Содержание к диссертации
Введение
Глава 1.Обзор 18
1.1. Классические представления о диффузионных пламенах 18
1.1.1. Типы диффузионных пламен 18
1.1.2. Приближение поверхности горения. Температура пламени 23
1.1.3. Форма диффузионного пламени. Задача Бурке-Шумана 26
1.2. Нестационарные режимы горения 32
1.2.1. Термоакустическая неустойчивость 32
1.2.2. Конвективная неустойчивость. Мерцание пламени 35
1.2.3. Неустойчивость Кельвина-Гельмгольца 39
1.2.4. Другие виды неустойчивостей 44
1.2.5. Безразмерные параметры нестационарных течений 46
1.3. Диффузионные пламена при акустическом воздействии
1.3.1. Влияние внешнего акустического поля на скорость химической реакции и устойчивость фронта пламени перемешанной смеси 50
1.3.2. Конвективная неустойчивость в диффузионных пламенах при акустическом воздействии 54
1.3.3. Гидродинамическая неустойчивость потока реагентов в диффузионных пламенах при акустическом воздействии 56
1.3.4. Влияние акустического воздействия на состав продуктов горения при диффузионном горении 66
1.3.5. Механизмы образования оксидов азота 71
Основные выводы по Главе 1 75
Глава 2. Экспериментальные установки и методы исследования 77
2.1. Схема экспериментальной горелки 77
2.2. Внешнее акустическое воздействие
2.3. Метод теневой визуализации на базе ИАБ-451 81
2.4. Измерение частоты мерцаний пламени. Фотографии пламени 83
2.5. Измерение полей скоростей методом PIV 85
2.6. Исследование состава продуктов горения 88
Основные выводы по Главе 2 90
Глава 3. Исследование диффузионных пламен при акустическом воздействии 91
3.1. Высота диффузионного метанового факела 91
3.2. Конвективная неустойчивость, мерцания пламени 95
3.3. Развитие гидродинамической неустойчивости в струйном метановом диффузионном факеле при акустическом воздействии. Бифуркация пламени 100
3.4. Влияние акустического воздействия на пределы отрыва/присоединения диффузионного факела 103
Основные выводы по Главе 3 107
Глава 4. Исследование развития неустойчивостей в газовых струях при акустическом воздействии 108
4.1. Ламинарно-турбулентный переход в газовых струях миллиметрового масштаба 108
4.2. Бифуркация газовых струй при акустическом воздействии 111
4.3. Влияние частоты звука и уровня звукового давления 114
4.4. Влияние газа струи и ее диаметра 116
Основные выводы по Главе 4 120
Глава 5. Исследование газовых струй при акустическом воздействии методом Stereo PIV 121
5.1. Профили скорости в затопленной газовой струе 121
5.2. Поле скоростей струи при акустическом воздействии в ее продольном сечении125
5.3. Поле скоростей струи при акустическом воздействии в ее поперечном сечении128
5.4. Профили скорости в затопленной газовой струе при акустическом воздействии131
5.5. Скорость роста возмущений в струях при акустическом воздействии134
Основные выводы по Главе 5 138
Глава 6. Исследование состава продуктов горения диффузионного метанового факела при акустическом воздействии 140
6.1. Определение массовой концентрации сажи методом экстинкции 140
6.2. Результаты измерения концентраций оксидов азота и сажи в продуктах горения142
Основные выводы по Главе 6 148
Список литературы
- Нестационарные режимы горения
- Метод теневой визуализации на базе ИАБ-451
- Развитие гидродинамической неустойчивости в струйном метановом диффузионном факеле при акустическом воздействии. Бифуркация пламени
- Бифуркация газовых струй при акустическом воздействии
Нестационарные режимы горения
Пламена, в которых на потоки горючего, окислителя или продуктов горения накладывается акустическое или механическое воздействие, называются возбужденными. Большинство методов активного воздействия на диффузионные струйные пламена осуществляется за счет внесения в той или иной форме изменений в динамику потока реагентов. Такое воздействие на струйное пламя, может стать важным средством увеличения производительности горелки за счет увеличения эффективности сжигания и снижения выбросов загрязнителей. В частности, было показано [55], что внесение возбуждений сильно влияет на такие глобальные характеристики диффузионных струйных пламен как высота пламени, скорость тепловыделения, скорость образования таких загрязняющих веществ как оксиды азота и дым (сажа). Источники возмущений могут быть различными -от собственных колебаний до управляемой модуляции потока реагентов. Причем определяющими факторами являются частота и относительная амплитуда воздействия, а не источник возмущений. Воздействие считается слабым, если среднеквадратичные пульсации скорости меньше 10% средней скорости потока реагентов [56]. В случае акустического воздействия максимальные колебания скорости, как правило, не превышают 15% средней скорости течения.
Влияние акустики на струйные течения и пламена было отмечено более ста лет назад. К самым ранним описаниям таких эффектов можно отнести наблюдения Ле Конта [15], который заметил прыжки пламени горелки в ответ на определённые ноты виолончели. Следуя Тиндалю [14], «происхождение чувствительности следует, несомненно, искать в неустойчивости, сопровождающей вихревое движение». Тиндаль показал, что чувствительным местом является основание пламени. «Звук, подводимый по трубке, не эффективен, если он подаётся к пламени несколько выше, а также, если он подходит к горелке ниже места, откуда выходит пламя. Такие же по существу явления получаются в случае, когда струя газа вытекает из отверстия под соответствующим давлением».
Существует несколько способов классифицировать пульсации потока реагентов. Например, классификация может быть основана на методе создания пульсаций или зависеть от природы наблюдаемых явлений. Тем не менее, самая простая классификация пульсаций в потоке реагентов основана на относительной амплитуде и частоте пульсаций. Известно, что слабое низкочастотное воздействие возбуждает естественные неустойчивости крупномасштабных конвективных структур, в то время как высокочастотное воздействие обеспечивает обратную связь для развития гидродинамической неустойчивости.
В следующих разделах будет дан обзор литературы по воздействию внешнего акустического поля на струйные течения и диффузионные струйные пламена и наблюдаемых при этом эффектах и явлениях.
Влияние внешнего акустического поля на скорость химической реакции и устойчивость фронта пламени перемешанной смеси
На сколько известно, вопрос о прямом воздействии акустических волн на скорость химической реакции практически не освещен в литературе. В тоже время, распространение волн в неравновесной среде являлось предметом интереса многих авторов. Так например, авторы [57, 58] полагают, что в диссоциирующих смесях может наблюдаться затухание волн, когда сама волна вносит неравновесность в поток. В [57] описано возникновение частотной дисперсии и изменение формы волны, при прохождении ее по неравновесной среде. Более того, авторами показано, что усиление акустической волны возможно только в том случае, когда сам поток является неравновесным, либо есть внешний источник неравновесности, помимо самой акустической волны. В экспериментах с диффузионными пламенами [59] было показано, что акустическая волна при взаимодействии с пламенем может как усиливаться, так и затухать. Аналогичные результаты получены в [60 - 62].
В работе [63] исследовался отклик ламинарного пламени заранее перемешанной смеси метана с воздухом на малые акустические возмущения с целью выявить акустические моды, которые могут обеспечить положительную обратную связь для роста колебаний давления в пламени (появление термоакустической неустойчивости). В работе моделировался одномерный случай распространения пламени со сравнительно детальным механизмом реакции (18 реакций, 68 шагов), в условиях малых значений числа Маха, с полностью неотражающими граничными условиями. На Рис. 1.3.1. представлены зависимости скоростей химической реакции различных компонентов смеси от параметров акустического воздействия.
Метод теневой визуализации на базе ИАБ-451
В ходе работы было проведено исследование фронта акустического воздействия, для того чтобы ответить на вопрос - можно ли считать его плоским. Схема эксперимента представлена на Рис. 2.2.1. Сигнал с генератора (1) подавался на источник звука (2) и цифровой осциллограф Tektronix TDS3014B (3). На расстоянии L = 200 мм от источника звука устанавливался микрофон (4), сигнал с микрофона также поступал на осциллограф. Микрофон перемещался параллельно плоскости излучателя звука в направлении X (Рис. 2.2.1), измерялась задержка At между двумя соседними минимумами (максимумами) сигналов микрофона и генератора. По изменению времени задержки S(At)вычислялась фазовая задержка Аср (Аср = 2nfS(At)). Результаты представлены на Рис. 2.2.2(6) в виде зависимостей фазовой задержки Аср от положения микрофона х для двух частот звука: 300 и 3000 Гц, уровень звукового давления составлял 80 дБ в обоих случаях.
Как видно из Рис. 2.2.2(6), фазовая задержка между сигналами увеличивается при удалении от центра излучателя звука, что свидетельствует о том, что фронт акустической волны не плоский. Уровень звукового давления при этом остается постоянным ±0.5 дБ.
Во всех экспериментах по исследованию влияния акустического воздействия на струи реагирующих и нереагирующих газов ось трубки была параллельна плоскости излучателя звука, открытый конец трубки располагался напротив центра источника звука.
Для визуализации струй реагирующих и нереагирующих газов использовался теневой прибор ИАБ-451. Принципиальная оптическая схема прибора представлена на Рис. 2.3.1. Прибор выполнен в виде двух частей - осветительной (коллиматора) и приёмной. Каждая часть представляет собой трубу длиной 240 см с максимальным диаметром 320 мм. Вес каждой трубы приблизительно 150 кг. По общему типу схема прибора ИАБ-451 относится к Z-образным схемам с параллельным ходом лучей. Световой диаметр (и соответственно максимальный размер неоднородностей, которые можно исследовать с помощью такого прибора) равен 230 мм. В качестве источника света использовалась галогенная лампа General Electric Megalight Ultra 50440SXU H4 мощностью 60 Вт. В качестве регистрирующего устройства использовалась сверхвысокоскоростная камера Cordin 222-16, позволяющая получать серии из 16 кадров с временем экспозиции и задержки между кадрами от 5 не, оснащенная объективами Nikon 80-200mm f/2.8 и Sigma 150-500mm f/5-6.3. Также в ряде экспериментов в качестве регистрирующего устройства использовалась камера ВИДЕОСКАН-2-285, позволяющая получать до 16 кадров в секунду с экспозицией от 1 мкс, оснащенная объективом Zenit helios-44М 2/58. Из-за низкой мощности подсветки экспозиция кадров во всех экспериментах составляла не менее 10 мкс, а максимальное пространственное разрешение системы составляло 0.1 мм.
В основе теневого метода лежит принцип, предложенный ещё в 1858 г. французским астрономом Леоном Фуко, для контроля качества изготовления больших астрономических объективов высокой разрешающей силы. D
Если объектив (рефлектор, рефрактор) не имеет аберраций и выходящая из него волна строго сферична, то при движении ножа (пластинки с острым прямолинейным краем) перпендикулярно оптической оси картина мгновенно и равномерно гаснет, как только нож закрывает изображение источника света. Если же некоторые участки объектива искажают волновой фронт, то идущий от этих участков свет даёт изображение светящейся точки в другом месте; поэтому в тот момент, когда всё поле будет казаться тёмным, так как основное изображение источника света будет перекрыто ножом, лучи, идущие из оптической неоднородности, будут ещё попадать в глаз наблюдателя. Неоднородность будет казаться освещенной на тёмном поле. При повороте ножа на 180 и движении его к оптической оси неоднородность затемняется первой и будет казаться тёмной на светлом фоне. Чувствительность метода зависит от размера источника света. Для исследования газовых неоднородностей теневой метод впервые был применён в 1864 г. немецким физиком Августом Теплером.
Измерение частоты мерцаний пламени. Фотографии пламени Для регистрации мерцаний пламени использовался фотодиод на основе кремния с входной линзой ФД-256. Диапазон спектральной чувствительности: 0.4 - 1.1 мкм, максимум спектральной характеристики 0.8 - 0.9 мкм. Фотодиод устанавливался на расстоянии 20 см от оси горелки, на высоте 10 см от сопла горелки таким образом, что ось симметрии фотодиода была перпендикулярна оси трубки. Одновременно с измерением частоты мерцаний пламени производилась съемка пламени через приемную часть ИАБ-451 камерой ВИДЕОСКАН-2-285, ПЗС матрица камеры ICX285AL имеет спектральную характеристику, представленную на Рис. 2.4.2. Схема эксперимента представлена на Рис. 2.4.1. Камера (2) запускалась сигналом с генератора импульсов Актаком АНР-3122, синхроимпульс подавался на осциллограф (3). На один из входов осциллографа также подавался сигнал фотодатчика, таким образом можно было определить в какой момент времени относительно мерцаний пламени, получен снимок.
Развитие гидродинамической неустойчивости в струйном метановом диффузионном факеле при акустическом воздействии. Бифуркация пламени
Эксперименты, проведенные со струями различных газов, показали, что при увеличении плотности газа струи и уменьшении его динамической вязкости значение числа Рейнольдса, при котором происходит переход к турбулентному режиму течения, возрастает. Так для гелия это значение составляет 760, для метана 1600, а для углекислого газа 2200, при начальном диаметре струи 1.00 мм.
Бифуркация газовых струй при акустическом воздействии Формирование газовых струй проводилось по схеме, описанной в 2.1. Исследовались струи различного начального диаметра, а именно: 0.52, 0.58, 0.82, 1.00, 1.13 и 1.58 мм, а также разных газов: гелий, углекислый газ, метан. В качестве регистрирующего устройства использовалась камера Cordin 222-16. Как уже отмечалось ранее (1.4.3), в ряде случаев при акустическом воздействии на струю газа можно наблюдать эффект бифуркации. На Рис. 4.2.1. представлены теневые фотографии струи гелия, начальный диаметр струи 1 мм, средняя по сечению скорость струи 66.5±2.8 м/с, что соответствует значению числа Рейнольдса Re 590. С учетом того, что длина трубки более чем в сто раз превосходит ее диаметр, можно считать, что течение в трубке ламинарное и профиль скорости на выходе из трубки классический пуазейлевский. Система создания внешнего акустического воздействия подробно описана в 2.2. Ось трубки была параллельна плоскости излучателя звука, открытый конец трубки располагался напротив центра источника звука, уровень звукового давления 80 дБ.
Бифуркация струи (начальный диаметр струи 1 мм, средняя по сечению скорость струи 66.5±2.8 м/с) гелия при внешнем акустическом воздействии: а) 0 Гц; б) 200 Гц; в) 2300 Гц; г) 3200 Гц; д) 4800 Гц. Как видно из Рис. 4.2.1, поведение газовой струи значительно зависит от внешнего акустического воздействия. При низкой частоте воздействия ламинарная струя (Рис. 4.2.1. (а)) становится турбулентной (Рис. 4.2.1. (б)), при увеличении частоты можно наблюдать бифуркацию (деление струи, Рис. 4.2.1. (в) и Рис. 4.2.1. (г)), при дальнейшем увеличении частоты воздействия струя вновь становится ламинарной (Рис. 4.2.1. (д)). При этом значение числа Струхаля изменяется в пределах St = 0 - 0.07.
На Рис. 4.2.2. и Рис. 4.2.3. представлены теневые фотографии струи гелия с начальным диаметром 1 мм при акустическом воздействии, средняя по сечению скорость 42.8±2.0 м/с и 76.1±3.2 м/с соответственно.
Бифуркация струи (начальный диаметр струи 1 мм, средняя по сечению скорость струи 76.1±3.2 м/с) гелия при внешнем акустическом воздействии: а) 0 Гц; б) 1100 Гц; в) 3100 Гц; г) 6000 Гц; д) 8000 Гц. Как видно из приведенных выше фотографий гелиевых струй, частота звука, при которой наблюдается эффект зависит от скорости струи. В дальнейших разделах приведено исследование этой зависимости, а также влияния других параметров, таких как диаметр и газ струи.
На Рис.4.3.1. представлены теневые фотографии струи гелия истекающего в окружающий воздух из трубки с d = 1.00 мм. Средняя скорость потока в трубке 65 м/с что соответствует значению числа Рейнольдса 590.
В работе измерялся угол бифуркации, р и расстояние от открытого конца трубки до места деления струи, h. На Рис. 4.3.2. представлены результаты таких измерений. Чтобы не загружать рисунок, погрешность измерений показана отдельно. Линии на рисунке построены методом скользящего среднего с шириной окна 5.
Как видно из Рис. 4.3.2, поведение газовой струи значительно зависит от частоты внешнего акустического воздействия. При появлении внешнего воздействия низкой частоты -100 Гц ламинарные (начальная скорость 35-65 м/с) струи турбулизуются, наблюдается бифуркация, при увеличении частоты воздействия угол бифуркации уменьшается, а высота растет. В турбулентных струях при внешнем воздействии низкой частоты сокращается длина ламинарно-турбулентного перехода. С увеличением частоты воздействия длина ламинарно-турбулентного перехода уменьшается, начинает отчетливо наблюдаться бифуркация, угол бифуркации также растет вплоть до некоторого значения ( 20-40). При дальнейшем увеличении частоты воздействия угол бифуркации остается практически неизменным, высота бифуркации уменьшается. Если и дальше продолжать увеличивать частоту воздействия, то угол бифуркации будет уменьшаться, высота расти, и при некотором значении частоты эффект пропадает. дБ f\ 90 дБ
Как видно из Рис. 4.3.3, угол и высота бифуркации зависят от уровня звукового давления. При увеличении уровня звукового давления угол бифуркации растет, а высота уменьшается. Эти изменения становятся заметными при увеличении уровня звукового давления на 30 дБ.
Как уже говорилось в предыдущих разделах, в ряде случаев при акустическом воздействии на струю газа можно наблюдать эффект бифуркации (Рис. 4.2.1, Рис. 4.2.2, Рис. 4.2.3). Эффект наблюдается при акустическом воздействии определенной частоты (Рис. 4.3.2.) и зависит от уровня звукового давления (Рис. 4.3.3). Относительно частоты эффект обладает пороговыми свойствами -при частотах выше некоторой пороговой эффект не наблюдается. Значение этой пороговой частоты зависит от скорости струи, ее диаметра и газа.
На Рис. 4.4.1 (а) представлена зависимость пороговой частоты fb от скорости струи V для различных гелиевых струй, на Рис. 4.4.16. представлена зависимость пороговой частоты fb от скорости струи V для струй разных газов.
Как видно из Рис. 4.4.1а, внешний диаметр трубки (D), в которой формировалась струя, не влияет на эффект бифуркации, а именно, значения пороговой частоты при одинаковой скорости струи одинаковы для трубок с различным внешним диаметром. Напротив, внутренний диаметр трубки (начальный диаметр струи) заметно влияет на зависимость пороговой частоты бифуркации от скорости струи. При одной и той же скорости струи значение пороговой частоты больше для струи большего начального диаметра. На Рис. 4.4.1(6) приведены зависимости пороговой частоты бифуркации от скорости струи для струй разных газов с начальным диаметром 1.00 мм.
Бифуркация газовых струй при акустическом воздействии
Методом Stereo PIV получены данные об изменении скорости вдоль оси струи, а также профили скорости в поперечном сечении струи. Обнаружено, что профили скорости в поперечном сечении струи диаметром 1.00 мм и разных газов (воздух и гелий), также как и в случае макро струй обладают свойством аффинности, а скорость на оси струи убывает обратно пропорционально расстоянию от начала струи.
Для гелиевой струи диаметром 1.00 мм получены трехмерные поля скоростей в продольном сечении струи при акустическом воздействии, соответствующем режимам бифуркации. Показано, что при акустическом воздействии в струе развивается асимметричная мода неустойчивости, проявляющаяся в колебаниях струи как целого в направлении распространения акустической волны. Колебания струи синхронизованы с внешним воздействием. По мере удаления вниз по потоку колебания нарастают и приводят к дроблению струи.
Для воздушной струи диаметром 1.00 мм получены трехмерные поля скоростей в поперечном сечении струи при акустическом воздействии, соответствующем режимам бифуркации. Показано, что колебания струи сопровождаются образованием в ней двух противовращающихся вихрей, прямая соединяющая их центры перпендикулярна направлению распространения звука. С появлением этих вихрей связан нелинейный рост колебаний струи.
Для гелиевой струи диаметром 1.00 мм получены трехмерные поля скоростей в поперечном сечении струи при акустическом воздействии, соответствующем режимам бифуркации. Так же как и в случае воздушной струи колебания струи сопровождаются образованием в ней двух противовращающихся вихрей.
Обнаружено, что при акустическом воздействии в струе появляются пульсации не только поперечной, но и продольной скорости. На начальном участке струи пульсации продольной скорости, значительно превосходят пульсации поперечной скорости. Вниз по потоку пульсации как продольной, так и поперечной скорости нарастают вплоть до некоторого положения, ниже которого амплитуда продольных пульсаций резко снижается, а поперечных наоборот растет.
Исследование состава продуктов горения диффузионного метанового факела при акустическом воздействии Определение массовой концентрации сажи методом экстинкции
Экспериментальные данные о размере частиц сажи в продуктах горения заранее перемешанной смеси метана с кислородом, полученные методом лазерной корреляционной спектроскопии (ЛКС) на основе динамического рассеяния света и методом экстинкции излучения аргонового лазера на длине волны 514.5 нм представлены на Рис. 2.6.2 [ПО]. В эксперименте использовалась горелка МсКеппа Products, моделирующая квази-плоское пламя, описание которого можно найти в [111].
Как видно из Рис. 2.6.2, по мере удаления от зоны горения размер частиц сажи растет, кроме того, с увеличением коэффициента избытка топлива размер частиц также увеличивается. Для длины волны излучения He-Ne лазера X = 632.8 нм параметр дифракции х = 2лг/Л, соответствующий размеру частиц 10 - 50 нм, составляет 0.01 - 0.5. В соответствии с теорией Густава Ми [112] в этом случае можно использовать рэлеевское приближение для расчета факторов эффективности поглощения и рассеяния частицами твердой фазы, при этом погрешность использования данного приближения составляет 5 % для х « 0.3.
Согласно [112] для рэлеевского приближения фактор эффективности поглощения излучения Qa ос х, а фактор эффективности рассеяния излучения Qs ос х4. Так как х 1, то рассеянием можно пренебречь. Фактор эффективности поглощения зависит от показателей преломления п и поглощения х материала частиц: плотность материала частиц (для сажи р0 = 1100 кг/м [113]). Как следует из формулы (2), для облака мелких частиц поглощение зависит только от материала частиц (п и /), длины волны А, массового содержания частиц в облаке и не зависит от размера частиц. Это обстоятельство позволяет по поглощению света определять плотность (по массе) облака частиц, не привлекая информацию о размерах частиц. Для монохроматического излучения лазера, выполняется закон Бугера, в соответствии с которым интенсивность излучения, прошедшего через ослабляющую среду, равна: где J0 - интенсивность падающего излучения, г - оптическая толщина слоя вещества, через которое проходит свет.
В эксперименте измерялась концентрация оксидов азота и сажи в продуктах горения диффузионного метанового факела. Горелка представляет собой тонкую трубку, расположенную вертикально, нижний конец трубки соединен с газовой магистралью, верхний конец трубки открыт ( 2.1.). В эксперименте расход горючего составлял 0.056 м /ч, диаметр горючего ( 3.3 и 4.2). Фотографии факела при различных параметрах акустического горелки 1 мм, что соответствует средней по сечению скорости 20.0 м/с. Как следует из Таблицы 3.4.1. ( 3.4.) при такой скорости горючего возможно существование как присоединенного, так и отсоединенного факела. В эксперименте исследовался оторванный факел, так как при таком типе горения ярче проявляются эффекты, связанные с бифуркацией струи еще непрореагировавшего воздействия представлены на Рис. 6.2.1.
Под действием акустического поля поведение пламени значительно меняется, наблюдается бифуркация пламени, т.е. разделение факела, причем, факел делится в плоскости перпендикулярной излучателю звука. Явление становится заметным в широком частотном диапазоне 1.5 кГц - 5.5 кГц (Рис. 6.2.1), дальнейшее увеличение частоты вплоть до 10 кГц не вызывает видимых изменений в форме пламени. При уровне звукового давления 70 дБ явление практически незаметно, увеличение уровня звукового давления приводит к увеличению угла между ветвями раздвоенного факела. Как уже говорилось ранее ( 3.3), подобное поведение оторванного пламени вызвано бифуркацией струи горючего (Рис. 3.4.1).
На Рис. 6.2.2 представлены результаты измерения относительной массовой концентрации сажи, прямая линия соответствует случаю без акустических возмущений. Видно, что зависимость относительной массовой концентрации сажи от частоты имеет минимум при частоте воздействия -2.5 кГц, при этом массовая концентрация сажи снижается на 30 % по сравнению со случаем без акустического воздействия.
