張彭崗,朱躍進(jìn),潘振華,王 謙

(江蘇大學(xué)能源與動(dòng)力工程學(xué)院,江蘇 鎮(zhèn)江 212013)

初始?jí)毫酮M縫寬度對(duì)毫米量級(jí)狹縫內(nèi)爆轟起爆距離的影響*

張彭崗,朱躍進(jìn),潘振華,王 謙

(江蘇大學(xué)能源與動(dòng)力工程學(xué)院,江蘇 鎮(zhèn)江 212013)

為獲得狹縫內(nèi)爆轟起爆距離的影響因素，分別在高度為1.0 mm，寬度為10、20、30 mm的狹縫爆轟管內(nèi)，對(duì)不同初始?jí)毫ο?p0=5.0～50.0 kPa)等當(dāng)量比的乙烯/氧氣預(yù)混氣體進(jìn)行了單次爆轟性能實(shí)驗(yàn)研究。根據(jù)煙跡法、高速攝影圖片判定起爆位置，分析了初始?jí)毫酮M縫寬度對(duì)爆轟起爆距離的影響。結(jié)果表明：(1)p0=21.0～30.0 kPa時(shí)，起爆距離隨著狹縫寬度的增大而逐漸縮短；(2)p0=35.0～42.5 kPa時(shí)，起爆距離隨著狹縫寬度的增大先縮短后增大，在p0=45.0～50.0 kPa時(shí)起爆距離隨著狹縫寬度的增大基本保持不變；(3)3種狹縫寬度下，量綱一起爆距離隨量綱一初始?jí)毫Φ淖兓€差異較大。

爆炸力學(xué)；起爆距離；煙跡法；微爆轟；微燃燒；狹縫

爆轟起爆距離(detonation initiation distance,DID)是爆燃向爆轟轉(zhuǎn)捩(deflagration to detonation transition，DDT)研究中的重要參數(shù)之一。對(duì)大尺度爆轟管(厘米及以上量級(jí))的研究表明：DDT過(guò)程具有動(dòng)態(tài)性、隨機(jī)性和不穩(wěn)定性，DDT距離受點(diǎn)火能量及位置、混氣初始條件、管徑尺寸及燃料種類等因素的影響[1-2]。而隨著通道尺寸的急劇減小，小尺度通道(毫米及以下量級(jí))特定的結(jié)構(gòu)尺寸本身能夠加速火焰的傳播[3]，使小尺度通道內(nèi)爆轟的轉(zhuǎn)捩機(jī)理有別于大尺度管道內(nèi)的DDT過(guò)程，從而導(dǎo)致2種管道內(nèi)起爆距離的變化規(guī)律有差異。

近年來(lái)，一些學(xué)者陸續(xù)對(duì)小尺度通道內(nèi)的爆轟開展了研究。實(shí)驗(yàn)研究主要分為2類：一類是研究近極限條件下小尺度通道內(nèi)的爆轟波傳播模式和速度虧損。相關(guān)研究表明：(1)受爆轟波陣面后邊界層負(fù)位移的影響[4]，壁面邊界條件抑制不穩(wěn)定爆轟氣體的胞格導(dǎo)致熄爆[5]，這與J.A.Fay[6]的理論一致；(2)壁面帶來(lái)的熱量和動(dòng)量損失導(dǎo)致速度虧損[7]，穩(wěn)定爆轟波的速度虧損與管道尺寸的變化成一定的比例[8]。遠(yuǎn)離爆轟極限時(shí)[9]，爆轟波速度穩(wěn)定且震蕩較小;當(dāng)接近極限條件時(shí)，爆轟波出現(xiàn)明顯的速度震蕩。另一類則是研究DDT過(guò)程。M.H.Wu等[10]在內(nèi)徑為0.5～3.0 mm的玻璃管內(nèi)得到了穩(wěn)定爆轟波，研究顯示常溫常壓下小尺度管道內(nèi)起爆距離隨管徑的增大而增大，這類似于大尺度管道內(nèi)起爆距離的變化規(guī)律。隨后，M.H.Wu等[11]在0.26、0.12 mm等2種高度的圓盤狀狹縫內(nèi)得到了DDT過(guò)程。實(shí)驗(yàn)表明狹縫高度越小，DDT時(shí)間和距離越短。K.Nagai等[12]在高1～5 mm、寬8 mm的矩形狹縫內(nèi)研究了DDT過(guò)程，建立了起爆距離隨初始?jí)毫ψ兓木€性關(guān)系式。相關(guān)數(shù)值模擬則研究小尺度通道內(nèi)DDT過(guò)程中火焰的傳播機(jī)理，主要考察壁面條件對(duì)火焰?zhèn)鞑ミ^(guò)程的影響。M.F.Ivanov等[13]研究了不同寬度的管道內(nèi)管道寬度對(duì)火焰?zhèn)鞑ズ虳DT過(guò)程的影響。研究表明：在爆燃轉(zhuǎn)捩為爆轟前，火焰的加速完全由火焰前沿的流動(dòng)特征所控制。由于壁面條件對(duì)狹小空間內(nèi)火焰?zhèn)鞑サ挠绊懞艽?，V.Akkerman等[14]研究了絕熱圓管壁面摩擦力對(duì)火焰?zhèn)鞑サ挠绊憽Ｊ状巫C實(shí)：壁面摩擦引起火焰形變，當(dāng)火焰的熱膨脹率超過(guò)由火焰外形決定的臨界熱膨脹率時(shí)，火焰的加速受到影響。L.Kagan等[15]研究了狹縫過(guò)渡到小圓管時(shí)火焰?zhèn)鞑ズ虳DT過(guò)程，表明強(qiáng)烈的壁面摩擦提高了火焰初始速度，促進(jìn)了DDT的形成。相對(duì)而言，目前對(duì)小尺度狹縫內(nèi)爆轟的形成與傳播過(guò)程已獲得了一定的研究成果[16-17]，但爆轟起爆距離方面的實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)還很欠缺。

本文中，擬以乙烯/純氧混氣為實(shí)驗(yàn)對(duì)象，針對(duì)高度為1.0 mm的狹縫內(nèi)的DDT過(guò)程，利用高速攝影圖片和煙跡圖，深入研究初始?jí)毫酮M縫寬度等參數(shù)對(duì)起爆距離的影響。

1 實(shí)驗(yàn)設(shè)備及研究參數(shù)

實(shí)驗(yàn)系統(tǒng)如圖1所示，包括狹縫、氣源及充氣系統(tǒng)、點(diǎn)火系統(tǒng)和光學(xué)測(cè)量系統(tǒng)等。狹縫長(zhǎng)度為1 220 mm，借助1.0 mm 厚的墊片來(lái)實(shí)現(xiàn)狹縫高度，如圖1(a)中A-A所示,高度H=1.0 mm，寬度W=10,20,30 mm。在狹縫一側(cè)安裝表面熏制好煙膜的鋁板，用于記錄爆轟波的運(yùn)行軌跡。狹縫另一側(cè)為6 mm厚的聚碳酸脂板(透光性好，耐壓10 MPa以上)，以達(dá)到狹縫整體可視化的要求。鋁板、墊片和聚碳酸酯板的表面都很光滑，經(jīng)過(guò)精加工后考慮到安裝誤差，狹縫的高度和寬度誤差均約為±0.02 mm。實(shí)驗(yàn)測(cè)試氣體為乙烯和氧氣的預(yù)混氣體，以化學(xué)當(dāng)量比在預(yù)混罐中混合。為保證混氣均勻充分混合，將混氣靜置24 h后進(jìn)行實(shí)驗(yàn)。實(shí)驗(yàn)中同時(shí)對(duì)3個(gè)狹縫進(jìn)行充氣，從而保證三者的初始狀態(tài)相同，混氣初始?jí)毫0=5.0～50.0 kPa。狹縫剛性端設(shè)置充氣-點(diǎn)火組件，出口端用厚約0.1 mm的鋁膜片密封。

圖1 實(shí)驗(yàn)系統(tǒng)示意圖及實(shí)物圖Fig.1 Schematic diagram and photo of experimental system

初始參數(shù)的微小變化會(huì)導(dǎo)致爆轟特性產(chǎn)生很大的變化。本文實(shí)驗(yàn)的特點(diǎn):(1)初始?jí)毫^低；(2)狹縫體積較小。這2個(gè)特點(diǎn)決定本實(shí)驗(yàn)系統(tǒng)必須具備良好的氣密性。氣密性調(diào)試過(guò)程中發(fā)現(xiàn)狹縫壁面不宜設(shè)置進(jìn)氣口，因此將點(diǎn)火和充氣設(shè)置為如圖1(a)中B-B所示的充氣-點(diǎn)火組件，由點(diǎn)火探針和進(jìn)氣嘴組成，自制的點(diǎn)火器電壓值為5 kV，空腔出口和狹縫入口相接，實(shí)驗(yàn)中圓形空腔內(nèi)混氣形成熱射流，從而引燃狹縫內(nèi)的混氣。實(shí)驗(yàn)中為盡可能減小射流火焰對(duì)狹縫內(nèi)火焰初始速度的影響，空腔直徑設(shè)為2 mm，長(zhǎng)度為5 mm。這是基于M.H.Wu等[10]的實(shí)驗(yàn)進(jìn)行設(shè)計(jì)的，M.H.Wu等[10]利用電壓為3 kV的點(diǎn)火器對(duì)內(nèi)徑為2 mm圓形玻璃管內(nèi)常壓下化學(xué)當(dāng)量比的乙烯/純氧混氣進(jìn)行觸發(fā)，實(shí)驗(yàn)結(jié)果表明DDT距離約為150 mm。而本文的乙烯/純氧混氣最高初始?jí)毫H為50.0 kPa，因此在點(diǎn)火空腔內(nèi)產(chǎn)生長(zhǎng)度為5 mm的熱射流仍為緩燃火焰，這類似于柱狀弱點(diǎn)火源。雖然空腔直徑略大于狹縫高度，射流火焰向狹縫內(nèi)傳播時(shí)會(huì)遇到截面積變小，同時(shí)混氣初壓改變使射流火焰的速度發(fā)生變化，但本實(shí)驗(yàn)的柱狀弱點(diǎn)火源火焰?zhèn)鞑ニ俣刃?，能量低，?duì)狹縫內(nèi)火焰初始速度的影響可以忽略。下一步的實(shí)驗(yàn)中擬將點(diǎn)火針直接放置在狹縫入口，以進(jìn)一步減小實(shí)驗(yàn)誤差。

光學(xué)測(cè)量系統(tǒng)由OLYMPUS i-SPEED高速攝相機(jī)和其他輔助設(shè)備組成，如圖1所示將3個(gè)狹縫依次疊放，實(shí)驗(yàn)中通過(guò)調(diào)整高速攝影儀鏡頭和狹縫之間的距離，可實(shí)現(xiàn)對(duì)3個(gè)不同寬度的狹縫進(jìn)行整體拍攝，拍攝速度為7.5 萬(wàn)幀/秒。高速攝影儀的觸發(fā)信號(hào)與點(diǎn)火信號(hào)同步，即按下點(diǎn)火按鈕的同時(shí)高速攝影儀記錄數(shù)據(jù)，實(shí)驗(yàn)中對(duì)3個(gè)狹縫同時(shí)進(jìn)行點(diǎn)火和拍攝，可一次獲得3個(gè)狹縫整體長(zhǎng)度范圍內(nèi)的火焰發(fā)展過(guò)程。本文中在處理高速攝影圖片時(shí)，利用軟件分別截取并整合為不同寬度的高速攝影圖，長(zhǎng)度方向只截取火焰顯示區(qū)域的長(zhǎng)度，即1 170 mm，以高速攝影圖片中在特定時(shí)間內(nèi)火焰鋒面的移動(dòng)距離來(lái)計(jì)算火焰平均傳播速度。

2 實(shí)驗(yàn)結(jié)果分析

2.1 爆轟起爆距離和混氣可爆范圍的確定

本實(shí)驗(yàn)中爆轟起爆距離LDID可通過(guò)以下實(shí)驗(yàn)結(jié)果得出：(1)高速攝影圖片中點(diǎn)火端到火焰發(fā)生急劇加速位置的距離；(2)煙跡圖中點(diǎn)火端到過(guò)驅(qū)爆轟軌跡線位置之間的距離。從實(shí)驗(yàn)結(jié)果來(lái)看，這2個(gè)距離符合良好。圖2為p0=25 kPa，W=10 mm時(shí)狹縫的高速攝影圖片及過(guò)爆區(qū)域胞格圖，則該狀態(tài)下LDID=92～102 mm，其中高速攝影和煙跡圖下的標(biāo)尺0位置表示狹縫內(nèi)火焰的初始發(fā)展位置。由于起爆距離大部分位于100 mm內(nèi)，為更清晰地反映起爆距離變化的定性規(guī)律，對(duì)起爆距離取平均值，如圖2中起爆距離取平均值為97 mm。

從高速攝影圖片和煙跡圖分別得到火焰?zhèn)鞑ニ俣群捅Z波陣面三波點(diǎn)的運(yùn)行軌跡，綜合判斷不同初始條件下混氣的可爆范圍，如圖3所示。圖3中曲線1左側(cè)為無(wú)爆區(qū)，曲線2右側(cè)為穩(wěn)定爆轟區(qū)，中間部分為不穩(wěn)定爆轟區(qū)。從圖3可以看出，隨著狹縫寬度的增大，穩(wěn)定爆轟所對(duì)應(yīng)的初始?jí)毫υ礁?，不穩(wěn)定爆轟區(qū)明顯變窄。由于不穩(wěn)定爆轟波速度振蕩較大，從高速攝影圖中很難確定火焰加速的具體位置，因此本文中主要討論穩(wěn)定爆轟區(qū)起爆距離的變化規(guī)律。

圖2 爆轟起爆距離Fig.2 Initiation distance of detonation wave

圖3 可爆范圍的確定Fig.3 Determination of detonable range

2.2 不同初始?jí)毫ο陋M縫寬度對(duì)起爆距離的影響

點(diǎn)火后，狹縫內(nèi)火焰的傳播受幾個(gè)因素的影響：(1)寬約2 mm的熱射流向狹縫內(nèi)膨脹、擴(kuò)散和傳播，火焰鋒面形成的弱壓縮波不斷向前推進(jìn)，掃過(guò)未燃混氣會(huì)提高當(dāng)?shù)氐臏囟群蛪毫??；鹧驿h面壓縮并誘導(dǎo)未燃混氣流動(dòng)，使更多的混氣進(jìn)入火焰面，從而提高燃燒速率。這些因素之間的相互作用，呈現(xiàn)的正反饋機(jī)理[18]使火焰燃燒速率急劇上升。(2)火焰壓縮前沿氣體流動(dòng)并誘發(fā)邊界層，邊界層的發(fā)展對(duì)火焰?zhèn)鞑サ挠绊懹?個(gè)方面。一方面使得主流區(qū)通道變窄，流量降低，此時(shí)邊界層的負(fù)位移效應(yīng)[6]使火焰速度衰減。另一方面，邊界層內(nèi)氣流速度與主流速度之間存在差異，導(dǎo)致狹縫壁面處火焰面發(fā)生彎曲，邊界層內(nèi)的燃燒產(chǎn)物向火焰面正后方膨脹，這種效應(yīng)類似于活塞推動(dòng)火焰加速[19]。

2.2.1 21.0～30.0 kPa的初始?jí)毫ο陋M縫寬度對(duì)起爆距離的影響

圖4 狹縫寬度對(duì)起爆距離的影響Fig.4 Initiation distance varying with gap width

圖4為p0=21.0～30.0 kPa時(shí)起爆距離隨狹縫寬度的變化規(guī)律。從圖4可知：在某一固定初始?jí)毫ο?，起爆距離隨著狹縫寬度的增大而縮短，且隨著壓力的升高，曲線的斜率逐漸降低。另外當(dāng)W=10,20 mm時(shí)，隨著初始?jí)毫Φ纳?，起爆距離逐漸縮短。相反,當(dāng)W=30 mm時(shí)，隨著初始?jí)毫Φ纳?，起爆距離先縮短后增大。表明狹縫DDT過(guò)程也具有隨機(jī)性，但總體上具有一定規(guī)律性。

以圖4中p0=25.0 kPa對(duì)應(yīng)的曲線為例，圖5給出了該曲線對(duì)應(yīng)的火焰速度、起爆階段胞格及高速攝影圖。由圖5(a)可知，3種寬度的狹縫內(nèi)火焰初始速度均約300 m/s，明顯高于乙烯/純氧混氣的湍流火焰速度10～50 m/s[10]。3種寬度的狹縫內(nèi)火焰速度上升都很快，但湍流火焰面的形狀和發(fā)展呈現(xiàn)不同的變化模式，導(dǎo)致起爆距離產(chǎn)生差異。尤其W=30 mm時(shí)，僅傳播約30 mm，火焰速度從340 m/s上升到2 760 m/s，明顯高于C-J速度2 326 m/s,產(chǎn)生過(guò)爆。原因是：(1)湍流火焰前沿混氣更多，各類正反饋相互作用時(shí)間長(zhǎng)、強(qiáng)度大，利于火焰加速；(2)狹縫面容比rsv=2(W+H)/(WH),W=30 mm時(shí)面容比最小，熱損失最少，利于火焰加速；(3)加速的火焰使邊界層變薄，負(fù)位移效應(yīng)減弱，與主通道的正反饋?zhàn)饔孟啾龋钊?yīng)影響較小，導(dǎo)致最短的距離內(nèi)火焰速度上升最快。當(dāng)側(cè)壁面上的亮帶和狹縫中間的圓弧型火焰面聯(lián)成一體，表明側(cè)壁面附近的混氣達(dá)到自燃點(diǎn)后有可能出現(xiàn)爆轟中心[18]。兩側(cè)壁面的爆轟中心同時(shí)向狹縫中間擴(kuò)散，與傳播中的火焰面相遇后，能量急劇增加，從而形成圓弧型過(guò)驅(qū)爆轟波，如圖5(b)的胞格1所示，距狹縫入口23～32 mm處出現(xiàn)圓弧型過(guò)驅(qū)爆轟波軌跡線，對(duì)應(yīng)在圖5(c)的高速攝影圖1中相同的位置處具有圓弧型火焰面，且過(guò)爆直接出現(xiàn)在火焰?zhèn)鞑ミ^(guò)程中。當(dāng)狹縫寬度降低到20 mm時(shí)，正反饋相互作用的強(qiáng)度減弱，同時(shí)火焰散熱損失增大，負(fù)位移效應(yīng)增強(qiáng)，火焰速度升高相對(duì)緩慢，起爆距離增大，如圖5(c)的高速攝影圖2所示，在寬度方向狹縫壁面上出現(xiàn)亮斑，但亮度弱于狹縫中間的火焰，表明狹縫壁面上的火焰帶強(qiáng)度較弱，不足以形成爆轟中心。隨著火焰的傳播，如圖5(b)的胞格2所示，寬度方向狹縫壁面上火焰帶發(fā)出的壓縮波在橫向傳播和反射后留下激波運(yùn)動(dòng)軌跡線，反射激波擾動(dòng)火焰面形成圖5(c)的高速攝影圖2所示的橢圓圈中弧形凹陷火焰面，提高了火焰的燃燒速率，反過(guò)來(lái)火焰增強(qiáng)激波的能量。隨著反射激波累積強(qiáng)度的增強(qiáng)，距狹縫入口43～65 mm處出現(xiàn)弧形激波軌跡線和如圖5(c)的高速攝影圖2所示的弧形的火焰面。當(dāng)弧形激波軌跡前出現(xiàn)細(xì)密胞格，表明出現(xiàn)過(guò)驅(qū)爆轟，此時(shí)過(guò)驅(qū)爆轟波速度為2 650 m/s。當(dāng)狹縫寬度進(jìn)一步減小到10 mm時(shí)，如圖5(c)的高速攝影圖3所示，狹縫壁面上沒有出現(xiàn)亮點(diǎn)，火焰燃燒的亮斑一直處于狹縫中間。當(dāng)亮斑變?yōu)榘谉肷珪r(shí)，表明出現(xiàn)過(guò)爆，如圖5(b)的胞格3所示，距狹縫入口92～102 mm處出現(xiàn)似“火焰刷”狀的過(guò)爆激波軌跡線。3種寬度的狹縫內(nèi)形成過(guò)爆后都衰減為穩(wěn)定爆轟，速度穩(wěn)定在約2 000 m/s。

值得注意的是，上述起爆距離的變化規(guī)律與大尺度管道內(nèi)的DDT[1-2]過(guò)程以及M.H.Wu等[10]得到的常壓下毫米圓管內(nèi)爆轟觸發(fā)距離的變化規(guī)律均相反。初始?jí)毫橄鄬?duì)較低的21.0～30.0 kPa時(shí)，火焰燃燒的膨脹率較小，導(dǎo)致熱量釋放率較低，對(duì)火焰前沿未燃混氣的壓縮強(qiáng)度降低，正反饋機(jī)理作用減弱，而邊界層負(fù)位移效應(yīng)的影響變得較顯著。結(jié)果表明，如果管道形狀和預(yù)混氣初始?jí)毫Σ煌?，毫米狹縫和毫米圓管內(nèi)的火焰發(fā)展變化規(guī)律差異較大。

2.2.2 35.0～50.0 kPa的初始?jí)毫ο陋M縫寬度對(duì)起爆距離的影響

圖6 狹縫寬度對(duì)起爆距離的影響Fig.6 Initiation distance varying with gap width

初始?jí)毫ι叩?5.0～50.0 kPa后，如圖6所示，起爆距離進(jìn)一步縮短，大部分位于60 mm內(nèi)，同時(shí)起爆距離隨狹縫寬度的變化規(guī)律產(chǎn)生差異。對(duì)比圖6與4可知：起爆距離隨狹縫寬度的增大，先縮短后增大，呈“V”形變化，這種趨勢(shì)一直持續(xù)到初始?jí)毫?2.5 kPa。只是隨著初始?jí)毫Φ纳?，起爆距離隨狹縫寬度的增大先縮短后增大的趨勢(shì)越來(lái)越不明顯，即對(duì)應(yīng)的曲線越來(lái)越平緩，初始?jí)毫ι叩?5.0 kPa后，起爆距離隨狹縫寬度的增大基本保持不變。

以圖6中p0=35.0 kPa對(duì)應(yīng)的曲線為例進(jìn)行分析。圖7給出了該曲線對(duì)應(yīng)的火焰速度、起爆階段胞格及高速攝影圖。從圖7(a)可知，狹縫內(nèi)火焰初始速度都明顯增高，其中W=30 mm時(shí)火焰速度約為1 200 m/s，W=10,20 mm時(shí)火焰速度為1 800～2 000 m/s。對(duì)比圖7(c)和圖5(c)可知，初始?jí)毫ι吆螅?種寬度的狹縫內(nèi)火焰的亮度都明顯增強(qiáng)，火焰初始速度及發(fā)展方式的改變導(dǎo)致觸發(fā)距離的變化。對(duì)比圖7(b)的胞格1、圖7(c)的高速攝影圖1和圖5(b)的胞格1、圖5(c)的高速攝影圖可知，狹縫寬度為30 mm時(shí)，2種初始?jí)毫ο缕鸨绞交鞠嗤?，差別在于起爆的強(qiáng)度和距離不同，初始?jí)毫υ礁?，起爆?qiáng)度越大而邊界層負(fù)位移效應(yīng)越弱，導(dǎo)致起爆距離縮短。圖7(c)的高速攝影圖1中火焰仍然是先在狹縫側(cè)面形成2條亮帶，表明側(cè)面形成爆轟中心[18]。爆轟中心與狹縫中間的火焰面相遇后形成過(guò)驅(qū)爆轟，對(duì)應(yīng)在圖7(b)的胞格1中的圓弧型和爆轟中心擴(kuò)散形成的激波軌跡線。當(dāng)W=20 mm時(shí)，起爆方式發(fā)生改變，并沒有出現(xiàn)如圖5(b)的胞格2所示的激波反射線。初始?jí)毫ι吆螅鹧鏇]有在狹縫寬度方向的壁面上形成爆轟中心，而過(guò)驅(qū)爆轟直接發(fā)生在火焰面推進(jìn)過(guò)程中，反映在圖7(b)的胞格2中的圓弧形過(guò)驅(qū)爆轟軌跡線。射流火焰進(jìn)入狹縫后，隨著邊界層的發(fā)展，火焰加速過(guò)程雖受正反饋機(jī)理、活塞效應(yīng)和壁面邊界層負(fù)位移效應(yīng)的綜合影響，但相對(duì)于W=30 mm的狹縫，W=20 mm的狹縫內(nèi)火焰鋒面的壓縮波在傳播和反射過(guò)程中歷時(shí)較短，正反饋相互作用強(qiáng)度增強(qiáng)，正反饋機(jī)理起主導(dǎo)作用，此時(shí)處于發(fā)展過(guò)程的邊界層負(fù)位移效應(yīng)和活塞效應(yīng)影響不大。相對(duì)于W=10 mm的狹縫，W=20 mm的狹縫內(nèi)混氣量多，燃燒釋放率高。當(dāng)狹縫寬度進(jìn)一步降低到10 mm后，起爆方式和初始?jí)毫?5.0 kPa時(shí)的基本相同，差別在于起爆距離變短。最后，3種狹縫寬度下，過(guò)驅(qū)爆轟波衰減為穩(wěn)定爆轟波后，狹縫內(nèi)火焰速度穩(wěn)定在約2 200 m/s，而初始?jí)毫?5.0 kPa時(shí)，火焰平均速度約2 000 m/s。這也表明初始?jí)毫ι吆?，燃燒釋放的熱量增加，火焰平均傳播速度加快?/p>

當(dāng)壓力進(jìn)一步升高到45.0～50.0 kPa后，起爆距離隨狹縫寬度的增大而基本保持不變，這主要是壓力升高后火焰加速的正反饋機(jī)理起主導(dǎo)作用，邊界層厚度減小使邊界層的影響越來(lái)越小。綜上所述，起爆距離隨初始?jí)毫Φ淖兓^明顯，隨著壓力的升高，不同寬度的狹縫內(nèi)起爆距離都明顯縮短。且不同寬度的狹縫之間起爆距離差距會(huì)愈來(lái)愈小，對(duì)應(yīng)曲線會(huì)愈平緩，最終成為平行于橫坐標(biāo)的直線。

圖7 p0=35.0 kPa時(shí)火焰速度、胞格及高速攝影圖Fig.7 Flame velocity, cell and high-speed imagings at p0=35.0 kPa

圖8 起爆距離隨初始?jí)毫Φ淖兓疐ig.8 Initiation distance varying with initial pressure

2.2.3 起爆距離隨初始?jí)毫Φ淖兓?guī)律

從以上分析可知，起爆距離與初始?jí)毫酮M縫寬度等參數(shù)密切相關(guān)，表現(xiàn)在不同初始?jí)毫r(shí)，狹縫寬度變化對(duì)起爆距離的影響呈現(xiàn)出不同的變化趨勢(shì)。為進(jìn)一步揭示起爆距離變化的內(nèi)在規(guī)律，圖8將相關(guān)參數(shù)進(jìn)行量綱一化，其中橫坐標(biāo)為環(huán)境壓力patm與初始?jí)毫0的比值，豎坐標(biāo)為起爆距離LDID與狹縫橫截面當(dāng)量直徑de之比。由圖8可知，當(dāng)初始?jí)毫蛯挾雀淖儠r(shí)，點(diǎn)火空腔的柱狀弱點(diǎn)火源在進(jìn)入空腔后擴(kuò)散和膨脹后，由于正反饋機(jī)理、活塞效應(yīng)及邊界層負(fù)位移效應(yīng)之間的影響程度發(fā)生改變，導(dǎo)致起爆距離變化差異較大，表現(xiàn)為不同初壓和寬度狹縫內(nèi)LDID/de隨patm/p0分別呈不同的曲線變化方式。K.Nagai等[12]擬合出起爆距離隨初始?jí)毫ψ兓牧烤V一線性變化經(jīng)驗(yàn)公式為：LDID/de=αpatm/p0，且α≈30～70。對(duì)于化學(xué)當(dāng)量比的H2/O2混氣，當(dāng)高度H=1.0,2.0,5.0 mm時(shí)，α分別為50、40、40。但本文的實(shí)驗(yàn)結(jié)果表明不同寬度狹縫內(nèi)起爆距離隨初始?jí)毫Τ史蔷€性變化趨勢(shì)，且變化規(guī)律無(wú)法擬合成統(tǒng)一的公式。

3 結(jié) 論

(1)在較低的初始?jí)毫0=21.0～30.0 kPa時(shí)，由于火焰燃燒速率低，邊界層負(fù)位移效應(yīng)影響明顯，火焰?zhèn)鞑ヒ约昂蛪毫Σㄏ嗷プ饔脮r(shí)具有小尺度通道內(nèi)火焰加速及DDT特征，爆轟起爆距離隨著狹縫寬度的增大而縮短。(2)當(dāng)初始?jí)毫ι吆螅吔鐚拥挠绊憸p弱，正反饋機(jī)理起主導(dǎo)作用。在p0=35.0～42.5 kPa時(shí)，起爆距離隨著狹縫寬度的增大先縮短后變長(zhǎng)，且隨著壓力的升高，這種變化趨勢(shì)逐漸減弱，當(dāng)初始?jí)毫ι咧?5.0 kPa后，起爆距離隨狹縫寬度的增大而基本保持不變。在本實(shí)驗(yàn)條件下，寬度為20 mm的狹縫內(nèi)起爆距離最短。(3)在本實(shí)驗(yàn)條件下，不同寬度的狹縫內(nèi)起爆距離隨初始?jí)毫Φ淖兓€差異較大。

[1] Silvestrini M, Genova B, Parisi G, et al. Flame acceleration and DDT run-up distance for smooth and obstacles filled tubes[J]. Journal of Loss Prevention in the Process Industries, 2008,21(6):555-562.

[2] Blanchard R, Arndt D, Gr?tz R, et al. Effect of ignition position on the run-up distance to DDT for hydrogen-air explosions[J]. Journal of Loss Prevention in the Process Industries, 2011,24(2):194-199.

[3] Wu M H, Burke M P, Son S F, et al. Flame acceleration and the transition to detonation of stoichiometric ethylene/oxygen in microscale tubes[J]. Proceedings of the Combustion Institute, 2007,31(2):2429-2436.

[4] Chao J, Ng H D, Lee J H S. Detonability limits in thin annular channels[J]. Proceeding of the Combustion Institute, 2009,32(2):2349-2354.

[5] Camargo A, Hg H D, Chao J, et al. Propagation of near-limit gaseous detonations in small diameter tubes[J]. Shock Waves, 2010,20(6):499-508.

[6] Fay J A. Two-dimensional gaseous detonations: Velocity deficit[J]. Physics of Fluids, 1959,2(3):283-290.

[7] Kitano S, Fukao M, Susa A, et al. Spinning detonation and velocity deficit in small diameter tubes[J]. Proceeding of the Combustion Institute, 2009,32(2):2355-2362.

[8] Ishii K, Itoh K, Tsuboi T. A study on velocity deficits of detonation waves in narrow gaps[J]. Proceeding of the Combustion Institute, 2002,29(2):2789-2794.

[9] Gao Y, Lee J H S, Ng H D. Velocity fluctuation near the detonation limits[J]. Combustion and Flame, 2014,161(11):2982-2990.

[10] Wu M H, Wang C Y. Reaction propagation modes in millimeter-scale tubes for ethylene/oxygen mixtures[J]. Proceedings of the Combustion Institute, 2011,33(2):2287-2293.

[11] Wu M H, Kuo W C. Accelerative expansion and DDT of stoichiometric ethylene/oxygen flame rings in micro-gaps[J]. Proceedings of the Combustion Institute, 2013,34(2):2017-2024.

[12] Nagai K, Okabe T, Kim K, et al. A study on DDT processes in a narrow channel[C]∥Proceeding of the 26th International Symposium on Shock Waves. Berlin: Springer, 2009(1):203-208.

[13] Ivanov M F, Kiverin A D, Liberman M A. Hydrogen-oxygen flame acceleration and transition to detonation in channels with no-slip walls for a detailed chemical reaction model[J]. Physical Review E, 2011,83(5):056313-1- 056313-16.

[14] Akkerman V, Law C K, Bychkov V. Analysis of flame acceleration induced by wall friction in open tubes[J]. Physics of Fluids, 2010,22(5):053606-1-053606-14.

[15] Kagan L, Sivashinsky G. On the transition from deflagration to detonation in narrow tubes[J]. Flow Turbulence Combustion, 2010,84(3):423-437.

[16] 靳樂(lè),范瑋,嚴(yán)傳俊,等.毫米量級(jí)微管內(nèi)單次爆震[J].燃燒科學(xué)與技術(shù),2012,18(4):338-343. Jin Le, Fan Wei, Yan Chuanjun, et al. Single-cycle detonation in millimeter-scale tube[J]. Journal of Combustion Science and Technology, 2012,18(4):338-343.

[17] 張超,唐豪,李明,等.當(dāng)量比和間隙尺寸對(duì)爆震波傳播過(guò)程的影響[J].航空動(dòng)力學(xué)報(bào),2012,27(9):1948-1957. Zhang Chao, Tang Hao, Li Ming, et al. Effects of equivalence ratio and gap size on the propagation behavior of detonations[J]. Journal of Aerospace Power, 2012,27(9):1948-1957.

[18] 張彭崗,何小民,張靖周.不同端面密封條件下緩燃-爆震轉(zhuǎn)捩特性試驗(yàn)[J].航空動(dòng)力學(xué)報(bào),2009,24(1):32-37. Zhang Penggang, He Xiaomin, Zhang Jingzhou. Experimental study on characteristic of deflagration to detonation transition in different close end[J]. Journal of Aerospace Power, 2009,24(1):32-37.

[19] Ott J D, Oran E S, Anderson J D. A mechanism for flame acceleration in narrow tubes[J]. AIAA Journal, 2003,41(7):1391-1396.

(責(zé)任編輯 張凌云)

Effects of initial pressure and gap width on detonation initiation distance in a narrow gap with millimeter-scale width

Zhang Penggang, Zhu Yuejin, Pan Zhenhua, Wang Qian

(SchoolofEnergyandPowerEngineering,JiangsuUniversity,Zhenjiang212013,Jiangsu,China)

The detonation initiation distance for stoichiometric C2H4/O2mixture gas in a narrow gap was experimentally studied at the initial pressure of 5.0-50.0 kPa. The channels were formed by the 10, 20, 30 mm×1.0 mm cross-sections and 1 220 mm long, respectively. the initiation positions were determined by the soot records and the high-speed digital imagings. The influence of initial pressure and gap width on detonation initiation distance was analyzed. The results indicate that: (1) initiation distance decreases with the increase of gap width at the initial pressure of 21.0-30.0 kPa; (2) with the increase of gap width, initiation distance initially decreases and then increases at the initial pressure of 35.0-42.5 kPa, and remains unchanged at the initial pressure of 45.0-50.0 kPa; (3) the non-dimensional change curves between detonation initiation distance and initial pressure are different corresponding to the three different gap widths.

mechanics of explosion; initiation distance; soot records; micro-detonation; micro-combustion; narrow gap

10.11883/1001-1455(2016)04-0441-08

2015-01-09；

2015-04-16

國(guó)家自然科學(xué)基金項(xiàng)目(51306073,11402102);江蘇省自然科學(xué)基金項(xiàng)目(BK20130510,BK20140524)

張彭崗(1974— )，男，博士，講師;

朱躍進(jìn),zyjwind @163.com。

O381國(guó)標(biāo)學(xué)科代碼：13035

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