Y 型通風采煤工作面瓦斯爆炸傳播規(guī)律模擬研究*

劉佳佳，張 揚，張 翔，聶子碩

（1.河南理工大學安全科學與工程學院，河南 焦作 454003；2.安徽理工大學深部煤礦采動響應與災害防控國家重點實驗室，安徽 淮南 232001；3.河南理工大學煤炭安全生產與清潔高效利用省部共建協(xié)同創(chuàng)新中心，河南 焦作 454003；4.河南理工大學瓦斯地質與瓦斯治理國家重點實驗室培育基地，河南 焦作 454003）

近年來，我國煤礦生產狀況得到顯著改善，但煤礦重大事故依然時有發(fā)生。其中，瓦斯爆炸事故是我國煤礦最嚴重的事故之一，尤其是瓦斯爆炸所產生的動力災害主要是高壓沖擊波和高溫氣體，都會對井下工作者、井下通風設施甚至礦井風硐造成毀滅性的破壞，造成非常惡劣的影響[1]。

學者們針對不同連接形式的瓦斯巷道開展了瓦斯爆炸研究，發(fā)現(xiàn)瓦斯巷道結構不同時，瓦斯爆炸傳播規(guī)律也各有不同。Emami 等[2]、Blanchard 等[3]和孟顯華等[4]證明了L 型巷道的彎曲結構能夠提高火焰速度和超壓。Yuan 等[5]對衍射爆轟的再起爆現(xiàn)象進行了研究，發(fā)現(xiàn)其實質是彎曲結構內外壁相互作用引起的爆轟能量的再分配。在此基礎上，Cao 等[6]、Zhang 等[7]和Qiu 等[8]發(fā)現(xiàn)不同角度的彎曲結構對瓦斯爆炸超壓傳播規(guī)律的影響具有顯著差異；Liu 等[9]發(fā)現(xiàn)，W 型巷道內，瓦斯爆炸超壓衰減速率是一個由低到高再到低的過程；馬恒等[10]證實了H 型巷道內爆炸沖擊波會改變聯(lián)絡巷內氣流的流動狀態(tài)，爆炸后氣流由雙渦旋模式向單渦旋模式變化；高建良等[11]和高智慧等[12]研究了角聯(lián)網(wǎng)絡結構中的瓦斯爆炸傳播特性，證明了角聯(lián)網(wǎng)絡對沖擊波超壓的衰減作用大于并聯(lián)網(wǎng)絡對超壓的衰減作用；景國勛等[13]在T 型巷道末端利用不同約束條件進行了瓦斯爆炸試驗，發(fā)現(xiàn)瓦斯最大爆炸壓力和管道中火焰鋒面?zhèn)鞑ニ俣却嬖诿黠@差異；丁浩等[14]、Yan 等[15]、周輝等[16]和時本軍等[17]均利用管道附帶的特殊腔體結構進行了瓦斯爆炸研究，發(fā)現(xiàn)空腔結構具有消焰和消波性能，可以作為一種新型瓦斯抑爆裝置。

除了研究巷道結構本身對瓦斯爆炸傳播規(guī)律的影響，學者們同樣對爆炸氣體的組分和含量進行了大量的研究。Wang 等[18]研究了不同氫氣添加比的氫氣/甲烷/空氣混合物的爆炸傳播規(guī)律，發(fā)現(xiàn)爆炸超壓隨氫氣添加比的增加而增大；Li 等[19]開展了12 種不同體積分數(shù)的甲烷/空氣混合物的預混爆炸試驗，發(fā)現(xiàn)當氣體體積分數(shù)為9.5%時，超壓峰值比其他體積分數(shù)至少高15%；Gao 等[20]發(fā)現(xiàn)瓦斯?jié)舛鹊脑龃笫钩瑝悍逯党示€性變化，且瓦斯?jié)舛群屯咚贵w積對超壓峰值和超壓平均上升速率均有顯著影響；羅振敏等[21]、梁國棟[22]和賈泉升等[23]均利用20 L 爆炸特性測試系統(tǒng)研究了不同體積分數(shù)瓦斯的爆炸壓力傳播規(guī)律，證明爆炸后產生的H2和CO 會加速瓦斯的爆炸，且與初始瓦斯體積分數(shù)呈一次函數(shù)關系。

綜上所述，Y 型通風對瓦斯涌出量較大的工作面解決回風流中瓦斯?jié)舛冗^高和上隅角瓦斯積聚有明顯效果，已被越來越多的礦井工作面采用[24]。但是，目前尚未見關于Y 型通風采煤工作面的瓦斯爆炸研究，尤其缺少針對該方面的數(shù)值模擬研究。本文中，利用Fluent 軟件結合大渦模擬（large eddy simulation）數(shù)學模型，研究Y 型通風采煤工作面瓦斯爆炸沖擊波傳播規(guī)律，以期為采煤工作面瓦斯爆炸災害防治提供理論基礎和技術支撐，預防工作面瓦斯爆炸事故發(fā)生。

1 模型建立

1.1 物理模型

1.1.1 基本假設

瓦斯爆炸是一個復雜快速的化學反應過程，為了便于模擬計算，使模擬結果更加可靠，對模擬過程作如下假設[25]：

(1) 預混氣體和燃燒產物為滿足狀態(tài)方程的理想氣體；(2) 氣體混合物的比熱容遵循混合規(guī)則，各組分的比熱容為溫度的函數(shù)；(3) 物理模型壁面為剛性絕熱壁面，不會產生相對位移；(4) 瓦斯爆炸反應為單向不可逆反應；(5) 物理模型中瓦斯充填區(qū)為常態(tài)的瓦斯和空氣均勻混合氣體，且為理想狀態(tài)。

1.1.2 物理模型及網(wǎng)格劃分

利用ANSYS Workbench 軟件，結合余吾煤礦N2105 工作面實際情況，建立如圖1 所示的Y 型通風工作面三維物理模型。其中膠帶順槽和進風順槽均為進風巷道，以回風巷道和工作面交界中心處為原點，工作面走向為Y軸，回風巷道為X軸正方向，垂直于工作面方向為Z軸，進回風巷道截面尺寸為5.0 m×3.5 m，工作面傾斜長度為285.0 m，采煤工作面寬5.0 m，采高3.5 m。利用ANSYS 軟件自帶的Mesh 功能對模型進行結構化網(wǎng)格劃分。

圖1 余吾煤礦N2105 工作面的三維物理模型Fig.1 A 3D physical model of N2105 working face in Yuwu Coal Mine

1.2 數(shù)學模型

大渦模擬采用非穩(wěn)態(tài)的N-S 方程，對大尺度渦的湍流脈動進行計算，對小尺度的脈動進行過濾，通過亞網(wǎng)格模型對小尺度脈動產生的影響進行模型假設，經過過濾后的大渦模擬的控制方程[26-28]如下。連續(xù)性方程為：

1.3 邊界條件與初始條件

模擬環(huán)境設為常溫常壓，設定出口的組分為氧氣21.2% ，氮氣78.8% ，壓力出口的湍流強度均設為5%，壁面的粗糙常數(shù)為0.5，不考慮壁面的粗糙度厚度。

采用體積分數(shù)為9.5%的CH4-空氣混合氣體。瓦斯填充區(qū)尺寸為6.0 m ×5.0 m×3.5 m，瓦斯填充區(qū)域內（除點火區(qū)外）的初始條件為：初始溫度T0=300 K，氣體中各組分的質量分數(shù)分別為w(CH4)=0.055，w(O2)=0.220，w(H2O)=0，w(CO2)=0，w(N2)=0.725。一般空氣區(qū)的初始操作條件為：初始溫度T0=300 K，氣體中各組分的質量分數(shù)分別為w(CH4)=0，w(O2)=0.22，w(H2O)=0，w(CO2)=0，w(N2)=0.78。采用Patch 高溫區(qū)實現(xiàn)點火，假設氧化反應完全，初始條件為：w(CH4)=0，w(O2)=0.220 00，w(H2O)=0.119 25，w(CO2)=0.145 60，w(N2)=0.515 15。

1.4 數(shù)學模型驗證

開展模擬研究之前，需要對數(shù)學模型進行驗證，以確保數(shù)學模型的可靠性。根據(jù)洪溢都等[29]開展的管道爆炸試驗，建立如圖2所示的三維物理模型并進行網(wǎng)格劃分，管道模型長為5.0 m，橫截面尺寸為8 cm×8 cm。自管道左端2.0 m 處開始設置壓力監(jiān)測點，每隔0.5 m 設置一個監(jiān)測點，并采用Patch 高溫區(qū)方式實現(xiàn)點火。

圖2 模擬管道示意圖Fig.2 Schematic diagram of simulated pipeline

表1 給出了爆炸超壓的數(shù)值模擬結果與實驗數(shù)據(jù)的對比。由表1 可知，數(shù)值模擬結果與實驗結果之間的最大相對誤差為11.3%，最小相對誤差僅為1.7%，除3.5 m 處測點的相對誤差較大外，其他測點的相對誤差均在10%以內。可知模擬結果與實驗結果吻合較好，驗證了數(shù)學模型的可靠性。

表1 爆炸超壓模擬結果與實驗結果的對比Table 1 Comparison between simulation and experimental results of explosion overpressure

2 瓦斯爆炸模擬關鍵參數(shù)優(yōu)化

2.1 網(wǎng)格尺寸參數(shù)優(yōu)化

為了使模擬結果更加可靠，需要對模擬關鍵參數(shù)進行優(yōu)化，如：網(wǎng)格尺寸、迭代步長和點火溫度等。參數(shù)確定過程共選取4 個監(jiān)測點，監(jiān)測點位置分布如圖3 所示（后續(xù)參數(shù)優(yōu)化監(jiān)測點布置與其相同），監(jiān)測點A～D的坐標分別為(12.5，0，1.75)、(0，-7.5，1.75)、(27.5，0，1.75)和(0，-27.5，1.75)。

圖3 參數(shù)優(yōu)化監(jiān)測點示意圖Fig.3 Parameter optimization monitoring points

利用ANSYS Workbench 中的Mesh 模塊將整體全尺寸模型分別劃分為0.8、0.6、0.5、0.4 和0.2 m 的不同尺寸網(wǎng)格，如表2 所示。

表2 網(wǎng)格分布Table 2 Grid distribution

通過對比分析不同網(wǎng)格尺寸情況下各測點超壓及超壓峰值到達時間的變化規(guī)律，確定合理的網(wǎng)格尺寸。各測點超壓峰值和超壓峰值到達時間的變化規(guī)律分別如圖4～5 所示。

圖4 超壓峰值隨網(wǎng)格尺寸的變化Fig.4 Variations of overpressure peak with mesh size

由圖4 可知，隨著網(wǎng)格尺寸從0.8 m 減小至0.4 m，測點A、B和D處的超壓峰值均不斷增大；網(wǎng)格尺寸由0.5 m 減小至0.4 m 時，測點C處的超壓峰值有所下降，但幅度并不明顯；當網(wǎng)格尺寸從0.4 m 繼續(xù)減小至0.2 m 時，測點A～D處的超壓峰值基本保持不變。由圖5 可知，隨著網(wǎng)格尺寸的不斷減小，測點A～D處的爆炸超壓峰值所到達的時間隨網(wǎng)格尺寸的減小而縮短；當網(wǎng)格尺寸從0.4 m 減小至0.2 m 時，爆炸超壓峰值所到達的時間變化幅度較小，網(wǎng)格尺寸的影響基本可以忽略不計。綜合考慮數(shù)值模擬可靠性和計算機配置的影響可知，在不改變模擬結果的基礎上，太小的網(wǎng)格尺寸會大幅降低模擬計算速度。因此，最終確定最合理的網(wǎng)格尺寸為0.4 m。

圖5 超壓峰值到達時間隨網(wǎng)格尺寸的變化Fig.5 Variations of overpressure peak arrival time with mesh size

2.2 迭代步長參數(shù)優(yōu)化

在確定網(wǎng)格尺寸為0.4 m 的基礎上，分別選取1.00、0.50、0.25、0.10 和0.05 ms 等5 種不同的迭代步長，通過對比分析不同迭代步長情況下各測點超壓及超壓峰值到達時間的變化規(guī)律，確定合理的迭代步長。各測點超壓峰值和超壓峰值到達時間的變化規(guī)律分別如圖6～7 所示。

圖6 超壓峰值隨迭代步長的變化Fig.6 Variation of overpressure peak with time step

由圖6 可知，迭代步長從1.00 ms 縮短至0.10 ms 時，測點A～D處的超壓峰值均不斷變化，當?shù)介L從0.10 ms 繼續(xù)縮短至0.05 ms 時，測點A、B和D處的超壓峰值基本保持不變，測點C處的超壓峰值有所浮動，但相對誤差在5%以內；由圖7 可知，隨著迭代步長的不斷縮短，測點A～D處的爆炸超壓峰值到達的時間隨迭代步長的縮短而提前，當?shù)介L從0.10 ms 縮短至0.05 ms 時，爆炸超壓峰值到達的時間基本保持不變。綜合考慮數(shù)值模擬可靠性和計算機配置的影響，最終確定合理的迭代步長為0.10 ms。

圖7 超壓峰值到達時間隨迭代步長的變化Fig.7 Variation of overpressure peak arrival time with time step

2.3 點火溫度參數(shù)優(yōu)化

在確定網(wǎng)格尺寸為0.4 m，迭代步長為0.10 ms 的基礎上，分別選取1 500、1 600、1 800、2 000 和2 500 K 等5 種不同的點火溫度，通過對比分析不同點火溫度情況下各測點超壓及超壓峰值到達時間的變化規(guī)律，確定合理的點火溫度。各測點超壓峰值和超壓峰值到達的時間變化規(guī)律分別如圖8～9 所示。

圖8 超壓峰值隨點火溫度的變化Fig.8 Variation of overpressure peak with ignition temperature

由圖8 可知，點火溫度從2 500 K 降至1 800 K 時，測點A處超壓峰值不斷降低，測點B～D處超壓峰值有所變化，但變化幅度不大；當點火溫度從1 800 K 繼續(xù)降低至1 500 K 時，測點A～D處超壓峰值變化幅度很小，甚至基本保持不變。這是因為測點A距離爆炸源過近，溫度越高，活化能也越高，爆炸威力相比其他測點更大。由圖9 可知，隨著點火溫度不斷降低，測點A～D處爆炸超壓峰值到達的時間基本保持不變。綜合考慮數(shù)值模擬可靠性和計算機配置的影響，最終確定合理的點火溫度為1 800 K。

圖9 超壓峰值到達時間隨點火溫度的變化Fig.9 Variation of overpressure peak arrival time with ignition temperature

3 結果分析與討論

3.1 瓦斯爆炸超壓分析

3.1.1 巷道瓦斯爆炸超壓

模擬過程中共選取32 個監(jiān)測點，監(jiān)測點位置分布為：以回風巷道、膠帶順槽和工作面三者連接處的中心點為原點，回風巷道為X軸方向，工作面為Y軸方向，爆炸源中心點距離原點2.5 m 處。原點設置為監(jiān)測點1，在回風巷道內，水平距離原點17.5 m 處設置監(jiān)測點2，并每隔10.0 m 分別設置監(jiān)測點3～5；在膠帶順槽內，水平距離原點7.5 m 處設置監(jiān)測點6，并每隔10.0 m 分別設置監(jiān)測點7～10；在工作面內，垂直距離原點2.5、7.5、17.5 和27.5 m 處分別設置監(jiān)測點11～14，之后每隔20.0 m 分別設置監(jiān)測點15～26，在與監(jiān)測點26 距離17.5 m 處設置監(jiān)測點27；在進風順槽內，水平距離原點7.5 m 處設置監(jiān)測點28，之后每隔10.0 m 分別設置監(jiān)測點29～32。

圖10 為Y 型通風采煤工作面的瓦斯爆炸超壓（Δp）變化云圖。圖11～14 為Y 型通風采煤工作面瓦斯爆炸超壓和超壓到達時間。

圖10 瓦斯爆炸超壓傳播云圖Fig.10 Contours of gas explosion overpressure propagation

圖11 回風巷道瓦斯爆炸傳播規(guī)律Fig.11 Gas explosion propagation law in return airway

由圖10 和進風順槽、膠帶順槽、回風巷道和工作面瓦斯爆炸超壓的模擬結果可知，瓦斯爆炸后，回風巷道內的瓦斯爆炸超壓峰值明顯高于膠帶順槽和工作面，距離爆源15.0 m 處，回風巷道的瓦斯爆炸超壓峰值為451.874 kPa，膠帶順槽和工作面的瓦斯爆炸超壓峰值分別為228.776 和227.886 kPa，主要原因是在瓦斯爆炸區(qū)內存在分叉巷道，由于分叉巷道具有分壓的作用，因此膠帶順槽和工作面內的瓦斯爆炸超壓峰值明顯低于回風巷道。

由圖11 可知，回風巷道內超壓峰值與爆源之間的距離（d）符合指數(shù)函數(shù)關系Δp=142.761+1061.871 e-d/12.187，決定系數(shù)R2=0.990，超壓峰值到達時間（Δt）與爆源之間的距離符合線性函數(shù)關系Δt=1.699d-6.995，決定系數(shù)R2=0.976，擬合度均良好。

回風巷道內，瓦斯爆炸超壓峰值從水平距離爆炸源15.0 m 處的451.874 kPa 降至距離爆炸源45.0 m處的174.506 kPa，共需51.30 ms。在瓦斯爆炸傳播初期，瓦斯爆炸超壓傳播速率較快，且超壓衰減率隨時間變化逐漸降低。究其原因，是瓦斯爆炸初期，火焰燃燒劇烈，大量瓦斯被引爆，反應劇烈，氣體呈紊流狀態(tài)，加速了沖擊波向出口處傳播，沖擊波經爆源拐角處壁面反射，反射波與前驅沖擊波疊加，使得壓力下降相對緩慢。

由圖12 可知，膠帶順槽內超壓峰值與爆源之間的距離符合指數(shù)函數(shù)關系Δp=115.212+284.816 e-d/19.335，決定系數(shù)R2=0.990，超壓峰值到達時間與爆源之間的距離符合線性函數(shù)關系Δt=1.709d+6.443，決定系數(shù)R2=0.997，擬合度均良好。

圖12 膠帶順槽瓦斯爆炸傳播規(guī)律Fig.12 Gas explosion propagation law along belt fluting

膠帶順槽內，瓦斯爆炸超壓峰值從水平距離爆炸源2.5 m 處的370.103 kPa 下降至50.0 m 處的132.264 kPa，共需82.00 ms，膠帶順槽內超壓峰值衰減速率整體上小于回風巷道，這是因為瓦斯主要積聚在回風巷道，當瓦斯被引爆后，回風巷道附近反應更加劇烈，產生的能量更高，沖擊波傳播速度更快，由于沖擊波經過拐角處會發(fā)生反射，能量損耗更大，導致膠帶順槽和工作面的沖擊波傳播速度低于回風巷道，超壓衰減率相對較小，超壓峰值時間間隔更長。

由圖13 可知，工作面內超壓峰值與爆源之間的距離符合指數(shù)函數(shù)關系Δp=61.369+249.108 e-d/33.43，決定系數(shù)R2=0.933，超壓峰值到達時間與爆源之間的距離符合線性函數(shù)關系Δt=2.241d-7.959，決定系數(shù)R2=0.976，擬合程度均良好。

圖13 工作面瓦斯爆炸傳播規(guī)律Fig.13 Gas explosion propagation law of working face

工作面內，瓦斯爆炸超壓峰值從垂直距離爆源0 m 處的370.103 kPa 降至285.0 m 處的73.104 kPa，共需644.40 ms。隨著沖擊波的傳播，前50.0 m 工作面超壓峰值衰減率較大，甚至在距離爆源17.5 m 處超壓峰值異常增大（異常點1）；在工作面距離爆源285.0 m 處，同樣出現(xiàn)了瓦斯爆炸超壓大幅升高的現(xiàn)象（異常點2），而超壓峰值時間間隔卻逐漸延長。究其原因，是在拐角處，瓦斯爆炸超壓擾動空氣流動形成湍流，沖擊波經壁面反射疊加，反射波的能量高于沖擊波傳播損耗的能量，造成超壓峰值不降反升。因此，礦井瓦斯爆炸防治需要特別注意具有明顯角度變化的巷道。

由圖14 可知，進風順槽內超壓峰值與爆源之間的距離符合指數(shù)函數(shù)關系Δp=42.697+50.262 e-d/4.955，決定系數(shù)R2=0.987，超壓峰值到達時間與爆源之間的距離符合線性函數(shù)關系Δt=2.230d+650.807，決定系數(shù)R2=0.999，擬合度均良好。

圖14 進風順槽瓦斯爆炸傳播規(guī)律Fig.14 Gas explosion propagation law in the inlet channel

因為拐角區(qū)域的沖擊波反射疊加作用，傳播至進風順槽的超壓峰值明顯增大，從水平距離爆源2.5 m 處的73.104 kPa 降至50.0 m 處的47.495 kPa，共需105.00 ms。瓦斯爆炸超壓峰值在761.50 ms 時異常增大，但超壓峰值時間間隔由25.00 ms 縮短為20.00 ms。究其原因，是沖擊波由工作面向進風順槽傳播經過90 度拐角時，沖擊波發(fā)生反射，隨后在50.0 m 處反射波追上前驅沖擊波，造成超壓峰值增大（異常點3）。

3.1.2 巷道分叉對瓦斯爆炸超壓影響分析

為了更好地研究巷道分叉對瓦斯爆炸沖擊波的影響，并分析工作面和進風順槽內異常點1～3 的形成原因，圖15～16 給出了膠帶順槽和工作面距離原點50.0 m 范圍內瓦斯爆炸超壓峰值和超壓峰值時間的對比，圖17 給出了35.00、145.00 和700.00 ms 時在不同拐角處的瓦斯爆炸超壓矢量圖。

圖15 爆炸超壓峰值對比Fig.15 Comparison of gas explosion overpressure peaks

由圖15～16 可知，距巷道分叉口50.0 m 范圍內，膠帶順槽內瓦斯爆炸超壓峰值整體大于工作面，第1 個拐角中心處的超壓峰值為370.103 kPa，當超壓峰值由第1 個拐角點向膠帶順槽內傳播時，距離巷道分叉口7.5 m 處，超壓峰值降至273.899 kPa，超壓衰減率為25.99%，向工作面?zhèn)鞑r，距離巷道分叉口7.5 m 處，超壓峰值降至218.233 kPa，超壓衰減率為41.03%。因此，與爆源拐角相連的工作面內的超壓衰減率明顯大于與爆源直接連通的膠帶順槽，瓦斯爆炸時與分叉巷道相比，與爆源直接連通的巷道更具危險性。

瓦斯爆炸35.30 ms 時，距巷道分叉口17.5 m 處（異常點1），工作面瓦斯爆炸超壓峰值上升至227.886 kPa，與距巷道分叉口7.5 m 處超壓峰值相比，增幅為4.42%，膠帶順槽內達到超壓峰值220.372 kPa 所需時間為40.40 ms。究其原因，是在35.00 ms 時，工作面在該處附近形成湍流（見圖17(a)），湍流的形成造成空氣流動紊亂，加速了沖擊波的傳播。這也解釋了圖16 中相同距離處工作面的超壓峰值到達時間比膠帶順槽短的原因；由于沖擊波在拐角處經過反射重疊，反而使得工作面瓦斯爆炸超壓峰值有所上升，這也是圖15 中出現(xiàn)拐點的原因。

圖16 爆炸超壓峰值到達時間對比Fig.16 Comparison of overpressure peak arrival time of gas explosion

圖17 瓦斯爆炸超壓矢量圖Fig.17 Vector diagrams of gas explosion overpressure

分析圖17 可知，在瓦斯爆炸傳播初期，爆炸沖擊波鋒面最先經過工作面右側，如圖10(a)所示，由于存在拐角，所以爆炸沖擊波在工作面右側擾動空氣流動，此時該處最先出現(xiàn)湍流區(qū)，此后，爆炸沖擊波鋒面逐漸向工作面和膠帶順槽傳播，而工作面左側和膠帶順槽之間也存在拐角，因此湍流區(qū)逐漸由工作面右側向左側移動。這說明隨著瓦斯爆炸沖擊波傳播，湍流區(qū)并不是一成不變的，但是湍流區(qū)主要在分岔口附近形成；瓦斯爆炸700.00 ms 時（見圖13），瓦斯爆炸沖擊波由工作面?zhèn)鞑ブ吝M風順槽時，超壓峰值有所上升（異常點2），這是因為沖擊波經壁面反射疊加，在第2 個拐角處產生湍流區(qū)，使該處超壓峰值由50.597 kPa 上升至73.104 kPa，超壓增長率為44.48%；在湍流擾動以及壁面反射的雙重作用下，反射波與前驅沖擊波重疊，反射波能量大于沿程損耗的能量，造成異常點3 的超壓峰值增大。

3.2 瓦斯爆炸火焰?zhèn)鞑ヌ匦苑治?/h3>

通過分析瓦斯爆炸溫度變化云圖對瓦斯爆炸火焰?zhèn)鞑ミ^程進行分析。圖18 給出了Y 型通風采煤工作面瓦斯爆炸火焰溫度隨時間的變化云圖。

圖18 火焰的溫度云圖Fig.18 Contours of flame temperature variation

由圖18 可知，在受限空間平直巷道內，瓦斯爆炸火焰?zhèn)鞑ブ饕涍^如下4 個階段。

第1 階段，球形自由擴散階段。瓦斯爆炸8.00 ms 時，火源開始向周圍的可燃氣體快速傳播，火焰以球形形狀燃燒并向周圍環(huán)境自由擴散，已經燃燒的氣體會釋放出大量的熱量，周圍未燃燒的氣體在高溫作用下也會向周圍環(huán)境自由擴散。

第2 階段，蘑菇狀加速傳播階段。瓦斯爆炸11.00 ms 時，火焰在壁面處回彈，壁面兩端火焰?zhèn)鞑ハ鄬χ胁枯^快，隨后壁面限制火焰?zhèn)鞑ィ鹧娉誓⒐綘睿?0.00 ms 時，火焰碰撞壁面回彈形成湍流，火焰陣面被拉伸，兩側火焰?zhèn)鞑ゼ涌欤鹧骊嚸嬷饾u形成一個平面。

第3 階段，郁金香形扭曲傳播階段。瓦斯爆炸85.00 ms 時，由于湍流作用，兩側火焰?zhèn)鞑ニ俣雀哂谙锏乐胁浚鹧媲颁h發(fā)生反轉，火焰陣面向內凹陷，形成典型的郁金香形火焰。

第4 階段，火焰退散階段。瓦斯爆炸2 008.00 ms 時，回風順槽內火焰基本熄滅，12 078.00 ms 時，膠帶順槽內火焰基本熄滅。

由上述討論可知，無角度變化的平直巷道內，火焰從傳播至最遠距離處開始消散，而存在角度變化的工作面內火焰?zhèn)鞑ヒ?guī)律明顯不同。瓦斯爆炸11.00 ms 時，火焰順著工作面右端逐漸向工作面內蔓延，工作面左側短暫形成一個安全區(qū)，并無火焰進入；11.00～85.00 ms，火焰逐漸進入工作面左側，在工作面內整體向前延伸，但右側火焰?zhèn)鞑ゾ嚯x整體大于左側火焰?zhèn)鞑ゾ嚯x，火焰整體呈坡狀，且工作面火焰?zhèn)鞑ブ烈欢ň嚯x處開始呈消散趨勢；約2 008.00 ms，工作面火焰沿著工作面繼續(xù)向前傳播；12 078.00 ms時，膠帶順槽和回風順槽內火焰基本都已熄滅，但是工作面火焰繼續(xù)向前傳播，且隨著時間推移，工作面火焰從火焰進口處開始熄滅。

4 結 論

(1) 爆炸超壓的模擬值與實驗值之間的相對誤差最大為11.3%，最小僅為1.7%，模擬結果與實驗結果吻合度較高，構建的數(shù)學模型可靠。通過對模擬關鍵參數(shù)進行優(yōu)化，確定了合理的網(wǎng)格尺寸、迭代步長和點火溫度分別為0.4 m、0.10 ms 和1 800 K。

(2) 瓦斯爆炸后，回風巷道超壓峰值明顯高于膠帶順槽和工作面，究其原因，是瓦斯爆炸區(qū)內存在分叉巷道，且分叉巷道具有分壓作用。研究得到Y 型通風進風順槽、膠帶順槽、回風巷道和工作面的瓦斯爆炸超壓峰值與爆源之間的距離符合指數(shù)函數(shù)關系，到達超壓峰值所需時間與爆源之間的距離符合線性函數(shù)關系。

(3) 通過巷道分叉對瓦斯爆炸超壓影響分析，距巷道分叉口7.5 m 處，工作面超壓衰減率為41.03%，膠帶順槽超壓衰減率為25.99%。距巷道分叉口50.0 m 范圍內，膠帶順槽內瓦斯爆炸超壓峰值整體大于工作面，發(fā)生爆炸時膠帶順槽內更危險。

(4) 湍流區(qū)在分叉處的出口附近形成，且由工作面右側向左側移動。在湍流擾動以及巷道壁面反射的雙重作用下，巷道分叉處會出現(xiàn)超壓峰值異常增大現(xiàn)象。

(5) 瓦斯爆炸火焰?zhèn)鞑ソ涍^球形自由擴散、蘑菇狀加速傳播、郁金香形扭曲傳播和火焰退散4 個階段。回風巷道火焰消散時間最短，膠帶順槽火焰消散時間次之，工作面火焰消散時間最長；膠帶順槽和回風巷道火焰消散方向與瓦斯爆炸初期火焰?zhèn)鞑シ较蛳喾矗ぷ髅婊鹧嫦⒎较蚺c瓦斯爆炸初期火焰?zhèn)鞑シ较蛞恢隆?/p>