陈 祥，潘剑锋，朱跃进，李剑星，姜 超，张 顺，倪 靖

管道截面突缩对爆轰波起爆特性的影响

陈 祥，潘剑锋，朱跃进，李剑星，姜 超，张 顺，倪 靖

(江苏大学能源与动力工程学院，镇江 212013)

为研究管道截面突缩对爆轰波起爆特性的影响，在突缩比为5∶3的截面突缩管道及直管内对不同初始压力下甲烷氧气预混气体的起爆特性进行了实验研究，利用离子探针获得管道内火焰传播速度，并通过二维数值模拟探究了3种不同突缩比的截面突缩管道内火焰及压力的传播特性．实验结果表明，截面突缩管道内爆轰波起爆距离随着初始压力的降低而逐渐增加，在初始压力20kPa及15kPa下截面突缩管道起爆距离分别较直管减小22%和19%；模拟结果显示压力波传播至截面突缩处由于截面的阻碍会形成回传压力波，暂时降低火焰传播速度，在火焰波经过截面突缩处之后，火焰传播速度迅速回升直至达到过爆状态．在引爆管长度为30～50cm、直径在40～60mm时，爆轰波起爆距离均先缩短后增加，所以在引爆管长度40cm、直径50mm附近存在一个最佳引爆管尺寸，能够最大限度缩短起爆距离．

截面突缩；DDT；爆轰波；起爆距离

脉冲爆震发动机是一种基于爆震燃烧的新概念动力推进装置，是未来航空航天行业理想的动力系统之一．爆震燃烧是一种特殊的燃烧方式，爆震波由耦合在一起的强激波与化学反应区构成．目前，国内外学者对于爆震燃烧的研究非常重视，已经得到了许多具有重要价值的结论．其中，如何有效减小缓燃向爆震转捩(deflagration-to-detonation transition，DDT)距离成为爆震燃烧研究的一个热点问题，国内外一些研究人员通过改变燃烧室结构、增加助爆装置(如在燃烧室内加扰流片)、改变燃料状态以及利用等离子体放电点火或在实验气体内加入臭氧等活性气体达到了加快DDT过程的目的[1-4]．

部分学者对于管道形状变化对爆轰波特性的影响做了较深入的理论和实验研究．Li等[5]通过数值模拟计算了变截面管道中爆轰波的绕射过程，发现凸角处的扩散效应会降低爆轰波强度．Wang等[6]数值模拟了氢气/氧气/氩气混合物在低压条件下爆轰波通过垂直分支时的传播特性，结果表明，反射冲击后的高温和高压会导致局部热点的产生．在研究管道截面扩大的过程中研究者们发现爆轰波在经过截面扩大段时会暂时产生熄爆现象，然后重新加速，经过一段距离后重新起爆[7-10]．杨宏伟等[11]对渐缩圆管内氢氧爆轰进行了数值模拟研究，研究表明，当收缩角度接近90°时，在主激波传播过一小段距离之后，主激波后高温高速气流较均匀，且主激波的衰减最小，具有实用价值．Qu等[12]对面积膨胀和收缩管道对初始胞格结构主要特征的影响进行二维数值研究，结果表明，当爆轰波通过变截面段时，存在一个过渡区域，初始常规胞格结构在过渡区域内变得扭曲和不规则，但最终会重新获得它们的规律性．Zhang等[13-14]以大管径圆管作为驱动段，研究了爆轰波经过截面突缩段后到达小管径测试段的速度亏损、爆轰极限并进行近极限条件下的速度分析．邓博等[15]对截面收缩管道中爆轰胞格演变机制进行数值模拟研究，结果表明，与入射爆轰波相比，在收缩管道中产生的过驱爆轰波结构更强，波后温度和压力增高，化学反应速率变快，胞格尺度减小．

上述针对变截面管道中爆轰过程的研究一方面集中在爆轰波经过截面突扩、截面渐扩后的熄爆及二次起爆问题，另一方面集中在爆轰波形成后经过截面突缩段后爆轰波的状态变化问题，而对截面变化对DDT过程的影响关注得较少．本文以化学当量比甲烷氧气预混气体作为研究对象，主要探究截面突缩对DDT过程产生的影响，并且为寻求最佳引爆管尺寸进行实验及数值模拟研究，在不同的引爆管长度、直径，不同初始压力下，探究截面突缩对DDT过程的影响，初步确定最佳引爆管尺寸，使得DDT距离最短、最快形成爆轰波．

1 实验装置及数值模拟方法

1.1 实验系统

实验系统如图1所示，主要由点火系统、供气系统和测量系统组成，测试段为两段圆管，其中引爆管直径为50mm，长度为30cm，爆轰管直径为30mm，长度为3m，以两段圆管直径之比作为截面突缩比，此时突缩比为5∶3[16]．实验过程中，利用离子探针系统监测火焰信号，离子探针间距为1mm，通过两个离子探针之间触发的时间间隔求得火焰传播的平均速度．测试气体为化学当量比混合的甲烷和氧气预混气体，实验气体按照分压原理进行配置，各气体组分含量通过精密压力表的读数确定．实验前将混合气体在混气罐中静置最少24h，使混合气体充分预混，实验开始前利用真空泵将管道内抽成真空状态，真空度可达－100.8～－110.0kPa，然后用预混气体冲洗管道1～2次，以保证充入管道内预混气体的质量．采用精度为0.001kPa的精密压力表监测实验的初始压力，实验初始压力0范围为15～40kPa．实验采用高压电火花点火器点燃管道内预混气体，点火器放电能量为2.25J，点燃后，管道内火焰从左向右传播，最终从右端泄爆口释放出来，泄爆口使用厚度为0.5mm的膜片密封．实验点火系统与测试系统信号同步，即按下点火开关，测量系统同步开始工作，以保证实验过程顺利进行．

图1 实验装置示意

1.2 数值计算模型

数值计算物理模型采用与上述实验相同结构的两段圆管，前一段直径为50mm，长度为30cm，后一段直径为30mm，长度为3m，利用计算流体力学软件FLUENT 16.0对截面突缩管道甲烷氧气预混气体DDT特性进行数值计算．由于基于密度的求解器适用于求解亚音速、高超声速等流场的强可压缩流问题，因此采用基于密度的求解器进行求解计算．湍流模型选择Standard-模型，壁面函数采用标准壁面函数，考虑到相对于Roe-FDS通量格式，通量格式对不连续激波提供了更高精度的分辨率，从而进一步提高了FLUENT在高超声速方面的精度，所以本文采用AUSM通量格式并且对方程进行二阶迎风格式离散．考虑到本模型计算使用气体为完全预混气体，所以燃烧模型选择EDC模型．反应机理选择一步总包反应，即

CH4＋2O2→CO2＋2H2O

1.3 网格划分边界条件

为了节省计算量以及保证网格精度，本文采用二维网格划分，考虑到计算区域具有严格的对称性，进一步提高计算效率，所以将计算区域简化为二维对称结构，采用四边形结构网格进行网格划分．局部网格划分情况如图2所示．初始状态下，爆轰管内充满化学当量比混合的CH4与O2预混气体，管内初始压力设置为20kPa，初始温度设置为300K．在管道左侧设置一个半径为6mm，温度为2000K，压力为100kPa的半圆形高温高压区域作为点火源．为节省计算资源，采用轴对称模型，并将管道轴线定义为轴对称边界，其余边界条件均设置为绝热无滑移壁面．

图2 网格划分局部示意

1.4 计算模型验证

本文将数值模拟结果与实验结果进行验证，图3显示的是初始压力20kPa下火焰传播速度的对比情况，由于实验中获得的是壁面处的火焰速度，模拟结果也选取火焰传播到壁面相同位置处的火焰速度，从图中可以看出，数值模拟的火焰传播规律与实验结果相似．火焰传播速度均在截面突缩处有所减缓，然后迅速回升直至过爆，最终达到稳定爆轰状态，并且起爆位置十分接近，DDT距离对比如表1所示，在数值模拟中将火焰波与压力波耦合在一起时距封闭端的长度作为DDT距离，实验中取线性曲线与理论爆轰波传播速度(CJ速度)的交点作为DDT距离，对比结果表明，数值模拟DDT距离与实验误差为3.97%，数值模拟过爆范围较小，最大速度误差为10.6%，但可较为准确地预测爆轰波的起爆距离，所以数值计算对于分析爆轰波的起爆特性具有参考价值．

图3 数值模拟与实验火焰传播速度对比

表1 数值模拟与实验DDT距离对比

Tab.1 Comparison of DDT distance between numerical simulation and experiment

2 结果与讨论

2.1 截面突缩管道内火焰传播速度

图4显示实验中引爆管长度为30cm时不同初始压力0下截面突缩管道内火焰传播速度的变化情况，图中红色点画线为CJ速度值，蓝色点画线为截面变化位置．从图中可以看出：总体上截面突缩管道内DDT距离随着初始压力的降低逐渐增加，这与直管内火焰传播DDT规律相同[17]．在截面突缩处，火焰传播速度发展不明显甚至会有所降低，特别是压力较高的时候，例如当初始压力为40kPa时截面突缩处火焰传播速度明显降低，其原因是火焰及压力波的传播会受到截面的阻碍作用，并且初始压力越高，变截面处火焰及压力波的强度越强，受到的阻碍作用越大；但是在火焰从引爆管传出后，火焰传播速度会急剧上升，当初始压力较高(0为40kPa、30kPa、25kPa)时，在截面突缩之后，曲线斜率非常大，直到达到过爆状态，在距离封闭端630mm处已经形成过爆，DDT距离较短；随着初始压力的降低，初始压力为20kPa、15kPa时，DDT距离逐渐变长，起爆距离分别为690mm及780mm左右；在形成稳定爆轰后，各初始压力下爆轰波速度始终在0.96～0.98CJ速度范围内波动，所以初始压力对速度亏损影响不大.

图4 引爆管长度为30cm时不同初始压力下火焰传播速度

图5显示实验中引爆管长度为30cm的截面突缩管道与管径30mm的直管内初始压力为20kPa和15kPa时火焰传播速度对比情况，图中实线为截面突缩管道火焰传播速度曲线图，虚线为直管内火焰传播速度曲线图，红色点画线为CJ速度值，蓝色点画线为截面变化位置．从图中可以看出，在火焰传播初始阶段，由于直管管径较小，其火焰传播速度要大于截面突缩管道内的火焰传播速度．虽然截面突缩管道引爆段内火焰传播速度较慢，但在火焰传播到截面突缩处之后一段距离，其火焰传播速度就会超过相同位置时直管内的火焰传播速度，然后火焰传播速度持续上升，最终形成爆轰．由此可见，初始阶段截面突缩管道火焰传播速度小于相同初始压力下的直管内火焰传播速度，但火焰经过截面突缩处时由于截面的挤压作用，最终截面突缩管道形成爆轰的距离比直管有很大程度的缩减，初始压力为20kPa时，引爆管长度为30cm的截面突缩管道DDT距离相比直管可缩短22%左右，初始压力为15kPa时，引爆管长度为30cm的截面突缩管道DDT距离相比直管可缩短19%左右，所以，截面突缩管道对于加速爆轰过程的形成以及缩短DDT距离有很大程度的促进作用．

图5 截面突缩管道与直管火焰传播速度对比

2.2 截面突缩管道内火焰形态变化

图6为数值模拟中引爆管长度为30cm、初始压力20kPa下的温度及压力传播云图，由于单步反应计算温度较高，本文不对具体温度数值进行研究．从图中可以看出，在点火初期，预混气体由高温高压区点燃，受温度及压力的影响，火焰面呈半圆形向前传播．而由于声速扰动的影响，压力波先于火焰波向前传播，同时火焰锋面由于气体的燃烧不断发出弱压缩波，产生的压缩波会与前面激波相互叠加，进一步促进压力波的传播．28μs时在压力波前沿形成高压区，并且随着火焰的发展产生的压缩波速度越来越快，后面的压缩波总能与前面产生的压缩波叠加，压缩波扫过未燃混气使得未燃混气的温度及压力提高，这有利于火焰传播到当地时火焰波速度的提升，也就形成了火焰及压力传播的相互促进作用[18]．48μs时压力波与壁面接触，在壁面处形成高压区并且由于壁面的作用产生反射压力波，随后反射波与入射波一起向前传播．80μs时入射波与反射波交汇处出现局部高压区，高压区对周围未燃气体进行压缩，促进压力波加速向前传播．然后火焰锋面逐渐变为指尖形向前传播，火焰传播速度也随着时间的发展越来越快．在压力波锋面即将到达变截面处时，由于截面突缩的影响，压力的传播会受到截面的一个挤压作用，一方面，560μs时一部分压力波接触到截面后由于截面的阻碍作用在截面处产生高压区域并且会进一步形成回传压力波，火焰波会暂时受到回传压力波反向冲击的阻碍作用，火焰的传播速度也会相应地减缓甚至降低；另一方面，压力波通过截面突缩处后，由于截面的压缩作用，速度及强度均明显增加，这也进一步促进火焰的重新加速．由于流体动力学的不稳定性，火焰结构在整个传播过程中会不断变化[19]，火焰锋面从刚开始的半球形逐步向椭圆形发展，在火焰波通过截面突缩处后不久，740μs时火焰锋面会向典型的郁金香火焰发展，在804μs时已经形成郁金香火焰，火焰波的传播形态由半球形向郁金香火焰发展的过程与Sun等[19-20]在方管中的实验及二维模拟研究相似，同时，在相同时刻下的压力云图反映出，在郁金香火焰形成和发展过程中，火焰前沿会对应产生相对较高的压力，促进火焰波及压力波的进一步加速．最终在884μs时火焰波与压力波耦合在一起形成爆轰，完成DDT过程，并且在爆轰波前沿形成高温高压区域，火焰传播速度高达2755m/s，此时处于过爆状态，在经历过爆状态一段时间后，爆轰波速度会逐渐降低，最终在940μs时达到稳定爆轰状态，此后爆轰波速度维持在2150～2280m/s之间，即0.93～0.98CJ爆轰速度．如图7、图8所示，引爆管长度为40cm和50cm、初始压力20kPa下的CH4-2O2预混气体的温度及压力传播形态与引爆管长度为30cm时相似，火焰形态均经历半球形、指尖形及郁金香型火焰几个过程，最终形成爆轰．

图6 截面突缩管道火焰传播温度及压力云图

图7 引爆管长度为40cm时温度云图

图8 引爆管长度为50cm时温度云图

2.3 引爆管尺寸对DDT距离的影响

图9显示引爆管直径为50mm，长度分别为30cm、40cm、50cm时数值模拟火焰锋面传播速度对比情况，图中红色点画线为理论CJ爆轰速度，3条短点画线分别为3根管道截面突缩位置，从图中可以看出，3根管道在截面变化处，由于截面的阻碍作用，速度均有所降低，而在管道突缩之后，火焰传播速度迅速回升，而后火焰持续加速，直至达到过爆状态，在过爆状态经历一段距离后，火焰传播速度开始下降，最终速度稳定在0.92～0.98CJ速度，形成稳定爆轰．从速度曲线中可以看出，3根管道引爆管为40cm时起爆距离最短，其次是引爆管长度30cm，引爆管长度为50cm起爆距离最长．而以数值模拟中火焰波追上压力波并耦合成平面波传播的距离作为DDT距离，它们的关系与上述速度曲线显示的关系相同，具体情况如表2所示．从表中数据分析可知，适当增加引爆管长度可以有效减小DDT距离，但增加到一定长度之后反而会阻碍火焰加速形成爆轰，其原因一方面是引爆管长度增加，火焰在引爆管中传播距离较长，火焰到达截面突缩处速度也较大，其受截面的阻碍作用也越大，不利于爆轰波的起爆；另一方面是增加引爆管直径较大，而相同条件下管径越大火焰传播速度发展得越慢，所以引爆管长度过长，其起爆距离也会相应增加．综上所述，在30cm至50cm间，40cm附近存在一个最佳引爆管长度，能够有效减小DDT距离，使得DDT距离最短．

图9 不同引爆管长度火焰传播速度对比

表2 不同引爆管尺寸DDT距离对比

Tab.2 Comparison of DDT distance among detonating tubes with different tube sizes

图10和图11分别显示引爆管长度为40cm，直径分别为40mm、60mm时的温度云图，从图10可以看出，当截面突缩比为4∶3时，爆轰管内火焰锋面传播到截面突缩处时，由火焰锋面停顿的时间分析，此时火焰波受到壁面的阻碍作用较截面突缩比为5∶3时小得多，此时火焰锋面只停留了60μs左右就从引爆管传出，并且在截面突缩之前火焰形态就已向郁金香型火焰发展，然后在爆轰管内火焰波以郁金香火焰形态传播，最终形成爆轰，火焰波与压力波耦合形成激波．而图11显示，当截面突缩比减小到2∶1时，火焰锋面在截面突缩处停留的时间显著增加，近200μs火焰波才从引爆管向爆轰管传播，并且截面的阻碍作用过大导致最终形成爆轰的距离也会大幅度的增加，DDT距离为1199.2mm．由以上分析可知，随着截面突缩率的减小，截面突缩处壁面对火焰波的阻碍作用越来越大，但DDT距离却先减小后增加，其原因是当截面的阻碍作用变大的同时，其压缩作用也在不断地增加，压缩作用对火焰的促进作用大于截面的阻碍作用时可以促进火焰缓燃向爆震的转变，但到达一定极限时，这种促进作用会逐渐减弱甚至阻碍DDT过程．所以在2∶1到4∶3之间，5∶3附近存在一个最佳截面突缩比使得DDT距离最短．

图10 引爆管直径为40mm时温度云图

图11 引爆管直径为60mm时温度云图

3 结 论

(1) 实验结果显示截面突缩管道内火焰传播特性随初始压力的变化规律同直管中类似，即DDT转捩位置随着初始压力的降低呈现向右偏移的趋势．并且通过截面突缩管道内火焰传播速度与直管的对比可知，当引爆管长度为30cm，突缩比为5∶3时，在初始压力为20kPa及15kPa下截面突缩管道起爆距离分别较直管减小22%和19%．

(2) 由数值模拟分析可知，压力波在经过截面突缩处会暂时受到截面的阻碍作用并形成回传压力波反作用于火焰波致使火焰传播速度减缓，而后压力波通过截面突缩处后由于管道的挤压形成高压区加速压力波的传播，这也进一步加速火焰波在截面突缩后的传播，进而减小DDT距离．

(3) 利用管径较大的引爆管可大幅度降低DDT距离，适度增加引爆管长度可进一步缩短DDT距离，但增加到一定长度后反而会阻碍DDT转捩，故在30～50cm间、40cm附近，存在一个最佳引爆管长度使得DDT距离最短．

(4) 引爆管长度确定时，截面突缩比在2∶1至4∶3间DDT距离先缩短后增加，故在2∶1至4∶3间、5∶3附近存在一个最佳管径突缩率，可最大程度缩短DDT距离．

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Influence of Sectional Sudden Contraction of Tubes on Initiation Characteristics of Detonation Waves

Chen Xiang，Pan Jianfeng，Zhu Yuejin，Li Jianxing，Jiang Chao，Zhang Shun，Ni Jing

(School of Energy and Power Engineering，Jiangsu University，Zhenjiang 212013，China)

In order to study the influence of sectional sudden contraction of tubes on the initiation characteristics of detonation waves，this paper conducted an experimental study on the premixed gas of methane and oxygen under different initial pressures in a sectional sudden contraction tube with a section ratio of 5∶3 and a straight tube，and obtained the flame propagation velocity in the tubes by using the ion probe. Two-dimensional numerical simulation was performed to investigate the propagation characteristics of flame and pressure in the sectional sudden contraction tubes with different section ratios. The experimental results show that the initiation distance of the detonation wave in the sectional sudden contraction tubes increased gradually with the decrease of the initial pressure. Under the initial pressures of 20 kPa and 15kPa，the detonation distances of the sectional sudden contraction tube were reduced by 22% and 19%，respectively，compared with that of the straight tube. The simulation results show that when the pressure wave propagated to the section of sudden contraction，the back pressure was formed due to the obstruction of the section. The pressure wave temporarily reduced the flame propagation speed. After passing the section，the flame propagation speed rose rapidly until it reached the over explosion state. When the length of the detonating tube was 30cm to 50 cm and the diameter was 40mm to 60 mm，the detonation wave initiation distance first decreased and then increased. Therefore，there existed an optimal detonator size near the detonating tube length of 40 cm and the diameter of 50 mm，which can minimize the initiation distance.

sectional sudden contraction；DDT；detonation wave；initiation distance

TK11

A

1006-8740(2021)01-0074-07

10.11715/rskxjs.R201908011

2019-10-31.

国家自然科学基金资助项目(91641113).

陈 祥（1995—  ），男，硕士研究生，864521018@qq.com.

潘剑锋，男，博士，教授，mike@ujs.edu.cn.