燃燒流體力學(xué)

燃燒流體力學(xué)第一頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日第一節(jié)燃燒紊流流動的輸運方程一、黏性流動基本方程組（納維-斯托克斯方程組）

1883年雷諾首先發(fā)現(xiàn)了粘性流體運動存在著兩種不同物理本質(zhì)的流動狀態(tài)：即層流和紊流。由流體力學(xué)的試驗得知，當雷諾數(shù)Re≥2300時，管道內(nèi)氣流流動工況將由層流過渡到紊流。在燃燒技術(shù)的實踐中，由于燃燒設(shè)備的尺寸較大，形狀較復(fù)雜，氣流速度較高，加上燃料燃燒等化學(xué)反應(yīng)的影響，因此爐內(nèi)氣流一般都處于燃燒紊流工況。

第二頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日紊流運動的內(nèi)部結(jié)構(gòu)雖然十分復(fù)雜，但它仍遵循連續(xù)介質(zhì)的一般動力學(xué)定律，即質(zhì)量守恒定律、動量守恒定律和能量守恒定律。紊流中任何物理量雖然都隨時間和空間而變化，但是任一瞬間的運動仍然符合連續(xù)介質(zhì)流動的特性，即流場中任一空間點上的流動參數(shù)滿足粘性流體流動的納維—斯托克斯（N—S）方程組。下面介紹用張量形式表示的N—S方程組。

第三頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日（1）連續(xù)性方程在直角坐標系中，可寫成下列分量形式：表示進入單位體積的凈流率等于密度的增加率。

第四頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日（2）動量方程是克羅內(nèi)克爾函數(shù)：第五頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日（3）化學(xué)組分方程式中，Ra是包括化學(xué)反應(yīng)引起的產(chǎn)生（或消耗）率以及顆粒反應(yīng)產(chǎn)生的質(zhì)量源?；瘜W(xué)組分a的質(zhì)量分數(shù)ma的定義式為：第六頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日而Γa則表示化學(xué)組分a的交換系數(shù)：

其中的Da為化學(xué)組分a的擴散系數(shù)。式表明，化學(xué)組分a的質(zhì)量增加率等于組分a進入單位體積的凈流率加上單位體積中由于化學(xué)反應(yīng)引起的產(chǎn)生（或消耗）率。第七頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日（4）能量方程式中h為焓，H為滯止焓，Qa為組分a的反應(yīng)熱；為包括動能的總焓；Qh則包括剪切功流入的凈速率和反應(yīng)所產(chǎn)生和吸收的熱能、輻射能、電能等。第八頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日上式表示，內(nèi)能加動能的增加率等于滯止焓以對流與擴散兩種方式流入單位體積內(nèi)的凈速率，再加上源項Qh。式中的Γh表示熱交換系數(shù)，其定義為：

式中cp為定壓比熱。而普朗特數(shù)Pr則可寫成:

式中μ為動力粘度。

第九頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日（5）狀態(tài)方程

對于理想氣體，當溫度變化范圍不大時，有：

式中，R為理想氣體常數(shù)。

第十頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日在上述各方程中，未知量為vi（或u、υ、w）、p、ρ、（或T）和ma共七個，而方程數(shù)也是七個，所以該方程組是封閉的。納維—斯托克斯方程組描述任一瞬間流體運動特性，因此它既適用于層流運動，同時也適用于紊流運動。由于紊流運動的特性標尺均很小，在求方程的數(shù)值解時必須將求解區(qū)域劃分成許多網(wǎng)格，目前計算機的儲存量和計算時間還不能做到，因此必須從其它方面尋求描述紊流運動的方法。

第十一頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日二、紊流運動時均方程組（雷諾方程組）運用紊流中常用的時間平均方法，把N—S方程組中任一瞬時物理量用平均量和脈動量之和的形式來表示，再對整個方程組進行時間平均運算，即可得紊流運動的時均方程組（即雷諾方程組）：

第十二頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日（1）時均連續(xù)性方程（2）時均動量方程

第十三頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日（3）時均化學(xué)組分方程（4）時均能量方程第十四頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日如果以φ表示任何標量參數(shù)，則上述諸方程均可寫成下列通用形式：當采用時間平均方法后，時平均方程中將出現(xiàn)一些新的未知關(guān)聯(lián)項，忽略密度脈動三階關(guān)聯(lián)項，剩下的即與，稱為雷諾應(yīng)力項，它們的數(shù)值?；瘜⒃谝院蟮娜紵龜?shù)值模擬章節(jié)中介紹。

第十五頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日第二節(jié)直流燃燒器空氣動力特性一、自由射流原理（一）等溫自由射流1、等溫自由射流的特點在燃燒技術(shù)中，由燃燒器噴射到爐膛空間中的氣流可作為自由射流來處理。所謂自由射流就是指氣流射入一個相當大的空間，氣流不受固體邊界的限制，可在這個大空間自由擴散。該空間亦充滿著物理性質(zhì)一定的介質(zhì)。該介質(zhì)可以是流動的，也可以是靜止的。

第十六頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日假定氣流沿x軸的正方向自噴嘴流出，初速度為u0。在射流進入空間后，由于微團的不規(guī)則運動，特別是微團的橫向脈動速度引起和周圍介質(zhì)的動量交換，并帶動周圍介質(zhì)流動，使射流的質(zhì)量增加、寬度變大，但射流的速度卻逐漸衰減，并一直影響到射流的中心軸線上。

第十七頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日第十八頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日（1）轉(zhuǎn)捩截面：在離噴嘴出口一定距離以后，未經(jīng)擾動而保持初速u0的區(qū)域消失的橫截面稱為轉(zhuǎn)捩截面。轉(zhuǎn)捩截面距噴嘴出口的距離約為噴嘴直徑的4~5倍，噴出射流的紊流強度越大，此距離越短。（2）開始區(qū)域和基本區(qū)域：噴嘴出口與轉(zhuǎn)捩截面之間的區(qū)域稱為開始區(qū)域，而轉(zhuǎn)捩截面以后的區(qū)域稱為基本區(qū)域。

第十九頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日（3）氣流核心：在開始區(qū)域中，氣流具有初始速度u0的部分稱為氣流核心。（4）邊界層：位于氣流核心外面。自由邊界層中，在與流動垂直的方向上發(fā)生動量交換與質(zhì)量交換。（5）射流極點：射流外邊界的交點稱為射流極點。

第二十頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日若把自由射流基本區(qū)域中各截面上的軸向速度分布表示在u/um-y/y0.5的無因次坐標上（這里，um表示該截面上射流在x軸線上的速度，y0.5表示該截面上速度為0.5um的點與x軸之間的距離），則得如下圖所示的速度無因次值分布。

第二十一頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日第二十二頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日由上圖可知，在基本區(qū)域中自由射流各截面上的軸向速度分布是相似的，并且可用比較簡單而通用的關(guān)系式來描述。通常用的有下列幾種經(jīng)驗關(guān)聯(lián)式：

式中：y為橫截面上任一點到軸線之間的垂直距離；x為橫截面距噴嘴出口的鈾向距離：k為實驗常數(shù)，其值在82~96之間：αu為射流半角，其值約為4.85°。第二十三頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日2、圓形自由射流的半經(jīng)驗理論由實驗可知，自由射流中的壓力改變是不大的，可認為射流中的壓力等于周圍空間介質(zhì)的壓力。所以在射流的任何一個截面上，總動量p保持不變，其數(shù)學(xué)表達式為：

式中：u表示射流任一橫截面上某點的軸向速度；dqm表示單位時間內(nèi)流過該橫截面上某微元橫截面的射流質(zhì)量流量；m表示射流流過該橫截面的總質(zhì)量。第二十四頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日圓形自由射流某一截面上的邊界層寬度與該截面軸心線上的中心速度之間的關(guān)系。射流在任一截面上的特性都和該截面的中心速度um有關(guān)。經(jīng)驗公式為：

實驗常數(shù)a的取值范圍為0.07~0.08。僅適用于圓形自由射流的基本區(qū)域。

第二十五頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日3、出口紊流度對自由射流的影響從燃燒器噴出的射流都是紊流射流。由于燃燒器的設(shè)計和加工各不相同，因而射流噴出時具有不同的起始紊流度，將導(dǎo)致射流噴出后擴散和衰減規(guī)律有較大的差異。下圖示出了不同初始紊流度的等溫射流和不等溫射流的相對動壓頭沿射流軸線的變化規(guī)律。第二十六頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日第二十七頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日從上圖的試驗曲線可以明顯發(fā)現(xiàn)，隨著噴出射流的起始紊流度的增大，紊流射流的初始段縮短，射流卷吸量增大，軸心速度的衰減變快，亦即射流實驗常數(shù)a相應(yīng)增大。目前的試驗尚不足以得出實驗常數(shù)a和起始紊流度的直接關(guān)系，在工程計算中可根據(jù)噴嘴的情況估計其紊流度。對起始紊流度較高的燃燒器噴嘴，應(yīng)選取較高的a值。通常工程粗糙管道內(nèi)噴出的射流，其起始紊流度可達7%~10%。

第二十八頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日4、出口速度場對自由射流的影響在射流理論中，為了研究方便，往往假定射流以恒等不變的直角方波形速度分布噴出，如下圖(a)所示，因而推導(dǎo)出一系列的近似計算公式。但實際的直流燃燒器噴嘴所噴出射流的出口速度場往往不是方波形的，最常見的是如下圖(b)所示的1/7次方速度分布，即：第二十九頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日第三十頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日從圖中可以清楚地發(fā)現(xiàn)，以1/7次方速度分布噴出的射流比方波射流要衰減得快，初始段長度也較小，即射流實驗常數(shù)a值較大。因此，研究燃燒射流時，應(yīng)密切注意射流噴出時速度分布的影響。

第三十一頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日（二）不等溫自由射流在燃燒技術(shù)中，經(jīng)常會碰到射流的溫度和周圍介質(zhì)溫度不同的情況，這種自由射流稱為不等溫自由射流。實驗指出，在不等溫自由射流中，其溫度差（式中，T為射流某點的溫度，為周圍介質(zhì)的溫度）的分布和速度分布相似，即存在著溫度轉(zhuǎn)捩截面、溫度開始區(qū)域、溫度基本區(qū)域、溫度核心區(qū)域和溫度邊界層。第三十二頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日第三十三頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日總的來說，在自由射流中，速度、溫度和濃度分布是比較相似的，可用與雷諾數(shù)無關(guān)的普遍無因次規(guī)律來表示，這種特性稱為自由射流的自模性。不等溫自由射流某截面中心溫度差的衰減規(guī)律經(jīng)驗公式：

實驗常數(shù)a=0.07~0.08，x為某截面到噴嘴的距離。第三十四頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日二、氣固多相射流的流動特性由于顆粒相的存在，使多相射流的流動特性變得更為復(fù)雜。目前由于理論上和試驗技術(shù)上的困難，即使對最簡單的多相自由射流研究得也很不夠，更不用說工程中使用的復(fù)雜形式的多相射流了。為了能對多相射流的流動特性有一個初步的了解，根據(jù)目前已有的關(guān)于多相射流流動特性的試驗數(shù)據(jù)，并把多相射流按其濃度的大小分成低濃度多相射流和較高濃度的多相射流兩種情況予以討論。第三十五頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日1、低濃度多相射流當射流中固體顆粒的尺寸足夠小，并且濃度也不大時，可稱為低濃度細顆粒多相射流。最簡單的處理方法是把低濃度多相射流看作具有較高密度ρm的多相射流噴入較低密度ρg的空氣中。第三十六頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日2、較高濃度的多相射流當射流中的顆粒是較粗的分散相，并且濃度又較大時，可稱為較高濃度的多相射流。大多數(shù)煤粉射流或工程氣固多相射流均屬較高濃度多相射流。此時，由于氣固相之間將存在明顯的滑移速度，再用低濃度多相射流的處理方法顯然是不行的。第三十七頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日較高濃度的多相射流具有下列幾方面的特點。（1）噴嘴出口處顆粒相和氣相的相對速度在噴嘴出口處，顆粒的速度可能有三種不同的情況：1）當顆粒在噴嘴出口前的管道內(nèi)已有足夠的加速段，或顆粒足夠細，此時出口處的顆粒速度和氣相的速度十分接近，可近似認為兩者是相等的。第三十八頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日2）當顆粒在管內(nèi)加速段還不夠長時，噴嘴出口處顆粒速度要低于氣流速度。3）當射流噴嘴前有截面擴大的管道或漸擴噴嘴時，射流出口處顆粒的速度將會大于氣流速度，此時由于顆粒慣性的帶動，使得氣流加速，同時，阻力的影響又使顆粒速度衰減加快。第三十九頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日（2）多相射流的速度衰減由于顆粒的存在和顆粒所具有的慣性作用，使多相射流中氣相速度沿射流軸向的衰減比單相射流時有所變慢，從而增加了多相射流的射程。在顆粒直徑相同的情況下，隨顆粒質(zhì)量濃度的增加，氣相中心速度的衰減將更加緩慢；而在相同的質(zhì)量濃度情況下，隨著顆粒直徑的減小，氣相中心速度的衰減也將變慢。第四十頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日（3）多相射流的速度分布和濃度分布煤粉沿射流橫截面的分布對燃料的著火、燃燒及爐內(nèi)結(jié)渣等影響較大。當射流中有固體顆粒時，噴嘴噴出的氣流仍基本服從1/7次方速度分布規(guī)律，但顆粒速度分布比較均勻。

第四十一頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日（4）多相射流的紊流特性射流的紊流特性在很大的程度上決定了射流的形狀、熱量交換和質(zhì)量交換過程。試驗研究表明，在射流邊界層上有著強烈的紊流混合和紊流脈動，使被射流所卷吸的周圍靜止介質(zhì)產(chǎn)生運動，但在射流核心區(qū)內(nèi)則保持較平穩(wěn)的流動，氣流的紊流強度和管內(nèi)流動相差不遠。

第四十二頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日在射流的核心區(qū)內(nèi)，沿橫向及縱向分布的紊流參數(shù)均不為常量，而是由核心中間向核心邊界逐漸增長，并隨著射流的發(fā)展，紊流強度不斷升高。在邊界層內(nèi)，平均速度不斷降低，脈動速度卻不斷增加，其最大值約位于與出口噴嘴直徑相等的環(huán)形截面上。試驗證明：在邊界層內(nèi)，射流紊流強度的最大值比核心區(qū)約高3倍；射流的開始區(qū)域和基本區(qū)域內(nèi)，無因次脈動速度和紊流強度基本是自?；?。第四十三頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日（5）多相射流中顆粒的紊流擴散對氣固多相射流而言，顆粒紊流擴散比速度擴散慢。試驗表明，小顆粒的顆粒擴散系數(shù)和紊流射流中動量擴散系數(shù)相接近。對大顆粒來說，其擴散速率將明顯小于小顆粒的。當顆粒直徑一定時，隨著顆粒濃度的增加，顆粒擴散系數(shù)將降低。第四十四頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日三、平行射流組的流動特性在燃燒裝置中，往往使用的不是一只燃燒器，而是一組燃燒器，其最基本的空氣動力結(jié)構(gòu)就是一組相互平行的自由射流所組成的射流組。可以預(yù)料，由于射流間的相互混合和影響，使射流組中每一個射流和單個的自由射流的流動規(guī)律有較大的差異。特別是當射流組中兩個相鄰射流在離噴嘴一定距離處匯合以后，由于相互的混合作用，使速度場起了較大的變化。因此，射流組的流動過程是很復(fù)雜的，雖然一些研究者在這方面作過初步的研究，但仍是不全面的，尚需進一步加以研究。第四十五頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日第四十六頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日對平行射流組來說，其起始段的定義仍然是在軸心保持初始速度u0的距離，對于基本段則比較難于劃分，一般認為兩相鄰射流匯合的截面即為基本段開始截面（如圖中的A-A截面），這樣在起始段和基本段之間存在有一過渡段。實驗表明，射流組的流動特性和各噴嘴間的相對距離B0/b0關(guān)系極大，在兩射流相交之前，它們基本上是獨立的。相交的位置和B0/b0的大小有關(guān)，當B0/b0足夠小時，相交可在射流起始段內(nèi)，而當B0/b0足夠大時，相交可在起始段之后發(fā)生。

第四十七頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日實驗結(jié)果表明：（1）在起始段內(nèi)，速度分布和自由射流一樣，在射流邊界層內(nèi)是自模化的；（2）在基本段內(nèi)，噴嘴中心線處的速度仍為最大值um，位于噴嘴間的速度為最小值u2；（3）由于在射流組之間有限空間內(nèi)的卷吸作用，平行射流組的外邊界比自由射流膨脹得更寬些。第四十八頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日（4）平行射流組紊流強度最高的區(qū)域是在射流組之間的邊界層處，該處的紊流強度比射流核心區(qū)大幾倍，這是因為該處速度梯度變化最大。

第四十九頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日四、煤粉射流組的流動特性在四角切向布置的燃燒器中，每角的一、二次風(fēng)是交替排列的。一次風(fēng)為煤粉多相射流，二次風(fēng)為空氣射流。這組射流的流動特性就決定了燃料的著火和燃燒過程。多相射流組中空氣很快地相互混合，而煤粉濃度卻變化極小，要使煤粉火炬順利著火和燃盡，必須設(shè)法使二次風(fēng)穿透至煤粉射流核心，亦就是使一、二次風(fēng)形成一定角度噴入。第五十頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日在進行鍋爐試驗時，不能完全根據(jù)速度場來判斷煤粉在爐內(nèi)的分布及射程。當一、二次風(fēng)平行噴出時，二次風(fēng)速越高，一次風(fēng)氣流核心縮得越短，但粉粒濃度變化卻不大。第五十一頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日第三節(jié)旋流燃燒器空氣動力特性一、旋轉(zhuǎn)氣流特性1、旋轉(zhuǎn)氣流的速度場旋轉(zhuǎn)氣流的速度矢量分布見下圖，此時旋流強度Ω=2.07。由圖可見，在不同的橫截面上，旋轉(zhuǎn)氣流的切向速度和徑向速度的合速度沿射程不斷衰減；當x/d0≥10時，旋轉(zhuǎn)速度基本消失，即射流已不旋轉(zhuǎn)。第五十二頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日第五十三頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日旋轉(zhuǎn)射流的流動區(qū)域與直流射流是不同的，其最大的特點是射流內(nèi)部有一個反向的回流區(qū)。旋轉(zhuǎn)射流不但從射流外側(cè)卷吸周圍介質(zhì)，而且還從內(nèi)部回流區(qū)卷吸介質(zhì)。在燃燒過和中，從內(nèi)、外回流區(qū)卷吸的煙氣對著火的穩(wěn)定性起著十分重要的作用。第五十四頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日2、旋流強度對速度分布的影響氣流的旋轉(zhuǎn)和射流最大速度、離噴嘴的距離x等有關(guān)。距噴嘴越遠，射流最大速度急劇下降，當旋流強度增加時，這種衰減速度加快。軸向、切向和徑向最大速度分量沿射流射程衰減的實驗結(jié)果表明，軸向速度u和徑向速度v按x-1的規(guī)律衰減，而切向速度w則按x-2的規(guī)律衰減。第五十五頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日3、旋轉(zhuǎn)射流的射程旋流強度增加時，不同方向局部最大速度均增加，但火炬射程卻衰減很快。例如在x/d0=20處，當Ω=1.33時，軸向最大速度已袁減至0.08，但對Ω=0.45的射流，則只衰減至0.2。這表明旋流強度降低三倍時，在x/d0=20截面上軸向最大速度增加了2.5倍之多。如果和直流自由射流相比，旋轉(zhuǎn)射流的軸向速度衰減要快得多，因此可用改變旋流強度的辦法來調(diào)節(jié)火炬射程。第五十六頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日4、旋轉(zhuǎn)射流的回流區(qū)（1）中心旋渦回流區(qū)長度xr/d0隨著Ω的增大而不斷變長。實驗表明，當Ω=1.4時，xr/d0達2.0左右，即中心回流區(qū)長度等于旋流燃燒器出口直徑d0的2倍。隨著Ω的進一步增大，xr/d0增長速度將略有減小。（2）中心旋渦回流區(qū)寬度隨旋流強度Ω的增大而相應(yīng)增大。（3）中心旋渦回流區(qū)的回流量隨旋流強度的變化實驗發(fā)現(xiàn)，旋流強度稍有增加，中心旋渦回流區(qū)的回流量卻增大很多；但最大回流量的位置和旋流強度Ω的大小無關(guān)，均位于x/d0=0.5處。

第五十七頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日5、旋轉(zhuǎn)射流的總卷吸量中心回流區(qū)結(jié)束后，隨著旋轉(zhuǎn)火炬的向前發(fā)展，總的射流卷吸量仍不斷增加，旋流強度的增加大大強化了射流的卷吸能力。在通常的旋流強度下，回流區(qū)相對長度x/d0≤5，旋轉(zhuǎn)射流比直流射流的卷吸量大得多。在x/d0≤5時，隨著旋流強度的增加，射流卷吸量增加十分迅速。當x/d0＞5時，旋轉(zhuǎn)射流卷吸量增加速度減慢。

第五十八頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日二、爐內(nèi)多個平行旋轉(zhuǎn)射流相互作用的流動特性大型電站鍋爐所用的旋流燃燒器通常由多個旋流燃燒器對稱組合而成，在爐內(nèi)形成復(fù)雜的多個組合的、互相平行的旋轉(zhuǎn)射流。由于其對稱性，可用一對旋轉(zhuǎn)射流在爐內(nèi)相互作用的空氣動力特性為例加以分析。爐內(nèi)相鄰兩旋流燃燒器的旋轉(zhuǎn)方向可以是相同的，也可以是相反的，在燃燒器附近，它們是比較對稱的，故可以用疊加法處理。第五十九頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日第六十頁，共六十五頁，編輯于2023年，星期日實驗研究的結(jié)果表明，平行旋轉(zhuǎn)射流組的流動可分為具有三個不同特征的區(qū)域。第一個區(qū)域是從旋流器截面開始到x/d0=1