第五章预混合气的层流燃烧

1、内燃机燃烧学基础内燃机燃烧学基础 气有浩然，学无止境 求真务实，开放拓新 2021年12月12日主讲人主讲人: : 李国祥李国祥 教授教授 博导博导 白书战白书战 副教授副教授 博士博士 第五章第五章 预混合气的层流燃烧预混合气的层流燃烧3 本章讨论预混合气的燃烧，在燃烧过程中，化学动力学和传热过程同时在发挥着作用。 火焰通常指一个迅速进行着剧烈放热的气相反应区，并常常伴随着发光现象的空间区域。 随着可燃混合气供给反应区的条件不同，预混合火焰可以是静止的，也可以是在传播中的，在大部分的实际燃烧设备中，燃烧总是首先由局部地方开始，然后逐渐传播到周围其他地方，因此火焰传播的研究具有十分重要的意义。

2、5 - 1超声速火焰和亚声速火焰第1章 绪论 5爆轰和爆燃的区分火焰前锋的传播过程火焰从某一局部向周围扩展的过程，亦即燃烧反应区的推移过程。实际上化学反应进行的很快，反应区实际上只是很薄的一层，甚至可以看作是一间断面，叫做火焰前锋，将未燃的新鲜混合气和已燃的燃烧产物分开。火焰前锋面的传播过程就是火焰的传播。ffssuufffssspupu22ffsshuhu2222质量守恒方程动量守恒方程能量守恒方程联立质量守恒方程和动量守恒方程，得瑞利方程：整理得：质量、能量守恒方程整理得：雨高尼奥方程：sffsffssppuu11222222222222fffssssfuuhh21111sffsffppu

3、21111sffsssppusffssfpphh112方程左边：利用状态方程及关系式消去温度项：瑞利方程代表了在给定初始状态（ps、s、us）后，从流动的观点来说，其最终状态（pf、f、uf）必须满足的关系。在压强p和比容1/坐标上，瑞利方程是一通过（ps， 1/s）点，斜率为 -（psus）2的直线，称为瑞利或米海尔松直线。所有可能的最终状态必定在此直线上。雨高尼奥方程代表给定初始状态（ps、Ts、s）和H后，从能量角度上来说，其最终状态（pf、Tf、f）必须满足的关系。在压强p和比容1/坐标上，雨高尼奥方程是一曲线，称为雨高尼奥线或阮金线，所有可能的最终状态必定在此曲线上，对不不同的H，可

4、得一组雨高尼奥线。HTTchhsfpsf)(1kkRcp011211Hppppkksfsfssff既能满足流动观点又能满足能量观点的最终状态，在p-1/平面上由瑞利线和雨高尼奥线的交点来确定。上C.J点，下C.J点1，3包围区域，爆轰，A为强爆轰，B为弱爆轰4，6包围区域，爆燃，D为强爆然，C为弱爆燃，正常燃烧爆轰对应的质量流强sus较大，终态压强较高，密度也变大；爆燃对应的质量流强sus较小，终态压强较低，密度变小。在缓燃时，特别是us小时，压强降低很小，近似等压过程。实际上爆轰波相对于新鲜混合气的推进速度是超声速的，而爆燃波相对于新鲜混合气的推进速度是亚音速的。为进一步看清各参数间的关系，

5、将能量公式改写一下，并由气体力学的公式得： 是加热前后马赫数的函数：当滞止温度参数以及k值给定后，Maf将与Mas一一对应，则静压比pf/ps也可以求出，图5-3给出了几个关系图，) 1()11 (*2*sfsssssfsosofspTTMaskTTTTTTTTTcH*sfTT2222222*211211)11(sffssfsfMakMakMakMaMaMaTT一维爆轰波的结构如图所示，由两层组织，第一层是绝热的激波，其厚度仅为分子自由程的几倍，气体通过这层以后，温度大为提高，足以引起燃烧。但由于激波很薄，燃烧不能在这里进行，因此燃烧部分形成另外一层，厚度比激波要大的多，但实际上仍然较薄，这两

6、层紧紧相连而正常燃烧波的传播，则是由传质传热过程共同决定的，其速度一般不大于1-3m/s。 缓燃到爆轰的转变 缓燃到爆轰的转变现象与汽油机的敲缸有密切的关系。汽油机的敲缸机理有两种主要的理论： 一种是前面提及到的末端气体压缩自燃理论 另一种理论则试图用缓燃转变为爆轰的过程来解释。 若把可燃气充满一端封闭的直管中，在封闭端点燃，则火焰开始以正常速度传播，在经过一段距离后，会逐渐加速，直至引起爆轰，在两端封闭的管中也会出现该现象。如图所示为根据缝隙高速摄影照片给出的火焰加速图。燃烧后的气体，像一个逐渐加速的气体活塞，产生的压缩波一声波向前传播，直至在正常火焰前面某处达到足够强度，引燃新鲜混合气，以

7、至出现爆轰 爆燃加速的原因是很复杂的： 有的解释认为是由于活化粒子所起的作用。随燃烧过程的进展，活化粒子增多并向前扩散，使火焰传播速度加快 另一种解释认为由于已燃气体的膨胀使火焰推进速度加快，产生紊流，而紊流火焰的传播速度比层流快的多，这种自紊流化过程将促使火焰传播速度加快 爆燃波加速引起的爆轰波的出现位置，与当时缓燃波已达到的位置是有一定距离的。并不是缓燃波把火焰直接传过去的。爆轰波一出现，因其传播速度极快，故在爆轰波扫过的空间内，压力几乎立即同时提高，这种现象如出现在内燃机燃烧室内，显然会引起不良后果。 然而在直管中由弱波叠加，发展成足以引燃可燃气的冲击波，最后形成稳定传播的爆轰波，需要一

8、个过程，也需要足够的空间距离，但汽油机燃烧室内空间较小，爆轰波是否来得及形成的确是个疑问。但有一点可以肯定，在汽油机爆震时，末端气体也不是整个容积同时自燃，而是在距火焰前锋面一定距离处，出现新的火焰中心。这是实验证实了的。 冲击波与爆震的联系5 - 2层流预混火焰第1章 绪论 17l火焰是一个以亚音速，自维持传播的局部燃烧区域。l火焰是局部的，即火焰在任何时候都只占可燃混合物的很小部分。l火焰是亚音速的，缓燃波 在缓燃这种燃烧传播方式中，根据层流状态的不同，还有层流燃烧和紊流燃烧之分。 在Re比较小时，气体流动是层流的，燃烧也是层流的。 层流预混火焰的重要性： 本身就比较重要，如煤气炉灶、加热

9、炉、本生灯等。 是研究紊流预混火焰的基础。湍流火焰理论都是基于对层流火焰理解的基础上提出来的。 在上节的分析中，我们采用的是燃烧波的一维传播模型，虽然在实际管道中层流火焰的前锋往往并不是平面的，并且伴有相当复杂的物理现象，但这种简化对于阐明某些最基本的概念是有帮助的。 事实上，当充满可燃混合气的等直径管道的一端用火花塞点火时，若管道不是太短，并且火花塞的能量比点火所需的最小能量大不太多，则确实可以观察到近于平面的火焰传播，在从火花到210倍管径距离处，火焰传播速度近似于不变。 在研究燃烧问题过程中，常要用到基本火焰速度的概念，假设up为火焰沿着管子相对于空间固定观察者的传播速度，us为新鲜混合

10、气对于观察者的速度，则基本火焰速度uo定义为层流火焰前锋在垂直于它本身方向上相对于新鲜混合气的速度： uo=upus 式中，当火焰传播方向与新鲜混合气流向一致时取负号，否则取正号。uo又称正交速度。21 在正常燃烧时，层流火焰厚度一般很薄，只有十分之几甚至百分之几毫米。 在这薄层中，物质却经历了急剧的物理和化学变化。 速度、温度、组分和压力的分布曲线定性地分布于下图中，火焰前锋厚度可以定义为最到温差（Tf-Ts）和在分布曲线拐点上出现的最大温度低度dT/dx之比maxdxdTTTsf 所谓火焰的稳定传播，就是速度、温度、组分和压力等各种参数空间分布的稳定传播过程 根据不同组分的流动方程、传热方

11、程和扩散方程来求出压力、温度等各种分布和基本火焰速度，是火焰传播理论的任务22 综合性理论：综合考虑所有组分的混合气的初始条件、输运性质、热力学性质和化学反应机理和化学动力学细节，企图获得完全解的理论。 工程实践中，主要关心火焰传播速度，并不需要火焰结构的详细资料，因此一些简化理论就可满足。 简化理论中，热理论认为决定火焰传播的主要过程是从反应区到反应区前一层气体的热传导；扩散理论则认为控制过程是反应区中的活性中心向新鲜混合气中的扩散。热理论并不完全否认活性中心及其扩散的作用，只是认为在燃烧中活性中心的作用已归纳到反应放热率中去了。 泽尔多维奇和弗兰克-卡门涅茨基的热理论 火焰传播热理论的主要

12、倡议者都是来自苏联的谢苗诺夫学派，对于平面燃烧波的稳定传播过程，假定化学反应速度遵循阿累尼乌斯定律，主要受温度影响，表示导热、对流和化学反应之间能量平衡关系的能量方程可写为： K为混合气的平均导热系数，c为混合气的比热容 假设火焰由左向右传播，忽略壁面损失，边界条件为022 HWdxdTcudxTdkF0,0,dxdTTTxdxdTTTxsf 根据连续性方程，u与x无关， 是燃烧反应的速度，即单位时间和单位体积内消耗的燃料质量（g），可按某一速度方程来确定 n为反应总级数，j为先对于燃料而言的级数，co和cF为氧化剂和燃料的浓度 组分和温度都是x的函数，因此反应速度也是x的函数 W RTEjF

13、jnooecckW 在新鲜空气中，因Ts较低，而活化能E通常为166249 kJ/mol，因此5-10中的指数想接近于0，因此反应速度也就接近于0（实际并不为0），泽尔多维奇分析上述事实，提出了能量方程（5-8）的分区近似解法。其要点是利用了“着火温度”的概念，并认为： 着火温度接近于火焰最终温度 当温度低于着火温度时，化学反应可略去不计 而把火焰前锋根据温度达到着火温度的位置分为两个区域：预热区和反应区。预热区内忽略化学反应，若有反应区导出的热量能使预热区温度升至着火温度，则火焰转为稳定传播 在预热区中可以忽略化学反应，因此能量方程可简化为： 其边界条件为： 对上面能量方程积分一次，可得着火

14、点处的温度梯度值022dxdTcudxTdk0,dxdTTTxTTxxsiisiiTTkcudxdT 在反应区中，TiTf，可以忽略对流项，因此能量方程可简化为： 或 注意到 ，并从Ti积分到Tf，则可得： 由于温度分布曲线是连续光滑的，因此从预热区和反应区得到的温度梯度值应该相等，再考虑到连续方程得： 因TiTf，等式右侧分母中Ti-Ts项可写成Tf-Ts ，又因预热区忽略化学反应，因此反应速度的积分下限Ti可以改为Ts，0)(fdxdT212 fiTTFidTWkHdxdT022 HWdxTdkFdTWkHdxdTddxdTF )(2102 fiTTFsisdTWkHTTckuu 这样，基

15、本火焰速度可表示为下式： 其中平均反应速度： 上式给出了各种化学物理因素对于基本火焰速度的关系，从反应速度的物理意义可知，平均反应速度和化学反应时间成反比。从是上式中提取k/sc=，及热扩散率，其余部分由量纲分析可知，量纲为1/s，因而有： 式中突出表明了热扩散率在火焰传播中的作用2122210 WHTTckusfs fiTTFsfdTWTTW100u 从火焰基本速度表达式（5-15）中还可看出，等号右端各项参数除平均反应速度和密度外，其余均与压力无显著关系，因此 对于n级反应， ，因此 对于大部分碳氢燃料在空气中燃烧，n大致等于2，因此基本火焰速度几乎与压力无关sWu210)( p,s 但n

16、pW2)2(0npu 火焰前锋厚度 由着火点处的温度梯度公式（5-13），把TiTf， 带入，则得： 把基本火焰速度表达式（5-15）带入得： 上式中，Tf和H对火焰前锋厚度均有影响，但从热力计算可知， Tf和H是正相关，因此他们的作用将相互抵消一部分 联立5-15和5-17a，消去k，可以得： 根据5-17b，也可以推导出层流火焰前锋厚度与压力的关系0,)(/uuTTdxdTsfsf001uucksf21)(21 WHTTksffWHTTcusfsf )(02nfp 坦福德和匹兹的扩散理论 对于大多数的烃类和氧气的燃烧火焰，热效应和活化中心的扩散效应都起作用，但潮湿的CO和O2以及H2和O2

17、混合气中的火焰传播，可以用纯扩散理论来解释 理论要点：对于所有稳定组分（反应物和燃烧产物）和不稳定组分，局部扩散流强和对流流强以及生成物或消耗之间的平衡关系，均可有守恒方程表示出来，局部链载体浓度由于离解产生活化中心而增大，由于载体活性的消耗而减少。 组分的边界条件可由火焰温度下的平衡计算求得。燃烧速度可按下式计算 由总质量守恒关系（流过火焰的反应物等于流出火焰的燃烧产物），可导出基本火焰速度表达式： NiFiicckW12110NiipiifFiBxDpcku实际层流火焰和熄火半径 实际上当火焰在水平放置的等直径圆管中传播时，可以看到由于浮力等的作用，焰峰将变形，形状变得像一个汤匙。 而且由

18、于向管壁的散热，在管壁附近火焰收到冷熄作用，因此在距管壁很近出观察不到火焰 如果管子很细，过量的热量散失将使得火焰停止传播。火焰停止传播的最小半径称为“熄火半径” 传播中的火焰的熄火半径和管的材料无关，静止火焰的熄火半径和管子的材料有关系，另外混合气的压强等因素对熄火半径也有影响。 熄火半径大约和层流火焰厚度属同一数量级。fca 因此对层流火焰厚度有影响的物理化学因素，对熄火半径都将有影响。 前面求出的层流火焰厚度： 因此导热系数k增大，ac将增大，熄火半径与导热系数的平方根成比例关系 导热系数增大，熄火半径增大，也就是通过狭小通道的能力变低。但导热系数增加，会使火焰传播速度加快（式5-15）

19、 另外，熄火半径与压力的关系，压力增大，熄火半径变小，降低，熄火半径增大，即压力减小，通过狭小通道的能力降低 当火焰在两平行平板间传播时，也存在熄火距离，其数值与熄火直径相当21)(21 WHTTksff5 .0kafc2nfcpa层流火焰厚度的测量 测量火焰基本厚度的方法有多种，如肥皂泡法、定容弹法、本生灯法等。 本生灯法及其在其基础上进心给改进的方法应用比较简便，而且本生灯还是对火焰进行基本研究的一个重要装置。 本生灯是德国人Bunsen发明的在实验室中产生预混火焰的装置。 本生灯火焰是竞争火焰：里面是富燃料的预混火焰，外面包着扩散火焰。当在富燃料火焰产生的一氧化碳和氢气遇到周围空气时就形

20、成了第二层的扩散火焰。 对于理想的本生灯火焰，假设：火焰前锋各处法向传播速度相同气流速度沿灯管截面均匀分布未燃气在靠近火焰时其温度没有变化 本生灯火焰将成理想的三角形，把火焰面看成无粘性流中的一个碰撞突跃面 穿过突跃面的连续方程为： 则有： “折射定律” 按火焰传播基本速度 定义： 米海尔松定律 或余弦定律ttnnuuuu2122112121121221tgtguuuuuutntnnn11010cosuuuun或 当u0一定时，不论新鲜混合气的速度u1是什么值，只要适当调整1的值，总是能被满足的，因此如在灯口有一固定点火火源，则火焰会自动调整其高度以达到稳定。 利用本生灯测量火焰速度，原则上只

21、需测定u1和1即可，但实际上的火焰和假设不同，是有误差存在的，实际上的火焰并不是三角形的。 由于火焰锥顶部分热量和活化中心的扩散速度比较剧烈，基本火焰速度必然升高，因此焰峰必向气流方向移动，因而形成圆顶 由于热量和活化链载体在管口处收到损失，使反应受到冷熄，因而形成“死区” 由于一部分新鲜混合气可能通过死区漏出，因而在管口附近形成火焰的“凸出部分” 灯管出口流速的不均匀也会影响其形状 火焰推举：火焰和燃烧器管子或喷口不接触，而是稳定在离喷口一定距离的位置。 可能引起未燃气体的逃逸，形成不完全燃烧 超过了推举极限，很难着火 很难精确控制推举火焰的位置，导致传热变差 会产生噪声 回火：当火焰进入燃

22、烧器管中和喷口内继续传播而不熄灭的现象。回火不仅有害，而且危险 回火和火焰推举都和局部的层流火焰速度和局部的气流速度之间的匹配有关。 火焰内的基本火焰速度沿管径方向变化的如左图所示 造成实际本生灯火焰偏离理想锥体的另一重要因素为灯管出口流速的不均匀。 在圆管中层流速度分布是抛物线形的，这和理想的均匀分布有很大差别，流速分布和火焰速度分布造成的火焰锥的变形如右图所示。 改进流速分布的办法就是采用收缩喷管做灯头。 采用光学方法确定火焰位置时应注意，不同的方法定出的火焰位置是不同的。 直接摄影法记录的火焰发光区的位置，这一位置是化学反应最强烈、温度最高的位置一致。 纹影法是测量密度梯度的 阴影法测量

23、的是密度的二阶导数，及密度梯度的一阶导数，只能反应密度梯度变化很剧烈的部位 由于以上各种部位在火焰中并不重合，所以不同光学方法记录的火焰位置也不相同影响火焰传播的因素 混合比的影响 实验表明混合比对火焰传播速度有显著的影响，可以认为，这是由于不同混合气成分对燃烧温度影响很大造成的。 燃料过多或过少都不能维持火焰传播。任何一种气体都有一个最佳的混合比，大多数混合气此值均在化学当量比附近，但以空气为氧化剂时，此值略向富混合气的一侧 富混合气 贫混合气 火焰传播界限：火焰停止传播时对应的贫、富油界限 此时相应地存在一个“最小火焰传播速度”约为210cm/s。 对于不考虑散热的理想情况，似乎不论火焰传

24、播速度多么小，总是能够传播的，但实际上反应区的热由于要向反应物扩散，向固体壁面传热以及热辐射是不可避免的，这些损失导致火焰传播速度极限的存在。 燃料结构的影响 从5-19，5-20可以看出，随燃料分子量的增加，可燃极限越来越窄，下图给出了三种烃类最大火焰传播速度与燃料分子中碳原子数nc间的关系 对于烷烃，火焰速度几乎与nc无关，约为70cm/s 对于不饱和烃，u0随nc增加而减小， nc增加到4时，u0下降的缓慢， nc大于8后，趋近一极限 压力的影响 层流火焰传播速度与压力的关系为： n为反应级数，对与二级反应，u0与p无关 但对于压力很低时，因为火焰宽度增加，热损失增加 ，从而使火焰传播速

25、度降低，对应的表观反应级数也不同2/ )2(0npu 混合气初始温度Ts的影响 实验结果： m为1.52之间。msTu 0 火焰温度的影响火焰自身的温度与火焰传播速度间的关系如图所示。火焰温度的增加将使火焰速度很快地增加，高温促进离解，而离解反应则把自由基引进火焰，起了链载体的作用，促进了反应，加快了火焰传播速度。 惰性添加物的影响 惰性气体加入混合气中会对混合气的导热系数、比热容等物理性质有影响，若添加物使混合气的k/cp值减小，则将使火焰速度降低、可燃界限缩小，使最大的u0值向燃料含量体积分数较小的方向移动 反应添加物的影响 在混合气中加入另一种火焰速度高得多的气体，例如在CO和空气混合气中加入H2，将使新混合物的火焰速度随H2的比例增大而不断增加 对于两种火焰速度差不多的气体，例如用CH4代替CO，则将在某一特定比例时使火焰速度较高若有两种或三种具有相同火焰速度的混合气以任何比例相互混合，则其合成的混合气火焰速度仍保持不变。层流预混火焰的简化分析 对层流火焰的最早的描述是由Mallard 和Le Chatelier在1883 年完成的。 接下来介绍的简化分析