энергии слагаемого относительно вклада слагаемых,
обусловливающих поле излучения, вообще говоря, не может
быть выделен.
Выражение (6.5) определяет акустическую скорость части-
цы в некоторой точке сферы радиусом г. Однако присутствие
колеблющейся сферы-источника требует, чтобы скорость части-
цы у поверхности сферы была равна скорости этой поверхно-
сти и0. Предполагая, что радиус источника г0 мал по сравне-
нию с длиной волны, так что Аго -С 1, приходим к тому, что вто-
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 515
рое слагаемое в выражении (6.5) здесь доминирует, и кон-
станта А должна удовлетворять условию
А = pcou/J. (6 6)
Рассмотрим теперь величину 4лг^ри0 sin и>1, представляющую
собой произведение площади поверхности сферы, плотности
среды и скорости поверхности. Эта величина характеризует
смещение среды поверхностью сферы (поток массы) в процес-
се ее сжатия или расширения. Обозначая ее М(1), имеем
<5Л1 (Z) . ,
д1 - = 4л^рмьы cos ы/.
Подставляя в эту формулу выражение (6.6) для А, видим, что
-4^—~ = л cos <11. (6.7)
Соотношение (6.4) можно написать в виде
p=4cos[e>(/-^-)].
Сравнивая эту формулу с соотношением (6.7)', получаем
Р = "57 W М У ~ г/а°>- (6-8)
Таким образом, видно, что простой источник создает акус-
тическое давление, которое прямо пропорционально скорости
изменения во времени потока массы от источника. Стационар-
ный подвод массы не составляет акустического источника, по
крайней мере типа монополя. Но подвод массы с флуктуация-
ми скорости подвода создает сферическое поле излучения,
амплитуда давления в котором пропорциональна скорости из-
менения подводимой массы. Следует также отметить, что, со-
гласно формуле (6.8), давление в точке г в момент времени t
зависит от величины скорости подвода массы в источнике в
некоторый предшествующий момент (/ — г/ао). Запаздывание
во времени отражает тот факт, что акустической волне, воз-
буждаемой источником при г — 0 в момент /, требуется время,
равное г/а0, чтобы достичь наблюдателя (в точке г).
Дипольный источник шума может рассматриваться как два
идентичных простых источника (монополя), пульсирующих в
противофазе и расположенных на расстоянии I один от дру-
гого Эквивалентная производительность такого источника в
среднем равна, конечно, нулю, так как одни источник генери-
рует субстанцию с той же скоростью, с какой второй поглощает
ее. Его следует рассматривать скорее как источник количе-
ства движения, чем как источник массы, и подвод количества
17*
516 Глава 6
движения эквивалентен силе, действующей в каждой точке
поля. «Напряженность» поля, созданного диполем, равна этой
силе и представляет из себя вектор, в то время как для мо-
нополя напряженность—скалярная величина. В поле излуче-
ния диполя звуковое давление обратно пропорционально рас-
стоянию г, а в ближнем — величине г2. Интенсивность излуче-
ния звука диполем определяется соотношением
I ~ puD-u6/ay2,
т. е. она изменяется пропорционально и6. Акустический КПД
диполя составляет примерно 1/13 КПД монополя. Дипольные
источники шума ассоциируются с нестациопарностью горения,
вихреобразованием и т. п.
Для дипольного источника давление в месте положения на-
блюдателя (г, 6) может быть выражено через независимые
потоки массы каждой из идентичных сфер-источников следую-
щим образом [101—104]:
р(г, 0, /) = —!— — — ) — -т-!— (t— -Ь-), (6.9)
г' 4W, dt V а„ ) 4лга д! \ а0 ) ’ ' '
где ri и гг — радиальные расстояния от каждой из сфер-ис-
точников. Предположим, что расстояние, разделяющее две
сферы, настолько мало по сравнению с длиной волны, что
можно воспользоваться разложением в ряд Тейлора и перепи
сать соотношение (6.9) в дифференциальной форме
, п , Дх д г I дМ (. г и
р(г, 6, Г) — — dt a„)J’
Отметим, что
р ('<е- 0 = - . (6.10)
где F(t)—приложенная сила, связанная с потоком массы со-
отношением
Г(1) = -^-Дх.
Более глубоко физическую сторону этих соотношений можно
уяснить, выполнив операцию дифференцирования. Так как
г2 = х2 + у2 + г2 и дг/дх = x/r = cos 6, то соотношение (6.10)
можно переписать в следующем виде:
pU.e,/)=-^4[^^] =
= £»e[f(l^)+_L^u_r/0o)]. (б.н)
Это соотношение, описывающее поле давления для дипольного
источника, включает как ближнее поле — первое слагаемое.
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 517
так и поле излучения — второе слагаемое правой части фор-
мулы (6.11).
Три особенности соотношения (6.11) имеют важное значе-
ние. Во-первых, из него ясно следует, что излучение звука
определяется производной по времени от силы Поэтому, как
указывалось ранее, КПД приложенной силы (или КПД диполь-
ного источника) при генерации шума возрастает при увеличе-
нии частоты. Во-вторых, амплитуда излучаемого шума зависит
от косинуса угла между направлением приложения упомянутой
силы и линией, соединяющей источник и наблюдателя. Соот-
ветственно можно утверждать, что амплитуда звука, восприни-
маемого наблюдателем, зависит от величины составляющей
силы, приложенной в его направлении. Наконец следует отме-
тить что точно так же, как стационарный подвод массы не
способен вызвать излучение шума, не может этого сделать и
стационарная сила. Но стационарная сила способна создать
постоянное давление в ближнем поле. Если источник и наблю-
датель не находятся в движении один относительно другого,
то это давление не может быть интерпретировано как акусти-
ческое. Но если относительное движение имеет место, то изме-
нение давления может интерпретироваться как указание на су-
ществование акустической волны давления. Однако если не
учитывать конвекции, то соотношение (6.11) инвариантно от-
носительно взаимного перемещения источника и наблюдателя.
Поэтому для генерации акустического излучения в дальнем
поле сила должна пульсировать во времени в системе коорди-
нат, жестко связанной с ней и перемещающейся вместе с ней.
Единственное исключение из этого правила — это силы, места
действия которых перемещаются со скоростями, превышающи-
ми скорость звука.
Квадрупольнын источник имеет отношение к проблеме аэро-
динамического шума. В случае квадрупольного источника ре-
зультирующая сила, приложенная к среде, отсутствует. Квад-
руполь может рассматриваться как источник, составленный из
четырех простых источников (монополей) или из двух близко
расположенных диполей С физической точки зрения квадру-
поль эквивалентен паре приложенных к элементу среды напря-
жений, равных по величине и противоположных по знаку. Ин-
тенсивность излучения звука квадрупольным источником опре-
деляется соотношением
I ~
т. е. изменяется пропорционально и8. Акустический КПД квад-
рупольного источника приблизительно составляет 1/1000 КПД
монополя.
518
Глава 6
Рассматривая квадруполь как пару противоположно ориен-
тированных диполей (это удобней, чем рассматривать«связку»
из четырех монополей), давление, создаваемое квадруполем,
можно выразить соотношением [105, 106]
, „ Лх, <3 д Г F, (I — г/аЛ 1
-/о)], (6.12)
где Лх, — расстояние между диполями. В данном соотношении
проведен частичный переход к тензорным обозначениям,
которые необходимы при описании аэродинамического шума.
Индекс «I» при «силе дипольного источника» указывает, что
данная величина считается заданной при расчете излучения
звука в поле излучения.
Замечая, что
-^-T(l-- ) =----4- Т
or \ а0 / а0 dt \ а0)
можно записать соотношение для давления в форме
)=^^Г„(,Ч)+^ЛГ1,(,Ч) +
<6JS|
Соотношение (6.13) выражает связь поля давления с тензором
напряжений Т. Отметим, что здесь теперь имеются два слагае-
мых для ближнего поля, одно из которых уменьшается с рос-
том расстояния как 1/г3, а второе—как 1/г2. Излучение
звука при этом связано со второй производной по времени от
пульсирующей компоненты тензора напряжения.
Относительный порядок величин этих трех слагаемых мо-
жет быть оценен, если предположить, что напряжение изменя-
ется гармонически с частотой ы. Тогда рассматриваемые сла-
гаемые по относительному порядку величины будут приблизи-
тельно соответствовать пропорции
lifer: (fer)2,
где fe = ш/оо — волновое число. Следовательно, если наблюда-
теля отделяет от источника расстояние, равное большому числу
длин волн, то наибольшим слагаемым в правой части вы-
ражения (6.13) оказывается последнее из них. Таким образом,
для общей совокупности источников мощности при произволь-
ной ориентации составляющих эту совокупность сил излучение
звука в дальнем поле описывается соотношением
р (г, е, /)=г 6 _ -С),
4ла2г ЙГ av I
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 519
где i и j принимают значения от 1 до 3; при этом случай
1 = j соответствует продольному расположению квадруполя, а
i j — поперечному. Можно отметить, следовательно, что дав-
ление зависит от тензора второго порядка, который содержит
не менее девяти компонент. Соответствующее выражение для
интенсивности звука содержит при этом 89 слагаемых.
Источники шума при горении
Встречающиеся в системах с горением источники шума, ко-
торые поддаются идентификации, можно разделить на следую-
щие три основные категории:
1) аэродинамический шум;
2) колебания, вызванные горением;
3) шум горения.
Первая категория охватывает все формы шума, генерирован-
ного турбулентностью, которые могут возникать, например, при
истечении газа с высокой скоростью из отверстия [100—107).
Основы теории аэродинамического шума заложены в работах
Лайтхилла [105, 106|. Анализ литературных данных, опубли-
кованных до настоящего момента, показывает, что удовлетво-
рительной концепции механизма возбуждения звука в неогра-
ниченной сплошной среде не существует.
В работах [108, 109] показано, что шум потока может пе-
редаваться через всю камеру сгорания и при этом усиливаться
на величину, достигающую 20 дБ. Одновременно он может
привести к возбуждению стоячих волн в камере. Элементами,
которые порождают турбулентность перед зоной горения и ко-
торые должны рассматриваться как генераторы шума, являют-
ся клапаны, отверстия, средства измерений, препятствия, коле-
на, сужения, диафрагмы, вентиляторы.
А\ощность звука, излучаемого струей, можно, следовательно,
уменьшить несколькими способами, например снижением ско-
рости потока и предотвращением его турбулизации путем соот-
ветствующего конструирования тракта. Газодинамический
тракт, трубопровод и т п. должны иметь размеры, обеспечи-
вающие течение с числом Маха М < 0,3 [102]; при этом сле-
дует избегать разветвлений, поворотов, препятствий, вызыва-
ющих внезапное расширение потока или увеличение потерь пол-
ного давления. Уравнение баланса энергии для стабилизатора
пдамени, установленного в камере сгорания, выглядит следую-
щим образом [НО]:
•V=3(v)2=k (614>
где Др— разность полных давлений перед стабилизатором и
после него, q — скоростной напор и £ — коэффициент гидрав-
520
Глава 6
лнческих потерь давления. Тем самым предполагается, что по-
тери давления пропорциональны квадрату интенсивности тур-
булентности. Удвоение расхода воздуха через камеру приводит
к удвоению средней скорости и, а также пульсационной скоро-
сти и'. Следовательно, мощность акустических колебаний мо-
жет возрасти в 4 раза, т. е. на 6 дБ [НО, 111].
Рассмотрим вторую категорию — акустические колебания,
вызванные горением. Различные типы колебаний, наблюдавши-
еся в камерах сгорания, попадают в одну из следующих трех
групп: а) колебания расходного типа, порождаемые низкочас-
тотной неустойчивостью системы, наиболее часто встречающие-
ся в ракетных двигателях; б) колебания, связанные с акусти-
ческой неустойчивостью, частота которых обусловлена разме-
рами камеры и скоростью звука в продуктах сгорания и кото-
рая обычно выше, чем частота колебаний первой группы;
в) колебания при переходной неустойчивости, которая связана
с периодическим восстановлением зоны горения после ее нару-
шения в результате локальных отклонений состава смеси от
нормального; частота колебаний при этом промежуточная меж-
ду частотами в группах а и б. Резонансное взаимодействие
гидродинамической неустойчивости с горением в камере может
возникать в потоках с большой степенью закрутки [112,113].
В настоящее время выявлены многие возможные источники
энергии, «приводящие» в действие колебательные процессы,
причем наиболее вероятный из них был дан Рэлеем [103]. Он
связывал механизм «привода» колебаний с периодичностью
выделения тепла в газовой среде. Пламя в замкнутой полости
служит источником энергии при формировании стоячих волн с
одной или несколькими частотами, соответствующими молам
собственных колебаний камеры сгорания. Спектр шума состо-
ит из дискретных (резонансных) частот и гармоник, которые
обусловлены одним из рассмотренных выше типов неустойчи-
вости. Рэлей предположил, что если тепло доставляется в си-
стему периодически и в фазе с акустическими колебаниями
давления, то подвод энергии к колебательной системе происхо-
дит таким образом, что демпфирующие силы компенсируются
и амплитуда колебаний нарастает, пока не достигнет некоторо-
го равновесного уровня. Если тепло подводить в момент до-
стижения наибольшей величины давления или же отводить в
момент достижения минимального давления, то амплитуда ко-
лебаний будет возрастать. Но если тепло добавлять при мини-
мальном давлении или отводить его при максимальном, то ко-
лебания будут подавляться. Частота колебаний в обоих слу-
чаях меняться не будет. Если же газ в момент подвода тепла
имеет нормальную плотность, то изменения амплитуды колеба-
ний не происходит, но частота их изменяется таким образом.
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
521
чтобы сблизить момент достижения наибольшей амплитуды с
моментом подвода тепла. Поэтому частота возрастает, если
тепло подводится за четверть периода до фазы максимального
давления, и снижается, если тепло подводится четверть перио-
да спустя после момента достижения максимума давления.
Математически условие интенсификации колебаний может
быть выражено в форме
tfhpdt > 0, (6.15)
где h — скорость тепловыделения, р — колебательная состав-
ляющая давления.
Шум горения
Шум горения представляет собой пульсации давления и
обусловлен неустойчивой природой процесса турбулентного го-
рения, поэтому он больше зависит от характера изменения
скорости тепловыделения, чем от величины этой скорости.
Спектральные характеристики шума горения показывают,
что шум охватывает несколько октав (от 100 до 1000 Гц) без
признаков наличия дискретных частот [108—III). Спектро-
граммы, снятые в дальнем и в ближнем акустических полях,
имеют одинаковый характер независимо от расстояния и на-
правления распространения волн. Существует заметное разли-
чие между шумом горения и шумом струи, где типичная дли-
на волны составляет около семи диаметров струи [100—114].
В экспериментах изучалась зависимость частоты, соответствую-
щей максимуму в спектральном распределении, от скорости по-
тока, но корреляции обнаружено не было. В одной из работ
сообщалось о приблизительно линейной зависимости от скоро-
сти потока, а в работах [115, 116] была обнаружена лишь
слабая зависимость от скорости (~н°''8). Характерная часто-
та микроскопического смешения, определяемая соотношением
[е = и'Це (где 1е — интегральный масштаб турбулентности), по-
лучается того же порядка величины, что и установленная
экспериментально.
Хотя спектр шума диффузионных пламен и похож на
спектр пламени в однородных смесях, он обнаруживает замет-
ные изменения формы для разных топлив. Большая часть дан-
ных к настоящему времени была получена с нефтяными топ-
ливами, и едва ли публиковались данные по жидким топливам
из сланцев или битумных песчаников. Но результаты для неф-
тяных топлив показывают, что скорость горения является до-
минирующим фактором в отношении спектральной характери-
стики шума.
Индикатриса звукового поля пламени обнаруживает пре-
имущественное направление излучения шума, заключенное
522
Глава 6
между углами 40° и 80°, причем угол уменьшается с ростом
числа Рейнольдса- Наличие преимущественного направления,
вообще говоря, может быть связано с конвекцией и влиянием
разрежения, которые обычно определяют поле излучения. Ожи-
дается, что природа топлива будет оказывать значительное
воздействие на угловое распределение этого поля.
Наиболее важными факторами, влияющими на уровень
шума пламени в однородной смеси, являются скорость течения,
диаметр горелки и скорость горения. Опубликовано очень не-
большое количество данных о зависимости от перечисленных
факторов шума диффузионных пламен. Тем не менее эти дан-
ные обнаруживают тенденции, схожие с теми, которые наблю-
даются для пламен в однородной смеси.
Экспериментальные данные показывают, что обеспечение
полного перемешивания и выравнивание газового потока перед
началом горения позволяют значительно снизить уровень шума
[117]. В работе [118] исследовалось излучение звука пламе-
нами, стабилизированными в зонах, где без горения определя-
лись спектральные характеристики турбулентности. Результаты
обнаружили хорошее согласие между пиковыми частотами мак-
симумов в спектре шума пламени и спектром турбулентности
в потоке без горения. Но в настоящее время трудно непосред-
ственно связать аэродинамические характеристики потока без
горения с характеристиками шума, генерированного в пламени.
Механизм генерации шума в пламени
Зона генерации шума в турбулентном пламени обусловлена
статистическим распределением монопольных источников, нахо-
дящихся во всей зоне горения [119]. Хотя суммарная скорость
расхода топлива в турбулентной зоне горения может оставать-
ся постоянной, локальная скорость для небольших объемов
меняется во времени, что вызывает шум.
Звуковая волна связана с пульсационной составлющей
давления р', и интенсивность звука (определяемая как поток
внергии) может быть выражена соотношением
1 — р'г1ра, (6.16)
—
где р — среднеквадратичная величина пульсации давления.
Возрастание давления в пламени вызывается расширением
газа в результате выделения тепла в процессе горения. В ра-
боте [120] при использовании инициированных искрой взрывов
в сферических бомбах изучались характеристики сферических
пламен и было установлено, что давление в поле излучения
пропорционально второй производной по времени от объема
/дри горении). Для регистрации перемещения пламени и пуль-
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 523
саций давления применялись шлирен-фотоснимки и емкостный
микрофон.
Для монопольного источника, находящегося на расстоянии d
от микрофона, пульсации давления р' определяются соотноше-
нием
, р d2V (t — т)
р — 4nd dt3
где dV/dt— скорость изменения объема источника. Величина
d3V'/dt2 называется напряженностью монопольного источника
и берется в предшествующий момент времени t — т, где т со-
ответствует времени распространения звуковой волны от источ-
ника до точки измерения. Для сферического фронта пламени
радиусом г и степенью увеличения объема х скорость измене-
ния объема источника равна [121, 122]
Таким образом,
(6.17)
В процессе стационарного горения (с однородной скоростью)'
d2r/dti = 0 и dr/dt = xSL, где — нормальная скорость лами-
нарного распространения пламени. Поэтому в данном случае
р'=&)х(*-»г8Ъ (618>
т. е. амплитуда колебаний давления прямо пропорциональна
мгновенному значению радиуса фронта пламени и квадрату
скорости его распространения. Интенсивность звука изменяется
как квадрат этой величины. После того как сферическое пла-
мя (распространяясь) достигает поверхности монополя (излу-
чающего объемчика), его радиус перестает увеличиваться. Так
как благодаря большой величине количества движения расши-
ряющихся газов требуется короткое, хотя и конечное время,
чтобы величина drjdt стала равной нулю, то в течение этого
времени вторая производная d^r/dt2 сохраняет большое отри-
цательное значение и соответствующее слагаемое в уравнении
(6.17) оказывается наибольшим, а величина р' получается от-
рицательной, как для волны разрежения.
Таким образом, для сферических бомб с воспламенением
смеси искрой в центре разность давлений должна линейно воз-
растать на протяжении периода стационарного горения и за-
тем быстро становится отрицательной при завершении горения.
Глава 6
524
Рис. 6.49. Изменение во времени па-
раметров волны давления, порождае-
мой распространяющейся сферической
волной горения [1201-
Диаграмма иа рис. 6.49 иллю-
стрирует изменение: а) радиу-
са пламени, полученного нз
шлпрен-фотоснимков, б) пер-
вой и в) второй производной
от радиуса, г) вычисленной
по уравнениям (6.16) величи-
ны р' и д) пульсаций давле-
ния pots, зарегистрированных
микрофоном Небольшие флук-
туации давления ниже по по-
току вызываются пульсациями
поверхности сферы, содержа-
щей продукты горения В ра-
боте [130J подтверждена силь-
ная зависимость р' от скоро-
сти распространения пламени;
величина р изменялась при-
близительно как S], что соот-
ветствует формуле (6 18), а
интенсивность звука / ~ S[.
В работе [121] исследо-
ния были распространены на
более сложные системы с тур-
булентными пламенами в од-
нородной смеси, стабилизиро-
ванными на горелке Буизена. Если турбулентное пламя можно
рассматривать как совокупность распределенных монопольных
источников, включающих в себя горючий газ и нагретые про-
дукты сгорания, то давление р в дальнем акустическом поле,
создаваемом единичным элементарным источником i, опреде-
ляется соотношением
(6.19)
где р; — объемная скорость расходования горючего газа в
элементе пламени г. Как было показано Лайтхиллом [105],
полная величина излучения звука пламенем получается сумми-
рованием значений, определяемых соотношением (6.19) по всей
зоне горения, в предположении, что размеры источников малы
по сравнению с длинами волн в рассматриваемом диапазоне
их изменения. Поэтому, обеспечив проведение измерений в
ограниченном диапазоне, звуковое давление в системе распре-
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
525
деленных монополей можно получить из соотношения
р = Ер‘ = ’’(-зг), х-
N
(6.20)
Для выяснения применимости соотношения (6.20) к более
сложным типам пламен в работе [121] измерялась скорость
изменения объемной скорости горения Q при использовании
оптического метода, основанного на регистрации излучения ра-
дикалов СН и Си. Излучение этих радикалов приходит только
из зоны реакции и является результатом процессов хемилюми-
несценции, поэтому для смеси фиксированного состава суммар-
ная интенсивность свечения СН и С2 пропорциональна объему
зоны горения. Используя этот измерительный метод и ограни-
чиваясь полосой частот 50—2000 Гц, было показано, что уро-
вень звукового давления строго следует за производной от ин-
тенсивности свечения dl/dt (которая пропорциональна
dQ/dt) На рис. 6.50 продемонстрировано хорошее соответст-
вие между звуковым давлением и величиной dl/dt.
Дальнейшие исследования тех же авторов [122] охватили
большой набор пламен в однородной смеси, диффузионных
пламен, а также пламен в факеле распыленного жидкого топ-
лива. Было показано, что почти весь шум генерируется на
протяжении первых 5 см длины пламени (считая от сопла го-
ретки). Эти результаты подтвердили прежние выводы относи-
тельно положения источников звука, определенных по измере-
ниям в ближнем акустическом поле.
Для постоянно действующих устройств с горением удобно
характеризовать шум горения с помощью термоакустического
коэффициента полезного действия т), который определяется
Рис. 6.50. Сопоставление изменения по времени звукового давления и вели-
чины dl/dt в диапазоне частот от 50 до 2000 Гц [ 121].
526
Глава 6
как отношение акустической энергии к теплу, выделившемуся
при горении. Полная энергия W, содержащаяся в импульсе
звука, может быть выражена через давление следующим об-
разом:
IF = — ( р’Л,
р« Г
где Т — продолжительность импульса звука. Следовательно,
термоакустический КПД равен
где Н — энергия, выделяемая при горении. В работе [120]
было показано, что для распространяющегося сферического
пламени значение термоакустического КПД обычно составляет
величину порядка 10-8. Для этих пламен все части вносят
равный вклад в интенсивность звука в дальнем акустическом
поле. Но в случае турбулентных пламен, в которых монополь-
ные источники распределены случайным образом, есть основа-
ния ожидать некоторого взаимного ослабления (интерферен-
ции) воли сжатия и волн разрежения. Значение 10~8, по-впди-
мому, представляет верхний предел термоакустического КПД
для углеводородовоздушных пламен. Полученные в работе
[119] значения Т) оказались в диапазоне (1...8)-10~8 для тур-
булентных пламен в этиленовоздушнон и в пропиленовоздуш-
ной смесях. Это вполне сопоставимо со значением т] = 3-10-9
для пламени в смеси паров бензина с воздухом, которое
было получено по измерениям в работе [123], а также
со значениями от 10 ' до 10~8 для пламен природного газа,
стабилизированных с помощью закрутки потока в работах [124,
125] (рнс. 6.51). В работе [126] выведено следующее уравнение
для определения акустического КПД турбулентного пламени:
где <р — эквивалентное отношение топливо/воздух. Для типич-
ного углеводородного топлива х = 5, <р = 15, Sz. = 0,5 м/с,
о=1 км/с, и'2=5 м2/с2, Д = 40 МДж/кг, и, следовательно
г] ~ 10“8. Для углеводородных топлив первый сомножитель в
правой части уравнения (6.22) слегка увеличивается при обед-
нении смеси, в то время как второй сомножитель уменьшается
вчетверо быстрее Это приводит к тому, что при изменении
состава смеси от стехиометрического в сторону обеднения (или
обогащения) вплоть до соответствующего предела устойчивого
527
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
Рис. 6.51. Сравнение величин термоакустического КПД т] для диффузионных
пламен и пламен в однородных смесях:
1-4=0,2 см [1191; 2-4=0,44 см [1191; 3-4=0,62 см [119]; 4-4-1,3<см [129]; 5-Q-I65 л/мин
[124, 125]; 6-Q-99 л/мнн [124, 125]; 7-4=0»! см [124, 1251; В-4-0.2 см, [124, 1251,
горения шум пламени снижается на 4 дБ. За счет двухкратно-
го увеличения нормальной скорости распространения пламени,
получаемого заменой типа топлива, например метана на эти-
лен, уровень шума увеличивается примерно иа 3 дБ.
В работе [110] соотношение (6.22) модифицировано на том
основании, что для всех топлив имеет место увеличение объема
при горении в р раз и что для газовых топлив должна де-
латься поправка на начальный объем топлива. Для жидких и
твердых топлив
Для газовых топлив корректирующий множитель ₽5<р выгля-
дит следующим образом:
(1 +nj2
а'
где а' — объемное отношение воздух/топливо, р, и р« — плот-
ности топлива и воздуха. Типичное увеличение г] в результате
этих поправок находится в диапазоне 20 ... 40 %.
528
Глава 6
Методы расчета шума горения
В соответствии с имеющимися методами расчета шума го-
рения и большим количеством результатов, полученных к на-
стоящему времени в экспериментах с модельными и полнораз-
мерными камерами сгорания, для расчета шума открытых тур-
булентных газовых пламен может быть применен следующий
«закон моделирования» [119]:
Р ~ u5Sl L2*
где Р — мощность излучаемого звука, L — характерный размер
горелки (считается, что он пропорционален типичному масшта-
бу турбулентных вихрей 1е), т — показатель степени, являю-
щийся функцией числа Рейнольдса и изменяющийся от 3,4 до
0,6. Значение т уменьшается с увеличением Re.
Приведенный выше результат был получен эксперименталь-
но, а в качестве обобщенного представления ряда теоретических
результатов определения мощности шума горения может слу-
жить следующее выражение (127]:
Из подхода, развиваемого в работе [126], следует, что г = 0
и <7=1/3, из работы [128] г=1 и <7 = 0, нз работы [129]
г = 0 и <7 = 0, из работы [130] г = 0,8 и q = 0,4. Из приве-
денных примеров ясно, что все еще существует значительное
расхождение в результатах и теориях, относящихся к шуму,
порождаемому горением. Здесь необходимо подчеркнуть, что
все рассмотренные результаты взяты из измерений или теорий,
относящихся к открытым турбулентным пламенам. Принципи-
альный эффект, связанный с помещением пламени в ограни-
ченное стенками пространство, заключается в том, что на не-
которых участках спектра шум горения усиливается, а иа дру-
гих исчезает совсем. Сложная проблема взаимодействия моно-
польных источников в турбулентном пламени в совокупности с
трудностями использования соотношения (6.20) делает привле-
кательным полуэмпирический подход для оценок уровней шу-
ма пламени. В работе [116] проведено такое полуэмпирическое
обобщение данных с использованием характеристик геометрии
горелок и входных параметров, основанное на известных обоб-
щающих соотношениях для скорости турбулентного распростра-
нения пламен и на теории вырождения турбулентности по
длине горящей струи. Мощность звука и пиковая частота, со-
ответствующая максимуму мощности, следовали соотношениям
Р = 2,11 - 10~гй™7 Si^F'^Di™, (6.23)
/ = &,95u0MS^F (6.24)
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
529
где F — массовая доля топлива в смеси, De — эквивалентный
диаметр горелки
D 2(ЖО+ЙЯ)
[(Ла + т4)йрД)1/2
Соотношения (6.23) и (6.24) приведены в несколько модифици-
рованном виде, предложенном в работе [132|.
Сравнение измеренных и вычисленных значений мощности
звука н частоты максимума в спектре свидетельствует о том,
что вышеприведенные обобщающие соотношения позволяют с
достаточной точностью предсказать частоту максимума как
для диффузионных пламен, так и для пламен в однородной
смеси [130, 132]. Расчетные уровни звуковой мощности полу-
чаются ниже измеренных, хотя общие тенденции при переходе
от гомогенных пламен к диффузионным предсказываются рас-
четом вполне корректно.
В работе (133) обобщающее соотношение для акустической
мощности для (гомогенных) пламен в смесях включает зависи-
мость от интенсивности и масштаба турбулентности:
Р = 6,15- 10-5а]«иЛ|4^«Зр3,
где I, — интегральный масштаб турбулентности. Это соотно-
шение не было апробировано.
Снижение шума пламен
Любые попытки понизить уровень шума от пламени долж-
ны основываться на определенных представлениях о механиз-
ме его генерации. Важно установить, действительно ли шум
вызывается горением и можно ли идентифицировать дискрет-
ные частоты в его спектре. Шум горения по своей природе
может вызываться многими причинами, поэтому для того, что-
бы устранить его на определенных дискретных частотах, необ-
ходимо выяснить сначала, с каким типом неустойчивости при-
ходится иметь дело.
Было показано, что уровень вызванного горением шума во
многом определяется химическими реакциями в пламени и
турбулентностью в зоне реакций. Там, где это возможно, сни-
жения шума можно достигнуть посредством уменьшения ско-
рости горения и числа Рейнольдса. В ряде экспериментальных
и теоретических исследований, предпринятых с целью иденти-
фикации механизма излучения шума пламенами, было показа-
но, что обеспечение полного перемешивания и спрямления по-
тока газа перед зоной горения позволяет существеиио снизить
уровень шума. В высокофорсированных камерах сгорания
533
Глава 6
достижение максимальной ин-
тенсивности горения при низ-
ком уровне шума и при сохра-
нении на приемлемом уровне
остальных характеристик (те.
полноты сгорания топлива,
диапазона устойчивого горе-
ния, потерь полного давления
и др.) требует оптимизации
всех параметров, с тем чтобы
г.
а
/ 1
|Л1 Звуковой канал
\ 1
.wKwWsWWSSSsWsW
6
Рис. 6.52. Фильтры отражательного
(о) и резонансно-поглотительного ти-
па (б) [132, 134].
/ — отражательная полость; 2 — резонирую-
шнй объем.
Подобным методам уделялось
какая-либо одна из характе-
ристик получилась идеальной.
Альтернативой снижению шу-
ма непосредственно в источни-
ке является подавление излу-
чаемого шума с помощью со-
ответствующего выбора акус-
тических характеристик кон-
струкции, в том числе уста-
новка в камере сгорания по-
глощающих шум экранов Под-
бирая экраны с подходящими
звукопоглощающими характе-
ристиками, можно получить
заметное ослабление звука,
тльшое внимание при изучении
аэродинамического шума с использованием акустических погло-
тителей в виде системы резонаторов Гельмгольца [135]. Шум
можно также уменьшить с помощью акустических фильтров,
акустических экранов или же с помощью ультразвуковых волн.
Известно, что акустические полостные резонаторы ослабляют
падающую звуковую волну в процессе ее отражения. Такого
рода. фильтры-резонаторы обычно применяют к узкополосным
источникам шума. Оии могут быть разделены иа два типа: по-
глотительные и отражательные. С фильтрами поглотительного
типа передаваемая акустическая энергия уменьшается благодаря
поглощению части энергии падающей звуковой волны при ее
прохождении по оснащенной фильтрами трубе, в которой заклю-
чен источник звука. Фильтры этого типа малопригодны в случаях
высоких температур или скоростей газа. В фильтрах отража-
тельного типа рассеивание акустической энергии происходит
вследствие того, что звуковая волна в процессе ее следования
через канал фильтра встречает участок разрыва, где импеданс
или намного выше, или намного ниже акустического импедан-
са канала (рис. 6.52, а). Отраженная от этого участка звуко-
вая волна, несущая уже только часть энергии, содержавшейся
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 531
в падающей волне, следует по каналу в обратном направле-
нии, к источнику. С помощью серии таких разрывов можно
эффективно снижать шум, излучаемый источником. Фильтры
отражательного типа не имеют ограничений по температуре
газа. Зависящие от частоты потери при передаче звука через
фильтр TL определяются в децибелах соотношением
TL = 101g |c'|2z°* дБ,
B|Ga|2Z„.
где Zoi и Z02 — характеристический акустический импеданс
соответственно трубопровода и отражающего звук участка, G —
амплитуда звуковой волны. Акустический импеданс канала по-
лучается из соотношения Z01 = рс/А, где А — площадь по-
перечного сечения канала. Полостной резонатор, располагаемый
сбоку от трубопровода (канала), по которому распространяет-
ся звуковая волна, состоит из некоторой полости, сообщающей-
ся через горловину резонатора с трубопроводом (рис. 6.52,6).
Под воздействием давления падающей звуковой волны на вход-
ное сечение горловины газ в канале горловины начинает коле-
баться аналогично грузику, подвешенному на пружине. Резона-
тор функционирует как малорасходный фильтр и при
использовании больших значений комбинации (aVr)'h/2A мо-
жет быть получено значительное снижение шума горения на
основной частоте. Потери при передаче для этого фильтра при
частоте падающей волны f составляют
tl= ioi4' +[ftw-Lnl2}дБ-
Общие характеристики рассеяния звуковой энергии для дан-
ных фильтров показаны иа рис. 6.53. Фильтры отражательного
типа с акустической полостью-резонатором применяются для
снижения шума в горелках туннельного типа [135]. Имеющие-
ся данные свидетельствуют о том, что акустические (звукопо-
глощающие) экраны позволяют уменьшить уровень мощности
звука на 6... 12 дБ при сохранении устойчивости горения не-
изменной.
В работе [Ш] изучались характеристики излучения шума
горелкой с завихрителем (лабораторная установка) при пара-
метре закрутки S ж 2. Детально исследовались четыре различ-
ных типа пламен с целью определения влияния состава смеси,
способа впрыска топлива и геометрии выходной секции горел-
ки на уровень шума. Уровни звуковой мощности вычислялись
по измерениям звукового давления при использовании соотно-
шения
101g(^) = 201g(-^)-101g(|)+101g(^)-l4,
532
Глава b
Рис. 6.53. Обшие характеристики акустического поглотителя резонансного типа
[132, 135]: сплошные кривые — без демпфирования, штриховые — демпфирова-
ние внесением акустического сопротивления Rb.
где IV'C и р0 — базовые мощность и давление, которые прини-
маются равными соответственно 10~12 Вт и 2-10~5 Па, t0 и
Ко— базовые время н объем, которые полагаются равными
единице. Время реверберации t, (в секундах) представляет
собой функцию частоты (в герцах)
/,= — 0,537 Inf 4-6,05.
Когда горения иет, трехмерная нестационарная неустойчи-
вость, называемая прецессией вихревого ядра и рассмотренная
в гл. 4, является доминирующей особенностью потока и основ-
ным источником шума (рис. 6.54) Частота прецессии линейно
изменяется с расходом газа, что используют в устройствах
для измерения расхода жидкости или газа. При наличии горе-
ния уровни шума при тангенциальном подводе топлива намно-
го ниже, чем при осевом, для той же степени форсирования
горелки. При тангенциальном подводе топлива горючие компо-
ненты в полости горелки находятся дальше от состояния пол-
ной перемешаииости (гомогенности), среднеквадратичное зна-
чение скорости изменения объемной скорости тепловыделения
уменьшается и акустическая энергия также уменьшается. Хотя
пламена при тангенциальном подводе топлива излучают мень-
ше шума, данная геометрия не может считаться удовлетвори-
тельной с практической точки зрения из-за значительно более
узких пределов устойчивого горения. Пламена в горелках, вы-
ходная секция которых имеет форму сужающегося-расшнряю-
щегося сопла, наиболее шумные, хотя при больших расходах
газа различия между многими типами исследованных пламен
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
533
Рис. 6.54. Изменение частоты прецессии вихревого ядра с увеличением
расхода газа через горелку (без горения).
Рис. 6.55. Влияние на уровень шума увеличения доли топлива, подводимого
радиально в вихревую горелку. Параметр закрутки 3 = 2 [ИЦ. Схема го-
релки на рис. 4.2, а, стадийный подвод природного газа: часть подводится
вдоль оси горелки в ее выходною секцию, часть — радиально. Расход воз-
духа 99 л/мин.
534
Глава б
становились незначительными. Выходная секция горелки со
стандартным подводом топлива обеспечила значительное сни-
жение шума. Его наинизший уровень наблюдался, когда при-
мерно 55 % топлива подводилось радиально (рис. 6.55) (136).
Уровень шума при стадийном подводе (45 % топлива по оси и
55 % радиально) был иа 4 дБ ниже, чем для горелок с осе-
вым подводом и с сужающимся-расширяющимся соплом в
эквивалентных условиях. Сравнение уровней звуковой мощно-
сти при стадийном и нестадийном (прямое сопло или сужаю-
щееся-расширяющееся сото) подводах топлива, фоновых уров-
ней шума и шума потока без горения (при несколько более
высоких расходах газа) приведено на рис. 6.56. Спектр шума
свидетельствует о том, что при стадийном подводе топлива на-
блюдается уменьшение амплитуды шума во всей полосе частот.
Подробные измерения средних и мгновенных температур, а
также колебательной составляющей давления газа для всех
рассмотренных выше пламен показали, что наибольшие пуль-
сации температуры наблюдаются в зоне, находящейся за зо-
ной максимальных средних температур в пламени с внешней
стороны от нее. Для пламен при подводе топлива только по
оси пульсации температуры были большими (примерно 300°C)
во всем объеме кольцевой зоны, прилегающей к границам
Рнс. 6.56. Влияние способа подвода топлива в вихревую горелку (параметр
закрутки 5 = 2) на уровень шума при <р = I, Q — 99 л/мии [124]:
/ — радиально-осевой подвод, прямое сопло; 2—осевой подвод, прямое сопло; 5—•
осевой подвод, сужающееся-расшнряющееся сопло; 4 — без горения, Q = 266 л/ыни|
5 — фоновый шум компрессора.
Течения с закруткой в практических устройствах с горениеч
535
________ граница зоны обратного потока
-------- граница пламени
зона максимальных пульсаций давления
Рис. 6.57. Конфигурация пламени при одностадийном (а) и дву хстаднйном
(6) подводах топлива [124].
пламени, в которой максимальными были также пульсации
давления газа. Этим был обусловлен и высокий уровень излу-
чения шума. При стадийном подводе топлива уровень шума
снижался на 4 дБ. В этом случае уровень пульсаций темпера-
туры оставался высоким, но распространялся он иа значитель-
но меньшую по объему кольцевую зону, и один из максиму-
мов пульсаций температуры, обусловленный первой стадией
горения, был окружен вторичным пламенем. Отсюда был сде-
лан вывод, что при двухстадийном подводе топлива образуют-
ся две концентрических зоны реакции, причем наружная зона
отражает и частично поглощает звук, генерируемый первичной
(внутренней) зоной реакции. Этот подход можно было бы рас-
пространить на системы с распределенным вдоль пламени
подводом топлива, где шум горения внутренних областей пла-
мени экранировался бы наружными кольцевыми зонами горе-
ния. Соответствующие положения границ пламени и зон мак-
симальных пульсаций давления в закрученных (вихревых)
пламенах со стадийным подводом топлива и без него показа-
ны на рис. 6.57.
В работе [132] было установлено, что диффузионные пла-
мена шумят на 3... 5 дБ сильнее, чем пламена в однород-
ных смесях. Повышенное излучение шума диффузионными пла-
менами может быть объяснено различиями в акустической
структуре струи. Для объяснения разницы в наблюдаемых
уровнях шума диффузионного пламени и пламени в смеси рас-
сматривалась трехслойная акустическая модель явления. Ре-
зультаты показали, что потери звуковой энергии зависят от
направления вектора падающей волны, от угла падения волны
на разделяющую поверхность, скорости звука в среде, числа
Маха и толщины пламени Для определенных и фиксированных
536
Глава 6
значений угла падения волны, волнового числа падающей
волны и толщины пламени потерн акустической энергии воз-
растают с увеличением отношения скоростей звука в двух
граничащих средах и числа Маха в потоке. Для пламени од-
нородной смеси с большими градиентами температуры на гра-
нице пламени модель предсказывает значительные потери
акустической (волновой) энергии, излучаемой внутренними об-
ластями пламени. Но в диффузионных пламенах большая
часть акустической энергии передается от пламени к окружаю-
щей среде. Внутри пламени акустическая волна теряет свою
энергию с расстоянием (или с временем) вследствие вязкости
и теплопроводности. Для плоской волны фактор ослабления ее
на единицу проходимого расстояния а определяется соотноше-
нием
«=(п + 4/м^{1+^_}.
При 1200 К и для f=500 Гц получается а = 4,36-10'°, т. е.
поглощается небольшая, но не пренебрежимо малая доля аку-
стической энергии.
В работе [137] отмечалось, что когда пламя подвергалось
воздействию ультразвука (с частотой колебаний 30 кГц), шум
горения уменьшался не менее чем на 3 дБ при 200 Гц и на
10 дБ в слышимом диапазоне частот свыше 600 Гц. Было об-
наружено, что колебания с ультразвуковой частотой усилива-
лись. Но при одновременном воздействии на пламя колебаний
с двумя частотами усиливались не только колебания с часто-
той биений, ио и с обертонами.
Проблема шума, образующегося в вихревой камере сгора-
ния промышленной топки при сжигании природного газа, об-
суждалась в работе [138]. Исследовалось два типа пламени.
По типу I газовое топливо в виде струи проникало сквозь
зону рециркуляции и сгорало ниже по потоку; при этом в зо-
не рециркуляции оставалась достаточная его часть, чтобы го-
рение здесь обеспечивало стабилизацию пламени. По типу II
центральная струя газового топлива тормозилась обратным по-
током газа рециркуляционной зоны, разворачивалась и распро-
странялась вне зоны рециркуляции, создавая интенсивное го-
лубое пламя. Уровни шума, относящиеся к этим двум типам
показаны на рис. 6.58. Поскольку пламя типа II было более
шумным, чем пламя типа I, была выдвинута гипотеза о том,
что если тепло подводится к топливу до смешения его с воз-
духом, то это обеспечивает спокойное, регулируемое смешени-
ем воспламенение топлива, а если тепло подводится не к топ-
ливу, а к воздуху (до его смешения с топливом), то воспла-
менение носит шумный «взрывной» характер. Однако наиболее
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
537
Рис. 6.58. Уровни шума для горелки с закруткой потока (в случае промыш-
ленной топки, см. рис. 4.88, а) в зависимости от типа пламени, от отношения
скорости струи газового топлива к скорости воздуха (G) и от величины полу-
угла а выходного конуса горелки [138]. Скорость воздуха 50 м/с, 3 = 1.7, от-
носительная длина выходного конуса L/De = 1:
/ — пламена типа I: С > Gc\ 2 — пламена типа II: G < G с‘ 3 — переходная область:
О -
шумное пламя — это пламя на переходном режиме, когда ни
один из рассмотренных типов течения и горения не является
стабильным. На этом режиме уровень шума возрастал не ме-
нее чем на 5 дБ.
В работах [111, 113] исследовалось (как источник шума)
ПВЯ в горелках с закруткой потока и было установлено, что
такой шум, наблюдаемый без горения, гасится при появлении
диффузионных пламен различного вида. При горении со сте-
хиометрическим соотношением расходов топлива и окислителя
происходит демпфирование колебаний с частотой прецессии,
чем и определяется характерный спектр частот в зоне горения.
Для пламен в однородной смеси природного газа с воздухом
колебания с частотой прецессии могут возбуждаться и усили-
вать уровень шума примерно в 20 раз по сравнению с уровнем.
538
Г лава 6
полученным без горения. Диффузионные пламена городского
газа ведут себя в этом отношении подобно пламенам в
однородной смеси, что объясняется большой скоростью диффу-
зии водорода ').
При исследовании шума небольших горелок иа нефти (для
местных котельных) со стабилизацией пламени закруткой по-
тока [139] было установлено, что значительное снижение шума
достигалось тогда, когда капли жидкого топлива впрыскива-
лись в зону с большими касательными напряжениями. Сход-
ные результаты ранее были получены и в работе [140] на го-
релке с большим числом коаксиальных завихрителей, питаемой
природным газом.
В исследованиях источников шума при горении струи неф-
ти, распыленной под давлением, было получено [141]. что ток
ионизации I пропорционален объемному расходу газа Q в пла-
мени. Если предположить, что механизм генерации шума свя-
зан с монопольными источниками, возникающими при горении
капель, то p(t) ~ dQldt ~ dl/dt. Было выяснено, что производ-
ная от суммарного тока ионизации dl/dt и колебания дав-
ления р(/) в точке, отстоявшей от пламени на 60 см, корре-
лировали на частоте 125 Гц, которая была доминирующей и в
спектре шума. Соответствие между dl/dt и р(1) для октавы с
частотой 125 Гц обусловливало формирование пиковой ампли-
туды колебаний давления с задержкой во времени, равной
2 мс в соответствии с длиной пути от пламени к микрофону.
Был сделан вывод о том, что при горении струи нефти, распы-
ленной под давлением, низкочастотные компоненты шума свя-
заны с монопольными источниками, в то время как более высо-
кие частоты исходят из других источников, вероятно связанных
с турбулентностью в сдвиговых зонах иа периферии пламени.
В работе [142] определялось соответствие между флуктуа-
циями плотности ионов, излучением света и излучением звука
для открытых пламен в однородной пронановоздушной смеси.
Измерялись: а) точечная, средняя по сечению и средняя по
объему плотности иоиов; б) средняя по сечению и средняя по
объему величины пульсаций излучения радикалов С2. Было
установлено, что результаты измерений полностью согласуются
и соответствуют колебаниям скорости тепловыделения.
В работе [143] описан особый случай шума горения — шум
высокотурбулентного пламени, для которого уровень шума мог
изменяться внезапно и значительно при малых изменениях од-
ного из определяющих параметров. Очень интенсивная турбу-
лентность генерировалась при забросах пламени и могла обус-
*) Высокое содержание водорода в бытовом газе характерно, в частно-
сти, для городов восточных штатов США. — Прим, персе.
Течения с закруткой в практических устройствах с горением
539
ловливать увеличение уровня шума более чем на 10 дБ. Шум
горения при столь интенсивной турбулентности обычно связы-
вают с нарушением стабилизации пламени, с изменениями его
формы и положения в потоке.
Акустические и неакустические колебания давления
Низкочастотные неакустические колебания поддерживаются
периодическим изменением параметров горения, что вызывает
изменения в уровне давления в камере сгорания и в распре-
делении характеристик смеси топлива с воздухом. Поэтому,
даже если состав топливно-воздушной смеси поддерживается
постоянным, пульсации давления будут приводить к изменени-
ям скорости горения и, следовательно, к изменениям скорости
тепловыделения С другой стороны, в топках котлов, где дав-
ление воздуха невелико, колебания во многом будут зависеть
от изменений в поле характеристик смешения, которые возни-
кают вследствие того, что возрастание давления при горении
сравнимо с перепадом давления, под которым подводится воз-
дух, и вызывает колебания расхода подводимого воздуха.
В результате тепловыделение будет меняться из-за цикличе-
ских изменений состава смеси.
Но в случае акустических колебаний пробегаиие акустиче-
ской волны через систему в прямом и обратном направлениях
быстро приводит к образованию стоячих волн и достижению
равновесного состояния, при котором энергия, подводимая от
пламени, уравновешивается ее диссипацией. Для достижения
острого резонанса пламя должно располагаться вблизи пучно-
сти стоячей волны давления, и в потоке тепла от пламени
должна быть составляющая, колеблющаяся в фазе с колеба-
ниями давления. Колебания могут быть такого же типа, как
в органных трубах, или же типа колебаний в резонаторе
Гельмгольца. Соответствующие основные резонансные частоты
определяются соотношениями
. (2л—1) с
1 4 (бе 4- Lc)
f =______02.____
' 2(Le + Lc)
для трубы с одним открытым концом, когда иа ее
длине помещается 1/4 длины волны:
для трубы с двумя открытыми концами, когда на ее
длине помещается 1/2 длины волны;
для резонатора Гельмгольца.
также влияние температуры, связанное со
Важно отметить
скоростью звука
a==WT/M)™
540
Глава 6
Здесь Le и Лс — длина и площадь сечения трубы, Lc и Vc —
длина и объем зоны горения, и — номер моды и гармоники
колебаний, у — отношение теплоемкостей (показатель адиаба-
ты), R — универсальная газовая постоянная, Т — абсолютная
температура, М — молекулярная масса.
Методы демпфирования, применяемые для подавления не-
акустическнх и акустических колебаний, основаны на том,что-
бы увеличивать потерн давления в пучностях и способствовать
появлению импульсов давления со сдвигом по фазе на 180°.
Потери давления создаются с помощью отверстий, распола-
гаемых в зонах пучностей с максимальными амплитудами ко-
лебаний давления. На практике небольшое приоткрывание
люка для наблюдений часто приводит к устранению колебаний
в топке. Для комбинирования воздействия отверстий с воздей-
ствием, связанным с изменением состава смеси в камере от-
верстия могут соединяться с герметической емкостью с элас-
тичными или жсткими стенками, заполняемой звукопоглоща-
ющим материалом. Вообще говоря, когда есть возможность
надлежащим образом расположить отверстия в стенках каме-
ры сгорания, оии дают требуемый эффект. Отверстия должны
располагаться в зоне пучности давления с погрешностью, ие
превышающей '/ю длины волны колебаний с резонансной ча-
стотой. Диаметр отверстия нет необходимости делать больше,
чем 0,067... 0,1 диаметра камеры, ио ои должен, однако,
превышать толщину стенки камеры. Средний расход газа че-
рез отверстия и, следовательно, средний перепад давления на
отверстиях являются важными характеристиками, и существу-
ет оптимальная с точки зрения демпфирования величина пере-
пада.
Демпфирующая труба размером, вмещающим четверть дли-
ны волны, может располагаться вблизи пучности давления, с
тем чтобы подавлять колебания. Импульс давления, прошед-
ший в трубу длиной в четверть волны, отражается от ее за-
крытого конца и возвращается в камеру с задержкой на по-
ловину периода. В этот момент колебания давления в камере
находятся в противофазе с отраженным импульсом, так что иа
входе в демпфирующую трубу имеет место разрежение. Когда
отраженный импульс попадает в зону разрежения, происхо-
дит гашение колебательной составляющей давления в ка-
мере.
Можно также использовать препятствия, взаимодействую-
щие с определенными модами колебаний нли повышающие ми-
нимальное значение собственной частоты колебаний. Часто ко-
лебания удается уменьшить, удаляя зону горения от пучности
давления посредством увеличения длины пламени (что обычно
достигают посредством затягивания процесса смешения нли за
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 541
счет снижения интенсивности процесса горения). В некоторых
случаях, когда колебания являются следствием неудовлетвори-
тельного перемешивания топлива с воздухом, помогает изме-
нение конструкции горелки. Иногда наблюдается акустическое
взаимодействие между камерой сгорания и выходным устрой-
ством, и к устранению колебаний приводит небольшое измене-
ние размеров камеры. Уменьшение проходного сечения выхлоп-
ного устройства часто оказывается эффективным для ликвида-
ции резонанса на четвертьволновых модах.
6.J. ШУМ, ВЫЗЫВАЕМЫЙ НЕУСТОЙЧИВОСТЬЮ ГОРЕНИЯ
Типы неустойчивости
Низкочастотные колебания большой амплитуды в промыш-
ленных и бытовых камерах сгорания, безусловно, нежелатель-
ны, так как они помимо связанного с ними шума сопровожда-
ются достаточно большими пульсациями давления, чтобы вы-
звать повреждение камеры и сопряженных с ней устройств.
В промышленных топках и камерах для стабилизации пламе-
ни обычно применяют закрутку потока, и часто возникающая
неустойчивость резонансного типа, очевидно, связана с этим
классом устройств.
Неустойчивость горения в камерах сгорания, котлах и топ-
ках в прошлом традиционно изучалась изолированно от других
аспектов рабочего процесса. Некоторые из исследований имели
целью установить сходство между различными типами явлений
неустойчивости. В камерах, котлах и топках можно выделить
три основные формы неустойчивости, которые могут быть оха-
рактеризованы следующим образом [144J:
1) неустойчивость процесса в камере, непосредственно свя-
занная с геометрией и акустическими характеристиками каме-
ры сгорания;
2) неустойчивость процесса в системе в целом, характери-
зующася наличием взаимодействия между динамическими
свойствами горения и остальными компонентами системы;
3) внутренняя неустойчивость, свойственная только процес-
су реагирования топлива и воздуха.
Из перечисленных разновидностей неустойчивость системы
и неустойчивость камеры часто встречаются в промышленных
и бытовых устройствах с горением. Внутренняя неустойчивость
связана с процессами, независимыми от свойств самого устрой-
ства, и может зависеть, например, от особенностей кинетики
горения. Такого рода неустойчивость наблюдается, как прави-
ло, только в ракетных двигателях, отличающихся особо высо-
кой интенсивностью горения.
542
Глава 6
Неустойчивость процесса в камере сгорания
Колебания, связанные с процессами непосредственно в ка-
мере сгорания, относятся к трем типам неустойчивости — акус-
тической, детонационной и гидродинамической. При акустиче-
ской неустойчивости колебания вызваны распространением по
объему камеры акустических волн, их частоты определяются
геометрией камеры, импедансами ее входного и выходного се-
чений, а также величиной средней скорости звука в среде, за-
полняющей камеру. Неустойчивость процесса горения, связан-
ную с распространением волн со ступенчатым изменением па-
раметров в их фронтах, представляющих собой ударные или
детонационные волны, называют ударной или детонационной
неустойчивостью и также наблюдают в практических устрой-
ствах. Последний тип неустойчивости в данной категории вы-
зывается различными гидродинамическими явлениями, которые
приводят к тому, что горение в камере сгорания или в топке
возникает лишь периодически. Эта, называемая гидродинами-
ческой, неустойчивость связана с определенной структурой те-
чения.
Акустическая неустойчивость
Камера сгорания и ее входные и выходные устройства мо-
гут быть охарактеризованы с акустической точки зрения с по-
мощью данных о их сопротивлении и реактивности, которыми
определяются частоты колебаний, возбуждающихся в камере.
Отсюда следует, что акустическая система из поступающего в
иее широкополосного шума может «выбирать» и усиливать
определенные узкие полосы частот, значения которых зависят
от сложного взаимодействия акустических воли различных мод
с геометрией всей системы. Усиление колебаний на какой-либо
частоте происходит тогда, когда скорость поступления энергии
к данной моде колебаний (осуществляемого механически или
конвективно) превосходит скорость диссипации энергии.
При горении акустическая энергия генерируется из-за коле-
баний скорости тепловыделения. Если колебания давления в
свою очередь воздействуют на скорость тепловыделения в ка-
мере сгорания, то может установиться обратная связь. В слу-
чае, когда колебания давления происходят в фазе с колеба-
ниями скорости тепловыделения, возможно накапливание энер-
гии в определенной акустической моде. В системе с непрерыв-
ным подводом воздуха и топлива на тепловыделение влияют
следующие факторы [145]:
1) регулярные колебания давления в пламенах в газовых
средах [146] и в меньшей степени в пламенах в факеле
распыленного топлива [147];
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 543
2) изменения площади в зоне оконечности фронта пламени
вследствие колебаний скорости газа в пограничных
слоях 1148];
3) изменения в характеристиках смешения вследствие того,
что колебания скорости газа воздействуют на траекто-
рии капель топлива и вызывают изменения местных
составов смеси, а диффузионные пламена вообще чув-
ствительны к возмущениям, возникающим в поле сме-
шения, в результате чего в обоих случаях скорость
тепловыделения будет изменяться; аналогичная ситуа-
ция имеет место при возмущении пламени вихрями,
срывающимися со стабилизаторов.
О существовании акустических колебаний, поддерживаемых
колебаниями тепловыделения, известно уже давно [149, 150].
Гипотеза о механизме таких колебаний была выдвинута еще
Рэлеем ] 103, 151]. Согласно предложенному им критерию,
рассмотренному в предыдущем разделе, колебания возникают
в газовой среде, когда тепловыделение периодически изменяет-
ся в фазе с изменениями давления. В последене время этот
критерий был модифицирован и выражен в простой математи-
ческой форме, которая для идеального газа выглядит следую-
щим образом:
где Еа — энергия, диссипируемая на протяжении одного цикла,
h — колебательная составляющая тепловыделения (или отвода
тепла), р — звуковое давление, у — показатель адиабаты (от-
ношение удельных теплоемкостей Сг,/С\). Приведенное уравне-
ние применимо только к системам с нулевым средним расхо-
дом вещества (т. е. в отсутствие потока газа). Чтобы учесть
влияние конвекции, можно записать общее соотношение для
случая наличия потока газа, которое в первом приближении и
для изэнтропических граничных условии будет выглядеть как
₽? +p(ut>)v]^ *sEd,
где (...) означает осреднение по времени, v — акустическая
скорость, и — средняя скорость потока, р — средняя плотность
газа, с — средняя скорость звука, А — средняя площадь по-
верхности, разграничивающей продукты горения и исходный
газ, Ed — средняя по времени величина диссипируемой энергии.
Оба приведенных уравнения устанавливают соотношение пара-
метров, в соответствии с которым возникновение колебаний
зависит от того, превышает ли генерируемая акустическая
энергия ее потери за счет диссипации или не превышает.
541
Глава 6
Амплитуда возникших колебаний будет увеличиваться до тех
пор, пока генерация волновой энергии превышает диссипацию.
Из изложенного следует, что ответ на вопрос о том, какая
именно мода колебаний возбуждается наиболее легко, зависит
от положения зоны выделения (или стока) тепла. В камерах
сгорания промышленных или бытовых топок, где тепло, как
правило, выделяется вблизи входа в камеру, чаше всего воз-
буждаются продольные моды колебаний [152], хотя иногда
наблюдается раскачка тангенциальных или радиальных мод,
которые для своего возбуждения требуют, чтобы тепло выде-
лялось вблизи оси или у стенок камеры сгорания.
Явления акустической неустойчивости обычно наблюдаются
в горелках туннельного типа [153].
Детонационная неустойчивость
Детонационная неустойчивость обычно встречается в жидко-
стных ракетных двигателях и иногда в твердотопливных дви-
гателях, она характерна в основном для систем с высокой
интенсивностью процесса горения. Это условие препятствует воз-
никновению такого рода неустойчивости в промышленных ка-
мерах сгорания и топках Волны с крутым нарастанием давле-
ния на фронте обычно распространяются со звуковыми или
сверхзвуковыми скоростями, и наблюдаемые частоты колеба-
ний близки к акустическим. В ракетных двигателях наряду с
продольным распространением таких волн наблюдается также
тангенциальное или спиральное их распространение Посколь-
ку нет сведений об их возникновении в камерах сгорания про-
мышленных или бытовых топок, а также газотурбинных двига-
телей и установок, то неустойчивость этого типа в дальнейшем
рассматриваться не будет.
Гидродинамическая неустойчивость
Неустойчивость такого типа возникает вследствие особен-
ностей течения, приводящих к тому, что горение в камере воз-
никает периодически. Она связана с определенной структурой
потока, часто характеризующейся образованием вихрей.
В работе [149] сообщалось о том, что когда вихри распро-
страняются от фронта пламени с частотами, совпадающими
или превышающими в нечетное число раз собственные акусти-
ческие частоты камеры, может возникать резонанс. В услови-
ях, когда механизм формирования и отрыва вихрей чувствите-
лен к пульсациям давления, при появлении акустических коле-
баний может возникнуть обратная связь, в результате чего
амплитуда пульсаций давления возрастет еще больше.
Течения с закруткой л практических устройствах с горением 545
Вихреобразование наблюдается во многих типах топок, на-
пример в вертикальных, работающих на сырой нефти [154].
Движение газов в топке образует вблизи места впрыска топ-
лива вихревую зону, в которую вовлекаются продукты сгора-
ния и свежие реагенты. Эта зона рециркуляции в начальный
момент впрыска топлива полностью стратифицирована, но по-
степенно становится все более и более однородной После вое
пламенения в ней смеси волна давления распространяется от
рециркуляционной зоны по всей камере. Если при этом не
происходит возбуждение акустических колебаний, то следую-
щая волна давления появится по прошествии промежутка вре-
мени, необходимого для повторного заполнения рециркуляцион-
ной зоны горючей смесью. Гидродинамическая неустойчивость
обнаруживалась и в твердотопливных ракетных двигателях
[155| Как следует из гл. 4 и 5, гидродинамическая неустойчи-
вость проявляется также в различного рода закрученных по-
токах Она обнаруживается по образованию в поле течения вих-
рей. которые могут вызвать проблемы, связанные с устойчи-
востью ]154—162).
Неустойчивость системы в целом
Для этой второй категории характерно взаимодействие
между процессами, происходящими в камере сгорания, и про-
цессами в остальных элементах системы Практические устрой-
ства с горением включают в себя самые разные элементы,
каждый из которых имеет присущие ему динамические харак-
теристики. Поэтому каждому компоненту системы свойственно
некоторое конечное время запаздывания, с которым он реаги-
рует на поступающие в пего возмущения, вызывая тем самым
зависящие от частоты входящего импульса сдвиг фазы и изме-
нение амплитуды в возмущениях, выходящих из рассматривае-
мого компонента. Неустойчивость появляется тогда, когда
импульсы давления, возникшие в некоторой точке системы, со-
здают в результате накапливания задержек в различных ком-
понентах системы определенный энергетический потенциал ко-
торый оказывается в фазе со следующим импульсом давле-
ния Неустойчивость всей системы наблюдается для большого
количества типов практических устройств с горением и низ-
кочастотные колебания в диапазоне частот от 20 до 400 Гц,
как правило, связаны именно с этой категорией неустой-
чивости.
Поскольку неустойчивость системы определяется взаимодей-
ствием всех ее компонентов, необходимы соответствующие ме-
тоды исследования устойчивости различных вспомогательных
устройств и механизмов. Поэтому для каждого компонента
18 Зак. 334
546
Г лава &
должны быть идентифицированы передаточные функции (де-
кременты затухания колебаний) и оценена устойчивость с по-
мощью критериев, предложенных в работах [163- 166] Темне
менее в настоящее время еще невозможно для данного набора
компонентов системы оценить фазовые сдвиги, устанавливаю-
щиеся между входящими и выходящими из компонентов им-
пульсами давления. В связи с этим целесообразным оказыва-
ется экспериментальное определение декрементов колебаний
методом малых возмущений. Исчерпывающий обзор экспери-
ментальных и теоретических исследований, касающихся неус-
тойчивости систем в целом, приведен в работе [167].
В работе [168] изучалась неустойчивость данного типа для
горелок со струйными форсунками с целью определения вза
имодействия между колебаниями давления в камере сгорания
и в системе подвода воздуха с низким уровнем давления. Был
сделан вывод о том, что влияние изменения в расходе подава-
емого топлива и колебаний давления газа на горение факела
распыленного топлива пренебрежимо мало, если только это не
приводит к изменению состава горючей смеси.
Следует, однако, подчеркнуть, что каждый компонент си-
стемы имеет одинаково важное значение, а неустойчивость
обусловлена их взаимодействием, и не может быть приписана
какому-либо одному из них. Чтобы предотвратить усиление
случайных возмущений потока, следует принять соответствую-
щие меры, направленные на уменьшение как степени увеличе-
ния амплитуды, так и фазового сдвига.
Внутренняя неустойчивость
В этой последней категории, которую довольно трудно оха-
рактеризовать наглядно, неустойчивость не зависит от парамет-
ров камеры сгорания, а связана только со свойствами реаген-
тов и может, например, зависеть от особенности кинетики ре-
акций горения. Это означает, что система уравнений реакций,
описывающих кинетику процесса горения, должна иметь неус-
тойчивые решения.
Внутренняя неустойчивость может проявляться в различных
формах, поскольку она специфична для тех или иных реаген-
тов. Возникающие пульсации трудно наблюдаемы и редко бы-
вают когерентными, но могут раскачать определенные моды
акустических колебаний в камере или в системе в целом Од-
нако никаких доказательств возникновения этой категории не-
устойчивости в топках или камерах сгорания в имеющихся
публикациях нет, поэтому данная разновидность неустойчиво-
сти также подробно не рассматривается.
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 547
Неустойчивость, свойственная закрученным потокам
Данный вопрос уже подробно обсуждался в гл 4 и 5.
Главное состоит в том, что трехмерная нестационарная неус-
тойчивость, называемая прецессией вихревого ядра, может воз-
никать в самых разных формах, причем возбуждение, или
демпфирование, колебаний, их частота и амплитуда существен-
но зависят от типа горения. Радиально-осевые вихри или ко-
герентные структуры также связаны с ПВЯ и могут привести
к неустойчивости. И ПВЯ. и радиально-осевым вихрям сопут-
ствуют образования рециркуляционных зон [169].
Распад вихрей при малых числах Рейнольдса и малых зна-
чениях параметра закрутки представляет собой еще одну по-
тенциальную проблему, так как изменения происходящие с
крупными структурами потока, могут приводить к возникнове-
нию неустойчивости.
Возбуждение акустических колебаний в камерах сгорания
с закруткой потока
Когда частота прецессии вихревого ядра совпадает с часто-
той собственных акустических колебаний камеры сгорания,
топки и т. п., происходит возбуждение колебаний. Установле-
ние обратной связи между вызванной закруткой неустойчиво-
стью и акустическими колебаниями демонстрировалось экспе-
риментально присоединением резонирующих полостей (труб) к
камерам с закруткой, в которых отмечалось возникновение
ПВЯ [112]. Изучался только сам факт возбуждения или демп-
фирования прецессии при осевом или тангенциальном подво-
дах топлива в горелку. Предварительное смешение топлива и
воздуха создает короткое интенсивное пламя и увеличивает
как амплитуду, так и частоту прецессии вихревого ядра Пла-
мена, стабилизированные в закрученном потоке топливно-воз-
душной смеси, в промышленных топках практически не встре-
чаются и не представляют с этой точки зрения особого инте-
реса.
Изменение частоты колебаний в зависимости от длины ре-
зонаторной трубы при осевом подводе топлива [112] показано
на рис. 6.59. Измеренная в камере частота прецессии вихрево-
го ядра совпадала с резонансной частотой присоединенной
трубы при длине этой трубы 90... 97 см. В этом случае
ожидалось увеличение интенсивности колебаний давления в
камере Действительно, при длине резонаторной трубы 97 см
был отмечен пик интенсивности колебаний (рис. 6.60) Второй
пик при длине трубы 130. .. 140 см, наблюдавшийся при
эквивалентном отношении <р= 1,3... 1,5 (рис. 6.60), также
18»
548
Глава 6
Pitc. 6.59. Влияние длины L резонирующей трубы, присоединенной к выход-
ной части камеры сгорания (рис. 4.2. а, размеры уменьшены в 5 раз), на ча-
стота колебаний давления при осевом поаводе топлива (природного газа)
[П21
/ — резонансная частота трубы; 2—места пересечения кривых, соответствующих ре-
зонансу.
Рис. 6.60. Зависимость интенсивности звуковых колебаний от длины резона-
торной трубы, присоединенной в выходной части камеры сгорания (рис. 4,2. а.
Размеры уменьшены в 5 раз), при осевом подводе топлива (природного газа)
U2J.
Течения с закруткой в практических устройствах с горением 549
хорошо согласуется с данными рис. 6.59, где при указанных
длинах трубы измеренные в камере частоты вновь были близ-
кими к резонансной частоте присоединенной трубы. Аналогичные
данные получены и при тангенциальном подводе топлива в
камеру.
Низкочастотные колебания давления большой амплитуды
наблюдались и во многих камерах сгорания промышленных
установок, в которых использовалась закрутка потока для ста-
билизации пламени. В ряде случаев было установлено, что
именно ПВЯ было причиной возникновения колебаний.
Способы разрыва обратной связи
при вызванных ПВЯ колебаниях давления
в камерах сгорания с закруткой потока
Как было показано выше, прецессия вихревого ядра в ка-
мере сгорания может приводить к низкочастотным акустиче-
ским колебаниям давления большой амплитуды. Для подавле-
ния этих колебаний существует целый ряд способов. Примене-
ние в камере четвертьволновых резонаторов и звукопоглощаю-
щих экранов [149] позволяет подавлять уже возникшие коте-
бания и не затрагивает причину их возникновения.
Кроме того, имеются методы подавления прецессии вихрей
и методы, обеспечивающие рассогласование частоты прецессии
вихревого ядра и частоты собственных колебаний газа в каме-
ре. Камеры сгорания с регулируемыми завихрителями и цик-
лонными горелками [170—172], а также камеры с большим
числом концентрических завихрителей [140], по-видимому, мо-
гут позволить разрывать обратную связь при возникновении
колебаний без какого-либо снижения интенсивности процессов
смешения. В последней из упомянутых камер не было обнару-
жено никаких признаков ПВЯ при самых разных способах
подвода топлива и воздуха в камеру. Наличие на входе в ка-
меру внезапного расширения канала и укороченные закручива-
ющие устройства также ускоряют процесс диссипации ПВЯ
[112, 173]. Разрыв обратной связи достигается и посредством
изменения физических параметров, например состава смеси,
степени форсирования камеры, способа подвода топлива и т. п.
В многогорелочных камерах сгорания рекомендуется в сосед-
них горелках создавать противоположное направление закрут-
ки потока. Во всех случаях, когда это возможно, следует ана-
лизировать потенциальные предпосылки для возбуждения аку-
стических колебаний еще на стадии проектирования камер
сгорания.
Литература
К ГЛАВЕ 1
1. Stambuleanu A., Flame combustion processes in Industry, Abacus Press,
Tunbridge Wells, England, 1976.
2. Gupta A. K., Lilley D G., Flow field modeling and diagnostics. Abacus
Pi ess, Tunbridge Wells, Engiand, 1983.
3. Beer J M., Chigier N. A., Combustion aerodynamics, Applied Science,
London and Halsted-Wiley, New York, 1972.
4. Kanury A. M., Introduction to combustion phenomena, Gordon and Breach
New York, 1975.
5. Liliey D. G., AlAA Journal, t5, 8, August, p. 1063 (1977) [Имеется пере-
вод: Лилли. Обзор работ по горению в закрученных потоках. — Ракетная
техника и космонавтика, 1977, № 8, с. 119-1
6. Syred N., Beer J. М., Combustion and Flame, 23, p 143 (1974).
7. Putnam A. A., Flame Res. Comm., 18, January (1967).
8. Beer J. М.» /. Inst. Fuel, 45, July, p. 370 (1972).
9. Bradshaw P, Effects of streamline curvature on turbulent flow AGARD-
AGO 169, August, 1973.
10. Murthy S. N., Survey of some aspects of swirling flow's, ARL-71-0244 and
HTIS-AD737381. 1971.
11. Lewellen W. S., A review of confined vorlex flows, NASA-CR-1722, 1971.
12. Spalding D B., J. Inst. Fuel, 44, April, p. 196 (1971).
13. Fletcher R. S. (course organiser). Gas turbine combustion, short course at
Cranfield Inst, of Tech., Bedford, England May 14—18, 1973 (revised and
repeated annualy).
14. Bracco F. V (issue editor). Special issue on Stratified Charge Engines,
Comb. Sci. and Tech., 8, 1 and 2, p. 1 (1973).
15. Boni A. A., Gelinas R. J., Ludw’ig С. B., National combustion applied re-
search and development plan, SAI-75-637-LJ, Science Applications Inc.,
La Jolla, Calif., August. 1975, revised March, 1976.
16. Chigier N. A., Chervinsky A., Trans. ASME Series E., J. Appl. Mechanics,
34, p. 443 (1967). See also: Gupta A. K., MSc Thesis, Southampton Univ.'
Southampton, England, 1970.
17. Chigier N. A., Beer J. M., /. of Basic Eng., 86, 4, December, p. 788 (1964).
18. Beltagul S. A., Maccallum N. R. L., /. Inst. Fuel, 49 (1976).
19. Mather M. L., Maccalum N. R. L., J. Inst. Fuel, 40, May, p. 214 (1967).
20. Rose W. G., Trans. ASME 841, J. Applied Mechanics, 29, p. 615 (1962).
21. Gore R. W., Ranz W. E., A. 1. Chem E. Journal, 10, 1, p. 83 (1964).
22. Morton B. R., Progress In Aeronautical Sciences, 7, p. 145 (1966).
23. Emmons H. W, Ying S J., 11th Symposium (Int.) on Combustion, p. 475
(1967)
24. Syred N. Beer J. M., Chigier N. A., Proc, of Salford Symp. on Internal
Flows. Inst, of Meeh Eng., London, p. B27 (1971).
25. Lilley D. G., Int. J. Computers and Fluids, 4, p. 45 (1976).
26. Lilley D. G., AlAA Journal, 14, 5, May, p. 547 (1976) [Имеется перевод:
Лилли. Простой метод расчета скоростей и давления в сильно завихрен-
ных течениях. — Ракетная техника и космонавтика, 1976, № 6, с. 57 ]
Литература 551
27. Syred N., Chigier N. A., Beer J M., 13th Symposium (Int.) on Combus-
tion Inst, Pittsburgh. Pa., p 617 (1971).
28. Chigier H A., Dvorak К.» 15th Symposium (Int.) on Combustion, The
Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., p. 573 (1975).
29. Lockwood F. C., El Mahal lawy F. M., Spalding D. B., Combustion and
Flame, 23, p. 283 (1974).
30 Chigier N. A., Apak G., 2nd European Symposium on Combustion, p. 684,
Orleans, France I—5, September, 1975
31. Beer J. M., Lee K. B_, 10th Symposium (Int.) on Combustion, p. 1187, The
Combustion Inst., Pitsburgn, Pa., 1965.
32. Beer J. M, Chigier N A., /. Inst. Fuel, 42, Decembet, p. 443 (1969).
33. Baker R J., Huchinson P„ Khalil E. E., Whitelaw J. H., I5th Symposium
tint.) on Combustion, p 553, The Combustion Ins., Pittsburgh, Pa.s 1975.
34. Owen F K_, AlAA Paper 76-33, Washington D. C„ 1976.
35. Bowman С. T, Cohen L. S., Influence of aerodynamic phenomena on pol-
lutant formation in combustion, 1, Experimental resuits. Report No. EPA-
650/2-75-061 a UTRC, East Harford. Conn., July, 1975.
36. Neidzwiecki R. W„ Juhasz A. J., Anderson D N_, Performance of a swirl-
can primary combustor to outlet temperatures of 3600°F (2256 K). NASA
TM X 52902, September, 1970
37. Jones R. E., ASME Paper No. 73-WA/Aero-2, Detroit, Mich., 11—15, No-
vember, 1973.
38. Niedzwiecki R. W., Jones R. E., AlAA Journal, t2, 6, June, p. 844 (1974).
39. Biaglow J. A., Trout A. M., Performance and pollution measurements of
two-row swirl-can combustor having 72 modules, NASA TM X-3170, Jan.,
1975.
40. Mularz E. J., Wear J. D_, Verbulecz P W., Exhaust pollutant emissions
from swirl-can combustoi module arrays at parametric test conditions,
NACA TM X-3237, June, 1975.
41 Diehl L. A.,Biaglow J. A, ASME Paper No. 76-GT-10, New Orleans, La.,
March 21—25, 1976.
42 Roberts P. B., Shekleton J. R., White D. J., Butze H. F., ASME Paper No.
76 GT-12, New Orleans, La., March 21—25, 1976.
43 Fenimore С. P., 13th Symposium (Int.) on Combustion Inst., p. 373, Pitts-
burgh, Pa., 1971.
44. Blauw’ens J., Smets B., Peeters J., 16th Symposium (Int.) on Combustion,
p. 1055, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1977.
45 Nelson H. F., AlAA Journal, 14, 9, September, p. 1177 (1976).
46. Sadakata M., Веёг J. M., 16th Symposium (Int.) on Combustion, p. 90,
The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa, 1977.
47. Lefebvre A. H., 1.5th Symposium (Int.) on Combustion, p 1169, The Com-
bustion Inst., Pi sburgh, Pa., 1975.
48 Heap M. P., Lowes T. M., Walmsley R_, 1st European Symposium on
Combustion, Sheffield, England, 16—21, September, 1973, p. 493, Wein-
berg F J. (ed ), Academic Press, London, 1973.
49. Heap M. P., Lowes T. M., Walmsley R., 14th Symposium (lot.) on Com-
bustion. p. 883, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1973.
50. Lewis G D., Centrifugal-force effects on combustion, 14th Symposium
(Int) on Combustion, p. 413, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa.. 1973.
51. Lewis G. D., AlAA Paper No. 73-1250, Las Vegas, Nevada, 5—7, Novem-
ber, 1973.
52. Leu'is G. D., Smith C. E„ Investigation of centrifugal force and Reynolds
number effects on combustion precesses, AFOSR-TR-75-1167, 1975.
53 Clements T. R., Effect of swirling flow on augmentor performance: Phase
I and II. NASA CR-134639, 1974, and NASA-CR 135024, 1976.
54. Mestre A., Proc, of ASME Fluid Meeh of Combustion Conf., p. 89, Mont-
real, 1974.
552 Литература
55. Mestre A., Benoit A., 14th Symposium (Int.) on Combustion, p. 413, The
Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1973.
56 Chigier N. А., Веёг J. M., Grecov D., Bassindale K., Combustion and Fla
me, 14, p. 171 (1970).
57. Beer J. M., Chigier N. A., Davies T. W._ Bassindale K., Combustion and
Flame, 16, p. 39 (1971).
58. Penner S. S., Astronautica Acta, 17, p. 351 (1972/.
59. Martin D. T., Gouldin F. C., Yetter R. A., Preliminary evaluation of vor-
tex breakdown stabilized combustoi, Papei presented at the ESS/C1 Fall
Meeting, New York, 6—7, November, 1975.
60. Yetter R. A., Gouldin F. C., Exhaust gas emmissions ol a vortex break-
down stabilized combustor, Paper No. 76-33 presentd at WSS/CI Fall
Meeting, La Jolla, Calif., 18—20, October, 1976.
61. Syred N., Beer J. M., I4th Symposium (Int.) on Combustion, p. 537, The
Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1973.
62. Syred N., Beer J. M., Astronautica Acta, 17, p. 783 (1972).
63. Syred N., Gupta A. K., Beer J. M., 15th Symposium (Int.) on Combustion,
p. 587, The Combustion Inst,, Pittsburgh, Pa., 1975.
64. Gupta A. K., Beer J. M., Swithenbank J., 16th Symposium (Int.) on Com-
bustion Inst., p. 79, Pittsburgh, Pa, 1977.
65. Beer J. M., Combustion, 37, p. 27 (1965).
66. Chigier N. A., Application of model results to design of industrial flames.
Proc, of 4th Symposium of Flames and Industry, p. 5, held at IC, Lon-
don, 19—20, September. 1972.
67. Goulard R. (ed.), Combustion Measurements in Jet Propulsion Systems.
(A Project Squid Workshop). Report No. PU-R1-76, Purdue Univ., West
Lafeyette, la., 1976.
68. Spadaccini L. J., McVey J. B., Kennedy J. B., Owen F. K., AIAA Paper No.
77—53, Los Angeles, Calif., 24—26, January, 1977.
69. Owen F. K., AIAA Paper No. 77—215. Los Angeles, Calif., 24—26, Janua-
ry, 1977.
70. Styles A. C., Chigier N. A., 16th Symposium (Int.) on Combustion, p. 619,
The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1977.
71. Khalil E. E.. Whitelaw J. H., 16th Symposium (Int.) on Combustion,
p. 569, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa.. 1977.
72. Khalil К. H., El-Mahallawy F. M., Moneib M. A., 16th Symposium (Int.}
on Combustion, p. 145, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., f977.
73. Khalil К. H., El-Mahallawy F. M., AIAA Paper No. 77—219, Los Ange-
les, Calif., 24—26, January, 1977.
74. Tuttle J. H., Colket M. В, Bilger R. W., Mellor A. M., 16th Symposium
(Int.) on Combustoin, p. 209, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1977.
75. Wroblewska V-, Zelkowski J., Wojcicki S., 16th Symposium (Int.) on Com-
bustion, p. 401, The Combustion Inst., Pitsburgh, Pa., 1977.
76. Chigier N. A. (ed.), Progress in Energy and Combustion Science, 1976.
77. Caretto L. S., 14th Symposium (Int.) on Combustion, p. 661. The Combus-
tion Inst., Pittsburgh, Pa., 1973.
78. Lilley D. G., Journal of Energy, 4, July—August, p. 193 (1979).
79. British Flames Res. Comm, and Inst, of Fuel. Predictive Methods for In-
dustrial Flames, 4th Symposium of Flames and Industry, held at I. C.>
London, 19—20, September, 1972.
80. Boni A. A. (Chairman), SAI/NSF(RANN), Workshop on the Numerical
Simulation of Combustion for Application to Spark and Compression Igni-
tion Engines, held in La Jolla, Calif., 23—25, April, 1975.
81 Lilley D. G„ Acta Astronautics, 1, 9, September, p. 1129 (1974).
82 Lilley D. G, AIAA Paper Ho 74—527, Palo Alto, Calif., 17—19, June,.
1974.
83. Steward F. R.. Tennankore K. N., 16th Symposium (Int.) on Combustion^
p. 1593, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1977.
Литература
553
84. Khalil Е. Е., Spalding D В., Whitelaw J. H., Int. J. Heat Mass Trans.,
18, p. 775 (1975).
85 Hutchinson P., Khalil E. E_, Whitelaw J H., AIAA Paper No. 77—50, Los
Angeles, Calif., 24—26, January, 1977.
8b Lilley D G., AIAA Journal, l4, 6, June, p. 749 (1976).
87 Novick A. S., Miles G. A., Lilley D G., J. of Energy, 3, 2. March — April,
p. 95 (1979).
88 Rhode D L. Lilley D. G_, McLaughlin D. K., Paper at ASME Fluid Me-
chanics of Combustion System, p. 257, Boulder, Colorado, 22—23, June,
1981.
89 Patankar S. V., Spalding D. B, 14th Symposium (Int.) on Combustion,
p. 604, The Combustion Inst., Pitlsburgh, Pa., 1973.
90. Patankar S. V., Spalding D. B., Simultaneous predictions of flow pattern
and radiation lor three-dimensional fiamcs, Report No. HTS/73/39. Dept,
of Mechanical Eng., 1. C_, London, 1973.
91. Spalding D B., Paper presented at AGARD Propulsion and Energetics
Panel, Liege, Belgium, April 1—2, 1974.
92. Serag-Eldin M. A., Spalding D. B., Computations of three-dimensional gas-
turbine combustion chamber flows, Trans. ASME J. of Engng for Power,
101, July, p. 326 (1979).
93. Gupta A. K., Swithenbank J., Beer J. M., Inst. Fuel, December, p. 163,
1977.
94. Merzkirch W., Flow visualization, Academic Press, London, 1976.
95. Durst F„ Melling A., Whitelaw J. H., Principles and practice of laser-dopp-
ler anemometry, Academic Press, London, 1976.
96. Combustion measurements, A Project SQUID Workshop, S. N. B. Murty
(ed.), Purdue University, Hemisphere Publishing Corporation, 1975.
97. Laser Raman gas diagnostics, A Project SQUID Workshop, M. Lapp,.
С. M. Penney (eds.), Plenum Press, 1974. _
98. Laser velocimetry and particle sizing, H. D. Thompson, W. H. Stevenson
(eds.). Hemisphere Publishing Corporation, 1978.
99. Vest С. M., Holographic interferometry, John Wiley and Sons, New York,
1979.
100. Gaydon A. G„ The spectroscopy of flames, Chapman and Hall, London,
1974.
101. Laser probes for combustion chemistry, ACS Symposium Series, David and
Crossley (eds.), 134, 1980.
102. Edelman R. B., Harsha P. T. Current Status ol Laminar and Turbulent
Gas Dynamics in Combustors, 1977 Spring Tech, Meeting Cent. States
Sec. of the Combustion, Inst. NASA Lewis Res. Center, 28—30, March,
1977.
103. Combustion Technology: Some Modern Developments, Palmer H. B.,
Beer J. M. (eds.). Academic Press, New York, 1974.
104. Heat Transfer in Flames, Afgan N. H., Beer J. M. (eds.), Scripta Book
Co. (Hemisphere — Wiley), Washington D. C., 1974.
105. Emissions from Continious Combustion Systems, Cornelius A., Ag-
new W G. (eds.), Plenum Press, New York, 1972.
106. Fluid Mechanics of Combustion, Dussourd J. L., Lohmann R. P., Uram E. M.
(eds.) (Papers presented at conference held in Montreal, Canada, May
13—15, 1974) ASME Book No. 100034.
107. Turbulent Mixing in Nonreactive and Reactive Flow' (A Project Squid
Workshop), Murthy S. N. B. (ed ). Plenum Press, New York, 1975.
108. Boni A. A. (Chairman), SA1/NSF(RANN) Workshop on the Numerical Si-
mulation of Combustion for Application to Spark and Compression Igni-
tion Engines, held in La Jolla, Calif.. 23—25, April, 1975
109. Combustion Institute/Central Slates section. Fluid Mechanics of Combus-
tion Processes, meeting held at NASA Lewis Research Center, Cleveland,,
Ohio, 28—30, March, 1977
554
Литература
ПО. ASME/Pennsylvania State Univ. Symposium on Turbulent Shear Flows,
held at University Park, Pa., 18—20, April, 1977.
111. Project SQUID(ONR) Workshop, Gas Turbine Combustor Design Prob-
lems, meeting held at Purdue Univ., W Lafayette, Indiana, 31, May-1,
June, 1978.
112. Workshop on Reciprocating Engines, meeting held at General Motors Re-
search Labs., Detroit, Michigan, 5—7, November, 1978.
113. Special Issue on Reactive Turbulence. Bracco F. V. (ed.), Combustion Sci.
and Tech., 13, 1—6 (1976).
114. Turbulent Combustion, Kennedy L. A. (ed). Progress in Astronautics and
Aeronautics, 58, Al A A, New York, 1978,
115. Basic Considerations in the Combustion of Hydrocarbon Furls with Air,
Olson W. T, (ed). Report 1300, NACA 43th Annual Report, 1975.
J 16. Bradley J. H., Flame and combustion phenomena, Methuen, London, 1969.
117. Campbell A. S., Thermodynamic analysis of combustion engines. Wiley,
New York, 1979.
J18. Wheeler R. W., Gasoline combustion — past, present and future, Paper D
P 78/212 presented at Cl/CSS Spring Technical Meeting, held at Purdue
University, W. Lafayette, Indiana, 3- 4, April, 1978.
119. Heywood J. B., Prog, in Energy and Combustion Sci., 1, p. 135 (1976).
120. Shahed S. M., Flynn P. F., Lyn W. T„ Diesel combustion: Review and
Prospects, Paper presented at Cl/CSS Spring Technical Meeting, held at
Purdue University, W. Lafayette, Indiana, 3—4, April, 1978. See also:
Henein N. A., Prog. Energy Combustion Sci., 1, p. 165 (1976).
121. Lavoie G. A., Heywood J. B., Keck J. C., Combustion Set. ana Tech. I,
p. 313 (1970).
122. Special issue on Stratified Charge Engines, Bracco F. V. (issue editor),
Combustion Sci. and Tech., 8, 1—2, p. 1(1973).
123. Blumberg P. N., Combustion Sci. and Tech., 8, 5—24, p. 5 (1973).
124. Tababzynski R. J., A Review of pollution rontrol in internal combustion
engines, Paper presented at lhe Workshop on the Numerical Simulation of
Combustion for Application to Spark and Compression Ignilion Engines
NSF/RANN Report, p. 3—79, October, 1975.
125. Diwakar R., Ph. D. Thesis, Department of Aerospace Engineering Univer-
sity of Maryland, 1977.
126. Griffin M. D., Rh. D. Thesis, Dept, of Aerospace Engineering, University
of Maryland, 1977.
127. Sirignano W. A., SAE Paper 719010 presented at the 1971 Intersociety
Energy Conversion Conference, Boston, Mass., 1971.
128. Rosentweig-Beilan, J. and Sirignano W. A., Combustion Sci. and Tech.,
8, 51—68, p. 51 (1973).
129. Bracco F. V., Combustion Sci. and Tech., 8, 69—84, p 69 (1973).
130. Bracco F. V., SAE Paper No. 741174 presented at the International Strat-
fied Charge Engine Conference, Trou. Michigan, 1974.
131. Boni A. A., Chapman M., Schneyer G. Р.» ASME Paper No. 75-WA/DGP-l,
1975
132. Gupta H. C., Bracco F. V., Westbrook C. K_, Mathematical modeling of
two-phase, unsteady, two-dimentlonal flows. Presented at the 5th Inter-
national Colloquium on Gasdynamics of Explosions and Reactive Systems,
Bourges, France, Acta Astronautica. 1976.
133. Bracco F V., Gupta H. C., Krishnamurlhy L., Santavicca D. A., Steinber-
ger R. L, Warshaw V.. Paper presented at the Automotive Exposition,
Detroit, Michigan. SAE Paper No. 760114, February, 1976.
134. Rivard W. C., Farmer C. A., Butler T. D., RICE — a computer program for
multi-component chemically reactive flows at all speeds, Los Alamos Scien-
tific Lab., Report LA 5812, November. 1974.
135. Anon, The Jet Engine, Rolls Royce, Derby, England, 1972,
Литература 555
136. Jones R. E., Prog. In Energy and Combustion Sci., 4, p. 73 (1978).
137. Petrash D. A., Diehl L. A., Jones R. Е.» Mulaiz E. J., Emission Reduction,
Part II of Aeropropulsion 1979 Conf., held at NASA-Lewis Research Cen-
ter, Cleveland. Ohio, 15—16, May, 1979.
138. Mularz E. J., A1AA Paper 79-1318, Las Vegas, Nevada. 18—20, June, 1979.
139. Szetela E. J., Lohmann R. P., Smith A. L., AIAA Paper 79-1195. Las Ve-
gas, Nev., 18—20, June, 1979.
140. Jones В., AIAA Paper 79—1196, Las Vegas, Nev., 18—20, June, 1979.
141. Bahr D. W., AIAA Paper 79-1197, Las Vegas, Nev., 18—20, June, 1979.
142. Hanloser K. J.. Cullom R.. AIAA Paper 79—1199, Las Vegas, Nev., 18—
20. June, 1979.
143. Osgerby I. T., AIAA Journal, 12, 6, June, p. 743 (1974).
144 Odgers J., AIAA Paper No. 77-52, Los Angeles. Calif., 24—26, January,
1977.
145. Mellor A. M., 17th Symposium (Int.) on Combustion, The Combustion
Inst., Pittsburgh, Pa., 1979
146. Caretto L. S„ Prog, in Energy and Combustion Sci., 1, p. 47 (1976).
147. Odgers J., 15th Symposium (Int ) on Combustion, p. 1321, The Combus-
tion Insl., Pittsburgh Pa., 1975.
148. Lefebvre A. H., 15th Symposium (Int.) on Combustion, p. 1169, The Com-
bustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1975.
149 Mellor A. M., Prog. In Energy and Combustion Sci., t, p. lit (1976).
150. Lipfert F. W., ASME Paper 72 GT 60, 1972.
151. Gradon K., Miller S. C., Paper in Combustion in Advanced Gas Turbines,
p. 45, Smith L. E. (ed_), Pergamon Press, New York, 1967.
152. Lefebvre A. H., Paper in Combustion in Advanced Gas Turbines, p. 3,
Smith I. E. (ed.), Pergamon Press, New York, 1967
153 Hammond D. C. (Jr.), Mellor А. М.» Combustion Sci. and Tech., 2, p. 67
(1970).
154. Swithenbanb J., Poll L, Vincent M. W.„ Wright D. D., 14th Symposium
(Int.) on Combustion, p. 627, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pi., 1973.
155. Mosier S. A., Robert R., Low power turbo-propulsion combustor exhaust
emissions. Vol. Ill, Analysis. AFAPL-TR-73-36, Ill, 1974.
156. Pai В R., Bartelds H., Michelfeldcr S„ Report on the M-3 Trials, Part A.
Cold Sink. An experimental investigation on the influence of operational
and design variables on heat transfer to the furnace hearth, IFRF Doc.
No. F36/a/b, 1975.
157 Pai B. R., Michelfelder S., Spalding D. B., Int. J. Heat Mass Trans., 21,
p. 571 (1978).
158. Michelfelder S, Annual Report of the Activity of the Research Station,
Ijmuiden during 1976. Doc. No. FOl/a/93, IFRF Ijmuiden. Holland, June,
1977. Repeated and updated annually.
159. British Flame Res. Comm and Inst, of Fuel. Predictive Methods for In-
dustrial Falmes. Proc, of 4th Symposium of Flames and Industry, held at
I. C„ London, 19—20, September, 1972.
160 Patankar S. V., Spalding D. B., 14th Symposium (Int.) on Combustion,
p. 604, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1973.
161. Spalding D. B., Numerical computation of practical combustion chamber
flows, Paper presented at AGARD Propulsion and Energetics Panel, Liege,
Belgium, 1—2, April, 1974. AGBED-CP-164, 1974.
162. Patankar S. V., Spalding D. В , Paper in Ref. 10, p. 73.
163. Beer J. M., J. Inst. Fuel, 45, July, p. 370 (1972).
164. Patankar S. V., Numerical prediction of three-dimensional flows, in Studies
in Convection, I, p. la. Launder В. E. (ed.), Academic Press, London, 1975.
165 Patankar S. V., Spalding D. B., Int. J. Heat Mass Transfer. 15, p. 1787
(1972).
166 Godridge A. M., Read A. W., Prog. In Energy and Combustion Sci., 2,
p. 83 (1976).
556
Литература
167 Patankar S. V., Spalding D. B., Paper in Ref 79, p. 13.
168. Spaiding D. B, Paper No. IL4, 5th International Heat Transfer Conference,
p. 44, Tokyo, Japan, 1974.
169. Chi J., ASME Paper 77-HT-1I, National Heat Transfer Conference, Sait
Lake City, 1977.
170. Perry R H., Chilton С. H., Chemical Engineers’ Handbook. 5th edn.,
McGraw-Hill, New York, 1973.
171. Lilley D. G., AlAA Paper No. 80-1189, Harford, Connecticut, 30, June —
2. July, 1980.
172. Khalil E. E_, Modeling of furnaces and combustors. Abacus Press, Tunbrid-
ge Wells, England, 1982.
173. Nuckiey P. L., Craig R. R., Davis D. L., Schwartzkopf K. G., AlAA Paper
No 80-1119, Harford, Connecticut, 30, June — 2, July, 1980.
К ГЛАВЕ 2
I. Lewis B., von Elbe G., Combuslion flames and explosion of Gases, Acade-
mic Press, 1951. [Имеется перевод: Льюис Б., Эльбе Г Горение, пламя и
взрывы в газах. — М.: ИЛ, 1968. |
2. Bollinger L. М., Williams D. Т.. Experiments on stability of Bunsen-burner
flames for turbulent flow, NACA Report 913, 1948 (Supersedes NACA TN
1234).
3. Longwell J. P_, Chenevey J. E., Clark W. W., Frost E. E., 3rd Symposium
on Combustion, Flame and Explosion Phenomena, p. 40, 1948. [Имеется пе-
ревод: Лоигвелл Дж., Шеиеви Дж„ Кларк В., Фрост Е. Устойчивость пла-
мени в высокоскоростном газовом потоке. — В кн.: Вопросы горения. Ч. 1.
М.: ИЛ, 1953, с. 65 ]
4. Wohl К. К., Карр N. М., Gazley С., 3rd Symposium on Combustion, Flame
and Explosion Phenomena, p. 3, 1948. [Имеется перевод-. Воль К., Капп Н.»
Гаслей К- Устойчивость открытых пламен. — В ки.: Вопросы горения. Ч. 1.
М.: ИЛ, 1953, с. 5.]
5. Dugger G. L., Gerstein М., Flame stabilization, NACA Report 1300, Chap-
ter VI, 1957.
6. Lewis B., Pease R. N , Taylor H S., Combustion processes. High Speed
Aerodynamics and Jet Propulsion, Princeton University Press, 1956. [Имеет-
ся перевод: Процессы гореиия/Под ред Б Льюнса, Р. Н Пиза, X. С. Тэй-
лора. — М.: Физматгиз, 1961 ]
7. Hirchfelder J. О., Curtiss С. F., 3rd Symposium on Combustion, Flames and
Explosion Phenomena, p. 121, 1949.
8. Zeldovich Y B., Frank-Kamenetsky D. A., Acta Physicochim, USSR, 9,
p. 341 (1938). In English — Compt Rend Acad. Set., USSR, 19, p. 693
(1938). [См. также: Зельдович Я. Б., Франк Каменецкий Д. А. Тео-
рия теплового распространения пламени. — ЖФХ, 1938, 12, № I, с. 100—
105]
9. Vulis L. A., Thermal regimes of combustion. McGraw-Hill, New York. 1961.
[Имеется перевод: Вулис Л. А. Тепловой режим горения. — М. — Л.: Гос-
эиергоиздат, 1961]
10. Mallord Е.. Le Chatelier Н., Ann. Mines, 8, Ser. 4, p. 274 (1883).
11. Danieli P. J., Proc. Roy. Soc. London, A 126, p. 393 (1930). See also: Joug-
net E., Compt rend, 156, p. 1913 (1913), also 179, p. 454 (1924)
12. Lewis B., von Elbe G., / Chem. Phys., 2, p. 537 (1934).
13. Egerton A. C., Saunder O. A., Spalding D. B_, Inst, of Mechanical Engi-
neers. Joint Conference on Combustion, p. 14, 1955.
14. Lewis B_, von Elbe G., Corrbustion, flames and explosion of gases. Acade-
mic Press, New York, 1971. [Имеется перевод: см. ссылку [1].]
15. Spakowski А. Е., Pressure iimils of flame propagation of pure hydrocar-
bon-air mixtures at reduced pressure, NACA RM E52H15, 1952.
Литература 557
16. Williams G. C., Hottel H C., Surlock А С.. 3rd Symposium (Int.) on Com-
bustion, p. 21, 1949. [Имеется перевод: Вильямс Хоттел Г„ Скурлок А.
Стабилизация и распространение пламени в газовом потоке большой ско-
рости — В кн.: Вопросы горения. Ч 1. М: ИЛ, 1953, с. 31.1
17, Reed S. В., Comb and Flame, 11, р. t77 (1967).
18. Karlowitz В., Denniston D. W., Knapschaffer D. H., Wells F. E., 4th Sympo-
sium on Combustion, p. 613, Williams and Wilkins, Baltimore, 1953. [Имеет-
ся перевод: Б. Карловии, Д. Дениистои, Д. Кнапсшефер, Ф. Уэллс. Иссле-
дование турбулентных пламен. — В кн.: Вопросы горения и детонационных
волн. М.: Обороигчз, 1958, с. 4201
19 Edmondson Н., Heap М, Р„ 12th Symposium (Int.) on Combustion, p. 1007,
The Combustion Inst., 1969.
20. Suithenbank J., Combustion fundamentals. Report No. HIC 150, Dept, of
Chemical Engineering and Fuel Technology, Sheffield University, England,
1970.
2|. Swithenbank J., Combustor design fundamentals, 14th Symposium (Int.) on
Combustion, The Combustion Inst., 1973.
22. Swilhenbank J., The unknown fluid mechanics of combustion, Sheffield Uni-
versity Report No. HIC 220.
23. Damkohler G., NACA Tech. Memo., 1112, 1947.
24. Karlovitz B., A turbulent flame theory derived from the experiments,
AGARD Selected Combustion Problems, p. 248, Butterworth, London, 1953.
25. Westenberg A. A., /. Chem. Physics, 22, p. 814 (1954).
26. Libby P. A., Williams F. A., Ann. Rev. Fl. Meeh., 8, p. 351 (1976).
27. Andrews G. E_, Bradley D_, Lwakabamba S. B., Comb, and Flame, 24,
p. 285 (1975).
28. Ballal D , Lefebvre A. H., Proc. Roy Soc. London, A 344, p. 217 (1975).
29. Klimov A. M., /. Appl. Meeh, and Tech. Phys., 3, p 49 (1963). [См.: Кли-
мов A. M Ламинарное пламя в турбулентном потоке. — ПМТФ, 1963, № 3,
с. 49 1
30. Summerfield М., Reiter S. Н., Kcbaly V., Mascolo R. W., Jet Prop., 25, 8,
p. 377 (1955). [Имеется перевод: Саммерфилд, Рейтер, Кебели, Масколо.
Структура и механизм распространения турбулентного пламени. — Воп-
росы ракетной техники, 1956, № 4 ]
31. Schetinkov Е. S_, Combustion in turbulent flow, p. I, Khitrin L. H. (ed.),
Moscow, 1959. English translation: IPST, Jerusalem, 1963.
32. Chomiak J, Comb, and Flame, 18, p. 429 (1972).
33. Kovasnay L. S. G., Jet Prop, 26, 6, p. 485 (1956).
34. Smith К- O., Gouldin F C., I7lh Aerospace Sciences Meeting, AlAA Paper
No. 79-0016, New Orleans, Januarv, 1979.
35 Ballal D. R., Proc. Roy. Soc., A 367, p 353 (1979).
36. Ballal D. R_, Proc Roy Soc., A 367, p. 485 (1979).
37. Andrews G. E., Bradley D , Lwakabamba S. В., 15th Symposium (Int.) on
Combustion, p. 655, The Combustion Inst., 1975.
38. Shchelkin К. 1., NACA Tech. Memo., 1110, 1947. [См Щелкни К И. Сгора-
ние в турбулентном потоке. — ЖТФ, 1943, 13, № 5, с. 520.]
39 Wagner Р NACA TN 3575. 1955.
40. Abdel-Gayed R G., Bradley D, 16th Symposium (Int.) on Combustion,
p. 1725, The Combustion Institute. 1977.
41 Summerfield M., Reiter S. H, Kebely V, Mascolo R M. Jet Propulsion,
24, p. 254 (1954).
42. Vnlis L.A., Thermal regimes of combustion, McGraw-Hill, New York, 1961.
iИмеется перевод: см. ссылку 9.]
leilor A. M . Prog. Energy Combust. Sci., 1, p. 1 (1976). See also'. Poll I..
Ph D Thesis. Sheffield University, England, 1972.
44. Clarke A. R., Odgers J., Ryan P., 8th Symposium (Int.) on Combustion,
p 982, 1962.
558
Литература
45. Kretschmer D., Odgers J, /. Eng. Power, Trans. ASME, 94, p. 173 (1972).
46. Lefebvre A. H., Cranfield College Report No. Aero 188, 1965. See also: Re-
port No. PROP/PL898/AHL3DB.
47. Bespalov I. V., Physical principles of the working process in combustion
chambers of jet engines, p. 366, Clearinghouse for Federal Scienlific and
Technical Information, USA, AD658 372, May, 1967 (См.: Раушенбах Б. B.t
Белый С. А., Беспалов И. В., Бородачев В. Я-, Волынский М. С., Пруд-
ников А Г. Физические основы рабочего процесса в камерах сгорания
ВРД. — М: Машиностроение, 1964.]
48. Herbert М. V., Progress in Comb. Set. and Techn., Pergamon Press, 1960.
49. Lefebvre A H., Ibrahim A. R. A. F., Benson N. C., Factors affecting air
entrainment in bluff body stabilized tlames. Combustion Institute Meeting,
Cranfield, 1965
50. Winterfeld G., 10th Symposium (Int.) on Combustion, p. 1265, The Com-
bustion Inst., 1965.
51. Carmodv J., Trans. ASME, 86D, J. Basic Eng., 4, p. 869 (1964).
52. Davies T. W_, Ph. D. Thesis, Sheffield University, England, 1969.
53. Ranshenbakh В V. et al., Physical principles of the working process In
combustion chambers of jet engines. Foreign Technology Division, Wright
Patterson АГВ, Ohio. 1967. [См. ссылку [47].|
54. Chigier N A , Gilbert G L„ J Inst. F., 12, p. t05 (1968).
55. Patrick M. A., Ph. D. Thesis, Sheffield University, 1965.
56. Bovina T. A., 7th Symposium (Int) on Combustion, p. 692, The Combus-
tion Inst., 1958. [См Бовина T А Исследование обмена между зоной ре-
циркуляции за стабилизатором и внешним потоком и некоторые вопросы
стабилизации пламени. - В кв. Горение при пониженных давлениях и не-
которые вопросы стабилизации пламени М.: Изд. АН СССР, i960, с. 58.}
57. Zukoski Е. Е., Marble F. Е., Combustion researches and reviews, d. 167,
AGARD, Butterworths, London, 1955.
58. Davies T. W. Веёг J. M., 13th Symposium (Int.) on Combustion, p. 631.
The Combustion Inst., 1971.
59. Winterfield G., 10th Symposium (lot.) on Combustion, p. 1265, The Com-
bustion Inst., 1965.
60. Syred N., Chigier N. A., Веёг J. M„ 13th Symposium (Int.) on Combustion,
p. 617, The Combustion Inst, 1971.
61. Swithenbank J., Chigier N. A., 12th Symposium (Int.) on Combustion,
p. 1154, The Combustion Inst., 1969.
62. Gupta A. K., Ph. D. Thesis, Sheffield University, Sheffield, 1973.
63. Gupta A. K. et al.. Modulated Swirl Combustor, 2nd European Symposium
on Combustion, p. 690, Orleans, France, September, 1975.
64. Rawe R., Kramer H, Proc. 18th Symposium (Int.) on Combustion, The
Combustion Inst., 1981.
65. Vu В T. Gouldin F. C., AIAA Paper 80-0076, Pasadena, California, Ja-
nuary, 1980.
66. Gupta А. К., Веёг J. M., Swithenbank, 16tb Symposium (Int.) on Combus-
tion, p. 79, The Combustion Inst., 1977.
67. Gupta A. К., Веёг J M., Report No CEFT/I02, Chemical Engineering and
Fuel Technology; Sheffield University, 1975.
68. Chigier N. А., Веёг J. M., Grecov D., Bassindale K., Combust, and Flame,
14, p. I7f (1970).
69. Kurzweg V. H., Z angen Math. Phys., 20, p. 141 (1969).
70. Prandtl L., Collected works, Springer-Verlag. Berlin, 2, p. 788 (1961).
[Имеется перевод: Сполдинг Д. Б. Основы теории горения. — М. — Л.: Гос-
энергоиздат, 1953.].
71. Веёг J. М„ Chigier N. A., Davies Т. W., Basslndale К., Combustion and
Flame, 16, р. 185 (1955).
72. Spalding D. B„ Some fundamentals of combustion, p, 185, Academic Press,
New York, 1955.
Литература 559°
73. Khltrin L. N., Goldenberg S. A., 6th Symposium (Int.) on Combustion,
p. 545, Reinhold, 1957. [См.. Хитрин JI. HL, Гольденберг С. А. Влияние
подогрева горючей смеси и давления окружающей среды на предгчы ста-
билизации пламени. — В ки.: Исследование процессов горения. М.: Изд.
АН СССР. 1958. с. 39. |
74. Cheng S. L., Kovjz A. A., 7th Symposium (Int.) on Combustion, p. 681, But-
terworths, 1959. [См; Ченг. Ковитц Теория стабилизации пламени телом
плохообтекаемой формы —В ки.: Вопросы зажигания и стабилизации пла-
мени. М.: ИЛ, 1963 с. 170.1
75. Loblich К. R., 9YH Symposium (Int.) on Combustion, p. 949, Academic
Press, 1963.
76. Jeffs R. A., 8th Symposium (Int.) on Combustion, p. 1014, Williams and
Wilkins, 1962
77. Lloyd P., Design and performance of gas turbine power plants, Princeton-
University Press, 1960.
78. Lefebvre A. H., Design considerations in advanced gas turbine combustion-
chambers, in combustion in advanced gas turbine systems, p. 3, Smith L E.
(ed.), Pergamon, London. 1968.
79. Lefebvre A. H., Gas turbine combustion short course at Cranford Inst, of
Tech., Bedford, England, 14—18, May. 1973 Revised and repeated annually.
К ГЛАВЕ 3
1. Gartshore I S , Recent work in sw-lrling incompressible flow, NRC (Ca-
nada) Acro. Rep LR-343, f962.
2. Hall M. G., The structure of concentrated vortex. Prog In Aero. Set., T
(1966).
3. Putnam A. A . Swirl burning Paper presented to Amer. Flames Res. Comm.,
18, January. 1967
4 Murthy S N B , Survey of some aspects of swirling flows, ARL-71-0244
and NT1S AD37381. 1971.
5. Lewellen W. S., A review of confined vortex flows, NASA CR 1772, 1971.
6 Chigier N. A., Astronautica Acta t7, p. 387 (1972).
7. Bradshaw P., Effects of streamline curvature on turbulent flow, AGARD-
AGO169, August, 1973.
8 Syred N., Beer J. M., Combustion and Flame, 23, p 143 (1974).
9. Lilley D. G„ AIAA t5, 8. August, p 1063 (1977). [Имеется перевод:
Лилли Обзор работ по горению в закрученных потоках. — Ракетная тех-
ника и космонавтика. 1977. № 8, с. 119)
10 Beer J М_. Chigier N. A.. Combustion aerodynamics, Halsted-Wiley, New
York, 1972
IL Stambuleanu A., Flame combustion processes in Industry, Abacus Press,
Tunbridge Wells, England, 1976.
12. Rajaratnam N_, Turbulent jets, Elsevier, Amsterdam, Netherlands, 1976.
13 Schetz J. A., Injection and mixing in turbulent flow. Prog, in Astro and
Aero., 68. AIAA, New York (1980).
14. Ullrich H., Forschungsberichte auf dem Gebicle fngeneur wesens, 26, 1,
p. 19 (1960).
15. Rose W. G., J. of Applied Mechanics, 29, December, p. 616 (1972).
16. Gore R. W., Ranz W. E., American Institute of Chemical Engineers Jour-
nal, 10, I, p. 83 (1964).
17. Chfgier N. A., Beer J. M., /. of Basic Engineering, 86, 4, December, p. 788
(1964).
18 Kerr N. M., Fraser D_, J. Institute of Fuel, 38, 229, December, p. 519
(1965).
19. Drake P. F., Hubbard E. H., J. Inst. Fuel, 39, p. 98 (1966).
560 Литература
20. Chigier J. M., Chervinsky A., J. Applied Mechanics, 34, June, p 443
(1967).
21. Pratte B. D., Keffer J. F., Swirling turbulent jet flows, Part 1, The Single
Swirling Jet, Rept. UTME-TP 6901, Dept, of Mechanical Enginering, To-
ronto University, Canada.
22. Beltagui S. A., Maccalum N. R. L„ J. Inst. Fuel, 49, 401, December (1976).
23. Loitsyanski L. G., Prikladnaya Matematica i Mekhanika, 17, p 3 (1953).
[См : Лойиянскии Л. Г. Распространение закрученной струи в безгранич-
ном пространстве, затопленном гой же жидкостью — Прикладная мате-
матика и механика, 1953, т. XVII, вып I, с. 3]
24. Gortler Н., Revista Matematica Hispano Amerlcanas, 14, 4 and 5, p 143
(1954).
25. Stieger M. H., Bloom M. H., Heat transfer and fluid mechanics institute,
Stanford University Press, Stanford, Calif 1961.
26. Slieger M. H„ Bloom M. H., 7. of Heat transfer, Trans. ASME, Series C.
83, p. 370 (1962).
27. Lee S.-L., I. of Applied Mechanics, 32, Trans. ASME, 87, Series, p. 258
(1965)
28. Rao S. T. R., Essenhigh R. H., 13lh Symposium (Int.) on Combustion,
p 603, The Commbustion Inst., Pitsburgh, Pa., 1971
29 Steward F. R., Tennankore K. N., 16th Symposium on Combustion, p. 1593,
The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1977.
30. Craya A., Curtet R., Royai Academy of Science, Paris, 241. p. 621 (1955).
31. Curtet R., Combustion and Flame, 2, p. 383 (1958).
32. Gupta А. К.» Lilley D. G., Flow field modeling and diagnostics. Abacus
Press, England, 1983.
33 Chigier N. A., Gilbert J. L., J. Jnst. Fuel, 41, p. 105 (1968).
34 Owen F. K., Spadacini L. J., Bowman C. T„ 16th Symposium (Int.) on
Combustion, p. 105, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1977.
35 Owen F. K., 17th Symposium (Int.) on Combustion, The Combustion Inst.,
Pittsburgh, Pa.. 1979.
36 Heap M. P., Lowes T. M_, Walmsley R., 14th Symposium (Int.) on Com-
bustion, p. 763. The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa.. 1973.
37. King C. F., PhD Thesis. University College. Cardiff.. University of Wales,
1979.
38 Mathur M. L.. Maccalum N. R. L.. J. Inst. Fuel. 39, n 241 (1967).
39. Malhur M. L., Miccallum N. R. L. J hist. Fuel 40. p. 238 (1967)
40 Kerr N. M., I Inst. Fuel 38, 229, p 527 (1965).
41. Chigier N. A., Chervinsky A., I Ith Symposium (Int.) on Combustion,
p. 489, The Combustion Inst.. Pittsburgh Pa.. 1967.
42. A4aier P., J. Inst Fuel, 41, 334, p. 419 (1968)
43 Chervinsky A AIAA J 7. 10. October, p 1877 (1969).
44. Be6r J. M., Chigier N £., J. Inst. Fuel 42, 347, p 443 (1969).
45. Syred N.. Chigier N. A., Beet J. M.. 13th Symposium (Int.) on Combus-
tion. p. 617. The Combustion Inst. Piltsburgh. Pa.. 1971.
-46 Bafuwa G G. Maccallum N R. L., Turbulent swirling flames issuing from
vane swirlers Paper presented at 18lh Meeting of Aerodynamics Panel,
International Flame Research Foundation. Paris, France, 1970.
47 Mestre A., Benoil A., 141h Symposium (Int.) on Combustion, The Combus-
tion Inst., Pittsburgh, Pa., 1973.
48 Scwartz 1. R_, AIAA Paper 72-645, Boston, M. A., 1972.
49. Beer J. M., J. Inst. Fuel, 45, 378, p. 370 (1972)
50. Leuckel W., Fricker N, /. Jnst. Fuel, 49, p 103 (1976).
51 Wu H. L., Fricker N„ J. Inst. Fuel, 49, p 144 (1976)
52 Fricker W.. Leuckel W . J. Inst. Fuel 49, p. 152 (1976).
53. Pratte В D Keffer J. F., ASME Paper 72 WA/FE 17, New York, 26—30»
November, 1972.
Литература
561
54. Allan R. A., Ph. D. Thesis, Dept, of Chem. Eng. and Fuel Tech., Sheffield
Univ., England, 1970.
55. Apak G., Ph. D. Thesis, Dept, of Chem. Eng. and Fuel Tech., Sheffield
Univ., England, 1974.
56. Chigier N. A., Apak G., 2nd European Symposium on Combustion, p. 684,
Orleans, France, 1—5, September, 1975.
57. Lewis G. D., 14th Symposium (Int.) on Combustion, p. 413, The Combus-
tion Inst., Pittsburgh, P, 1973.
58. Lewis G. D., AIAA Paper No. 73-1250, Las Vegas, Nevada, 5—7, Novem-
ber, 1973
59 Lewis G. D.. Smith C. E_, Investigation of centrifugal force and Reynolds
number effects on combustion processes AFOSR-TR-75-1167, 1975.
60. Clements T. R., Effect of swirling flow on augmentor performance: phase
1 and II, NASA CR 134639, 1974, and NASA-CR-135024, 1976.
61. Mestre A., Proc, of ASME Fluid Meeh, of Comb. Conf., p. 89, Montreal,
1974.
62. Mestre A., Benoit A., 14th Symposium (Int.) on Combustion, p. 413, The
Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1973
63 Martin D. T, Gouldin F. C., Yetter R. A., Preliminary evaluation of vor-
tex breakdown stabilized combustor, Paper presented at the ESS/C1 Fall
Meeting, New York, 6—7. 1975.
64. Yetter R. A.. Gouldin F. C., Exhaust gas emission of a vortex breakdown
stabilized combustor, Paper No. 76-33, presented at WSS/CI Fall Meeting,
La Jolla, California. 18—20, 1976.
65. Syred N., Beer J. M., 14th Symposium (Int.) on Combustion, p. 537, The
Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1973.
66 Syred N., Веёг J. M., Astronautica Acta. 17, p. 783 (1972).
67. Syred N., Gupta A. K., Beer J. M„ 15 th Symposium (Int.) on Combustion,
p. 587, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1975.
68. Gupta A. K, Beer J. M. Swithenbank J., 16th Svmposium (Int.) on Com-
bustion, p 79, The Combustion Inst.. Pittsburgh, Pa., 1977.
69. Chigier N. A., Beer J. M., Grecov D_, Bassindale K., Combustion and
Flame, 14, p 171 (1970).
70. Befer J. M_, Chigier N. A., Davies T. W.. Bassindale K., Combustion and
Flame, t6, n. 39 (1971).
71. Penner S. S., Astronautica Acta, 17. p. 351 (1972).
72. Lee S. L., J. Applied Mechanics, 33, p. 647 (1966).
73. Emmons H. W_, Ying S J., llth Svmposium (Int.) on Combustion, p. 475,
The Combustion Inst., Pittsburgh. Pa., f967
74 Muraszew A.. Fedele J B.. Kubv W. C.. Combustion and Flame, 34, p. 29
(1979)
75. Schlichting H., Boundary Layer Theory, McGraw-Hill, New York. 1965.
[Имеется перевод- Шлихтннг Г. Теория пограничного слоя. — М.: Наука.
1969]
76. Syred N., Royle J. К., Fluidics Quarterly, 14, p. 56 (1972).
77. King A. R.. Australian Meteorological Magaznle, 54, March, p. I (1944).
78, Syred N., Веёг J. M., Chigier N. A., Proc, of Salford Svmp. on Internal
Flows. Inst, of Meeh. Eng., London, 1971.
79. Chigier N. A., Dvorak K.. I5th Svmposium (Int.) on Combustion, p. 573,
The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa.. 1975 See also: Gupta et al.. Comb.
Sci and Tech.. 17, No. 5 and 6. p. 119 (1977)
80 Baker R J., Hutchinson P._ Khalil E. E_, Whitelaw J. H., 15th Symposium
(Int.) on Combustion, p. 553. The Combustion Inst., Pittsburgh. Pa.. 1975.
81. Owen F K., Laser Velocimeter Measurements of a Confined Turbulent
Diffusion Flame Burner, AIAA Paper No 76-33, Washington D. C.. 1976.
82 Ribeiro M. M., Whftelaw J. H.. Coaxial iets with and without swirl. Re-
port No. FS/78/25, Dept, of Meeh. Eng., IC. London, 1978.
19 Зак. 434
562 Литература
83. Habib М. A., Whitelaw J. Н., ASME Paper 79-WA/FE-21, New York, 2—7,
December, 1979.
84. Launder В. E., Spalding D. B., Mathematical models of turbulence. Aca-
demic Press, London, 1972.
85. Mellor G. L., Herring H. J„ AlAA Journal, 11, 5, May, p. 590 (1973).
[Имеется перевод: Меллор, Херниг Обзор моделей для замыкания урав-
нений осредненного турбулентного течения. — Ракетная техника и космо-
навтика, 1973, № 5, с. 17.]
86. Turbulence Transport Modeling, AlAA Selected Reprint Series Vol. XIV,
Harlow7 F. H. (ed.), 1973.
87. AGARD, Turbulent Shear Flow's. AGARD-CP-93, January, 1972.
88. Lilley D. G.. Proc, of IMA Conf, on Computational Methods and Problems
in Aeronautical Fluid Dynamics, held in Manchester, England, 24—26,
Sept., 1974.
89. Launder В. E., Reece G. J., Rodi W., Progress In the development of a
Reynolds-stress turbulence closure, Report No. HTS/73/31, Dept, of Meeh.
Eng., IC, London, 1973.
90. Koosinlin M. L., Lockw'ood F. C., AlAA Journal, 12, 4, April (1974).
[Имеется перевод: Кусинлин, Локвуд. Расчет осесимметричных турбу-
лентных закрученных пограничных слоев. — Ракетная техника и космо-
навтика, 1974, № 4, с. 168.1
91. Fejer A., Lavan Z., Wolf (Jr.) L., Study of swirling fluid flows, ARL-68-
0173, Aerospace Research Laboratories, USAF, Wright-Patterson AFB, Ohio,
October, 1968.
92. Scott C. J., Rask D. R., ASME Paper No. 73-FE-16, Atlanta, Ga„ June,
1973.
93. Lilley D. G-, AlAA Journal, 14, p. 547 (1976). [Имеется перевод: Лнлли.
Простой метод расчета скоростей и давления в сильно завихренных те-
чениях.— Ракетная техника и космонавтика, 1976, № 6, с. 57]
94. Lilley D. G-, Chigier N. A., Int. J. Heat Mass Transfer, 14, p. 573 (1971).
95. Lilley D. G., Chigier N. A., J. Comp. Physics, 9, p. 237 (1972).
96. Lilley D. G-, Int J. of Computers and Fluids, 4, p. 45 (1976).
97. Lilley D. G., AlAA Journal, 11, 7, July, p. 955 (1973). [Имеется перевод:
Лилли Расчет инертных закрученных турбулентных потоков. — Ракетная
техника и космонавтика, 1973, № 7, с. 75.]
98. Bradshaw7 Р J., J. of Fluid Mechanics, 36. р. 177 (1969).
99 Siddhartha V., Ph. D Thesis. Dept, of Meeh. Eng., IC, London, 1971
100. Rubei A., Some effects of swirl on turbulent mixing and combustion, NASA-
CR-1956, Advanced Technology Labs., Inc., Hericho, N. Y., 1972.
101. Koosinlin M. L., Lockw'ood F. C., The prediction of turbulent boundary
layers on rotating axially-svmmetrical bodies. Report No. HTS/71/6. Dept,
of Meeh. Eng., IC, London, 1971.
102. Anasoulis R. F., McDonald H„ A study of combustion flow' computations
and comparison with experiment. Report No. EPA-650/2-73-045, December,
United Aircraft Research Labs., East Hartford. Conn., 1973.
103. Boccio J. L., Weiierstein G., Edelman R B.. A mathematical model for
jet engine combustor pollutant emissions, NASA-CR-121208, March, Gene-
ral Applied Science Labs., Inc., 1973
104. Lilley D. G . AlAA Journal, 13, No. 4. p. 419 (1974).
105. Roberts L. W., Turbulent swirling flows with recirculation. Ph. D Thesis,
IC, London University, 1972.
106 Lilley D. G.. Acta Astronautica, 3, p. 919 (1976).
107. Wygnanski I., The Physics of Fluids, 13, 10, p. 2455 (1970).
108 Lavan Z., Nielsen H_, Fejer A. A., The Physics of Fluids, 12, 9, p. 1747
(1969)
109. Khalil E. E., Spalding D. B.. Whitelaw J. H., Int. I. Heat Mass Trans., 18,
p. 775 (1975).
Литература 663
110. Morse A., Ph. D. Thesis, IC, London, 1977.
111. Launder В. E., Morse A., Paper at Symp. on Turbulence Shear Flows,
p. 421, Univ. Park, Penn , 18-20, April, 1977. [Имеется перевод: Лаун-
дер Б. Е., Морс А. Численный расчет осесимметричных свободных сдви-
говых течений с использованием замыканий для напряжений. Турбулент-
ные сдвиговые течения—1. — М.: Машиностроение, 1982. с. 291.]
112. Lilley D. G-, AJAA Journal, 12, February, р. 219 (1974). [Имеется пере-
вод: Лилли. Расчет пламени в турбулентном закрученном потоке. — Ра-
кетная техника и космонавтика, 1974, № 2, с. 117.]
113. Lumley J. L., Prediction methods lor turbulent flow, VKI Lecture Series,
No. 76, 1975
114. Sislian J. P., Analysis of swirling jet turbulent mixing and combustion,
UTIAS Report No. 249, Univ, of Toronto, Canada, March, 1981.
115. Saffman P. G., Proc. Royal Soc., London, A317, p. 417 (1970).
116. Wilcox D. C., Traci R. M., AlAA Paper 76-351, Washington D. C., January,
1976.
117. Wilcox D. C., Chambers T. L., Streamline curvature effects on turbulent
boundary layers. Report DCW-R-04-01, DCW Industries, L. A., 1975.
К ГЛАВЕ 4
1. Chemical Engineers’ Handbook, Perry R. H., Chilton С. H (ed), 5th edn.,
McGraw-Hill, New York, 1973.
2. Beer J. M., Chigier N. A., Combustion Aerodynamics. Applied Science, Lon-
don and Halsted-Wiley, New York, 1972.
3. Stambuleanu A., Flame combustion processes in industry. Abacus Press,
Tunbridge Weils, Kent., England, 1976.
4. Gas Turbine Combustor Design Problems, Lefebvre A. H. (ed.), Hemisphe-
re — McGraw-Hill, New York, 1980.
5. Chigier N. A., Astronautica Acta, 17, p. 381 (1972).
6. Syred N., Beer J. M., Combustion and Flame, 23, p. 143 (1974).
7. Lilley D. G, AlAA Journal, 15, No. 8, August, p. 1063 (1977). [Имеется
перевод; Лилли. Обзор работ по горению в закрученных потоках. — Ра-
кетная техника и космонавтика, 1977, № 8, с. 12.]
8. Drake Р. F„ Hubbard Е. F., J Inst. Fuel, 39, р. 98 (1966).
9. Kerr N. М., Fraser D., J. Inst. Fuel, 38, p. 519 (1965)
10. Mather M. L., Maccallum N. R. L.. J. Inst. Fuel, 40, p. 214 (1967).
11. Afrosimova V. N., Thermal Eng., 14, 1, p. 10 (1967). [См.: Афросимо-
ва В. Н. Исследование аэродинамики топочного пространства. — Тепло-
энергетика, 1967. № 1, с. 9.]
12. Syred N., Chigier N. A., Beer J. M., 13th Symposium (Int.) on Combustion,
p. 563, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1971.
13. Cassidy J J., Falvey H. 1., J. Fluid Mechanics, 41, 4, p 727 (1970).
14. Веёг J. M., Leuckel W., Paper No. 7, North American Fuels Conference,
Ottawa, Canada, May 1970, organized by the Canadian Combustion Inst..
ASME and the Institute of Fuel.
15. Akhmedov R. B., Rashidov F. K-, Thermal Eng., 16, 4, p. 130 (1969). [См.:
Ахмедов P. Б., Рашидов Ф. К Гидравлические характеристики воздуш-
ных регистров вихревых горелок с акснльно-тангеициальным подводом
воздуха. — Теплоэнергетика. 1969. № 4, с. 90 ]
16. Akhmedov R. В., Rashidov F. К., Thermal Eng., 16, 8, р. 78 (1969). [См.:
Ахмедов Р. Б., Рашидов Ф К- Аэродинамические характеристики вихре-
вых горелок с аксиально-тангеициальиым лопаточным аппаратом. — Теп-
лоэнергетика, 1969, № 8, с. 52-]
17. Syred N., Beer J. М., Chigier N. A., Proceedings Conference on Internal
Flow's, held at Satford University, 1971, organized by the Institute of Me-
chanical Engineers and Salford University, p. B27.
19*
564
Литература
18. Syred №, Веёг J. М., Astron. Acta, 17, 4/5, p. 783 (1972).
19. Ustimenko В P.t Bukhman M A., Thermal Eng., 15. 2, p. 90 (1968). [Cm.:
Устименко Б. П., Бухмаи M. А. Турбулентная структура потока в циклон-
ной камере. — Теллоэнергеч ика, 1968, № 2, с. 64.]
20. Allen R. A., Ph. D. Thesis, Department ot Fuel Technology and Chemical
Engineering, Sheffield University, 1970.
21. Chigier N. A., Beer J. M_, Trans. ASME 86D, J. Basic Eng., 4, p. 788
(1964). [Имеется перевод: Хигнр H. А.» Бэр Дж. М. Область течения
двойных концентрических струй вблизи сопла. — Труды американского
общества инженеров-механиков Серия Д. Теоретические основы инженер-
ных расчетов, 1964, № 4, с. 195.]
22. Smithson I. К-, Ph. D. Thesis, Department of Fuel Technology and Che-
mical Engineering, Sheffield University, 1969.
23. Dvorak K., Department of Chemical Engineering and Fuel Technology,
Sheffield University, Private Communications, 1973.
24. Chigier N. A., Gilbert J. L., J. Inst. Fuel, 41, p 105 (1968).
25. Chigier N. A., Dvorak K., 15th Symposium (Int.) on Combustion, p. 573,
The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa_, 1975.
26. Wu H. L., Fricker №, An investigation of the behavior of swirling jet fla-
mes in a narrow cylindrical furnace, Doc. No. K20/a/6I, 2nd Member’s
Conference, Inst. Flame Res. Fdn., Ijmuiden, Holland, 1971.
27. Syred №. Beer J. M., 14th Symposium (Int.) on Combustion, p. 523, The
Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1973.
28. Beer J. M., Monnot G A., Principaux Recultats de deux nouvelles series
d’essaiS sur Its bruleours a pulverization mechanique, J. Et. Flammes, 5,
November (1963).
29. Leuckel W., Swirl intensities, swirl types and Energy losses of different
swirl generating devices, Doc. No. GO2/a/16, of the Int. Flame Res. Fdn.,
Ijmuiden, Holland, 1967.
30. Ivanov A. G., Thermal Eng., 15, 5, p. 44 (1968). [См.: Иванов А Г. Ме-
тодика оценки проточной части вихревых горелок. — Теплоэнергетика,
1968, № 5, с. 35 ]
31. Romadin V. Р., Shagalova S. L., Reznik V. A., Zhukov I., Shnitzer 1. N.,
Thermal Eng., 15, 3, p. 113 (1968). [См.: Рекомендации no проектирова-
нию закручивающих устройств в вихревых пылеугольиых горелках. —-
Теплоэнергетика. 1968. № 3, с. 77 ]
32- Sarpkaya Т., J. Fluid Meeh.. 45, pt. 3, р. 545 (1971).
33. Harvey J. К., J. Fluid Meeh., 14, pt. 4, p. 585 (1962).
34. Lambourne N. C., Biyer D. W, The bursting of leading edge vortices —
some observation and discussions of the phenomenon. Aeronautical Re-
search Council, Great Britain, R. and M. 3282, 1962.
35. So K. L., AIAA J., 6, 5, p 1072 (1967). [Имеется перевод: Coy К- Л- Яв-
ление завихрения в коническом диффузоре. — Ракетная техника и космо-
навтика, 1967, № 6, с. 20.]
36. Werle Н., Олега, Le Recherche Aeronautic ие, (74), р. 23 (1960).
37. Mager А., J. Fluid Meeh., 55, pt. 4, p. 609 (1972).
38. Faier J. H., Leibovich S., The Physics of Fluids, 20, 9, September, p. 138)
(1977)
39. Olsen J. H., Goldburg A., Rogers M., Several papers in aircraft wake tur-
bulence and its detection. Plenum Press, New York, 1971-
40. Brooke-Benjamin T., J. Fluid Meeh., 14, p. 593 (1962).
41. Channaud R. C, J. Fluid Meeh., 21, pt. 1, p. Ill (1965).
42. Spruyt A. G., Nederlands Akoetisch Genootschap, gehouden op 2, Novem-
ber, te Utrecht, 1972.
43. Syred №, Beer J. M„ Proc. Combustion Institute. European Symposium,
p. 542, Sheffield University, September, 1973.
44 Syred №, Gupta A. K., Beei J. M., 15th Symposium (Int.) on Combustion,
p. 587, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1975.
Литература
565
45. Syred N., Beer J. M., Proc. 2nd JSME Symposium on Fluid Machinery
and Fluidics, p Itl Tokyo, September, 1972.
46. Dorrestein W. R., I Inst Fuel, 41, p. 387 (1968)
47. Rayleigh J. W. S., Proc. Royal Soc., London, 93, p. 148 (1916).
48. Beer J. M., Chigier N. A., Davies T. W.. Bassindale K., Combustion and
Flame, 16, p. 39 (1971).
49. Sturgess G-, Comment on Ref. 27 in the Proc. 14th Symposium (Int.) On
Combustion, p. 550. The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1973.
50. Beer J. M., Chigier N. A., J Inst. Fuel, 42, p. 443 (1969).
51. Syred N., Hanby V 1 , Gupta А. К., I. Inst. Fuel., 46, p. 402 (1973)
52. Gupta A. K-, Syred N., Beer J. M., Gas Warme International, 23, 2, p. 39
(1974).
53 Bafuwa G. G., Maccallum N R. L., Turbulent Swirling Flames issuing
from vane swirles, Paper presented to the 18th Meeting of the Aerodyna-
mics Panel, Int. Flame Res. Fdn., Paris, September, 1970.
54. Bellagui S. A., /Maccallum N. R. L., Proc. Combustion Institute European
Symposium, p. 599. Sheffield University, 1973-
55 Bafuwa G. G., Maccallum N. R. L., Proc. Combustion Institute European
Symposium, p. 565, Sheffield University, 1973.
56. Baker R. J., Hutchinson P_, Whitelaw J. H., Proc. Combustion Institute
European Sumposium, p. 583, Sheffield University, 1973.
57. Manhcimer-Timnat Y., Segal A., Wolfshtein M., Proc. Combustion Institute
European Symposium, p. 571, Sheffield University, 1973.
58. Gupta A. K-, Syred N., Веёг J. M-, 15th Symposium (Int.) on Combustion,
p. 1367, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1975.
59. Owen F. K-, Spadacine L. J., Bowman С. T., 16th Symposium (Int.) on
Combustion, p. 105, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1977.
See also-. Owen F. K., AIAA Paper 76-33, Washington D. С.» 1976.
See also: Bowman С. T. and Cohen L. S.. Report EPA-650/2-75-061 a, East
Harford, Connecticut, July, 1975.
60. Gupta А. К., Beer J. M., Swithenbank J., 16th Symposium (Int.) on Com-
bustion, p. 79, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1977.
61. Baker R. J., Hutchinson P., Khalil E. E., Whitelaw J., 15th Symposium
(Int.) on Combustion, p 553, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1975.
62. Syred N., Dahmen K. R., J- of Energy, 2, 1, p. 8 (1978).
63. Becker N. A., Brown A P. G., Response characteristics of pitot and sta-
tic pressure probes with application to measuring turbulence intensity. Re-
port 1-71, Dept. Meeh. Eng., Queen’s University, Kuneston, Ontario, Ca-
nada, September, 1971.
64. Lenze A., Ph. D. Thesis, Turbulenzverhalten und ungemischiteit von strah-
len und strahl flammen, Karlsruhe University, 1971.
65. Beltagui S. A., Maccallum N. R. L„ J. Inst. Fuel, 49, 401, December, p. 183
(1976).
66. Beltagui S. A., Maccallum N. R. L.. J. Inst. Fuel, 49, 401, December, p. 193
(1976).
67. Wu H. L., Fricker N., J. Inst. Fuel, 49, 400, September, p 144 (1976).
68. Khalil К- H., El-Mahaliawy F. M., Moneib H A., 16th Symposium (Int.) on
Combustion, p. 135, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1977. See also:
Syred N., Dahmen K. R-, Styles A. C., Najim S. E., J. Inst. Fuel, 50, 405,
December, p. 195 (1977).
69. Vranos A., Knight B. A., Eabielski M. F., Combustion and Flame, 1982
(in print).
70. Syred N., Dahmen K. R., 2nd European Symposium on Combustion, The
Combustion Inst., Orleans, France, September, 1975.
71. Dahmen K. R-, Syred N., Aerodynamic flame stabilization processes wilh
small swirling waste gas burners, Paper presented at the Fluid Mechanics
of Combustion Symposium organized by the Combustion Institute, NASA
Lewis Research Center, Cleveland, Ohio, USA, March, 1977.
566
Литература
72. Ivernel A., Karlnthl Р., Bertrand С., Michelfelder S., Role de Гохуgene
dans I’amelioration des performances de combustion du gaz de hauf-four-
neau, Paper presented at the 9th French Flameday, Paris, October, 1977,
Doc. no. K20/a/98 of the International Flame Research Foundation.
73. Grant J. R., Rice J. G., Thomas W. С.» An experimental study of the com-
bustion of low heating value gas in a swirl burner, presented at the Fluid
Mechanics of Combustion Symposium organized by the Combustion In-
stitute, NASA Lewis Research Center, Cleveland, Ohio. USA, March, 1977.
74. Shagalova S. L., Shnitser I. N., Gromov G. V., Thermal Eng., 12, .3, p. 7.
(1965). [См.: Шагалова С Л., Шиицер И. H„ Громов Г. В. Характери-
стики потока в цилиндрических каналах за улиткой и лопаточным завих-
рителем. — Теплоэнергетика, 1965, № 3, с. 7.]
75. Shagalova S. L., Rubin М. М„ Katsnelson В. D., Shnitser I. N., Parpa-
rov D. I., Patychenko V. S., Barbyshev В. N., Zaraiski S. I„ Foshko L. S.r
Madoyan A. A. and Kulchitskii A. I., Thermal Eng., 14, 1, p. 16 (1967).
[См.: Результаты испытаний мощных пылеугольиых горелок производи-
тельностью 10 т/ч по АШ —Теплоэнергетика, 1967, № 1, с. 13.]
76. Romadin V О., Shagalova S. L., Reznik V. A., Zhukov I Т. and Shnit-
ser I. N., Thermal Eng., 15, 2. p. 114 (1968). [См.: Рекомендации no вы-
бору, расчету и проектированию вихревых пылеугольных горелок для
сжигания АШ, ПА и тощих углей в открытых и полуоткрытых топках. —
Теплоэнергетика, 1968, № 2, с. 81.]
77. Akhmedov R. В., Rashedov F. К-, Thermal Eng., 16, 4, р. 130 (1969).
[См. ссылку [15].]
78. Shagalova S. L., Schnitser I. N., Parparov D. I., Thermal Eng., 16, 6,
p. 39 (1969)
79. Shagalova S. L., Katsman V. M„ Balikhina T. I., Parparov D. I., Yu-
rev L. V., Ivanov V. S.. Dubrovskli V. D., Samchenko B. N., Thermal Eng.,
17, 7, p. 123 (1970). [См.: Определение параметров закрутки н коэффи-
циентов гидравлического сопротивления горелочных устройств с различ-
ными завихрителями. — Теплоэнергетика, 1970, № 7, с. 88]
80 Ivanov A. u„ Gromov G. V., Thermal Eng., 17, 9, р. 75 (1970). [См.:
Иванов А. Г., Громов Г. В. Коэффициент сопротивления вихревой горелки
с поворотными тангенциальными лопатками. — Теплоэнергетика, 1970.
№ 9, с. 50.]
81. Tager S. A., Thermal Eng., 18, 7, р. 120 (1971). [См.: Тагер С. А. Расчет
аэродинамического сопротивления циклонных камер сгорания —Тепло-
энергетика, 1971, № 7, с. 88 ]
82 Hakluytt J Р. D, North В. D., J. Inst. Fuel, 41, р. 195 (1968).
83. Beer J. М., Lee К. В., 10th Symposium (Int.) on Combustion, p. 1187, The
Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1965.
84. Rao S. T. R., Essenhelgh R. H., 13th Symposium (Int.) on Combustion,
p. 603, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1972.
85. Thring M W., Newby M. P., 4th Symposium (Int.) on Combustion, p 789,
The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1953.
86. Fricker N., Flow and combustion phenomena in swirl stabilized gas and oil
diffusion flames. Paper VIII, Members’ Conference, Int. Flame Res. Fdn.,
Ijmuiden, May, 1971.
87. Faler J. H., Leibovich S., J. Fluid Meeh., 86, 2, p. 313 (1978).
88. Leibovich S„ Annual Rev. Fluid Meeh., 10, p. 221 (1978).
89. Sozou C. J., Swithenbank J., Journal of Fluid Mechanics, 38, (4), p. 657
(1969). See also: Sozou C. J., Journal of Fluid Mechanics, 36, p. 605
(1969).
90 Suzuki M., Theoretical and experimental studies on the vortex tube. Scien-
tific Papers Institute Physics and Chemistry Research, Tokyo, 54, 1,
p. 44 (1960).
91. Jones R. E., Prog, in Energy and Comb. Sci., 4, p. 73 (1978).
Л итература
567
92. Heap М. Р., Lowes Т. М., Walmsley R., 1st European Symposium on Com-
bustion, Sheffield, England, 16—21, September, 1973, p. 493, F. J. Wein-
berg (ed.), Academic Press, London, 1973.
See also: 14th Symposium (Int.) on Combustion, The Combustion Inst.,
p. 883, Pittsburgh, Pa., 1973.
93. Leuckel W., Fricker N., J. Inst. Fuel, 49, 399, June, p 103 (1976),
94. Fricker N., Leuckel W., J. Inst Fuel, 49, 400, September, p. 152 (1976).
95. McEwan, Hot and cold studies on an oil-fired burner with swirler fitted
in a refinery oil heater. Paper presented at the 2nd Members’ Conference
on the Int. Flame Res.. Ijmuiden, Holland, 1971
96. Breen В P., 16th Symposium (Int.) on Combustion, p. 16, The Combus-
tion Inst., Pittsburgh, Pa., 1977
97. Schoppe F., Ol-und Gasfeuerung, 4, p. 4i4 (1969).
98. Bcer J. M_, British Patent No. 1099959, 1968.
99. Gupta А. К.» Jhawar P., Beer J. M., Combustion and emission characteris-
tics of a multi-annular swirl burner. Proceedings of the 85th AIChE Mee-
ting, Paper No. 44a, June, 1978.
100. Gupta A. K-, Khan H., Beer J. M., Lilley D. G., 19th AIAA Meeting, St.
Louis, Missouri, January, 12—15, Paper 81-0044, 1981. See also. AIAA I.
of Energy, 6, p 289 (1982).
101. Gupta A. K., Beer J, M., Louis J. F., Busnaina A. A., Lilley D. G., Sympo-
sium on Fluid iMechanics of Combustion Systems, Boulder, Colorado, 22—
24, June, 1981. See also: ASME J. of Fluids Eng., 104, p. 385 (1982)
102. Meier J. G., Vollerin B. L., 16th Symposium (Int) on Combustion, p. 63,
The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa.. 1977.
103. Wroblewska V., Velkowski J., Wojeicki S., 16th Symposium (Int.) on Com-
bustion, p. 401 The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1977.
104. Gupta A. K., Tippetts J. R., Swithenbank J., 2nd European Combustion
Symposium, p. 690, Orleans, France, September, 1975.
105. Lilley D. G., AIAA Paper No. 74-527, Palo Alto, California, 17—19, June,
1974.
106. Lilley D. G-, AIAA Journal, 14, June, p. 749 (1976). [Имеется перевод:
Лилли. Простой метод расчета скоростей и давления в сильно завихрен-
ных течениях. — Ракетная техника н космонавтика, 1976, № 6, с. 57.]
107. Mather М. L.. McCallum N. R. L., Part 2: Enclosed Jets, J. Inst. Fuel, 40,
June, p. 238 (1967).
108. Gosman A. D., Pun W. M., Runchai A. K., Spaiding D. B.. Wolfstein M. W.,
Heat and mass transfer in recircuiating flows, Academic Press, London,
1969. [Имеется перевод: Численные методы исследования течений вязкой
жидкости. — М.; Мир, 1972 — 325 с.]
109. Khalil Е. Е., Spalding D В., Whitelaw J. Н., Int. J. Heat Mass Trans.,
18, p. 775, (1975)
110. Yoon H. K., Lilley D. G., AIAA Paper 83-0315, Reno, Nevada, 10 13, Ja-
nuary, 1983. See also: Abujelala M. T . Lilley Г). G., AIAA Paper 83-0316,
Reno, Nevada, 10—13, January, 1983. Rhode D. L.. Lilley D. G., McLaugh-
lin D. K., ASME J. of Fluids Eng.. 104, p. 378 (1982). Rhode D. L, Lil-
ley D. G., McLaughlin D. K„ AIAA Paper 82-0177, Orlando, Florida, 10—
12, January. 1982.
111. Lilley D. G., Rhode D. L., A computer code for swirling turbulent axi-
symmctric recirculating flows in practical isothermal combustor geometries.
NASA CR-3442. February, 1982.
112. Ramos J. 1. A numerical study of turbulent swirling flow's. Report CO/81/2,
Dept, of Meeh. Eng., Carnegie-Mel Ion Univ., Pittsburgh. Р? .. 1981.
113. Sturgess G. L., Syed S. A., Paper AIAA 82-0113, Orlando, Florida, 11—14,
January. 1982.
114. Khalil E. E„ Modeling of furnaces and combustors, Abacus Press, Tunbrld-
ge-Wells, England, 1982.
568
Литература
115. Pun W. M., Spalding D. В., 18th International Astronautical Congress,
Poland, 1967, Proceedings, Pergamon Press/PWN Polish Scientific Publi-
cations, p. 3, 1968.
116. Roberts L. W., Turbulent swirling flows with recirculation. Ph. D. Thesis,
Imperial College, London University, 1973.
117. Schorr C. J., Worner G. A., Schimke J., 14th Symposium (Int.) on Com-
bustion, p. 567, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1973.
118. El-Mahallawy F. M., Lockwood F. C., Spalding D. B., Combustion and
Flame, 23 (1974).
119. Lilley D. G., Acta Astronautica, 1, p. 1129 (1974).
120. Scaccia C., Kennedy L. A., AlAA Journal, 12, 9, September, p. 1268 (1974).
[Имеется перевод: Скассия K-, Кеннеди Л. А. Расчет двумерных хими-
чески реагирующих течений. — Ракетная техника и космонавтика, 1974,
№ 9, с. 130.]
121. Anasoulis R. F., McDonald Н., Buggeln R. С., Development of a combus-
tor flow analysis. Part 1: Theoretical Studies, Tech. Report No. AFAPL-TR-
73-98, Part 1, Air Force Aero Prop. Lab., Air Force Systems Command,
Wright-Patterson AFB, Ohio, January, 1974 (see also Part 2 and 3).
122- Kubo I., Gouldin F. C., J. of Fluids Eng., September, p. 310 (1975).
123. Netzer D. W., Modeling solid fuel ramjet combustion, Presented at 13th
JANNAF Combustion Meeting, Naval Postgraduate School, Monterey, Ca-
lifornia, 13—17, September, 1976.
124. Schulz R. J., Ph. D. Thesis, University of Tennessee, June, 1976.
125. Peck R. E., Samuelsen G. S., 16th Symposium (Int.) on Combustion,
p. 1675, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1977.
126. Beltagui S. A., McCallum N. R. L., J. Inst. Fuel, 49, p. 193 (1976).
127. Emissions from Continuous Combustion Systems, Cornelius W., Ag-
new W. G. (eds.), Plenum Press, New York, 1972.
128. Gibson M. М.» Morgan В. B., j. Inst of Fuel, 43, p. 517 (1970).
129. Crowe С. T., Pratt D. T., Gross characterization of mixing in combustion
chambers based on a fluid dynamical model, Paper at CI/ESS Fall Tech.
Meeting, 5—6, November, 1970.
130. Harlow F. H„ Amsden A. A., J. of Comp. Phys., 8, p. 197 (1971).
131. Wieber P. R., Numerical studies of unsteady two-dimensional subsonic
flows using the ICE method, TM X-68288. NASA, August. 1973, (N73-
31240).
132. Novick A. S., Miles G. A., Lilley D. G., J. of Energy 3, 2, March — April,
p. 95 (1979).
133. Wuerer J. E., Samuelsen G. S., AlAA Paper 79-0215, New Orleans, Loui-
siana, 15—17, January, 1979.
134. Novick A. S., Miles G- A., Lilley D. G., J. of Energy 3, 5, September —
October, p. 257 (1979).
335. Gosman A. D., Pun W. M., Calculation of recirculating flows. Report No.
HTS/74/2, Dept, of Meeh. Eng., I. C London, 1974
136. Hutchinson P., Khail E. E., Whitelaw J. H., J. of Energy, 1, 4, July —
August (1977).
137. Owen F. K., AlAA I., 14, 11, November (1976). [Имеется перевод: Оу-
эн Ф. К. Экспериментальное исследование характеристик турбулентной
струн с возвратным течением. — Ракетная техника н космонавтика, 1976»
№ 11, с. 64 ]
138. Habib М. A., Whitelaw J. Н., ASME Paper No. 79-WA/FE/2I, New York,
2—7, December, 1979.
139. El-Banhawy Y„ Whitelaw J. H-, AlAA J., 18, 12, December, p. 1503
(1980).
140. Srinivasan R_, Mongia H. C., Numerical computations of swirling recir-
culating flow's, Final report, NASA-CR-165196, September, 1980.
341. Vu В T., Goulding F. C., AlAA Paper No. 80-0076, Pasadena, Ca., 14—
16, January, 1980.
Литература 569
142. Syed S. A., Sturgess G. J., in Momentum and Heat Transfer Processes
in Recirculating Flows, ASME HTD, 13, p. 71, 1980.
143. Sturgess G. J., Syed S. A., Sepulveda D., ASME Symp. on Fluid Mecha-
nics of Combustion Systems, Boulder, Colorado, 22—24, June, 1981.
144. Johnson В. V., Bennett J. C., fbid, p. 145.
145. Ramos J. I., Exhaust gas emissions from a swirl stabilized combustor,
Report CO/81/3, Dept, of Meeh. Engng., Carnegie-Mellon Univ., Pittsburgh,
Pa., 1981.
146. Gupta A. K-, Beer J. M., Louis J. F., Lilley D. G., Busnaina A. A., 19th
Symposium Engineering Aspects of MHD, p. 16.6.1, Univ, of Tennessee,
15-17, June, 1981.
147. Lilley D. G-, Busnaina A. A., Gupta A. K., Paper No. AlAA 82-0984, St.
Louis, Missouri, 7—11, June, 1982.
148. Lilley D. G., Rhode D. L., Samples J. W., AlAA Paper No. 81-1485, Co-
lorado Springs, Co., 27—29, July, 1981.
149 Rhode D. L, Ph. D. Thesis, School of Meeh, and Aero. Eng., Oklahoma
State Univ., Stillwater, OK, 1981.
150. McGuirk J. J., Taylor A. M. К. P., Whitelaw J. M., Paper presented at
Third Symposium on Turbulent Shear Flows, UC Davis, C. A., September,
1981.
151. Bradshaw P., ASME J. of Fluids Eng., 97, p. 146 (1975).
152. Launder В. E., Turbulence transport models for numerical computation of
complex turbulent flows. Course Notes, Manchester University, 1977. See
also. Launder B E., Progress in the modeling of turbulent transport. Cour-
se Notes, McGill Univ., Montreal, Canada, 4—6, August, 1976.
153. Fluid Mechanics of Combustion (Papers presented at Conference held In
Montreal, Canada, 13—15, May, 1974, Dussourd J. L., Lohmann R. Р.»
Uram E. M. (eds.), ASME Book No. 100034, 1974.
154. Fluid Mechanics of Combustion Processes, Meeting of Combustion
[nst./Central States Section, 28—30, March, 1977.
155. Turbulent Combustion. Prog, in Astro, and Aero., Kennedy L. A. (ed.), 58,
AlAA, New York, 1978. (Papers presented at AlAA 15th Aero. Sci. Mee-
ting, held in Los Angeles, 24—26, January, 1977).
156. Vortex Flows, Swift W. L., Barna P. S., Dalton C. (eds.), Proc, of ASME
Conference, Chicago, Illinois, 16—21, November, 1980.
157. Colloqium on Turbulent Combustion Processes, Murthy S. N. B. (ed.), ONR,
held at Sandia Labs., Livermore, Ca., 28—30, January, 1981.
158- Fluid Mechanics of Combustion Systems, Proc, of ASME Conference, Mo-
rel T., Lohmann R. P., Rackley J. M. (eds.), Boulder. CO, 22—24, June,
1981
159 Prediction of Turbulent Reacting Flows in Practical Systems, Proc of
ASME Conference, Morel T. (ed.), Boulder, CO. 22—24, June, 1981.
К ГЛАВЕ 5
1 Morse О. M., US Patent No. 39219, Knickerbocker Co., Jackson, Missis-
sippi, 1886.
2. Prandtl, German Patent No. 134360, MAN, Nurenberg, 1901.
3. Batel W. Dust Extraction Technology, Technicopy Ltd., Glos., England,
1976.
4. Ter Linden A. J., Proc. Inst. Meeh. Eng., London, 130, p. 223 (1960).
5 Schneider F. B., General Electric Review, USA, 52, 2, February, p. 22
(1960)
6. Najim S. E., Ph. D. Thesis, University of Wales, 1979.
7. Walton W H., Cyclone dust separators: Chapter 7 in Dust control and
air cleaning by R. G Dorman, Pergamon Press, 1974.
570 Литература
8 Leith D , Mehta D., Atmos. Environment. Pergamon Press. 7. p 527
(1973).
9. 1CI Gas Cyclone Brochure, ICi Engineering Report, 1955.
10. Ebbenhorst Tengbergen H. J., Ingenier, 77, 2, January, 8. p. W1 (1965).
11. Littlejohns R. F., Smith B., Proc. Inst. Meeh. Eng., London, Environmen-
tal Science and Technology Section, 192, 22, p. 243 (1978).
12. Browne J. M., Strauss W., Atmos. Environment, 12, p. 1213.
13. Stem А. С.» Caplan K. J., Bush P. D., — Cyclone Dust Collectors. Amer.
Petroleum Inst., New York, 1955.
14. Whiton L. C., ASME Transactions, 63, No. 3, April, p. 215 (1941). See also
discussions on p. 213.
15. Briggs L. W., Amer. Inst. Chem. Engrs. Transactions, 42, 3, p. 511 (1946).
16. First M. W., Silverman L., Heating and Ventilation, 45, 7, p. 80 (1948).
17. First M. W., ASME Meeting, Paper No. 49-A-127, 27, November-2, Decem-
ber, 1949.
18. Stairmand C. J., Engineering, 168, 4369, October, p. 409 (1949).
19. Alexander R. M., Australian Inst, of Mining and Metallurgy Proceedings,
No. 152-153, p. 203, March — June, 1949.
20. Monroe L., Heating and Ventilation, 47, 12, December, p. 63 (1950).
21. Ter Linden A. J., ASME Meeting, 30—31, October, Paper No. 52-FU-L
1952.
22 Stairmand C. J., Inst. Chem. Eng. Transactions, 29, 3, p. 356 (1951).
23. Krebs J. R.., Binder R. C., Combustion, 23, 12, June, p. 45 (1952).
24. Stairmand C. J., Kelsey R. M.. Soc. Chem. Industry, 42, 15, October, p 1234
(1955).
25. Weber H. E., Keenan J. H., ASME Transactions, J. App. Meeh., 24, 1, p. 16,
March (1957).
26 Caplan K. J., Air Engineering, 6, 9, September, p. 28 (1964).
27. Phillippi J. F., Naisch C. L., Chem. Eng. Progress, 59, 11, November, p. 66
(1963).
28. Subramanyam M. V., Kuloor N. R., Indian Journal of Technology, 3, 6»
June, p. 187 (1965).
29. Subramanyam M. V., Kuloor N. R., Indian Journal of Technology, 2, 10,
October, p. 321 (1964).
30. Sproull W T., J. Air Pollution Control Assoc., 16, 8, August, p. 439
(1966).
31 Ebert F, Staub-Reinhaltung der Luft, 29, 7, July, p. 266 (1969).
32. Breuer II., Symposium on Inhaled Particles and Valours, p. 453, C. N. Da-
vies (ed.), Pergamon Press, Oxford, 1961.
33. Muschelknautz E., Staub Reinhaltung der Luft, 30, 5, May, p. 187 (1970).
34. Welsey R. A., Mayfield W D., McCaskill O. L., ASAE Meeting, Paper No.
70-848, Chicago, 8—11, December, 1970.
35. Thompson B. W., Strauss W., Chern. Eng. Set., 26, 1, January p. 125
(1971).
36. Cheremisinoff P. N., Plant Engineering, 28, 14, 11, July p. 69 (1974).
37. Cheremisinoff P N., Plant Engineering, 28, 15, 25, July p. 75 (1974).
38. Ciliberti D F., Lancaster B. S., Chem. Eng. Sci„ 31, 6, p 499 (1976)
39. Avant R. V., Sorenson J. W., ASAE Winter Meeting, Paper No. 76-3543,
Chicago, 14—17, December, 1976.
40 Rajagopalan S., Basu S. K-, Chem. Age, India, 27, 1. January, p 42
(1976).
41. Usman S., Chem. Age, India, 27, 1, January, p. 55 (1976).
42. Doerschlag C., Chem. Eng., 84, 4, 15, February, p. 64 (1977)
43 Koch W H, Chem. Eng., 84, 24, 7, November, p. 80 (1977).
44. Horzella T. 1 . Chem. Eng.. 85. 3, 3. January, o. 84 (1978).
45. Beedkmans J. M., Kim C. J„ Can J., Chem. Eng., 55, 6, December, p. 640
(1977).
Литература
571
46. Saxlund, Brochure on Wet Separation, Akland, Norway.
47. Smith J. L., J. Basic Eng., Irans. ASME, D84, p. 602 (1962).
48. Smith J. L, /. Basic Eng., Trans. ASME, D84, p. 609 (1962).
49. Matsnev V. V., Ushakov S. G , Thermal Eng., 23, 9, p. 64 (1976). [Cm.:
Мацнев В. В, Ушаков С. Г. Эффективность прямоточных циклонов. —
Теплоэнергетика, 1976, № 9, с. 80.]
50. Dement’ev В. A., Malinin Yu. L, Thermal Eng., 21, 9, p. 109 (1974). [Cm.:
Дементьев Б. A. Малинин Ю. И. Экспериментальное исследование цен-
тробежного пароводяного сепаратора. —Теплоэнергетика, 1978, № 9, с. 78.]
51. Hochstrasser J. М_, Ph. D. Thesis, Univ, ot Cincinnati, Ohio, USA, 1976.
52. Schmidt K. R., Staub-Reinhaltung der Luft, 23, 11, p. 491 (1963). (CEGB
Info. Services Translation No. 3863)
53. Kein H., Staub-Reinhaltung der Luft, 23, 11, p. 501 (1963).
54. Nickel W., Staub-Reinhaltung der Luft, 23, 11, p. 509 (1963).
55. Klein H, Keram Z., Staub-Reinhaltung der Luft, 8, p. 479 (1968).
56. Kelsail D. F., Trans. Inst. Chem. Eng., 30, 2, p. 87 (1952).
57. Rietema K-, Liquid Solids separation in a cyclone — the effect of turbu-
lence on separation, Proc. Symposium on Interaction Between Fluids and
Particles, London, June, 1962.
58. Leith D., Licht W., AlChE Symposium Series, 68, 126 p. 126 (1972).
59. Koch W. H , Leith D„ Chem. Eng., 7, November, p. 81 (1977).
60. Kalen B., Zenz F. A., AlChE Symposium Series, 70, 137, p. 388 (1976).
61. Zenz F. A., Ind. Engr. Chem. Fund., 3, p. 65 (1964).
62. Syred N., Веёг J. M_, Proc. 2nd JSME Symposium on Fluid Machinery
and Fluids, p. Ill, Tokyo, September, 1972.
63. Applegate M., Proc. Conference on Cooling of Airborne Electrical Equip-
ment, 21, 2, Engineering Series, p. 207, Ohio State University, July, 1952.
64. Takahama H., Kowashima V L, Faculty of Engineering Memoirs, Nagoya
University, 12, 2, November, p. 227 (1960).
65 Torocheshnikov N. S., Leites I L., Brodyanskii V., Soviet Physics — Tech.
Phys., 3, p. 1144 (1959).
66. Su’bulkin M„ J. Fluid Meeh., 12, 2, p. 270 (1962).
-67. Deissler R. G., Perimutter M., Inti. I. Heat and Mass Transfer, 1, p. 173
(1960).
-68. Suzuki M, Scientific Papers Institute Physics and Chemistry Research, To-
kyo, 54, I, p. 44 (I960).
69. Syred N.. Веёг J. M., Comb, and Flame, 23, p. 143 (1974).
70. Agrest J., Institute Francais des Combustibles et de 1’Energle, p. 543,
1964.
71. Agrest J., J. Inst., F., 38, August., p. 344 (1965).
72. Schmidt K. R., V. D. I.-Berichte, 146, p. 90 (1970).
73. Baluev E. D., Troyankin Y. V., Thermal Eng., 14, 1, p. 84 (1967). [См.:
Балуев E. Д., Троянкин Ю. В. Исследование аэродинамической структуры
газового потока в циклонной камере. — Теплоэнергетика, 1967, № I,
с 63]
74 Baluev Е. D., Troyankin Y. V, Thermal Eng., 14, 2, р. 99 (1967). [См.:
Балуев Е. Д., Трояикии Ю. В. Влияние конструктивных параметров иа
аэродинамику циклонных камер. — Теплоэнергетика, 1967. № 2, с. 67.]
75. Troyankin Y. V., Baluev Е D„ Thermal Eng., 16, 6, р. 45 (1969). [См.:
Балуев Е. Д., Трояикии К). В Аэродинамическое сопротивление и совер-
шенство циклонной камеры. — Теплоэнергетика, 1969, № 6. с. 29]
76. Kalishevskii L. L., Ganchev В G.. Thermal Eng., 12, 6, р. 75 (1965). [См.:
Калишевский Л Л. Гаичев Б Т. Исследование процесса горения в го-
ризонтальной циклонной топке с жидким шлакоудалением.— Теплоэнер-
гетика, 1965. № 6, с. 75 ]
77 Kalishevskii L. L.. Ganchev В. G., Thermal Eng., 13, 8, р. 101 (1966). [См.:
Калишевский Л. Л, Гаичев Б Т Исследование аэродинамической струк-
672
Литература
туры циклонных топок прн горении твердого топлива. — Теплоэнергетика,
1966, № 8, с. 72.]
78. Kaiishevskii L. L., Ganchev В. G., Thermal Eng., 14, 2, p. 70 (1967). [Cm.:
Калишевский Л. Л., Ганчев Б. T- Исследование структуры циклонного
процесса при сжигании твердого топлива. — Теплоэнергетика, 1967, № 2,
с. 46-1
79 Gupta А. К., Khan Н., Веёг J. М., Lilley D. G., Paper No. 81-0044, AIAA
19th Aerospace Sciences Meeting, St. Louis, Missouri, January, 1981.
80. Katsnelson В D., Bogdanov B. A., Thermal Eng., 17, 4, p. 82 (1970).
[Кацнельсон Б. Д., Богданов Л. А. Аэродинамические характеристики вер-
тикальной циклонной топки с верхним выводом газа. — Теплоэнергетика,
1970, № 4, с. 54.]
81. Kaiishevskii L. L., Ganchev В. G-, Thermal Eng., 13, 21, р. 22 (i963).
82. Chernavskii S. Y„ Marshak Y. L., Thermal Eng., 12, 9, p. 11 (1965). [Cm.:
Чериавский С. Я., Маршак IO. Л. Экспериментальное исследование топоч-
ного процесса при сжигании антрацитового штыба. — Теплоэнергетика,
1965, № 9, с. 8 ]
83. Marshak Y. L., Chernavskii S. Y., Kuraev Y. F., Thermal Eng., 14, II,
p. 84 (1967). [См..- Маршак Ю Л., Кураев Ю. Ф., Чериавский С. Я. Ис-
следование сжигания антрацитового штыба в вертикальной циклонной
предтопке большой мощности. — Теплоэнергетика, 1967, № 11, с. 59.]
84. Marshak Y. L., Mansurov V. I„ Thermal Eng., 15, 2, p. 26 (1968).
85. Semenov V. S., Semenenko N A., Thermal Eng 16, 12, p. 108 (1969).
86 Mansurov V. I., Kuraev Z. F., Marshak Y. L„ Suckkov S. I., Thermal Eng.,
17, 10,p. 55 (1970). [См.: Мансуров В. И., Кураев Ю. Ф., Маршак Ю Л.г
Сучков С. И. Исследование сжигания бурых углей в вертикальных циклон-
ных предтопках с тангенциальным вводом топлива и воздуха. — Тепло-
энергетика, 1970, № 10, с. 37.]
87. Tager S. A., Thermal Eng., 18, 7, р. 120 (1971) [См.: Тагер С. А. Расчет
аэродинамического сопротивления циклонных камер сгорания. — Тепло-
энергетика, 1971, № 7, с. 88 ]
88. Ustimenko В. Р.. Bukham М. A., Thermal Eng., 15, 2, р. 64 (1968). [См.:
Устименко Б. П., Бухмаи М А. Турбулентная структура потока в цик-
лонной камере. — Теплоэнергетика, 1968, № 2, с. 64.]
89. Motin G. I., Brishutin К. S., Thermal Eng., 23, 7, р. 25 (1976). [См.: Мо-
тни Г. И., Брншутин К- С. Тепловая работа циклонных предтопок ппи
Казиых методах ввода и распиливания мазута. — Теплоэнергетика, 1976»
Г» 7, с. 40 ]
90. Polumordvinova I. G., Chernov A. G., Thermal Eng., 22, 1, р 37 (1975).
[См.: Полумордвииова И. Г., Чернов А Г Экспериментальное и анали-
тическое исследование динамики парогенератора с циклонными предтоп-
ками с учетом изменения теплоотдачи по высоте топки. — Теплоэнерге-
тика, 1975, № 1, с 30.]
91. Basina I. Р., Tonkonogh А. V., Thermal Eng., 20, 12, р. 40 (1973). [См.г
Басина И. П.» Тонконогий А. В. Влияние структуры потока иа развитие
горения дисперсного твердого топлива в циклонной камере. — Теплоэнер-
гетика, 1973, № 12, с. 40 ]
92. Basina I. Р., Tonkonogh А V., Korneev В N., Thermal Eng 21, 3, р. 99
(1974). [См.: Басина И. П., Тонконогий А. В., Корнеев Б. Н. Движение
горящих частиц в циклонных технологических камерах. — Теплоэнерге-
тика, 1974, № 3. с. 72 ]
93. Glebov V. Р., Motin G I., Yakhilevich F. М., Fedyunin L. A., Thermal
Eng., 22, 3, p. 8 (1975). [См.: Глебов В. П„ Мотни Г. И., Яхилевич Ф М.,
Федюиин И. А. Образование окислов азота в продуктах сгорания при
циклонном сжигании мазута. — Теплоэнергетика, 1975. № 4, с. 9 ]
94 Tager S. A., Motin G. [., Talumaa R. Y., Kalmaru A. M., Galyaenko A. B.,
Thermal Eng., 18, 4, p. 80 (1971). [См. Тагер С. А., Талумаа P. Ю.,
Литература
573
Калмару А М., Казакова Н А. Исследование двухступенчатого циклон-
ного сжигания высокосернистого мазута с подавлением образования NO3
и SO3.—Теплоэнергегика. 1976, № 12, с. 34]
95 Tager S. А.» Talnmaa R. Y.. Kalmaru А. М., Kazakova N. A., Thermal
Eng., 23, 12, р. 31 (1976).
96. Haveman Н. A,, National gas turbine establishment, Ministry of Supply,
UK, Report No. R53, 1949.
97. Stambuleanu A., Flame combustion processes in industry. Abacus Press,
Tunbridge Wells, England, 1976.
98 Hurley E. G., Conference on Incinerati on of Municipal and industrial
Waste, Paper 15, p 259. The Institute of Fuel, Brighton, 1969.
99 Syred N., Dahmen K. R., 2nd European Symposium on Combustion, p. 414,
Orleans, France, 1975.
100. Styles A. C., Syred N , Najim S. E.t J. Inst. E., December, p. 159 (1979).
101. Gupta A. K-, Tippetts J. R., Suithenbank J., 2nd European Symposium on
Combustion, p. 690, Orleans, France, September, 1975.
102. Syred N_, Dahmen K. R., Styles A. C., Najim S. E., J. Inst. Fuel, 50, 405,
p. 195 (1977).
103 Tsarev V. K., Troyankin Y V., Thermal Eng., 18, 12, p. 84 (1971). [Cm.:
Царев В. K-, Троянкин Ю В. Влияние конструктивных параметров коль-
цевого циклона и неизогермичности потока на поле скоростей. — Тепло-
энергетика, 1971, № 2, с. 57.]
104. Beltagui S. A., McCallum N. R. L., J. Inst. F., 49, 401, December, p. 193
(1976).
105. Lowe T. M., Private Communications, 1977.
106. Dahmen K. R., Continental Carbon Co., Unpublished work, 1978.
107. Vonnegut B., J. Acous. See., 26, p. 18 (1954).
108. Chanaud R. C., J. Acous. Soc.t 35, p. 033 (1963)
109- Cassidy J J., Falvey H. T., J Fluid Meeh., 41, 4, p 727 (1970)
110. Bruun H. H., Ph. D Dissertation (in Danish), Fluid Mechanics Dept, Tech-
nical University, Denmark, 1967.
Ill. Metenin V I., Soviet Physics—Tech. Phys., 5, February, p. 1025 (1961).
112. Sarpkaya T., J. Fluid Meeh., 45, 3, p. 545 (1971).
113. Weller A. E., Dennis W. R., Putnam A. A., The development of a surface
hardening burner with a high rate of heat transfer resulting from a self
generating osciilation, final Batteile Report to the Cincinnati Milling Ma-
chine Company, September, 1955.
114. Putnam A A, Private Communications, Batteile Memorial Institute, Co-
lumbus, Ohio, 1973. See also: Gupta A. K-, Веёг J. M., Louis J. F., Lil-
ley D. G., Busnaina A A., 19th Symposium on Engineering Aspects of
Magnetohydrodynamics, University of Tennessee Space Institute, 15—17,
June, 1981.
115. Syred N., Hanby V. I., Gupta A. K„ J. Inst. Fuel, 46, p. 402 (1973).
116. Agrest J., Private Communications, Buenos Aires, Argentina, 1974.
117. Asquith R., Ph. D. Thesis, Dept of Meeh. Eng., Univ, of Sheffield, 1974.
118. Gupta A. K., Lilley D. G., Fiowfield modeling and diagnostics. Abacus
Press, Tunbridge Wells, England, 1984.
119. Crowe С. T. Pratt D. T., CI/WSS Spring Tech. Meeting, Paper 72-5, Univ,
of Washington, Seattle, 24—25, April, 1972. See also: Computers and Flu-
ids, 2, p. 249 (1974).
120. Crowe С. T., 25th Heat Transfer and Fluid Mechanics Institute, p. 214,
A. A. McKillop, J. W. Baughn, H. A. Dwyer (eds ), Stanford University
Press, Stanford, California, 1976
121. Gibson M- M., Morgan В В., J. Inst, of Fuel, 43, p. 517 (1970).
122. Busnaina A A., Lilley D. G., ASME Symposium on Fluid Mechanics of
Combustion Systems, Boulder, Colorado, 22—24, June, 1981.
574
Литература
123 Hirt С W., Nichols В D., Romero N. C., SOLA — A numerical solution al-
gorithm for transient fluid flows, Report LA-5852, Los Alamos Scientific
Laboratory, Los Alamos, N, Mex., 1975.
124. Ustimenko В P., Bukhman M. A., Thermal Eng., 15, 2, p. 90 (1968).
125. Khalil E. E., Joint ASME/AlChE 18th National Heat Transfer Conference,
Paper No. 79-HT-31, San Diego, CA, 6—8. August, 1979. See also: Mo-
deling of furnaces and combustors. Abacus Press, Tunbridge Wells, Eng-
land, 1982.
126. Gosman A. D., Pun W. M., Lecture Notes for Course Entitled Calculation
of Recirculating Flows, Report HTS/74/2, Dept, of Mechanical Enginee-
ring, Imperial College, London, 1974.
127. Pope S B., J. Fluid Meeh., 72, p. 331 (1975).
128. Gupta A. K., Beer J. M., Louis J. F., Busnaina A. A., Lilley D. G., ASME
Symposium on Fluid Mechanics of Combustion Systems, Boulder, Colo-
rado, 22—24, June, 1981.
129. Boysan F., Swithenbank J., Report HIC 360, Dept, of Chemical Enginee-
ring and Fuel Technology, Sheffield Univ., September, 1980. Presented at
ASME Winter Annual Meeting, Chicago, fL, November, 1980.
130. Boysan F., Erdogan E., Ewan В. C. R.. Swithenbank J., Numerical predic-
tion of strongly swirling confined turbulent flows with an algebraic Rey-
nolds stress closure. Report No. HIC 365, Dept, of Chemical Engineering
and Fuel Technology, Sheffield Univ., January, 1981.
131. Boysan F., Ayers W. M., Swithenbank J., Pan Z., AlAA Meeting, Paper
81-0324, St. Louis, Missouri, 12—15, January, 1981.
132. Boysan F., Swithenbank J., Numerical prediction of confined vortex flows,
Proc. Numerical Methods in Laminar and Turbulent Flow Conference, Ve-
nice, July, 1981. Available as Rq>ort HIC 370. Dept, of Chem. Eng. and
Fuel Tech., Sheffield University, England, 1981.
133. Bovsan F., Avers W H., Swithenbank J., Cyclone design fundamentals,
HIC Report, Dept, of Chem. Eng. and Fuel Tech., Sheffield Univ., Eng-
land, 1982.
134. Kwok С. K., Private Communication, 1981.
135. Vatistas G. H. M., Eng. Thesis, Concordia Univ., Montreal, Canada, 1980.
136. Lilley D. G., Vatistas and Kwok С. K. Computational flow prediction in
cyclone chambers. Work in progress, 1981
137. Vortex Flows, Swift W. L., Barna P. S., Dalton C. (eds.). Book of papers
presented at ASME Winter Annual Meeting, 16—20, November, 1980,
ASME Publication. New York, 1981.
138. Kerrebrock J. L., Meghreblian R V, /. Aerospace Sci., 28, 9, September
p 710 (1961)
139. Rosenzweig M. L., Ross D. H., Lewellen W. S., J. Aerospace Scl., 29, 9,
September, p. 1142 (1962).
140. Rosenzweig M L.. Lewellen W. S., Ross D. H., AlAA Journal, 2, 12, De-
cember, p. 2127 (1964).
141. Ross D. H., An experimental study of secondary flow in Jet driven vor-
tex chambers, Aerospace Corporation. Report No. ATN-64(9227)-l, Clea-
ring House for Federal, Scientific and Technical Information of the US
Dept, of Commerce, Unclassified Report No. AD433052.
142. Gyarmathy В , AlAA Fluid and Plasma Dynamics Conference, Paper No.
68-694, Los Angeles, 1968.
143 Holman J. P., Moore G. D., Trans. ASME. J. Basic Eng.. Series D-J, 83, 4
P 632 (1961)
144. Trotter C., Secondary flow in vortices, Dept, of Fuel Tech, and Chem.
Eng., Sheffield Univ., Report No. HIC 79, 1966.
145 Travers A.. Experimental Investigation of radial Inflow vortex in jet in-
jection and rotating peripheral wall water vortex tubes. Report No. F-
910091-14 by the United Aircraft Corporation under Contract No. NASW-
Литература
575
847 for NASA, Available from the Clearing House for Federal, Scientific
and Technical Information.
146. Roschke E. J., Flow-Visualization studies of a confined jet-driven water
vortex, Jet Propulsion Lab., Pasadena, Ca., TR32-1004. 15, September,
1966. See also-. Report No. TR32-982, 15, October, 1966.
147. Gupta Л. К.» Styles A. C., Beer J. M., Evaporation-Combustion of fuels,
Advances in Chemistry Series, 166, p. 93 (1978).
148 Anderson O. L., Theoretical effect of Mach number and temperature gra-
dient of primary and secondary flows in a jet-driven vortex. Tech. Report
No. RTD TDR-63-1098, Research and Technology Division Edwards AFB,
Ca. Prepared by the United Aircraft Corporation Research Laboratories.
149. Ranque G. J., J. Phys Radium, 4, Series Vfl, 6, (No. 342, Bulletin Bi-mcn-
sual), p. 1125 (1933).
150. Eckert E. R.G., Harnett J. P., Trans. ASME, 79, 1, p. 751 (1957).
151. Metcalf T. B., British Chem. Eng., 11, p. 584 (1966).
152. Bruun H. H., J. Meeh. Eng. Sci., 11, p. 567 (1969).
153. Van Deemter J. J., Applied Sci. Res., 3, sec. A., p. 174 (1972).
154. Deissler R. G., Permulter M., An analysis of the energy separation in la-
minar and turbulent compressible vortex flow, p 40, Heat Transfer and
Fluid Mechanics Institute, Univ, of California, Berkeley, June, 1958.
155. Lay J. E., J. Heat Transfer, Trans. ASME, Series C, 81, 3, p. 202 (1959).
156. Bruun H. H., Ph. D. Dissertation (in Danish), Fluid Mechanics Dept,Tech-
nical University, Denmark, 1967.
157. Metenin V. I., Soviet Physics—Tech. Phys., 5, February, p. 1025 (196i).
158. Romadin V. P., Thermal Eng., 20, 7, p. 79 (i973). [См.: Ромадин В П.
Топкн с угловыми тангенциальными горелками. — Теплоэнергетика, 1973,
№ 7, с. 55.]
159. Buetters К. A., Cogoli J. G., Habelt W. W., 15th Symp. (Int.) on Com-
bustion, p. 1245, The Combustion Inst., Pittsburgh. Pa., 1975.
160. Lowe A., Wall T. F., McStewart I., 15th Symp. (Int.) on Combustion,
p 1261, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1975.
161. Sittig M_, Incineration of industrial hazardous wastes and sludges, Noyes
Data Corp., Park Ridge, New Jersey, USA, 1979.
162. Toxic and hazardous waste disposal, R. B. Pojasek (ed ), 4 and 6, Ann
Arbor Science Publishers, Ann Arbor, Mf, 1980.
163. Kiang Y H., Hazardous waste processing technology, Ann Arbor Science
Publishers, i982.
164. Senkan S., Tech. Rev., December, 1981.
165. Senkan L, Gupta A K-, Valeiras H., ACS Meeting, Las Vegas, March/Ap-
ril, 1982.
166. Senkan S., Gupta A. K., Robinson J M., Combustion and Flame (1983).
167 Haynes B. S., Wagner H., Prog. Energy and Combust. Sci., November
(1981).
168 Wray S. W. Warwick M. G., US Patent 4043280. 23, August, 1977.
169 Dahmen K. R-, US Patent 4154567. 15, May, 1979.
170. Bernadiner M. N. et al., US Patent 3974021, 10, August, 1976
171. Syred N., Dahmen K. R., 2nd European Combustion Symposium, p. 414,
The Combustion Inst., Orleans, France, 1975.
172. Powers P. W., How to dispose of toxic substances and industrial was-
tes, Noyes Data Corp,, Park Ridge, HJ, 1976.
173. Scheifley J. C., Shields O. R., Bushby D. E., Dow Chemical Company. US
Patent 4125593, 14, November, 1978.
К ГЛАВЕ 6
1 Всёг J M., J. Inst. Fuel, July, p. 370 (1972).
2. Combustion Fossil Power Systems, Singer J, G. (ed,), Combustion Engi-
neering Inc., Windsor, CT, 1981.
576
Литература
3. Patankar S. V, Spalding D. B., J Inst Fuel, September, p. 279 (1973).
4. Lilley D. G., AIAA Journal, 15, August, p. 1063 (1977). [Имеется перевод:
Лилли. Обзор работ по горению в закрученных потоках. — Ракетная тех-
ника и космонавтика, 1977, № 8, с. 119.J
5. Davis R. М.. Оерреп В., J. Inst. Fuel, July, р. 383 (1972).
6. Fossil fuel fired industrial boilers — background information for propo-
sed standards, US Environment Protection Agency Report Research Trian-
ge Park, NC, June, 1980.
7. Beer J. M., Chigier N. A., Combustion Aerodynamics, Applied Science Pub-
lishers, London, 1972.
8. Godridge А. М.» Read A. W., Prog, in Energy and Combust. Sci., 4, p. 83
(1976)
9. Anson D., Boiler House Rev. Supplement, May, 1963.
10. Anson D., Modern powei station practice, Pergamon, 1971.
11. How M. E., Energy World, 13, p. 7 (1975).
12. McKenzie E. C., J. Inst. Fuel, 44, p 468 (1971).
13. Anson D., Tindall D_, J. Inst Fuel, 40, p. 551 (1967).
14. Johnson T. R., Beer J- M., J. Inst. Fuel, September, p. 301 (1973).
15. Beer J. M., Howarth C. R., 12th Symposium (Int.) on Combustion, The
Combustion Inst., 1968.
16. Beer J. M., J. Inst. Fuel, 35, p. 3 (1962).
17. Mok L., В S. Thesis, M. 1. Т.» May, 1980.
18. Hawthorne W. R., Weddei D. S., Hottel H. C., 3rd Symposium on Com-
bustion, p. 266, Baltimore, MA, 1949. [Имеется перевод: Гаусори В., Унд-
дел Д.» Хоттел Г Смешение и горение в турбулентных газовых струях.—
В ки.: Вопросы горения, Ч. 1. М.: ИЛ, 1953, с. 146.]
19. Syred N., Веёг J. М., Comb, and Flame, 23, р. 143 (1974).
20. Веёг J. М., Lee К. В., 10th Symposium (Int.) on Combustion, p. 1187, The
Combustion Inst., 1965. See also: Gupta et ai., ASME Symposium on Fluid
Mechanics of Combustion Systems, Boulder, CO, 22—24, June, 1981.
21. Zuber I., Koneeny V., Proc, of the 4th Symposium of Flames in Industry:
Predictive Methods for Industrial Flames, p. 19 (organized by British
Flame Research Commitee and Institute of Fuel), Imperial College, Lon-
don, 19—20, September, 1972.
22. Caretto L. S., Gosman A. D., Patankar S. V., Spalding D. B_, Proc, of 3rd
International Conference on Numerical Methods in Fluid Mechanics, 2,
p. 60, H. Cabanes, R. Teman (eds.). Springer-Verlag, W. Germany, 1973.
23. Patankar S V., Spalding D B., Paper in Proceedings of 4th Symposium
of Flames in Industry: Predictive Methods for Industrial Flames, organi-
zed by British Flame Research Commitee and Institute of Fuel, p. 13, Im-
perial College. London, 19—20, September, 1972.
24. Patankar S. V-, Spalding D. B., 14th Symposium (Int.)) on Combustion,
p. 604, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1973.
25. Patankar S. V., Spalding D. B., Simultaneous predictions of flow pattern
and radiation for three-dimensional flames, Paper in Heat Transfer in
Flames, Afgan N. H., Beer J. M. (eds.), p. 73, Scripta Book Company
(Hemisphere-Wiley), Washington D. C., 1974.
26. Patankar S. V., Numerical prediction of three-dtmensional flows, In Stu-
dies in Convection, Launder В. E. (ed), p. 1, Academic Press, London.
1975.
27. Patankar S. V., Spalding D. B., Int. I. of Heat Mass Transfer.15, p. 1787
(1972).
28. Caretto L. S., Prog, in Energy and Comb. Sci., 1, p. 47 (1976).
29. Abou Ellail M. M. M., Gosman A. D., Lockwood F. C., Megahed I. E. A.,
Description and validation of a three-dimensional procedure for combus-
tion chamber flows turbulent combustion, L. A. Kennedy (ed.), Progress
In Astronautics and Aeronautics, 58, p. 163, AIAA, New York, t978.
Литература
577
30. Pai В. R_, Bartelds H., Michel Felder S., Report on the M-3 Trials, Part Л,
Cold Heat Sink, An experimental investigation of the influence of opera-
tional and design variables on heat transfer to the furnace hearth, Inter-
natinoal Flame Research Foundation, Document No. F36/a/b, 1975.
31. Pai B. R., Michelfeider S., Spalding D. B., Int. J. of Heat Mass Transfer,
21, p. 571 (1978)
32. Petrash D. A? Diehl L. A., Jones R. E., Mularz E. J., Paper in Aeropro-
pulsion 1979 Conference, NASA-Lewis Research Center, Cleveland, Ohio,
15—16, May. 1979.
33. Stewart W. L. (Conference Chairman). Aeropropulsion 1979 Conference,
NASA Lewis Research Center, Cleveland, Ohio, 15—16, May, 1979.
34. Lefebvre A. H., 15th Symposium (Int.) on Combustion, p. 1169, The Com-
bustion Inst., 1975.
35 Mellor A. M., Prog, in Energy and Comb. Sci., 1, p. ill (1976)
36. Jones R. E„ Prog, in Energy and Comb. Sci., 4, p. 78 (1978). See also-.
Jones R. E., NASA TM 82627 and AIAA Paper No. A1AA-8I 1392, Colo-
rado Spring, Co., 27—29, July, 1981.
37. Bahr D. W., AIAA Paper No. 79-1197, Las Vegas, Nevada, 18—20, June,
1979.
38. Jones B., AIAA Paper No. 79-1196, Las Vegas, Nevada, 18—20, June, 1979.
39. Mularz E J., AIAA Paper No. 79-1318, Las Vegas, Nevada, 18—20, June,
1979.
40. Odgers J., 15th Sysposium (Int.) on Combustion, p. 1321, The Combustion
Inst., 1975.
41. Fundamentals of gas turbine combustion, A Workshop held at Lewis Re-
search Center, Cleveland, Ohio, 6 — 7, February, 1979.
42. Vincent M. W., Ph. D. Thesis, Sheffield University, England, 1973.
43. Felton P., Swithenbank J., Turan A., Archiwum Termodynamikl i Spala-
nia, 9, 2, p. 315 (1978).
44. Sturgess G. J., AIAA/SAE/ASME 16th Joint Propulsion Conference, 30
June — 2 July, 1980, Harford, Connecticut, Paper No. AIAA-80-1285.
45. Odgers J Kretschmer D., Gas turbine fuels and combustion, Text in pre-
paration, Energy and Engineering Science Series, Abacus Press, England,
1983.
46. Odgers J., Problems in future gas turbine combustors, (Jniversite Laval,
Faculte Des Siences, Laboratoire de Combustion, Report No. J. O. 82,
March, 1979.
47. Blazowski W. S., Maggitti L., Future fucis in gas turbine combustors,
Prog, in Astronautics and Aeronautics, 62, p. 21 (1977).
48. Lefebvre A H., Mellor A. M., Peters J. E., Prog, in Astronautics and Ae-
ronautics, 62, p. 137 (1977).
49.. Odgers J., J. of Can. Aero and Space, October, p. 339 (1970).
50. Gupta A. K., Swithenbank J., Веёг J. M., The potential appiicalion of mul-
ti-annular swirl burner to a gas turbine combustor. Paper presented at
the A. R. C. Comb. Sub-Commitee Meeting A. R. C. 36468, Comb. 186,
London, December, 1975.
51. Patankar S. V., Numerical heat transfer and fluid flow, Hemisphere-
McGraw-Hill, New York, 1980. [Имеется перевод: Патанкар С Числен-
ные методы решения задач теплообмена и динамики жидкости. — М-:
Энерго атом из дат, 1984 ]
52. Spalding D. В., Paper presented at AGARD Propulsion and Energetics
Panel, Liege, Belgium, 1—2, April, 1974, AGARD-CP 164, 1974.
53. Patankar S. V., Numerical prediction of three-dimensional flow's, paper in
Studies in Convection, Launder В. E. (ed.), 1, p. 1, Academic Press, Lon-
don, 1975.
54. Briley W. R., McDonald H., An implicit numerical method for the multi-
dimensional compressible Navier — Stokes equations, United Aircraft Re-
search Laboratories, Report M911363-6, November, 1973.
578
Литература
55. Gibeling Н. J., McDonald H., Briley W. R., Development of a three-dimen-
sional combustor flow analysis, Vol. II, Theoretical Studies, United Tech-
nologies Research Center, Report AF APL-TR-75-59, Vol. II. East Harford,
Connecticut, October, 1976.
56. Mongia H. C., Smith K. F., AIAA Paper 78-998, Las Vegas, Nevada, 25—
27, July, 1978.
57. Mongia H. C., Reynolds R. S., Combustor design criteria validation.
Vol. Ill —User's Manual, Report USARTL-TR-78-55C, US Army Research
and Technology Laboratory, Ft. Eustis, Virginia, February, 1979. See also:
Vols. I and II.
58. Reynolds R. S., Kuhn T. E., Mongia H C., An advanced combustor ana-
lytical design procedure and its applications in the design and develop-
ment testing of a premix/prevaporized combustion system, 1977 Spring
Tech. Meeting Central States Section of the Combustion Institute, NASA
Lewis Research Center, 28—30, March, 1977.
59. Patankar S. V., Spalding D. B., Heat and mass transfer in boundary lay-
ers, 2nd edn.. Intertext, London, 1970. [Имеется перевод; Патанкар C-,
Сполдинг Д. Тепло- и массообмен в пограничных слоях. — М.: Энергия,
1971.]
60. Serag-EIdin М. A., Ph. D Thesis, Imperial College, London, 1978.
61. Serag-EIdin M. A., Spalding D. B_, Trans. ASME, J. of Eng. for Power*
101, July, p. 326 (1979).
62. Jones W. P., Priddin C. H., I7th Symposium (Int.) on Combustion, The
Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1979.
63. Swithenbank J., Turan A., Felton P. G., Paper in Gas Turbine Combustor
Design Problems (a Project SQUID Workshop), Lefebvre A. H. (ed), He-
misphere— McGraw-Hill, New York, 1980.
64. Swithenbank J., Poll I., Vincent M. W., Wright D. D., 14th Symposium
(Int.) on Combustion, p. 627, The Combustion Inst., Pittsburgh, Pa., 1973.
65. Baker A. J., Zelazny S. W., COMOC: three-dimensional boundary region
variant, theoretical manual and users guide, NASA CR-132450, 1974.
66 Combustor Modeling, AGARD Conference Proceedings No. 275, February,
1980.
67. Turbulent Reacting Flow, Libby P. A., Williams F. A. (eds.). Topics in
Applied Physics, 44, Springer-Verlag, 1980.
68. May M_, US Patent 4000722, 4, January, 1977.
69. Dyer T. M_, Witze P. O., Johnson S. C., Smith J. R., AIAA 20th Aero-
space Sciences Meeting, Paper 82-0235, Orlando, Florida, 11—14, January,
1982. See also: Witze P. O., Paper at SAE Congress, Detroit M. 1., Feb-
ruary, 1982.
70. Heywood J. B., Prog. Energy and Combust. Sci., 1, p. 135 (1976).
71. Gat N., Kauffman C. W., Central States Section/Combuston Institute Mee-
ting, Purdue University, West Lafayette, Indiana, 3—4, April, 1978. See
also: Wheeler R. W., Central States Section/Combustion Institute Meeting,
Purdue University, West Lafayette, Indiana. 3—4, April, 1978.
72. Date T-, Yagi S., Ishizuya A., Fujii I., Research and development of the
honda CVCC engine, SAE West Coast Meeting, Anaheim, California, 12—
16, August, 1974.
73. Overington M. T., Haslett R. A., British Inst. Meeh. Eng., Stratifield
Charge Conference, Paper C253/76, London, England, November, 1976.
74. Gupta A. K., Lilley D. G., Flowfield modeling and diagnostics, Abacus
Press, Tunbridge Wells, England, 1983.
75. Henein N A., Prog. Energy and Combust. Sci., 1, p. 165 (1976).
76. Shahed S. M., Flynn P. F., Lyn W T., Central States Section/Combus-
tion Institute Meeting, Purdue University, West Lafayette, Indiana, 2—3,
April, 1976.
77. Walder C. J., SAE Automotive Engineering Congress, Detroit, Michigan,
Paper 730214, January, 1973.
Литература
579
78. Wilson R P., Muir E. B.f Pelliciotti F. A SAE Automotive Engineering
Congress, Detroit, Michigan, Paper 740123, February, 1974.
79. Torpey P. M., Whitehead M. J., Wright M., Inst. Meeh. Eng. Conference
on Air Pollution in Transport Engines, Paper Cl24/7, Solihull, England,
9—11, November, 1971.
80. Austen A. E. W., Priede T.: SAE International Automotive Engineering
Congress, Paper 1000A, Detroit, Michigan, January, 1965.
81 Anderton D., Baker J., SAE International Automotive Engineering Cong-
ress, Detroit, Michigan, Paper 730241, January, 1973.
82. Savery C. W., Matula R. A., Asmus T., SAE Automotive Engineering
Congress, Detroit, Michigan, Paper 740213, February—March, 1974.
83. Kendall D. A., Levins P. L., Leonards G-. SAE Automotive Engineering
Congress, Detroit, Michigan, Paper 740215, February — March, 1974.
84. Somers J. H, Kittredge G. D., Review of federally sponsored research on
Diesel exhaust odors, EPA Ann Arbor, Michigan, Report No. 71-75, for
presentation at the 64th Annual Meeting of the Air Pollution Control Aso-
ciation, Atlantic City, New Jercy, 27 June — 2 July, 1971.
85. Springer К J., Emissions from Diesel and stratified charge powered cars,
Report by Southwest Research Institute to EPA Contract No. PH 22-68-23,
Report 460/3-75-00-a, December, 1974.
86. Behrens H., 4th Symposium (Int.) on Combustion, p. 538, Williams and
Wilkens, 1952. [Имеется перевод: Береис Г Неустойчивость пламени и
механизм горения. — В кн.: Вопросы горения и детонационных волн.—
M.I Оборонгиз, 1958, с. 375.]
87. Peters J. A., Deangelis D. A., Hughes Т. W., An environmental assessment
of РОМ emissions from residential wood-fired stoves and fire places, 5th
International Symposium on Polynuciear Aromatic Hydrocarbons, Battle-
Columbus Laboratories, October, 1980.
88. Boni A. A., Chapman A„ Schneyer G. P., 5th International Colloquium on
Gasdynamics of Explosions and Reactive Systems, Bourges, France, Sep-
tember, 1975. Also: Acta Astronautics, 3. p. 28i, March— April (1976).
89. Hirt C. W., Amsden A. A , Cook J L., /. of Computational Physics, t4,
March, p. 227 (1974).
90. Boni A. A., Chapman M Cook J L., Schneyer G. P., 16lh Symposium
(Int.) on Combustion, p. 1527, The Combustion fnst, Pittsburgh, Pa.,
1977.
91. Boni A. A., Chapman М.» Schneyer G. P., ASME Paper No 75-WA/DGP-l,
1975.
92. Griffin M D., Diwaker R., Anderson J .D. (Jr.), Jones E, MAA Paper
78-57, Huntsville. Alabama, 16—18, January, 1978.
93. Gosman A D, Walkins A. P., Paper presented at ASME/Pcnnsvlvania
Stale University Symposium on Turbulent Shear Flows, p. 523, Held at
University, Pa., 18—30, April, 1977
94. Ramos J. L, Sirignano W. A., SAE Technical Paper No. 800284. Detroit,
25—29, February, 1980. See also: Ramos J. 1.. Sirignano W A., SAE Tech-
nical Paper No. 800286, Detroit. 25—29, February, 1980. See also: Ra-
mos J 1., Gany A., Sirignano W A.. Study of turbulence in a motored
four-siroke internal combustion engine, AIAA Journal, 19, May, p. 595
(1981) [Имеется перевод: Рамос Дж М„ Гейни А., Сириньяио В А.
Исследование турбулентности в цилиндре четырехтактного двигателя вну-
треннего сгорания. — Ракетная техника н космонавтика, 1981. № 7,
с 65.]
95. Dyer Т. М., Witze Р. О., Johnston S. С., Smith J. R., Paper AIAA 82-
0235, Orlando. Florida, 11—14, January, 1982.
96. Diwakar R., Anderson J D (Jr.), Griffin M. D„ Jones E., AIAA Journal,
14, December, p. 1667 (1976). [Имеется перевод: Днвакар, Аидерсои,
Грнффии, Джойс. Невязкие решения, описывающие поле течения в
580
Л итерагура
двигателе внутреннего сгорания. — Ракетная техника н космонавтика,
1976, № 12, с. 4.] See also'. Griffin М. D., Anderson J. D. (Jr.), DiwakarR.,
AlAA Paper No. 76-403, July, 1976. See also; AlAA Journal, 14, December,
p. 1665 (1976).
97. SA1/NSF(RANN) Workshop on the Numerical Simulation of Combustion
for Application to Spark and Compression Ignition Engines, Boni A. A.
(Chairman), La Jolla, Ca., 23—25, April, 1975.
98. Combustion modeling in reciprocating engines, Mattavi J. H., Amann Ch.
A. (eds.), Pienum Press, 1980.
99. Prediction of turbulent reacting flows in practical systems, Morel T. (ed.),
ASME Conference, Boulder, Co., 22—24, June, 1981. See also; Fluid me-
chanics of combustion systems. Morel T., Lohmann R. P., Rackley J. M.
(eds.), ASME Conference, Boulder, CO, 22--24, June, 1981.
100. Hinze J. O., Turbulence, McGraw-Hill, New York, 1975. [Имеется перевод:
Хинце Дж. Турбулентность. — М.. Физматгиз, 1963.]
101. Morse Р. М., Ingard К. U., Theoretical Acoustics, McGraw-Hlil, 1968.
102- Beranek L. L, Acoustics, McGraw-Hill, 1954.
103. Rayleigh, The theory of sound, Dover Publications, 1945. [Имеется пере-
вод: Рэлей. Теория звука.—М.: Гостехиздат, 1955.]
104. Fisher М. J., Lush Р. A., Review of Aerodynamic Sources of Sound, Noise
and the Industrial use of Fuel Symposium, Inst, of Fuel, Southampton, 7,
January, 1972.
105. Lighthili M. J., Proc. Roy. Soc., A211, p. 504 (1952). See also vols A222,
p. 1 (1954) and A267, p. 147 (1962).
106. Lighthill M. J., Jet noise, AlAA J., 1, p. 1507 (1963)
107. Laurence J. C., Intensity, scale and spectra of turbulence in the mixing
region of a subsonic jet, NACA Report No. 1292, 1956.
108. Putnam A. A., J. Acous Soc. Am., 43. 4, p. 890 (1968).
109. Giammer R. D., Putnam A. A., A. G. A. Catalog No. 00080, 1971.
110. Swithenbank J., AlChE Journal, 18, 3, p. 553 (1972)
111 Gupta A. K., Ph. D. Thesis, Sheffield University, Sheffield, 1973.
112. Syred N„ Hanby V. I.» Gupta A. K., J. Inst. F., December, p. 402 (1973).
113. Gupta A K-, Syred N., Beer J. M., App. Acoustics, 9, p. 151 (1976). See
also; 11, p. 35 (1978).
il4. Powell A , Aircraft Eng., 26, p. 2 (1954).
115. Gupta А. К., Веёг J M., Proc. Internoise 77, International Noise Control
Engineering Conference, p. B229, ETH, Zurich, March, 1977.
116. Strahle W. C„ Shivashankara В N., 15th Symposium (Int.) on Combus-
tion, p. 1379, The Combustion Inst., 1975
117. A. G. A., Research in the elimination of noise in industrial gas burner,
A. G. A Communication on Industrial Gas Burners, Report No. 692, 1932.
See also; Report No. 724, 1933.
118. Roberts J. P. Ph. D. Thesis, London University, 1972.
119. Smith T. J. B., Kiiham J K.. J. Acous. Soc. Am., 35, p. 715 (1963).
120. Thomas A., Williams G T, Proc. Roy. Soc., 294, p 449 (1966)
121. Hurle I R., Price R B., Sugden T M., Thomas A.. Proc. Roy. Soc., A303,
p 409 (1968).
122. Hurle I. R, Sugden T. M., Nutt G. В . 12th Symposium (Int.) on Combus-
tion, p. 387, The Combustion Inst., 1969
123. Powell A., J. Acous. Soc. Am., 35, p. 405 (1963).
124. Gupta A. K-, Syred N , Beer J M.. 15th Symposium (Int.) on Combustion,
p. 1367, The Combustion Inst., 1975.
125. Gupta A. K_, Syred N., Beer J. M.. Gas Warme International, 23, No. 2»
p 39 (1974).
126. Bragg S. L., Combustion noise, J. Inst. Fuel, 26, p. 12, (1963).
127 Strahle W C, J. F. Meeh.. 49, 2, p. 399 (1971)
128. Kotake S., Hatta K-. Bulletin JSME (Japan), 8, 30, p. 261 (1965).
Литература
58b
129. Smithson R. N., Foster В. J., Combustion and Flame, 9, p. 426 (1965).
130. Bertrand C., Michelfelder S., 16th Symposium (Int.) on Combustion,,
p. 1757, The Combustion Inst., 1977.
131. Gupta A. K-, Gas War me Iner national, January, p. 55 (1979).
132. Gupta A. K-, International Symposium on the Protection of Workers Aga-
inst Noise, Dresden, DDR, November, 1979.
133. Kilham J. K-, Smedley C., 2nd European Symposium on Combustion, p. 444,
Orleans, France, 1975.
134. Harris С. M., Handbook of noise control, McGraw-Hill Book, Co., New
York, 1975.
135. Poll I., Ph. D. Thesis, Sheffield University, 1972.
136. Gupta A. K., Sured N., Beer J. M., J Inst. Fuel, March, p. 119 (1973).
137 Briffa F. E. J., Romaine D. R., Comb. Sci and Tech., August (1973).
138. Fricker N., Flow and combustion phenomena in swirl stabilized gas and
oil diffusion flames, Paper VIII, IFRF Members Conference, Ijmuiden,
May, 1971.
139. Storey D. N., M. Sc. Dissertation, Sheffield University, 1976.
140. Gupta А. К., Веёг J. M., Swithenbank, 16th Symposium (Int.) on Combus-
tion, The Combustion Inst., 1977.
141. Palmer C. G., Oil combustion noise. Ph. D. Thesis, London University,
1971
142. Mehta G. K-, Ramachandra M. K., Strahle W. C., 18th Symposium (Int.)
on Combustion, The Combustion Inst., 1981.
143. Putnam A. A., Fischer R. D., Abrishaman M., ASME Paper No. 76-
WA/FU-1, 1976.
144 Barrere M, Wiliiams F. A., 12th Symposium (Int.) on Combustion, p. 165r
The Combustion Inst., 1969.
145. Briffa F. E. J., Clark C. J., Williams G. T., Combustion noise, Institute
of Fuel Symposium, Noise and the Industrial Use of Fuel, University of
Southampton, January, 1972.
146. Gaydon A. G., Wolfhard H. G., Flames, their structure, radiation and tem-
perature, p. 167, Chapman and Hall, London 1970. [Имеется перевод. Гей-
дои А. Г., Вольфгард X. Г. Пламя, его структура, излучение и темпера-
тура.— М.: Металлургиздат, 1959.]
147. Hall D. R., Diederichsen J., 4th Symposium (Int.), on Combustion, p. 837,
The Combustion Inst., 1953. [Имеется перевод: Холл Д_, Дидериксен Ж-
Эксперимеитальное исследование горения одиночных капель топлива в
воздухе при давлеинн до 20 атм. — В ки.: Вопросы горения и детона-
ционных волн М.: Оборонно, 1958 с. 594.]
148. Kaskan W. Е., 4th Symposium (Int.) on Combustion, p. 575, The Combus-
tion Inst., 1953. [Имеется перевод: Кэскаи В. Исследование вибрирую-
щих пламен. — В кн.: Вопросы горения н детонационных воли. М.: Обо-
роигиз, 1958, с. 399.]
149. Putnam A. A., Non-steady flame propagation. Chapter F, General Conside-
rations of Autonomous Combustion Oscillations, p. 183, Pergamon Press,
1964.
150. Toepier A., Ann. Phys., Llepzig, 128, p. 126 (1866).
151. Rayleigh J. W. S., Proc. Royal Soc., (London), 93, p. 148 (1916).
152. Putnam A. A., Dennis W. R., J. Acoust. Soc. Am., 28, p. 246 (1956).
153. Kilham J. K., Jackson E. G., Smith T. J B., 10th Symposium (Int.) on
Combustion, p. 1231, The Combustion Inst., 1965
154 Dorrestein W. R., /. Institute Fuel, 41, p. 387 (1968).
155. Swithenbank J„ Combustion instability in solid propellant rocket motors,.
Report No. HIC 100, Department of Fuel Technology and Chemical Engi-
neering, Sheffield University, 1969.
156 Chow C. J., J. Fluid Meeh., 38, Pt. 4, p. 843 (1969).
582
Литература
157 Bossel Н. Н., AIAA Journal, 11, 8. р 1161 (1973). [Имеется перевод:
Воссел X. X. Закрученные течения в трубках тока переменного сече-
ния.— Ракетная техника и космонавтика, 1973, № 8. s 132.]
158. Nishi М., Senoo Y., Bull. J SME, 17, 105, March, p. 326 (1974).
159. Jacobs J., Dr. Ing. Diss., Universitat Karlsruhe, 1974.
160. Jacobs J., Gumther R„ Forsch. Ing-Wes., 41, 3, p. 85 (1975)
161. Rhode D. L_, Lilley D. G., McLaughlin D K., ASME Fluid Mechanics of
Combustion System, p. 257, Boulder, Co., 22—24, June, 1981.
162. Chen Y. N., Verbrennungsinstabilitat infolge Gegenseitiger Von Drall-
stromungen, DVV-Kolloquium. Schwingungen ni Feuerramen, October, Bo-
chum, Germany, 1978.
163. Trien H A., A. R. S. Journal, 22, p. 256 (1952).
164. Marble F E., Sox D W„ A. R. S. Journal, 23, p. 63 (1953).
165. Lee Y. C., Gore M. R_, Ross C C„ A. R. S. Journal, 23, p. 75 (1953).
166. Ansoff H I., J. Applied Meeh., 71, p. 158 (1949).
167. Osborn J. R„ Zucrow M. J., Combustion pressure oscillations in liquid
propellant rocket motors, Technical Report 57-1, Contract No. ONR 39418,
Jet Propulsion Center, Purdue University, 1957.
168. Hadvig S., J. Inst. Fuel, October, p. 550 (1971).
169. Gupta A. K., Taylor D. S., Beer J. M_, Symposium on Turbulent Shear
Flows, Pennsylvania State University, April, 1977.
170. Gupta A. K., Tippetts J R_, Swithenbank J_, 2nd European Combustion
Symposium, p. 690, France, 1975.
171. Syred N., Dahmen K., 2nd European Symposium on Combustion, organized
by the European Section of the Combustion Inst., p. 414, Orleans, France,
1975.
172. Nhjim S. A., Ph. D. Thesis, University College, Cardill, Wales, United
Kingdom, August, 1979.
173. Suzuki M., Scientific Papers, Institute Physics and Chemical Research,
Tokyo, 54, 1, p. 44 (1960).
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
1. Гидродинамика и теплообмен закрученных потоков: Библиографический
указатель/Сост. Т. В. Сорокина. — Новосибирск: Инет, теплофизики СО
АН СССР, 1976.
2. Теория турбулентных струй/Под ред. Г Н. Абрамовича. — М.: Наука, 1984.
3. Абрамович Г. Н., Крашенинников С Ю., Секундов А. Н. Турбулентные
течения при воздействии объемных сил и неавтомодельности. — М.: Ма-
шиностроение, 1975.
4. Вулис Л. А, Ярин Л. П. Аэродинамика факела. — Л.: Энергия, 1978.
5. Пчелкии Ю. М Камеры сгорания газотурбинных двигателей. — М.: Маши-
ностроение, 1984-
6. Талантов А. В Горение в потоке. — М.: Машиностроение, 1978.
7. Баев В. К-, Головичев В. М., Ясаков В А Двумерные турбулентные те-
чения реагирующих газов. — Новосибирск: Наука, 1976.
8. Баев В К- Головичев В. И, Третьяков П К. и др Горение в сверхзву-
ковом потоке —Новосибирск: Наука, 1984.
9. Компанией В. 3.. Овсяиииков А А Пол так А С- Химические реакции в
турбулентных потоках газа и плазмы. — М: Наука, 1979
10. Устименко Б. П Процессы турбулентного переноса во вращающихся те-
чениях.— Алма-Ата: Наука. Каз. ССР 1977.
11 Uh кин В К. Халатов А А. Теплообмен, массообмен и гидродинамика за-
крхчеиных потоков в осесимметричны* каналах — М Машиностроение,
1982
12 Потапов О П. Кропп Л Д Батарейные циклоны — М.; Энергия, 1977.
13. Пирумов А И Обеспыливание воздуха. — М' Стройиздат, 1974.
Литература 583
14. Мунин А. Г., Кузнецов В М_, Леонтьев Е. А. Аэродинамические источ-
ники шума —М.: Машиностроение, 1981.
15. Аэродинамика закрученной струи/Под ред. Р. Б. Ахмедова. — М.: Энергии,
1977.
16. Гольдштик М. А. Вихревые потоки — Новосибирск; Наука, 1981.
17- Третьяков В. В., Ягодкин В. И Расчетное исследование турбулентного за-
крученного течения t- трубе — ИФЖ, 1979, т. 37, № 2, с. 254—259.
18. Кныш Ю. А О влиянии автоколебаний на гидравлическое сопротивление
вихревой трубки — ИФЖ, 1979, г. 37. № 1, с. 59—64.
19 Лукачев С В. Исследование неустойчивых режимов течения в вихревой
трубе Ранка — ИФЖ. 1981, т 41. № 5, с. 784—790.
20. Кныш Ю А., Урывский А. Ф. Модель прецессии вихревого ядра закручен-
ной струи. — Изв вузов. Авиационная техника, 1984, № 3, с. 41—44.
21. Свириденков А. А., Третьяков В. В., Ягодкин В И О эффективности сме-
шения коаксиальных потоков, закрученных в противоположные стороны. —
ИФЖ, 1981, т. 41, № 3, с 407—413.
22. Свириденков А А., Третьяков В. В Распределение пульсаций скорости в
канале при смешении противоположно закрученных потоков. — ИФЖ, 1984,
т. 47, № 1,с 47—53.
Предметный указатель
Внхрь
— индуцированный 351
— прецессия 233—259
— распад 230—233
— Рэнкина 26, 27
Горелки 205, 287—302, 343, 344,
435—457
— с закруткой потока 287—302. 343.
344
Горение
— в вихревых течениях 172—181
— в сильнозакрученных потоках
260—287
— в слабозакручеиных потоках
166—174
— галогенизированных углеводоро-
дов 426—435
— интенсивность 205
Двигатели внутреннего cj орания 79
— выброс загрязняющих веществ
494. 496
— газотурбинные 86—92, 457—488
— дизельные 495, 503
— методы расчета 503—511
— поршневые 80—86. 488—511
— с искровым зажиганием 488—495
Закрутка потока сильная
— горение 260—287
— зона рециркуляции 210—219
— основные особенности 205—210
Закрутка применение 343, 435
— расчеты для пламен 316, 317
-------струй 302—316
— струн 205—274
Закрутка потока слабая
— пламена 166—175
— расчеты 201—204
— струи 155—157, 197—201
Зона рециркуляции
— конфигурация 219—230, 302—343
— обратный ток 213, 230
— структура 213—230, 302—343
— тороидальная центральная 30, 33,
205—230
— угловая 302—343
Измерения 52—78, 182
— лазерная голография 53, 54—56
— лазерный спекл-метод 65—78
— лучистых потоков тепла 69—75
— скорости и турбулентности 53,
56-59
— параметров турбулентности 53,
182, 184—187. 188—189
— температуры 59—69
Камера сгорания газотурбинного дви-
гателя 86—91, 457—488
— выбросы загрязняющих веществ
88, 457—466
— перспективы 466—476
— расчеты трехмерные 476—488
— с закруткой потока 457—488
Предметный указатель 585
Камера сгорания для промышлен-
ных установок 205, 366—391, 287—
302, 343, 344
— для МГД-геиератора 295, 296
— с концентрическими завихрителями
295, 296
— с закруткой потока 287—302, 343,
344
— с циклонным устройством 366—
391
Методы расчета 45—52
— двигателей внутреннего сгорания
503—511
— закрученных струй 46—48, 197—
201, 302—316
— камер сгорания 50, 476—488
— пламен 201—204
•----в закрученных потоках 316—
343
----- В топках 449—457
— пограничного слоя 397
— сильнозакрученных потоков 302—
316
— с использованием функции тока и
вихря 317—324
— слабозакручеиных потоков 197
— струйных течений 46—48, 197—
201
•— с уравнениями параболического
типа 46—48
— с уравнениями эллиптического ти-
па 48—50. 51—53, 302—343
— трехмерные 51, 52
— турбулентности 192—197
— циклонных устройств 397—409
— в переменных р — и — v 324—343
Моделирование 40—52, 443—448
— топок 443—448
— турбулентности 43—45, 187—192
Неустойчивость течения (процесса)
•— акустическая 542
Неустойчивость в закрученных пото-
ках 346
— в камерах сгорания 542, 546
— внутренняя 546
— в системе 545
— гидродинамическая 545
— при горении 541
— детонационная 544
— параметр пульсаций давления 255
— прецессия вихря 233—250, 548
— типы 541
— частотный параметр 255
Параметр закрутки 19—24, 33
Пламена 33—37
— в промышленных топках 435—437
— в сильнозакрученных потоках
260—287
— в слабозакручеиных потоках 166—
174
— завихрения при пожарах 174—
183
— стабилизация 100—113, 131—136,
260—287
— устойчивость 100—108
— характеристики 177—174, 260—287
Реактор интенсивного смешения 123—
131
Сажи образование 426—435
Теории 37—40
Течения
— вихревые 174—183
— закрученные
---в газотурбинных двигателях
457—488
— — в горелках, топках и циклон-
ных устройствах 92—96, 435—457
586 Предметный указатель
Течения закрученные в поршневых
двигателях 80—86, 488—511
----основные особенности 29
---- со слабой закруткой 155—174
---- с сильной закруткой 205- 287,
302- 343
----струйные 168—174
----формирование 24
---- характеристики 18
Топки 420—457
Турбулентность 53
—влияние на горение 117—123
*-------скорость распространения
пламени 117—123
— градиент скорости
— измерения 53, 56—69
— моделирование 187
— расчеты 192—197
— спектр 113—117
— характеристики 184—187
— характерные уровни 213—218
— экспериментальные данные 189
Циклоны
— аэродинамика 366—391
— камеры сгорания 366—391
— КПД 358—366
--- сепарирования 345—366
— общие принципы 345—350
— перепад давления 363—365, 382—
387
— пределы устойчивости 366—391
— прецессия вихря 391—396
— распад вихря 391—396
— расчет 395—409
— сепаратор 345
Шум
— акустические и неакустические ко-
лебання 539—541
— горения 521—529
— источники 519
— моиополн, диполи, квадруполи
512—519
— методы снижения 529—539
— расчет 528, 529
Оглавление
Предисловие редактора перевода ....................................5-
Предисловие ....................................................... 8
Список обозначений............................................... 12
Глава 1. Введение .................................................18
1.1. Характеристики закрученных потоков......................18
1.2. Формирование закрученных течеиий........................24
1.3. Основные эффекты закрутки...............................29
1.4. Теоретические методы.................................. 37
1.5. Экспериментальные методы................................52
1.6. Закрученные течения в технике...........................78
1.7. Поршневые двигатели.....................................80
1.8. Газотурбинные двигатели.................................86
1.9. Топки, горелки, циклоны.................................92
Глава 2. Пламена, стабилизированные закруткой потока...............100
2.1. Стабилизация пламени....................................100
2.2. Стабилизация пламени в однородной смеси.................108
2.3. Спектр энергии турбулентных пульсаций............... . 113
2.4. Влияние турбулентности на горение и скорость распростране-
ния пламени ................................................117
2.5. Теоретическая модель камеры сгорания, основаниаи иа концеп-
ции реактора интенсивного смешения.....................123
2.6. Стабилизация пламени плохообтекаемым телом.............131
2.7. Стабилизация пламени закруткой.........................139
2.8. Стабилизация пламени в камерах сгорания газотурбинных дви-
гателей ....................................................145
Глава 3. Течения при слабой закрутке потока.......................155
3.1. Закрученные струи.......................................155
3.2. Пламена в закрученных потоках..........................166
3.3. Вихревые явления и огневые смерчи......................174
3.4. Характеристики турбулентности в закрученных течениях . . .184
3.5. Расчет слабозакручеиных течений........................197
Глава 4. Течения при сильной закрутке потока......................205
4.1. Характерные особенности закрученных потоков...........205
4.2. Рециркуляцнониые зоны..................................210
588
Оглавление
4.3. Потеря устойчивости, распад вихря и прецессирующее вихре-
вое идро (ПВЯ)..............................................230
4.4. Горение в закрученном потоке ..........................260
4.5. Промышленные топки и камеры сгорания с вихревыми горел-
ками; влияние вида топлива..................................287
4.6. Расчет сильнозакручениых струй.........................302
4.7. Расчет сильнозакручениых факелов.......................316
4.8. Проектирование вихревых горелок ,......................343
Глава 5. Циклонные сепараторы и камеры сгорания...................345
5.1. Общие предстапления....................................345
5.2. Циклонные сепараторы...................................350
5.3. Циклонные камеры сгорания..............................366
5.4. Циклоны, циклонные камеры сгорания, образование рециркуля
ционного вихря и прецессия викревого ядра (ПВЯ) . . 391
5.5. Расчет течения в циклонной камере . 397
5.6. Газовая ядериая ракета.................................409
5.7. Труба Ранка — Хилша................................... 412
5.8. Вихревые топки.........................................420
5.9. Сжигание вредных отходов...............................426
Глава 6. Течения с закруткой в практических устройствах с горением . . 436
6.1. Пламена в промышленности................................ . 436
6.2. Камеры сгорания газотурбинных двигателей . . . . 457
6.3. Двигатели внутреннего сгорания..........................488
6.4. Шум, возникающий при горении, и методы его подавления . .511
6.5. Шум, вызываемый неустойчивостью горения.................541
Литература.................................................... 550
Дополнительная литература ..................................... 582
Предметный указатель . . .......................................584
Монография
Ашвани Гупта, Дейвид Лилли, Ник Сайред
ЗАКРУЧЕННЫЕ ПОТОКИ
Заведующий редакцией акад. В. С. А ваде вс кий
Зам. заведующего редакцией В. И. Пропой
Старший научный редактор А. ГО. Кирий
Младший научный редактор Л. Л. Савинова
Художник А. В. Захаров
Художественный редактор Н. М. Иванов
Технический редактор 3. И. Резник
Корректор В С. Соколов
ИВ № 6015
Сдано в набор 19,01.87. Подписано к печати 9.07.87.
Формат 60X90/16. Бумага кн.-журн. сыкт.
Печать высокая. Гарнитура латинская. Объем
18,5 бум. л. Усл. печ. л. 37. Услкр.-от. 37.
Уч. изд. л. 37.46. Изд. № 7/4748, Тираж 2500 экз.
Зак, № 434, Цена 5 р. 90 к.
ИЗДАТЕЛЬСТВО «МИР» 129820, ГСП, Москва.
И-ПО, 1-й Рижский пер,, 2
Ленинградская типография № 2 головное
предприятие ордена Трудового Красного Зна-
мени объединения «Техническая книга»
им. Евгении Соколовой Союзполи графи рома
при Государственном комитете СССР по де-
лам издательств, полиграфии и книжной тор-
говли, 198052. г Ленинград, Л-52, Измайлов-
ский проспект, 29.