大型池火災(zāi)模型論文

1、大型池火災(zāi)模型摘要：雙區(qū)池火災(zāi)卷吸模型是用來描述火的流體流動(dòng)和阻燃性能的一種模型。它由燃燒和羽流區(qū)組成，為測(cè)算相關(guān)和外推池火災(zāi)可見的火焰長(zhǎng)度、傾斜角度、表面發(fā)散功率，和燃料蒸發(fā)速度等非維縮放參數(shù)測(cè)算的發(fā)展，提供了一個(gè)統(tǒng)一的計(jì)劃方案。該模型的應(yīng)用擴(kuò)展到火焰區(qū)的煤煙顆?；覛鉄彷椛?，對(duì)光學(xué)薄區(qū)和厚區(qū)的發(fā)散和吸收做出了解釋。模型從燃燒區(qū)的對(duì)流熱傳遞到液體燃料池，并從水襯底低溫燃料池的水?dāng)U散，提供了絕熱和非絕熱的火災(zāi)蒸發(fā)速率。該模型以液化天然氣為主，針對(duì)大型池火災(zāi)現(xiàn)場(chǎng)進(jìn)行測(cè)量測(cè)試，結(jié)果基本與所有變量的實(shí)驗(yàn)值一致。 2005 Elsevier B.V. All rights reserved.Keywor

2、ds: Pool fire; Entrainment model; Grey gas model; Thermal radiation; LNG關(guān)鍵詞：池火災(zāi) 卷吸模型 灰氣模型 熱輻射 天然氣1. 介紹 近年來，隨著對(duì)池火災(zāi)性質(zhì)的理解，其安全問題也倍受關(guān)注。池火災(zāi)的大小、持續(xù)時(shí)間和熱輻射的排放是影響意外火災(zāi)的安全性評(píng)估的主要參數(shù)。特別是由大容量的液體燃料的不受限泄漏而形成的池火災(zāi)，其尺寸可達(dá)到的直徑的幾百米的量級(jí)，遠(yuǎn)遠(yuǎn)超出了實(shí)驗(yàn)室研究或最大現(xiàn)場(chǎng)測(cè)試的試驗(yàn)規(guī)模。推斷如此大規(guī)模的池火災(zāi)的測(cè)試數(shù)據(jù)，需要仔細(xì)分析池火災(zāi)規(guī)模的規(guī)律。實(shí)驗(yàn)室和現(xiàn)場(chǎng)試驗(yàn)的實(shí)驗(yàn)觀察集中在每單位池面積的燃燒速率、大小和可見火焰

3、區(qū)的形狀、火焰的大小和形狀受橫風(fēng)的影響，以及來自池火災(zāi)的熱輻射。目前已發(fā)現(xiàn)這些方面取決于燃料類型、池面積和形狀、環(huán)境氣象條件，以及可能存在的燃料池的加熱。而這些可觀測(cè)和實(shí)驗(yàn)的獨(dú)立參數(shù)是建立在各種經(jīng)驗(yàn)關(guān)系之上的。（參見2-5） 托馬斯注意到，如果一個(gè)確定的羽流浮力通量，一個(gè)運(yùn)動(dòng)的常數(shù)，并且池火災(zāi)的產(chǎn)生是由于燃料的燃燒，那么池火災(zāi)的結(jié)構(gòu)可能與該熱羽流有關(guān)。參考二維的參數(shù)、對(duì)垂直速度在浮力支配火災(zāi)的觀察，和莫頓等人的羽流模型7，托馬斯總結(jié)出，可見的火焰長(zhǎng)度到池直徑的比例應(yīng)正比于燃料弗勞德數(shù)的2/3次方（參見等式3所示）。托馬斯用這些變量關(guān)聯(lián)火焰高度測(cè)量木垛火，找到一個(gè)略小指數(shù)超過2/3時(shí)弗勞德數(shù)的依

4、據(jù)。 另一方面，有一篇基于噴射的火焰的特性的泛讀文獻(xiàn)（見2,5），可靠表明可見火焰的長(zhǎng)度與Ff的比例是2/5。此外，F(xiàn)f的在這些實(shí)驗(yàn)中使用的范圍跨越五個(gè)數(shù)量級(jí)，因此，相關(guān)性顯而易見。如果建立起正如Morton等人所描述的熱羽流那樣的噴射火焰建模，其關(guān)聯(lián)性就更為顯著了 7。同時(shí)，噴射火焰中心線溫度和速度在火焰尖及以后的區(qū)域測(cè)量值也符合熱卷流模型8。 在噴射火焰中，燃料蒸氣源速度和Ff，在很大的范圍內(nèi)是可變的。與此相反，池火災(zāi)蒸氣速度由蒸發(fā)燃料時(shí)的火焰的熱反饋決定，在0.02-0.1米/秒的小范圍內(nèi)取決于燃料揮發(fā)性3,4，并且，F(xiàn)f的范圍小于一個(gè)數(shù)量級(jí)。結(jié)果顯示，火焰長(zhǎng)度與直徑之比為池火災(zāi)遠(yuǎn)小于噴

5、射火焰2，同時(shí)，燃燒在小于池直徑的高度完成。 可見光發(fā)光火焰長(zhǎng)度的測(cè)量依賴于加熱的煙灰粒子的光學(xué)帶輻射熱，但對(duì)于熱羽流模型的流動(dòng)變量并不十分可靠。Steward10發(fā)現(xiàn)，對(duì)于噴射火焰來說，可見煙流高度和熱羽流模型是對(duì)應(yīng)的，其中所述的氣體羽流的平均量比為約0.2;即化學(xué)計(jì)量燃燒產(chǎn)物的質(zhì)量是羽氣體的20，羽流中的平均溫度超過這種絕熱預(yù)混火焰的20。如其不然，Heskestad 2將火焰尖端定位在中心線的火焰溫度超出上述環(huán)境約為500 K處。這些條件是等價(jià)的，他們確定火焰尖端為一個(gè)點(diǎn)，其中的火焰的產(chǎn)物已稀釋至遠(yuǎn)低于化學(xué)計(jì)量值，并遠(yuǎn)遠(yuǎn)超出燃料反應(yīng)與夾帶的空氣的區(qū)域。在該區(qū)域中，羽流的-5/3功率2和灰

6、色氣體發(fā)射功率的下降作為絕對(duì)溫度的第四功率的距離，羽流中心線溫度隨之而變化。因?yàn)槲挥谒龌覛庾V的指數(shù)衰減處，光帶光度下降則更加急劇，。 本文中，夾帶模型用于描述池火災(zāi)的流體運(yùn)動(dòng)，這種池火災(zāi)是由于水池表面燃料蒸發(fā)的燃燒而產(chǎn)生的湍流擴(kuò)散火焰而引起的。該模型確定了兩個(gè)區(qū)域：火災(zāi)燃燒區(qū)和可見的火焰區(qū)?，F(xiàn)場(chǎng)試驗(yàn)對(duì)比決定的三個(gè)量綱經(jīng)驗(yàn)常數(shù)的確定下，上述底座上的燃燒區(qū)中的模型可確定橫風(fēng)中的可見火焰長(zhǎng)度和傾斜角。通過簡(jiǎn)化和合理的火焰煙塵濃度假定，熱輻射模型與池火災(zāi)模型提供了依賴于實(shí)地測(cè)試而確定池火災(zāi)的兩個(gè)熱輻射經(jīng)驗(yàn)常數(shù)的方法。該模型顯示，超大規(guī)模池火有望通過吸油煙火災(zāi)的熱通量減少。從熱燃燒氣體的熱傳遞到池中液

7、體燃料的建?？捎^測(cè)到的絕熱密閉池火災(zāi)的蒸發(fā)速率。此外，增加蒸發(fā)率水池火災(zāi)的模型也解釋了此類火災(zāi)中所觀測(cè)到的增強(qiáng)蒸發(fā)率。2.卷吸模型 池火災(zāi)是一種完全由重力升浮力驅(qū)動(dòng)的擴(kuò)散性火災(zāi)。然而，它具有許多非浮力射流擴(kuò)散火災(zāi)的特性。圖1是一個(gè)靜止的圓形水池火燃燒的流體流場(chǎng)草圖，展示的是軸對(duì)稱流動(dòng)的垂直平面。圖上標(biāo)明這種火災(zāi)的直徑為D和高度為lv的 圓柱，正如通常觀察到的情況，某種程度上在側(cè)向表面上稍微大于D。燃料通過從液體池表面蒸發(fā)運(yùn)送到火災(zāi)核心部位，后者由于熱驅(qū)動(dòng)從火焰被轉(zhuǎn)移到液體燃料，同時(shí)，當(dāng)其出現(xiàn)時(shí)，熱量也從池中轉(zhuǎn)移而減少。由于熱氣體在火災(zāi)的垂直運(yùn)動(dòng)，空氣從火區(qū)的外表面夾帶中通過。燃料和空氣相遇的這

8、兩股注流在火焰表面相遇，它們以化學(xué)計(jì)量比結(jié)合，產(chǎn)生燃燒產(chǎn)物。因?yàn)樵跓嵊鹆髦羞M(jìn)一步上升，該產(chǎn)物隨后與夾帶的空氣混合。 池火災(zāi)很容易被劃分為兩部分：下部燃燒區(qū)和上部羽區(qū)（見圖1）。在燃燒區(qū)中，燃料和空氣混合，并以化學(xué)計(jì)量比生成產(chǎn)物。由于其質(zhì)量、動(dòng)量和熱能中的火災(zāi)的垂直通量，燃燒后的氣體在垂直方向上的軸向速度迅速增加。在羽流區(qū)，一開始，燃燒區(qū)的上邊緣所有的燃料就已經(jīng)被消耗殆盡，有在熱能通量沒有進(jìn)一步增加，但質(zhì)量和動(dòng)量通量會(huì)繼續(xù)增加。持續(xù)空氣卷吸伴隨著溫度和燃燒產(chǎn)物濃度的降低，以及軸向速度的下降。 不同于噴氣擴(kuò)散火焰，燃料流在最初提供了巨大的上升通量，池火災(zāi)微弱的燃油蒸汽流夾帶在回流區(qū)，一開始帶著燃

9、料快速到達(dá)在外緣池的火焰表面，然后向上和向內(nèi)流向軸線，給火焰表面的上部提供燃料。如圖1所示，這種再循環(huán)區(qū)的上表面上是一個(gè)分割流面，朝著火焰的頂部分離外流動(dòng)向內(nèi)和向上，從內(nèi)流向下循環(huán)到軸附近，然后向外蔓延到水池表面。 在燃燒區(qū)中，燃料和空氣擴(kuò)散朝向火焰面，并且由火焰區(qū)內(nèi)的流體流動(dòng)向上對(duì)流傳熱。在火焰面的燃燒將熱量作為產(chǎn)物釋放，從火焰表面擴(kuò)散，從而提高了溫度，降低了火焰區(qū)的氣體的密度。這種低濃度瓦斯向上加速，通過重力和壓力的力量失衡，為火焰區(qū)的氣體提供了上升力?；鹧姹砻娴娜剂险魵怆x開池已在其頂部被燒毀，只有空氣和燃燒產(chǎn)物保留下來。這種流體的垂直運(yùn)動(dòng)作為一個(gè)蓬勃羽進(jìn)一步發(fā)展7,10,5。 溫度和化學(xué)

10、物質(zhì)的層流擴(kuò)散火焰的質(zhì)量分?jǐn)?shù)的分布如圖2（實(shí)線）所示，在流體流動(dòng)的方向上，火焰表面的距離正常。上游的火焰面（圖的左側(cè)），對(duì)流和擴(kuò)散的燃料和空氣在上游和下游區(qū)之間將薄薄的一層燃料輸送到反應(yīng)區(qū)中；另外，在下游側(cè)，空氣擴(kuò)散的上部和下部相對(duì)流，前者比后者更強(qiáng)并提供足夠的空氣，以與燃料發(fā)生反應(yīng)。在反應(yīng)區(qū)產(chǎn)生的燃燒產(chǎn)物擴(kuò)散到上游和下游，但對(duì)流將其送至下游。由于燃料的燃燒是熱和產(chǎn)物的來源，火焰中的溫度的分布與產(chǎn)物類似，在反應(yīng)區(qū)達(dá)到的最大值等于絕熱火焰溫度Tad。為了讓氧化反應(yīng)發(fā)生，燃料和空氣必須在分子水平上，并在反應(yīng)區(qū)混合。 如圖2中的虛線所示，在湍流擴(kuò)散火焰中，流動(dòng)變量的空間范圍和分布，在同一個(gè)層流火焰中

11、，在某些方面會(huì)有不同。第一，在圖2中，有關(guān)時(shí)間平均值的變量有巨大波動(dòng)。反應(yīng)區(qū)占據(jù)了火災(zāi)區(qū)域的較大部分，平均而言，由于距離渦流混合，燃料、空氣和產(chǎn)物同時(shí)存在。因?yàn)榇蟛糠譁囟忍结槝悠犯?，同時(shí)，在分子混合完成后，燃料冷卻器或富氧渦旋比最小的漩渦還要小，燃燒反應(yīng)迅速發(fā)生，并達(dá)到絕熱火焰溫度，所以平均溫度峰值低于絕熱火焰溫度。第二，因?yàn)橥牧鲾U(kuò)散系數(shù)大于分子擴(kuò)散率，所以擴(kuò)散火焰的厚度比層流中的更大。 在層流和湍流擴(kuò)散火焰中，可以證明11，如果熱粘性和物種擴(kuò)散系數(shù)是彼此相等，該線性關(guān)系在變量溫度T、軸流速度w和物種質(zhì)量分?jǐn)?shù)i表明的情況下存在。雖然這些擴(kuò)散系數(shù)不完全相等，并且所述的線性關(guān)系只是近似的，但是它

12、有助于我們對(duì)火災(zāi)結(jié)構(gòu)有一個(gè)簡(jiǎn)單的了解。例如，該產(chǎn)品的質(zhì)量分?jǐn)?shù)p與由溫度T相關(guān)：其中Ta是環(huán)境溫度，此關(guān)系與圖2一致。 在烴燃料 - 空氣火焰中，不管是層流或湍流，完全燃燒所需要的燃料和空氣流量質(zhì)量的比值在15-17的范圍內(nèi)。流進(jìn)火焰面的空氣流量限制了燃料消耗在燃燒區(qū)的速率。約80的空氣團(tuán)或產(chǎn)物氣團(tuán)是氮，它們不參加燃燒反應(yīng)，但是會(huì)稀釋大部分伴隨火焰的質(zhì)量、動(dòng)量和能量的熱通量。我們可以把擴(kuò)散火焰當(dāng)做以氮為主的氣流，其中的燃料和氧氣的細(xì)微物質(zhì)反應(yīng)生成二氧化碳和水蒸汽，同時(shí)氮會(huì)釋放處熱能。這些種類的燃料質(zhì)量流量通常是最小的。 在以下的章節(jié)中，我們?cè)O(shè)計(jì)出池火災(zāi)中質(zhì)量，能量和動(dòng)量守恒的氣流整體模型。于此，

13、我們假定空氣的流動(dòng)類似于那些浮力羽流、射流和尾流。在這種情況下，主要的假設(shè)是，由空氣到火焰的流速正比于火焰中的向上的氣團(tuán)的流速。此假設(shè)的一個(gè)直接結(jié)果就是定標(biāo)法測(cè)量的流體速度導(dǎo)致燃燒區(qū)高度Lc得以確定。數(shù)量級(jí)的空氣團(tuán)進(jìn)入火焰的速率與AgLcLcD成正比，其中A是大氣密度。但是燃料的質(zhì)量流入速率正比于M D2，其中M是燃料的每池表面的單位面積的質(zhì)量的蒸發(fā)速率。由于這些質(zhì)量流率相互成比例，我們發(fā)現(xiàn) 右邊的無綱量分?jǐn)?shù)，我們稱之為燃料的弗勞德數(shù)Ff， 它由Thomas6引入,作為無量綱參數(shù),確定可見火焰高度lv與直徑D的比率Lv/ D。正如上文所提到的，噴射擴(kuò)散火焰尺度為F2/5，因?yàn)榭梢姽庀拗圃谥杏饏^(qū)

14、，其中的公式（2）不適用。由一下公式可以看出（2）表示的燃燒區(qū)的標(biāo)度規(guī)律。2.1. 質(zhì)量、能量和垂直動(dòng)量守恒 考慮在一個(gè)水平面在高度z上方池火災(zāi)基質(zhì)量流量（參照?qǐng)D1）。表示速度的z由w 表示，由表示的氣體密度，由r表示火焰到軸線的徑向距離，所述質(zhì)量流量M變?yōu)椋呵蟪鰪?延伸到無窮上R的積分后，只有在這個(gè)水平面上的有限區(qū)域A，此積分才有意義。因此，我們可以將此積分寫為為了更好地定義A的大小，我們引入徑向長(zhǎng)度B，在不同的燃燒和火焰區(qū)中，將Ac和Ap定義為軸向磁通ES（MI，P，E）物種，氣勢(shì)和焓變其中Cp是火焰的氣體的（常數(shù)）比熱，其中組分質(zhì)量、熱焓，以及正常的剪切應(yīng)力的擴(kuò)散通量，都被忽略。公式（8

15、） - （10）標(biāo)注了標(biāo)量變量的對(duì)流傳輸i，w，和cp（T-Ta）。 對(duì)于E的另一個(gè)可變形式與浮力通量成正比。 由于空氣卷吸的作用，隨著高度z的增加，質(zhì)量流速M(fèi)增加 其中卷吸率表示磁通M和P，以及一個(gè)無量綱形式因子，每個(gè)區(qū)域都有不同。 由于浮力作用，軸向動(dòng)量增加 其中浮力由通量E，M，和P和一個(gè)無量綱形式因數(shù)表示。 最后，在燃燒區(qū)中，該熱焓磁通與卷吸的空氣燃料發(fā)生反應(yīng)時(shí)增大 其中Hc為每燃料的單位質(zhì)量的燃料的熱值，f是產(chǎn)物在化學(xué)計(jì)量混合物為燃料的質(zhì)量比，C是處于燃燒區(qū)的空氣當(dāng)量比，即燃料/空氣質(zhì)量的比率消耗與它的化學(xué)計(jì)量值的比值。 另一方面，在燃料汽化的速率確定的情況下，羽區(qū)域的E的值保持恒定

16、 由方程（11） - （16），連同合適的初始條件中，可得出燃燒和羽流區(qū)軸向距離z函數(shù)中流量M，P和E的解。2.1.1. 燃燒區(qū) 燃燒區(qū)從池面（Z =0），擴(kuò)展到所有已被燃燒的燃料的高度（Z = LC）。在水池表面，相比于燃燒區(qū)的頂部，E =0，而P和M是非常小的，因此可以認(rèn)為其并沒有實(shí)際效用。其結(jié)果是，在這個(gè)區(qū)域內(nèi)，E和P的關(guān)系通過的積分（13） - （15）表達(dá)：M可從（11）的積分中確定，燃燒區(qū)的質(zhì)量流量平均流速w和平均溫度T的值為方程（20）和（21）說明了如何測(cè)量燃燒區(qū)中的w和;W與GZ成正比，T和z無關(guān)。與此相反，可以看到，隨著羽區(qū)的z增加，這兩個(gè)值均減少，。 流動(dòng)面積Ac的公式為

17、 方程（6）中b的面積和大小，也隨Z線性增加。 最后，當(dāng)E= EP，燃燒區(qū)Lc的高度，可以通過令Z = LC求出，這是通過公式（2）計(jì)算出的精確的關(guān)系2.1.2. 羽區(qū) 浮力羽流區(qū)從燃燒區(qū)（z= LC）的端部向上延伸。在羽區(qū)內(nèi)的可變值焓通量E，在公式（16）中的Ep不變，而根據(jù)方程式（12）和（14），質(zhì)量和動(dòng)量通量M和P隨高度增加，。但是，這一區(qū)域的平均溫度T和平均速度W隨著z的增加而下降。順著這條方法，因?yàn)闇囟纫驯痪砦諝饫鋮s至的充分下降的點(diǎn)，可見輻射就變得微不足道這時(shí)，海拔z等于（可見）火焰高度Lv。 我們可以聯(lián)立（12）和（14），設(shè)z = Lc，并將第2.1.1節(jié)的燃燒區(qū)P和M的解帶

18、入方程式，從而求出羽區(qū)變量。但無量綱系數(shù)的值是未知的，那么就無法求解。于是，我們遵循的2的方法，假定虛擬源的Z0低于水池表面處M和P為零，可求出熱卷流的解。該解在Z-LC區(qū)間十分精確，但在z = LC時(shí)，P和M會(huì)有的不連續(xù)的值；由于與Z0數(shù)量以及所有梯度不連續(xù)的值有關(guān)，E則是連續(xù)的值。 表1 燃燒和火焰區(qū)變量的縮放關(guān)系聯(lián)立（12）和（14），可得然后確定-w、-t，以及Ap的值 方程（4） - （28）中的池火災(zāi)變量M、P、E、A、B、W，以及T - TA，正比于功率z。在表1中，說明了燃燒和羽流區(qū)的相應(yīng)功率。所有這些變量都隨著兩個(gè)區(qū)域z的增加而增加；羽流區(qū)的W和T - TA增加，變量值減少。

19、大多數(shù)情況下，由于燃燒區(qū)的能量加成，其的增長(zhǎng)率比羽流區(qū)的增長(zhǎng)率要高。2.1.3. 可見火焰長(zhǎng)度 我們?cè)诘谝还?jié)中提到，如（27）所示，可見火焰長(zhǎng)度lv隨羽流區(qū)平均溫度T與高度z的下降而改變。Heskestad2指出，噴氣擴(kuò)散火焰中，Lv由羽流中心線溫度的固定值確定；而Steward10基于羽流區(qū)的可見火焰尖端的等價(jià)比V，提出一項(xiàng)關(guān)系式。按照Steward的說法，我們認(rèn)為羽流區(qū)的可見的火焰長(zhǎng)度，在z =lv的情況下，由等價(jià)比V決定，而V與羽流區(qū)的的能量和質(zhì)量有關(guān)如（17），在（29）成立的情況下，聯(lián)立方程（27）和（25），可得可見火焰長(zhǎng)度lv為2.1.4. 燃料燃燒性能的影響 無論是燃燒區(qū)還是羽

20、流區(qū)的高度，Lc和lv都與無量綱產(chǎn)品的分?jǐn)?shù)冪（F3CpTa/ HC）F2F成正比。 Heskestad2將不同種類燃料的無量綱參數(shù)N（Steward稱為燃燒數(shù)10）定義為 相關(guān)湍流射流火焰可見長(zhǎng)度。（31）等式右邊的第一項(xiàng)表示燃料熱值的影響，第二項(xiàng)表示浮力的影響。對(duì)于烷烴的蒸汽來說，33%的（3 COTA/ HC）的值在碳原子數(shù)1-16之間變化，但基本上比氫的值高，比甲醇的值低?？梢娀鹧娓叨日扔贜1 /5，氫和甲醇的量之間的有所不同，但在Ff.8為定值時(shí)，烷烴燃料只有6%。2.1.5. 風(fēng)傾斜 在比較該模型與實(shí)驗(yàn)觀察之前，有必要考慮橫風(fēng)的因素，有觀察表明，火焰受橫風(fēng)影響，會(huì)向垂直角度傾斜。同

21、時(shí)，在大多數(shù)情況下，可見火焰的傾斜長(zhǎng)度Lv受到交叉流動(dòng)的影響很?。ㄒ奣homas6），即 因此，觀察表明：即使傾斜高度lv保持不變，傾斜的火焰高度Hv也會(huì)降低至零風(fēng)值以下。 要修正橫風(fēng)速度對(duì)池火災(zāi)模型的影響，就有必要考慮到由橫風(fēng)增加引起的卷吸率。熱羽區(qū)中的橫風(fēng)成功地解釋了學(xué)者們的觀察模型的現(xiàn)象，包括從羽流氣體相對(duì)于大氣垂直和水平運(yùn)動(dòng)分量的卷吸速率（參見14-16）。運(yùn)用圖3的坐標(biāo)系，可知池火災(zāi)羽流區(qū)部分的情況，我們記錄下質(zhì)量和動(dòng)量守恒沿中心線羽距離s，其與垂直角度的正切值為 其中，p的是橫流的卷流系數(shù)。風(fēng)速為0時(shí)，= 0，（33） - （34）可簡(jiǎn)化為（12）和（14）。 羽流區(qū)動(dòng)量守恒正態(tài)中

22、心線為聯(lián)立流向和正態(tài)動(dòng)量方程，可得積分關(guān)系 利用此方程式可抵消（33）和（34）中的，使s函數(shù)以及參數(shù)V的函數(shù)中的M和P得以確定. 為了進(jìn)一步分析，我們僅考慮兩種極限情況：與-W和火焰前段流速相比，v較小，而V的值接近-w。設(shè)火焰尖端的傾斜角度為 其中，fw（V/GD）是風(fēng)弗勞德數(shù)。在低風(fēng)速的情況下，羽流方向接近垂直，-W的最大值約為 gD，因此，sin趨向于Fw。在高風(fēng)的情況下，-W的值趨于V，sin的值趨于1。在中等的情況下，由（33）和（34）的解確定其的復(fù)雜關(guān)系。為了將現(xiàn)場(chǎng)試驗(yàn)作對(duì)比，我們用關(guān)系式表達(dá)這種關(guān)系。 此關(guān)系式由以上所討論的值限定，其中所述常數(shù)c由實(shí)驗(yàn)觀察確定2.2. 非恒定

23、流的影響 大型池火災(zāi)，如噴氣火焰，其羽流的大小、可見亮度和垂直速度明顯具有隨著時(shí)間的變化而改變的特性。其他自由剪力流，例如噴氣流和尾流，經(jīng)檢其測(cè)頻率和尺寸，大尺度渦旋是不恒定的主因。這樣不穩(wěn)定的環(huán)狀無量綱數(shù)就是斯特勞哈爾數(shù)，其定義為以速度為尺度的長(zhǎng)度倍數(shù)頻率。對(duì)于池火災(zāi)來說，如果我們令其長(zhǎng)度為D，速度為gD，那么斯特勞哈爾數(shù)為 對(duì)噴射火焰的測(cè)量結(jié)果表明，其比例為D-1/25，從而可以確定STR為0.48時(shí)的值。這是典型的斯德魯哈爾數(shù)在湍流尾跡和噴氣流中大渦結(jié)構(gòu)的應(yīng)用。 Fay和Lewis指出，池火災(zāi)可被看做是一系列的火球。分析其燃燒時(shí)蒸氣云體積V，可得可見火焰高度Lv與V1 /3成正比，燃盡時(shí)

24、間與-1 /2V1/ 6成正比，平均體積流率與G1 /2V5/ 6成正比。設(shè)后者與池火災(zāi)體積流量率M *D2/A= FfG1/2D5/2成正比將此值代入（30）可求出穩(wěn)定池火災(zāi)的可見火焰長(zhǎng)度2.3. 與池火測(cè)試對(duì)比2.3.1. 燃燒區(qū) 與測(cè)量可見火焰高度相比，測(cè)量燃燒區(qū)高度Lc很難的，因?yàn)楹笳咝枰獪y(cè)量在燃燒區(qū)內(nèi)的氣體溫度。Koseki 和Yumoto 制作出絕熱的庚烷池火災(zāi)在此區(qū)域的限定溫度分布。測(cè)量直徑為6m的池火災(zāi)的等溫線，顯示出一個(gè)燃燒區(qū)的火焰面，在形狀上大致為圓錐形，從一個(gè)點(diǎn)延伸到池火災(zāi)的火軸外緣， 其中心線溫度達(dá)到最大值。中心線溫度達(dá)到最大值時(shí)的升高值被作為燃燒區(qū)的高度LC。 這五個(gè)

25、測(cè)試的池直徑范圍為0.3到6m，燃料弗勞德數(shù)Ff的范圍是（811）10-3，LC/ D的范圍為0.450.75。這些測(cè)量結(jié)果如圖 4所示，將其與（23）聯(lián)立 其中LC / D的標(biāo)準(zhǔn)差的平均值為15.6。Koseki 和 Yumoto 17還測(cè)量了池火災(zāi)的質(zhì)量流量，并將其記為化學(xué)計(jì)量值的一小部分，這與當(dāng)量比相同。在z = LC中，的值在C1.7之間。利用C的值和庚烷的熱特性，同時(shí)對(duì)比（23）和（41），可算出cc0.1。由于C的值應(yīng)約為0.313，我們得出結(jié)論，c的值也與其大約相同。2.3.2. 羽流區(qū) 可見火焰長(zhǎng)度由那些范圍在0.4-0.8m的可見光譜圖片來確定。由于在此頻段沒有顯著的分子輻射

26、，可推測(cè)在燃燒熱平衡和羽流氣體中，可見光強(qiáng)度是由白熾燈煙灰粒子決定的。在可見光波段，當(dāng)表面溫度為T時(shí)，并令T2060 K，黑色物體的發(fā)射功率vis與T正相關(guān)： Heskestad2指出，噴射火焰尖端的羽流中心線溫度為500-600 K，此時(shí)T-Ta下降到Z-5/3。因此，火焰前端的可見輻射急劇下降，同時(shí)，在總體上，羽流區(qū)的大多紅外線輻射下降得更慢。 現(xiàn)場(chǎng)測(cè)試所得的可見火焰長(zhǎng)度Lv的值和傾斜角度測(cè)量值使評(píng)估模型預(yù)測(cè)更加可靠，并體現(xiàn)在方程（30）和（38）中。我們總結(jié)了Moorhouse、Johnson和Nedelka等人對(duì)絕熱天然氣池火災(zāi)的33次試驗(yàn)，這些試驗(yàn)涵蓋了一系列有效的池火災(zāi)，其范圍為：

27、直徑D=1.8-35米，風(fēng)速V =1.8-14.4米/秒，火焰長(zhǎng)度lv=3.3-77米，傾斜角度=28-66;除過傾斜角度，這些就是幅度變化的規(guī)律。另外，其中也包括了六項(xiàng)對(duì)潛水絕熱穩(wěn)態(tài)循環(huán)天然氣池火災(zāi)的測(cè)試。 我們先分析圖5所標(biāo)示的方程（30）中的關(guān)系。我們將池火災(zāi)分為三種：循環(huán)絕熱（三角形）、矩形絕熱（圓形）以及水上循環(huán)非絕熱池火災(zāi)（矩形）。在下面的第四節(jié)中，我們討論了隨風(fēng)向而變的矩形池，它應(yīng)該與圓形池的關(guān)系式區(qū)別分析。只考慮圓形池，令（30）中的Z0/約等于 D0，其線性回歸關(guān)系式為 如圖5中的實(shí)線所示。矩形池火災(zāi)顯然是從圓形池區(qū)分的，其呈現(xiàn)出大量的的散射，lv/ D值也更小。Thomas

28、的木槽火災(zāi)的關(guān)系式廣泛用于池火災(zāi)： 這種關(guān)系如圖 5虛線所示，從這里可以看出，F(xiàn)f值很大時(shí)，可見的火焰長(zhǎng)度被高估了。此圖還標(biāo)出了關(guān)系式（41）中燃燒區(qū)的長(zhǎng)度L（虛線），可見煙流長(zhǎng)度的只有一小部分。 為了說明可見火焰長(zhǎng)度取決于風(fēng)速，我們求出圖6中在（lv/ D）F-2/5F上風(fēng)弗勞德數(shù)的FwV /的gD的積分（圓形池中的矩形，矩形池中的圓形）。并沒有明確的證據(jù)表明其間的任意一組與風(fēng)弗勞德數(shù)相關(guān)，尤其是的圓形池。2.3.3. 風(fēng)傾斜 詳見第2.1.5節(jié)，火焰傾斜角的正弦應(yīng)為風(fēng)向弗勞德數(shù)Fw的函數(shù)。圖7顯示了函數(shù)Fw中sin的測(cè)量值。還標(biāo)出了最佳關(guān)系式（38） 其中R=0.62。值得注意的是，現(xiàn)場(chǎng)測(cè)

29、試中主要顯示了大于30的傾斜角，而（45）表示小于10時(shí)，F(xiàn)w必須小于0.03。顯然，池火災(zāi)的傾斜度對(duì)低于（FW0.2）的低風(fēng)速很敏感，但對(duì)（FW0.2）的高風(fēng)速不敏感。Rew和Hurlbut給出了風(fēng)傾斜的經(jīng)驗(yàn)公式：如圖7中的虛線所示。大概由于d(sin )/dFw =at Fw =0，此關(guān)系式過度預(yù)測(cè)了低風(fēng)速弗勞德數(shù)下的風(fēng)傾斜度。 通過現(xiàn)場(chǎng)實(shí)驗(yàn)的觀察，將池火災(zāi)模型與圖5中火焰長(zhǎng)度Lv和圖7中的傾斜角度進(jìn)行比較，結(jié)果顯示巨大的可變性。將變量A，M，D，和V代入，該模型就很好確定了。另一方面，由于羽流的時(shí)間的可變性并且很難確定，所以以此為基礎(chǔ)的LV和的測(cè)量值在某種程度上不能確定。對(duì)于直徑較大的池

30、，大量的煙灰形成可能掩蓋火焰形狀，特別是其直徑的長(zhǎng)度。例如受浮力強(qiáng)烈影響的池火災(zāi)，通過對(duì)模型和橫風(fēng)熱羽流的軌跡的比較，顯示出類似的變化15,16。經(jīng)過500次的測(cè)量，F(xiàn)ay、Escudier和Hhoult16提出羽流上升高度的標(biāo)準(zhǔn)偏差大約是平均值的15，這比10等式（43）中池火焰長(zhǎng)度值的偏差大了10%。顯然，這些測(cè)量值的變率都是不可約的3. 熱輻射模型 大量的熱輻射的池火災(zāi)測(cè)量值都與火災(zāi)區(qū)的灰氣模型、或者火焰表面的發(fā)射功率模型相關(guān)（見4,22）。對(duì)于小直徑的池火災(zāi)，煤煙濃度可以足夠低，以致該火焰區(qū)幾乎透明。同時(shí)，灰色的氣體模型為此提供了令人滿意的關(guān)系。另一方面，特大的池火災(zāi)顯示，巨大煙灰的形

31、成可以掩蓋熱輻射，特別是在火焰區(qū)的上部。對(duì)于這類火災(zāi)表面的發(fā)射功率模型為測(cè)量特大池火災(zāi)的大小提供了更好的依據(jù)，這遠(yuǎn)遠(yuǎn)超出了在現(xiàn)場(chǎng)實(shí)驗(yàn)中所觀察到的規(guī)模。 本節(jié)中，我們建立了與圖1和第二節(jié)中描繪的熱輻射池火災(zāi)模型一致的燃燒區(qū)和羽流區(qū)域的灰氣模型。 這是基于假設(shè)該池火災(zāi)熱輻射以煙灰粒子的形式在兩個(gè)區(qū)域均被發(fā)射（和吸收），且不考慮池火災(zāi)的大小，這些區(qū)域內(nèi)的灰氣發(fā)射率與燃燒產(chǎn)物的局部濃度成正比。實(shí)際上，這就相當(dāng)于假設(shè)燃料碳的固定分?jǐn)?shù)被轉(zhuǎn)換為固定的發(fā)射性質(zhì)的煙灰粒子。利用這種模型的結(jié)果是，該池火的光學(xué)寬度會(huì)隨著高度Z的增加而呈現(xiàn)線性增加。這種標(biāo)度因子可以從池火表面發(fā)射功率的實(shí)地測(cè)量中確定。根據(jù)這個(gè)模型，對(duì)

32、于給定的燃料來說，預(yù)測(cè)任意大小池火災(zāi)的熱輻射，只需要兩個(gè)經(jīng)驗(yàn)常數(shù)。3.1. 灰氣池火災(zāi)模型 在池火災(zāi)中，無論是空氣和燃料混合并反應(yīng)的燃燒區(qū)，或是過量的空氣進(jìn)一步混合的羽流區(qū)，都會(huì)將熱輻射發(fā)射到周圍大氣中。在火焰面在燃燒區(qū)，燃燒反應(yīng)發(fā)生時(shí)，溫度達(dá)到峰值Tf，這與燃燒產(chǎn)物的化學(xué)計(jì)量濃度相同。在擴(kuò)散火焰中，如果質(zhì)量和熱擴(kuò)散率是相等的，那么任何種類的質(zhì)量分?jǐn)?shù)都與溫度呈線性相關(guān)11。假設(shè)池火災(zāi)是如此，燃燒產(chǎn)物p的質(zhì)量分?jǐn)?shù)已由（1）給出，其相應(yīng)的燃燒產(chǎn)物的密度p（1），與煙塵輻射率成正比，即 因此，煙塵輻射率與（A-）成正比。在池火災(zāi)中，這個(gè)函數(shù)隨任意水平的z的徑向距離而變化而逐漸變化，直到=A時(shí)，它在外

33、緣快速地接近零。作為有用的近似值，我們可以認(rèn)為煙灰密度以及灰氣發(fā)射率，在整個(gè)池火災(zāi)中是恒定的。 現(xiàn)在，我們計(jì)算在池火災(zāi)外表面區(qū)域的火焰發(fā)射功率。我們把寬度為b的火焰區(qū)的水平切片看做圖1中所示。輻射區(qū)域中，如果T接近峰值溫度Tf，且B與相比B，徑向長(zhǎng)度很短，那么T 4僅僅是實(shí)體。這就提供了T4 Fb向外的熱通量，其中是Stefan-Boltzmann常數(shù)。這種徑向通量由于吸收和exp（-B）因素而衰減，因此產(chǎn)生了表面發(fā)射功率B 我們可以發(fā)現(xiàn)，橫向火焰區(qū)的b與Z成正比 見方程（6）、（7）、（22）、（28），我們可以用KZ代替b ，使得（48）變?yōu)?其中，縮放吸收系數(shù)b/ Z。KZ=1時(shí)，發(fā)射功

34、率有最大值，此時(shí)/T4 F=1/ E。 我們?cè)谄骄鹧鎱^(qū)的外部，用平均表面發(fā)射功率來表現(xiàn)火焰的熱輻射廣角放射性測(cè)量值。在放射模型的關(guān)系式（49）中，該平均值變?yōu)?圖8描繪了該平均表面發(fā)射功率的火焰光學(xué)長(zhǎng)度KLV的函數(shù)圖。對(duì)于小型火焰（KLV1）來說，lv/T4 F= KLV，而對(duì)于非常大的火焰來說，Lv/T4 F=1/ KLV。當(dāng)KLV=1.795時(shí)，Lv /T 4 f 達(dá)到最大值0.2984。對(duì)于特大池火災(zāi)(kLv1)，熱輻射僅在高度k-1在火災(zāi)的基部十分顯著，相當(dāng)于每單位的熱通量T 4 f (k 1)，加總熱通量T4 F（K-1D）。3.1.1. 與LNG現(xiàn)場(chǎng)測(cè)試對(duì)比 在本節(jié)中，我們將灰氣

35、模型的平均表面發(fā)射功率與Nedelka等人所發(fā)表的的分析測(cè)量量作對(duì)比， 20然后在一個(gè)大小為6.1，10.6，20，35m的圓形堤壩內(nèi)進(jìn)行密閉的絕熱天然氣池火災(zāi)的大規(guī)模測(cè)試。在他們的分析中，圓柱形火焰用Thomas可見火焰長(zhǎng)度（44）和風(fēng)力傾斜被用來定義，雖然實(shí)際的火焰形狀稍微有所不同。不過，這種比較對(duì)預(yù)測(cè)其他尺寸的池火災(zāi)的熱輻射也是有效的，包括那些更大池火災(zāi)。 我們用選兩個(gè)參數(shù)進(jìn)行對(duì)比，k和T4 F，與隱含值lv進(jìn)行配對(duì)。假設(shè)35米直徑的測(cè)試對(duì)應(yīng)圖8中的最大值，我們就令 k = 0.0233m1 ， T 4 f = 563kW/m2。在大小為6.1，10.6，20，35的測(cè)試圖中，/T4 F

36、的值如圖 8中的三角形所示。結(jié)果完全吻合，如果調(diào)整參數(shù)值，結(jié)果還可能更理想。在從廣角輻射的計(jì)測(cè)量值中可計(jì)算出的值。 Nedelka等人假設(shè)Z的定域值在任何點(diǎn)都等于。我們需要更加嚴(yán)格的模型測(cè)試來重新評(píng)估放射測(cè)量值，在達(dá)到模型參數(shù)的最佳值時(shí)，可利用（49的模型分布求得。 根據(jù)該模型，在kz= 1時(shí)，Z的定域值達(dá)到最大值（Z =42.9米），此時(shí) = 207 kW/m2。后者比的最大值高了大約20。直徑為20米和更小的測(cè)試中，的窄角輻射測(cè)量值小于207千瓦/平方米，但直徑為35米的火災(zāi)中類似的測(cè)量值比它高5020。其差異在于預(yù)測(cè)的火焰形狀的方法不同。該模型的參數(shù)值適用于利用遠(yuǎn)距離接收器估算池火災(zāi)的的

37、總熱輻射，而這可能無法準(zhǔn)確地預(yù)測(cè)定域值。 最后，我們注意到，每個(gè)單位的池圓周發(fā)射的熱通量的都限制在T4 FK-1 =24.2MW/ m以下。 灰氣模型的一個(gè)前提是，發(fā)光氣體火焰表面附近的區(qū)域的厚度是火焰區(qū)的一小部分。如果火焰溫度Tf接近約2300 K的絕熱火焰溫度，那么=0.36。此時(shí)數(shù)值還不夠小，只是與火焰區(qū)內(nèi)的峰溫度分布的假設(shè)保持一致。上述用于大型池火災(zāi)中的灰氣模型，在某些方面Fay等人用來分析實(shí)驗(yàn)室火災(zāi)的熱輻射的測(cè)量值的模型相似。我們?cè)?.2節(jié)中提到，實(shí)驗(yàn)室中不穩(wěn)定燃燒的火球模擬了池火災(zāi)中的大規(guī)模不穩(wěn)定燃燒火焰。Fay等人提出，火焰的熱輻射脈沖延伸的時(shí)間超過了可見燃耗的時(shí)間，大約在15的

38、總輻射發(fā)散之后，可見輻射已經(jīng)停止。對(duì)于池火災(zāi)很來說，相似數(shù)量的廣角輻射磁通很可能會(huì)從熱氣體的可見火焰頂端的上方散發(fā)。盡管如此，隨著時(shí)間的推移，火球溫度的估算值伴隨著超出可見光輻射的消失而大幅下降，因?yàn)樗窃谀M情況下的池火災(zāi)羽流區(qū)中的溫度（27）。在實(shí)驗(yàn)室火球中，初始燃料樣品體積不超過200立方厘米，灰氣吸收系數(shù)k大約比上述大型天然氣池火災(zāi)還要大一個(gè)數(shù)量級(jí)。即便如此，由于表面輻射的限制，煙塵的吸收很重要，與圖8中所示的值進(jìn)行比較，KLV的火球?qū)嶒?yàn)最大值還是很小，僅為0.07。 REW和Hulbert22提出了一種利用實(shí)驗(yàn)觀察中測(cè)量的衍生燃料的特定參數(shù)建立的通用模型(POLFIRE6），用于測(cè)量

39、各種燃料的池火災(zāi)熱輻射。該模型結(jié)合了煙塵吸收的影響，建立了池直徑和燃料類型的函數(shù)。對(duì)于以天然氣燃料的池火災(zāi)，POOLFIRE6的分析結(jié)果如圖8中的虛線所示。以上所示的測(cè)量范圍內(nèi)，POOLFIRE6模型結(jié)果比測(cè)量值高了約50。在kD的值非常大時(shí)，POOLFIRE6模型和本文中的灰氣模型之間的差距則更大。 Rewand和Hulbert22指出，在遠(yuǎn)距離時(shí)與D作比較，他們的模型預(yù)測(cè)受體熱通量約為測(cè)量值的1.5倍。在最近的距離大約為2D時(shí)，平均過度預(yù)測(cè)量約為200。3.1.2. 熱通量與受體 可利用適當(dāng)?shù)腇值來計(jì)算離池火災(zāi)邊緣距離為x處的受體的熱通量q，例如由Sparrow和 Cess26建立的圓柱形

40、非傾斜火焰。在大型池火災(zāi) (kL, kD1)中，熱輻射是在高度為k1的火災(zāi)的基礎(chǔ)上從一個(gè)區(qū)域發(fā)出的，因此可以忽略傾斜，認(rèn)為可見因素在某種程度上在距離為kx1處簡(jiǎn)化了。可認(rèn)為發(fā)射源在K-1的高度以上，有統(tǒng)一值T4f，則：令kx1，kr1。在x/R1 and x/R1的限制下，原式化簡(jiǎn)為： 在實(shí)際的計(jì)算中，必須考慮超過距離x的大氣吸收。4. 池火災(zāi)的質(zhì)量蒸發(fā)率4.1. 絕熱池火災(zāi) 在前面的章節(jié)中，我們將燃料質(zhì)量蒸發(fā)率M看作實(shí)驗(yàn)室或者實(shí)地測(cè)試中的外生變量。它是燃料弗勞德數(shù)（式（3）中的基本要素，也是池火災(zāi)模型的量綱縮放變量。但人們普遍認(rèn)為，絕熱池火災(zāi)的燃料蒸發(fā)率是由池火災(zāi)轉(zhuǎn)移的熱量決定的，因此應(yīng)該從

41、池火災(zāi)模型本身來確定一個(gè)能自我維持的傳熱反饋機(jī)制。 對(duì)于池火災(zāi)來說，在池直徑D達(dá)到1m以上時(shí)，就能觀察到非常清晰的湍流現(xiàn)象，不同燃料的質(zhì)量蒸發(fā)速率都可以通過汽化HV的燃料熱值的HC和熱量的函數(shù)來求得近似值（參看4）， 一般烴燃料的熱焓值都大約在45 MJ/kg左右，而這些燃料的蒸發(fā)熱傳導(dǎo)速率mhv為 45 kW/m2。 Hottel（見4）認(rèn)為，液體燃料的熱通量Hv是火焰氣中輻射和對(duì)流熱的組合，同時(shí)，在小直徑層狀火災(zāi)中，對(duì)流換熱占主導(dǎo)地位，輻射傳送控制著大型湍流火災(zāi)。無論真假與否，我們認(rèn)為，蒸發(fā)熱傳導(dǎo)可被記作這些組分的總和，其建模為 其中的無量綱系數(shù)a是Stanton數(shù)，因?yàn)閷?duì)流和系數(shù)b中包含

42、從火焰區(qū)的輻射熱傳遞到燃料表面的可見元素。與關(guān)系式（54）對(duì)比，（55）中的輻射的條件和水池直徑D有關(guān)。 如果我們假設(shè)輻射熱傳遞與對(duì)流相比更小，如圖9所示，我們可以測(cè)得的熱傳遞率M HV與關(guān)系式（55）比較。我們注意到，圓形池火災(zāi)比矩形池火災(zāi)的蒸發(fā)速度低，其有關(guān)均值的變化也較小。我們把這種差異歸為兩個(gè)原因，一是直角矩形池的拐角，二是風(fēng)向，因?yàn)轱L(fēng)向可能會(huì)影響流中的再循環(huán)區(qū)域和隨后池表面的熱傳遞速率，并導(dǎo)致其不對(duì)稱。把圓形和矩形池分開測(cè)量，對(duì)流交換熱速率的關(guān)系式變?yōu)?用虛線在圖9中畫出（56）的關(guān)系圖。蒸發(fā)率隨池直徑的增加有增強(qiáng)的趨勢(shì)。此外，考慮到該燃料的熱量特性，方程（56）和（57）與（54）

43、的形式相同。另外，Stanton數(shù)與幅度與平板湍流傳熱的順序相同。 另一方面，如果假設(shè)輻射占主要方面，可得 其中C是燃燒區(qū)表面的平均發(fā)射功率，此部分接近火災(zāi)池表面，如圖10中虛線所示的LONGpool絕熱池火災(zāi)。圓形和矩形水池之間沒有區(qū)別，二者都有相似的平均值和離差。在這些測(cè)試中D的范圍內(nèi)，C隨D值逐漸增大，如（56）。 與液化天然氣的測(cè)試對(duì)比，無論是對(duì)流，還是輻射，或兩者組合的基礎(chǔ)上，都能夠求出所測(cè)量的燃料蒸發(fā)速度。但與Hottel所主張的想法，也有其他原因更偏向于對(duì)流為主導(dǎo)傳熱機(jī)理。氫池火災(zāi)的相關(guān)公式為（54），并推出（56），它的輻射通量小得多，由于它們不發(fā)光，因此（58）無法對(duì)其作出解

44、釋。此外，對(duì)于直徑足夠大的火池來說，（和輻射加熱）減小到D-1，因此對(duì)流加熱必須在非常大的直徑占據(jù)主導(dǎo)。由于這些原因，為了使池火災(zāi)的相關(guān)燃料蒸發(fā)速率模型更加可靠，我們建立了關(guān)系式（56）。 如果這種說法可以被接受，那么（56）和（57）都體現(xiàn)了燃油性能的影響因素，從（56）推導(dǎo)（57）出圓形和矩形池火災(zāi)的燃油弗勞德數(shù)F * f，為 其中，（59）和（60）右邊的第二個(gè)表達(dá)式就是LNG值。 （43）表示了lv和FF之間的一般關(guān)系，并存在于絕熱池火災(zāi)。這種關(guān)系變?yōu)?需要注意的是，與圓形池相比，矩形池火中的蒸氣發(fā)生率（F *f）更高，但其可見的火焰高度較低。這表明了在燃燒區(qū)域內(nèi)的混合更大，并因此給將

45、熱量傳遞給了燃料。在羽流區(qū)，將不規(guī)則矩形水池形狀與圓形火池進(jìn)行比較，其火焰長(zhǎng)度也更短。這些差別都不是很大，但在試驗(yàn)中很容易檢測(cè)到（參照?qǐng)D5，圖6，圖9）。 關(guān)系式（59） - （61）是建立在式（56）和（57）的對(duì)流換熱模型的基礎(chǔ)上的，并表示出了所有絕熱池火災(zāi)中F * F和L * V/ D的一般值，但這基本取決于無量綱池的形狀和燃料熱性能參數(shù)。雖然個(gè)別實(shí)驗(yàn)值偏離該平均值，但是這種分布不可能因?yàn)轱L(fēng)速或火焰傾斜而減小。4.2. 非絕熱池火災(zāi) 非約束型池火災(zāi)中形成的上述低溫燃料，以更高的速率m排放到水中或者土壤中，比相同直徑的絕熱池中的速率更高。熱傳遞以上述對(duì)應(yīng)絕熱池火災(zāi)的蒸發(fā)速率amountm從

46、燃燒區(qū)的基層開始增加。例如，要估測(cè)由于海洋油輪的貨物的偶然放電形成的天然氣池火災(zāi)的大小，通常假設(shè)蒸發(fā)速度為m，且放電條件恒定（見1,27） 。 很少有實(shí)驗(yàn)證據(jù)證明這一假設(shè)。在這里，我們將非承壓非絕熱穩(wěn)態(tài)圓形的LNG池火災(zāi)的六個(gè)測(cè)試來計(jì)算蒸發(fā)率的增值M，及其與各項(xiàng)試驗(yàn)條件的關(guān)系。在這些試驗(yàn)中，液化天然氣在水表以足夠長(zhǎng)的時(shí)間和穩(wěn)定的質(zhì)量流率M排處到水面，從而形成了不受約束直徑穩(wěn)定的池火災(zāi)。在一般情況下，隨著m的增加， 可由總的蒸發(fā)速度減去（56）的絕熱值計(jì)算的質(zhì)量蒸發(fā)速率的增量M 圖11所示是增量質(zhì)量蒸發(fā)速率M與質(zhì)量流率M的函數(shù)圖，可以把它看作與m近似線性正比; M還隨著M增加而增加，池直徑也一樣

47、。流體流流入池中的的速率對(duì)后燃燒率和池大小的有重要影響。 為了解釋這種現(xiàn)象，我們假設(shè)，從水到池火災(zāi)的熱傳送速率由穿過水面的液體燃料而確定，其方式類似于燃燒區(qū)氣體的相對(duì)對(duì)流運(yùn)動(dòng)。通過斯坦頓數(shù)St這種熱傳遞其中下標(biāo)1標(biāo)識(shí)池液體的性質(zhì)，Cp是水的比熱，而V1是燃料徑的對(duì)流速度。如圖11中相關(guān)的測(cè)量值 如圖中所示的實(shí)線。 斯坦頓數(shù)1.1010-4的數(shù)量小于（56）中的燃燒氣體熱量。直徑為D時(shí)，由（63）和（65）的出的關(guān)系如虛線所示。 應(yīng)用這些蒸發(fā)率不受溢漏的水?dāng)U散的阻礙，如1中，其中D由時(shí)間的引力擴(kuò)頻的動(dòng)態(tài)的函數(shù)而確定，總質(zhì)量蒸發(fā)速率M t變?yōu)?.結(jié)論 第二部分講到的池火災(zāi)的流體力學(xué)模型，由火焰底部

48、的氧化區(qū)和它上面的羽煙區(qū)構(gòu)成。羽煙區(qū)為建立無綱量的比例參數(shù)來提供了統(tǒng)一的框架，在大量有關(guān)池火災(zāi)形成的物理化學(xué)的條件下，推斷出重大的池火災(zāi)的物理特性。此模型包括了池火災(zāi)中熔劑的質(zhì)量、沖力、能量等的完整的公式，其中包括重要的可觀察量，如氧化區(qū)和可見火焰的長(zhǎng)度、斜度、放射能力和燃料燃燒速率等。本模型包含一些無綱量參數(shù)可以通過和現(xiàn)場(chǎng)實(shí)驗(yàn)觀察相比較而得。從這些已知參數(shù)和模型分析構(gòu)想，可以推斷還沒被實(shí)驗(yàn)過的更大規(guī)模等池火災(zāi)的火焰特征。 該模型針對(duì)以天然氣為主的大型池火災(zāi)現(xiàn)場(chǎng)測(cè)量測(cè)試，具有橫跨多個(gè)數(shù)量級(jí)的特征。量綱燃燒區(qū)的高度和可見的火焰長(zhǎng)度僅取決于燃料弗勞德數(shù)，而傾斜角僅取決于風(fēng)弗勞德數(shù)。與圓形池火災(zāi)相比

49、，矩形池火災(zāi)的這些無量綱的值有所不同。由于只涉及幾個(gè)量綱常數(shù)，所以模型和實(shí)地觀察之間的一致性是不準(zhǔn)確的。池火災(zāi)定期觀察流動(dòng)現(xiàn)象將符合這種液體力學(xué)模型。 第3節(jié)中的灰氣熱輻射模型建立在卷吸模型基礎(chǔ)上，它假設(shè)火焰區(qū)內(nèi)的分布的煤煙濃度反映的燃燒產(chǎn)物，并且整個(gè)模型的火焰區(qū)都有一個(gè)恒定的煙塵發(fā)散率。這種模型的一個(gè)好處就是它會(huì)在表面產(chǎn)生一個(gè)隨火焰內(nèi)高度不斷變化的發(fā)射力，由此實(shí)現(xiàn)了可見火焰長(zhǎng)度內(nèi)，特大火災(zāi)的最大值。與液化天然氣池火災(zāi)表面平均發(fā)射力的測(cè)量值比較厚，可知由此模型可外推到較大規(guī)模的火災(zāi)。燃燒區(qū)的對(duì)流熱從燃燒區(qū)傳遞到液體燃料池的模型，解釋了絕熱池中燃料蒸發(fā)率的可變性。其結(jié)論為無量綱可見火焰高度和燃料

50、弗勞德數(shù)與池直徑無關(guān)，且僅與燃料熱化學(xué)性能有關(guān)。水上的非絕熱低溫池中，基層的對(duì)流熱傳遞模型解釋了蒸發(fā)速率的增減取決于燃料的向外流動(dòng)情況。參考文獻(xiàn)：1 J.A. Fay, J. Haz. Mat. B96 (2003) 171183.2 G. Heskestad, SPFE Handbook of Fire Protection Engineering, third ed., National Fire Protection Association, Quincy, 2002, 2-1 to 2-17.3 D.T. Gottuck, D.A. White, SPFE Handbook of Fi

51、re Protection Engineering, third ed., National Fire Protection Association, Quincy, 2002, 2-297 to 2-316.4 K.S. Mudan, Prog. Energy Combust. Sci. 10 (1984) 5980.5 G. Heskestad, Phil. Trans. R. Soc. Lond. A356 (1998) 28152833.6 P.H. Thomas, Ninth Symposium (International) on Combustion, Academic Pres

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