甲烷燃料的燃烧特性

1、第三章 甲烷燃料的燃烧特性在层流预混燃烧理论中，层流火焰燃烧速度是描述燃料燃烧特性的最重要、最基本的物理化学特性参数，它能够综合反映出燃料的扩散性、 放热能力以及化 学反应速度；在一些湍流燃烧模型中，作为量化基准的层流燃烧速度可以用来表 征湍流流动是否对燃烧起到促进作用； 燃料的层流燃烧速度对自身着火极限、 着 火延迟时间等参数也有一定影响。因此，在研究甲烷燃料的燃烧特性中有必要准 确获得甲烷燃料燃烧过程中层流燃烧速度。本章将采用定容燃烧反应器实验装置对甲烷燃料着火后的层流预混燃烧特 性进行研究。分析实验初始压力、初始温度以及混合气当量比对甲烷燃料着火延 迟期的影响。实验装置定容燃烧反应器的实

2、验装置结构简图如图 3.1所示。实验装置由四大部分组 成，分别为定容弹、加热系统、点火系统、数据采集系统以及纹影与高速摄影系 统。图中左下方的三个气瓶分别装满甲烷、空气、氮气或二氧化碳（本实验该气 瓶阀门关闭），通过控制阀门开关大小来调节气体的流出量。图中左上方的水银压力计是用来测量各个组分气体分压的， 不同燃空当量比的混合气就是通过控制 甲烷和空气的分压来配置的。通过电感放电点火方式将甲烷/空气混合气点燃， 同时利用压力传感器采集燃烧弹中的压力，再通过高速摄像机记录火焰发展的纹理照片，IK Jr.f -E：|由犍在 将出.空格1AMmi54X1W=38HAMAH-人也.；!+.气1 戈附好，

3、支图3.1实验装置结构简图图3.2为实验系统中定容燃烧反应器的结构示意图。定容弹的内径为180mm、容积为0.0055m2,整个定容弹体采用中碳钢粗锻再精加工的工序制成。定容弹内置的中心电极用以放电而产生电火花来点燃甲烷 /空气混合气，定容弹 外部安装了温度传感器和压力传感器， 可以测量混合气的初始温度和压力。 定容燃烧反应器的两端为直径80mm的石英玻璃窗口，该窗口可以为纹影系统的采集工作提供光学通路。当实验混合气的初始压力大于0.1Mpa时，使用压力变送器测量各个组分的分压；当实验混合气的初始压力小于0.1Mpa时，使用水银柱压力计测量各个组分的分压。该定容燃烧反应器所能承受的最大爆发压力

4、设计值为10.0Mpa ,最大初始压力和初始温度设计值分别为 1.0Mpa和500K图3.2定容燃烧反应器结构示意图本实验采用纹影法来测量火焰的发展特性。 纹影法可以将空间的相位分布转 换为可见图像，因此可用该方法来显示温度、密度、折射率等物理量的不均匀性。 采用该方法所得到的火焰发展特性的照片反映的是密度梯度的变化情况，而变化率最大的火焰密度是在前锋面上，因此采用纹影法可得到非常清晰的火焰前锋 面，其光路原理见图3.3。图3.3纹影光路原理简图实验原理在甲烷气体燃烧特性的研究中最重要的待测参数是燃烧气体的马克斯坦长 度和层流燃烧速率。马克斯坦长度是一个能定量表征燃烧速率对作用在火焰前锋 面上

5、局部拉伸的敏感程度的无量纲物理量，它可以解释火焰淬熄和表征火焰稳定 性。在工程应用中，层流燃烧速率是研究有害物质生成机理及理论预测燃烧过程 的基础。通过研究定容燃烧反应器内球形膨胀火焰的传播过程能够确定出甲烷气体 的马克斯坦长度和层流燃烧速率的方法。如果甲烷气体着火后能形成稳定的火焰核心，那么该火核会向四周逐步膨 胀。本实验观测到，当甲烷/空气混合气在定容燃烧反应器中心被点火成功后， 由于已燃混合气的浮力和电极对火核拉伸的作用，火核形状并不是标准球形，而是呈准球形向未燃区膨胀。对于准球形膨胀火焰，拉伸火焰传播速度可以直接定义为火焰半径对时间的 变化率：&=强(3.1)dt其中，ru为火焰半径，

6、t为混合气被点火成功后的时间。用火焰前锋面上一个无限小的面积 A的对数对时间t取导数可得到火焰拉伸 率Q ,即：a转化成与拉伸火焰d ln A dAa =dt A dt对于球形火焰，可以运用球形的面积公式将火焰拉伸率 传播速度&的关系式:a=4空ru dtru对于表面光滑的稳定火焰，通常采用马克斯坦理论来求解层流火焰的燃烧速率，而此方法对求解火焰前锋面有胞状结构的火焰层流燃烧速率不奏效。 比如在 混合气特别稀和初始压力比较高时，火焰半径在未达到25mm时就会出现胞状结 构，对于出现胞状结构的点，采用胞状结构出现之前的最大半径作为求解该点层流燃烧速率的火焰半径。因此，在火焰发展初期定容燃烧反应器

7、内压力变化非常 小的阶段，与火焰前锋面出现胞状结构前，球形火焰的拉伸火焰传播速度&和火焰拉伸率a之间存在如下线性关系：S=S-Lba(3.4)其中，Si为无拉伸层流火焰传播速率，它是 Sn-a直线在&轴上的截距；Lb为 马克斯坦长度，它是Sn-a直线的斜率取相反数。当Lb为正值时，则直线斜率为 负值，说明拉伸火焰传播速度随拉伸率的增加而减小， 这将会使火焰锋面出现凸 起(拉伸增加)部分的火焰传播速度得到抑制，火焰将趋于稳定；当Lb为负值时，则直线斜率为正值，说明拉伸火焰传播速度随拉伸率的增加而增加， 这将会 使火焰锋面出现凸起(拉伸增加)部分的火焰传播速度进一步增加，火焰将趋于 不稳定。由于火

8、焰前锋面上满足质量守恒，有：AfPWi =AfPbS(3.5)其中，Af为火焰前锋面的面积，Ui为无拉伸层流燃烧速率，Pu为未燃混合气的 密度，由混合气初始状态得，也为已燃混合气的密度，通过热平衡计算可以得到。将式(3.5)整理可得层流燃烧速率的计算式：Uu?1(3.6), u层流燃烧速率是甲烷/空气混合气状态参数的函数，其特性受未燃气体温度、 压力、当量比以及燃气物性等变量的影响。 在燃烧过程中，定容弹内的压力和温 度必然会升高，因此，要获得某条件下层流火焰的燃烧速率， 只能在未燃区气体 压力和温度变化都很小的情况下进行。经过测量封闭空间内球形火焰的燃烧压力 发现，当火焰半径小于25mm时，

9、未燃区的温度和压力变化很小。当火焰半径大 于6mm时，点火能量对火焰的发展和传播不产生影响。因此，要向消除火焰发 展后期压力升高的影响和火焰发展初期点火能量的影响以达到最佳实验条件，本实验将选择火焰半径G在6mm-25mm范围内的实验点对层流燃烧速率进行测量研究。在该火焰范围内，火焰的辐射损失很少，未燃区混合气体近似保持初始状 态，已燃混合气体经历的是准定压绝热燃烧过程。火焰发展特性典型的火焰发展特性甲烷/空气混合气在定容弹内通过火花点火方式的燃烧过程是非常复杂的， 想要点火成功，必须满足两个条件，缺一不可。第一是点火系统提供的能量必须 使小部分的混合气体迅速升温，到足以产生连续火焰。这一过程

10、中火核向外界的 散热量显然小于燃烧放出的化学能， 才有可能克服熄火。第二是点火能量要足够 大以使已经形成的火核具有相当的传播速度， 并确保火焰能克服作用在火焰前锋 面上的拉伸应力的影响，从而逐步向外传播。在初始压力PU为0.1Mpa、初始温度Tu为290K、当量比为1.0时，实验拍摄了一组典型的能够反映火核成长的纹影照片，见图3.4。通过照片我们可以看到，混合气在定容弹内被点火成功后，火核逐渐长大，并以准球形向四周传播。图3.4甲烷/空气混合气燃烧过程中典型火焰发展纹影照片火焰的不稳定性火焰的不稳定性有三种，分别为优先扩散不稳定性、流体动力学不稳定性、 浮力不稳定性。火焰在传播过程中受到这三种

11、不稳定性的影响会使火焰前锋面产 生胞状结构，如图3.5。由图可见，由优先扩散不稳定性引起的火焰胞状结构和 突起是不规则的，通常在稀混合气且马克斯坦长度小于 0的情况下当火焰半径较 大时会产生这种现象，而火焰半径比较小时火焰前锋面是比较光滑的，通过这些 光滑的点可以得到层流燃烧速率。由流体动力学不稳定性引起的火焰胞状结构是规则的，而且只有在火焰半径大于 30mm时这种现象才能被观察到。研究表明，当火焰半径小于6mm时，点火能量才对火焰的发展和传播产生影响，大于 6mm时，层流燃烧速率在不同点火能量下是基本趋于一致的，同时，当火焰半径小于25mm时，未燃区的温度和压力变化很小。因此本实验只选择火焰

12、半径几在 6mm- 25mm范围内的实验点对层流燃烧速率进行测量研究，这将排除流体动力 学不稳定性对测定层流燃烧速率的影响。 当层流燃烧速率的数值非常小时，已燃 混合气的密度小于未燃混合气的密度， 此时由于浮力的作用火核会向上飘， 导致 定容弹腔内上半部火焰大下半部火焰小，这种现象就是由浮力不稳定性引起的， 当浮力不稳定性很大时火焰还有可能会出现 “苹果”形状，浮力不稳定性在层流 燃烧速率大于0.15m/s不能被观察出来，而本章所有实验点所测定的层流燃烧速 率恰好都大于0.15m/s ,所以这也将排除浮力不稳定性对测定层流燃烧速率的影响。(a)优先扩散不稳定性(b)流体动力学不稳定性(c)浮力

13、不稳定性图3.5三种不稳定性影响下的火焰图像影响火焰发展特性的因素当量比的影响在初始温度Tu为290K、初始压力R为0.1Mpa、当量比中分别为0.6、1.0、1.4时，实验拍摄了三组甲烷/空气混合气燃烧过程中火焰发展的纹影照片，如图3.6所小。(a)=0.6(b)=1.0(c)=1.4图3.6不同当量比下甲烷/空气混合气燃烧过程中火焰发展的纹影照片从图中可以观察到，当甲烷/空气混合气的当量比为1.0时，混合气被点火 成功后火焰前锋面非常光滑，并以准球形从已燃区向未燃区域逐渐传播。当混合 气为浓混合气（9=1.4）或稀混合气（9=0.6）时，照片中出现了浮力不稳定 的现象。这是由于当层流燃烧速

14、率的数值非常小时，火焰传播很慢，又由于已燃混合气的密度远小于未燃混合气的密度，已燃区域受到浮力的作用就有足够时间 表现出来，也就是我们看到图片中的火核上飘，导致定容弹腔内上半部火焰大下 半部火焰小。初始压力的影响在初始温度Tu为290K ,当量比为1.0,初始压力 R分别为0.1Mpa、0.2Mpa和0.3Mpa的工况下，实验拍摄了三组甲烷/空气混合气燃烧过程中火焰 发展的纹影照片，如图3.7所示。(a) PU=0.1Mpa(b) Pu=0.2Mpa(c) PU=0.3Mpa图3.7不同初始压力下甲烷/空气混合气燃烧过程中火焰发展的纹影照片在初始温度为290K、当量比为1.0、初始压力为0.1

15、Mpa的工况下，火焰在整个发展过程中，火焰前锋面始终保持光滑。当初始压力为0.2Mpa时，从图3.7(b) 可以看到，在火焰发展初期，火焰前锋面是比较光滑的，随着火核的不断长大， 火焰表面开始出现一些褶皱和裂纹，并且火焰右表面较为严重。当初始压力升高 至0.3Mpa ,与初始压力为0.2Mpa的工况相比，胞状结构提前出现。造成初始压 力对火焰发展特性影响较大的因素是：当温度、当量比为定值时，压力的改变不会影响路易斯系数，因此热扩散不稳定性对压力的改变不敏感；流体动力学不稳定性与火焰厚度和热膨胀系数相关，而压力的升高对热膨胀系数的影响不是很 大，因此导致流体动力学不稳定现象产生的是火焰厚度，火焰

16、厚度随着压力的升高而减小，这使得流体动力学不稳定性加强。初始温度的影响在初始压力R为0.1Mpa ,当量比为1.0,初始温度Tu分别为290K、320K和350K的工况下，实验拍摄了三组甲烷/空气混合气燃烧过程中火焰发展的纹影 照片，如图3.8所示。(a) Tu=290K(b) Tu=320K图3.8不同初始温度下甲烷/空气混合气燃烧过程中火焰发展的纹影照片从图3.8可以观察到，当初始温度逐渐升高后，火焰在整个发展过程中，火 焰前锋面始终是光滑的，这说明火焰前锋面的稳定性对初始温度的变化不敏感。 可以解释为，当初始压力、当量比为定值时，路易斯系数随着温度增加略有减小， 表明热扩散不稳定性对温度

17、的变化不敏感。温度升高会减小火焰厚度和热膨胀系 数，流体动力学不稳定性随着热膨胀系数的减小而减弱，又随着火焰厚度的减小而增强，综合影响的结果就是使温度的变化对火焰的稳定性影响不大。3.5火焰层流燃烧特性通过测量计算纹影照片中各个时刻下的火焰半径，可以绘制出火核尺寸-时间的曲线，该曲线能够很好的表征火焰的传播特性。如前所述，当甲烷 /空气被 点火成功后，所形成的火核会以准球形向外膨胀， 所以采用准球形的当量半径作 为火核尺寸。火焰半径随着火时刻的变化趋势当初始压力PU为0.1Mpa ,初始温度Tu为290K ,当量比9分别为0.6、0.8、1.0、1.2、1.4时，火焰半径随着点火成功后着火时刻

18、的变化趋势如图3.9所示。=01.05 10 仆1.2=1.40 0102030Time after spark onset / ms图3.9 Pu=0.1Mpa、Tu=290K时不同当量比下火焰半径随着火时刻的变化趋势从图可以看到，不同当量比下火焰半径与着火时刻基本都呈线性增长关系。当量比小于1.0时，火焰半径的增长速度随着当量比的增加而迅速加快；当量比 为1.0时，火焰半径随时间的增长速度达到最快；当量比大于1.0时，火焰半径的增长速度随着当量比的增加而逐渐减慢；当量比为1.4时，火焰半径的增长速度最慢。当初始温度为290K ,当量比为1.0,初始压力R分别为0.1Mpa、0.2Mpa和0

19、.3Mpa时，火焰半径随着点火成功后着火时刻的变化趋势如图3.10所示。25201510uu1012ppp0.1Mpa0.2Mpa0.3Mpam 严Time after spark onset / ms图3.10 Tu=290K、=1.0时不同初始压力下火焰半径随着火时刻的变化趋势当初始压力Pu为0.1Mpa ,当量比9为1.0,初始温度Tu分别为290K、320K和350K时，火焰半径随着点火成功后着火时刻的变化趋势如图3.11所示。m252015105024681012Time after spark onset / ms图3.11 Pu=0.1Mpa、=1.0时不同初始温度下火焰半径随着

20、火时刻的变化趋势从图3.11可以看到，在不同初始压力和不同初始温度下火焰半径与着火时刻基本都呈线性增长关系。当初始压力不断升高后，九一t直线的斜率有所降低,这说明火焰半径的增长速度随着初始压力的增加而逐渐变缓，火焰传播速率变慢；当初始温度逐渐升高后，火焰半径随时间的增长速度稍微有所增加， 但增长 幅度不明显，这说明火焰半径随时间的增长速度对温度变化不敏感。 此现象从图 3.8中初始温度对火焰发展特性的影响也能看出来。3.5.2拉伸火焰传播速率随火焰半径的变化趋势进一步分析火焰半径对时间的变化率，可得到拉伸火焰传播速率Sn ,它是能够表达火焰半径随时间变化更为基础的特性参数。当初始压力R为0.1

21、Mpa、初始温度Tu为290K、当量比中分别为0.6、0.8、1.0、1.2、1.4时，拉伸火焰传播速率随着火焰半径的变化趋势如图3.12所示。6802/ 雪工.一 .一 一 口 ZVG E,101520ru / mm图3.12 Pu=0.1Mpa、Tu=290K时不同当量比下拉伸火焰传播速率随着火焰半径的变化趋势从图3.12可以看出，在甲烷/空气混合气当量比分别为1.0、1.2和1.4时， 拉伸火焰传播速率随着火焰半径的增加而增加；当量比为 0.6时，则有所降低； 当量比为0.8时，基本保持不变；同时，当量比为1.0时，拉伸火焰传播速率在不同火焰半径下的数值均为最大，当量比为1.4时其数值则

22、为最小。其中，当火焰半径小于5mm时，拉伸火焰传播速率均表现出下降趋势，这是由于点火能量 的影响。本实验中，在火焰半径大于 5mm以后点火能量的影响基本消失。当初始温度为290K ,当量比为1.0,初始压力Pu分别为0.1Mpa、0.2Mpa和0.3Mpa时，拉伸火焰传播速率随着火焰半径的变化趋势如图3.13所小0一 Pu= 0.1MPaP Pu= 0.2MPaPu=0.3MPa1011 15，20几/ mm2.521s 1.5 . m Sn 10.50图3.13 Tu=290K、=1.0时不同初始压力下拉伸火焰传播速率随着火焰半径的变化趋势当甲烷/空气混合气的初始压力为0.1Mpa和0.2M

23、pa时，拉伸火焰传播速率随着火焰半径的增加均略有增加，当初始压力为0.3Mpa时则基本保持不变，也就是说，随着初始压力的增加，拉伸火焰传播速率随着火焰半径的增加而增加的 趋势越来越不明显，这说明低压环境下膨胀火焰的拉伸程度大于高压环境下的情 况，在高压环境中，火焰传播时要面临高的未燃区域的压力作用。同时，从图3.13可以看出，在相同的火焰半径下，拉伸火焰传播速率随着初始压力的升高而 逐渐减小。当初始压力PU为0.1Mpa ,当量比9为1.0,初始温度工分别为290K、320K和350K时，拉伸火焰传播速率随着火焰半径的变化趋势如图3.14所示。101520% / mmI 32.51 s . m

24、 2 n S1.51 1101520% / mm图3.14 Pu=0.1Mpa、=1.0时不同初始温度下拉伸火焰传播速率随火焰半径的变化趋势从图3.14可以看出，在不同初始温度下，拉伸火焰传播速率随着火焰半径 的增加均有所增加，。当初始温度从290K上升到320K时，在相同的火焰半径下,拉伸火焰传播速率基本保持不变；但是，当初始温度继续上升至 350K时，在相 同的火焰半径下，拉伸火焰传播速率却大幅度增加，同时，其数值在不同的火焰 半径下均为最大。拉伸火焰传播速率随拉伸率的变化趋势通过球形火焰扩散理论，可以得到拉伸火焰传播速率与火焰拉伸率之间的关系。在初始压力R为0.1Mpa ,初始温度 工为

25、290K ,当量比力分别为0.6、0.8和1.0时，拉伸火焰传播速率随着拉伸率的变化趋势如图3.15所示。图中直线斜率的相反数是马克斯坦长度Lb,直线在y轴上的截距是无拉伸层流火焰传播速率Sl 。1s .1:./S图3.15Pu=0.1Mpa、Tu=290K时不同当量比下拉伸火焰传播速率随着拉伸率的变化趋势当甲烷/空气混合气的当量比为0.8和1.0时，0 a的直线斜率均为负值， 则马克斯坦长度为正值，说明拉伸火焰传播速率随着拉伸率的增加而减慢，同时,当量比为1.0的S a直线的斜率比当量比为0.8的要陡的多，且在y轴上的截 距也大幅度升高，这也说明随着拉伸率的增加，拉伸火焰传播速率下降得较快，

26、 而无拉升层流火焰传播速率升高；当量比为0.6时，Sn a的直线斜率为正值，则马克斯坦长度为负值，说明拉伸火焰传播速率随着拉伸率的增加而增加。在初始温度Tu为290K ,当量比为1.0,初始压力Pu分别为0.1Mpa、3.16所小。0.2Mpa和0.3Mpa时，拉伸火焰传播速率随着拉伸率的变化趋势如图2.5P u = 0.1MPaPu = 0.2MPaPu = 0.3MPa1-s.m 2Sn1.5200300400500600?/s-1图3.16 Tu=290K、=1.0时不同初始压力下拉伸火焰传播速率随着拉伸率的变化趋势从图中可以看出，在混合气当量比为1.0、初始温度为290K时，各个初始

27、压力下，拉伸火焰传播速率随着拉伸率的增加均呈现出下降趋势；初始压力为 0.1Mpa时，& a直线的斜率最大，且在y轴的截距也最大；随着初始压力升 高，Sn-a直线的斜率均为负值且越来越小，在 y轴上的截距也越来越短，这说 明火焰前锋面的不稳定性随着初始压力的增加而逐渐增加。在初始压力PU为0.1Mpa比9为1.0,初始温度Tu分别为290K、320K和350K时，拉伸火焰传播速率随着拉伸率的变化趋势如图3.17所示。图3.17 Pu=0.1Mpa、01.0时不同初始温度下拉伸火焰传播速率随着拉伸率的变化趋势由图可知，当甲烷/空气混合气的当量比为1.0、初始压力为0.1Mpa时，在不同初始温度下

28、，拉伸火焰传播速率随着拉伸率的增加均呈现出下降趋势，并且 三条Sn- a直线的斜率基本一致，说明火焰前锋面的不稳定性对初始温度的变化 不敏感；当初始温度为290K和320K时，两条直线在y轴上的截距基本一致； 当初始温度为350K时，其Sn a直线在y轴上的截距增大，这说明当初始温度 突破某个值以后，甲烷燃料的化学反应速率将随着初始温度的增加而加快。马克斯坦长度随当量比的变化趋势马克斯坦长度Lb是反映火焰前锋面稳定性的参数。当Lb为正值时，S a直 线的斜率为负值，说明拉伸火焰传播速率随着拉伸率的增加而减慢，这样，当火焰的前锋面出现凸起现象时（拉伸率增加），火焰在凸起部位的传播速度会被抑 制，

29、使得火焰趋于稳定；反之，当Lb为负值时，Sna直线的斜率为正值，说明 拉伸火焰传播速率随着拉伸率的增加而加快，当火焰的前锋面出现凸起现象时（拉伸率增加），火焰在凸起部位的传播速度会被提升，这将导致火焰的不稳定 性增加。在初始温度Tu为290K ,初始压力Pu分别为0.1Mpa、 0.2Mpa和0.3Mpa时, 马克斯坦长度Lb随当量比的变化趋势如图3.18所示。图3.18 Tu=290K时不同初始压力下马克斯坦长度随当量比的变化趋势由图3.18可以看出，在不同初始压力下，当甲烷/空气混合气的当量比由0.6升至1.3时，马克斯坦长度由负值逐渐变为正值，且整体变化趋势为越来越大，这说明甲烷/空气混

30、合气的火焰前锋面在浓混合气处比较稳定。Markstein和Manton有关层流燃烧火焰稳定性的理论可以解释这一现象，该理论指出，在预 混层流燃烧中，反应物中具有最大扩散系数的组分决定了火焰的优先扩散不稳定 性，当具有最大扩散系数的组分缺乏时，受到优先扩散不稳定性影响的预混层流 火焰的前锋面就会变得不稳定。在甲烷/空气混合气中，甲烷对 此的扩散系数最 大，当当量比增加时，即混合气为浓混合气，此时优先扩散不稳定性便会减弱， 从而使火焰趋于稳定。由此可得出结论：甲烷 /空气混合气为浓混合气时，其火 焰前锋面比稀混合气的稳定性好。在不同初始压力下，以=0.9作为分界点，当甲烷/空气混合气的当量比大 于

31、等于0.9时，马克斯坦长度均为正值，表明上述工况下火焰前锋面的稳定性较 好；当G =0.8时，初始压力为0.1Mpa对应工况下的马克斯坦长度为正值，此时火焰较为稳定，而当初始压力为0.2Mpa和0.3Mpa时则为负值，此时火焰稳定性较差；当混合气的当量比小于0.8时，不同初始压力下的马克斯坦长度均为负值， 且绝对值较大，表明对应工况下的火焰前锋面的稳定性较差；在当量比一定时， 马克斯坦长度随初始压力的增加而逐渐减小，但明显度不大，说明初始压力的增加会使火焰前锋面的不稳定性略有增强。在初始压力R为0.1Mpa ,初始温度为290K、320K和350K时，马克斯坦长度随着当量比的变化趋势如图 3.

32、19所示。I10 Tu= 290KTu= 320K口 Tu= 350K8 6 m 4 m Lb 20-20.60.811.2*-4图3.19 Pu=0.1Mpa时不同初始温度下马克斯坦长度随着当量比的变化趋势从图3.19可以看出，与初始压力的影响比较相似，在不同初始温度下，当 甲烷/空气混合气的当量比由0.6升至1.3时，马克斯坦长度由负值逐渐变为正值，且整体变化趋势为越来越大，这说明甲烷/空气混合气的火焰前锋面在浓混合气 处比较稳定。在不同初始温度下，以 =0.8作为分界点，当甲烷/空气混合气的当量比大于等于0.8时，马克斯坦长度均为正值，表明上述工况下火焰前锋面的 稳定性较好；当9 = 0

33、.7时，初始温度为350K对应工况下的马克斯坦长度为正值， 此时火焰较为稳定，而当初始温度为 290K和320K时则为负值，此时火焰稳定 性较差；当6 =0.6时，不同初始温度下的马克斯坦长度均为负值，且绝对值较 大，表明对应工况下的火焰前锋面的不稳定性增加；同时，在混合气为稀混合气时马克斯坦长度对初始温度变化的敏感度较强，而在浓混合气时则不明显，这表明了在浓混合气的条件下初始温度的变化对火焰稳定性的影响非常小。综上分析可得，影响火焰前锋面稳定性的因素中最明显的是混合气的当量 比，初始温度和初始压力对火焰的稳定性也有影响，但与混合气的当量比相比， 其二者产生的影响要小得多。无拉伸层流火焰传播速率随当量比的变化趋势在初始温度 工为290K ,初始压力Pu分别为0.1Mpa 、 0.2Mpa和0.3Mpa时,无拉伸层流火焰传播速率随着当量比的变化趋势如图3.20