南京工业大学学报(自然科学版) 第41卷 的测试,对比了不同直径、长度80~360mm的金属到控制机制中之后,模拟与实验的结果取得了很 管道内高压氢气泄放过程中自燃临界压力的变化好的一致性,这个结果说明管内自燃的发生并不完 以及点火位置、点火延迟随释放压力的变化。同时全是由激波加热混合区空气所导致。与此同时 还测量了管道形状、破裂口尺寸、变截面等因素对Rudy等wen等3和xu等{3也开展了一系 管内激波传播及自燃发生的影响。对比分析的结列的模拟研究,分别针对光滑平直管道内纯氢气或 果表明:圆形截面的直管道内激波传播速度先增大掺混氮气条件下自燃发生及火焰转变过程、局部收 后减小;在相同管径下,随着破裂口尺寸的缩小激缩和扩张管道内射流和激波传播特性、喷口存在障 波速度将会逐渐降低,自燃所需的最小压力也会不碍物条件下自燃火焰的发展过程等一系列问题展 断上升;自燃发生概率也随着管长和释放压力的增开了模拟研究。结果显示:在平直管道内,接触面 加而增加;在变形截面及变形管道内出现了复杂的在高强度流动中发生扭曲,大量的氢气分子通过扩 激波反射折射以及多维激波结构的作用,致使气体散和对流运动到混合区,并与被激波加热后的空气 被充分加热,进而增加自燃的可能性。由于大多数混合形成可燃气体。在一定泄放压力下,足够强度 的实验研究均采用长度不足1m的短管道,与工程的激波会加热混合充分的氢气一空气混合气体直至 实际相差较多,因此, Kitabavashi等I与潘旭海课自燃发生,随后自燃火焰开始扩散。在自燃火焰发 题组2均结合工程背景,使用长度达到3m或更展扩散过程中,接触面附近的涡旋在自燃火焰从起 长的管道进行了一系列实验研究,研究结果表明:始的层流火焰发展为湍流火焰的过程中发挥了重 1.2~1.5m长度区间是形成自燃所需压力最小的要作用,而氮气的掺混将会导致自燃所需的最低压 管长区间,当管道长度超过这一长度区间后,随着力上升,同时在该模拟中较为清晰完整地展示了流 管道长度的继续增加,临界自燃压力不降反升。文场的完整结构「∞,如图4所示。在局部扩张和收 献[29]的研究结果还表明:当管道长度超过1.5m缩管道中,由于射流反复膨胀与收缩产生的复杂多 后,火焰信号强度随着管长持续增加会迅速衰减直维激波结构互相作用,使得气体充分加热,同时边 至消失,部分情况下管内无火焰信号而射流在管口界层结构的突变产生了更多的涡旋,促进了可燃预 外马赫盘处会发生自燃,这一现象被称为射流点混气体的形成,导致自燃概率增加,推动了火焰的 火。由此可知:高压氢气泄漏自燃不仅受管道内部快速传播,在Duan等的实验中也验证了这 流动的影响,同时喷口流场对自燃火焰的形成与发结果。在喷口存在障碍物(金属圆盘)时,模拟结果 展也有重要影响。 显示无论是释放压力为10MPa而未能在管内产生 目前的实验研究虽然已经可以实现对主要影自燃火焰的工况,还是释放压力30MPa已产生管 响因素的相关参数进行研究,但是受现有实验技术内自燃火焰的工况,当射流前沿到达障碍物时均会 的限制,部分关键参数仍然无法精确测量,如混合产生火焰或加强已有火焰,但由于强烈的二次膨胀 区温度、火焰温度、边界层厚度及局部浓度变化等,以及后续低温氢气射流的到来,火焰均会熄灭[2 同时激波的反射、折射等现象以及自燃起始位置的这表明喷口障碍物的存在将会破坏马赫盘对可燃 局部精细流场结构等仍然难以直接观测。 物的聚敛压缩作用,使得自燃不会发展为喷射火 2.2数值模拟研究 但在后续的实验中也发现这一现象在不同障碍物 数值模拟硏究以其独特的优势可以与实验硏尺寸和障碍物与喷口距离条件下会有所不同 究互为补充,从而有效推进了高压氢气自燃机制的 在 Yamada等[3的模拟研究中,完整重现了 研究。通过数值模拟,可以清晰地观察很多实验中自燃的发生和发展过程,并详细地阐释了相关机 无法观察到的现象,如多维激波的作用效果,激波制,准确地预测了不同工况下的点火位置变化,并 产生过程中混合区温度的变化以及小直径管道中在后续的实验中得到了验证。 Yamada等33的模 激波与边界层的相互作用等。 拟结果表明:隔膜破裂瞬间管内形成了大量的涡 Goub等[在实验研究的基础上,建立了相应旋,同时激波产生的高温导致混合气体发生强烈的 的数值模型,开展了模拟研究。对比实验与模拟结化学反应。如果没有管道,直接从小孔向外界大气 果发现,接触面与边界层的相互作用对自燃过程有泄漏时,由于没有管道边界层,无法产生引起氢气 重要的影响,在将各类因素尤其是边界层的影响加氧气混合的足够的涡旋,因此无法发生自燃。此的测试，对比了不同直径、长度 ８０ ～ ３６０ｍｍ 的金属 管道内高压氢气泄放过程中自燃临界压力的变化 以及点火位置、点火延迟随释放压力的变化。 同时 还测量了管道形状、破裂口尺寸、变截面等因素对 管内激波传播及自燃发生的影响。 对比分析的结 果表明：圆形截面的直管道内激波传播速度先增大 后减小；在相同管径下，随着破裂口尺寸的缩小激 波速度将会逐渐降低，自燃所需的最小压力也会不 断上升；自燃发生概率也随着管长和释放压力的增 加而增加；在变形截面及变形管道内出现了复杂的 激波反射 折射以及多维激波结构的作用，致使气体 被充分加热，进而增加自燃的可能性。 由于大多数 的实验研究均采用长度不足 １ ｍ 的短管道，与工程 实际相差较多，因此，Ｋｉｔａｂａｙａｓｈｉ 等 ［２６］与潘旭海课 题组［２７⁃２９］均结合工程背景，使用长度达到 ３ ｍ 或更 长的管道进行了一系列实验研究，研究结果表明： １􀆰 ２～１􀆰 ５ ｍ 长度区间是形成自燃所需压力最小的 管长区间，当管道长度超过这一长度区间后，随着 管道长度的继续增加，临界自燃压力不降反升。 文 献［２９］的研究结果还表明：当管道长度超过 １􀆰 ５ ｍ 后，火焰信号强度随着管长持续增加会迅速衰减直 至消失，部分情况下管内无火焰信号而射流在管口 外马赫盘处会发生自燃，这一现象被称为射流点 火。 由此可知：高压氢气泄漏自燃不仅受管道内部 流动的影响，同时喷口流场对自燃火焰的形成与发 展也有重要影响。 目前的实验研究虽然已经可以实现对主要影 响因素的相关参数进行研究，但是受现有实验技术 的限制，部分关键参数仍然无法精确测量，如混合 区温度、火焰温度、边界层厚度及局部浓度变化等， 同时激波的反射、折射等现象以及自燃起始位置的 局部精细流场结构等仍然难以直接观测。 ２．２ 数值模拟研究 数值模拟研究以其独特的优势可以与实验研 究互为补充，从而有效推进了高压氢气自燃机制的 研究。 通过数值模拟，可以清晰地观察很多实验中 无法观察到的现象，如多维激波的作用效果，激波 产生过程中混合区温度的变化以及小直径管道中 激波与边界层的相互作用等。 Ｇｌｏｕｂ 等［１１］在实验研究的基础上，建立了相应 的数值模型，开展了模拟研究。 对比实验与模拟结 果发现，接触面与边界层的相互作用对自燃过程有 重要的影响，在将各类因素尤其是边界层的影响加 入到控制机制中之后，模拟与实验的结果取得了很 好的一致性，这个结果说明管内自燃的发生并不完 全是由激波加热混合区空气所导致。 与此同时， Ｒｕｄｙ 等［３０］ 、Ｗｅｎ 等［３１］ 和 Ｘｕ 等［３２⁃３３］ 也开展了一系 列的模拟研究，分别针对光滑平直管道内纯氢气或 掺混氮气条件下自燃发生及火焰转变过程、局部收 缩和扩张管道内射流和激波传播特性、喷口存在障 碍物条件下自燃火焰的发展过程等一系列问题展 开了模拟研究。 结果显示：在平直管道内，接触面 在高强度流动中发生扭曲，大量的氢气分子通过扩 散和对流运动到混合区，并与被激波加热后的空气 混合形成可燃气体。 在一定泄放压力下，足够强度 的激波会加热混合充分的氢气 空气混合气体直至 自燃发生，随后自燃火焰开始扩散。 在自燃火焰发 展扩散过程中，接触面附近的涡旋在自燃火焰从起 始的层流火焰发展为湍流火焰的过程中发挥了重 要作用，而氮气的掺混将会导致自燃所需的最低压 力上升，同时在该模拟中较为清晰完整地展示了流 场的完整结构［３０⁃３１］ ，如图 ４ 所示。 在局部扩张和收 缩管道中，由于射流反复膨胀与收缩产生的复杂多 维激波结构互相作用，使得气体充分加热，同时边 界层结构的突变产生了更多的涡旋，促进了可燃预 混气体的形成，导致自燃概率增加，推动了火焰的 快速传播［３２］ ，在 Ｄｕａｎ 等［２３］的实验中也验证了这一 结果。 在喷口存在障碍物（金属圆盘）时，模拟结果 显示无论是释放压力为 １０ ＭＰａ 而未能在管内产生 自燃火焰的工况，还是释放压力 ３０ ＭＰａ 已产生管 内自燃火焰的工况，当射流前沿到达障碍物时均会 产生火焰或加强已有火焰，但由于强烈的二次膨胀 以及后续低温氢气射流的到来，火焰均会熄灭［３２］ ， 这表明喷口障碍物的存在将会破坏马赫盘对可燃 物的聚敛压缩作用，使得自燃不会发展为喷射火， 但在后续的实验中也发现这一现象在不同障碍物 尺寸和障碍物与喷口距离条件下会有所不同［３４］ 。 在 Ｙａｍａｄａ 等［３５⁃３６］ 的模拟研究中，完整重现了 自燃的发生和发展过程，并详细地阐释了相关机 制，准确地预测了不同工况下的点火位置变化，并 在后续的实验中得到了验证。 Ｙａｍａｄａ 等［３５⁃３６］ 的模 拟结果表明：隔膜破裂瞬间管内形成了大量的涡 旋，同时激波产生的高温导致混合气体发生强烈的 化学反应。 如果没有管道，直接从小孔向外界大气 泄漏时，由于没有管道边界层，无法产生引起氢气 氧气混合的足够的涡旋，因此无法发生自燃。 此 ６６０ 南 京 工 业 大 学 学 报 （自 然 科 学 版） 第 ４１ 卷