Ogenj brez plamena Veter je pihal, snežilo je, mimoidoči so pospešili korak. Toda šest ali sedem fantov je nesebično kričalo in se gnetlo na pločniku blizu majhne kamnite hiše. - Koliko ste dali zanj? - Tri rublje! on

Duhovna fronta imperija Duhovna fronta imperija O romanu Aleksandra Prokhanova "Človek zvezde" Mihaila Kildjašova 25.7.2012

Fronta brez bokov Fronta brez bokov Yury Kotenok 26.09.2012

Pri stacionarnem zgorevalnem procesu ostane položaj čela plamena v toku nespremenjen. Razmislite o shematski predstavitvi bakle plamena v potoku gorljiva mešanica. Če bi bila hitrost W enaka nič, bi imeli sferično širjenje plamena s točkovnim virom v središču. Vendar tok odpihne plamen v smeri njegovega gibanja, hkrati pa se plamen premika proti toku sveže gorljive zmesi s hitrostjo U n .

Slika 3.4. Shema stacionarne fronte plamena

Posledično se vzpostavi ravnovesje, v katerem fronta plamena zavzame stacionarni položaj, tok pa prinaša sveže dele gorljive mešanice v območje zgorevanja.

Razmislite o elementu fronte plamena. Hitrost toka W je mogoče razstaviti na normalno in tangencialno komponento W n in W τ , ki težita k prenašanju fronte zgorevanja. V smeri normale n - n je hitrost uravnotežena z normalno hitrostjo širjenja plamena +U n .

Očitno je, da če se hitrost W spremeni, bo fronta plamena zavzela nov položaj in bo nastavljena pod takim kotom α, pri katerem postane projekcija hitrosti na normalno n - n enaka normalni hitrosti gorenja U n . V tem primeru je sama hitrost U n za to mešanico seveda konstantna vrednost (slika 3.5). Tako dobimo prvi pogoj za obstoj stacionarne fronte plamena

│U n │=│W│cos α (3.2)

Ta izraz je leta 1890 uvedel ruski fizik V.A. Michelson in se imenuje "Michelsonov zakon" ali "kosinusni zakon". Po tem zakonu je projekcija hitrosti prihajajočega toka na normalo na površino stacionarne fronte plamena vedno enaka normalni hitrosti zgorevanja.

W">W W">W α">α

Slika 3.5. Položaj mirujoče fronte plamena v tokovih z različnimi hitrostmi

Če upoštevamo odsek fronte ob viru vžiga, postane jasno, da novi goreči delci ne bodo prišli na mesto odstranjenih gorečih delcev, če vir preneha delovati. Kompenzacija odnašanja plamena v tangencialni smeri se izvaja s stalnim virom vžiga stacionarne fronte plamena.

Tako obstajata dva potrebna in zadostna pogoja za obstoj stacionarne plamenske fronte v toku gorljive mešanice:

1. Enakost projekcije hitrosti širjenja plamena na normalo in normalne komponente na fronto plamena na hitrost
tok.

2. Prisotnost stalnega vira vžiga
z zadostno intenzivnostjo.

Očitno je, da če je W τ = 0, je fronta plamena pravokotna na tok in drugi pogoj ne velja več.

Dobra ilustracija lokacije laminarne fronte plamena v toku je plamen Bunsenovega gorilnika. Gorilnik zagotavlja predhodno mešanje goriva in oksidanta, to je goriva z zrakom. Ko se mešanica vžge, plamen, ki se širi skozi njo, želi vstopiti v gorilnik, vendar to preprečuje prihajajoči tok. Posledično se vzpostavi stabilno dinamično ravnovesje in stacionarna fronta plamena ima obliko, v kateri je na vsaki njeni točki normalna komponenta hitrosti na fronto enaka hitrosti širjenja plamena v zmesi dane sestave pod danimi pogoji .

Mallard in Le Chatalier, ena prvih raziskovalcev tega vprašanja, sta zgorevalno cono poimenovala "modri stožec", na površini katerega je v vsaki točki izpolnjen Michelsonov zakon.

Mehanizem stabilizacije plamena v Bunsenovem gorilniku je prikazan na sliki 3.6.

Slika 3.6. Shema nastajanja fronte plamena v Bunsenovem gorilniku

Lokus stabilizacijskih točk C tvori obroč, ki se nahaja na določeni razdalji od izhoda šobe gorilnika. V stacionarni zmesi se bo po vžigu plamen iz točk C začel sferično širiti in plamenske fronte se bodo zaprle v točki B na osi toka.

Ko se zmes premika, vsako točko fronte plamena odnese tok sočasno z raztezanjem krogel in posledično nastane stožčasta fronta plamena z vrhom v točki B krogel, ki se dotikajo.

Pri konstantnih vrednostih hitrosti v izstopnem delu gorilnika in U mora imeti fronta plamena pravilno stožčasto obliko. Zaradi rasti U n na vrhu plamena zaradi segrevanja zmesi in njegovega zmanjšanja ob hladnih stenah na dnu stožca pa se plamen zaokroži. Če ima gorljiva zmes α ≤1, potem v zmesi ni dovolj kisika za njeno popolno zgorevanje in preostalo gorivo zgori v sekundarni, difuzijski fronti plamena v okoliškem zraku. Fronta difuzijskega plamena ima značilno rumeno barvo.

Metoda Bunsenovega gorilnika je ena najpogostejših metod za določanje normalne hitrosti gorenja.

Sprememba oblike plamena bistveno vpliva na naravo zgorevanja, saj je povezana s spremembo površine sprednje strani. Velikost plamenske površine je glavni dejavnik, ki določa hitrost gorenja sistema dane sestave. To izhaja iz dejstva, da so vsi odseki plamena, ne glede na njihovo obliko, enakovredni, pod pogojem, da je polmer ukrivljenosti plamena veliko večji od širine njegove sprednje strani, tj. v vseh praktično pomembnih primerih. S povečanjem površine plamena se proces zgorevanja intenzivira, skupna količina snovi, ki gori na enoto časa, se poveča. Sprememba oblike plamena je običajno povezana z gibanjem plina v bližini območja zgorevanja, njegove turbulence; v tem primeru se fronta plamena razdeli na več majhnih središč in njena skupna površina se poveča. Ta lastnost se na primer uporablja za intenziviranje procesa zgorevanja z umetno turbulenco zgorevanega plina.

Razmislimo, kakšno obliko dobi plamen spontano, ko se širi skozi fiksni gorljivi medij, če nanj ne delujejo zunanje sile - motnje. Ker je medij homogen, so vse smeri enakovredne in hitrost plamena vzdolž njih enaka. V tem primeru bo imela fronta plamena, ki se širi od točkovnega vira, obliko sferične površine s stalno naraščajočim polmerom. Med širjenjem sferičnega plamena širjenje plina povzroči, da bo prvotni nezgoreli medij potisnjen na obrobje. Vendar se plin v tem primeru ne turbulizira, hitrosti gibanja plina in plamena so enake v vseh smereh, oblika plamena in pri konstantnem tlaku - njegova hitrost pa ostane nespremenjena.

Drug značilen način širjenja nemotenega plamena se pojavi, ko se vnetljiv medij vžge s podobnim točkovnim impulzom na odprtem koncu dolge cevi. Nastali plamen bo sprva kroglast, dokler se ne dotakne sten cevi (slika 1.1).

Ker se širjenje plamena ustavi v bližini sten, dobi plamen obliko zunanje površine sferičnega segmenta, omejenega s prerezom cevi. Ko se plamen oddaljuje od mesta vžiga in se polmer njegove ukrivljenosti povečuje, postaja vse bolj raven in do meje sovpada s prečnim prerezom cevi.

riž. 1.1.

Zgornja razmišljanja so omogočila ugotovitev, da sta med širjenjem plamena v odsotnosti zunanjih motenj stabilni dve obliki plamena: sferična za neomejen prostor (tridimenzionalni problem) in ravna za neskončno cev (enodimenzionalni problem) . Ti dve vrsti se bosta z obliko katerega koli plamena, ne glede na to, kakšen je na začetku, približali meji.

Normalno zgorevanje

V odsotnosti motenj v procesu zgorevanja je mogoče določiti obliko, ki jo fronta plamena pridobi v procesu svojega širjenja, na podlagi naslednjih premislekov. Vsako točko plamenske površine lahko obravnavamo kot neodvisen vžigalni impulz, okoli katerega se ustvari nova osnovna fronta plamena. Po določenem kratkem časovnem intervalu se kot posledica superpozicije takšnih elementarnih front oblikuje nova skupna fronta plamena, ki sovpada z ovojnico vseh elementarnih sferičnih front, generiranih vzdolž začetne fronte.

Obravnavano območje plamena bomo šteli za ravno AB(slika 1.2); pri poljubni obliki plamena se lahko vsak njegov dovolj majhen del šteje tudi za ploščat. Uporaba opisanega principa konstrukcije vodi do zaključka, da je nov položaj plamena A "B" bo vzporeden z izvirnikom. Če isti princip razširimo na gibanje fronte plamena poljubne oblike, pridemo do zaključka, da se gibanje nemotenega plamena pojavi na vsaki točki fronte vzdolž normale na njeno površino. Zato se takšno zgorevanje imenuje normalno (ali deflagracija). Hitrost gibanja plamena vzdolž mirujočega gorljivega medija vzdolž normale na njegovo površino se imenuje normalna hitrost plamena. U n.

riž. 1.2.

Vrednost U n je glavna značilnost gorljivega medija. To je najmanjša hitrost, s katero se lahko plamen širi skozi določen medij; ustreza ploski obliki plamena. Vrednost U n, označuje ne samo linearno, ampak tudi volumetrično hitrost gorenja, ki določa prostornino gorljivega medija, ki se spremeni v reakcijske produkte na enoto časa na enoto površine plamena. Skladno s tem dimenzija U n se lahko izrazi kot cm/s ali kot cm3/(cm2-s).

Vrednost U n, močno odvisna od sestave gorljivega medija. Poleg kemijskih posebnosti reagirajočih komponent na hitrost plamena pomembno vpliva razmerje vsebnosti goriva in oksidanta ter koncentracija inertnih komponent. Sprememba začetne temperature gorljivega medija in skupnega tlaka imata šibkejši učinek. Spodaj so najvišje vrednosti U n nekaterih gorljivih mešanic pri normalnih pogojih (v m/s):

• С2Н2 + O2 - 15,4;
• H2 + O2; - 13;
• H2 + C12 - 2,2;
• CO + O2 + 3,3 % H2O- 1,1;
• H2 + zrak - 2,7;
• CO + zrak + 2,5% H2O - 0,45;
• nasičeni ogljikovodiki + zrak - 0,32–0,40.

Širjenje plina med segrevanjem med procesom zgorevanja vodi do dejstva, da se v bližini fronte plamena vedno premika plin, tudi če je bil na začetku stacionaren. Naslednji premisleki pojasnjujejo, kako vpliva toplota

ekspanzija plina in njegova turbulenca zaradi zunanjih motenj na potek adiabatnega zgorevanja. Pri sežiganju plina v dolgi odprti cevi bo ploščat plamen, ki sovpada s prečnim prerezom cevi, miren, če se gorljivi medij vpihuje v cev s konstantno prečno hitrostjo, ki je enaka U n. Produkti zgorevanja tečejo z drugega konca cevi.

S p označujemo gostoto plina, indeks 0 je vrednosti, ki označujejo začetni vnetljivi medij, in indeks b- produkti zgorevanja. Ker se plin med zgorevanjem širi, hitrost reakcijskih produktov zapušča plamen U b , > U n. Za vsak 1 cm2 površine plamena prinese tok vsako sekundo U n cm3 gorljivega medija, katerega masa je U n r o. Prostornina reakcijskih produktov, ki se oddaljujejo od istega območja plamena, je Ub, masa pa Ubrb. Masi začetnega plina in reakcijskih produktov sta enaki, iz česar sledi, da

Unro=Ubrb. (1*1)

Enačba (1.1) izraža zakon ohranitve snovi za proces zgorevanja.

Ugotovili smo, da ima lahko plamen tudi pri ravni fronti različne hitrosti: Un oz U b odvisno od tega, kateri medij miruje. Razmerje hitrosti v gorečem plinu je ponazorjeno z diagramom na sl. 1.3.

riž. 13.

U n normalna hitrost plamena; U b je hitrost reakcijskih produktov, ki zapuščajo plamen; T 0 je začetna temperatura začetnega medija; T b je temperatura reakcijskih produktov; r0, rb sta gostoti začetnega plina in reakcijskih produktov

Ko je situacija 1 plamen miruje; gorljivi medij, ki teče v cev, se premika v desno s hitrostjo U n ; v isto smer, vendar s hitrostjo U b premikajoči se produkti zgorevanja. Če gorljivi medij miruje (situacija 2), kar nastane med zgorevanjem v na enem koncu zaprti cevi, se plamen skoznjo premika s hitrostjo U n, reakcijski produkti pa tečejo v nasprotni smeri s hitrostjo U b- U n. V situaciji 3 pri vžigu na zaprtem koncu cevi so produkti zgorevanja nepremični. Plamen se premika s hitrostjo U b glede na stene cevi (in zgoreli plin); v isto smer s hitrostjo U b – U n goreči plin se premika, izpodrinjen iz cevi z ekspandiranimi reakcijskimi produkti. Hitrost plamena, vendar glede na produkte zgorevanja, je veliko večja kot glede na izvorni plin - za faktor r0/rb.

Vrednost G=U r, imenovan masna hitrost gorenja, določa maso snovi, ki gori na enoto časa na enoto plamenske površine. Seveda je enako za začetni in končni medij ter v vseh vmesnih conah.

Razmislimo o pogojih zgorevanja v plamenski fronti poljubne oblike, ki se nepremično nahaja v toku gorečega plina (v cevi).

Plamen je stacionaren v primeru, ko je količina gorečega plina natančno kompenzirana s količino vstopa. Če je plamenska površina F, potem je skupna prostornina zgorelega plina na enoto časa enaka U t F. Enako volumetrično hitrost lahko definiramo na drug način: kot produkt WS, kje W- povprečje (v pretočnem delu) hitrost proge plin; S je presek toka. Iz enakosti obeh veličin izhaja:

Ta rezultat torej velja tudi za mirujoč gorljiv medij w- hitrost gibanja ukrivljenega plamena vzdolž njega. Ta hitrost je tolikokrat večja od normalne hitrosti plamena, kolikokrat je površina plamena večja prečni prerez tok. Ko ploščat plamen upognemo in povečamo njegovo površino, se hitrost plamena ustrezno poveča. Enačba (1.2), običajno imenovana območno pravo, izraža temeljno značilnost zgorevalnega procesa: s povečanjem površine plamena se zgorevanje intenzivira, mejo takšnega intenziviranja pa povzročajo le spodaj opisane plinskodinamične značilnosti.

Ukrivljenost površine plamena je posledica vrtinčenja gorečega plina, spontanega ali prisilnega.

Če je goreči plin zelo turbulenten in so majhna elementarna področja hladnega gorljivega medija v veliki meri pomešana z vročimi produkti zgorevanja, potem plamena ni več mogoče obravnavati kot površino, ki ločuje dva medija. Pojavi se razpršeno turbulentno območje, v katerem je visoka tudi skupna hitrost kemijske transformacije, kar je posledica izjemno razvite površine plamena.

Načini plamenskega zgorevanja za medij določene sestave se razlikujejo le v hitrosti širjenja plamena pri različnih stopnjah razvoja njegove površine. Ta okoliščina je bistvena za razjasnitev konvencionalnosti pogosto uporabljene terminologije. Koncepta "eksplozije" v zvezi s širjenjem plamena ni mogoče označiti drugače kot dokaj hitro zgorevanje v zelo turbulentnem mediju s hitrostjo plamena reda deset do sto metrov na sekundo. "Počasno" zgorevanje se od "eksplozije" razlikuje le po stopnji razvitosti površine plamena. V bistvu se od opisanih ne razlikujejo druge vrste širjenja plamena, na primer označene z izrazoma "flash" in "pop". Šele ko se hitrost plamena približa hitrosti zvoka v gorljivem mediju, dobi proces gorenja nov, kvalitativno poseben značaj.

Motnje, ki popačijo ploščat ali sferičen plamen, se vedno pojavijo, tudi če ni prisilnega gibanja plina; povzročata jih gravitacija in trenje. Prvi vodi do pojava konvektivnih tokov zaradi razlike v gostoti gorljivega medija in produktov zgorevanja, drugi pa se manifestira med gibanjem plina, ki gori v cevi, in njegovim upočasnjevanjem s stenami. Primerno je slediti vplivu motenj na pravilnosti zgorevanja v dolgi cevi, postavljeni navpično in odprti na enem koncu. Če zažgete vnetljiv medij na spodnjem, odprtem koncu cevi (slika 1.4, a), potem se ustvarijo ugodni pogoji za razvoj konvektivnih tokov, saj se nezgoreli izvorni plin, ki ima visoko gostoto, nahaja nad lahkimi produkti zgorevanja. Plamen se nagiba k raztezanju vzdolž osi cevi. Pri vžigu na zgornjem, zaprtem koncu cevi (slika 1.4, b) se konvektivni tokovi ne pojavijo, vendar se območje zgorevanja intenzivno turbulizira s silami trenja. Plin, ki gori in se širi, teče iz cevi. Stopnja pretoka gorljivega medija pod vplivom viskoznosti se spreminja vzdolž prečnega prereza cevi, največja je vzdolž osi in enaka nič v bližini sten (slika 1.5).

riž. 1.4.

V skladu s tem je fronta plamena upognjena. Pri vžigu na zgornjem odprtem koncu grobo (slika 1.4, v) možnost turbulence območja zgorevanja je minimalna: produkti zgorevanja so nad gorečim plinom, hladen plin pa je negiben. Ko pa se plamen oddaljuje od roba cevi, se sila trenja poveča in turbulenca se razširi na goreči plin.

Če zgorevanja ne spremljajo toplotne izgube, tj. poteka adiabatno, potem se kemična energija gorljivega sistema popolnoma pretvori v toplotno energijo reakcijskih produktov. Ker je temperatura plamena visoka, so hitrosti reakcij, ki potekajo v njem, visoke in se lahko hitro vzpostavi termodinamično ravnovesje. Temperatura produktov adiabatnega zgorevanja ni odvisna od reakcijskih hitrosti v plamenu, temveč le od skupnega toplotnega učinka in toplotnih kapacitet končnih produktov. To temperaturo imenujemo termodinamična temperatura zgorevanja. T b. Vrednost T b je najpomembnejša lastnost gorljivega medija; za navadne gorljive medije ima vrednosti 1500–3000 K. V nadaljevanju podrobno obravnavamo, v kolikšni meri predpostavke ustrezajo realnosti in kakšen pomen ima toplotni režim zgorevanja za probleme protieksplozijske varnosti. Z adiabatnim procesom in ravnotežnim stanjem produktov zgorevanja T b – najvišja dosežena temperatura v plamenu. Dejanska temperatura produktov ravnotežne reakcije je nižja, ko pride do toplotnih izgub zaradi gorečega plina. Problematika toplotnih izgub je, kot bo razvidno iz nadaljevanja, odločilnega pomena za reševanje problemov zagotavljanja eksplozijske varnosti. Med stacionarnim širjenjem plamena pride do intenzivnega prenosa toplote s prevajanjem v hladen začetni gorljivi medij. Vendar ta proces ni povezan s toplotnimi izgubami iz območja zgorevanja. Odvzem toplote iz vsake goreče plasti plina v sosednjo, ki še ni reagirala, se natančno kompenzira z enakovrednim dovodom toplote v isto plast v prejšnji fazi, ko je bila sama hladna. Nestacionarno, nekompenzirano segrevanje se pojavi v začetnem trenutku, ko se z začetnim impulzom vžge gorljivi medij. Ko pa se plamen oddaljuje od mesta vžiga, se ta dodatna količina toplote porazdeli med vedno večjo količino produktov izgorevanja, njena vloga pri dodatnem segrevanju pa se nenehno zmanjšuje.

riž. 1.5.

Iz navedenega sledi, da so med zgorevanjem možne toplotne izgube zaradi sevanja segretega plina in njegovega stika s trdno površino. Vlogo odvzema toplote s sevanjem bomo obravnavali v nadaljevanju, zaenkrat pa predpostavimo, da so te izgube zanemarljivo majhne za cono, katere toplotni režim določa hitrost plamena. Hlajenje s prevajanjem produktov izgorevanja ob stiku s stenami posod in aparatov poteka zelo intenzivno, kar je posledica velike temperaturne razlike med stenami in plinom. Zato se po končanem zgorevanju v posodah običajnih velikosti bistveno ohladitev produktov zgorevanja v njih konča v manj kot 1 s.

Za naše težave je nujno tudi hlajenje gorečega plina ob stenah. Ker se odvajanje toplote na stene začne šele, ko se jih dotakne plamen, so takšne izgube močno odvisne od oblike in velikosti posode, v kateri poteka reakcija, ter od položaja vžiga. Pri zgorevanju v kroglasti posodi in centralnem vžigu pride do toplotnih izgub s prevajanjem šele po končanem zgorevanju.

Temperatura zgorevanja je določena z zakonom o ohranjanju energije med adiabatnim prehodom kemične energije gorljivega medija v toplotno energijo produktov zgorevanja. Očitno je, da sestavine gorljive mešanice niso enakovredne. Zaloga kemijske energije je določena z vsebnostjo manjkajoče komponente v stehiometričnih razmerjih, ki se v reakciji popolnoma porabi. Del druge komponente, presežek, med interakcijo ostane nereagiran. Je enaka razliki med začetno vsebnostjo odvečne komponente in količino, potrebno za popolno vezavo manjkajoče komponente. Če se vsebnost manjkajoče komponente poveča zaradi vsebnosti inertne komponente, ki ne sodeluje v reakciji, se bo molska rezerva kemijske energije gorljive mešanice povečala. Takšna zamenjava odvečne komponente pusti kemično energijo nespremenjeno.

Razložimo približno, kako se uresničuje zakon o ohranitvi energije pri zgorevanju. Kemična rezerva energije gorljivega sistema se šteje za enako π1Q), kjer je π1 koncentracija manjkajoče komponente; Q je toplotni učinek njegovega zgorevanja. Reakcijska toplota se porabi za segrevanje vseh komponent zmesi: nastalih reakcijskih produktov, presežnih in inertnih komponent. Če OD je povprečna toplotna kapaciteta količine produktov zgorevanja, ki je nastala iz 1 mola začetne mešanice, potem je prirastek zaloge fizične toplote enak OD(T b- T 0), kjer T 0 je začetna temperatura gorljivega medija. Glede na adiabatsko stanje

Natančen izračun stanja produktov adiabatskega zgorevanja je veliko bolj zapleten.

Pri adiabatnem zgorevanju vrednost temperature zgorevanja določa gostoto končnih produktov in s tem razmerje med hitrostmi plamena U n in U b. V tem primeru je treba upoštevati, da se je zaradi reakcije spremenilo število molekul na enoto mase v p enkrat. Po zakonih idealnih plinov

Pomen p v procesih zgorevanja je večinoma blizu enote. Torej, pri pretvorbi stehiometrične mešanice 2CO + O2 (zgorevanje v 2CO2) p= 2/3, za podobno mešanico CH4 + 2O2 (zgorevanje v CO2 + 2H2O) n = 1 itd. Med zgorevanjem zmesi nestehiometrične sestave in zmesi, ki vsebujejo inertne komponente, se skupno število molekul (ob upoštevanju vsebnosti komponent, ki ne sodelujejo v reakciji) spremeni še manj.

Pri adiabatnem zgorevanju se temperatura plina poveča za faktor 5–10. Če tlak med zgorevanjem ostane konstanten in se plin prosto širi, in n= 1, potem se njegova gostota spremeni za enako količino in v enakem razmerju U b na normalno hitrost plamena. Če pride do adiabatnega zgorevanja brez raztezanja plina, v zaprti posodi, potem se tlak poveča za približno enak obseg. To je tisto, kar določa uničujoč učinek hitrega zgorevanja v zaprti posodi.

Koncepta "gorenja" ni mogoče nedvoumno oblikovati. Gorenje bomo imenovali samopospeševalno hitro kemično transformacijo, ki jo spremlja intenzivno sproščanje toplote in oddajanje svetlobe. V skladu s tem je plamen (vroč) plinasti medij, v katerem intenzivna kemična reakcija povzroči luminiscenco, sproščanje toplote in znatno samosegrevanje.

Takšne definicije so priročne, vendar niso povsem jasne in univerzalne. Težko je natančno določiti, katera reakcija je dovolj hitra, da jo štejemo za zgorevanje. Še manj jasen je koncept eksplozije. V prihodnosti se bomo seznanili z obstojem hladnih plamenov, pri katerih kemično reakcijo spremlja sijaj, vendar poteka z zmerno hitrostjo in brez opaznega segrevanja.

Po D. L. Frank-Kamenetskyju je "zgorevanje potek kemične reakcije v pogojih progresivnega samopospeševanja, povezanega z akumulacijo toplote ali katalizirajočih reakcijskih produktov v sistemu." Tu je očitna želja po zajemu pojavov tako termičnega kot avtokatalitskega poteka reakcije. Takšna posplošitev pa vodi do tega, da pod to definicijo spadajo pojavi, ki jih ni mogoče pripisati procesom zgorevanja. Sem spadajo brezplamenske reakcije v plinski in tekoči fazi, ki jih spremlja omejeno samopospeševanje, vendar se ne spremenijo v toplotno ali dragoceno eksplozijo, ko hitrost reakcije doseže zmeren maksimum ali pride do brizganja komponent nehomogenega gorljivega medija.

Nesprejemljivo bi bilo omejiti zgorevalne procese s pogojem popolnosti reakcije, saj v mnogih brezpogojno eksplozivnih procesih reakcija ostane nepopolna.

Težave pri definiranju zgorevanja priznavata B. Lewis in G. Elbe: "Koncepti zgorevanja, plamena in eksplozije, ki so precej prilagodljivi, se še vedno uporabljajo nekoliko poljubno" .

Zapleti pri določanju gorenja odražajo odsotnost ostrih meja v kompleksu fizikalno-kemijskih pojavov, značilnih za gorenje. Samopospeševanje reakcije, samosegrevanje, kopičenje aktivnih produktov, sevanje različnih jakosti in valovnih dolžin obstajajo v procesih, ki so povezani in niso povezani s kategorijo zgorevanja; razlika je samo kvantitativna. Zaradi tega bo vsaka definicija zgorevanja netočna ali nepopolna.

Razvite ideje nam omogočajo domnevo, da sta za potek procesa glede na vrsto zgorevanja potrebna samo dva pogoja: ta reakcija mora biti eksotermna in se mora pospešiti z naraščajočo temperaturo. Slednje je značilno za večino kemični procesi, zato se zdi, da se lahko v režimu zgorevanja razvije katera koli eksotermna reakcija. Iz tega sledi, da obstoj stabilnega zgorevanja zahteva izpolnitev še enega pomembnega dodatni pogoj povezana s širjenjem fronte plamena v vodoravni cevi.

Nekatere značilnosti poteka eksotermne reakcije se razlikujejo, ko teče v cevi. Ko se gorljivo sredstvo vžge s strani odprtega konca, dobi plamen specifično obliko, podolgovato z naklonom naprej (slika 1.6).

riž. 1.6.

1 – kontaktna meja plamena; 2 – sprednja meja slike plamena (presek fronte in simetrijske ravnine); M– točka največje hitrosti plina

Na določenem delu poti po iniciaciji izgorevanje poteka stacionarno, s konstantna hitrost. Ko se razmerje poveča h/d, kje h- višina stolpca produktov zgorevanja, v meji - dolžina cevi; d– premer cevi se sile trenja plina ob stene toliko povečajo, da povzročijo progresivno turbulenco plina v območju zgorevanja in nestacionarno pospeševanje plamena v skladu s področnim zakonom.

Nagnjena oblika plamena v vodoravni cevi je posledica velike razlike v gostoti začetnega medija in produktov zgorevanja. Fronta plamena je vmesnik med tema medijema. Za razlago posledic razlike v njihovi gostoti uporabimo naslednjo analogijo. V vodoravni cevi (slika 1.7, a) sta dve nemešljivi tekočini različnih gostot, kot sta živo srebro (desno) in voda (levo), ločeni z navpično pregrado. Če se pregrada odstrani, potem razlika v gostoti povzroči gibanje tekočin: težko živo srebro bo teklo v levo in navzdol, voda se bo nahajala nad živim srebrom, premikala se bo v desno in navzgor. Vmesnik bo nagnjen naprej, njegova površina se nenehno povečuje (slika 1.7, b). Podobni tokovi nastanejo med zgorevanjem plina, vendar pretvorba težkega gorljivega medija v lahke reakcijske produkte preprečuje neomejeno povečanje površine plamena, katerega velikost in oblika postaneta stacionarni. Odstopanje zgornjega odseka fronte plamena proti produktom zgorevanja je posledica upočasnitve plina ob steni pod vplivom trenja.

riž. 1.7.

a- pred odstranitvijo septuma; b- po odstranitvi septuma

Oblika mirujočega plamena (v območju enakomernega širjenja) je določena z razmerjem med normalno hitrostjo plamena in hitrostjo plina v ustreznih odsekih sprednje strani. Oglejmo si ta razmerja za najbolj napredno točko fronte M(glej sliko 1.6), kjer je plamen normalen na os cevi in ​​s tem na smer gibanja celotne fronte. Skupna hitrost plamena vzdolž osi cevi U f na točki M je tudi vsota hitrosti plamena glede na plin U n in komponento hitrosti samega plina v isti smeri W M :

Za vsak majhen nagnjen del plamena AB(Sl. 1.8), ki tvori kot z osjo cevi, gibanje plamena skozi plin vzdolž normale na AB s hitrostjo U n (do položaja A "B") je očitno povezana s premikanjem elementa plamena vzdolž osi cevi s hitrostjo U n / sinβ. Skupna hitrost gibanja elementa plamena vzdolž osi cevi je enaka kot pri točki M, je vsota same stopnje zgorevanja v tej smeri in komponente hitrosti toka plina W. Ker je oblika plamena stacionarna, to pomeni, da so hitrosti vseh njegovih elementov enake:

(1.6)

Na vsaki točki plamena je njegov naklon določen z lokalno vrednostjo komponente hitrosti toka plina vzdolž osi. Ker U n/sinβ > U n , W M >W, hitrost plina je v točki največja M. Vrednost W ob stenah se zmanjša in celo postane negativen (kjer gorljivi medij "pušča" pod plast produktov zgorevanja). Območje plamena AB, premikanje na dno cevi se nadomesti z novim, ki nastane na mestu vžiga M.

riž. 1.8.

OD povečanje premera cevi poveča konvekcijo gorečega plina, medtem ko se skupna hitrost plamena poveča približno sorazmerno s kvadratnim korenom d. Z večanjem običajne hitrosti plamena se povečuje tudi U f (kdaj d= const), vendar počasneje kot U n. Pri določeni vrednosti U n opazimo oster prehod oblike plamena iz poševne v polkroglo.

Pri uporabi Bunsenovega gorilnika se pogosto srečamo s stacionarnim režimom zgorevanja v toku. Ta na videz preprosta naprava je cev, skozi katero se neprekinjeno dovaja vnetljiv medij. Ko se vžge, se na izhodu iz gorilnika oblikuje stacionarni plamen - Bunsenov plamen, katerega oblika je blizu stožčasti. Pravilnosti, značilne za Bunsenov plamen, so bile ugotovljene z delom enega od ustanoviteljev teorije zgorevanja V. A. Michelsona.

Stacionarno zgorevanje v Bunsenovem plamenu je možno pri različnih pretokih. Ko se ta hitrost spremeni, se skladno s ploščinskim zakonom spremeni tudi oblika Bunsenovega stožca in s tem njegova površina. V tem primeru ostane osnova stožca nespremenjena, približno sovpada z izstopnim delom gorilnika, višina pa se poveča pri hitrem toku in zmanjša pri počasnem. Stabilno zgorevanje, pri katerem pride do takšne samoregulacije oblike plamena, je možno v širokem razponu pretoka plina. Šele pri zelo veliki hitrosti plina se plamen prekine, njegovo slabljenje. Če postane hitrost plina dovolj majhna, v povprečju blizu U n, plamen se širi proti toku, vstopi v notranjost gorilnika - pride do "preboja" plamena.

riž. 1.9.

Zgorevanje v Bunsenovem plamenu je zapleteno zaradi sekundarne interakcije produktov nepopolnega zgorevanja z atmosferskim zrakom, če gorljiva mešanica vsebuje presežek goriva. V tem primeru se poleg glavnega, notranjega oblikuje sekundarni, tako imenovani zunanji Bunsenov stožec plamena. Da bi preprečili nastanek zunanjega stožca, je plamen gorilnika včasih obdan z okoljem inertnega plina.

Vzorce, ki določajo obliko Bunsenovega plamena, je mogoče določiti z upoštevanjem obnašanja ravnega (majhnega) odseka mirujočega plamena L V v toku sežganega plina (slika 1.9).

Če bi plin miroval, bi se plamen gibal po normali na AB s hitrostjo U n, in vzdolž toka - s hitrostjo U n/sin β, kjer je β kot med AB in os cevi. Ta komponenta hitrosti gorenja je enaka lokalni hitrosti pretoka W, ker je plamen še vedno:

Enačba (1.7), ki jo je pridobil V. A. Mikhelson, je poseben primer enačbe (1.6) - za mirujoči plamen ( U f = 0); negativen pomen hitrost plina kaže, da sta si smeri hitrosti plina in plamena nasprotni. Enačba (1.7) določa za vsako točko površine plamena vrednost kota β in s tem stacionarno obliko celotnega plamena kot celote. Če se na kateri koli točki Bunsenovega stožca izkaže, da je komponenta hitrosti plinskega toka, normalna na plamen, večja od normalne hitrosti plamena, bo tok plina odnesel ta element plamena stran od ustja gorilnika. V tem primeru se nagib elementa plamena glede na os toka poveča (ker je osnova stožca fiksna), kot β pa se bo zmanjševal, dokler komponenta hitrosti toka ni enaka U n. Obratne spremembe se bodo zgodile, ko bo Wsin β< U n.

Če bi bila hitrost plina konstantna v celotnem preseku toka, potem plamen ne bi imel ukrivljenosti in bi bil Bunsenov stožec raven. Pri laminarnem toku plina v cevi je porazdelitev hitrosti po preseku parabolična, določa jo Poiseuilleov zakon.

(1.8)

kje W(r) je hitrost toka na daljavo r od osi cevi; R 0 – polmer cevi; W 0 = W(r= 0) je največja hitrost pretoka.

Povprečni pretok W, enak pretoku plina na enoto odseka cevi, izračunamo s povprečenjem:

(1.9)

tiste. W pol manj W 0. V tem primeru je treba upoštevati, da se po izstopu plina iz gorilnika porazdelitev hitrosti v toku nekoliko spremeni. V primeru porazdelitve hitrosti plinov po Poiseuillevem zakonu za enako W plamenski stožci za vse gorilnike so geometrijsko podobni.

Videli smo že, da je obstoj Bunsenovega plamena v širokem razponu pretoka zgorelega plina posledica stabilnosti dna stožca, fiksacije plamena na obročku za izrezovanje gorilnika. Takšna stabilizacija je posledica posebnosti zgorevanja v tem območju. Izkušnje kažejo, da je med dnom plamena in rezom gorilnika majhna vrzel, zgorevanje se začne na določeni razdalji od roba cevi. To je posledica dejstva, da je zgorevanje blizu površine nemogoče, saj je stacionarna temperatura plina v tem območju prenizka. Iz istega razloga je nemogoče, da bi plamen švignil v cev ob stenah, kjer je hitrost pretoka plina manjša. U n.

V območju stabilizacijskega obroča na določeni razdalji od roba gorilnika postane zgorevanje možno, vendar je hitrost plamena v tem območju manjša. U n zaradi izgube toplote. Ko se oddaljimo od roba gorilnika in zaustavimo upočasnjevanje toka ob steni, se poveča tudi hitrost plina vzdolž obroča. r = R 0. Na določeni višini se primerja s hitrostjo plamena.

Na teh točkah je plamen enakomerno fiksiran: bližje robu gorilnika je zgorevanje nemogoče, na večji razdalji je hitrost plamena večja od hitrosti plina in plamen se bo približeval gorilniku, dokler obe hitrosti ne bosta enaki. Po istem mehanizmu se lahko plamen stabilizira v toku gorljivega medija v bližini različnih fiksnih ovir, na primer v bližini žičnega obroča, nameščenega nad gorilnikom, ali na koncu palice, ki se nahaja znotraj gorilnika. V slednjem primeru nastane tako imenovani obrnjeni Bunsenov stožec, obrnjen na glavo in stabiliziran na eni fiksni točki – na vrhu.

Kot kaže analiza toplotni režim zgorevanje, ko je mirujoč plamen znotraj cevi, se toplota odvaja od plina do stene, plamen pa je usmerjen s konveksnostjo proti nezgorelemu plinu, tj. ima obliko meniskusa. Pri visoki intenzivnosti odvajanja toplote, tj. v bližini same stene sploh ne more obstajati in se odcepi na določeni razdalji od nje, tako kot takrat, ko je zunaj cevi, nad ustjem gorilnika. Vidimo, da je zgorevanje v Bunsenovem plamenu, kljub enostavnosti te naprave, zelo kompleksen proces, ki ga odlikujejo številne posebnosti.

Zgorevanje mešanice plinov v zaprte cevi ustvari odmev, ki povzroči popolno preureditev fronte plamena. Podrobnosti tega pojava so bile prvič reproducirane v numeričnih simulacijah.

Plamen v interakciji z močnim zvočnim valom lahko ustvari zanimive prostorske strukture (glej na primer impresiven video z "vizualizacijo ognja" zvočnih valov). V tem primeru ni nujno, da je zvočni val zunanji: intenzivno zgorevanje plinske mešanice goriva in oksidanta v zaprtem prostoru, na primer v ceveh, povzroči odmev, ki lahko popači fronto plamena in spremeni reakcijski način zgorevanja. .

Izkrivljanje oblike plamena med zgorevanjem v ceveh je znano že več kot sto let, a šele v klasičnih poskusih Jeffreya Sirbyja (G. Searby) leta 1992 je bila izvedena sistematična študija tega procesa. Še posebej je Sirby opazoval turbulenco plamena pod vplivom lastnega odmeva. Sam po sebi se ta pojav ne zdi presenetljiv, vendar teoretični opis tega procesa še ni bil predlagan. Vprašanja, na katera je bilo treba odgovoriti, so bila: »Kako točno pride do prehoda v turbulenco?«, »Kakšno nihanje plamena najprej zaniha?« itd. Vse to pa je sklenilo roke raziskovalcem, ki so iskali priložnosti praktična uporaba ta učinek v tehnologiji (na splošno ima turbulenca plamena velik pomen za raketno industrijo).

Nedavni članek rusko-švedske raziskovalne skupine A. Petchenko et al., Physical Review Letters, 97, 164501 (19. oktober 2006) je naredil prvi korak k oblikovanju takšne teorije. Avtorji tega dela so izvedli podrobno numerično simulacijo procesa zgorevanja mešanice plinov v dolgi in zelo ozki cevi, zaprti na enem koncu (mešanica je bila vžgana z odprtega konca, plamen pa se je širil globoko v cev). ). Za poenostavitev izračunov je bil rešen dvodimenzionalni in ne tridimenzionalni problem, plinska zmes je veljala za idealni plin, proces zgorevanja pa je bil modeliran s hipotetično enostopenjsko in nepovratno kemično reakcijo z danim sproščanjem toplote in aktivacijo energija. Toda vsa plinska in termodinamika - stiskanje in ekspanzija, plinski tokovi, prenos toplote, struktura fronte plamena - so bili v celoti upoštevani.

Rezultati simulacije so nedvoumno dokazali, da je s približevanjem zaprtemu koncu fronta plamena začela »trepetati«. To tresenje je povzročilo zvočni odmev iste frekvence, ki je še bolj »zamajal« plamen. V neposredni bližini konca cevi so nihanja plamena postala tako močna, da se je fronta plamena dobesedno zložila v harmoniko. V vsakem obdobju teh nihanj se je fronta plamena močno destabilizirala in sprostila ozek in zelo dolg curek hladnega plina v območje, ki ga zasedajo vroči produkti izgorevanja. Curek je nato hitro pregorel, fronta plamena se je spremenila v vrtinec in se nato spet izravnala. Hitrost tokov, ki nastanejo zaradi teh nihanj, je desetkrat presegla "normalno" hitrost širjenja plamena v odprtem prostoru.

Močna nihanja in vrtinci, ki jih povzročajo, so običajno prva stopnja prehoda v turbulenco. Avtorji članka pa se ne mudi z napovedjo odkritja mehanizma turbulence plamena. Dejstvo je, da danes razpoložljiva računalniška moč omogoča tako podrobno modeliranje le v izjemno ozkih ceveh, bolje rečeno celo v kapilarah. Kako se bo ta proces spremenil v širokih ceveh, za katere so bili pridobljeni eksperimentalni podatki in v katerih je vpliv sten na tokove precej šibkejši, bomo še preučili. Zanimivo je tudi preveriti, ali so izkrivljanja plamena, ki jih najdemo v simulaciji, isti "plamen tulipana", ki je bil opazovan že dolgo časa, a še vedno ostaja nepojasnjen (glej C. Clanet in G. Searby. O "plamenu tulipana" Fenomen (PDF, 1 ,3 Mb) // Zgorevanje in plamen, 1996. V. 105. Str. 225-238).