方管內(nèi)汽油-空氣混合氣體密閉爆炸和泄爆特性研究*

李國慶，張笈瑋，武 軍，王世茂，齊曉光，張培理，齊 圣

（1. 63926 部隊，北京 100192；2. 中國空氣動力研究與發(fā)展中心，四川 綿陽 621000；3. 陸軍勤務(wù)學(xué)院，重慶 401311；4. 國民核生化災(zāi)害防護(hù)國家重點實驗室，北京 102205）

油料既是重要的能源物資，又是典型的碳?xì)漕愐兹家妆卮笪ｋU源。油氣爆炸事故一直是造成人員傷亡和財產(chǎn)損失的重大災(zāi)害事故之一。在實際工程中，密閉爆炸和泄爆是油氣儲存、運(yùn)輸、加注過程中常見的兩種爆炸模式。由于這兩種爆炸模式邊界條件的差異，導(dǎo)致爆炸過程火焰?zhèn)鞑ズ统瑝貉葑兊攘鲌鏊沧兲匦跃哂休^大的差異，因此有必要掌握油氣的兩種爆炸模式發(fā)展規(guī)律，為油料洞庫、軍用和民用地下空間等受限空間的防爆安全防護(hù)設(shè)計、抑爆技術(shù)實施等提供工程參考。

近年來，針對油氣等可燃?xì)怏w的爆炸特性進(jìn)行了大量研究，主要涉及爆炸超壓和火焰?zhèn)鞑パ葑兲匦訹1-10]。大量的研究以甲烷、丙烷、氫氣、油氣為反應(yīng)介質(zhì)，研究重點主要為反應(yīng)物初始濃度、初始點火能量、初始溫濕度、管道長徑比、點火位置以及置障條件等初始條件和邊界條件對可燃?xì)怏w爆炸特性的影響[11-23]。研究手段主要以實驗和數(shù)值模擬為主，考慮到安全性問題，大量的實驗研究仍然在全密閉鋼制管道或容器內(nèi)進(jìn)行，實驗過程監(jiān)測的參數(shù)以超壓-時序曲線和局部火焰?zhèn)鞑D像為主，較難全面反映可燃?xì)怏w爆炸傳播過程火焰-湍流-超壓等多場耦合機(jī)理。然而，在實際工況中，大部分的受限空間存在如門、窗戶、通道出入口等泄壓結(jié)構(gòu)，可燃?xì)怏w爆炸傳播過程中火焰和超壓會通過泄壓結(jié)構(gòu)傳播至外場區(qū)域，其爆炸特征與全密閉空間相比具有較大的差異性。盡管，以往也有泄爆方面的研究，但大多研究主要針對泄壓口材料[24]和泄壓口面積[8]等對爆炸特性的影響，較少有研究對密閉爆炸和泄爆進(jìn)行對比分析。尤其，針對油氣爆炸特性的實驗研究，基本在密閉空間內(nèi)進(jìn)行，然而實際工程中發(fā)生的油氣爆炸事故基本都伴隨著泄爆現(xiàn)象的發(fā)生，爆炸超壓和火焰對密閉空間內(nèi)部和外部區(qū)域都具有破壞效應(yīng)。因此，有必要研究油氣密閉爆炸和泄爆兩種爆炸模式下火焰?zhèn)鞑ズ统瑝貉葑兲匦浴?/p>

鑒于此，本文中利用全透明有機(jī)玻璃方管，并分別基于密閉管道和單側(cè)端部開敞管道，采用初始油氣體積分?jǐn)?shù)為1.7%（當(dāng)量比約為1）的汽油-空氣混合氣體[25]進(jìn)行爆炸實驗，探究管道內(nèi)油氣密閉爆炸和泄爆兩種模式下爆炸超壓、火焰?zhèn)鞑バ螒B(tài)和火焰?zhèn)鞑ニ俣鹊淖兓?guī)律，并基于大渦模擬計算結(jié)果，對兩種爆炸模式下火焰的特殊形態(tài)形成機(jī)理進(jìn)行分析。

1 實驗系統(tǒng)與方法

1.1 實驗系統(tǒng)

實驗系統(tǒng)組成如圖1 所示，主實驗臺架為水平放置的方管，材質(zhì)為有機(jī)玻璃，尺寸為100 mm×100 mm×1 000 mm，容積為10 L，設(shè)計壓力為1.5 MPa。管道端部采用鋼制法蘭連接，在右側(cè)盲板設(shè)置2 個螺紋孔，可安裝點火頭和壓力傳感器，在管道上壁面設(shè)置4 個間距為200 mm 的螺紋孔，可連接防爆球閥，用于連接碳?xì)錆舛葴y試儀和配氣裝置，主實驗臺架示意圖如圖2 所示。高速攝影儀型號為FASTCAM-ultima 512，拍攝頻率為1 000 s?1。壓力傳感器型號為ZXP660，動態(tài)數(shù)據(jù)采集軟件為DAP7.10（成都泰斯特公司）。點火系統(tǒng)能量范圍為2～20 J，火花塞固定在右側(cè)盲板中部。

汽油蒸氣由圖1 所示的配氣系統(tǒng)產(chǎn)生，在初期1 號、2 號、3 號和5 號閥門打開，4 號閥門關(guān)閉，真空泵開始抽吸系統(tǒng)內(nèi)的空氣使其流動，促使汽油蒸氣產(chǎn)生，并形成初始汽油-空氣混合氣體。氣體循環(huán)一段時間后，2 號和3 號閥門關(guān)閉，4 號閥門打開，使混合氣體繼續(xù)循環(huán)約3 min，確?；旌暇鶆?，并實時監(jiān)測混合氣體碳?xì)錆舛龋凉舛冗_(dá)到預(yù)設(shè)值后關(guān)閉真空泵。

1.2 實驗內(nèi)容與方法

分別進(jìn)行管道內(nèi)油氣密閉爆炸和泄爆實驗。對于密閉爆炸工況，管道左側(cè)端部采用鋼制盲板密封，對于泄爆工況，向管道內(nèi)充入油氣之前，管道左側(cè)端部采用厚度為20 μm 的聚乙烯薄膜進(jìn)行密封，以保障實驗系統(tǒng)的良好密閉性，聚乙烯薄膜的破裂壓力較低，約為4.1 kPa，對爆炸流場的影響很微小。采用汽油蒸氣初始體積分?jǐn)?shù)為1.7%的油氣進(jìn)行實驗，在管道右側(cè)盲板固定一支壓力傳感器監(jiān)測超壓演變過程，同時用高速攝影儀拍攝火焰?zhèn)鞑ミ^程。引爆油氣前讓管道內(nèi)氣體靜置30 s，確保油氣混合均勻，點火能量為6 J，初始溫度約為32 ℃，初始壓力約為99.12 kPa。每種工況實驗至少進(jìn)行3 次，保障實驗監(jiān)測數(shù)據(jù)的準(zhǔn)確性，圖3 所示是密閉爆炸和泄爆2 種工況3 次重復(fù)性實驗測得的超壓時序曲線。對于密閉爆炸和泄爆工況，最大爆炸超壓峰值相對偏差分別為5% 和4%，形成峰值時刻相對偏差分別為0.18% 和1.30%，說明實驗重復(fù)性較好，誤差在允許范圍內(nèi)。

圖1 實驗系統(tǒng)Fig. 1 Experimental setup

圖2 主實驗臺架俯視圖Fig. 2 Vertical view of main experimental bench

圖3 3 次重復(fù)性實驗所得超壓-時序曲線Fig. 3 Overpressure-time histories obtained from three repeated experiments

2 數(shù)值計算

基于WALE (wall-adapting local eddy-viscosity)大渦模型和Zimont 預(yù)混火焰模型分別對方管內(nèi)汽油-空氣混合氣體密閉爆炸和泄爆工況進(jìn)行了數(shù)值模擬，相關(guān)控制方程和亞網(wǎng)格燃燒模型可參考文獻(xiàn)[26]。

2.1 物理模型

圖4、5 所示分別為密閉爆炸和泄爆工況數(shù)值模擬采用的物理模型，管道內(nèi)部尺寸都為100 mm×100 mm×1 000 mm。對于密閉工況，管道兩側(cè)端部都封閉。對于泄爆工況，管道右側(cè)端部封閉，左側(cè)端部敞開。在管道左側(cè)端部外場設(shè)置如圖5 所示的計算域，尺寸為500 mm×500 mm×1 000 mm，可模擬泄爆過程火焰?zhèn)鞑ズ蜌饬餍狗臶26]。

圖4 密閉管道物理模型Fig. 4 The physical model for the closed pipe

圖5 泄爆管道物理模型Fig. 5 The physical model for the explosion relief pipe

2.2 網(wǎng)格劃分

在LES (large eddy simulation) 方法中，網(wǎng)格尺寸越小亞網(wǎng)格尺度的物理擴(kuò)散就越小。因此，在LES 計算時，并不存在嚴(yán)格意義上的網(wǎng)格無關(guān)性[27-28]。在計算中，在考慮計算精度和計算時間成本的前提下，盡可能采用精細(xì)的網(wǎng)格。但在實際操作中，受限于計算機(jī)計算能力，仍有必要進(jìn)行網(wǎng)格無關(guān)性檢驗。本文的網(wǎng)格劃分也是在網(wǎng)格無關(guān)性檢驗的基礎(chǔ)上進(jìn)行。2 種工況都采用六面體網(wǎng)格，對于密閉工況，網(wǎng)格尺寸為δx=δy=δz=1.5 mm，網(wǎng)格總數(shù)為296.29 萬個。對于泄爆工況，網(wǎng)格總數(shù)為424.39 萬個，其中，內(nèi)場計算區(qū)域網(wǎng)格尺寸為δx=δy=δz=1.5 mm，網(wǎng)格總數(shù)為296.29 萬個，外場計算區(qū)域網(wǎng)格的邊長為2～10 mm，網(wǎng)格總數(shù)為128.1 萬個。

2.3 邊界條件和初始條件

對于密閉爆炸工況，左右兩側(cè)封閉端、內(nèi)壁面設(shè)置成wall 邊界。對于泄爆工況，右側(cè)封閉端、內(nèi)壁面設(shè)置成wall 邊界。另外，泄爆管道左側(cè)開口端與外場連接，并忽略薄膜的影響[29]，外場計算域壁面設(shè)置為pressure outlet 邊界（表壓為0 Pa）。

混合氣體比熱容通過近似溫度的五階分段多項式函數(shù)來計算。氣體黏度通過Sutherland 法則計算。汽油蒸氣初始體積分?jǐn)?shù)設(shè)定為1.7%[15,30]，層流火焰?zhèn)鞑ニ俣葹?.43 m/s[31]。

流場初始溫度設(shè)為300 K，初始速度、壓力和反應(yīng)進(jìn)程變量都設(shè)置為零。在右側(cè)端部中心位置補(bǔ)充設(shè)置一個半徑為5 mm 的半球形區(qū)域，并設(shè)置該區(qū)域反應(yīng)進(jìn)程變量為1，模擬電火花點火[29]。

2.4 計算方法

通過Fluent 平臺實現(xiàn)計算，壓力和速度采用壓力耦合方程組的半隱式方法（semi-implicit method for pressure linked equations，SIMPLE）耦合，對流項采用二階迎風(fēng)格式離散，擴(kuò)散項采用二階中心差分格式離散。采用ThinkServer TD350 服務(wù)器（Xeon E5-2 609 v4 CPU、8G RAM）進(jìn)行計算。時間步長為1×10?5s，每個時間步長要求迭代20 次，保證能量方程、反應(yīng)進(jìn)程變量方程和動量方程的殘差分別小于1×10?6、1×10?4和1×10?5。計算一次約需76 h。

2.5 模型驗證

為了驗證數(shù)值計算模型的精度，將泄爆工況數(shù)值計算和實驗所得火焰?zhèn)鞑ニ俣群统瑝?時序曲線進(jìn)行對比，分別如圖6、7 所示。其中火焰?zhèn)鞑ニ俣龋?/p>

式中： ?xn為2 幅圖像中火焰鋒面的實際距離，?tn為時間差。火焰鋒面距離點火端實際位置是根據(jù)圖像尺寸和實際尺寸之間的比例尺關(guān)系進(jìn)行換算得到的[32-34]。

從圖6 可見，兩者表征的火焰?zhèn)鞑ニ俣入S時間變化規(guī)律相似，在20 ms 之前都保持較低的速度傳播，約9 m/s。對于實驗工況，在20 ms 左右火焰?zhèn)鞑ニ俣瘸霈F(xiàn)一個峰值，而數(shù)值模擬結(jié)果中卻未出現(xiàn)，這是由于實驗中管道開口端薄膜破裂泄壓導(dǎo)致。此后，實驗和數(shù)值模擬中火焰?zhèn)鞑ニ俣榷汲收袷幧仙厔?，并達(dá)到最大值，分別為98.56 和90.80 m/s，兩者相差7.8%。當(dāng)最大火焰速度形成后，由于汽油蒸氣減少和熱量損耗，火焰速度陡降。從圖7 可見，實驗和數(shù)值模擬所得爆炸超壓-時序曲線的變化規(guī)律基本一致，但是由于數(shù)值模擬中忽略了開口端薄膜的影響，因此數(shù)值模擬結(jié)果中并未出現(xiàn)泄壓峰值。實驗和數(shù)值模擬所得最大超壓峰值分別為9.6 和8.9 kPa，兩者相差7.3%。上述定量分析表明本文中采用的數(shù)值方法能夠較好表征方管內(nèi)汽油-空氣混合氣體爆炸特性。

圖6 實驗和模擬所得火焰?zhèn)鞑ニ俣菷ig. 6 Comparison between experimental and simulated flame speeds

圖7 實驗和模擬超壓-時序曲線對比Fig. 7 Comparison between experimental and simulated overpressure-time histories of the monitor point at the closed end

3 結(jié)果分析

3.1 密閉爆炸和泄爆超壓演變差異性

圖8 所示為2 種工況下的油氣爆炸超壓-時序曲線，可見2 種工況下的超壓-時序曲線變化規(guī)律差異顯著。對于密閉爆炸，超壓-時序曲線僅存在一個顯著的峰值，即最大爆炸超壓峰值。而對于泄爆，超壓-時序曲線存在3 個明顯的峰值，即圖3 所示的泄壓峰值（pv）、最大爆炸超壓峰值（pmax）和負(fù)壓峰值pneg，各峰值的形成機(jī)理可參考文獻(xiàn)[25]。

其次，對于密閉爆炸，超壓-時序曲線僅在最大超壓峰值附近出現(xiàn)小幅度的振蕩，此后便以較平滑的趨勢逐漸降低至零；而泄爆工況的超壓-時序曲線在下降到負(fù)壓峰值之后，會出現(xiàn)劇烈的類似簡諧振動的振蕩，振蕩幅值逐漸減小并趨近于零，超壓振蕩現(xiàn)象可能與泄壓口附近流場區(qū)域復(fù)雜的流動行為相關(guān)。并且，最大爆炸超壓峰值和形成最大爆炸超壓峰值的時間也存在顯著差異。從表1 可知，對于密閉爆炸，最大爆炸超壓峰值為523.0 kPa，形成最大爆炸超壓峰值時間為215.0 ms。對于泄爆，最大爆炸超壓峰值為9.6 kPa，達(dá)到最大爆炸超壓峰值時間為30.6 ms，前者的最大爆炸超壓峰值相比后者增大了5 406%，而形成最大爆炸超壓峰值的時間增長了602.6%。此外，兩者平均升壓速率和最大升壓速率也差異明顯，2 種工況的平均升壓速率分別為310 和240 kPa/s，前者相比后者提升了684.8%；最大升壓速率分別為24.40 和6.81 MPa/s，前者相比后者增長了258.3%。顯然，密閉爆炸的平均升壓速率和最大升壓速率都比泄爆的高，且平均升壓速率的增長幅度比最大升壓速率的增長幅度更大。上述分析表明，在相同的初始條件下，油氣密閉爆炸各超壓特征參數(shù)都顯著高于泄爆工況超壓特征參數(shù)。

圖8 密閉爆炸和泄爆超壓-時序曲線Fig. 8 Overpressures-time curves of closed and vented explosions

表1 密閉爆炸和泄爆工況下管道內(nèi)最大爆炸超壓峰值、形成最大爆炸超壓峰值時間、平均升壓速率和最大升壓速率Table 1 Maximum explosion overpressure peaks, arrival times of maximum explosion overpressures peaks, average pressure increasing rate and maximum pressure increasing rate in the tube under closed and vented explosions

3.2 密閉爆炸和泄爆工況火焰?zhèn)鞑バ螒B(tài)

圖9 所示為不同時刻兩種工況管道內(nèi)外場火焰圖像。從圖9（a）可見，密閉爆炸工況下火焰?zhèn)鞑バ螒B(tài)主要經(jīng)歷半球形-橢球形-指尖形-平面形-郁金香形-準(zhǔn)平面形變化過程。而從圖9（b）可見，泄爆工況下火焰主要表現(xiàn)出半球形-橢球形-指尖形-蘑菇形的演變規(guī)律?？梢姡诒ǔ跗?，2 種工況火焰?zhèn)鞑バ螒B(tài)變化規(guī)律相似，都呈現(xiàn)半球形和指尖形。但是在爆炸中后期，火焰?zhèn)鞑バ螒B(tài)出現(xiàn)顯著差異，密閉爆炸出現(xiàn)郁金香形火焰和準(zhǔn)平面形火焰，而泄爆工況管道內(nèi)場火焰并未出現(xiàn)此現(xiàn)象。此外，由于泄爆過程存在泄流效應(yīng)，管道內(nèi)場氣流和火焰可傳播至外場區(qū)域，在外場形成蘑菇形火焰。

3.3 密閉爆炸和泄爆工況火焰鋒面位置和火焰?zhèn)鞑ニ俣?/h3>

圖10 所示為2 種工況火焰鋒面位置隨時間變化關(guān)系曲線。對于密閉爆炸，在初期，火焰由于受熱膨脹，驅(qū)使火焰鋒面的移動速度急劇加快。隨著爆炸的發(fā)展，火焰鋒面發(fā)生觸壁和凹陷，出現(xiàn)郁金香形火焰等行為，并受到管道末端反射壓力波的影響，火焰鋒面的移動速度逐漸變得平緩，其變化關(guān)系可擬合為圖10（a）所示指數(shù)函數(shù)。對于泄爆工況，火焰鋒面位置隨時間的變化關(guān)系和密閉爆炸工況相比差異明顯。首先，火焰鋒面在爆炸初期移動速度比較緩慢，隨著爆炸的發(fā)展，火焰鋒面的移動速度逐漸加快，與密閉爆炸火焰鋒面位置隨時間的變化規(guī)律正好相反，此現(xiàn)象是由流場速度的顯著加快所引起的，導(dǎo)致火焰鋒面移動速度加快，其變化趨勢可以擬合為圖10（b）所示指數(shù)函數(shù)。其次，泄爆工況火焰鋒面?zhèn)鞑ブ辆嚯x點火端最遠(yuǎn)位置時用時約44 ms，而密閉爆炸工況火焰鋒面?zhèn)鞑ブ凉艿滥┒擞脮r約210 ms，后者耗時約為前者的5 倍。

圖9 密閉爆炸和泄爆工況下油氣爆炸火焰?zhèn)鞑ミ^程中不同時刻的圖像Fig. 9 Flame structures in closed and vented explosions at different instants after ignition

圖10 兩種工況下火焰鋒面位置-時序曲線Fig. 10 Flame location-time curves under two different work conditions

圖11 所示為兩種工況火焰?zhèn)鞑ニ俣入S時間變化關(guān)系，從圖11 可知，密閉爆炸工況火焰?zhèn)鞑ニ俣仍诒ǔ跗诩眲∩仙磷畲蠡鹧鎮(zhèn)鞑ニ俣龋s20.30 m/s，之后急劇振蕩下降至零。對于泄爆工況，在爆炸初期，火焰基本保持勻速傳播，在20 ms 左右，火焰開始加速傳播并振蕩上升，在爆炸末期傳播速度達(dá)到最大值，約98.56 m/s，比前者提高了385.5%。此外，密閉爆炸工況火焰?zhèn)鞑ニ俣仍?0 ms 左右達(dá)到最大值，占火焰?zhèn)鞑タ倳r間的14.29%；而泄爆工況的火焰最大傳播速度在38 ms 左右達(dá)到，占火焰?zhèn)鞑タ倳r間的86.36%。上述分析表明，密閉爆炸工況的火焰最大傳播速度明顯低于泄爆工況的。但前者在火焰?zhèn)鞑コ跗诩催_(dá)到最大值，而后者在爆炸末期才達(dá)到最大值。該差異產(chǎn)生的原因主要為：泄爆工況時，爆炸流場存在顯著的泄壓效應(yīng)，引起流場速度急劇加快，從而導(dǎo)致火焰加速更充分。

圖11 兩種工況火焰?zhèn)鞑ニ俣?時序曲線Fig. 11 Flame propagation speed-time curves under two different work conditions

3.4 密閉爆炸和泄爆工況下特殊火焰結(jié)構(gòu)形成機(jī)理

由上文分析可知，2 種爆炸模式的火焰?zhèn)鞑バ螒B(tài)差異顯著，分別呈現(xiàn)出特有的郁金香形火焰和蘑菇形火焰，本節(jié)中基于實驗和大渦模擬結(jié)果對這兩種火焰的形成機(jī)理進(jìn)行分析。

3.4.1 密閉爆炸工況下特殊火焰結(jié)構(gòu)形成機(jī)理

圖12 所示為模擬所得8 個典型時刻火焰鋒面及其鄰近速度場，其中火焰鋒面用反應(yīng)進(jìn)程變量云圖來刻畫。從圖12 可見，火焰在傳播初期呈半球形和指尖形結(jié)構(gòu)，并且在25 ms 之前，已燃區(qū)的氣流方向大多平行于管道壁面或輕微斜向管道中軸線，并始終保持向火焰鋒面下游運(yùn)動，不存在反向流動。隨著火焰繼續(xù)傳播，火焰鋒面下游未燃?xì)怏w被驅(qū)使遠(yuǎn)離火焰鋒面，且火焰鋒面上下兩側(cè)區(qū)域的可燃?xì)怏w向未燃?xì)怏w的推動程度更強(qiáng)烈。當(dāng)火焰裙邊區(qū)域觸壁發(fā)生熄滅時，火焰鋒面前端向平面轉(zhuǎn)變。此后，已燃區(qū)的流場會發(fā)生顯著改變，主要表現(xiàn)如下：（1）在已燃區(qū)，會逐漸形成兩個關(guān)于管道中軸線對稱的漩渦。漩渦區(qū)域隨著時間的推移逐漸增大，且漩渦逐漸接近火焰鋒面，如圖12（e）所示，且氣流回流速度也會加快。（2）火焰鋒面上下兩側(cè)區(qū)域的流場存在顯著的速度梯度，在已燃區(qū)內(nèi)，火焰鋒面上下兩側(cè)存在一個向火焰鋒面下游方向傳播或者是斜向管道中軸線且速度更低的流場。然而，在火焰鋒面下游未燃區(qū)，在火焰前沿和側(cè)壁楔入的未燃區(qū)產(chǎn)生較高速度的流場，形成擠壓流[35]。

當(dāng)t=40 ms 時，大部分火焰裙觸壁，火焰前鋒基本形成平面形，此時上述特征表現(xiàn)更顯著，如圖12（d）所示。此后，在已燃區(qū)，火焰鋒面中間區(qū)域流場速度開始降低，并低于火焰鋒面上下兩側(cè)流場區(qū)域的速度，且已燃區(qū)的氣體不再驅(qū)使火焰前鋒中間部分向前傳播。在未燃區(qū)，流場速度方向依然朝向火焰鋒面下游，但中間區(qū)域的流場速度要低于管道兩側(cè)區(qū)域的流場速度。由于這種速度差異的存在，火焰鋒面上下兩側(cè)區(qū)域的氣流開始向點火端回流。與此同時，火焰前鋒中部流場速度降低，而已燃區(qū)氣流回傳速度卻在升高，且火焰前鋒中部的未燃?xì)怏w同時向火焰鋒面下游和上游傳播。因此，在上述因素作用下，火焰前鋒靠近管道中軸線區(qū)域的傳播速度會逐漸低于壁面兩側(cè)區(qū)域附近火焰鋒面的傳播速度，導(dǎo)致火焰鋒面發(fā)生反轉(zhuǎn)凹陷，形成郁金香火焰（如圖13 所示）。同時，也可從定量的角度來表明火焰凹陷與火焰速度的不均勻分布之間的關(guān)系，在z=470 mm 處設(shè)置一條靠近火焰鋒面的豎直線，并繪制出t=52 ms 時這條線上的流場速度分布曲線，如圖14 所示。顯然，沿著z=470 mm 豎直線的速度分布明顯是中間低、兩側(cè)高，且火焰速度的分布和火焰鋒面形狀基本一致。

圖12 管道截面x=50 mm 處火焰鋒面和鄰近速度場Fig. 12 Flame front and velocity fields in the vicinity of the flame front at the middle plane of x=50 mm in the pipe

圖13 大渦模擬所得郁金香火焰三維圖（c=0.5）Fig. 13 Three-dimensional tulip-shaped flames obtained by large eddy simulation (c=0.5)

圖14 t=52 ms 時截面x=50 mm 上沿z=470 mm 線的流場速度分布和大渦模擬得到的郁金香形火焰Fig. 14 Flow velocity and simulated tulip-shaped flame along the line of z=470 mm at the plane of x=50 mm at t=52 ms

由上述分析可知，郁金香火焰的形成過程與火焰誘導(dǎo)產(chǎn)生的流場之間有密切的內(nèi)在聯(lián)系。然而，在油氣爆炸過程中，超壓與火焰動力學(xué)特性之間的關(guān)系也不容忽視[36-37]。以往研究表明，超壓不僅能影響火焰結(jié)構(gòu)形態(tài)，同時對流場特性也具有相當(dāng)程度的影響[36-38]。Zhou 等[38]研究發(fā)現(xiàn)靜壓在郁金香形火焰的形成過程中扮演了重要角色，而本文中通過數(shù)值模擬發(fā)現(xiàn)動壓對郁金香形火焰的形成也具有重要影響。圖15 所示為油氣爆炸過程中10 個不同時刻的流場速度場、火焰鋒面（用反應(yīng)進(jìn)程變量c=0.5 刻畫）和流場動壓分布云圖，其中動壓由p=ρv2/2 計算得到，式中 ρ 為密度，v為速度。從圖15（a）～（c）可見，在指尖形火焰階段，在已燃區(qū)氣體驅(qū)動下，火焰鋒面前端的軸向傳播速度比火焰裙邊傳播速度快，因此火焰鋒面前端的動壓顯著高于火焰鋒面裙邊的動壓。隨著火焰的繼續(xù)傳播，火焰裙開始觸壁，在火焰鋒面靠近已燃區(qū)區(qū)域逐漸形成回流氣體，上下兩側(cè)火焰鋒面的軸向傳播速度逐漸超過火焰鋒面前端中部區(qū)域的火焰軸向傳播速度，因此動壓也隨之向壁面附近火焰鋒面和壁面交匯形成的夾角處聚集，如圖15（d）～（g）所示。隨著火焰鋒面和壁面夾角處的動壓升高，將驅(qū)使此處區(qū)域未燃?xì)怏w和已燃?xì)怏w的交換速度，提高鄰近區(qū)域火焰鋒面的傳播速度。當(dāng)流場流速和火焰?zhèn)鞑ニ俣壬吆?，由于壁面的阻礙作用，將會導(dǎo)致動壓進(jìn)一步升高，使壁面附近區(qū)域的動壓進(jìn)一步高于火焰鋒面前端中央?yún)^(qū)域的動壓，反過來又會引起流場中部和兩側(cè)的速度差。當(dāng)郁金香形火焰形成后，火焰鋒面附近的動壓場會逐漸向火焰鋒面下游移動，并逐漸遠(yuǎn)離火焰鋒面，如圖15（j）圖所示，表明當(dāng)郁金香形火焰成形后，動壓對其后期的演變過程影響程度不如形成期大。并且，在郁金香火焰形成后，如圖15（j）中速度矢量圖所示，可以發(fā)現(xiàn)火焰鋒面前未燃區(qū)的流場速度會顯著降低，這也是引起火焰速度降低的一個重要因素。

圖15 郁金香形火焰形成過程中不同時刻的火焰鋒面、火焰鋒面附近區(qū)域速度場和動壓分布Fig. 15 Flame front, velocity and dynamic pressure distribution near the flame front during the formation of the tulip-shaped flame

3.4.2 泄爆工況特殊火焰結(jié)構(gòu)形成機(jī)理

圖16 所示為泄爆工況下外場火焰和流場結(jié)構(gòu)。從t=21 ms 起，部分氣體泄出管道，推動外部流場區(qū)域形成雙渦旋結(jié)構(gòu)，管道中軸線上部渦旋為順時針，下部渦旋為逆時針，如圖17 所示。t=38 ms 時，內(nèi)場火焰以射流形式傳播至管道外場，并進(jìn)入外場渦旋區(qū)域。在渦旋的誘導(dǎo)下，火焰鋒面在t=39 ms 時從柱狀火焰向蘑菇形火焰轉(zhuǎn)變，并于t=40 ms 時形成較完整的蘑菇形火焰。火焰在外場傳播過程中，渦旋結(jié)構(gòu)始終伴隨火焰鋒面向下游傳播，并始終和火焰鋒面重合。

圖16 外場火焰和外場速度矢量Fig. 16 Velocity vector and flame structure in the outside space

從上述分析可知，管道內(nèi)場泄出的射流火焰會引燃外場可燃?xì)庠茍F(tuán)，形成不間斷的火焰鋒面。外場火焰在流場渦旋的作用下，火焰鋒面失穩(wěn)，失穩(wěn)的火焰鋒面向徑向翻轉(zhuǎn)，形成蘑菇云，并且還能在湍流的作用下形成明顯的火焰褶皺。該現(xiàn)象的產(chǎn)生是由于管道內(nèi)的可燃?xì)怏w和火焰從管道出口以較高的速度噴射至外場，在外場發(fā)生急劇的膨脹和變形，導(dǎo)致外部流場湍流度急劇增大，尤其會引起壓力梯度和密度梯度出現(xiàn)斜交的現(xiàn)象，形成斜壓效應(yīng)[39]，外部流場在斜壓效應(yīng)和湍流的作用下，將會產(chǎn)生渦旋，其可表示為：

圖17 實驗火焰形態(tài)和模擬所得流場結(jié)構(gòu)（t=39 ms）Fig. 17 Experimental flame structure and simulated flow field structure (t=39 ms)

式中： Ω 為渦量， ? 為梯度， ρ 為密度，p為壓力， ? ρ×?p所引起的渦量變化就稱之為斜壓效應(yīng)。

為證實斜壓效應(yīng)對流場的真實影響，根據(jù)數(shù)值計算結(jié)果繪制如圖18 所示t=39 ms 時截面為x=50 mm 平面上外場區(qū)域的密度和壓力梯度線分布圖，圖中白色線條是壓力梯度線，黑色線條是密度梯度線。明顯可見，壓力梯度線和密度梯度線在大部分區(qū)域出現(xiàn)了斜交現(xiàn)象，并且在壓力比較集中的區(qū)域形成了環(huán)形的漩渦區(qū)，從圖19 可以明顯觀察到環(huán)形渦旋。同時，通過圖19 也可以證實外部流場存在劇烈的流場脈動現(xiàn)象，表現(xiàn)出較強(qiáng)的湍流特性，在斜壓效應(yīng)和湍流的共同作用下，外場火焰形態(tài)發(fā)生強(qiáng)烈的變化。

圖18 密度梯度線和壓力梯度線的分布（t=39 ms）Fig. 18 Distribution of density and pressure gradient lines at t=39 ms

圖19 流線分布（t=39 ms）Fig. 19 Streamline distribution at t=39 ms

4 結(jié) 論

基于自行搭建的實驗平臺，進(jìn)行了方管內(nèi)汽油-空氣混合氣體密閉爆炸和泄爆工況超壓和火焰特性研究，并結(jié)合大渦模擬結(jié)果對2 種工況下火焰特殊形態(tài)的形成機(jī)理進(jìn)行了分析，得到如下結(jié)論：

（1）方管內(nèi)汽油-空氣混合氣體爆炸過程中，密閉爆炸工況的超壓-時序曲線僅存在一個顯著的超壓峰值，而泄爆工況的超壓-時序曲線存在3 個明顯的峰值。前者的超壓-時序曲線僅在超壓峰值附近出現(xiàn)小幅度的振蕩，而后者的超壓-時序曲線在下降到負(fù)壓峰值之后，會出現(xiàn)劇烈的類似簡諧振動的振蕩。在相同初始條件下，密閉爆炸工況的爆炸超壓特征參數(shù)顯著高于泄爆工況超壓特征參數(shù)。

（2）在爆炸初期，2 種爆炸模式火焰?zhèn)鞑バ螒B(tài)變化規(guī)律相似，都呈現(xiàn)出半球形和指尖形形態(tài)。但是在爆炸中后期，2 種爆炸模式火焰?zhèn)鞑バ螒B(tài)出現(xiàn)顯著差異，密閉爆炸出現(xiàn)郁金香形火焰和準(zhǔn)平面形火焰，而泄爆工況出現(xiàn)蘑菇形火焰。

（3）方管內(nèi)汽油-空氣混合氣體密閉爆炸工況最大火焰?zhèn)鞑ニ俣让黠@低于泄爆工況最大火焰?zhèn)鞑ニ俣龋罢咴诨鹧鎮(zhèn)鞑コ跗诩催_(dá)到最大值，而后者在火焰?zhèn)鞑ツ┢诓湃〉米畲笾怠?/p>

（4）方管內(nèi)汽油-空氣混合氣體密閉爆炸工況郁金香形火焰的形成與管道內(nèi)火焰鋒面、流場和流場動壓三者之間耦合效應(yīng)相關(guān)；泄爆工況蘑菇形火焰的形成與外部流場湍流和斜壓效應(yīng)的耦合作用密切相關(guān)。