管道截面突縮對爆轟波起爆特性的影響

陳?祥，潘劍鋒，朱躍進(jìn)，李劍星，姜?超，張?順，倪?靖

管道截面突縮對爆轟波起爆特性的影響

陳?祥，潘劍鋒，朱躍進(jìn)，李劍星，姜?超，張?順，倪?靖

(江蘇大學(xué)能源與動力工程學(xué)院，鎮(zhèn)江 212013)

為研究管道截面突縮對爆轟波起爆特性的影響，在突縮比為5∶3的截面突縮管道及直管內(nèi)對不同初始壓力下甲烷氧氣預(yù)混氣體的起爆特性進(jìn)行了實(shí)驗(yàn)研究，利用離子探針獲得管道內(nèi)火焰?zhèn)鞑ニ俣龋⑼ㄟ^二維數(shù)值模擬探究了3種不同突縮比的截面突縮管道內(nèi)火焰及壓力的傳播特性．實(shí)驗(yàn)結(jié)果表明，截面突縮管道內(nèi)爆轟波起爆距離隨著初始壓力的降低而逐漸增加，在初始壓力20kPa及15kPa下截面突縮管道起爆距離分別較直管減小22%和19%；模擬結(jié)果顯示壓力波傳播至截面突縮處由于截面的阻礙會形成回傳壓力波，暫時降低火焰?zhèn)鞑ニ俣?，在火焰波?jīng)過截面突縮處之后，火焰?zhèn)鞑ニ俣妊杆倩厣敝吝_(dá)到過爆狀態(tài)．在引爆管長度為30～50cm、直徑在40～60mm時，爆轟波起爆距離均先縮短后增加，所以在引爆管長度40cm、直徑50mm附近存在一個最佳引爆管尺寸，能夠最大限度縮短起爆距離．

截面突縮；DDT；爆轟波；起爆距離

脈沖爆震發(fā)動機(jī)是一種基于爆震燃燒的新概念動力推進(jìn)裝置，是未來航空航天行業(yè)理想的動力系統(tǒng)之一．爆震燃燒是一種特殊的燃燒方式，爆震波由耦合在一起的強(qiáng)激波與化學(xué)反應(yīng)區(qū)構(gòu)成．目前，國內(nèi)外學(xué)者對于爆震燃燒的研究非常重視，已經(jīng)得到了許多具有重要價值的結(jié)論．其中，如何有效減小緩燃向爆震轉(zhuǎn)捩(deflagration-to-detonation transition，DDT)距離成為爆震燃燒研究的一個熱點(diǎn)問題，國內(nèi)外一些研究人員通過改變?nèi)紵医Y(jié)構(gòu)、增加助爆裝置(如在燃燒室內(nèi)加擾流片)、改變?nèi)剂蠣顟B(tài)以及利用等離子體放電點(diǎn)火或在實(shí)驗(yàn)氣體內(nèi)加入臭氧等活性氣體達(dá)到了加快DDT過程的目的[1-4]．

部分學(xué)者對于管道形狀變化對爆轟波特性的影響做了較深入的理論和實(shí)驗(yàn)研究．Li等[5]通過數(shù)值模擬計算了變截面管道中爆轟波的繞射過程，發(fā)現(xiàn)凸角處的擴(kuò)散效應(yīng)會降低爆轟波強(qiáng)度．Wang等[6]數(shù)值模擬了氫氣/氧氣/氬氣混合物在低壓條件下爆轟波通過垂直分支時的傳播特性，結(jié)果表明，反射沖擊后的高溫和高壓會導(dǎo)致局部熱點(diǎn)的產(chǎn)生．在研究管道截面擴(kuò)大的過程中研究者們發(fā)現(xiàn)爆轟波在經(jīng)過截面擴(kuò)大段時會暫時產(chǎn)生熄爆現(xiàn)象，然后重新加速，經(jīng)過一段距離后重新起爆[7-10]．楊宏偉等[11]對漸縮圓管內(nèi)氫氧爆轟進(jìn)行了數(shù)值模擬研究，研究表明，當(dāng)收縮角度接近90°時，在主激波傳播過一小段距離之后，主激波后高溫高速氣流較均勻，且主激波的衰減最小，具有實(shí)用價值．Qu等[12]對面積膨脹和收縮管道對初始胞格結(jié)構(gòu)主要特征的影響進(jìn)行二維數(shù)值研究，結(jié)果表明，當(dāng)爆轟波通過變截面段時，存在一個過渡區(qū)域，初始常規(guī)胞格結(jié)構(gòu)在過渡區(qū)域內(nèi)變得扭曲和不規(guī)則，但最終會重新獲得它們的規(guī)律性．Zhang等[13-14]以大管徑圓管作為驅(qū)動段，研究了爆轟波經(jīng)過截面突縮段后到達(dá)小管徑測試段的速度虧損、爆轟極限并進(jìn)行近極限條件下的速度分析．鄧博等[15]對截面收縮管道中爆轟胞格演變機(jī)制進(jìn)行數(shù)值模擬研究，結(jié)果表明，與入射爆轟波相比，在收縮管道中產(chǎn)生的過驅(qū)爆轟波結(jié)構(gòu)更強(qiáng)，波后溫度和壓力增高，化學(xué)反應(yīng)速率變快，胞格尺度減小．

上述針對變截面管道中爆轟過程的研究一方面集中在爆轟波經(jīng)過截面突擴(kuò)、截面漸擴(kuò)后的熄爆及二次起爆問題，另一方面集中在爆轟波形成后經(jīng)過截面突縮段后爆轟波的狀態(tài)變化問題，而對截面變化對DDT過程的影響關(guān)注得較少．本文以化學(xué)當(dāng)量比甲烷氧氣預(yù)混氣體作為研究對象，主要探究截面突縮對DDT過程產(chǎn)生的影響，并且為尋求最佳引爆管尺寸進(jìn)行實(shí)驗(yàn)及數(shù)值模擬研究，在不同的引爆管長度、直徑，不同初始壓力下，探究截面突縮對DDT過程的影響，初步確定最佳引爆管尺寸，使得DDT距離最短、最快形成爆轟波．

1?實(shí)驗(yàn)裝置及數(shù)值模擬方法

1.1?實(shí)驗(yàn)系統(tǒng)

實(shí)驗(yàn)系統(tǒng)如圖1所示，主要由點(diǎn)火系統(tǒng)、供氣系統(tǒng)和測量系統(tǒng)組成，測試段為兩段圓管，其中引爆管直徑為50mm，長度為30cm，爆轟管直徑為30mm，長度為3m，以兩段圓管直徑之比作為截面突縮比，此時突縮比為5∶3[16]．實(shí)驗(yàn)過程中，利用離子探針系統(tǒng)監(jiān)測火焰信號，離子探針間距為1mm，通過兩個離子探針之間觸發(fā)的時間間隔求得火焰?zhèn)鞑サ钠骄俣龋疁y試氣體為化學(xué)當(dāng)量比混合的甲烷和氧氣預(yù)混氣體，實(shí)驗(yàn)氣體按照分壓原理進(jìn)行配置，各氣體組分含量通過精密壓力表的讀數(shù)確定．實(shí)驗(yàn)前將混合氣體在混氣罐中靜置最少24h，使混合氣體充分預(yù)混，實(shí)驗(yàn)開始前利用真空泵將管道內(nèi)抽成真空狀態(tài)，真空度可達(dá)－100.8～－110.0kPa，然后用預(yù)混氣體沖洗管道1～2次，以保證充入管道內(nèi)預(yù)混氣體的質(zhì)量．采用精度為0.001kPa的精密壓力表監(jiān)測實(shí)驗(yàn)的初始壓力，實(shí)驗(yàn)初始壓力0范圍為15～40kPa．實(shí)驗(yàn)采用高壓電火花點(diǎn)火器點(diǎn)燃管道內(nèi)預(yù)混氣體，點(diǎn)火器放電能量為2.25J，點(diǎn)燃后，管道內(nèi)火焰從左向右傳播，最終從右端泄爆口釋放出來，泄爆口使用厚度為0.5mm的膜片密封．實(shí)驗(yàn)點(diǎn)火系統(tǒng)與測試系統(tǒng)信號同步，即按下點(diǎn)火開關(guān)，測量系統(tǒng)同步開始工作，以保證實(shí)驗(yàn)過程順利進(jìn)行．

圖1?實(shí)驗(yàn)裝置示意

1.2?數(shù)值計算模型

數(shù)值計算物理模型采用與上述實(shí)驗(yàn)相同結(jié)構(gòu)的兩段圓管，前一段直徑為50mm，長度為30cm，后一段直徑為30mm，長度為3m，利用計算流體力學(xué)軟件FLUENT 16.0對截面突縮管道甲烷氧氣預(yù)混氣體DDT特性進(jìn)行數(shù)值計算．由于基于密度的求解器適用于求解亞音速、高超聲速等流場的強(qiáng)可壓縮流問題，因此采用基于密度的求解器進(jìn)行求解計算．湍流模型選擇Standard-模型，壁面函數(shù)采用標(biāo)準(zhǔn)壁面函數(shù)，考慮到相對于Roe-FDS通量格式，通量格式對不連續(xù)激波提供了更高精度的分辨率，從而進(jìn)一步提高了FLUENT在高超聲速方面的精度，所以本文采用AUSM通量格式并且對方程進(jìn)行二階迎風(fēng)格式離散．考慮到本模型計算使用氣體為完全預(yù)混氣體，所以燃燒模型選擇EDC模型．反應(yīng)機(jī)理選擇一步總包反應(yīng)，即

CH4＋2O2→CO2＋2H2O

1.3?網(wǎng)格劃分邊界條件

為了節(jié)省計算量以及保證網(wǎng)格精度，本文采用二維網(wǎng)格劃分，考慮到計算區(qū)域具有嚴(yán)格的對稱性，進(jìn)一步提高計算效率，所以將計算區(qū)域簡化為二維對稱結(jié)構(gòu)，采用四邊形結(jié)構(gòu)網(wǎng)格進(jìn)行網(wǎng)格劃分．局部網(wǎng)格劃分情況如圖2所示．初始狀態(tài)下，爆轟管內(nèi)充滿化學(xué)當(dāng)量比混合的CH4與O2預(yù)混氣體，管內(nèi)初始壓力設(shè)置為20kPa，初始溫度設(shè)置為300K．在管道左側(cè)設(shè)置一個半徑為6mm，溫度為2000K，壓力為100kPa的半圓形高溫高壓區(qū)域作為點(diǎn)火源．為節(jié)省計算資源，采用軸對稱模型，并將管道軸線定義為軸對稱邊界，其余邊界條件均設(shè)置為絕熱無滑移壁面．

圖2?網(wǎng)格劃分局部示意

1.4?計算模型驗(yàn)證

本文將數(shù)值模擬結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果進(jìn)行驗(yàn)證，圖3顯示的是初始壓力20kPa下火焰?zhèn)鞑ニ俣鹊膶Ρ惹闆r，由于實(shí)驗(yàn)中獲得的是壁面處的火焰速度，模擬結(jié)果也選取火焰?zhèn)鞑サ奖诿嫦嗤恢锰幍幕鹧嫠俣龋瑥膱D中可以看出，數(shù)值模擬的火焰?zhèn)鞑ヒ?guī)律與實(shí)驗(yàn)結(jié)果相似．火焰?zhèn)鞑ニ俣染诮孛嫱豢s處有所減緩，然后迅速回升直至過爆，最終達(dá)到穩(wěn)定爆轟狀態(tài)，并且起爆位置十分接近，DDT距離對比如表1所示，在數(shù)值模擬中將火焰波與壓力波耦合在一起時距封閉端的長度作為DDT距離，實(shí)驗(yàn)中取線性曲線與理論爆轟波傳播速度(CJ速度)的交點(diǎn)作為DDT距離，對比結(jié)果表明，數(shù)值模擬DDT距離與實(shí)驗(yàn)誤差為3.97%，數(shù)值模擬過爆范圍較小，最大速度誤差為10.6%，但可較為準(zhǔn)確地預(yù)測爆轟波的起爆距離，所以數(shù)值計算對于分析爆轟波的起爆特性具有參考價值．

圖3?數(shù)值模擬與實(shí)驗(yàn)火焰?zhèn)鞑ニ俣葘Ρ?/p>

表1?數(shù)值模擬與實(shí)驗(yàn)DDT距離對比

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

2?結(jié)果與討論

2.1?截面突縮管道內(nèi)火焰?zhèn)鞑ニ俣?/h3>

圖4顯示實(shí)驗(yàn)中引爆管長度為30cm時不同初始壓力0下截面突縮管道內(nèi)火焰?zhèn)鞑ニ俣鹊淖兓闆r，圖中紅色點(diǎn)畫線為CJ速度值，藍(lán)色點(diǎn)畫線為截面變化位置．從圖中可以看出：總體上截面突縮管道內(nèi)DDT距離隨著初始壓力的降低逐漸增加，這與直管內(nèi)火焰?zhèn)鞑DT規(guī)律相同[17]．在截面突縮處，火焰?zhèn)鞑ニ俣劝l(fā)展不明顯甚至?xí)兴档?，特別是壓力較高的時候，例如當(dāng)初始壓力為40kPa時截面突縮處火焰?zhèn)鞑ニ俣让黠@降低，其原因是火焰及壓力波的傳播會受到截面的阻礙作用，并且初始壓力越高，變截面處火焰及壓力波的強(qiáng)度越強(qiáng)，受到的阻礙作用越大；但是在火焰從引爆管傳出后，火焰?zhèn)鞑ニ俣葧眲∩仙?dāng)初始壓力較高(0為40kPa、30kPa、25kPa)時，在截面突縮之后，曲線斜率非常大，直到達(dá)到過爆狀態(tài)，在距離封閉端630mm處已經(jīng)形成過爆，DDT距離較短；隨著初始壓力的降低，初始壓力為20kPa、15kPa時，DDT距離逐漸變長，起爆距離分別為690mm及780mm左右；在形成穩(wěn)定爆轟后，各初始壓力下爆轟波速度始終在0.96～0.98CJ速度范圍內(nèi)波動，所以初始壓力對速度虧損影響不大.

圖4 引爆管長度為30cm時不同初始壓力下火焰?zhèn)鞑ニ俣?/p>

圖5顯示實(shí)驗(yàn)中引爆管長度為30cm的截面突縮管道與管徑30mm的直管內(nèi)初始壓力為20kPa和15kPa時火焰?zhèn)鞑ニ俣葘Ρ惹闆r，圖中實(shí)線為截面突縮管道火焰?zhèn)鞑ニ俣惹€圖，虛線為直管內(nèi)火焰?zhèn)鞑ニ俣惹€圖，紅色點(diǎn)畫線為CJ速度值，藍(lán)色點(diǎn)畫線為截面變化位置．從圖中可以看出，在火焰?zhèn)鞑コ跏茧A段，由于直管管徑較小，其火焰?zhèn)鞑ニ俣纫笥诮孛嫱豢s管道內(nèi)的火焰?zhèn)鞑ニ俣龋m然截面突縮管道引爆段內(nèi)火焰?zhèn)鞑ニ俣容^慢，但在火焰?zhèn)鞑サ浇孛嫱豢s處之后一段距離，其火焰?zhèn)鞑ニ俣染蜁^相同位置時直管內(nèi)的火焰?zhèn)鞑ニ俣?，然后火焰?zhèn)鞑ニ俣瘸掷m(xù)上升，最終形成爆轟．由此可見，初始階段截面突縮管道火焰?zhèn)鞑ニ俣刃∮谙嗤跏級毫ο碌闹惫軆?nèi)火焰?zhèn)鞑ニ俣?，但火焰?jīng)過截面突縮處時由于截面的擠壓作用，最終截面突縮管道形成爆轟的距離比直管有很大程度的縮減，初始壓力為20kPa時，引爆管長度為30cm的截面突縮管道DDT距離相比直管可縮短22%左右，初始壓力為15kPa時，引爆管長度為30cm的截面突縮管道DDT距離相比直管可縮短19%左右，所以，截面突縮管道對于加速爆轟過程的形成以及縮短DDT距離有很大程度的促進(jìn)作用．

圖5?截面突縮管道與直管火焰?zhèn)鞑ニ俣葘Ρ?/p>

2.2?截面突縮管道內(nèi)火焰形態(tài)變化

圖6為數(shù)值模擬中引爆管長度為30cm、初始壓力20kPa下的溫度及壓力傳播云圖，由于單步反應(yīng)計算溫度較高，本文不對具體溫度數(shù)值進(jìn)行研究．從圖中可以看出，在點(diǎn)火初期，預(yù)混氣體由高溫高壓區(qū)點(diǎn)燃，受溫度及壓力的影響，火焰面呈半圓形向前傳播．而由于聲速擾動的影響，壓力波先于火焰波向前傳播，同時火焰鋒面由于氣體的燃燒不斷發(fā)出弱壓縮波，產(chǎn)生的壓縮波會與前面激波相互疊加，進(jìn)一步促進(jìn)壓力波的傳播．28μs時在壓力波前沿形成高壓區(qū)，并且隨著火焰的發(fā)展產(chǎn)生的壓縮波速度越來越快，后面的壓縮波總能與前面產(chǎn)生的壓縮波疊加，壓縮波掃過未燃混氣使得未燃混氣的溫度及壓力提高，這有利于火焰?zhèn)鞑サ疆?dāng)?shù)貢r火焰波速度的提升，也就形成了火焰及壓力傳播的相互促進(jìn)作用[18]．48μs時壓力波與壁面接觸，在壁面處形成高壓區(qū)并且由于壁面的作用產(chǎn)生反射壓力波，隨后反射波與入射波一起向前傳播．80μs時入射波與反射波交匯處出現(xiàn)局部高壓區(qū)，高壓區(qū)對周圍未燃?xì)怏w進(jìn)行壓縮，促進(jìn)壓力波加速向前傳播．然后火焰鋒面逐漸變?yōu)橹讣庑蜗蚯皞鞑ィ鹧鎮(zhèn)鞑ニ俣纫搽S著時間的發(fā)展越來越快．在壓力波鋒面即將到達(dá)變截面處時，由于截面突縮的影響，壓力的傳播會受到截面的一個擠壓作用，一方面，560μs時一部分壓力波接觸到截面后由于截面的阻礙作用在截面處產(chǎn)生高壓區(qū)域并且會進(jìn)一步形成回傳壓力波，火焰波會暫時受到回傳壓力波反向沖擊的阻礙作用，火焰的傳播速度也會相應(yīng)地減緩甚至降低；另一方面，壓力波通過截面突縮處后，由于截面的壓縮作用，速度及強(qiáng)度均明顯增加，這也進(jìn)一步促進(jìn)火焰的重新加速．由于流體動力學(xué)的不穩(wěn)定性，火焰結(jié)構(gòu)在整個傳播過程中會不斷變化[19]，火焰鋒面從剛開始的半球形逐步向橢圓形發(fā)展，在火焰波通過截面突縮處后不久，740μs時火焰鋒面會向典型的郁金香火焰發(fā)展，在804μs時已經(jīng)形成郁金香火焰，火焰波的傳播形態(tài)由半球形向郁金香火焰發(fā)展的過程與Sun等[19-20]在方管中的實(shí)驗(yàn)及二維模擬研究相似，同時，在相同時刻下的壓力云圖反映出，在郁金香火焰形成和發(fā)展過程中，火焰前沿會對應(yīng)產(chǎn)生相對較高的壓力，促進(jìn)火焰波及壓力波的進(jìn)一步加速．最終在884μs時火焰波與壓力波耦合在一起形成爆轟，完成DDT過程，并且在爆轟波前沿形成高溫高壓區(qū)域，火焰?zhèn)鞑ニ俣雀哌_(dá)2755m/s，此時處于過爆狀態(tài)，在經(jīng)歷過爆狀態(tài)一段時間后，爆轟波速度會逐漸降低，最終在940μs時達(dá)到穩(wěn)定爆轟狀態(tài)，此后爆轟波速度維持在2150～2280m/s之間，即0.93～0.98CJ爆轟速度．如圖7、圖8所示，引爆管長度為40cm和50cm、初始壓力20kPa下的CH4-2O2預(yù)混氣體的溫度及壓力傳播形態(tài)與引爆管長度為30cm時相似，火焰形態(tài)均經(jīng)歷半球形、指尖形及郁金香型火焰幾個過程，最終形成爆轟．

圖6?截面突縮管道火焰?zhèn)鞑囟燃皦毫υ茍D

圖7?引爆管長度為40cm時溫度云圖

圖8?引爆管長度為50cm時溫度云圖

2.3?引爆管尺寸對DDT距離的影響

圖9顯示引爆管直徑為50mm，長度分別為30cm、40cm、50cm時數(shù)值模擬火焰鋒面?zhèn)鞑ニ俣葘Ρ惹闆r，圖中紅色點(diǎn)畫線為理論CJ爆轟速度，3條短點(diǎn)畫線分別為3根管道截面突縮位置，從圖中可以看出，3根管道在截面變化處，由于截面的阻礙作用，速度均有所降低，而在管道突縮之后，火焰?zhèn)鞑ニ俣妊杆倩厣?，而后火焰持續(xù)加速，直至達(dá)到過爆狀態(tài)，在過爆狀態(tài)經(jīng)歷一段距離后，火焰?zhèn)鞑ニ俣乳_始下降，最終速度穩(wěn)定在0.92～0.98CJ速度，形成穩(wěn)定爆轟．從速度曲線中可以看出，3根管道引爆管為40cm時起爆距離最短，其次是引爆管長度30cm，引爆管長度為50cm起爆距離最長．而以數(shù)值模擬中火焰波追上壓力波并耦合成平面波傳播的距離作為DDT距離，它們的關(guān)系與上述速度曲線顯示的關(guān)系相同，具體情況如表2所示．從表中數(shù)據(jù)分析可知，適當(dāng)增加引爆管長度可以有效減小DDT距離，但增加到一定長度之后反而會阻礙火焰加速形成爆轟，其原因一方面是引爆管長度增加，火焰在引爆管中傳播距離較長，火焰到達(dá)截面突縮處速度也較大，其受截面的阻礙作用也越大，不利于爆轟波的起爆；另一方面是增加引爆管直徑較大，而相同條件下管徑越大火焰?zhèn)鞑ニ俣劝l(fā)展得越慢，所以引爆管長度過長，其起爆距離也會相應(yīng)增加．綜上所述，在30cm至50cm間，40cm附近存在一個最佳引爆管長度，能夠有效減小DDT距離，使得DDT距離最短．

圖9?不同引爆管長度火焰?zhèn)鞑ニ俣葘Ρ?/p>

表2?不同引爆管尺寸DDT距離對比

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

圖10和圖11分別顯示引爆管長度為40cm，直徑分別為40mm、60mm時的溫度云圖，從圖10可以看出，當(dāng)截面突縮比為4∶3時，爆轟管內(nèi)火焰鋒面?zhèn)鞑サ浇孛嫱豢s處時，由火焰鋒面停頓的時間分析，此時火焰波受到壁面的阻礙作用較截面突縮比為5∶3時小得多，此時火焰鋒面只停留了60μs左右就從引爆管傳出，并且在截面突縮之前火焰形態(tài)就已向郁金香型火焰發(fā)展，然后在爆轟管內(nèi)火焰波以郁金香火焰形態(tài)傳播，最終形成爆轟，火焰波與壓力波耦合形成激波．而圖11顯示，當(dāng)截面突縮比減小到2∶1時，火焰鋒面在截面突縮處停留的時間顯著增加，近200μs火焰波才從引爆管向爆轟管傳播，并且截面的阻礙作用過大導(dǎo)致最終形成爆轟的距離也會大幅度的增加，DDT距離為1199.2mm．由以上分析可知，隨著截面突縮率的減小，截面突縮處壁面對火焰波的阻礙作用越來越大，但DDT距離卻先減小后增加，其原因是當(dāng)截面的阻礙作用變大的同時，其壓縮作用也在不斷地增加，壓縮作用對火焰的促進(jìn)作用大于截面的阻礙作用時可以促進(jìn)火焰緩燃向爆震的轉(zhuǎn)變，但到達(dá)一定極限時，這種促進(jìn)作用會逐漸減弱甚至阻礙DDT過程．所以在2∶1到4∶3之間，5∶3附近存在一個最佳截面突縮比使得DDT距離最短．

圖10?引爆管直徑為40mm時溫度云圖

圖11?引爆管直徑為60mm時溫度云圖

3?結(jié)?論

(1) 實(shí)驗(yàn)結(jié)果顯示截面突縮管道內(nèi)火焰?zhèn)鞑ヌ匦噪S初始壓力的變化規(guī)律同直管中類似，即DDT轉(zhuǎn)捩位置隨著初始壓力的降低呈現(xiàn)向右偏移的趨勢．并且通過截面突縮管道內(nèi)火焰?zhèn)鞑ニ俣扰c直管的對比可知，當(dāng)引爆管長度為30cm，突縮比為5∶3時，在初始壓力為20kPa及15kPa下截面突縮管道起爆距離分別較直管減小22%和19%．

(2) 由數(shù)值模擬分析可知，壓力波在經(jīng)過截面突縮處會暫時受到截面的阻礙作用并形成回傳壓力波反作用于火焰波致使火焰?zhèn)鞑ニ俣葴p緩，而后壓力波通過截面突縮處后由于管道的擠壓形成高壓區(qū)加速壓力波的傳播，這也進(jìn)一步加速火焰波在截面突縮后的傳播，進(jìn)而減小DDT距離．

(3) 利用管徑較大的引爆管可大幅度降低DDT距離，適度增加引爆管長度可進(jìn)一步縮短DDT距離，但增加到一定長度后反而會阻礙DDT轉(zhuǎn)捩，故在30～50cm間、40cm附近，存在一個最佳引爆管長度使得DDT距離最短．

(4) 引爆管長度確定時，截面突縮比在2∶1至4∶3間DDT距離先縮短后增加，故在2∶1至4∶3間、5∶3附近存在一個最佳管徑突縮率，可最大程度縮短DDT距離．

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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.

國家自然科學(xué)基金資助項(xiàng)目(91641113).

陳?祥（1995—??），男，碩士研究生，864521018@qq.com.

潘劍鋒，男，博士，教授，mike@ujs.edu.cn.