Author: Драйздейл Д.
Tags: несчастные случаи риски опасность профилактика несчастных случаев индивидуальные средства защиты безопасность пожары пожароопасность пожарное дело
ISBN: 5-274-00771-6
Year: 1990
Text
Д. Драйздейл
Introduction to
:ire Dynamics
Dougal Drysdale
Department of Fife Safety Engineering,
un'vetwy of (dindurgn
and CIGNA Visiting Professor
in Eire Protection Engineering.
Worcester Polytechnic institute.
Worcester. Massachusetts
JOHN WH1Y AND SONS
Chich»ste< New York Brisbane Toronto Sir^abore
Введение
в динамику
пожаров
Перевод с английского
К. Г. Бомштейна
Под редакцией
д-ра техн.наук
Ю. А. Кошмарова,
канд. техн, наук
В Е Макарова
Москва Стройиздат 1990
УДК 614.84
Драйздейл Д. Введение в динамику пожаров/Пер. с
англ. К.Г. Бомштейна; Под ред. Ю.А. Кошмарова, В.Е. Ма-
карова. — М.: Стройиздат, 1990,— 424 с.: ил, - Перевод,
изд.: An Introduction to Fire Dynamics/ D. Drysdale. -
John Wiley and Sons, Chichester, 1985. - ISBN 5-274-00771-6,
В книге автора США изложены современные теоретические
представления о горении различных веществ и материалов при
возникновении пожаров в закрытых помещениях. В отличие от
имеющихся публикаций даны более полные представления о вос-
пламенении и распространении пламени по твердым материалам,
о механизме тления сыпучих материалов, процессе развития пожа-
ра, дымообразования и методах управления дымом на пожаре.
Для научных работников пожарной охраны.
Табл. 82, ил. 216, список лит.: назв. 451.
Печатается по решению секции литературы по пожарной ох-
ране редакционного совета Сгройиздата.
Редактор - О.Г. Дриньяк
3401040000 - 257
д----------------------- 226 - 90
047(01) -90
ISBN 5-274-00771-6 (СССР)
ISBN 0 471 90613 1 (Великобритания)
© 1985 by John Wiley
and Sons Ltd.
© Перевод на русский
язык. К.Г. Бом-
штейн, 1990
© Предисловие к рус-
скому изданию.
Ю.А. Кошмаров,
В.Е. Макаров, 1990
ПРЕДИСЛОВИЕ РЕДАКТОРОВ ПЕРЕВОДА
Книга Д. Драйздейла - первая в зарубежной и отечественной литературе на
эту тему. В отечественной литературе имеются книги, тематически близко примы-
кающие к обсуждаемой, в которых изложены методы оценки пожароопасных
свойств веществ и материалов, основы теории горения и закономерности разви-
тия и тушения пожаров.
От изданных у нас книг эта книга отличается главным образом тем, что в ней
более полно изложены вопросы воспламенения и распространения пламени по
твердым и жидким горючим веществам, механизм формирования факела пламени
над очагом пожара и его взаимодействие с границами помещения, закономерности
развития пожара в помещении, условия перехода начальной стадии в полностью
развившийся пожар, приведены основные критерии моделирования процессов
горения.
Книга построена, в основном, на материалах теоретических и эксперименталь-
ных исследований, выполненных в Англии, США, Японии и Швеции, часть из кото-
рых относится к периоду 1980-1984 гг. В отдельных разделах книги использованы
работы известных советских ученых: Н.Н. Семенова, Д.А. Франк-Каменецкого,
В.И. Блинова, Г.Н. Худякова, А.Н. Баратова.
Книга в значительной степени синтезирует сведения из основных теплотех-
нических и физико-химических дисциплин, учит последовательному анализу слож-
ных явлений возникновения и распространения процесса горения. В книге приво-
дятся расчетные формулы, некоторые из которых упрощены и содержат ряд допу-
щений для приближения к решению практических задач по горению и развитию
пожара. Теоретические модели физических процессов сопровождаются наглядными
иллюстрациями, что способствует пониманию излагаемого материала.
Подведя итоги, можно утверждать, что книна Д. Драйздейла несмотря на не-
замкнутость изложения обладает методическими достоинствами и научной содер-
жательностью (особенно гл. 4, 6, 7, 9, 10). Несомненно, что появление русского
издания книги будет полезным для широкого круга специалистов пожарной охра-
ны, а критическое использование зарубежного опыта будет способствовать разви-
тию теоретических и экспериментальных исследований в области развития и туше-
ния пожаров.
3
СПИСОК ОБОЗНАЧЕНИЙ
а А Af ‘At - поглощательная способность - коэффициент Аррениуса (гл. 1) - площадь очага пожара, м1 - площадь внутренней поверхности стен и потолков, без площади вен- тиляционных проемов, м1 (гл. 10)
Ay - суммарная площадь внутренней поверхности помещения, включая площадь вентиляционных проемов, м1 (гл. 10)
Aw b b В в Bi - площадь вентиляционного проема (окна или двери), м’ - радиус факела, м (разд. 4.3.1) - переменные [формулы (5.15) и (5. 16) ] - коэффициент потери массы Сполдинга [формула (5.17) ] - ширина вентиляционного проема, м (гл. 10) - критерий Био (hL/k - безразмерная величина (к - коэффициент теп- лопроводности твердого тела)
“т c c Cd Cst <ib dq D D D D Dm D« D E E ea f - теплоемкость при постоянном давлении, Дж/ (кг-К) или Дж/ (моль-К) - концентрация (гл. 4) - константа [формулы (7.9) и (7.10) ] - безразмерный коэффициент расхода (гл. 9 и 10) - стехиометрическая концентрация (табл. 3.1) - требуемая высота слоя чистого воздуха над уровнем пола, м (гл. 11) - расстояние гашения, м - диаметр трубы, м (разд. 2.3 и 3.3) - диаметр резервуара или диаметр пожара, м (гл. 5) - высота помещения (разд. 10.3.1) — оптическая плотность, Б (гл. 11) - удельная оптическая плотность, (б/м) м’/м1 (выражение 11.2) - дымовой потенциал, (дБ/м) м’/г (выражение 11.3) - коэффициент рассеивания, м’/с - суммарная излучаемая мощность поверхности, Вт/м’ [формула (2.4)] — константа [формула(1.14)] - энергия активации, Дж/моль - доля теплоты сгорания, которая отводится от пламени к поверхности [формула (6.16) ]
fex F Fo g Gr h hc h0 hf hk H h I I k k* - коэффициент избытка горючего [формула (10.22) ] - обобщенный коэффициент конфигурации - безразмерный критерий (число) Фурье (atL1) - ускорение свободного падения - критерий (число) Грасгофа (табл. 4.5) - коэффициент теплоотдачи Вт/ (ма- К) - высота вентиляционного люка на крыше над уровнем пола, м (гл. 11) - расстояние до нейтральной плоскости, м (рис. 10.4) — высота над нейтральной плоскостью, м (рис. 10.4) - коэффициент эффективного теплоотвода, Вт/(м’-К) [формула (9.7) ] - высота вентиляционного проема, м (га. 10) - постоянная Планка [ формула (2.44) ] - плотность излучения [формулы (2.47), (2.70), (10.13) ] - интенсивность света (выражение 11.1) - теплопроводность, Вт/ (м-К) — константа скорости реакции [формула (1.1)]
4
к - константа Стефана-Больцмана [формулы (2.44) и (2.45) ]
К - коэффициент излучения пламени, м“* [формулы (2.47), (5.10) и
(10.26)J
I - высота или длина пламени, м (гл. 4)
1 - длина прогрева, м (разд. 7.1.3)
L - толщина или полутолщина, м, в зависимости от необходимости
(разд. 2.2)
L - средняя длина луча, м (разд. 2.4.2)
L - нижний предел воспламенения (разд. 3)
L - длина пути луча, м (разд. 11.1)
Ly - скрытая теплота парообразования или газификации, Дж/г [форму-
ла (5.8) ]
m - интенсивность потери массы, г/с
М - масса воздуха, кг
Mf - масса горючего
Mw - относительная молекулярная масса
п - целое число
п - число молей (гл. 1)
пд, пц - молярные концентрации [формула (1.16) ]
Nu - безразмерный критерий (число) Нуссельта, (hL/k), (к - теплопро-
водность жидкости)
р — парциальное давление, мм рт. ст., атм
р® - давление паров в равновесном состоянии, мм рт. ст.
Р - давление, атм
Pf - периметр площади пожара, м (разд. 11.2)
Рг=к/а - безразмерный критерий (число) Прандтля
q - интенсивность теплообмена, Вт и кВт
qf - пожарная нагрузка,МДж или кг [формула (10.42) ]
Q — интенсивность теплообмена, Вт или кВт
Ос - интенсивность тепловыделения, Вт или кВт
Qconv - интенсивность конвективного тепловыделения пламени
Qc' - интенсивность тепловыделения в единичном объеме, Вт/м* [форму-
ла (2.13)]
г - длина радиуса, м [формулы (2.54), (4.27)]
г - стехиометрическое отношение (гл. 1 и 10)
т с - высота люка на крыше над возможным источником пожара, м
(разд. 11.2)
г 0 - характеристический размер, м (гл. 6 и 8)
R - универсальная газовая постоянная (табл. 1.9) (гл. 1, 6 и 8)
R - радиус выходного отверстия горелки, м (разд. 4.1)
R - скоростьгоренйя (разд. 5.1.1)
Re=ux/p - число Рейнольдса (табл. 4.4)
S - оценка интенсивности теплообмена с точки зрения поддержания режима
горения [формула (6.17) ]
t - время, с
te - время, необходимое на эвакуацию (гл. 9 и 11)
tu - время от момента возгорания до момента формирования условий, не-
совместимых с выживанием (гл. 9 и 11)
Т - температура,°C или К
и - скорость потока, м/с
U - верхний предел воспламенения
5
V V V V W W — линейная скорость или скорость потока, м/с - объем, м3 (гл. 1, 2 и 6) - безразмерная скорость ветра (разд. 4.3.4) - скорость распространения пламени (гл. 7) - ширина помещения, м - потеря массы при образовании летучих продуктов разложения, г (разд. 11.1)
X ХА’ ХВ У Y Z - расстояние (х - толщина), м - молярные доли - расстояние, м - массовая доля - расстояние, м (например, при определении высоты факела) Греческие обозначения
а=к/рс а' “А>аВ ai» au - коэффициент теплопроводности - коэффициент захвата (разд. 4.3.1) - коэффициент активности [формула (1.17) ] - коэффициенты теплопередачи Петтерссона [формулы (10.33) и (10.35)]
0 - коэффициент теплового расширения [формулы (1.12), (2.41) и табл. 2.3]
0 7 Т'А’ ТД 5С1 - безразмерный коэффициент охлаждения [формула (6.26)] - безразмерный энергетический модуль [формула (6.30) ] - коэффициенты активности [формула (1.19)] - критическое значение коэффициента Франк-Каменецкого [форму- ла (6.13)]
«h s6 ДН днс AHf ди е - толщина гидродинамического пограничного слоя, м (разд. 2.3) - толщина теплового пограничного слоя, м (разд. 2.3) - изменение энтальпии, кДж/моль — теплота сгорания, кДж/моль или кДж/г - теплота образования, кДж/моль - изменение внутренней энергии - коэффициент, определяющий эффективность поверхности излучающе- го тепла
в в в К к X м "=WP Р а т т т' V - разность температур (например,Т -Т«) - безразмерная температура (гл. 8) - угол [формула (2.47), разд. 4.3.4 и 7.1] - коэффициент поглощения - константа [формула (6.3)] - длина волны, мкм - абсолютная или динамическая вязкость (Па-с или Нс/м1) - молярная доля кислорода (разд. 5.2.1) - кинематическая вязкость, м’/с - плотность, кг/м3 - постоянная Стефана-Больцмана (5.67-10"® ВтДм’-К4) - толщина пластины, м [формула (2,21) ] - длительность горения, с [формула (10.43) и др.] - длительность периода индукции, с - коэффициент конфигурации
X - коэффициент, выражающий КПД сгорания
X = tnajI/AwH1/1
6
Нижние индексы
а — относящийся к окружающей среде
Ь - черное тело (при излучении)
с - холодный (гл. 2)
с - конвективный (при f) (гл. 6)
С - сгорание
сг - критический
е - внешний
f - горючее
F - пламя
FO - полный охват помещения пламенем
g - газ
h - раскаленный или горячий
i - зажигание или температура воспламенения
L - относится к теплоотводу, обусловленному сменой горячих газов хо-
лодными [ формула (10.23)]
m — средний
max - максимальный
п - перпендикулярный к поверхности
о - относящийся к начальному значению или значению для условий окру-
жающей среды
о - значение на оси (факел, формируемый восходящими потоками)
ох - кислород
р - постоянное давление
р - пиролиз (гл. 7)
pl - пластина (разд. 8.1.3)
R - лучистый
1 - поверхность
и - несгоревший газ
W - стена [формула 10.23) ]
х - в направлении оси х
°° - конечное значение
Верхние символы
* - символ производный по времени, например в m
* - означает, что химическое вещество является свободным радикалом
(например,Н, атом водорода) (гл.1)
" - двойной штрих (означает на единицу площади)
- на единицу объема
ПРЕДИСЛОВИЕ
Пожарная техника как самостоятельная научная дисциплина сложилась отно-
сительно недавно. Учебные пособия, в которых излагались бы основы этого пред-
мета, практически отсутствуют. С этой проблемой столкнулись все те, кто препода-
ет в этой области. Не в меньшей мере это осознали и мои коллеги и я сам, когда
строился первый курс лекций по пожарной технике для выпускников Эдинбург-
ского университета в 1974 г. Когда профессора Роберт Фитцджеральд и Дэвид Лухт
создавали Научно-исследовательский центр противопожарной техники при Уор-
честерском политехническим институте (УПИ), шт. Массачусетс, одной из перво-
очередных задач, которые они поставили перед этим центром, была задача по
всемерной поддержке в деле написания учебных пособий по определенным клю-
чевым разделам данного предмета. К этим ключевым разделам была отнесена и
динамика горения. Мне посчастливилось быть приглашенным в УПИ для чтения
лекций во втором семестре 1981/82 учебного года в качестве профессора-кон-
сультанта. Передо мной была поставлена задача в течение семестра изложить дан-
ный предмет в качестве новой дисциплины выпускникам УПИ и подготовить пер-
вый набросок учебного пособия. Выполнение этой задачи обеспечивалось, в основ-
ном, благодаря субсидии компании CIGNA, предоставленной УПИ. Без той воз-
можности, которая была создана этой финансовой поддержкой, нельзя было бы
написать данную книгу.
Содержание книги складывалось на основе ряда лекций, подготовленных
в качестве курса лекций по пожарной технике для выпускников Эдинбургского
университета. Содержанием книги охвачены вопросы горения, как физического
явления, понимание которого требует привлечения многих аспектов как чисто
теоретического, так и прикладного характера. Данный предмет относительно
недавно сложился в серьезную научную дисциплину. Поэтому неудивительно, что
большую часть материалов, использованных для построения первых лекций, прихо-
дилось подбирать из периодической научной литературы, опубликованной, за не-
большим исключением, в последние двадцать лет.
С 1974 г. данная научная дисциплина росла столь стремительно, что многие
лекции приходилось ежегодно обновлять. Эго особенно относилось к материалам,
связанным с пожаром закрытых помещений, так как благодаря исследованиям,
проведенным, главным образом, в Великобритании, США, Японии и Швеции, был
достигнут значительный прогресс в нашем представлении об этом явлении. Попытка
написать учебник на данном этапе может показаться слишком смелой, если иметь в
виду тот факт, что предмет в целом еще не устоялся и находится в состоянии дина-
мического развития. Содержание такого учебника вскоре может устареть. Но ав-
тор не ставит перед собой задачу написать работу, представляющую собой обзор
современного состояния вопроса. Речь скорее идет о первой попытке систематичес-
кого изложения соответствующего материала в согласованной форме и построения
основ данной дисциплины, которые органически сложились за последние десять
лет. При этом неизбежно на характере книги сказались мои собственные представ-
ления о затронутых проблемах. Но хочется надеяться, что публикация этой книги
будет способствовать широкому обсуждению этих проблем. Такое обсуждение по-
может в целом дальнейшему развитию и становлению данной научной дисципли-
ны ...
8
Глава 1
ТЕОРИЯ ПОЖАРА И ПРОЦЕСС ГОРЕНИЯ
Пожар как явление может принимать различные формы, однако
все они в конечном счете сводятся к химической реакции между горю-
чими веществами и кислородом воздуха. При надлежащем использова-
нии эта реакция приносит огромную пользу как источник энергии и теп-
ла для удовлетворения потребностей промышленности и бытовых нужд,
но будучи неконтролируемой, она может привести к материальным и
людским потерям.
Только в Великобритании непосредственные убытки от пожаров
превышают 400 млн фунтов стерлингов, а число жертв составляет
1000 человек ежегодно. Если оценивать ситуацию реально, то прямые
потери от пожаров за последние два десятилетия увеличились незначи-
тельно, однако сдерживание роста этих потерь достигнуто за счет сущест-
венного увеличения расходов, связанных с повышением технических
возможностей пожарной службы и усложнением противопожарных
систем. Надо сказать, что дальнейшие ощутимые успехи в борьбе с
огнем вряд ли могут быть достигнуты только традиционными методами.
Здесь требуется более фундаментальный подход, который может быть
использован еще на этапе проектирования, и который не сводится к вы-
явлению тех или иных аспектов пожарной опасности лишь на основе
эмпирического материала. Такой подход предполагает ясное понимание
процесса пожара с инженерной точки зрения. В силу этого изучение дина-
мики пожара столь же важно для специалиста в области пожарной защи-
ты, как изучение химических процессов для инженера-химика.
Через всю книгу проводится мысль, что 5хотя пожар есть проявление
химической реакции, режим горения может в большей степени зависеть
от физического состояния и распределения горючего материала и харак-
теристик окружающей среды, а не от его химического состава. Это под-
тверждается двумя простыми примерами: бревно воспламеняется с
трудом, а тонкие ветки, сложенные вместе, воспламеняются быстро и го-
рят интенсивно; слой угольной пыли горит сравнительно медленно, но
если его превратить в облако пыли и поджечь, то произойдет взрыв. Хотя
это быть может крайние случаи, но они показывают всю сложность про-
цесса горения, для понимания которого требуется не только знание хи-
мии, но и других дисциплин (теории теплообмена, гидродинамики и т.д.).
И действительно, сам термин ’’динамика пожара” указывает на связь с
этими техническими дисциплинами. Динамика пожара включает также
элементы дисциплин, которые обычно известны под названием химия
пожара и теория пожара. Некоторые из них представлены в настоящей
главе, хотя и не в подробном изложении. Предполагается, что читатель
знаком с основами химии и физики, включая термодинамику. В необ-
ходимых случаях в тексте приводятся ссылки на относящуюся к рас-
сматриваемым вопросам литературу.
9
1.1. ГОРЮЧИЕ ВЕЩЕСТВА И ПРОЦЕСС ГОРЕНИЯ
Большинство пожаров связано с горением твердых материалов,
хотя во многих отраслях промышленности используются также жидкие
и газообразные горючие вещества. Чтобы получить полную картину
этого явления, будут рассмотрены процессы горения газообразных,
жидких и твердых веществ. Термин ’’горючее вещество” будет исполь-
зоваться в тексте в широком смысле для обозначения всего того, что
горит, независимо от агрегатного состояния вещества, а также от того,
имеем ли мы дело с обычным горючим (например, сжиженным газом)
или с предметами обстановки комнаты. За исключением газообразного
водорода (см. гл. 3), все упоминаемые в тексте горючие вещества яв-
ляются углеродсодержащими. Особенности пожаров на химических и
ядерных производствах в книге не рассматриваются. Что касается их
динамики, то она аналогична динамике обычных пожаров. Общие све-
дения по этим вопросам можно почерпнуть в справочнике [278] и дру-
гих работах [259, 372, 229].
1.1.1. Природа горюшх веществ
Многообразие горючих веществ, с которыми мы сталкиваемся, очень
велико. Оно включает в себя простейшие газообразные углеводороды и
твердые вещества с большой относительной молекулярной массой и
сложной химической структурой. Некоторые из горючих веществ имеют
естественное происхождение, например целлюлоза, тогда как другие
являются искусственными, например полиэтилен и полиуретан (табл. 1.1
и 1.2). Все эти вещества, реагируя с кислородом воздуха, образуя про-
дукты горения и высвобождая тепло, горят при определенных условиях.
Так, поток или струя газообразного углеводорода может загореться в
воздухе с образованием пламени, являющимся видимой частью области,
внутри которой протекает процесс окисления. Образование пламени
связано с газообразным состоянием вещества, поэтому горение жидких
и твердых веществ, сопровождающееся возникновением пламени, пред-
полагает их переход в газообразную фазу. В случае горения жидкостей
этот процесс обычно заключается в простом кипении с испарением у
поверхности*, однако при горении почти всех твердых веществ образо-
вание продуктов с достаточно низкой относительной молекулярной мас-
сой способных улетучиваться с поверхности материала и попадать в об-
ласть пламени, происходит путем химического разложения или пиро-
лиза. Поскольку для пиролиза требуется значительно больше энергии,
чем для простого испарения, температура горящих твердых материалов,
как правило, высока и обычно составляет 400°С. Исключением из этого
правила являются те твердые вещества, которые при нагреве сублими-
руют, т. е. непосредственно переходят из твердой фазы в газообразную
без химических превращений. Примером такого вещества является гек-
саметилентетрамин, или метенамин, который в виде шариков исполь-
зуется в качестве источника зажигания при испытаниях материалов на
воспламеняемость [12]. Согласно оценкам [424], он сублимирует при
температуре 285-295°С.
* Жидкости с очень высокой точкой кипения (> 250°С) могут подвергаться
химическому разложению (например, масло).
10
Таблица 1.1. Свойства газообразных и жидких
горючих веществ
Вещество Химическая формула Точка плав- ления, °C Точка кипе- ния, °C Плотность (для жид- костей) , кг/м’ Относитель- ная молеку- лярная мас- са
Водород Н. -259,1 -252,9 70 2
Оксид угле- сб -205,1 -191,5 422 28
рода Метан СН. -182,5 -164 466 16
Этан сД -183,3 - 88,6 509 30
Пропан с н -119,7 -42,1 500 44
п-Бутан п-сД, -138,4 - 0,5 601 58
п-Пентан n-CsH13 -129,7 36,7 626 72
п-Гексан n-CtH14 - 95 69,0 660 86
n-Г ептан п-С,Н„ п-С.Н., iso-сД, - 90,6 98,4 684 100
п-Октан - 56,8 125,7 703 114
Изооктан’ -107,4 99,2 692 114
п-Нонан п-сД,*’ - 51 150,8 718 128
п-Декан - 29,7 174,1 730 142
Этилен сд° ” -169,1 -103,7 384 28
Пропен с,н6 -185,2 - 47,4 519 42
Ацетилен с2н: — - 84s 618 26
Метанол сн.он - 93,9 65,0 791 32
Этанол CjH.OH -117,3 78,5 789 46
Ацетон (СН.^СО - 95,3 56,2 790 58
Бензол сД 5,5 80.1 879 78
1 Данные из работы {424] .
*2, 2, 4-Триметилпентан.
’Оценка снизу.
Таблица 1.2. Свойства некоторых твердых горючих
веществ*
Вещество Плотность, кг/м’ Теплоем- кость, кДж/ (кг-К) Теплопро- водность, Вт/ (м-К) Теплота сгорания, кДж/г Точка 1 плавления, | °C
Природные полимеры:
целлюлоза Термоплас- тичные поли- меры: полиэти- лен : V2 -1,3 V 16,1 Обугливает- ся
высоко- го давле- ния низкого давления полипро- пилен: 940 970 1,9 2,3 0,35 0,44 46,5 130-135
изотакти- ческий 940, 1,9 0,24 46,0 186
синдио- такти- ческий 940 1,9 0,24 46,0 138
11
Продолжение табл. 1.2
Вещество Плотность, кг/м3 Теплоем- кость, кДж/(кг-К) Теплопро- водность, Вт/ (м-К) ! Теплота сгорания, кДж/г Точка плавления, °C
полиметил- метакрилат 1190 1,42 0,19 26,2 -160
полистирол 1100 1,2 0,11 41,6 240
полиокси- метилен 1430 1,4 0,29 15,5 181
поливинил- хлорид 1400 1,05 0,16 19,9 —
найлон 66 Термоотверж- дающиеся полимеры: -1200 1,4 0,4 31,9 250-260
пенополи- V -1,4 V 24,4 —
уретан пенофено- пласт V - V 17,9 Обугливает- ся
пенополи- V — V 24,4 То же
изоциану-
рат
1 Взято из работ [55, 158]. Значения теплоты сгорания относятся к СО, и Н,О,
рассматриваемым как продукты реакции.
1V - переменная величина.
Состав летучих веществ, образующихся на поверхности горящих
твердых материалов, как правило, чрезвычайно сложен. Все те из них,
которые представляют интерес с точки зрения пожарной опасности,
являются полимерными материалами с высокой относительной молеку-
лярной массой. Их молекулы имеют вид длинных цепей, состоящих из
повторяющихся звеньев, которые называются мономерами [41, 146,
282, 158]. Из двух основных типов полимеров (полимеров, полученных
ступенчатой полимеризацией, и конденсационных полимеров) первый
является простейшим, так как полимеры этого типа формируются путем
непосредственного добавления мономерных звеньев к концу растущей
полимерной цепи. Этот процесс может быть проиллюстрирован следую-
щей последовательностью реакций:
R + CH2 = СН2 -> RCH2CH2 ;
(Pl а)
R CH2 CH; + СН2 =СН2 RCH2 CH2 СН2 СН2 (Р1б)
и т. д., где R’ - свободный радикал или атом, a CH, = СН, мономер (этилен).
Этот процесс называется полимеризацией и в рассматриваемом слу-
чае он приводит к образованию полиэтилена, который имеет идеализи-
рованную структуру вида
R(CH2 CH2) nR'.
мономерное звено
12
В молекуле полиэтилена мономерное звено имеет тот же состав и
расположение (хотя и неодинаковый тип химической связи) атомов, что
и исходный мономер, СН2 = СН2. В приведенной формуле п обозначает
число звеньев в полимерной цепи. Процесс полимеризации, приводящий
к образованию конденсационных полимеров, имеет особенность, кото-
рая заключается в том, что при соединении двух мономерных звеньев
происходит потеря небольших молекулярных частиц (обьино молекул
Н2О). Этот процесс называется реакцией конденсации. Обычно в реак-
циях этого типа участвуют два разных мономера. Так, при производстве
найлона 66 используются два исходных компонента: гексаметилендиа-
мин и адипиновая кислота. Первая стадия реакции имеет вид
NH2(CH2)6NH2 + НО-СО(СН2)4С00Н (Р2)
гексаметилендиамин адипиновая кислота
-* NH2 (СН2) 6NHCO (СН2) 4со-он+ н2о .
Химическая формула найлона 66 может быть записана в том же виде,
что и приведенная ранее формула полиэтилена, а именно:
H<NH(CH2) 6NH-CO(CH2>4CO)nOH.
Заметим, что целлюлоза - наиболее распространенный природный
полимер, встречающийся во всех высших растениях (разд. 5.2.2), — яв-
ляется конденсационным полимером моносахарида D-глюкозы. Форму-
лы обоих мономеров и соответствующего полимера приведены на
рис. 5.11.
Важной особенностью любого мономера является наличие в его
составе двух реакционноспособных групп или центров, которые обеспе-
чивают связь с соседними звеньями и образование линейной цепи
(рис. 1.1, а). Длина цепи (т. е. число п в вышеприведенных формулах)
зависит от условий протекания процесса полимеризации; эти условия
можно изменять, что позволяет получать полимеры с заданными свойст-
вами. Свойства полимеров могут также изменяться за счет разветвления
главной цепи макромолекул. Разветвление достигается либо путем из-
менений условий протекания реакций, обеспечивающих самопроизволь-
ное ветвление (рис. 1.1,6), либо путем использования небольшого коли-
чества мономера с тремя реакционно способными группами (звено В
на рис. 1.1, в). В результате разветвления может образоваться полимер
с сетчатой структурой, физические (и химические) свойства которого
будут значительно отличаться от эквивалентного полимера с неразвет-
вленной или слаборазветвленной структурой. В качестве примера рас-
смотрим вспененные полиуретаны. У большинства эластичных пеномате-
риалов степень сетчатости очень низка, но при ее значительном повыше-
нии (например, путем увеличения содержания трехфункционального
мономера В, показанного на рис. 1.1, в), образуется полиуретан, пригод-
ный для производства жестких пенопластов. Что касается горючести, то
выход летучих веществ при термическом разложении полимеров значи-
тельно меньше в случае структур с высокой степенью сетчатости, по-
скольку большая часть этих материалов при нагреве образует нелету-
A—A—A—A—A
A—A—A—A—A A—A—B—A—A
a 6 b
Рис. 1.1. Типы структур полимеров
а - неразветвленная цепь (полиэтилен, у которого А= CH3J; ff-
разветвленная цепь со случайно расположенными точками ветвления
(полиэтилен, у которого А= СИ, = СН3; в - разветвленная цепь с
трехфункциональными центрами (пенополиуретан, в молекулах ко-
торого неразветвленные цепи (-А-А и т. д.) соответствуют сополи-
меру толилендиизоцианата и полимеру диола, а В - трехатомному
он он ОН
он
Рис. 1.2. Типичная для фенолоальдегидных смол сетчатая структура
14
чую обугленную массу, что значительно уменьшает возможное поступ-
ление газообразного горючего вещества в пламя. Примерами таких
материалов являются фенолоальдегидные смолы, которые при нагрева-
нии до температуры свыше 500°С образуют до 60% обугленного ве-
щества [245]. Структура типичного фенолоальдегидного полимера пока-
зана на рис. 1.2. Природным полимером с высокой степенью сетчатости
является лигнин — цемент, который связывает структуру из целлюлозы
в высших растениях, придавая большую прочность и жесткость стенкам
клеток.
Синтетические полимеры могут быть разделены на две основные
группы: термопластичные и термореактивные смолы (табл. 1.2). В
третью группу могут быть выделены на основе своих каучукоподобных
свойств эластомеры [41, 158], но они в дальнейшем рассматриваться не
будут. С точки зрения процесса горения главное отличие между термо-
пластичными и термореактивными полимерами заключается в том, что
последние имеют сетчатую структуру и поэтому не плавятся при нагреве.
Вместо этого многие из них разлагаются с образованием летучих веществ
и углистого остатка (ср. с фенолоальдегидными полимерами, рис. 1.2),
хотя у полиуретанов первым продуктом разложения является жидкость.
Что касается термопластов, то при нагреве они размягчаются и плавятся,
а это влияет на динамику пожара. Распространение пожара может уси-
литься в результате падения капель или распространения горящей массы
расплавленного полимера (разд. 9.2.4). То же самое наблюдается и в
случае эластичных пенополиуретанов.
1.1.2. Термическое разложение полимеров
и их термостойкость
Образование газообразных (летучих) горючих веществ из твердых
материалов почти всегда связано с термическим разложением или пиро-
лизом молекул полимера при повышенных температурах вблизи поверх-
ности горения. Предшествует этому процессу плавление или нет - зависит
от природы материала (рис. 1.3 и табл. 1.3). Как правило, летучие ве-
щества представляют собой сложную смесь продуктов пиролиза. В нее
входят простые молекулы (например, водород и этилен) и вещества с
относительно большой относительной молекулярной массой, которые
становятся летучими только при температурах, существующих в зоне
их образования, и при условии, что их тепловая энергия достаточно ве-
лика для преодоления сил сцепления с поверхностью сконденсировав-
шегося горючего. При пламенном горении большинство этих веществ
будет вступать в реакцию в зоне пламени, но в других условиях (напри-
мер, в случае пиролиза без горения под действием внешнего источника
тепла или для некоторых материалов при тлеющем горении, разд. 8.2,
при смешивании с холодным воздухом будет происходить конденсация
высококипящих жидких продуктов и смол, в результате которой обра-
зуется аэрозольный дым.
При высоких температурах некоторые смолы, полученные ступен-
чатой полимеризацией (например, полиметилметакрилат), претерпевают
процесс, обратный процессу полимеризации [уравнения (Р1а) и (Р1б)],
который называется деполимеризацией и заключается в отрыве конеч-
ных звеньев полимерной цепи. Этот процесс приводит к появлению
15
Рис. 1.3. Разные способы образования горючих паров из твердых
материалов (табл, 1.3)
А - твердый материал; Б - жидкость; В - пар; 1 - сублимация;
2 - плавление, испарение; 3 - плавление, разложение и испарение;
4 - разложение и плавление, разложение и испарение; 5 - разлож&
ние и испарение; 6 - сублимация; 7 - плавление; 8 - плавление и
разложение; 9 - разложение и испарение; 10 - испарение; 11 -
разложение и испарение
Таблица 1.3. Образование летучих веществ из горючих материалов
(рис. 1.3)
Обозначение Механизм Примеры
1 Сублимация Метенамин (см. текст)
2 Плавление и испарение без химических измене- ний Парафины с низкой относи- тельной молекулярной мас- сой [ помимо плавления и испарения здесь действует, по-видимому, и механизм (3)]
3 Плавление, а затем разло- жение, за которым следу- ет испарение продуктов с низкой относительной мо- лекулярной массой Термопласты; парафины с высокой относительной мо- лекулярной массой и т. п.
4 Разложение с образовани- Полиуретаны ем расплавленных продук- тов^ , которые продолжа- ют разлагаться далее до получения летучих веществ
5 Разложение с непосредст- венным образованием ле- тучих веществ Целлюлоза, большинство термореактивных смол (кроме полиуретанов)
‘На начальном этапе разложения могут непосредственно образовываться так-
же и летучие вещества.
16
большого количества мономера среди продуктов разложения (табл. 1.4).
Он обусловлен химической структурой мономерных звеньев, которая
способствует деполимеризации, и в некоторых случаях является единст-
венным механизмом разложения [245]. Этот процесс отличается от пи-
ролиза полиэтилена, при котором, по-видимому, действует совершенно*
случайный механизм распада макромолекул, также обусловленный
структурой мономера. Следует отметить, что для процесса демолиме-
ризации при пиролизе конденсационных полимеров не существует точ-
ного эквивалента [ср. уравнения (Р1) и (Р2)].
Таблица 1.4. Выход мономера при пиролизе некоторых органических
полимеров в вакууме (в процентах от общего количества летучих
веществ) [245]
Полимер Температурный диапазон, °C Мономер
Полиметилен1 325-450 0,03
Полиэтилен 393-444 0,03
Полипропилен 328-410 0,17
Полиметилакрилат 292-399 0,7
Полиэтил еноксид 324-363 3,9
Полистирол 366-375 40,6
Полиметилметакрилат 246-354 91,4
Политетрафторэтилен 504-517 96,6
Полиа-метилстирол 259-349 100
Полиоксиметилен Ниже 200 100
1 Неразветвленный полиэтилен.
Помимо процессов обрыва конечных звеньев цепи и случайной
деструкции цепи могут быть указаны два других механизма разложения,
а именно обрыв ветвей цепи и сшивание макромолекул полимера [421,
101]. Обрыв ветвей полимерной цепи является процессом, при котором
главная цепь полимера остается нетронутой, но происходит отрыв от нее
отдельных молекулярных частиц. Примером этого процесса является
термическое разложение поливинилхлорида, который начинает терять
молекулы НС1 (хлористого водорода) при температуре около 250°С,
превращаясь в обугленную массу (остаток) :
R<CH2 -CHCl>nR' -► R-(CH = CH>nR' + nHCl. (РЗ)
поливинилхлорид остаток
Этот остаток горит при высоких температурах, выделяя много дыма,
однако в силу того, что хлористый водород представляет собой очень
эффективный замедлитель горения, его высвобождение на ранней ста-
дии реакции приводит к подавлению пламени. Поэтому говорят, что
поливинилхлорид имеет очень низкую воспламеняемость или потенци-
ал горения. Это верно в отношении жесткого поливинилхлорида и его
разновидностей, которые обычно используются в качестве электричес-
кой изоляции, однако некоторые сорта эластичного поливинилхлорида
содержат добавки (пластификаторы), которые повышают его воспла-
меняемость. Однако при соответствующих условиях горят даже жест-
кие сорта ттпптапцнипуплригф (Cf« рдзл. 5.2.1)
17
2- 176 I й . ----\ , Л
«отека УШИ
Нагрев полимеров, макромолекулы которых при пиролизе сшива-
ются, приводит к образованию обугленной массы. Хотя в этом случае
уменьшается количество горючего материала, расходующего на пламен-
ное горение, влияние данного процесса на воспламеняемость термоплас-
тов редко бывает значительным. Однако, как уже отмечалось, обугли-
вающиеся полимеры, подобные фенолоальдегидным смолам, обладают
желательными с противопожарной точки зрения свойствами. Они имеют
в обычном состоянии высокую степень сетчатости (сшитости) (рис. 1.2),
а во время пиролиза в этих материалах происходит дальнейшее сшивание
макромолекул.
В последующих главах будет показано, что некоторые характеристи-
ки горючих материалов обусловлены свойствами выделяемых ими лету-
чих веществ, в частности их составом, химической активностью и ско-
ростью образования. Термостойкость может быть выражена количест-
венно путем оценки зависимости скорости разложения от температуры.
Это может быть сделано несколькими способами. Наиболее распростра-
ненный метод основан на допущении, что процесс пиролиза протекает
в соответствии со следующей простой кинетической схемой:
* dm 1 1 (1 1\
ш =-----= km , (1.1)
dt
где m - масса (или правильнее, концентрация) полимера.
Такое допущение значительно упрощает реальную картину, но зато
позволяет определить константу скорости реакции к', хотя и косвенным
путем. Тем не менее этот подход дает возможность выразить зависи-
мость процесса от температуры в общепринятом виде, используя соот-
ношение Аррениуса для константы скорости реакции, т. е.
k' = Aexp(-EA/RT) , (1.2)
где Ед - энергия активации, Дж/моль; R - газовая постоянная, равная 8,314 Дж/
/(К-моль); Т - температура (К); константа А - предэкспоненциальный множи-
тель, С-1.
Термическому разложению полимеров посвящено множество иссле-
дований [245, 274, 100]. Тем не менее в силу сложности химических
аспектов этого процесса в сочетании с трудностями интерпретации дан-
ных из разнообразных источников, полученных с помощью различных
экспериментальных методов, непосредственно использовать результаты
этих исследований в контексте рассматриваемых вопросов не представ-
ляется возможным. Некоторые данные по энергии активации, получен-
ные в предшествующей работе [245], часто приводятся в литературе
(например, в работах [431, 432, 435]). Они включены для полноты из-
ложения и в настоящую монографию (табл. 1.5). Однако без знания
предэкспоненциального множителя А эти данные не позволяют оценить
относительные скорости реакций разложения. Большую ценность пред-
ставляет сводка, приведенная в работе [245], где сопоставлены данные
по относительной термостойкости ряда органических полимеров. Они
представлены в виде температур, при которых 50% массы небольших
18
образцов полимеров разлагается за 30 мин (т. е. температур, при кото-
рых период полураспада составляет 1800 с), при этом подразумевается,
что процесс подчиняется кинетике первого порядка, т. е. уравнение
(1.1). Подборка этих данных приведена в табл. 1.6. Они позволяют сде-
лать некоторые общие замечания относительно термостойкости поли-
меров [245]. Эти замечания суммированы в табл. 1.7. Можно провести
ограниченное сопоставление сведений, содержащихся в указанных таб-
лицах, с данными о теплоте газификации полимеров, представленными
в гл. 5 (табл. 5.6) [381]. Нужно, однако, помнить, что данные табл. 1.6
относятся к беспримесным полимерам, тогда как данные табл. 5.6
получены для коммерческих образцов, многие из которых содержат до-
бавки, изменяющие характеристики материалов.
Таблица 1.5. Энергия активации для термического разложения некоторых
органических полимеров в вакууме ( 245]
Полимер Относительная Температурный Энергия актива-
молекулярная масса | диапазон, । НИИ, КДЖ/МОЛЬ
Фенологи ьдегидная — 332-355 18
смола
Поли метил метакрил ат 15000 225-256 30
Полиметил акрил ат — 271-286 34
Т риацетилцел л юлоза — 283-306 45
Полиэтиленоксид 1000 320-335 46
Целлюлоза — 261-291 50
Полистирол 230000 318-348 55
Полиа-метилстирол 350000 229-275 55
Полипропилен — 336-366 58
Полиэтилен 20000 360-392 63
Поли метилен Высокая 345-396 72
На первый взгляд, может показаться, что состав летучих веществ
оказывает второстепенное влияние на их горение в газовой смеси,одна-
ко такая точка зрения не позволяет разобраться в особенностях дина-
мики пожара. Химическая активность летучих веществ оказывает влия-
ние на характер стабилизации пламени у поверхности горючего твердого
материала (разд. 2.4.3, 5.1.1, 5.2.1), а их химический состав определяет
количество образующейся в пламени копоти. Последнее влияет на ко-
личество тепла, излучаемого пламенем в окружающее пространство и
в сторону поверхности горения (разд. 2.4.3, 5.1.1, 5.2.1), а также на ко-
личество дыма, образующегося при пожаре (разд. 11.1.1). Так, летучие
вещества, содержащие молекулы ароматических углеводородов типа
бензола [ из углистого остатка, образованного в результате обрыва
ветвей главной цепи молекул поливинилхлорида, уравнение (РЗ) ], или
стирола (из полистирола), дают коптящее пламя с высокой относи-
тельной излучательной способностью (разд. 2.4.3), а полиоксиметилен,
напротив, горит несветящимся пламенем, так как образующиеся при его
нагреве летучие вещества полностью состоят из формальдегида, который
не производит копоти. Ниже будет показано, как эти факторы влияют
на скорость горения твердых и жидких веществ (разд. 5.1.1 и 5.1.2).
В некоторых случаях состав летучих веществ определяет степень токсич-
ности продуктов сгорания (ср. газообразный хлористый водород, обра-
зующийся при нагреве поливинилхлорида, цианид водорода, образую-
19
ТАБЛИЦА 1.6. ОТНОСИТЕЛЬНАЯ ТЕРМОСТОЙКОСТЬ ОРГАНИЧЕСКИХ ПОЛИМЕРОВ, ОЦЕНВАЕМАЯ
ПО ТЕМПЕРАТУРЕ, ПРИ КОТОРОЙ ПЕРИОД ПОЛУРАСПАДА ПОЛИМЕРА СОСТАВЛЯЕТ
Th = 30 МИН (245]
ПОЛИМЕР ПОЛИМЕРНОЕ ЗВЕНО 6, °C
ПОЛИМЕТИЛМЕТАКРИЛАТ А -СН, — С(СН3) - 283
(ОТНОСИТЕЛЬНАЯ МОЛЕКУЛЯРНАЯ МАССА 1,5 • 105 ) ПОЛИ л- МЕТИЛСТИРОЛ СО ОСН, - СН, -C(CHj) - 2В7
ПОЛИИЗОПРЕН c6H, - СН, - С = СН - СН, - 323
ПОЛИМЕТИЛМЕТАКРИЛАТ В СН, ТАКОЕ ЖЕ, КАК У 327
(ОТНОСИТЕЛЬНАЯ МОЛЕКУЛЯРНАЯ МАССА 5.1 106) ПОЛИМЕТИЛАКРИЛАТ ПОЛИМЕТИЛМЕТАКРИЛАТА А -СН, - СН - 328
ПОЛИЭТИЛЕНОКСИД I СО ОСН, - СН, -СН, -О - 345
ПОЛИИЗОБУТИЛЕН - СН, - С (СН,), - 348
ПОЛИСТИРОЛ (ПОЛИВИНИЛБЕНЗОЛ) - СН, - СН - 364
ПОЛИПРОПИЛЕН Cft Hs - СН, - СН - 387
ПОЛИДИВИНИЛБЕНЗОЛ СН, - СН, - СН - 399
ПОЛИЭТИЛЕН ф СН, - нй -СН, - СН, - 406
ПОЛИМЕТИЛЕН -СН, - СН, - 415
ПОЛИБЕНЗИЛ - сн1 430
ПОЛИТЕТРАФТОРЭТИЛЕН - CF, - CF, - 509
Таблица 1.7. Факторы, влияющие на термостойкость полимеров (245]
Фактор Влияние на тер- мостойкость Примеры (со значениями тем- пературы, соответствующей периоду полураспада в 30 мин, Th °C)
Разветвление цепи1 Двойные (ненасыщенные) связи в главной цепи макро- Ослабляет То же Полиметилен (415) Полиэтилен (406) Полипропилен (387) Полиизобутилен (348) Полипропилен (387) Полиизопрен (323)
молекулы
20
Продолжение табл. 1.7
Фактор Влияние на тер- мостойкость Примеры (со значениями тем- пературы, соответствующей периоду полураспада в 30 мин, Тц , С)
Ароматическое кольцо в глав- Усиливает Полибензил (430)
ной цепи полимера Полистирол (364)
Большая относительная моле- кулярная масса То же Полиметилметакрилат В (327) Полиметилметакрилат А (283)
Образование поперечных свя- зей (сшивание макромолекул) Поливинилбензол (399) Полистирол (364)
Наличие кислорода в главной цепи полимера Ослабляет Полиметилен (415) Полиэтиленоксид (345) Полиоксиметилен (< 200)
1 Хотя эти наблюдения носят общий характер, существуют исключения. На-
пример, у некоторых полиамидов (найлонов) термостойкость ослабевает с воз-
растанием молекулярного веса [ 245 ].
1 Разветвлением называется замещение атомов водорода, непосредственно
связанных с главной цепью полимера, любой группой, например, -СН3 (как у по-
липропилена) или -С6Н5 (как у полистирола).
щийся при нагреве поливинилхлорида, цианид водорода, образующийся
при нагреве шерсти и полиуретана и т. д.), но главное токсическое ве-
щество (оксид углерода) образуется при всех пожарах с участием угле-
родсодержащих горючих и его выход в существенной степени зависит
от условий горения и наличия воздуха (гл. 11).
1.2. ФИЗИЧЕСКАЯ ХИМИЯ ГОРЕНИЯ ПРИ ПОЖАРАХ
Существует два разных режима горения газообразных веществ: ре-
жим, в котором горючее вещество образует однородную смесь с кисло-
родом или воздухом до начала горения (7) и режим, в котором горючее
и кислород (или воздух) первоначально разделены, а горение протекает
в области их перемешивания (2). Этим режимам соответствует горение
предварительно подготовленной смеси (кинетическое пламя) и диффу-
зионное горение (пламя). При горении струй газа, а также жидких и
твердых горючих веществ встречается именно второй тип пламени
(гл. 5). Тем не менее понимание механизмов горения предварительно
подготовленной смеси необходимо для последующего обсуждения яв-
лений воспламенения (гл. 6) и для прояснения элементарных процессов
внутри пламени (разд. 3.2).
В диффузионных пламенах скорость горения равна скорости поступ-
ления газообразного горючего, которая в случае газовых струй
(разд. 4.1) не зависит от характера процессов горения. Иная ситуация
имеет место при горении твердых и жидких веществ. Здесь скорость по-
ступления летучих веществ, которые образуются на поверхности горю-
чих материалов, непосредственно связана с интенсивностью теплообмена
между пламенем и горючим (рис. 1.4). Массовая скорость выгорания
т", г/(м2-с), в общем виде может быть выражена следующим образом:
^=_QfzQl.; (1.з)
Lv
21
Рис. 1.4. Схематическое представление поверхности горения, иллюстрирующее
процессы тепло- и массообмена
т" - марсовый поток с поверхности; ffp - тепловой поток от пламени к поверх-
ности; Q'p - теплопотери (тепловой поток от поверхности) ; 1- поток воздуха,
поступающий в зону горения
где Ор - тепловой поток от пламени к горючему, кВт/м’; Q? - теплопотери в
виде теплового потока, отдаваемого с поверхности горючего, кВт/м’; Lv - тепло,
необходимое для образования летучих веществ, кДж/г, которое в случае жид-
костей представляет собой удельную теплоту парообразования (табл. 5.6).
Тепловой поток Qp в свою очередь зависит от интенсивности выде-
ления энергии внутри пламени и механизмов теплообмена при горении
(см. разд. 5.1.1 и 5.2.1).
Ниже будет показано, что интенсивность выделения энергии при по-
жаре Qc, кВт, является наиболее важным фактором, влияющим на его
динамику. Она может быть представлена в следующем виде:
Qc = X m"Af ДНС , (1.4)
где Af - площадь поверхности горючего материала, м’; ДНС - теплота сгорания
летучих веществ, кДж/г, а х - коэффициент (меньше единицы), учитывающий
неполноту сгорания [378] (табл. 5.9).
22
Более внимательный анализ соотношений (3) и (4) показывает, что
имеется множество факторов, определяющих Qc, включая не только
свойства метериала (Lv и ДНС), но и характеристики процессов горе-
ния в пламени (которые, в свою очередь, определяют Qр их). Как вид-
но из уравнения (3), для определения скорости поступления горючих
веществ в пламя важно знать тепловые потоки Qp и Qp. Фактически
тщательное изучение процессов теплообмена является предпосылкой
любого анализа пожара. Вопросы теплообмена при пожаре обсуждаются
в гл. 2, на которую в ходе дальнейшего изложения будут частые ссылки.
Оставшаяся часть гл. 1 посвящена рассмотрению тех аспектов физичес-
кой химии, которые важны для понимания динамики пожара.
1.2.1. Закон идеального газа
Тепловыделение при пожаре приводит к существенным изменениям
температуры среды (разд. 10.3) в результате воздействия тепловых
потоков от пламени и продуктов сгорания, образуемых при высоких
температурах. Большинство продуктов сгорания являются газообразны-
ми и их физические свойства подчиняются закону идеального газа
PV = nRT, (1.5)
где V - объем, занимаемый п молями1 газа при давлении Р и температуре Т,К.
Величина R называется газовой постоянной и ее значение зависит от размерности
Р и V (табл. 1.9).
Таблица 1.8. Относительные атомные массы некоторых элементов
Обозначение j Атомный номер 1 Относительная атом ная масса
Алюминий А1 13 27,0
Сурьма Sb 51 121,7
Аргон Аг 18 39,9
Бор В 5 10,8
Бром Вг 35 79,9
Углерод С 6 12,0
Хлор С1 17 35,5
Фтор F 9 19,0
Гелий Не 2 4,0
Водород Н 1 1,0
Азот N 7 14,0
Кислород О 8 16,0
Фосфор Р 15 31,0
Сера S 16 32,0
1В системе СИ моль представляет собой количество вещества, которое содер-
жит столько же атомов или молекул, сколько содержится в 0,012 кг изотопа угле-
рода относительной атомной массы 12. Практически масса одного моля вещества
равна относительной молекулярной массе, выраженной в граммах. Относительные
атомные массы, которые могут быть использованы для расчета относительных мо-
лекулярных масс, приведены в табл. L8.
23
Таблица 1.9. Значения универсальной газовой постоянной
R для идеальных газов в разных системах единиц
Единицы давления Единицы объема । Размерность । Значение
Н/м2 м3 Дж/ (К-моль) 8,31431*
атм см3 см - атм/ (К моль) 82,0575
атм Л л-атм/ (К моль) 0,0820575
атм м3 м3атм/(К‘моль) 8,20575-10“’*
1 Это значение используется в системе СИ. Однако ввиду применения в литера-
туре разных единиц для давления, старых и новых, признано целесообразно в насто-
ящей книге использовать последнее значение для R(*), которому соответствуют
единицы давления и объема, выраженные в атмосферах и м3 соответственно.
Для удобства при использовании закона идеального газа давление
будет выражаться в атмосферах, поскольку данные, приводимые в ли-
тературе (особенно для давления паров жидкостей), имеют различные
размерности (кН/м2 или кПа, мм рт. ст.и бары). В табл. 1.10 приведены
значения атмосферного давления в разных единицах измерения.
Таблица 1.10. Значение нормального армосферного
давления в разных системах единиц
Единицы измерения
Атмосфера
Бар
мм рт. ст. (0°С)
мм вод. ст. (4°С)
кН/м2 (кПа)
мм рт. ст. (Торр)
Значение
1
1,01325
760
10333
101,325
760
Соотношение (1.5) обобщает законы Бойля-Мариотта (PV = const
при постоянной температуре) и Гей-Люссака (V/T = const) при постоян-
ном давлении, а также гипотезу Авогадро, которая гласит, что равные
объемы различных газов при одинаковых температуре и давлении содер-
жат одно и то же число молекул (или атомов в случае атомарных газов,
например, гелия). Приняв Р = 1 атм, Т = 273,17 К (0°С) ,а n = 1 моль ,
получим
V = 0,022414 м3. (1.6)
Этот объем будут занимать 28 г N2, 32 г О2 или 44 г СО2 при ат-
мосферном давлении и температуре 0°С при условии, что эти газы яв-
ляются идеальными. Хотя в действительности это не совсем так, при вы-
соких температурах предположение об идеальности вполне оправдано.
Отклонение от закона идеального газа растет по мере понижения темпе-
ратуры и ее приближения к точке перехода в жидкую фазу. Тем не ме-
нее, соотношение (1.5) может использоваться для объяснения и иллю-
страции особенностей динамики пожара.
24
Плотность или концентрация газа может быть рассчитана. Так, напри-
мер, основываясь на данных о составе воздуха при нормальных услови-
ях, приведенных в табл. 1.11, можно показать, что один моль воздуха
равен Mw = 0,02895 кг, поэтому его плотность р, кг/м3, при температуре
0°С (273 К) составляет
Таблица 1.11. Состав сухого атмосферного воздуха
при нормальных условиях*
Газ, входящий в состав воздуха:
J Молярная доля, %
A3ot(Nj) 78,09
Кислород (Ог) 20,95
Аргон (Аг) 0,93
Двуокись углерода (СО,) 0,03
* Приведенные здесь данные заимствованы из работы [424]. При решении
многих задач удобно считать, что воздух состоит только из кислорода (21 %) и азо-
та (79 %). Тогда молярное отношение N,/O, составит 79/21 = 3,76.
2 В состав воздуха в крайне малых количествах входят также неон (1,8-
•10"3%), гелий (5,2-10“4%), криптон (1-10***%) и водород (5-10“5).
= nMw_ = ™w_ = 2
V RT
(1-7)
(см. табл. 11.7). Состав смеси газов может быть также выражен через
парциальные давления (Pj ) ее компонентов i, при этом полное давление
будет равно
Р = S Pj.
i
(1-8)
Поскольку объемная доля кислорода в воздухе при нормальных усло-
виях составляет 0,2095, то его парциальное давление будет равно
0,2095 атм. Эту величину можно преобразовать, как показано выше, в
концентрацию на единицу массы смеси. При температуре 273 К
РМ- = 0.2095.0,032_ 993к
RT 273R
(19)
Отсюда относительное содержание массы кислорода в воздухе (Yq )
равно 0,2993/1,2923 = 0,232. Это значение будет использовашгв
дальнейшем [например, в уравнении (5.19) ].
С помощью уравнения (1.5) можно оценить изменение физических
параметров газа при повышении его температуры. Если объем газа оста-
ется постоянным, то пропорционально росту температуры будет повы-
шаться его давление (см. разд. 1.15). Если же остается неизменным дав-
ление, то газ будет расширяться (объем V будет возрастать) , а его плот-
ность падать [уравнение (1.7)]. Во время пожара высокие температуры,
возникающие при горении газов, приводят к появлению сильных восхо-
дящих потоков, обусловленных различиями в плотности между горячи-
ми газами и окружающей воздушной средой (разд. 2.3). Эти различия
порождают градиенты давления, которые, несмотря на свои малые аб-
25
солютные значения (табл. 11.6), приводят к втягиванию потоков воз-
духа в основание пламени и выталкиванию огня и горячих газов за пре-
делы ограниченных областей (разд. 10.2). Хотя эти малые градиенты
могут быть учтены при анализе, в рассматриваемом случае ими можно
в первом приближении пренебречь.
Зависимость плотности р от температуры (при постоянном давле-
нии) описывается соотношением (1.7), т.е.
p=_PMw _L (1.Ю)
R Т
Здесь величина PMW/R является постоянной, поэтому и произведе-
ние рТ постоянно. Отсюда
РО ~Р°° _ Tooj^То ((J и)
Ро Too
где индексы 0 и 00 относятся к начальным (параметры среды) и конеч-
ным условиям соответственно. Поскольку Too = PMW/R poo, это соотно-
шение может быть переписано в виде
Ар_=0ДТ, (1.12)
/Эоо
где р = Rp0/PMw = 3,6о- 10"’К"1, что соответствует давлению в 1 атм и температу-
ре 0°С. Р называется коэффициентом теплового расширения. Впервые она была
получена для газов Гей-Люссаком.
Если соприкасающиеся массы воздуха или жидкости имеют разные
плотности, то возникает их относительное перемещение. Поскольку
разность плотностей определяет величину выталкивающей силы, то без-
размерный комплекс, который появляется в задачах, связанных с естест-
венной конвекцией (число Грасгофа, см. разд. 2.3), может быть выражен
через Др/роо или (ЗДТ (табл. 4.4).
1.2.2. Давление пара жидкостей
Любая жидкость в атмосферных усйовиях испаряется, поскольку
часть ее молекул, преодолевая силы сцепления, отрывается от поверхнос-
ти и образует пар. Если система является замкнутой (рис. 6.8, а), то
при достижении парциальным давлением пара над поверхностью жид-
кости значения, при котором суммарные потери испарением становятся
равными нулю, возникает состояние динамического равновесия. Для
жидкостей без примесей этим значением является давление насыщенного
пара — параметр, который зависит от температуры в соответствии с урав-
нением Клапейрона-Клаузиуса:
jL(ln_P°)= _Lv„ (1ЛЗ)
dT RT2 ’
26
где р° - равновесное давление пара, а Ц - удельная теплота парообразования.
Обычно используется интегральная форма этого соотношения,
например,
logioP0 = (-0,2185Е/Т) +F , (1.14)
где Е и F - константы, а Т - температура в градусах Кельвина.
Значения давления паров для некоторых горючих жидкостей даны
в табл. 1.12 [424].
Таблица 1.12. Давление паров некоторых органических
соединений ]424]
Давление паров рассчитывалось с помощью следующего уравнения: log10p° =
=(0,2185 Е/Т) + F, где р° - давление в мм рт. ст. (Торр) (табл. 1.9); Т - темпе-
ратура в градусах Кельвина, а Е - молярная теплота парообразования.
Соединение Химическая формула 1 J Температур । ный диапа- зон, °C
— — Д _1
п-Пентан n-CjHj, 6595,1 7,4897 -774191
п-Г ексан п-С6Н14 7627,2 7.7171 -544209
Циклогексан с-С6Н13 7830,9 7,6621 -454257
п-Октан п-С.Н,, 9221,0 7.8940 -144281
Изооктан (2, 2, 4 8548,0 7,9349 -36499
Триметилпентан)
п-Декан п-С । 0 Н j j 10912,0 8,2481 174173
п-Додекан П-С, 1Н1<5 11857,7 8,1510 48-346
Метанол СН,ОН 8978,8 8,6398 -44-224
Этанол CjH.OH 9673,9 8,8274 -314242
n-Про панол п-С3Н,ОН 10421,1 8,9373 -15-250
Ацетон (СИ.) Зсо 7641,5 7,9040 -594214
Метил этилкетон СН3СО-СН,СН3 8149,5 7,9593 —48480
Бензол С<Д 8146,5 7,8337 -37-290
Толуол с.н.сн. 8580,5 7,7194 -28-31
Стирол свн5сн=сн2 9634,7 7,9220 - 7-145
Приведенное уравнение может быть использовано для расчета дав-
ления пара над поверхностью чистой горючей жидкости с целью оценки
воспламеняемости паровоздушной смеси (разд. 3.1 и 6.2). Аналогичная
процедура может быть применена и в случае смесей горючих жидкостей
при условии возможности определения давлений паров компонентов.
Для идеальных растворов, к которым близки углеводородные смеси,
может быть использован закон Рауля. Он гласит, что для смеси двух
жидкостей А и В
_ о о
РА “ ХАРА и РВ~ХВРВ, (115)
где рА и РВ - парциальные давления паров А и В над жидкой смесью, Р д и рв -
равновесные давления паров чистых жидкостей А и В, оцениваемые с помощью
уравнения (1.13); а Хд и xg - соответствующие молярные доли, т. е.
27
nA nB
xA= ------ и xB= —°—, (Ц6)
nA + nB nA + Пв
где Пд и пв - молярные концентрации А и В в смеси.
Они определяются путем деления массовых концентраций Сд и Св
на относительные молекулярные массы MW(A) и MW(B). Фактически
очень малое число жидких смесей ведет себя идеально. В большинстве
случаев имеют место значительные отклонения от идеальных характе-
ристик, особенно если молекулы А или В частично ассоциированы в бес-
примесном состоянии (например, вода, метанол) или если А и В имеют
разную полярность [265]. В этом случае парциальные давления должны
рассчитываться с учетом величин активности веществ А и В в растворе:
00
РА = аАРА и рв = аврв , (1.17)
гдеаА = тАхА и аВ = '>'ВХВ
Величины а и у называются активностью и коэффициентом актив-
ности соответственно. Коэффициент активности для идеального раство-
ра равен единице. Величины активности для конкретных смесей можно
найти в литературе (например, в работе [296]) Они используются для
расчета температуры вспышки смесей воспламеняющихся и невоспла-
меняющихся жидкостей по данным о пределах воспламеняемости [41 2].
Этот вопрос, однако, в дальнейшем рассматриваться не будет.
1.2.3. Процесс горения и выделение энергии
Все реакции горения идут с выделением энергии. Ее можно оценить
количественно через теплоту сгорания (ДНС), определяемую как сум-
марное тепло, которое выделяется при полном окислении единичного
количества горючего вещества (при температуре 25°С и атмосферном
давлении). При окислении углеводородов, например пропана (СаН8),
продукты реакции содержат только диоксид углерода и воду, на что
указывает соответствующее стехиометрическое уравнение:
С3Н8 + 5О2 -+ ЗСО2 + 4Н2О. (Р4)
Эта реакция является экзотермической (т. е. идет с выделением тепла),
при этом значение ДНС зависит от того, находится ли образовавшаяся в
результате реакции вода в форме жидкости или пара. Разность между
значениями ДНС будет равна удельной теплоте парообразования для
воды (44 кДж/моль при 25°С). Так, для пропана теплота сгорания при
образовании воды в виде жидкой фазы равна ДНс(С3Н8) =— 2220 кДж/
/моль, а при образовании воды в виде пара ДНс(С3Н8) =- 2044 кДж/
/моль. При горении с пламенем и при пожарах вода образуется в виде
пара, поэтому для оценки тепловыделения в этом случае правильнее
использовать второе значение.
Теплота сгорания пропана может быть выражена в кДж/моль или
в кДж/г пропана. В первом случае она равна —2044 кДж/моль, а во
втором случае —46,45 кДж/г (табл. 1.13). Если реакция протекает
28
Таблица 1.13. Значения теплоты сгорания1 некоторых
горючих веществ при 25°С (298К)
Соединение Химйческаея формула -АНр, кДж/моль -днс, кДж/г АНс.ан, кДж/г воздуха кДж/г Оа
Диоксид углерода СО 283 10,10 4,10 17,69
Метан СН. 800 50,00 2,91 12,54
Этан сД 1423 47,45 2,96 11,21
Этилен с’н. 1411 50,35 3,42 14,74
Этин е,на 1253 48,20 3,65 15,73
Пропан с3н 2044 46,45 2,97 12,80
п-Бутан п-С4Н10 2650 45,69 2,97 12,80
п-Пентан п-С3Н,а 3259 45,27 2,97 12,80
п-Октан 5104 44,77 2,97 12,80
с-Гексан с-САни 3680 43,81 2,97 12,80
Бензол сД 3120 40,00 3,03 13,06
Метанол сй,Ьн 635 19,83 3,07 13,22
Этанол с Дон 1232 26,78 2,99 12,88
Ацетон (СН3) ,со 1786 30,79 3,25 14,00
D-глюкоза С6Н Д 2772 15,4 3,08 13,27
Целлюлоза — 16,09 3,15 13,59
Полиэтилен — 43,28 2,93 12,65
Полипропилен — 43,31 2,94 12,66
Полистирол — 39,85 3,01 12,97
Поливинилхлорид — 16,43 2,98 12,84
Полиметилмет- — 24,89 3,01 12,98
акрилат
Полиакрилонитрил — 30,80 3,16 13,61
Полиоксиметилен — 15,46 3,36 14,50
Полиэтилентере- — 22,00 3,06 13,21
фталат
Поликарбонат — 29,72 3,04 13,12
Найлон 66 — 29,58 2,94 12,67
1 За исключением твердых веществ (D-глюкозы и полимерных материалов),
исходное состояние горючего и всех продуктов сгорания считается газообразным.
при постоянной температуре, то выделение энергии происходит в резуль-
тате изменения энтальпии (ДН) системы в соответствии с уравнением
(Р4). Однако значения теплоты сгорания обычно определяются при
постоянном объеме в калориметрической бомбе, где происходит полное
сгорание определенной массы горючего вещества в атмосфере чистого
кислорода [265]. Если предположить, что теплопотери в окружающую
среду отсутствуют (система является адиабатической), то количество
выделенного тепла можно рассчитать по повышению температуры кало-
риметра и его содержимого, теплоемкости которых точно известны.
Использование чистого кислорода обеспечивает полное сгорание, что в
итоге дает возможность оценить количество выделившегося при посто-
янном объеме тепла, т. е. изменение внутренней энергии (ДУ) системы,
описываемой уравнением (Р4). Значения изменений энтальпии (ДН) и
внутренней энергии (ДУ) не совпадают, поскольку при постоянном
давлении часть химической энергии затрачивается на выполнение работы
(РДУ) в процессе расширения. Величина ДН связана с изменением внут-
ренней энергии соотношением
ДН = ДУ + РДУ. (1.18)
29
При использовании этого уравнения следует помнить, что в случае экзо-
термических реакций величины ДН и ДУ являются отрицательными.
Выполненную работу можно оценить, используя закон идеального газа
PV = nRT, где п — число молей газа, участвующего в процессе. Если ве-
личина п изменяется, как в реакции (Р4), то
РДУ = ДпИТ, (1.19)
где Дп = 7 - 6 = +1, а Т = 298К.
Можно показать, что в рассматриваемом случае поправка мала
("-2,5 кДж/моль) и ею можно пренебречь. Однако при необходимости
точного измерения величин теплоты сгорания ее следует обязательно
учитывать.
Бомбовая калориметрия дает возможность определения теплоты
образования многих соединений. Теплотой образования (ДН{) называет-
ся изменение энтальпии при образовании соединения в стандартном со-
стоянии (при давлении 1 атм и температуре 298 К) из исходных элемен-
тов, которые также находятся в стандартных состояниях. Это величина
для двуокиси углерода равна тепловому эффекту реакции
С (углерод) + О2 (газ) -> СО2 (газ) , (Р5)
где AHf98 (СО2) = - 393,5 кДж/моль. Знак ’’минус” указывает на то,
что продукт реакции (СО2) является более устойчивой химической
конфигурацией, чем реагенты в своих стандартных состояниях, для ко-
торых значения теплоты образования принимаются равными нулю.
Если известны значения теплоты образования для реагентов и про-
дуктов какой-либо химической реакции, то может быть рассчитано сум-
марное изменение энтальпии. Так, в случае окисления пропана [реак-
ция (Р4) ]
ДНс(С3Н8) =3AHf(СО2) + 4AHf (Н2О) - 4Hf(C3H8) -
-AHf(O2), (1.20)
где по определению AHf(O2) = 0. Это соотношение включает в себя
закон Гесса (закон постоянства сумм тепла), который гласит, что изме-
нение энтальпии зависит только от начального и конечного состояний
системы и не зависит от промежуточных фаз. Реально величину
ДНс(С3Н8) просто определить методом бомбовой калориметрии [так-
же как AHf(CO2) и AHf(H2O)], а уравнение (1.20) можно использо-
вать для расчета величины AHf(C3Hg), которая является теплотой
реакции.
ЗС (углерод) + 4Н2 (газ) -> С3Н8 (газ) . (Р6)
Значения теплоты образования для некоторых распространенных газооб-
разных веществ приведены в табл. 1.14. Те вещества, для которых эти
значения положительны (например, этилен и этин), являются менее
устойчивыми по сравнению с исходными элементами и называются эн-
30
дотермическими соединениями. При соответствующих условиях они мо-
гут подвергнуться разложению с выделением энергии. У этина, который
имеет большую положительную величину теплоты образования, процесс
разложения может протекать в виде взрыва.
Таблица 1.14. Стандартные значения теплоты образования
некоторых распространенных газов
Соединение | Химическая формула I AHf 9кДж/моль
Пары воды н.о -241,826
Оксид углерода со -110,523
Диоксид углерода со; -393,513
Метан сн. - 74,75
Пропан с А -103,6
Этилен с.н. + 52,6
Пропилен с,нб + 20,7
Этин с,н2 + 226,9
Значения теплоты сгорания для ряда газов, жидкостей и твердых
веществ приведены в табл. 1.13. Все они определены при нормальном
атмосферном давлении и температуре среды, равной 298 К (25°С), а
также при условии, что сгорание происходит полностью. Необходимо,
однако, отметить, что для жидких и твердых горючих веществ значение
ДНС представляет собой суммарную теплоту сгорания сконденсирован-
ного горючего, а не общую теплоту сгорания летучих веществ. Первая
отличается от второй на величину Ly — теплоту газификации (табл. 5.6) .
Кроме того, сгорание при пожарах зачастую не бывает полным, т. е.
значение X в уравнении (1.4) может быть меньше единицы. Фактическое
тепловыделение при сгорании может быть оценено с помощью закона
постоянства сумм тепла (закон Гесса) при условии, что известен состав
продуктов сгорания. Окисление пропана можно представить в виде
двухступенчатого процесса, включающего реакции
7
CjHg + —— О2 ЗСО + 4Н2 О (Р7)
и
СО + -- О2 СО2 .
2
(Р8)
Уравнение (Р4) получается в результате суммирования уравнений (Р5)
и (3 Р6). Согласно закону Гесса,
4Hr4 = AHR7 + 3AHR8 , (1.21)
где AHR7 - теплота реакции (Р7), AHr4 = ДНс(СэН8), a AHR8 = ДНс(СО).
Поскольку обе указанные величины теплоты сгорания известны
(табл. 1.13), то значение AHR7 равно
AHR7 = 2044 — 3-83 = кДж/моль .
31
Поскольку при частичном сгорании пропана образуются только Н2О,
СО2 и СО в отношении 4:1, то фактическое тепловыделение на моль
сгоревшего пропана составит
ДН . 4AHc(C,H,)tAHR7 И)
S
ИЛИ
о
ДН = ДНс(С3Н8) - — ДНс(СО) , (1.23)
что дает тот же результат (—1874,2 кДж/моль).
В некоторых случаях необходим расчет фактического количества
тепла, выделенного в процессе горения. При большом числе продуктов
неполного сгорания, образуемых при пожарах, описанный выше метод
становится слишком громоздким, поэтому необходимо применение
другого способа расчета. Альтернативный метод основывается на том
факте, что теплота сгорания большинства распространенных горючих
веществ является постоянной величиной, если ее выразить через коли-
чество расходуемого в ходе реакции кислорода или воздуха. Рассмотрим
в качестве примера уравнение (Р4). Здесь на каждый моль сгоревшего
пропана или на каждые пять молей израсходованного кислорода прихо-
дится 2044 кДж тепла. В этом случае теплота сгорания будет равна:
ДНС ох = -408,8 кДж/моль или (—408,8/32) = —12,77 кДж/г, где 32 —
молекулярный вес кислорода. В табл. 1.13 для ряда горючих веществ
приведены значения ДНСОХ. Они, как можно видеть, лежат в довольно
узких пределах. В работе [194] показано, что для типичных органичес-
ких жидкостей и газов ДНС0Х = —12,72±3% кДж/г кислорода (за
исключением химически активных газов этилена и этина) .тогда как для
полимеров ДНС ох = —13,02±4% кДж/г кислорода (исключая полиок-
симетилен) . Таким образом, если определена скорость расхода кислоро-
да, то можно непосредственно ценить интенсивность тепловыделения.
Этот метод был рекомендован для применения в стандартных тестах по
определению интенсивности тепловыделения (например, в [17]) и при
натурном моделировании пожаров в помещениях [428], Он был испытан
[218] применительно к калориметру для измерения интенсивности теп-
ловыделения, разработанному в 1972 г. Смитом [363]. Интенсивность
тепловыделения вычисляется по формуле
Qc= (0,21 -гь2)У-103р0гДНс.ох, (1.24)
где V - объемный расход воздуха; м’/с, р0 - плотность кислорода, кг/м3 при
нормальных температуре и давлении, а п0 -’молярная доля кислорода в промы-
тых отработанных газах из камеры сгорания или пожаронепроницаемого поме-
щения.
(В процессе промывки удаляются продукты сгорания из потока газа,
непрерывно поступающего в кислородный газоанализатор из точки от-
бора проб внутри выхлопного канала, через который удаляются газо-
образные продукты из зоны горения.)
32
Значение, выбранное для ДНСОХ, основано на допущении о полном
сгорании Горючего с образованием продуктов в виде диоксида углерода
и паров воды. В работе [218] показано, что если сгорание не является
полным, т. е. в результате реакции образуются оксид углерода и частицы
дыма, то его влияние на величину ДНс.ох будет невелико. Это вытекает
из следующих соображений. Если бы весь углерод превращался в СО, то
значение ДНС ОХ повысилось не более чем на 30%, а если бы он пол-
ностью превращался в частицы дыма, то значение ДНс.ох понизилось бы
не более чем на 20-25 %. Поскольку указанные факторы действуют в
противоположных направлениях, а при большинстве пожаров выход
СО2 всегда значительно больше, чем выход СО, то суммарная погреш-
ность вряд ли превысит 5 %.
Теплота сгорания может быть также выражена через количество
потребленного воздуха. Уравнение (Р4) при включении в него азота
примет вид
С3Н8 + 5О2 + 5-3,76N2 -* ЗСО2 + 4Н2О + 18,8N2 , (Р9)
поскольку соотношение азота и кислорода в воздухе равно приблизи-
тельно 3,76:1 (см. табл. 1.11). Повторяя вышеприведенные расчеты,
получим, что при расходе кислорода, содержащегося в 23,8 молях воз-
духа, выделится 2044 кДж тепла. Таким образом, для воздуха ДНс.а2Г =
= 85,88 кДж/моль или (85,88/28,95) = 2,97 кДж/г, где 28,95 — относи-
тельная молекулярная масса воздуха (разд. 1.2.1). Значения, приведен-
ные в табл. 1.13, охватывают широкий круг горючих веществ и равны
в среднем 3,03(±2 %) кДж/г, если исключить диоксид углерода и хими-
чески активные горючие этилен и этин. Для расчетов удобно выбрать зна-
чение 3 кДж/г. Только для одного полимера (полиоксиметилена),
характеристики которого имеют явные особенности, теплота сгорания
отличается от указанного на 12 %. Выбранное среднее значение может
быть использовано для оценки интенсивности тепловыделения при
полностью развитом пожаре в помещении с контролируемой венти-
ляцией при условии, что скорость притока воздуха известна или может
быть рассчитана, а весь кислород расходуется в пределах помещения
(разд. 10.3.2).
Стехиометрические уравнения, подобные уравнению (Р9), могут
быть использованы для расчетов расхода воздуха, необходимого для
полного сгорания любого горючего вещества. Например, полиметилме-
такрилат имеет эмпирическую формулу С5Н8О2 (табл. 1.2), которая
индентична' химической формуле его мономера. Стехиометрическое
уравнение для процесса горения в воздухе имеет в данном случае вид
С5Н8О2 + 6О2 + 6-3,76N2 -* 5СО2 + 4Н2О + 22,56N2 . (РЮ)
Она показывает, что на один моль мономерного звена полиметилмета-
крилата идет 28,56 молей воздуха. Зная, что относительная молеку-
лярная масса С5Н8О2 и воздуха равна 100 и 28,95 соответственно
получим, что для стехиометрического горения с образованием СО2 и
3—176
33
воды на 1 г полиметилметакрилата потребуется 8,14 г воздуха. В более
общем виде можно записать, что 1 кг горючего + г кг воздуха -> (1 +
+ г) кг продуктов сгорания, где г - требуемый стехиометрический
коэффициент по воздуху для рассматриваемого горючего вещества.
Это соотношение будет использовано в разд. 10.1 и 10.2.
Стехиометрический коэффициент по воздуху может быть исполь-
зован для оценки теплоты сгорания любого горючего вещества, если она
неизвестна заранее. Например, для полиметилметакрилата, у которого
теплота сгорания в воздухе принимается равной ДНС ajr = 3 кДж/г, по-
лучим ДНС (полиметилметакрилата) = 3-8,24 = 24,7 к Дж/г, что хорошо
согласуется с соответствующей величиной, приведенной в табл. 1.13.
1.2.4. Механизм горения газовой фазы
Химические уравнения типа (Р4) и (Р7) определяют стехиометрию
полной реакции, но не отражают всей сложности процесса. Например,
метан горит с образованием диоксида углерода и паров воды в соот-
ветствии с реакцией
СН4 + 2О2 -> СО2 +2Н2О.
(PH)
Но этот процесс на самом деле включает в себя целый ряд элементарных
реакций, в которых участвуют молекулярные частицы с высокой хими-
ческой активностью (атомы и свободные радикалы): Н’, 'ОН и ‘СН3
(табл. 1.15). Хотя эти атомы и свободные радикалы существуют в
пламени лишь короткое время, они обеспечивают быстрый расход го-
рючего (реакции р2 - р4 в табл. 1.15). Концентрация этих молекуляр-
ных фрагментов поддерживается благодаря их непрерывному воспро-
изводству в результате последовательности цепных реакций
СН4 + ОН-> Н2О+ сн3,
сн3 + о2 -> СН2О+ он
(Р12)
(Р13)
(табл. 1.15, реакции R2 и R6), которые сопровождаются реакциями
обрыва цепи (R16) и (R17) (табл. 1.15), в ходе которых указанные мо-
лекулярные фрагменты разрушаются.
Таблица 1.15. Механизм окисления метана в газовой фазе [ 53]
сн, + м ='сн, + н + м
CH4 + OH = ’сн3 + н2о
СН. + Н"= ‘СН, + Н,
СН, +'О'=’СН, + ОН
О, + H' = ’0 + ОН
'СН, + О- = СНг О+'ОН
сн.о+о = сно+'он
СН, О+'ОН = 'СНО+ Н,0
СН2О + Н= OHO + Hj
Н, + 0 = н'+он
H, + ОН = Н'+Н2О
СНО + О = со+он
оно + он = со + н2о
R1
R2
R3
R4
R5
R6
R7
R8
R9
RIO
Rll
R12
R13
34
СНО + Н'= СО + Н, R14
СО ‘'ОН = СО, + Н" R15
СО + ‘ОН = СО, +Н’
Н+ОН+М= Н,О+ М R16
Н‘+ Н'+ М = Н, + И R17
Н'+ О, + М = НО, + М R18
Примечание. Эта схема реакций ни в коей мере не является полной.
Многие реакции между свободными радикалами, в этом числе и реакции с ради-
калами HOj, здесь опущены.
Буквой ”М” обозначен любой промежуточный продукт, участвующий в реак-
циях рекомбинации радикалов (R16 — R18) и реакциях диссоциации типа реак-
ции RL
Скорость окисления метана может быть приравнена к скорости его
превращения в результате реакций (R2 - R4):
_ _ЖН_4 = k2 [сн4] сон] + к3 (сн4] [н] + к4 [сн4] [’б] =
dt
= (к2 [ОН] + к3[Н] +к4[-О ])[СН4] .
(1-25)
В этом уравнении квадратные скобки обозначают концентрацию ве-
ществ, а к2, к3, к4 — соответствующие константы скорости реакций
[ см. уравнение (1.1)]. Очевидно, что скорость расщепления метана пря-
мо зависит от концентрации свободных атомов и радикалов в реакци-
онной системе, а они, в свою очередь, зависят от скорости инициирова-
ния (реакция 1) и обрыва (реакция 13, 14, 16 и 17), но могут резко
повыситься в случае доминирования реакции ветвления (R5), т. е.
О2 + Н -> О + ОН . (Р14)
В результате этого увеличивается число радикалов в системе, при этом
один атом водорода замещается на три свободных радикала, что видно
из анализа превращений атомов кислорода в ходе реакций R4, R7 и R10
(табл. 1.15). В этом плане атомы водорода являются несомненно наибо-
лее важными из химически активных компонентов системы. Если с
кислородом за соединение с атомами водорода конкурируют другие
молекулы (см. например, реакции R3, R9 и R14), то процесс ветвления,
т. е. роста числа свободных радикалов, сдерживается. Такого ограниче-
ния не существует в реакции между Н2 и О2, в которой молекулы
кислорода являются единственными элементами, с которыми могут ре-
агировать атомы водорода (см.,например, [109]):
О2 + Н -> 0 + ОН ,
Н2 + О’ -> Н' + ОН ,
Н2 + ОН -+ Н‘+ Н2О .
(Р14)
(Р15)
(Р16)
Реакция R18, приведенная в табл. 1.15, имеет относительно небольшое
значение в процессах горения. Следовательно, при определенных усло-
35
виях (разд. 3.1) скорость окисления водорода в воздухе может быть
очень высокой, о чем свидетельствует его максимальная скорость го-
рения, Su = 3,2 м/с, которая более чем в 8 раз превышает аналогичный
показатель для метана (0,37 м/с) (табл. 3.1).
Молекулярные частицы, которые быстро реагируют с атомами
водорода, эффективно замещая их атомами или радикалами со значи-
тельной меньшей химической активностью, могут тормозить окисле-
ние газовой фазы. Хлор- и бромсодержащие соединения могут дости-
гать этого эффекта путем образования в пламени галоидных соединений
водорода (НС1 или НВг). Реакции типа
НВг + Н’-> Н2 + Вг’ (Р17)
приводят к замещению атомов водорода относительно малоактивными
атомами галогенов и тем самым резко уменьшают общую скорость
реакции. По этой причине многие хлор- и бромсодержащие соединения
могут быть использованы в качестве ингибиторов (236] или химичес-
ких огнетушащих веществ (см. разд. 3.5.4).
Возвращаясь к рассмотрению процесса окисления метана, мы ви-
дим, что молекула СН2О (формальдегид) образуется в реакции Р13
(табл. 1.15, реакция R6) как промежуточный продукт. При полном сго-
рании он будет разлагаться в ходе реакций R7—R9 (табл. 1.15), но если
последовательность этих реакций прерывается в результате химического
или физического тушения, то среди продуктов реакции может остаться
некоторое количество формальдегида. Подобным же образом может
появиться и оксид углерода — наиболее распространенный продукт не-
полного сгорания. Это происходит в случае, если концентрация гидро-
ксильных групп (’ОН) недостаточна для протекания реакции
СО + ’ОН -> СО2 +Н (Р18)
до ее полного завершения. Приведенное уравнение описывает единст-
венную важную реакцию, в результате которой происходит окисление
оксида углерода и которая фактически является главным источником
диоксида углерода в любой системе реакций горения [38 ].
Сложность процесса окисления газовой фазы убедительно продемон-
стрирована в табл. 1.15 применительно к простейшему углеводороду,
метану, хотя приведенная схема реакций и не является полной (в работе
[54], например, перечислено 30 реакций). Сложность процесса возраста-
ет с увеличением размеров и усложнением структуры молекул горюче-
го вещества, поэтому резко увеличивается и число образующихся частич-
но окисленных веществ. При реальных пожарах, когда перемешивание
горючих летучих веществ с воздухом является составной частью процес-
са горения (гл. 4), могут существовать условия, при которых усили-
вается образование подобных соединений. Многие из них опасны, а неко-
торые - в особенности оксид углерода - смертельны в концентрациях,
которые могут существовать в продуктах горения. Связь между недо-
статочной вентиляцией и повышенным образованием оксида углерода
и других продуктов неполного сгорания является установленным фак-
том [324,442].
Не все указанные продукты являются газообразными. Некоторые
из них представляют собой высококипящие жидкости и смолы, которые
36
испаряются с поверхности горящих твердых материалов, покидают
область горения и конденсируются при более низких температурах,
образуя микроскопические капли. Другие представляют собой частицы
сажи, образующиеся внутри пламени в условиях высоких температур
и низкого содержания кислорода [327]. Они образуют пыльный компо-
нент дыма, который уменьшает видимость (разд. 11.1).
1.2.5. Температуры пламен
При пожаре суммарная величина выделенного тепла обычно играет
второстепенную роль по сравнению с интенсивностью тепловыделения.
Если известна теплота сгорания, то интенсивность тепловыделения мож-
но рассчитать с помощью соотношения (1.4) при условии, что определе-
на величина m"Afx- Однако это редко удается сделать при анализе по-
жаров в помещениях. В этом случае интенсивность тепловыделения
можно оценить по скорости притока воздуха (riiair), если она известна.
В предположении, что весь кислород расходуется внутри помещения,
можно найти интенсивность тепловыделения по формуле
Qc ~ ^air AHc_air . (1.26)
Температура горения зависит от Qc и интенсивности теплопотерь вбли-
зи от реакционной системы. Единственным случаем, когда разумно
пренебречь теплопотерями (по крайней мере в первом приближении),
является горение предварительно подготовленной смеси, при котором
горючее и воздух хорошо перемешаны, а скорости реакций высоки не-
зависимо от процессов диффузии и перемешивания. Этот процесс опи-
сывает адиабатическая модель, которая основана на допущении о том,
что все образовавшееся тепло остается внутри системы, вызывая повы-
шение ее температуры. Возьмем в качестве примера пламя, распростра-
няющееся в стехиометрической смеси пропана и воздуха (см. рис. 3.14) .
Предположим, что вся выделяющаяся в результате реакции энергия
аккумулируется в продуктах сгорания. Тогда можно оценить адиабати-
ческую температуру пламени. Согласно табл. 1.13, ДНс(С3Н8) =
= — 2044,3 кДж/моль. Реакция окисления в воздухе описывается урав-
нением (Р9). Выделение энергии при горении приводит к повышению
температуры продуктов реакции СО2, Н2 О и N2. Конечные температуры
этих веществ могут быть рассчитаны, если известны их теплоемкости.
Они могут быть найдены из таблиц термохимических свойств веществ
[414] или в другой литературе [231] (табл. 1.16). Предполагается, что
азот не участвует в химической реакции, а действует лишь как тепловой
балласт, поглощая основную часть энергии, выделяющейся при горении.
Энергия, высвобождаемая при сгорании 1 моля пропана, поглощается
3 молями СО2, 4 молями Н2О и 18,8 молями N2. Суммарная теплоем-
кость этой смеси равна 942,5 Дж/К (на моль сгоревшего пропана) (см.
табл. 1.17), поэтому конечная температура пламени Tf составит
Tf = 25 + 2044300/942,5 = 2194°С (1.27)
в предложении, что начальная температура равна 25°С. Этот расчет яв-
ляется приближенным в силу следующих причин.
37
Таблица 1.16. Теплоемкости распространенных газов
при температуре 1000 К
Вещество Т Дж/ (моль • К)
Оксид углерода СО 33,2
Диоксид углерода СО, 54,3
Пары воды Н, О 41,2
Азот N, 32,7
Кислород О, 34,9
Гелий Не 20,8
Таблица 1.17. Теплоемкость продуктов сгорания
(для стехиометрической смеси пропана и воздуха)
C,H, + 50, + 18,8N, -» ЗСО, + 4Н,О + 18,8N,
Вещества Количество молей в продуктах реак- ЦИЙ1 Теплоемкость при 1000 К
Ср, Дж/ (моль-К) | пСр, Дж/К1
СО, 3 54,3 162,9
Н,6 4 41,2 164,8
N, 18,8 32,7 614,8
Суммарная теплоемкость на моль пропана = 942,5 Дж/К
1 На моль сгоревшего пропана.
Теплоемкость каждого газа зависит от температурь!, а использован-
ные в данном примере величины приняты постоянными и соответству-
ющими промежуточной температуре 1000 К.
Рассматриваемая система не является истинно адиабатической,
поскольку наличие радиационных теплопотерь из зоны пламени и приле-
гающей к ней области приводит к уменьшению конечной температуры
газов за пламенем (разд. 3.3, рис. 3.16).
При высоких температурах происходит частичная диссоциация
продуктов сгорания с образованием атомных и молекулярных частиц, а
также свободных радикалов. Этот процесс описывается следующими
уравнениями:
Н2О Н'+ 'ОН ; (Р19а)
Н2О^?Н2+1/2О2 ; (Р196)
СО2 СО + 1/2О2 . (Р19в)
Поскольку каждая реакция диссоциации является эндотермической
(т. е. протекает с поглощением, а не с выделением энергии), то этот
процесс приведет к уменьшению конечной температуры. Влияние диссо-
циации на расчетную температуру становится значительным при темпера-
турах свыше 1700°С (2000°К). Если приведенные выше реакции доста-
точны для описания процессов диссоциации в системе, то уравнение
(Р9) может быть представлено в виде
38
С3Н8 +5О2 + 18,8N2 -* (3-у)СО2 + уСО + (4- х)Н2О +
+ 18,8N2 + ( х - z)H2 + (|- + -^ ---)О2 +zH + zOH , (Р20)
где значения х, у и z неизвестны, но могут быть определены путем расчета положе-
ния равновесия трех реакций диссоциации с помощью термодинамических данных
(414] при условии, что значение конечной температуры известно. Поскольку на
деле это условие не выполняется, то сначала выбирается некоторое пробное значе-
ние, для которого по соответствующим константам равновесия рассчитываются
концентрации Н", "ОН, Н, СО и О, [ 265 ]. Затем по значениям теплоты образования
всех продуктов реакции рассчитывается теплота реакции (Р20) и с помощью ме-
тода, описанного в табл. 1.17, определяется результирующая (адиабатическая)
температура. Указанная процедура повторяется снова для полученной расчетным
путем температуры. Процесс итераций продолжается до тех пор, пока две последо-
вательные итерации не совпадут с приемлемой точностью. Истинная адиабатическая
температура пламени неизбежно будет ниже, чем полученное выше значение. В ра-
боте [371] для горения стехиометрической смеси метана и воздуха получено
значение 1950°С.
Несмотря на приближенный характер приведенных выше расчетов,
они полезны для оценки воспламеняемости смесей. С достоверностью
установлено, что существует минимальная критическая (адиабатичес-
кая) температура, ниже которой распространение пламени невозможно
(разд. 3.3). Отсюда вытекает, что не все смеси воспламеняющегося газа
и воздуха будут загораться при наличии источника воспламенения. Об-
ласть режимов воспламенения достаточно четко выражена и ограничена
нижним и верхним пределами воспламеняемости, которые могут быть
оценены экспериментально с точностью до нескольких десятых долей
процента (разд. 3.1.1, табл. 3.1). Для пропана нижний предел соответст-
вует уровню его концентрации в воздухе, равному 2,2 %. Если предпо-
ложить, что сгорание протекает до конца, то процесс окисления может
быть описан следующим образом: 0,022С3Н8 + 0,978 (0,21О2 +
+ 0,79N2) ->• продукты (СО2,Н2О,О2 и N2). Разделив обе части на 0,022,
получим
С3Н8 + 9,335О2 + 35,119N2 -» ЗСО2 + 4Н2О +
+ 4,335O2 + 35,119N2 . (Р21)
Поскольку исходная горючая смесь была предельно бедной, то избыток
кислорода приведет к росту суммарной теплоемкости смеси продуктов
сгорания. Используя метод, описанный в табл. 1.17, можно рассчитать
конечную (адиабатическую) температуру пламени. Они оказывается
равной 1281°С (1554 К), что намного ниже уровня, при котором сказы-
вается эффект диссоциации. Если адиабатическая температура пламени
рассчитывается для критических (предельных) смесей ряда газообраз-
ных углеводородов, то оказывается, что она попадает в довольно узкий
диапазон (1600± 100 К) (см. табл. 3.1). Есть основания предполагать,
что такое же значение применимо также к верхнему пределу воспламе-
няемости (для богатых горючих смесей) [273], [371]. Однако его нель-
зя получить с помощью того же метода, что и для нижнего предела,
поскольку продукты сгорания в этом случае будут представлять слож-
ную смесь продуктов приролиза и частично окисленных продуктов ис-
ходного горючего вещества.
39
Необходимо отметить, что рост температуры, о котором говорилось
выше, будет сопровождаться увеличением объема. Используя закон
идеального газа (разд. 1.2.1), можно показать, что семикратный рост
температуры (скажем, от 300 до 2100 К) будет сопрождаться семикрат-
ным увеличением объема (при этом мы пренебрегаем каким-либо из-
менением числа молей вещества в системе) :
V2__ п2 Т2
V? ~ " пГ "тГ ‘
(1.28)
Здесь индексы 1 и 2 относятся к начальному и конечному состоянию и
предполагается, что Pi = Р2. Однако, если объем остается неизменным,
то будет иметь место соответствующий рост давления. Столь значитель-
ное изменение давления будет развиваться очень быстро, если смесь
паров горючего и воздуха воспламеняется внутри ограниченного про-
странства. Если не приняты меры, предотвращающие нарастание давле-
ния, то этот процесс почти всегда приводит к разрушению конструкций
здания. Одной из таких мер является применение вышибных проемов в
виде ослабленных панелей в стенах сооружений, которые при нарастании
давления легко разрушаются [37, 116,164].
Глава 2
ТЕПЛООБМЕН И АЭРОДИНАМИКА
Для обстоятельного анализа процесса горения при пожарах необхо-
димо знание теории теплообмена и некоторых вопросов аэродинамики.
В этой главе будет дан обзор основных сведений из указанных об-
ластей и выведены некоторые важные соотношения. Хотя они потребу-
ются лишь в последующих главах, их значение для анализа динамики
пожара будет рассматриваться уже по ходу изложения. Есть много
хороших руководств, в которых глубоко рассматриваются вопросы
теплообмена. Некоторые из них были использованы при подготовке
настоящей главы (например, [183, 302, 346, 426]). Эти книги рекомен-
дуются для ознакомления с вопросами, не включенными в настоящий
текст.
Существует три основных механизма теплообмена: теплопровод-
ность, конвективный теплообмен и тепловое излучение. Во время пожара
присутствуют все три вида теплообмена, однако часто на той или иной
фазе развития пожара или на каком-либо его участке может преобладать
один вид теплообмена. Так, теплопроводность определяет интенсивность
тепловых потоков в твердых материалах. Она играет важную роль в
40
задачах, связанных с воспламенением и распространением пламени
над твердыми горючими материалами (гл. 6 и 7), а также в задачах,
связанных с огнестойкостью, когда необходимо знать тепловые потоки
в ограждениях помещений и элементах конструкций (гл. 10). Конвек-
тивный теплообмен протекает между газом (жидкостью) и твердым
телом и связан с движением жидкой среды (например, при охлажде-
нии горючего предмета потоком холодного воздуха). Конвективный
теплообмен имеет место на всех стадиях пожара, но особенно важную
роль он играет в его начале, когда уровень теплового излучения еще
невысок. При пожарах в естественных условиях движение газов, свя-
занное с конвективным теплообменом, определяется подъемной силой,
которая оказывает также влияние на форму и характеристики диффузи-
онных пламен (гл. 4). Факел, формируемый восходящими потоками,
будет рассмотрен в гл. 4.3.1.
В отличие от теплопроводности и конвекции, лучистый теплообмен
не требует наличия промежуточной среды между источником и прием-
ником тепла. Перенос энергии в этом случае осуществляется посредст-
вом электромагнитных волн, которые, подобно видимому свету, могут
поглощаться, пропускаться или отражаться поверхностью тела и отбра-
сывать тени при блокировании излучения непрозрачным объектом. Он
становится господствующим видом теплопереноса, если диаметр очага
пожара превышает 0,3 м, и определяет рост и распространение пожара в
помещениях. Именно благодаря лучистому теплообмену происходит
нагрев удаленных от пожара объектов до температуры воспламенения,
а также развитие пожара в открытых очагах (например, в лесу) и его
распространение на соседние здания [222]. Благодаря излучению окру-
жающим предметам передается значительная часть тепла, выделяюще-
гося при горении. Большая часть излучения испускается мельчайшими
частицами сажи, образующимися почти во всех диффузионных пламе-
нах. Это является причиной их характерного желтого свечения. Влияние
теплового излучения пламени или любого нагретого объекта на близ-
лежащие поверхности может быть оценено лишь путем тщательного
анализа процессов теплообмена. Такой анализ необходим для оценки
времени нагрева горючих материалов, на которые воздействует тепло-
вое излучение, до состояния, при котором они могут воспламеняться
и гореть.
2.1. СВОД КА ОСНОВНЫХ УРАВНЕНИЙ ТЕПЛООБМЕНА
В этом разделе мы приведем основные уравнения, описывающие
указанные выше процессы теплообмена, поскольку невозможно глубо-
ко исследовать какой-либо один механизм теплообмена независимо
от других. Подробно отдельные процессы теплообмена будут рассмот-
рены в последующих разделах.
Теплопроводность - это вид теплообмена, характерный для твердых
тел. Теплопроводность имеет место также и в жидкостях, но там она
маскируется конвективным движением, при котором тепло распрост-
раняется в результате перемешивания, вызванного подъемной (вытал-
кивающей) силой. Общеизвестно, что тепло распространяется из области
с высокой температурой в направлении области с низкой температурой.
Поток тепла, обусловленный теплопроводностью, определяется со-
отношением
41
•»_ ьДТ
q --к-—
Дх
(2-1)
где ДТ - разность температур на расстоянии Дх.
Это соотношение может быть записано в дифференциальной форме
q" = -к . (2-2)
dx
где Дх = (dqx/dt)/A, А - площадь поверхности, перпендикулярной оси х, вдоль
которой передается тепло.
Это соотношение называется законом теплопроводности Фурье. Кон-
станта к называется коэффициентом теплопроводности и имеет раз-
мерность Вт/(м-К), при этом q" измеряется в Вт/м1 2, Т — в °C (или К),
а х — в м.
Значения коэффициента теплопроводности для некоторых распро-
страненных материалов приведены в табл. 2.1. Они соответствуют опре-
деленным температурам (0 или 20°С), поскольку теплопроводность
зависит от температуры. Сведения о зависимости к от Т приводятся в
литературе для многих чистых материалов [213], но такого рода данные
применительно к твердым гЬрючим веществам и строительным матери-
алам носят фрагментарный характер [4].
Таблица 2.1. Теплофизические свойства некоторых
распространенных материалов*
Материал к, Вт/ (м-К) ср> Дж/ /Гкг-К) | р, кг/м3 | а, м’/с L I крСр, '] Вт’-с/ 1 / (м4, К
Медь 387 380 8940 1,14-10"4 * * 1,3-10’
Сталь (мягкая) 45,8 460 7850 1,26-10"’ 1,6-10“
Кирпич (обычный) 0,69 840 1600 5,2-10-’ 9,3-10’
Бетон 0,8-1,4 880 1900-2300 5,7-10-’ 2-10“
Стекло (листовое) 0,76 840 2700 3,310-’ 1,7-10“
Гипс 0,48 840 1440 4,Г10-’ 5,8-10’
Полиметил мета- 0,19 1420 1190 1,1-10-’ 3,2-10’
криЛат’ Дуб3 0,17 2380 800 8,9-Ю-8 3,2-10’
Сосна3 0,14 2850 640 8,3-10"“ 2,5-10’
Асбест 0,15 1050 577 2,5-10-’ 9.1-104
Изоляционная 0,04’ 2090 229 8,6-10-“ 2,0-10-*
листовая фибра Пено пол и уретан4 0,034 1400 20 1,2-10-“ 9,5-10’
Воздух 0,026 1040 1,1 2,2-10-’ —
1 Данные взяты из работы [ 302] и другой литературы. Большинство приве-
денных величин соответствует температуре 0 или 20°С. Значения теплофизических
величин округлены.
3 Величины к, Ср и р для других пластмасс приведены в табл. 1.2.
Теплофизические свойства определялись в направлении, перпендикулярном
волокнам древесины.
* Приведены только характерные значения.
42
Как правило, материалы, обладающие хорошей теплопроводностью,
являются также и хорошими проводниками электричества. Это объяс-
няется тем, что теплообмен происходит, главным образом, в результа-
те взаимодействия свободных электронов, направленное движение ко-
торых и образует электрический ток при наличии напряжения. В изо-
ляторах свободные электроны отсутствуют. По этой причине теплооб-
мен в них может осуществляться только за счет механических колебаний
молекул внутри конструкции решетки, что является намного менее
эффективным процессом.
Конвенктивный теплообмен. Как уже отмечалось, при конвектив-
ном теплообмене перенос тепла происходит от поверхности твердого
тела к движущейся жидкости (или наоборот). Этот процесс описыва-
ется эмпирическим соотношением, которое впервые было предложено
Ньютоном:
ф'=ЬДТ, (2.3)
где h - коэффициент конвективного теплообмена (теплоотдачи).
С помощью этого соотношения можно определить коэффициент h,
который в отличие от коэффициента теплопроводности не является
постоянной для данного материала величиной. Он зависит от характе-
ристик системы, геометрии твердого тела, свойств жидкости, включая
параметры потока, а также от разности температур ДТ. Определение
h для разных случаев является одной из главных задач теории теплооб-
мена и гидродинамики. Типичные для свободной конвекции значения
h лежат в диапазоне 5—25 Вт/м2 а для вынужденной конвекции в воз-
духе - в диапазоне 100-500 Вт/м4,.
Лучистый теплообмен. Согласно уравнению Стефана-Больцмана,
суммарная энергия, излучаемая телом, пропорциональна Т4, где Т
абсолютная температура тела в градусах Кельвина. Суммарная излуча-
емая мощность, Вт/м , равна
Е = е оТ4 , (2.4)
где а - константа Стефана -Больцмана а = 5,67-10*8 Вт/ (м2- К4), а е - коэффи-
циент, определяющий эффективность поверхности излучающего тела. Он называ-
ется относительной излучательной способностью или степенью черноты.
Самым совершенным излучателем является абсолютно черное тело,
которое имеет излучательную способность, равную единице. Интенсив-
ность лучистой энергии (q”), падающей на поверхность, удаленную от
излучающего тела, определяется с помощью соответствующего коэф-
фициента облученности Ф, который учитывает геометрическую связь
между излучающим телом и телом, воспринимающим излучение,
Ч" = Феот4. (2.5)
Более подробно эти понятия будут рассмотрены в разд. 2.4.
43
2.2. ТЕПЛОПРОВОДНОСТЬ
Многие распространенные задачи теплопроводности являются стаци-
онарными (например, расчет теплоизоляции зданий), однако большинст-
во задач, связанных с анализом пожаров, - нестационарные и требуют ре-
шения дифференциальных уравнений в частых производных. Однако
описываемые ими процессы стремятся к стационарному состоянию,
которое достигается при отсутствии изменений в источнике тепла или
сохранении целостности горящих материалов. Поскольку стационарное
состояние является предельным, то оно может быть использовано при
оценке решений ряда нестационарных задач, многие из которых будут
рассматриваться в последующих главах. Поэтому перед решением задач
нестационарной теплопроводности целесообразно рассмотреть стационар-
ные случаи.
2.2.1. Стационарная теплопроводность
Рассмотрим задачу о теплопроводности бесконечной плоской пласти-
ны или стенки толщиной L, поверхности которой имеют температуры
Ti и Т2 (Tj > Т2) (рис. 2.1). В этой идеализированной схеме тепловой
поток одномерен. Интегрируя уравнение Фурье
получим
Чх J dx = ~k f’dT (2.6)
О т,
при условии, что к не зависит от температуры. Интегрирование дает
4х = -^(Т!-Т2) . (2.7)
(Если к зависит от температуры, то интеграл от Т) до Т2 следует брать
от величины kdT.)
Если стенка является многослойной (рис. 2.2), то тепловой поток
через нее в стационарном состоянии можно вычислить, приравняв друг
Рис. 2.1. Теплопроводность бесконечной плоской
пластины
44
Рис. 2.2. Теплопроводность бесконечной
плоской многослойной стенки
Рис. 2.3. Аналогия между электрическим
и тепловым сопротивлением
4-
v ►
Яг Яэ Я4 Я,
.—WW— -----Ш/\?— ---W— --------W—•—АЛЛЛг-»
'A ^-з^з Vhc
4......................................ы...................................►
другу стационарные потоки через каждый спой. Если hfo и he - коэффи-
циенты теплоотдачи на внутренней и внешней (горячей и холодной)
поверхностях [уравнение (2.3)], то
q'^hhCTh-TO =-k-i-(T,-T2) = --2-(Т2-Т3) =
Lj Lj
= _?9_(Тз_Т4) =hc(T4_Tc).
L3
(2-8)
Несмотря на то, что заданы только температуры Th и Тс, тепловой
поток через каждый слой можно выразить с помощью следующих соот-
ношений:
Th-T, =qx/hh 5
Ti - т2 =q'xLi /к2;
Т2 — Т3 = q*Ц/кг ;
Т3 — Т4 =4хЬ3/кз ;
Т4 - Тс = q'x/hc .
Сложив эти уравнения, получим
45
q'' =________________
__l_ + _L1+_4+Ь+_1
hh kj k2 k3 hc
(2-9)
Это выражение аналогично по форме уравнению, описывающему соот-
ношение между током I, напряжением V и сопротивлением R в простой
цепи постоянного тока:
R ’
(2.10)
В уравнении (2.10) величина тока аналогична тепловому потоку (q"),a
разность потенциалов и электрическое сопротивление аналогичны раз-
ности температур и тепловому сопротивлению соответственно (рис. 2.3).
К этой аналогии мы вернемся ниже (например, в гл. 10) .
2.2.2. Нестационарная теплопроводность
Пожар является развивающимся во времени явлением, поэтому
для описания динамики пожара (например, воспламенения и распростра--
нения огня) и его последствий (воздействия на сооружения развиваю-
щихся и полностью развитых пожаров) необходимо использование урав-
нений нестационарного теплообмена. Основные уравнения нестацио-
нарной теплопроводности могут быть получены путем анализа тепловых
потоков в бесконечно малом объеме dxdydz (рис. 2.4) и соответствую-
щего теплового баланса.
Тепловой поток в направлении х, поступающий в элементарный
объем через поверхность А, равен
q*dS = —к ——— dydz , (2.11)
Эх
Рис. 2.4. Анализ нестационарной теплопроводности в элементарном
объеме dxdydz
1 - поверхность А; 2- поверхность В
46
Аналогичным образом, поток тепла, выходящий через поверхность
В, составляет
, _ , . ЭТ Э2Т , , , ,
4x+dxdS = -k(h“~ + "ГТ dx)dydz
Эх Эх
(2.12)
В нестационарном случае величина (Э2Т/Эх)2 отлична от нуля. Разность
же между уравнениями (2.11) и (2.12) равна скорости изменения ко-
личества энергии, содержащейся в элементарном объеме dxdydz. Учи-
тывая теплонакопление и тепловыделение, получим
k(—^) dxdydz = рс --- dxdydz - Q"'dxdydz , (2.13)
Эх2 3t
где Q“ - интенсивность тепловыделения в единичном объеме, рис- плотностей
теплоемкость соответственно.
Упрощая, получим
ЭЧ _ _1_ _Э_Т _ Q2'
Эх2 a 9t к
(2-14)
где а = к/рс - коэффициент температуропроводности (табл. 2.1).
В большинстве задач Q'" = 0. Уравнение (2.14) используется при
построении теории теплового взрыва Франка-Каменецкого и будет рас-
сматриваться в разд. 6.1 в связи с вопросом о самовозгорании. Уравне-
ние (2.14) может применяться при решении любой задачи нестационар-
ного теплообмена, связанной с экзотермическими или эндотермически-
ми изменениями, (например, при фазовых переходах и химическом раз-
ложении). Если Q'" равно нулю, то соотношение (2.14) в одномерном
случае принимает вид
Э2_Т_ _1_ _ЭТ
Эх2 a 3t
Для трехмерных задач оно записывается следующим образом:
_э_2т + т + _эЧ = V2 т = J_ Jт
Эх2 Эу2 3z2 a St
(2.15)
(2.16)
Многие задачи сводятся к одномерному случаю. Так, уравнение
(2.15) может быть непосредственно применено к анализу теплопровод-
ности в бесконечных пластинах или полубесконечных телах (см. ниже).
Ряд задач сводится к одномерному случаю путем перехода к цилиндри-
ческим или полярным координатам: такие возможности будут рассмат-
риваться при анализе самовоспламенения (разд. 6.1 и 8.1).
Одной из простейших задач, для решения. которых может быть
использовано уравнение (2.15), является задача о теплопроводности
47
Рис. 2.5. Нестационарная теплопровод-
ность плоской бесконечной пластины
(2-17)
граничных
бесконечной пластины толщиной 2L с начальной температурой Т =
= То. Пластина подвергается двустороннему скачкообразному воздей-
ствию воздушной среды с температурой Т = Too (рис. 2.5). Подставим
в уравнение (2.15) вместо .Т величину Q = Т - Too;
jp е = _L 2L
Эх2 а Э t
Полученное уравнение должно решаться при следующих
условиях:
----= 0 при х = 0 (т.е. в срединной плоскости)
Эх
6 = 0О(=ТО - Too) при t = 0 (для всех х) ,
дв h _ , - , ~ х
----=------в при х = ±L (на обеих поверхностях) .
Эх к
Последнее условие определяет интенсивность теплообмена
ностях пластины, при этом h является коэффициентом теплоотдачи.
Решение этой задачи имеет непростой вид, однако оно может быть най-
дено в любом руководстве по теплообмену (например, в [90]):
е -Г sinXnL . .
во n=l XnL + (sinXnL) (cosXnL)
xcos(Xnx) , (2.18)
где Xn - корни уравнения (2.19) :
48
на поверх-
cot(AL) =-3l_ ; (2.19)
Bi
где Bi - критерий Био (hL/k).
Анализ уравнения (18) показывает, что отношение является фун-
кцией трех безразмерных комплексов: критерия Био, критерия Фурье
(Fo = at/L2) и безразмерного расстояния от срединной линии, выра-
женного в виде отношения координаты х к половине толщины пласти-
ны (x/L). Критерий Био соотносит эффективность конвективного
переноса тепла от воздушной среды к поверхности пластины с эффек-
тивностью теплопроводности от поверхности в глубь пластины. Критерий
Фурье может рассматриваться как безразмерное время, учитывающее
термические свойства и характерный размер тела. Для удобства исполь-
зования решения уравнения (2.18) представляются обычно в виде ряда
диаграмм (каждая из которых относится к определенному значению
x/L), отображающих зависимость отношения б/б0 от Fo для разных
значений Bi. На рис. 2.6 представлено две такие диаграммы - для
б/0о у поверхности пластины (x/L = 1) и в срединной плоскости (x/L =
= 0). Форма температурных профилей внутри пластины и их изменение
во времени схематично проиллюстрированы на рис. 2.7, а. В тонкой плас-
тине из материала с высокой теплопроводностью внутренние температур-
ные градиенты весьма незначительны и в некоторых случаях ими можно
пренебречь (см. рис. 2.7, б). Это можно видеть из сопоставления значе-
ний 0/0о у поверхности и в срединной плоскости бесконечной пластины
для разных значений Bi (см. рис. 2.6). На рис. 2.8 показан характер
изменения отношения <?x=o/0X=L при изменении Bi. Когда величина
критерия Био бесконечно мала, температура в середине пластины равна
температуре на ее поверхности. Если она не превышает 0,1 (т. е. к вели-
ко и/или L мало), то температурными градиентами внутри пластины
можно пренебречь (см. рис. 2.7, б), а задача теплообмена может быть
сведена к задаче о сосредоточенной теплоемкости. Так, для тонкой
пластины (или любого тела, удовлетворяющего указанному выше ог-
раничению) энергетический баланс за интервал времени имеет следую-
щий вид:
Ah(Too - T)dt = VpcdT , (2.20)
где А - площадь поверхности, через которую передается тепло, а V - объем,
ограниченный этой поверхностью.
Интегрирование этого соотношения дает
Т°о — Т , 2ht , , ч
.ехр(- ---). (221)
loo — То ~ рс
где т (толщина пластины) равна 2V/A, если обе поверхности нагреваются кон-
вективным путем.
Аналогичная модель, в которой пластина с одной стороны восприни-
мает лучистый тепловой поток и с обеих сторон охлаждается путем
49
4—176
Рис. 2.6. Диаграммы Гейслера для (а) поверхностной и (ff) центральной темпера-
туры бесконечной пластины.п = x/L, a m = 1/Bi [426]
1 - плоская пластина
конвекции, будет рассмотрена в разд. 6.3 в связи с воспламенением
тонких горючих материалов, таких как бумага и ткань. Метод сосредото-
ченной теплоемкости используется также для интерпретации динамики
распространения пламени при горении тонких материалов (разд. 7.2).
Температурные профили внутри толстой пластины, симметрично
нагреваемой с обеих сторон, могут быть получены с помощью диаграмм,
изображенных на рис. 2.6, а и 2.6, б. Однако больший интерес в связи с
анализом воспламенения и распространения огня представляет случай
пластины, нагреваемой только с одной стороны и теряющей тепло с
обеих сторон. Предельным является случай полубесконечного твердого
50
Рис. 2.7. Поля температур внут-
ри толстой пластины с началь-
ной температурой То, подвер-
гаемой воздействию окружаю-
щей среды, имеющей темпе-
ратуру Т„ (д); то же - для
тонкой пластины (tf) [ 346]
тела, воспринимающего однородный тепловой поток (рис. 2.9). Модель
толстой пластины будет приближенно отображать процессы, протекаю-
щие в полубесконечном теле на ранних стадиях его нагрева, т. е. до тех
пор, пока не будут сказываться теплопотери с другой стороны пластины.
Соотношение между временем нагрева и толщиной, которое определяет
предельную толщину, допускающую использование данной модели,
может быть получено путем анализа теплопроводности полубесконечно-
го тела с начальной температурой То, поверхность которого скачкооб-
разно нагревается до температуры Too. Решая уравнение (2.17) относи-
тельно в = Т - То при наличии граничных условий
Рис. 2.8. Зависимость отношения вх=0/в . от числа Био
для значения критерия Фурье Fo = 1,0
1 - число Био
51
Рис. 2.9. Теплопроводность в полубесконечном теле
1 - тепловой поток
е = 0 при t = 0 для всех х ;
0=000 при х = 0 для t = 0 ;
0=0 при х -> оо для всех t
получим [426]-
-- = l-erf
0О 2V(at)
где функция ошибок определяется следующим образом:
Т £ 2
erff = / е ” dn.
х/тГ о
(2.22)
(2. 23)
Значения этой функции не могут быть определены аналитически, одна-
ко ее таблицы приводятся в справочниках по математическим функци-
ям, а также в большинстве руководств по теплопередаче (табл. 2.2).
Таблица 2.2. Функция ошибок
X J erf х J erfc х
0 0 1,0
0,05 0,056372 0,943628
0,1 0,112463 0,887537
0,15 0,167996 0,832004
0,2 0,222703 0,777297
0,25 0,276326 0,723674
0,3 0,328627 0,671373
0,35 0,379382 0,620618
0.4 0,428392 0,571608
0,45 0,475482 0,524518
0,5 0,520500 0,479500
0,55 0,563323 0,436677
0,6 0,603856 0,396144
0,65 0,642029 0,357971
0,7 0,677801 0,322199
0,75 0,711156 0,288844
0,8 0,742101 0,257899
52
Продолжение табл. 2.2
X | erf х | erfc х
0,85 0,770668 0,229332
0,9 0,796908 0,203092
0,95 0,820891 0,179109
1,0 0,842701 0,157299
1.1 0,880205 0,119795
1.2 0,910314 0,089686
1,3 0,934008 0,065992
1.4 0,952285 0,047715
1.5 0,966105 0,033895
1,6 0,976348 0,023652
1,7 0,983790 0,016210
1,8 0,989091 0,010909
1,9 0,992790 0,007210
2.0 0,995322 0,004678
2,1 0,997021 0,002979
2,2 0,998137 0,001863
2,3 0,998857 0,001143
2,4 0,999311 0,000689
2,5 0,999593 0,000407
Уравнение (2.22) можно использовать для определения температур-
ных профилей внутри пластины толщиной L, нагреваемой с одной сторо-
ны (путем скачкообразного повышения температуры поверхности)
до тех пор, пока другая сторона не нагреется до температуры, значитель-
но превышающей температуру среды (То). Если эта температура уста-
навливается произвольно на уровне 0,5 % от разности Т - То, т. е. Т =
= То + 54(Г3 (Т - То) при х = L, то подставляя в уравнение (2.22):
= 5 10"3,
(2.24а)
получим, что
L___
2\^at)
2 .
(2.246)
Это указывает на то, что стенка или пластина толщиной L может рас-
сматриваться как полубесконечное тело с малой погрешностью при
условии, что L > 4\/ (at). Во многих пожарно-технических задачах,
связанных с нестационарным нагревом поверхности, целесообразно
применять модель полубесконечно го тела, если L > 2V (at) (см.,напри-
мер [239, 433]). Величина у/(at) используется для оценки толщины
нагретого слоя при решении ряда задач (главы 5 и 6).
Если приведенную выше модель изменить так, чтобы она учиты-
вала конвективный перенос тепла от потока жидкости с температурой
Too к поверхности полубесконечно го тела (с начальной температурой
То) (см. рис. 2.9), то уравнение (2.17) должно быть дополнено следую-
щими граничными условиями:
53
10
Рис. 2.10. Влияние тепловой инерции (крСр) на скорость повышения температуры
на поверхности полубесконечного тела. Размерность значений (крср) для разных
материалов, указанных на графике, равна Вт,-с/(м4-К2). Зависимости получены
на основе уравнения (2.26), в котором h = 20 Вт/(м2-К), Ts — температура по-
верхности
1 - сталь; 2 - дуб; 3 - асбест; 4 - изоляционная листовая фибра; 5 - пенополи-
уретан
0=0 при t = 0 для всех х ;
Э0
Эх
— 0 при х = 0 для всех t .
к
Решение в этом случае имеет вид [91]:
д Т - То х xh ,
— = —— = erfc (—-j=) - exp ек“ +
Soo Too — Tq 2y(at) к
. at Ч с r x J. V(at)
+-------)erfc(—-----+ —'—-
(k/h)2 2V(at) k/h
(2.25)
[Заметим, что erfc(£) = 1 — erf (?) (табл. 2.2).]
54
Изменение температуры поверхности (Ts) в зависимости от време-
ни при воздействии заданного теплового потока может быть наглядно
продемонстрировано, если в уравнении (2.25) положить х = 0, т. е.
--s— = 1 - ехр (---—у)erfc(----) , (2.26)
боо F (k/h)2' k/h 7
и представить зависимость 0s/0oo от времени в виде графика. Из
рис. 2.10 видно, что скорость изменения поверхностной температуры в
значительной степени зависит от величины отношения к2/а = крс, кото-
рое называется тепловой инерцией. Поверхностная температура матери-
алов с малой тепловой инерцией (например, изоляционной листовой
фибры и пенополиуретана) при нагреве быстро возрастает. Значение это-
го факта для оценки характеристик воспламеняемости и распростране-
ния огня применительно к твердым горючим материалам и для оценки
развития пожаров в помещениях будет рассмотрено в последующих
главах.
2.2.3. Графические и численные методы решения
нестационарных задач теплопроводности
Аналитические решения нестационарных задач теплопроводности,
если они существуют, имеют громоздкий вид, хотя и применяются толь-
ко для тел с простой геометрией и хорошо определенными граничными
условиями, см. выражения (2.18) и (2.25). Хотя основные уравнения
нестационарной теплопроводности могут применяться и в случае слож-
ной геометрии и граничных условий, они оказываются аналитически
неразрешимыми и требуют численного решения. Вначале мы рассмот-
рим графический метод решения, разработанный Шмидтом примени-
тельно к одномерным задачам теплопроводности, поскольку он являет-
ся удобным введением в численные методы.
Графический метод Шмидта. Этот метод может быть использован
только для толстых пластин или полубесконечных тел с одномерными
тепловыми потоками. Первый шаг при реализации данного метода
заключается в представлении тела в виде ряда тонких слоев толщиной
Дх каждый. Обозначим их через А, В и С (рис. 2.11). Горизонтальная
ось отображает расстояния до поверхности (самой поверхности соот-
ветствует х = 0), а на вертикальной оси отложены температуры. На
рисунке показан произвольный (нелинейный градиент температуры под
поверхностью, который определяет температуры Tj, Т2 и т. д. в местах
сопряжения слоев А и В, ВиСит. д. Тепловой поток в слоях А и В
выражается следующим образом:
• k (Ts- Ti) a"-k (T2-T1) f?
ЧА “Дх ЧВ “Дх ’ (2'27)
где Ts - температура поверхности, которая принимается постоянной.
Разность между величинами 'цд и равна скорости накопления
энергии в пластине с единичной площадью и толщиной Дх, в середине
55
1
2
3
4
*•0 ГЛУБИНА_____►
Рис. 2.11. Графический метод
Шмидта: представление пластины
в виде ряда тонких слоев равной
толщины
которой проходит граница между слоями А и В (плоскость 7), см.
уравнения (2.11) — (2.13):
ЧА - ЯЙ = Рс Дх ’ (2-28)
где (Т; Т1) - изменения температуры в плоскости 1 за время AU
Подставляя выражения для q\ и qg из уравнения (2.27) в соотно-
шение (2.28) и учитывая, что а =к/рс, получим
Ts + Т2 - Т1 = (T'l - Tj) . (2.29)
aAt
Если шаг по времени At выбран так, что
At = (Л(2.30)
2а
то уравнение (2.29) примет вид
Т- = _Ъ_+_Т2 . (2.31)
Это означает, что через интервал времени, определяемый соотношением
(2.30), температура в плоскости 1 станет равной среднему арифметичес-
кому температур двух соседних плоскостей. Отсюда следует, что для
решения определенных аспектов проблемы теплопроводности в бес-
конечной пластине при росте температуры одной из сторон, можно при-
менить простой графический метод. Предположим, например, что сторо-
на листа асбеста толщиной 3 см с начальной температурой То = 30°С
56
1000
Рис. 2.12. Пример использования графического метода Шмидта. Начальная темпе-
ратура пластины равна 3ff°G Отустя 10 шагов по времени Т = 100°С на расстоянии
6,16 Дх м от поверхности
скачкообразно нагрелась и удерживается при температуре Ts = 1000°С.
В этом случае метод Шмидта может быть применен для оценки времени,
которое потребуется другой стороне для достижения определенной тем-
пературы, скажем 100°С.
Решение этой задачи проиллюстрировано на рис. 2.12. Вначале плас-
тина разделяется по толщине на некоторое число слоев. Для определения
временной последовательности профилей температуры^ начиная с точки,
соответствующей температуре поверхности, строятся отрезки
прямых, соединяющие точки, которые изображают температуры внеш-
них поверхностей соседних слоев. В момент t = О Ts = 1000°С, а Т2 =
= 30°С. Соединим эти две точки прямой линией. Пересечение этой линии
с границей 1 соответствует температуре 515°С, которая, согласно урав-
нениям (2.29) - (2.31), представляет собой значение температуры
в конце первого шага по времени At. В конце второго шага по времени
получим температуру Т2 = 272,5°С, являющуюся средним арифметичес-
ким температур Т] и Т3, и т. д. Если эту процедуру повторить 10 раз,
то мы установим, что на расстоянии 6,5 Дх от передней поверхности тем-
пература составит 100°С. Учитывая действительную толщину пластины,
равную 0,03 м, получим, что Дх = (0,03/6,16) = 4,88-10“3 м. Подставляя
в уравнение (2.30) это значение, а также значение а = 2,5-10”5 м^сдля
асбеста (табл. 2.1), получим, что At = 47,6 с. Таким образом, время,
необходимое для нагрева холодной стороны пластины до 100°С, состав-
ляет 47,6-10 = 476 с или 7,9 мин. Чем больше используется шагов по
57
времени, тем выше точность результата. Графический метод Шмидта
может рассматриваться лишь как приближенный. Строго говоря, в
данном случае принимается допущение, что распространение тепла в
пластине происходит так же, как в полубесконечном теле, т. е.
теплоотдача с холодной поверхности здесь не учитывается; в противном
случае температура в 100°С была бы достигнута с некоторым запозда-
нием. Этот метод может быть видоизменен с целью учета конвективного
теплообмена на поверхности нагрева, при этом температура поверхности
уже не будет считаться постоянной [426].
Численные методы. Метод Шмидта является графическим представ-
лением численного решения задачи теплопроводности. Уравнение (2.30)
основано на предпосылке, общей для всех численных методов. Она
состоит в том, что в конце каждого последовательного шага по времени
между соседними парами элементов разбиения устанавливается тепло-
вой баланс. Это весьма подходит для автоматизации решения с помощью
ЭВМ [119]. Одним из таких методов является явный конечно-разност-
ный метод, в котором исходное одномерное уравнение теплопроводнос-
Э2Т 1 ЭТ
ти —— =----------заменяется на соотношение
Эх2 a 9t
- (Т(х+Дх, t) -2T(x,t) + Т(х-Дх, t)) =
(Ах)2
—-- (T(x,t + Д1) — T(x,t)
аД1
(2.32)
где Дх и At - шаги по пространственной координате х и времени соответственно
(см.,например, [ 183, 302] ).
Температура в точке х в момент времени t + At [т. е. Т(х, t + At) ]
может быть определена с помощью приведенного соотношения, если из-
вестны температуры в точке х, (х + Дх) и (х — Дх) в момент времени t.
Здесь легко видеть сходство с методом Шмидта, см. уравнения (2.29) и
(2.32).
Уравнение (2.32) может быть использовано в качестве основы для
решения на ЭВМ задачи о теплопроводности стенки, особенно если гра-
ничные условия зависят от времени. Для этого стенка разбивается на
ряд параллельных слоев толщиной Дх (рис. 2.13), а уравнение (2.32)
последовательно решается для каждого слоя. В конце каждого шага по
времени Д1 итерации повторяются. Уравнения для элементов (слоев),
соответствующих поверхностям пластины, подвергающимся тепловому
воздействию окружающей среды, должны включать граничные условия,
записанные для этих поверхностей. Применение указанной схемы описа-
но в разд. 10.3.2 в связи с расчетом температур при полностью развитых
пожарах в помещениях [298]. При необходимости данный метод может
быть использован и при решении двух- и трехмерных задач. Для его схо-
димости необходимо, чтобы критерий Фурье [Fo = аД1/(Дх)2] был
меньше 0,5 для одномерных задач, 0,25 для двухмерных и 0,16 для трех-
мерных [302].
58
Рис. 2.13. Теплопроводность бесконечной плоской
пластины, представленной для численного анализа
в виде совокупности равных элементов 1, 2, ..., п
2.3. КОНВЕКТИВНЫЙ ТЕПЛООБМЕН
Как уже отмечалось, термин ’’конвекция” относится к теплообмену
между поверхностью твердого тела и окружающей жидкостью. Если
жидкость обтекает поверхность в виде непрерывного потока, то конвек-
ция называется вынужденной. Примером ее является перенос тепла к
плавкому элементу спринклерной головки, подвергающейся воздейст-
вию потока горячих продуктов горения из зоны пожара (разд. 4.4.2).
Однако, если это движение порождается восходящим потоком нагретого
газа, соприкасающегося с горячей поверхностью, то конвекция называ-
ется естественной. Известно, что коэффициент конвективного теплооб-
мена, определяемый соотношением (2.3) (h = q"/At), является функци-
ей свойств жидкости или газа (теплопроводности, плотности и вязкос-
ти) , параметров потока (скорости и характера потока)" и геометрии по-
верхности (ее размеров и ориентации относительно потока).
Процесс переноса тепла протекает у поверхности тела в пределах
области, называемой пограничным слоем, структура которого и опреде-
ляет величину h. Рассмотрим вначале изотермическую систему, в кото-
рой несжимаемая среда течет со скоростью невозмущенного потока
и.» относительно жесткой плоской пластины, параллельной потоку
(рис. 2.14). Если слой жидкости, соприкасающейся с пластиной, стаци-
онарен [и(о) =0], то образуется профиль скорости, описываемый зави-
симостью u = и(у). На большом расстоянии от пластины u = Uoo = Uoo.
По определению, пограничный слой простирается от поверхнсоти пласти-
ны до точки, в которой и(у) = 0,99uoo. Для малых значений х, т. е.
вблизи от передней кромки пластины (рис. 2.14, а), течение внутри по-
граничного слоя является ламинарным. По мере роста х (удаления от
передней кромки) ламинарное течение преобразуется в турбулентное.
Между зонами ламинарного и турбулентного течения существует пере-
59
4
Рис. 2.14. Гидродинамический пограничный слой у передней кромки плоской
пластины (изотермическая система) (а); то же, но с демонстрацией развития тур-
булентного пограничного слоя и связанного с ним ламинарного подслоя (б) [ 207]
2 - передняя кромка пластины; 2 - ламинарный погранслой; 3 - турбулентный
погранслой; 4 - область перехода ламинарного течения в турбулентное; 5 - линия
така; 6- ламинарный подслой
ходная область. В турбулентном пограничном слое всегда есть ламинар-
ный подслой, примыкающий к поверхности пластины (рис. 2.14, б).
Как и при течении в трубе, характер рассматриваемого потока опреде-
ляется местным числом Рейнольдса, Rex = xuoop/д, где - д - коэффици-
ент динамической вязкости. Если Rex < 2‘105, то течение является лами-
нарным, если же Rex > 310, то пограничный слой становится турбу-
лентным. В промежутке между указанными пределами погранслой мо-
жет быть либо ламинарным, либо турбулентным. В трубе ламинарное
течение наблюдается при Re < 2300 (Re = Dup/p, где D — диаметр трубы).
На рис. 2.14 показан гидродинамический пограничный слой для изо-
термической системы. Толщина слоя 8^ также зависит от числа Рейнольд-
са и в случае ламинарного течения приближенно йыражется следующей
формулой:
о
5h- 1(---)'/2 > (2-33)
Ret
где I — значение х, при котором измеряется 8^ (рис. 2.14, a), a Rej, — локальное
число Рейнольдса ] 207].
Если движущаяся жидкость и пластина имеют разные температуры,
то возникает тепловой пограничный слой (рис. 2.15). Интенсивность
переноса тепла между жидкостью и поверхностью пластины будет тогда
зависеть от температурного градиента внутри жидкости при у = 0, т. е.
Ч" = -к(-Э-Т-)у=О, (2-34)
где к - теплопроводность жидкости.
Это соотношение представляет
подслою жидкости, примыкающей
работе [207], соотношение (2.34)
выражением
собой закон Фурье, примененный к
к поверхности пластины. Согласно
может быть приближенно заменено
60
с. 2.15. Гидродинамический (пунктир-
я линия) и тепловой (сплошная ли
я) пограничные слои у передней кром-
। плоской пластины (неизотермическая
стема) [ 207 ]
q"*= ---(Too-Ts) ,
(2.35)
ще — толщина теплового пограничного слоя, а Т» и Т$ — температуры набега-
ощего потока и поверхности пластины соответственно.
Отношение толщин двух пограничных слоев (Sfl/Sh) зависит от
числа Прандтля, Pr = v/a — безразмерного комплекса (см. табл. 4.4),
который характеризует отношение интенсивности переносов импульса
и тепла (здесь v = д/ р — кинематическая вязкость). Эти параметры оп-
ределяют структуру гидродинамического и теплового погранслоя соот-
ветственно. Так, для ламинарного потока в работе [207] получено следу-
ющее приближенное соотношение:
(2.36)
Объединяя соотношение (2.33), (2.35) и (2.36), получим
h = k/[ L(8/Re)1 /2 (Рт"1'3)].
(2.37)
Обычно коэффициент теплоотдачи выражается в виде безразмерного
комплекса hl/k, где I — характерный размер поверхности. В этом случае
соотношение (2.37) принимает следующую форму:
Nu = --- =»0,35Re* '’Рг1,3 ,
k
(2.38)
где Nu - число Нуссельта, аналогичное по виду числу Био, но отличающееся от
него тем, что в нем к (теплопроводность) относится к жидкости, а не к твердому
телу.
Представление коэффициента теплоотдачи в такой безразмерной
форме дает значительные преимущества. Оно позволяет соотносить дан-
ные о теплообмене в геометрически подобных случаях и таким образом
дает возможность на основе экспериментов в уменьшенном масштабе
оценивать характеристики натурных процессов. Указанный подход лежит
в основе метода моделирования, применение которого для изучения по-
жара будет рассмотрено в разд. 4.4.4.
61
Обстоятельный анализ особенностей теплового и гидродинамическо-
го пограничных слоев можно найти в большинстве руководств, посвя-
щенных вопросам переноса импульса и тепла [например, в работах
[346], [426] ]. Рассмотренная выше задача о ламинарном потоке вбли-
зи плоской пластины имеет точное решение
Nu = 0,332ReinPr)/3 . (2.39)
Приведенное нами приближенное решение (уравнение 2.38) удовлетво-
рительно с ним согласуется. Поскольку число Прандтля значительно не
изменяется (фактически, во многих задачах горения оно часто принима-
ется [фактически, во многих задачах горения оно часто принимается
равным единице [207, 435] ], то указанные уравнения могут быть пре-
образованы с целью демонстрации того, что при таких условиях h ~
~ и1,2. Этот результат используется в разд. 4.4.2 в связи с анализом ха-
рактеристик тепловых пожарных извещателей.
В случае турбулентного течения температурный градиент при у = 0
намного больше, чем в случае ламинарного. Число Нуссельта при этом
равно:
Nu = 0,037Re4 /s Рг1 /3 . (2.40)
В литературе [207, 435] можно найти выражения для других геометрий
в условиях ламинарной и турбулентной вынужденной конвекции
(табл. 2.3).
Таблица 2.3. Некоторые соотношения, рекомендуемые для
описания конвективного теплообмена [207], [435]
hl
Характер течения и конфигурации поверхности Nu =----
к
Вынужденная конвекция:
ламинарное течение, параллельное плоской
пластине длиной (20 < Re < 3 -10s)
турбулентное течение, параллельное
плоской пластине длиной (Re > 3 • 105)
обтекание сферы диаметром (общее
уравнение)
Естественная (свободная) конвекция:
ламинарное течение: естественная кон-
векция вблизи вертикальной плоской
пластины длиной (рис. 2.16) (104 <
< Gr-Pr < 10’)
турбулентное течение: естественная кон-
векция вблизи вертикальной плоской
пластины длиной (Gr-Pr < 10’)
ламинарное течение: естественная кон-
векция над горячей горизонтальной
пластиной длиной (10® < Gr-Pr < 2-10’)
турбулентное течение: естественная кон-
векция над горячей горизонтальной плас-
тиной длиной (2-10’ < Gr-Pr < 3-Ю1 °)
0,66Relf ’Рг1' 3
0,037Re4' 5 Рг11 3
2+0,6Re* • 3 Рг 1 • 3
0,59(Gr-Pr) *'4
0,13 (Gr-Pr) 3
0,54(Gr-Pr) 1/4
0,14(Gr-Pr) lf 3
62
Продолжение табл. 2.3
Характер течения и конфигурации поверхности
Вертикальные параллельные пластины, рас-
положенные на расстоянии друг от друга:
Gr-2-Ю3
2-Ю3 < Gr < 2,1-10=
2,1-10= < Gr < 1,1-10’
hl
Nu =------
1
0,2(Gr Pr) ,t4
0,071 (Gr-Pr) 3
Примечания: 1. Re = ul/f, Рт = v/a, Gr = gP/SAT/p1. В работе [435] ут-
верждается, что в большинстве задач анализа пожаров число Прандтля может быть
принято равным единице (Рг = 1). 2. Обычно величина h принимает значения в
диапазоне 5-50 Вт/(м2-К) при естественной конвекции и 25 - 250 Вт/(м’-К)
при вынужденной конвекции в воздушной среде [ 426].
При естественной или свободной конвекции гидродинамический и
тепловой пограничные слои разделить невозможно, поскольку течение
порождается подъемной силой, обусловленной разностью температур
между пограничным слоем и окружающей жидкостью. Анализ этого про-
цесса приводит к числу Грасгофа, которое по-существу является отно-
шением направленной вверх подъемной силы к силе вязкого сопро-
тивления:
г г = = ё1^ДТ
2 2
РР2 Р2
(2-41)
где g - ускорение силы тяжести.
Установлено, что коэффициент теплоотдачи в рассматриваемом слу-
чае является функцией чисел Прандтля и Грасгофа. Например, для вер-
тикальной пластины (рис. 2.16):
NU = ”k = °’59 (GrPr') 1,4
(2.42)
при условии, что поток является ламинарным (104 < Gr-Pr < 109). Для
турбулентного потока (Gr-Pr > 109)
Рис. 2.16. Пограничный слой у поверхности
вертикальной плоской пластины при сво-
бодной конвекции [ 207]
k
63
Nu = 0,13 (Gr-Pr) 1/3 . (2.43)
В табл. 2.3 приведены соответствующие выражения для других конфи-
гураций.
2.4. ТЕПЛОВОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ
Как указывалось выше, тепловое излучение представляет собой пе-
ренос тепла посредством электромагнитных волн в относительно узком
диапазоне спектра электромагнитных колебаний (рис. 2.17). Оно вклю-
чает в себя видимый свет, а также часть инфракрасной области, что
соответствует длинам волн в интервале от 0,4 до 100 мкм. При нагреве
тела, сопровождающемся ростом его температуры, теплоотдача будет
происходить частично за счет конвекции (если тело окружено жидкостью
или газом) и частично за счет излучения. При температуре около 550°С
тело излучает достаточно большую энергию в оптическом диапазоне,
при этом оно начинает светиться тускло-красным цветом. При дальней-
шем росте температуры происходит изменение цвета свечения, что мо-
жет быть использовано для грубой оценки температуры (табл. 2.4).
Изменение цвета свечения обусловлено сдвигом спектрального распре-
деления интенсивности излучения при изменении температуры. Этот
факт проиллюстрирован на рис. 2.18, а применительно к идеальному
излучателю (абсолютно черному телу). Приведенные на рисунке кривые
подчиняются закону Планка, устанавливающему связь между спектраль-
ной интенсивностью излучения абсолютно черного тела и абсолютной
температурой тела. Этот закон воплощает фундаментальное положение
квантовой теории, которое гласит, что электромагнитное излучение яв-
ляется дискретным и испускается в виде отдельных порций (квантов)
энергии. Закон Планка имеет вид
ЕЬ,Х = , (2.44)
exp(ch/kT) - 1
где Еь х - общее количество энергии, излучаемой с единицы площади поверхности
абсолютно черного тела в пределах узкого диапазона длин волн (между X и X + dX),
с - скорость света; h - постоянная Планка; к - константа Больцмана; Т - абсо-
лютная температура.
Суммарная мощность, излучаемая в диапазоне длин волн от 0 до °°,
называется излучательной способностью (интегральной) абсолютно
черного тела:
Таблица 2.4. Свечение горячих объектов
Температура, °C | Характер свечения
550 Первоначальное красное
700 Тускло-красное
900 Вишнево-красное
1100 Оранжевое
1400 Белое
64
log X/pm
Красный
Желтый
Г олубой
Рис. 2.17. Спектр электромагнитного излучения
Рис. 2.18. Зависимость излучательной способности абсолютно черного тела от
олины волны и температуры (а); сравнение излучательной способности идеальных
абсолютно черных и серых тел с излучательной способностью реального тела (за-
имствовано из работы (б) [ 145]
7 - спектр излучения реального тела
5 - I 76
65
Eb =
f Eb,xdX =
0
2лДкЧ4
15c2h3
(2.45)
Сопоставление этого выражения с полуэмпирическим соотношением Сте-
фана-Больцмана [ уравнение (2.4) ] при е = 1 показывает, что постоян-
ная а является функцией трех фундаментальных физических констант:
с, h и к. Поэтому ее значение известно очень точно (а = 5,67-10“8 Вт/
/(м2-К4).
Относительная излучательная способность поверхности реальных тел
меньше единицы (е < 1) и может зависеть от длины волн. Она определя-
ется следующим образом:
«Х =
__ЕХ_
EbX
(2.46)
где Е\ - излучательная способность поверхности реального тела в диапазоне от
Л до А + ciA.
Зависимость монохроматической излучательной способности от X
для воображаемого реального тела показана на рис. 2.18, б. Удобно
ввести понятие серого тела (или идеального неабсолютно черного тела) ,
для которого е не зависит от длины волны. Хотя оно является идеализа-
цией реального положения вещей, его введение облегчает использование
уравнения Стефана-Больцмана [уравнение (2.4) ]. Характерные значения
е для твердых тел приведены в табл. 2.5. В соответствии с законом
Кирхгофа относительная излучательная способность тела равна его по-
глощательной способности. Это вытекает из первого закона термодина-
мики. Так, абсолютно черное тело является также и абсолютным погло-
тителем излучения с коэффициентом поглощения а = 1.
Е = еоТ4 .
Уравнение (2.4) дает возможность определить суммарный лучистый
поток, исходящий с единицы поверхности излучающего серого тела по
всем направлениям полупространства (полусферы). Оно может исполь-
Таблица 2.5. Относительная излучательная способность
поверхностей различных материалов е*
Поверхность Температура, °C Относительная излуча- тельная способность
Сталь:
полированная 100 0,066
мягкая 0,2-0,3
листовая с шерохова- той окисной пленкой 24 0,8-0,9
Асбестовый картон 24 0,96
Огнеупорный кирпич 1000 0,75
Бетонные плитки 1000 0,63
1 Заимствовано из работ [ 302] и [ 424].
66
4
Рис. 2.19. Плотность излуче-
ния з направлении нормали к
поверхности 1п
Рис. 2.20. К выводу соотношения между 1п
и Е [уравнения (2.47) - (2.53)]
зоваться без каких-либо изменений для расчета тепловых потерь излу-
чением с поверхности тела. Поскольку тепловое излучение носит диф-
фузный характер, то для определения интенсификации теплообмена с
близлежащими предметами необходим метод расчета количества энер-
гии, излучаемой в произвольном направлении. С этой целью введем по-
нятие плотности (интенсивности) излучения в направлении нормали и
излучающей поверхности (1п), т. е. количества энергии, излучаемой еди-
ницей поверхности тела в единицу времени в пределах элементарного
конического телесного угла, ось которого образует нормаль к поверх-
ности. Для определения шютности излучения под углом в к нормали
(рис. 2.19) используется закон Ламберта
I = Incos0 ,
(2-47)
который применяется только к источникам диффузного излучения.
Соотношение между In и Е можно вывести, рассмотрев тепловой поток,
излучаемый малым элементом поверхности dAl в пределах телесного
угла dec, который образуется путем вращения векторов, определяемых
углами в и в + dd, относительно нормали и поверхности на угол 360°
(рис. 2.20). Согласно определению величины 1п и закону Ламберта
имеем:
dE = Incosd dAj dec , (2.48)
где элементарный телесный угол dec равен по определению
dcj= dA2/r2 ,
a dA2 = 2Trrsind rdd .
(2-49)
(2.50)
Подставляя выражение (2.49) и (2.50) в соотношение (2.48), получим
67
dE = 2Insin0cos0dfldAi . (2.51)
Представляя это в виде теплового потока, излучаемого элементом
поверхности dAj и беря интеграл от в =0 до в =я/2, получим
я/2
Е = 2я1п f sin0-cos0d0 = nln . (2.52)
0
(2.53)
2.4.1. Коэффициенты облученности
Соотношение (2.4) позволяет определить суммарный тепловой по-
ток, излучаемый поверхностью тела. Для расчета интенсивности излу-
чения на расстоянии от излучающей поверхности необходимо учитывать
так называемый коэффициент облученности. Рассмотрим две поверх-
ности (1 и 2), одна из которых (7) имеет излучательную способность
Е2 (рис. 2.21). Интенсивность излучения, падающего на малый эле-
мент поверхности 2 (dA2), можно определить, если известна энергия,
излучаемая малым элементом поверхности dAj в пределах элементар-
ного телесного угла, под которым элемент dA2 виден из центра элемен-
та dA j:
< * г j * л dА2 cos 02
dq = IndA, cos0j--—-2- . (2.54)
Тогда лучистый тепловой поток, падающий на элемент поверхности
dA2, равен
• dq
dq - • = IpdAj costf i
dA2
COS02
. .
(2.55)
Но величина (dAj cosfl])/г2
которым элемент dA! Виден
поверхности А] и полагая 1п
представляет собой телесный угол, под
из центра элемента dA2
= Е/тт, получим
. Интегрируя no
Рис. 2.22. Коэффициент облученности Ф для прямоугольной площадки
относительно параллельной ей элементарной площадки dA, расположен-
ной на прямой, перпендикулярной прямоугольной площадке и проходя-
щей через одну из ее вершин (рис. 2.23, а) [ 187]
1 - Z, и Z, - длины сторон прямоугольной площадки; D- расстояние
от элементарной площадки dA до прямоугольной площадки
Величина Ф называется коэффициентом облученности. Его значения для
поверхностей различной формы и взаимного расположения могут быть
получены с помощью соответствующих таблиц и диаграмм, приводимых
в литературе по лучистому теплообмену [192, 243, 346].
На рис. 2.22 представлена диаграмма, позволяющая определить
коэффициент облученности Ф для конфигурации тел, показанной на
рис. 2.23, а, где элемент dA, воспринимающий излучение, параллелен
излучающей прямоугольной площадке и лежит на прямой, перпенди-
кулярной этой площадке и проходящей через одну из ее вершин. Диа-
грамма использует свойство аддитивности коэффициентов облученности.
Так, если элемент dA (рис. 2.23, б) воспринимает излучение от четырех
прямоугольных площадок А, В, С и D, то коэффициенты облученности
для каждой из указанных площадок могут быть взяты из диаграммы
на рис. 2.22 (или из табл. 2.6 [243]), а общий коэффициент облучен-
ности для «рбласти, составленной из площадок А, В, С и D, будет равен
их сумме:
фЮ1а1 = Фд + Фв + Фс + ФП • (2.58)
Это свойство коэффициентов облученности может быть использовано
для оценки тепловых потоков на поверхностях, подвергающихся воз-
действию теплового излучения от пожара. В Великобритании допустимые
расстояния между зданиями рассчитываются на основе требования, сог-
ласно которому наружные части здания не должны подвергаться воз-
69
Рис. 2.23. Элементарная площадка dA, воспринимающая излучение параллельной
ей прямоугольной площадки и расположенная на прямой, перпендикулярной
прямоугольнику и проходящей через одну из его вершин (а) (см. рис. 2.22);
иллюстрация свойства аддитивности коэффициентов облученности (б) [ урав-
нение (58) ]
Таблица 2.6. Значения <t>(a,S) при различных а и S1
1J S=0,9 1S:°A [S=0,7_ | s=0,6 | S=0,5 |S=0,4 JS=0,3 |S=0_,2_ |S=0,l
2,0 0,178 0,178 0,177 0,175 0,172 0.167 0,161 0,149 0,132 0,102
1,0 0,139 0,138 0,137 0,136 0,133 0,129 0,123 0,113 0,099 0,075
0,9 0,132 0,132 0,131 0,130 0,127 0,123 0,117 0,108 0,094 0,071
0,8 0,125 0,125 0,124 0,122 0,120 0,116 0,111 0,102 0,089 0,067
0,7 0,117 0,116 0,116 0,115 0,112 0,109 0,104 0,096 0,083 0,063
0,6 0,107 0,107 0,106 0,105 0,103 0,100 0,096 0,088 0,077 0,058
0,5 0,097 0,096 0,096 0,095 0,093 0,090 0,086 0,080 0,070 0,053
0,4 0,084 0,083 0,083 0,082 0,081 0,079 0,075 0,070 0,062 0,048
0,3 0,069 0,068 0,068 0,068 0,067 0,065 0,063 0,059 0,052 0,040
0,2 0,051 0,051 0,050 0,050 0,049 0,04 8 0,047 0,045 0,040 0,032
0,1 0,028 0,028 0,028 0,028 0,028 0,028 0,027 0,026 0,024 0,021
0,09 0,026 0,026 0,026 0,026 0,025 0,025 0,025 0,024 0,022 0.019
0.08 0,023 0,023 0,023 0,023 0,023 0,023 0,022 0,022 0,020 0,017
0,07 0,021 0,021 0,021 0,021 0,020 0,020 0,020 0,019 0,018 0,016
0,06 0,018 0,018 0,018 0,018 0,018 0,017 0,017 0,017 0,016 0,014
0,05 0,015 0,015 0,015 0,015 0,015 0,015 0,015 0,014 0,014 0,013
0,04 0,012 0,012 0,012 0,012 0,012 0,012 0,012 0,012 0,011 0,010
0,03 0,009 0,009 0,009 0,009 0,009 0,009 0,009 0,009 0,009 0,008
0,02 0,006 0,006 0,006 0,006 0,006 0,006 0,006 0,006 0,006 0.006
0,01 0,003 0,003 0,003 0,003 0,003 0,003 0,003 0,003 0,003 0,003
1 S = Lj/L, и а = (L,L,)/DJ (см. рис. 2.22). Заимствовано из работы [ 243].
действию тепловых потоков, превышающих 1,2 Вт/см1 (1.2404 Вт/м2),
в случае, если соседнее здание охвачено пожаром [222]. Указанная ин-
тенсивность теплового излучения обычно считается минимально необ-
ходимой для воспламенения дерева (разд. 6.3). В качестве элементов
здания, являющихся источниками теплового излучения, берутся окна и
деревянные конструкции, а допустимое расстояние между строениями
определяется на основе максимально допустимого теплового потока,
воздействию которого может подвергнуться соседнее здание. На рис. 2.24
показано геометрическое место точек с заданным значением Ф для горя-
щего здания. Отдельные источники теплового излучения (окна и т. д.)
70
Рис. 2.24. Геометрическое место точек с заданным значением коэффици-
ента облученности для горящего здания [ 222]
1 - источник теплового излучения; 2 - геометрическое место точек с за-
данным значением 6; 3 - здание, воспринимающее тепловое излучение;
4- минимально допустимое расстояние между зданиями
могут иметь температуры, доходящие до 1100°С (1373 К), что соот-
ветствует максимальной излучательной способности в 20 Вт/см2 при
е =1. Это верно в случае достаточно большой горючей нагрузки (иначе
горения не будет, поскольку для достижения указанных температур
требуется достаточное время) или в случае пожара, развитие которого
не определяется размерами открытой для горения поверхности материа-
лов (гл. 10). В работе [222] считается, что при выполнении этих условий
область горения имеет излучательную способность 17 Вт/см2, в против-
ном случае ее излучательная способность принимается равной 8,5 Вт/см2 .
Для иллюстрации того, как могут быть использованы коэффициенты
облученности, рассмотрим стену зданий длиной 5 м и высотой 3 м с дву-
мя симметрично расположенными окнами размером 1x1 м (рис. 2.25) .
Для определения максимального теплового потока на расстоянии 5 м
от стены горящего здания выделим прямоугольник ABCD, охватываю-
щий окна. На расстоянии 5 м рт стены по оси симметрии, где тепловой
поток будет наибольшим (см. рис. 2.24),
фАВСй = 4ФАКНС. = 4(ФАЕБС - ФКЕРН) • (2-59)
С помощью табл. 2.6 находим, что
ФАЕБС = °’009 и ФКЕЕН = °,003
Следовательно,
ФАВС D ~ 4'0Д06 = 0,024 .
Принимая, согласно [222], что излучательная способность для каждо-
го окна равна 17 Вт/см2, получим:
Яшах (5М) = 0,024-17 Вт/см2 = 0,41 Вт/см2.
71
Рис. 2.25. К расчету коэффициента облучен-
ности для фасада здания с двумя симметрично
расположенными окнами [см. соотношение
Для симметричных конфигураций, аналогичных изображенной на
рис. 2.25, возможно более простое решение. Поскольку излучает толь-
ко 67 % площади прямоугольника ABCD, средняя излучательная способ-
ность площадки ABCD составляет 0,6717 Вт/см2 = 11,4 Вт/см2. Так как
коэффициент облученности для AEFG равен 0,009, то
q^ax(5M) = 4-0,009-11,4 = 0,41 Вт/см2 .
Следует отметить, что коэффициент облученности, определяемый соот-
ношениями (2.56) и (2.57), т.е.
. A'cosfli COS02 j .
Ф= ( -------dAj
0 яг2
(2.60)
позволяет рассчитать лучистый тепловой поток в точке на расстоянии
г от источника излучения. По терминологии Шаума [302] он является
коэффициентом облученности площадки конечных размеров относитель-
но бесконечно малой площадки. Коэффициенты этого типа использу-
ются в некоторых задачах, связанных с воспламенением (гл. 6), а также
для оценки ситуаций, когда действию лучистых тепловых потоков под-
вергаются люди (табл. 2.7). Однако, если требуется рассчитать теплооб-
Таблица 2.7. Действие теплового излучения
Лучистый тепловой Наблюдаемый эффект
поток, кВт/м1
0,67 Аналогичен действию солнечного излучения на широте Ве- ликобритании летом*
1 Максимальное значение при неопределенно долгом воздей- ствии на кожу
6,4 Боль спустя 8 с после начала воздействия на кожу’
10,4 Боль спустя 3 с после начала воздействия на кожу*
12,5 Летучие вещества, выделяющиеся из древесины, могут после длительного воздействия излучения воспламенять- ся (см. разд. 6.3)
16 Появление волдырей на коже спустя 5 с после начала воз- действия 1
29 Самовозгорание древесины после длительного воздейст- вия теплового излучения* (см. разд, 6.4)
52 Самовозгорание листовой фибры спустя 5 с после начала воздействия*
* Заимствовано из работы [ 225].
’ Заимствовано из работы [ 375].
72
Рис. 2.26. Коэффициент облученности для теплообмена излучением
между двумя одинаковыми параллельными, расположенными друг
против друга плоскими пластинами [ 160]
мен между двумя поверхностями, то выражение (2.54) должно быть
проинтегрировано дважды, т. е. по поверхностям обоих тел Ai и А2
(см. рис. 2.21). Величина лучистого теплового потока от поверхности 1
к поверхности 2 определяется соотношением
Q1 ,2 _ F1,2A1€1°Ti ,
(2.61)
где величина
1
— /
А, А,
COS0. COS0,
f---------1_----1dA1dAj
А, яг’
(2.62)
называется интегральным (средним по поверхности) коэффициентом
облученности или коэффициентом облученности конечной поверхности
относительно конечной поверхности. Обычно он обозначается символом
F, а произведение Fj^Aj называется взаимной излучающей поверх-
ностью. В силу симметрии
Fj ,2A! = F21A2 . (2.63)
Данные об интегральных коэффициентах облученности проводятся в
литературе в форме диаграмм и таблиц. С помощью диаграммы на
рис. 2.26 можно определить значения F12 для лучистого теплообмена
между двумя параллельными прямоугольными пластинами. Диаграмма,
изображенная на рис. 2.27, может быть использована для расчета тепло-
обмена между пластинами, расположенными перпендикулярно друг
73
Рис. 2,27. Коэффициент облученности для теплообмена излучением между дву-
мя перпендикулярными плоскими пластинами с общей стороной [ 160]
1 - отношение размеров, У ~ 0,1; 2- масштаб изменяется здесь; 3 - асимпто-
ты; 4 -Л, площадка, относительно которой записывается уравнение тепло-
обмена, У ~ у/г, z — г/х
другу. Как и коэффициент облученности Ф, величина F является адди-
тивной и может использоваться для определения интегральных коэффи-
циентов облученности в более сложных ситуациях (рис. 2.28). Более
подробно использование этих величин в задачах анализа лучистого
теплообмена при пожарах рассмотрено в работе [368].
Необходимо помнить, что теплообмен излучением является двух-
сторонним процессом. Это означает, что не только тело, воспринимаю-
щее лучистый тепловой поток, излучает тепло, но и излучающая по-
поверхность воспринимает тепловое излучение от окружающих предме-
тов, в том числе и от приемника излучения, причем вклад последнего
увеличивается по мере роста его температуры. Лучше всего это можно
проиллюстрировать на примере. Рассмотрим вертикально расположен-
ную стальную пластину в форме квадрата со стороной 1 м, которая на-
гревается изнутри с помощью электрических тепловыделяющих элемен-
тов мощностью 50 кВт (рис. 2.29, а). Конечная температура пластины
Тр может быть рассчитана с помощью уравнения стационарного теплово-
го баланса:
50 000 = 2е<т (Тр - Т^) + 2Ь(Тр — То) , (2.64)
где То — температура окружающей среды, равная 25°С. Коэффициент 2 в
этом уравнении появляется в силу того, что пластина отдает тепло с обе-
их сторон. Предполагается, что пластина является достаточно тонкой
для того, чтобы пренебречь теплопотерями с ее боковых кромок.
Уравнение (2.64) может быть приведено к виду
2еаТр + 2ЬТр - (50 000 + 50h) =0 , (2.65)
74
Рис. 2.28. Коэффициенты облученности
для поверхностей А и В могут быть
рассчитаны с помощью диаграммы, при-
веденной на рис. 2.27 (см. текст)
Рис. 2.29. К расчету геплопотерь верти-
кальной плоской пластины с внутренни-
ми источниками тепла (а) [уравнения
(2.64) - (2.65)]; к расчету теплопо-
терь и теплообмена излучением, между
двумя вертикальными плоскими пласти-
нами, одна из которых нагревается от
внутренних источников тепла (б) [урав-
нения (2.66) — (2.69) ]
t
50 кВт
б
поскольку 2еоТо < 50 000. Решая уравнение (2.65) относительно Тр
(при е = 0.85 и h - 12 Вт/(м2-К) с помощью метода Ньютона-Рафсона
[251], получим, что Тр - 793 К (520°С). Если на расстоянии 0,15 м от
первой пластины расположить вертикально вторую квадратную стальную
пластину со стороной 1 м, но без внутренних тепловьщеляющих элемен-
тов, то, пренебрегая отраженным излучением, можно написать следую-
щие два уравнения, описывающие стационарный процесс теплообмена:
для пластины 1:
50 000 + А2 F2 ;I е2 all + (1 - А2Е2 л ) еоТ^ =
-2AIh(T1 -То) + 2AjeaTi ;
(2.66)
для пластины 2
A1F1;2e2aTt + (1 - А1F, >2) eaTg =
= 2A2h(T2 - То) +2A2eaT2 .
(2.67)
Из двух членов в левых частях уравнений (2.66) и (2.67), которые
отображают лучистые тепловые потоки, воспринимаемые пластинами,
первый содержит е2. Эта величина эквивалентна произведению относи-
тельной излучательной способности тела, излучающего тепло, и погло-
щательной способности тела, воспринимающего тепло. Второй член от-
носится к тепловому излучению тел с температурой окружающей среды
и им можно пренебречь. Согласно диаграмме, приведенной на рис. 2.26,
AjF12 = A2F2>i ~ 0,75. Тогда приведенные выше уравнения примут
вид:
9,639Т] +2,4- Ю9?! - 3.072Т1 - 5,715-1012 =0 (2.68)
75
и 3,072Т^ - 9,639Т2 - 2,4109Т2 + 7,152-10*1 = 0 . (2.69)
Решая эти уравнения, получим, что Tj = 804 К(531°С), а Т2 = 526 К
(253°С). Этот результат иллюстрирует эффект взаимного облучения
поверхностей в ограниченных пространствах. Этот эффект становится
еще более значительным при температурах, характерных для процессов
горения, и играет чрезвычайно важную роль при росте и распространении
пожаров, особенно в каналах, пустотах перекрытий зданий и промежут-
ках между предметами обстановки комнаты (разд. 9.2.4).
2.4.2. Тепловое излучение горячих газов и несветящихся пламен
С электромагнитным излучением в тепловой области спектра (0,4—
100 мкм) могут взаимодействовать только газы, молекулы которых
обладают дипольным моментом. Так, двухатомные гомояцерные моле-
кулы, например N2, О2 и Н2, полностью прозрачны в этом диапазоне,
тогда как гетероядерные молекулы, такие как НС1, СО, Н2О и СО2,
Поглощают (и излучают) в определенных дискретных диапазонах длин
волн (рис. 2.30). Такие вещества не обладают непрерывным спектром
поглощения, который характерен для абсолютно черных или серых тел
(рис. 2.18). Поглощение (и излучение) протекает во всем объеме газа,
и, следовательно, характеристики излучения зависят от глубины слоя
газа или длины пути луча.
Рассмотрим пучок монохроматического излучения с длиной волны
X, проходящий через слой газа (рис. 2.31). Уменьшение интенсивности
излучения по мере прохождения пучка через тонкий слой dx пропорци-
онально его интенсивности 1хх, толщине слоя (dx) и концентрации
поглощающих веществ внутри этого слоя (С), т. е.
dIx=kxCIxxdx, (2.70)
где кх - коэффициент пропорциональности, который называется монохроматичес-
ким коэффициентом поглощения.
Интегрируя в пределах от х = 0 до х = L, получим
IXL = lAoexp(-kxCL) , (2.71)
рДе 'ло - интенсивность падающего излучения при х = 0.
Приведенное соотношение называется законом Ламберта-Бера. Моно-
хроматическая поглощательная способность в этом случае выразится
следующим образом:
аХ = ------- = 1 - exp(-kxCL) . (2.72)
1Хо
Согласно закону Кирхгофа, она равна относительной монохроматичес-
кой излучательной способности ех для той же длины волны X. Соотно-
76
100
6
Рис. 2.30. Спектры поглощения
а - водяных паров, 0,8 - Юмкм, при атмосферном давлении и темпера-
туре 127°С, толщина слоя - 104 см; б- диоксид углерода, 1,6 - 20мкм,
при атмосферном давлении: кривая 1 соответствует толщине слоя 5 см,
кривые 2и 3-толщине 6,3см [219}
шение (2.72) показывает, что при L значения а\ и е\ приближаются
к единице.
Характеристики объема газа, содержащего диоксид углерода и па-
ры воды, отличаются от характеристик серого тела, поскольку относи-
тельная излучательная способность для него существенно зависит от
длины волны (см. рис. 2.30). В работе [190] разработан эмпирический
метод, позволяющий определить относительную излучательную способ-
ность эквивалентного серого тела для объема горючего газа, содержа-
щего указанные вещества (в работе рассматривались и другие газы, но
для нас здесь важны именно СО2 и Н2О). Процедура основана на серии
тщательных измерений теплового излучения горячего углекислого газа
и паров воды (совместного и раздельного) при разных равномерно
распределенных по объему температурах и парциальных давлениях, а
также при разных формах объема излучающего газа. Известно, что отно-
сительная излучательная способность, соответствующая единственной
длине волны, зависит от концентрации излучающего вещества и длины
пути луча через излучающий газ, если смотреть на него со стороны прием-
ника излучения (см. рис. 2.31). Первым шагом, предпринятым авторами
работы [190], было определение эффективной общей излучательной
способности СО2 и водяного пара в зависимости от температуры для
ряда значений произведения pL, где р - парциальное давление излучаю-
щего вещества, a L — средняя эквивалентная длина луча, которая зависит
от геометрической формы объема газа (табл. 2.8). Соответствующие ре-
зультаты приведены на рис. 2.32. Если парциальное давление излучаю-
77
Таблица 2.8. Средняя эквивалентная длина луча L для газообразной
среды, излучающей в направлении поверхности [ 145]
Форма L
Прямые круговые цилиндры
1. Высота равна диаметру (D), излучение в направ- 0,6D
лении в ’ей поверхности
2. Высота равна 0,51Д излучение в направлении:
горца 0.43D
боковой поверхности 0,46D
всей поверхности 0,45D
3. Высота равна 2D, излучение в направлении:
торца 0,60D
боковой поверхности 0,76D
всей поверхности 0,73D
Сфера, диаметр D, излучение в направлении всей 0,65D
поверхности
щего вещества и средняя длина луча (в футах) известны, то эффектив-
ная излучательная способность серого тела может быть определена при
любой температуре вплоть до 2000°С. Приведенные диаграммы приме-
нимы к газовым смесям с общим давлением в 1 атм, однако при любом
точном анализе необходимо учитывать так называемый эффект ушире-
ния под действием давления, который зависит от парциальных давлений
излучающих веществ. Кроме того, требуется коррекция, обусловленная
перекрыванием диапазонов 4,4 мкм дня СО2 и 4,8 мкм для Н2О. Ука-
занные поправки подробно описаны в большинстве руководств по тепло-
обмену (см..например, [145]) и потому рассматриваться здесь не будут.
Приведенный ниже пример необходим лйшь для того, чтобы подчерк-
нуть, что несветящиеся пламена имеют очень низкие относительные из-
лучательные способности Погрешности, возникающие в результате
неучета поправок, в давнных условиях незначительны.
Рассмотрим небольшой пожар в резервуаре с метанолом диаметром
0,3 м. Пламя, которое в данном случае будет несветящимся, может быть
аппроксимировано цилиндром высотой 0,3 м. Тогда средняя длина луча
ддя излучения, падающего в центре поверхности резервуара, будет равна
Рис. 2.31. По: лощение монохроматического теп-
лового излучения в слое поглощающей среды
о 200 WO 600 800 WO012001WQ16001800
ТЕМПЕРАТУРА, °C
S
Рис. 2.32. Относительная излучательная способность двуокиси углерода при полном
давлении 1 атм и почти нулевом парциальном давлении (а), относительная излу-
чательная способность водяного пара при полном давлении 1 атм и почти нулевом
парциальном давлении (б): 1 фут-атм = 0,305 м-атм. (Заимствовано из работы
(2081, результаты получены в работе [192])
a
0,71-0,3 м (табл. 2.8). Допустим далее, что химический состав пламени
является результатом горения предельной смеси метанола и воздуха
(6,7 % метанола в воздухе). Тогда парциальные давления диоксида
углерода и паров воды составят рс = 0,065 атм и pw = 0,13 атм соответ-
ственно. Умножая эти значения на среднюю длину луча (что дает 0,043
и 0,086 атм-фут соответственно) и предполагая, что температура пламени
равномерно распределена по объему и равна 1200°С [333], можно опре-
делить значения ес и ew с помощью диаграмм на рис. 2.32, а и 2.32, б
соответственно. Приблизительно эти значения составят ес = 0,04 и ew =
= 0,03. Результирующая относительная излучательная способность будет
равна:
eg = 0,04 + 0,03 = 0,07 , (2.73)
хотя приведенное значение должно рассматриваться как в высшей степе-
ни приближенное в силу некоторой произвольности принятых допуще-
ний. Тем не менее оно не так уж отличается от значений относительной
излучательной способности, приведенных в работе [333]. Низкая относи-
тельная излучательная способность пламени оказывает существенное
влияние на характеристики горения топлива данного вида. Этот вопрос
будет обсуждаться в разд. 5.1.1.
В разработке методов расчета относительной излучательной способ-
ности несветящихся газообразных продуктов горения был достигнут
значительный прогресс [107]. Хотя рассмотрение этих методов выходит
за рамки настоящего руководства, уместно отметить, что с их помощью
установлена приемлемость значений относительной излучательной спо-
79
собности, определяемых с помощью вышеописанного эмпирического
метода, в диапазоне до 1ООСРК. При более высоких температурах и в
особенности при больших длинах пути луча метод, предложенный в ра-
боте [190], дает явно заниженные оценки относительной излучательной
способности, вероятно, в результате введения чрезмерной поправки на
перекрытие диапазонов излучения. Эти методы применяются к газам с
однородным распределением температуры и составом. Если, как это
бывает в реальном пламени, внешние его области холоднее внутренних,
то будет иметь место частичное поглощение излучения и, следовательно,
уменьшение излучательной способности. Этот эффект значительно более
выражен в светящихся пламенах и слоях горячего дыма [150, 286].
2.4.3. Излучение светящихся пламен и горячих
задымленных газов
За исключением нескольких веществ (к ним относятся, например,
метанол и параформальдегид), жидкости и твердые материалы горят
светящимся диффузионным пламенем. Результатом теплового излучения
микроскопических углеродных частиц размером порядка 10-100 нм,
которые образуются внутри пламени, главным образом, на топливной
стороне реакционной зоны (разд. 4.1), является характерное желтое
свечение. Эти частицы могут исчезать по мере прохождения окислитель-
ной зоны пламени или же реагировать и взаимодействовать дальше,
образуя дым (разд. 11.1). Находясь в пламени, они достигают высоких
температур и каждая из них ведет себя как крошечное абсолютно чер-
ное или серое тело. Спектр их излучения является непрерывным. Общая
излучательная способность пламени будет зависеть от концентрации этих
частил, и от толщины или средней длины луча L пламени. Относительная
излучательная способность может быть выражена с помощью соотноше-
ния, тождественного по форме закону Кирхгофа для монохроматичес-
кой поглощательной способности [уравнение (2.72) ]:
е = 1 - exp (-KL) , (2.74)
где К — эффективный коэффициент излучения, пропорциональный, помимо всего
прочего, концентрации. В
В литературе приводится ряд эмпирически полученных значений К
(табл. 2.9). Они позволяют определить приближенные значения излуча-
тельной способности при условии, что известна температура пламени.
Присутствие частиц сажи в пламени повышает теплоотдачу, поэтому чем
больше сажи в пламени, тем ниже его средняя температура. Так, в работе
[333] установлено, что несветящееся пламя, образующееся при горении
метанола, имеет среднюю температуру 1200°С, а светящиеся пламена при
горении керосина и бензола бывают значительно холоднее (990 и
921 °C соответственно). Значение этих различий будет рассматриваться
в разд. 5.1.
Теоретический анализ показывает, что если размер частиц сажи
меньше, чем длина волны излучения [в большинстве случаев X > 1 мкм
(103 нм)], то коэффициент излучения пропорционален объемному со-
держанию сажи, которое представляет собой часть объема пламени, за-
нятого частицами вещества. Оно может быть определено с помощью
80
Таблица 2.9. Эффективный коэффициент излучения К для разных
материалов (уравнение (2,74))
Материал | К, и-1 j Литература
Дизельное топливо 0,43 1351]
Полиметилметакрилат 0,5 [448]
Полистирол 1,2 [448]
Штабели 0,8 [155]
брусьев или бревен 0,51 [37]
Мебель (отсортированная) 1,13 [124]
сложных оптических методов [287] и использовано в качестве гЛеры
концентрации частиц сажи в диффузионных пламенах.
Излучение частиц сажи накладывается на излучение молекул Н2О и
СО2. Эмпирические данные, приведенные выше, не позволяют различить
эти источники излучения. В острых пламенах полосатый спектр излуче-
ния молекул СО2 и Н2О накладывается на непрерывный спектр излуче-
ния сажи (рис. 2.33) [154], но для удобства обычно принимается,
что светящееся пламя ведет себя как серое тело, т. е. его относительная
излучательная способность считается независимой от длины волны.
Действительно, для широких светящихся пламен (L > 1 м), образую-
щихся при горении углеводородов, относительная излучательная спо-
собность обычно принимается равной единице (е = 1), т. е. их излучение
рассматривается как излучение абсолютно черного тела. Установлено,
что это имеет место для пламен поперечником 2 м, образующихся при
свободном горении деревянных срубок (см. рис. 2.33).
Независимо от того, какой принимается или как рассчитывается
относительная излучательная способность пламени (на основе эмпиричес-
ДЛИНА ВОЛНЫ
Рис. 2.33. Спектры пламен разной толщины над деревянными сру-
бами [ 154]. Пики интенсивности излучения (считая слева направо)
соответствуют Н,О, Н,О и СО,, (ср. со спектрами, приведенными
на рис. 2.30)
6—176
81
кого или теоретического уравнения), соотношение (2.4) остается в силе.
Если температура пламени известна, то излучательную способность мож-
но определить, используя значение средней эквивалентной длины луча
(табл. 2.8), но для оценки лучистого теплового потока на расстоянии
необходимо прежде вычислить коэффициент облученности. Он в общем
случае рассчитывается, исходя из предположения, что пламя может быть
приближенно представлено в виде простой геометрической формы,
например прямоугольника, высота которого в 1,5—2 раза превышает
диаметр слоя горючего материала (разд. 4.3.2). Для определения соот-
ветствующего коэффициента облученности могут быть использованы
диаграммы на рис. 2.22 или табл. 2.6 (разд. 4.1.1). Такой тип модели
использовался для расчета интенсивности теплового излучения в различ-
ных зонах нефтехимического завода при аварийных ситуациях (напри-
мер, пожаре резервуара или аварийной вспышке) (342].
Тепловое излучение горячего дыма, как теперь известно, является
важным фактором, влияющим на развитие пожара внутри замкнутых
пространств. Во время развития пожара в помещении горячие дымные
газы накапливаются под потолком, излучая в нижележащие области
и тем самым приближая начало полностью развитого горения (гл. 9).
Слой дыма является неоднородным, при этом частичное поглощение
излучения в нижележащих слоях играет важную роль. Указанные осо-
бенности были успешно изучены с помощью метода моделирования в
работе [286] и других исследованиях; они будут рассматриваться
в гл. 9.
Глава 3
ПРЕДЕЛЫ ВОСПЛАМЕНЕНИЯ И ПЛАМЕНА
ПРЕДВАРИТЕЛЬНО ПЕРЕМЕШАННЫХ СМЕСЕЙ
Перед тем, как будут рассмотрены пламена предварительно переме-
шанных смесей, уместно проанализировать несколько подробнее преде-
лы воспламенения и определить условия воспламенения смесей газооб-
разных горючих веществ и воздуха или другой окислительной среды.
3.1. ПРЕДЕЛЫ ВОСПЛАМЕНЕНИЯ
3.1.1. Измерение пределов воспламенения
Хотя общепринято рассматривать такие газы и парообразные ве-
щества как метан, пропан и ацетон в качестве горючих веществ, смеси
этих веществ с воздухом воспламеняется лишь тогда, когда концентрация
горючего находится в четко определенных пределах, называемых ниж-
ним и верхним пределами воспламенения (или взрываемости). Для
метана нижний предел воспламенения равен 5 %, а верхний - 15 %.
82
Рис. 3.1. Принципиальная
схема установки Горно-
рудного бюро США по оп-
ределению пределов вос-
пламенения для газо- и
паровоздушных смесей
[98] (не в масштабе).
Циркуляционный насос
необходим для обеспече-
ния быстрого и полного
перемешивания газов
внутри пламенной трубы
Наиболее полным обзором по вопросам воспламенения является
работа [449], которая, несмотря на ее давность, остается общепринятым
справочным пособием. Приведенные в этой работе данные считаются наи-
более надежными и основаны, главным ,образом, на материале, получен-
ном с помощью установки, разработанной Горнорудным бюро CUJA
[98] (рис. 3.1).
Установка состоит из вертикальной трубы высотой 1,5 м и внутрен-
ним диаметром 0,05 м. В эту трубу можно подавать предварительно пе-
ремешанные газовоздушные смеси заданного состава. Источник зажи-
гания (искра или небольшой факел) вводится в нижнее сечение трубы,
которая открывается при отодвигании заслонки. Газовоздушная смесь
начинает гореть тусклым пламенем при подъеме пламени на высоту не
менее 75 см. Верхний и нижний пределы воспламенения устанавливают-
ся экспериментально с помощью последовательного ’’захвата в вилку”.
Эти значения определяются как
L= 1/2(LW + Lr) , (3.1а)
U= 1/2(UW+Ur), (3.16)
где Uyy и Lw - наибольшая и наименьшая концентрация горючего вещества в
воздухе, при которых не происходит воспламенение, 0ги Lr - наибольшая и наи-
меньшая концентрация горючего вещества в воздухе, при которых происходит
воспламенение [449].
Хотя эти пределы зависят от температуры и давления (см.
разд. 3.1.3), тем не менее они обычно выражаются с помощью объемного
содержания, %, при 25°С (ОС). Данные о пределах воспламенения при-
водятся в ряде публикаций [133], [231], [278], но наиболее богатым
83
источником этой информации является обзор [449], выборка из кото-
рого частично приведена в табл. 3.1.
Как показали исследования, проведенные в пятидесятых годах
[234], размер диаметра трубы сказывается на результатах измерений
пределов воспламенения, хотя это влияние (при условии, что диаметр
трубы будет не менее 5 см) на нижний предел и незначительно (рис. 3.2) .
Сближение пределов при уменьшении диаметра трубы можно объяснить
с помощью теплоотвода в стенку трубы. В самом деле, если диаметр
трубы уменьшается до размеров диаметра гашения, фронт распростра-
нения пламени не сможет его преодолеть, даже при самой реакционной
газо- или паровоздушной смеси (разд. 3.3). Данные о пределах воспла-
менения [449] относятся к измерениям, проведенным при распростра-
нении восходящего фронта пламени. Эти пределы немного шире преде-
лов воспламенения при распространении нисходящего фронта пламени
(см. рис. 3.2). Различие между двумя указанными пределами вызвано
тем, что навстречу нисходящему фронту распространения пламени уст-
ремляется восходящий поток осажденных газов, что приводит к не-
устойчивому режиму горения. Аналогичное явление можно наблюдать и
при горении смесей в нестесненных условиях. Вслед за вспышкой в
центре фронт пламени будет распространяться сферически, при одновре-
менном увеличении объема сожженных газов, которые будут вызывать
возмущения процесса горения. Но даже и в таких обстоятельствах мож-
но наблюдать распространение восходящего фронта (горизонтального)
пламени [167], [340], [350]. Действительно, существование различных
пределов воспламенения можно объяснить с помощью восходящих кон-
вективных потоков (разд. 3.3).
Для зажигания легковоспламеняющихся паровоздушных смесей
достаточно весьма незначительных количеств энергии. На рис. 3.3 по-
казано, как изменяется минимальная энергия воспламенения газовоз-
душной смеси в зависимости от объемного содержания газа, %, в возду-
хе. Минимальная точка этой кривой, называемая минимальной энергией
воспламенения (МЭВ), соответствует наиболее реакционной газовоз-
душной смеси, которая обычно расположена в той стороне стехиометри-
ческого пространства, которая относится к богатым смесям. Типичные
значения МЭВ приведены в табл. 3.1. Так как воспламенение газовоз-
душной смеси невозможно при уровне энергии искры ниже МЭВ, то
возникает возможность спроектировать определенные элементы элект-
рооборудования малой мощности, которые будут по существу безопас-
ны и могут быть использованы в тех местах, где имеется риск образо-
вания легковоспламеняющейся атмосферы [63], [276]. Путем соот-
ветствующего расчета оборудования и цепей можно добиться того, что
даже при наличии самой грубой ошибки не произойдет воспламенения
стехиометрической смеси заданного газа и воздуха.
Пределы зажигания, которые меняются в зависимости от возмож-
ности источника зажигания, можно отличить от пределов воспламенения
(см. рис. 3.3). Последние должны определяться с помощью источника
зажигания , который должен обладать достаточно большой энергией.
Поскольку пределы воспламенения сильно меняются с изменением тем-
пературы (рис. 3.4), то фронт окружающей среды является невоспламе-
няющейся. Таким образом, критерием воспламенения, определяемым на
установке Горнорудного бюро США, является распространение фронта
s+
Таблица 3.1. Пределы воспламенения для газо- и паровоздушных смесей
Вещества Нижний предел воспламенения V1 (ОС)4 | г/мэ | кДж/м’ _L cst Верхний предел воспламенения U1 (ОС), % г/м’ и__ Cst Sy, м/с Минималь- ная энергия воспламене- ния2 , мДж Минималь- ное рассто- яние гаше- ния2 , мм
Водород 4,0’ 3,6 435 0,13 75 67 2,5 3,2 0,01 0,5
Оксид углерода 12,5 157 1591 0,42 74 932 2,5 0,43 — —
Метан 5,0 36 1906 0,53 15 126 1,6 0,37 0,26 2,0
Этан 3,0 41 1952 0,53 12,4 190 2,2 0,44 0,24 1,8
Пропан 2,1 42 1951 0,52 9,5 210 2,4 0,42 0,25 1,8
п-Тутан 1,8 48 2200 0,58 8,4 240 2,7 0,42 0,26 1,8
п-Пентан 1,4 46 2090 0,55 7,8 270 3,1 0,42 0,22 1,8
n-Г ексан 1,2 47 2124 0,56 7,4 310 3,4 0,42 0,23 1,8
n-Г ептан 1,05 47 2116 0,56 6,7 320 3,6 0,42 0,24 1,8
п-Октан 0,95 49 2199 0,58
п-Нонан 0,85 49 2194 0,58 —
п-Декан 0,75 48 2145 0,56 5.6 380 4.2 0,40
Стилен 2,7 35 1654 0,41 36 700 5,5 0,69 0,12 1,2
Пропен 2,4 4,6 2110 0,54 11 210 2,5 0,48 0,28
Бутен-1 1,7 44 1998 0,50 9,7 270 2,9 0,48
Ацетилен 2,5 29 1410 — (ЮО) — — 1,7 0,02 —
Метанол 6,7 103 2141 0,55 36 810 2,9 0,52 0,14 1,5
Этанол 3,3 70 1948 0,50 19 480 2,9 —
л-Пропалон 2,2 60 1874 0,49 14 420 3,2 0,38 —
Ацетон 2,6 70 2035 0,52 13 390 2,6 0,50 1,1 —
Метил этилкетон 1,9 62 1974 0,52 10 350 2,7 —
Диэтилкетон 1,6 63 2121 0,55 — — — —
Бензол 1,3 47 1910 0,48 7,9 300 2,9 0,45 0,22 1,8
1 Данные из работы (449]. Значения массовой концентрации приближенно оцениваются при 0°С (L (г/м’) а 0,45(-)М-ыХ
х L (ОС), %. w
1 По данным различных источников, включая [ 207], ( 225]. Эти данные страдают некоторой погрешностью [ 164], (229].
’ См. разд. 3.5.4-3.5.5.
' (ОС) - объемное содержание.
Рис. 3.2. Изменение наблюдаемых
пределов воспламенения для мета-
но-воздушной смеси
1 - распространение восходящего
фронта пламени; 2 - распростра-
нение нисходящего фронта пламени
[234]
пламени по крайней мере на половину высоты пламенной трубы. Прини-
мается, что в этот момент фронт пламени распространится по смеси, ко-
торую не смог поджечь источник воспламенения.
Тем не менее можно сделать несколько критических замечаний по
поводу методики определения пределов воспламенения с помощью уста-
новки Горнорудного бюро США. В первоначальном виде эта методика
была несовершенна с точки зрения возможности анализа влияния неболь-
ших огнетушащих добавок веществ (например, хладонов) на опреде-
ляемые пределы в силу усложненного способа, применяемого при со-
ставлении смеси. К этому следует добавить, что смеси тяжелее воздуха
стремятся вытечь из трубы при отодвигании заслонки. Это сказывается
на местной концентрации паровоздушной смеси в нижнем сечении трубы,
где расположен источник воспламенения.
Необходимость проведения точных измерений пределов воспламе-
нения смесей, которые содержат добавки химических огнетушащих
ОБЪЕМНАЯ ДОЛЯ МЕТАНА В ВОЗДУХЕ, %
Рис. 3.3. Кривая зажигаемости и
пределы воспламенения для сме-
сей метана с воздухом при ат-
мосферном давлении и 26°С
[449]
1 - пределы воспламенения; 2 -
пределы зажигания
86
ТЕМПЕРАТУРА
Рис. 3.4. Влияние температуры на пределы воспламе-
нения горючей паровоздушной смеси при постоянном
начальном давлении [ 449]
1 - насыщенные паровоздушные смеси; 2 - верхний
предел; 3 - туман; 4 - горючие смеси; 5 - само-
воспламенение; 6 - нижний предел; Л - температу-
ра самовоспламенения
веществ, приводит к рассмотрению новой методики, которая опирается
не на понятие распространения фронта пламени в качестве критерия
воспламенения, а на увеличение давления внутри стального сферическо-
го сосуда, объемом 6 л (рис. 3.5). Эта установка является весьма чувст-
вительным индикатором, поскольку во внешней пространстве давление
существенно не повышается при условии, что энергия, рассеиваемая
источником воспламенения, не очень значительна. В общем случае, дан-
ные, полученные на этой установке, хорошо согласуются с результатами,
полученными на установке Горнорудного бюро США, применительно
Рис. 3.5. Принципиальная схема
сферического сосуда высокого
давления, применяемого для опре-
деления пределов воспламенения
газов и паров [ 182]
1 - обратный клапан; 2 - эква-
ториальный разъем; 3- электрод.
В экваториальном разъеме прохо-
дят два газовых канала: впускной
и выпускной, соединенных с ва-
куумной линией. Повышение дав
ления можно обнаружить, как по-
казано на рисунке, с помощью
датчика давления или с помощью
предохранительного клапана
87
к нижнему пределу, как это видно из данных табл. 3.1. Значения верхне-
го предела согласуются менее удовлетворительно — для двух рассматри-
ваемых подходов. Тем не менее нижний предел воспламенения, получен-
ный для водорода в воздухе с помощью критерия давления (~8 %)
намного выше, чем тот, который основан на наблюдении распростране-
ния фронта воспламенения (~4%). Такое явление, вероятно, объясня-
ется тем, что водород обладает высокой молекулярной диффундирую-
щей способностью. Это свойство в сочетании с эффектом подъемной си-
лы приводит к возникновению узких языков небольших пламен, фрон-
ты которых в состоянии распространяться вертикально при незначи-
тельном расходе горючего [167], [231]. Для того чтобы решить, являет-
ся ли новая методика более подходящим и надежным средством изме-
рения пределов воспламенения, необходимо проведение дальнейших
исследований.
3.1.2. Качественная и количественная оценка
каждого предела воспламенения
Судя по рис. 3.6, а, пределы воспламенения членов гомологического
ряда, выраженные через объемное содержание, %, уменьшаются с увели-
чением относительной молекулярной массы или углеродного показате-
ля (число п в формуле СпН2П+2) • Однако картина меняется, если преде-
Рис. 3.6. Изменение нижнего и верхнего пределов воспламенения в зависимости
от изменения углеродного показателя для п-алканов
1 - верхний; 2 - нижний
88
лы воспламенения выразить через массовую концентрацию. Как показы-
вает рис. 3.6, нижние пределы воспламенения для алканов с прямой
цепью С4—Сю соответствуют примерно 48 г/м3 (см. также табл. 3.1).
Поскольку теплота сгорания алканов, приходящаяся на единицу массы
сохраняется приблизительно постоянной (~45±1 кДж/г, см. табл. 1.13),
нижний предел определяется как плотность энергии ~2160 кДж/м3 или
~48,4 кДж/моль смеси, соответствующей нижнему пределу. Из анализа
нижних пределов целого ряда углеводородов и их кислородсодержащих
производных можно сделать вывод, что концепцию критической плот-
ности энергии можно распространить шире. Для большинства рассматри-
ваемых веществ плотности энергии лежат в диапазоне 2050±150 кДж/
/м3, за исключением алканов и алкинов, хотя высокие гомологи в ряду
алкенов (например, бутен-1) стремятся попасть внутрь того же самого
диапазона распределения. Необходимо иметь в виду, что погрешность
измеренных значений нижних пределов, на основе которых были выве-
дены эти цифры, должна вероятно составлять ±5 %.
С помощью этих критериев можно построить методики оценки того,
являются ли газовоздушные смеси воспламеняемыми или нет. Для смеси
алканов в воздухе при температуре окружающей среды нижний предел
воспламенения, г/м3, соответствует значению
п
2 Cj = 48 , (3.2а)
i
где Cj — массовая концентрация i-й компоненты при 25°С.
Это значение может быть выражено следующим образом:
Е -Ь-= Е -Ь-=1,
i 48 i Li
где lj и Lj являются процентным составом и нижним пределом воспламенения
i-й компоненты в воздухе.
Если нижний предел воспламенения газовоздушной смеси углеводо-
родов Ьщ, тогда Ц = Lmfi, где f) — доля i-ro углеводорода в исходной
смеси углеводородов. Пользуясь этими параметрами, можно записать
следующие соотношения:
г-
Lm S -7- = 1 (3.2в)
1 Li
или в явном виде
100
S —1-
i Li
где Pj -процентный состав i-й компоненты в исходной смеси, причем SPj = 100.
i
89
В этом состоит закон Ле-Шателье [99], [227].
В качестве примера можно использовать эту формулу для вычисле-
ния нижнего предела воспламенения смеси углеводородных газовых
веществ, в которой на долю пропана приходится 50, на долю п-бутана
40 и на долю этана 10 %, таким образом:
Lrn =
_____100__________
50_ + 40_ 10
2,1 1,8 .3
-2$.
На основе результатов расчета адиабатических температур горения для
предельных смесей с помощью методики, изложенной в разд. 1.2.5,
можно утверждать, что для алканов существует предельная температура
горения 1500-1600 К, ниже которой пламя не может существовать
(см. табл. 3.1). Концепция предельной температуры может быть исполь-
зована для проверки того, являются ли бедные газо- и паровоздушные
смеси воспламеняющимися. Рассмотрим в качестве примера смесь,
составленную из 2,5 % бутана, 20 углекислого газа и 77,5 % воздуха.
Компоненты находятся в соотношении 1:8:31, таким образом,полная
реакция может быть выражена следующим образом:
С4Ню + 8СО2 + 31 (0,2102* + 0,79N2) = СО2 + 5Н2О +
+ 0,0202 + 24,49N2 .
Теплоемкость конечных продуктов составляет 1658 Дж/К на один
моль бутана. С учетом этой величины и теплоты сгорания бутана
(2650 кДж/моль) получим подъем температуры 1597 К, т. е. адиабатичес-
кая температура горения составит 1870 К, что значительно выше предель-
ного значения. Хотя полагаться на значение этой цифры можно лишь
относительно. Цифра высокая, что указывает на то, что смесь надо счи-
тать воспламеняемой. Конечно, такой расчет может быть уточнен для
оценки количества диоксида углерода, требуемого для нейтрализации
стехиометрической бутано-воздушной смеси (т. е. для того, чтобы при
условиях окружающей среды сделать смесь невоспламеняемой
(разд. 1.2.5).
3.1.3. Зависимость пределов воспламенения
от температуры и давления
С увеличением температуры, как показано на рис. 3.4, пределы
расширяются. Линией АВ на этой диаграмме обозначается давление
насыщенных паров. Область, расположенная слева от этой линии, соот-
ветствует аэрозольному туману или капельной суспензии. Вдоль линии
АВ пределы воспламенения изменяются непрерывно; следовательно, для
тетрамина (1, 2, 3, 4 тетрагидронафтадина, С]0Н12) туман при 20°С
соответствует концентрации 45—50 г/м3, что достаточно близко согла-
суется с нижним пределом концентрации, которая наблюдается для уг-
леводородных газов и паров (табл. 3.1). Однако, если диаметр капли
станет больше 10 мкм, то нижний предел, по-видимому, уменьшится:
90
80
ДИАМЕТР КАПЛИ, МКМ
Рис. 3.7. Изменение нижнего предела воспламенения тумана тетрамина в зависи-
мости от диаметра капли [78]
1 - для паров и тумана керосина; 2 - для тумана тетрамина
крупные капли будут стремиться выпасть в восходящее пламя, что вы-
зовет эффективное увеличение местной концентрации (рис. 3.7) [78].
Паровоздушная смесь, которая при1 условиях окружающей среды
не является воспламеняемой, может стать воспламеняемой, если ее
температура увеличится: сравните точки С и D на рис. 3.4, которые
относятся к той же смеси при различных температурах. Нижний предел
по мере увеличения температуры уменьшается потому, что для дости-
жения предельной температуры воспламенения T[jm требуется меньше
энергии воспламенения. Следовательно, для распространения по смеси
фронта пламени окажется достаточной небольшая концентрация горю-
чего вещества в воздухе. Если это обстоятельство выразить через изме-
нения энтальпии, то можно записать следующие выражения
ДНС = ср (Т[im- 25) , (3.3а)
ДНс = ср(ТНт-Т) , (3.36)
где L2J и L-p - являются нижними пределами при 25°С и Т°С соответственно;
ДНС - теплота сгорания, Дж/моль, а Ср - теплоемкость продуктов сгорания, Дж/К.
Если соотношение (3.36) разделить на соотношение (3.3а), получим
--J- = = 1-----—--- . (З.Зв)
Ljs Tiim— 25 ТИт-25
91
Если принять Tiim = 1300°С [449], то соотношение (З.Зв) можно преоб-
разовать для получения нижнего предела при любой температуре Т:
Ly = Ь25[1 — 7,8-10-4 (Т — 25)]. ‘(3.3г)
Хотя это выражение является лишь некоторым приближением, так как
зависимостью ДН и Ср от температуры пренебрегают, оно удовлетвори-
тельно согласуется с эмпирическим соотношением, которое приводится
в работе [449]:
LT = LjS [ 1 - 7,21 • 10"4 (Т — 25) ] . (3.3д)
Эта формула основана на работе Бургесса и Уиллера1. Было установле-
но, что верхний предел подчиняется аналогичному соотношению
UT = U2S[ 1 + 7,21 • 10“4 (Т — 25) ] . (3.4)
при условии, что смесь не обнаруживает при температуре Т холодного
воспламенения. Из соотношения (3.4) следует, что верхний предел
также определяется на основе предельного критерия температур, что
соответствует точке зрения по данному вопросу, выраженной в работе
[273]. Не представляется возможным элементарным способом, изло-
женным выше, подсчитать адиабатическую температуру горения, так
как продукты реакции будут содержать сложную смесь веществ, под-
вергнутых пиролизу и частичному окислению. Тем не менее, в работе
[371] было показано в аналитической форме, что температура горения
для верхнего предела будет примерно той же, что и для нижнего предела
(разд. 1.2.3).
В доатмосферном диапазоне давление оказывает слабое влияние на
пределы воспламенения при условии, что давление не падает ниже 75—
100 мм рт.ст, (~0,1 атм) (рис. 3.8). Таким образом можно определить
пределы воспламенения при пониженном давлении и распространить
результаты на условия окружающей среды. Пользуясь этим способом,
можно прийти к пределам воспламенения паров, которые при атмосфер-
ном давлении оказались бы перенасыщенными. Это полностью увязы-
вается с тепловым характером пределов воспламенения. Следовательно,
л-декану приписывается Ц; -0,75%, что соответствует парциальному
давлению паров 5,7 мм рт. ст. при стандартной атмосфере (760 мм рт.
ст.). При 25^0 давление насыщенного пара n-декана составляет 1,77 мм
рт. ст. (табл. 1.10) или 0,24% объемного содержания при полном давле-
нии 760 мм рт. ст. Таким образом, при нормальных условиях паровоз-
душная смесь на поверхности жидкости n-декана при 25°С будет невос-
пламеняющейся (разд. 6.2.2). Однако, если атмосферное давление
упадет до 236 мм рт.ст.,а температура жидкости будет оставаться посто-
янной, газовоздушная смесь станет воспламеняющейся, так как в этот
момент парциальное давление паров п-декана составит 0,75 % общего
давления. Такие резкие изменения давления случаются в баках горючего
самолета после взлета. Если в качестве горючего используется керосин,
* В списке литературы работа этих авторов не приведена (прим, пер.).
92
во
Рис. 3.8. Изменейие пределов воспламенения при изменении давления
а - пары бензина в воздухе при пониженном давлении ( 273]; б - метан в воздухе
при высоких давлениях [449]; 1 - область воспламеняющихся смесей; 2 - верх-
ний предел; 3 - нижний предел
то в таком случае свободное пространство над поверхностью жидкости
будет содержать паровоздушную смесь, которая на уровне моря не будет
воспламеняющейся. На эта смесь станет воспламеняющейся, если само-
лет поднимется выше определенной высоты. Конечно, на большой высо-
те температура горючего будет постепенно падать, так как температура
окружающей среды будет низкой; в конце концов давление паров жид-
кости уменьшится до того уровня, когда смесь перестанет быть воспла-
меняющейся (рис. 3.9, а) (см. соотношение (1.14). Но хотя смесь нахо-
Рис. 3.9. Изменение режимов воспламенения в течение полета самолета
а - керосин; б - горючее IP-4 [261]; 1 - верхний предел; 2 - режим воспламе-
нения (керосин); 3- нижний предел; 4- температура горючего; 5 - набор высо-
ты; б - полет на крейсерском режиме; 7 - снижение; 8 - режим воспламенения
(IP-4)
93
дится в пределах воспламенения, существует потенциальная угроза
взрывоопасности. Жидкости со значительным пределом воспламенения
такие, как IP-4, давление паров которых может бьпь выше верхнего
предела воспламенения при условиях окружающей среды, не будет пред-
ставлять собой пожароопасное вещество на ранних этапах полета. Однако
во время полета на больших высотах температура будет уменьшаться, и
во время снижения самолета с увеличением давления окружающей сре-
ды может появиться угроза пожароопасности (рис. 3.9, б).
Значительное увеличение давления выше атмосферного может при-
вести к существенным изменениям верхнего предела (см. рис. 3.8, б),
в то время как нижний предел почти не изменится. Таким образом, при
значении первоначального давления 200 атм верхний и нижний пределы
воспламенения смесей метана с воздухом составят примерно 60 и 4 %
соответственно (сравните ~15 и 5 % при 1 атм).
3.1.4. Диаграммы воспламенения
Хотя информация по пределам воспламенения газо- и паровоздуш-
ных смесей широко представлена в литературе (см. табл. 3.1), тем не
менее в некоторых случаях необходимо знать режимы воспламенения,
связанные с более сложным сочетанием газов, таких как углеводород-
ные соединения, кислород и азот. Аналогично этому, может возникнуть
необходимость зарегистрировать результаты добавления к газо- и паро-
воздушным смесям пламегасителей, представив эти результаты в таком
виде, чтобы они были удобны для пользования ими пожарным инжене-
ром или оператором установки. Рассмотрим в качестве примера трех-
компонентную смесь метана, кислорода и азота. Режим воспламенения,
который надлежит отработать экспериментальным путем, может быть
представлен на треугольной диаграмме, как показано на диаграмме
рис. 3.10. Поскольку третья компонента (например, кислород) явля-
ется зависимой переменной, то это можно сделать иначе, воспользовав-
шись прямоугольной системой координат, представленной на рис. 3.11.
Таким образом, на рис. 3.10 на каждой из трех осей представлены
составляющие смесь газы, а область воспламенения определяется как
геометрическое место точек, соответствующих пределам воспламенения.
Следовательно, смесь, помеченная Мь является невоспламеняющейся.
Воздух соответствует линии, идущей от вершины С (горючее 100%) к
нижней оси в точке А, где концентрация горючего равна нулю, кислород
с азотом находятся в отношении 21:79. [ Если провести линию из точки,
соответствующей 21 % на кислородной оси параллельно оси метана
(ОС), то можно немедленно прочесть концентрацию азота.] Линия воз-
духа СА пересекает огибающую области воспламенения в двух точках,
которые соответствуют 5 и 15 % метана, т. е. в точках нижнего и верх-
него пределов метана в воздухе. Пределы воспламенения метана в чис-
том кислороде могут быть получены с помощью диаграммы путем ана-
лиза точек пересечения огибающей воспламенения с осью ОС, на которой
N2 = 0%. Искомыми точками будут 5 и 60% соответственно. Сущест-
венным является то обстоятельство, что нижний предел воспламенения
метана в кислороде тот же, что и в воздухе. Это имеет место из-за того,
что теплоемкость азота и кислорода весьма близки (табл. 1.16) и при
пределе обеднения горючей смеси избыточный кислород действует лишь
в качестве теплового балласта (разд. 1.2.3).
94
Рис. 3.10. Диаграмма воспламенения трехкомпонентной системы метан—кисло-
род-азот - при атмосферном давлении и 26°С [ 449]
1- воздух; 2- воспламеняющиеся смеси. Точка на линии СА соответствуют сме-
сям метан- воздух
По данным приведенных диаграмм, можно сделать еще один вывод,
а именно: существует минимальная концентрация кислорода в смеси,
меньше которой метан не горит. Соответствующая смесь O2/N2 задает-
ся линией CL, которая образует касательную в вершине области воспла-
меняющихся смесей. Падение концентрации кислорода правее этой
линии (чуть меньше 13 %) приведет к обеднению смеси и при темпера-
турах окружающей среды метан не будет гореть. Рис. 3.11 содержит та-
кую же информацию, что и рис. 3.10.
Приведенный способ представления данных удобен тем, что при
этом требуется лишь обычная миллиметровка.
Такие диаграммы можно использовать для того, чтобы выбрать
способ наиболее надежной нейтрализации пространств, содержащих
смеси огнеопасного газа, кислорода и азота. Точка, соответствующая
Ml на рис. 3.10 и 3.11, относится к невоспламеняющейся смеси, которая
состоит из 50 % СН4, 25 % О2 и 25 %. .N2.
Приведенные диаграммы и им подобные могут быть также использо-
ваны для сравнения эффекта добавления различных газов к паровоз-
душным смесям. На рис. 3.12 показано уменьшение пределов воспла-
95
Рис. 3.11. Диаграмма воспламенения для системы метан—кислород—
азот при атмосферном давлении и 26°С [ 449]
1 - воздух; 2 - воспламеняющиеся смеси. Информация, содержащаяся
в этой диаграмме, идентична той, что содержится на рис. 3.10
менения метана в воздухе, обусловленное добавлением ряда газов,
включая гелий, азот, водяной пар и углекислый газ. Из перечисленных
газообразных веществ диоксид углерода, очевидно, является наиболее
эффективным флегматизатором пожароопасной смеси. Это можно объ-
яснить с помощью различных значений теплоемкости этих четырех
флагматизаторов (табл. 1.16). С другой стороны, весьма высокая эф-
фективность метилбромида обусловлена действием химического тор-
можения брома: необычная форма кривой, относящейся к СН3Вг указы-
вает на то, что метилбромид сам является горючим веществом [436].
3.2. СТРУКТУРА ПЛАМЕНИ ПРЕДВАРИТЕЛЬНО ПЕРЕМЕШАННЫХ
СМЕСЕЙ
Пламя предварительно перемешанной смеси можно изучить экспе-
риментальным путем, если стабилизировать пламя на газовой горелке.
Простейшей является горелка Бунзена, работающая при полной аэрации
96
Рис. 3.12. Пределы воспламенения различных смесей,
составленных из метана, воздуха и инертного газа
при атмосферном давлении и 26°С [449]. Объемное
содержание воздуха в смеси в % равно 100% минус
объемное содержание в % метана и минус объемное
содержание в % инертного газа
(рис. 3.13, а). Для пламени предварительно перемешанной смеси харак-
терно наличие голубого конуса. Этот конус, несмотря на некоторую
стабилизацию в пространстве, распространяется навстречу газовому
потоку. Однако горелка, оснащенная пористым диском, разработанная
Ботой и Сполдингом [48], является более подходящей для проведе-
ния экспериментальной работы, так как она позволяет создавать ста-
ционарное плоское пламя, идеальное для проведения измерений
(рис. 3.13, б). Изменения темпераутр и концентрации по высоте пламени
могут быть получены с помощью соответствующих зондов [139]. Эти
изменения анлогичны тем, что показаны на рис. 3.14. Эти графики ука-
зывают на существенное изменение температуры по пламени. Начало
оси приходится на передней границе пламени. Можно выделить следую-
щие три четкие зоны пламени:
7-176
97
ГАЗ
ПЛАМЯ
ВОЗДУХ
ПОРИСТЫЙ
диск
ПЛАМЯ
♦
ГОРЮЧЕЕ
СМЕСИТЕЛЬНАЯ
КАМЕРА
ВОЗДУХ
Рис. 3.13. Пламя предварительно перемешанной смеси, стабилизиро-
ванное
а - на горелке Бунзена; б- на пористом диске
1) зона предварительного нагревания, в которой температура несго-
ревших газов поднимается до некоторого определенного значения, Tj;
2) зона химической реакции, в которой и происходит наибольшая
часть процесса горения;
3) зона за фронтом пламени, которая характеризуется высокой тем-
пературой и радикальной рекомбинацией, ведущей к местному равно-
весному состоянию. Вслед за этим наступает охлаждение.
Из этих трех зон вторая зона является видимой частью пламени;
толщина этой зоны равна примерно 1 мм для распространенных углево-
дородных горючих веществ при нормальном давлении окружающей
среды; ее толщина для химически высоко реактивных веществ, таких
как водород и этилен, еще меньше.
Толщина зоны предварительного нагрева (первой зоны) может
быть оценена на основе расчета изменения температур (рис. 3.15). Если
принять, что при температурах ниже Т;, не происходит окисление (так
называемая температура псевдовоспламенения), то можно написать
следующее уравнение квазистационарного состояния; это уравнение
будет описывать теплопроводность зоны перед передней границей пламе-
ни (которая находится в точке х = 0):
к(-ТЗ-) -PuSuCp(~--) =0,
dxz r dx
(3-5)
где p u - плотность несгоревшего газа при начальной температуре То a S u - ско-
рость потока свежего газа, поступающего в пламя (скорость горения, см. разд. 3.4).
98
Рис. 3.14. Эпюры температур и концентрации по плоскости волны
горения [231]
1 - зона предварительного нагрева; 2 - зона химической реакции;
3 - концентрация реагентов; 4 - температура; 5 - концентрация
промежуточных продуктов
Это уравнение следует сравнить с уравнением (2.15) при dt = dx/
/Su. При интегрировании от х = —до х = о(т. е. от То до Т;) получим
к(-——) — Pu$ucp(Ti — То) . (3.6)
Положив dT/dx равным (Tj - Т0)/т?0,как показано на рис. 3.15, где
принимается, что т?о будет приближением первого порядка к толщине
зоны предварительного нагрева, получим:
Pu$ucp
(3.7а) [231]
Выведенное значение толщины зоны предварительного нагрева зависит
от того, как определен передний край зоны предварительного нагрева.
В работе [142] этот край определяется как точка, в которой (Т - То) =
= 0,01 (Tj - То). Если уравнение (3.5) проинтегрировать двазды, по-
лучим
Чо =
__4А6к_
Pu Su ср
(3.76)
99
1
2
Рис. 3.15. Расчет изменения температуры в зоне предварительного
нагрева волны горения [231]
1 - зона предварительного нагрева; 2 - зона химической реакции
При значениях параметров к, р, Su и Ср соответствующих условиям
окружающей среды т?'0 ~ 0,3 мм. Этим выводом подчеркивается сущест-
вование и важность зоны предварительного нагрева. Если пламя предва-
рительно перемешанной смеси подойдет достаточно близко к поверхнос-
ти твердого тела, что это может внести возмущение в зону предваритель-
ного нагрева, тогда тепло будет передаваться этой поверхности, а пламя
начнет охлаждаться (разд. 3.3).
Однако при свободном распространении пламени по однородной
смеси его скорость будет зависеть от эффективности, с какой будет
передаваться тепло перед второй зоной. (Этот общий подход можно
применить к почти всем типам распространения пламени или пожара,
см. гл. 7.) Всесторонний анализ распространения фронта пламени пред-
варительно перемешанной смеси должен покоиться на четырех уравне-
ниях сохранения массы, импульса, энергии и химического состава [430],
тем не менее для бесконечной плоской адиабатической волны можно
получить приближенное решение на основе уравнения ее собственной
энергии [сравни с уравнением (2.14)] , т. е.
k _ Pucp° > (3.8)
dx dx
где Q"' - тепловое напряжение, a u - линейная скорость газового потока в зоне
горения.
Если скорость реакции сильно зависит от температуры [т. е. Q'" ~
~ ехр(-Ед/ИТ), где энергия активации Ед значительна], то в таком
100
случае можно проигнорировать горение в зоне предварительного нагрева
(зона 1), где температура меньше температуры псевдовоспламенения
(Tj на рис. 3.15). На основе этого допущения можно при выводе выра-
жений для градиента температуры в точке х = о (где Т = Tj) рассмат-
ривать первую и вторую зоны отдельно. Указанные выражения затем
приравниваются друг другу. С помощью этой процедуры, которая пред-
ложена Зальдовичем и Франк-Каменецким [207], можно вывести выра-
жение для нормальной скорости горения
s“=(
РоСр (1р —
(3.9)
В этом выражении индекс 0 относится к начальным условиям, Тр —
температура пламени, Qaye — среднее тепловое напряжение в зоне хими-
ческой реакции (вторая зона). Величина Su является скоростью, с ко-
торой фронт пламени распространяется по незагоревшейся еще смеси,
при отсутствии в системе турбулентности (разд. 3.5.5).
Более фундаментальный анализ распространения фронта волны
подтверждает, что для любой заданной смеси существует одна и только
одна скорость горения — собственное значение скорости — и что в расче-
те необходимо учитывать диффузию массы [109].
Было установлено, что скорость горения имеет максимум для слег-
ка обогащенной горючим смеси, причем эта скорость сопоставима со
скоростью горения, наблюдаемой в эксперименте. Это происходит по-
тому, что очень подвижные атомы водорода распространяются перед
зоной химической реакции и таким образом существенно влияют на сра-
батывание механизма распространения фронта пламени. Концентрация
этих атомов в обогащенном горючим пламени еще большая.
Соотношение между нормальной скоростью горения Su и парамет-
рами к, Ср и Тк, приведенное в соотношении (3.9), сопоставимо с дан-
ными экспериментальных наблюдений, которые будут рассмотрены в
разд. 3.4. Согласно этому соотношению скорость горения прямо про-
порциональна квадратному корню из скорости химической реакции,
которая входит в Q'". Следовательно, Бц пропорциональна [ехр(-Ед/
/RT)°>5 ] или пропорциональна [ехр (-Ед/2ИТ) ]. Этот результат будет
использован в разд. 3.3.
3.3. ТЕПЛОПОТЕРИ ПЛАМЕН ПРЕДВАРИТЕЛЬНО
ПЕРЕМЕШАННЫХ СМЕСЕЙ
С помощью теории, изложенной в предыдущем разделе, нельзя прог-
нозировать существование пределов воспламенения. В работах [260] и
[366] указано, что этот недостаток можно устранить, если в модель
ввести учет теплопотерь. Для анализа этих предложений рассмотрим из-
менение температур по фронту адиабатического пламени, приведенному
на рис. 3.16. Если имеют место любые теплопотери, то произойдет умень-
шение температуры с последующим падением скорости тепловыделения.
Автор [26 0] начинает свое исследование с сопоставления изменения
температур в плоскости, нормальной к фронту адиабатического и неади-
абатического пламен (см. рис. 3.16). Без учета теплопотерь температура
101
Рис. 3.16. Изменение температуры по адиабатическому (сплошная
линия) и неадиабатическому (пунктирная линия) пламенам предва-
рительно перемешанных смесей ( 260]
пламени достигает адиабатического значения Т^, но в действительности
температура вероятно отклоняется от адиабатической кривой во второй
зоне, проходя после этого через максимум и медленно опускаясь в массе
газов зоны за фронтом пламени (см. рис. 3.16). А так как скорость
химической реакции сильно зависит от температуры [она пропорцио-
нальна ехр(—Ед/RT)], то всякое уменьшение Тр будет сопровождаться
существенным уменьшением скорости тепловыделения. Если скорость
тепловых потерь превысит скорость тепловыделения, то в таком слу-
чае фронт пламени не сможет далее распространяться.
Если применить упрощенную укрупненную модель теплоемкости к
распространяющемуся пламени, то для случаев адиабатического пламени
можно написать следующее выражение:
Ро S^cp(T^ - То) =р0 S^AHC , (3.10)
которое после преобразования будет иметь вид
Р0^(срТ0+ДНс)-poSgcpT^ = 0, (3.11)
где Тр - температура адиабатического пламени, а ДНе - теплота сгорания.
Для неадиабатического пламени необходимо учесть член, связанный
с теплопотерями L (X, Тр), следовательно,
Ро$и(срТо + ДНС) — p0SuCpTp — L(X, Тр) =0, (3-12)
где X - параметр теплопотерь.
Если в уравнение (3.12) подставить выражения для Sy:
Su = Вехр (—E/2RT) , (3.13)
где В принимается постоянной (см. разд. 3.2.1)
102
ТЕМПЕРАТУРА ПЛАМЕНИ
Рис. 3.17. Соотношение между теплопотерями и температурой пла-
мени предварительно перемешанной смеси согласно уравнению
(3.15) [260]
И ДЛЯ ДНС
ДНС = ср(Тр — То) (3.14)
из соотношения (3.10), получим
L(X, Тр) = р0СрВ(Тр - TF) ехр(—E/RTf) . (3.15)
Характер последней зависимости иллюстрируется на рис. 3.17. Форму-
лой (3.15) описывается скорость тешюпотерь, которые имеют место
для пламени при заданной температуре. Следовательно, при L = 0 тем-
пература равна температуре адиабатического пламени, Тр. Это соотноше-
ние указывает также на то, что существуют максимальные теплопотери,
при которых пламя может еще существовать, это обстоятельство можно
использовать для интерпретации условий гашения пламени и пределов
воспламенения.
Конвективные теплопотери и диаметры затухания пламени. Способ-
ность пламени распространяться вдоль узкого канала или трубы будет
зависеть от степени теплопотерь в стенках этих элементов. Рассмотрим
распространение фронта пламени по воспламеняющейся смеси, которая
находится в узкой, круглой трубе с внутренним диаметром D
(рис. 3.18). Если толщину пламени аппроксимировать величиной 5
& k/p0SuCp [см. соотношение (3.7а)], тогда тепло, передающееся путем
конвекции от пламени к стенкам с каждой единицы площади поверхнос-
ти пламени (ttD2/4) задается в виде
103
1
ZZZZZ 06
Рис. 3.18. Распро-
странение фронта
пламени предвари-
тельно перемешан-
ной смеси в трубе
или канале [ 260]
1 - пламя; 2 -
воспламеняющая-
ся смесь
4conv-h(Tp To) ,
где wD8 - площадь контакта пламени и трубы,
а коэффициент конвективного теплообмена опреде
ляется по формуле
(3.16)
h = Nu k/D
(3-17)
(разд. 2.3). Для данной конфигурации Nu = 3,65
[260]. Обозначив а = к/р0Ср, как и ранее (разд. 2.2.2),
получим
V/7,
Qconv= I4,6 -~2“ (TF “ То) (3.18)
U од
Это означает, что qconv возрастает с увеличением диаметра трубы, но
уменьшается с ростом Тр при сохранении сильной зависимости Su от
температур [ соотношение (3.13)].
Если qconv ДЛЯ трубы диаметром D воспроизвести на том же графи-
ке, что и L (рис. 3.19), то любое пересечение кривых описывает квази-
равновесную ситуацию, которой определяется температура пламени.
Фронт пламени распространяется по смеси, заключенной в трубе. Хотя
обычно пересечение имеет место в двух точках, лишь правая точка пере-
сечения соответствует устойчивому распространению. Рассмотрим пе-
ресечение в точке Ь]. Некоторое уменьшение температуры приводит к
соотношению qconv > L, 410 означает охлаждение системы, в то время
как при небольшом увеличении температуры и сохранении этой тен-
денции имеет место соотношение L > qcenv. Если применить те же рас-
суждения к точке пересечения aj, то можно заметить, что любое возму-
щение будет автоматически устраняться и система всегда будет возвра-
щаться к исходной точке (aj).
Три кривые теплопотерь, показанные на рис. 3.19, соответствуют
трем последовательно уменьшающимся диаметрам трубы Dj, D2, Do.
Диаметр Do _ — предельный диаметр трубы, меньше которого для всех
значений Tpqconv > L. При D < Do фронт пламени не может распростра-
няться из-за сильных теплопотерь в стенках трубы. Но, хотя механизмом
теплопотерь можно объяснить данное явление, по-видимому, поверх-
ность трубы также способствует потере свободных радикалов из зоны
химической реакции. Мигрирующие из этой зоны радикалы, достигнув
поверхности, разрушаются. В настоящее время нет возможности дать
количественную оценку относительной важности вкладов этих двух ме-
ханизмов в процесс гашения пламени. В принципе Do связан с расстоя-
нием затухания пламени, которое является параметром, удобным при
проектировании пламегасителей и взрывобезопасного оборудования.
104
Рис. 3.19. Условия затухания пламени в узкой трубе [2601
при D, > Dj > Do (схематически)
Теплоотвод излучением. В предыдущих параграфах подразумева-
лось, что теплоотвод излучением пренебрежимо мал по сравнению с кон-
вективным теплоотводом в стенки трубы. Если горючая паровоздушная
смесь не заключена в какой-либо сосуд и распространяющееся пламя
не вступает в контакт ни с какой поверхностью, то в этом случае един-
ственным механизмом, ответственным за теплопотери, будет излуче-
ние. Теплоотвод излучением из зоны химической реакции осуществля-
ется двумя путями, а именно:
1) косвенно за счет теплоотвода в газы, находящиеся в зоне за
фронтом пламени; эти газы,излучая тепло (4radf„ ), охлаждаются;
2) непосредственно - путем излучения из зоны химической реак-
ции (Чгаф,,) •
Из этих двух способов последний способ играет незначительную
роль, так как зона химической реакции очень тонка, и средние концен-
трации излучающих веществ (главным образом СО2 и Н2О, см.
разд. 2.4.2) незначительны. Для газов, находящихся в зоне за фронтом
пламени, можно написать следующее выражение, полученное на основе
уравнения (3.8), в котором положено Q'" = 0:
1 гр 12 т
PoSucp(-?—) - к (44-) - RL(T, Сп) , (3.19)
dx dx
где R[. - объемные теплопотери - зависят от температуры и концентрации СО,
иН,О.
В связи с тем, что для границы фронта пламени, где температура
достигает максимума, значение конвективного члена в левой части
уравнения (3.19) намного больше члена, описывающего вклад тепло-
105
ТЕМПЕРАТУРА ПЛАМЕНИ
Рис. 3.20. Предел воспламенения для пламени предварительно
перемешанной смеси, не ограниченной сосудом, при наличии
лучистого теплоотвода [ 260], при С\ > С3 > С3 (схематически)
проводности, последним можно пренебречь. Это позволяет аппрокси-
мировать градиент температуры на этой горячей границе:
_d_T____ _Rlхт,_с_п) (320)
dx p0SuCp
Теплоотвод из зоны химической реакции в зону за фронтом пламени
может быть описан выражением
, . dT Ri(T,Cn) ,
4rad i = -kf (---) = kf—-----’и . (3.21)
dx p0SuCp
С помощью диаграмм Хоттеля для излучения водяного пара и диоксида
углерода (разд. 2.4.2) автор [260] показал, что R[ можно записать в
виде
RL= 1.7-10-6 (pCOi + 0,18рн2о)Т2 , (3.22)
где парциальные давления выражены в атмосферах.
Следуя рассуждениям, приведенным выше относительно конвек-
тивного теплоотвода стационарное распространение фронта пламени по
неограниченной горючей смеси можно представить с помощью устойчи-
вых пересечений кривых qraj и L (рис. 3.20), где qrad = Qrad(1) •
В данном случае смесь претерпевает изменения. Следовательно, не-
обходимо учитывать эти изменения, которые касаются как зависимости
106
L от Тр, так и qrad от Тр, как это схематически показано на рис. 3.20.
Пересечения L и qrad определяют температуру стационарного пламени,
фронт которого распространяется по данной горючей паровоздушной
смеси. Если концентрация пара уменьшится, тогда изменится характер
L и qrad, так как парциальные давления продуктов СО2 и Н2О также
уменьшатся. Предельной смеси соответствует точка, где осуществляются
условия касания соответствующих кривых — точка Р на рис. 3.20.
И хотя на этой модели показано, как можно объяснить с помощью
интенсивности тепловыделения и интенсивности теплоотвода сущест-
вование пределов воспламенения, тем не менее следует, вероятно, счи-
таться с рядом других факторов. Так, существует мнение, что подъемная
сила может привести к созданию на передней границе восходящего рас-
пространяющегося пламени условий неустойчивости, что в свою оче-
редь, может вызвать тушение пламени в предельной смеси [167], [235].
Потребуются дальнейшие уточнения расчетной модели до того, как будет
достигнуто достаточно глубокое понимание значения этих дополнитель-
ных механизмов.
3.4. ИЗМЕРЕНИЕ СКОРОСТЕЙ ГОРЕНИЯ
Нормальная скорость горения Su определяется как скорость, с ко-
торой плоская (ровная) волна горения распространяется по стационар-
ной, находящейся в покое, бесконечно простирающейся горючей смеси.
Обычно максимальное значение скорости горения для данного горюче-
го газа приводится как мера его способности вступать в химическую
реакцию. Эта величина до некоторой степени определяет силу любой
ограниченной вспышки, связанной с данным горючим газом [37], [164],
[231].
Следует отличать нормальную скорость горения от скорости распро-
странения пламени, последняя является мерой скорости движения пла-
мени по отношению к фиксированному наблюдателю. Для того чтобы
проиллюстрировать разницу между нормальной скоростью горения и
видимой скоростью распространения пламени, рассмотрим горючую
смесь, заключенную в трубу или канал длиной I, один конец которого
закрыт (рис. 3.21). После зажигания на закрытом конце пламя будет
распространяться вдоль канала, достигая открытого его конца в момент
времени t. Средняя скорость распространения пламени составит в таком
случае L/t. Однако она будет намного больше скорости горения, так как
горючая смесь перед фронтом пламени вовлекается в движение путем
расширения сгоревшего газа. Скорость пламени нельзя преобразовать
в скорость горения с помощью простого учета скорости движения све-
жей смеси; фронт пламени не является плоским, возникнет теплоот-
вод в стенки и (что важнее всего) течение несгоревшего газа по всей
вероятности перейдет в турбулентное по мере его течения вдоль канала
(см. разд. 3.5.5).
Построение эксперимента по измерению скорости Su, в котором
взаимодействие пламени и элементов установки не влияло бы на ре-
зультат измерения, дело нелегкое. Для этого можно воспользоваться
несколькими методами [142], хотя в большинстве случаев возникает
необходимость внесения поправок в конечный результат для учета
указанного взаимодействия. Вероятно простейший способ оценки ско-
рости горения сводится к применению устройства, аналогичного горелке
107
СГОРЕВШИЙ ГАЗ
-------ИСТЕЧЕНИЕ
СВЕЖЕГО
t ФРОНТ РАСПРОСТРАНЕНИЯ ГАЗА
РАСПОЛОЖЕНИЕ ПЛАМЕНИ
ИСТОЧНИКА
ЗАЖИГАНИЯ
Рис. 3.21. Распространение пламени предварительно перемешан-
ной смеси по горючей смеси в канале после зажигания от источ-
ника на закрытом конце канала
1 - сгоревший газ; 2 - расположение источника зажигания;
3 - фронт распространения пламени; 4 - истечение свежего
газа
Бунзена, но с помощью которого можно создавать ламинарный поток
(Re < 2300) газовоздушной смеси, состав которой можно менять. В
рамках определенного состава смеси и скоростей потока можно создать
пламя, которое примет форму конуса, посаженного на открытый край
вертикальной трубы горелки (см. рис. 3.13,а). Фронт пламени находит-
ся в квазиравновесном состоянии с текущей смесью, принимая такую
конфигурацию, при которой местная скорость горения равна вектору
местной скорости потока; этот вектор Перпендикулярен фронту пламе-
ни. Пусть Su — нормальная скорость горения, U -- средняя скорость
(ламинарного) потока, параллельного оси трубы и в — значение полови-
ны угла при вершине конуса (рис. 3.22), в таком случае
Su = Usin<9 . (3.23)
Однако при таком методе скорость % недооценивается по крайней ме-
ре на 25 %, а причины этого заключаются в следующих обстоятельствах:
Рис. 3.22. Приближенное определение скорости горения: ме-
тод угла конуса
1 - фронт пламени; 2 - направление распространения фрон-
та пламени; 3 - поток смеси
108
д
Рис. 3.23. Определение скорости горения с помощью пористой горелки, предло-
женной в работе [ 48]
а - схематическое представление о различных положениях фронта пламени, кото-
рые соответствуют различным скоростям течения смеси горючего и воздуха сквозь
пористый диск [48]; б - схематическое представление о распределении темпе-
ратур при различных положениях фронта пламени в схеме; 1 - тепло; 2 - пропано-
воздушная смесь; 3 - пористый диск
1) не учитывается распределение скорости по диаметру трубы;
2) вблизи фронта пламени теплоотвод из зоны пламени к несгорев-
шему газу приведет к отклонению струй газа от направления, параллель-
ного оси трубы (т. е. измеренное значение угла в будет слишком
малым);
3) теплоотвод с края конуса к ободу горелки, которая стабилизи-
рует пламя, также влияет на форму пламени;
4) фронт пламени не является плоским.
Можно внести поправки в результате измерений, связанных с пер-
вым и вторым обстоятельствами [22], [142], труднее обстоит дело с
компенсацией третьего и четвертого обстоятельств, хотя их влияние
можно уменьшить путем увеличения диаметра трубы.
Авторы работы [48] разработали горелку, которая может генери-
ровать плоские, ламинарные пламена и которая позволяет измерить
количество тепла, отводимого от пламени к горелке. Горелка состоит
из охлаждаемого водой закаленного металлического диска, сквозь ко-
торый можно прогонять смесь горючего с воздухом известного состава
при выбранных линейных скоростях течения (см. рис. 3.13, б). Плоские
пламена могут быть стабилизированы, теплоотвод к горелке уменьшав
ется по мере увеличения скорости течения, и пламя самоуспокаивается
на большом расстоянии от поверхности горения. Рассматриваемый спо-
соб схематически иллюстрируется на рис. 3.23.
Скорость теплоотвода к горелке была получена путем измерения
роста температуры потока охлаждающей воды. Эта величина определя-
лась в зависимости от скорости потока для каждой изучавшейся заранее
перемешанной смеси, а значение для скорости горения получалось путем
экстраполяции тепловых потерь до нулевого уровня (рис. 3.24). В рабо-
те [48] была получена скорость, равная 0,42 м/с, в качестве максималь-
ной скорости горения пропано-воздушных смесей. Эта скорость со-
109
СКОРОСТЬ ТЕПЛООТВОДА
Рис. 3.24. Определение скорости горения
[ 48]. Экстраполяция скорости горения до
нулевого уровня тепловых потерь
поставима со скоростью Su = 0,3 м/с, которая была получена по методу
угла конуса.
Для измерения скорости горения можно Использовать другие спосо-
бы [142]. Наиболее широко применяемым является метод сферической
бомбы, предложенной Льюисом и его сотрудниками [231]. Смесь заклю-
чается в сферу, которая может выдержать давление взрыва и поджига-
ется в центре сферы с помощью искры. Расчет скорости нарастания дав-
ления и скорости распространения фронта сферического пламени позво-
ляет вычислить Su. Результаты, полученные по этому методу, хорошо
согласуются с результатами, полученными для пропана (Su = 0,42 м/с)
в работе [48]. Значения нормальных скоростей горения для ограничен-
ного числа горючих газов и паров приведены в табл. 3.1. В работе [22]
продемонстрирована необходимость тщательной оценки накопленных
данных. Авторы [22] проанализировали опубликованные данные о ско-
рости горения метана в воздухе и пришли к заключению, что SU(CH4)
несколько больше, чем обычно принимаемое значение 0,36 м/с и скорее
ближе к значению Su для полимерных алканов (0,42 м/с). Однако есть
основание усомниться в такого рода выводах исходя из опыта, накоплен-
ного в отношении поведения метана, и не только потому, что он менее
реакционноспособен по сравнению с другими углеводородами, но еще и
потому, что взрывы газовоздушных смесей, связанных с метаном, оста-
ются менее опасными по сравнению со взрывами газовоздушных сме-
сей, связанных с полимерными алканами, такими как пропан [37].
Существует мнение, что следует коренным образом пересмотреть
все значения Su [22], в том числе и для метана [164], но необходимо
провести дополнительные исследования, чтобы разобраться в этом
воспросе.
3.5. ИЗМЕНЕНИЕ СКОРОСТИ ГОРЕНИЯ, ОБУСЛОВЛЕННОЕ
РАЗЛИЧНЫМИ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫМИ ПАРАМЕТРАМИ
Во многих исследованиях было обнаружено влияние ряда экспери-
ментальных параметров таких, как концентрация горючего газа и темпе-
ратура [142], [207], [231] на величину скорости горения. В следующих
разделах будут сделаны выводы о влиянии основных факторов на ско-
рость горения.
ПО
3.5.1. Влияние состава смеси
Скорость горения смесей воздуха с горючим достигает максимума
для смесей, слегка сдвинутых от стехиометрического отношения горю-
чего и окислителя в область богатых смесей (разд. 3.2).
На рис. 3.25 показаны типичные результаты по влиянию состава
смеси на скорость горения применительно к метано-воздушной и пропа-
но-воздушной смесям. Значения, приводимые в литературе (см.
табл. 3.1) относятся к максимальным значениям, измеренным в экспе-
рименте, т. е. к данным для смесей, слегка сдвинутых от стехиометри-
ческого отношения в область богатых смесей. Можно предположить,
что максимальное значение скорости горения должно было бы наблю-
даться для стехиометрических смесей, для которых температура пламени
является максимальной. Однако отсутствие этого факта указывает на
то, что распространение пламени нельзя объяснить лишь процессами
теплопередачи (разд. 3.2).
Скорость горения газовоздушных смесей увеличивается с увеличе-
нием объемного содержания кислорода в атмосфере. Таким образом,
максимальное значение скорости горения метано-воздушных смесей
увеличиваются со значений примерно 0,37 м/с до значений, превышаю-
щих 3,25 м/с, по мере замены азота воздуха кислородом (рис. 3.26).
Механизм, с помощью которого горючие паровоздушные смеси
могут быть превращены в негорючие смеси путем добавления таких
газов, как N2 или СО2, которые являются с точки зрения горения инерт-
ными газами, можно интерпретировать через предельную температуру
пламени. Однако, если азот в воздухе полностью заместить другим
газом (например, СО2 или Не), то в таком случае скорость горения
изменится. Поскольку теплоемкость СО2 превышает теплоемкость азота
более чем на 60% при 1000 К, то замена N2 на СО2 приведет к умень-
шению скорости горения, так как температура пламени, возникая в ре-
СООТНОШЕНИЕ МЕТАНА СООТНОШЕНИЕ ПРОПАНА
И ОКИСЛИТЕЛЯ И ОКИСЛИТЕЛЯ
а б
Рис. 3.25. Влияние состава смеси на скорость горения
а — для метано-воздушных смесей; б — для пропано-воздушных сме-
сей [231]
111
Рис. 3.26. Влияние состава смеси на ско-
рость горения метано-кислородно-азотных
смесей [231]. Цифры, отнесенные к
кривым, равным отношениям объемного
содержания кислорода к сумме объем-
ных содержаний кислорода и азота
0^(0, +Ыа)
зультате проведенного замещения смеси „ значительно снизится. С другой
стороны, скорость горения стехиометрической смеси горючего газа
при соотношении О2/Не = 21/79 значительно выше, чем в воздухе, так
как Не обладает низкой теплоемкостью и значительно более высокой
теплопроводностью [см. выражение (3.9) в разд. 3.2]. Кислородно-
гелиевые смеси применяются в некоторых областях, связанных с погру-
жением в воду. В таких условиях взрыв, происшедший в результате
утечки горючего газа или пара, мог бы при отсутствии кислородно-
гелиевых смесей оказаться более мощным по сравнению с ситуацией,
когда в качестве рабочей атмосферы использовался бы нормальный
воздух.
3.5.2. Влияние температуры
Скорости горения, приведенные в табл. 3.1, относятся к свежим
смесям при температуре окружающей среды (20—25°С). Однако с
повышением температуры величина Su возрастает, как это иллюстри-
руется для метана, пропана и этилена на рис. 3.27. В работе [449] при-
водится следующее выражение для величины Su применительно к мета-
ну, пропану, n-гептану и изооктану в диапазоне температур 200—600 К:
112
2.0
Рис. 3.27. Влияние температуры на скорость горения согласно
данным [ 118], [ 207]
Su = 0,l+ 3-W6 Т2 . (3.24)
При 300 К эта зависимость дает 0,37 м/с - значение, близкое к принято-
му в настоящее время значению для метана, но несколько меньшее,
чем для пропана 0,42 м/с. При температуре свыше 800 К смеси газо-
образных горючих веществ с воздухом претерпевают медленные окисле-
ние и пиролиз (реакции до образования пламени), при этом изменяется
химический состав смеси. При этих условиях измеренная скорость го-
рения будет меньше, чем значение, основанное на экстраполяции зна-
чений этой величины при более низких температурах [выражение (24)
или рис. 3.27]. При достаточно высокой температуре, горячая смесь
может вспыхнуть спонтанно (см. рис. 3.4). Некоторые данные о темпе
ратурах самовоспламенения для стехиометрических смесей приведены
в табл. 6.3, а само это явление обсуждается в разд. 6.1.
3.5.3. Влияние давления
Между скоростью горения и давлением нет простой зависимости.
В работе [230] принималось, что нормальная скорость Su пропорцио-
нальна р11, где р — давление, а п можно определить для концентрации
ряда газов и кислорода по методу сферической бомбы, который был
описан выше. В этой работе было установлено, что п сильно зависит от
Su, причем обращается в нуль для скоростей горения в диапазоне 0,45—
1 м/с (см. рис. 3.28). При Su < 0,45 м/с п < 0, при Su > 1 м/с п > 0.
Таким образом, Su для метано-воздушных смесей будет уменьшаться
с ростом давления, в то время как для метано-кислородных смесей бу-
дет увеличиваться с ростом давления. Заметим, однако, что это влияние
S 17fi
113
СКОРОСТЬ ГОРЕНИЯ, м/с
незначительно. При удвоении давления стехиометрической метано-
кислородной смеси произойдет увеличение скорости горения всего лишь
в 1,07 раза.
3.5.4. Влияние флегматизаторов и ингибиторов
Горючую смесь можно превратить в негорючую путем добавления
соответствующих веществ, используемых в качестве отрицательных ка-
тализаторов. Добавки таких флегматизаторов, как азот и диоксид угле-
рода, действуют в качестве инертных разбавителей, увеличивая теплоем-
кость смеси (на единицу массы горючего) и тем самым уменьшая темпе-
ратуру воспламенения, доводя ее в конечном итоге до уровня ниже пре-
дельного значения, когда распространение пламени станет невозможным
(разд. 3.1.4). Это иллюстрируется рис. 3.29, а, где показано, как добав-
ление азота к стехиометрическим метано-воздушным смесям влияет
на изменение температуры воспламенения, определенной с помощью
измерения инфракрасного излучения [168]. Предельная температура
горения (1500-1600 К) соответствует объемному содержанию азота
на уровне 35—38 %, что согласуется со значениями, которые были вы-
числены на основе того, что нижний предел воспламенения определяется
критической предельной температурой этого значения.
Однако, если химические ингибиторы будут присутствовать в све-
жей паровоздушной смеси, то произойдет значительное уменьшение
скорости горения без соответствующего уменьшения температуры
воспламенения. В этом отношении особенно эффективны галогеносо-
держащие вещества. Например, в работе [259] было установлено, что
добавление двух процентов метилбромида к стехиометрической смеси
этилена и воздуха снизило скорость горения Su с 0,66 до 0,25 м/с.
Эти вещества оказывают свое влияние путем обрыва окислительных
114
a
6
Рис. 3.29. Измеренная температура горения предварительно перемешанной
смеси во время взрыва сферических бомб диаметром 3,7 м, в которые были
помещены стехиометрические метано-воздушные смеси с добавлением
а - азота и б - CF3Br [167] 1 - инертная концентрация N3; 2 - инертная
концентрация CF3Br
цепных реакций, вступая в реакцию с носителями цепей (это особенно
относится к атомам водорода) и заменяя их относительно инертными
атомами или радикалами. Как и разветвленная реакция О2 + Н = 0' +
+ ОН', главным образом, ответственная за поддержание высокой ско-
рости реакции (разд. 1.2.2), всякое уменьшение концентрации атомов
водорода будет иметь существенное влияние на суммарную скорость
реакции. Сопровождающие этот процесс изменения теплоемкости отно-
сительно незначительны, таким образом, происходит относительно сла-
бое снижение температуры горения. Это показано на рис. 3.29, б, где
температура горения изображена в функции концентрации хладона
1301 (бромтрифторметан); четырехпроцентной добавки хладона 1301
достаточно для превращения стехиометрической метано-воздушной
смеси в негорючую смесь, хотя температура горения на пределе остается
еще достаточно высокой (> 1800К). Однако относительно интерпре-
тации этих данных имеются некоторые расхождения. В экспериментах,
описанных в работе [168], искровое зажигание газообразной смеси
проводилось внутри сферической бомбы диаметром 3,66 м. Есть осно-
115
ОБЪЕМНАЯ ДОЛЯ ХЛАДОНА 1211
Рис. 3.30. Огибающая вос-
пламеняемости при добав-
лении CFjBrCl стехиометри-
ческой п-гексан-воздушной
смеси [ 182]
вание для предположения, что хладон весьма эффективен при подавле-
нии зажигания, осуществляемого малой искрой; когда же используется
более мощный источник зажигания, такой, например, как пламя, то в
таком случае нужны более высокие концентрации для подавления
распространения пламени. Как утверждается в работе [168],необходимо
добавление 8 % хладона 1301 для того, чтобы флегматизировать стехио-
метрическую метано-воздушную смесь при этих условиях. Если это
верно, то следует предположить, что химическое подавление может
быть менее важно, чем считается в настоящее время (по крайней мере,
это касается CF3Br).
Авторы [352] использовали влияние ингибиторов на Su в качестве
средства оценки относительной эффективности ряда таких веществ.
Тем не менее нормальной является практика по определению влияния
ингибитора на пределы воспраменения соответствующих газов и паров.
Пиковое значение концентрации определяется из диаграммы воспламе-
нения такого типа, что показаны на рис. 3.12 и 3.30. Определенные таким
образом концентрации относят к минимальным концентрациям данного
агента, который сможет превратить большинство способных к химичес-
кой реакции паровоздушных смесей в негорючие смеси. Некоторые ти-
пичные значения этих концентраций приведены в табл. 3.2.
Таблица 3.2. Пиковые концентрации различных хладонов
в n-гексано-воздушных смесях [182]
Номер хладона Наименование । Формула *1 Точка кипения, | °C Пиковая кон- центрация, %
1211 BCF CFjCIBr - 4 8,1
1301 ВТМ CF.Br -57,6 8,0
1202 DDM CF.Br, 24,4 5,4
2402 DTF. С2 Е4 Вг2 47,5 5,2
116
3.5.5. Влияние турбулентности
Турбулентность в свежем газе увеличивает скорость, с которой
пламя будет распространяться по смеси, и хотя это имеет существенное
значение с точки зрения взрывоопасности газа, учесть это влияние коли-
чественно трудно. В работе [102] приведено соотношение между ско-
ростью горения при турбулентном режиме и числом Рейнольдса свежей
смеси для течений в конкретной трубе и канале [331]. Механизм, с
помощью которого можно объяснить происходящее явление, сводится
к следующему. Происходит увеличение КПД транспортных процессов
(теплоотвод и массоперенос) в результате перемешивания на фронте
пламени. Поскольку эти факторы регулируют скорости распространения
пламени (разд. 2.2), то скорость горения в турбулентных смесях будет
больше.
Это также означает, что турбулентность увеличит силу взрывов
газов. В замкнутом пространстве с множеством внутренних преград, или
в пространстве, разделенном на ряд отсеков, которые соединены откры-
тыми дверями, проемами и т. д., взрыв газовоздушных смесей создаст
собственную турбулентность по мере того, как сгоревший газ, находя-
щийся позади фронта пламени, толкает свежую смесь сквозь проемы и
находящуюся за преградами (рис. 3.31). Таким образом, может произой-
ти быстрое и непредсказуемое нарастание давления, что затрудняет про-
ектирование адекватной противовзрывной системы [164]. В трубах
и каналах достаточной длины (см. рис. 3.21) образование турбулентного
течения в трубе, которое наступает после зажигания на замкнутом
конце, может создать достаточно высокое ускорение пламени, вызыва-
ющее детонацию. Иными словами, ударная волна сливается с волной
горения, распространяясь со сверхзвуковой скоростью. Это явление
может произойти лишь в смесях, концентрации газов которых нахо-
дятся в пределах детонационной способности. Показатель этот аналоги-
чен показателю воспламенения, и для горючих газов и паров он нахо-
дится в пределах воспламенения [231]. Для труб и каналов можно
указать минимальную длину ’’разгона”, при которой может развиться
Рис. 3.31. Развитие взрыва в многосекционной емкости, показы-
вающее как впереди фронта пламени образуется турбулентность.
Зажигание осуществляется в точке, помеченной звездочкой
1 - горящий газ; 2 - свежий газ
117
детонация [166]. Для алканов эта длина может достигать порядка 60
диаметров, но для более реакционноспособных газов таких, как этилен
и водород, эта длина значительно меньше. Всякого рода изгибы и пре-
пятствия уменьшают длину разгона безотносительно природы газа,
участвующего в рассматриваемом процессе, по мере того, как созда-
ется разгон пламени. Это явление до некоторой степени подробно изу-
чено [332].
Механизм, благодаря которому зажигание крупного облака газа
или пара в открытой емкости приводит к ускорению пламени и повы-
шению давления, еще не получило достаточного обоснования. Описы-
ваемые критические явления обычно относят к взрывам неограниченных
облаков пара. [152], [370], хотя, по-видимому, для возникания уско-
рения пламени необходимо наличие определенной степени прегражде-
ния течению смеси. Предполагается, что такие облака при определенных
условиях могут детонировать, но это не доказано. Рассмотренные крити-
ческие явления необходимо отличать от взрывов в результате расшире-
ния паров легкокипящей жидкости, при которых получает выход горю-
чий материал вслед за мощным разрывом сосуда, находящегося под
большим давлением и который длительное время подвергался дейст-
вию огня [3101.
Глава 4
ДИФФУЗИОННЫЕ ПЛАМЕНА И ФАКЕЛЫ
Для диффузионного пламени характерно первоначальное разделение
горючего и окислителя (воздуха) и горение возникает в зоне, где газы
перемешиваются. Классическое диффузионное пламя можно продемон-
стрировать с помощью простейшей горелки Бунзена (см. рис. 3.13, а)
при закрытом отверстии, через которое идет подача воздуха. Поток го-
рючего, испускаемый из трубки горелки, перемешивается с воздухом
за счет уноса и диффузии, и при подводе источника зажигания эта смесь
будет гореть независимо от того, будут ли концентрации горючего и
кислорода находиться внутри соответствующих (высоких температур)
пределов воспламенения или нет (разд. 3.1.3). Появление пламени будет
зависеть от характера горючего и скорости струи горючего относительно
окружающего воздуха. При этом водород горит почти невидимым
пламенем, в то время углеводородные газы горят при характерном
желтом свечении, которое исходит из массы несветящихся углеродистых
частиц, образующихся в пламени (разд. 3.4.3). Ламинарные режимы
пламен устанавливаются при низких скоростях потока. Тщательное
наблюдение показывает, что непосредственно над устьем горелки пла-
мя — голубое, аналогичное по виду пламени предварительно переме-
шанной смеси. Существование этой зоны объясняется тем, что в окрест-
ности устья горелки может происходить некоторое перемешивание
118
(разд. 3.3). При больших скоростях истечения пламя станет турбулент-
ным (разд. 4.2), когда устойчивость пламени вблизи устья горелки
будет утрачена из-за избытка подсоса воздуха из основания пламени,
произойдет отрыв пламени. Режимы двух этих типов пламени, которые
часто называют кинетическими струйными пламенами, определяются
главным образом импульсом паров горючего.
В противоположность описанным пламенам, режим пламен, связан-
ный с горением конденсированного горючего (т. е. твердого и жидко-
го горючих), определяется, главным образом, подъемной силой, ис-
пульсом отрывающихся от поверхности частиц. Сама поверхность не иг-
рает сколько-нибудь существенной роли. Если диаметр очага горючего
будет менее 0,05 м, то пламя будет ламинарным. Степень его турбулиза-
ции начинает нарастать по мере увеличения диаметра очага. Когда диа-
метр очага превысит 0,3 м, будут наблюдаться диффузионные пламена
при полностью развитой турбулентности (разд. 5.1.3).
4.1. ЛАМИНАРНЫЕ СТРУЙНЫЕ ПЛАМЕНА
При поступлении струи газа в атмосферу воздуха в результате дей-
ствия сил трения, возникающих между струей и окружающим воздухом,
происходит унос последнего (см. разд. 4.3.1). В результате пламя будет
ламинарным при условии, что число Рейнольдса в основании струи
будет < 2000. Однако силы трения вызывают неустойчивость в потоке га-
за, которая и приводит к возникновению мерцания пламени [142]. Для
диффузионных пламен углеводородных газов на горелке Бунзена часто-
та мерцания составляет порядка 10—15 Гц. Это явление можно факти-
чески устранить, если заставить окружающий воздух двигаться параллель-
но с той же линейной скоростью, с какой движется газовая струя. Авто-
ры классического исследования [85] ламинарных диффузионных пла-
мен выбрали для работы именно такое устройство. Они поместили труб-
ку горелки в концентрический цилиндр, по которому прогонялся воздух.
Меняя относительные диаметры труб, они могли организовывать режи-
мы ’’перевентилируемых” и ’’недовентилируемых” пламен, как это
показано на рис. 4.1. На основании этих исследований было подтвержде-
но, что горение происходит в зоне смешения горючего и воздуха, и вы-
сказано предположение, что структуру пламени можно анализировать
на основе допущения о том, что скорость горения регулируется скорее
скоростью перемешивания, нежели химической кинетикой.
Скорость диффузии одного газа в другой может быть описана зако-
ном Фика для одномерных течений
m'i'—Di *£i- , (4.1)
dx
где m'j и Cj - расходи концентрация i-x веществ соответственно, a Dj - коэффи-
циент диффузии для i-x веществ в данной газовой смеси.
Эта закономерность аналогична закону теплопроводности Фурье,
который определяет, что тепловой поток пропорционален температур-
ному градиенту q" = - k(dT/dx); здесь же расход масс пропорциона-
119
2 2
а б
Рис. 4.1. Исследование [85] по обра-
зованию диффузионных пламен
а - режим "перевентилированных”
пламен; б - режим "недовентилиро-
ванных’’ пламен
лен градиенту концентрации. При рассмотрении пространственного не-
установившегося массообмена необходимо решить следующее урав-
нение:
V2Cj = ——— (——Ц , (4.2)
Dj at
которое можно сравнить с уравнением (2.16). Как и в случае задач теп-
лопроводности, решение этого основного уравнения в частных производ-
ных упрощается, если удается свести задачу к одномерной постановке.
Для диффузионных пламен, показанных на рис. 4.1, это можно сделать,
так как процесс может быть описан в цилиндрических координатах, т. е.
= D гЛ2^ >1 + J_ (4.3)
at а г2 г а г
где С (г , у) - концентрация, зависящая от расстояния по радиусу от оси симметрии
г и высоты над устьем горелки у (индекс i для удобства записи опущен).
Обычно эту формулу применяют для бесконечного цилиндра, в ко-
тором отсутствует диффузия, параллельная оси, но в данном случае мы
имеем дело с плавающей системой, в которой время может быть выра-
жено через некое переменное по вертикали расстояние у и некоторую
известную скорость и.
120
ГОРЮЧЕЕ
Рис. 4.2. Профили концентрации горючего в струе, истекающей в неподвижную
атмосферу [207]
Таким образом t = y/u. Тогда уравнение (4.3) можно переписать
следующим образом:
u ЭС(г, у)_ = D( _^C(г, у)_ + _£ _ЭС(г, у)^ (4 4)
Эу Эг г Эг
При решении этого уравнения получим концентрацию (например,
горючего или воздуха) как функцию высоты и расстояния по радиусу
от оси горелки (см. рис. 4.2). (Будет происходить осевая диффузия,
но ею в приближенной модели пренебрегают.) Авторы [85] предполага-
ли, что форма пламени определяется огибающей, которая соответствует
зависимости С (г, у) = Cstoicbnie Cstoich ~ стехиометрическая концен-
трация горючего в воздухе, но для того чтобы получить решение выше
приведенного уравнения,необходимы следующие допущения:
1) зона реакции (т. е., где С (г, у) = Cstoich является бесконечно
тонкой;
2) скорость горения определяется скоростью диффузии;
3) коэффициент диффузии не меняется.
Допущения 1 и 2 эквивалентны по своей значимости и в сочетании
с основным допущением относительно формы пламени означают, что
реакция фактически проходит мгновенно, всякий раз, когда концентра-
ция является стехиометрической. Вообще говоря, это является сильным
упрощением, так как реакция происходит всякий раз, когда смесь на-
ходится в пределах, которые расширяются при высоких температурах,
реализуемых в пламенах (см. рис. 3.4). Кроме того, коэффициенты диф-
фузии меняются в широких пределах как при изменении температуры,
121
s
s
Рис. 4.3. Формы (2) ”пе-
ревентилированного” и
(2) ’’недовентилированно-
го” диффузионных пламен
в соответствии с урав-
нением (4.4) при С (г,
У) = Cstoich [ 851
так и при изменении состава газовой смеси. И тем не менее полученное
аналитическое решение уравнения (4.4) вполне соответствует формам
обеих пламен: ’’перевентилируемого” и ’’недовентилируемого”, как это
показано на рис. 4.3, тем самым подтверждая правомерность одномер-
ной модели.
Более простая модель была разработана в работе [205]. В этой работе
вершина диффузионного пламени определялась как точка на оси пламе-
ни (г = 0), в которой впервые обнаруживается воздух (у =1 на рис. 4.4).
Автор [205] воспользовался уравнением диффузии Эйнштейна, х2 =
= 2Dt (где х - среднее расстояние, пройденное молекулой за время t)
для установления (среднего) времени, которое необходимо молекуле
из воздуха продиффундировать от устья горелки до ее оси, т. е. t =
= R2/2D, где R - радиус выходного отверстия горелки. Рассмотрев си-
стему концентрической горелки, предложенной авторами [205], в
которой воздух и горючее движутся параллельно со скоростью (или
скорость воздуха чуть больше) (см. рис. 4.1, а), получим, что за время
t газы пройдут расстояние ut. Таким образом, высота пламени I, соглас-
но приведенному выше определению, будет
L = uR2/(2D), (4.5)
которую можно выразить через объемную скорость потока V = ttR2u,
2ttD
(4-6)
В соответствии с этим уравнением высота пламени будет пропорцио-
нальна объемной скорости истечения и не зависит от радиуса горелки.
Однако .в действительности высота ламинарного пламени пропорцио-
нально V0’5. Получающаяся из уравнения (4.6) обратная зависимость
122
Рис. 4.4. Модель диффузионного пламени [ 205]
1 - воздух; 2 - горючее
от коэффициента диффузии,строго говоря,не наблюдается. Но это об-
стоятельство не является неожиданным, так как D значительно меня-
ется с температурой и составом смеси. Кроме того, предполагается, что
изменение стехиометрического показателя скажется на высоте пламени,
но это обстоятельство не учитывается в модели, представленной в рабо-
те [205].
Ограниченный успех этих простых моделей диффузии означает, что
выделенные допущения в основном корректны. Эти допущения могут
быть выражены в иной форме, если обозначить вершину пламени с по-
мощью высоты, при которой происходит полное горение; полнота го-
рения соответствует достаточному объему воздуха, прорвавшемуся
через струйную границу за интервал времени t = l/u, для обеспечения
сгорания всего топлива, поступающего через выходное отверстие го-
релки за тот же период времени. Как будет показано ниже (разд. 4.3.2),
несмотря на некоторую конструктивность такой концепции, она явля-
ется сильным упрощением происходящих явлений.
Модель ламинарных струйных пламен не может считаться приемле-
мой при изучении подробной структуры диффузионного пламени. В
работе [142] был разработан метод генерирования плоских диффузион-
ных пламен с помощью горелки, состоящей из двух смежных прорезей,
через одну из которых поступает горючее, а через другую окислитель
123
ппш
тппп
б
Рис. 4.5. Горелка для генерирования плоских диффузионных пламен
(а) [ 142] установка генерирования диффузионного пламени с помощью
встречных потоков (б) [ 142]
1 - газообразное горючее; 2 - направление наблюдения 3 - воздух;
4 - водяное охлаждение; 5 - стеклянные шарики; 6 - пламя; 7 - го-
рючее
(рис. 4.5, а). При условии, что параллельно основному потоку действу-
ет поток азота, окружающий горелку, эта установка позволяет получить
устойчивое, вертикальное плоское пламя, на котором можно проводить
различные измерения по обе стороны зоны горения. С помощью этой
установки была получена ценная информация по пространственному
распределению концентраций промежуточных продуктов сгорания (в
том числе свободных радикалов), которая привела к лучшему понима-
нию химических процессов, происходящих в пламени. Такого рода
работа позволила разобраться в механизме образования дыма (или са-
жи) в диффузионных пламенах [214]. Однако, как и при струйных пла-
менах, такого типа плоское пламя подвержено влиянию устья горелки.
Этого можно избежать с помощью горелки по генерированию диффузи-
онного пламени, в которой создается встречный поток. В такой установ-
ке плоское пламя стабилизируется в застойном слое, где происходит
слияние двух диаметрально противоположных потоков горючего и
124
окислителя (рис. 4.5, б) [214]. Эта система была широко использована
для анализа устойчивости и угасания диффузионных пламен газообраз-
ных и твердых горючих веществ [434].
4.2. ТУРБУЛЕНТНЫЕ СТРУЙНЫЕ ПЛАМЕНА
В предыдущем разделе указывалось, что высота струйного пламени
пропорциональна примерно корню квадратному из объемной скорости
истечения горючего, но это правомерно только при ламинарном режиме
горения. При скоростях струи выше определенного уровня начинается
турбулентный режим горения, причем первоначально в вершине пламени.
Высота пламени уменьшается с увеличением скорости истечения и оста-
ется, грубо говоря, постоянной для полностью развитого турбулентного
пламени (рис. 4.6). Как показывают наблюдения, переход от ламинар-
ного к турбулентному пламени происходит при значении числа Рейнольд-
са у горелки значительно большего 2000 [191]. По этому местному
числу Рейнольдса (Re = ux/p) внутри пламени и определяется начало
турбулентного режима горения. Число Re значительно уменьшается с
ростом температуры из-за изменения кинематической вязкости р . Турбу-
лентность сначала появляется в вершине пламени, постепенно распро-
страняясь вниз к соплу формунки по мере увеличения скорости исте-
чения, не достигая сопла (см. рис. 4.6). Уменьшение высоты пламени от
максимального значения внутри ламинарной области до постоянного
уровня для режима полностью развитой турбулентности можно объяс-
нить с помощью увеличения захвата масс воздуха при вихревом пере-
мешивании, что в итоге приводит к более интенсивному горению.
X
X
ш
S
<
q
с
<
н
о
о
ш
СКОРОСТЬ ИСТЕЧЕНИЯ
ч
Рис. 4.6. Изменение высоты импульсных струйных пламен от
скорости истечения из горелки, где можно видеть переход от
ламинарного режима горения к турбулентному [191]
1 - ламинарные диффузионные пламена; 2 - переходный ре-
жим горения; 3 - полностью развитые турбулентные пламена;
4 - огибающая высоту пламени; 5 - огибающая точек перехода
режима горения
125
В работе [165] теоретически было выведено следующее выражение,
которое связывает высоту турбулентного пламени 1у с диаметром струи
горелки dj, температурой пламени Тр (табл. 4.1) , начальной температу-
рой Tj(T) и средними значениями относительных молекулярных масс
воздуха Majr и горючего Mf, составляющих смесь, исходящую из го-
релки:
Jj_ = _5А [_ ТЕ_ (Cf + 0 _ Cf _Ма1г_ч i i ii
dj Cf mTi Mf
(4-7)
где m - отношение числа молей реагентов к числу молей продукта для стехиомет-
рической смеси, aCf= (1+ц)/(1+г), где г - стехиометрическое соотношение
воздуха и горючего; г j - начальное значение соотношения воздуха и горючего с
учетом того обстоятельства, что в начальной смеси горючего содержится воздух.
Таблица 4.1, Температура пламен [ 231]
Горючее Концентрация горючего в воздухе, % Температура1 пламени, °C
Водород 31,6 2045
Метан 10 1875
Этан 5,8 1895
Пропан 4,2 1925
Бутан 3,2 1895
Этилен 7 1975
Пропилен 4,5 1935
Ацетилен 9 2325
1 Определены с помощью так называемого обратного метода D - линий натрия
[142].
Эта формула относится к полностью развитому турбулентному ре-
жиму импульсного струйного пламени, при рассмотрении которого
эффектами подъемной силы пренебрегают. Результаты расчета по этой
формуле хорошо согласуются с измерениями, проведенными на турбу-
лентных пламенах для целого ряда газов [231]. Высота пламени линейно
зависит от диаметра горелки, но не зависит от объемной скорости исте-
чения. Поскольку в турбулентных пламенах горение идет более интен-
сивно по сравнению с горением в ламинарных диффузионных пламенах,
то излучательная способность турбулентных пламен будет ниже, что
обусловлено меньшим выходом углеродистых частиц. Этот эффект мо-
жет оказаться незначительным, но подсчитано, что если для ламинарного
диффузионного пламени углеводорода теплопотери при горении за счет
излучения составляет 25—30 %, то для турбулентного пламени эта цифра
составляет лишь 20 % [252], [253].
4.3. ПЛАМЕНА ЕСТЕСТВЕННЫХ ПОЖАРОВ
В отличие от импульсных струй движение горючих газов вверх при
естественных пожарах создается полностью за счет подъемной силы.
Скорость истечения паров горючего в пламя над конденсированным
горючим в общем случае слишком незначительна, чтобы иметь какое-
126
>100™
ri<O.Of d*0.03 4=0.1
2 3 4 5
Рис. 4.7. Классификация естественных диффузионных пламен по
структурному признаку
1, 4, 5 - бесструктурные пламена; 2, 3 - структурные пламена
[98]. Заштрихованные области означают ядра, обогащенные го-
рючим
либо ощутимое влияние на поведение пламени. Вследствие этого струк-
тура пламени не столь высоко упорядочена, как это имеет место для ла-
минарного струйного пламени (см. рис. 4.1), хотя в работе [98] ука-
зывается, что над поверхностью очагов горения диаметром от 0,03 до
0,3 м существует значительное богатое горючим ядро. Пламена естествен-
ных пожаров в этой работе делятся на группы по структурному призна-
ку, как это показано на рис. 4.7. С помощью пористых горелок, моде-
лирующих очаги газообразных горючих, был проведен ряд исследова-
ний по таким пламенам [92], [96], [97], [238], [450], [451]. У такой
системы есть преимущество над пожарами, связанными с горючими
твердыми материалами и жидкостями, которое заключается в том, что
скорость истечения является независимой переменной величиной, и
пламя в целях эксперимента может поддерживаться сколь угодно долго.
В работе [238] было показано, что огненный факел над 30-сантцметровой
плоской горелкой сводится к трем четким режимам (рис. 4.8), а
именно:
1) ближнее поле над поверхностью горения, где поддерживается
устойчивое пламя и ускоряющийся поток горящих газов (зона пла-
мени) ;
2) область, где имеется прерывистое воспламенение и почти посто-
янная скорость потока (прерывистая зона);
3) факел, формируемый восходящими потоками, характеризую-
щийся уменьшающейся скоростью и температурой по высоте. Несмотря
на неразделимость этих режимов в факеле, целесообразно сначала рас-
смотреть факел, формируемый восходящими потоками, так как его
свойства относятся к ряду других аспектов пожарной техники, вклю-
127
Рис. 4.8 Схематическая диаграмма,
представляющая три режима пламени
пожара (а) [ 238]; изменение направ-
ленной вертикально вверх скорости
(V) в зависимости от высоты (z)
над поверхностью горения,.изображен-
ной в виде функции V/Q1 ,s = f(z/
/Q1'5) (tf) (табл. 4.2)
VlQ4i М/(С • кВт
Z/Q2/s, M • кВт2/ 5
б
128
чая обнаружение пожара (разд. 4.4.2), движение дыма, а также вопросы
пожаротушения (разд. 11.2 и Н.З).
4.3.1. Факел, формируемый восходящими потоками
В связи с естественной конвекцией в разд. 2.3 было введено понятие
подъемной силы. Если создается перепад плотностей двух соседних масс
жидкости вследствие градиента температур, то в таком случае менее
плотная жидкость под действие подъемной силы должна всплыть над
остальной жидкостью. Подъемная сила (на единицу объема) определя-
ется по формуле g(p<» — р) , где g — ускорение свободного падения. В
жидкости эта сила наталкивается на противодействие силы вязкого
сопротивления. Односительное значение вязких сил выражается числом
Грасгофа [соотношение (2.41)]. Понятие факел, формируемый восхо-
дящими потоками, используется для описания конвективного восхо-
дящего потока над источником тепла. Структура этого факела опреде-
ляется его взаимодействием с окружающей жидкостью. Из интуитивных
соображений можно предположить, что температура внутри факела за-
висит от мощности источника (т. е. от интенсивности тепловыделения)
и от высоты над источником; это предположение может быть подкреп-
лено теоретическим расчетом.
Математическая модель простого факела, формируемого восходя-
щими потоками, основана на точечном источнике, который показан
на рис. 4.9, а [171], [268], [403], [435], [445]. Идеальный факел при
бесконечной атмосфере был бы осесимметричным и простирался бы
Рис. 4.9. Факел, формируемый восходящими потоками из
а - точечного источника; б - реального источника, при котором
потоки, как показано, взаимодействуют с потолком; 1 - захват
масс окружающего воздуха; 2 - источник; 3 - воображаемый
точечный источник
!• 176
129
вертикально до высоты, где подъемная сила становилась бы слишком
слабой для преодоления сил вязкого сопротивления. Практически это
может произойти на относительно малых высотах в ограниченных поме-
щениях при наличии теплого воздуха, скопившегося под потолком.
(Популярным примером может служить расслоение дыма сигареты в
теплой комнате при условиях неподвижного окружающего воздуха:
аналогичное явление может служить помехой при работе дымовых
пожарных сигнализаторов ионизационного типа). Охлаждение факела
происходит вследствие разбавления окружающим воздухом, который
проникает через границы факела. Уменьшение температуры с высотой
сопровождается расширением факела и уменьшением скорости восхо-
дящего потока. Структуру факела можно рассчитать теоретически пу-
тем рассмотрения уравнений сохранения масс, импульса и энергии. При
подробном решении этой задачи строится гауссово распределение тем-
пературы и скорости восходящего потока по горизонтальным сечениям
факела в зависимости от высоты. Здесь же будет рассмотрен более упро-
щенный подход. В работе [171] показано, как, начиная с соотношений,
выведенных на основании уравнений сохранения, можно применить
элементарный безразмерный анализ для получения функциональных
соотношений между температурой и скоростью восходящего потока, с
одной стороны, и мощностью источника и высоты, с другой стороны.
Исходя из сохранения импульса для осесимметричного факела (радиуса
b на высоте z над точечным'источником) в атмосфере бесконечной
толщины (плотностью Доо), пренебрегая вязкими силами, при малых
температурных перепадах можно написать следующее дифференциальное
пропорциональное соотношение:
--d-(pou?b2) ag(p0 “poo)b2 , (4.8)
dz
где u,, и p0 - вертикальная скорость восходящего потока и плотность на оси факе-
ла на высоте г.
Аналогично, исходя из закона сохранения масс, можно написать
--- (pouob2) ~ дрЬ ди0Ь , (4.9)
dz
где увеличение массового расхода по высоте обусловлено прорывом
воздуха сквозь границы факела. Скорость захвата воздушных масс при
этом прорыве (г) принимается прямо пропорциональной и0, т. е. р =
= а'и0, где а! - коэффициент захвата. Как было подсчитано в работе
[268], этот коэффициент равен примерно 0,09 для условий спокойного
воздуха. При ветре и любом другом движении воздуха произойдет от-
клонение факела и резкое увеличение коэффициента захвата (см.
разд. 4.3.4).
Наконец уравнение сохранения энергии может быть представлено
следующим образом:
cpPoUob2ATo ~ QConv > (4-Ю)
130
где ДТ0 - превышение темцературы по сравнению с температурой окружающей
среды на оси на высоте z, a Qconv - конвективное тепловыделение из источника,
т. е. мощность источника.
Тепловыми потерями факела (т. е. излучением) пренебрегают.
Автор работ [171], [172] принимал, что переменные b и ДТ0 прямо
пропорциональны неким степеням высоты, т. е.
b ~ zS ; u0 ~ zm и ДТ0 ~ zn . (4.11)
Подставляя соотношение (4.11) в (4.8), (4.9) и (4.10) и разрешая
полученные уравнения относительно s, m и п, получим:
b~z; (4.12)
ио-А1'3^/-1'3 ; (4.13)
ДТ0 ~ (A2 '3Too/g)Q20'3vz-s '3 , (4.14)
где А = g/cpT„p«, и Т„ - температура воздуха окружающей среды.
Но так как этот вывод относится к факелу, исходящему из точеч-
ного источника, необходимо внести поправку на реальные источники.
Это делается с помощью введения воображаемого источника (рис. 4.9,
б), расположение которого выбирается таким образом, чтобы факел,
исходящий из этой точки, имел те же характеристики захвата воздуха,
что и реальный факел. Высота факела считается затем от воображае-
мого источника, которая для реального* пожара будет приблизительно
z0 =1,5 Af/2 ниже слоя горючего материала площадью Af, м2. Эта фор-
мула основана на допущении, что факел распространяется под углом
а ~ 15° от вертикали [268], [403]. Однако при крупных пожарах не-
обходимо внести дополнительную поправку.
В работе [444] сообщается, что Кутом было предложено следующее
выражение:
zo = (1,3 - 0,003Qb') (4Af/Tr)1,2 ,
где Q- - конвективное тепловыделение с единицы площади горючего материала.
Следовательно, для Qc = 44 кВт/м2 воображаемый источник ока-
жется на поверхности горючего. Более подробно этот вопрос рассмотрен
в работе [176].
Пропорциональные соотношения, описываемые формулами (4.12) —
(4.14), согласуются с зависимостями, которые были получены при
более фундаментальном подходе [268], а также с формулами, которые
были выведены эмпирически в работе [238] на основании детальных
измерений распределения температур и скорости в факеле, сформиро-
ванным восходящими потоками над экспериментальным очагом пожара
метана (разд. 4.3.2 ) (см. рис. 4.8, б и рис. 4.17). Пропорциальные со-
отношения послужили основой для правил моделирования, которые
можно применить для корреляции данных и сопоставления явлений
при условиях, когда рассматриваемые процессы подобны (см.
131
разд. 4.4.4). В качестве простейшего примера рассмотрим поле темпера-
тур на высоте. Hi непосредственно над источником конвективного теп-
ловыделения Qj. Та же температура будет и на высоте Н2 осевой линии
факела, формируемого восходящими потоками, которые исходят из
аналогичного точечного источника тепловыделения Q2 при условии, что
Ch =Q!(~L)5'2 , (4.15)
Hi
где Н; и Hj относятся к высотам над соответствующими воображаемыми источ-
никами (рис. 4.9, ff).
Таким образом, произведение Qconvz”S/3 в выражении (4.14)
(z = Н') будет постоянным. Конкретные примеры применения анализа
такого рода даны в разд. 4.3.3 и 4.4.3. В принципе подобное соотношение
должно выполняться для концентраций частиц дыма. В работе [171]
приводится следующее выражение:
Со ~ A-’^mQ^z-5'3 , (4.16)
где Со - концентрация продуктов сгорания на осевой линии, ат- массовая ско-
рость выгорания.
Поскольку Qconv ~ m для данного горючего, то выражение (4.16)
можно переписать в виде
Со ~A-l/3Q30,3nvz-5/3. (4.17)
Этим выражением определяется концентрация дыма, соответствующая
приращению температуры ДТ [ср. выражения (4.14) и (4.17)], т. е. если
член QcopvH 5/3 остается одинаковым, то и концентрация частиц дыма
будет той же (для заданного очага). Это обстоятельство имеет прямое
отношение к работе дымовых пожарных сигнализаторов ионизационно-
го типа при геометрически подобных расположениях на различных вы-
сотах.
4.3.2. Пламена пожара
Ранее было кратко рассмотрено разбиение пламени пожара на три
области. Пламя существует в ближней области и в зоне прерывистого
пламени, хотя постоянство пламени обеспечивается лишь в первой об-
ласти. Это обстоятельство иллюстрируется результатами работы [92],
где режимы горения даны в виде изолиний одинаковой интенсивности
горения по диффузионному пламени метана над пористой горелкой
квадратного сечения 0,3*0,3 м. Авторы работы [92] с помощью элек-
тростатического датчика определяли интервал времени, в течение ко-
торого пламя находилось в различных зонах пламени пожара, и устано-
вили, что наиболее интенсивное горение (определенное как горение
при наличии пламени в течение более половины времени наблюдения)
имеет место в нижней области, особенно около устья горелки
(рис. 4.10). (Нижняя вероятность, зарегистрированная непосредственно
132
ОТ ОСИ ПЛАМЕНИ, М
Рис. 4.10. Интенсивность горения внутри диффузионного пламени, формируемого
восходящими потоками. Приведены кривые вероятности, которые можно со-
поставить с типичной мгновенной фотографией пламени, подымающегося над
квадратной (0,3x0,3 м) пористой горелкой при Ос = 47 кВт. Видимая высота пла-
мени h = 1- 1,2 м [ 92]
1 - цифры, нанесенные на кривые, равны, вероятности в %; 2 - изображение в
крупном масштабе
над центром горелки, является характерным показателем ’’структурных
пламен” Корлетта (см. рис. 4.7) [98].
Визуальные оценки, сделанные по фотоснимку, средней высоты пла-
мени на 10—15 % больше расстояний по вертикали вдоль оси до точки,
где вероятность прерывистого пламени составляет 50% [450], [451].
133
Движение прерывистых (осциллирующих) пламен занимает значитель-
ную часть пламени пожара (рис. 4.11). Это движение носит четко выра-
женный регулярный характер, причем частота этого явления уменьша-
ется по мере увеличения площади горящей поверхности. Это явление
иллюстрируется на рис. 4.12 применительно к горению спирта [303],
хотя наблюдаемое соотношение, по-видимому, носит более общий харак-
тер. Таким образом, газовая горелка квадратного сечения (0,3x0,3 м),
использованная в работах [92] и [303], генерировала пламена с часто-
той 3 Гц аналогично тому, что наблюдалось при экспериментах, опи-
санных в работе [333] для пламени бензиновой горелки с диаметром
устья 0,3 м. Осцилляции образуются из-за неустойчивых явлений на
пограничном слое между языком пламени пожара и окружающим возду-
хом. Эти неустойчивые явления создают возмущения, самое наиболь-
шее из которых принимает форму осесимметричных вихреобразных
структур (рис. 4.13). В работах [450], [451] предполагалось, что эти
явления играют существенную роль при определении интенсивности во-
влечения воздушных масс в пламя. Наблюдаемые осцилляции являются
следствием восходящих через пламя пожара потоков указанной струк-
туры и сгорающих в нем. Сгорающие потоки обозначают верхнюю грани-
цу следующей вихревой структуры, которая превращается в новый язык
пламени. Такое явление является весьма характерным для небольших
диффузионных пламен и приводит к мерцанию, которое может быть
использовано для того, чтобы отличить инфракрасное излучение пламе-
ни от того, которое исходит из стационарного фонового источника [71].
Иногда возникает необходимость знать размер пламени над очагом,
так как от этого размера зависит взаимодействие пламени с окражающей
средой, и в частности — достижение им потолка помещения и возмож-
ность выделения тепла путем излучения для того, чтобы поджечь нахо-
дящиеся поблизости предметы. Основные параметры, которые опреде-
ляют высоту пламени, были выведены в работах [396], [397], где была
применена теория анализа размерностей к задаче естественного пожара.
В работах [396], [397] принималось, что подъемная сила является
выталкивающей силой и что воздух, необходимый для сгорания паров
горючего, захватывается на периферии пламени. Вершина пламени опре-
делялась высотой, на которой обеспечивается достаточный поток воз-
духа в пламя для сгорания паров горючего. При этом было выведено
следующее функциональное соотношение:
I _ m2
где I - высота пламени над поверхностью горючего; D - диаметр очага; m и р -
массовая скорость выгорания и плотность паров горючего; ДТ - средний перепад
температуры для пламени; a g и 3 - ускорение свободного падения и коэффици-
ент расширения воздуха соответственно.
Произведение g/ЗЛТ служит показателем значимости подъемной
силы, обусловленной конвекцией, которая учитывается через число
Грасгофа [соотношение (2.41)1. Соотношение (4.18) содержит элемен-
ты моделирования по Фруду (разд. 4.4.4), при котором скорость го-
рения (или скорость тепловыделения) должна моделироваться с по-
мощью D5 /2.
134
Рис. 4.11. Прерывистый режим диффузионного пламени, формируемого восходя-
щими потоками на оси пористой горелки квадратного сечения (0,19x0,19 м)
при различных интенсивностях тепловыделения [451]:
1 - Qc = 21,1 кВт If = 0,65 м
2 - Qc = 42,2 кВт If = 0,90 м
3 - Qc = 63,3 кВт If = 1,05 м
4-Qc= 84,4 кВт If = 1,16 м
Это было показано в работе [450], где сравниваются данные, взя-
тые из различных источников, включая публикации самих авторов этой
работы. Эта зависимость приведена на графике в виде логарифмичес-
кой зависимости lg(l/D) от lg(Qc/Ds /2) (рис. 4.14), где Qc - интенсив-
ность тепловыделения, кВт. Авторы [450) заметили, что для больших
значений отношения L/D (> 6) наклон кривой составляет 2/5, что ука-
зывает на то, что высота пламени фактически не зависит от диаметра
горелки или от размера очага, т. е.
_£____z Qc х2/5______Qc/f
D V D5'2' D
Это последнее отношение (по их собственным данным о видимых вы-
сотах пламен) равно
0.23Q2'5 м. (4.20)
Однако это не имеет место для отношения 1/D < 6. Для пожаров шта-
белей бревен в работах [396], [397] получено эмпирическое соотно-
шение, выраженное в виде (3 < L/D < 10)
135
Рис. 4.12. Влияние площади очага на частоту мерцания (осцилляции) пламени
(пламя спирта) [ 303]
____/ _Qc_\O,« 1
D D5/*
или
L ~ _2°сй1
D°-s
(4.21)
(4-22)
При J/D < 2 соотношение между L/D и (Qc/D5/2) становится почти
линейным
Рис. 4.13. Схематическое изображение осесимметричных
вихреобразных структур в диффузионном пламени, форми-
руемом восходящими потоками [450]
136
Рис. 4.14. Зависимость высоты пламени от параметров тепловыделения [450].
Приведенные с помощью условных обозначений высоты относятся к расстоянию
по вертикали от источника пожара до нижней границы подпотолочного слоя. До-
полнительные данные взяты из работ
1- [447]; 2- [238]; 3- [376];4- [ 396],[ 397]; 5- [367]
L_____Qc_
D D5 п
(4.23)
Данные наблюдений в основном согласуются с результатами, представ-
ленными в работах [238], [396], [397]. В работе [367] не только полу-
чен значительный объем данных по турбулентным диффузионным пла-
менам, формируемым восходящими потоками, но проведен фундамен-
тальный анализ структуры пламени, основанный на уравнениях сохра-
нения. Одно из интересных заключений, которые были сделаны на осно-
ве этого исследования, состоит в том, что в пределах своей высоты
турбулентное диффузионное пламя вовлекает гораздо больший объем
воздуха (на 400 % больше), чем требуется для простого сжигания газов
горючего.
Для приведения в соответствие данных многих источников, вклю-
чая данные о пожарах розливов жидкостей (разд. 5.1), в работе [176]
было использовано следующее уравнение:
--- = 15,6N1/S - 1,02 ,
D
(4.24)
где безразмерный параметр N выводится на основе модифицированного числа
Фруда [ 174] и задается выражением
137
I 8
16
14
1.2
1.0
Q6
0.6
04
0.2
О
•0.2
-3
-2
О
2
3
Рис. 4.15. Корреляция данных о вбтсоте пламени на основании измерений, пред-
ставленных в различных работах для зависимости, определенной уравнением (24)
1 - метан; 2 - метан * азот; 3 - этилен; 4 - этилен + аэот; 5 - пропан; 6 - про-
пан * азот; 7 - бутан; 8 - бутан + азот; 9 - водород [416]; 10 - природный
газ [117]; 11 - бензин [1]; 12- IP-4 - горючее [155] (рисунок взят из работы
[176JJ
Ji
gpL (АНс/г)’ Ds
(4-25)
где Ср - удельная теплоемкость воздуха, рт и Т«, - плотность окружающего воз-
духа и его температура соответственно; ДНС - теплота сгорания; г - стехиомет-
рическое отношение воздуха к летучим веществам.
Считая, что большинство членов уравнения (4.25) известны [ (ДНС/
/г) 3000 кДж/кг, см. разд. 1.2.3], уравнение (4.24) можно переписать
в виде
I = 0,23Q2'5 - 1.02D . (4.26)
Соответствие этой зависимости и приведенных данных (рис. 4.15)
весьма удовлетворительное, хотя данные испытаний не выходят за ди-
апазон 7 < Q^/5/D < 700 кВт2 /5/м. В работе [450] указывается, что
для значения отношения l/D < 1 пламя разрывается на ряд маленьких
пламен, которые, очевидно, не зависят друг от друга. Такое явление
обнаружилось в крупномасштабных пожарах (см. рис. 4.7, D > 100 м)
[98].
138
Рис. 4.16. Изменение по высоте температуры на оси диффузионного пламени мета-
на, формируемого восходящими потоками. Высота дана в масштабе z/Q?.'s (см.
табл. 4.2) [238]
1 - устойчивое пламя; 2- прерывистое пламя; 3 - факел, формируемый восхо-
дящими потоками
Автор работы [238] измерил средние температуры и скорости на
осевой линии осесимметричных диффузионных пламен, формируемых
восходящими потоками применительно к метану, горящему на порис-
той горелке квадратного сечения (0,3x0,3 м). Представленными резуль-
татами четко обозначены три области пламени пожараддля каждой из
которых установлена определенная взаимосвязь между температурой,
выраженной в виде приведенного параметра (2gAT/Toe), скоростью
газа (в нормированном виде u0/Qj/5) и (z/(%/s), где z - высота над
поверхностью горелки. Указанные соотношения сведены в табл. 4.2 и
иллюстрируются на рис. 4.8 и 4.16.
Можно заметить, что в верхней части ближней зоны (область устой-
чивого пламени) средняя температура остается примерно постоянной
(ДТ = 800°С в пламенах такого типа), но уменьшается в зоне преры-
вистого пламени примерно до 320°С, замеренной на границе факела,
формируемого восходящими потоками. Таким образом, можно пред-
положить, что температура на средней высоте пламени, определенная
в работах [450], [451], должна быть в диапазоне 500—600°С. На прак-
тике иногда используют температуру 55О°С при определении максималь-
ного подъема струи при тушении пламени, которое вырывается из ох-
ваченного пожаром помещения [75] (см. разд. 10.2).
139
Таблица 4.2. Сводка данных о параметрах на оси диффузионного
пламени метана, формируемого восходящими потоками, над пористой
горелкой квадратного сечения (0,3x0,3 м) (рис. 4.8) [238]
Скорости на оси ----= кС-------
Q1 's Q2 /s
Температура на оси — (-----)’(-:---)2’7”1.
То С О2/!
Значения параметров в областях пламени
Область к П z/Q2'1. м/кВт2'5 С
Устойчивое пламя 6,8 м! 1 2/с 1/2 0,08 0,9
Прерывистое пламя 1,9 м/ (кВт1 ,э- -) 0 0,08-0,2 0,9
Факел, формируемый 1,1 м’* ’/(кВт1* 2-с) -1/3 > 0,2 0,9
восходящими пото-
ками
Средняя скорость на оси ближней 3qhw (область устойчивого пла-
мени) не зависит от размеров пожара Qc, но увеличивается с ростом
z1 /2 до максимальной скорости, которая не зависит от z в области пре-
рывистого пламени (табл. 4.2). В работе [238] было установлено, что
максимум прямо пропорционален Q1/o; это обстоятельство весьма су-
щественно для понимания взаимодействия разбрызгивателей с пламе-
нами пожаров. При больших пожарах (мощный источник), нисходящий
импульс струи из разбрызгивателя или конечная скорость капель может
оказаться недостаточной для преодоления восходящего потока горя-
щих газов, и вода не сможет проникнуть в слой горючего материала.
В разд. 4.4.3 этот вопрос будет рассмотрен подробнее.
4.3.3. Взаимодействие пламени пожара с границами
горящих помещений
Для неограниченного пламени пожара отсутствуют физические
преграды, ограничивающие вертикальное движение или мешающие
захвату воздушных масс, на границе пламени (т. е. система является
симметричной). Если источник пожара находится в окрестности стены
или в углу, образованном пересечением двух стен, то ограничения сво-
бодного доступа воздуха будут иметь существенные последствия. У фа-
кела, формируемого восходящими потоками, падение температуры по
высоте будет происходить значительно медленнее, так как скорость
перемешивания с холодным воздухом окружающей среды будет зна-
чительно меньше, чем в случае неограниченного пожара. В случае по-
жара около невозгораемой стены распространение пламени будет про-
исходить в аналогичных условиях: пламя стемится распространиться
на достаточно большую площадь, позволяющую захват воздуха, обеспе-
чивающего сгорание паров. По-видимому, влияние этого явления на
видимую высоту пламени не получило достаточной теоретической оцен-
ки. Однако влияние этого явления на температуры, которые достигают-
ся на потолке помещения, были довольно детально рассмотрены. Следу-
140
Рис. 4.17. Направление пламени в окрест-
ности вертикальной преграды
1 - воздушный поток, вовлекаемый в
пламя
ет отметить, что если приток воздуха в диффузионное пламя не будет
симметричным, то в таком случае пламя будет отклоняться к ограни-
чивающей его распространение стене (стенам), что обусловлено одно-
направленным воздушным потоком, устремленным в пламя (рис. 4.17).
Благодаря этому происходит ускорение процесса распространения
восходящего пламени на наклонные и вертикальные возгораемые по-
верхности (разд. 7.11), а также переброс пламени с горящих предме-
тов на вертикальные поверхности (разд. 9.2.4).
Если распространение пламени пожара вверх ограничено потолком,
то в таком случае горячие газы будут отклоняться, образуя горизон-
тальные припотолочные струи. Характер этого процесса может служить
объяснением механизма срабатывания сигнализаторов пожара, укреп-
ленных на потолке, в которым пристеночными струями доставляются
продукты сгорания. Для исследования работоспособности тепловых дат-
чиков необходимо знать распределение температуры под потолком. В
работе [8] на основе серии крупномасштабных экспериментальных
пожаров были выявлены некоторые закономерности. Эксперименталь-
ные пожары были организованы на Центральном полигоне совместных
промышленных испытаний; это были крупные пожары под потолками
различной высоты Н (табл. 4.3).
Таблица 4.3. Результаты экспериментальных пожаров,
на основании которых были выведены соотношения
(4.27) и (4.28) [8]
Горючее Размеры области горючего, м '[ Интенсивность пожара, МВт '| Высота по- толка, м
Струя гептана Диаметр 3,7 7,0-22,8 4,6-7,9
Лоток гептана* 0,6 х 0,6 1 7,6
Лоток этанола 1X1 0,67 8,5
Дровяной штабель* 1,2x1,2x1,5 4,9 6,1
Картонные коробки 2,4х 2,4x4,6 3,9 13,7
Полистерол в картонных 2,4x2,4x4,6 98 13,7
коробках Поливинилхлорид в картон- 2,4x2,4x4,6 35 13,4
ных коробках Штабеля полиэтилена 1,2x1,2x2,7 4,2-11,4 15,5
* Источник пожара находился в углу помещения.
141
Рис. 4.18. Пламя пожара и его взаимодействие с потолком
(8]
1 — припотрлочный поток; 2 — пламя пожара; 3 — штабель
горючего
Температуры были измерены в различных точках под потолком
(рис. 4.18): было установлено, что в любой точке на расстоянии (по
радиусу) от оси пламени пожара температура по вертикали распреде-
лялась таким образом, что максимум (Ттах) приходился на близкую
окрестность потолка при Y > 0,01 Н (см. рис. 4.18) . Ниже этого уровня
температура быстро падает до температуры окружающей среды (Т^)
при Y > 0,125 Н. Эти цифры справедливы лишь при горизонтальном пе-
ремещении газов и при условии, если статический слой горячих газов не
накапливается под потолком. Эти условия в первом приближении соблю-
даются, если пожар возник на расстоянии 3 Н от ближайшей вертикаль-
ной преграды. Однако, если ограничения распространению пламени про-
исходят у самой стены или в углу, то для соблюдения этого условия про-
тяженность свободного потолка по горизонтали от точки столкновения
факела с потолком должна быть гораздо большей.
В работе [8] показано, что максимальную температуру Ттах газа в
окрестности потолка на расстоянии г по радиусу можно описать с по-
мощью соотношений стационарного горения:
5,38(Qc/r)2'3
1max - 1 ос-----------------, (4.27)
Н
где г >0,18 Н. При г <0,18 Н (т. е, внутри области, где факел сталкивается с
потолком)
Тщах ~
16,90^
(4. 28)
где Qc - интенсивность тепловыделения (интенсивность пожара), кВт.
142
900
РАССТОЯНИЕ ПО РАДИУСУ ОТ ОСИ ФАКЕЛА, М
Рис. 4.19. Температуры газа в окрестности потолка в соответствии с
соотношениями (4.27) и (4.28) для крупномасштабного пожара
(Ос = 20 МВт) при различных высотах потолка (см. рис. 4.18).
Заметьте, что эти формулы вряд ли можно применить к пятиметро-
вым потолкам из-за соударения пламени с потолком [ 8]
1 - высота потолка, м
Если пожар развивается у стены или в углу, то в этом случае темпе-
ратура будет более высокой. Это объясняется ограничением потока
горячих газов под потолком (см. рис. 4.18). Это обстоятельство можно
учесть путем введения в соотношения (4.27) и (4.28) множителя при
Qc, равного соответственно 2 и 4. На рис. 4.19 показана зависимость
Ттах от г и Н при Qc = 20 МВт в соответствии с этими соотношениями.
Такого рода информацию можно использовать для оценки реакции
тепловых датчиков на стационарное горение или на медленно развиваю-
щиеся пожары (разд. 4.4.2).
При достаточно низких потолках (или при достаточно мощном по-
жаре) , когда происходит непосредственное соударение пламени с потол-
ком, имеет место не только отклонение пламени в горизонтальном на-
правлении (образование припотолочной струи) ,но и значительное расши-
рение пламени из-за резкого уменьшения скорости захвата воздуха. По
143
б
Рис. 4.20. Отклонение пламени под моделью потолка коридора (продольное сече-
ние), где показано расположение воображаемого источника (а). Значениями Т, и
Т2 обозначены места сечений, по которым на рис. 4.21 представлено распределе-
ние температур по вертикали; поперечное сечение А—А (б). Изображение дано
не в масштабе
существу это обусловлено достигнутой относительно устойчивой кон-
фигурацией, т. е. благодаря восходящему потоку горячих газов через
холодный воздух. Перепад плотности противодействует процессу пере-
мешиванйя, и, следовательно, это задерживает сгорание паров горючего.
Распространение пламен под потолком может оказаться важным этапом
нарастания пожара в замкнутых помещениях. Это явление впервые
было исследовано в работе [179], где исследовалось отклонение диффу-
зионных пламен, генерированных стендовой газовой горелкой с порис-
тым устьем. Пламя изучалось под открытым перевернутым коробом,
дно которого располагалось под горелкой (рис. 4.20) . Стенки короба
были невозгораемыми. Такая ситуация моделирует поведение пламени
под потолком коридора. В таких условиях легче изучать рассматривае-
мое явление, нежели в условиях неограниченного потолка. Было показа-
но, что возникновение и поведение пламени в большей мере зависит от
высоты потолка над горелкой (h на рис. 4.20) и от скорости истечения
газов: таким образом, чем больше происходит захват воздуха в верти-
кальной части пламени, тем ограниченней развивалась горизонтальная
часть пламени и тем ближе к потолку происходило горение. В иных
условиях, а именно, при большой подаче горючего или при низком по-
толке (малая h) было установлено, что горящий богатый горючим слой
распространялся к концу коробчатого канала, причем область, охвачен-
ная пламенем, приходилась на нижнюю границу. Разница между двумя
этими альтернативными режимами горения четко видна на рис. 4.21,
где показаны распределения температур по высоте под потолком на
расстоянии 2 и 5,2 м от закрытого конца канала (см. рис. 4.20).
144
1000
РАССТОЯНИЕ ПОД ПОТОЛКОМ,, М
Рис. 4.21. Распределение температур по вертикали под по-
толком коридора горизонтально распространяющихся пламен
бедной (обозначенной темными и светлыми треугольниками)
и богатой горючей смеси (обозначенной темными и светлыми
квадратами)
1 - относятся к сечению, удаленному на расстоянии 2 м от
вертикального пламени пожара, Тх (рис. 4.20); 2- относятся
к сечению, удаленному на расстоянии 5,2 м от оси вертикаль-
ного пламени пожара, Тг (рис. 4.20) [ 179]
0.5
В работе [174] было установлено, что для пламен богатых возду-
хом бытового газа справедливо соотношение
lh = 2,2(rii7Pog1 /22)2 /3 , (4.29)
где Ifj - длина горизонтального пламени, отсчитываемая от оси, проходящей через
воображаемый источник (рис. 4.21), ат’ - интенсивность массового расхода газа
на единицу ширины канала, т. е. ~ (гт/ )2 я.
В этих экспериментах расстояние по горизонтали до оси, проходя-
щей через воображаемый источник (х0 было примерно 2h, а поверх-
ность горелки никогда не удалялась ниже 1,2 м от потолка. Было уста-
новлено, что перепад к пламенам богатой смеси наступает при крити-
ческом значении (m'/Pog1 П d3 /2) 0,025, где d - толщина слоя горя-
чего газа под потолком, выше которого наблюдалось более обширное
распространение пламени.
В работе [27] был проведен обзор имеющейся информации о пове-
дении пламен под невоспламеняющимися потолками; в этой работе бы-
10-176
145
Рис. 4.22. Отклонение пламени под потолком, что иллю-
стрирует понятие ’’срезанной высоты”, введенной в работе
[ 271. Точкой А обозначено расположение вершины пламени
при отсутствии потолка, точкой В указана точка предельно-
го отклонения пламени под потолком ] 27]
ло показано, что распространение горизонтального пламени можно
связать с некоторой ’’срезанной высотой” hc, показанной на рис. 4.22.
Исследование, проведенное на весьма приближенном уровне, опира-
лось на большое число допущений. В этом исследовании определялось,
сколько воздуха потребуется для вовлечения в горизонтальное пламя
для выгорания газов горючего, которые попадают в припотолочную
струю. Некоторые из выводов этого исследования сведены в табл. 4.4 из
чисто иллюстративных соображений.
Таблица 4.4. Распространение под потолком пламени в
горизонтальном направлении: Qc = 0,5 МВт, Н = 2 м [ 27] (рис. 4.23)
Конфигурация hr/hc
Неограниченный факел при простирающемся во 1,5
все стороны потолке
Полностью развитый факел при ограниченном 3
потолке (пожар развивается в углу, но недоста-
точно близко для того, чтобы пламя лизнуло стену,
как на рис. 4.18)
Факел развивается в сторону, потолок ограничен 12
Коридор Зависит от ширины
Приведенные данные основаны на высотах пламен If, рассчитанных
исходя из выражения для высоты границы между зоной прерываемого
пламени и зоной факела, сформированного восходящими потоками
[238] (рис. 4.19) (табл. 4.1), т. е.
lf = 0,20Q2/s .
(4.30)
146
Влияние наложенных границ даже с помощью невозгораемого потолка
совершенно очевидно (сравни рис. 4.9). Если стены и потолок возго-
раемы, тогда распространение пламени в горизонтальном направлении
окажется еще большим по мере выведения летучих веществ из материала,
из которого построены стены и потолок [ 178].
4.3.4. Влияние ветра на пламя пожара
В открытом пространстве пламя будет отклоняться при любом
движении воздуха, которое определяется скоростью ветра. В работе
[321] изучалось влияние ветра на пожары резервуаров метана и была
предложена формула (основанная на работе [395])
sin в = 1 при V'< 1, (4.31а)
sin 0 = (V')-1,2 приУ'> 1, • (4.316)
где в - угловое отклонение (рис. 4.23, а)
V'= V(-2СР1“^“ 'э . (4.31 в)
тгр f-д Нс
где р„ и р ( - плотности окружающего воздуха и паров горючего соответственно;
ДНг - теплота сгорания; V - безразмерная скорость ветра, заданная отношением
v/u*, где v - действительная скорость ветра, а и* - характеристическая скорость
факела [например,соотношение (4.46) ].
График зависимости 0 от V для метана представлен на рис. 4.23,6.
На открытых местах, как это бывает на нефтехимических предпри-
ятиях, отклонение пламени ветром может привести к опасным ситуаци-
ям. При проектировании и компоновке таких предприятий это обстоя-
тельство следует учесть при рассмотрении последствий случаев возгора-
ния. На практике обычно пользуются эмпирическим подходом, в соот-
Рис. 4.23. Отклонение пламени под действием ветра (а); график зависимости
0 от v/u в соответствии с соотношением (31) для метана (ff) [318]
1 - направление ветра
147
ветствии с которым при скорости ветра 2 м/с пламя отклоняется на угол
6 — 45°. При пожарах, развивающихся в окрестности земли (например
при пожаре дамбы), пламя будет стремиться держаться по приземному
ветру, господствующему над очагом. Это отклонение достигнет расстоя-
ния ~ 0,5D, где D - диаметр области, охваченной пожаром [229], [342],
что может резко увеличить охват пожаром объектов, находящихся в на-
ветренной стороне. При этом может иметь место либо непосредственное
воздействие пламени, либо увеличение уровней излучаемых тепловых
потоков [301].
Движение воздуха стремится увеличить интенсивность захвата
воздуха в пламя пожара. Это, вероятно, способствует процессу горения
в пламени и приводит, таким образом, к уменьшению его длины, хотя
подтверждения этому нет. Тем не менее было проведено исследование
по захвату воздушных масс в пламена внутри закрытых помещений на
ранних этапах развития пожара с целью определить влияние направлен-
ных потоков воздуха, текущих из вентиляционных проемов. В работе
[318] было показано, что скорость захвата воздушных масс может
увеличиться вдвое или втрое, а это может иметь существенные послед-
ствия для скорости распространения пожара.
4.4. НЕКОТОРЫЕ ПРАКТИЧЕСКИЕ ПРИЛОЖЕНИЯ
Исследования в области динамики пожара позволяют вырабатывать
общие принципы и методики, которые могут быть использованы инже-
нером по пожарной технике для расчета и количественной оценки веро-
ятных последствий пожара. Это можно проиллюстрировать, обобщив
некоторые данные, введенные в предыдущих разделах. Ниже будут
рассмотрены три важнейших темы, а именно: получение пламен, работа
датчиков и сигнализаторов и взаимодействие водяных брызг с огневым
факелом. Однако следует помнить, что данная научная дисциплина
еще только развивается, и приводимые здесь примеры не могут охватить
все возможные аспекты практических приложений. Следовательно, мы
призываем читателя проявить инициативу по поиску новых приложений
накопленных знаний, улучшать сложившиеся или разрабатывать новые
методы. Эта глава завершается кратким обзором методов моделирова-
ния, которые применяются в настоящее время.
4.4.1. Излучение пламен
В разд. 2.4.2.-2.4.3 было показано, что лучистый тепловой поток,
исходящий из пламени зависит от ряда факторов, включая температуру
пламени и толщину, концентрацию излучающих веществ и геометричес-
кое соотношение между пламенем и приемником излучения. Вообще
говоря, в деле развития надежных методов расчета излучения пламени
достигнут значительный прогресс. Но для практической работы для ре-
шения задач по пожарной безопасности редко требуется высокая сте-
пень точности. Имеется в виду оценка уровня лучистого потока, воз-
действие которого может испытать тот или иной агрегат установки от
возникшего поблизости пожара с тем, чтобы спроектировать систему
разбрызгивания воды для охлаждения этого агрегата (примером такого
148
агрегата могут быть резервуары для хранения продукции нефтехимичес-
кого предприятия).
Каждый из двух имеющихся приближенных методов [229] требует
знания высоты пламени I. Ее можно найти из соотношения (4.26) I =
=0,23Qc - 1.02D. Интенсивность тепловыделения Qc может быть вы-
числена из выражения
Qc = m"AHcAf, (4.32)
где Af - площадь поверхности горючего, м2.
При тридцатипроцентном уровне излучения теплоты сгорания ин-
тенсивность лучистого тепловыделения можно записать в виде:
Qr = 0,3m"AHcAf. (4.33)
По первому методу принимается, что Qr исходит от точечного источ-
ника на оси пламени на высоте 0,51 над поверхностью горючего. Тепло-
вой поток (qr) на расстоянии R от точечного источника Р определится
выражением
qr = 0,3m''AHcAf/4TrR2 , (4.34)
как это иллюстрируется на рис. 4.24, где R2 = (1/2) 2 + d), где d - рассто-
яние от оси факела до приемника излучения. Однако если поверхность
приемника излучения расположена под углом в к линии видимости РТ,
тогда необходимо уменьшить величину потока с помощью введения мно-
жителя, равного:
Чг,Т= (O,3m"AHcAfcos0)/47rR2 -
(435)
Рис. 4.24. Оценка лучистого
теплового потока, принимае-
мого в точке Т, удаленной на
расстоянии d от оси очага
пожара диаметром D. Эквива-
лентный точечный источник
находится в точке Р
149
Рассмотрим пожар на резервуаре с бензином диаметром 10 м. Пусть
пожар развивается с линейной скоростью выгорания бензина 5 мм/мин
(разд. 5.1.1,рис. 5.1), что соответствует массовой скорости выгорания т=
= 0,058 кг/м2, тогда, поскольку ДНС = 45 кДж/г (табл. 1.13), интенсив-
ность тепловыделения в соответствии с выражением (4.32) составит
206 МВт. Оценка теплового потока на данном расстоянии, который рас-
считывается по формуле (4.35), иллюстрируется рис. 4.25. Можно ви-
деть, что для близкой области к резервуару при конкретной геометрии,
описываемой рис. 4.24, данная методика не применима.
При втором методе пламя аппроксимируется простирающимся
вверх прямоугольником LxD, посаженным на резервуар в плоскости,
расположенной перпендикулярно к линии видимости. Тогда полезная
мощность излучения одной стороны рассматриваемого прямоугольника
составит
Е = l/2(0,3m"AHcAf/LD) = 151 кВт/м2 . (4.36)
Лучистый поток в некоторой точке может быть в таком случае подсчи-
тан по формуле
Чг Т = ФЕ • (4-37)
Значения q'^ у, рассчитанные этим методом, для рассмотренных выше
задач также’иллюстрируются на рис. 4.25. Большие значения получены
в связи с тем, что излучатель рассматривается как вытянутый источник;
при условии, что d > 2D значения qr у. получаются большими почти в
два раза по сравнению со значениями, полученными с помощью формулы
(4.35). В силу этих причин использование формул (4.36) и (4.37) дает
погрешности, которые приводят к завышенной оценке лучистого потока
в сторону большей безопасности, хотя уже определенное завышение
теплового потока при сгорании содержится в принятии допущения о
том, что КПД процесса сгорания равен 100 %. К этому следует добавить,
что такими эффектами, как градиенты температур и затемнение тепло-
вого излучения сажей за пределами областей горения пламени, пренебре-
гают.
В вышеприведенном расчете принимается, что пламена развиваются
вертикально и Не подвержены влиянию ветра. Если необходимо учесть
наличие ветра, в таком случае на основании информации, представленной
в разд. 4.3.4, можно интуитивно построить приближенную конфигурацию
пламени.
4.4.2. Реакция укрепленных на потолке датчиков
В разд. 4.3.3 было показано, что температуру под потолком можно
связать с размером пожара Q, высотой потолка Н и расстоянием до оси
пламени пожара г (см. рис. 4.19) [8]. Формулы (4.27) и (4.28) можно
использовать для оценки времени срабатывания укрепленных на потол-
ке тепловых датчиков при условии, что можно подсчитать теплоперенос
к чувствительным элементам. Конечно нетрудно определить минималь-
ный размер пожара Qmjn, который заставит возбудиться тепловые датчи-
ки, срабатывающие при фиксированной температуре, как только будет
выполнено условие Ттах Тр, где Тр - температурный порог чувстви-
150
so
РАССТОЯНИЕ ОТ ОСИ РЕЗЕРВУАРА, М
Рис. 4.25. Влияние расстояния от оси горящего бака с бензином
диаметром 10 м на интенсивность падающего лучистого теплового
потока qj т (см. рис. 4.24) для двух расчетных схем
1 - при 'допущении, что пламя ведет себя как развитый вверх
прямоугольник; 2 - при допущении, что источник излучения -
точечный; 3- контур бака
тельности. Таким образом, на основе уравнений (2.27) и (4.28) при
г>0,18Н
Qmin = r[H(TL - Тоо)/5,38]3 л ,
(4.38)
а при г < 0,18 Н
Qmin = [ (TL - Too)/16,9]3 ,2Н5 72 . (4.39)
Если датчики должны располагаться центрально через 6 м на плос-,
ком потолке промышленного здания, то в таком случае максимальное
расстояние до головки датчика от оси факела составит (0,5-62) 1/2 или
г = 4,24 м. Таким образом, в худшем случае
Qmin = 4,24[H(TL — Тоо)/5,38]3/2 = 0,34[H(TL — Too)] 3,2. (4.40)
Этот результат говорит о том, что для заданного чувствительного эле-
мента минимальный размер пожара, который может быть обнаружен,
пропорционален Н3 /2. Если подставить Н = 10 м, Too = 20°С и принять,
151
что Tl = 60°С, то минимальная интенсивность пожара, который может
быть обнаружен в помещении высотой 10 м, составляет 2,7 МВт.
Однако для быстрого возбуждения датчика потребуется высокий
уровень удельного теплового потока q к чувствительному элементу
площадью А, на поверхности которого должна быть температура,значи-
тельно превышающая Тт Удельный тепловой поток задается формулой
[на основе формулы (23)] : q = ЬАДТ кВт, где h [коэффициент тепло-
передачи при вынужденной конвекции зависит от числа Рейнольдса и
Прандтля (разд. 2.3)].
Время срабатывания t чувствительного элемента может быть вы-
ведено на основании формул (2.20) и (2.21), если принять, что темпе-
ратура на головке датчика, индуцированная стационарным пожаром,
равна Tmax, а Т = Т, где Т — температура чувствительного элемента во
время срабатывания датчика:
t = -- in
A h \ Tmax - Tl /
т. e.
t = ----ln(l -ДТь/ДТтах) ,
An
(4.41)
(4.42)
где Me — теплоемкость элемента; A — площадь его поверхности (через которую
идет теплообмен); Д'Г[ и ДТтах равны и Ттах - соответственно.
Величину Mc/Ah иногда называют постоянной времени датчика.
Хотя Мс/А подсчитывается непосредственно, найти h, на основе исход-
ных принципов,очень трудно. Тем не менее, поскольку рассматриваемый
процесс относится к вынужденной конвекции, можно принять поток
квазиламинарным [сравни формулу (2.39) и табл. 2.2], тогда haV111, где
V — скорость газового потока, в который попадает головка датчика, что
позволяет написать следующее соотношение
1 /2 । г
U1
I- п 0_3. ^Zl/AJinax)_
In (1 — ДТ]^/ДТтах>о)
(4-43)
где t0, Vo и ДТтах 0 относятся к времени срабатывания датчика при конкретных
условиях испытания’ (Q0,H0 н г 0).
В работе [8] даны следующие выражения скорости газового потока,
м/с, под потолком внутри факела, формируемого восходящими пото-
ками (г < 0,18 Н):
V = 0,946 (Q/H)1/3 ,
(4.44)
которое относится
(сравни табл. 4.1
>0,18 Н)
к вертикальному потоку под потолком Y < 0J25 Н
[238]), в то время как в припотолочной струе (г >
152
V = 0,197Q1/3H1/2/r5rt . (4.45)
Последняя величина сильно зависит от Y (см. рис. 4.20) и применяется
при Y «= 0,01 Н.
Для того чтобы подсчитать время срабатывания датчика при новом
расположении, где условия потенциального пожара уже не такие, необ-
ходимо подставить в формулу (4.43) соответствующие выражения для
V и Vo [формулы (4.44) и (4.45) ] и для ДТ», и ДТ^о [формулы
(4.27) и (4.28)].Таким способом можно показать, что при расположении
датчиков через интервал менее 0,25 Н нельзя добиться какого-либо преи-
мущества в смысле срабатывания датчиков, хотя по экономическим
соображениям целесообразно размещать датчики через еще большие
интервалы. В соответствующих нормативных документах рекоменду-
ются верхние границы этих интервалов [66].
Соотношения работы [8] относятся к стационарным или весьма
слабо развивающимся пожарам, которые горят под горизонтальным
потолком неограниченной протяженности. Эти соотношения не приме-
нимы к потолкам со значительно отличающейся геометрией. Всякого ро-
да конструктивные или технологические элементы, размещенные под
потолком, должны занимать не более 1 % высоты помещения. Кроме
того, если предполагается, что пожар возникнет в окрестности стены
или в углу помещения, необходимо в расчетах принимать более высо-
кие температуры и большие скорости (разд. 4.3.3).
4.4.3. Взаимодействие между струями разбрызгивателя
и пламенем пожара
Максимальная скорость восходящего потока в пламени пожара
(Umax) достигается в зоне прерывистого пламени, где величина z/
/Ос "меняется в диапазоне 0,08 до 0,2 (см. табл. 4.2 [238]): тогда
с учетом данных работы [238]:
u0 (max) = 1.9Q1 15, м/с, (4.46)
где величина Qc выражена в кВт.
Для успешной работы разбрызгивателя и эффективного тушения
пожара капли должны проникать в факел для достижения поверхности
горящего горючего. В работах [323] и [444] выделены два режима
взаимодействия струи с факелом. При первом режиме суммарный
импульс ниспадающей струи достаточен для преодоления импульса
восходящего факела, а при другом режиме капли падают под действием
силы тяжести. В последнем случае возможность успешного проникания
водяных капель в горящее горючее определяется их конечной скорос-
тью. На рис. 4.26 для трех различных температур приведена зависимость
конечной скорости водяных капель в воздухе от размера капли. Для
сопоставления значения Q, МВТ, при u0 (max) , соответствующего конеч-
ной скорости, помещенной на левой оси ординат, на правой оси ординат
приведены значения Q, относящегося к данным работам [323] по пламе-
нам метана. Во втором режиме капли размером менее 2 мм не смогут
проникнуть вертикально в пламя пожара при Q > 4 МВт. Это можно
153
ЭКВИВАЛЕНТНЫЙ ДИАМЕТР КАПЛИ, ММ
Рис. 4.26. Конечная скорость водяных капель в воздухе при трех температурных
режимах
1- Т= 925- 982° С; 2- 505-55СРС; 3- 21°С]444]
На правой оси ординат приводится размер пожара, для которого u0 (шах) формула
(4.46) равна конечной скорости, заданной левой осью ординат
преодолеть с помощью создания достаточно мощного импульса струи
в точке ее истечения, но сделать это можно только за счет размера ка-
пель. Проникание капель может затем уменьшиться за счет потери
мелких капель при испарении на пути прохождения через пламя пожара.
Хотя это и приведет к охлаждению газов пламени, но будет слабо спо-
собствовать регулированию быстро развивающегося пожара.
Дальнейшее исследование данного вопроса выходит за рамки настоя-
щей книги, но приведенные выше соображения указывают на некоторые
задачи, которые необходимо рассмотреть при проектировании разбрыз-
гивателей. Хотя разработка разбрызгивателей проводится, главным об-
разом, эмпирическим путем, в настоящее время создана более серьезная
теоретическая база для развития этой техники [323], [444].
4.4.4. Моделирование
Многие задачи в области техники удовлетворительно решаются при-
менением процедур моделирования, которые позволяют прогнозировать
поведение полномасштабных объектов по результатам испытаний мелко-
масштабных моделей. Предпосылкой такого подхода является подобие
154
модели своему прототипу в том смысле, что имеется прямое соответст-
вие между реакциями двух этих систем на эквивалентные воздействия
или явления [189]. Моделирование достигается выделением существен-
ных параметров системы и их выражение в виде критериальных групп
(табл. 4.5).
Таблица 4.5. Критериальные группы
Критерии Физический смысл критерия 'j Раздел данной книги
J-
г hl Био Bi= к Отношение теплового сопротивления к внешнему тепловому сопротивлению 2.2.2
at Фурье Fo= 1? Безразмерное время для неустановив- шейся теплопроводности 2.2.2
ip Фруда Fr= °^ = U~p Отношение сил инерции к графитадион- ным силам 4.4.4
IgAp
г gl3/?T Г расгофа Gr= - = Отношение произведения подъемных сил Соотношение
v’ pv’ на силы инерции к квадрату сил вязкос- ти = произведение числа Re на отноше- ние подъемных сил к вязким силам (2.41)
Льюиса Le=--- a Отношение рассеивания массы к тепло- проводности 5 12
Нуссельта Nu=-~ к Отношение температурных градиентов (безразмерный коэффициент теплоот- дачи) 2.3
Прандтля Pi=-—— к Отношение рассеивания импульса к теплопроводности 23
Рейнольдса Re=--“~- д Отношение инерционных сил к вязким силам 2.3
Для обеспечения точного подобия приведенные критерии должны
принимать одни и те же значения для прототипа и модели. Но на прак-
тике невозможно сохранить подобие для всех групп. Так, при проекти-
ровании корпуса корабля используются мелкомасштабные модели,
для которых отношение L/V2 (L - масштаб длины, V - скорость тече-
ния воды за кормой корпуса) идентично по отношению к полномасшаб-
ному корпусу корабля, при этом число Фруда (V2/L) сохраняется,
несмотря на то, что число Рейнольдса (VLp/u) должно меняться. Для
учета гидродинамического сопротивления полномасштабного прототипа
на основе результатов, полученных из модели при малых значениях
числа Рейнольдса, могут быть введены поправки, основанные на отдель-
ных экспериментах [136]. Очевидные преимущества моделирования
реализуются применительно к исследованию пожара. В связи с учетом
всей совокупности сил, связанных с подъемной силой, инерцией и вяз-
костью, число критериальных комплексов, которые следует сохранить,
155
весьма значительно. Тем не менее можно воспользоваться двумя мето-
дами, а именно методом моделирования по критерию Фруда — методом
моделирования по давлению. Метод моделирования по критерию Фруда
можно применять в тех случаях, где относительным вкладом вязких
сил можно пренебречь, и необходимо соблюдать идентичность лишь по
критерию uLp/lgAp При таком подходе требуется провести масштаби-.
рование скоростей по корню квадратному из главного размера, т. е.
должно соблюдаться постоянство u/l1,2. В условиях пожара, когда
преобладают условия турбулентного режима, можно пренебречь силами
вязкости, но учесть, что скорость определяется конвективными потока-
ми, формируемыми самим пожаром. С помощью безразмерного анализа
можно теоретически показать, что скорость и пропорциональна Q1 ,s
[106]; к тому же результату пришли эмпирическим путем на основании
данных, полученных в работе [238] по поведению диффузионных пла-
мен метана, формируемых восходящими потоками (формула [4.46]).
Следовательно, при моделировании пожаров по критерию Фруда необ-
ходимо соблюдение идентичности геометрических параметров, а тепло-
вая мощность пожара должна быть пропорциональна степени 5/2 от
главного размера, т. е. должна также соблюдаться идентичность соотно-
шений Q"/ls ,2 или Q2/ls Такое соотношение уже встречалось при уста-
новлении соответствия ряда характеристик, связанных с пожаром, к
которым относятся данные о высотах пламени [411], [450] (см.
рис. 4.14), данные о температурах и скоростях газов в пламени пожаров
[238] (см. табл. 4.2 и рис. 4.8, б и 4.16) ; данные о температурах потол-
ка, обращенного к пожару, который развивается на уровне земли [8],
соотношение (4.28). Метод ^приведенный в работе [172], может быть
успешно применен к моделированию тушения пожаров с помощью раз-
брызгивателей. Однако моделирование по критерию Фруда наталкива-
ется на ряд ограничений, где вклад сил вязкости становится существен-
ным, например, при моделировании ламинарного режима, характеризу-
ющегося неустойчивостью [106].
У моделирования по давлению есть то преимущество, что при таком
подходе можно рассматривать как ламинарные, так и турбулентные
течения. В мелкомасштабной модели можно обеспечить постоянство
числа Грасгофа при нарастании давления таким путем, чтобы сохраня-
лось постоянство произведения р213. Это становится очевидным после
следующего преобразования числа Грасгофа:
с, - -- -4 (-£-) p’l’.
ри2 д2 д Др
где р - динамическая вязкость; g и (Др/р) - совокупность параметров, не завися-
щих от давления.
Таким образом, объект высотой 1 м при атмосферном давлении
можно моделировать объектом высотой 0,1 м, если давление увеличива-
ется до 31,6 атм. В экспериментах, проводимых при этих условиях,
можно при любом вынужденном течении в системе обеспечить сохра-
нение числа Рейнольдса
Re = puool/д .
156
При планировании этого эксперимента I масштабируется с помощью
р“2 /3 с тем, чтобы и (скорость любого вынужденного течения воздуха)
была пропорциональна по значению р~1 ,3 для обеспечения постоянства
числа Рейнольдса. При этом число Фруда автоматически сохраняется
постоянным, так как Fr = (Re)2/Gr. Обоснованность этого метода
моделирования была исследована в работе [106]. Использование этого
метода считается наиболее эффективным для моделирования ситуаций, в
которых лучистый теплоотвод от пламени к горючему веществу играет
незначительную роль по сравнению с конвективным теплоотводом.
Глава 5
ПРОЦЕСС СТАЦИОНАРНОГО ГОРЕНИЯ
ЖИДКИХ И ТВЕРДЫХ ГОРЮЧИХ ВЕЩЕСТВ
В предыдущей главе было показано, что размер пожара, определен-
ный по высоте пламени, зависит не только от диаметра очага, но и от
скорости горения горючего. Эта скорость может быть выражена в виде
массового расхода летучих продуктов горючего, поступающих в пламя
(т, г/с) или в виде интенсивности теплоотдачи Qc, кВт,
Qc = m\4Hc ,
(5-1)
где ДНС - теплота сгорания летучих продуктов, кДж/г, х - коэффициент, учитыва-
ющий неполноту сгорания [378].
Данные о скорости горения жидких горючих веществ и твердых го-
рючих . веществ нужны для оценки не только размера пламени
(разд. 4.3.2), но и поведения вероятного пламени в практических ситуа-
циях и интенсивности тепловыделения в пожарах. В этой главе подробно
рассматривается стационарное горение легковоспламеняющихся твердых
и жидких веществ, а также анализируются те параметры, которые опре-
деляют скорость выделения летучих продуктов в условиях пожара.
5.1. ГОРЕНИЕ ЖИДКОСТЕЙ
Жидкости стремятся гореть как бассейны с горизонтальными одно-
родными зеркалами. Однако в нефтехимической промышленности и
связанной с ней отраслями возможно возникновение развивающегося
пожара жидкости, при котором сильная утечка жидкости вызывает
растекание горящей жидкости по территории предприятия. Пожар такого
типа очень трудно потушить, он может нанести громадный ущерб пред-
157
приятию и вызвать повреждение стальных строительных конструкций.
Дело в том, что в результате такого пожара развиваются большие ско-
рости горения, что обусловлено тем, что площадь поверхности горящей
жидкости может достигать громадных размеров. Пожар такого типа
здесь не рассматривается. Однако в данном разделе кратко обсужден
вопрос о горении жидких капель.
5.1.1. Пожары в резервуарах
Наиболее глубокой работой по пожарам в резервуарах жидкого
топлива остается уникальное исследование со.. тских ученых, опублико-
ванное еще в конце пятидесятых годов [1]. В работах [1], [157], [188]
исследовались скорости горения резервуаров углеводородных жид-
костей. Диаметры этих резервуаров менялись в диапазоне 3,7-10“3 до
22,9 м. Во всех остальных резервуарах меньшего диаметра для поддер-
жания поверхности жидкости на уровне края контейнера использова-
лось специальное устройство. В этих работах было установлено, что
скорость горения, выраженная в виде линейной скорости выгорания R,
мм/мин (эквивалентная объемной потери жидкости с единицы площади
поверхности резервуара в единицу времени), оказалась значительной
для мало масштабных лабораторных резервуаров (диаметром от 1 см и
менее), причем минимальное значение линейной скорости выгорания
приходится на диаметр резервуара, равный примерно 0,1 м (рис. 5.1).
Можно выделить три режима горения. Если диаметр менее 0,03 м,
то пламена — ламинарные, а скорость горения R уменьшается с ростом
диаметра. При очень больших диаметрах (D > 1 м) пламена полностью
Рис. 5.1. Зависимость скорости регрессии и высоты пламен от диаметра резервуа-
ра в диапазоне диаметров от 3,7-10“* до 22,9 м
1 - бензин; 2- тракторный керосин; 3- соляровое масло; 4 - дизельное топли-
во; 5 - керосин; 6 - мазут [ 1 [, (157], [ 188]; 7 - ламинарный режим; 8 - неу-
стойчивый режим; 9- турбулентный режим
158
турбулентны и R становится независимой от диаметра. В диапазоне
0,03 < D < 1 м наблюдается переходной режим между ламинарным и
турбулентным пламенами. Зависимость от диаметра резервуара можно
объяснить с помощью рассмотрения изменений относительного вклада
тех или иных механизмов, благодаря которым идет подвод тепла от
фронта пламени к поверхности горючего. Скорость горения можно вы-
разить в виде
Lv
(5-2)
(соотношение 1.3). При отсутствии независимого теплового потока
Qa = Qp- который можно записать в виде суммы трех слагаемых, а
именно:
Qp ~ ^conduction + ^convection + Eradiation >
(5.3)
где qradiation учитывает переизлучение зеркалом поверхности жидкости, которое
обычно рассматривается как составная часть Q'£ (см. соотношение 5.6).
Слагаемым, связанным с теплопроводностью, описывается тепло-
обмен через кромки контейнера, следовательно,
Qconduction ~ kiTrD(Tp — Tl) ,
(5-4)
где Тр и Tj, - температура пламени и жидкости соответственно, к, - константа,
связанная с номером вклада данного слагаемого в теплообмен.
Конвективный обмен непосредственно с поверхностью горючего
выражается в виде
Qconvection _ кз
яЭ2 .
(TF-T0,
(5-5)
где к, - коэффициент конвективного теплообмена.
Наконец, слагаемое, связанное с лучистым теплообменом, задается
в виде
_г\2
Qradiation = кз ——— (Тр — т£)[ 1 — ехр(—кдБ) ] , (5.6)
где постоянная к, содержит константу Стефана-Больцмана (а) и коэффициент
учета характера подвода тепла от пламени к поверхности жидкости (разд. 2.4.1).
Выражением [1 - exp(-k4D)] описывается относительная излучательная способ-
ность пламени [соотношение (2.74)] . При внимательном рассмотрении можно заме-
тить, что к4 должен содержать не только коэффициент пропорциональности, связы-
вающий среднюю длину луча с диаметром резервуара, но и значения концентраций
и коэффициентов относительной излучательной способности излучающих веществ в
составе пламени.
159
Если разделить соотношение (5.4)-(5.6) на площадь поверхности
резервуара ttD2/4 и подставить эти результаты в соотношение (5.3),
получим
QF = 41^ = 4 + к2 (Tf - ТО + кз (Т? -
— ТЭД 1 - exp(-k4D) ] . (5.7)
Тогда линейная скорость выгорания может быть задана в виде
(5.8)
где р - плотность жидкости; L v - скрытая теплота парообразования, a Qp задает-
ся выражением (5.7).
Это выражение корректно отражает вид кривых на рис. 5.1. При
весьма незначительном диаметре D скорость горения определяется кон-
дуктивной компонентой теплопередачи, а при большом диаметре при
определении скорости горения преобладает вклад лучистой компоненты
при достаточном значении к4.
Преобладание лучистой компоненты при большом диаметре (D >
> 1 м) резервуаров для пожаров углеводородных горючих веществ под-
тверждается также результатами исследования [76]. Эти данные можно
поставить в соответствие со скоростями горения углеводородного горю-
чего с помощью следующего выражения:
R = R«,[1 -exp(-kJD)] , (5.9)
где R„ - предельная линейная скорость выгорания с преобладанием излучательной
компоненты [сравните выражения (5,6) и (5.9) и рис. 5.1 и 5.2].
Некоторые значения Rt» приводятся в табл. 5.1.
Судя по данным табл. 5.1 и рис. 5.2, предельные скорости выгорания
для трех насыщенных углеводородов идентичны, хотя одно из веществ
Таблица 5.1, Предельные скорости выгорания для пожаров
жидкостей в резервуаре [ 76]
Жидкое горючее
Предельная скорость выго-
рания R„, мм/мин*
Метан 6,6
п-бутан 7,9
п-гексан 7,3
Ксилол 5,8
Метанол 1,7
1 Из выражения (5,9) и данных рис. 5.2.
160
ДИАМЕТР РЕЗЕРВУАРА, М
Рис. 5.2. Зависимость скорости выгорания от диаметра резерву-
ара горящих жидкостей в открытых поддонах
1 - Н,; 2 - С4Н10; 3- метан; 4 - СвН14; 5 - ксилол; 6-
СН3 ОН
является криогенной жидкостью (сжиженный природный газ). Однако
предельная скорость для метана намного меньше, что обусловлено боль-
шим значением Lv [выражение (5.2)] и незначительной излучательной
способностью пламени метанола (см. разд. 2.4.2). Значение последнего
фактора было впервые продемонстрировано в работе [333], где было
проведено детальное изучение пламен над резервуарами спирта, бензи-
на, керосина и моторного бензина диаметром 30 см. Установка, исполь-
зованная авторами работы [333], показана на рис. 5.3. Они измерили
скорости горения этих жидкостей и подсчитали коэффициенты излуче-
ния пламен К на основании измерения формы пламени, температуры и
лучистого тепловыделения, приняв, что относительная излучательная
способность может быть выражена в виде
е = 1 — exp (-KL) ,
(5.10)
где L - среднее значение длины луча [выражение (2.74)].
Результаты измерений авторов работы [333] сведены в табл. 5.2.
Важной особенностью приведенных данных является то обстоя-
тельство, что температура неизлучающего пламени спирта гораздо выше,
чем температура пламен углеводородов, которые теряют значительную
часть тепла излучением от частиц сажи, находящихся в пламени
(разд. 2.4.3). Количество тепла, излучаемого к поверхности резервуара,
подсчитывалось с помощью выражения (5.10) при соответствующем
значении коэффициента облученности. Расчетные значения указанного
11 - 176
161
Таблица 5.2. Характеристики излучательной способности пламени
пожаров над резервуаром диаметром 0,3 м [ 333]
Горючие жидкости Температура Ширина пламени, °C : пламени |м м-‘ 1 Относительная излу- чательная способ- ность е
Спирт 1218 0,18 0,37 0,066
Моторный бензин 1026 0,22 2,0 0,36
Керосин 990 0,18 2,6 0,37
Бензин:
после 2 мин 921 0,22 3,9 0,59
” 5 ” 0,29 4,1 0,70
,. 8 „ 0,30 4,2 0,72
Таблица 5.3. Сравнение интенсивностей лучистого теплоотвода
к зеркалу поверхности горящих жидкостей с интенсивностями чистого
теплоотвода [ 333]
Жидкость
Тепло, необходимое для Оценка лучистого теплоот-
поддержания стационар- вода от пламен к зеркалу,
ной скорости горения, кВт
кВт
Спирт 1,22
Бензин 2,23
Моторный бензин 0,94
Керосин 1,05
0,21
2,51
1,50
1,08
количества тепла сравнивалось с интенсивностью подвода тепла, необхо-
димого для наблюдавшейся скорости горения. Результаты этих вычисле-
ний сведены в табл. 5.3.
Приведенные данные показывают, что лучистый поток, падающий
на поверхность спирта, далеко не достаточен для поддержания пото-
ка летучих продуктов. Недостающая часть тепловой энергии должна
доставляться конвекцией: этот вывод согласуется с наблюдениями о
форме пламени (рис. 5.4). Спирт горит бледно-голубым пламенем, близ-
ким к поверхности, которое очевидно касается ее, как показано на
рис. 5.4, а. При горении других горючих веществ непосредственно над
жидкостью образуется различимая зона паров. Это очевидно для бензина,
который при горении через некоторое время образует пламя той формы,
которые приведены на рис. 5.4, г и 5.4, д. Можно предположить, что зона
паров над углеводородными жидкими горючими веществами усиливает
доставку тепла к поверхности излучением. Этим обстоятельством можно
объяснить положительный разрыв между оценкой лучистого теплового
потока и тепловым потоком, который требуется для восходящего пото-
ка летучих продуктов горения. Однако почему имеет место тот или иной
уровень относительных значений этого разрыва, сказать пока трудно.
Во всяком случае толщина зоны паров (определяемой значением х на
рис. 5.4, в) составляет 50, 40-50 и 25-30 мм для бензина, моторного
бензина и керосина соответственно. (Эти наблюдения следует сопоста-
вить со структурными пламенами Корлетта, рис. 4.7 [98].)
Есть свидетельства тому, что скорость горения не является постоян-
ной величиной по всей поверхности жидкого горючего в резервуаре. В
работе [5] было установлено, что интенсивность испарения у периметра
162
3
Рис. 5.3. Схема установки, использованной авторами работы [ 333), для изуче-
ния пожаров резервуаров с жидким горючим
1- питающий резервуар; 2- термопары; 3- стержневой указатель уровня;
4 - резервуар для организации горения; 5 - переливная труба
пожара горючего в малом резервуаре выше, чем в центре, этот эффект
ярче всего проявляется у метанола, что увязывается с приведенными вы-
ше наблюдениями, которые относятся к форме пламени (рис. 5.4, а),
хотя при крупных очагах и сильно излучающих пламенах это явление
может носить противоположный характер (рис. 5.4, г). Это подтвержда-
ет и стационарное горение крупных пластин твердых горючих веществ,
образующих близкую к форме горючего в резервуаре конфигурацию.
Во время стационарного горения бу^ут прогреваться лишь поверх-
ностные слои глубоких резервуаров с жидким горючим веществом. Рано
или поздно под поверхностью жидкости устанавливается распределение
температуры, аналогичное тому, что показано на рис. 5.5 [333]. В работе
[2] было показано, что распределение температуры на рис. 5.5 может
быть описано эмпирической зависимостью
--Т-—~--=ехр(- кх) , (511)
Ts- Too
где х - глубина, a Ts и Тя - температуры при х = 0 и х = °° соответственно.
Рис. 5.4. Формы пламен в непосредственной близости к зеркалу горящих жидкос-
тей (333]
163
РАССТОЯНИЕ В ГЛУБИНУ ОТ. ПОВЕРХНОСТИ
ЖИДКОСТИ, мм
Рис. 5.5. Распределение температуры под поверх-
ностью n-бутана во время стационарного горения
(диаметр резервуара 36 мм) [ 2]
Выражение (5.11) является решением уравнения (2.15), в котором
t заменено на x/Rqq, где R^ - скорость выгорания, т. е.
d2T = _Roo ,_dТ
dx2 a dx
(5-12)
Соответственно константу к в выражении (5.11) следует приравнять
RooPc/k, но применительно к результатам, приведенным на рис. 5.5,
сходимость плохая. Это, вероятно, является следствием конечной вели-
чины— площади поверхности жидкости в резервуаре и теплоотвода через
стенки контейнера. Разумеется, к такому поверхностному слою при
постоянной температуре уравнения (5.12) неприменимо.
По мере выгорания жидкости в резервуаре и уменьшения глубины
жидкости, наступит такой момент, когда тепловые потери становятся
все более и более заметными. Если величина этих тепловых потерь
становится существенной, скорость горения уменьшится и горение
прекратится при условии, что тепловые потери окажутся достаточно
значительными для того, чтобы снизить температуру ниже температуры
воспламенения (разд. 6.2). С этим эффектом приходится сталкиваться
при попытках сжечь нефтяные пленки, плавающие на воде. Коль скоро
пленка частично выветрилась или из нее улетучились легкие фракции
(например, при выгорании), оставшаяся часть, хотя и является воспла-
164
меняемой, больше гореть не сможет, если толщина оставшейся пленки
менее нескольких миллиметров [299].
Температура поверхности свободно горящей жидкости близка или
немного ниже ее температуры кипения. Смеси жидкостей, такие как
бензин, керосин и дизельное топливо, не имеют фиксированной темпера-
туры кипения, и легкие летучие продукты этих смесей выгорают первы-
ми. Поэтому температура поверхности увеличивается по мере того, как
оставшаяся жидкая фаза смеси становится менее летучей. Опасность,
связанная с некоторыми смесями углеводородных горючих (особенно
сырой нефти), состоит в образовании прогретого слоя [79]. В таких
случаях распределение температуры, характерное для стационарного
состояния, аналогичное тому, которое показано на рис. 5.5, не уста-
навливается.
Вместо этого в горючую жидкость прогретый слой проникает со
скоростью, значительно превышающей линейную скорость выгорания.
Это явление иллюстрируется на рис. 5.6. Опасность возникает при пожа-
рах, которыми охвачены крупные резервуары для хранения таких сме-
сей, если прогретый слой проникнет на дно- резервуара и столкнется
со слоем воды (которая почти всегда там имеется), то в таком случае
может произойти мгновенное испарение воды, что вызовет выброс го-
рячей горящей нефти; это явление называют вскипанием. О вероятных
последствиях этого явления нетрудно догадаться [229], [416] . В
табл. 5.4 сопоставляются линейные скорости выгорания со скоростью
проникания вниз прогретого слоя (иначе тепловой волны) для ряда
нефтяных смесей.
Точный механизм образования прогретого слоя еще не установлен,
но поскольку это представляет собой явление, относящееся исключи-
тельно к смесям горючих, то это, вероятно, связано с селективным
характером испарения легких фракций. В работе [157] проведен обзор
по данной теме с некоторым анализом возможных механизмов этого
явления.
Таблица 5.4. Сравнение скоростей нарастания прогретого
слоя линейных скоростей выгорания жидких топлив [ 79]1
Тип жидкого топлива
Скорость Пронина---Линейная ско-
ния прогретого слоя, рость выгора-
мм/мин ния, мм/мин
Легкая сырая нефть при содержании
воды, %:
< 0,3
>0,3
Тяжелая сырая нефть и дизельное
топливо при содержании воды, %;
< 0,3
>0,3
Легкая фракция сырой нефти
7-15
7,5-20
1,7-7,5
1,7-7,5
> 8
3-20
4,2- 5,8
1,3-2,2
1,3-2,3
2,5-4,2
* Рассмотрено в работе [ 157].
Разбираются несколько возможных механизмов этого явления,
хотя ни одному из них автор не дает предпочтения. Согласно первому
механизму, предложенному в работе [159], происходит непрерывная
165
Рис. 5.6. Три этапа образования и распространения горячей зоны во время пожа-
ра резервуара с горючим. Положение исходного уровня жидкости указано стрел-
ками
миграция легких фракций к поверхности жидкости, что сопровожда-
ется дистилляцией. В соответствии со вторым механизмом, который
был предложен в работе [79], летучие фракции выделяются на границе
прогретого слоя и холодной жидкости, расположенной ниже этой грани-
цы, а затем поднимаются к поверхности жидкости. Механизм, предло-
женный авторами работы [2], сводится к конвективному перемешива-
нию с жидкостью, причем этот процесс стимулируется теплом, переда-
ваемым через стенки резервуара. Но тогда это означало бы, что образо-
вание прогретого слоя должно зависеть от диаметра резервуара, а такой
зависимости не наблюдается.
5.1.2. Горение жидких капель
Если воспламеняемая жидкость распылена в виде взвеси капель в
воздухе, то может произойти быстрое возгорание такой системы, даже
если жидкость еще не достигла температуры воспламенения (см.
разд. 6.2). Это является исключительно эффективным методом, с по-
мощью которого могут быть подожжены жидкие горючие вещества.
Метод широко применяется в промышленных топках и других устрой-
ствах (например, в камере сгорания дизельного двигателя). Случайное
образование легковоспламеняющейся аэрозоли или взвеси представляет
собой серьезную пожаро- и (или) взрывоопасность. Как указывалось
ранее (разд. 3.1.3), у аэрозоли топливной смеси существуют пределы
воспламенения, и они могут быть измерены. Для углеводородных жид-
костей нижний предел соответствует 45—50 г/м3, хотя это значение,
как можно видеть, уменьшается по мере увеличения размеров капли
(см. рис. 3.7) [78], [95]. Взрывы, связанные с воспламеняющимися
аэрозолями, представляют собой серьезную опасность при определен-
ных обстоятельствах, например в картерах морских двигателей [80].
166
В области исследования горения распыленных горючих веществ
и их брызг проделана значительная работа (см. [207], [499]), часть
которой посвящена изучению горения изолированных капель [429]. В
этой задаче по существу высвечивается взаимоотношение между тепло-
и массообменом на горящей поверхности. Целесообразно рассмотреть
здесь эту работу, так как это позволит подойти к понятию о числе мас-
сообмена Сполдинга, которое обычно называется число В [207], [365].
Первоначально это понятие возникло при исследовании испарения капли,
при котором скрытая теплота парообразования доставляется к капле
путем конвекции от окружающего каплю свободного газового потока.
Вывод, который подробно разбирается в работах [207] и [365], исхо-
дил из того факта, что расход вещества гп£ с поверхности капли можно
выразить двумя способами. По первому способу это можно записать
следующим выражением для теплообмена:
Ж§Ц = кв(4Т-) , (5-13)
dr
где Lv - скрытая теплота парообразования; kg - теплопроводность воздуха;
dT/dr - температурный градиент газа на поверхности капли и г - расстояние от
центра капли (при использовании сферических координат).
Ко второму способу можно записать следующее выражение для
массообмена:
msYfR = msYfs + Г-PgDf (-—£-) S1 , (5.14)
L dr J
где YfR - массовая доля горючего внутри капли; Yfs - поверхность капли; ра —
плотность воздуха; Df - рассеивание паров горючего в воздухе.
Эти выражения можно преобразовать к следующему виду:
d , Са(Т— Тоо)х _ . dbT ,
ms - Pgag ~ J--------------) s _ Pgag S’ (5Л 5)
ar Ly аг
m's' = pgDf-^ (-|“V“)S °gDf (TrD“)s ’ (5 l6)
dr Yfs - YfR dr
где ag - коэффициент температуропроводности; и Y^ - значения Т и Yf
при т = <«. Эти выражения идентичны, если соотношение Le = ag/Df = 1, где Le -
число Льюиса. Последнее является часто используемым допущением в задачах о
горении [ 231].
Выражения (5.15) и (5.16) означают, что by и Ьр являются пере-
менными, которые определяют направление и значение массового расхо-
да. Число массообмена определяется как разность между boo (т. е. при
г = °о) и bs, т. е. при г = R, где R - радиус капли, следовательно,
в = boo - bs = I-L = _(Lf--_X_fs)_ (5 л7)
U (Yfs-YfR) J
167
Авторы работы [365] показали, что интенсивность потери массы с по-
верхности капли задается выражением
m's' = ---1п(1 + В) , (5.18)
cg
где h - коэффициент конвективного теплообмена, осредненный по всей поверх-
ности капли [ 207], [ 365]; Cg - теплоемкость воздуха.
Поскольку h = Nuk/2R (разд. 2.3), то скорость испарения обратно
пропорциональна диаметру капли. Это весьма существенный фактор,
если требуется высокая скорость испарения, как в дизельном двигателе.
Если испарение сопровождается горением паров, некоторая часть
тепла, отдаваемая в пламя, будет вносить вклад в процесс выделения
фракции летучих продукций. Анализ уравнений сохранения (энергии,
горючего, кислорода и продуктов реакции) позволяет выделить ряд
индентичных переменных, аналогичных величине b (представленной вы-
ше, которые эквивалентны при условии Le = 1 и если принимается, что
диффузионное пламя является пламенем типа Бурке-Шумана (разд. 4.1),
т. е. скорость реакции неограничена, и горение проходит при стехио-
метрическом соотношении компонент смеси в зоне пламени (подразуме-
вается, что на стороне пламени, где находится горючее, кислорода нет) .
Обычно приводится следующее окончательное выражение для коэффици-
ента массообмена
В == Нс (УОг °°/гох) + (Тр-, — Ts)
Lv
(5.19)
где г ох - стехиометрическое соотношение кислорода и горючего, г/г.
Первое слагаемое в числителе — теплота сгорания, отнесенная к еди-
нице расходуемого воздуха, т. е. ~3 кДж/г (разд. 1.2.3). Второе слагае-
мое незначительно, и им можно пренебречь, таким образом, В сводится
к следующему виду:
J000
Lv
(5.20)
Судя по выражению (5.18), воспламеняемые жидкости с более низким
значением парообразования горят быстрее. Это иллюстрируется данными
табл. 5.5, где сравниваются коэффициенты В для ряда горючих. Анализ
приведенных в таблице данных высвечивает разницу в свойствах метано-
ла и алканов, которая уже обсуждалась (см. рис. 5.2).
Следует, однако, подчеркнуть, что в данном выводе принималось,
что передача тепла от пламени к поверхности жидкости проходит в кон-
вективном режиме. Следовательно, понятие коэффициента В первона-
чально разработанное автором работы [365], не может быть непосредст-
венно применено к ситуации, при которых существенную роль играет
лучистый теплообмен. В случае изолированной капли связанное с ней
168
Таблица 5.5. Значения коэффициента В для различных
горючих в воздухе при 20°С [ 136]
Горючее В
п-пентан 8,1
п-гексан 6,7
п-гептан 5,8
п-октаи 5,2
п-декан 4,3
Бензин 6,1
Голуол 6,1
Ксилен 5,8
Метанол 2,7
Этанол 3,3
Ацетон 5,1
Керосин 3,9
Дизельное топливо 3,9
пламя, будучи слабым, является не светящимся и обладает столь низкой
излучательной способностью [365], что теплопередача реализуется,
главным образом, за счет конвекции.
Таким образом, выражение (5.18) может быть использовано для
расчета скорости горения, которая будет меняться обратно пропорцио-
нально размеру капли. Эти выражения нельзя использовать для вычисле-
ния скорости горения капель в аэрозоли и в составе распыленных брызг,
из-за существенного вклада лучистого теплообмена.
5.2. ГОРЕНИЕ ТВЕРДЫХ ВЕЩЕСТВ
В первой главе указывалось, что горение твердого горючего обычно
требует химического разложения, в результате которого образуются
газы горючего (летучие продукты), которые могут поступать в пламя с
поверхности и сгорать в нем. Рассмотрение этих химических процессов
выходит за рамки данной книги, но здесь важно подчеркнуть слож-
ность происходящих при этом процессов и большое разнообразие обра-
зующихся продуктов при разложении полимеров [101], [245]. Мы вер-
немся еще раз к этому вопросу в опиннаппатой главе. Это связано с тем
обстоятельством, что дымообразование и образование токсичных газов
непосредственно зависит от состава летучих продуктов, так как эти
процессы приводят к образованию особенных веществ внутри пламени,
которые определяют излучательную способность пламени (разд. 2.4.3).
В данном разделе поведение синтетических полимеров будет рассмотре-
но отдельно от поведения древесины, которое заслуживает отдельного
анализа (разд. 5.2.2). В разд. 5.2.3 коротко будет рассмотрено поведение
пылевоздушных смесей.
5.2.1. Горение синтетических полимеров
В отличие от жидкостей, твердые вещества могут гореть при любой
ориентации, хотя термопластики в условиях пожара стремятся расплав-
ляться и течь (разд. 1.1.2). Важнейшие факторы, определяющие скорость
горения, уже были представлены в выражении m" = (Qa — Q£) /Lv. Тем-
пературы поверхности горящих твердых веществ обычно достигают
169
больших значений (для типичных твердых веществ более 350°С), таким
образом, лучистые потери тепла с поверхности значительны. Тепло, ко-
торое необходимо для образования летучих веществ или теплота гази-
фикации Lv у твердых веществ значительно выше, чем у жидкостей,
так как это связано с химическим распадом веществ (сравните Lv =
= 1,76 кДж/г для твердого полистерина с Lv = 0,64 кДж/г для жидкого
стерин мономера (табл. 5.6 [381]).
Таблица 5.6. Параметры горения, определенные в работе [381]
Горючие вещества1 фШ)
Пламезадерживающий (ПЗ) 3,74 25,1 98,7 И2
пенофенопласт (жесткий) ПЗ полиизоциануратный 3,67 33,1 28,4 92
пенопласт (жесткий, армиро- ванный волокнами) ПЗ полиоксиметилен (твердый) 2,43 38,5 13,8 16
Полиэтилен (твердый) 2,32 32,6 26,3 14
Поликарбонат (твердый) 2,07 51,9 74,1 25
Полипропилен (твердый) 2,03 28,0 18,8 14
Дерево (дугласова ель) 1,82 23,8 23,8 132
ПЗ полистирин (твердый) 1,76 61,5 50,2 35
Сложный полиэфир (арми- 1,75 29,3 21,3 17
рованный волокнами) Фенолпласт (твердый) 1,64 21,8 16,3 13
ПЗ полиметилметакрилат 1,62 38,5 21,3 24
(твердый) ПЗ полиизоциануратный пе- 1,52 50,2 58,3 33
нопласт (жесткий) ПЗ полипеноуретан (жесткий) 1,52 68,1 57,7 45
Сложный полиэфир (армиро- 1,39 24,7 16,3 18
ванный волокнами) ПЗ полистириновый пенопласт 1,36 34,3 23,4 25
(жесткий) ПЗ полипеноуретан (гибкий) 1,22 51,2 24,3 32
Метиловый спирт (жидкий) 1,20* 38,1 22,2 32
ПЗ полипеноуретан (жесткий) 1,19 31,4 21,3 26
Этиловый спирт (жидкий) 0,97 38,9 24,7 40
Пламезадерживающая фанера 0,95 9,6 18,4 102
Стирол (жидкий) 0,64х 72,8 43,5 114
Метилметакрилат (жидкий) 0,52 20,9 25,5 76
Бензин (жидкий) 0,49* 72,8 42,2 149
Гептан (жидкий) 0,4 81 44,3 30,5 93
1 Данные работы [ 424 ].
2 Для обуглившихся материалов т-^еа1 принимается как пиковое значение
скорости горения.
Материалы, которые обугливаются при нагревании [например,де-
рево (разд. 5.2.2)],поливинил хлорид, определенные термореактивные
синтетические смолы и т. д. (табл. 1.2) образуют слой обуглившегося
материала, который становится как бы защитой неохваченного процес-
сом горения горючего под этим слоем. На поверхности материала дости-
гается равномерно распределенная высокая температура; в соответст-
вии с этим преобразуется и характер горения.
На рис. 5.7 показана промышленная установка по исследованию го-
рения материалов [381]. Эта установка позволила непрерывно взвеши-
170
Рис. 5.7. Промышленная установка по исследованию
воспламенения материалов [ 381 ]
1 - кварцевая трубка (диаметром 0,17 м); 2- лучистые
нагреватели; 3 - клапан; 4 - подвижный кожух с водя-
ным охлаждением; 5 - образец; 6 - кислородный анали-
затор; 7 - устройство для непрерывного определения
веса; 8- электронный манометр; 9- воздух; 10 - пол;
11 - подогреватель воздуха
вать небольшой образец твердого материала (площадью 0,007 м2) по ме-
ре выгорания горизонтально расположенного образца. Концентрация
кислорода в окружающем воздухе, а также интенсивность внешнего лу-
чистого теплового потока мржно было регулировать. Это позволяло оп-
ределить различные параметры, входящие в формулу для т". Записав
Qa через ее составляющие, а именно через Qp и Qp, которые относятся
к тепловым потокам, поступающим к поверхности от пламени и от
внешнего лучистого нагревателя можно получить следующее выражение
ni" = (Qp + Qp — Qp)/Lv . (5.21)
Поскольку скорость горения сильно зависит от концентрации кислоро-
да, принималось, что Qp = , где £ и а' постоянны. Исследованию
подлежало зависимость гл" от Было установлено, что при постоян-
ном значении Qpm" линейно зависит от (т. е. а = 1) во всем иссле-
дованном диапазоне концентраций кислорода (рис. 5.8). Наклон прямой
на рис. 5.8 задается отношением £/Lv при условии, что (Qp - Qp)/Lv
является постоянной величиной, отсюда следует, что
m„ = JL^ +
Ly Ly
(5.22)
и аналогично этому при постоянном значении график зависимости
ш" от Qp (который является результатом экспериментальных наблюде-
ний) будет представлять собой прямую линию с наклоном 1/LV
(рис. 5.9). Значения Ly (тепловая энергия, необходимая для выделения
171
Рис. 5.8. Зависимость скорости выгорания массы полиокси-
метилена от мольной доли. кислорода (rj0 ) при отсутствии
внешнего теплового потока Qp = 0 [ 381] 1
летучих продуктов сгорания вещества) для нескольких материалов за-
даны в табл. 5.6. Эти данные согласуются с результатами, полученными
другими методами, например, таким как метод дифференциальной ска-
нирующей калориметрии [381]. Поскольку |/LV и Lv могут быть полу-
чены по этому методу, то становится известной константа £, а следова-
тельно, для воздуха можно подсчитать ?т?02 (т?02 =0,21). Это и есть теп-
ло, передаваемое от пламени к прверхности горючего, т. е. Qp. Значения
Qp сопоставимы со значениями Qp, которые были рассчитаны непосред-
ственно из выражения (5.21). Это позволяет четко выделить материалы,
которые не будут гореть, если внешний тепловой поток не достигнет
уровня, обеспечивающего положительное значение числителя выражения
(5.21) (примером такого материала может быть пламезадерживающий
фенолпласт).
Автор работы [381] предложил использовать величину
mi'deal = Qf/Lv (5.23)
в качестве меры интенсивности горения материала (табл. 5.6), т. е.
максимальный уровень скорости горения которого может достигать
материал, если все прочие тепловые потери сведены к нулю или точно
скомпенсированы подводимым тепловым потоком Qp = Qg[ выражение
172
Рис. 5.9. Зависимость скорости выгорания ма.ссы полиокси-
метилена от внешнего теплового потока (О,) в воздухе
(По =0,2») [381] L
(5.21)]. Несмотря на то, что такой подход приводит к результатам,
которые, по-видимому, достаточно разумно соответствуют данным,
полученным при огневых испытаниях, логичнее учесть в значении mj'dea]
тепловые потери материала, связанные с переизлучением тепла поверх-
ностью материала. Это, по-видимому, даст возможность рассчитывать
скорости горения при различных режимах доставки и потери тепла,
таким образом,
m" = mfdeal + (Qp' OD /Lv . (5.24)
Однако следует отметить, что значения рассмотренных параметров
были получены для относительно небольших образцов, таким образом,
значения mideal (или более конкретные Qp) вряд ли можно применить
к крупномасштабному горению материалов. Известно, что излучающая
и конвективные составляющие Qp меняются в зависимости от размера
очага (разд. 6.1 и рис. 5.1). В самом деле, за исключением материалов,
которые обычно горят несветящимся пламенем, такие, как полиокси-
метилен (также метанол, см. рис. 5.2), излучение преобладает при боль-
ших диаметрах очага (> 1 м). Хотя образцы, использованные в испыта-
ниях [380], были всего 0,1 м в диаметре, тем не менее было обнаружено,
что излучение становится главной формой теплообмена, даже если при
таких размерах концентрация кислорода в окружающей атмосфере по-
вышена (рис. 5.7). Этот эффект наблюдается из-за того, что повышен-
173
ные концентрации кислорода приводят к более горячим, более излуча-
ющим пламенам.
Эти пламена излучают более значительную часть полезной теплоты
сгорания обратно на поверхность. Дальнейшее увеличение скорости —
процесс автоматически ограниченный частично из-за того, что поток
летучих продуктов будет поглощать значительную часть излучаемого
теплового потока, а также будет стремиться к блокированию конвек-
тивного теплоотвода к поверхности материала.
Существуют достаточно веские доказательства того, что излучение
является преобладающей формой теплообмена для крупных очагов.
Автор работы [254] .наблюдал, что излучающая способность пламен
над полиметилметакрилатом (РММА) увеличивается примерно в три
раза при увеличении диаметра очага от 0,31 до 0,73 м, причем это со-
провождалось увеличением т" с 10 до 20 г/ (м2 • с). Кроме этого в
работе [264] было определено, что свыше 80% тепла, передаваемого к
поверхности горящей пластины РММА площадью 1,22x1,22 м происхо-
дит излучением. Приблизительно та же цифра была получена в работе
[380] путем экстраполяции данных для малых образцов на высокие
концентрации кислорода. Аналогия между двумя этими ситуациями
вселяет надежду на то, что методика, разработанная в работе [380],
может получить дальнейшее развитие, что позволит располагать данны-
ми, которые непосредственно можно распространить на полномасштаб-
ное горение.
Несмотря на значение излучения при стационарном горении твердых
материалов (и жидкостей), предполагается, что коэффициент Сполдинга
[выражение (5.19)] может быть использован в качестве меры воспла-
меняемости материалов. Этот коэффициент может быть получен рас-
четным путем [196] (см. табл. 5.5) или путем определения скорости
стационарного горения ш" при строго контролируемых эксперименталь-
ных условиях [185] и применяя выражение (5.18). Если преобладает
конвективный теплообмен и тепловые потери пренебрежимо малы
(сравни горение капли жидкой смеси, разд. 5.1.2) , такой подход может
дать удовлетворительные результаты. Если же диаметр очага больше
~0,1 м (см. рис. 5.1), то при стационарном горении такой подходне ра-
ботает. Коэффициент В можно модифицировать, если учесть излучение
пламени и тепловые потери. Тогда получим следующее выражение:
Во =_ (5 26)
Lv(l-E) ’ '
где Xr/Хд - доля тепла,излучаемого пламенем.и
E = (Q£+ Qj?R - Ql)/iJi“Lv , (5.26)
где QpR - лучистый тепловой поток пламени, падающий на поверхность.
Эти формулы были использованы в работе [380] для получения
выражений для QpR и Qpc (конвективный тепловой поток, исходящий
из пламени к поверхности материала) для ряда полимеров. Например,
174
авторы работы [380] получили данные, которые указывают на то, что
применительно к малым.образцам полиметилметакрилита и полипропи-
лена соотношение Qfr/QfC увеличивается с 0,6 в воздухе до 3,0 в ат-
мосфере смеси, состоящей из кислорода и азота, причем кислорода в
смеси более 50%. Тем не менее, поскольку результаты необходимых
измерений сильно зависят от использования аппаратуры, количественный
учет тепловых потерь затруднен. Таким образом, вопрос о применении
коэффициента В как средства для проведения классификации горючести
материалов остается открытым.
При стационарном горении изолированных очагов излучающая
способность пламени и количество тепла, необходимого для образова-
ния летучих продуктов, являются важными характеристиками, кото-
рые присущи самому материалу, а не связаны с взаимодействием с
окружающей средой. В работе [254] сравнивается излучающая способ-
ность пламен над пластинами различных полимерных материалов пло-
щадью 0,31x0,31 м, а именно: полиметилметакрилат (РММА), поли-
пропилен (РР), полистерин (PS), полиоксиметилен (РОМ) и полипено-
уретан (PUF). Было показано, что излучающая способность этих мате-
риалов убывает в следующем порядке:
PS > РР > РММА > PUF > РОМ .
Этот иерархический ряд очень близок ранжированию этих пластических
материалов в соответствии со скоростями горения, но целиком не совпа-
дает (табл. 5.7), а именно:
Таблица 5.7. Скорости горения пластических материалов
при пожаре [254]
Горючее1 Излучающая способность1 т", г/ (м1 с)
Полистерин 0,83
Полипропилен 0,4
Полиметилметакрилат 0,25
Полипеноуретан 0,17
Полиоксиметилен 0,05
14,1 + 0,8
8,4±0,6
10,0±0,7’
8,2±1,8
6,4+0,5
1 За исключением полипеноуретана, все горючие пластические материалы сго-
рали как горючее в резервуаре сечением 0,31x0,31 м. Данные для PUF получены
на основе наблюдений за распространением пожара.
1 Измерено на уровне 0,051 м над очагом.
3 Горение РММА в резервуаре диаметром 0,73 м дает т" = 20+1,4 г/ (м’-с).
PS > РММА > РР > PUF> РОМ .
Из этого ряда выпадают только РР и РММА, что можно объяснить хотя
бы частично разницей в количествах тепла, необходимого для образова-
ния летучих продуктов. У РР эта величина на 25 % превышает ту же
характеристику у РММА (см. табл. 5.6).
Если горение материала происходит при пожаре в закрытом прост-
ранстве, когда тепловой поток к поверхности материала поступает со
всех точек пространства, охваченного пожаром (гл. 10), то в таком
случае скорость, при которой горючий материал будет отдавать тепло
175
горящему помещению, можно вычислить на основе выражение (5.1),
т. е.
Qc = rh"x ДНсАр ,
где Ар - площадь поверхности горючего вещества.
Это уравнение можно переписать, если Qnet выразить как поток по-
лезного тепла, попадающего на поверхность,
Qc = -9n_etx днсАР
Lv
или
A = ДНс)
. У net л ( --)
Ар .Ly
Можно видеть, что при х , лежащем в относительно узком диапазоне
(0,4—0,7 согласно [378]), интенсивность теплопотерь горящего матери-
ала в сильной степени зависит от отношения AHC/LV, которое в работе
[326] названо коэффициентом горючести. Значения этой величины для
различных горючих веществ, подсчитанные по данным работы [378]
(но с применением понятия теплоты сгорания твердых веществ), приве-
дены в табл. 5.8.
Таблица 5.8. Значения отношения AHj/Ly для горючих веществ
Горючее1 | днс/и
Древесина дуба (твердая) 2,96
Твердый полипеноуретан (43) 5,14
Полиоксиметилен (гранулированный) 6,37
Твердый полипеноуретан (37) 6,54
Мягкий полипеноуретан (1-А) б,63
Поливинилхлорид (гранулированный) 6,66
Полиэтилен, содержащий 48 % хлора (гранули- 6,72
рован ный)
Жесткий полипеноуретан (29) 8,37
Мягкий полипеноуретан (27) 12,26
Найлон (гранулированный) 13,10
Мягкий полипеноуретан (21) 13,34
Эпоксидный пламезадерживающий стекло- 13,38
пластик (твердый)
РММА (гранулированный) 15,46
Метанол (жидкий) 16,50
Мягкий полипеноуретан (25) 20,03
Жесткий полипеностирол (47) 20,51
Полипропилен (гранулированный) 21,37
Полистерин (гранулированный) 23,04
Полиэтилен (гранулированный) 24,38
-V
176
Продолжение табл. 5.8
Горючее1 ДНс/Ly
Жесткий полипеноэтилен (4) 27,23
Жесткий полипеностирол (53) 30,02
Стирол (жидкий) 63,30
Гептан (жидкий) 92,83
1 Номера в скобках соответствуют числу образцов в документе [ 309].
’ Величина ДНС измерялась в кислородной калориметрической бомбе, а затем
в это значение вносились поправки для воды, так как данные для паров горючих
отсутствуют; величина была получена путем измерения скорости расхода горючего
при пиролизе в среде N , в зависимости от внешнего теплового потока для горю-
чих, данные о которых отсутствуют. Замечание: если ДНС заменить на теплоту
сгорания летучих продуктов (ДНс+Еу), то все коэффициенты горючести увеличат-
ся на единицу, но порядок ранжирования соответствующих материалов не изме-
нится.
Данные, приведенные в таблице, показывают, что для твердых горю-
чих веществ AHC/Ly меняется в диапазоне от 3 (для древесины дуба)
до 30 (для жесткого полипеностирола), причем соответствующие ма-
териалы располагаются в ранжированном порядке, который в широком
смысле отражает согласованность характеристик, основанных на данных
стационарного горения. Для жидких горючих веществ наблюдаются
более высокие значения ДНС/ Lv, которые меняются от 93 для гептана
до 17 для метанола. Низкий урвоень ДНс/1д, для метанола соответству-
ет большому значению скрытой теплоты парообразования и относитель-
но низкому значению ДНС (табл. 1.13) (см. разд. 5.1). Поскольку у
углеводородных полимеров (например, у полиэтилена) наблюдаются
более значительные величины теплоты сгорания по сравнению с соот-
ветствующими значениями их производных по кислороду (например,
полиметилметакрилата), то наблюдаются более значительные величины
ДНС/ЬУ. Хотя эти цифры, по-видимому, подтверждают порядок ранжи:
рования для различных материалов, логично было бы рассчитывать их
по теплоте сгорания летучих продуктов, а не по полезной теплоте сго-
рания твердого вещества. Последняя величина определяется с помощью
кислородной бомбовой калориметрии, и дня обугливающихся матери-
алов (например, дерева) будет включать также энергию, затрачиваемую
при окислении обуглившегося материала, который обычно горит очень
медленно в условиях реального пожара, причем большая часть процесса
горения обуглившихся материалов приходится на время, когда пламен-
ное горение уже прекратилось. Следствием такого свойства рассматри-
ваемых материалов является то обстоятельство, что отношение AHC/LV
для обугливающихся горючих материалов будет немного завышено
(см. табл. 5.8).
На коэффициент горючести могут влиять антипирены, изменяя
ДНс и (или) Lv. Это можно достигнуть изменением механизма пиролиза
(см. разд. 5.2.2) или путем разбавления горючего вещества инертным
заполнителем, например, тригидратом алюминия [236]. Однако на ин-
тенсивность тепловыделения [ выражение (la) ] влияет х , КПД горения
которого для пламесдерживающих материалов может быть не более
0,4. В работе [378] предполагается, что х может меняться от 0,1 до 0,4,
уменьшаясь для различных полимерных соединений в следующем поряд-
12—176
177
ке: алифатические соединения > алифатическо-ароматические соедине-
ния > ароматические соединения > высокогалогенизированные вещест-
ва. Некоторые значения, полученные с помощью промышленной уста-
новки по исследованию горения материалов, приводятся в табл. 5.9
[279].
Таблица 5.9. Доля тепловой энергии, выделяемой при
сжигании материалов на промышленной установке по
исследованию горения материалов [279]
Горючее | Qp, кВт/м2 1 Х | Xconv | Xrad
Метанол (V) 0 0,993 0,853 0,141
Гептан (1) 0 0,690 0,374 0,316
Целлюлоза 52,4 0,716 0,351 0,365
Полиоксиметилен 0 0,755 0,607 0,148
Полиметилметакрилат 0 0,867 0,622 0,245
39,7 0,710 0,340 0,360
52,4 0,710 0,410 0,300
Полипропилен 0 0,752 0,548 0,204
39,7 0,593 0,233 0,360
52,4 0,679 0,267 0,413
Стирол (1) 0 0,550 0,180 0,370
Полистирол 0 0,607 0,385 0,222
32,5 0,392 0,090 0,302
39,7 0,464 0,130 0,334
Поливинилхлорид 52,4 0,357 0,148 0,209
Если же поверхность горючего твердого материала ориентирована
вертикально, то в таком случае взаимодействие пламени и горючего
проходит совершенно по-другому. Пламя стелется по поверхности,
вовлекая воздушные массы лишь с одной стороны (рис. 5.10, а), эффек-
тивно заполняет пограничный слой и обеспечивает конвективный нагрев
по мере того, как поток горящих газов обтекает поверхность матери-
ала. Вертикальная поверхность горючего материала притягивает к себе
пламя, толщина которого у основания стенки минимальна. В этом
месте течение носит ламинарный характер; с высотой толщина пламени
увеличивается и по мере смешения летучих продуктов с восходящим
факелом течение турбулизуется и на высоте свыше 0,2 м пламя носит
уже турбулентный характер. Измерения, проведенные при горении тол-
стых вертикальных брусов РММА высотой 1,57 и 3,56 м, показали, что
массовая скорость выгорания достигает минимума на высоте примерно
0,2 м от нижнего сечения, увеличиваясь высотой и достигая максимума
вершины бруса (рис. 5.10, б) [284], [265]. Расчеты, основанные на из-
мерениях излучаемой мощности пламени в зависимости от высоты по-
казывают, что указанное выше свойство пламени можно объяснить из-
лучательной способностью пламени. Было подсчитано, что 75—87%
всего тепла, передаваемого к поверхности, осуществляется излучением
[285]. Хотя эти результаты в данном случае относятся к РММА, этот
вывод, по-видимому, можно вообще распространить на горение вер-
тикальных поверхностей горючих твердых материалов. Но необходимо
иметь в виду, что многие синтетические материалы (т. е. большинство
термопластических материалов) при горении расплавляются и текут.
Это обстоятельство не только приводит к режиму пожара, близкого к
178
пожару в резервуаре у основания стены, но и влияет на процесс горения
самой вертикальной поверхности. Совместное влияние пламен, разви-
вающихся на горизонтальной и вертикальной поверхности, неизбежно
приведет к интенсификации горения, что создает в замкнутых прост-
ранствах и закрытых помещениях определенные трудности (гл. 10).
Применение крупномасштабных испытаний как средства оценки пожа-
роопасности синтетических материалов для стенового покрытия пока-
зывает, насколько общественность озабочена потенциально опасными
ситуациями такого рода [199].
Горение горизонтальных нижних горючих поверхностей в изолиро-
ванном состоянии, как правило, не наблюдается, поэтому такого рода
процессы слабо привлекали внимание исследователей. А между тем
горючие потолочные облицовочные материалы могут оказаться в зоне
пожара (во время развития пожара помещения или в период полного
охвата помещения пламенем, разд. 9.2) и усилить процесс горения под
потолком [178] (разд. 4.3.3). Однако потолочное облицовочное покры-
тие редко воспламеняется и горит без существенного подвода тепла от
основного очага горения, расположенного на уровне пола или поблизос-
ти. Было установлено, что пламена на нижней стороне небольших плас-
тин полиметилметакрилата весьма незначительны. Кроме того, пламена
слабы при условии относительно незначительного теплового потока,
поступающего к поверхности Qp, по сравнению с процессом горения
в резервуаре. Так, в работе [281] было подсчитано, на основании дан-
ных, полученных для пластины РММА размером 0,05x0,05 м, что значе-
ния Qp должны составлять 8 и 22 кВт/м2 для горения снизу и
сверху соответственно. Возникновение и поведение пламен в такой
конфигурации исследовалось в работе [283] с помощью обращенных
книзу пористых горелок, что делало скорость подачи независимой от
интенсивности теплообмена. Генерировались пламена ячеистой струк-
туры, причем их размер и поведение зависели от скорости подачи газо-
образного горючего. Ячейки были мелкими и хорошо различимыми,
причем размер ячеек возрастал по мере увеличения расхода горючего.
Ячеистая структура всегда сохранялась даже в самой верхней части
пламен, которые можно было реализовать в установке. Ячеистый ха-
рактер пламени время от времени наблюдался на последних этапах по-
жара помещений под горящими потолками.
До сих пор рассматривалось лишь горение плоских поверхностей
в изолированном положении или в экспериментальных условиях при
подведении теплового потока. При реальных пожарах изолированное
горение происходит только на ранних этапах до момента, когда огонь
распространится далеко за пределы первоначально загоревшегося пред-
мета. Как только произошло увеличение площади, охваченной пожаром,
взаимное облучение от пламен и между различными горящими поверх-
ностями приведет к увеличению как скорости горения и скорости рас-
пространения пожара (разд. 7.1.5). В самом деле, повсюду тепловой
поток училивается, вызывая увеличение скоростей горения (разд. 9.1).
Это можно ожидать в любом ограниченном пространстве, в котором
возгораемые поверхности находятся достаточно близко (разд. 2.4.1) .
С этой точки зрения наиболее опасными местами зданий являются про-
ходы, пустоты и ниши, которые, будучи облицованы горючими мате-
риалами, представляют собой оптимальные конфигурации для быстрого
179
б
Рис. 5.10. Иллюстрация горения вертикальной стороны материала (а); зависи-
мость местной массовой скорости выгорания от расстояния от нижнего сечения
вертикальных брусьев РММА шириной 0,91 м, высотой 3,6 и 1,5 м (ff)
1 - расчетная массовая скорость выгорания для бесконечного широкого бруса;
2 - аппроксимирующая прямая, уравнение которой при ширине бруса 91 см
записывается в виде m'g\ = 3,92-10“’« + 5,48 г/(м’-с) [285]
распространения пожара и интенсификации горения. Следует избегать
таких ситуаций или обеспечивать адекватную противопожарную защиту
таких мест.
5.2.2. Горение древесины
В отличие от синтетических материалов древесина является неод-
нородным материалом, к тому же и неизотропным, т. е. многие его свой-
ства меняются в зависимости от направления, в котором ведутся изме-
рения. Древесина является сложной смесью естественных полимеров
большой относительной молекулярной массы, важнейшим из кото-
рых являются целлюлоза (~50%), гемицеллюлоза (~25 %) и лингин
(~25 %) [245]. Однако массовые доли этих компонентов смеси меня-
ются от одной разновидности древесины к другой. Кроме того, древе-
сина содержит, поглощенную влагу, количество которой меняется в
зависимости от относительной влажности и условий хранения. Целлю-
лоза, которая является главной составной частью всех высоких растений,
это - уплотненный полимер гексоды сахара и D-глюкозы (рис. 5.11/?),
ей присуща линейная структура, показанная на рис. 5.11, б. Такая кон-
фигурация позволяет молекулам соединяться в пучки (микрофибри-
лы), которые обеспечивают стенкам клетки конструкционную прочность
и жесткость. Микрофибрилы связываются друг с другом в процессе
180
Рис. 5.11. 0 - D - глюкопираноза (устойчивая конфигурация. D- глюкоза)
(а); частьмолекулы целлюлозы (б)
одревеснения, когда гемицеллюлоза и лигнин откладываются в расту-
щем дереве.
Структура гемицеллюлозы аналогична, основана она на пентозе са-
харов, но структура лигнина намного сложнее [146]. Термогравиметри-
ческий анализ раезложения древесины, целлюлозы и лигнина (рис. 5.12)
показывает, что эти составляющие распадаются с выделением летучих
продуктов при различных характерных температурах: гемицеллюлоза —
при 200-260°С, целлюлоза - 240-350°С, лигнин - 28О-5ОСРС [336].
При нагреве лигнина до температуры, превышающей 400—500°С, лету-
чие продукты составят 50%, что уравновешивается оставшейся массой
углистого остатка. С другой стороны, чистая а-целлюлоза — материал,
выделяемый из хлопка и тщательно промытый для удаления любых
неорганических примесей, - составляет всего 5 % углистого остатка
после нагревания при ЗОО°С. Однако при наличии неорганических при-
месей (например, солей соды и т. д.) может быть достигнут еще боль-
ший выход углистого остатка - свыше 40 % [245]. Примером этого
может служить вискозное волокно (волоконный материал, состоящий
из регенерированной целлюлозы, имеющей относительно высокое оста-
точное минеральное содержание). Если подвергнуть древесину сжиганию
или нагреву при 450°С, то обычно на углистый остаток приходится 15-
25 %, причем большая часть этого остатка обязана своим содержанием
лигнину (вплоть до 10—12% от первоначальной массы древесины).
Однако выход из целлюлозы (и предположительно из гемицеллюлозы)
может быть различным в зависимости от температуры или скорости го-
рения, и в наибольшей степени от природы и концентрации любой из
присутствующих минеральных солей. Значимость этого фактора состоит
181
Рис. 5.12. Термогравиметрический анализ образцов древесины массой 90—100 мг
(тяжелая сосна), порошка целлюлозы (ватманской бумаги) и лигнина, нагретых
при вакууме и скорости нагревания 3°С мин (а); графики, построенные по резуль-
татам термогравиметрического анализа (б) [69]
1 - лигнин; 2- целлюлоза; 3 - древесина
в том, что должна измениться природа летучих продуктов, если имеется
изменение выхода углистого остатка, а следствием этого является изме-
нение характера пожара.
Несколько авторов публикаций сообщали о влиянии на распад
древесины температуры [245] и минеральных примесей [236]. Послед-
ний эффект особенно четко просматривается в работе [57], где сравни-
ваются выходы угля, смолы, воды и газа (главным образом СО и СО2)
из образцов древесины тяжелой сосны, которая обработана рядом солей,
для придания древесине некоторой степени огнезащитности
(табл. 5.10).
Фракция, обозначенная как смола, содержит горючие и летучие
продукты, состоящие из веществ малой летучести, самой важной из них,
по-видимому, является левоглюкозан, формула которого приведена
ниже
182
Таблица 5.10. Данные пиролиза тяжелой сосны [ 57]
Тип огнезащитной Концентра- Уровень Уголь, Смола, | Вода, 1 Газ* ,
обработки древе- сины ция исполь- зованного раствора, % обработ- ки, % % % % %
— — — -J — —
Необработанная древесина - - 19,8 54,9 20,9 4,4
+ Na, В40, 5 4,28 48,4 11,8 30,4 9,4
+ (Nhj1) 3ЙРО. 5 6,69 45,5 16,8 32,0 5,7
+ полифосфат аммония 5 5,0 43,8 19,0 34,6 2,6
+ н3во3 5 3,9 46,2 10,7 33,9 9,2
+ сульфат аммония’ 5 6,3 49,8 2,6 33,4 14,2
+ Н3РО4 5 6,8 54,1 2,5 37,3 6,1
1 Неконденсируемые газы СО, СО2, Н,, СН4.
5 NH4-NH3-SO3.
По-видимому, существуют два конкурирующих механизма распада цел-
люлозы. Обратимся к рис. 5.11, б [245]. Если рвется любая из связей
типа к или L, шестиэлементное кольцо становится открытым, но непре-
рывность полимерной цепи остается ненарушенной. Предполагается, что
при этих условиях продуктами распада будут смола, в которой в качест-
ве основных составляющих присутствуют летучие продукты СО,СО2 и
Н2О. Если же рвутся связи типа m или п, то рвется и звено полимерной
цепи. От остающихся открытыми реакционноспособных концов могут
отколоться молекулы левоглюкозана, а затем и улетучиться из высоко-
температурной зоны. Малые скорости нагревания или относительно
низкие температуры, по-видимому, способствуют реакции, при которой
образуется углистый остаток. Аналогично действует целый ряд огнеза-
щитных добавок, обычно употребляемых для улучшения огнестой-
кости древесины (например, фосфаты и бораты), способствуя процессу
образования углистого остатка за счет процесса образования смолы. В
табл. 5.10 показано, как можно более, чем в два раза увеличить выход
углистого остатка путем обработки сосны фосфатами и боратами, в то
же время состав летучих продуктов изменяется: уменьшается горючая
составляющая смолы [57], вследствие чего теплота сгорания летучих
продуктов также уменьшается. Это приведет к уменьшению количества
тепла, котррое может быть доставлено на поверхность древесины от
пламени [Q" в выражении (5.21) ], таким образом, уменьшится mideai
[в выражении (5.23)]. Вследствие этих явлений может потребоваться
183
более мощный тепловой поток Qj5 в выражении (5.21) для поддержания
горения (см. табл. 5.6). Углистый слой по мере его накопления будет
служить защитой для древесины, находящейся под этим слоем. Для
обеспечения теплового потока, необходимого для выхода летучих про-
дуктов, потребуются более высокие температуры поверхности, наличие
которых будет означать более высокие тепловые потери (с учетом Q£) •
Противодействием этому будет процесс некоторого окисления смолы,
который положительно скажется на тепловом балансе.
По мере сгорания бруса древесины и накопления углистого слоя
изменяется состав летучих продуктов. В работах [334], [335] доказа-
тельств этому утверждению не было найдено, хотя образцы, которыми
пользовался автор, могли быть слишком маленькими для обнаружения
этого эффекта. Автор проводил бомбовую калометрию при сжигании
небольших образцов древесины (сушеная буковая древесина европей-
ской породы), при этом образцы древесины подверглись частичному
разложению с образованием углистого остатка, что позволило автору
подсчитать теплоту сгорания летучих продуктов. Результаты этих иссле-
дований представлены в табл. 5.11. В этих экспериментах выход углисто-
го остатка составил 16-17% исходной массы древесины. Согласно
данным табл. 5.11, это означает, что на долю углистого остатка прихо-
дится около 30% полного выделенного тепла, уходит примерно 33 %
полной потребности воздуха при сжигании древесины. Авторы работ
[69] провели аналогичные эксперименты с образцами древесины сухой
тяжелой сосны и получили доказательства того, что состав летучих про-
дуктов меняется, но вероятно вопреки ожиданиям, летучие продукты
по мере продолжения процесса распада, становятся более горючими.
Результаты этого исследования можно представить следующим образом:
при потере массы 10% ДНС (летучих продуктов) =11,0 кДж/г;
при потере массы 60% ДНС (летучих продуктов) = 14,2 кДж/г.
Испытуемая древесина ДНС (древесины) = 19,4 кДж/г. Обнару-
женную очевидную разницу предстоит еще объяснить. Авторы [69]
показали также, что ДНС (теплота сгорания летучих продуктов) была
меньше для огнезащитной древесины по сравнению с исходной древеси-
ной, не подверженной обработке антипиреном, что согласуется и наблю-
дениями, приведенными в табл. 5.10.
Горение деревянных брусьев и бревен. Сложность строения древе-
сины затрудняет объяснение процесса ее горения с применением выраже-
ния (5.2). Из-за волокнистой структуры древесины ее физические ха-
рактеристики меняются с направлением; поэтому теплопроводность
древесины в направлении, параллельном волокнам, примерно в два
раза больше теплопроводности в направлении, перпендикулярном на-
правлению волокон. Еще большая разница в газопроницаемости (соот-
ношение здесь порядка 103 :1 [337]). Летучие продукты, образующиеся
непосредственно под поверхностью, не охваченной огнем части древеси-
ны, могут улетучиться легче по трассе вдоль волокон, нежели под пря-
мым углом к поверхности плиты. Свидетельством этого может быть
появление струй летучих веществ и пламени с торца горящего бревна или
кряжа, или из нароста.
Древесина теряет свой цвет и обугливается при температуре свыше
200-250°С, хотя тот же результат имеет место при длительном нагреве
и при более низкой температуре (>120°С). Уже при температуре свыше
184
Таблица 5.11. Данные по сжиганию древесины и продуктов
ее распада [334]
Данные Древесина бу- | Летучие 1 Углистый.
ка европейской] породы продукты । остаток
Полная теплота сгорания*, кДж/г 19,5 16,6 34,4
Средняя молекулярная формула СН О сн.о СН. ,0,
Теоретическая потребность в воздухе1 5,Т ’ 4.S пЛ
(количество воздуха в г, приходя-
щееся на 1 г горючего)
1 Бомбовая калориметрия при сжигании образцов.
’ Разд. 1.2.3.
ЗОО°С начинается быстрое физическое разрушение. Этот процесс начина-
ется на поверхности углистого остатка с появлением слабых трещинок,
перпендикулярных направлению волокон. Это позволяет летучим про-
дуктам легко просачиваться через поврежденную поверхность из слоя,
где произошло образование этих продуктов (рис. 5.13) [337]. По мере
увеличения углистого слоя трещины будут расширяться, что рано или
поздно приведет к характерной картине расщепления и растрескивания
поверхности. Появление таких явлений в зданиях, поврежденных пожа-
рами, может дать представление об интенсивности развития пожара
[56], но систематического исследования этого вопроса нет, а использо-
ванный для такого исследования метод не внушает особого доверия
[104].
Ясно одно: горение древесины является более сложным процессом,
чем горение синтетических полимеров. В любом теоретическом исследо-
вании необходимо учесть не только входящие в выражение (5.2) члены,
которые будут усложнены наличием углистого слоя, но и взаимодей-
ствия, происходящие внутри раскаленного углистого слоя. Последний
может подвергаться окислению по мере диффузионного притока неболь-
ших количеств кислорода к поверхности древесины. Этот процесс, буду-
чи экзотермическим, усилит тепловую энергию, расходуемую на распад
древесины, и уменьшит явную теплоту, идущую на образование газооб-
разных продуктов. __________________________________
Вообще говоря нет твердо установленных данных о значении величи-
ны Lv для древесины (табл. 5.12 и 5.13); значения этого параметра,
приводимые в литературе, меняются в диапазоне от 1,8 кДж/г и менее,
до 7 кДж/г. Конечно, состав веществ в различных породах дерева меня-
ется в широких пределах. Высказывается предположение о возможном
существовании корреляции между значениями Lv и газопроницаемостью
(табл. 5.12 [401]) или содержание лигнина [153], но для проверки
этих гипотез нет достаточных данных. Тем не менее известно, что ско-
рость распада древесины или целлюлозы весьма чувствительна к наличию
минеральных примесей таких, как антипирены (рис. 5.14). Таким обра-
зом, разница характеристик для дугласовой ели и огнестойкой фанеры,
о которой сообщалось в работе [381] (1,8 и 0,95 кДж/г соответствен-
но) , находится в соответствии с каталитическим действием антипиренов
на реакцию образования углистого остатка, на которую уже указыва-
лось выше (см. табл. 5.6). Хотя вариация относительного содержания
трех главных составляющих древесины от одной породы дерева к дру-
185
ТЕПЛО ВНЕШНЕГО ИСТОЧНИКА
Рис. 5.13. Поперечный разрез бруса горящей или подвергающейся пиролизу дре-
весины [331]
1 - зона растрескивания и образования трещины; 2 - ненарушенная зона; 3 -
углистый остаток; 4 - зона пиролиза; 5 - зона, не охваченная пиролизом. Чер-
ными стрелками указаны возможные направления движения летучих продук-
тов
гой оказывает, вероятно, какое-то влияние на Lv, тем не менее можно
предположить, что преобладающее влияние оказывает изменение содер-
жания в древесине различных минеральных составляющих. Это до сих
пор, однако, не исследовалось на систематической основе.
Таблица 5.12. Значения Lv для различных пород древесины [401]
Породы Плотность, кг/м3 Газопрони- цаемость, см/с, атм/см Значение Lv, Дж/г, при потере массы, %
10 г 30
Западный крапчатый болиголов 340 10 5100 6280
Западный красный кедр 360 2 5610 7110
Подо (Podo) 460 100 2800 3430
Дугласова ель 450 2 5940 6690
Лиственница 510 2 5230 5440
Абура (Abura) 590 2000 1800 2590
Макор (Макоге) 640 ю-3 4730 6280
Ясень 650 10 2220 2510
* Большинство этих цифр являются средними значениями, полученными при
тепловых потоках 20; 30 и 40 кВт/м1.
Из повседневного опыта известно, что толстый кусок древесины не
загорится, если его не подвергнуть воздействию либо лучистого, либо
конвективного теплового потока, исходящего из другого источника
(например, пламен вспыхнувшего поблизости пожара или горящей по-
верхности) . Это утверждение согласуется с наблюдениями авторов ра-
боты [381] о том, что Qp « Qp для дугласовой ели (см. табл. 5.6)
[381]. Это означает, что передача тепла от пламени теоретически доста-
точна для компенсации тепловых потерь образца при горении. Результа-
186
Таблица 5.13. Значения Lv для различных пород древесины [ 297]
Порода
Ly, Дж/г
Тяжелая сосна
Красный дуб
Черемуха
Светлый дуб
Клен
Кедр
Ореховое дерево
Красное дерево
Дугласова ель
2790
1740
ЗОЮ
1410
2020
2260
3230
2790
1820*
1 [381].
ты, полученные в работе [297] с помощью установки, аналогичной той,
что применялась в работе [381], показывает, что Qp < Qp для несколь-
ких пород дерева. Понятно, что горючесть древесины зависит от действу-
ющего на нее теплового потока. Тем не менее в литературе, в частности
в той, что касается расследования пожаров, традиционно приводится
линейная скорость горения древесины, равная 0,6 мм/мин. Эта цифра
берется из наблюдений за толщиной углистого слоя деревянных балок
и стоек, которые подвергались стандартным огневым испытаниям [61].
Эти данные можно сопоставить с данными работы [381] для дугласовой
Рис. 5.14. Результаты термогравиметрического анализа образцов
древесины (древесина тяжелой сосны)
1 - необработанная древесина; древесина, обработанная различ-
ными минеральными солями; 2- 2 % N.B. О,-ЮН30; 3 - 2 %
NaCl;4- 2% NH4-H,PO4 [57]
187
ели mi'deai •= 13 г/ (м2 • с), которые соответствуют идеальной линейной
скорости горения ~2 мм/мин. Конечно, скорость горения Rw не являет-
ся постоянной величиной, как можно видеть из рис. 5.15, а существенно
меняется в зависимости от теплового потока соответственно по формуле
Rw = 2,2-10”2! мм/мин, где I выражается в кВт/м2 [89]. При пожарах
помещений местные температуры в некоторых точках могут достигать
1100°С,соответствующее излучение черного тела составит 200 кВт/м2,
что может вызвать скорости горения древесины порядка 4,4 мм/мин.
Рис. 5.15 относится к брусьям достаточно толстым, чтобы их можно
было рассматривать как полубесконечные твердые тела применительно
к длительности горения, считаясь при этом с тем, что тепловому воздейст-
вию подвергается относительно тонкий слой, расположенный под регрес-
сирующей поверхностью горючего материала (ср. с рис. 5.5). Большие
скорости горения будут наблюдаться для термически тонких образцов
при условии, что теплоотвод от тыльной стороны образца твердого го-
рючего материала не будет достаточно высоким [ включая Ql в выра-
жении (5.2)J.
Толстые деревянные брусья не могут гореть в изолированных усло-
виях, но тонкие щепки для розжига (спички, например) могут относи-
тельно легко загораться и продолжать гореть, хотя пламя может охва-
тывать их со всех сторон. Это возможно потому, что тонкие образцы
ведут себя как системы с низким значением критерии Био (разд. 2.2.2).
Таким образом, если поджечь такую систему и убрать затем источник
зажигания, то в таком случае интенсивность теплоотвода с поверхности
внуть тела образца будет минимальной (разд. 6.3.2). Можно оценить
максимальную толщину деревянного бруса, который можно еще счи-
тать тонким с точки зрения зажигания. Эта величина зависит, главным
образом, от длительности контакта с источником зажигания (прини-
малось, что таким источником являлось пламя). Толщина прогретого
слоя составляет порядка (at)1 /2, где t - длительность в секундах
(разд. 2.2.2). Пусть длительность приложения источника зажигания
равна 10 с, тогда максимальная толщина щепки дуба (а = 8,9 10”* м2/
/с), которую можно поджечь, составит порядка 2(at)1/2 2 10-3 м
(если принять, что щепка со всех сторон охвачена пламенем). В прин-
ципе, чем дольше экспозиция источника зажигания, тем толще может
быть подожжен образец, но в таких случаях начинают сказываться
на рассматриваемом явлении другие факторы - такие, как уменьше-
ние выхода летучих продуктов с поверхностных слоев и направление
распространения возникшего после возгорания пламени (разд. 7.1.1).
Длительность горения тонкого бруса меняется примерно пропорцио-
нально D11, где D - диаметр, а п = 1,6 ±0,2 [389].
Горение штабелей, сложенных из деревянных брусьев или бревен.
В первых разделах рассматривалось горение на плоских поверхнос-
тях, так как это имеет прямое отношение к горению изолированных
материалов, хотя при реальных пожарах сложная геометрия и конфигу-
рация могут вызвать взаимодействие различных объектов, которые мо-
гут существенным образом повлиять на процесс горения (гл. 9 и 10).
Одним из характерных очагов может служить штабель, сложенный из
деревянных брусьев или бревен, который представляет собой клетку
пересекающихся рядов бревен. Скопление тепла внутри штабеля и
взаимное поперечное тепловое излучение горящих поверхностей способ-
188
ЛУЧИСТЫЙ ТЕПЛОВОЙ ПОТОК, кВТ/М2
Рис. 5.15. Изменение скорости обугливания древесины в зависимости от
лучистого теплового потока ( 89]
ствуют энергичному горению брусьев или бревен значительных попе-
речных сечений (сравни пожары отдельных бревен). Такие штабели ис-
пользуются, главным образом, в качестве средств генерирования устой-
чивых и самовозобновляющихся источников пожаров в целях прове-
дения соответствующих исследований и экспериментов. При этом можно
независимо друг от друга регулировать несколько параметров, опреде-
ляющих слой горючих материалов, режим горения которого задается
скоростью и длительностью. В число таких параметров входят толщина
бревна Ь, число рядов в штабеле N, расстояние брусьев или бревен друг
от друга в каждом ряду s длина брусьев или бревен [43], [148]. Можно
также регулировать влажность древесины.
В работе [14 8] различают два режима горения, соответствующих
недостаточно проветриваемым и хорошо проветриваемым штабелем.
Первый тип штабелей - это компактно уложенные брусья или бревна.
Скорость горения такого штабеля зависит от отношения Av/As, где As —
суммарная поверхность бревен, Av — открытая площадь торцевых
189
Рис. 5.16. Влияние пористости на приведенную скорость горения штабелей (дугла-
сова ель). Символы относятся к набору толщин бревен (Ь) и к расстоянию их
друг от друга (s) (148]
1 - бальза; 2 - красное дерево; 3 - ясень; .4 - область, где негаснущее пламя не
может существовать
сечений брусьев или бревен. Автор работы [148] моделирует скорость
горения с помощью параметра толщины брусьев или бревен Rb1 > , где
R - скорость в % на секунду, и сравнивает ее с коэффициентом порис-
тости Ф = №'5b1'1 (Av/As). Этот параметр найден на основе соотноше-
ния mac/m, где тас — массовый расход воздуха, текущего через торцы
брусьев или бревен, ш — суммарная интенсивность образовану^летучих
продуктов. Поскольку m"a Ь“°'в [148] и принимая, что mahc Av, где
hc(=Nb) — высота штабеля, получим
_Аас_ а (Nb)172 A v _ j^i л ь 1,1 _Ау_
m Asb“0'6 As
На рис. 5.16 представлен график зависимости параметра Rb176 от
Ф. При Ф < 0,08 между Rb1'6 и Ф существует линейная зависимость, но
при Ф> 0,1 величина Rb1'6 почти не меняется. Эта последняя ситуация
190
соответствует достаточному проветриванию и бурному горению внутри
штабеля, при этом скорость горения регулируется с помощью подбора
толщины отдельных брусьев или бревен (за пределами параметра Ф >
> 0,4 негаснущее пламя не может существовать).
5.2.3. Горение пылевоздушных смесей
Горючие твердые материалы, находящиеся в дисперсном состоянии,
ведут себя при пожаре как простые горючие материалы. К этому следует
добавить краткое описание двух видов поведения таких дисперсных
систем, а именно способность вызывать тлеющее горение и возможность
создания взрывоопасной атмосферы. Тление может происходить только
в том случае, когда речь идет о пористых материалах, образующих при
горении углистый слой. К таким материалам относятся опилки или
древесная мука. Для реализации механизма горения необходимо, чтобы
окисление поверхности твердой фазы углистого остатка генерировало
количество тепла, которого было бы достаточно для того, чтобы вызвать
обугливание не прогретой еще пылевоздушной смеси, которая в свою
очередь начнет окисляться. Пламенное горение кучи древесной муки,
например, может прекратиться само по себе (при недостаточной вели-
чине Qp) или быть потушено. Однако после тушения остается тлеющее
пламя, которое будет развиваться внутри кучи. Термопластическая
пыль, не образующая углистого остатка, при воздействии теплового
потока просто расплавится и превратится в лужу расплавленного мате-
риала. Подробно явление тления будет рассмотрено в разд. 8.2.
Многие, но не все, воспламеняющиеся аэрозоли могут быстро вспых-
нуть в воздухе, если их распространить в воздухе в виде пылевого об-
лака. Тление такой системы эквивалентно горению воспламеняемой аэ-
розоли или взвеси капель, о которых было уже сказано (6.1.2). Опас-
ность, связанная с образованием и загоранием пылевоздушных смесей в
окружающей среде промышленных и сельскохозяйственных предприя-
тий, признано уже давно. В таких обстоятельствах могут произойти
мощные и разрушительные взрывы. Примером таких взрывов могут
быть взрывы угольной пыли в шахтах, взрывы мучной пыли на зерновых
элеваторах. Если речь идет о воспламеняющихся газах и парах, то в та-
ких случаях можно указать пределы воспламенения (или взрываемос-
ти), минимальные уровни энергий зажигания, температуры самозажи-
гания и т. д. Этот вопрос глубоко изучен, но, по нашему мнению, он вы-
ходит за рамки настоящей книги. Существует ряд прекрасных обзоров
и монографий, в которых данный вопрос рассмотрен во всей его пол-
ноте [37], [131], [289].
191
Глава 6
ЗАЖИГАНИЕ - ВОЗНИКНОВЕНИЕ ПЛАМЕННОГО
ГОРЕНИЯ
Зажигание можно определить как такой процесс, с помощью кото-
рого возникает быстрая экзотермическая реакция, распространяющаяся
на материал, вызывая в нем изменения, приводящие к резкому повы-
шению температуры относительно температуры окружающей среды.
Так, зажигание стехиометрической пропано-воздушной смеси вызывает
реакцию окисления. Эта реакция в виде пламени распространяется по
смеси, превращая углеводородные соединения в диоксид углерода и
водяной пар характерной температуры, заключенной в диапазоне 2000—
2500 К (гл. 1). Удобно различать два характерных вида возникновения
процесса горения, а именно: 1)вынужденное зажигание, при котором
воспламенение возникает в горючей паровоздушной смеси с помощью
некоторого источника зажигания, такого, как электрическая искра или
постороннее пламя; 2) самовоспламенение, при котором воспламене-
ние развивается спонтанно внутри горючей смеси. Для достижения пла-
менного горения жидких и твердых горючих веществ необходим
внешний подвод тепла. Исключение составляет вынужденное зажигание
воспламеняющихся жидкостей, температура воспламенения которых
ниже температуры окружающей среды (см. разд. 6.2.1). В гл. 8 будет
отдельно рассмотрен процесс самовоспламенения в массе твердых
тел.
В данной главе автор ставил своей целью добиться понимания тех
явлений, которые в совокупности приводят к возникновению процесса
горения, а также проанализировать пути возможной количественной
оценки воспламеняемости и легковоспламеняемости горючих и твер-
дых веществ. В явлении тушения пожара есть много общего с возникно-
вением процесса горения; первое из этих явлений будет кратко рассмот-
рено в разд. 6.6. Поскольку начало воспламенения неразрывно связано
с реакциями летучих продуктов в воздухе, то целесообразно начать с
обзора возникновения процесса горения воспламеняющихся паровоз-
душных смесей.
6.1.ВОЗНИКНОВЕНИЕ ПРОЦЕССА ГОРЕНИЯ ВОСПЛАМЕНЯЮЩИХСЯ
ПАРОВОЗДУШНЫХ СМЕСЕЙ
В соответствующем месте данной книги (разд. 1.2.3) было показано,
что реакция воспламеняющегося пара с воздухом может сопровождать-
ся выделением значительного количества энергии, но будет или нет эта
реакция автоматически поддерживаться и распространяться по воспла-
меняющейся смеси в виде пламени определяется интенсивностью выде-
ление энергии (разд. 3.3). Чтобы проиллюстрировать эту точку зрения
можно принять, что скорость процессов окисления подчиняется темпе-
ратурой зависимости типа Аррениуса [ выражение (1.2) ]. Интенсивность
тепловыделения в таком случае внутри малого объема может быть зада-
на в виде
192
Qc = AHcVC^Aexp(EA/RT) , (6.1)
где A - коэффициент перед экспонентой, его размерность зависит от порядка ре-
акции n ;Cj - концентрация, моль/м3, а ДНС - теплота сгорания, кДж/моль.
Не существует предельного значения температуры, ниже которой
Qc = 0: окисление происходит даже при обычных температурах окружаю-
щей среды, хотя в большинстве случаев с пренебрежимо малой интенсив-
ностью. Генерируемое тепло теряется в окружающей среде, и вследствие
этого значительного повышения температуры не наблюдается, и Qc оста-
ется пренебрежимо малой. Это обстоятельство схематически иллюстри-
руется на рис. 6.1 в виде графика зависимости Qc от температурь^
здесь же приводится график зависимости интенсивности теплоотвода L
от температуры. Относительно последней величины делается допущение
о том, что она прямо пропорциональна перепаду температур ДТ объема,
вступившего в реакцию, и окружающей среды, т. е.
Lj=hSAT, (6.2)
где h - коэффициент теплопередачи; S - площадь поверхности объема, вступив-
шего в реакцию, через которую происходит теплоотвод.
Точка пересечения pi соответствует условию баланса (Qc = L),
ограничивающего подъем температуры величиной ДТ =(Tpt - ТЭ1).
Это специально выделено на рис. 6.1. Небольшие возмущения относи-
тельно этой точки сохраняют устойчивость системы, и она возвращает-
ся в равновесное состояние. Этого нельзя сказать относительно точки р2,
хотя и в ней имеет место условие баланса Qc = L, тем не менее откло-
нения относительно р2 ведут к неустойчивости процесса. Например,
если произойдет бесконечно малое уменьшение температуры, тогда
L > Qc система охладится и дойдет до точки _р2. В, противоположном
случае - при температуре,намного большей TOQC > L, и в системе быст-
ро повысится температура до новой равновесной точки р3. Эта точка
соответствует устойчивой, высокотемпературной реакции, которая мо-
жет распространиться в виде пламени предварительно перемешанной
смеси. Несмотря на схематичность рис. 6.1, соображения, основанные
на этом рисунке, с качественной точки зрения правомерны. Это, одна-
ко, не означает, что существует предел температуры, обусловленной
теплоемкостью продуктов реакции и который может быть достигнут
(разд. 1.2.3). Таким образом, для возникновения процесса горения
воспламеняемой паровоздушной смеси при температуре окружающей
среды Та] достаточно сообщить системе энергию для перевода ее из
устойчивого состояния pi при низкой температуре Tpj в неустойчивое
состояние при температуре, превышающей Тр2. Концепция минималь-
ной энергии зажигания для заданной воспламеняемой смеси (см.
рис. 3.3) вполне согласуется с представленной здесь концепцией, хотя
при источнике зажигания в виде электрической искры схема, пред-
ставленная на рис. 6.1, не вполне будет соблюдаться. Если принять,
что при электрическом разряде генерируется неустановившаяся плазма,
богатая атомами, свободными радикалами и ионами, то существенный
вклад в возникновение процесса горения при искровом зажигании
должны вносить свободные радикалы. Энергия, которая рассеивается
13-176
193
Рис. 6.1. Зависимости интенсивности тепловыделения Qc и теплоотвода L от
температуры
при самой слабой искре, пригодной для зажигания стехиометрической
пропано-воздушной смеси (0,3 мДж), может поднять температуру сфе-
рического объема диаметром, равным длине зоны охлаждения (2 мм),
лишь на несколько десятков градуса. При отсутствии свободных ради-
калов, способных привести к возникновению горения, подъем темпе-
ратуры системы на несколько сотен градусов потребовал бы реализа-
ции быстрой вспышки (см. ниже).
Минимальные значения энергии воспламенения, которые приведе-
ны в табл. 3.1, относятся к энергии электрических искр, возникающих
между двумя электродами, расстояние между которыми не должно быть
меньше длины зоны охлаждения (табл. 3.1), ибо в противном случае
теплоотвод к электродам вызовет охлаждение зоны реакции- и приведет
к срыву процесса воспламенения (разд. 3.3). При свободных электро-
дах, какие показаны на рис. 6.2, воспламенение может быть достигнуто
при расстоянии между ними, меньшем, чем длина зоны охлаждения dq,
путем простого увеличения энергии вспышки для компенсации тепло-
отвода к электродам. Однако если электроды заэкранированы с по-
мощью стеклянных пластин (рис. 6.2) и расстояние между ними будет
менее dq, то воспламенение не сможет произойти, потому что по мере
распространения пламени от искры, пламя будет гаситься.
194
РАССТОЯНИЕ МЕЖДУ ЭЛЕКТРОДАМИ, ММ
Рис. 6.2. Минимальные значения энергии воспламенения, необхо-
димой для свободных (обозначенных темным кружком) и экра-
нированных стеклом концов электродов (обозначенных светлым
кружком) в зависимости от расстояния между электродами при-
менительно к стехиометрической смеси воздуха с природным
газом [ 231]
1 - концы из нержавеющей стали, толщиной 1/16 дюйма; 2, 5 -
концы свободных электродов; 3, 6 - экранированные стеклом
концы; 4- стеклянные пластины
В число прочих источников зажигания входят механические искры,
раскаленные поверхности и раскаленные провода. Механизмы такого
вынужденного воспламенения заключаются в конвективном теплооб-
мене от поверхности твердого тела к газу, а само воспламенение проис-
ходит спонтанно в раскаленном пограничном слое. Для истолкования
этого механизма может быть использован рис. 6.1. Представим себе
небольшой объем воспламеняемой паровоздушной смеси, заключенной
внутри пограничного слоя; примем для простоты, что температура Та2
равномерна по всей смеси. При этих условиях Qc > L и температура эле-
мента объема быстро повышается. В данном конкретном случае интен-
сивность теплоотвода не может приостановить мгновенную реакцию, и
воспламенение произойдет, когда система пройдет через точку, которая
соответствует высокотемпературному процессу горения (см. выше). В
действительности температура в пограничном слое распределена нерав-
номерно (см. рис. 2.16), и любое движение воздуха или турбулентность
существенно влияют на интенсивность теплоотвода. Следовательно,
развитие пламенного горения будет зависеть от развитости поверхности
ее очертания и температуры точно так же, как и от окружающих условий.
В литературе [63], [278] приводятся температуры для дожигания
стехиометрических паровоздушных смесей, которые относятся к режи-
му равномерного нагрева значительного объема смеси (> 0,21), заклю-
ченной в стеклянном сферическом резервуаре. При этих условиях прини-
195
Рис. 6.3. Схематический гра-
фик зависимости периода ин-
дукции от температуры для
стехиометрических смесей
горючего с воздухом
мается, что смесь находится в статических условиях, и будет существо-
вать некоторая измеримая задержка т перед моментом воспламенения;
в частности, при температурах, близких к минимальной температуре
самовоспламенения (рис. 6.3), когда т может оказаться порядка одной
или чуть более секунды.
Существование критической температуры воспламенения для вос-
пламеняющихся смесей послужило предпосылкой для разработки теории
теплового взрыва, основанной на выражениях (6.1) и (6.2) [356].
Автор работы [356] принимал, что температура внутри газовой смеси
остается равномерно распределенной (рис. 6.4), и что теплоотвод кор-
ректно описывается выражением (6.2), где ДТ — разница между темпе-
ратурой газа и температурой стенки сосуда, в которой заключен газ.
Принималось также, что расход продуктов реакции пренебрежимо мал,
и интенсивность тепловыделения .подчиняется температуре зависимости
типа Аррениуса [выражение (6.1)]. Для трех значений температуры
окружающей среды (т. е. стенки сосуда) на рис. 6.5 приведены графики
зависимости Qc и L от температуры.
Критическое значение температуры окружающей среды (Т! =Та сг)
определяется как .точка пересечения кривой теплоотвода L и кривой
тепловыделения Qc. Этой точке соответствует следующее условие:
Рис. 6.4. Схематические эпюры температур внутри спонтанно нагревающихся
систем в соответствии с моделью академиков Семенова (а) и Франк-Каме-
нецкого (б)
196
Рис. 6.5. Иллюстрация модели академика Семенова для спон-
танного воспламенения (теория теплового взрыва) Г выраже-
ния (6.3)-(6.7) ]
Qc = L
(6.3а)
dQc = _dL
dT dT
или в интегральной форме:
(6.36)
AHcVC? Aexp(-EA/RT) = hS(T - Ta,Cr) (6.4)
и
--A- AHcVq1 Aexp(-Ea/RT) =hS .
RT
(6-5)
Если выражение (6.4) разделить на выражение (6.5), получим
~-= (Т-Та>сг) ,
еа
(6.6)
где Tarr является критической температурой окружающей среды, а Т соответст-
вующей (равновесной) температурой газа. Разность (Т - Та>Сг ) является макси-
мально возможным скачком температуры, который может’иметь место внутри
системы и который не доведет смесь до воспламенения.
197
При условии, что Ед > RT, из выражения (6.6) вытекает следующая
формула:
ATcrit = (Т - Та,ст) «= (6-7)
еА
Для типичных значений Та,сг и Ед (700 К и 200 кДж/моль) ATcrit яа
~ 20 К.
Однако неправомерность модели академика Н.Н. Семенова заключа-
ется в том, что в ней пренебрегается неоднородностью температур в
системе, где происходит реакция: для смеси принимается осредненная
теплоемкость или модель с малым значением критерия Био, как это
определялось в разд. 2.2.2. Франк-Каменецкий [3] разработал модель
с большим значением критерия Био (Bi > 10 см, рис. 6.4 , б), основан-
ную на уравнении (2.14), т. е.
V2 Т + = -1- . (6.8)
k a dt
Для упрощения решения это уравнение можно привести к одномерному
виду при условии равномерного, симметричного нагрева, тогда получим
+ _к _эт_ + -QX = J_ _э_т_, (6.9)
Эг2 г Эг k a 3t
где к принимает значения 0, 1 и 2 для неограниченной пластины (толщиной 2 г0),
бесконечно длинного цилиндра (радиуса г 0), и сферы (радиуса т0) соответственно.
Дальнейшего упрощения можно добиться, если принять следующие
допущения:
интенсивность реакции может быть описана единственным выраже-
нием типа Аррениуса [ выражение (6.1) ];
отсутствует расход продуктов реакции (ср. работу [356]);
критерий Био принимает достаточно большие значения для обеспе-
чения теплопроводности внутри объема реагирующей среды при опре-
делении интенсивности теплоотвода;
тепловые характеристики системы не изменяются (независимы от
температуры).
Таким образом, граничные условия, соответствующие уравнению
(6.9), могут быть записаны следующим образом:
Тго =То при t > 0 (на поверхности) , (6.9а)
-Э-Т_ = о Эг при г = 0 и t > 0 (в центре) . (6.96)
Величина теплового потока на поверхности составляет
к!-9?-)
Эг )г=г°
(6.9в)
198
(см. рис. 6.4, 6). Если реагирующая система в состоянии достигнуть
стационарного состояния, аналогичного точке pi на рис. 6.1 и 6.5, в
таком случае уравнение (6.9) будет иметь решение при (3T/3t) = 0.
Для удобства дальнейших преобразований (см., например [144])
вводятся следующие безразмерные переменные:
в = (T-Ta)/(RTa/EA) ;
Z = г/г0 ,
что позволяет переписать уравнение (6.9) в следующем виде:
при условии ЭТ/Э t = 0
__к_ (ЛТа_) + к = ДНсС? х
Го Ед 8z z 3z
xAexp[-(-J^ -----)] , (6.10)
Kiд i — € и
где е = RTa/EA;
при условии е< 1 уравнение (6.‘10) можно записать в следующем
приближенном виде:
Э20 х к Э0 _ г20ЕаДНсАСП , г /пт ч /пч
Тг-------кйг »Р(-ВлЛ>^.хр(») (6.11)
или
V2e = —8ехр(0) ,
где
г.ЕдДНсАСП
S = ехр(_Е /RT ) .
HIT1
(6.12)
(6.13)
Решения уравнения (6.12) существуют только для определенного
диапазона значений 6, соответствующих различным степеням само-
разогрева. Можно допустить, что условия за пределом этого диапазона,
т. е. при 8 > 8СГ — соответствуют воспламенению. Наличие критической
ситуации можно наглядно проиллюстрировать результатами работы
[132]. Речь идет о термическом разложении диэтил периксида (рис. 6.6),
хотя в данном случае экзотермической реакции имеет место разложе-
ние нестабильного химического соединения, а не процесс окисления.
Математически можно связать значения для Зсг с рядом различных
форм (табл. 6.1) [45], [144].
199
Таблица 6.1. Критические значения параметра 8 в модели
Франк-Каменецкого [выражение (6.13) ]
Форма к 8СГ
Пластина толщиной 2г 0 0 0,88
Цилиндр радиуса r0 1 2
Сфера радиуса т0 2 3,32
Куб со стороной 2г0 3,28 2,52
Выражение (6.13) можно затем использовать для исследования
соотношения между характеристическим размером системы и г0 зна-
чением критической температуры окружающей среды (Та сг) над
зоной воспламенения. После преобразования выражения (бЛЗ1) и введе-
ния натуральных логарифмов, получим
!„ «с-фг - ,„(J=aW2_) _ _.'л . (6.14)
То kR RTacr
Приведенное выражение показывает, что при выполнении принятых
допущений (т. е. при неизменном первом слагаемом в правой части
выражения (6.14)) 1п(6сгТа сг/го должен быть линейной функцией
1/Тасг- Было установлено, что это правомерно применительно ко мно-
гим системам, а такое соотношение широко используется для исследова-
ния характеристик самовозгорания массивных тел (разд. 8.1 и рис. 8.2).
Это означает, что между г0 и критической температурой окружающей
среды Та сг существует обратное соотношение, которое будет наблю-
даться при температурах самовозгорания, измеренных в сосудах раз-
личных размеров, где идет реакция (табл. 6.2).
Таблица 6.2. Сравнение минимальных температур самовоспламенения,
°C, воспламеняющихся жидкостей в сферических сосудах
различного размера [ 357]
Жидкость 8 Объем сосуда, мЧ0‘ 12000
]__3_5„ 1000
Диэтил этер 212 197 180 170 160
Керосин 283 248 233 227 210
Бензин 668 619 579 559 —
Метанол 498 473 441 428 386
п-пентан 295 273 — 258 —
п-гептан 255 248 — 223 —
Такие данные следует увязывать с конкретными условиями экспе-
римента, при которых они получены. К сожалению, много таких данных
появляется в литературе без всяких оговорок. Характерным примером
в этом отношении могут быть данные, приведенные в табл. 6.3.
Для самовоспламенения в пограничном слое, близком к нагретой
поверхности, последняя должна быть раскаленной в определенной
степени, для того чтобы возникли температуры, достаточные для само-
возгорания на расстоянии, большем чем длина зоны охлаждения dq. Для
200
БЕЗРАЗМЕРНОЕ РАССТОЯНИЕ
БЕЗРАЗМЕРНОЕ РАССТОЯНИЕ
б
Рис. 6.6. Спонтанное (экзотермическое) разложение диэтилпероксида
а - эпюра мгновенных температур по диаметру сосуда, в котором
идет реакция для докритического состояния системы (при значениях
давления 1,1 тор и температуры 203,7°С для пероксида}; б- тоже,
для сверхкритического состояния системы (при значениях давления
1,4 тор и температуры 203,7° С). Время в секундах [132]
Таблица 6.3. Типичные значения минимальных температур
самовозгорания воспламеняющихся газов и паров
Вещества | Т,°С
Водород 400
Оксид углерода 609
Метан 6011
Пропан 450
п-бутан 405’
Изо бутан 460’
л-октан 220’
Изооктан (2.2-4 триметилпентан) 415’
201
Продолжение табл. 6.3
Вещества Т, °C
Этан
Ацетилен (этин)
Метанол
Этанол
Ацетон
Бензин
Керосин
490
305
385
365
465
560
210
1 Все данные взяты из работы [278], за исключением данных для метана,
которые были заново получены в работе [ 343].
1 У алканов разветвленной структуры значения температур самовозгорания
значительно выше, чем у изомеров с прямыми цепями.
поверхности ограниченной протяженности температура воспламенения
увеличивается при уменьшении площади поверхности [305]. Это можно
четко проследить по рис. 6.7 [221], [319]. Еще более высокие темпера-
туры могут быть достигнуты с помощью механических искр, которые
сопровождаются мельчайшими раскаленными частицами (< 0,1 мм). Эти
частицы образуются при соударении двух твердых поверхностей, со-
провождаемом трением. Температура искр, образующихся при соуда-
ПЛОЩАДЬ РАСКАЛЕННОЙ ПОВЕРХНОСТИ, ММ1
Рис. 6.7. Зависимость минимальных температур воспламенения
для шестипроцентных метановоздушных смесей от раскаленных
поверхностей различной площади и местоположения внутри
взрывной камеры
1 - раскаленная поверхность стены; 2 - то же, потолка; 3 -
то же, пола, по данным [319], приведенным в работе [221]
202
рении, ограничена точками плавления материалов твердых тел, участ-
вующих в соударении [221], [319], причем в связи с быстрым охлажде-
нием раскаленных частиц, воспламенение должно осуществляться за ко-
роткий промежуток времени. Пирофорические искры, в которых про-
исходит энергичное окисление раскаленных частиц в воздухе (напри-
мер, частицы алюминия и магния), способны достигать весьма значи-
тельных температур (> 2000°С) д поджигать большинство тяжелых сме-
сей. При соударении двух твердых тел: одного, состоящего из алюминия,
а другого из оксида железа (ржавчина), — может возникнуть термитная
реакция. Такое явление наблюдается, если ударить твердым предметом
по ржавому железному прутку, покрытому алюминиевой краской:
возникающий при этом дождь искр является весьма сильным воспла-
менителем.
6.2. ГОРЕНИЕ ЖИДКОСТЕЙ
Температура вспышки жидкостей, т. е. самая низкая температура,
при которой воспламеняемая паровоздушная смесь существует у поверх-
ности жидкости, принята за основу классификации горючих жидкостей
[84]. Эту температуру обычно определяют с помощью установки Пенско-
го-Мартенса закрытого типа [16]. Жидкость подвергается медленному
нагреву (5-6°С в минуту) во встроенном сосуде (рис. 6.8, д). В область
паровоздушной смеси над жидкостью через короткие интервалы времени
через отверстие (которое автоматически с помощью затвора то откры-
вается, то закрывается) вводится небольшой несветящийся факел. За
температуру вспышки принимается самая низкая температура жидкости,
при которой происходит зажигание паровоздушной смеси: некоторые
данные об этих температурах приведены в табл. 6.4. Концентрация паров
в воздухе при температуре вспышки может быть вычислена на основании
равновесного давления паров жидкости [ уравнение (1.14) ]: для чистых
жидкостей расчетная концентрация паров согласуется с данными о ниж-
нем пределе воспламенения. Возьмем опять в качестве примера п-декан
(разд. 3.1.3). Давление паров этой жидкости при температуре вспышки
(46°С) равно 5,94 мм рт. ст.[уравнение (1.14) и данные табл. 1.12]
или 5,94:760 = 7,1-10-3 атм, т.е. 0,71 % по объему при нормальном дав-
лении. Эту цифру следует сравнить с принятым для нижнего предела
воспламенения для паров n-декана при 25°С (табл. 3.1) значением, рав-
ным 0,75 %. Такая разница значений (0,71 и 0,75 %) вполне приемлема,
РАВНОМЕРНАЯ КОНЦЕНТРАЦИЯ
ПАРОВ ЖИДКОСТИ
б
ВЫСОТА НАД,
ЗЕРКАЛОМ
ЖИДКОСТИ
КОНЦЕНТРАЦИЯ ПАРОВ ЖИДКОСТИ
Рис. 6.8. Схема определения температуры вспышки
а - установка закрытого типа; б - установка открытого типа; в - изменение
парциального давления паров над зеркалом горючей жидкости в установке от-
крытого типа
203
учитывая погрешность измерений этого предельного значения: предпо-
лагается, что незначительная разница не будет играть существенную роль
[уравнение (3.32)]. Температуры вспышки паровоздушных смесей
воспламеняемых жидкостей можно оценить, если подсчитать парциаль-
ные давления паров различных составляющих. Для идеальных решений,
которые с некоторым приближением описывают углеводородные смеси,
можно применить закон Рауля [выражение (1.15)]. Рассмотрим в ка-
честве примера задачу о том, можно или нет n-ундекан (С> > Н24), содер-
жащий 3 % n-гексана (по объему), классифицировать как легковоспла-
меняющуюся жидкость согласно определению Правил Великобритании
(рис. 6.9). Эту задачу можно свести к определению того, имеется ли над
зеркалом смеси воспламеняющаяся паровоздушная смесь при 32°С. Из
соотношения Vp/Mw, где V — объем в % данной составляющей в жидкой
смеси, р и Mw — плотность и относительная молекулярная масса соот-
ветственно, можно вычислить молярные концентрации. Таким образом,
поскольку Рп-ундек = 740 кг/м3 и Рц-гекс = 660 кг/м3, то соответству-
ющие молярные доли [на основании выражения (1.16)], будут равны
пп-ундек ~ 0,952; пп.гекс = 0,048.
Таблица 6.4. Температуры вспышки и температуры воспламенения
жидких горючих
Горючая жидкость Температура вспышки’, полу- ченная на уста- новке закрыто- го типа, °C Температура вспышки’, полу- ченная на установ- ке открытого типа, °C Температура воспламене- ния, °C
Бензин (100 октан) -38 — —
п-гексан -22 — —
Циклогексан -20 — —
п-октан 13 — —
Изооктан -12 — —
п-декан 46 52 61,5
п-додекан 74 — 103
Метанол 11 1(13,5) 1(13,5)
Этакол 13 6(18) 6(18)
Пропакол 26 16,5 (26) 16,5 (26)
п-бутанол 35 36(40) 36 (40)
п-пентанол 41 — 57
п-ксилен 27 31 44
Цифры в скобках относятся к зажиганию с помощью искры:
1 по данным ( 278];
3 по данным [ 143].
Давления паров чистых жидкостей при температупе 32°С на осно-
вании данных табл. 1.12 и выражения (1.14) будут Pn-удек = 1 >08 мм
рт, ст. и Pn-гекс = 179,08 мм рт. ст. С помощью закона Рауля (1.15)
можно получить их парциальные давления над смесью жидкостей.
Pn-удек = 1,03 мм рт. ст.и Pn-гекс = 8>60 мм рт. ст. Для решения вопро-
са: будет ли данная смесь воспламеняемой в нормальной атмосфере,
необходимо применить закон Ле Шателье в виде, заданном формулой
(3.66). При температуре 25°С нижние пределы воспламенения для
n-ундекана и n-гексана составляют 0,68 и 1,2 % соответственно, тогда на
основании формулы (3.66) имеем:
204
СОЕДИНЕННОЕ США
КОРОЛЕВСТВО
ВЕЛИКОБРИТАНИИ
100.
КЛАСС ШВ
9 3.4 С
100
ГОРЮЧИЕ
ЖИДКОСТИ
60 с
КЛАСС ША
ВОСПЛАМЕНЯ-
ЮЩИЕСЯ ЖИДКОСТИ
32'С
КЛАСС ПА
37.8С
50
212
200
F и.
о
s'
ж
3
л
140 С
О
ffl
<
о.
£
юо £
ш
ЛЕГКОВОСПЛАМЕ•
КЛАСС JC
22.8 С
ш
73 ►“
НЯЮЩИЕСЯ ЖИДКОСТИ
КЛАСС IB
О
о
32
Рис. 6.9. Сравнение правил классификации жидкостей на
горючие и легковоспламеняющиеся жидкости, принятой
в Великобритании и США
J00q±03/760 + j*oq-8,60/760 = ! }
0,68 1,2
Это означает, что нижний предел превышен и поэтому температура
вспышки жидкой смеси ниже 32°С.
Надежность такого расчета зависит от ряда допущений, которые но-
сят характер приближений. В частности, таким приближением является
допущение о том, что жидкая смесь ведет себя в соответствии с законом
Рауля. Для неидеальных смесей необходимо знать активность составляю-
щих смеси и использовать эти данные в соответствии с методикой, кото-
рая была кратко изложена в разд. 1.1.2 [выражение (1.15) и последую-
щие за ним].
Измерения по определению температуры вспышки можно провести и
на установке открытого типа (рис. 6.8, б), но в этом случае пары могут
свободно рассеиваться с зеркала жидкости; это приводит к градиенту
концентрации паров, который с увеличением высоты монотонно убы-
вает (рис. 6.8, в). Воспламенение может произойти лишь в том случае,
когда температура паровоздушной смеси выше нижнего предела воспла-
менения в том месте, где находится источник воспламенения. В силу
этой причины было установлено, что температура вспышки, найденная
с помощью установки открытого типа, меняется с высотой источника
зажигания над зеркалом жидкости [82]. Это обстоятельство иллюстри-
руется на рис. 6.10 [143]. Высота и размер источника воспламенения в
205
Рис. 6.10. Изменение температуры вспыш-
ки с высотой источника зажигания над
зеркалом жидкости при определении этой
величины на установке открытого типа
для п-декана
1 - только вспышка; 2 - вспышка,
сопровождаемая последующим стацио-
нарным горением [ 143]
2 4 6 8 10
ВЫСОТА ИСТОЧНИКА ЗАЖИГАНИЯ
НАД ЗЕРКАЛОМ ЖИДКОСТИ, ММ
стандартной методике определения температуры вспышки на установке
открытого типа строго оговорены [14]. Температуры вспышки, получен-
ные на установке открытого типа, больше соответствующих значений,
полученных на установке закрытого типа. Однако зажигание паров на
установке открытого типа приводит к устойчивому горению жидкости,
если ее температура выше, чем температура воспламенения. Последняя,
как было установлено исследованиями, должна быть для углеводород-
ных горючих значительно выше, чем температура вспышки, хотя в ли-
тературе приводятся ограниченные данные (см. табл. 6.4). Судя по
опубликованным данным, концентрация паров над зеркалом жидкости
для становления диффузионного пламени должна превышать стехиомет-
рическое значение [339] • По-видимому, спирты ведут себя иначе; этот
вопрос будет рассмотрен ниже. Зажигание паров над жидкостью приво-
дит к неустойчивому режиму горения предварительно перемешанной
смеси, что вызовет выгорание всей паровоздушной смеси, концентрация
которой находится внутри пределов воспламенения. Диффузионным
пламя останется лишь в том случае, если интенсивность испарения будет
достаточной для поддержки горения. Если же интенсивность испарения
будет слишком низкой (т. е. температура жидкости будет ниже темпера-
туры воспламенения), то пламя не в состоянии будет удержаться, по-
скольку теплоотвод к зеркалу жидкости приведет к угасанию пламени
(разд. 3.3). Авторы работ [325], [339] и другие пытаются доказать,
что вспыхнувшее пламя погаснет само по себе, если более 30 % теплоты
сгорания оно отдаст зеркалу жидкости. Однако следует учесть , что при
температуре воспламенения и выше пламя будет стабилизироваться, а
продолжающийся теплоотвод к зеркалу жидкости приведет к прогреву
пограничного слоя под зеркалом, увеличивая тем самым интенсивность
испарения. Вследствие этого диффузионное пламя будет расти и креп-
нуть, достигая своего максимума при стационарном горении, когда
температура зеркала жидкости достигнет значения, близкого к темпе-
ратуре кипения, а ниже зеркала установится эпюра стабильных темпера-
тур (см. рис. 5.5).
206
Температура воспламенения определяется как самая низкая темпе-
ратура, при которой после воспламенения паров над зеркалом жидкости
в установке открытого типа устанавливается стационарное горение.
Поскольку температура поддерживается за счет внешнего нагрева, то
интенсивность испарения при стационарных условиях задается в виде
mevap=(6.15)
Lv
где m'evap — интенсивность массообмена жидкости через зеркало, Lv - скрытая
теплота парообразования жидкости, Qe и Qp - интенсивность внешнего нагрева
и интенсивность теплоотвода соответственно с единицы площади зеркала.
Если над зеркалом жидкости установилось пламя, в таком случае
интенсивность испарения (в данном случае скорость горения) увеличи-
вается
• „ _ f ДНстьигп + Qg - Ql м
Lv
где f - доля теплоты сгорания пара (ДНС), которая снова отводится к зеркалу
жидкости. Величина f в свою очередь состоит из двух составляющих: лучистой и
конвективной, которые обозначаются соответственно как fr и fc.
Тогда выражение (6.16) можно переписать в следующем виде:
(fr + fc) ДНС — Lvmbum + Qe — Ql = $ > (6-17)
где S = 0 для стационарного горения.
Соотношение fr и fc меняются в зависимости от размеров пламени.
При температуре воспламенения fr — незначительная величина, так как
горение сопровождается несветящимся пламенем, в связи с этим для
данной ситуации можно положить fr = 0. Однако составляющая fc (ко-
торая становится незначительной для стационарного горения больншх
очагов (разд. 5.1) приближается к максимальному значению Ф при тем-
пературе воспламенения, которая соответствует пределу устойчивости
пламени на зеркале жидкости. Если положить fc = Ф и fr = 0, а также
записать mburn = ^сг, где riicr - предельный критический расход лету-
чих продуктов при температуре воспламенения (разд. 6.3, г), тогда
можно применить выражение (6.17) для выделения условий, при кото-
рых зажигание летучих продуктов приведет к стационарному горению
( ФДНС - Lv)mc'r + Qp - Ql = S . (6.18)
Это выражение, впервые предложенное в работе [325], будет подроб-
нее рассмотрено в связи с горением твердых тел (разд. 6.3.2). Стацио-
нарное горение установится после зажигания летучих продуктов, если
только S > 0, т. е. при наличии достаточного избытка тепла для того,
чтобы вызвать повышение температуры зеркала жидкости, увеличивая
тем самым скорость образования летучих продуктов и интенсифицируя
207
горение. Формулой (6.18) выделяются те факторы, с помощью которых
можно определить, установится после зажигания стационарное горение
или нет.
В работе [143] было определено очевидное расхождение между тем-
пературами вспышки для спиртов, полученными в открытых и закрытых
установках. С помощью факела можно зажечь спирт в установке откры-
того типа при температуре, значительно ниже той температуры вспышки,
которая была измерена в установке закрытого типа (см. табл. 6.4). Объ-
яснить это явление можно следующим образом. Зажигаемое пламя сооб-
щает тепловую энергию зеркалу жидкости, в результате чего местная
температура доводится до температуры воспламенения. Но если в ка-
честве источника зажигания использовать искру, отмеченное выше
расхождение пропадет, хотя температура вспышки и температура воспла-
менения остаются соответствующими. Такое поведение спиртов совер-
шенно не похоже на поведение углеводородных жидких горючих. Хотя
поведение последних связано с иными характеристиками поглощения
этими жидкостями инфракрасного излучения, этот эффект еще пол-
ностью не изучен. И тем не менее, нельзя принимать за чисто академи-
ческую ту точку зрения, что неправомерно было бы применять методику
определения температуры вспышки в закрытой установке для оценки
опасности воспламенения применительно ко всем жидким горючим.
6.2.1. Зажигание жидкостей с низкими температурами
вспышки
Имея в виду приведенное выше предостережение, кслассификацию
горючих жидкостей в соответствии с температурами их вспышки можно
считать удобным способом обозначения их относительной пожароопас-
ности. Жидкости с низкими температурами вспышки представляются
пожароопасными при обычных температурах, так как их пары могут
загореться от искры или от пламенного источника. Если такую паро-
воздушную смесь поместить в замкнутый сосуд, она может оказаться
взрывоопасной (разд. 1.2.5), хотя возгорание может произойти лишь
при условии, если температура жидкости превысит температуру само-
воспламенения. Температура вспышки, полученная в закрытой установ-
ке, всегда используется в качестве показателя пожароопасности, так как
допускаемая при этом погрешность идет в сторону большей безопаснос-
ти, если степень риска связана лишь с возможностью возникновения
пожара. В Великобритании жидкости, температура вспышки которых
ниже 32°С и определена на установке закрытого типа [68], классифи-
цируются как легковоспламеняющиеся, и обращение с ними регламен-
тируется особыми правилами (’’Правила обращения с легковоспламе-
няющимися жидкостями и с сжиженными нефтяными газами”, 1972).
Жидкости с температурами вспышки, находящимися в диапазоне от 32
до 60°С, относятся к воспламеняющимся жидкостям, а жидкости с
температурой вспышки выше 60°С классифицируются как горючие.
Подобный подход, используемый в США, суммируется на рис. 6.9,
по данным которого можно видеть, что жидкости с низкими температу-
рами вспышки, также делятся на две группы. Стоит заметить, что верх-
няя граница для легковоспламеняющейся жидкости, относящейся к
классу 1, выше в США, чем в Великобритании, что отражает более вы-
208
сокие температуры окружающей среды, которые встречаются в США.
В странах с еще более теплым климатом следует ввести еще более высо-
кую верхнюю границу.
На открытом воздухе гомадные хранилища легковоспламеняю-
щихся жидкостей могут вызвать образование воспламеняющейся паро-
воздушной смеси значительного объема, который может распространять-
ся далеко за пределы границ хранилища. Введение в этот объем источ-
ника зажигания приведет к тому, что пламя перекинется на хранили-
ще, выжигая пары у зеркала жидкого горючего, первоначальная темпе-
ратура которого была выше верхнего предела, — все это приведет к об-
разованию сначала неустановившегося диффузионного пламени, а
затем к установлению режима стационарного горения. При наличии
ветра область воспламенения будет расширяться в подветренную сторо-
ну хранилища. Распределение пламени будет зависеть от давления жид-
кости, скорости ветра и степени турбулентности атмосферы. От этих
факторов зависит, как быстро рассеиваются пары, однако дальнейшее
обсуждение этого вопроса выходит за рамки данной книги (см. [94],
[373], [418]).
6.2.2. Зажигание жидкостей с высокой температурой
вспышки
Жидкость с высокой температурой вспышки можно поджечь лишь
при условии, если ее нагреть выше температуры воспламенения. При
стандартных испытаниях, регламентируемых документом [262], масса
жидкости подвергается равномерному прогреву, хотя для установления
режима стационарного горения достаточно было подвергнуть нагреву
лишь поверхностные слои жидкости. Можно, конечно, достигнуть этого
путем воздействия тепловым потоком на зеркале жидкости (например,
хранилище жидкого горючего подвергается лучистому воздействию
возникшего поблизости пожара), но чаще всего приходится сталкиваться
с локальным тепловым воздействием. Примером такого воздействия
может быть удар пламени по зеркалу жидкого горючего в хранилище
и близкое к зеркалу воспламенение. Распространение пламени до пол-
ного охвата зеркала занимает некоторое время, так как тепло быстро
рассеивается от области непосредственного теплового воздействия пу-
тем конвекции. Механизм конвективной теплопередачи поддержива-
ется благодаря изменениям поверхностного натяжения [362]. Поверх-
ностное натяжение определяется как сила, действующая на единицу
длины на поверхности жидкости. Эта величина зависит от температуры,
а именно: значения этой величины уменьшаются по мере роста темпе-
ратуры. Следствием этого является наличие силы, действующей по
поверхности и приводящей к оттоку с поверхности горячей жидкости
из нагретой области и притоку свежей холодной жидкости, поступающей
снизу к поверхности; конвективные течения, индуцированные таким
образом, показаны на рис. 6.11. В бассейнах ограниченной протяженнос-
ти зажигание в конце концов произойдет вследствие распространения
пламени по поверхности, но лишь после того, как существенное коли-
чество тепла путем конвекции будет передано массе жидкости и как
температура поверхности жидкости возрастет до температуры воспламе-
нения [81].
209
14—176
Рис. 6.11. Течение жидкости, индуцированное поверхностным натяжением,
и конвективное движение в жидкости, подверженной воздействию местно-
го источника зажигания (а); эпюра скоростей на расстоянии 10 мм от
фитиля (б) [ 83]
1 - фитиль; 2 - пламя; 3 - направление увеличения поверхностного на-
тяжения; 4 - отток; 5 - вихревое течение; 6 - приток; 7 - зеркало
жидкости
ЭПЮРА СКОРОСТЕЙ НА
НЕКОТОРОМ РАССТОЯНИИ ОТ ФИТИЛЯ
б
Однако жидкости с высокой температурой воспламенения могут
быть легко зажжены, если они впитаны в фитиль, т. е. в пористый мате-
риал с незначительной теплопроводностью, который широко использу-
ется в керосиновых лампах и свечах. Если поднести пламя к пропитанно-
му горючему фитилю, то произойдет быстрое местное увеличение темпе-
ратуры, и не только потому, что слой жидкости слишком тонок, чтобы
могло иметь место конвективное рассеивание тепла, но и потому, что
фитиль является эффективным теплоизолятором (малое значение
крс). Зажигания можно добиться в одном месте, а далее оно распростра-
нится пламенем по всей поверхности фитиля (разд. 7.1). Одним из
механизмов, с помощью которого могут быть подожжены хранилища
жидкостей с высокой температурой воспламенения, когда не потребует-
ся прогрев массы всей жидкости, является зажигание жидкости, впи-
танной фитилем (это может быть кусок материи или другого пористо-
го материала), который оказался в хранилище. Возгорание такого типа
исследовалось в работе [81]. Жидкость находилась в длинном откры-
том коробе, зажигание проводилось от фитиля, расположенного на краю
короба (рис. 6.12). Путем регистрации температуры в различных точках
внутри жидкости было установлено, что распространение пламени от
фитиля началось только тогда, когда температура на поверхности стала
выше точки воспламенения. Относящийся к этому период индукции по-
казан на рис. 6.13, а. Было показано, что количество тепла, передавае-
мого от пламени фитиля к жидкости, находится в соответствии с коли-
чеством теплоты, накопленным в жидкости в конце периода индукции.
На основе этих данных в работе [83] было исследовано влияние
глубины жидкости на длительность периода индукции. В этой работе
было установлено, что период индукции достигает минимума при глуби-
210
РАССТОЯНИЕ ОТ ФИТИЛЯ, ММ
Рис. 6.12. Зажигание хранилища жидкости с высокой температу-
рой воспламенения с помощью фитиля. Распределение темпера-
тур соответствует моменту времени, непосредственно предшест-
вующему распространению пламени по поверхности [ 81]
1 - фитиль; 2 - пламя; 3 - вихревое течение
не жидкости около 2 мм, причем при глубине менее 1 мм любое из ис-
следованных горючих поджечь невозможно (рис. 6.13, б). Существова-
ние минимума периода индукции можно объяснить тем, что тепла для
передачи от пламени к фитилю для повышения температуры мелкого
резервуара до температуры воспламенения необходимо меньше. Но
при слишком мелком резервуаре, наряду с ограниченностью конвектив-
ного течения начинает существенно сказываться теплоотвод через стенки
и днище резервуара, и температура воспламенения не будет достигнута.
Аналогичное наблюдение относится к углеводородным жидким горючим
веществам, плавающим на поверхности воды: об этом эффекте уже было
упомянуто в разд. 5.1.1 и в дальнейшем этот вопрос будет рассмотрен в
разд. 7.1 в связи с явлением распространения пламени над жидкостями
[244].
При зажигании с помощью фитиля источник тепла также действует
в качестве средства, с помощью которого поджигаются летучие про-
дукты. Но наряду с этим могут быть рассмотрены Другие ситуации,
при которых источник тепла совершенно не зависит от первоначально-
го источника воспламенения (как это имеет место при определении
температуры воспламенения с помощью установки закрытого типа
[ 14]). Если же температура окружающей среды поднимается выше тем-
пературы воспламенения жидкости, в таком случае жидкость по мере
ее подогрева начнет вести себя как ЛВЖ (разд. 6.2.1). Если подогрев
ограничивается лишь жидкостью и сосудом, в котором она находится,
то в таком случае будет происходить дополнительное испарение с образо-
ванием локализованной зоны воспламенения, хотя пар может выпадать
в виде конденсата на холодные поверхности сосуда. По прошествии
длительного периода времени жидкость может полностью испариться
при достаточной летучести. С другой стороны относительно малолетучая
горючая жидкость может быть нагрета до достаточно высокой темпе-
ратуры, когда произойдет ее самопроизвольное возгорание. Такое может
происходить с большинством растительных масел и жиров, используе-
211
Рис. 6.13. Период индукции для зажигания горючих веществ с высокой темпера-
турой воспламенения с помощью фитиля(а): 1 — период индукции; 2 — переход-
ной режим; 3 -- распространение пламени;влияние глубины жидкости на продол-
жительность периода индукции (б): 1 — гексанол; 2 — изопентанол; 3 — бутанол
[81]
мых при приготовлении пищи. Это явление легко можно продемонстри-
ровать с помощью установки открытого типа. Тщательное наблюдение
показывает, что пламя начинается в струе раскаленных летучих про-
дуктов. Сначала мы различаем его над зеркалом жидкости, затем про-
исходит обратная вспышка, которая мгновенно вызывает интенсивный
пожар, поскольку температура жидкости к этому времени будет уже
близка к своей температуре кипенйя. Температура жидкости, при кото-
рой происходит самовозгорание, будет зависеть от площадки зеркала
жидкости. Эта температура весьма чувствительна к любому движению
воздуха, которое могло бы привести к возмущению и охлаждению
струи летучих продуктов (разд. 6.1).
6.3. ЗАЖИГАНИЕ ТВЕРДЫХ ВЕЩЕСТВ
Понятия ’’температура вспышки” и ’’температура воспламенения”
можно отнести и к твердым веществам при условии нагрева их поверх-
ности [103], но эти понятия нельзя ввести исходя из средней темпера-
туры массы вещества. Образование горючих летучих продуктов включа-
ет процесс химического разложения твердого вещества, который носит
необратимый характер. В данной ситуации нечего поставить в соответ-
ствие понятию равновесного давления паров, которое используется для
подсчета температуры вспышки жидкого горючего вещества. Можно
предположить, что температуру воспламенения твердого вещества
определяют на основе знания температуры поверхности. Но такой под-
ход оказался бы мало обоснованным, так как обстоятельства, сопут-
ствующие зажиганию вещества, требуют подробного анализа теплово-
го баланса на поверхности твердого вещества с помощью уравнения
(6.18). Следовательно, решение данной задачи будет зависеть от того,
остается ли тепловой поток, ответственный за повышение температуры
212
поверхности до температуры воспламенения, примерно постоянным
после того, как произошло зажигание летучих продуктов, или он будет
носить характер импульса, затухающего после возгорания до некото-
рого низкого уровня (вероятно нулевого). В последнем случае устойчи-
вость пламени на поверхности и интенсивность теплоотвода с поверхнос-
ти вещества определяет возможность установления стационарного пла-
мени.
6.3.1. Зажигание при наличии непрерывного теплового
потока
Если тепловой поток является непрерывным, то условие, соответ-
ствующее температуре воспламенения, можно охарактеризовать ми-
нимумом температуры поверхности, при которой исходящий с этой по-
верхности поток летучих продуктов будет достаточным для поддержа-
ния пламенного горения на поверхности. Можно выделить ряд факторов,
которые, по-видимому, существенны для достижения температуры вос-
пламенения. К этим факторам можно отнести эффекты, связанные с
химической реакцией, проходящей на поверхности и под ней. Сюда же
можно отнести и движение летучих продуктов сквозь поверхностные
слои [368]. Однако, если принять что материал твердого вещества яв-
ляется полностью инертным, задачу можно упростить, сведя ее к задаче
о теплопередаче к поверхности [206], [360]. Эти вопросы были под-
вергнуты анализу в обзоре [206], где были рассмотрены различные ре-
шения уравнения одномерной задачи теплопроводности [уравнение
(2.15)], причем граничные условия этой краевой задачи подбирались
для рассмотрения ряда практических конфигураций, включая как не-
ограниченную пластину, так и полубесконечное одномерное твердое
тело (эти граничные условия были рассмотрены в разд. 2.2.2). Во всех
случаях принималось, что твердое тело является непрозрачным и инерт-
ным, а также обладает однородными тепловыми характеристиками,
которые не зависят от температуры. Химическим разложением и связан-
ными с этим энергетическими изменениями в твердом теле пренебрега-
ют, хотя сомнительность таких пренебрежений очевидна. Тем не менее
влияние указанных факторов можно отнести ко вторичным эффектам,
что позволяет выделить подлежащие изучению основные моменты,
влияющие на процесс зажигания твердых веществ. Большинство теоре-
тических и экспериментальных исследований концентрировались на за-
жигании, индуцированном лучистым тепловым потоком. Первоначаль-
ным стимулом для проведения этих исследований было понимание того,
что уровни теплового излучения при ядерном взрыве могут оказаться
достаточными для зажигания горючих материалов на больших рассто-
яниях от центра взрыва. Однако совсем недавно стало очевидным, что
излучение играет фундаментальную роль в развитии и распространении
пожара во многих случаях, таких как пожары открытых очагов (шта-
белей, сложенных из бревен или брусьев и т. д.) и помещений (гл. 9).
Сохраняется сильный интерес к зажиганию излучением, хотя нельзя
при этом игнорировать и зажигание при конвективном теплообмене.
В следующих разделах будут рассмотрены соответствующие решения
уравнения одномерной задачи теплопроводности
213
а^т = _i_ _aj
Эх2 a at
(6.19)
Тонкая пластина. В разд. 2.2.2 было показано, что температура Т
тонкой пластины, подверженной действию конвективного нагрева с
обеих сторон, меняется по времени в соответствии с выражением [ урав-
нение (2.21) ]
= ехр(—2ht/rpc) ,
1 оо — 1 О
(6.20)
где То и Тм - относятся к начальной и конечной температурам соответственно;
г — толщина пластины.
Например, эта зависимость может быть применима к ткани занавеси,
обтекаемой восходящим потоком горячего воздуха. Если температуру
воспламенения обозначить Tj и принять, что зажигание относится к лету-
чим продуктам, то в таком случае время зажигания tj будет задаваться
выражением
ti
~р-- 1П(--°^—Т-°)
2h Too-Tj
(6.21)
Это означает, что время зажигания прямо пропорционально массе, прихо-
дящейся на единицу площади тр, при условии, что Tj и с являются посто-
янными; обратно пропорционально h, коэффициенту теплоотдачи. Ана-
логичные общие выводы можно сделать в случае, когда положительный
теплообмен имеет место только с одной стороны. Заметим, что для от-
дельного материала (например, для бумаги) tj прямо пропорционально
толщине образца, по крайней мере, до определенного предела (малые
значения критерия Био). Это явление лучше всего проиллюстрировать
с помощью понятия распространения пламени по тонким слоям горю-
чего (см. рис. 7.8).
Задачу о бесконечной пластине, находящейся под воздействием лу-
чистого теплового потока с одной стороны (х = +1) и при наличии кон-
вективного охлаждения обеих сторон (х = ±1) (рис. 6.14) можно ре-
шить на основе следующих граничных условий применительно к уравне-
нию (6.19):
(6.22а)
(6.226)
Т = То для всех х при t = 0 ,
aQft = h0 - k --- для x = +L и t > 0 ,
dx
df?
h0 = -k-------для x = -l и t > 0 ,
(6.22в)
где в = Т - То; а - поглощательная способность (принимаемая постоянной);
aQ£ - интенсивность лучистого теплового потока, падающего на поверхность.'
214
ИЗЛУЧЕНИЕ
I
КОНВЕКЦИЯ
-A(rw-7-00|
х-- х=0 х = -/
КОНВЕКЦИЯ
Л1>Ь-7а,)
Рис. 6.14. Лучистый теплообмен на одной стороне вертикаль-
ной бесконечной пластины при наличии конвективного теплоот-
вода с двух сторон при х = ±1
В данной модели лучистым теплоотводом пренебрегают, хотя он
может стать существенным при температурах, приближающихся к Tj.
Можно получить полное аналитическое решение данной задачи [91],
но в работе [360] был принят подход осредненной теплоемкости
(разд. 2.2.2) для получения следующего уравнения применительно к
термически тонкому материалу
aQg = трс + ,
(6.23)
где т - толщина материала является величиной эквивалентной 21 (см. рис. 6.14).
Поскольку в не зависит теперь от х, то уравнение (23) можно про-
интегрировать, что приведет к следующему выражению:
в =Т -То =---В- (1 - exp(-2ht/pcr)) .
2h
(6.24)
При Т = Т( это выражение можно преобразовать для получения выраже-
ния для времени зажигания
= ----_’9в-----). (625)
2h aQR-2h(Ti-T0)
Выражения (6.21) и (6.25) аналогичны по виду, они показывают, что
безотносительно формы теплообмена время зажигания для термически
тонких материалов прямо пропорционально теплоемкости, приходящей-
215
ся на единицу площади (трс). Этими выражениями определяются также
предельные условия для зажигания, т. е. > Tj для конвективного
нагрева и aQ^ > 2h(Tj — То) для лучистого нагрева.
Анализ зажигания пластин, которые нельзя считать термически
тонкими (т.е. Bi > 0,1), требует более сложных решений (уравнение
(2.18) для конвективного теплообмена применительно к бесконечной
пластине). Время зажигания асимптотически увеличивается с ростом т
до предельного значения, которое соответствует зажиганию полубеско-
нечного твердого тела, расчет для которого можно провести проще.
Полубесконечное твердое тело. Температура поверхности полубес-
конечного твердого тела, подверженного конвективному нагреву (или
охлаждению), меняется со временем в соответствии с уравнени-
ем (2.26), т. е.
= 1 - ехр(/32) erfc(0) ,
оо 1 оо 10
(6.26)
где Т, - температура поверхности, а /3 = [h(at)‘ Л /к]= [ ht‘ п (крс)’ *] = Bi. Fo01.
Если при Ts > Т; возможно зажигание, которое приведет к стацио-
нарному горению, тогда время, необходимое для зажигания может быть
установлено по значению (3, соответствующему отношению Qj/fL,
(рис. 6.15) при условии, что тепловая инерционная характеристика
(крс) и коэффициент конвективного теплообмена h известны. Как
указывалось в разд. 2.2.2, поведение толстой пластины аппроксими-
руется поведением полубесконечной пластины при условии, что
т> 2(at)1/2 ,
в
Рис. 6.15. Зависимость отношения вs/0oo от 0 [уравнение (6.26)]
216
где t -тцтительность нагрева.
При лучистом нагреве соответствующие краевые условия могут
быть записаны применительно к уравнению (6.19) следующим об-
разом:
aQft- hfl = -к днях = 0 и npnt> 0, (6.27а)
dx
Т = То при t = 0 для всех х. (6.276)
Однако решение может быть получено на основе выражения (6.26),
если подставить (Т^ — То) =aQ^/h, которое описывает стационарное
состояние (t = °°) при условии, что лучистый теплоотвод не учитывается,
т. е.
aQR = h(Too-T0) . (6.28)
Таким образом,соотношение (6.26) может быть записано в виде
(1 - exp (02) ercf(0) ) . (6.29)
h
В работе [360] коэффициент 0 называется модулем охлаждения, а пу-
тем преобразования выражения (6.29) в иную форму, умножением обе-
их частей на коэффициент /3 получают
7 =|3 (1 - exp(/32)erfc(0) ) “1 , (6.30)
где выражение у = aQ'^t/flsP^at)1 '2
может быть названо энергетическим модулем [360]. Формула (6.30)
была использована для корреляции большого объема данных о точке
зажигания древесины. Авторы работы [226] провели большое число
экспериментов с вертикальными брусьями древесины различных пород
дерева (кедра, freijo, красного дерева, дуба, iroko), причем эти брусья
были покрыты специальными изолирующими фибровыми пластинами.
Среди проведенных экспериментов были и такие (рис. 6.16) : образцы
подвергались воздействию лучистого теплового потока, причем источник
пламенного зажигания (факел высотой 12,5 мм) располагался таким
образом, что ось источника была удалена от торца бруса на расстоянии
12,5 мм. Таким образом, источник зажигания оказался внутри струи
летучих продуктов, восходящих с поверхности образца. Регистриро-
валось время до зажигания. Автор работы [360] провел корреляцию
полученных экспериментальных данных с расчетными результатами,
полученными по формуле (6.30). На основе этого был построен график
зависимости у от 0, причем для значения 0S = была получена наиболее
удовлетворительная корреляция для всех данных. Этот график приведен
на рис. 6.17. Несмотря на неслучайный разброс данных, отражающий раз-
ность плотности пород древесины, полученная корреляция для значения
217
Рис. 6.16. Зажигание образца древеси-
ны, подверженного воздействию лучис-
того теплового потока, создаваемого
источником пламенного горения, на-
правленного вниз [ 360]
0] = 340°С, вполне приемлема. Можно предположить, что отклонения
при больших значениях 3 возникают из-за того, что образцы с большей
длительностью воздействия лучистых тепловых потоков уже нельзя
рассматривать как термически толстые.
Было установлено, что при изменении положения пламенного ис-
точника зажигания для обеспечения корреляции экспериментальных
данных необходимо изменить значение 0]. Таким образом, при уровне
расположения кончика пламенного источника зажигания относительно
торца образца, показанного на рис. 6.16, были найдены следующие зна-
чения параметра 0j : 300, 380 и 410°С для d = 6,2; 12,5; 19 мм соответ-
ственно, причем время до зажигания также увеличивалось в том же
порядке (рис. 6.18). Это наблюдение аналогично наблюдению, касав-
шемуся измерения температуры воспламенения жидкого горючего
(см. рис. 6.10): источник зажигания должен находиться в зоне воспла-
менения летучих продуктов. При значении d > 20 мм (см. рис. 6.16, б)
возгорание будет невозможным, даже при более мощных тепловых по-
токах, так как источник зажигания в этом случае окажется вне восходя-
щего потока летучих продуктов. Хотя интерпретация результатов экспе-
риментов такого рода требует корректного подхода, тем не менее по-
лученные данные ни в коей мере не подрывают первоначальной концеп-
МОДУЛЬ ОХЛАЖДЕНИЯ <fl)
Рис. 6.17. Корреляция между энергетическим модулем и модулем охлаждения
(fi) для древесины различной плотности в соответствии с формулой (6.30). Резуль-
таты получены для образцов, конфигурация которых представлена на рис. 16, а,
в = 340°С, h = 33 Вт/(м’-К)
1 - слоистый изолирующий картон; 2 - кедр; 3 - frejo; 4 - красное дерево;
5 - дуб; 6 - iroko [ 360]; 7 - по формуле (6.30)
218
Рис. 6.18. Влияние положения пламенного источника зажигания на
время до зажигания образца древесины колумбийской сосны
(рис. 6.16, ff)
1 - d = 6,2 мм; 2 - d — 12,5 мм; 3- d = 19 мм [ 360]
ции о критической температуре поверхности твердого вещества, играю-
щей роль предельного критерия зажигания во всяком случае при дейст-
вии непрерывного теплового потока (см. разд. 6.3.2).
Иногда в литературе пользуются понятием критического лучистого
потока в качестве критерия зажигания (см. рис. 6.18), хотя этот поток
чувствителен к изменениям в теплоотводе с поверхности, а следователь-
но, и к ее ориентации и геометрическому очертанию. В работе [226]
получена оценка предельного потока для вертикальных образцов древе-
сины путем экстраполяции графика зависимости Qr от Oft/ti'2 на
t] = °°, где-tj — время до зажигания при воздействии лучистого потока
Qr (рис. 6.19). На основе этих и других данных было выведено значение
минимального потока для зажигания от него древесины. Эта оценка
составила 12 кВт/м2 [0,3 кал/(см2-с)]. Это значение было заложено
в Шотландские строительные нормы и правила в 1971 г. в качестве базы
по определению расстояния между зданиями (разд. 2.4.1). Аналогичные
результаты были получены в работе [382] для образцов ряда материалов
при верхней ориентации активной поверхности образцов (рис. 6.20). Тем
не менее имеются свидетельства в пользу того, что для зажигания неко-
торых композиционных материалов потребуются менее мощные потоки.
К таким композиционным материалам относятся тонкие композицион-
ные материалы из целлюлозы (ткани) над изолирующими нижними сло-
ями ткани, как шерстяная прокладка [11]. Кроме того, менее мощные
потоки также могут привести к лучистому зажиганию таких компози-
ционных материалов, где имеет место рассеивание, эффективно изолиру-
ющее поверхностные слои от основной массы материала (рис. 6.21)
[328]. В работе [315] на основе измерений по распространению пламени
по различным поверхностям при воздействии целого диапазона лучистых
219
Рис. 6.19. Определение критического лучистого потока для зажи-
гания древесины дуба (рис. 6.16, б)
1 - d = 6,2 мм; 2 - d = 19 мм [ 360]
тепловых потоков получены данные для оценки минимального теплово-
го потока, необходимого для зажигания (разд. 7.1.5); эти данные су-
щественно выше значений, полученных в работах [360], [382], но для
сравнения они включены в данные табл. 6.5.
Таблица 6.5. Критерии зажигания
Материал Критический лучистый тепловой поток, кВт/м’ Критическая температура поверхности, °C
Зажигание | 1 Самовоспла- менение Зажигание Самовоспла- 1 менение
Древесина 121 28' 350’ 600’
Древесно-стружечная 284 , 18s — — —
плита (ДСП)
Жесткая ДСП 27,44 — — —
РММА 214 — 270‘ —
Упругий полипеноуретан 16’ — 270’ —
Поликсиметилен 17’ — — —
Полиметилен 12’ — — —
Полиэтилен 42 % 22’ — — —
Примечания: 1. Данные взяты для вертикальных образцов ] 225]. 2. Дан-
ные, полученные на основе анализа распространения пламени в условиях лучистого
нагрева (данные испытаний в лаборатории Гарвардского университета). Приведен-
ные данные согласуются с данными работы [ 360]. 3. Данные, полученные на основе
дедукции [ 360]. Малые значения наблюдаются для конвективного нагрева
(разд. 6.4). 4. Данные работы [ 318]. Эти значения представляются значительными.
5. По данным рис. 6.21. 6. Данные работы ] 103]. 7. По данным рис. 6.20.
220
Рис. 6.20. Определение критического лучистого теплового
потока, необходимого для зажигания горизонтальных образ-
цов пластиков; график зависимости 1/tj от Qjp [ 382]
1- полиуретан (IA); 2- полиуретан (GM-21); 3- полиок-
симетилен х 10; 4 - полиэтилен большой плотности х 5; 5 -
полипеноэтилен (4) *2; 6 - полиэтилен 42 % С1 * 2 (класси-
фикация проведена согласно работе [ 309])
Во второй главе (разд. 2.2) рассматривалось понятие тепловой инер-
ции крс, в частности в связи с реакцией поверхности материала на воз-
действие теплового потока (см. рис. 2.10). Поэтому необходимо при-
нять, что материалы с малой тепловой инерцией, такие, как полипеноу-
ретан, могут зажигаться быстрее, чем плотные материалы с большими
значениями крс,(например древесина). Это было впервые продемон-
стрировано в работе [226] применительно к слоистой плите, а также к
ряду пород древесины. В работе было установлено, что существует
сильная корреляция между величиной (Qr - Qr.o)*273 и крс, где
221
Рис. 6.21. Определение критического теплового потока для не-
которых однородных и композиционных материалов
1 - полипеноуретан, покрытый поливинилхлоридом; 2 - ДСП,
покрытая поливинилхлоридом; 3 - черная материя на шерстя-
ной подкладке; 4 - грубая ДСП, покрытая меламином; 5 -
полипропиленовая полоса на ДСП; 6- черная материя; 7- гру-
бый плотный картон [328]. Данные взяты из работ [11] и
[107]
Qr о _ минимальная интенсивность излучения для зажигания вертикаль-
ных образцов, tj - время, необходимое для зажигания при воздействии
теплового потока интенсивностью Qr. Указанная корреляция графичес-
ки интерпретируется на рис. 6.22, где прямая линия задается выра-
жением
(QR-QR.o)ti/3 = 0,6(kpc + li,9 104) . (6.31)
Следует заметить, что поглощающая способность древесины [ параметр
а в уравнении (6.27а) и других последующих выражениях] не остается
222
Рис. 6.22. Корреляция между
временем, необходимым для
зажигания, и тепловой инерци-
ей для нескольких видов дре-
весины и для слоистого кар-
тона [уравнение (31)] [226]
1 - слоистый картон; 2 -
кедр; 3 - белая древесина;
4 - красное дерево; 5 - freija;
6 - дуб; 7 - iroko
ТЕПЛОВАЯ ИНЕРЦИЯ кос • Ю~4
постоянной, если поверхность подвержена воздействию лучистого тепло-
вого потока. Поглощающая способность увеличивается по мере потем-
нения поверхности, обусловленного обугливанием, которое начинается
при температурах выше 200°С. Это характерно для всех материалов,
которые при нагреве обугливаются. Однако в силу своей анизотропии
древесина ведет себя весьма своеобразно. Так, для того чтобы поджечь
кусок древесины с торцевого среза, потребуется больше времени по
сравнению со временем, которое потребуется для зажигания с поверх-
ности этого куска. Причина заключается в том, что теплопроводность
(следовательно, крс) вдоль волокон древесины больше, чем поперек
волокон [417]. Сучковатые места древесины также трудно поджечь по
той же причине, хотя в некоторой степени на это влияет и более высо-
кая плотность древесины. Поток летучих продуктов, направленный
перпендикулярно к волокнам, наталкивается на значительное сопро-
тивление. Когда конструкция древесины начинает растрескиваться при
температуре свыше ЗОО°С, тогда летучие продукты стремятся протечь
ч^рез образовавшиеся щели поперек волокон к поверхности (сравни
рис. 5.13). Но даже в такой ситуации можно наблюдать выход летучих
продуктов через торцевой срез или в окрестности сучков, где сопротив-
ление движению летучих продуктов намного меньше.
6.3.2. Зажигание при действии дискретного
теплового потока
Метод критической температуры может оказаться удовлетвори-
тельным для характеристики температуры воспламенения твердых тел,
подверженных действию непрерывного теплового потока. Однако в слу-
чае дискретных тепловых потоков такой метод не всегда может быть
подходящим. В работе [35] изучалось зажигание пластин древесины
(доска хвойных пород) путем воздействия на обе стороны пластины
пламен от пары горелок. Определялся срок достижения того этапа,
когда устанавливалось стационарное пламенное горение в момент уда-
ления горелок. Путем сравнения результатов численного анализа неста-
223
ционарной теплопроводности внутри пластин в рассматриваемой работе
было установлено, что для достижения стационарного режима горения
при дискретном зажигании необходимо, чтобы критическая скорость
расхода летучих продуктов с поверхности пластин была бы такой, что
riicr >2,5 г/(м2- с). Однако это условие не является достаточным. Как
подчеркивается в работах [257], [425] и других (см. [206]), существен-
ную роль играют два фактора: характер процесса нагревания и темпе-
ратурный градиент, установившийся внутри твердого тела (в момент
зажигания). Это можно непосредственно показать с помощью форму-
лы (6.18):
(Ф ДНС - Lv) Гос'г + Qg - Ql = S .
Согласно этой формуле, при S > 0 имеет место зажигание, а при S < 0
происходит затухание. Вслед за зажиганием может, однако, произойти
самозатухание из-за уменьшения или полного прекращения действия
теплового потока, с помощью которого поверхность твердого тела
была доведена до температуры воспламенения. Воспользуемся для оцен-
ки этой ситуации приведенной выше формулой (6.18). На основе опуб-
ликованных данных (табл. 5.6 и 6.6) можно задаться значениями Ly
и Шег-
Таблица 6.6. Значения параметров, входящих в формулу
для расчета температуры воспламенения*
Образцы Принудительная конвекция2 Естественная конвекция2 Температура воспламене- ния, °C
*4/ mcr г/ (м2- с) 1 Ф mcr г/ (м2. с) | Ф
Полиоксиметилен 4,5 0,43 3,9 0,45 —
Полиметилметакрилат 4,4 0,28 3,2 0,27 270
Полиметилен (малой плотности) 2,5 0,27 1,9 0,27 —
То же (большой плотности 2,5 0,27 1,9 0,27 —
Полипропилен 2,7 0,24 2,2 0,26 —
Полистирин 4,0 0,21 3,0 0,21 —
Фено пл acr(GM-5 7 )4 5,5 0,17 4,4 0,17 —
Полиэтилен/42 % С1 7,6 0,13 6,5 0,12 —
Полипеноуретан4 (GM-27/FR) 6,5 0,12 5,6 0,11 —
Полипеноизоцианурат (GM-41)4 6,8 0,12 5,4 0,11 —
Полиэтилен/25 % С1 6,6 0,11 6,0 0,09 —
Полипеноуретан (GM-37)4 6,9 0,11 6,2 0,09 —
Примечания: 1. [ 382], где mcr была найдена экспериментально, а Ф вы-
числялось с помощью формулы (6.33). 2. h/cp =13 г-с/м2. 3.h/cp = lOr-c/м*.
4. Классификация в соответствии [ 309]. .
Значение Ф для многих горючих материалов можно принять равным
0,3 [325], хотя было установлено, что эта величина меняется от значе-
ний, меньших 0,2 для огнестойких материалов до примерно 0,4 для
224
определенных насыщенных кислородом полимеров (табл. 6.6). Перед
тем, как воспользоваться формулой (6.18), необходимо, лишь подсчи-
тать величины Qp и Qg для соответствующих компонентов горючего.
Рассмотрим воздействие несветящегося пламени на верхнюю поверх-
ность бесконечной горизонтальной пластины полиметилметакрилата
(РММА) толщиной 50 мм [114]. Используемую методику можно опре-
делить как метод зажигания поверхности (разд. 6.5); она аналогична
той методике, которая была применена в работе [35]. Тепло доставля-
ется к поверхности, главным образом, посредством вынужденной кон-
векции. Зададимся значениями следующих величин: температура поверх-
ности РММА в момент воспламенения составляет 270°С [103], крс =
= 3,2-105 Вт2’с/(м4-К2) (табл. 2.1). Воздействующее на поверхность
пламя в окрестности этой поверхности обладает температурой 1300°С;
коэффициент теплоотдачи равен 50 Вт/(м2- К). Тогда с помощью форму-
лы (2.26) можно показать, что для того чтобы довести поверхность
тела до воспламенения, понадобится около 6 с. По прошествии этого
времени глубина прогретого слоя составит (at)1/2 « 0,8-10-э м, где
а — коэффйциент рассеивающей способности РММА (табл. 2.1). Если
Цренебречь прочими потерями, можно оценить Qg следующим образом:
Ql = + (~Т—)surface > (6.32)
dx
где Tj = 543К; k = 0,19 Вт/(м К) и (dt/dx)surface - температурный градиент
непосредственно под поверхностью пластины, который можно аппроксимиро-
вать значением (270-20) / (at) *z 2 = 3,l-10s К/м.
Тогда, приняв е = 0,8, получим
Qg = 3,9 + 58,5 = 62,4 кВт/м2 .
Теперь можно обратиться к формуле (18), положив Ф = 0,3, ДНС =
= 26 кДж/г, Lv = 1,62 кДж/г [381] и шс'г = 5 г/(м2-с) [103] * . Можно
проверить, установится ли режим пламенного горения на поверхности,
если сразу после того, как поверхность достигла температуры воспламе-
нения (т. е. Qp -> 0 при t = 6 с), убрать воздействующее на поверхность
пламя.
S= (0,3-26- 1,62) 5 - 62,4 = —31,5 кВт/м2 < 0,
т. е. режим стационарного пламенного горения не установится. Если
провести аналогичные вычисления для пластины полиуретана, тогда на
основе типичных значений параметров (табл. 2.1 и 6.6) при Ф = 0,3 и
ДНС = 26 кДж/г можно установить, что поверхность достигнет темпе-
ратуры воспламенения после воздействия в течение 0,2 с. Если теперь
Qg -> 0, то
S = (0,3-26- 1,2) 6-21,2 = +18,4 кВт/м2 ,
1 В работе [382] сообщается о более низком значении по сравнению с
Данными работы [103], но хотя предстоит разобраться в этом расхождении, оно
не приведет к изменению вывода относительно приведенного выше аргумента.
15—176
225
т. е. полипеноуретан будет продолжать гореть, пока пламя будет обеспе-
чено достаточным количеством тепла, которое требуется для образова-
ния летучих продуктов и для компенсации теплоотвода. Кроме того, это
вызовет повышение температуры поверхности и усиление пламени, что
приведет к установлению полного стационарного горения по мере того,
как величины fc, fr и QV приобретут значения, соответствующие новой
ситуации [ см. формулу (6.16) и следующие за ней ].
Легко показать, что в условиях иного режима нагревания можно
прийти к другим результатам. Например, при коэффициенте теплоотда-
чи, равном только 20 Вт/(м2-К) (цифра,более характерная для естест-
венной, нежели для принудительной конвекции), поверхность пластины
РММА достигла бы температуры 27QPC через примерно 35 с, причем
при устранении теплового воздействия в этот момент пламенное горение
продолжалось бы. Следует, однако, заметить, что такую элементарную
модель нельзя применять в более широком плане. Если в момент устра-
нения пламенного источника зажигания температура поверхности пре-
высит Tj, уже нельзя считаться с принятыми значениями fc и fr [ см.
формулу (17) и (18)]; при этом m окажется больше тп^г на неизвест-
ную величину. Приведенный здесь расчет подчеркивает важное значение,
которое факторы неустановившейся теплопередачи оказывают на про-
цесс зажигания. Этим расчетом иллюстрируется предостережение о лег-
кой воспламеняемости материалов с малой плотностью. В качестве аль-
тернативы подробному расчету можно использовать более общий под-
ход. Этот подход может быть использован для непосредственного объ-
яснения того обстоятельства, что после зажигания материалов малой
плотности они мгновенно охватываются интенсивным пламенем. П<?
мере развития горения увеличивается глубина прогретого слоя (—at),
так как тепло распространяется вглубь твердого тела. Можно подсчи-
тать эффективную теплоемкость этого слоя в зависимости от времени
для различных материалов. Это показано в табл. 6.7 в виде произведе-
ния рсу/ at’ (=\/ kpct'), размерности которого Дж/(м2-К), т. е. коли-
чество энергии, которое необходимо, чтобы поднять среднюю темпера-
туру единицы площади нагретого слоя материала на один градус.
Таблица 6.7. Эффективные теплоемкости поверхностей
Образцы Время на- гревания, с Коэффициент рассеивания тепла* Глубина про- гретого слоя1, м Эффективная теплоемкость, Дж/ (м1- К)
РММА 10 1,1-10-’ 1-1 о-3 1690
Полипропилен 10 1,3-10-’ 1,1-10“’ 1965
Полистирин 10 8,3-10-8 0,9-10"3 1188
Полипеноуретан 10 1,2-10"6 3,5-10-3 98
Примечания: 1. Данные взяты из табл. 1.2 и 2.1. 2. Принимается равное
Как видно из этой таблицы, эффективная теплоемкость полипеноуре-
тана составляет 6 % этой величины для полиметилметакрилата. Таким об-
разом, даже если пламена над пластинами этих материалов будут обладать
одними и теми же характеристиками теплопередачи по отношению к
226
1
Рис. 6.23. Определение критического массового расхода при температуре вос-
пламенения [103]
1 - режим стационарного горения
поверхности, полипеноуретан достигает режима полностью развитого
пламенного горения за меньшее время, чем необходимое для этого плас-
тине РММА. Эти результаты четко показывают, что тепловая инерция
(крс) является важным показателем при определении скорости разви-
тия пожара, как и легкости воспламенения.
В настоящее время имеется недостаточный объем информации о
Т[, ДНС, Ф и rficr (табл. 6.6). Критический расход массы потока гпсГ
может быть определен экспериментально, если вести непрерывную ре-
гистрацию массы образца материала, который через равные промежутки
времени подвергается воздействию пламенного источника (эта проце-
дура аналогична той, что применялась при определении температуры
вспышки и температуры воспламенения жидкого горючего в установке
открытого типа [14]). На рис. 6.23 приводится характерная графичес-
кая запись зависимости массы образца он времени, причем градиент
этой кривой изменяется по мере выгорания поверхности и установления
режима устойчивого пламенного горения [103]. Вспышка обычно наблю-
дается до того,, как поверхность достигнет температуры вспышки. Мас-
совый расход Шег вычисляется по градиенту первого участка кривой в
месте ее поворота, как это видно из рис. 6.23. В работе [326] предпо-
лагается, что п1сГ можно связать с критическим значением числа мас-
сопереноса Сполдинга [365]:
mcr = — In(1 + Всг) , (6.33)
с
где h - коэффициент конвективного теплообмена между пламенем и поверх-
ностью; с - теплоемкость воздуха, а Всг = А/ФДНС, где А »3 кДж/г (разд. 5.1.2).
Формула (6.33) применима к условиям температуры воспламене-
ния для стационарного состояния [т. е. S = 0 в формуле (6.18) ]. Кроме
того, принимается, что Lv = ФДНс,тем самым предлагается единственное
средство, с помощью которого можно оценить Ф, именно в таком виде
оно было использовано в работах [325], [378]. Если горение является
стехиометрическим, в таком случае принимается значение Ф = 0,45 на
227
основании того, что пламя должно быть мгновенно охлаждено до темпе-
ратуры ~ 1600 К (разд. 3.1.2). Так факт, что для многих материалов
этот коэффициент равен ~0,3, может быть обусловлен целым рядом при-
чин, включая нарушение стехиометричности горения или неполноту
сгорания в ограниченном пламени, причем реакционная способность
летучих продуктов наверняка влияет на значение зтого фактора. Анти-
пирены, которые снижают реакционную способность посредством подав-
ления реакций воспламенения, увеличивают предельную температуру
пламени и, следовательно, уменьшают Ф. Влияние на различные свойст-
ва воспламеняемости материала можно проследить по формуле (6.18).
В самом деле, из приведенного выше анализа можно выделить нес-
колько свойств материала, которые способствуют зажиганию. Материал
трудно поджечь, если Lv значительно и Ф и (или) ДНС незначительны,
или Ql принимает большие значения. Материалы можно выбрать исходя
из этих свойств. Можно поступить иначе, обработав соответствующие
материалы антипиренами с целью видоизменения свойств материалов в
нужном направлении. Например, антипирены, которые содержат бром и
хлор, вводят галрины в газовую фазу наряду с летучими продуктами,
делая последние менее реакционноспособными, уменьшая тем самым
Ф (разд. 3.5.4). Применение тригидрата алюминия в качестве заполни-
теля для полистеролов увеличивает тепловую инерцию крс твердого
тела и значительно понижает ДНС, так как водяные пары сбрасываются
в пламя вместе с летучими продуктами. Добавление фосфатов и боратов
к целлюлозным материалам способствует реакции разложения, что ведет
к большему выходу углистых продуктов и увеличению СО и Н2 О в лету-
чих продуктах, что уменьшает ДНс(табл. 5.10). Термоустойчивые мате-
риалы, которые обладают высокими температурами разложения, обна-
руживают большие потери тепла при температуре воспламенения (уве-
личенные значения Q£). Аналогично этому образование слоя углистого
остатка приводит к изоляции горючего снизу, а для поддержания потока
летучих материалов могут потребоваться более высокие температуры на
поверхности углистого остатка. Однако доминирующее влияние на ха-
рактеристики горения толстых твердых материалов может иметь тепло-
вая инерция крс, как было показано выше.
6.4. САМОВОЗГОРАНИЕ ГОРЮЧИХ ТВЕРДЫХ
ВЕЩЕСТВ
Может случиться так, что при отсутствии источника зажигания ле-
тучие продукты, исходящие из поверхности горючих твердых веществ,
загорятся спонтанно. Это может произойти при условии, если смесь
воздуха с летучими продуктами в какой-либо зоне восходящей струи
приобретет достаточно высокую температуру (разд. 6.1). При этом по-
требуется более мощный тепловой поток, чем это бывает при вынужден-
ном зажигании, потому что для этого необходимо более высокая темпе-
ратура поверхности. Некоторые данные, связанные с этим явлением,
приведены в табл. 6.5. Механизм самовозгорания был уже рассмотрен,
но при лучистом тепловом потоке существует возможность того, что
поглощение излучения летучими продуктами распада может иницииро-
вать начало химической реакции. В работе [209] показано, что летучие
продукты могут довольно существенно усилить излучение, достигающее
228
поверхности. Летучие продукты могут быть зажжены путем интенсивно-
го облучения лазером, но насколько существенно влияние этого фак-
тора в обстановке реального пожара еще неизвестно.
В работе [206] сделано интересное наблюдение по температурам на
поверхности, которые необходимы для вынужденного зажигания (1) и
самовоспламенения (2) древесины при лучистом и конвективном на-
греве
Форма теплообмена Температура поверхности древесины, °C
(1) | (2)
Лучистый
Конвективный
600
490
340—410
450
Эти результаты были получены на экспериментальной установке,
аналогичной той, что показана на рис. 6.16. Полученные результаты
легко можно объяснить, если вспомнить, что вынужденный конвектив-
ный поток снижает концентрацию летучих продуктов, а следовательно,
требует более высокой температуры поверхности для образования сме-
си, которая будет обладать температурой выше нижнего предела воспла-
менения при наличии источника зажигания. С одной стороны, для того
чтобы произошло самовозгорание в результате лучистого теплообмена,
летучие продукты, исходящие из поверхности, должны обладать доста-
точно высокой температурой для образования горючей смеси, которая в
свою очередь имела бы температуру выше температуры самовозгорания,
когда она перемешивается с ненагретым воздухом. А, с другой стороны,
при конвективном нагреве воздух уже обладает высокой температурой,
и летучие продукты не нуждаются в более высокой температуре.
6.5. ЗАЖИГАНИЕ ПОВЕРХНОСТИ
При воздействии пламенного источника зажигания на поверхность
материала, который, вероятно, подвергается лучистому тепловому по-
току, пламя после некоторой задержки медленно распространяется по
поверхности. Длительность этой задержки зависит от того, насколько
быстро поверхность прогреется до температуры воспламенения (кото-
рая в свою очередь зависит от крс). Распространение пламени может
произойти при тепловых потоках, менее мощных по сравнению с теми,
которые нужны для зажигания от источника воспламенения. В работе
[261] установлено, что минимальный тепловой поток, способный зажечь
древесину сосны в указанном выше режиме, характеризуется значени-
ем всего лишь 4 кВт/м2 по сравнению со значением 12 кВт/м2 для
режима вынужденного зажигания, который иллюстрируется на рис. 6.16.
Это весьма важное свойство распространения пламени, которое было
подробно исследовано в работе [315] (разд. 7.1.5в).
6.6. ГАШЕНИЕ ПЛАМЕНИ
Принципиально гашение можно рассматривать как процесс, обрат-
ный зажиганию. Его можно исследовать теми же методами, принимая
его за некоторое предельное или критическое состояние. Как и в случае
229
вынужденного зажигания можно выделить две стороны явления, а
именно: 1) гашение пламени; 2) уменьшение притока воспламеняю-
щихся паров ниже некоторого критического уровня (m ' < rhc’r) .
В последнем случае пламя затухает, причем здесь возможны две
ситуации: затухание без риска возгорания, затухание при наличии риска
возгорания.
Возгорание может произойти спонтанно применительно к горючим
твердым и жидким веществам с высокой температурой воспламенения
(например, растительное масло), которые уже горели некоторое время
до затухания. Риск возгорания от источника воспламенения останется
до тех пор, пока горючий материал не охладится до температуры ниже
температуры воспламенения. Однако при утечках газа и применительно
к жидкостям с низкой температурой вспышки гашение пламени приве-
дет к продолжающемуся выходу газообразных горючих веществ, что в
условиях замкнутого пространства может привести к образованию са-
мовоспламеняющейся атмосферы. При таких обстоятельствах необхо-
димо либо прекратить выход парообразных горючих веществ, либо
уменьшить интенсивность их выхода до безопасного уровня.
6.6.1. Тушение пламени предварительно
перемешанных смесей
Устойчивость пламен предварительно перемешанных смесей была
рассмотрена в разд. 3.3. в связи с существованием пределов воспламе-
нения. В ограниченном пространстве созданием и поддержанием ат-
мосферы, срывающей распространение пламени даже при наиболее
неблагоприятных условиях (разд. 3.1 и рис. 3.12), можно предотвра-
тить взрыв, возникающий вследствие выхода воспламеняющихся газов.
Этот способ таким образом скорее сводится к некоторому демпфирова-
нию, нежели к активному тушению. Пламя предварительно перемешан-
ной смеси можно погасить,.если быстро вспрыснуть в смесь перед фрон-
том пламени соответствующий химический ингибитор. Это достигается с
помощью систем взрывного типа, содержащих ингибиторы. Для сраба-
тывания таких устройств они оснащаются датчиками раннего обнаруже-
ния возникновения пламени. Обычно с их помощью регистрируется
слабое повышение давления внутри помещения, после чего происходит
быстрая активация подачи химического ингибитора [37], [287]. Ти-
пичными ингибиторами являются галогенозамещенные углеводороды
CF2Br2 и CF2BrCl , а также некоторые порошковые огнетушащие ве-
щества (см. разд. 1.2.4). Что касается газов-флегматизаторов, таких,
как азот и диоксид углерода, то они пригодны лишь как разбавляюще-
демпфирующие вещества, так как для быстрого подавления с их по-
мощью потребовался бы громадный расход этих флегматизаторов.
Пламена предварительно перемешанных смесей могут быть также
погашены путем непосредственного мгновенного охлаждения. Сюда
относится охлаждение зоны реакции. Собственно в этом, по существую-
щим взглядам, состоит главный механизм действия огнепреградителя.
Такое устройство состоит из многочисленных узких каналов, каждый
из которых обладает эффективным внутренним диаметром, меньшим,
чем длина зоны охлаждения, через которые пламя не сможет распро-
страниться. Механизм этот описан в разд. 3.3а. Огнепреградители обычно
230
устанавливаются для предотвращения распространения пламени в венти-
ляционные трубы и каналы, в которых могут образоваться воспламе-
няющиеся паровоздушные смеси [166], [278].
6.6.2. Гашение диффузионных пламен
Диффузионные пламена могут быть погашены с помощью прекра-
щения подачи паров горючего (т. е. путем закрытия клапана для прекра-
щения утечки газа или перекрытия поверхности горящей жидкости
путем вспрыскивания соответствующей огнетушащей пены). Кроме этих
средств, диффузионные пламена можно потушить с помощью тех же
флегматизаторов и ингибиторов, которые использовались для тушения
пламен предварительно перемешанных смесей. Но в связи с наличием
значительного тепловыделения диффузионного пламени требуются
менее активные пожаротушащие вещества. На практике эта разница
между указанными типами пламен становится не столь существенной по
мере увеличения размеров пожара. Предполагается, что механизм, с
помощью которого происходит гашение диффузионных пламен, в ос-
новном является тем же, что и механизм, применяемый к пламенам
предварительно перемешанных смесей. Таким образом, демпфирующие
разбавители (например, N2 и СО2) охлаждают зону реакции путем уве-
личения эффективной теплоемкости атмосферы (на моль кислорода)
(разд. 1.2.5 и 3.5.4), а химические ингибиторы, такие, как галогеноза-
мещенные углеводороды, подавляют развитие пламенных реакций
(разд. 1.2.4 и 3.5.4).
Указанные флегматизаторы и ингибиторы можно применить локаль-
но с помощью ручных устройств, направленных на пламя. Таким путем
легко могут быть погашены небольшие начинающиеся пожары. По мере
увеличения размеров пожара от пожарных требуется проявление высо-
кого профессионализма, особенно при ограниченности подачи пожаро-
тушащих веществ. Все пламя должно быть погашено до того, как исте-
кут запасы огнетушащих средств. В противном случае пожар снова во-
зобновится. Эту задачу можно решить с помощью полного ’’затопления”
помещения газообразным огнетушащим составом при условии, что по-
мещение, в котором произошел пожар, может быть эффективно забло-
кировано для поддержания в помещении необходимой концентрации
пожаротушащих веществ. Экономически такой образ действий оправдан
лишь в особых обстоятельствах, когда нежелательна возможность по-
вреждения предметов водой, подаваемой спринклерами. К таким ситуа-
циям относятся необходимость защиты произведений искусств и ценных
документов, а также защита служебных и жилых помещений кораблей
и их двигательных отсеков. Преимущество химических ингибиторов
состоит в том, что система защиты может быть задействована в то время,
когда люди будут еще находиться внутри помещений, в то время как в
случае использования диоксида углерода (и азота) необходимо провес-
ти предварительную эвакуацию, так как создавшаяся в результате при-
менения указанных флегматизаторов атмосфера будет опасна для жизни.
В принципе система, работающая на галогенозамещенных углеводоро-
дах, может быть задействована скорее, чем система, работающая на СО2,
но недостатки ее состоят в том, что эти ингибиторы являются более
дорогими компонентами, они могут привести к различным поражениям
231
органов и тканей человека, привести к недопустимому уровню продук-
тов коррозийного распада, если в момент использования ингибиторов
пожар приобрел достаточно крупные масштабы. Полное затопление
можно использовать для приостановления глубоко проникшего в поме-
щение медленно развивающегося пожара. Однако полностью потушить
пожар таким способом нельзя, так как развитие пожара может продол-
жаться и при очень низкой концентрации кислорода, если очаги пожара
достаточно стабильны.
Не следует недооценивать роль охлаждения водой среди средств
регулирования и контроля развития пожара, так как этот метод явля-
ется основным средством тушения пожара. Вода особенно эффективна в
этом смысле, так как у нее высокое значение скрытой теплоты парооб-
разования (2,4 кДж/г при 25°С). В самом деле, водой можно потушить
диффузионное пламя, если ввести в пламя мелкораспыленную воду
или мощную струю воды. Однако обычной формой действия является
охлаждение поверхности горючего, тем самым, согласно уравнению
(6.17)} вводится составляющая дополнительного теплоотвода Q^:
((fr + fc) ЛНС - Lv)mburn + ОЁ - Ql “ Qw = S •
Когда S примет отрицательное значение, поверхность горючего будет
охлаждаться до тех пор, пока не станет выполняться условие
^burn < ™сг
и пламя больше не сможет устанавливаться на поверхности. Вода явля-
ется идеальным средством тушения пожаров, охватывающих твердые
тела. Кроме того, она может быть эффективным средством борьбы с
пожарами жидких углеводородных горючих с большими температурами
вспышки при условии, если вода подается на поверхность в виде мощ-
ных высокоскоростных струй, которые приводят к прониканию водя-
ных капель к поверхностным слоям и их охлаждению. Если это не
окажется эффективным, вода просочится вниз, где она может вытеснить
горящую жидкость из мест, которые она заполняла.
Диффузионные пламена можно просто задуть, т. е. затушить так,
как это делается, когда надо потушить слабые пламена спичек и свеч£Й.
Это основной метод, с помощью которого борются с пожарами нефтя-
ных скважин. Механизм такого способа тушения сводится к возмуще-
нию зоны реакции внутри пламени, что приводит к уменьшению толщи-
ны этой зоны, в результате этого сокращается период времени, в течение
которого пары горючего должны вступать в реакцию. При слишком
тонкой зоне реакции сгорание горючего будет неполным и пламя начнет
энергично охлаждаться в пределе до уровня, при котором оно не может
больше устанавливаться (Tf < 1600К). Это можно интерпретировать с
помощью безразмерного отношения, которое называют числом Дамке-
лера (D):
D = т г/т ch ,
где тг - время пребывания, которым определяется срок пребывания паров горю-
чего в зоне реакции; тсь - время химической реакции, т. е. эффективная продол-
жительность химической реакции при температуре пламени.
232
Таким образом можно определить критическое значение, ниже
которого обеспечивается затухание пламени. Величина тг зависит от
гидродинамики пламени, но так как TCh обратно пропорционально
скорости реакции горения, то можно написать
Ватгехр(-Ед/КТ£) .
Задуть пламя можно при условии, если будет достигнута достаточная
мощность воздушного потока, обеспечивающая уменьшение тг и Tf, и та-
ким образом будет максимально уменьшено значение числа Дамкелера
ниже критического уровня. Этот подход полностью совместим с концеп-
цией предельной температуры пламени и был использован в работах
[431], [432], [435] в качестве средства интерпретации многих задач
тушения пожара. С помощью такого подхода можно также обосновать
действие химически активных ингибиторов, вызывающих увеличение
эффективного времени химической реакции путем уменьшения скорос-
ти химической реакции (разд. 1.2.4). Что касается локального воздей-
ствия пожаротушащих средств ограниченного объема, то задувание
пламени является наиболее эффективным средством борьбы с огнем.
Это особенно справедливо в отношении тушения пожаров на нефтяных
скважинах, где не удается ослабить поток горючего после иных попыток
потушить пожар.
Глава 7
РАСПРОСТРАНЕНИЕ ПЛАМЕНИ
Скорость, с которой будет развиваться пожар, зависит от того,
насколько быстро может распространиться пламя от точки зажигания,
вовлекая в процесс горения все возрастающие области горючего матери-
ала. Для установления процесса горения в закрытом пространстве требу-
ется, чтобы пожар вышел за определенные критические размеры
(разд. 9.1), позволяющие резко повысить температуру на уровне потол-
ка (типичное повышение > 600°С). Хотя усиленные уровни излучения
увеличивают локальную скорость горения (разд. 5.2), большее влияние
на увеличение размера пламени и скорость горения оказывает увеличи-
вающаяся площадь, охваченная пожаром [393]. Вот почему необходимо
проанализировать характеристики распространения пламени по горючим
материалам.
Распространение пламени можно рассматривать как процесс насту-
пления фронта горения. Внутри этого фронта передняя кромка пламени
действует как источник тепла (которое нагревает горючее перед фронтом
пламени до температуры воспламенения) и как источник вынужденно-
го зажигания. Рассмотрение этого процесса требует рассмотрения не-
233
стационарных задач теплообмена, аналогичных, если не идентичных тем
задачам, которые были рассмотрены в контексте вынужденного зажига-
ния твердых веществ (разд. 6.3). Следовательно, скорость распростра-
нения пламени может зависеть как от физических свойств материалов,
так и от его химического состава. Различные известные факторы, кото-
рые играют существенную роль при определении скорости распростра-
нения пламени горючих твердых веществ представлены в виде табл. 7.1
[138].
Таблица 7.1. Факторы, влияющие на скорость распространения
пламени по горючим материалам [138]
Свойства материала Факторы окружающей среды
химические | физические
Состав горючего Начальная температура Состав атмосферы
Наличие замедлителей Ориентация поверхности Атмосферное давление
горения
Направление распространения Температура
Толщина Действующий тепловой
поток
Теплоемкость
Теплопроводность Скорость ветра
Плотность
Геометрия
Однородность
Тем не менее, следуя установившейся в предыдущих главах тради-
ции, начнем с рассмотрения поведения жидких горючих перед тем, как
перейти к твердым горючим веществам. Что касается распространения
пламени по паровоздушным смесям, то этот вопрос был уже рассмот-
рен (разд. 3.2).
7.1. ОПИСАНИЕ ПРОЦЕССА РАСПРОСТРАНЕНИЯ
ПОЖАРА
Распространение пламени по горючей жидкости при температуре
ниже температуры воспламенения включает прежде всего течения, обу-
словленные поверхностным натяжением, на которые впервые было
указано в работе [362] (разд. 6.2.2). Механизм этот определяется тем
фактом, что поверхностное натяжение уменьшается с увеличением
температуры жидкости. Следовательно, на поверхности жидкости умень-
шение температуры перед фронтом пламени непосредственно влияет
на силу, которая вызывает подъем горячего горючего с нижних областей
пламени, тем самым вытесняя более холодный поверхностный слой
[8], [244]. Движение горячей жидкости сопровождается наступлением
пламени. Некоторые наблюдения, содержащиеся в работе [244], по
поведению углеводородных горючих веществ, содержащихся в поддо-
нах или каналах (длиной 1,2-3,0 м), заслуживают подробного рассмот-
рения, так как это имеет прямое отношение к распространению пламени
по твердым веществам. В этих экспериментах (зажигание осуществля-
лось с помощью фитиля [81]) для предотвращения предварительного
234
прогрева горючего на одном конце канала с помощью подвижного
барьера выделялся короткий отсек; поджигалась поверхность горючего,
находившегося в этом отсеке. Затем барьер удалялся, и пламя могло
беспрепятственно распространяться по жидкости, поверхность которой
все еще сохраняла температуру окружающей среды.
На рис. 7.1 представлена схема распространения пламени по поверх-
ности жидкости, первоначальная температура которой была ниже тем-
пературы ее вспышки. Носик пламени — голубой, напоминающий пламя
предварительно перемешанной смеси. Этот язык пульсирует или вспы-
хивает перед основным пламенем. Такое явление может иметь место,
если температура участка поверхности, находящегося непосредственно
перед основным пламенем, обладает температурой, лежащей в диапазо-
не между температурой вспышки и температурой воспламенения.
Вспышка пламени предварительно перемешанной смеси происходит
периодически всякий раз, когда концентрация паровоздушной смеси
достигает предела воспламенения (сравни разд. 6.2.2). В результате
повышения средней температуры жидкости происходит уменьшение
периода пульсации и увеличение скорости распространения. Установлено,
что при температуре жидкости ниже температуры вспышки скорость
распространения пламени для мелких хранилищ уменьшается по мере
снижения глубины бассейна. Это обусловлено, главным образом, огра-
ничением внутренних конвективных течений, которые сопровождают
индуцированное поверхностным натяжением течение (рис. 6.11). В
предельном слое эти течения будут полностью подавлены, поскольку
произойдет отток жидкости к фитилю (разд. 6.2.2): если теплоотвод к
ПЛАМЯ
НАПРАВЛЕНИЕ РАСПРОСТРАНЕНИЯ ПЛАМЕНИ
ПОЛНОСТЬЮ ”
УСТАНОВИВШЕЕСЯЗОНА НЕУСТОЙЧИВОГО ГОРЕНИЯ
ПЛАМЯ (ПРЕДВАРИТЕЛЬНО
ПЕРЕМЕЩЕННОЙ СМЕСИ
ГОРЮЧЕГО С ВОЗДУХОМ
> —- 8 СМ1
Of 10 - 20 СМ
ГОРЮЧЕГО
СЛОЙ ГОРЯЧЕЙ
ЖИДКОСТИ
Рис. 7.1. Схема распространения пламени по горючей жидкости,
первоначальная температура которой значительно ниже температуры
вспышки, где выявляется чистый эффект течения, индуцированного
поверхностным натяжением [244]. Если начальная температура
жидкости будет увеличиваться в направлении температуры вспышки,
то, с одной стороны, будет происходить замедление течения, опере-
жающего основное пламя, а с другой стороны, будет уменьшаться
число вспышек пламени, которые опережают основное пламя (5]
235
Рис. 1.2. График зависимости скорости распространения
пламени над слоем разлившегося над водой n-декана от
глубины горючего. Размеры контейнера: площадь 1,8х
х0,195 м, глубина - 25 мм. Общая глубина жидкости (гь
декан + вода) 18 мм, начальная температура 23°С;
температура вспышки n-декана 46°С [ 244]
материалу фитиля слишком большой, тогда распространение пламени
(и зажигания, разд. 6.2.2) будет невозможно (рис. 7.2)1.
В работе [244] было также установлено, что скорость распростра-
нения не зависит от ширины канала, содержащего жидкость, для диа-
пазона ширины от 15 до 20 см (рис. 7.3). Для более узких каналов
существенным становится теплоотвод стенками канала. В каналах боль-
шей ширины пламя, установившееся позади наступающего фронта,
становится настолько большим, что лучистый теплообмен со свежим
горючим становится существенным.
Если температура жидкости поднялась выше точки воспламенения,
то тогда скорость распространения пламени определяется условиями
распространения через воспламеняемую паровоздушную смесь, обра-
зовавшуюся над поверхностью горючего. В работах [5], [81] указано,
что кажущаяся скорость распространения пламени увеличивается до
предельного значения при температуре, при которой давление паров со-
ответствует наличию стехиометрической смеси на поверхности
(рис. 7.4), причем предельная скорость в четыре или пять раз больше
нормальной скорости горения (как она была определена в разд. 3.4).
Это наводит на мысль, что наблюдаемое явление — это процесс распро-
1 Материалы, которые применяются для фитилей, как правило, являются
хорошими изоляторами; они позволяют распространяться пламени, хотя меха-
низм, с помощью которого идет передача тепла перед фронтом пламени, остается
таким же, как в случае твердых веществ, т. е. передача тепла осуществляется за
счет теплопроводности (разд. 7.2).
236
ШИРИНА ПОДДОНА, М
Рис. 7.3. График скорости распространения пламени над n-деканом в зависи-
мости от ширины поддона (для слоя n-декана толщиной 4 мм, расплывшегося
над поверхностью воды, при прочих условиях, приведенных на рис. 7.2) [244]
Рис. 7.4. Зависимость скорости
распространения пламени по
воспламеняющимся жидкостям
от начальной температуры
1 - пропанол; 2 - бутанол;
3 - изопентанол [83]. Стрел-
ками указаны температуры, при
которых существует паровоз-
душная смесь у поверхности
ЖИДКОСТИ, °C
237
странения пламени в частично ограниченной системе, в которой незаж-
женный газ выталкивается перед фронтом пламени (см. рис. 3.21).
Об аналогичном эффекте сообщалось при исследовании распростране-
ния пламени через слои метано-воздушных смесей, скопившихся под
потолком экспериментальной горно-проходческой галереи [300].
Имея в виду указанные выше особенности распространения пламени
в жидкостях, сосредоточим теперь наше внимание на процессе распро-
странения пламени по горючим твердым веществам, систематически
анализируя факторы, приведенные в табл. 7.1. Фундаментальную роль
при определении скорости распространения играет механизм, с помощью
которого происходит теплообмен между фронтом пламени и незажжен-
ным горючим. Это положение носит достаточно общий характер. Как
уже отмечалось, существует значительный, если не сказать преобладаю-
щий, вклад теплообмена в механизм распространения пламени предва-
рительно перемешанных смесей (разд. 3.2).
7.1.1. Ориентация поверхности и направление
распространения пламени
Наибольшая скорость распространения пламени достигается, если
пламя распространяется вверх. В работе [246] приведены данные о
распространении пламени по полоскам фильтровальной бумаги, причем
фронт наступающего пламени обозначался с помощью передней кромки
горящего или пароизолируемого горючего (табл. 7.2).
Таблица 7.2. Скорость распространения пламени по полоскам
фильтровальной бумаги [ 246]
Ориентация, град
0 (горизонтально)
+22,5
+45
+75
+90 (вертикально вверх)
Скорость распространения пламени,
мм/с
3,6
6,3
11,2
29,2
46-74 (неустойчивый режим)
С другой стороны, при распространении пламени вниз по колоде
перфокарт, как установлено в работе [181], скорость распространения
пламени менее чувствительна к изменению ориентации поверхности.
По мере изменения угла ориентации в от -^(^(вертикально вниз) до
-30°С скорость распространения пламени оставалась приблизительно
постоянной (~1,3 мм/с). Но при изменении в от -30 до 0° скорость
возросла в 3 раза (рис. 7.5). Увеличение скорости распространения при
изменении в от -90 до +90° (вертикально вверх) приводит к пятикрат-
ному увеличению скорости распространения пламени для тонких слоев
горючих данного типа (см. ниже). Аналогичное поведение установлено
для толстых слоев горючих веществ (см. работы [130], [284]).
Причина такого поведения кроется в изменении характера физичес-
кого взаимодействия между пламенем и зажженным материалом при
изменении ориентации (рис. 7.6). Пламя стремится распространиться
238
Рис. 7.5. График зависимости скорости распространения пламени
по колоде перфокарт от угла наклона fl (fl = —90° соответству-
ет распространению пламени вертикально вниз) [ 181]
на ближнюю вертикальную поверхность, так как захват воздушных
масс ограничен одним направлением (разд. 4.3.3). Следовательно, при
вертикальном горении установившееся пламя будет удлиняться и запол-
нять пограничный слой на поверхности. При распространении пламени
Рис. 7.6. Характер взаимодействия пламени и горючего при распространении пла-
мени при различных углах наклона
а- -9(Р; б- -45°; в- 0°; г- +45°; д- +90°
239
вниз по наклонной поверхности (6 < 0°) указанное выше обстоятельст-
во не повлияет на скорость распространения пламени. При в >18°, это
обстоятельство существенно сказывается на скорости распространения
пламени [255]. По мере того, как пламя и раскаленные продукты
сгорания путем конвективного и лучистого теплообмена будут подвер-
гать предварительному нагреву свежее горючее,вклад указанного выше
обстоятельства будет возрастать при увеличении ориентации в направ-
лении вертикального распространения пламени вверх (0 = +90°).
Таким образом, в то время, как при распространении пламени верти-
кально вниз (—90°) достигается почти мгновенно медленная скорость
распространения пламени, при распространении пламени вертикально
вверх (+90°) скорость распространения быстро нарастает до квази-
стационарных значений. Это наблюдалось для вертикальных пластин
РММА [284] и для свободно подведенных полос ткани [255], [385].
Авторы работы [255] наблюдали, как вслед за зажиганием нижнего края
наступал короткий период времени ламинарного режима горения, кото-
рый быстро переходил в турбулентный режим по мере увеличения раз-
мера пламени. В экспериментах, проведенных этими авторами, было
установлено, что для полос материи длиной 1,5 м (при максимальной
ширине 0,6 м), скорость распространения пламени зависит от длины зо-
ны пиролиза, т. е. зоны, из которой в окружающую среду поступают
летучие продукты. Скорость поступления летучих продуктов определя-
ет высоту пламени [385]. Этой скоростью определяется степень предва-
рительного прогрева неохваченной еще горением ткани. В свою очередь
от степени прогревания зависит то, как быстро температура свежего го-
рючего будет доведена-до температуры воспламенения. В работе [255]
показано, что Vp ~ Й, где Vp - скорость распространения пламени в
вертикальном направлении, 1р - длина зоны пиролиза (рис. 7.7), а п -
постоянная величина, принимающая значение около 0,5. В этой работе
разработана элементарная математическая модель для описания процес-
са распространения пламени. Информация о теплообмене вблизи фронта
пламени была получена экспериментально с помощью сочетания плоских
газовых горелок, предназначенных для оплавления металлических по-
верхностей, и теплопроводящих пластин с водяным охлаждением. Из мо-
дели, представленной в работе [255], следует, что развитие пожара за-
висит только от суммарного теплообмена вблизи фронта пламени.
Этот теплообмен лимитируется уровнем турбулентности пламени и вре-
менем выгорания материи. Если материал плотнее, то время его выго-
рания будет большим (т. е. 1р будет большим) . Кроме того, при распро-
странении пламени вверх ожидается более высокая скорость распростра-
нения. Это следует из того, что распространение пламени вверх по по-
лубесконечному твердому телу никогда не может достигнуть стаци-
онарного режима. В работе [10] было отмечено, что развитие такого
пожара можно аппроксимировать экспоненциальной зависимостью
(разд. 7.4).
При вертикальном распространении вверх пламени по толстым
пластинам РММА 75 % суммарного тепловыделения перед фронтом пла-
мени приходится на лучистое тепловыделение пламени [284]. Меньшая
доля суммарного тепловыделения перед фронтом пламени принимает-
ся в случае горения тонких материалов (например, тканей), так как
пламена при их горении будут оптически более тонкими и вследствие
этого обладать меньшей излучающей спосббностью (разд. 2.4.3).
240
Рис. 7.7. Распространение пламени вверх по вертикали по полосе материи
а - показ зоны пиролиза длиной 1кб- увеличение скорости распространения
вверх с увеличением длины зоны пиролиза; 1 - область, не охваченная горением;
2 - область горения; 3 - углистый остаток и пепел. В качестве образца для испы-
таний взят кусок хлопчатобумажной ткани (плотности 103 г/м1} шириной
0,457 м и длиной 1,525 м [ 255]
Для наблюдения за развитием стационарного вертикального на-
правленного вверх горения требуются обычно полосы материи значи-
тельной длины [385]. Авторы работы [255] экстраполировали их дан-
ные Для получения предельных значений скоростей распространения пла-
мени и получили значения до 0,45 м/с (ср. с данными табл. 7.2), которые
более чем на два порядка больше, чем предельная скорость распростра-
нения пламени по колоде перфокарт, найденная в работе [181] для
пламени, которое распространяется вертикально вниз. В последнем слу-
чае горящие газы относятся в сторону от свежего материала, вследствие
чего конвективный теплообмен отсутствует, а лучистый теплообмен,
вероятно, не может сыграть заметную роль, так как пламя очень слабое.
Представляется, что доминирующим механизмом теплообмена для
неглубоких очагов горючего является механизм теплопроводности через
газовую фазу [181], [291]; аналогичное предположение можно сделать
относительно механизма теплопроводности через твердую фазу приме-
нительно к толстым слоям горючих веществ [129], [130] (разд. 7.2) .
16-176
241
7.1.2. Толщина горючего вещества
Хотя задачу о распространении пламени можно рассматривать в те-
оретическом плане как квазистационарную [105], она затрагивает также
процессы нестационарного теплообмена, аналогичные тем, что встреча-
лись в предыдущей главе применительно к процессу горения (разд. 6.3) .
Фронт пламени представляет собой некоторую условную границу, в ра-
боте [433] называемую поверхностью возникновения пожара, которая
разделяет два экстремальных состояния горючего: свежее и горящее
горючее. Движение этой границы по горючему можно рассматривать
как распространение фронта воспламенения. Интенсивность теплооб-
мена путем теплопроводности от поверхности к внутренней области
горючего существенно влияет на процесс распространения пламени, как
это имеет место при зажигании. Таким образом, если уровень горючего
весьма незначителен, и горючее можно рассматривать как модель со
средней теплоемкостью, в которой отсутствует температурный градиент
между поверхностями образца (разд. 2.2.2), можно теоретически пока-
зать, что скорость распространения будет обратно пропорциональна
толщине т материала (разд. 7.1.3 и 7.2). В литературе имеется достаточ-
ное число-свидетельств в пользу этого вывода. В работе [246] приво-
дятся данные, взятые из работы [349], которые показывают, что V ~
~ т~1 для тонких целлюлозных горючих веществ, толщина которых
колеблется от 0,2 до 1,55 мм (рис. 7.8). Аналогичные соотношения
наблюдаются для тканей, у которых скорость распространения пламени
обратно пропорциональна массе ткани. Воздухопроницаемость материа-
ла не оказывает существенного влияния на скорость распространения
пламени [271].
По мере увеличения толщины слоя горючего скорость распростра-
нения становится в конце концов независимой от толщины. Это иллю-
стрируется на рис. 7.9, где представлены результаты работы [130], ко-
торые получены применительно к распространению пламени вниз по
вертикальным пластинам полиметилметакрилата. Эти результаты пока-
зывают, что V становится независимой от т при т > 10 мм. Это сопро-
вождается изменением преобладающей формы теплообмена, с помощью
которой он осуществляется перед фронтом пламени: от теплопровод-
ности через газовую фазу ([291], разд. 7.2) для материалов небольшой
толщины до теплопроводности через твердое тело для материалов боль-
шой толщины [129], [130].
7.1.3. Плотность, теплоемкость и теплопроводность
Различие между термически толстыми и термически тонкими мате-
риалами было уже отмечено и соответствующая концепция была развита
в разд. 6.3.1. Глубина прогрева задается приблизительно значением
(at)1/2, где а - коэффициент температуропроводности (k/pc), a t -
время, с, в течение которого поверхность твердого вещества подверга-
ется воздействию теплового потока. Для наступающего фронта пламени
это время для свежего горючего составляет L/V, где V — скорость распро-
странения, at— зона прогрева, т. е. длина образца в направлении, перпен-
дикулярном наступающему пламени, над которым температура подни-
мается от То (температура окружающей среды) до температуры, соот-
242
Рис. 7.8. Изменение скорости
распространения вниз в зави-
симости от толщины для тон-
ких целлюлозных образцов по
данным 1349], представлен-
ным в работе [ 246]
Рис. 7.9. Изменение скорости
распространения пламени вниз
по вертикальным пластинам
РММА различной толщины
ИЗО]
ветствующей температуре воспламенения (это показано на рис. 7.16
(разд. 7.2). Тогда критическая толщина тсг применительно к распростра-
нению пламени может быть оценена следующим выражением:
тсг = (al/V)0'5 . (7.1)
Горючие материалы небольшой толщины (г < тсг) можно рассчитывать
как модель с осредненной теплоемкостью, для которой время достиже-
ния горючим температуры воспламенения tj при заданном тепловом по-
токе является величиной, прямо пропорциональной произведению
рст, формула (6.30). Поскольку скорость распространения обратно
пропорциональна tj, то
243
V~(pcr)"1. (7.2)
Этим соотношением устанавливается зависимость V от т, которая
отмечалась выше (см. рис. 7.8, разд. 7.1.2). Для того чтобы установить,
как тепловые свойства горючего большой толщины (т > тсг) влияют
на скорость распространения, необходимо т заменить выражением для
глубины прогретого слоя на поверхности материала S, таким образом,
на основе использования формулы (7.1) получим:
6 = (aL/V)0'5 . (7.3)
Если это выражение подставить в формулу (7.2) вместо т,то после
соответствующих преобразований получим
V- —(7.4)
крс
при условии, что 1 — постоянная величина. Наличие в этой зависимости
тепловой инерции (крс) согласуется с тем обстоятельством, что лег-
кость зажигания горючего существенно зависит от этого фактора. Если
более подробно проанализировать эту зависимость, то можно увидеть,
что скорость распространения пламени сильно зависит от плотности
горючего (зависимость описывается формулой V ~ р-2), так как тепло-
проводность к твердого тела примерно пропорциональна его плотности
р. Вот почему для горения пенопластов и других горючих материалов
малой плотности характерны энергичное распространение пламени и
быстрое развитие пожара. Для прогрева этих материалов до температу-
ры, соответствующей условию распространения пламени, прогревается
незначительная масса материала (см. табл. 6.7). По мнению некоторых
авторов, такое поведение можно объяснить грубой структурой поверх-
ности и пористостью этих материалов (см., например, [246]), хотя эти
факторы в лучшем случае оказывают влияние второго порядка [271].
7.1.4. Геометрия образца
а) Ширина. Ширина образца мало или вовсе не влияет на скорость
распространения вниз пламени при условии, что краевые эффекты не
оказывают существенного влияния на процесс распространения пламе-
ни [см. (б) ниже]. Иная ситуация складывается в условиях, когда
горение развивается вверх по вертикали. В работе [385] было установ-
лено, что для свободно висящих полос хлопчатобумажной материи
V ~ (ширина)0'5 . (7.5)
Для значений ширины, находящихся в диапазоне от 6 до 100 мм,
этот результат может коррелировать с увеличением высоты пламени,
подымающегося над разрастающейся площадью, охваченной пожаром
(разд. 4.3.2). Этим иллюстрируется одна из проблем, с которой при-
ходится сталкиваться при разработке мелкомасштабных испытаний
поведения материалов, охваченных пожаром. Кроме этого, склонность
244
в
Рис. 7.10. Схема распространения пламени вниз
а - по кромке клина; б - по внутреннему углу; в - изменение
скорости распространения пламени при 2СР < в < 180°. На схеме
а и б показаны типичные формы носика наступающего пламени
[255]
некоторых синтетических материалов расплавляться и образовывать
капли при горении может привести к таким результатам, которые труд-
но интерпретировать. Поэтому в недавно разработанной программе
испытаний на воспламенение тканей указывается на необходимость
существенного увеличения ширины образцов испытуемого материа-
ла [62], [184] и нецелесообразность использования узких полос, как
было указано в документах [58] и [413].
Хотя влияние ширины на скорость распространения пламени по
толстым материалам исследовано, можно предположить, что будут на-
блюдаться те же основные общие закономерности, несколько видоиз-
мененные тем обстоятельством, что пламя позади наступающей кромки
будет существенно мощнее, так как будет больше площадь горения
[зона пиролиза (разд. 7.1.1)]. Это будет сказываться на скорости распро-
странения пламени при достаточно большой ширине очага. Так, в рабо-
те [244] было установлено, что лучистый теплообмен перед фронтом
пламени становится существенным для процесса распространения пла-
мени по поверхности п-декана, содержащегося в поддоне шириной более
0,2 м (см. рис. 7.3). Можно предположить, что аналогичный эффект
245
будет наблюдаться в твердых телах. В самом деле лучистый теплообмен
перед фронтом пламени при возникновении новых очагов пожаров
лишь из-за размера пламен может преобладать в механизме распростра-
нения пожара. В работе [209] на ряде экспериментов (разд. 7.2.5г)
было показано, что этот фактор начинает играть существенную роль,
как только высота пламени превысит 0,15 м.
б) Наличие кромок. Пламя распространяется быстрее вдоль кром-
ки или в углу, чем по плоской поверхности. Это явление подверглось
систематическому изучению в работе [255], авторы проводили иссле-
дование с помощью клиньев из РММА, показанных на рис. 7.10. Ско-
рость распространения пламени вниз на кромке измерялась в зависи-
мости от угла (0). Для диапазона углов 20° < 0 < 180° была установ-
лена следующая зависимость:V ~ 04/3. Чем меньше угол 0, тем ближе
поведение пламени на кромке твердого тела при распространении пламе-
ни вниз по обе стороны клина или угла к поведению пламени на тонком
слое жидкого горючего. Таким образом, это явление можно объяснить
двумя факторами: 1) влиянием теплоемкости; 2) схемой теплообмена
с горючим по обе стороны края. Скорость распространения пламени вниз
достигает минимума при 0 = 180°. При углах, бо'лыпих 180° (т. е. при
развернутом угле), скорость распространения пламени вниз увеличива-
ется из-за поперечного излучения в месте пересечения стенок (рис. 7.10,
б). В работе [255] было подсчитано, что при 0 = 270° V « 0,56 мм/с. Эта
максимальная скорость распространения, достигаемая в окрестности
угла. При 270° начнут преобладать эффекты поперечного излучения,
что приблизит ситуацию к случаю двух внутренних горящих поверхнос-
тей (см. разд. 2.4.1).
7.1.5. Влияние условий окружающей среды
а) Состав атмосферы. С увеличением в атмосфере концентрации
кислорода горючие материалы легче зажигаются, пламя распространя-
ется быстрее, да и сам процесс горения проходит энергичнее. Это сооб-
ражение имеет чисто практическое значение, так как следует считаться
со случайным появлением во многих местах обогащенной кислородом
атмосферы.
Сюда, например, относятся случаи утечки кислорода из системы
кислородного снабжения оборудования больниц или случаи утечки
кислорода из кислородных баллонов, используемых при ацетиленовой
сварке, а также в ряде других случаев, где появление обогащенной
кислородом атмосферы может носить преднамеренный характер (на-
пример, в кислородных палатах отделений интенсивной терапии). Обо-
гащенная кислородом атмосфера представляет собой одну из возмож-
ных модификаций атмосферы, в которой парциальное давление кисло-
рода выше, чем парциальное давление кислорода в нормальной ат-
мосфере (160 мм рт. ст) [275]. Таким образом, необходимо считаться
с потенциальной пожароопасностью таких ситуаций, при которых имеет
место искусственное повышение давления (например, при эксплуатации
водолазного колокола или при проведении проходческих работ в тон-
нелестроении) (разд. 7.1.5г).
Всякое увеличение концентрации кислорода в воздухе сопровож-
дается увеличением скорости распространения пламени (см. рис. 7.14).
246
Это происходит потому, что пламя будет иметь в этих условиях более
высокую температуру, и теплоотвод от пламени к горючему будет выше,
чем при обычных условиях (т. е. коэффициент Ф будет больше, см.
разд. 6.3.2). Кроме того, пламя будет располагаться ближе к поверхнос-
ти горючего, таким образом увеличивая интенсивность теплопередачи.
В работе [246] было показано, что для слоев горючих вществ большой
толщины зависимость скорости распространения пламен V от концен-
трации кислорода выше, чем для тонких слоев горючих веществ; это
справедливо, по крайней мере, при распространении пламени вертикаль-
но вниз. В работе [195] было найдено, что скорость распространения
пламени по деревянным поверхностям в смесях O2/N2 и О2/Не зависит
от соотношения (02) /eg, где О2 - концентрация кислорода, a Cg - тепло-
емкость атмосферы. Следует также учесть и то, что изменение Cg влияет
и на температуру пламени (см. табл. 1.16). Таким образом, это позво-
ляет продвигаться пламени ближе к поверхности при значениях Cg, мень-
ших значений этой величины в воздухе.
Из работы [195] следует, что возможно создать атмосферу, которая
обеспечит условия обитания человека, но будет недостаточной для под-
держания пламени. Если теплоемкость атмосферы увеличится более
чем на 50 Дж/ (г- К) (что соответствует 12-13% содержанию О2 по от-
ношению N2), то в таком случае пламя не может существовать при ус-
ловии нормальной температуры внешней среды. Этот уровень кислоро-
да является слишком низким для нормальной жизнедеятельности чело-
века. Но, если при таком составе атмосферы увеличить давление атмос-
феры и довести парциальное давление кислорода до 160 мм рт. ст,
то атмосфера становится вполне приемлемой для человека, хотя такая
атмосфера уже не может обеспечить горение [195].
б) Температура горючего. Увеличение температуры горючего при-
водит к увеличению скорости распространения пламени. По чисто ин-
туитивным соображениям можно предположить, что чем выше перво-
начальная температура горючего, тем меньше тепла потребуется для
подъема температуры свежего горючего до температуры воспламенения.
В работе [246] сообщается о том, что для тонких слоев жидкости спра-
ведливо следующее приближенное выражение:
(Тр-Т0) ’
(7.6)
при больших толщинах горючего справедливо следующее приближенное
выражение:
___1______
(Тр-Т0)2 ’
(7-7)
гдеТр - минимальная температура, при которой имеет место термическое разложе-
ние, анТ0 - первоначальная температура горючего.
в) Воздействие лучистым тепловым потоком. Воздействие лучистого
теплового потока вызывает увеличение скорости распространения пламе-
ни главным образом за счет предварительного нагрева свежего горючего
247
перед фронтом пламени [127], [128] [ см. выражение(7.6) и (7.7)]. Од-
нако увеличенная скорость горения позади фронта пламени увеличит фа-
кел, что обеспечит дополнительное тепловыделение перед фронтом пла-
мени,усиливая тем самым процесс горения [180], [209]. Эти наблюдения
носят достаточно общий характер, хотя относительный вклад каждого
из этих эффектов будет зависеть от ориентации поверхности, по которой
распространяется пламя.
Относительно низкий уровень лучистого потока в состоянии дать
регистрируемый при измерениях эффект. В работе [11] сообщается,
что лучистый тепловой поток, эквивалентный трех-четырехкратному
потоку, излучаемому летним солнцем в Великобритании, приводит к
увеличению на 70% скорости распространения пламени по наклонным
сбитым панелям. Такой эффект играет существенную роль на ранних
этапах пожара в помещении, когда увеличиваются уровни лучистого
теплового потока от граничных поверхностей помещения и слоя рас-
каленных газов дыма, скопившихся под потолком (гл. 9).
Однако реакция поверхности на воздействие лучистого теплового
потока не проявляется мгновенно, и здесь необходимо учитывать пе-
реходной режим нагрева, если пламя начинает распространяться по
поверхности до того, как будет достигнут тепловой баланс (рис. 7.11)
[121], [209], [318]. На рис. 7.11, а иллюстрируются результаты [209];
автор этой работы установил, что скорость распространения пламени по
поверхности термически толстого материала увеличивается при увели-
чении длительности воздействия постоянного теплового потока. Перво-
начальная реакция на лучистый нагрев зависит от тепловой инерции
(крс) материала (см. рис. 2.10), в то время как скорость стационарного
режима (соответствующая большой длительности предварительного
нагрева) будет определяться температурой поверхности, достигнутой в
момент равновесия. Это будет зависеть от теплоотвода с поверхности.
Как показали эксперименты, проведенные автором работы [209], в
которых очагом является горящий ковер, пламя стационарного режима
горения распространяется быстрее, если у ковра есть основа, которая
снижает теплоотвод к полу (рис. 7.11, а). Если принять, что равновесная
температура поверхности выше температуры воспламенения, тогда
окажется, что скорость распространения была бы весьма значительной,
так как пламя проникало бы сквозь предварительно перемешанную
паровоздушную смесь (ср. с рис. 7.4). Однако такое поведение не обяза-
тельно будет наблюдаться для термически тонких материалов. К при-
меру воздействие теплового потока способствует распространению
пламени по бумаге и аналогичным материалам. Однако воздействие
мощных потоков вызовет обугливание и быстрое разложение этих ма-
териалов, что может ослабить поток большинства летучих продуктов
тлеющего материала до наступления фронта пламени [127]. В конце
концов, это приведет к ограничению максимальной скорости распро-
странения пламени (заметим, что при наличии аналогичных условий
термопластические пленки и пластины размягчаются и расплавляются).
Понимание столь значительного воздействия лучистого теплового
потока на скорость распространения пламени (а следовательно, на ско-
рость нарастания пожара) поставило вопрос о соответствующих лабора-
торных испытаниях, которые были разработаны для оценки потенциаль-
ной скорости распространения пламени при горении ряда материалов,
248
10
Рис. 7.11. Влияние длительности предварительного нагрева на скорость распространения пламени по различным поверхностям, на
которые воздействует лучистый тепловой поток
а - горизонтально расположенный акриловый ковер: 1, 2 и 4 - при наличии основы ковра; 3 - без основы [ 209); б - вертикаль-
ные пластины РММА (распространение пламени вниз). Цифры, приводимые на кривых, - значение удельной излучаемой мощности,
кВт/м1 [127) .
о
использующихся в качестве отделочных материалов в помещениях [20],
[60], [198]. Указанные эксперименты проводились в соответствии с
конкретной целевой программой, но вскоре были сделаны попытки
интерпретировать результаты таких испытаний с точки зрения осново-
полагающих принципов. В публикации [315] была проанализирована
работа огневой установки ISO, оснащенной панелью, излучающей тепло-
вой поток, распределенный по определенному закону. При испытаниях
материалов с помощью этой установки пламя могло распространяться
в горизонтальном направлении вдоль вертикально поставленной пласти-
ны материала высотой 155 мм и длиной 800 мм. Пластина располагалась
своей продольной осью под углом 60° к панели, излучающей тепловой
поток, как это показано на рис. 7.12. Судя по этому рисунку интенсив-
ность лучистого теплового потока, действующая на поверхность испыту-
емого образца, изменялась в зависимости от расстояния от панели от
значения 50 на одном ее краю до 2 кВт/м2 на другом. Образец материала
поджигался с помощью пламени запальника, близко расположенного к
лучистому нагревателю, и наблюдалось распространение возникшего
после поджигания пламени.
В работе [315] был проведен подробный расчет теплопередачи на
границе пламени, основанный на разработанной ранее модели исследо-
вания распространения пламени по коврам [225], [312]. Для решения
соответствующих уравнений математической модели потребовалось
ввести ряд упрощающих задачу допущений: 1) твердое тело является
термически толстым; 2) теплопередача в направлении наступающего
фронта пламени осуществляется через газовую фазу; 3) пламя движет-
Рис. 7.12. Схема работы огневой установки ISO, оснащенной
панелью, излучающей тепловой поток, распределенный по
определенному закону ( 315[
1 - эпюра распределения интенсивности теплового потока;
2 - излучающая панель; 3 - образец испытуемого материала;
4- пламя запальника
250
ся вперед, когда свежее горючее достигает температуры зажигания
T-g (эквивалентной температуре воспламенения) и ниже которой ма-
териал считается инертным. Хотя существуют некоторые сомнения от-
носительно совместимости первой и второй гипотез, тем не менее выра-
жение для скорости распространения пламени сводится к следующему
виду:
V”'1= 2hl^’l[h(T,^T<,) (78)
ZIU Чг
где qp - интенсивность теплового потока, исходящего из пламени и действующего
на поверхность на расстоянии 1 ; q'p) - интенсивность внешнего теплового потока;
То - первоначальная температура; h - эффективный коэффициент теплоотдачи
поверхности.
Приведенное выражение можно переписать следующим образом:
У1/2=С(4о,:-чЁ), (7.9)
где С - коэффициент скорости; q^' j - предельное значение интенсивности тепло-
вого потока, необходимой для зажигания (разд. 6.3.1).
Эти параметры содержат основные характеристики материала и мо-
гут быть вполне обоснованно приняты в качестве констант для данных
условий распространения пламени. В таком случае график зависимости
V"1 /2 от qg должен быть прямой линией с тангенсом наклона, равным
С, пересекающей ось абсцисс в точке с координатой (Cqo J.
Автор работы [315] проанализировал эту гипотезу с помощью дан-
ных зависимостей V и qg от расстояния до излучающей панели на огне-
вой установке ISO и установил, что V-1 /2 является линейной функцией
qg только для значительных скоростей распространения пламени и толь-
ко при условии длительного предварительного прогрева образца испы-
туемого материала до его зажигания (рис. 7.13), т. е. когда достигается
тепловой баланс. Анализ, представленный в работе [315], дает возмож-
ность оценки С и qoд, а также с его помощью можно выделить те мате-
риалы, для которых существует минимальная интенсивность qo j внеш-
него теплового потока, необходимого для обеспечения условий распро-
странения пламени. При малых значениях qg формулой (7.9) нельзя
описать полученные данные. Было установлено, что V“1/2 асимптоти-
чески возрастает (соответственно при V -*0) по мере уменьшения qg.
Принимается, что асимптотическим значением qg является q^g. Неко-
торые из полученных результатов приведены в табл. 7.3, хотя следует
подчеркнуть, что эти данные относятся к тем условиям теплопередачи,
которые изучались при испытаниях (ср. разд. 6.3.1).
Таким образом, приведенные выше результаты нельзя принимать
на веру без учета условий распространения пламени и ориентации по-
верхности, хотя в принципе математическая модель применима при
любой ориентации [311]. Концепция предельного теплового потока
применительно к распространению пламени уже введена в методику
стандартного испытания по оценке пожаростойкости ковров и т. д.
[277]. Некоторые примеры приведены в табл. 7.4.
251
Таблица 7.3. Значения Cq^ s и q'^j, полученные на установке ISO, приве-
денной на рис. 7.12 [ 315]
Материал Ч'од кВт/м2 Чо,Ь кВт/м2 С, с/мм1' 2 м/кВт
Волокнистая плита:
с покрытием 12 19 0,30
без покрытия 2 19 0,057
Древесно-стружечная 7 28 0,12
плита (ДСП)
Жесткая ДСП 4 27 0,13
РММА 2 21 0,16
Фанерованная облицовка:
со стороны винило- 15 29 0,17
вой пленки
с тыльной стороны 8 29 0,08
Сложный полиэфир 2 28 0,11
Таблица 7.4. Предельные лучистые тепловые потоки, необходимые
для распространения пламени по коврам
Ковер
Основа
Критическое | Библиографи-
значение интен- ческий источ-
сивности лучис- ник
того потока,
кВт/м2
Найлон - 2,4
” Волосяной джут 1,2
Шерсть - 10
” Волосяной джут 6,6
Акрил -- ' 4,1
” Волосяной джут 2,5
Сложный полиэфир ' - 3,2
То же Волосяной джут 1
100 % шерсти То же 11
80 % ”
20% ” ” 12
[ 270]1
Примечания:!. Получено с помощью испытаний с использованием на-
польной излучающей панели. 2. Получено с помощью модифицированной огневой
установки ISO с центральным зажиганием (таблетка метенамина), Основа — меш-
ковина плотностью 240 г/м2.
Приведенные данные четко указывают на влияние основы или на-
бивки. Заметим, что если выражение (7.9) привести к виду
у = |с(4о4-яё)]-2 ,
(7.Ю)
то, поскольку Соо(крс)1 /2 , получим V ~ 1/крс, как и следует по де-
дуктивным соображениям для полубесконечного твердого тела (рас-
смотренного в разд. 7.1.3).
г) Атмосферное давление. При повышенном давлении атмосферы
наблюдаются более высокие скорости распространения пламени из-
за эффективного обогащения кислородом (разд. 7.1.5а), и способст-
вует устойчивости пламени на поверхности. Эта зависимость иллюстри-
252
ИНТЕНСИВНОСТЬ ЛУЧИСТОГО ТЕПЛОВОГО
ПОТОКА, кВт/м
Рис. 7.13. Корреляция данных по распространению
пламени по жесткой ДСП согласно выражению
(7.9)
1 - беЗ предварительного нагрева; 2- после 240 с
предварительного нагрева; 3 - после 300 с предва-
рительного нагрева [315]
руется на рис. 7.14 [237], хотя следует заметить, что эта зависимость
не столь заметна для тонких горючих материалов по сравнению с тол-
стыми материалами.
д) Воздействие воздушного потока (ветра). В общем случае воз-
душный поток, совпадающий по направлению с направлением распро-
странения пламени, увеличивает скорость распространения пламени по
горящей поверхности. В работе [135] сообщалось о том, что скорость
распространения пламени увеличивается по квазиэкспоненциальному
закону до критического уровня, при достижении которого происходит
гашение или срыв пламени (разд. 6.6.2). Однако фундаментального
исследования этой зависимости не было проведено. Механизм этого яв-
ления, по-видимому, связан с отклонением пламени, который в соче-
тании с усилением процесса горения за фронтом пламени вызовет увели-
чение скорости теплоотвода перед фронтом пламени. Если поток направ-
лен против распространения пламени, то чистый эффект зависит от ско-
рости ветра. При достаточно больших скоростях происходит уменьше-
ние скорости распространения (и в конце концов пламя затухает), но
при низких скоростях ветра встречный воздушный поток может способ-
ствовать распространению пламени. В работе [246] описаны некоторые
253
СКОРОСТЬ РАСПРОСТРАНЕНИЯ ПЛАМЕНИ, ММ/С
Рис. 7.14. Зависимость
скорости распространения
пламени по горизонтально
расположенным образцам
из РММА от давления
кислородно-азотных сме-
сей
1 - 46 % О2 - 62 % О.;
J- 100 % О, [ 237]
Рис. 7.15. Зависимость скорости рас-
пространения пламени по горизон-
тально расположенным пластинам
РММА (10x1 см) от скорости встреч-
ного потока смесей O,/N,
1-46% О,; 2 - 62 % О.; 3 - 100 %
0,(2201,(2461
мелкомасштабные исследования, проведенные автором работы [ 220],
где изучалось распространение пламени по горизонтально расположен-
ным образцам РММА (шириной 10 и длиной 100 мм) навстречу вы-
нужденному потоку кислородно-азотных смесей. Результаты этих экспе-
риментов суммируются на рис. 7.15. Поскольку неизвестно, в какой
мере краевые эффекты сказываются на реакции потоков с малыми
расходами, нельзя полученные результаты обобщить на более широкие
очаги. Следует заметить, что при горизонтальном распространении пла-
мени (или вниз по наклонной поверхности) происходит усиление захва-
254
та воздушных масс, что создает встречный распространению пламени
поток. Вынужденный поток воздуха приведет к двум последствиям:
усиление перемешивания и горения на передней кромке пламени,, что
приведет к увеличению скорости распространения пламени); охлаж-
дение горючего перед фронтом пламени, что приведет к уменьшению
скорости распространения. По мере увеличения скорости вынужден-
ного потока воздуха — последний фактор начнет играть все более воз-
растающую роль в распространении пламени.
7.2. ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ МОДЕЛИ РАСПРОСТРАНЕНИЯ
ПЛАМЕНИ
В работе [433] приводится обзор современных представлений о
распространении пламени; автор работы делает попытку обобщения
всех типов процесса распространения пламени (пламен предварительно
перемешанных смесей, тлеющих пожаров, лесных пожаров и т. п.) с
помощью концепции поверхности зарождения пожара. Это понятие впер-
вые было использовано в ряде работ, в том числе [122], [134], [ 402];
для описания массовых пожаров, с помощью этого понятия определя-
лась граница между горящим и свежим горючим. Тогда скорость распро-
странения пожара определялась интенсивностью теплообмена через эту
поверхность. Основным уравнением распространения пламени является
элементарное уравнение сохранения энергии [433]:
pVAh = q, (7-И)
где q — интенсивность теплообмена через поверхность, р — плотность горючего;
V - скорость распространения пламени; Ah - изменение энтальпии при изме-
нении температуры единичной массы от начальной температуры То до температуры
Т;, соответствующей температуре воспламенения.
Если есть возможность выяснить значение q в заданных условиях
распространения пламени, то можно разобраться, какие факторы вли-
яют на скорость распространения пламени. Такого рода модель была
разработана в работе [291] для проверки гипотезы о том, что скорость
распространения пламени вниз над вертикально расположенной перфо-
картой (взятой в качестве примера термически тонкого типиздого цел-
люлозного горючего) определяется скоростью кондуктивного тепло-
обмена через газовую фазу между передним краем пламени и свежим
горючим. Регистрировалась температура в точке срединной поверхности
перфокарты по мере того, как пламя распространилось вниз. Один из
графиков зависимости температуры от времени является график, пока-
занный на рис. 7.16. Было установлено, что непосредственно под насту-
пающей кромкой видимого пламени температура достигла всего 110°С,
а затем температура резко начала нарастать до 300°С; выше этой тем-
пературы целлюлоза начинает распадаться с образованием летучих про-
дуктов. На основе анализа закономерности подъема температуры от
100' до 300°С автор работы [291] вычислил, что интенсивность тепло-
выделения перед пламенем составляет 20 кВт/м2.
Таким образом, пламя опережает зону пиролиза: ее передний край
имеет голубой цвет (см. рис. 7.1) и отстоит на 1 мм от поверхности.
Автор работы [291] вывел следующее элементарное выражение для
255
,-бООС
5C
280 C
ТЕМПЕРАТУРА
HOC
ФРОНТ ПЛАМЕНИ
z 390 С
\ г 345 C
ВРЕМЯ
Рис. 7.16. График температуры в точке на вертикальной карточке
при распространении пламени [291]
скорости распространения пламени вниз по белым библиографическим
карточкам, причем принималось, что теплоотвод за счет излучения пре-
небрежимо мал и что теплообмен передней кромки пламени со свежим
горючим, находяпдамся перед зоной горения, осуществляется за счет
теплопроводности газовой фазы:
V=-l__ = l_M£-To)_____2_____,
tp d рст(Тр-Т0)
(7.12)
где tp - время, необходимое для нагрева поверхности до температуры пиролиза
ip; 1 - длина предварительно нагретой зоны (составившая по измерениям
1,5 мм): т - толщина материала (г = 0,12 мм); р— плотность материала (рг =
182 г/м’); с — теплоемкость материала (с = 1,26 Дж/гК); Тр - пороговая тем-
пература для активного пиролиза (280°С); Тг — температура переднего края пла-
мени (1300°С); То — исходная температура (20°С); kg - коэффициент теплопро-
водности воздуха (2,5Т0“’ Вт/ (м-К) при 20°) и d - длина отсечки (составившая
по измерениям 1 мм).
Хотя выражение (7.12) написано несколько в иной форме, оно в
основном совпадает по виду с выражением (7.11), если положить
рДЬ = рст(Тр— То)
(7.12а)
(7.126)
где 1 - эффективная оценка.
Эффективная оценка равна отношению площади к ширине матери-
ала, которому тепло передается от пламени: этим коэффициентом,
256
равным 2 ( в выражении (7.12)), учитывается тот факт, что пламя рас-
пространяется по обе' стороны карточки одновременно. На основе этих
данных, пользуясь приведенной формулой, можно получить V = 1,6 мм/
/с, значение, близкое к тому, что наблюдалось при испытаниях, и равное
1,5 мм/с [291]. Хотя такое совпадение должно рассматриваться как
весьма удачное, поскольку остальные факторы (kg, рис) зависят от
времени, этот результат был воспринят в качестве подтверждения пра-
вомерности ранее принятого допущения, касающегося механизма тепло-
обменного процесса перед пламенем. С тех пор эта модель была под-
тверждена экспериментально для случая распространения пламени вниз
по тонким горючим веществам вообще [129], [181]. (Заметьте, что
по формуле (7.12) V ~ т"1 и V ~ (Тп - То)“* на основании экспери-
ментов (см. рис. 7.8 и выражение (7.6).)
Разработаны более тонкие математические модели распространения
пламени по горизонтальным поверхностям [105]: Вообще говоря, эти
модели позволят получать решения для скорости распространения пла-
мени, которые согласуются с данными наблюдений. Однако при прак-
тической реализации эти модели нуждаются в принятии многих допуще-
ний для получения приемлемых решений. Так, при исследовании терми-
чески толстых горючих веществ автор работы [105] счел необходимым
пренебречь теплопроводностью твердого тела в качестве средства, с по-
мощью которого проходит теплообмен между фронтом пламени и све-
жим горючим, хотя в ряде работ [129], [130] было показано, что по-
добный вид теплообмена при распространении пламени является глав-
ным механизмом теплообмена. Трудности при реализации моделей воз-
никают в связи с тем, что многие коэффициенты взаимозависимы и их
нельзя рассматривать раздельно. Особенно острой проблемой постро-
ения и реализации математических моделей является необходимость
введения кинетики пламени в газовой фазе в задачу о распространении
пламени применительно к толстым слоям горючего. Тем не менее про-
должаются теоретические исследования в данном направлении и рано
или поздно они приведут к более полному пониманию сложных взаи-
модействий, связанных с данным явлением.
Теоретические исследования по распространению пламени вверх
были проведены в работах ряда авторов [255], [284], [435].
7.3. РАСПРОСТРАНЕНИЕ ПЛАМЕНИ ПО ОТКРЫТЫМ ОЧАГАМ
В предыдущих разделах рассматривались вопросы распространения
пламени по поверхности непрерывного очага, но не менее важной проб-
лемой является поведение пламени на открытых или дискретных очагах.
Эта проблема имеет отношение к распространению пламени через кустар-
ник и отдельные деревья в лесу, а также к нарастанию пожара в закры-
тых помещениях (разд. 9.2.2).
Экспериментальные исследования ограничиваются штабелями древе-
сины (разд. 5.2.26). Механизм распространения пламени, как было по-
казано, включает лучистый теплообмен перед фронтом пламени [408],
[409]. Наступающий фронт пламени принимает вертикальную ориента-
цию в условиях спокойного воздуха и в соответствии с выражением
(7.11) скорость распространения пламени будет обратно пропорцио-
нальная средней плотности очага:
2S7
17-176
V = q/pAh ,
где q = еа(Тр - То).
Хотя этой формулой не учитываются все факторы, влияющие на ско-
рость распространения пламени (например, влажность), ее можно приме-
нить непосредственно, если отдельные элементы горючего материала
рассматривать как термически тонкие; в противном случае р необходи-
мо заменить эффективной плотностью, с помощью которой учитывается
тот факт, что до прихода фронта пламени нагреванию подвергается лишь
поверхностный слой каждого элемента (формула (7.3), [389], [390],
[435] (см. табл. 6.6). Общие выводы, полученные на основании этих
исследований, согласуются со многими полевыми наблюдениями. Так, в
лесу огонь распространяется быстрее всего через кустарник, близкий к
уровню земли или через кромки деревьев, где средняя плотность низка
и элементы твердого горючего тонки [122]. Значительные скорости рас-
пространения пламени возможны в условиях засухи, при незначитель-
ном уровне влажности.
7.4. ПРАКТИЧЕСКИЕ ПРИЛОЖЕНИЯ
Разрастанию пожара предшествует распространение пламени от
точки зажигания. Вот почему особенно ценным является исследование
любой ситуации, представляющей потенциальную угрозу распростра-
нения пожара, а также численная оценка скорости развития пожара. В
этой главе было приведено много данных, характеризующих главным
образом качественную картину явления. Однако два аспекта явления
распространения пламени заслуживают более подробного анализа, а
именно: распространение пламени под влиянием излучения и распро-
странения пламени в вертикальном направлении. По каждому из ука-
занных аспектов можно привлечь, однако, ограниченный объем числен-
ной информации.
7.4.1. Усиление процесса распространения пламени
под влиянием излучения
Ускорение распространения пламени под действием лучистого теп-
лового потока значительно и рис. 7.11, б дает об этом четкое представ-
ление. Связь этого явления с развитием пожара в помещениях рассмат-
ривается в разд. 9.2, где доказывается, что если интенсивность теплового
потока на уровне пола достигает 20 кВт/м2, то происходит быстрая
смена характера пожара от локального горения до полного охвата по-
жаром всей комнаты, когда горят все горючие предметы и материалы.
Этот переход называется полным охватом помещения пламенем
(разд. 9.1) [393].
К сожалению, количественных данных о зависимости скорости рас-
пространения пламени от интенсивности лучистого теплового потока
мало. Применительно к горизонтальным очагам информация о скорости
распространения пламени по теоретически толстым материалам при
отсутствии поддерживающего воздействия лучистого теплового потока
приведена в табл. 7.5.
258
Таблица 7.5. Скорость распространения пламени
Материал Ориентация и на- правление, град Скорость рао- пространения, мм/с Библиографичес- кий источник
— ——— — —— —•—• ——- —— —-1 Ы— — — —— — ——— — L- —— — — — — —. — ———
Карточки -90 1,3 (1811
0 4
Толстые плиты РММА -90 0,04 [130]
0 ~о,о7;
Полиуретан1 р, кг/м3:
15 0 3,7 )
22 0 2,5 [ 292]
32 0 1,6
Формула не приведена.
По некоторым материалам пламя может распространяться при под-
держке лучистого теплового потока; значения минимальной интенсив-
ности лучистого теплового потока, необходимой для распространения
пламени qo s, были найдены автором работы [318] с помощью установ-
ки ISO, показанной на рис. 7.12; они приведены в табл. 7.3. Эти данные
относятся к горизонтальному распространению пламени вдоль верти-
кальной поверхности; их нельзя применить к материалам и образцам
из них, для которых характерны иные условия теплоотвода. Аналогич-
ные данные по распространению пламени по коврам, полученные по ме-
тодике [277], представлены в табл. 7.4. Из этих данных следует, что
наличие основы уменьшает q^ s, что можно отнести за счет уменьшения
теплоотвода через очаг. Информация такого рода может быть использо-
вана для оценки расстояния, на которое может распространиться пожар
от источника лучистого теплового потока по горючим поверхностям
(например, по коврам [312] и облицовочным стеновым материалам в
коридорах).
При воздействии лучистого (или конвективного) теплового потока
на горючее твердое тело температура поверхности будет увеличиваться,
так что в конце концов будет достигнута температура стационарного
состояния (состояния теплового баланса). Это значение может быть
подсчитано на основе элементарных расчетов теплообмена, если принять,
что материал инертен и учесть в расчете теплообвод. Тогда для оценки
предельной скорости распространения пламени V2 можно воспользовать-
ся формулами (7.6) и (7.7) при данном тепловом потоке с учетом того,
что известна Тр (температура пиролиза) и скорость распространения
пламени V] при соответствующей температуре горючего Tt. Таким
образом, для толстого слоя горючего
V2 =V,
IIe-IlL2
(тр- Т2)2’
где Т, — равновесная температура поверхности, которая достигается горючим под
воздействием теплового потока и которую необходимо рассчитать.
Пределы применимости этого метода не известны, но он перестает
работать, если только температура поверхности не окажется значительно
ниже Тр.
259
7.4.2. Скорость распространения пламени
в вертикальном направлении
Авторы работы [10] указали, что если распространение пламени по
вертикальной поверхности ускоряется по экспоненциальному закону,
то скорость распространения пламени от исходного (малого) пожара
можно оценить, если известно, за какой срок размер пожара может
удвоиться. Эту величину несложно получить на основе относительно мел-
комасштабных лабораторных испытаний, что может служить мерой для
оценки опасности распространения пламени по вертикальной поверхнос-
ти. Пусть будет найдено из испытаний, что срок, за который произойдет
удвоение размера пожара, составит 30 с, пусть пожар замечен у основа-
ния вертикальной стены высотой 4 м, выполненной из такого же мате-
риала, что и стена в мелкомасштабном испытании. Высота пламени в
момент обнаружения пожара составила 0,25 м, а через минуту составит
0,5 м, и через 2,5 мин пламя достигнет верха стены (рис. 7.17). Такого
Рис. 7.17. Иллюстрация экспоненциального нарастания высоты пламе-
ни при его распространении в вертикальном направлении. Срок, за
который произойдет удвоение размера пожара, составит 30 с [ 10]
260
рода информация может быть использована для оценки риска, связан-
ного с хранением товаров на складах с высокими ярусами, и для выра-
ботки стратегий по их защите от пожара, основанных на раннем обна-
ружении пожара.
Глава 8
САМОВОСПЛАМЕНЕНИЕ ВНУТРИ ТВЕРДЫХ
ВЕЩЕСТВ И ТЛЕЮЩЕЕ ГОРЕНИЕ
Явление самовоспламенения паровоздушных смесей было подроб-
но рассмотрено в разд. 6.1 применительно к газообразным, жидким и
твердым горючим веществам. Однако определенные горючие твердые
вещества могут загораться в результате внутреннего нагрева. Этот на-
грев происходит спонтанно при условии, что тепловыделение при экзо-
термическом процессе идет быстрее, чем осуществляется теплоотвод
в окружающую среду. Для реализации самовоспламенения такого типа,
по-видимому, необходимо, чтобы выполнялись два условия: материал
твердого вещества должен быть достаточно пористым для обеспечения
проникания в массу вещества воздуха (кислорода); магериал в про-
цессе термического разложения должен давать твердый углистый оста-
ток. Основная особенность самовоспламенения заключается в том, что
горение начинается в глубине материала, где наиболее ярко проявля-
ются эффекты самонагревания (см. рис. 6.4, б). Это вызывает волну
тления вещества, которая медленно распространяется к внешним слоям
вещества.
Тление включает в себя процесс поверхностного окисления углисто-
го остатка, чем обеспечивается тепловая энергия, необходимая для про-
должения процесса термического разложения соседнего слоя горючего
материала. Для успешного распространения этого процесса требуется
последовательное удаление летучих продуктов из зоны активного го-
рения, что в свою очередь обнажит свежий углистый остаток, который
после этого загорится. Это явление более подробно будет рассмотрено в
разд. 8.2. Но главу мы начнем с краткого рассмотрения процесса само-
возгорания и сделаем попытку количественной оценки этого явления с
помощью теории теплового взрыва. Этот вопрос достаточно глубоко
раскрыт в работах [51] и [144].
8.1. САМОВОСПЛАМЕНЕНИЕ СЫПУЧИХ МАТЕРИАЛОВ
Главной характеристикой самовоспламенения сыпучих материалов
является то, что горение начинается с реакции тления внутри материа-
ла, которая медленно распространяется к внешнему слою. На начальном
этапе пожар находится где-то в глубине. И хотя он может привести к
пламенному горению, когда тление выйдет наружу, тем не менее дли-
тельное горение глубинных слоев проходит незаметно для глаза. Это
явление можно описать с помощью теории теплового взрыва в том
виде, который был предложен Франк—Каменецким [3] (разд. 6.1,).
261
Тепло должно создаваться экзотермическим процессом внутри неко-
торой массы, т. е. процессом поверхностного окисления, проходящим
внутри щелей пористого горючего материала, хотя наблюдаются и дру-
гие источники тепла, приводящие к самовоспламенению (например,
выделение тепла при разложении эндотермических соединений (см.
рис. 6.6), а также микробиологический нагрев (разд. 8.1.4). Если тепло-
отвод не проходит столь же быстро, как проходит тепловыделение, то в
таком случае происходит самонагревание материала, которое при под-
ходящих условиях приводит к зажиганию. Одной из предпосылок такого
исхода является малое значение отношения площади поверхности к объ-
ему данной массы. В справочнике [278] приводится список материа-
лов, относительно которых известно, что они подвержены самонагрева-
нию; в табл. 8.1 приведены некоторые данные из указанного справоч-
ника
Таблица 8.1. Самовоспламенение некоторых материалов
Наимено- Склонность Принятый Меры предосторож- Замечания
вание к самовос- метод ности против само-
пламенению складиро- вания или контей- нерной перевоз- нагревания
ки
Уголь Высокая Навалом, Держать сухим. Уголь твердых пород
в мешках Обеспечить провет- деревьев должен быть
ривание тщательно выдержан и
подвержен искусствен-
ному старению. Избе-
гать увлажнения с по-
следующей сушкой
Высушен- Умеренная Россыпью Поддерживать влаж- Очень опасны при вла-
ные грану- лы, полу- ченные при перегонке и содержа- щие нефте- продукты ность 7—10%. Перед складирова- нием охладить до температуры 38°С госодержании 5 %
Рыбная Высокая В мешках, Поддерживать влаж- Опасна, если ее Пересу-
мука (кор- россыпью ность 6-12%. шить или хранить в ком-
мовая или для удоб- рения) Избегать теплового воздействия пактном виде при темпе- ратуре 38°С
Пенорези- Умеренная на в изде- лиях ши- рокого потребле- ния По возможности из- влекать всякого ро- да пенорезиновые прокладки из одеж- ды при ее сушке на мощных нагревате- лях. Если верхняя одежда, в которой есть элементы из пе- норезины, подвер- Изделия из пенорезины могут продолжать са- монагреваться уже пос- ле того, как была пре- кращена их искусст- венная сушка в про- мышленных сушиль- ных установках, а так- же после того, как они оказались в контакте с
262
Продолжение табл. 8.1
Наимено-
вание
Склонность к самовос- пламенению Принятый метод складиро- вания или контей- нерной перевоз- ки Меры предосторож- ности против само- нагревания Замечания
Пенорези-
на в изде-
лиях ши-
рокого
потребле-
ния
Зерна раз-
личных
растений
Сено
Льняное
масло
Навоз
Тряпье
галась искусствен-
ной сушке, то перед
складированием, ук-
ладкой или отправ-
кой ее необходимо
тщательно охладить.
Следует избегать
контакта подушек и
других изделий из
пенорезины с подо-
греваемыми по-
верхностями, фе-
нами и другими
источниками
тепла
нагретыми поверхнос-
тями и другими источ-
никами тепла. Сушка в
естественных условиях
не вызывает сомонагре-
вания
Слабая Россыпью и в меш- ках Избегать сильной увлажненности или сильного высуши- вания Молотое зерно может нагреваться, если оно находится во влажном и теплом состоянии
Умеренная Навалом, в мешках Хранить в сухом и прохладном месте При неправильном об- ращении с сеном или при хранении во влаж- ном состоянии в жар- кую погоду сено на- чнет самонагреваться. Уложенное в стога се- но редко нагревается до уровня
Высокая В авто- цистер- нах, же- лезных баках, канист- рах, бу- тылках Избегать контакта Тряпье и ткани, пропи- пролившегося из кон-тайные этим маслом, тейнеров льняного чрезвычайно опасны, масла с тряпьем, Не устраивать свалку хлопком или други- из такого материала, ми волокнистыми Хранить льняное масло горючими материа- в закрытых сосудах, лами предпочтительно метал- лических
Умеренная Навалом Избегать слишком низкого или чрезвы- чайно высокого вла- госодержания. Про- ветривать места, где навален навоз Не допускать свалок или неохлажденных масс новоза
Меняюща- яся В кучах Избегать пропитки высыхающими мас- лами. Избегать обуг- ливания. Хранить в сухом и прохладном месте Тенденция к самонагре- ванию зависит от спо- соба использования тряпья. Обгоревшие или обуглившиеся тряпки представляют пожарную опасность
263
Продолжение табл. 8.1
Наимено- вание Склонность к самовос- пламенению Принятый метод складиро- вания или контей- нерной перевоз- ки Меры предосторож- ности против само- нагревания Значения
Древесные Возможна Навалом Избегать контакта с Обгоревшие или чуть
Шерстяные Умеренная Навалом, Хранить в закрытых
отходы в кучах контейнерах в про-
и т. д. хладном и проветри-
ваемом месте. Избе-
гать высокой влаж-
ности
опилки просыхающими мао обуглившиеся опилки
лами. Избегать хра- могут оказаться по жа-
ления в горячем и роопасными
влажном помещении
Большинство шерстя-
ных отходов содержат
различные масла, попа-
дающие в шерсть при
вязке и намотке, поэ-
тому эти отходы весь-
ма склонны к самона-
греванию при скопле-
нии их в одном месте.
Влажные шерстяные
отходы весьма склон-
ны к самонагреванию и
возможному самовос-
пламенению
Однако конкретные данные об условиях, при которых возможно
самовоспламенение, не приводятся. В этот список попало льняное масло,
которое становится пожароопасным, если им пропитаны слоистые горю-
чие материалы, такие, как хлопчатобумажное тряпье и отходы промыш-
ленности, производящей шерстяные изделия. Масло как бы распыляется
по жесткой пористой структуре материала, тем самым образуется значи-
тельная поверхность, на которой проходит процесс окисления. Аналогич-
ная ситуация складывается в химических установках, где применяется
тепловая изоляция или обшивка для труб и сосудов, содержащих жид-
кости высокотемпературных процессов. Протечка из неисправного сты-
ка или клапана на материал обшивки может привести к пожару обшив-
ки, даже в том случае, когда материал не является горючим. Это явле-
ние подробно исследуется в работах [50] и [151].
Скорость развития процесса самонагревания, которой предшествует
самовоспламенение, незначительна. Она повышается лишь в том случае,
когда будут созданы условия достаточной изоляции с помощью окру-
жающей массы материала. Вследствие этого периоды задержки или пе-
риоды индукции применительно к самовоспламенению сыпучих материа-
лов должны быть на много порядков больше соответствующих значений,
характерных для самовозгорания газов (разд. 6.1 и рис. 6.3). С другой
стороны, в практических ситуациях существует риск самовоспламене-
ния в сыпучих материалах при температурах, намного ниже типичньрс
температур самовоспламенения, которые проводятся для паров и газов
(табл. 3.1).
264
8.1.1. Применение модели Франк-Каменецкого
Для использования характеристик самонагревания различных мате-
риалов можно воспользоваться результатом, полученным на модели
Франк- Каменецкого (выражение (6.14)):
In (Jcdlcr ) = in (JAAHcACf) _ __Ед__
kR RTa)Cr
Соотношение между критической температурой зажигания Та>сг и
характерным размером образца г0 для заданной геометрии материала
может быть определено экспериментально. Таким образом, можно из-
готовить кубические образцы материала, подвергнуть их нагреву в ре-
жиме постоянного увеличения температуры в термостатически регули-
руемой печи, регистрируя температуру в центре образца посредством
термопары. Таким путем можно будет определить, в какой мере обра-
зец данных размеров стремится к самонагреванию или самозажиганию
при различных температурах. Значения Та сг получаются для стороны
каждого куба (размер стороны куба равен 2г0) в процессе проб и
ошибок и стремления ’’захвата в вилку”. Пример определения крити-
ческой температуры таким способом иллюстрируется на рис. 8.1. Коль
скоро для нескольких размеров куба найдена Тасг, можно, восполь-
зовавшись значением 8СГ = 2,52 (табл. 6.1), представить полученные
данные в форме графика зависимости ln(5crTa>cr/ro), как это напра-
шивается из (8.1). Если поступить таким образом, воспользовавшись
результатами, полученными из различных источников для образцов
древесно-волокнистых плит, идущих для теплоизоляции, в форме кубов
(8СГ = 2,52), пластин (8СГ = 0,11) и прямоугольных столбиков (8СГ =
= 2,65), можно прийти к результатам, представленным на рис. 8.2 [387],
[396]. Результаты экспериментов такого типа требуют введения по-
правки для 8СГ, если критерий Био (Bi = hr0/k) меньше ~ 10 (см.
разд. 8.1.2). Введение такой поправки отпадает для древесно-волокнис-
той плиты, идущей на теплоизоляцию при условии, если г0 < 0,05 м,
так как коэффициент теплопроводности к этого материала очень мал
(0,041 Вт/(м К), табл. 2.1). Линейный характер корреляции, показан-
ный на рис. 8.2, наводит на мысль о том, что модель Франк—Каменец-
кого обеспечивает удовлетворительное приближение для данного мате-
риала в диапазоне исследованных температур. Этот график может быть
использован для ориентировочного расчета температуры самовоспламе-
нения и внеисследованного диапазона температур при условии, что
экстраполяция не выйдет достаточно далеко из указанного диапазона.
Самовоспламенение не является по существу мгновенным явле-
нием, для этого явления характерна некоторая задержка или период
индукции т' (см. рис. 6.3). Но если период индукции для самовозго-
рания воспламеняемых паровоздушных смесей редко превышает 1 с,
то для сыпучих материалов этот срок может измеряться часами, днями
или даже неделями; он зависит от масс накопленного материала и от
температуры окружающей среды. Чем больше скопится массы матери-
ала, тем к меньшей температуре самовоспламенения она будет стремить-
ся. Эта мысль иллюстрируется данными работы [49] по самовоспламене-
нию химически активного угля (табл. 8.2). Эта работа была частью ис-
265
Рис. 8.1. Определение критической температуры для кубиков со стороной 50 мм,
спрессованных из молотого зерна. Один кубик загорелся через 5 ч при температуре
191°С, другой - при температуре 189°С еще не загорелся. Поэтому в качестве
критической была принята температура = 190°С (для более четкого пред-
ставления о процессе кривые немного раздвинуты)
1 - зажигание; 2 - для образца, загоревшегося при Т = 191°С; 3 - для образца,
не загоревшегося при температуре 189°С
Таблица 8.2. Данные о самовоспламенении химически
активного угля (49)
Относительный линей-
ный размер 2г 0/мм
Относительная критичес-
кая температура Та сг /°C
Относительное время за-
держки т/h
51 125 1,3
76 113 2,7
102 ПО 5,6
152 99 14
204 90 24
601 60 68
следования пожаров, связанных с большегрузными (4-14 т) трансоке-
анскими перевозками химически активного угля на судах, курсирую-
щих в тропиках. Данные об этих пожарах подтвердили, что самовоспла-
менение было фактически их причиной, что задержка перед обнаруже-
нием пожара (3—4 недели) оказалась совместимой, хотя с некоторой
недооценкой, с экстраполяцией по результатам мелкомасштабных
экспериментов на диапазон температур, соответствующих температу-
рам внешней среды перевозимых грузов: 29—38°С (рис. 8.3). На осно-
266
18
Рис. 8.2. Корреляция результатов испытаний на
самовоспламенение образцов древесно-волокнис-
тых плит, идущих для теплоизоляции, в соответст-
вии с выражением (8.1) [396)
1 - [ 262],- 2 - куб и 3 - плита [ 396]
ве этого была выработана рекомендация о том, что материал, предназ-
наченный для транспортировки, должен помещаться в полиэтиленовую
упаковку, которой проложены мешки, что должно предотвращать про-
никание кислорода к химически активному углю [44], [52].
8,1.2, Модель Томаса
В модели Франк-Каменецкого принималось, что теплоотвод от
массы материала огршичен только теплопроводностью твердого тела
(разд. 6.1), т. е. что т< мпература поверхности материала и окружающей
среды равны, как это ишюстрируется на рис. 8.4,а (см. рис. 6.4, б). Это
условие будет выполг яться, однако, при большом значении критерия
267
Рис. 8.3. Время самовоспламене-
ния кубических образцов химичес-
ки активного угля. Заштрихован-
ная область представляет собой
время обнаружения пожаров на
борту судов, транспортирующих
указанный материал (52]
Бис, т. е. Bi > 10. При весьма малых значениях критерия Био (т. е. при
Bi -* 0) применима модель академика Семенова (разд. 6.1), но между
этими предельными случаями следует учитывать как теплопроводность
твердого тела, так и конвективный теплоотвод с его поверхности. Сле-
довательно, граничные условия,' представленные выражениями (6.9а)
и (6.9в), необходимо заменить выражением
h(Ts- Та) =k(dT/dr) . (8.2)
Это иллюстрируется на рис. 8.4, б. Как показано на рис. 8.5 [385],
[387], 8СГ становится элементарной функцией критерия Bi, при усло-
вии, что теплота сгорания ДНС велика. Следует учесть, что возможное
достаточно низкое значение критерия Био при мелкомасштабных экспе-
риментах может вызвать необходимость использовать значения 8СГ с
учетом поправки, но во всем остальном применение методики остается
аналогичным тому, что было описано в предыдущем разделе [396].
С изложенным выше тесно связано понятие критически горячей
точки; с подобным понятием мы встречались ранее в разд. 6.1. Возни-
кает вопрос: задавшись некоторым механизмом повышения местной
температуры, можно ли определить, при каких обстоятельствах начнет-
ся воспламенение? В случае воспламеняющейся паровоздушной смеси
источником энергии может бьпь механическая искра, хотя применитель-
но к жидким взрывчатым веществам адиабатическое нагревание быстро
захваченных пузырей может оказаться достаточным, чтобы вызвать
воспламенение жидкости, при условии ударного воздействия на нее. Го-
рячая точка будет охлаждаться за счет теплоотвода в материал окружаю-
щей среды, однако если интенсивность тепловыделения внутри охвачен-
268
Рис. 8.4. Эпюры температур внутри самонагревающихся материалов в соответствии
с моделями а- Франк-Каменецкого [3] иб- Томаса (385]
Рис. 8.5. Семейство кривых зависимости 6СГ от критерия Био для различных форм
твердого тела [384]
1 - сфера, Bi -► °», 6СГ -< 3,32; 2 - цилиндр Bi -♦ 6„ -г 2,0; 3 - пластина Bi ->
6СГ - 0,88
ного процессом объема превысит интенсивность теплоотвода, тогда-то
и может наступить взрывная реакция. В работе [388] разработана
приближенная теория в критически горячей точке, которая может быть
применена к. задаче о накоплении больших количеств высокотемпера-
турного материала в охлаждающей среде [23], например, к задаче скла-
269
дарования горячих, сухих листов древесно-волокнистого материала,
сходящих с конвейера [33], или сильно нагретого льняного белья, сни-
маемого с сушильных барабанов и складируемых в большие корзины,
что является обычной практикой в прачечных больниц [295]. Пожары,
возникающие в результате такого типа ситуаций, можно избежать пу-
тем охлаждения материала перед тем, как он будет накапливаться в
больших количествах.
8.1.3. Воспламенение слоев мелкодисперсного материала
и пропитанной обшивки
Известно, что слой возгораемого материала, лежащего на раскален-
ной поверхности, может самовоспламениться. В работе [53] подробно
исследуется данный вопрос; авторы ее показали, что применительно к
этой ситуации можно преобразовать модель Франк-Каменецкого. Они
провели эксперименты, в которых слои различной толщины опилок
попвергапись нагреву на раскаленной плите (рис. 8.6). Методом ’’вил-
ки” определялись минимальные температуры плиты, которые могут
вызвать воспламенение слоя каждой толщины. Результаты одного из
испытаний (см. рис. 8.1) приведены на рис. 8.6, б. Температура мелко-
дисперсного материала (опилки древесины бука) регистрировалась с
помощью термопары, расположенной на высоте 10 мм от поверхности
нагреваемой плиты. Авторы рассматриваемой работы установили, что
тенденция к воспламенению нечувствительна для частиц в диапазоне раз-
меров сита ~853-124мкм; было также показано, что плотность ук-
форма спой
йольцевая опилок
раскаленная плита
б
Рис. 8.6. Схема установки, применяемой для определения критической температу-
ры воспламенения слоев мелкодисперсных материалов (а). Термопары устанавли-
ваются в местах, отмеченных на схеме; форма, содержащая мелкодисперсный
материал, удалялась с плиты до момента, когда плита нагревалась до предваритель-
но выбранной температуры; график воспламенения 25-миллиметрового слоя опи-
лок древесины бука на поверхности при температуре 275°С (б). Температура
опилок относится к точке, расположенной над центром плиты на высоте 10 мм.
При химически инертных опилках равновесная температура при указанной точке
замера должна быть 190°С [53]
270
в. «-18
КРИТЕРИЙ БИО
Рис. 8.7. Семейство кривых зависимости 8СГ от критерия Био по параметру 0„
ладки мелкодисперсного материала существенно сказывается на вос-
пламенении лишь для самых тонких слоев (~5 мм).
Слой мелкодисперсного материала можно рассматривать как бес-
конечную пластину толщиной 2г0, лежащую на раскаленной поверхнос-
ти, имеющей температуру Тр[ в точке г = 0. Задача может быть сведена
к виду, аналогичному уравнению (6.12), т. е.
d2J
dz2
3ехр(0) ,
(8.3)
где в = (Т - Тр()Ед/КТр^, при z = г/г0, но граничные условия носят
более сложный характер, что обусловлено несимметричным нагревом.
Эти условия записываются следующим образом:
в = 0 при z = 0 , (8.3а)
“ "Г" = Л" (0s ~ 0о) при z = 2 , (8.36)
dz к
где hr0/k = Bi.
271
Рис. 8.8. Корреляция результатов по самовспламенению
слоев мелкодисперсных материалов на раскаленной поверх-
ности согласно выражению (8.1)
1 - пробка; 2 - фураж; 3 - какао; 4 - дробленая кожу-
ра семян хлопка (53]
Как и в случае симметричного нагрева, решение (3) существует
лишь при 3 < 8СГ. Следовательно, для того чтобы установить, какие
состояния являются критическими, необходимо определить 8СГ.
Авторы работы [397] показали, что 8СГ должна быть функцией
как Bi, так и в0, как указано на рис. 8.7, каждый из которых вычис-
ляется. Bi может быть получен на основе параметров слоя мелкодис-
персного материала и условий теплообмена на поверхности. в0 можно
подсчитать, если известна величина энергии активации Ед, которая мо-
жет быть найдена на основе знания градиента кривой зависимости
logCScrTpi/ro) от 1/T„L (см. рис. 8.2), но вначале необходимо задаться
пробным^значением. Затем процедура может быть повторена с исполь-
зованием улучшенного значения Ед, полученного из графика, основанно-
го на пробном значении. Насколько удачен такой подход, можно судить
по данным, представленным на рис. 8.8. Авторы работы [50] приме-
нили этот метод для экстраполяции результатов их мелкомасштабных
испытаний древесных опилок на более значительные толщины слоев
(рис. 8.9).
Для интерпретации результатов самовоспламенения промасленной
обшивки необходимо применить аналогичный подход [50]. Речь идет
о загорании теплоизоляции (обшивки), которая используется для умень-
шения теплоотвода от труб, по которым движутся жидкости высоко-
272
Рис. 8.9. Экстраполяция результатов по воспламенению слоев
опилок от раскаленной поверхнсоти
сплошная линия - опилки.древесины смешанных пород деревь-
ев; пунктирная линия - опилки бука [ 53]
температурных процессов в химических установках и на нефтеочисти-
тельных заводах. Модель основывается на геометрии цилиндра неогра-
ниченной длины. Обычно материал обшивки является невозгораемым,
но при слабой утечке горючей жидкости изоляционный материал пропи-
тывается ею, так что при определенных условиях произойдет самовос-
пламенение. Эти условия можно представить следующими аспектами:
жидкость недостаточно летуча для слишком быстрого испарения;
обшивка достаточно пориста, что позволяет кислороду рассеиваться
по поверхности впитываемой жидкости;
утечка проходит не настолько быстро, чтобы заполнить поры матери-
ала обшивки, исключив тем самым возможность попадания кислорода
в область высоких температур.
Такие пожары могут развиваться незаметно и оставаться таковыми
в течение значительного периода времени. Они обнаруживаются только
тогда, когда утечка увеличивается до таких размеров, что вся обшивка
вспыхивает. Но если даже развитие пожара и будет обнаружено до этого
взрывоопасного момента, бороться с пожарами такого типа трудно.
Единственная мера предосторожности, которую следует предпринять
во избежание такого типа аварии, сводится к недопущению проникания
кислорода в изоляционный материал. Это достигается применением
непористой обшивки (например, пеностекла) или закупориванием
поверхности изоляционного материала. Можно также выделить части
системы, которые особенно чувствительны к утечке (например, фланцы,
18—176
273
клапаны и т. д.) и изолировать их от материала. Хотя технически можно
определить максимально допустимую толщину изоляции для того, чтобы
избежать самовоспламенения, такой подход к предотвращению само-
воспламенения является неприемлемым, так как толщина изоляции,
удовлетворяющая требованию по предотвращению самовоспламенения,
окажется в общем случае недостаточной для обеспечения удовлетвори-
тельного уменьшения теплоотвода от труб, содержащих жидкость высо-
котемпературного процесса.
8.1.4. ,Самовоспламенение в массе стогов сена
Самовоспламенение больших масс сена является одним из наибо-
лее известных проявлений этого процесса. Однако механизм этого яв-
ления весьма сложен и по крайней мере состоит из трех этапов, первый
из которых сводится к микробиологической активности. Эта актив-
ность может вызвать увеличение температуры во внутренней зоне стога
до уровня, превышающего 70°С. Следующий этап — это процесс окисле-
ния, хотя химические реакции, идущие при этих относительно невысо-
ких температурах, по-видимому, будут катализироваться влажностью.
На третьем этапе — этапе первоначального нагрева требуется высокое
влагосодержание для энергичного бактериального роста (~63—92 % по
массе). Но повышение влагосодержания усилит эффективную тепло-
проводность, приведет к увеличению теплоотвода и ограничит тем са-
мым степень самонагревания [347].
Отсутствуют данные о критическом размере стога сена, хотя в ра-
боте [49] приводится теоретическая оценка, которая при обычной тем-
пературе будет порядка 2г0 = 2 м. Такая оценка вполне реальна, она
согласуется с тем фактом, что сообщений о самовоспламенении сена,
уложенного в валки, не поступало. Обычный способ избежать самонагре-
вания и самовоспламенения сена (и подобных материалов) сводится
к тому, чтобы при складировании этих материалов не происходило их
увлажнение [420].
8.2. ТЛЕЮЩЕЕ ГОРЕНИЕ
Только пористые материалы, которые образуют твердый углистый
остаток при нагревании, могут претерпеть самостоятельно поддержива-
емое тлеющее горение. Сюда относятся широкий <спектр материалов
растительного происхождения, таких, как бумага, целлюлозные ткани,
опилки, слоистые плиты и латексная резина, а также некоторые термо-
реактивные пластики в растянутом состоянии. Материалы, которые
могут плавйться и претерпевать усадку под воздействием источника
тепла, не будут обнаруживать рассматриваемый вид горения. Причину
этого можно ясно понять из рассмотрения механизма тления.
В работе [272] проанализировано распространение тления вдоль
горизонтальных, цилиндрических целлюлозных элементов. Было по-
казано, что можно установить три области волны горения, показанные
на рис. 8.10, а именно:
Зона 1. Зона пиролиза, характеризующаяся резким подъемом тем-
пературы, где происходит истечение видимых летучих продуктов из ис-
ходного материала;
274
Рис. 8.10. Схема стационарного тления вдоль гори-
зонтального целлюлозного стержня [ 272]
1 - направление распространения пламени; 2 - дым;
3 - раскаленный углистый остаток; 4 - углистый
остаток и пепел; 5 - максимальная температура;
6 - черный обуглившийся слой; 7 - обесцвечива-
ние целлюлозы; 8- свежая целлюлоза
Зона 2. Зона углистого остатка, где температура достигает макси-
мума, и прекращается эволюция видимых продуктов пиролиза, и начи-
нается накаливание;
Зона 3. Зона сильно пористого углистого остатка, где остаток боль-
ше не нагревается и температура медленно падает.
Выделение тепла происходит в зоне 2, где углистый остаток подвер-
гается поверхностному окислению: имений здесь температура достигает
максимума; для тления в спокойном воздухе целлюлозных материа-
лов максимум температур меняется от 600 до 750°С. Тепло из зоны 2
передается в область свежего горючего (через поверхность зарождения
пожара, разд. 7.2). Благодаря этому в зоне 1 наблюдается повышение
температуры. Это приводит к термическому разложению горючего, в
результате которого происходит выделение продуктов пиролиза и об-
разование углистого остатка. Для большинства органических материа-
лов реализация такого изменения требует температур выше 250—300°С.
Летучие продукты термического разложения, которые вытесняют-
ся из зоны 1, не подвержены значительному окислению. Эти продукты
представляют собой газообразное горючее, которое при пламенном
горении сгорает в форме факела. Они выделяются перед зоной активно-
го сгорания и образуют весьма сложную смесь продуктов, включая
жидкости с высокими температурами кипения и смолы, которые кон-
денсируются в виде аэрозолей, что существенно отличает их от дыма,
образующегося при пламенном горении (разд. 11.1). Эти продукты са-
ми по себе горючие и, если их собрать в замкнутый сосуд, то они спо-
собствовали бы образованию пожароопасной атмосферы. Примером
могут служить сообщения [126], [439] о взрыве продуктов дымооб-
275
разования, возникших при пожаре в Англии в 1974 г., которым были
охвачены, в частности, матрасы из латексной пенорезины.
Судя по модели тления, описанной выше (см. рис. 8.10), при от-
сутствии способности материала сморщиваться от источника тепла
(зона 2) существенно уменьшается перенос тепла вперед. Если это
уменьшение будет значительным, то в таком случае дальнейшее рас-
пространение тления будет невозможно. Отсюда следует интересный
вывод о том, что тление может наблюдаться и у горючих жидкостей
при условии, что ими пропитаны жесткие пористые материалы (ср.
пожары обшивок, разд. 8.1.3).
8.2.1. Факторы, влияющие на распространение
тления
Механизм распространения тлеющего горения не настолько хорошо
понят, как механизм пламен предварительно перемешанных смесей и
распространения пламен по жидким и твердым горючим веществам.
Простейшим подходом для изучени этого механизма является приме-
нение концепции поверхности зарождения пожара, которая была вве-
дена в разд. 7.2. С помощью этой концепции должен быть проанализи-
рован механизм переноса тепла из зоны активного горения. Основным
выражением для описания этого механизма является следующее (см.
выражение (7.11)):
V = q'/Mh , (8.4)
где V - скорость распространения, - интенсивность потока энергии (нетто),
пронизывающего поверхность зарождения пожара; р - средняя плотность горю-
чего; ДЬ - изменения энтальпии при увеличении температуры единицы массы
горючего от температуры окружающей среды до температуры воспламенения
[433].
Это выражение можно использовать для получения оценки порядка
скорости распространения волны тлеющего горения. Если принять, что
температура воспламенения не слишком отличается от максимальной
температуры в зоне 2, т. е. Ттах, то
Ah = с(Ттах - То) , (8.5)
где с - теплоемкость горючего, а То - температура окружающей среды.
Если, кроме того, принять, что теплообмен между зоной 2 и зоной 1
происходит за счет теплопродности и что при этом устанавливается
квазистационарное состояние, то
V AQmjxzJo)--------------1------, (8.6)
х Рс(Тщах — То)
т. е.
V^-k-_L = _а_ , (8.7)
рс X X
276
Где к — коэффициент теплопроводности; а — коэффициент температуропровод-
ности; х — расстояние, на котором осуществляется теплопередача (рис. 8.11), со-
ставляющее по оценкам ( 288] порядка 0,01 м.
Определим для примера приближенный порядок скорости распро-
странения тления применительно к слоистому теплоизолирующему
картону, для которого а = 10”7 м2/с (табл. 2.1):
V = 0 (10-5)м/с = 0 (10“2) мин/с ,
т. е. скорость распространения тления составляет порядка 10“2 мм/с,
которую мджно наблюдать на практике. Хотя с помощью данной моде-
ли можно определить правильный порядок для V, сама оценка носит
достаточно грубый характер. Если верить расчету с помощью данной
модели, то скорость распространения тления не будет зависеть от мак-
симальной температуры в зоне 2, хотя известно, что это неправильно.
При повышенных концентрациях кислорода, как было установлено в
работе [272], наблюдается увеличение скорости распространения, ко-
торая коррелирует с увеличением температуры в зоне 2 (рис. 8.12). В
работе [272] была проанализирована модель, на которой интенсивность
тепловыделения в зоне 2 определялась только интенсивностью прони-
кания кислорода через пограничный слой свободного конвективного
потока в окрестности области обугливания. Скорость распространения
тления при стационарном режиме и максимальная температура (в зоне
2) определяется в таком случае при заданных внешних условиях путем
сочетания теплового потока, который необходим для разложения цел-
люлозы в зоне 1; тепла, генерируемого при окислении углистого остатка
в зоне 2; теплоотвода системы. Насколько близки приближенное и точ-
ное решения к результатам испытаний, можно судить по рис. 8.12.
Если иметь в виду неполноту данных, относящихся к теплу, необ-
ходимому для термического разложения целлюлозы, близость теоре-
тических решений и экспериментальных результатов можно считать
вполне удовлетворительной, что подтверждает обоснованность допу-
щения о том, что скорость тепловыделения определяется распростра-
нением кислорода.
Экспериментальные исследования. До тех пор, пока резко не воз-
рос интерес к процессу развития пожара маее полипеноуретана, иссле-
дования в области тления носили весьма ограниченный характер. В
Рис. 8.11. Элементарная модель
теплопередачи применительно
к распространению тления
J - свежая область горючего;
2 - пепел и углистый остаток;
3 - направление распростране-
ния тления
277
1200
1000
800
600
4 6 8 10
40 60
СКОРОСТЬ РАСПРОСТРАНЕНИЯ ПЛАМЕНИ, ММ/МИН
Рис. 8.12. Результаты исследования [272], которые указывают на корреляцию
скорости распространения тления и максимальной температуры в зоне 2 примени-
тельно к распространению тления вдоль горизонтальных тлеющих стержней целлю-
лозы. Различные символические обозначения относятся к пропорциональному
отношению Хо кислорода к азоту, за исключением символа о , который относит-
ся к пропорциональному отношению кислорода к гелию в кислородно-гелиевых
смесях [ 27 2]
1 - приближенное решение; 2- точное решение
ранней работе по тлению [288] рассматривался, главным образом,
вопрос тления в условиях мелкодисперсных материалов. Лишь с се-
редины 70-х годов стали появляться систематические исследования по
данному вопросу, среди которых встречаются исследования по тлению
синтетических материалов, таких, как полипеноуретан и другие анало-
гичные материалы. До этого времени появлялись разрозненные исследо-
вания по тлению целлюлозосодержащих материалов -[216], [272], по
тлению веревки [173] и сигарет [34], [120]. Ниже будет приведен
краткий обзор научно-исследовательской работы в данной области.
а. Слои мелкодисперсных материалов. В работе [288] изучалось
влияние высоты слоя мелкодисперсного материала на способность
распространения тления в нем в горизонтальном направлении по очагу.
Рассматривался клиновидный слой мелкодисперсных отходов, в кото-
ром тление распространялось от толстого края к тонкому. Сечение, до
которого успевало дойти тление, и где оно прекращалось, служило ме-
рой предельной высоты. В табл. 8.3 представлены минимальные высоты
слоев непрерывно тлеющих пробковых опилок, в зависимости от разме-
ра частиц.
Минимальная высота слоя опилок существенно уменьшалась, если
опилки подвергались продувке. Это видно по рис. 8.13.
Судя по приведенным данным, верхнего предела высоты слоя непре-
рывно тлеющих опилок, по-видимому, не существует. В работе [288]
было установлено, что если тление началось снизу, глубокого слоя, то
время, необходимое для вертикального распространения волны тлею-
щего горения до верхней поверхности, будет пропорционально квадра-
278
СКОРОСТЬ ПРОДУВКИ, м/с
Рис. 8.13. Зависимость минимальной высоты слоя
непрерывнотлеющих опилок от скорости продувки
1 - сосновые опилки (средний диаметр частиц
1,0 мм); 2- опилки бука (0,48 мм); 3- опилки
бука (0,19 мм) [ 288]
Таблица 8.3. Минимальная высота слоя непрерывно тлеющих пробковых
опилок [ 288]
Средний диаметр частиц, мм
----[__
Минимальная высота, мм
0,5
1,0
2,0
3,6
12
36
47
961
1 Тление сопровождалось накаливанием.
ту высоты слоя. Время распространения тления увеличивается с уве-
личением влагосодержания в объемной плотности. Влияние объемной
плотности обусловлено тем, что скорость распространения зависит от
проникания кислорода к поверхности реагирующего углистого остатка.
С другой стороны, при глубоко развитом тлении уровень теплоотвода
снижается, что обусловлено эффектом теплоизоляции материала, окру-
жающего область тления.
Скорость распространения тления вверх сохраняет тенденцию пре-
восходить скорость распространения тления в горизонтальном направ-
279
лении. Это обусловливается подъемом горючих газов и летучих про-
дуктов распада в область свежего горючего. Слои, расположенные выше
тлеющего, поглощают летучие продукты распада, и признаки тления в
толще мелкодисперсных материалов могут не обнаруживаться до тех
пор, пока зона горения не приблизится к поверхности. Первый видимый
признак тления — это появление сырости на поверхности. По мере испа-
рения влаги возникает запах плесени, а затем начинается обугливание.
На последних этапах этого процесса происходит сильное выделение па-
ра и едкого дыма. В работе [288] было установлено, что тление, начав-
шееся в основании кучи древесных опилок высотой 0,85 м, в течение
10 дней проникает на поверхность.
Некоторые факторы, которые влияют на скорость проникания в
слоях мелкодисперсных материалов, представлены в табл. 8.4 [288].
б) Целлюлозные полосы и плиты. Из различных исследований по тле-
ющему горению целлюлозных стержней и волокнистых плит следует,
что механизм распространения тления, рассмотренный выше, подтвер-
Таблица 8.4. Факторы, влияющие на горизонтальную скорость
проникания тления в толщу мелкодисперсных материалов [ 112]1
Фактор
Исходный
материал мел-
кодисперсной
фазы
Размер Бук
частиц
Влияние на скорость
проникания
Объяснение
____1____________
Скорость увеличивается
очень слабо (~15 %) по
мере уменьшения среднего
диаметра частиц с 0,5 до
0,1 мм (высота слоя опи-
лок 16,5 мм)
Прямого объяснения
невозможно дать в свя-
зи с взаимодействием
различных противоре-
чивых факторов, вклю-
чая изменение в воз-
можности легкого до-
ступа Оа к поверхнос-
ти, свойство рассеива-
ния тепла и теплопро-
водность (улучшенная
теплоизоляция). Судя
от хода процесса, по-
следний фактор являет-
ся доминирующим
Влагосодер- Бук
жание
Скорость слегка уменьша-
ется (~20 %) по мере увели-
чения влагосодержания от
0,5 до 18,8 %
Теплоемкость свежего
горючего увеличивает-
ся; требуется дополни-
тельный расход тепло-
вой энергии для удале-
ния летучих продуктов
из зоны 1
Высота Пробка, Никакого влияния па опил- Ограниченный доступ
СЛОЯ трава ки крупных размеров или травяную муку грубого по- мола не оказывает. При тонкодисперсной струк- туре материала (средний диаметр частиц 0,065 мм) скорость уменьшается с высотой слоя кислорода к зоне го- рения
280
Продолжение табл. 8.4
Фактор Исходный материал мел- кодисперсной фазы Влияние на скорость проникания Объяснение
Провет- Бук, сосна, Скорость увеличивается. Улучшается приток
ривание пробка, трава Этот эффект усиливается, если направление ветра совпадает с направлением проникания тления. Этот фактор более существенно сказывается для опилок бо- лее крупных размеров. При обдуве воздухом может наблюдаться накаливание, которое может привести к воспламенению кислорода в зону го- рения. При ветре, по направлению, совпа- дающем с направле- нием проникания тле- ния, улучшается тепло- передача в зону 1 (за счет вынужденной кон- векции)
1 Данные взяты, главным образом, из работы [ 288].
ждается. В работе [272] установлено, что скорость проникания тления
удовлетворительно коррелирует с максимальной температурой в зоне
горения при различных концентрациях кислорода и парциальных давле-
ниях, как показывает рис. 8.12. Результаты работы [272] обнаруживают
аналогичную корреляцию для мелкодисперсных горючих материалов,
подвергаемых продувке, направление которой совпадает с направлением
проникания тления. Это способствует более интенсивному притоку
кислорода в зону 2. Протекание идет интенсивно вверх [288], [173]
за счет конвекции, не препятствуя в то же время доступу кислорода в
зону 2. Большинство исследований было проведено на образцах, ори-
ентированных горизонтально и вертикально, причем для упрощения за-
дачи теплообмена горение распространялось вниз. Однако при таком
подходе был получен объем информации, недостаточный для прове-
дения обобщения о влиянии размера и формы образца [112].
в) Латексные пенорезины. Хотя латексную резину довольно лег-
ко подвергнуть тлеющему горению (разд. 8.2.3), фундаментальные
исследования этого материала не опубликованы. В упомянутом ранее
происшествии, связанном с образованием горючего дыма, речь шла о
тлении матрасов, изготовленных из латексной пенорезины и сложенных
в крупном складе торгового предприятия [126].
г) Кожа. Несколько выпускаемых промышленностью кож, как бы-
ло установлено, тлеют. Кожи, изготовленные традиционным способом
растительного дубления, не горят, а кожи, изготовленные по способу
хромового дубления, при высоком содержании крина будут тлеть [307]
[306].
д) Гибкие полипеноуретаны. До середины 70-х годов считалось, что
полипеноуретаны не тлеют. Однако в настоящее время известно, что
одни сорта полипеноуретанов тлеют в изолированных условиях, в то
время, как другие сорта, например некоторые высокоэластичные поли-
пеноуретаны при контакте с достаточно мощным источником тлеющего
горения (тлеющая материя) [345] будут продолжать тлеть. Это иллю-
стрируется на рис. 8.14 [240]. Вероятно, скорость проникания неболь-
шая, так как максимальные температуры, достигаемые в зоне 2, не
281
3
Рис. 8.14. Схема взаимодействия материи и изделия из поли-
пеноуретана [ 240]
1 - желтый дым; 2 - углистый остаток и пепел; 3 - белый
дым; 4 - тление; 5 - обивочная материя; 6 - углистый оста-
ток; 7 - упругая пластина из полипеноуретана открытой яче-
истой структуры
превышают 400°С в спокойном воздухе [280], хотя это будет зависеть
от теплоизоляции, которая обеспечивается массой полипеноуретана.
Уровень этих температур существенно ниже температур, связанных с
тлением целлюлозных материалов (> 600°С), что вероятно является
одной из причин, продолжающегося тления большинства упругих поли-
пеноуретанов (если вообще тление возникает) при наличии поддержива-
ющего теплового потока (например, в качестве источника может ока-
заться тлеющее матерчатое покрытие). В работе [280] предполагается,
что механизм проникания тления в эти пеиоматериалы может частично
реализоваться за счет лучистого теплообмена через открытую ячеистую
структуру.
е) Жесткие полипеноуретаны и полипеноизоцианураты. Ограничен-
ная информация, касаюшдяся поведения жестких пеноматериалов,
сообщается в работе [280]. Речь шла о материалах, которые использу-
ются в качестве теплоизоляции, причем внутренняя структура тонких
материалов в основном носит характер замкнутых ячеек, и в силу этого
материалы обладают низкой, если не сказать нулевой воздухопроница-
емостью. Хотя стенки ячеек лопаются при относительно низких темпера-
турах (< 275°), проницаемость деформированной структуры остается
низкой до того, пока не появится пиролиз и обугливание. Следовательно,
тление жестких пеноматериалов является поверхностным явлением.
Оно не может произойти в глубине,, если не произойдет механическое
разрушение, которое сделает возможным проникание воздуха. Сущест-
282
венным условием является также конфигурация материала, так как
этим определяется теплоотвод из зоны реакции. Таким образом, тление
может начаться и проникнуть во внутреннюю поверхность пары парал-
лельно тесно прижатых друг к другу плоских пластин.
При изучении мелкодисперсных материалов, полученных при дроб-
лении этих жестких пенопластов было установлено [280], что пиковые
температуры тления в жестких полиуретанах аналогичны тем темпера-
турам, которые наблюдались у гибких полипеноуретанов (~400°С),
но у мелкодисперсного материала, полученного при дроблении поли-
пеноуретанов, соответствующие температуры были значительно выше
(~500°С).
ж) Пенофенопласты. Определенные сорта пенофенопластов могут
претерпеть процесс тления, известный под названием тлеющего гниения.
В работе [280] было показано, что при конфигурации, теплопроводность
которой сводит к минимуму теплоотвод, тления в конкретном пенофе-
нолпласте может начаться при более низких температурах, чем те, кото-
рые необходимы для жестких полипеноуретанов, хотя пиковые темпе-
ратуры тления этих материалов (в мелкодисперсной форме) были весь-
ма близки. Раз начавшись, тление может продолжаться до тех пор, пока
этим процессом не будет охвачен весь образец. Дым при этом не образу-
ется, но некоторые газообразные летучие продукты распада освобожда-
ются, причем, судя по сообщениям, они обладают приятным антисепти-
ческим запахом. Никаких систематических исследований этого явления
проведено не было, хотя, по-видимому, следует внимательно разобраться
в поведении жесткого почти ломкого углистого остатка; кроме того,
есть указание на то, что пенопласты с открытой структурой ячеек в
большей мере склонны к тлеющему гниению, чем пенопласты с замкну-
той структурой ячеек. Опасения, связанные с возможностью возникно-
вения тлеющего гниения в материале такого типа, который широко
используется в качестве теплоизоляции, привели к необходимости по-
становки отборочных испытаний по оценке тенденции к тлеющему гние-
нию [67].
8.2.2. Переход от тления к пламенному горению
Пламенное горение может установиться на -поверхности твердого
вещества лишь в том случае, если скорость истечения летучих продуктов
превзойдет определенную критическую скорость (разд. 6.2.3). Таким
образом, приложение слабого факела к видимым летучим продуктам,
восходящим из источника тления, в спокойном воздухе вряд ли может
привести к пламенному горению. Тем не менее известны случаи спон-
танного перерастания тления в пламенное горение даже в условиях спо-
койного воздуха. В этих обстоятельствах требуется такое увеличение
потока летучих продуктов, чтобы его интенсивность по крайней мере
достигла критического уровня, а летучие продукты должны быть либо
подожжены какимлибо внешним источником, либо может произойти
самовоспламенение. Судя по наблюдениям, по-видимому, вероятнее
последний вариант механизма воспламенения [288].
Увеличение температуры в зоне 2 вызовет увеличение интенсивности
выделения летучих продуктов в зоне 1. Это может наблюдать при тлении
крупнозернистых опилок, когда увеличивается скорость окружающего
283
воздушного потока. В работе [280] сообщалось о самовоспламенении,
которое произошло вследствие тления, начавшегося на внутренних
гранях тесно прижатых параллельных плит из жесткого полипеноурета-
на и полипеноизоцианурата. При таких условиях сохранение тепла в со-
четании с увеличенным конвективным потоком воздуха приводит к
повышению температуры и скорости сгорания в зоне 2. Обивка мебели
воспламеняется лишь после длительного периода тления [25]. Если су-
дить по результатам ограниченных исследований, можно прийти к заклю-
чению, что прониканию волны тления в глубь материала предшествует
некоторый переходной процесс. В процессе прорыва волны тления че-
рез основу обшивочного материала начинает образовываться своего
рода газоход, через который может поступать воздух в виде потока,
формируемого под действием подъемной силы.
8.2.3. Зарождение тлеющего горения
Экспериментальные данные по зарождению этой формы горения
фактически отсутствуют. Известно, что тление может начаться вслед
за пламенным горением многих целлюлозосодержащих материалов,
если пламя погаснет (разд. 8.3), а также при условии, что тлеющий ис-
точник, например сигарета, может действовать в качестве источника
воспламенения [65]. Для зарождения тления основным является
требование о наличии источника тепла, который приведет к образованию
углистого остатка и начале его окисления. Но, по-видимому, значимость
таких факторов, как температура источника и (или) интенсивность
теплового потока (например, от радиатора), для разных материалов раз-
лична. Например, подушка из латексной пенорезины может загореться
при непосредственном контакте с 40-ваттной лампочкой в течение не-
скольких минут. Тление может-начаться внутри латексной пенорезины
с едва различимого окрашенного дыма, который просачивается через
полотняную наволочку или хлопчатобумажную покрышку [113]. Сло-
истые плиты не могут загореться таким образом.
В разделе 8.1 подчеркивалось, что в массе твердых тел тление явля-
ется непосредственным результатом самовоспламенения. С помощью
внешнего источника тепла: электрической лампочки или рефлектора —
на поверхности материала создается повышенная температура, т. е.
возникают условия, аналогичные тем, которые складываются для слоя
мелкодисперсного материала, расположенного на раскаленной поверх-
ности (разд. 8.1.3). В этом случае элементарное граничное условие, за-
данное выражением (8.Зв), должно быть заменено соотношением, опи-
сывающим теплообмен, с помощью которого определяется температура
поверхности. В принципе для определения благоприятных условий за-
рождения тления применительно к данному материалу можно было бы
воспользоваться понятием интенсивности теплового потока, хотя и для
воспламенения при этом необходимо учитывать конфигурацию и тепло-
отвод (разд. 6.3). При слишком интенсивном тепловом потоке тление
может и не начаться. Этим можно объяснить, что у некоторых материа-
лов наблюдается зарождение тления лишь от тлеющего источника. Под-
водя итоги, укажем на следующие ситуации, которые могут привести
к тлеющему горению в пористых материалах:
284
соприкосновение с тлеющим материалом;
равномерный подогрев (самовоспламенение внутри материала);
несимметричный нагрев (мелкодисперсный материал на раскаленной
поверхности, материал подвергается воздействию с одной стороны тепло-
вого потока);
развитие тления из горячей точки внутри массы материала, напри-
мер, в результате неисправности электрической сети. Следует заметить,
что тление или процесс, подобный тлению, может развиваться на поверх-
ности непористого возгораемого материала, подверженного воздействию
внешнего теплового потока.
8.2.4. Требования по химическому составу материалов,
обеспечивающему тление
Главным требованием к материалу, подверженному тлению, явля-
ется то, чтобы при его нагревании образовывался жесткий углистый
остаток. Материалы, которые при интенсивном нагреве образуют нежест-
кий углистый остаток или смолистые жидкие продукты, не склонны к
тлению. Это наводит на мысль о том, что главным в определении харак-
тера поведения материала, связанного с тлением, является строение мо-
лекулы вещества и форма разложения исходного материала. Например,
как указано в работе [240], гибкие пенопласты, выполненные из по-
лиолов, к которым привиты акрилонитрилы и стиролы, дают высокий
выход весьма жестких углистых остатков, они обладают сильной порис-
тостью, способствующей зарождению тления, аналогичные наблюдения
были сделаны в работе [345]. Смысл работы такого рода состоит в том,
что гибкие пенопласты с пористостью, недостаточной для возникновения
тления, можно создать путем подбора соответствующих химических
структур или путем выбора материала, чтобы снизить в них тенденцию
к тлению. Значение механизма разложения может быть проиллюстри-
ровано на примере тления целлюлозных материалов. Хотя тление чаще
всего связано с целлюлозными материалами, чистая целлюлоза облада-
ет низкой склонностью к тлению или вовсе ею не обладает. Это можно
сопоставить с тем фактом, что чистая целлюлоза дает очень мало углисто-
го остатка при нагреве (разд. 5.2.2) по сравнению с хлопком и виско-
зой, относительно которых известно, что они тлеют. Разницу в их пове-
дении можно объяснить каталитической активностью неорганических
примесей, которые способствуют реакции образования углистого остат-
ка. Сведения о некоторых неорганических примесях приведены в
табл. 8.5.
Таблица 8.5. Неорганические соединения1, способствующие тлению,
в составе целлюлозных материалов [ 241]
Неорганическое соединение Целлюлозный материал
Хлорид лития Нитрат серебра
Гидрооксид лития Хлорид натрия Бромид натрия Железистый хлорид
Иодид натрия Железистый сульфат
Гидрооксид натрия Хлорид железа
Нитрид натрия Нитрат свинца
285
Продолжение табл. 8.5
Неорганическое соединение
Целлюлозный материал
Нитрат натрия
Карбонат натрия
Сульфат натрия
Ацетат натрия
Хлорид рубидия
Хлорид цезия
1 Относится к материалу, который получен из растворов.
Данный вопрос подробно исследуется в работах [241], [242].
Уменьшение потенциальной возможности тления можно добиться
либо выбором соответствующих материалов, которые не образуют
жестких углистых остатков или их можно свести к минимуму. Альтер-
нативой этому подходу может быть применение подавителя тления;
боро и фосфорсодержащих соединений. Однако механизм их действия
не выяснен. В работе [242] было сделано предположение о том, что
места, где проходит реакция, блокируются этими добавками, но необ-
ходима дополнительная работа не только для того, чтобы пролить свет
на этот механизм, но и для того, чтобы лучше разобраться в реакции
поверхностного окисления. Автор работ [241], [242] обнаружил ряд
соединений, которые могут подавлять потенциальные возможности
тления в целлюлозных материалах, если они представлены в виде тон-
ких порошков. Одним из лучших средств в этом смысле является се-
ра (см. табл. 8.6), хотя механизм ее воздействия пока является спорным
[141].
Таблица 8.6. Порошки, которые подавляют тление
в целлюлозных материалах [ 241]
Порошок ] Целлюлозный материал
Сера
Хлорид алюминия + 6Н,О
Хлорид сурьмы
Хлорид кальция
Хлорид кальция + 2Н3О
Хлорид хрома трехвалентного
+ 6Н2О
Хлорид одновалентной меди
Хлорид двухвалентного железа
+ 4Н2О
Хлорид трехвалентного железа
+ 6Н,0
Хлорид магния + 6Н2О
Хлорид никеля + 6Н2О
Хлорид двухвалентного олова
+ 2Н3О
Хлорид цинка
8.3. ТЛЕНИЕ
Тление связано с поверхностным окислением углеродсодержащих
материалов или углистого остатка. Самовоспламенение активированно-
го угля, которое упоминалось в разд. 8.1.1, приводит к тлению внутри
массы материала. Оно отличается от тлеющего горения лишь тем, что
не происходит термического разложения исходного горючего, для данно-
го процесса оно не требуется. Исследование волны этого вида горения
286
показало, что зона пиролиза (зона 1) замешается зоной предваритель-
ного прогрева (ср. разд. 3.2).
Почти все горючие вещества, образующие углистый остаток, вклю-
чая уголь, антрацит и т. д., претерпевают пламенное горение, но при
этом не улетучиваются, а углистый остаток медленно сгорает, даже
после прекращения пламенного горения. В случае древесины
(разд. 5.2.2) с углистым остатком связана существенная доля от сум-
марной теплоты сгорания материала, примерно около 30 %. Однако,
в общем случае, тление будет продолжаться лишь при условии, что
тепло будет сохраняться в области реакционной поверхности. Если
горящие поверхности массы тлеющего углистого остатка окажутся от-
крытыми при снижении лучистого теплообмена, то интенсивность лу-
чистого и конвективного теплоотвода превысит интенсивность тепловы-
деления, вследствие чего горящие поверхности охладятся, и оставшийся
огонь сам по себе погаснет.
Понятием послесвечения описывается остаточный процесс тления
углистого остатка, который остается после выгорания куска материи,
куска дерева (например, спички) или аналогичного предмета. Это зани-
мает обычно весьма короткое время, и процесс этот можно легко пре-
кратить соответствующими средствами противопожарной техники
[236].
Глава 9
НАЧАЛЬНЫЙ ЭТАП ПОЖАРА В ЗАКРЫТОМ ПОМЕЩЕНИИ
ДО ПОЛНОГО ОХВАТА ЕГО ПЛАМЕНЕМ
Понятие пожара в закрытом помещении используется для описания
пожара, который ограничен комнатой или аналогичным закрытым
помещением внутри здания. Безусловно важную роль в развитии рас-
сматриваемого явления играют общие размеры помещения, но в боль-
шей части главы мы сосредоточим наше внимание на помещениях типа
комнат объемом порядка 100 м3. Характер пожара в вытянутых поме-
щениях или в весьма значительных пространствах (> 1000 м3) будет
зависеть в большой мере от геометрии ограждения; соответствующие
пояснения будут приведены в нужном месте главы.
В начальный период, следующий за зажиганием, характер пожара
будет аналогичен характеру пожара в условиях открытого пространства.
При наличии возможности нарастания огня, что может быть обусловле-
но либо распространением пламени над вспыхнувшим предметом, либо
распространением пламени на соседние объекты, пожар достигнет этапа,
на котором на развитие пожара начнет влиять ограничение, накладывае-
моемое конечностью пространства помещения. При достаточной вентиля-
ции помещения, позволяющей обеспечивать дальнейшее разрастание мас-
штаба пожара, его дальнейший характер может быть описан с помощью
287
Рис. 9.1. Развитие пожара в помещении, выраженное в виде зависимости средней
температуры газа от.времени. Ломаными линиями обозначено уменьшение горю-
чего материала перед достижением полного охвата помещения пламенем
1 - период нарастания; 2 - полный охват помещения пламенем; 3 - полностью
развитый пожар; 4- период затухания пожара
зависимости средней температуры внутри помещения от времени
(рис. 9.1). (Полезнее и более реальным оказался бы график зависимос-
ти полной скорости горения от времени, хотя форма его была бы подоб-
ной форме графика, представленного на рис. 9.1.)
Пусть чисто схематически, но рис. 9.1 показывает, что пожар в по-
мещении можно представить тремя этапами.
1. Этап нарастания или начальный этап пожара до полного охвата
помещения пламенем; на этом этапе средняя температура незначительна,
и пламя существует в окрестности очага.
2. Этап полностью развитого пожара или пожара, полностью охва-
тившего помещение; на этом этапе горят все возгораемые предметы
в помещении, пламя, по-видимому, заполняет весь объем.
3. Этап затухания; на этом этапе пожара средняя температура снижа-
ется до уровня, который составляет 80 % пикового значения.
Несмотря на низкую среднюю температуру на первом этапе пожара,
внутри и вокруг зоны горения местные температуры достигают значи-
тельного уровня. В течение периода нарастания пожара пожар увеличи-
вает свои размеры, сначала достигая, а затем проходя момент, при ко-
тором значительную роль начинает играть взаимодействие с границами
помещения. Переход к полностью развитому пожару (этап 2) назван
этапом полного охвата помещения пламенем, при этом пламя быстро
288
распространяется от области местного горения на все возгораемые по-
верхности внутри комнаты. В обычных условиях переход этот непро-
должителен по сравнению с длительностью основных этапов пожара, но
он часто рассматривается как поворотное событие, подобное тому
явлению, каким является зажигание.
На этапе полностью развитого пожара интенсивность тепловыделения
достигает максимума и угроза соседним помещениям и, вероятно, со-
седним зданиям (разд. 2.4.1) наибольшая. Пламена могут вырываться
через окна, двери и т. д., что приводит к распространению пожара на
остальную часть здания. Это распространение может носить внутренний
(через открытые дверные проходы) 4 либо внешний характер (через
окна). Кроме очевидной угрозы жизни оставшихся в здании людей на
данном этапе может произойти разрушение конструкции, которое может
вызвать либо частичное, либо полное обрушение здания. В период ох-
лаждения (этап 3) интенсивность горения уменьшается по мере того, как
в составе горючих веществ все меньше и меньше будет оставаться лету-
чих продуктов. В конце концов, пламя прекратится, оставив за собой
массу тлеющих в золе угле, которые, хотя и медленно, будут продолжать
гореть в течение некоторого времени, в результате чего будут поддер-
живаться высокие местные температуры (разд. 8.3).
Понимание характера этапа пожара до полного охвата пламенем
помещения имеет прямое отношение к обеспечению безопасности людей,
находящихся в здании. Если пожаром полностью охвачено одно поме-
щение, то создается непосредственная угроза для тех людей, которые
находятся в остальной части здания. Значение различных событий в
последовательности происходящих во время пожара событий можно
представить в форме неравенства, рассмотренного в работе [249]:
tp+ta+trs< tu, (9.1)
где tp - время, прошедшее с момента возгорания до момента, когда был замечен
пожар; ta - длительность задержки, т. е. время от момента, когда был замечен
пожар, до момента начала явной эвакуации; tr s — время, необходимое для пере-
хода в относительно безопасное место; tu — время (от момента возгорания),
необходимое, чтобы пожар разросся до таких размеров, которые делают условия
пребывания человека в рассматриваемом месте неприемлемыми.
В то время, как можно уменьшить время до момента автоматичес-
кого обнаружения пожара tp, причем в некоторых случаях весьма значи-
тельно, успешность эвакуации, в конце концов зависит от того, насколь-
ко быстро разрастается пожар, т. е. от tu.
Таким образом, время полного охвата помещения пламенем явля-
ется важным фактором по определению Пожароопасности, связанной с
данным помещением. Чем больше это время, тем больше шансов для
своевременного обнаружения пожара и для принятия мер по подавлению
пожара (как вручную, так и с помощью автоматических средств), а
также для эвакуации людей в безопасное место. Предполагается, что
дымовые пожарные извещатели ионизационного типа действуют на ран-
них этапах пожара, перерастающего в пожар с полным охватом помеще-
ния пламенем, до момента, когда интенсивность тепловыделения станет
немного выше уровня 10 кВт. Этой интенсивности достаточно для подъе-
ма летучих продуктов сгорания до уровня потолка в помещении высо-
289
1'1 176
той 3 м (разд. 4.3.1). Действие пожарных извещателей, реагирующих
на определенную температуру, и обычных спринклерных головок зави-
сит от той конкретной температуры, на которую среагирует чувстви-
тельный элемент, укрепленный у потолка (типичной температурой яв-
ляется 68°С). Более мощный пожар необходим для образования доста-
точно раскаленного слоя газа (разд. 4.4.2). Пожар, однако, может быст-
ро достигнуть завершающей фазы периода нарастания, а чувствительный
элемент еще не будет задействован. Это последнее обстоятельство об-
условлено дополнительной временной задержкой, вызванной термичес-
кой массой чувствительного элемента.
Эта глава посвящается ранним этапам пожара помещений вплоть до
момента полного охвата помещения пламенем, включая начало этого
этапа. Выделены и проанализированы критериальные условия, необхо-
димые для полного охвата помещения пламенем, а также факторы,
которые определяют длительность периода нарастания пожара.
9.1. ПЕРИОД НАРАСТАНИЯ ПОЖАРА И ОПРЕДЕЛЕНИЕ
ЯВЛЕНИЯ ПОЛНОГО ОХВАТА ПЛАМЕНЕМ ПОМЕЩЕНИЯ
После того, как локализованное воспламенение перешло в устой-
чивое горение, дальнейший процесс может пойти по одному из трех
направлений.
1. Загоревшийся предмет сгорит полностью, и пожар прекратится,
не распространившись на другие изделия из горючего материала, это
имеет место, в частности, при условии, если первый загоревшийся пред-
мет находится в изолированном положении (см. рис. 9.1).
2. При недостаточной вентиляции пожар может автоматически пре-
кратиться, или горение будет происходить с такой малой скоростью,
которая диктуется доступностью кислорода.
3. При достаточном количестве горючего материала и притока све-
жего воздуха пожар может вырасти до размеров полного охвата пламе-
нем всей комнаты, когда горят все возгораемые поверхности.
Конечно, в идеале необходимо получить численную оценку необ-
ходимых и достаточных условий возникновения полностью развитого
пожара. Качественного понимания основных аспектов периода нараста-
ния пожара можно добиться с помощью понятий, описывающих элемен-
ты поведения пожара, рассмотренные в первых главах настоящей книги.
На открытом месте интенсивность горения изолированного очага опре-
деляется тепловым потоком, исходящим от пламени к поверхности,
Q'f> т. е.
m' = , (9.2)
Lv
где в тепловыделении Qp будет доминировать лучистая составляющая
при условии, что диаметр очага превышает примерно 0,3 м (разд. 5.2.1).
Для большинства горючих веществ приблизительно 30 % выделяемого
пламенем тепла приходится на излучение в окружающую среду, а ос-
тальная часть тепла рассеивается за счет конвекции в восходящей струе
газа или дыма. Если объект горит в помещении, это тепло не полностью
теряется средой, окружающей горючий материал-, так как поток дыма
290
и газов отклоняется и скапливается под потолком (разд. 4.3.3), кото-
рый в результате этого нагревается. Если размер пожара возрастает
настолько, что высота естественного пламени превысит высоту комнаты,
произойдет расширение пламени до припотолочной струи (разд. 4.3.3),
что приведет к резкому увеличению теплоотвода к потолку. Это в свою
очередь вызовет все возрастающий обратный лучистый тепловой поток
от потолка к горючему, так как температура потолка увеличивается.
Но слой раскаленного дыма и газов, образовавшихся на раннем этапе
пожара, будет накапливаться под потолком и излучать тепло на располо-
женные внизу объекты со все возрастающей интенсивностью, так как и
концентрация дыма, и толщина слоя,и температура будут увеличиваться.
В результате этого скорость горения начнет увеличиваться со все воз-
растающей интенсивностью в соответствии с выражением
m" . (9,3)
Lv
Но, что важнее, нарастающая интенсивность лучистого теплового потока,
исходящего от припотолочного слоя, будет способствовать распростра-
нению пламени за пределы первоначального загоревшегося объекта
(разд. 7.1.5), рядом расположенные предметы (см. разд. 4.3.3) в свою
очередь расширят область горения. В работе [393] высказывается мне-
ние, что последнее обстоятельство является более важным при опреде-
лении скорости нарастания пожара.
Некоторые из затронутых аспектов иллюстрируются на рис. 9.2,
который показывает влияние ограждений на горение пластины из поли-
метилметакрилата [137]. Навес (играющий роль потолка и верхних
частей стен помещения) над горящей плитой отклоняет пламена и уве-
личивает тем самым обратный лучистый тепловой поток, активизирую-
щий очаг пожара; в данном эксперименте обеспечен доступ воздуха к
очагу со всех четырех сторон. Максимальная интенсивность горения в
три раза превышает значение этой величины при пожаре на открытом
месте, причем достижение этого максимума, по-видимому, реализуется
во время, в три раза меньшее срока достижения минимума интенсивнос-
ти горения при пожаре на открытом месте. (Этот эффект носит общий
характер, хотя численные соотношения зависят от характера горючего
и размеров помещения. Например, интенсивность горения при пожаре
спирта в малом ограниченном пространстве может достигать восьмикрат-
ного увеличения по сравнению со значением аналогичной величины для
пожара на открытом месте [374], [397].)
Принимая, что ряд признаков определяют начало полностью разви-
того пожара, следует тем не менее уточнить понятие полного охвата по-
мещения пламенем для того, чтобы можно было проанализировать фак-
торы, определяющие продолжительность периода нарастания пожара.
Наиболее распространенные определения, появившиеся в литературе
[394], можно сформулировать следующим образом.
1. Переход от локализованного пожара к пожару по всему поме-
щению, когда горят все горючие поверхности.
2. Переход от пожара, который регулируется расходом горючего,
к пожару, который регулируется интенсивностью вентиляции поме-
щения.
291
Рис. 9.2. Влияние ограждения на интенсивность горения плиты из полиметилме-
такрилата (0,76x0,76 м) [ 137]
3. Внезапное проникание пламени через незагоревшиеся газы и
пары, скопившиеся под потолком.
В работе [258] указывается, что (2) является результатом (1) и
не может быть фундаментальным определением. Определение (3) час-
тично основано на том наблюдаемом факте, что пламена часто вырыва-
ются из окон или из других проемов в стенах, через которые идет венти-
ляция, примерно, в то время, когда начинается полный охват помещения
пламенем, означающий горение предварительно перемешанной паро- и
газовоздушной смеси. Это обстоятельство вряд ли может существенно
сказаться на тепловом потоке, направленном вниз; действие одного
этого фактора было бы явно недостаточно для окончательного перехода
к полностью развитому пожару. Дело в том, что фактически пламена мо-
гут вырываться в вентиляционные проемы задолго до полного охвата
помещения пламенем (в том виде, как это дано в определении (1), при-
веденном выше), если исходный пожар развивается очень быстро, обра-
зуя ветвящееся пламя под потолком до того, как там скопятся массы
раскаленных дыма и газов.
В данной книге будет использовано первое из приведенных опреде-
лений явление полностью развитого пожара, хотя в работе [390] ука-
зывается, что оно не применимо к очень длинным или слишком высо-
ким помещениям, в которых, быть может, по чисто физическим сооб-
ражениям нельзя представить себе одновременного вовлечения в пожар
всего горючего материала, находящегося в помещении.
292
Следует подчеркнуть, что явление полного охвата помещения пламе-
нем надо рассматривать как переход от одного состояния к другому, а
не как точное обозначенное изолированное событие (см. рис. 9.1).
Во время начального этапа пожара, предшествующего полному ох-
вату помещения пламенем, пожар развивается от места его зарождения,
причем процесс горения первоначально проходит так, как это имеет мес-
то на открытом месте, но постепенно на ход этого процесса все больше
и больше начинает влиять обратный тепловой поток, исходящий из
верхних областей комнаты. Увеличения интенсивности лучистого тепло-
вого потока, действующего на нижние области комнаты, в конце концов
вызывают быстрое распространение пламени по всем воспламеняющим-
ся поверхностям, и как только это случится, принято считать, что насту-
пил полный охват помещения пламенем.
9.2. НАРАСТАНИЕ ПОЖАРА ДО ПОЛНОГО ОХВАТА
ПОМЕЩЕНИЯ ПЛАМЕНЕМ
9.2.1. Условия, необходимые для полного охвата
помещения пламенем
В работе [423] исследовалось данное явление путем проведения
серии экспериментов, при которых в помещении размером 3,64х3,64х
х2,43 м (последний множитель — высота помещения) сжигались пред-
меты мебели. Начало полностью развитого пожара определялось по за-
жиганию бумажных мишеней, расположенных на полу. Автор работы
[423] пришел к заключению, что для наступления полного охвата пла-
менем помещения требуется тепловой поток интенсивностью примерно
20 кВт/м2 на уровне пола. Для воспламенения бумаги такая интенсив-
ность вполне достаточна, в то время .как для воспламенения [258]
толстых образцов древесины и других горючих твердых веществ она
должна быть намного выше. Тем не менее указанной интенсивности
более чем достаточно для обеспечения источника зажигания и быстрой
переброски пламени на поверхности большинства возгораемых материа-
лов (разд. 6.3 и 7.1.5). Автор работы [423] утверждал, что большая
часть теплового потока исходит из нагретых верхних поверхностей ком-
наты, а не непосредственно от пламен над горящим материалом. Кроме
этого, автор отметил, что полный охват помещения пламенем наступал
только тогда, когда интенсивность горения превосходила 40 г/с.
В экспериментальных исследованиях полного охвата помещения
пламенем, проведенных уже после работы [423], прослеживается тен-
денция дать определение достижения полного охвата помещения пла-
менем либо с помощью критерия, предложенного в работе [423]
(20 кВт/м2 на нижнем уровне [30]), либо с помощью температуры по-
толка ~600°С, которая наблюдалась в ряде исследований [125], [156],
хотя в работе [156] рассматриваемое явление определяется как мо-
мент, при котором пламена вырываются через проем помещения. Вы-
сота помещения, где проводились эксперименты [125], [156] составля-
ла 2,7 м. Если механизм полного охвата помещения пламенем включает
излучение тепла сверху на нижние области помещения, то тогда можно
принять, что температура потолка при полном охвате помещения пла-
нем должна зависеть от высоты помещения. Однако такой вывод (в
работе [170] сообщалось о температуре 450°С, необходимой для пол-
293
Рис. 9.3. Взаимодействие факела пожара с потолком
а - потолок коридора при наличии неограниченного в одном на-
правлении потока; б - потолок помещения при удовлетворитель-
ном уровне вентиляции (широко раскрытый проем); в - потолок
помещения при низком уровне вентиляции (узкий проем)
ного охвата помещения пламенем в мелкомасштабном эксперименталь-
ном помещении высотой 1 м) не учитывает другие источники теплового
излучения.
Источниками лучистых тепловых потоков, помимо факелов, возни-
кающих над очагами пожара, являются следующие три источника:
1. Раскаленные поверхности верхних частей помещения.
2. Пламена, охватившие потолок.
3. Раскаленные продукты сгорания, скопившиеся под потолком.
Вклад каждого из этих источников будет меняться по ходу развития
пожара. Вид источника, играющего преобладающую роль в момент
полного охвата помещения пламенем, будет зависеть от природы горю-
чего материала, от характера и степени вентиляции помещения. Если
горючим материалом являются горящие без образования дыма газы
(такие, как. метанол), то в таком случае обратный лучистый тепловой
поток будет исходить, главным образом, от верхних поверхностей
помещения, поскольку пламена этого горючего .и продукты сгорания
обладают низкой излучающей способностью (разд. 2.4.2). Однако дым
образуется почти при всех пожарах, и в конце концов уровень лучистого
теплового потока будет определяться толщиной и температурой раска-
ленного слоя продуктов сгорания, скопившихся под потолком
(разд. 2.4.3).
Из чисто методических соображений три ситуации режима лучисто-
го теплового потока можно проиллюстрировать схемами, представлен-
294
РАССТОЯНИЕ, М
Рис. 9.4 Кривые зависимости лучистого теплового потока на уровне пола от рассто-
яния до источника пожара с постоянным тепловыделением, который расположен
у закрытого конца коридора
1 - распределение теплового потока из того же источника пожара при отсутствии
потолка (при наличии неограниченного вертикального факела пожара): 2- то же,
при наличии потолка на высоте h = 970 мм от основания горящего штабеля де-
ревянных брусьев; 3 - то же, при наличии потолка на высоте h = 660 мм [ 391],
[ 392] от основания горящего штабеля деревянных брусьев
ными на рис. 9.3. В первом случае (рис. 9.3, а) факел пожара отклоня-
ется потолком и образует одномерное припотолочное струйное течение,
моделируя тем самым неограниченный в одном направлении припото-
лочный горизонтальный поток, не стесненный никакими преградами.
Толщина припотолочного слоя будет зависеть лишь от ширины коридора
и скорости потока горячих газов, поступающих в припотолочный слой.
Если размеры пожара таковы, что факелы достигли потолка и откло-
няются им, то характер процесса горения под потолком будет зависеть
от того, в какой мере газы горючей смеси, питающие припотолочный
слой, обеднены или обогащены горючими веществами. Это явление
было подробно исследовано в работе [179] (разд. 4.3.3). В случае пи-
тания припотолочного слоя смесью, обедненной горючими веществами,
процесс горения горючих газов проходит при достаточном притоке
воздуха в факел пожара, вследствие этого пламенная припотолочная
струя будет расширяться незначительно, образуя близкое к поверх-
ности тонкое пламя. В случае обогащенной горючей смеси газов, выхо-
дящих к потолку, пламенным горением охвачена нижняя граница при-
потолочного слоя, где происходит захват воздушных масс, обеспечива-
ющих горение. Разница между этими двумя крайними ситуациями чет-
295
ко просматривается по эпюре температур под потолком (см. рис. 4.22).
В результате того, что факел пожара отклоняется в горизонтальном
направлении, происходит увеличение лучистого теплового потока, дей-
ствующего на различные участки помещения на уровне пола, которые
расположены на достаточном удалении от очага пожара. Это явление
иллюстрируется на рис. 9.4 (см. разд. 4.3.3). В работе [179] на основе
анализа теплового баланса подсчитано, что протяженные обогащенные
горючим пламена теряют не менее 55 % тепла, выделяющегося при
сгорании в припотолочном слое за счет лучистого теплоотвода. При на-
личии возгораемой облицовки интенсивность пламени, разумеется,
возрастает и соответственно увеличивается лучистый тепловой поток,
действующий на нижние уровни помещения.
Вторая ситуация, показанная на рис. 9.3, б, относится к пожару хо-
рошо проветриваемого помещения. В данной ситуации пожар может
свободно развиваться, образуя в верхней части помещения слой хорошо
перемешанных раскаленных задымленных газов. Точно такая же модель
была теоретически изучена в работе [313]. Помимо прочего, исследова-
лись соотношения между лучистым тепловым потоком на уровне пола
и различными параметрами, включая размер помещения, теплопровод-
ность границ помещения и площадь, охваченную пожаром. Некоторые
из результатов этого исследования будут рассмотрены ниже. Третья
ситуация, т. е. пожар в слабо вентилируемом помещении, где наложено
существенное ограничение на приток свежего воздуха и на отток продук-
тов сгорания на последних этапах периода нарастания пожара. В данном
случае припотолочный слой толще, чем во второй ситуации, и ему при-
суща ярко выраженная эпюра распределения температур внутри слоя.
Но и в первом, и во втором случае явно теперь проявляется тенденция,
которая заключается в том, что большая часть лучистого теплового пото-
ка, действующего на нижнюю часть помещения в период нарастания
пожара, исходит от раскаленных продуктов сгорания с образованием
дыма [100], [311].
В работе [286] описана модель, учитывающая многие факторы при
расчете лучистого теплового потока, исходящего из массы задымленных
газов, скопившихся под потолком слабо вентилируемого помещения. В
модели, в частности, учитывается распределение температур по профилю
припотолочного слоя, а также распределение продуктов сгорания по
высоте припотолочного слоя дыма. Задача усложняется тем обстоя-
тельством, что более холодные нижние слои сохраняют тенденцию по-
глощать лучистую тепловую энергию, поступающую сверху и генерируе-
мую Н2О, СО2 и сажей во всей толще припотолочного слоя. Авторы
[286] сравнивали результаты, полученные на теоретической модели, с
результатами полномасштабного экспериментального пожара, при кото-
ром сжигались пластины из полипеноуретана в условиях ограниченной
вентиляции. Результаты измерений и результаты расчета лучистого тепло-
вого потока, действующего на пол на этапе нарастания пожара, достаточ-
но близки. Из вычислений авторов [286] следует, что лишь небольшая
часть (менее 15 % излучаемой тепловой энергии достигает пола) лучис-
того потока исходит от потолка и верхних частей стен помещения; в
период, предшествующий полному охвату помещения пламенем, наи-
больший вклад в лучистый тепловой поток вносит задымленный слой
газов, скопившихся под потолком. Следует считаться, конечно, с тем,
296
что это лишь частный случай. Вклад в указанный поток от раскаленных
стен и потолка может быть более значительным при условии, если припо-
толочный слой будет относительно тонким и (или) если выход дыма
будет значительно меньшим, хотя выделение конкретного вклада того
или иного фактора крайне затруднительно.
Критерий, выдвинутый в работе [423] применительно к началу
полного охвата помещения пламенем (20 кВт/м2 на уровне пола),
может быть достигнут лишь тогда, когда пожар вырастет до размеров,
достаточных для создания условий под потолком, которые могут обеспе-
чить этот тепловой поток. При обычных условиях последний нарастает
постепенно по мере роста пожара, но если горючее выгорит или прекра-
тится приток кислорода, тогда момент начала полного охвата поме-
щения пламенем может не наступить (см. рис. 9.1). Фактор нехватки
кислорода будет весьма существенно сказываться на процессе горения,
если скорость вентиляции помещения недостаточна для пополнения
кислородом по мере его расхода в процессе развития пожара. В экстре-
мальных ситуациях (пожар хранилища углеводородного горючего или
мгновенное воспламенение обитого кресла после длительного тлеющего
горения) в небольшом слабо вентилируемом помещении может произой-
ти самозатухание или прекращение пожара при слабом горении со ско-
ростью, которая определяется доступом свежего воздуха. В работе [74]
рассмотрены обстоятельства, при которых указанное явление может
иметь значение для возникновения домашних пожаров. Приняв, что
скорость горения будет регулироваться скоростью вентиляции (см.
разд. 10.1), автор работы [74] теоретически показал, что существует
достаточный уровень подачи воздуха в помещение (при продуманном
оснащении помещения окнами и дверями), позволяющий бесконечно
долго поддерживать процесс горения (в зависимости от наличия, рас-
пределения и природы горючего вещества). При таком горении благо-
даря повышению температур создаются условия, при которых усилива-
ется вентиляция (за счет, например, лопнувшего окна или выгорания
двери в дверном проеме), что в свою очередь вызовет увеличение ин-
тенсивности пожара. Это может произойти, если вентиляции обеспечи-
вается за счет какого-нибудь внешнего источника, скажем, при открыва-
нии двери. При определенных условиях комната может быть мгновенно
охвачена пламенем, так как несгоревшие летучие вещества и копоть
могут воспламеняться при поступлении свежего воздуха. Такое явление
называют по-разному: обратный прорыв пламени, выбор пламени, об-
ратная вспышка, а иногда полным охватом помещения пламенем;
однако это явление следует отличать от явления, которое в данной
книге также назвали полным охватом помещения пламенем, в нашем
определении не обязательно должно присутствовать требование о вне-
запном притоке свежего воздуха.
В работе [399] показано, как можно прийти к понятию полного
охвата помещения пламенем, рассматривая его как случай термической
неустойчивости внутри помещения, который во многих отношениях ана-
логичен модели академика Н.Н. Семенова применительно к самовозго-
ранию (разд. 6.1). Исходный момент рассматриваемого подхода сводит-
ся к допущению о том, что скорость горения зависит от температуры,
но ограничена скоростью притока воздуха.(Это ограничение соответству-
ет ситуации, которая возникает при пожаре, регулируемом вентиляцией,
297
ТЕМПЕРАТУРА
Рис. 9.5. Схематическое представление о полном охвате
помещения пламенем как о явлении термической неустой-
чивости. График, намеченный буквой R, представляет собой
зависимость интенсивности тепловыделения внутри помеще-
ния от температуры, а графики, помеченные буквой L, пред-
ставляют собой графики зависимости интенсивности тепло-
отвода от температуры [ 399]
1 - пожар, регулируемый расходом горючего; 2 - пожар,
регулируемый вентиляцией
когда скорость горения определяется максимальной скоростью, с кото-
рой может поступать свежий воздух в помещение во время полностью
развитого процесса горения, разд. 10.1.) В книге рассматривалась квази-
стационарная модель нарастания пожара, при которой интенсивности
тепловыделения и теплоотвода сравниваются как две функции темпе-
ратуры. В простейшем случае, для которого принимается несколько
упрощающих допущений (например, постоянство площади очага пожа-
ра), интенсивность тепловыделения быстро нарастает по мере увеличе-
ния температуры и ограничивается скоростью притока воздуха. Эта
модель схематически иллюстрируется на рис. 9.5, причем приведены
сравнения с тремя репрезентативными кривыми теплоотвода L,, L2 и
L3, которые соответствуют уменьшающимся размерам помещения.
Судя по рисунку, возможны три типа пересечения кривых тепловыде-
ления R и теплоотвода L, а аменно А, В и С. В то время как точке В
соответствует неустойчивое состояние, точка А соответствует стацио-
нарному состоянию пожара, регулируемого вентиляцией (гл. 10), а точ-
ка С соответствует небольшому локализованному пожару, на который
не влияет любое сколько-нибудь существенное воздействие, обусловлен-
ное обратным лучистым тепловым потоком, исходящим от верхних
частей помещения. При нарастающем пожаре характер кривых R и L
будет меняться и может дойти до критической ситуации, при которой
298
чуть заметное увеличение скорости горения может вызвать существен-
ный скачок как температуры, так и самой скорости горения в точке А.
Авторы работы [399] обратили внимание на тот факт, что такого рода
поведение служит признаком наступления состояния, когда пламенем
полностью охвачено все помещение. Предложенная в работе [339]
модель используется для того, чтобы показать, как с помощью диа-
грамм, аналогичных тем, что представлены на рис. 9.5, можно объяснить
различные типы неустойчивости. Прогнозы авторов [339] о возможнос-
ти существования осциллирующих пожаров в последнее время получили
экспериментальное подтверждение [374].
9.2.2. Условия по горючему и вентиляции, необходимые
для полного охвата помещения пламенем
Хотя подробное рассмотрение полностью развитого пожара будет
проведено в гл. 10, здесь необходимо отметить один результат, а именно,
что скорость горения штабеля из древесины в помещении в условиях
ограниченной вентиляции подчиняется следующему соотношению:
m = KAwH! 72, кг/с, (9.4)
где Aw и Н - площадь и высота расположения вентиляционного проема соответ-
ственно, а К — константа (равная примерно 0,09 кг/(м5/ 2-с).
Это классический случай пожара, регулируемого вентиляцией, изу-
чался в работе [211] Авторы работы [156] провели серию эксперимен-
тов, при которых в помещении с размером 2,9x3,75x2,7 м сжигались
штабеля древесины, причем скорость горения регистрировалась непре-
рывно путем взвешивания горючего материала. Результаты этого иссле-
дования были представлены в виде графика зависимости m от AWH*72.
Было установлено, что пожары, перешедшие в режим полного охвата
помещения пламенем (т. е, в такой режим, когда пламена вырываются
через двери, и температура под потолком превышает 600°С), занимают
на таких графиках четко определенную узкую область. Эти режимы
на рис. 9.6 обозначены черными символами. При скоростях горения
менее 80 г/с (уровень,в два раза превышающий уровень, о котором со-
общалось в работе [422]) режим полного охвата помещения пламенем
не наблюдался, хотя этот предел увеличивается по мере увеличения
вентиляции в соответствии с эмпирическим выражением
miimit = 50 + 33,3AWH’72 г/ с . (9.5)
Следует отметить, что полный охват помещения пламенем не наблю-
дался при значениях параметра AWH*72, не превышавший 0,8 м2, одна-
ко, исследованию подвергся лишь ограниченный диапазон указанного
параметра, так что верхний предел для выражения (9.5) не был опреде-
лен. Как будет показано в разд. 10.1, скорость горения становится неза-
висимой от вентиляции при больших значениях параметра вентиляции
AWH*72, когда трудно четко зафиксировать переход в режим полностью
развитого пожара (т. е. полного охвата помещения пламенем).
299
200
Рис. 9.6. Представление результатов работы [156] по исслсд.палию скорости
горения при пожаре в помещении в виде зависимости скорости горения от пара-
метра вентиляции помещения AWH*/J
1 - область полного охвата помещения пламенем; 2 - горение, регулируемое
вентиляцией; 3 - горение, регулируемое расходом горючего. В качестве горючего
материала использовались штабеля деревянных брусьев различной массы. Черны-
ми символами обозначены режимы полного охвата помещения пламенем, когда
пламена вырываются из дверных проемов и температуры газов, скопившихся
под потолком, достигают уровня > 600°С (данные работы [156], воспроизве-
денные в работе [313]}
Хотя в данной работе исследование было ограничено лишь одной
высотой помещения 2,7 м, тем не менее из результатов ее следует общий
вывод о том, что до момента перерастания пожара в полный охват поме-
щения пламенем необходимо, чтобы была превышена скорость горения;
при этом предполагается, что этот уровень скорости горения поддержи-
вается некоторый период времени. В самом деле, отдельные предметы
мебели при пожаре могут привести к полному охвату пламенем поме-
щения, если скорости горения этих предметов достаточно высоки [30],
[217]. В частности, по данным работы [30], полный охват помещения
пламенем был вызван возгоранием отдельного кресла, состоявшего из
полиуретанового блока, отделанного акриловым покрытием, имити-
рующим мех. Полный охват помещения пламенем (при интенсивности
лучистого теплового потока 20 кВт/м2 на уровне пола) наступил через
280 с после начала возгорания кресла. Пиковое значение скорости горе-
ния было равно 150 г/с. Вспыхнувшее кожаное кресло также обнаружи-
ло большую скорость горения, пиковое значение которой составило
112 г/с, но срок горения был недостаточно большой, так что не был
достигнут уровень интенсивности лучистого теплового потока, соответ-
ствующий критерию полного охвата помещения пламенем.
300
1
Рис. 9.7. Модель начального этапа пожара в закрытых помещениях до полного
охвата их пламенем, разработанная в работе [ 239]
1 - температура внешней среды Та; 2 - слой раскаленных газов; 3 - температу-
ра Т; 4- факел пламени; 5- нейтральная плоскость
В то время как концепция предельной скорости горения для на-
ступления полного охвата помещения пламенем основана на данных,
наблюдаемых при эксперименте, представляется, что логично анализи-
ровать критические скорости тепловыделения внутри помещения, осо-
бенно если исходить Из модели Томаса, согласно которой полный охват
помещения пламенем представляет собой явление термической неустой-
чивости [399]. Этот подход получил дальнейшее развитие в работе
[239], где была проанализирована модель, разработанная ранее в работе_
317]. Элементарное уравнение теплового баланса в работе [239] было
применено к слою раскаленных газов, скопившихся под потолком
(рис. 9.7), в следующем виде:
Qc - rhgCp(T — То) + Qloss , (9.6)
где Qc - интенсивность тепловыделения пламени пожара, с помощью которой
описывается вся тепловая энергия, воспринимаемая верхним слоем; Q]oss ~ интен-
сивность теплоотвода от слоя раскаленных газов, скопившихся у потолка, к гра-
ницам помещения за счет излучения и конвекции; Т и То — температуры слоя
раскаленных газов и окружающей помещение атмосферы соответственно; Ср и
nig - теплоемкость и массовый расход газа, покидающего помещение, соответст-
венно.
Принимается, что слой газов хорошо перемешан, и температура в
нем распределена равномерно.
Хотя интенсивность Qloss состоит из нескольких слагаемых, тем
не менее ее можно аппроксимировать следующим выражением [399] :
301
Qloss-hkAT(T-T0) , (9.7)
где — эффективный коэффициент теплоотдачи; Ар — соответствующая площадь
внутренней поверхности [ 239].
Подставляя (9.7) в (9.6), после преобразований получим
АТ _ Qc/(cpTorhg) (9.8)
То 1 + hkAT/ (cpriig)
Массовый расход газа, покидающего помещение над нейтральной плос-
костью (см. рис. 9.7, разд. 10.1), можно аппроксимировать выражением,
разработанным в [344] применительно к воздушному потоку, индуци-
рованному небольшим пожаром
mg = -- CdAwH‘'2 p0(2g -^° (1-~))1/2(1-^)3'2 , (9.9)
3 1 1 н
где h 0 — высота нейтральной плоскости; Сц — коэффициент расхода.
Применительно к целям данного исследования (см. ниже) выраже-
ние (9.9) можно свести к пропорциональному соотношению
~ g1 /2 До AWH’/2 , (9.10)
Где g = 9,81 м/с и р0 — плотность воздуха окружающей среды.
Выражение (9.8) может быть далее представлено в более общем
виде, при котором отношение (ДТ/Т0) задается как неявная функция
двух безразмерных комплексов, а именно:
= f (-------9с----------------hk^T__________) (9.11)
То g1 /2 (cpPo)TQAwH'/2 g1 /2 (cpPo)AwH’72
или
_^I=CXNXM, (9.12)
где Xj и Х2 представляют собой два безразмерных комплекса в выраже-
нии (9.11), а константа С и показатели степени N и М надлежит опреде-
лить из экспериментальных данных.
Авторы работы [239] проанализировали данные более сотни экспе-
риментальных пожаров (из восьми серий испытаний, включающих
несколько типов горючих веществ), при которых были достигнуты
стационарные скорости горения, но температуры верхнего слоя газов не
превышали 600°С. При температуре свыше 600°С в пределах слоя газов
может возникать перемежающееся пламенное горение, кроме того, при
этих условиях многие из заложенных в модель допущений не соблю-
302
даются. Для того чтобы можно было придать этим данным форму,
предусмотренную выражением (9.12), необходимо получить соответ-
ствующие значения для величины hfc, которая зависит от длительности
пожара и тепловых характеристик границ помещения. Пусть длитель-
ность пожара равна характеристическому времени tc > tp, где tp —
время проникания тепла через ограждение (tp = S2 /4d), где а — коэф-
фициент температуропроводности (k/ре), ад — толщина ограждения
[см. выражение (2.33) и последующие за ним]. Тогда hfc можно аппрок-
симировать следующим образом:
hk = k/6 ,
(9.13)
где к — коэффициент теплопроводности материала, из которого построены ограж-
дающие конструкции (это означает, что тепло передается через ограждения во
внешнюю среду в квазистационарном режиме).
Если, с другой стороны, окажется, что tc < tp, то ограждение будет
накапливать тепло во время пожара, и потери тепла через внешнюю
поверхность будут незначительны. Обычно для проведения дальнейшего
анализа требуется подробное решение уравнений нестационарной тепло-
проводности (разд. 2.2.2), но можно добиться упрощения задачи, если
заменить 5 на величину (atc)1 >г, являющуюся эффективной толщиной
облицовочного материала, который во время пожара подвергается
значительному нагреванию (здесь уместно напомнить понятие терми-
ческой толщины). При таких условиях
___к_____= f_k£c_V/2
(atc)1/2 t
(9.14)
Если границы помещения покрыты различными отделочными мате-
риалами, то в таком случае для получения обобщенного значения hfc
необходимо провести учет этого обстоятельства путем определения
вклада каждой области: если стены и потолок изготовлены из одного
материала, то для стен используется буква W, а для потолка буква С;
если пол изготовлен из другого материала, то для пола используется
буква F в таком случае при tc >tp:
_*W£+_Af _k_F_ , (915a)
Ay 8\v £ At 8p
при tc < tp
)> n , (9156)
at tc at tc
где Ат— общая площадь внутренней поверхности помещения.
Было установлено, что экспериментальные данные удовлетвори-
тельно согласуются с формулой (9.12). После проведения множествен-
303
Рис. 9.8. Корреляция между температурами газа в верхней части
комнаты и двумя безразмерными переменными (без учета вкла-
да пола). Прямая линия является результатом аппроксимации по
методу наименьших квадратов экспериментальных данных вось-
ми серий испытаний [ 239]
ного регрессивного анализа с логарифмом выражения (9.12) были най-
дены константы N и М. Характер корреляции между Т и безразмерными
константами N и М немного видоизменяется в зависимости от того,
учтены ли при анализе характеристики пола или нет, хотя при учете и
без учета этих характеристик корреляция остается удовлетворитель-
ной. На рис. 9.8 показана корреляция между ДТ и безразмерными пе-
ременными X] и Xj в том случае, когда не учтены характеристики пола.
В работе [239] было предложено следующее выражение для ДТ:
ДТ = 480Х]/3 Х^1'3 . (9.16)
В этом выражении То необходимо положить равным 295 К. Авторы
[239] полагают, что значительного нарушения корреляции ДТ и без-
размерных переменных X] и Х2 не возникнет, если проигнорировать
теплоотвод полом помещения при условии, что термические характе-
ристики пола и покрытий стен и потолка сопоставимы.
Выражение (9.16) можно использовать для оценки размера пожара,
необходимого для его перерастания в полный охват помещения пламе-
304
нем. Если в качестве заниженного критерия для температуры верхнего
слоя газа при начале полного охвата помещения пламенем принять
подъем температуры 500 К (сравни [154]), то при подстановке Х2 и
Х2 в выражение (9.16) [см. выражение (9.11) для Xt иХ2] после пре-
образования получим:
АТ
Qc= [g1/2(cpPo)T2o (—--)3]1'2 (hkATAwH1/2)1/2 . (9.17)
С учетом того, что ДТ = 500 К при соответствующих значениях g и др.,
можно написать
QFO = 610(hkATAwH1/2)1/2 ,
(9.18)
где Qpo — интенсивность тепловыделения, необходимая для поддержания темпе-
ратуры раскаленного слоя газа на уровне ~500°С (под потолком), кВт.
Среднеквадратическая зависимость, приведенная выше, означает,
что при увеличении любого из параметров hk, Ay или Aw на 100 % для
перерастания пожара в полный охват помещения пламенем достаточно
(в соответствии с указанным критерием) увеличения тепловыделения
всего лишь на 40 %.
Влияние изменения термических характеристик материалов, из
которых построены стены помещения, показано на рис, 9.9. Для обли-
цовочных материалов с хорошими изолирующими характеристиками,
таких как волокнистая плита или распмряющийся полистирол, интен-
сивность тепловыделения, которая достаточна для перерастания пожара
в полный охват помещения пламенем, значительно снижена, даже при
допущении о том, что облицовочные материалы являются инертными
и при игнорировании их вклада в интенсивность тепловыделения.
Приведенные выше корреляции основаны на ограниченном объеме
данных. Их вряд ли можно распространить на быстро нарастающие по-
жары в больших помещениях, существенно отличающихся по размеру
и форме от тех помещений, для которых была установлена приведенная
корреляция. Следует отметить, что хотя дна массива данных бьгли по-
лучены в мелкомасштабных экспериментах, остальные массивы данных
относятся к экспериментам, проведенным в помещениях, близких по
форме к кубу, с высотой,менявшейся в диапазоне 2,4±0,3 м. В приве-
денных корреляционных выражениях высота помещения по существу
не входит; она заложена в параметр Aj. Выражение (9.18) не должно
применяться к удлиненным помещениям. Оно, вероятно, не применимо
к помещениям с ограниченной вентиляцией, для которых допущение
о равномерном распределении температуры внутри припотолочного слоя
уже не выдерживается [286]. Следует также учесть, что данные, по ко-
торым была установлена корреляционная зависимость, были получены
при экспериментальных пожарах с очагом, расположенным в центре
помещения. Если очаг пожара окажется рядом со стеной или в углу по-
мещения, то в таком случае минимальная скорость горения, при кото-
рой может произойти полный охват помещения пламенем, уменьшится
по причинам, рассмотренным в разд. 4.3.3. Это иллюстрируется резуль-
татами, полученными в работе [228], в которой изучались экспепимен-
20 -176
305
Рис. 9.9. Семейство кривых зависимости интенсивности тепловыделения,
необходимого для полного охвата помещения пламенем (согласно выра-
жению (9.18)), от параметра вентиляции AWH*для различных матери-
алов поверхности стен помещения (размером 4x4 м при высоте 2,4 м)
1 - кирпич; 2 - ДСП; 3 - сухая штукатурка; 4 - слоистая теплоизо-
ляционная плита; 5 - расширяющийся полистирол. Принимается, что
материалы покрытия инертны и являются термически толстыми, причем
характеристическое время пожара должно быть принято tc = 1000 с
[239]
тальные пожары, как полномасштабные, так и в четвертном масштабе
от реальных размеров помещений. Соответствующая информация
подытожена в табл. 9.1.
Выражение (9.18) дает инженеру приближенный метод, с помощью
которого можно получить оценку снизу размера пожара, который может
перерасти в полный охват помещения пламенем. Однако применение
этого метода требует данных интенсивности тепловыделения во время
горения отдельных предметов или группы их помещений, так как Qfq
может достигнуть критического уровня лишь при условии, что пожар
306
Таблица 9.1. Изменение Qfq в зависимости от расположения
очага пожара*
Местоположения очага пожара I Qpp, кВт
В центре 47 5
Рядом со стеной 400
В углу 340
* Пожары были организованы в помещении Зх 3x2,3 м, где последней цифрой
обозначена высота помещения [ 228].
распространился на несколько предметов. Данные о массовой скорости
выгорания изолированных предметов в помещениях весьма ограничены
[30]. Это относится и к соответствующим данным пожаров на открытом
месте [254], хотя по поводу пожаров последнего вида могут возразить,
что ввиду отсутствия в этом случае обратного лучистого теплового по-
тока от верхних частей помещения, использование данных такого рода
неправомерно. В работах [30], [91] утверждается, что влияние указан-
ного лучистого теплового потока вплоть до полного охвата помещения
пламенем незначительно, в то время как в работе [9] сообщается, что
непосредственно перед полным охватом помещения пламенем происхо-
дит увеличение скорости горения отдельных предметов на 150-200 %.
Сбор данных о скоростях горения отдельных предметов и предметов
домашнего обихода, которые обнаруживаются в зданиях, мог бы ока-
заться полезным для проведения первоначальной оценки возможности
возникновения полного охвата помещения пламенем (см. работы [25],
[28], [313]). Соответствующие данные включены в табл. 9.2, хотя
некоторые данные, представленные в виде скоростей выгорания, следо-
вало бы выразить через интенсивность тепловыделения для последую-
щего использования в совокупности с выражением (9.18).
Эти данные внесут некоторую неопределенность, так как данные
о теплоте сгорания, приводимые в технической литературе, относятся
к явлениям, где имеет место полное окисление. Данных накоплено еще
недостаточно для проведения обобщения по эффективности горения
внутри помещения. Эффективность горения внутри помещения будет
меняться в зависимости от характера горючего материала и условий
вентиляции.
На рис. ,9.10 сравниваются результаты расчета по формулам (9.5)
и (9.18) для экспериментов, описанных в работе [ 156] и результаты
которых составили одну из баз данных работы [239]. Кривой 1 на
рис. 9.10 представлена интенсивность тепловыделения Qpg = m]imitAHc,
где riijimit вычисляется на основе формулы (9.5), в качестве ДНС
принимается теплота сгорания летучих продуктов (~15 кДж/г). Кри-
вая 3 рассчитывалась по формуле (9.18). Значительное расхождение
между кривыми 1 и 3 возникает из-за заниженного уровня, принятого
для температуры потолка при наступлении полного охвата помещения
пламенем (ДТ = 500 К), в то время как, по данным работы [156], это
наблюдалось при более высокой температуре 600°С (~ДТ ~600К).
Если же положить при расчете по формуле (9.18) ДТ = 600 К, то полу-
ченная на основании этого подхода кривая 2 сильно сближается с кри-
307
Таблица 9.2. Данные о скоростях горения различных
предметов в помещениях
Очаг пожара Скорость Максимальная Литература [-
выгорания, г/с интенсивность тепловыделения, МВт/м2
Контейнер, содержащий отхо- ды, объемом 18-40 л 6 - [313]
То же, объемом 7 0— 120 л 6 — [313]
Обитые кресла1 25-150 0,37-72,5 [25]
[28]
[313]
Кровати1 Сложенная в штабель дере- вянная тара высотой, м: 140 — [313]
0,5 — 1,42 (к 1 м2 площади пола) [10]’
1,5 — 5,2 [Юр
3 — 10,7 [10]2
Штабель почтовых мешков высотой 1,5 м — 400 [Ю]2
Примечания: 1. Характеристики зависят от конструкции и состава мате-
риалов, используемых в изделии. При горении одного современного кресла, вы-
полненного в виде полипеноуретанового блока, пиковое значение скорости горе-
ния составило 151 г/с. При горении кресел с традиционной обивкой скорость горе-
ния, вероятно, не превышает значения m = 60 г/с. Характер материала обивки и
наличие подкладки может внести значительные поправки в эту цифру [25], [441].
2. Приведенные значения интенсивности тепловыделения относятся к единице
площади пола. В работе [ 10] приведены данные по различным очагам пожара,
характерным для складских помещений промышленных предприятий.
вой 1. Как и следовало ожидать, формула (9.18), как уже указывалось
ранее, дает оценку критической интенсивности тепловыделения.
В связи с задачами, связанными с определением теплоты сгорания
изделий и предметов, состоящих .из составных элементов, таких, как
обитые кресла и т. д., возникает необходимость разработки средств
определения интенсивности тепловыделения при горении различных
предметов мебели. В настоящее время ведутся исследования в США
[28] и в Швеции [428] (разд. 1.2.3) по созданию таких методов.
9.2.3. Факторы, влияющие на время наступления
полного охвата помещения пламенем
Поскольку длительность начального этапа пожара до полного охвата
помещения пламенем имеет непосредственное отношение к обеспече-
нию безопасности людей, существенное внимание уделяется знанию
параметров горючих и условий вентиляции, которые влияют на скорость
нарастания пожара. При реализации главной научно-исследовательской
программы (названной ’’Программа домашних пожаров”) [100], про-
веденной Гарвардским университетом и компанией ’’Фэктори Мьючел
Ресерч Корпорейшн” (FMRC), были получены обширные данные по
нарастанию полномасштабного пожара в полностью меблированной
спальне. Эта программа послужила импульсом для проведения дальней-
308
2000
о
0-5 VO
20
Рис. 9.10. Сравнение результатов расчета по формулам
(9.5) и (9.18) применительно к данным работы [156]
1 - по формуле (9.5) и при значении теплоты сгорания др&
весины, равной 15 кДж/г; 2 - по формуле (9.18) при
h КАТ = 2,03 кВт/K (с учетом пола) и ДТ = 600К в фор-
муле (9.17); 3 - по формуле (9.18) при hKAT =
= 2,03 кВт)К (с учетом пола)
шего изучения многих факторов, которые, по мнению исследователей,
вносят вклад в нарастание пожара [315], и позволила приступить к раз-
работке сложных математических моделей различных режимов пожара
[263]. И тем не менее существует такое многообразие различных пара-
метров, которые могут влиять на процесс развития пожара, что трудно
определить наиболее существенные из них. Систематическое изучение
всех переменных требует проведения весьма значительного числа экспе-
риментов. Пожарная комиссия (W14) Международного Совета по делам
строительства предприняла такого рода программу в конце шестидеся-
тых годов, в которой приняли участие девять научно-исследовательских
лабораторий, расположенных по всему миру [в Японии, Нидерландах,
Австралии, США (FMRC и Национальное бюро стандартов), Великобри-
тании, Германии, Канаде и Швеции ].
Организационный секретариат, который располагался в пожарно-
исследовательской станции в Великобритании, координировал как
экспериментальную программу, так и сбор и анализ результатов экспе-
риментов [170]. Было принято решение проводить испытания с исполь-
зованием масштабных помещений, а в качестве очага пожара применять
штабеля древесины, при этом должно было прослеживаться влияние
на процесс развития пожара изменений каждой из восьми переменных,
перечисленных в табл. 9.3.
309
Таблица 9.3. Исследования Международного Совета по делам
строительства начального этапа пожара до полного охвата
помещения пламенем1
Переменная | Уровень 1 J Уровень 2
Форма помещения2 Положение источника зажигания3 Высота очага горючего материала Степень раскрытия вентиляционных проемов Средняя плотность горючего материала Непрерывность или дискретность очагов пожара Материал облицовки стен и потолка4 Площадь сечения источника зажигания3 1x2x1 2x1x1 Задний угол Центр 160 мм 320 мм На всю ширину На четверть ширины Штабель сложен из деревянных брусьев квадратного поперечного сечения, рас- положенных с шагом 20 мм 60 мм Один громадный 21 маленький штабель штабель Отсутствует обли- Жесткая ДСП цовка 16 см2 144 см2
1 В качестве горючего материала использовались брусья из бука, уложенные в
штабеля. Сечение брусьев — квадрат со стороной 20 мм. Влажность брусьев состав-
ляла 10 %.
2 Приведенные цифры необходимо понимать так: ширина х длина х высота
(в метрах).
3 В качестве источника зажигания использовался поддон со спиртом.
4 Внутренняя поверхность помещения (не покрытая облицовкой) была по-
крыта асбестовыми листами.
Каждая переменная изучалась на двух уровнях. Всего было проведе-
но 28 = 256 испытаний, между девятью научно-исследовательскими
лабораториями; это число было распределено по случайному закону,
причем каждое испытание дублировалось, кроме того, лабораториями
FMRC и Национального бюро стандартов были проведены дополнитель-
ные испытания. При описании каждого эксперимента-регистрировались
времена, необходимые для того, чтобы происходили следующие собы-
тия, а именно:
tj —' время, необходимое для того, чтобы пламена достигли потолка;
t, — время, необходимое для перехода медленного распространения пожара
к быстрому его распространению по верхней поверхности штабеля (штабелей);
t3 - время, необходимое для того, чтобы пламя охватило целиком верхнюю
поверхность штабеля или верхние поверхности штабелей.
Последнее время t3 было принято за время перерастания пожара
в полный охват помещения пламенем [170]. Проведенный множест-
венный регрессионный анализ результатов позволяет сделать следующие
выводы:
1. Влияние формы помещения на t3 незначительно.
2. t3 лишь слабо зависит от размера вентиляционного проема и не-
прерывности (в геометрическом смысле) очагов пожара, хотя на влия-
нии последнего фактора, может быть, в некоторой степени сказались
конкретные условия лабораторных испытаний.
3. Большую чувствительность t3 проявляет к положению и площади
сечения источника зажигания, высоте очага горючего материала и харак-
теру материала облицовки стен и потолка. Следует отметить, что послед-
310
ний из перечисленных факторов не является важнейшим. Рассматривае-
мые ниже факторы относятся к факторам, имеющим влияние первого
порядка (взаимное влияние факторов будет рассмотрено после этого).
а. Источник зажигания. Время t3 уменьшается при центральном
расположении источника зажигания, так как площадь, охваченная пожа-
ром на начальном его этапе в этом случае нарастает быстрее. Подобно
этому большая площадь сечения источника зажигания сокращает время
t3, так как в момент зарождения пожара в процессе горения вовлечена
большая площадь очага пожара.
б. Высота очага горючего материала. При высоком расположении
очага пожара пламена достигают потолка быстрее, тем самым способ-
ствуя распространению пожара на раннем этапе по возгораемым по-
верхностям.
в. Средняя плотность горючего материала. По штабелям с большим
шагом расположения брусьев в рядах пожар распространяется быстрее
(разд. 7.3), так как диаметр пожара увеличивается с большей скоростью,
и полный охват помещения пламенем наступает гораздо раньше. Приме-
нительно к реальному пожару это соответствует распространению пламе-
ни между соседними предметами с низкой теплоемкостью.
г. Материал облицовки стен и потолка. Хотя возгораемый облицо-
вочный материал уменьшает время, необходимое для полного охвата
помещения пламенем, тем не менее эта не самая важная переменная,
влияющая на это время. В работе [70] отмечалось, что при полномас-
штабном пожаре помещения при центральном расположении источника
зажигания возгораемая облицовка стен не охватывается огнем до тех
пор, пока пожар не разовьется в достаточной мере (после того, как
языки пламени лизнут потолок).
Отмечалось несколько важных факторов взаимного влияния, оче-
видность некоторых следует из интуитивных соображений. Самым важ-
ным из таких факторов является взаимное влияние положения источни-
ка зажигания и характера облицовочного материала. Время полного
охвата помещения пламенем резко уменьшается, если облицовочный
материал является возгораемым и охватывается огнем в результате не-
посредственного зажигания от источника воспламенения, расположенно-
го в углу. Аналогично этому имеет место взаимодействие, хотя менее
ярко выраженное, между двумя другими переменными: между высо-
той очага и его средней плотностью. Хотя эти результаты относятся к
мелкомасштабным испытаниям, перенесение их на реальные пожары
вполне очевидно.
Дополнительный фактор, который может влиять на время перехода
к полному охвату помещения пламенем, является тепловая инерция
(крс) пола, потолка и стен помещения (см. рис. 9.9). Впервые об этом
было сообщено в пятидесятых годах после проведения некоторых круп-
номасштабных испытательных пожаров на пожарно-исследовательской
станции в Великобритании. Речь шла о пожаре помещения площадью
4,5 м2 при высоте 2,7 м, в котором была расставлена деревянная мебель
при плотности пожарной нагрузки 22 кг/м2. Время, необходимое для
полного охвата помещения пламенем, резко менялось в зависимости от
плотности материала облицовки стен, как это видно по данным, приве-
денным в табл. 9.4 [204].
311
Таблица 9.4. Зависимость времени t, необходимого для полного охвата
помещения пламенем от плотности материала облицовки стен [ 204]
Материал поверхности стен Р Плотность1, кг/м3 J t, мин
Кирпич 1600 23,5
Легкий бетон А 1360 23,0
Легкий бетон В 800 17 0
Напыленное асбестовое покрытие 320 8,02
Волокнистая теплоизоляционная плита3 ~ 300 6,75
1 Подробные данные, касающиеся параметров кис, отсутствуют, что позво-
лило подсчитать тепловую инерцию. Тем не менее плотность сама по себе является
адекватным показателем.
2 Повторение этого эксперимента при том же материале поверхности стены,
которая была полностью просушена во время первого испытания, дало время t =
= 4,5 мин.
3 Этот возгораемый облицовочный материал включен для проведения срав-
нения. Плотность этого материала не приводится, но делается замечание о том, что
напыленное асбестовое покрытие было взято в связи с тем, что оно обладает той
же плотностью и теплопроводностью, что и волокнистая теплоизоляционная пли-
та [203].
Аналогичные результаты были получены при проведении мелко-
масштабных экспериментальных пожаров помещений в работе [290].
Ограниченные свидетельства в пользу влияния тепловой инерции были
найдены в некоторых дополнительных экспериментах, проведенных в
лаборатории Национального бюро стандартов в рамках общей ’’Про-
граммы Международного совета по делам строительства” [170]. В не-
давно опубликованной работе [398] высказывается предположение,
что время, необходимое для полного охвата помещения пламенем,
прямо пропорционально корню квадратному из тепловой инерции,
но для быстро нарастающего пожара эта зависимость менее ярко вы-
ражены.
Следует отметить, что значение этого фактора для развития пожара
в зданиях может оказаться преувеличением. Необходимость сохранения
тепла в помещениях приводит к устройству усиленной теплоизоляции
во всех типах зданий. Однако можно говорить о заметном влиянии
теплоизолирующего материала на время, необходимое для полного
схвата помещения пламенем, только в том случае, когда изоляцион-
ный материал (с низкой тепловой инерцией крс) используется для
внутренней поверхности помещения. В обычном же случае изоляцион-
ный материал защищен от прямого теплового воздействия, по край-
ней мере, слоем сухой штукатурки; таким образом слой изоляции не
будет существенно влиять на время, необходимое для полного охва-
та помещения пламенем, при условии, что время теплового проника-
ния tp защитного слоя больше характеристического времени пожара
tc в соответствии с определениями работы [239]. С другой стороны,
для изоляции характерны тенденция к ужесточению процесса пол-
ностью развитого пожара (разд. 10.3) .
312
9.2.4. ФАКТОРЫ, ВЛИЯЮЩИЕ НА НАРАСТАНИЕ ПОЖАРА
Результаты экспериментов, выполненные по рассмотренной в пре-
дыдущем разделе программе, мало пополнили информацию, касаю-
щуюся распространения пожара от одного компактного очага к дру-
гому в условиях реального пожара, несмотря на то, что среди экс-
периментов были пожары штабелей деревянных брусьев, проведен-
ных в мешкомасштабных помещениях, что непрерывность очагов ме-
нялась от пожара изолированного штабеля до пожара большого числа
мелких штабелей. Если предмет, загоревшийся первым, будет не в
состоянии выделить (и некоторое время поддерживать) необходи-
мое тепло для обеспечения перехода к полному охвату помещения
пламенем, то для доведения пожара до полного охвата помещения пла-
менем потребуется вовлечение в процесс других очагов пожара. Только
таким путем можно добиться увеличения скорости горения.
Возгорание рядом находящегося предмета будет зависеть от расстоя-
ния его от уже загоревшегося предмета. Он может располагаться доста-
точно близко и иметь подходящую для непосредственного воздействия
пламени конфигурацию (разд. 4.3.3), но если это невозможно, то пожар
может перекинуться на соседний предмет только за счет срабаты-
вания механизма лучистого теплообмена. Этот вопрос был перво-
начально рассмотрен в работе [383], автор которой показал, что лу-
чистый тепловой поток, порожденный огнем, охватившим обычное
обитое кресло, может вызвать возгорание хлопчатобумажной мате-
рии на расстоянии 0,15 м, в то время как горящий гардероб может
вызвать возгорание такой же материи на расстоянии 1,2 м. Как ука-
зывают авторы работы [290] на основании серии полномасштабных
испытаний, огонь не перебросится от изолированного обитого кресла
к соседнему, если они будут удалены друг от друга на расстояние более
30 см. Однако это слишком обобщающее утверждение, так как про-
цесс распространения пожара должен определяться как свойствами
горящего предмета, так и свойствами предмета, на который может
перекинуться огонь. В работе [125] и в более поздней работе [27]
делается попытка построить после распределения лучистого потока
вокруг предметов горящей мебели, начиная от сложенных стульев и
кончая складскими шкафами. Было установлено (и в этом не было
ничего неожиданного), что лучистый тепловой поток, действующий на
определенном расстоянии, зависит от интенсивности горения. Быстро
горящие предметы могли обеспечивать значительные лучистые тепло-
вые потоки на расстоянии до 1 м от передней кромки пламени. На
рис. 9.11 представлено распределение лучистого теплового потока в
окрестности больничной кушетки (плетеный каркас, материал ку-
шетки — полипеноуретан, покрытый синтетическим материалом из
полипропилена) в момент, когда горение достигло пикового состоя-
ния, в зависимости от расстояния от передней кромки и высоты над
платформой, на которой размешалась кушетка. В принципе такого
рода данные могут быть получены для всех видов мебели. Эти дан-
ные можно сравнить с возгораемостью материалов тех предметов, на
которые может перекинуться пожар. Возможной формой такого срав-
нения может быть выражение теплового потока, необходимого для
вынужденного зажигания за определенный промежуток времени
(скажем, за 40 с). Хотя значение соответствующего теплового пото-
313
РАССТОЯНИЕ ДО ПЕРЕДНЕЙ КРОМКИ ПЛАМЕНИ, М
Рис. 9.11. Распределение лучистого теплового потока при раз-
личных высотах в окрестности горящей кушетки при макси-
мальной интенсивности горения (кушетка с плетеным карка-
сом, материал кушетки — полипеноуретан, покрытый синтети-
ческим материалом из полипропилена) [ 27 ]
ка будет существенно зависеть от термических характеристик материала,
на который может перекинуться пожар (разд. 6.3), автор работы
[27] пришел к заключению, что если предмет, на который может
перекинуться пожар, будет находиться на расстоянии более 1 м от
горящего обитого кресла, возгорание вряд ли произойдет. Даже для
наиболее быстро горящих предметов мебели лучистый тепловой поток,
который превышал бы 20 кВт/м2, не был обнаружен за пределами
0,88 м от источника пожара. Такого рода информация необходима
для того, чтобы можно было оценить возможность потенциальной угро-
зы распространения пожара от одного комплекта горючего материала
к комплекту, который находится рядом. В настоящее время сохра-
няется необходимость в использовании эмпирических данных, хотя
возможно применение теоретического подхода, описанного в первых гла-
вах книги, для вычисления скоростей горения и лучистого теплового
потока, исходящего от пламени над горящими предметами
(разд. 4.4.1). Конечно, все еше требуется исполнительная информация
этого типа, но в сочетании с данными о зажигаемости различных мате-
риалов возможна более верная точка зрения анализа вероятностей
полного охвата помещения пламенем.
314
ЗАЖИГАНИЕ
ВРЕМЯ, С
Рис. 9.12. Нарастание пожара по закону квадратной парабо-
лы от момента окончания начального периода зарождения
пожара (t = tt) в соответствии с формулой (9.19) для двух
коэффициентов нарастания пожара: а; = 0,1 кВт/c1 и а,- =
= 0,01 кВт/с1 (175]
Однако нарастание пожара от первоначально возгоревшего предмета
может произойти путем непосредственного распространения огня на
соседние предметы. Скорость нарастания пожара частично увеличится,
если пожар перекинется на вертикальные поверхности помещения или
если существует конфигурация, которая способствует сохранению теп-
ла в окрестности горяших поверхностей, например при перекрест-
ном тепловом излучении. Примерами такой ситуации могут быть воз-
горание под кроватью или в углу или между дву мя близко располо-
женными предметами мебели такими, как кровать или гардероб [267].
Важную роль могут играть и другие факторы: термопластики могут
плавиться и течь, создавая пожары жидких продуктов, которые могут
распространиться на другие возгораемые предметы. При определенных
условиях загоревшиеся потолочные плиты, изготовленные из расширяю-
щегося полистирола, могут расплавиться и потечь, образуя дождь из
горяших капель расплавленного полимерного материала, падаюших
на поверхности, расположенные ниже. Эти явления вполне понятны,
но дать им количественную оценку трудно.
Несмотря на эти неопределенности, было установлено, что скорости
развития многих пожаров от первоначального периода зарождения по-
жара аппроксимируются законом квадратной параболы [175]:
Q = af(t - t0)2,
(9-19)
315
где af - коэффициент нарастания пожара, кВт/с2 ; t0 - дительность первоначаль-
ного периода зарождения пожара, с.
Схематическое представление об этом можно получить по рис. 9.12.
Коэффициент а, по-видимому, лежит в диапазоне от 10~3 для очень
медленно развивающихся пожаров до 1 кВт/с2 для очень быстро раз-
вивающихся пожаров. Длительность начального периода зарождения
t0 будет зависеть от характера источника зажигания и его расположе-
ния. Тем не менее в настоящее время становятся доступными данные
о скоростях нарастания пожара отдельных предметов мебели (обитых
кресел, кроватей и т.д.), которые можно оценить с помощью приве-
денных параметров [28], [30].
Глава 10
ЭТАП ПОЖАРА, СЛЕДУЮЩИЙ ЗА ПОЛНЫМ ОХВАТОМ
ПОМЕЩЕНИЯ ПЛАМЕНЕМ
После наступления полного' охвата помещения пламенем внешние
поверхности всех возгораемых предметов в комнате, где возник пожар,
будут охвачены огнем, интенсивность тепловыделения будет нарастать,
достигая максимума, что приведет к высоким температурам (см.
рис. 9.1), которые могут достигать 1100°С. Высокие температуры
будут поддерживаться до тех пор, пока интенсивность образования вос-
пламеняемых летучих продуктов не начнет уменьшаться в результате
истощения горючих вешеств. Именно в этот период полностью развито-
го пожара может произойти обрушение элементов здания, обусловлен-
ное значительными термическими напряжениями. Обрушение элемен-
та конструкции может вызвать местное или более общее разрушение
конструкции здания. Термин разрушение относится также к огражде-
ниям помещения, которые могут быть, а могут и не быть несущими
конструкциями, их разрушение, однако, означало бы возможность
переброски пожара в соседние пространства путем проникания в них
пламени или мощных тепловых потоков. Отсюда и возникла концеп-
ция разделения здания на пожарные отсеки. Цель такого разделения —
наложение предела на максимальный выход из строя, который еше
допустим с точки зрения эксплуатации промышленного или хозяй-
ственного предприятия. При таком подходе здание делится на пожар-
ные отсеки, разделенные обычными стенами или противопожарными
перегородками, обладающими соответствующей огнестойкостью
(разд. 10.4).
316
Традиционно огнестойкость измеряется эмпирическим временем,
которое потребуется для доведения элемента конструкции до разру-
шения при стандартном испытании в печи [19], [62]. Первоначаль-
но такое испытание было задумано для моделирования термических
условий, которым подвержен элемент конструкции при реальном
пожаре. Однако правомерность такого подхода нуждается в проверке
в свете наших знаний процесса полностью развитых пожаров. Условия
вентиляции, природа и характер распределения и количество горючих
материалов — все это существенно влияет на продолжительность и
интенсивность пожара: понятие интенсивности развития пожара и огне-
стойкость применительно к реальным пожарам требуют четкого опре-
деления. Эти понятия будут введены и рассмотрены в последующих
разделах.
10.1. РЕЖИМЫ ГОРЕНИЯ
Первое математическое изучение процесса полностью развитого по-
мещения было проведено в конце сороковых годов в Японии. Автор
работы [211] и его сотрудники измерили скорость горения штабелей
древесины, находившихся внутри помещений при различных размерах
вентиляционных проемов. Были проведены полномасштабные испыта-
ния и испытания уменьшенного масштаба, характеристический размер
самого малого помещения был менее 1 м. Было установлено, что ско-
рость горения, кг/мин, сильно зависит от размера и формы вентиляцион-
ного проема, причем результаты весьма удовлетворительно могут быть
описаны с помощью соотношения
m = 5,5AWH1/2,
2
где Aw и Н - площадь, м , и высота, м,вентиляционного проема соответственно
(рис. 10.1).
Однако было установлено [400, 401], что эта корреляция сохраняет-
ся лишь в ограниченном диапазоне значений параметра вентиляции
AWH1//2. Обычное объяснение этого явления сводится к тому, что внутри
этого диапазона скорость горения регулируется скоростью, с которой
в помещение может поступать воздух; пожар такого рода называют
пожаром, который регулируется вентиляцией. Однако, если размер
вентиляционного проема увеличивается, в таком случае скорость горе-
ния становится независимой от размера проема, она будет в этом слу-
чае определяться площадью поверхности и характеристиками горения
горючего материала. В самом деле, было установлено, что переход
от режима пожара, регулируемого вентиляцией, к режиму пожара,
определяемого характеристиками горючего материала, зависит глав-
ным образом от площади поверхности возгораемого материала: это
впервые было подчеркнуто в работе [401] (рис. 10.2).
Параметр вентиляции AWH^2 был полуэмпирическим путем выве-
ден в работе [212]. Он может быть найден на основе аналитического
расчета течения газов, поступающих в горящее помещение и выходящих
из него. При этом необходимо сделать следующие допущения:
317
СКОРОСТЬ ВЫГОРАНИЯ Ill, КГ/МИН СКОРОСТЬ ВЫГОРАНИЯ т, КГ/МИН
ПАРАМЕТР ВЕНТИЛЯЦИИ Aw Н1/2, М5/2
Рис. 10.1. Зависимость массо-
вой скорости горения штабелей
древесины в закрытом поме-
щении от параметра вентиля-
ции AWH* '1 2 применительно к
пожарам, регулируемым вен-
тиляцией (в соответствии с
формулой (10.1))
1 - полномасшатбные испыта-
ния в помещении; 2 - испы-
тания на моделях промежуточ-
ного масштаба; 3 - испыта-
ния на мелкомасштабной мо-
дели [212]
Рис. 10.2. Зависимость массовой
скорости горения от AWH*при
больших вентиляционных проемах
при различных пожарных нагрузках
(штабеля древесины)
1-74 Н/м2; 2- 157 Щм2; 3-
294 Н)м2; 4 - 588 Н/м2; 5 -
по формуле (10.1) применитель-
но к пожару, регулируемому венти-
ляцией [401]
1. Газы в помещении ведут себя как хорошо перемешанные газы,
т.е. их свойства равномерно распределены по объему (основанием для
такого допущения может служить характер градиентов температур,
приведенный на рис. 10.3; судя по графикам, представленным на этом
рисунке, за исключением припольного уровня, градиент температур
318
потолок
потолок
потолок
Рис. 10.3. Эпюра температур при пожаре помещений (данные взяты из эксперимен-
тов, выполненных по Программе домашних пожаров [ 100])
а - этап, предшествующий полному охвату помещения пламенем (спустя 5,67 мин
после зажигания); б - начальный этап полного охвата помещения пламенем (спус-
тя 6,11 мин); в - время наблюдаемого полного охвата помещения пламенем
(спустя 7,05 мин) [ 29]
при полном охвате помещения пламенем фактически равен нулю [100].
2. Внутри помещения отсутствуют восходящие потоки.
3. Раскаленные газы уходят из помещения над нейтральной плос-
костью, а холодный воздух поступает в помещение под нею (рис. 10.4).
4. Потоки газов, поступающих в помещение и вытекающих из поме-
щения, индуицируются подъемными силами.
5. Отсутствует взаимодействие между втекающими и истекающими
газами.
Физический процесс газообмена при пожаре в помещении показан
на рис. 10.4. При известных внешнем и внутреннем давлениях горизон-
тальное течение газов, выходящих из помещения вдоль любой струи
над нейтральной плоскостью, может быть рассчитано с помощью урав-
нения Бернулли. Следуя методике, представленной в работе [29], давле-
ние внутри помещения на высоте у от нейтральной плоскости (точка 1
на рис. 10.4), будет
Pi=Po- Pigy, (10-2а)
где Ро - атмосферное давление на нейтральной оси (т.е. при у = 0).
Непосредственно над внешним контуром вентиляционного проема
в точке 2 давление истекающей струи будет равно атмосферному дав-
лению на этом уровне, т.е.
Р2=Ро-Ро8У- (10.26)
319
5 -----►
Рис. 10.4. Потоки, проходящие через вентиляционные проемы и индуцированные
подъемной силой во время полностью развитого пожара
а - вертикальное сечение, показывающее потоки, проходящие через оконный про-
ем; б - эпюра давления вне и внутри помещения [29]; 1 - нейтральная плос-
кость; 2 - эпюра скоростей в оконном проеме; 3 - эпюра давлений в окружаю-
щей среде; 4 — эпюра давлений внутри помещения; 5 - давление растет по мере
уменьшения у
(Заметим, что на нейтральной плоскости Pt = Р2 = Ро и отсутствует те-
чение газов.) Для связи условий в точках 1 и 2 можно использовать
уравнение Бернулли
---+-------=-------+------,
Pt 2 рг 2
где Vi и V2 - скорости горизонтальных потоков в двух точках.
Поскольку газовая смесь внутри закрытого помещения сильно тур-
булизована (хорошо перемешанная смесь), то Vi будет равна нулю
(отсутствует однонаправленное течение), тогда выражение (10.3) может
быть записано в виде
320
Po_2f i_gy_ = + _yL
Pi Pi 2
(Ю-4)
где принималось, иго газ, истекающий из проема в положении 2 будет иметь ту же
температуру (и плотность Р1),что и газ, находящийся в положении 1. После преоб-
разования выражения (10.4) получим
1/1
2(р0 -pi)gy
v2 = (------------г- ) .
Pi
(10.5)
Аналогичный анализ может быть проведен для входящего потока воздуха,
где
P3=Po-Pogy; (10.6а)
Р« = Рр - pagy. (10.66)
Ниже нейтральной плоскости значения ординат у — отрицательны. Если
ввести индексы F (для газов, находящихся внутри помещения) и 0 (для
окружающего воздуха), получим два следующих выражения:
2(Ро ~PF)gy V =( ) PF И (Ю.7)
2(pF -Po)gy v0 = ( ). Po (10.8)
Эти скорости обычно совсем ражения (10.7) и (10.8) могут массовой скорости потока газов. Для входящего потока незначительны, порядка 5—10 м/с. Вы- быть затем использованы для расчета
0 lilair = CdBp0 $ у°аУ- ho (Ю.9)
Для выходящего потока hF nip = CdBpF J Vpdy, о (10.10)
где - коэффициент расхода; В - ширина оконного проема, м; m - массовая скорость потока, кг/с, a hp + hp = Н, как показано на рис. 10.4.
21-176
321
Отсюда следует
Ро " pF 1/2
mair = 2/3CdB(ho)J/2Po (2g---------) J (10.11)
Ро
Ро - Рр 1/2
mF = 2/3CdB(hF)3/2p(2g ----- ) . (Ю.12)
Если общую химическую реакцию, происходящую внутри поме-
щения, можно записать в виде 1 кг горючего + г кг воздуха = (1 +
+ г) кг продуктов реакции или в более общем виде при нестехиомет-
г г
рическом горении 1 кг горючего +---кг воздуха = (1 +-----) кг
Ф Ф
продуктов реакции, где ф — поправочный коэффициент, то
mF 1 + r/ф ф
----=------------= 1 +----.
m„ir г/ф
(10.13)
Высоту нейтральной плоскости можно выразить в виде функ-
ции от всей высоты вентиляционного проема Н. Для этого из выраже-
ний (10.11) и (10.12) в выражение (19.13) подставим m и riiF
с учетом того, что hF = Н — Ьд, после преобразования получим
Н 1 + [(1 + (0/r)2)po/pF]1/3
(10.14)
Численное значение отношения Ьд/ЗН при типичных значениях
ф, г и pF составит 0,3—0,5, что совместимо с общими наблюдениями
факелов пожара, вырывающихся из вентиляционных проемов поме-
щения (рис. 10.7, б). Если приближенно принять, что rhF = rhair
(т.е. ф/г = 0), тогда подстановка Ьд из выражения (10.14) в выраже-
ние (10.11) дает
A^C^Gg)1'2*
(р0 - рр)1ро
х ( ГГ^ТрТР73!7
(10.15)
322
Поскольку отношение Ро/Рр обычно находится в диапазоне от
1,8 до 5 применительно к пожарам при полном охвате помещения пла-
менем [29], то корень квадратный из выражения, содержащего плот-
ности, может быть оценен примерно 0,21. В таком случае при р0 =
= 1,2 кг/м3, Cj = 0,7 [306] и g = 9,81 м/с2 скорость входящего потока
воздуха может быть приблизительно записана в виде
m -г<«0,52А Н1/2кг/с. (10.16)
all W
Если имеет место стехиометрическое горение в помещении (это
означает, что в выражении (10.13) ф = 1), то применительно к древе-
сине скорость горения должна быть
0 52
ГП£ * --— AWH^2 = 0,09AwH^2 кг/с = 5,5AWH^2 кг/мин,
5,7 (10.17)
поскольку в соответствии со стехиометрическим соотношением потреб-
ность в воздухе применительно к горению древесины составит 5,7 кг
воздуха/кг древесины (разд. 4.4.3)1. Заметное соответствие исходно-
му корреляционному соотношению [формула (10.1) ] должно рас-
сматриваться как случайное, если иметь в виду принятые упрощаю-
щие допущения, существенным здесь является крайняя необходимость
использования параметра вентиляции A HV2.
Однако принятые допущения о стехиометрическом характере
горения, происходящем в закрытом помещении формула (10.17),
позволяют говорить о том, что скорость горения связана со скоростью
поступающего в помещение воздушного потока. Почему это так, не
ясно. Однако известно, что в условиях ограничений скорость горения
увеличивается за счет обратного лучистого теплового потока, исходя-
щего от окружающих объектов (см. разд. 9.1 и рис. 9.2). Остается
неясным, каким образом на этом потоке могут сказаться условия
вентиляции. По всей вероятности, соотношение, заданное формулой
(10.1), носит частный характер и относится лишь к пожару штабелей
древесины, при котором горящие поверхности сильно защищены от
влияния закрытого помещения. В работах [162], [163] была разрабо-
тана эта концепция, которая сводилась к тому, что энергия, идущая
на образование летучих продуктов во время периода стационарного
горения обеспечивается главным образом за счет поверхностного окис-
ления углистого остатка внутри структуры самого штабеля. Автор работ
[162], [163] проанализировал данные, полученные на основе большого
числа пожаров штабелей древесины в закрытых помещениях; он пока-
зал, что если эти результаты воспроизвести в виде графиков зависимости
величины m/Af от величины pgV^A^yHV^Af (где Af - площадь по-
1 Поскольку углистый остаток горит сравнительно медленно, было бы более
логично принять стехиометрическую потребность в воздухе применительно к ле-
тучим продуктам древесины 4,6 кг/кг, которая в итоге даетть =6,8Aw Н1' кг/
/мин (см. разд. 4.4.3).
323
верхности горючих материалов), то в таком случае четко обнаружится
различие между режимом горения, который регулируется вентиляцией,
и режимом горения, который регулируется горючим материалом, здесь
m не зависит от параметра вентиляции (рис. 10.5). Автор работ [162],
[163] рекомендовал применять следующие выражения для различия
пожаров целлюлозосодержащих горючих (т.е. древесины или осно-
ванных на древесине материалов):
pg1/2Awii1/2
af
< 0,235,
(10.18а)
для пожаров, регулируемых горючим,
Рис. 10.5. Выделение точки перехода от режима горения, регулируемого вентиля-
цией к режиму горения, регулируемому горючим, применительно к пожару шта-
белей древесины в соответствии с формулой Ф = pg1AWH‘ (формула
(10.18)) [ 163]
1 - пожары, регулируемые вентиляцией
324
Рис. 10.6. Зависимость средних температур помещения во время периода стацио-
нарного горения применительно к модели пожаров штабелей древесины в закры-
тых помещениях от коэффициента проема. Символы относятся к различным фор-
мам помещений (см. табл. 9.3)
1- 1x2x1; 2- 2x2x1; 3- 2x1x1; 4- 4x4x1. Черные символы относятся к се-
рии из 8- 12 экспериментов {400]
Pg‘/2AW1>1/2
------------- > 0,290.
Af
(10.186)
Переход от одного режима к другому не очень четко определен
на рис. 10.5. Тем не менее, поскольку приведенные критерии относят-
ся к пожарам штабелей древесины в закрытых помещениях, примене-
ние этих критериев к реальным пожарам сомнительно (см. рис. 10.11),
В работах [162], [163] приводятся довольно убедительные соображе-
ния, относящиеся к необычным свойствам горючих материалов, напри-
мер древесины, образующих углистые остатки, но этот анализ носит
ограниченный характер, в частности, в этом анализе не учитывается об-
ратный лучистый тепловой поток, исходящий от объектов, находя-
щихся внутри помещения [391], [392].
Существенным обстоятельством является умение различать два
указанных выше режима пожара, так как пожар, регулируемый горю-
чим, менее серьезен по сравнению с пожаром, регулируемым вентиля-
цией; исключение составляет пожар при слабой вентиляции. Это иллю-
стрируется и данными, полученными при реализации международной
программы мелкомасштабных испытаний, координируемых Между-
народным советом по делам строительства и рассчитанных на изучение
фактора, которые влияют на режим полностью развитого пожара [400]
325
(см. разд.' 10.2). На рис. 10.6 приводятся данные о зависимости сред-
ней температуры газа внутри закрытого помещения во время ряда пол-
ностью развитых пожаров от отношения Ат/А^Р/2, где _ площадь
стен и потолка закрытого помещения без площади вентиляционных
проемов Aw. Значения отношения А /А HV2, меньшие 8—10 м~1/2,
соответствуют пожарам, регулируемым горючим.
В режиме пожара, регулируемс го горючим, избыток воздуха, по-
ступающего в помещение приводит к снижению температуры. Момент
перехода одного режима в другой зависит от соотношения между m —
интенсивностью выхода летучих продуктов горючего, кг/с, т.е. ско-
ростью горения, — и скоростью поступающего воздушного потока,
кг/с. В идеальном случае если
m > in • Jr, (10.19)
dll
где г — стехиометрическое соотношение воздуха к горючему
(разд. 1.2.3), a mair задается по формуле (10.16), то горение будет
регулироваться вентиляцией. Аналогично этому пожар будет регу-
лироваться горючим, если
rh < гл • /г. (10.20)
dll
Хотя при этом подразумевается, что скорость реакции между ле-
тучими продуктами горючего и кислородом воздуха — бесконечно
большая величина. Что это не так, иллюстрируется тем фактом, что
пламена существуют на выходе из вентиляционного проема даже при
пожаре, регулируемом горючим, т.е. отношение интенсивности поступ-
ления воздуха к интенсивности выделения летучих, продуктов не-
сколько превышает стехиометрическое отношение г [162], [401].
10.2. РЕЖИМ ПОЛНОСТЬЮ РАЗВИТОГО ПОЖАРА
Вначале усилия по изучению пожаров в закрытых помещениях
были связаны с применением штабелей древесины в качестве очага.
Это объясняется тем, что с помощью такого средства достигалась
воспроизводимость пожаров. Однако, как ранее отмечалось, горя-
щие поверхности сильно были защищены от воздействия внешней
среды внутри закрытого помещения и вследствие этого скорость горе-
ния была относительно нечувствительна к термическим условиям внеш-
ней среды. Авторы работы [406] указывали, что необходимо рассмот-
реть третий режим горения, при котором скорость будет регулировать-
ся структурой штабеля; этот режим будет иметь место лишь при значи-
тельной плотности горючего материала штабеля (разд. 5.2.26).
Таким образом, взаимосвязь между скоростью горения и проник-
нованием воздуха, которая подразумевалась в соотношении (10.1),
предложенном в работе [211], является по крайней мере следствием
необычных характеристик горючести, свойственных очагу пожара дан-
ного типа. При использовании реальных пожарных нагрузок, особенно
326
если они не связаны с целлюлозными материалами, нет причин, в силу
которых такая связь должна существовать. Это обстоятельство обна-
руживает значительные различия двух режимов в идентичных закры-
тых помещениях: в одном случае пожаром было охвачено в два раза
больше горючего (древесины), чем в другом. В первом случае дре-
весина использовалась в виде штабеля, во втором случае — в качест-
ве облицовочного материала [86]. Большая поверхность горящего
горючего в последнем случае привела к полному охвату помещения
пламенем, причем пламена вырывались из окон, в то время как штабель
древесины горел в режиме пожара, регулируемого горючим. '
При любом реалистическом теоретическом подходе к анализу этапа
пожара, следующего за полным охватом помещения пламенем, необ-
ходимо отдельно рассматривать скорость горения и скорость вентиля-
ции. В работе [72] был проведен анализ стационарных пожаров закры-
тых помещений, где использовались жидкие горючие вещества; при
этом тщательно- был рассмотрен как тепловой, так и массовый баланс.
Хотя эта модель имеет ограниченное применение, она тем не менее по-
лезна для иллюстрации значения различных параметров. Таким образом
на основании формулы (5.21) можно подсчитать скорость горения
Lv
и скорость воздушного потока, поступающего в помещение
in = = 0,5А Н1^2. (10.216)
dll W
Эти скорости совершенно не зависят друг от друга. Автор работы
[62] предположил, что если горение происходит в насыщенных горючим
условиях, т.е. воздух внутри помещения выгорает, так что интенсив-
ность тепловыделения внутри помещения задается величиной
та1гДНс, air ’
где Д Н. • - теплота сгорания, приходящаяся на единицу массы расходуемого
воздуха, кДж/кг (разд. 1.2.3).
Тепловой поток нетто, действующий на поверхность горючего,
оценивается исходя из допущения о том, что газ внутри помещения
’’серый” и что стены излучают тепло. На основании решения системы
уравнений находят Tg (температуру газа) и Ti (температуру стены),
и m определяют на основе формулы (10.21). Подсчитывают поправки,
связанные с изменяющимся ДНС а|г, и определяют тепло, необходи-
мое для образования летучих продуктов Ц,. Результаты этих вычис-
лений приведены на рис. 10.7 и 10.8. На рис. 10.7 представлена зави-
симость скорости горения от величины AwHV2 для четырех жидких
327
Рис, 10.7. Зависимость массовой скорости выгорания от параметра вентиляции
AwH12 для ряда горючих веществ
“ ^с, air = 3 кДж!г’ Lv = °’5 кДж>г- 2 - ^с, air = 2’5 кДж'г; Lv =
= 0,85 кДж/г; 3 - ДЛс air = 3 кДж/г; = 2,0 кДж/г;’4 - ^Hcajr = 15 кДж/г;
Lv = 0,5 кДж/г
горючих (три из них гипотетические). Кривые 1 и 4 относятся к двум
горючим жидкостям с одним и тем же значением ДНС а| но с сильно
отличающимся значениями Ly. Как и следовало ожидать, жидкость
с меньшим значением Ly (т.е. кривая У) достигает более высокой ско-
рости горения гл. Уменьшение Нс ajr при сохранении постоянного зна-
чения Ly (сравни кривые 7 и 5) резко сказывается на гл, хотя факти-
чески теплота сгорания воздуха близка к 3 МДж/кг (табл. 1.4). Одна-
ко это наблюдение было бы уместным распространить на случаи, связан-
ные с ’’испорченным” воздухом (в котором содержание кислорода
меньше 21%). Как сказывается данный эффект на температурах газа
внутри помещения при стационарном горении, показано на рис. 10.8.
Расчеты, проведенные автором работы [72], показывают, что чем мень-
ше значение Lv у горючего, тем меньшие температуры устанавливаются
в помещении при его горении (ср. кривые 1 и 4). Причина этого заклю-
чается в том, что излишние летучие продукты, выделяемые из топлива,
входят из помещения несгоревшими, усиливая тем самым конвектив-
328
Рис. 10.8. Зависимость температуры в помещении от параметра вентиляции
А Н1/2 применительно к горючим веществам, приведенным на рис. 10.7 [72|
ный теплоотвод, а также объем вытекающего потока газовоздушной
смеси, что затрудняет поступление свежего воздуха [см. формулы
(10.14)]. Тем самым интенсивность тепловыделения внутри помещения
уменьшается. С увеличением AwH1/2 температура газа Tg должна
уменьшаться, как только будет пересечена граница, разделяющая режим
горения, регулируемый вентиляцией и режим горения, регулируемый
горючим (AwH1/2 да б м^/2, см. рис. 10.6. Однако это соображение в
рассматриваемой модели не учитывается).
В работе [72] также показано, что наиболее существенное влия-
ние на rh оказывает ряд других переменных: теплопроводность стены
и площадь очага пожара. В более поздней публикации [75] было под-
тверждено значение излучения как преобладающей формы теплопере-
дачи при определении т. Авторы работы [75] устраивали эксперимен-
тальные пожары резервуаров этанола, полиметилметакрилата, а также
полиэтилена в помещении, имевшем ширину 2, длину 1 и высоту 1 м,
при различных размерах вентиляционных проемов, соответствующих
трем значениям отношения A IJ1/2/A( равным 0,032; 0,067 и
1/2 • w 1
0,14 м ' . Измерялись т, г/с, температуры внутри и вне помещения,
а также лучистый тепловой поток у вентиляционного проема. На
рис. 10.9 построены кривые зависимости отношения т/Ау/Н1/21
кг/(м5/2 с), (для пожаров штабелей, как было установлено в работе
[211], эта величина остается постоянной) от площади очага Ар м2,
для пожаров этанола. На рис. 10.10 показано, что пт определяется
не одним параметром вентиляции AwH1/2 [ср. формулу (10.1)], что
329
ПЛОЩАДЬ ОЧАГА, М2
Рис. 10.9. Зависимость вели-
чины m/AwH1/2 от площади
очага Af при пожарах резер-
вуаров этанола в помещении
малого масштаба (ширина
2 м, длина 1 м, высота 1 м).
Цифры, присвоенные кри-
вым, соответствуют значе-
ниям величины AwH'/2/Af.
175]
параметры AWH1/Z и Af не являются независимыми, что m увели-
чивается по мере увеличения Ар как и предполагалось.
На рис. 10.10 на основании корреляционной зависимости, предло-
женной автором работы [161] (см. рис. 10.5), представлены данные,
взятые из различных публикаций. Эти данные показывают, что ско-
рости горения материалов, не содержащих целлюлозу, могут быть зна-
чительно выше, чем те, которые можно вычислить по формуле (10.1).
Кроме того, судя по этим данным, полный охват помещения пламе-
нем может быть достигнут для некоторых горючих материалов, не
целлюлозу содержащих при площадях очагов, составляющих всего
лишь одну десятую от того значения, которое требуется для очагов
древесины. Отклонение скорости горения от скорости, полученной по
модели [212], схематически показано на рис. 10.11. Здесь же показано
и влияние увеличения площади поверхности очага Aj [75].
В работе [75] исследовалось влияние лучистого теплового пото-
ка внутри помещения, для чего воспроизводилась графическая зави-
симость скорости выгорания т, г/с, для ряда горючих веществ от от-
ношения lAf/Lv, где I, кВт/м2, — интенсивность лучистого теплового
потока, измеренная на потолке помещения во время стационарного
горения (рис. 10.12). Несмотря на некоторый разброс данных, сущест-
вует достаточно правомерная корреляция относительно линии m =
= IAf/Lv, что указывает на то, что среди форм теплоотвода к поверх-
ности топлива преобладает лучистый теплоотвод. Это соотношение
должно быть сопоставлено с формулой (10.21). Много данных, соот-
ветствующих высоким скоростям горения этанола, оказались ниже
этой линии, но это находится в полном соответствии с тем, что над
поверхностью горючего наблюдается значительный слой пара, кото-
рый усиливает лучистый тепловой поток, достигающий жидкости. Ана-
логичное замечание можно сделать по поводу одного изолированного
результата, относящегося к полиэтилену.
Режим горения, показанный на рис. 10.11, наблюдается у многих
синтетических горючих веществ и целлюлозосодержащих горючих,
330
Рис. 10.10. Сравнение массовых скоростей выгорания различных
горючих веществ в закрытых "помещениях с помощью корреляцион-
ной зависимости, предложенной автором работы [161] (см. работу
[75])
1 - древесина (по данным различных программ эксперименталь-
ных пожаров [161 ](; 1 - полиэтилен [46]; 2 - древесина, покрытая
полиэтиленом [46], 3 - полиэтилен [377]; 4 - этанол | 75]; 5 -
полиэтилен ]75]; 6 - резервуар РММА [75]; 7 - штабель из плит
РММА (75]; 8 - штабель древесины [75]; 9 - этанол [377]; 10 -
парафиновое масло [377]
имеющих увеличенные площади поверхности, например, облицовка
стен (см. рис. 10.7, б). Скорость поступления воздуха в помеще-
ние недостаточна для выгорания всех летучих продуктов, а, кроме то-
го, через вентиляционный проем с потоком продуктов горения, уходя-
щих из помещения, увлекаются дополнительные массы воздуха, Это
явление обычно сопровождается выбросом наружу языков пламени.
331
Рис. 10.11. Схематическая диаграмма, иллюстрирующая
зависимость массовой скорости горения от параметра
вентиляции Aw Н'А и от площади очага пожара Aj. [ 751
1 - стехиометрическая линия; 2 - направление увеличения
Ар 3 — скорости горения при открытом пожаре
В работе [75] сраниваются скорости горения т, имевшие место в прове-
денных авторами мелкомасштабных пожарах жидких и пластических
горючих, со скоростями воздушного потока, поступавшего в помещение,
с помощью формулы (10.216)v Авторы работы [75] определили коэф-
фициент избытка горючего f который обращается в нуль для сте-
хиометрического режима горения (mair = rm) и принимает положи-
тельные значения при наличии несгоревших летучих продуктов, поки-
дающих помещение (при допущении, что весь кислород, содержащийся в
поступающем в помещение воздухе, расходуется внутри помещения):
(10.22)
Некоторые результаты указанного сравнения приводятся в
табл. 10.1, причем в таблицу включены для сопоставления скорости
горения тех же очагов при открытых пожарах. Эти данные четко по-
казывают, как коэффициент избытка горючего зависит от площади
поверхности горючего и параметра вентиляции AwH1/2) а также опас-
ность пожара - от f и AWH^^.
На рис. 10.13 приведены эпюры температуры внутри вырываю-
щихся пламен, образующихся при мелкомасштабных пожарах поме-
щений [75]. В качестве горючего использовались промышленные ме-
тилированные спирты, варьировалась лишь площадь очага. За кончик
332
Таблица 10.1. Скорости горения при открытых и закрытых пожарах хранилищ горючего [ 75]
Тип горючего Площадь очага, м2 Скорость горения при от- крытом пожаре, г/с Г ’ Параметр вентиляции для закрытого пожара АН
0,25 0,5
т, г/с fex 6° С т, г/с f 0°с’
Промышленные метилирован- 0,168 3,5 19 0,41 880 26 0,09 1060
ные спирты Полиэтилен 0,168 3,7 10 0,25 980 NF2 -0,9
Полиметилметакрилат 0,168 5,1 12 0,025 910 NF 1 -2,2 —
Промышленные метилирован- 0,372 8,8 30 0,63 780 42 0,47 950
ные спирты Полиэтилен 0,372 8,4 14 0,48 890 26 0,45 1150
Поли метил метакрилат 0,372 7,4 21 0,45 820 31 0,30 1030
’ 9°С - максимальный подъем температуры под потолком по сравнению с температурой окружающей среды.
NF - изолированный пожар.
Рис. 10.12. Корреляция массовой скорости горения (т) и интенсив-
ности излучения на уровне потолка (1) (см. текст)
1 - этанол (Lv =850 Дж/г); 2 - хранилище РММА fLv =1.6 кДж/г);
3 - полиэтилен (Lv =2,2 кДж/г); 4 - древесина (Lv = 1,3 кДж/г);
5 - штабель РММА; 6 - этанол при горении в открытом пожаре
(75]
пламени принималась точка контура, где температура достигала
540°С, хотя судя по фотографиям, сделанным во время экспериментов,
оценка высоты может оказаться заниженной примерно на 10%. Выброс
пламен в проемах горящего помещения является важным механизмом
распространения пожара; это может вызвать повреждение внешних
несущих элементов конструкции (разд. 10.7). Между лучистым тепло-
вым потоком, действующим на фасад здания и коэффициентом избыт-
ка горючего fex, существует весьма незначительная корреляция. Это
иллюстрируется на рис. 10.14, на котором показана зависимость лучисто-
го теплового потока от высоты над верхней кромкой вентиляционного
проема для трех мелкомасштабных пожаров помещений, описанных
на рис. 10.13. Приведенные графики можно принять в качестве харак-
терных линий, по которым можно составить лишь представление о ходе
крупномасштабного пожара, особенно если учесть, что эти результаты
относятся к пожарам, где в качестве горючего использовались промыш-
334
0.6
----НА КОНЧИКЕ ПЛАМЕНИ 550 °C ....ЛИНИЯ МАКСИМАЛЬНОЙ
-*---ПАДАЮЩИЙ ПОТОК, кВт/м2 СКОРОСТИ [446]
Рис. 10.13. Влияние площади поверхности горючего на эпюры температур выры-
вающихся пламен, образующихся при мелкомасштабных пожарах помещений
[ 75 ], контуры эпюр проведены с шагом 100°С
ленные метилированные спирты, которые горят очень светлым пламе-
нем. Горючие вещества, образующие при горении много дыма, приво-
дят к образованию пламен с менее высокой температурой, но с большей
излучательной способностью (см. табл. 5.2).
10.3. ТЕМПЕРАТУРЫ, ДОСТИГАЕМЫЕ ПРИ ПОЛНОСТЬЮ
РАЗВИТЫХ ПОЖАРАХ
Был предпринят ряд попыток разработать теоретическую модель
для полностью развитого пожара, однако только в одной работе были
приложены значительные усилия для получения важнейших параметров
экспериментальным путем. Эта работа будет вкратце рассмотрена перед
тем, как будет представлен обзор теоретических работ в этой области.
335
ВЫСОТА НАД ПОТОЛКОМ. М
Рис. 10.14. Зависимость лучистого потока в плоскости проема
мелкомасштабного помещения от высоты над верхней кром-
кой проема для пламен, представленных эпюрами темпера-
тур на рис. 10.13 (по этим эпюрам температур были построены
приведенные здесь графики)
10.3.1. Экспериментальное изучение полностью развитых
пожаров в изолированных помещениях
В шестидесятых годах была разработана главная экспериментальная
программа для углубления понимания хода полностью развитого пожа-
ра помещения [400]. Цель программы состояла в получении данных,
которые позволили бы выработать рациональный подход к задачам об
опасности пожара и об огнестойкости. Лаборатории восьми стран по
исследованию пожаров сотрудничали в этой научно-исследовательской
работе под эгидой Международного совета по делам строительства.
В программу входило проведение свыше 400 экспериментов по пожарам
в мелкомасштабных помещениях, в которых в качестве горючего ис-
пользовались штабеля древесины; при этом менялись размеры и форма
помещения, значение параметра вентиляции АН 1/2, а также плотность
пожарной нагрузки и влияние ветра.
Здесь уместно рассмотреть три вывода, сделанные на основании
этого исследования:
336
1. Отношение m/A^H1/2 не является постоянной величиной, как
указывается формулой (10.1), а зависит от формы помещения, высо-
ты D и ширины W и масштаба (особенно от Л-р - площади внутренней
поверхности, исключая вентиляционные проемы и пол). Была установ-
лена корреляция между (rn/AwH1(/2) (D/W) и AT/AWH^2, что ука
зывает на значимость внутренних размеров. В работе [279] была уста-
новлена связь скорости горения с AwH1/2/AT - коэффициентом прое-
ма. Эта зависимость была заложена в теоретические модели пожаров
закрытых помещений [298].
2. Интенсивность теплового излучения, проникающего через вентиля-
ционный проем, чувствительна к форме (особенно к отношению шири-
ны помещения к высоте) для всех размеров вентиляции. Интенсив-
ность излучения строго коррелирует со скоростью горения, за исклю-
чением помещений с минимальными вентиляционными проемами.
3. При прочих равных условиях, максимум температуры для за-
данного режима пожара помещения наблюдается в пределах пожара,
регулируемого вентиляцией (см. рис. 10.6) и соответствует отношению
At/AwH1/2== 8-15 (см. выше вывод 1). Эксперименты по Программе
Международного совета по делам строительства позволили собрать боль-
шое количество данных, которые используются для разработки моделей,
связанных с требованиями к огнестойкости [223] и поведением пламен
за пределами вентиляционных проемов [405].
10.3.2. Математические модели для расчета
температур при пожаре в помещении
Несколько научно-исследовательских групп сосредоточили свое
внимание на разработке методов расчета вероятных температурных ре-
жимов потенциального пожара помещения [29], [212], [298]. Главной
целью таких научно-исследовательских работ является установление ис-
ходя из задач проектирования термических напряжений, которые будут
испытывать элементы конструкций в случае пожара в конкретном
пространстве. Полученные таким обратим р е i у j i ы а ты мч> гл и служить
альтернативой существующим строительным нормам и правилам. В
работе [298], подготовленной шведскими учеными, был разработан ме-
тод расчета требований по огнестойкости, которые были приняты к при-
менению компетентными органами Швеции. В данном разделе рассмот-
рена та часть модели, которая относится к расчету зависимости темпера-
туры при пожаре от времени, второй этап вычислительной процедуры
будет рассмотрен в разд. 10.5.
Так как нас интересует только тот период пожара, в течение кото-
рого могут произойти повреждения конструкции, то этапом пожара,
который предшествует полному охвату помещения пламенем, можно
пренебречь, тем более, что средние температуры на этом этапе отно-
сительно небольшие. Таким образом, в любых последующих расчетах
t = 0 следует относить к началу полностью развитого пожара. Помещение
рассматривается как калориметр, а температура получается на основе
решения следующего уравнения теплового баланса (рис. 10.15).
22—176
337
Рис. 10.15. Схематическое пред-
ставление о тепловыделении и теп-
лоотводе при полностью развитом
пожаре помещения (выражение
(10.23) [298]
qc = ciL + tiw+ 4r+ чв, (10,23)
где qe - интенсивность тепловыделения, обусловленная сгоранием; q — интен-
сивность теплоотвода, обусловленная сменой горячих газов холодными; q^ - ин-
тенсивность теплоотвода в стены, поток и пол; q^ — интенсивность лучистого теп-
лоотвода через проемы; q— — интенсивность теплонакопления в объеме газа (пре-
в
небрегаемая величина).
Дня упрощения модели вводятся следующие допущения:
1. Имеет место полное сгорание, которое происходит в границах
помещения.
2. Во все моменты времени температура внутри помещения распре-
делена равномерно (см. рис. 10.3).
3. Для всей внутренней поверхности помещения может быть исполь-
зован единый коэффициент поверхностной теплоотдачи.
4. Тепловой поток, пересекающий границы помещения, принимает-
ся одномерным, т.е. углами и кромками можно пренебречь, а гра-
ницы принимаются в виде бесконечных пластин.
Рассмотрим подробней члены, входящие в уравнение (10.23).
— интенсивность тепловыделения.
Авторы работы [298] принимали, что пожар регулируется венти-
ляцией, и применимо соотношение (10.1), предложенное в работе
[211]'. Если предполагаемый пожар проходит в режиме, регулируемом
горючим, то в таком случае такое допущение приведет к переоценке
скорости горения (см. рис. 10.2). Тогда для скорости тепловыделе-
ния принимается следующее выражение:
qr = 0,09А Н^ДН. , (10.24)
W с
где ДН, - теплота сгорания горючего.
В качестве ДНС берется теплота сгорания древесины (18,8 кДж/г),
а при дальнейших расчетах теплота сгорания других материалов вы-
ражается через экивалентную теплоту сгорания древесины. Кроме
того, принимается, что остается достоянной с момента t = 0 (т.е.
338
сразу после полного охвата помещения пламенем) до момента пол-
ного расходования горючего. Этим допущением игнорируется тот
факт, что любой углистый остаток будет гореть гораздо медленней
по сравнению с тем, что следует из соотношения (10.24).
- интенсивность лучистого теплоотвода через проемы, кВт.
На основании закона Стефана—Больцмана (разд. 2.4) можно напи-
сать
4R = Aw6FG(Tg -
где А -
w
2
общая площадь проемов, м
(10.25)
Т - температура газа внутри помещения,
К; Тр - температура окружающей (внешней) среды К.
Поскольку Т
О
> То, то соотношение (10.25) можно записать в виде
4R-AweFaTg>
(10.26)
где Ер - эффективная излучательная способность газов внутри помещения.
Ее можно подсчитать из следующего выражения:
Ер = 1 - ехр(-Кхр), (10.27)
где Хр - толщина пламени, м, а К - коэффициент излучения, м-1 (см. табл. 2.9).
В работе [298] использовано К = 1J м“’, причем со ссылкой на
работу [154] по пожарам штабелей древесины.
qp - интенсивность теплоотвода, обусловленного конвективным
потоком
qL = mFcp(Tg-T0),
(10.28)
где nip - скорость вытекающего из помещения потока газов, выделяю-
щихся при пожаре [см. формулу (10.10)]. Приняв, что riip^mair (т.е.
пренебрегая выделением горючим летучих продуктов), положим х =
= majr/AwHl/2 (который принимается примерно постоянным ~0,5 кг/
/(м5/2.с) , см. формулы (10.15) и (10.16).
Vxco(Te-To)AwH1/2.
Г о
(10.29)
qw - интенсивность теплоотвода через ограждения помещения.
339
Интенсивность теплоотвода через ограждения будет зависеть как от
температуры газа внутри помещения Т, так и от температуры внутрен-
ней поверхности. Теплоотвод к ограждениям помещения за счет тепло-
проводности должен определяться численными методами, как было
кратко изложено в разд. 2.2.36. Замыкающие границы помещения де-
лятся на п слоев, толщина каждого слоя равна Дх (см. рис. 10.16).
Теперь можно составить ряд соотношений, каждое из которых описы-
вает отдельный слой:
для поверхностного слоя обращенного к очагу пожара
ДТ1 Т - Ti Ь - Т2
Axcip----=-------------------------;
At 1 Дх Дх Дх
---+----- ------+-------
2ki 2kj 2kj
(10.30)
для внутреннего j-ro (описывающего п-2 слоев)
Дху
ДТ) Ti -ТР1
дг Дх Дх Дх Дх
+ +
2kj _ ] 2k) 2ki 2kj + l
(10.31)
для наружного слоя
Рис. 10.16. Схематическое представление о теплоотводе теп-
лопроводностью через границы. Граница принимается в виде
бесконечной пластины, разделенной на (п - 1) элементов
(298|
340
ДТп Tn-1 - Tn Tn - Ь
ЛХСпР At Дх + Дх Дх J l-’
К- 1 + “2kn" ~2V +
(10.32)
где T| заменено на Ti [температура самого глубинного слоя, к которому
относится выражение (10.30)] Обе величины с и к зависят от температу-
ры и должны принимать значения в соответствии с местной температу-
рой. Ту и То являются температурой газа в помещении, К, и темпера-
турой внешней среды, К, соответственно. Значения двух коэффициен-
тов теплоотдачи 7^ и 7и, кВт/ (м2 • К), задаются в работе [298] в виде
£та
?i = -—-т- (Tg -11) +0,023, (10.33)
g i
где ег - результирующие значение излучательной способности
1 1
е=(--------+------------1) , (10.34)
eF
где индекс i относится к внутренней поверхности (эквивалентен индексу j = 1 на
рис. 10.17) и
7U = 3,3-10’5Ти - 3,09-10'4, кВт/(м2- К), (10.35)
где Тц - температура наружной поверхности, К (эквивалентна j = п).
Конечно-разностные дифференциальные уравнения первого порядка
(10.30) - (10.32) решаются численно для каждого шага по времени, а
соответствующие значения qw находятся из следующего выражения:
Ч» - (А, - А„) ( )” (Tg - Тр, (Ю.36)
где А - суммарная площадь граничной поверхности (стены, потолок и пол), вклю-
t 2
чая площадь вентиляционных проемов А , м .
Если стены, потолок и пол выполнены из различных материалов,
это обстоятельство можно учесть соответствующим элементарным
преобразованием этих выражений. .
Вычисление параметра вентиляции (AWH1'2). При наличии несколь-
ких проемов в стенах помещения параметр вентиляции задается в виде
341
АуН*/2 = S А,нУ2, (10.37)
Z/ m ii
i
где Ajj - сумма площадей проемов, a Hm - средняя высота, определяемая форму-
лой (37).
Применение этой формулы к необычным условиям вентиляции,
таким, как несколько малых проемов на различных высотах [29] или
при наличии люков в крыше, вряд ли является правомерным. Последняя
ситуация рассматривалась в работе [298], в которой дана номограмма,
позволяющая вычислить исправленный параметр вентиляции.
Вычисление Tg(t). Теперь, когда найдены члены уравнения теплово-
го баланса, подставим выражение (10.24), (10.25), (10.29) и (10.36) в
формулу (10.23), тогда получим
qc + O,O9cpAwH1/2To + (At - Aw)[--_ +
Дх '1 .
<Tg-T,)-4R
T = ---------------------------------------. (1038)
О - 1
0,09epAwH'/2t(At-Aw)(-‘- t J
Tg вычисляется с помощью численного
интегрирования, т.е. путем
применения схемы Рунге—Кутта [251 ]. Tt зависит от Tg и получается
на основе решения системы уравнений, описанных выше путем пяти
итераций значений Tg на каждом шаге по времени. Для каждого реше-
ния используется значение Tg, вычисленное с помощью формулы
(10.38) в конце предыдущего временного интервала. Заметим, что
Qr, и Ср также зависят от Tg. Временной интервал выбирается доста-
точно коротким, чтобы можно было считать, что в течение каждого
шага по времени коэффициенты теплоотдачи через поверхность мате-
риалов остаются постоянными. Длительность горения принимается
равной Mf/0,09AwHl/2c, где Mf - пожарная нагрузка в кг ’’древес-
ного эквивалента”. По прошествии указанного времени горения qc
полагается равной нулю.
Для расчета зависимостей температуры от времени с помощью
формулы (10.38) была проверена правомерность допущений, принятых
при построении этой модели и касающихся теплоотвода. Эта проверка
была проделана с помощью данных о скоростях горения в эксперимен-
тальных пожарах помещений. Расчетные графики зависимости темпера-
туры по времени сравнивались затем с аналогичными кривыми, по-
строенными на основании экспериментальных измерений. Как пока-
зывает рис. 10.17, эти кривые достаточно близки.
342
Рис. 10.17. Кривые зависимости температуры газа по времени при полномасштаб-
ных пожарах помещений. Сплошными линиями представлены экспериментальные
результаты, взятые из ряда полномасштабных испытаний, где в качестве горюче-
го материала использовалась мебель (при интенсивности тепловыделения
96 МДж/м’). Коэффициент проема Aw Н1/2/ А( - 0,068 м/2. Пунктирной линией
представлена кривая зависимость температуры от времени, рассчитанная с по-
мощью измеренной скорости горения m , что давало возможность представить
в виде функции времени (см. график-вставку в верхнем углу рис. 10.17),
которая в свою очередь была использована в формуле (10.38) [ 298]
Типичные кривые зависимости температуры от времени, построен-
ные на основе представленных выше формул, показаны на рис. 10.18
для стандартных помещений, построенных из материалов со средни-
ми термическими характеристиками. Каждый ряд кривых, приведенных
на рис. 10.18, соответствует различным коэффициентам проема
AwHl/2/At м1/2 (разд. 10.3.1), в то время как каждая отдельная кри-
вая соответствует различным значениям пожарной нагрузки, выражен-
ной через значение теплоты сгорания q^ = МЛН. При наличии несколь-
ких горючих материалов
qf = S Ц AHj . (10.39)
i
Данные также представлены в табличной форме (табл. 10.2).
Как сказывается изменение термических свойств материалов, по-
крывающих граничные поверхности помещений, на зависимости темпе-
343
ВРЕМЯ, Ч
Рис. 10.18. Теоретические кривые зависимости температуры от времени дня по-
жаров помещений при различных значениях пожарной нагрузки, МДж/м1 (со-
ответствующие значения указаны над кривыми) и коэффициента проема А Н’1/
/АГМ<Л (298]
ТЕМПЕРАТУРА
ВРЕМЯ, Ч
Рис. 10.19. Теоретические
кривые зависимости темпера-
туры от времени применитель-
но к полностью развитым по-
жарам в помещениях для раз-
личных материалов поверх-
ностей
7. - легкий бетон (р —
= 500 кг/м3); 2 - материалы,
термические характеристики
которых соответствуют сред-
ним значениям термических
характеристик бетона, кирпи-
ча и легкого бетона; 3 - бе-
тон; 4 - 80% непокрытых
стальных пластин, 20%. бето-
на. (Во всех случаях пожар-
ная нагрузка соЬтавляла
250 МДж/м2 при Aw /
/At = 0,04 м'^.) [298]
344
Таблица 10.2. Зависимости температуры, °C, от времени
в соответствии с работой [298]
Aw\/H/At = 0,04 м1/2
t, г Пожарная нагрузка, МДж/м2
25 | 50 1 75 1 100 Г 200 | 300 | 400 | 500
0,05 528 528 528 528 528 528 528 528
0,10 742 742 742 742 742 742 742 742
0,15 423 733 746 746 746 746 746 746
0,20 359 697 750 750 750 750 750 750
0,25 268 594 761 761 761 761 761 761
0,30 163 478 732 777 777 777 777 777
0,35 161 439 668 792 792 792 792 792
0,40 154 390 595 758 806 806 806 806
0,45 148 338 515 706 820 820 820 820
0,50 141 282 481 647 832 832 832 832
0,55 134 269 442 584 843 843 843 843
0,60 127 254 400 534 854 854 854 854
0,65 120 238 356 509 864 864 864 864
0,70 113 222 309 481 860 874 874 874
0,75 106 205 298 453 839 883 883 883
0,80 99 190 285 423 816 891 891 891
0,85 92 173 273 392 789 899 899 899
0,90 85 156 261 360 761 907 907 907
0,95 77 138 248 3'26 730 914 914 914
1,00 69 119 236 315 698 907 920 920
1,10 53 88 210 293 627 886 933 933
1,20 51 83 185 270 585 861 944 944
1,30 48 79 160 248 551 831 951 954
1,40 46 75 132 226 515 801 943 964
1,50 44 71 104 203 478 765 934 972
1,60 43 68 94 181 440 727 923 980
1,70 41 65 90 158 400 685 903 974
1,80 40 62 86 134 360 644 881 967
1,90 39 60 8 2 109 345 612 858 958
2,00 38 58 79 101 331 580 833 948
Aw з/н/А - 0,06 м1'2
t, г Пожарная нагрузка, МДж/м2
37,5 1 75 1 | 112,5 1 150 ! 300 ] 450 J 600 | 750
0,05 602 602 602 602 602 602 602 602
0,10 854 854 854 854 854 854 854 854
0,15 481 845 858 858 858 858 858 858
0,20 403 802 862 862 862 862 862 862
0,25 296 673 873 873 873 873 873 873
0,30 211 537 836 888 888 888 888 888
0,35 173 489 759 903 903 903 903 903
0,40 165 432 671 860 916 916 916 916
0,45 158 370 574 798 928 928 928 928
0,50 150 304 532 727 940 940 940 940
0,55 142 289 485 650 950 950 950 950
0,60 135 271 436 589 960 960 960 960
345
Продолжение табл. 10.2
t, г А\у\ДГ/ = 0,06 м1/2
Пожарная нагрузка, МДж/м2
37,5 т 75 г 112 ,5 150 | 300 | 450 | 600 750
0,65 127 253 383 558 969 969 969 969
0,70 118 235 328 525 961 977 977 977
0,75 111 216 314 491 934 985 985 985
0,80 103 197 301 456 904 992 992 992
0,85 95 179 287 419 873 999 999 999
0,90 86 160 273 381 839 1005 1005 1005
0,95 78 139 259 342 803 1011 1011 1011
1,00 68 118 245 329 763 1001 1017 1017
1,10 50 82 216 304 678 973 1027 1027
1,20 47 77 188 279 628 941 1036 1036
1,30 45 73 159 254 587 905 1040 1045
1,40 43 69 128 229 545 866 1028 1052
1,50 41 65 96 204 502 824 1014 1059
1,60 40 62 86 180 458 779 999 1065
1,70 38 59 82 154 412 729 973 1055
1,80 37 57 78 127 366 681 946 1043
1,9и 36 54 74 99 350 644 918 1031
2,00 35 52 71 91 335 606 887 1017
Aw /Н/А{ = 0,08 м1/2
t, г Пожарная нагрузка, МДж/м2
50 1 -L 100 ; 150 | 200 600 1 800 1000
0,05 649 649 649 649 649 649 649 649
0,10 928 928 928 928 928 928 928 928
0,15 520 917 931 931 931 931 931 931
0,20 432 868 934 934 934 934 934 934
0,25 313 732 944 944 944 944 944 944
0,30 180 574 901 959 959 959 959 959
0,35 179 520 815 972 972 972 972 972
0,40 171 456 718 922 984 984 984 984
0,45 163 387 609 852 995 995 995 995
0,50 155 315 562 775 1005 1005 1005 1005
0,55 146 298 509 688 1015 1015 1015 1015
0,60 138 279 454 620 1023 1023 1023 1023
0,65 129 260 396 585 1031 1031 1031 1031
0,70 121 240 336 548 1021 1039 1039 1039
0,75 112 220 321 510 989 1046 1046 1046
0,80 104 200 306 471 955 1052 1052 1052
0,85 95 180 292 431 919 1058 1058 1058
0,90 86 159 277 389 881 1063 1063 1063
0,95 77 138 262 347 841 1068 1068 1068
1.00 67 114 247 334 799 1055 1073 1073
1,10 47 76 216 307 704 1022 1081 1081
1,20 44 71 187 281 649 984 1089 1089
1,30 42 67 156 255 603 944 1091 1095
1,40 40 63 123 228 558 900 1076 1101
1.50 38 60 89 201 511 854 1058 1107
1,60 37 56 79 176 463 805 1040 1111
1,70 36 54 74 149 414 750 1011 1099
1,80 34 51 71 120 365 697 980 1085
1.90 33 49 68 91 349 657 948 1070
2,00 32 47 65 82 334 616 915 1055
346
Продолжение табл. 10.2
Aw VH/At= 0,12 м1/2
t, г Пожарная нагрузка, МДж/м2
75 | 150 [ 225 | 300 [400 l I 900 1 । 1200 , 1500
0,05 708 708 708 708 708 708 708 708
0,10 1020 1020 1020 1020 1020 1020 1020 1020
0,15 571 1008 1021 1021 1021 1021 1021 1021
0,20 465 950 1023 1023 1023 1023 1023 1023
0,25 332 797 1031 1031 1031 1031 1031 1031
0,30 186 619 978 1044 1044 1044 1044 1044
0,35 183 554 880 1055 1055 1055 1055 1055
0,40 175 482 772 994 1065 1065 1065 1065
0,45 167 405 648 914 1074 1074 1074 1074
0,50 158 324 593 827 1082 1082 1082 1082
0,55 149 305 534 730 1090 1090 1090 1090
0,60 140 285 472 653 1097 1097 1097 1097
0,65 131 265 407 612 1103 1103 1103 1103
0,70 122 243 341 571 1089 1108 1108 1108
0,75 ИЗ 222 326 529 1051 1114 1114 1114
0,80 104 200 309 485 1012 1118 1118 1118
0,85 95 179 294 441 970 1123 1123 1123
0,90 85 157 278 395 927 1127 1127 1127
0,95 75 133 263 349 881 ИЗО ИЗО ИЗО
1,00 63 108 247 335 834 1115 1134 1134
1,10 41 66 214 306 728 1074 1140 1140
1,20 39 61 183 279 667 ' 1030 1145 1145
1,30 37 57 150 252 618 984 1145 1150
1,40 35 54 115 224 568 935 1126 1154
1,50 34 51 78 197 517 883 1105 1158
1,60 33 48 67 170 465 829 1083 1161
1,70 32 46 63 141 412 770 1050 1146
1,80 31 44 59 110 359 712 1015 1129
1,90 30 42 56 79 344 668 979 1112
2,00 29 41 54 69 330 624 942 1094
ратуры газа в горящем помещении, можно проследить по кривым,
представленным на рис. 10.19. Судя по этим кривым, при пожаре изоля-
ционные материалы типа легкого бетона по сравнению с другими мате-
риалами повышают температуру газа продуктов сгорания. Для учета
этого обстоятельства при реализации метода работы [298] необходимо
ввести поправочные коэффициенты к и А Н^/д перед выбором
соответствующей кривой зависимости температуры от времени. Приме-
нение этих данных для расчета требований по огнестойкости элементов
конструкции рассмотрено ниже (разд. 10.5).
В модели, предложенной в работе [298], принимается, что на протя-
жении всего этапа полностью развитого пожара имеет место горение,
регулируемое вентиляцией, до момента полного израсходования горю-
чего [формула (10.24) и последующие за ней]. Таким образом проис-
ходит завышение скорости выгорания, для которого на самом деле
характерны условия горения, регулируемые горючим. В [29], [30]
была разработана более сложная модель, которая требует исходных
данных о характере горючего и его распределении, но при этом в модель
347
(10.41)
заложены средства выбора одного из режимов горения: регулируемого
вентиляцией или регулируемого горючим, — на каждом этапе пожара.
Во все моменты времени должна быть известна скорость пиролиза
горючего rh, таким образом интенсивность тепловыделения qc может
быть рассчитана по одной из формул в соответствии с режимом горе-
ния:
для режима, регулируемого горючим:
qc = тДНс , (10.40)
для режима, регулируемого вентиляцией:
ДНс
4c = mair
Принимается, что qc целиком выделяется внутри помещения и
что величина m^r может быть подсчитана с помощью формул (10.15)
и (10.16), даже при условиях горения, регулируемого горючим, когда
применение этих формул может оказаться неправомерным. Тем не
менее такая модель обладает большой гибкостью, и результаты расче-
та с помощью этой модели удовлетворительно коррелируют с некото-
рыми результатами полномасштабных экспериментальных пожаров.
Реализация методов [29], [212], [298], описанных выше, требует
достаточно обширных расчетов. Может возникнуть сомнение в целесооб-
разности такого усложнения, если иметь в виду многочисленные допу-
щения и неясности, связанные с моделью пожара помещения. Так, в ра-
боте [233] указывается, что необходимо строить лишь кривую зависи-
мости температуры от времени, если ставится цель разработать метод
расчета требований к огнестойкости. Накладываемые этой кривой ог-
раничения с допустимой вероятностью должны выполняться при
эксплуатации здания. В работе [233] было составлено выражение,
основанное на ряде кривых зависимости температуры по времени, рас-
считанных в работе [212], которые могли быть использованы в качест-
ве приближения для наиболее опасного пожара, который может по всей
вероятности произойти в конкретном помещении. Определив коэффи-
циент проема в виде F = AWH* /2/Af м1 /2, можно задать кривую зави-
симости температуры от времени в виде
Tg = 250(1 OF)F°'1 /0'3exp(-F2t) [3(1 - exp(-0,6t)) -
- (1 -exp(-3t)) +4(1- exp(-12t))] +C(600/F)°’s (10.42)
при условии, что обеспечена неограниченная подача горючего вещества
и выполняются условия t < (0,08/F) + I и 0,01 < F < 0,15. При t >
> 0,08/F + 1 и (или) F > 0,15 значения Tg, соответствующие t= 0,08/F
и (или) F = 0,15, должны быть приняты на весь период времени вплоть
до момента полного израсходования горючего. Tg — температура газа
внутри помещения (°C), a t — время после наступления полного охвата
348
Рис. 10.20. Сравнение теоретических кривых зависимости
температуры от времени с кривыми, построенными
1 - в работе [298]; 2 - в работе [233] (€ = 1); 3 - по фор-
муле (10.42) (С = 0)
Пожарная нагрузка составляет 250 МДж/м2, коэффициент
проема 0,08 м1'2
помещения пламенем в часах; С - константа, принимающая значения 0
и 1 для тяжелых (р > 16 кН/м3) и легких (р < 16 кН/м3) материалов
соответственно. Длительность пожара, задается выражением
т = MfAt/330AwH' '2 = Mf/330F ,
(10.43)
Hie Mf - пожарная нагрузка, приходящаяся на единицу площади поверхности,
кг/м2.
Это выражение аналогично критерию, который использовался в ра-
боте [298]. При t > т выражение (10.42) заменяется на следующее
выражение:
Tg = -600(--- 1) +ТГ ,
(10.44)
гае Тт - значение Tg при t = г.
Если Т < 20°С Начальная температура), то выражение (10.44)
заменяется на Tg = 20°С. Хотя в этом выражении не содержится ни од-
ного из усовершенствований расчетной модели, предложенных в рабо-
349
rax [29] и [298], его можно применять для получения приближенной
картины развития пожара. Типичные кривые сравниваются на рис. 10.20
с кривыми зависимости температуры от времени, взятыми из табл. 10.2.
10.4. Огнестойкость и опасность пожара
Понятие огнестойкости связано со способностью элемента строи-
тельной конструкции продолжать выполнять возложенную на него
функцию в качестве преграды или составной части конструкции во
время развития пожара. Обычно огнестойкость определяют путем испы-
тания полномасштабного образца (при наличии нагрузки, если таковую
испытывает элемент в конструкции) и доведения его до разрушения
по мере воздействия на него стандартного пожара. Концепция онестой-
кости была впервые введена в 1916 г., она основана на наблюдениях
за температурами пожаров древесины, которые вначале применялись
для получения данных об огнестойкости [31], [32]. Стандартная кривая
изменилась за многие годы лишь незначительно. В документах, имеющих
силу в США, эта кривая зафиксирована рядом промежуточных данных,
представленных в табл. 10.3 [20], хотя более распространенной формой
является кривая,построенная по математической формуле.
Т = То + 3451og(0,133t + 1) , (10.45)
где Та и Г-температуры, °C или К, в момент времени Т = Ont = t(S) соответст-
венно f-61J.
По этой формуле построена кривая, представленная на рис. 10.21, а.
Весьма похожая кривая была принята Международной организацией
стандартов [197].
Таблица 10.3. Определение стандартной кривой зависимости температуры
от времени в соответствии с документом AS ТМ Е 119 [19]
Время, мин | Температура, °C Температура, 0
(ASTM Е 119) (BS 476 Part 8‘
5 538 583
10 704 683
30 843 846
60 927 950
120 1010 1054
240 1093 1157
480 1260 12613
1 Рассчитаны по формуле (10.45) [61].
3 На 4 80-й минуте.
При проведении стандартных испытаний требуемая кривая зави-
симости температуры от времени достигается регулированием темпе-
ратуры испытательной печи путем управления скоростью подачи горю-
чего (газа или нефти). К сожалению, поскольку измеренные температу-
ры относятся к газам, находящимся внутри печи, нельзя устранить вли-
яние, которое оказывают физические свойства, в том числе излучатель-
350
Рис. 10.21. (а) Сравнение стандартной кривой 2 зависимости температуры от
времени, приведенной в документе BS476 Part 8 [61] и кривой 1 зависимости
температуры от времени для углеводородных горючих, принятой Норвежским
нефтяным управлением [ 358]; (б) сравнение стандартной кривой 1 зависимости
температуры от времени с кривыми измеренных температур при эксперименталь-
ных пожарах помещений. Каждая кривая характеризуется плотностью пожарной
нагрузки (кг/м2) и степенью вентиляции, определенной в долях от площади одной
стены [17]
ная способность стенок печи на режим огневого воздействия на испыту-
емый образец. Предполагается, что преобладающей формой теплоотво-
да к образцу является тепловое излучение от стенок печи [294]. Если
эти стенки обладают малой тепловой инерцией, то в таком случае темпе-
ратура поверхности быстро нарастает (см. рис. 2.9), что вызовет более
серьезное огневое воздействие на образец, чем это может иметь место в
печи, стенки которой сделаны из более плотного материала [247].
Конечно, вполне понятно, что две печи, в которых проводятся испытания
на огнестойкость, не могут обеспечить один в тот же режим огневого
воздействия. Такого рода отклонения замечались и в прошлом, но лишь
в последнее время были сделаны предложения по учету термических
свойств граничных областей печи [47].
Обычно огнестойкость элемента конструкции приравнивается време-
ни, которое потребуется для доведения элемента до разрушения при
стандартном огневом испьпании, хотя характер огневого воздействия
в условиях реального пожара может сильно отличаться от условий,
реализуемых при стандартных испытаниях. Представление о некоторой
оценке этого расхождения можно получить на рис. 10.2, б, где сопостав-
ляется стандартная кривая зависимости температуры от времени [ фор-
мула (10.45) ] с соответствующими кривыми, полученными при полно-
масштабных экспериментальных пожарах. Когда в двадцатых годах
было осознано такого рода расхождение, развернулась широкая дискус-
сия о правомерности дальнейшего использования стандартной кривой.
Однако в работе [196] были представлены результаты ряда огневых
351
испытаний, где в качестве важного показателя при определении потен-
циальной серьезности пожара, выдвигалась пожарная нагрузка (коли-
чество горючего материала, приходящегося на единицу площади пола).
По предложению автора работы [196], опасность пожара можно связать
с требованием огнестойкости. Методически это делается с помощью
понятия, известного как’’гипотеза равных площадей”. В соответ-
ствии с этой гипотезой принимается, что два пожара будут одинаково
серьезны, если площади под кривыми зависимости температуры от вре-
мени этих двух пожаров (выше основной линии 150° или 300°С) будут
равны. Если одним из сопоставляемых пожаров является пожар, задан-
ный стандартной кривой зависимости температуры от времени, когда
опасность пожара и соответствующая огнестойкость элемента стано-
вятся известными. Процедура приравнивания соответствующих харак-
теристик иллюстрируется на рис. 10.22.
На основе указанной гипотезы автор [196] составил таблицу, в
которой связываются пожарная нагрузка и опасность пожара
(табл. 10.4); из этой таблицы можно непосредственно с помощью дан-
ных об измеренной или принятой пожарной нагрузке получить требо-
вания к огнестойкости конкретного помещения.
Таблица 10.4. Длительность пожара в зависимости
от пожарной нагрузки
Пожарная нагрузка (дре- весный эквивалент)1, кг/м* Тепловой эквивалент,’’1, МДж/м3 Длительность стандартного пожара, ч
49 0,90 1
73 1,34 1,5
98 1,80 2
146 2,69' 3
195 3,59 4,5
244 4,49 6
293 5,39 7,5
1 Рассчитано исходя из площади пола.
3 Теплота сгорания древесины принимается 18,4 кДж/г.
Автор работы [196] располагал ограниченной информацией о пожар-
ной нагрузке, но с тех пор было проведено достаточно много исследова-
ний и соответствующие данные можно теперь найти в технической лите-
ратуре [278], [298], [320]. Следуя указанной гипотезе, можно выяс-
нить требования к огнестойкости помещения определенного типа, если
известна потенциальная (или действительная) пожарная нагрузка. Тем
не менее следует сделать следующие три критических замечания.
1. Использование метода предполагает, что назначение помещения
или здания не меняется, или точнее, пожарная нагрузка заданного про-
странства не увеличивается в течение срока службы здания. Увеличение
пожарной нагрузки может усилить опасность пожара и вывести ее за
пределы, установленные для этого здания при его проектировании.
2. Эмпирические данные, на которых основан данный метод, были
получены с использованием результатов полномасштабных пожаров
старых зданий традиционной конструкции постройки, эти данные могут
оказаться неподходящими для современных легких конструкций.
352
Рис. 10.22. Иллюстрация гипотезы равных площадей, предложенной
в работе [196]. Если заштрихованные площади равны, то сравни-
ваемые пожары одинаково серьезны. Таким образом, требование
к огнестойкости элемента, находящегося в условиях реального
пожара, приведенного на рисунке, соответствует ~60 мин огне-
вого воздействия при стандартном испытании
1 - стандартная кривая; 2 - кривая реального пожара
3. Гипотеза автора работы [196] не может быть подтверждена те-
оретически. Зависимости лучистого потока от Т4 делает элементарное
моделирование невозможным при условии, если преобладающей фор-
мой теплообмена является излучение; это означает, например, что воз-
действие в течение 10 мин при температуре 900°С не будет обладать
тем же эффектом, что и воздействие в течение 20 мин при температуре
600°С. Таким образом, если, кроме того, задано, что синтетические
материалы горят быстрее, чем древесина, создавая тем самым за более
короткий срок более высокие температуры, то в таком случае рассмот-
ренный подход к определению огнестойкости в настоящее время ста-
новится неприменимым.
Состоятельность предложенного в работе [196] метода приравнива-
ния опасности пожара, эквивалентной огнестойкости, зависит от право-
мерности допущения равной площади, иллюстрируемой на рис. 10.22.
В работе [223] также делалась попытка найти соотношение, с помощью
которого можно анализировать термические характеристики изолиро-
ванной колонны, подверженной огневому воздействию, которое соот-
ветствует стандартной кривой зависимости температурь! от времени,
и воздействию реального пожара. Последний моделировался режимом
постоянной температуры, равной пиковой температуре пожара, которая
поддерживается в течение периода т = Mf/m, где Mf — суммарная по-
23-1
353
Рис. 10.23. Иллюстрация корреляционной зависимости, предложенной в работе
[ 223], между требованием к огнестойкости ff,Kr, и отношением L/( А^ A,f)'А,
где L - пожарная нагрузка в кг,- Aw - площадь вентиляционного проема; Ат -
суммарная площадь внутренней поверхности помещения (см. формулу (10.46)
жарная нагрузка (кг древесного эквивалента), a m — средняя скорость
горения, кг/мин. На основании данных, собранных при реализации.
Программы экспериментальных исследований полномасштабных по-
жаров помещений Международного совета по делам строительства
[400], в работе [223] была установлена следующая корреляция:
= __Jlt____
(AWAT)1/2
(10.46)
где tf - требуемая огнестойкость, мин (рис. 10.23). Площади выражены в ма;
К' — константа, близкая по значению к единице.
354
Однако это выражение основано на анализе изолированных колонн
и не применимо к стальным сооружениям, подверженным огневому
воздействию.
И тем не менее корреляционная зависимость, предложенная в рабо-
те [223], представляет собой полезный метод оценки требований к ог-
нестойкости, хотя все же опирающийся на результаты стандартного
испытания. Альтернативным подходом было бы полное игнориро-
вание испытаний образцов в печи, а вместо этого нужно полностью по-
ложиться на расчет защиты от воздействия огня на основе расчетной кри-
вой зависимости температуры от времени [298]. Этот вопрос будет
обсуждаться в следующем разделе. Однако следует подчеркнуть, что
огнестойкость, как она определена выше, относится лишь к пожарам
помещений, в которых в качестве горючих материалов использовались
твердые вещества. Пожары воспламеняющихся жидкостей, особенно
открытые пожары на территории нефтеочистительных и нефтехимичес-
ких промышленных предприятий, обнаруживают совершенно иные ха-
рактеристики. Пожар, вызванный утечкой углеводородного горючего,
может привести к тому, что в считанные секунды пламенем будет охва-
чена часть технологической установки, и в течение короткого промежут-
ка времени конструкция окажется подверженной тепловому воздейст-
вию опасного уровня. Таким образом, стандартное испытание на огне-
стойкость не будет подходящим для оценки огнестойкости в такой си-
туации, отсюда понятна попытка разработать более подходящее испы-
тание, при котором кривые зависимости температуры от времени обла-
дали бы градиентом повышения температур, более значительным, чем
кривые определяемые формулой (10.45). Зависимости температуры
от времени для углеводородных горючих, принятые Норвежским нефтя-
ным управлением, приведены на рис. 10.21, а [350].
10.5. МЕТОДЫ РАСЧЕТА ОГНЕСТОЙКОСТИ
В предыдущих разделах показано? как опасность пожара может
быть увязана с требованиями огнестойкости, а следовательно, с резуль-
татами стандартных огневых испытаний. Если в прошлом такой подход
казался вполне приемлемым, то в настоящее время возникли много-
численные трудности, связанные с крупномасштабными испытаниями. К
ним относятся затраты, возможность воспроизводства реальных условий
в лаборатории и, конечно, соответствие результатов модельных испы-
таний реальным условиям пожара. Отсюда следует необходимость более
рационального подхода к защите конструкций от воздействия пожара,
что требует установления критерия разрушения и введения его в подхо-
дящую математическую модель. Разрушение большинства элементов
конструкций при пожаре может быть связано с потерей несущей способ-
ности при высокой температуре. Так, прочность стали начинает умень-
шаться при температуре около 550°С (> 1000°), но насколько быстро
произойдет разрушение элемента, изготовленного из конструкционной
стали, будет зависеть от статической определимости конструкции в це-
лом и условий ее закрепления. Так, стальная колонна или балка могут
сохранять свою несущую способность при значительно повышенных
температурах. В то же время не защищенный от воздействия огня сталь-
ной элемент конструкции может довольно скоро выйти из строя при
воздействии мощного теплового потока, хотя время, которое потре-
355
буется для доведения элемента до разрушения, зависит от его теплоем-
кости. Элементы конструкции могут быть защищены от воздействи
огня с помощью покрытия их соответствующим слоем изоляционного
материала [121], [278], толщина которого будет определять огнестой-
кость элемента в целом, в соответствии с документом о стандартных
испытаниях [18], [19], [61]. В железобетонных конструкциях арматура
защищена от теплового воздействия слоем бетона, хотя сам бетон теряет
свою несущую способность как только произойдет дегидратация и по-
теря воды кристаллизации. В условиях пожара может также произойти
растрескивание бетона с отслаиванием и обнажение арматуры. Влияние
температуры на строительные материалы в общем случае подробно рас-
смотрено в работах [4] и [232].
Если принять температуру стали 550°С за критерий начала разру-
шения, то в таком случае огнестойкость элемента конструкции может
быть определена на основе расчетов теплопередачи при условии, что
кривая зависимости температуры от времени при воздействии огня
известна. В качестве элементарного примера можно взять стандартное
испытание [формула (10.45)]. Рассмотрим тонкостенную колонну
квадратного поперечного сечения, с наружными размерами 0,2x0,2 м,
образованную пластинами толщиной 0,015 м и подверженную огневому
воздействию в печи колонного типа (рис. 10.24). Для того чтобы рассчи-
тать огнестойкость этой колонны должны быть известнь! следующие
данные: теплоемкость колонны; форма теплообмена внутри печи;
излучающая способность печи и колонны. Эта задача связана с неустано-
вившейся теплопередачей и требует численного решения. Приемлемое
приближение может быть достигнуто при ручном расчете, хотя задачу
такого типа лучше решать с помощью компьютера. Задачу неустано-
вившейся теплопередачи можно свести к одномерной задаче, если при-
нять, что колонна бесконечно длинная и прогрев ее осуществляется рав-
номерно. Если сталь ведет себя как материал с сосредоточенной тепло-
емкостью (разд. 2.2.2), то в таком случае тепло, передаваемое колонне
(для каждой единицы длины) в течение короткого интервала времени
At, составит
Qin = eroAs[(T^l)^ - (TJ)4] At +hAs(4+1 - T^) At . (10.47a)
Это количество тепла вызовет в стали подъем температуры на вели-
чину, определяемую теплоемкостью колонны (на единицу длины),
Qstored = VsPscs (Т^ 1 — Т^) , (10.476)
где As и Vs - шццдапь поверхности, м2, и объем м3 колонны, приходящиеся на
единицу длины; тр и Т-] - температуры, К, стали на конце (j + 1)-го и j-ro
интервалов времени соответственно; Т) +1 - температура печи (или пожара) на
конце (j + 1)-го интервала времени.
Результирующая относительная излучательная способность ег рас-
считывается на основе излучательной способности печи и стали (ер и
es соответственно) с помощью формулы (10.34). Типичными значени-
ями этих величин будут ер = 0,7 и es = 0,9, тогда ег = 0,65 и коэффи-
циент конвективного теплообмена h можно принять равным 0,023 кВт/
/(м2- К) [298]. Плотность ps и теплоемкость cs стали равны, соответст-
J56
Рис. 10.24. Поперечное сечение тонкостенной
колонны, к которой применяются формулы
(10.47а) и (10.476), а также (10.48). При-
веденный на рис. 10.25 график также отно-
сится к тонкостенной колонне заданного
сечения
5
м
о
венно 7850 кг/м3 и 0,54 кДж/ (кг-К), принимается, что эти величины не
зависят от температуры. Если приравнять величины и Qstored (фор-
мула (10.47)), то можно после преобразования и подстановки приве-
денных численных значений получить:
T<i+1 =US +^6,2664О'13 [(Т^1)4 - (TJS)4 ] +
+ 3,910'Ю'4 (T^+1 -T<j) .At.
(10.48)
Выбрав подходящий малый шаг по времени А и начав итерацион-
ные вычисления со значения t = 0 (т. е. j =0), можно найти значения
Tgl+1 исходя из температуры Т+1 (формула (10.45)) и температуры в
конце предыдущего временного интервала Т. Итерационный процесс
должен быть продолжен до тех пор, пока Т^+1 не станет больше 55О°С
(823 К); этот процесс подробно иллюстрируется в табл. 10.5 при At =
= 120 с, а результаты вычислений воспроизведены на рис. 10.25.
Как показал расчет, сталь достигает температуры 55О°С на 16,1 мин.
Итерационная процедура легко может быть реализована на программи-
руемом компьютере. Расчеты, приведенные в табл. 10.5, дают время,
необходимое для достижения разрушения, е некоторой недооценкой,
так как температура внутри печи и температура стали меняются непре-
рывно, а не по шагам, причем значением. Tpl+1 определяется общая тепло-
передача к колонне, в то время как Tls определяет общий теплоотвод.
Более точный результат можно получить при существенном уменьше-
нии шага по времени и проведении вычислений с помощью компьюте-
ра. Альтернативой к уменьшению шага At является осреднение темпе-
ратуры печи в течение каждого временного интервала. При-
мем ее равной (Тр + ТрГ()/2. Если применить эту уточненную процеду-
ру, можно прийти к иному результату; время, за которое колонна вый-
дет из строя, составит 17,3 мин, что довольно близко к результату,
полученному с помощью формулы (10.48) при At = 30 с (см. рис. 10.26).
(Заметим, что если бы колонна была сплошной, а не тонкостенной, то
при применении того же метода можно было бы показать, что для дости-
жения колонной температуры 55О°С потребовалось бы 38,5 мин.) Мож-
но было бы пойти на простое преобразование приведенной выше модели,
в которой Cs была бы зависимой от времени и т. д., но к задаче тепло-
357
Таблица 10.5. Расчет огнестойкости тонкостенной колонны
квадратного сечения (см. рис. 10.24) с помощью выражения (48):
At= 120 с
Адг = 6,266'Ю-13 [(TJF+ b4 -(Тj)4[At
BAt = З.ЭЮ.-Ю-ЧТ^! - T^jAt
TF = T0 + 345 log(0,133t + 1)
То = 293 К
Номер шага по времени t, с TF, К AAt, К BAt, К TS,K TS,°C
0 0 293 0 0 293 20
1 120 717 19,32 19,90 332 59
2 240 816 32,42 22,70 387 114
3 360 876 42,59 22,90 453 180
4 480 918 50,24 21,83 525 252
5 600 951 55,79 19,99 601 328
6 720 978 59,00 17,70 677 405
7 840 1002 59,96 16,23 753 480
8 960 1021 57,59 12,59 823 550
9 1080 1038 52,83 10,10 886 613
Примечание. Сталь достигает температуры 550°С (823 К) после восьми
итераций на 16-й мин.
передачи нельзя подходить столь упрощенно. Колонна получит тепло, из-
лучаемое газами и внутренними границами внутри печи. А поскольку
для последних характерен некоторый сдвиг температур в меньшую сто-
рону по сравнению с температурой газа (разд. 10.4) и,следовательно,
наличие влияния на общий уровень излучаемой тепловой энергии внут-
ри печи, то необходимо ввести в модель тепловую характеристику сте-
нок печи. Это приведет модель к еще более сложной форме, так что
расчет вручную становится невозможным.
Время выхода изолированной колонны из строя может быть также
найдено с помощью итерационной процедуры, но упрощающие допуще-
ния делают вычислительный процесс более четким. При больших зна-
чениях критерия Био (разд. 2.2.2) можно принять, что температура
внешней поверхности изоляционного слоя, покрывающего испытуемый
образец, равна температуре печи во все моменты времени в течение
испытаний. Кроме того, также принимается, что при итерации за каж-
дый шаг по времени достигается квазиравновесное состояние, так что
интенсивность теплопередачи через изоляцию задается формулой
(T^1 -Т0 , (Ю.49)
где к — коэффициент теплопроводности изоляционного материала, кВт/(м-К);
L - толщина изоляционного слоя.
Тогда тепловая энергия, поступающая в стальной образец, прихо-
дящаяся на единицу длины колонны за интервал времени At, составит
Qin = -£ (T^-T^AjAt, (10-50)
358
ТЕМПЕРАТУРА
Рис. 10.25. Расчетные кривые зависимости температуры от времени для тонко-
стенной колонны, показанной на рис. 10.24. Расчетные кривые сопоставляются
со стандартной кривой 1. При построении кривых использовались данные фор-
мулы (10.48) и табл.. 10.5
2 - данные табл. 10.5 при Lt =120 с; 3 - ДГ =30 с; 4 - Lt =120 с, но на каждом
шаге итерации = (Т^р + 7^ /2
где А; — площадь внутренней поверхности изоляции, приходящаяся на единицу
длины колонны, через которую тепло передается колонне, причем принимается,
что тепловой контакт колонны и изоляции идеален.
За интервал времени At повышение температуры в стальном образ-
це в таком случае составит
Ti+1 - =
__Qin _
VsPscs
(10.51)
Итерационный вычислительный процесс должен вестись согласно
процедуре, изложенной в табл. 10.5, до тех пор, пока не будет выпол-
нено неравенство Ts > 550°С.
Если известна кривая зависимости температуры от времени, то мож-
но, используя тот же критерий разрушения, подсчитать огнестойкость
стальных элементов конструкции, подвергаемых действию реальных
359
20 ММ
Рис. 10.26, Стальная балка пола, на нижнюю полку
которой опираются плиты пола, изготовленные из пред-
варительно-напряженного бетона ( 298]. Рисунок исполь-
зуется совместно с табл. 10.7
пожаров. На базе моделей, составленных в работах [29], [30], [298], а
также формулы, взятой из работы [233], можно получить входные
данные для проведения итерационных вычислений, описанных выше.
Фактически в работе [298] был разработан метод, выходящий за преде-
лы рассмотрения проблемы огнестойкости. В этой работе был предло-
жен метод исследования потери устойчивости элемента (под нагрузкой)
при максимальной температуре, что требует знания зависимости от тем-
пературы тех характеристик, которыми определяется прочность стали
(модуль упругости, напряжение текучести и т. д.). При этом отпадает
необходимость определять конкретную температуру разрушения такую,
как 55О°С, которая, как было отмечено ранее, является лишь уровнем
температуры, после которой элемент начинает резко терять свою несу-
щую способность. Однако более подробное рассмотрение данного во-
проса в этой книге не может быть проведено.
Температуру стального элемента в зависимости от времени во
время пожара можно вычислить с помощью выражения (10.48),в кото-
ром Тр может быть взята либо из модели работы [298] (интерполяци-
ей данных, представленных в табл. 10.2), либо может быть подсчитана
по формулам (10.42) и (10.43) работы [233]. В работе [298] реко-
мснду^тся использовать конкретные значения которые называют
результирующими коэффициентами относительной излучательной спо-
собности, хотя они относятся к различным конфигурациям элементов
конструкций, фактически эти значения являются комплексными зна-
чениями, в которых нашли отражение как излучательная способность,
так и геометрические особенности элемента конструкции. Значения
ег приведены в табл. 10.6.
Рассмотрим следующий пример, приведенный в работе [298]. Сталь-
ная балка, на нижнюю полку которой опираются железобетонные плиты
пола, как это показано на рис. 10.26, подвергается воздействию пол-
ностью развитого пожара в очаге, расположенном ниже. Повышение
температуры в стальном элементе за интервал времени At задается
формулой
Ts = —li-----(Tj+l _ T j ) , (W.52)
Pscs Vs
360
Таблица 10.6. Результирующие коэффициенты относительной
излучательной способности [ 298]
Тип конструкции 1 £г
1. Колонна, подверженная воздействию огня со всех сторон 0,7
2. Внешняя грань колонны с фасада 0,3
3. Балка пола, на которую опираются железобетонные плиты пола. Огонь действует непосредственно на нижнюю полку балки 4. Балка пола, на верхнюю полку которой опираются плиты пола: 0,5
двутавровая балка (отношение ширины к высоте менее 0,5) 0,7
то же (при отношении более 0,5) 0,5
решетчатая форма и балка коробчатого сечения 0,7
где 7, задается формулой (10.33) при Tg = Т^+1 и Т; = Т>. Обычно As/Vs - отно-
шение периметра, подверженного воздействию огня, к пл о Фади поперечного сече-
ния элемента.
Однако если действию огня подвержена лишь одна сторона, в таком
случае As — площадь поверхности, подверженной действию огня, Vs —
объем нижней полки балки, приходящийся на единицу длины балки.
В таком случае As/Vs = 1/0,02 = 50 м“', при значениях ps и cs, приве-
денных выше. Тогда выражение (10.52) можно переписать в виде
TJ+1= Т4 +l,18-10-:7i (T^-T^At.
(10.53)
До проведения дальнейших вычислений необходимо располагать
кривой зависимости температуры от времени во время пожара. Для
помещения с пожарной нагрузкой, соответствующей 100 МДж/м2 и
коэффициентом проема AWH2 /2/At = 0,08*22 кривая зависимости
температуры от времени может быть построена путем интерполяции
по данным одной из таблиц, приведенных в работе [298] (см.
табл. 10.2). Температура полки стальной балки может быть затем вы-
числена исходя из формулы (10.53) с помощькг процедуры, изложен-
ной выше, причем At = 120 с и Тр - осредненное значение на каждом
шаге по времени. Вычисления приведены в табл. 10.7, а значения Тр и Ts,
построенные в виде кривых зависимости от времени, показаны на
рис. 10.27.
Таблица 10.7. Расчет кривой зависимости температуры от времени
в стальной балке пола, изображенной на рис. 10.26, подверженной
действию реального пожара, описываемого кривой зависимости
температуры от времени [ 298] 1
Номера точек на кривой t, с TF,°c ЙзтДм’-К) 1 1 £ 1 1 ATS, °C TS,°C
1 0 20 20
2 207 0,032 187 9
3 120 29
4 622 0,055 593 46
361
Продолжение табл. 10.7
Номера точек на кривой t, с TF,°C Ti. кВт/(м2- К) 1 1 1 UhL) 1 Н о 1 ats, °C TS,°C
5 240 75
6 850 0,081 775 89
7 360 164
8 894 0,096 730 100
9 48и 264
10 937 0,114 673 109
11 600 373
12 900 0,119 527 88
13 720 461
14 850 0,122 389 67
15 840 528
16 734 0,110 206 32
17 960 560
18 620 0,099 60 8
19 1080 568
20 540 0,087 - 28 - 4
21 1200 564
1 См. рис. 10.27.
Кривая, приведенная на рис. 10.27, четко показывает, что после
15,5 мин нижняя полка стальной балки достигает температуры 55О°С,
причем на этапе затухания пожара. Произойдет разрушение балки или
нет, будет зависеть от условий ее нагружения и конкретных деталей
конструкции балки.
10.6. ВЫБРОС ПЛАМЕН ИЗ ГОРЯЩИХ ПОМЕЩЕНИЙ
Внешнее воспламенение, которым сопровождаются большинство
полностью развитых пожаров создает не только предпосылки распрос-
транения пожара на верхние этажи здания, но и угрозу устойчивости
внешних несущих элементов конструкций. Для того чтобы дать оценку
этому явлению, необходимо разобраться в поведении таких пламен.
В работе [75] размер пламеш! (и лучистый тепловой поток, действую-
щий на фасад здания) связывается с коэффициентом избытка горюче-
го fex, который задан выражением (10.22) (см. рис. 10.13 и 10.14),
однако указанная корреляция вообще недостаточно еще используется
применительно к оценке размеров пламени. В самом деле, есть сведения
о том, что даже при нулевом значении коэффициента избытка fex го-
рючего (стехиометрическое значение) или при еще меньшем значении
может произойти внешнее воспламенение.
Следовательно, необходимо опираться на эмпирическую корреля-
ционную зависимость, выведенную в работе [404]. Эта зависимость
была выведена на основе данных о выбросе пламен из горящих зданий,
приведенных в ряде работ [355], [400], [446]. Для корреляции данных
использовался безразмерный анализ восходящего факела. На основании
проведенного анализа были получены следующие выражения, которые
можно приближенно применять к пожару штабелей в закрытых поме-
щениях при отсутствии ветра. Разброс данных довольно значителен
362
I 000
о
о
<
<
ш
с
S
ш
Рис. 10.27. Кривая зависимости температуры от времени для ниж-
ней полки балки, показанной на рис. 10-26. Балка подвержена
действию пожара, происходящего этажом ниже (100 МДж/м2,
AwH1/I/At =0,08 м2)
d + Н = 12,8 (т/В)2/3 ; (1054)
х/Н = 0,454/no,s 3 . (10.55)
Смысл обозначений в приведенных выражениях раскрыт на рис. 10.28:
Н и В - высота и ширина вентиляционного проема соответственно, м; z — высота
кончика пламени над верхней кромкой оконного проема, м; m — скорость горе-
ния, кг/с; х - горизонтальный размах выброса плг лени от фасада здания, ml
п = 2В/Н — коэффициент формы.
Ширину пламени можно принять равной В, хотя при некоторых
выбросах вряд ли пламена могут достигнуть размеров широких прое-
мов. Кончик пламени определяется как точка, расположенная на оси
пламени, в которой Tf = 540°С (см. рис. 10.13). Авторы работы [224]
ввели приведенные параметры в руководство по проектированию защи-
ты внешних стальных конструкций, причем рекомендуется, чтобы ско-
рость горения m кг/с, рассчитывалась либо по формуле
т = М/1200, (1056)
где М - пожарная нагрузка (при допущении, что длительность большинства пожа-
ров составляет 20 мин),
или по формуле [400] .'
363
___Й / JX 1 /2
AWH‘ '2 V W
Рис. 10.28. Схема выброса пламени из
горящего помещения во время пол-
ностью развитого пожара. Обозначе-
ния х и z используются в выраже-
ниях (54) и (55)
1 - пожар в помещении; 2 - горю-
чее: штабеля древесины
= 0,18 [1 - ехр(-
0,036Aj . ,
AwHT7r)l ’
(10.57)
гце D и W - высота и ширина помещения, причем для дальнейших расчетов прини-
мается наименьшее значение из полученных по формулам (10.56) и (10.57).
Однако корреляционные зависимости (10.54) и (10.55) становятся
неправомерными при следующих обстоятельствах [404] :
1) при существенном теплоотводе от вырвавшегося пламени в фа-
сад здания;
2) при наличии ветра (пламя отклонится и уменьшит свою длину);
3) при наличии пожара в более низких этажах (пламена удлинятся,
благодаря тому, что восходящие снизу продукты сгорания вызовут
обеднение кислорода. Может произойти выброс пламен с различных
этажей (пожары в Сан-Пауло в 1972 и 1974 гг.) ;
4) при больших размерах площади очаги пожара (ш будет больше,
чем было принято в выражениях (10.56) и (10.57). и пламена будут
длинее (см. рис. 10.7,6);
5) при нецеллюлозном горючем и при горючем с низким значением
Lv (тепловая энергия, необходимая для образования летучих продуктов
горения) — последствия те же, что и в пункте 4.
Последние два обстоятельства (4 и 5) соответствуют большим зна-
чениям коэффициентов избытка горючего (выражение (10.22)) и озна-
чают необходимость введения этого параметра в корреляционные зави-
симости, определяющие высоту пламени (см. рис. 10.13).
10.7. РАСПРОСТРАНЕНИЕ ПОЖАРА ИЗ ПОМЕЩЕНИЯ
Распространение пожара из одного помещения в соседние, которое
в конечном итоге приводит к охвату пламенем всего здания, экспери-
ментально исследовалось мало. Обзор открытой информации в послед-
364
нее время был проведен в работе [314]. Наблюдение за распространени-
ем экспериментальных пожаров в зданиях, идущих на слом, привели к
концепции объемной скорости нарастания пожара, т. е. к выражению
(10.58)
где Vp - объем пожара или мера его распространения в любой момент времени.
Это означает, что пожар нарастает со скоростью экспоненты (Vp ~
~ exp (k t)) при условии, что очаг пожара однороден. Аналогичное до-
пущение относительно площади пожара делается, когда речь идет о по-
жаре внутри помещения (разд. 9.2.3).
Одной из исследованных конфигураций является распространение
пожара из комнаты в коридор. При этом пламена и раскаленные газы
выходят из горящего помещения, как это имеет место после полного
охвата помещения пламенем, и тем самым зажигают облицовку стен и
потолка (если она возгораема) и нагревают возгораемые поверхности
нижней части коридора, доводя их до условий воспламенения. Автор
работы [317] и его сотрудники изучили такой вариант пожара с неко-
торыми подробностями; речь шла о поведении ковровых дорожек в
коридорах и их вкладе в распространение пожара. Полный охват кори-
дора пламенем приводит к дальнейшему ограничению поступления воз-
духа в комнату, где. возник пожар, в результате горение будет продол-
жаться при избытке горючего, что вызовет усиление дымообразования.
При таких обстоятельствах будет иметь место существенное расширение
пламени ниже потолка (разд. 4.3.3) [178]. При этом не исключено, что
несгоревшие летучие продукты при их перемешивании с воздухом мо-
гут энергично сгорать, быть может, в местах, весьма отдаленных от ком-
наты, где возник пожар, например, в том месте, где коридор переходит
в лестничную клетку.
Пожар может распространяться из комнаты, где он возник, и дру-
гими путями. Сюда входят проломы в стенах, потолке и полу (включая
проломы запертых дверей) в результате длительного воздействия пожа-
ра, достаточного для преодоления сопротивления ограждения. Прони-
кание пожара через ограждения может осуществляться через всякого
рода отверстия, связанные с пропуском инженерных коммуникаций
(водопровода, электропроводки и т. д.) [314]. Такое распространение
пожара усиливается из-за положительного перепада давления, которое
существует над нейтральной плоскостью в охваченном пожаром поме-
щении (см. рис. 10.4); благодаря этому перепаду давления пламя и рас-
каленные газы выталкиваются через любые щели или проемы в ограж-
дениях помещения (разд. 11.2.16).
О распространении пожара во внешнее пространство путем выбро-
са пламен из окон было сказано в предыдущем разделе. Благодаря
конвективному и лучистому нагреву факелом пожара может произой-
ти разрушение окон и зажигание возгораемых материалов этажа, распо-
ложенного над горящим помещением. Было исследовано применение го-
ризонтальных козырьков между этажами с целью отвода пламен от фа-
сада здания. Первая полномасштабная работа в этом направлении,
осуществленная в Японии [446], показала, что при малом значении
365
коэффициента формы (2 В/Н), достаточно относительно небольшого
козырьяка. Если здание оснащено широкими окнами и тяга вырываю-
щегося пламени незначительна, потребуются сильно выступающие ко-
зырьки. Вообще этот принцип нашел подтверждение в ряде полномас-
штабных испытаний [24], [163], [269].
Глава 11
ДЫМООБРАЗОВАНИЕ И ДВИЖЕНИЕ ДЫМА
В работе [149] дым определяется как ’’совокупность газообразных
продуктов горения органических материалов, в которых рассеяны не-
большие твердые и жидкие частицы”. Это определение шире, чем боль-
шинство распространенных определений дыма. В одном определении
дым называют ’’совокупностью видимых летучих продуктов, образую-
щихся при сгорании материалов” (Краткий Оксфордский словать ан-
глийского языка). В определении работы [149] подчеркивается, что
твердые, жидкие и газообразные продукты, образующие дым, не дол-
жны рассматриваться отдельно. Сочетание сильной задымленности и
токсичности представляет наибольшую угрозу тем, кто находится в
здании, охваченном пожаром. В самом деле, статистические данные,
собранные в Великобритании и США, позволяют сделать вывод о том,
что более 50 % всех смертельных исходов при пожарах можно отнести
за счет того, что люди надышались (густым) дымом и токсичными
газами [186], [278].
За небольшими исключениями (разд. 11.1) дым образуется во
всех пожарах. Дым уменьшает видимость, тем самым он может задер-
жать эвакуацию людей, находящихся в помещении, что может привести к
воздействию на них продуктов сгорания, причем в течение недопустимо
длительного периода времени. При этих обстоятельствах люди могут
быть поражены вредными составляющими дыма, даже находясь в мес-
тах, удаленных от очага пожара. Влияние пониженного содержания
кислорода и вдыхаемых горячих газов становится весьма значительными
лишь поблизости от пожара.
Традиционно дым, состоящий из микрочастиц, рассматривается
отдельно от газообразных продуктов сгорания, хотя ясно, что методи-
чески поступать таким образом неправомерно. Существующими стан-
дартными методами испытаний по измерению параметров дыма охваче-
ны только те материалы, которые могут образовать при горении в опре-
деленных условиях мелкодисперсную смесь [15], [18], [19], [20].
Аспект токсичности рассматривается в совершенно другой серии испы-
таний; во всех этих испытаниях объектами воздействия газов, образу-
ющихся при пожарах, являются животные [108], [215], [304], хотя от-
носительно такого подхода в ряде публикаций выражется сомнение
[310]. Число образующихся газообразных продуктов и их распределение
366
весьма чувствительны к относительно слабым изменениям в ходе и ха-
рактере пожара. Было бы поэтому неправомерным предполагать, что
горючие материалы можно классифицировать по их токсическому по-
тенциалу, измеренному в отдельном экспериментальном пожаре. Даже
при проведении стандартных испытаний с заранее оговоренными усло-
виями [108] , [304] была обнаружена значительная изменчивость из-
меряемых параметров дыма [442]. Отсюда .однако,не следует вывод
о том, что на применение определенных материалов не надо наклады-
вать ограничений, особенно когда речь идет о помещениях, где могут на-
ходиться люди. Это относится к материалам, о которых известно, что
продукты их сгорания содержат опасные для здоровья вещества. Ярким
примером такого материала является поливинилхлорид, который при
нагревании выделяет газообразный хлорид водорода [487]. Посколь-
ку этот газ приводит к сильному раздражению органов дыхания, следу-
ет всячески избегать применения этого материала в больничных палатах,
где находятся больные, страдающие респираторными заболеваниями.
Тем не менее, есть указание на то, что можно с помощью методик
мелкомасштабных испытаний провести конструктивные измерения
выхода дыма, состоящего из мелкодисперсных частиц, при горении
различных материалов. Выход может быть оценен количественно путем
измерения оптической плотности дыма при определенных условиях.
Оптическая плотность непосредственно коррелирует с видимостью
[324]. В отличие от токсичности оптическая плотность является укруп-
ненной характеристикой, она почти нечувствительна к точному химичес-
кому составу отдельных составляющих рассматриваемой механической
смеси. Конечно, состав и объем продуктов выхода чувствительны к ви-
ду и условию горения, но вполне понятно, что возможно их прогнози-
рование на основе данных мелкомасштабных испытаний, коль скоро
механизм дымообразования достаточно хорошо изучен. В работе [329]
приведен обзор существующих стандартных дымовых испытаний, из
которого сделан вывод о том, что можно добиться удовлетворитель-
ного соответствия между реальными и прогнозируемыми результатами,
если проводить измерение оптической плотности дыма, который на-
капливается в некотором объеме или камере (см., например, [15]).
Испытаниям, в которых велись непрерывные измерения оптической
плотности дыма, поступающего из печи или камеры сгорания, были
присущи большой разброс результатов и недооценка выхода дыма.
Удобно выход дыма выражать через массу сгоревшего материала,
а точнее через единицу массы выделяемых летучих продуктов [329],
[353]. Это позволяет рассчитать общее количество дыма, который вы-
деляется во время пожара, в виде дымовой нагрузки (см. разд. 11.1.3);
можно также вычислить интенсивность дымообразования, если извест-
на скорость горения. При этом необходимо, чтобы метод, с помощью
которого генерируется дым, позволял бы воспроизводить в эксперимен-
те условия реального пожара. Однако ввиду широкого диапазона усло-
вий, которые складываются по ходу любого пожара, вряд ли удастся
добиться полной воспроизводимости условий пожара. Были проведены
сравнения данных дымообразования при полномасштабных экспери-
ментальных пожарах с расчетными данными, полученными на основе
результатов мелкомасштабных испытаний [93], [293], [316], [330].
Совпадение результатов, которое имело место, может быть, является
367
случайным, так как это связано с проведением стандартных испытаний,
условия которых хотя и оговорены, но редко могут быть строго соблю-
дены [316]. Во всяком случае, как говорят французы ’’сравнение не есть
доказательство”, так что на практике оценка суммарного выхода дыма
при пожаре проводится путем непрерывной регистрации непрозрачности
дыма по мере его истечения с конца коридора или через открытый двер-
ной проем [293], При таком подходе полученные результаты вероят-
но будут не часто обладать большим разбросом, но сомнительно, чтобы
они в какой-то мере коррелировали с результатами, полученными при
стандартных испытаниях таких, какие проводятся в США в соответствии
с документом ASTM Е 662—79 [15], и при которых обеспечивается
накопление дыма в испытательной камере.
Эксперименты, основанные на этой стандартной испытательной'
установке, ясно указывают на чувствительность выхода дыма к ряду
переменных экспериментальных величин, включая лучистый тепловой
поток, концентрацию кислорода, условия вентиляции, ориентацию и
геометрические характеристики испытуемого материала. Эти параметры
меняются по мере развития пожара. Однако можно указать на две раз-
личные части задачи о дымообразовании: первая часть, связанная с ран-
ними этапами пожара, когда он еще только начинается, и огнем охва-
чен лишь отдельный предмет, и вторая часть, связанная с этапом пожа-
ра, следующим за полным охватом помещения пламенем, вероятно
проходящем в режиме, регулируемом вентиляцией. Первая часть зада-
чи связана с обнаружением пожара, в то время, как последняя представ-
ляет собой предельный случай, при котором образуется большое коли-
чество дыма, который может сделать непроходимыми маршруты эва-
куации в местах, удаленных от очага пожара. Есть данные о том, что
результаты мелкомасштабных испытаний можно использовать для
расчета количества дыма, который образуется на ранних этапах пожара,
но до удовлетворительного решения задачи дымообразования примени-
тельно к этапу, следующему за полным охватом помещения пламенем,
необходимы дополнительные данные.
Первая часть этой главы (разд. 11.1) посвящена рассмотрению ито-
гов по измерению параметров дыма, в то время как последующие разде-
лы содержат краткий обзор по движению дыма. Этому аспекту пожара
придается все большее значение в связи с регулированием дыма и общей
пожарной безопасности в больших зданиях, и он включен в данную главу
в интересах полноты изложения.
11.1. ДЫМООБРАЗОВАНИЕ И ИЗМЕРЕНИЕ ПАРАМЕТРОВ ДЫМА
Дым, состоящий из мелкодисперсных частиц, образуется в результа-
те неполного сгорания. Он образуется как при беспламенном, так и при
пламенном горении, хотя характер частиц и формы их образования весь-
ма различны. Дым при тлении аналогичен дыму, который получается,
когда любой углеродсодержащий материал нагревается до температур,
при которых происходит химическое разложение и эволюция летучих
продуктов горения. Фракции с большим молекулярным весом конден-
сируются по мере их перемешивания с холодным воздухом, что приво-
дит к образованию тумана, состоящего из мельчайших капель смолы и
высококипящих жидкостей. Эти капли стремятся в условиях спокойно-
368
го воздуха слипаться, образуя мелкие частицы со средним диаметром
порядка одного микрона [36], и осаждаются на поверхностях, образуя
маслянистый остаток.
По своему характеру дым при пламенном сгорании материалов от-
личается от дыма при тлении. Он состоит почти целиком из твердых
частиц. В то время, как небольшая часть этих частиц может быть образо-
вана при абляции твердого материала в условиях воздействия на этот
материал мощного теплового потока, большая часть частиц образуется
в газовой фазе в результате неполного сгорания и высокотемпературных
реакций пиролиза при низких концентрациях кислорода. (В работе
[327] приведен обзор по данной тематике.) Следует заметить, что дым,
состоящий из твердых частиц, может образоваться даже, если исходным
горючим материалом является газ или жидкость.
Дымы обоих типов являются возгораемыми и могут образовать
воспламеняемую атмосферу. При поджигании такой атмосферы может
произойти взрыв. Это может произойти лишь при необычных обстоятель-
ствах. Примером наиболее подробно задокументированного пожара
является ’’Четхэмский матрасный пожар”, связанный с длительным
тлением матрасов из латексного каучука в большом пакгаузе [439]
(разд. 8.2).
11.1.1. Образование частиц дыма
В условиях полного сгорания горючее превращается в устойчивые
газообразные вещества (разд. 1.2.3), но это достигается при диффу-
зионном пламенном горении не часто, если вообще когда-либо имеет
место. При типичном пожаре перемешивание происходит за счет турбу-
лентных восходящих потоков, в которых наблюдаются значительные
перепады концентраций (разд. 4.3). В областях с низкой концентрацией
кислорода некоторая часть летучих продуктов может участвовать в ряде
реакций пиролиза. В результате этих реакций образуются ряд высоко-
молекулярных соединений, таких, как полициклические ароматические
углеводородные соединения и полиацетилены, которые, по-видимому,
являются очагом сажи внутри пламени [90], [327]. Именно присутствие
в пламени сажи придает диффузионному пламени его желтоватое све-
чение (разд. 2.4.3). Эти мельчайшие частицы (10 100 нм в диаметре)
могут подвергаться окислению внутри пламени [419], но при недоста-
точно высоких температурах и концентрации кислорода они стремятся
увеличиться и спекаться, образуя таким образом более крупные части-
цы, которые покидают области высокой температуры пламени в виде
дыма.
Важнейшую роль в этом процессе играет химический состав горю-
чего, послужившего основой дымообразования. Небольшое число чистых
горючих веществ горят несветящимися пламенами и не образуют дым.
Другие горючие вещества при идентичных условиях образуют значи-
тельные выходы частиц дыма в зависимости от их химического состава;
так, для ряда углеводородных горючих веществ характерна тенденция
образовывать все увеличивающиеся количества дыма в последователь-
ности, приведенной в табл. 11.1.
Горючие вещества, насыщенные кислородом, такие, как этиловый
спирт и ацетон, образуют при сгорании меньше дыма, чем углеводород-
369
24 - I 76
ТАБЛИЦА 11.1 ИЛЛЮСТРАЦИЯ СТРЕМЛЕНИЯ К УВЕЛИЧЕНИЮ ДЫМООБРАЗОВАНИЯ
УГЛЕВОДОРОДНЫХ ГОРЮЧИХ ВЕЩЕСТВ
ные соединения, из которых они образуются. Эти общие наблюдения
совместимы с измерениями возможных дымообразований твердых
возгораемых веществ. Таким образом, в условиях свободного горения
насыщенные кислородом горючие вещества, такие, как древесина и
полиметилметакрилат, образуют существенно меньше дыма, чем угле-
водородные полимеры; такие, как полиэтилен и полистирол. Из пары
последних полимеров полистирол производит при горении намного
больше дыма, так как летучие вещества, возникающие при распаде это-
го полимерного соединения, состоят в основном из стирола и его олиго-
меров, которые по природе являются ароматическими соединениями.
Рассмотрение химического механизма дымообразования выходит
за пределы тематики данной книги [327]. Тем не менее уместно кратко
рассмотреть, как можно измерить выход дыма и подробней остановить-
ся на тех аспектах, которые в настоящее время отличают дымообразо-
вание реальных пожаров от процесса дымообразования, моделируемого
при стандартных методах испытаний, о чем уже было упомянуто.
11.1.2. Измерение параметров дыма, образованного
твердыми частицами
Выход дыма, образованного твердыми частицами и исходящего
из горящего материала, может быть оценен одним из следующих мето-
дов.
1. Фильтрация дыма и определение массы материала, состоящего
из частиц (годится только для мелкомасштабных испытаний) [21].
2. Сбор дыма в заданном объеме и определение оптической плотнос-
ти (только при мелко- и среднемасштабных испытаниях) [15], [329].
3. Измерение оптической плотности дыма по мере его поступления
из камеры сгорания или горящего помещения и интегрирования этого
370
1
2
Рис. 11.1. Схема установки по измерению оптической плотности
1 - источник света; 2 - фотоэлемент; 3 - стабилизированный источник
энергоснабжения; 4 - источник тока, усилитель и регистрирующий
прибор
параметра по времени для получения меры полного (образованного
твердыми частицами) выхода дыма [18], [293], [439]. Преимуществом
измерения оптической плотности D является то, что эта величина корре-
лирует с видимостью. Оптическая плотность, дБ, определяется с по-
мощью регистрации усиления светового луча, проходящего через дым
(рис. 11.1) и вычисляется по формуле
D =-lOlog]о(1/10) , (111)
где 1 и 10 - интенсивности света, попадающего на фотоэлемент при наличии и от-
сутствии дыма соответственно.
Такое измерение даст более подходящие результаты, нежели вы-
числение значения процента затемнения (табл. 11.2), который находит-
ся из выражения
так как эта величина прямо пропорциональна массовой концентрации
частиц дыма в атмосфере С и обеспечивает линейный масштаб измере-
ния. Величина I задается в виде
I = Ioexp(-kCL) .
Таблица 11.2. Соотношение между процентом затемнения
и оптической плотностью (из выражения (11.1) )
Процент затемнения Оптическая плотность, дБ
Ю 0,46
50 90 95 99 3 10 13 20
371
100
НА 1 М ПУТИ ЛУЧА, дБ/М
Рис. 11.2. Соотношение между видимостью и оптической
плотностью (приходящейся на погонный метр пути луча)
для объектов, освещаемых рассеянным светом
1 - [322\; 2 - [247]; пунктирная линия - [2001. ( 201 ];
сплошная линия - простая корреляция, рекомендован-
ная в работе [ 88 ]
Это выражение является законом Бер-Ламберта (формула (2.71)), где
к — коэффициент поглощения дыма, a L — длина пути оптического луча.
По имеющимся данным [324] приведенное выражение для к дает
удовлетворительные результаты, хотя и зависит от распределения раз-
меров частиц [354]. Со временем дым ’’стареет”, и число частиц, прихо-
дящихся на единицу объема, уменьшается. Это происходит вследствие
слипания частиц и образования таким образом более крупных агрегатов.
В течение этого процесса к, как предполагается, уменьшается по мере
роста среднего размера частиц [354].
Дымовые пожарные извещатели ионизационного типа настроены на
число частиц, приходящихся на единицу объема, и лучше всего они ре-
агируют на ’’молодой” дым. Они могут реагировать и на мельчайшие
частицы размером в 10 нм, в то время как приборы, регистрирующие
рассеивание частиц и затемнение, не будут реагировать до тех пор, пока
размеры частиц не будут того же порядка, что длина волны света (О
(100 нм)).
372
В работе [324] было показано, что оптическая плотность, прихо-
дящаяся на один метр (т. е. D/L, дБ/м), удовлетворительно коррели-
рует с видимостью, причем 1 дБ/м соответствует примерно видимости
10 м (рис. 11.2). Эта корреляционная зависимость относится к общей
видимости через дымовую среду. Применительно к видимости указа-
телей выхода в зданиях существует значительная разница между теми
указателями, которые освещаются спереди, и теми указателями, кото-
рые освещаются сзади. На основе результатов, полученных в работе
[202], авторы работы [88] высказали предположение, что указатель,
снабженный собственной подсветкой, может быть увиден на расстоянии,
в 2,5 раза превышающем расстояние, с которого можно увидеть ука-
затель, освещаемый наружным источником.
11.1.3. Методы проведения испытаний по определению
потенциала дымообразования
Ввиду серьезности проблемы, которую создает дымообразование
при пожарах, не приходится удивляться тому мощному давлению, ко-
торое оказывается со стороны местных и общегосударственных органов,
отвечающих за общественную безопасность, на соответствующие орга-
низации с целью разработки последними метода испытаний материа-
лов, который позволил бы провести ранжирование по их способности к
дымообразованию. Однако при поиске такого испытания молчаливо
принимается, что выход дыма является внутренним свойством матери-
ала и что условия пожара, в который попал данный материал, имеют
лишь косвенное значение. Это допущение в последнее время подверг-
лось все возрастающей критике; стало очевидным, что явлению дымо-
образования как части процесса развития пожара уделялось недостаточ-
ное внимание. Наиболее популярными с практической точки зрения
среди многочисленных современных испытаний по дымообразованию
оказались испытания с использованием камеры дымовой плотности
Национального бюро стандартов США (табл. 11.3) [15].
Испытания, проводимые в последнее время, кроме испытаний по
методу Арапахо [21], в большинстве являются вариантами одного и
того же подхода, при котором—образец под воздействием теплового
потока распадается или под воздействием лучистого теплового потока
сгорает, при этом по мере накопления дыма в конечном объеме произ-
водится измерение оптической плотности [198], [329]. Общепризнано,
что выход дыма чувствителен к соблюдению точных условий, что резуль-
таты таких испытаний зависят от испытательных установок. На совре-
менном этапе метод испытаний Национального бюро стандартов [15]
включает воздействие номинально постоянного лучистого теплового
потока на квадратный образец (75x75 мм) материала.
Пламенное горение инициируется и поддерживается с помощью
решетки из шести небольших пламен запальника, непосредственно
воздействовавших на поверхность образца. Результаты испытаний выра-
жались с помощью удельной оптической плотности Dm
= (11.2)
10 LAs
373
Таблица 11.3. Сводка современных дымовых испытаний
Наименование | Тип | Литература
Ром-Хаас ХР-2 F, О, S ИЗ]
Испытание Национального бюро стандартов США R, О, S [15]
Испытание Арапахо F, G [21]
Аэродинамическая труба Штейнера F, О, D [18]
Испытания с помощью излучающей панели R, О, D [19]
Испытание с помощью калориметрической установки 050 R, О, D [17]
Дымовая камера Международной организации по стандартизации R, О, S [198]
Примечание. Расшифровка символов, используемых для обозначения
типа испытаний: F — образец подвергается действию только пламени; R — образец
подвергается действию лучистого теплового потока (при наличии или отсутствии
пламени); О — параметры дыма определяются по затемнению светового луча;-
G -параметры дыма определяются на основе гравиметрии; S — дым накаплива-
ется в известном объеме; D — параметры дыма измеряются во время его выхода
из испытательной установки.
где D - определяется выражением (11.1); V — объем испытательной камеры;
А — площадь поверхности образца, на которую действует лучистый тепловой
поток.
Характерные примеры пламенного и непламенного разложения
представлены в табл. 11.4.
Таблица 11.4. Сравнение выходов дыма при пламенном
и непламенном воздействии в дымовой испытательной камере
Национального бюро стандартов [ 15]
Материал Удельная оптическая плотность1
Полиэтилен 62 414
Полипропилен 96 555
Полистирол 717 418
Полиметилметакрилат 98 122
Полиуретан 684 426
Поливинилхлорид 445 306
Поликарбонат 370 41
1 Максимальная удельная оптическая плотность определяется по формуле
(11.2). Хотя с первого взгляда эта величина безразмерная, но по существу ее
размерность (Б/м)м3/м2, где Б/м соответствует десятикратному уменьшению
интенсивности света при прохождении пути длиной 1 м.
Поскольку оговорена лишь площадь образца, то Dm необходимо
определять в зависимости от толщины образца. Возможность воспроиз-
водимости и повторяемости результатов испытаний при равных усло-
виях испытаний такого типа более высокая по сравнении) с другими
испытаниями, хотя изменчивость результатов предположительно состав-
ляет ±25 % [15]. Авторы работы [329] провели измерения потенциала
374
дымообразования ряда материалов, причем дым поступал из печи, ко-
торая моделировала испытательную печь Национального бюро стандар-
тов [15], но камера для сбора дыма была гораздо большего размера
(13 м3 по сравнению с 0,5 м3). Авторы [329] выражали результаты по-
тенциала дымообразования через дымовой потенциал Do:
D
L
Do =
--- (дБ/м)м3/г ,
(И-З)
где — масса материала, превратившегося во время испытания в летучие продук-
ты разложения.
Если выражать результаты испытаний в таком виде, их легко при-
способить к практическим случаям. Если известна потеря массы при го-
рении и объем камеры, где накапливается дым, тогда можно подсчи-
тать оптическую плотность дыма в камере, выразив результат в дБ/м
применительно к понятию затемнение (з), которое было введено в рабо-
те [329]. Эта величина может коррелировать с видимостью, что пред-
ставлено на рис. 11.2. Значения Do для некоторых типичных материалов
в условиях пламенного и непламенного разложения приведены в
табл. 11.5.
Большинство распространенных материалов дают меньше дыма
при пламенном горении, нежели при непламенном, хотя имеются и за-
метные исключения (ср. табл. 11.4 и 11.5).
Таблица 11.5. Дымовые потенциалы различных материалов [ 329]
Материал Дымовой потенциал (зм’/м)1
при пламенном разложении при непламенном разложении
Теплоизоляционная слоистая плита 0,6 1,8
Мягкая ДСП 0,37 1,9
Жесткая ДСП 0,35 1,7
Фанера из березы ОД 7 1.7
Облицовочная фанера 0,18 1,5
а-целлюлоза 0,22 2,4
Жесткий поливинилхлорид 1,7 1,8
Экструдированный сополимер ари- 3,3 4,2
лонитрила, бутадиена и стирола
Жесткий полипеноуретан 4,2 1,7
Гибкий полипеноуретан 0,96 5,1
Сухая штукатурка 0,042 0,39
1 Дымовой потенциал определяется по формуле (11.3). Размерность 1 з,
т. е. (1 дБ/м) соответствует десятикратному уменьшению интенсивности света
при прохождении пути длиной 10 м.
В качестве примера рассмотрим, что произойдет, если полиуретано-
вая диванная подушка массой 0,5 кг загорится в комнате объемом
50 м3. Если после горения остается углистый остаток, составляющий
15 % массы исходного материала (т. е. = 0,85-0,5 = 0,425 кг) и если
вся дымо-воздушная смесь попала в дымовую камеру испытательной
375
установки (согласно рис. 11.2 это соответствует видимости чуть меньше
2 м), тогда оптическая плотность образовавшегося дыма составит
D _ D0WL_ 0,96-425
------------------------0,10 J .
L V 50
В этих расчетах произведение D0Wl (зм3) является мерой общего
количества дыма, выделяемого полиуретановым изделием при пожаре,
выраженного как некий объем, имеющий размерность оптической плот-
ности D/1 (1з). Это можно обобщить для определения суммарной дымо-
вой нагрузки комнаты или помещения общего назначения V = S D0Wp
Если известна Do и Wj для каждого возгораемого предмета в помещении,
то эту формулу можно применить для сравнения потенциала дымооб-
разования различных помещений внутри здания, хотя эта формула не
дает представления об интенсивностях дымообразования. Аналогич-
ный метод, основанный на использовании удельной оптической плотнос-
ти Dm,6bin предложен в работе [341].
Однако экспериментальных работ, подтверждающих правомерность
такого типа расчетов, было проведено мало, если вообще таковые были
проведены. В работе [330] приведены результаты по сжиганию неболь-
ших образцов некоторого числа материалов при конфигурации, способ-
ствующей свободному горению, для сопоставления выхода дыма с ре-
зультатами испытаний, проведенных по методу, который был разработан
в работе [329]. В общем случае было установлено, что выход дыма
уменьшался для нарочито трубообразной конфигурации сжигаемого
материала (рис. 11.3). Эту особенность можно отнести, главным обра-
зом, за счет того, что непрерывный захват пламенем поверхности сжига-
емого образца, находящегося в испытательной печи, затрудняется. Это
позволяет продуктам разложения покидать зону горения в несгоревшем
состоянии и образовывать более плотный дым.
Однако при истолковании и применении результатов этих экспери-
ментов возникают трудности. Так, по методике Национального бюро
стандартов [15] образец испытывается в условиях пламенного и непла-
менного горения, но на основании каких данных должны быть выбраны
соответствующие материалы, никаких рекомендаций нет. Кажется ло-
гичным принять значение при пламенном сгорании, так как дым обра-
зуется в таких условиях гораздо быстрее, чем в остальных случаях.
Однако при развивающемся пожаре еще несгоревшие материалы могут
подвергнуться облучению тепловым потоком, достаточным для возник-
новения термического разложения. Более того, по данным работ [115],
[330] при ограниченных условиях, недостаточной вентиляции и боль-
ших значениях интенсивности лучистых тепловых потоков происходит
резкое увеличение выхода дыма. Это увеличение выхода может дости-
гать, по всей вероятности, четырех-шестикратного значения при закры-
том пожаре по сравнению с открытым. С этим соображением необходи-
мо считаться при расчете дымовых нагрузок.
В то время как указанные выше эффекты все еще требуют числен-
ной оценки, зачастую имеет место недооценка того факта, что главным
фактором, который определяет время распространения дыма из зоны
очага пожара на другие области, а следовательно, опасное воздействие
дыма на эти области и пути эвакуации, является интенсивность дымо-
376
Рис. 11.3. Трубообразная конфигурация, исполь-
зуемая для образования дыма при свободном
горении возгораемых твердых веществ [ 330]
образования. Скорость горения материала должна рассматриваться сов-
местно с его потенциалом дымообразования. Рассмотрим гибкий поли-
пеноуретан, исследованный в работе [329] (см. табл. 11.5). Дымовой по-
тенциал его (0,096 зм3/г) лишь в 2—3 раза превышает значения этой ве-
личины для материалов, в основе которых может быть древесина, тепло-
изоляционная слоистая плита, мягкая и жесткая ДСП, но если судить
по чисто субъективной оценке пожаров, охватывающих эти материалы,
то можно прийти к выводу о том, что по своей способности к дымообра-
зованию полиуретан представляет собой соединение, совершенно несхо-
жее с указанными выше материалами, построенными на основе древе-
сины. Это обусловливается быстрым развитием пожара пенистого плас-
тического материала (разд. 6.3.2) и вследствие этого высокой ско-
ростью горения (см. табл. 5.6). Благодаря этой скорости возникнут
неприемлемо высокие уровни дыма, причем в более быстром темпе,
чем это имеет место у целлюлозосодержащих материалов. В самом
деле любой материал или сочетание материалов, которые при энергич-
ном горении могут привести к быстрому развитию пожара представ-
ляет угрозу для обеспечения безопасности людей. Предполагается, что
необходимо преобразовать результаты стандартного испытания к такой
форме [15], чтобы можно было отбраковывать те материалы, которые
могут при горении быстро выделять много дыма [348]; таким образом,
данные, которые обычно получаются при проведении испытаний по рас-
пространению пожара [59] и при проведении других испытаний, свя-
занных с выявлением интенсивности тепловыделения горючих [17],
станут рабочим материалом.
377
11 .2 ДВИЖЕНИЕ ДЫМА
Люди гибнут при пожарах в зданиях потому, что они не в состоянии
добраться до безопасного места до того, как на них успевают подейст-
вовать опасные для жизни факторы пожара. Этот вопрос рассматривался
в контексте расчета маршрута эвакуации в работе [248]. Автор ее раз-
личал следующие слагаемые времени эвакуации: tp — время от момента
возгорания до момента обнаружения пожара, ta — время от момента
обнаружения пожара до начала мероприятий по эвакуации и trs — время,
затрачиваемое на перемещение в место относительной безопасности
(см. формулу (9.1)). Эвакуация будет успешной, если будет выполнено
условие
tp + ta + trs < tu ,
где tu - время от момента возгорания до момента формирования условий, не-
совместимых с выживанием. Время tp и ta в значительной степени зависят от со-
стояния сознания человека. Время tIS подвержено влиянию многих факторов,
включая умение ориентироваться в сложной обстановке, геометрию здания и то-
го, в какой мере отдельный человек будет подвержен воздействию продуктов
разложения при пожаре.
Как уже указывалось ранее (гл. 9), шансу успешной эвакуации
можно способствовать обеспечением средствами раннего обнаружения
(что должно уменьшить tp) путем выбраковки материалов и отбрасы-
вания геометрических конфигураций, которые могли бы привести к
быстрому росту пожара (из-за увеличения tu). Для уменьшения време-
ни ta и trs могут быть приняты альтернативные меры; к ним отно-
сится обеспечение четко обозначенных и надежно спроектированных
маршрутов эвакуации, которые оставались бы незадымленными в
течение времени, необходимого для эвакуации здания.
Подавляющее большинство смертельных исходов при пожаре от-
носится к отравлению дымом и токсичными газами. В то время, как
многие из этих людей могли погибнуть от продуктов горения, находясь
во сне или при других обстоятельствах, не позволивших им покинуть
комнату, где появились губительные для жизни вещества, многие погиб-
шие были обнаружены в местах, удаленных от места пожара. Вероятно,
их гибель связана с неудачной попыткой найти путь эвакуации. Совер-
шенно ясно, что заложенная при проектировании здания система безо-
пасности должна включать средства защиты от дыма при движении лю-
дей по маршрутам эвакуации к безопасному месту. Для достижения
этой цели необходимо разобраться в режиме и движении дыма внутри
здания. Следует заметить, что здесь используется определение дыма,
приведенное в работе [149], так как это определение включает, в част-
ности, наличие токсических газов.
11.2.1. Силы, обусловливающие движение дыма
Дым, да и любая жидкость, будут двигаться под влиянием сил,
которые проявятся как градиенты давления внутри толщи жидкости.
Силы, обеспечивающие движение дыма внутри здания, создаются за счет
следующих факторов: а) выталкивающей силы, возникающей из-за
378
разностей внутренней и внешней температур окружающей среды; б) вы-
талкивающей силы, обусловленной самим пожаром; в) влияния внеш-
него ветра и движения воздуха; г) системой регулирования воздуха
внутри помещения.
Для расчета направления и скорости движения дыма все эти факто-
ры необходимо учитывать; вот почему ниже каждый из них будет
последовательно рассмотрен.
а. Перепад давления, обусловленный естественными выталкиваю-
щими силами. Наряду с естественными выталкивающими силами, кото-
рые создаются самим пожаром, в высоких зданиях необходимо счи-
таться с эффектом дымовой трубы. Концепция выталкивающей силы
была введена и развита в разд. 4.3.1. Пока температура дыма будет вы-
ше температуры окружающего воздуха, дым будет подниматься, причем
выталкивающая сила, приходящаяся на единицу объема,задается произ-
ведением g(p0 - р), где До - плотность окружающего воздуха, р -
плотность дыма, a g - ускорение свободного падения. Энергия, необхо-
димая для движения восходящих потоков, создается пожаром. Эти
потоки и будут доминирующим в движении дыма вблизи от пожара
(разд. 4.3).
В высоких зданиях, содержащих вертикальные пространства (лест-
ничные клетки, шахты лифтов и т. д.), перепады внутренней и наружной
температур вызовут перепады давления, обусловленные выталкиваю-
щей силой, что известно как эффект дымовой трубы. Если температура
внутри здания распределена равномерно и будет выше температуры
внешней (температуры окружающей среды), тогда возникнет естествен-
ный подсос воздуха самыми нижними слоями и выталкивание самых
верхних слоев (см. рис. 11.4, а и сравни с рис. 10.4). Рассмотрим сначала
вертикальный воздушный столб, содержащийся внутри шахты высотой
Н, которая открывается только внизу (рис. 11.5), при наружной тем-
пературе То и внутренней температуре Tj. Если внешнее давление на
уровне земли равно р0, то давление на высоте Н внутри и вне здания
составит:
Pi(H) =Po-PigH, (11.4)
Ро (Н) = р0-pogH , (11.57
где pj и р0 — плотности воздуха при Т, и То соответственно. Таким образом,
разность давлений между внутренним и внешним пространствами у вершины
здания составит
дР = (Ро ~Pi)gH , (11.6)
т. е. давление внутри здания будет выше, чем давление снаружи. Если
в шахте имеются проемы внизу и вверху, тогда при условии Tj > То
возникнет восходящий поток воздуха, причем там, где р0 = Pi устано-
вится нейтральная плоскость. После проведения расчета, аналогичного
выполненному выше, можно прийти к тому, что на любой высоте h над
нейтральной плоскостью, разность внутреннего и внешнего давлений
определяется по формуле
Ap = (p0-pj)gh. (11.7)
379
Рис. 11.5. Зарождение эф-
фекта дымовой трубы (от-
сутствие потока)
Рис. 11.4. Иллюстрация эффекта дымовой
трубы сопровождаемого циркуляционными по-
токами (То - внешняя температура; Т;
внутренняя температура)
а - Т0<Т-; б-Т0> Г,-
В реальных зданиях, конечно, имеются множество небольших щелей
утечки воздуха у окон и дверей, даже когда они закрыты. Эти неболь-
шие щели образуют как бы распределенные по зданию проемы. Над
нейтральной плоскостью воздух (или дым) будет стремиться выйти
наружу из шахты, в то время как ниже этой плоскости образуется
втекающий поток, который в свою очередь создает восходящее движе-
ние внутри шахты (рис. 11.4, а). Но, если внешняя температура выше
температуры внутри здания, как будет в случае оснащенных кондици-
онерами зданиях в странах с жарким климатом, тогда возникнет проти-
воположная ситуация (рис. 11.4, о). Воздух будет стремиться на дно
таких шахт и в случае возникновения пожара, исходное направление
дыма может оказаться противоположным по сравнению с тем, что пред-
лагалось.
Гидростатический напор, который будет обеспечивать течение за-
дымленного воздуха через шахту, можно подсчитать, если принять
допущение об идеальности задымленного воздуха, т. е. что этот воздух
подчиняется соотношению pV = nRT, если относительная молекулярная
масса задымленного воздуха приблизительно равна относительной мо-
лекулярной массе воздуха (0,0289 кг/моль); тогда выражение (11.6)
(см. выражение 1.10) преобразуется к виду
Др = З,46-1О3 (1/Т0 — l/Tj)H . (11.8)
Из этого выражения можно подсчитать скорость течения задымлен-
ного воздуха. При высоте здания 30 м и То = 273 и Tj = 293 К получим
Др = 26кН/м2. Но для вычисления движения дыма необходимо знать
высоту нейтральной плоскости. Если hj и h2 расстояния от нейтральной
плоскости до нижних и верхних проемов соответственно (см. рис. 11.4,
а), то
-^=(А2/А2)(ТО/Т1) , (11.9)
п2
380
где Aj и А, - площади поперечных сечений для нижнего и верхнего проемов
соответственно.
Это выражение первоначально было выведено для оценки утечки
через верхние и нижние двери помещения, охваченного пожаром. За-
метьте, что чем больше значение А2, тем выше будет расположена ней-
тральная плоскость над нижним проемом.
Значение эффекта дымовой трубы состоит в том, что благодаря его
влиянию может возникнуть весьма мощное движение относительно
холодного дыма вокруг здания повышенной этажности, причем этим
движением задымленный воздух забрасывается в такие области, в ко-
торых появлние дыма и не предполагалось (рис. 11.6). Пожар в нижней
части здания повышенной этажности может вызвать весьма быструю
задымленность в верхних этажах здания. Имеется ряд случаев, в кото-
рых это явление происходило [ 88].
б. Давление, непосредственно формируемое пожаром. Пожар в поме-
щении приводит к повышению температур, что в свою очередь создает
выталкивающие силы, приводящие к вытеснению раскаленных газов,
образующихся при пожаре, через верхнюю часть всякого вентиляцион-
ного проема (см. рис. 10.4 и 10.7) или через другие подходящие пути
утечки газовоздушной смеси. В работе [140] было выведено следую-
щее выражение, из которого можно получить предполагаемый диапа-
зон значений Др:
0,25 (m/T0Aw) 2Tf<fAp < 1 (rii/T0Aw)2Tf, (11.10)
где Tf - температуру в помещении, охваченном пожаром, К; То - температура
окружающей среды. К; Aw - площадь проема, м2; m — скорость горения, кг/мин.
Перепад давлений в данном случае относительно незначительный
(см. табл. 11.6), но он может усилить утечку дыма в другие части здания
при прочих благоприятных для развития пожара условиях.
Таблица 11.6. Типичные перепады давления при полностью
развитых пожарах [ 140]
Скорость горения, кг/мин Температура, °C Площадь проема, м2 । Др‘,Н/м2
4,55
4,55
870
870
1,84 (двеоь)
0,18 (небольшое
окно)
0,037-0,147
3,7-14,7
1 Перепад давления поперек проема.
в. Перепады давления, обусловленные ветром. Естественный ветер
может вызвать перераспределение давления вокруг оболочки здания,
которое будет в состоянии повлиять на движение дыма в здании. Рас-
пределение внешнего давления зависит от многочисленных факторов,
включая скорость и направление ветра, высоту и геометрию здания.
381
Рис .116 Влияние эффекта дым овй>
тру & на движение дыма в здании
повышенной этажности (Т. > То)
Ниже нейтр альнй плоскости сущест-
вует тенденция вовлечения задым-
ленного воздуха в центральный
ствол, в то время как выше этой
плоскости образуется вытекающий
поток (сравни рис. 11.4, а)
Вклад этих факторов может оказаться вполне достаточным, чтобы резко
ослабить действие прочих сил (как естественных, так и искусственных),
которые оказывают влияние на движение дыма. Вообще говоря, обдув
здания ветром приведет к высоким значениям давления на наветренной
стороне и может вызвать движение воздуха внутри здания в направле-
нии подветренной стороны, где давление ниже. Значение перепада давле-
ния пропорционально квадрату скорости ветра. В’работе [39] приводит-
ся формула, выведенная Тамурой и Шоу, для использования при рас-
чете напорных систем для регулирования дыма, а именно
20,16Т0 ’
(Н.П)
где и - скорость ветра, м/мин; То — температура окружающей среды К, дающая
перепад Др, Н/м2.
Если воспользоваться этой формулой, то можно подсчитать, что
ветер, дующий в фасад здания со скоростью 7 м/с (420 м/мин) при
температуре 293 К, вызовет перепад давления 30 Н/м2, который, на-
верное, будет достаточным, чтобы повлиять на течение дыма внутри зда-
ния, созданного пожаром и эффектом дымовой трубы (см. формулы
(11.8) и (11.10)).
На распределение давления на поверхности здания сильное влияние
оказывают непосредственное примыкание соседних зданий и геометрия
самого здания. Общераспространенным случаем является изолирован-
ное одноэтажное сооружение, например торговый центр, связанный с
многоэтажной башней - административным корпусом (рис. 11.7) .
Картина распределения ветра вокруг здания такой особой геометрии
может быть исключительно сложной и распределение давления на по-
верхности крыши торгового центра будет резко меняться при измене-
нии скорости и направления ветра [250]. Таким образом, в то время,
как есть возможность защитить одноэтажную часть торгового центра
от задымления во время пожара, целиком полагаясь на естественную
вентиляцию через дымовые люки в крыше, размещение и выбор типа
382
Рис. 11.7. (а) и (б) - Схемы, иллюстрируюивс распре.тпение воздушных потоков
вокруг одноэтажного здания торгового центра, увенчанного башней администра-
тивного корпуса; (в) - Изобары распределения давления на поверхности здания
для воздушных потоков схемы (а) и (б). Избыточное давление в Н/м2 [250]
конструкции люков должны быть основаны на, распределении давления,
которое следует ожидать на крыше торгового центра. Если при неко-
торых скоростях и направлениях ветра существует вероятность воз-
никновения относительно высокого давления поблизости от дымового
люка, то в таком случае применение естественной вентиляции не будет
являться надежным методом удаления дыма из торгового центра (см.
разд. 11.2.3).
г. Перепады давления, вызванные системами приточно-вытяжной
вентиляции. Многие современные здания оснащены системами приточно-
вытяжной вентиляции для обогрева, вентиляции и кондиционирования
воздуха (ОВКВ). При неработающих вентиляторах система воздушных
каналов может действовать как система каналов, через которые будет
383
удаляться дым под влиянием сил, рассмотренных выше, включая, в
частности, силы, обусловленные эффектом дымовой трубы в многоэтаж-
ных зданиях. Но, с другой стороны, указанное выше обстоятельство
может способствовать распространению дыма по всему зданию, причем
этот эффект может проявиться еще сильнее, если система будет функци-
онировать, когда вспыхнет пожар. Можно избежать такой ситуации пу-
тем автоматического отключения системы при срабатывании дымовых
пожарных извещателей ионизационного типа, в случае, если возникнет
пожар в той части здания, которая оснащена системой ОВКВ. Возможно
и альтернативное решение проблемы за счет другого уровня совершенст-
ва системы. Речь идет о том, что систему ОВКВ можно спроектировать
так, чтобы она регулировала отвод дыма из здания, в то же время обес-
печивая защиту других помещений и мест, где возможно появление
людей, за счет дистанционного управления отсечными калапанами. При
таком подходе требуется, чтобы имелось устройство, обеспечивающее
обратный приток воздуха внутри системы, и существовала, бы проду-
манная система надзора и эксплуатации. Такого типа системы двойного
назначения установлены в некоторых крупных складах в Великобрита-
нии. Краткое обсуждение роли систем ОВКВ содержится в работе [39].
11.2.2. Интенсивность дымообразования при пожаре
В предыдущем разделе рассматривались силы, которыми опреде-
ляется движение дыма. Перед тем как дать количественную оценку
связанных с этим проблем, необходимо знать интенсивность дымооб-
разования. Если известен дымовой потенциал Do горючего [ формула
(11.3) ], тогда интенсивность дымообразования может быть выражена
как riiD, где rh — скорость горения, г/с. Размерность интенсивности ды-
мообразования эм3 /с, равная числу кубических метров дыма единич-
ной оптической плотности, выделяемого в секунду. Если непрозрач-
ность дыма на месте, удаленном от очага пожара, еще можно оценить
по известному значению эффективного разбавления продуктов сгорания,
то такой расчет не дает возможности найти объемную ин-
тенсивность дымообразования.
Во время ранних этапов закрытого пожара, когда горение
носит местный характер, продукты сгорания будут постепенно раз-
бавляться по мере их подъема в восходящем факеле до того, как он
будет деформирован потолком (разд. 4.3.3). Раскаленный дым (поль-
зуясь определением, введенным в работе [149]) будет затем растекать-
ся в горизонтальном направлении в виде припотолочной струи до тех
пор, пока цым не найдет какую-либо щель или отверстие, через кото-
рое он мог бы продолжать свое движение вверх или, что более вероят-
ней, до тех пор, пока он не встретится с вертикальной преградой, такой
как стена, которая будет препятствовать дальнейшему движению и вы-
зовет разворот слоя дыма и его утолщение, ограниченное потолком и
стенами помещения (см. разд. 9.2.1). Скорость нарастания толщины
слоя дыма частично будет зависеть от скорости горения, но, главным об-
разом, от объема воздуха, который поступает в факел пожара перед
тем, как он войдет в припотолочный слой дыма.
В работе [403] было показано, что скорость, с которой воздух
поступает в факел пожара Й, можно рассчитать с помощью формулы
384
Рис. 11.8. Схема отвода раскаленных газов, образующихся при по-
жаре. Когда массовый расход М через вентиляционный люк будет
равен массовому притоку от факела пожара, к слою припотолоч-
ного дыма, тогда высота этого слоя установится на уровне у
(11.12), при составлении которой было принято, что общее количество
воздуха, поступающего в восходящий факел, пропорционально площади
его поверхности (см. разд. 4.3) :
М = O,O96Pfpoy3 '2 (gT0/Tf)1 '2 , (11.12)
... где Pf — периметр пожара, м; у — расстояние между полом и подстилающей по-
верхностью слоя дыма под потолком, т. е. высота чистого воздуха, м (рис. 11.8) •,
Ро — плотность окружающего воздуха, кг/м3; То и Tf — температуры соответст-
венно окружающего воздуха и факела пожара, К. __
Если принять р0 = 1,22 кг/м3; То =290 К и Tf = 1.100 К, тогда полу-
чим
М = 0,188Pfy3'2 кг/с . (11.13)
Типичным приложением формулы (11.13) является вычисление интен-
сивности удаления дыма, которая потребуется, чтобы избежать задым-
ленности помещений с большим скоплением людей, таких как торговые
центры. Целью этих усилий является недопущение снижения уровня слоя
дыма ниже критической высоты (скажем, у = 2 м, рис. 11.8). Восполь-
зовавшись формулой (11.13), получим, что интенсивность удаления
дыма должна быть
M = 0,188Pf(2)3 '2 =O,53Pf (11-14)
ИЛИ
25—176
385
5
ВРЕМЯ, С
Рис. 11.9. Уменьшение высоты нижнего слоя дыма со временем
применительно к пожару при периметре 6 м в помещении с высо-
той 5 м и площадью пола 100 м2. Принимается, что режим пожа-
ра - стационарный с момента t =0. График рассчитан по формуле
(11.166) [177]
VS = -°^f
Ps
(11.15)
где Vs — объемный расход, a ps — плотность дыма в месте его удаления (дымовой
вытяжной люк).
Поскольку плотность меняется обратно пропорционально темпера-
туре, то можно добиться удаления значительных объемов дыма. В
табл. 11.7 приведены данные о плотности воздуха вплоть до температу-
ры 1100 К; эти данные могут служить удовлетворительным приближе-
нием для плотности дыма.
Таблица 11.7. Зависимость плотности воздуха от температуры
Температура, К 280 290 300 500 700 1100
Плотность, кг/м3 1,26 1,22 1,18 0,7 0,5 0,32
Очевидно, что для того чтобы можно было вычислить Vs, необхо-
димо знать несколько параметров (Pf, у и Ts - температуру дыма у
вентиляционного люка). Объемный расход через вентиляционный люк
(который должен быть не меньше Vs) будет зависеть от площади венти-
ляционного люка Ts и от напора, обусловленного выталкивающей силой,
действующей при стационарных условиях, принятых при проектирова-
нии. Объемный расход зависит от Ts и толщины слоя раскаленного дыма
Н-у на рис. 11.8. В работах [88], [402], [403] было проведено подроб-
386
ное исследование этой задачи с помощью экспериментальных моделей
(разд. 4.4.4) и выведен ряд выражений, который может быть исполь-
зован для расчета площадей вентиляционных люков. Результаты их
исследований представлены в виде номограмм, предназначенных для
проектировщиков [88], [403]. Эти расчеты будут правомерны, если
при проектировании выполнено требование о достаточном количестве
воздушных входных напольных отверстий, обеспечивающих пополнение
помещения свежим воздухом, по мере удаления из него раскаленных
газов.
Разделим выражение (11.12) на ps — плотность слоя дыма, тогда
получим объемную интенсивность дымообразования (как в выражении
(11.15). Если выразить объем Vs в виде Vs = А(Н—у) ( где А — площадь
пола закрытого помещения), то с учетом преобразованного выражения
(11.12) и прицеденной формулы для Vs после интегрирования можно
прийти к следующему результату:
t = 20,8 ---
Pf
(__। /2 (_I___________1__
Ts gT0 y1'2 Hl/2'
(11.16a)
В работе [88] это выражение приведено несколько в ином виде, а
именно:
t =
- Pfg-«
_1______].
у1 /2 Н1>
(11.166)
при допущении, то Ts s 300°С. Приведенными выше формулами опреде-
ляется время, необходимое для того, чтобы слой дыма осел на высоте у
над полом, при этом приняты следующие обозначения: Pf — периметр
пожара, вспыхнувшего в закрытом помещении, А — площадь пола,
Н — высота помещения. Очевидно, что вентиляционные люки должны
быть в течение этого периода времени открыты для того, чтобы задер-
жать слой дыма на высоте у от пола. На рис. 11.9 показано, как меняется
у в зависимости от времени применительно к пожару периметром 6 м
при высоте помещения 5 м и площади помещения 100 м2. Такую ситуа-
цию можно принять за модель небольшой больничной палаты при пол-
ностью охваченной пламенем койке (без учета начального периода
нарастания пожара).
Если с помощью соответствующих средств вентиляции слой дыма
осел и поддерживается на высоте у над полом, тогда оптическую плот-
ность внутри этого слоя можно аппроксимировать следующим выраже-
нием:
D =
OJSSPfy3 /2 ’
где rn - скорость выгорания, кг/с a Do — эффективная стандартная оптическая
плотность, зависящая от материалов и условий горения.
Если не считать косвенного вклада температуры через плотность
ps, то подразумевается, что всяким влиянием температуры на потенциал
387
затемнения дыма можно пренебречь. Это выражение можно использовать
для оценки непрозрачности дыма, достигшего места, удаленного от
пожара, при условии, что можно получить численную оценку степени
дальнейшего поступления газообразных продуктов пожара и процент их
содержания в воздухе.
К настоящему времени создан ряд реализованных на ЭВМ матема-
тических моделей, с помощью которых можно рассчитать движение
дыма внутри многоэтажных зданий [123], [169]. Эти модели основаны
на режиме движения воздушных масс через здание, который обуслов-
лен перепадами давления стационарного состояния, сформированными
под действием четырех факторов, выделенных в разд. 11.2.1. В конце
концов, все модели относятся к небольшому пожару, который не созда-
ет значительного потока выделявшихся газов, выходящих из помеще-
ния, где возник пожар. Кроме того, принимается, что рассеивание носит
мгновенный характер, т. е. в любой области пространства не происходит
расслоение масс дыма. И хотя это может представляться серьезным
недостатком этих моделей, расчеты воздушных потоков, основанные
на распределении давления, которое соответствует стационарному
состоянию и принятым путям утечки газов, представляются вполне
удовлетворительными с точки зрения близости результатов, полученных
с помощью численных моделей, и данных, полученных как при мало-
масштабных, так и крупномасштабных испытаниях.
11.3. СИСТЕМЫ РЕГУЛИРОВАНИЯ ДЫМА
Существует ряд ситуаций, в которых регулирование дыма может
быть использовано в качестве меры предотвращения угрозы жизни лю-
дям и сохранности имущества. Для безопасности людей необходимо
обеспечивать условия, при которых маршруты эвакуации и лестничные
клетки были бы обездымлены. Этого можно добиться с помощью
устройства дымовытяжной вентиляции (например, в зданиях торговых
центров) или с помощью подачй под давлением свежего воздуха на
маршруты эвакуации (например, в многоэтажных зданиях). Регулиро-
вание дыма также играет важную роль с точки зрения сохранности
материальных ценностей. Это особенно относится к громадным, не
разделенным на помещения одноэтажным зданиям, где может возник-
нуть угроза быстрого распространения дыма (и огня) по всему зданию.
11.3.1. Регулирование дыма в зоне пожара
Большие неразделенные на отдельные помещения одноэтажные
здания обычно построены таким образом, чтобы в них могли размес-
титься те или иные технологические или коммерческие операционные
линии, например сборочные линии и т. д. Наличие разделений таких
зданий могло бы лишь создать затруднения для проведения соответст-
вующих технологических операций. Такие здания обычно полностью
оснащены системами сприклеров, так что любое возгорание будет но-
сить ограниченный характер. Однако дым может все-таки распростра-
ниться по всему зданию. Первым действием пожарной бригады по при-
бытии на место пожара может быть отвод дыма через проемы, устроен-
ные в крыше, что улучшило бы видимость над уровнем пола. Если по-
388
Рис. 11.10. Схема работы дымовых вен-
тиляционных люков во взаимодейст-
вии с дымовыми завесами, которые
образовывали своеобразный дымовой
резервуар под потолком
а - ситуация нулевого или отрицатель-
ного давления на уровне крыши; б-
положительное давление на уровне
крыши (см. рис. 11.7). На практике
предпочтительнее устраивать несколь-
ко небольших люков, нежели устраи-
вать один люк значительных размеров;
1 - дымовая завеса [ 88 ]
средством плавкой вставки либо включением системы регулирования
при срабатывании дымовых извещателей понизационного типа будут
автоматически открыты вентиляционные выходные отверстия соответ-
ствующего размера, то в таком случае задымления здания не произой-
дет, и доступ пожарной бригады к очагу пожара будет значительно об-
легчен. Кроме того, это устранит накопление раскаленного дыма под
потолком, что могло бы усилить нарастание пожара до полного охвата
всего помещения пламенем поблизости от очага пожара. Однако можно
указать на некоторые возражения против такого подхода. Если дымовые
вентиляционные люки будут работать эффективно, то необходимо
обеспечить не менее эффективную вентиляцию на уровне пола, что позво-
лит организовать свободый выброс раскаленных газов. Вот здесь и воз-
никает первое возражение: устройство системы дымовых вентиляцион-
ных люков в сочетании с вентиляцией на уровне пола будет способст-
вовать нарастанию пожара и более быстрому его распространению.
Такое соображение обычно используется в качестве довода против при-
нятия общей технической политики по оснащению зданий пожарной
вентиляцией. ~ -----
Второе возражение состоит в том, что если система дымовой венти-
ляции сочетается со спринклерами, то раннее включение первой системы
может вызвать отклонение потока раскаленных газов от головок сприн-
клеров, тем самым предотвращая их срабатывание.
Считаясь со всеми этими обстоятельствами, нельзя дать определен-
ный ответ о соотношении дымовой вентиляционной системы и сприн-
клеров. В каждом отдельном случае надо исходить из достоинств той
или иной системы. Если имеются веские причины для ограничения
распространения дыма внутри большого неразделенного на отдельные
отсеки пространства, то в таком случае может оказаться подходящим
компромиссное решение, а именно: сочетание автоматически откры-
вающихся вентиляционных люков и дымовых завесов для создания
дымовых резервуаров под потолком (рис. 11.10, а). Число, размер
и положение дымовых вентиляционных люков, необходимых для эф-
фективной вентиляции, можно рассчитать с помощью процедур, кратко
389
описанных в предыдущем разделе [88]. Теоретические основы по дан-
ному вопросу могут быть найдены в начальных технических докладах
по научно-исследовательской работе по теории пожара [402], [403].
Какие же факторы следует рассмотреть? Вот они: 1) размер пожара;
2) высота здания; 3) тип крыши; 4) распределение давления на крыше.
Факторы (1) и (2) уже были рассмотрены. Типом крыши (плоская,
скатная, щедовая, т. е. с фонарями, обращенными на север) определя-
ется необходимость устройства дымовой завесы, которая не только
ограничит распространение дыма, но и позволит образовать под потол-
ком напор выталкивающей силы, который усилит истечение дыма через
дымовой вентиляционный люк (см. рис. 11.10, а). При наличии поло-
жительного давления на крыше, обусловленного ветром, лучшим вари-
антом был бы переход к пониженной эффективности вентиляционного
люка, так как при слишком большом давлении вентиляционный люк
может начать действовать в обратную сторону (рис. 11.10, б) .
11.3.2. Регулирование дыма на маршрутах эвакуации
В то время как общим правилом является поддержание маршрутов
эвакуации свободными от дыма, могут сложиться ситуации, когда это
становится практически нереализуемым. Наиболее распространенным
примером является современный одноэтажный торговый центр, кото-
рый спроектирован таким образом, чтобы обеспечить беспрепятственное
движение людей внутри громадного замкнутого пространства, из кото-
рого они могут подойти к отдельному магазину. Торговый центр при
соответствующем качестве его проекта и правильном управлении сам
по себе не представляет пожарной опасности, но если в любом из мага-
зинов возникнет пожар, торговый центр быстро окажется задымлен-
ным, что сделает невозможной быструю эвакуацию. Существет два ме-
тода регулирования такой ситуации [177] : 1) выпуск дыма прямо из
магазина наружу; 2) устройство дымовых резервуаров с автоматичес-
кими вентиляторами в потолке торгового центра. Первый способ пред-
почтителен при больших размерах магазина, поскольку ко времени,
когда дым войдет в торговый центр, он в достаточной мере охладится
и значительно утратит плавучесть, необходимую для срабатывания
естественной вентиляции. Резервуары дыма, аналогичные тем, что пока-
заны на рис. 11.10, должны быть образованы внутри магазина для того,
чтобы задействовать непосредственную вентиляцию [88]. Однако соот-
ветствующие вентиляционные люки должны быть достаточно большими,
чтобы предотвратитьвтягивание дыма в здание торгового центра. Осна-
щение магазина аварийной дымовой дверью или пожарным затвором,
разделяющими магазин и остальное пространство торгового центра,
является непрактичным, так как эвакуационные маршруты должны ос-
таваться свободными. Вот почему этот метод физически возможно при-
менить лишь к наиболее крупным магазинам. Взаимодействие спринкле-
ров (при их наличии) со слоем дыма может вызвать некоторое охлажде-
ние и сброс охлажденных мелкодисперсных составляющих дыма вниз
в виде аэрозоли, причем охлажденный дым опустится до уровня пола.
Однако это не вызовет больших осложнений, как может показаться с
первого взгляда. Если толщина слоя дыма превышает 1 м и дым облада-
390
Рис. 11.11. Работа дымового вентиляционного люка при отсут-
ствии существенного восходящего потока дыма (слой дыма
тонкий). Аналогичный эффект будет иметь место при большой
толщине дыма, если площадь люка будет слишком большой
ет достаточно высокой температурой для того, чтобы задействовать
спринклер, то в таком случае дым сохранит достаточную плавучесть
для истечения через вентиляционные люки по крайней мере до того
момента, когда спринклеры начнут снижать интенсивность развернувше-
гося под ними пожара [73]. Кроме того, по крайней мере вначале неко-
торая часть дыма, попавшая под струи спринклеров, будет отброшена в
огонь вблизи уровня пола. Увлечение (и охлаждение) дыма можно
уменьшить с помощью уменьшения давления воды, разбрызгиваемой
спринклером.
Во всех магазинах, кроме самых больших, невозможно исключить
проникновение дыма, возникшего вследствие возгорания внутри торго-
вого центра, который поэтому должен быть оснащен собственной систе-
мой регулирования дыма. Если дым беспрепятственно движется под
потолком торгового центра, то он охлаждается и начинает спускаться
к полу, особенно около выходов, где дым может смешиваться с посту-
пающим в здание свежим воздухом. При этих условиях может очень
быстро произойти задымление и вентиляционные люки из-за слишком
малой толщины слоя дыма будут действовать неэффективно
(рис. 11.11). Вследствие этого необходимо, чтобы торговые центры,
кроме того, оснащались бы дымовыми резервуарами, достаточно боль-
шой высоты (> 1 м) для создания подпора плавучести, необходимой
для естественной вентиляции. Однако если торговый центр связан с
многоэтажной башней, тогда надо принять необходимые меры к тому,
чтобы распределение обратного давления на крыше этого сооружения
не блокировало работу вытяжной вентиляции (см. рис. 11.7) . В случае
возникновения такого рода осложнений необходимо оснащать здание
электровентиляторами для поддержки процесса вентиляции.
Общий важный принцип, лежащий в основе всех задач регулирова-
ния дыма, состоит в том, что суммарный объем дыма должен удер-
живаться на минимальном уровне. Этому способствует оснащение зданий
высокими дымовыми резервуарами. Если поддерживается высокая
температура и плавучесть, то меньше дыма нуждается в обработке и
удалении из здания. Задача обостряется в многоэтажных зданиях торго-
вых центров, построенных по типу крытых портиков, где пожар, возник-
ший в магазине на уровне пола, вызовет факел, которому для достиже-
ния уровня слоя дыма, скопившегося под потолком, понадобится неко-
391
Рис. 11.12. Наддув как средство поддержания обездымлен-
ного состояния маршрутов эвакуации. Сравни схему с рис.
11.6
1 - маршрут эвакуации, подверженный наддуву; 2 -- естест-
венная плоскость нулевого давления
торое время. Вовлечение дополнительного объема воздуха, которое бу-
дет иметь место при вертикальном движении приведет к значительному
увеличению эффективного объема дыма [266]. Значение этого эффекта
можно ограничить путем сужения первоначальной ширины вертикально-
го факела, но объем дымового резервуара и площадь вентиляционных
люков должны быть значительно больше, чем для одноэтажного торго-
вого центра.
11.3.3. Регулирование дыма на защищенных
маршрутах эвакуации
Дым не должен попадать на защищенные маршруты эвакуации.
Противодымовые двери между зоной пожара и защищенными маршру-
тами эвакуации будут способствовать удержанию дыма, но это дости-
гается при условии, если, во-первых, во время пожара двери будут за-
крыты и, во-вторых, если люди, пользующиеся дверью, чтобы пробрать-
ся к маршруту эвакуации, не будут долго держать дверь открытой.
Однако дым будет распространяться при естественном движении воздуха
внутри здания, а перепады давления могут вызвать попадание дыма на
маршруты эвакуации. Одним из способов преодоления этого эффекта
является проведение достаточного наддува маршрута эвакуации с тем,
чтобы даже при наиболее неблагоприятных условиях дым не попал на
маршрут эвакуации, так как создается отток чистого воздуха из зоны
392
маршрута эвакуации в соседние пространства. Такой методике уделяет-
ся большое внимание в Великобритании, Канаде, США и Австралии.
Соответствующим оборудованием оснащены несколько современных
многоэтажных зданий по всему миру. Принципы действия такой системы
иллюстрируются на рис .11.12.
Первоначальные исследования данной проблематики затрагивали
измерение перепадов давления, которые могут существовать поперек
дверных проемов и т. д., внутри помещения, обусловленных эффектом
дымовой трубы и действием ветра. Было показано, что перепадов давле-
ния 25—50 Н/м2 было бы достаточно, чтобы преодолеть самые неподхо-
дящие условия, которые могут возникнуть естественным путем, хотя
в случае весьма в(ысоких зданий эффект дымовой трубы может прео-
долеть даже и указанный выше перепад. Если подсчитать утечку воздуха
через цели у дверей, окон и т. д. на маршруте эвакуации, то можно будет
установить необходимую производительность вентилятора для поддер-
жания необходимого дополнительного давления. Британскими стандарт-
ными практическими правилами [64], [88] предусмотрен перепад
давления 50 Н/м2 при аварийных условиях. Такой перепад давления
можно создать с помощью нерерывно работающего вентилятора, кото-
рый задействован с вентиляционной системой, хотя в обычных условиях
он обеспечивает гораздо меньший перепад давления. Утечка через щели
вокруг дверей в остальные участки здания вызовет некоторое повьь
шенное давление в коридорах, ведущих к защищенным маршрутам эва-
куации. Это обстоятельство будет способствовать уменьшению (но не
предотвращению) поступления дыма в эти пространства.
Система наддува должна быть спроектирована с учетом того, что
одна дверь будет постоянно открыта, обеспечивая проход воздушного
потока через открытую дверь со скоростью 0,75 м/с, хотя допустимы
и более низкие значения, если имеется вестибюль между маршрутом
эвакуации (например, лестничная клетка) и коридором. Эта техника
подробно описана в работе [88].
Вопросы движения дыма и его регулирования широко исследуются
в Великобритании, США, Канаде и Австралии. Различные практические
правила, разработанные в разных странах, основаны, главным образом,
на результатах фундаментальных мелкомасштабных исследовании, в
которых масштабирование проводилось с помощью установившихся
методов моделирования.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Блинов В.И., Худяков Г.Н. Горение жидких бассейнов // ДАН
СССР. - 1957.-Т. ИЗ, № 25 С. 1094.
2. Блинов В.И., Худяков Г.Н. Диффузионное горение жидкостей. -
М.: Изд. АН СССР, 1961.
3. Франк-Каменецкий Д.А. Распределение температур в реакцион-
ном сосуде и стационарная теория теплового взрыва // Журн. физ.
химии. — 1939. — Т. 13, № 6. — С. 738—755.
4. Abrams, M.S. Behaviour of inorganic materials in fire, Design
of Buildings for Fire Safety ASTM STP 685 (eds E.E. Smith and
T.Z. Harmathy), 1979, 14-75. American Society for Testing and
Materials, Philadelphia.
5. Akita, K. Some problems of flame spread along a liquid surface.
14 th Symposium (International) on Combustion. 1972, 1075—1083.
The Combustion Institute, Pittsburgh.
6. Akita, K., and Yumoto, Y. Heat transfer in small pools and rates
of burning of liquid methanol. 10th Symposium (International) on
Combustion. 1965, 943-948. The Combustion Institute, Pittsburgh.
7. Alderson, S., and Vreden, L. Evaluation of the fire performance
of carpet underlayments. National Bureau of Standards, NBSIR
76-1018.
8. Alpert, R.L. Calculation of response time of ceiling—mounted
fire detectors. Fire Technology, 1972, 8, 181-195.
9. Alpert, R.T. The Third Full-Scale Bedroom Fire Test of the Home
Fire Project (July 30, 1975). Vol II - Analysis of Test Results (ed.
A.T. Modak). FMRC Technical Report Serial No. 21011, RC-B—48.
1976.
10. Alpert, R.L., and Ward, E.J. Evoluation of unsprinklered fire
hazards. Fire Safety Journal, 1984, 7,127—143.
11. Alvares, N.J. Some experiments to delineate the conditions for
trashover in enclosure fires. International Symposium on Fire Safety
of Combustible Materials, 1975, 375—383. University of Edinburgh.
12. American Society for Testing and Materials. Standard test
method for flammability ot finished textile floor covering materials.
ASTM D2859-76,1976.
394
13. American Society for Testing and Materials. Standard method
of test for density of smoke from the burning or decomposition of
plastics. ANSI/ASTM D2843-77,1977.
14. American Society for Testing and Materials. Standard test
method for flashpoint and firepoint by the Cleveland .Open Cup.
ASTM D92-78. 1978.
15. American Society for Testing and Materials. Standard test
method for specific optical density of smoke generated by solid
materials. ANSI/ASTM E662-79,1979.
16. American Society for Testing and Materials. Standard test
method for flashpoint by the Pensky-Martens Closed Tester
ASTM D93-80, 1980.
17. American Society for Testing and Materials. Proposed test
method for heat and visible smoke release rates for materials and
products, in Annual Book of ASTM Standards, Part 18, 1980.
18. American Society for Testing and Materials. Standard test
method for surface burning characteristics of building materials.
ASTM E84-81a, 1981.
19. American Society for Testing and Materials. Standard
methods of fire tests of building construction and materials. ASTM
El 19—81,1981.
20. American Society for Testing and Materials. Standard test
method for surface flammability of materials using a radiant heat
energy source. ASTM El 62—81, 1981.
21. American Society for Testing and Materials. Method for
gravimetric determination of smoke particulates from combustion
of plastic materials. ASTM D4100-82, 1982.
22. Andrews, G.E., Bradley, D. Determination of burning
velocities — a critical review. Combustion and Flame, 18, 133—
153,1972.
23. Anthony, E.J., Greaney, D. The safety of hot, selfheating
materials. Combustion Science and Technology, 1979, 21, 79—85.
24. Ashton, L.A., Malhotra, H.L. External walls of buildings.
I - The protection of openings against spread ef fire from storey to
storey. Fire Research Note, 1960, No. 836.
25. Babrauskas, V. Full scale burning behaviour of upholstered
chairs. National Bureau of Standards, NBS Technical Note, 1979,
No. 1103.
26. Babrauskas, V. Flame length under ceilings. Fire and Materials,
1980, 4,119-126.
27. Babrauskas, V. Will the second item ignite? Fire Safety
Journal, 1982,4, 281-292.
28. Babrauskas, V. Upholstered furniture heat release rates:
measurements and estimation. J. Fire Sciences, 1983,1,9—32.
29. Babrauskas, V., Willimson, R.B. Post flashover compartment
fires: basis of a theoretical model. Fire and Materials, 1978, 2, 39—53.
30. Babrauskas, V., Williamson, R.B. Post flashover compartment
fires, application of a theoretical model. Fire and Materials, 1979, 3,
1-7.
31. Babrauskas, V., Williamson, R.B. The historical basis of fire
resistance testing — Part I. Fire Technology, 1980, 14, 184—194.
32. Babrauskas, V., Williamson, R.B. The historical basis of fire
resistance testing — Part II, Fire Technology, 1980, 14, 304—316.
33. Back, E. L. Auto-ignition in hygroscopic organic materials.
Fire Safety Journal, 1981/1982, 4, 185-196.
34. Baker, R.R. Combustion and thermal decomposition regions
inside a burning cigarette. Combustion and Flame, 1977, 30, 21—32.
35. Bamford, C.H., Crank J., Malan D.H. The burning of wood.
Proceedings of the Cambridge Philosophical Society, 1946, 42, 166—
182.
36. Bankston, C.P., Cassanova, R.A., Powell, E.A., Zinn, B.T.
Review of smoke particulate properties data for burning natural
and synthetis materials. National Bureau of Standards, NBS-GCR—78—
147, 1978.
37. Bartknecht, W. Explosions. Course, Prevention, Protection. 1981,
Springer—Verlag, Berlin.
38. Baulch, D.L., Drysdale, D.D. An evaluation of the rate data for
the reaction CO + OH — CO2 + H. Combustion and Flame, 1974, 23,
215-225.
39. Benjamin, I.A., Fung, F., Roth, L. Control of smoke movement
in buildings; a review. National Bureau of Standards, NBSIR 77—1209,
1971.
40. Beyreis, J.R., Monsen, H.W., Abbasi, A.F. Properties of wood
crib flames. Fire Technology, 1971,7, 145 — 155.
41. Billmeyer, F.W. Textbook of Polymer Science, 1971,2 nd Edition.
Wiley, New York.
42. Block J.A. A theoretical and experimental study of nonpropo-
gating free-burning fires. PhD Thesis, Harvard University, 1970.
43. Block J.A. A theoretical and experimental study of nonpropa-
gating free-burning fires. 13th Symposium (International) on
Combustion, 1971, 971-978. The Combustion Institute, Pittsburgh.
44. Board of Trade. Carriage of dangerous goods in ships. Report
of the Standing Advisory Committee, 1966, Board of Trade, HMSO
London.
45. Boddington, T., Gray, P_, Harvey. D.I. Thermal theory of
spontaneous ignition', criticality in bodies of arbitrary shape.
Philosophical Transactions of the Royal Society, 1971, A270,
467-506.
46. Bohm, B. PhD Thesis, Technical University of Denmark, 1977.
47. Bohm, B. Calculated thermal exposure of steel structures in
fire test furnaces - a non-eres approach. Laboratory of Heating and
Air Conditioning, Tech. University Denmark, 1982, CIB Wl'4/82/73
(DK).
48. Botha, J.P., Spalding, D.B. The laminar frame speed of propane/
/air mixtures with heat extraction from the flame. Proceedings of the
Royal Society, 1954, A225, 71-96.
49. Bowes, P.C. Application of the theory of thermal explosion to
the self-heating and ignition of organic materials. Fire Research Note,
1971, No. 867.
50. Bowes, P.C. Fires in oil soaked lagging. Building Research
Establishment, BRE Current Paper СР ЗУ74, 1974.
396
51. Bowes, P.C. Self-heating: Evaluating and Controlling the
Hazards, HMSO, 1984, London.
52. Bowes, P.C., Cameron, A.J. Self-heating and ignition of
chemically activated carbon. J. Applied Chemistry and Biotechnology,
1971,21,244-250.
53. Bowes, P.C., Townsend, S.E. Ignition of combustible dusts on
hot surfaces. British Journal of Applied Physics, 1962, 13, 105—114.
54. Bowpan, C.T. Non-equilibrium radical concentrations in shock-
initiated methane oxidation. 15th Symposium (International) on
Combustion, 1975, 869—882. The Combustion Institute. Pittsburgh.
55. Brandrup, J., Immergut, E.H. (eds.). Polymer Handbook, 2nd
Edition. Wiley, New York, 1975.
56. Brannigan, F.L. (ed.) Fire Investigation Handbook. National
Bureau of Standards Handbook. 1980. No. 134, US Department of
Commerce.
57. Brenden, J.J. Effect of fire retardant and other salts on
pyrolysis products of Ponderosa pine at 280°C and 350°C. US Forest
Service Research Paper FPL 80. 1967, US Department of Agriculture.
58. British standards Institution. Method of test for flameproof
materials. BS 3119: 1959.
59. British Standards Institution. Fire tests for building
materials and structures. Part 6. Fire propagation test for materials.
BS 476 Part 6: 1968.
60. British Standards Institution. Surface spread of flame test for
materials. BS 476 Part 7; 1971.
61. British Standards Institution. Test methods and criteria for
the fire resistance of elements of building construction. BS 476 Part 8;
1972.
62. British Standards Institution. Method of test for flammability
of vertically oriented textile fabrics and fabric assemblies subjected
to a small igniting flame. BS 5438: 1976.
63. British Standards Institution. Electrical apparatus for poten-
tially explosive atmospheres. Part 7. Intrinsic safety ’i’. BS 5501 Part 7'.
1977.
64. British Standards Institution. Code of Practice for Fire
Precautions in the Design oE Buildings. Part 4; Smoke control in
protected escape routes using pressurisation. BS 5588; 1978.
65. Britisr Standards Institution. Method of test for the igni-
tability by smokers’ material of upholstered composites for seating.
BS 5852 Part 1:1979.
66. Britist Standards Institution. Fire detection and alarm systems
in buildings. Part 1. Code of Practice. BS 5839 Part 1: 1980.
67. British Standards Institution (1980b). Method of test for
determination of the punking behaviour of phenol-formaldehyde foam.
BS 5946; 1980.
68. British Standards Institution. Flashpoint by the Abel apparatus
[Statutory Method: Petroleum (Consolidation) Act 1928). BS 2000
Part 33; 1982.
69. Browne, F.L., Brenden, J.J Heats of combustion of the volatile
pyrolysis products of Ponderosa pine. US Forest Service Research
Paper FPL 19, 1964, US Department of Agriculture.
397
70. Bruce, H.D. Experimental dwelling room fires. Report No.
D 1941, 1953, Forest Products Laboratory, US Department of
Agriculture, Madison, Wisconsin.
71. Bryan, J.L. Fire Suppression and Detection Systems. 1974,
Glencoe Press, Beverley Hills.
72. Bullen, M.L. A combined overall and surface energy balance for
fully developed ventilation controlled liquid fuel fires in compartments.
Fire Research, 1977, 1, 171—185.
73. Bullen, M.L. The effect of a spinkier ot the stability of a
smoke layer beneath a ceiling. Fire Technology, 1977,13, 21-34.
74. Bullen, M.L. The ventilation required to permit growth of a
room fire. Building Research Establishment, BRE CP 41/78, 1978.
75. Bullen, M.L., Thomas, P.H. Compartment fires with non-
cellulosic fuels. 17th Symposium (International) on Combustion,
1979,1139-1148. The Combustion Institute, Pittsburgh.
76. Burgess, D.S., Strasser, A., Grumer, J. Diffusive burning of
liquids in open trays. Fire Research Abstracts and Reviews, 1961,
3,177-192.
77. Burgess, D.S., Zabetakis, M.G. Detonation of a flammable
cloud following a propane pipeline break. U.S. Bureau of Mines, RI
7752,1973.
78. Burgoyne, J.H., Cohen, L. The effect of drop size on flame
propagation in liquid aerosols. Proceedings of the Royal Society,
London, 1954, A225, 375-392.
79. Burgoyne, J.H., Katan, L.L. Fires in open tanks of petroleum
products: some fundamental aspects. J. Institute of Petroleum,
1947,33,158-185.
80. Burgoyne, J.H., Newitt, D.M., Thomas, A. Explosion characte-
ristics of lubricating oil mist in crank cases. The Engineer, 1954,
London, 198,165.
81. Burgoyne, J.H., Roberts, A.F. The spread of flame across a
liquid surface, Part 2.• Proceedings of the Royal Society London, 1968,
A308, 55-68.
82. Burgoyne, J.H., Roberts, A.F., Alexander, J.L. The significance
of open flash points. J. Institute of Petroleum, 1967, 53, 338—341.
83. Burgoyne, J.F., Roberts, A.F., Quinton P.G. The spread of
flame across a liquid surface, Part 1. Proceedings of the Royal
Society, London, 1968, A308, 39-54.
84. Burgoyne, J.H., Williams-Leir, G. Inflammability of Liquids.
Fuel, 1949,28, 145-149.
85. Burke, S. P., Schumann, T.E.W. Diffusion flames. Industrial
and engineering Chemistry, 1928, 20,998—1004.
86. Butcher, E.G., Bedford, G.K., Fardell, P.J. Further experiments
on temperatures reached by steel in building fires. Joint Fire
Research Organization Symposium No. 2, 1968, HMSO, London,
pp. 2-17.
87. Butcher, E.G., Parnell, A.C. Smoke Control in Fire Safety
Design.E. & F.N. Spon, Ltd, London, 1979.
88. Butcher, E.G., Chitty, T.B., Ashton, L.A. The temperature
attained by steel in building fires. Fire Research Station Technical
Paper, 1966, No. 15, HMSO, London.
398
89. Butler, C.P. Notes on charring rates in wood. Fire Research
Note, 1971, No. 896.
90. Calcraft, A.M., Green, R.J.S.,McRoberts, T.S. Burning plastics:
smoke formation. International Symposium on Fire Safety of
Combustible Materials, 1975, University of Edinburgh, 253-257.
91. Carslaw, H.S., Jaeger, J.C. Conduction of Heat in Solids. 2nd
Edition, Qxford University press.
92. Chitty, R., Cox, G. A method of measuring combustion
intermittency in fires. Fire and Materials, 1979, 3, 238—242.
93. Christian, W.J., Waterman, T.E. The ability of small scale
tests to predict full-scale smoke production. 1971, Fire Technology,
7,332-344.
94. Clancey, V.J. The evaporation and dispersal of flammable
liquid spillages. 5th Symposium on Chemical Process Hazards.
Institution of Chemical Engineers, 1974, Rugby, 80-98.
95. Cook, S.J., Cullis, C.F., Good, A.J. The measurement of the
flammability of mists. Combustion and Flame, 1977, 30, 309-317.
96. Corlett, R.C. Gas fires with pool-like boundary conditions.
Combustion and Flame, 1968, 12,19—32.
97. Corlett, R.C. Gas fires with pool-like boundary conditions:
further results and interpretation. Combustion and Flame, 1970, 14,
351-360.
98. Corlett, R.C. Velocity distributions in fires. Heat Transfer in
Fires (ed. P.L. Blackshear), 1974, 239—255, John Wiley and Sons, New
York.
99. Coward, H.F., Jones, G.W. Limits of flammability of gases and
vapors. U.S. Bureau of Mines Bulletin 503, 1952.
100. Croce, P.A. (ed.) A study of room fire development: the second
full scale bedroom fire test of the Home Fire Project. Factory Mutual
Research Corporation Serial 21011.4, RC 75—T—3, 1975.
101. Cullis, C.F., Hirschler, M.M. The Combustion of Organic
Polymers, 1981, Clarendon Press, Oxford.
102. Damkohler, G. Influence of turbulence on the velocity of
flames in gas mixtures. Z.Electrochem., 1940, 46, 601—626.
103. Deepak, D. Drysdale, DD. Flammbility of solids: an appartus_
to measure the critical mass flux at the firepoint. Fire Safety Journal,
1983,5, 167-169.
104. de Haan, J.D. Kirk’s Fire Investigation. 2nd Edition, John
Wiley and Sons, New York.
105. de Ris, J.N. Spread of a laminar diffusion flame. 12th
Symposium (International) on Combustion, 1969, 241-252. The
Combustion Institute, Pittsburgh.
106. de Ris, J.N. Modeling techniques for prediction of fires.
Applied Polymer Symposium No. 22, 1973, 185-193, John Wiley and
Sons, New York.
107. de Ris, J.N. Fire radiation — a review. 17th Symposium
(International) on Combustion. 1979, 1003-1016. The Combustion
Institute, Pittsburgh.
108. Deutsches Institut fur Normung. Erzeugung thermischer
zersetsungsprodukte von werkstoffen unter luftzufuhr und ihre
toxicologische prufung. Verfahren zur thermischen zersetzung.
399
DIN 534336, 1979.
109. Dixon—Lewis, G. Flame structure and flame reaction
kinetics. I. Solution of conservation equations and application to
rich hydrogen-oxygen flames. Proceedings of the Royal Society
(London), 1967, A289, 495-513.
110. Dixon-Lewis, G.L., Williams, D.J. Oxidation of hydrogen
and carbon monoxide, in Comprehensive Chemical Kinetics, 1977,
Volume 17 (eds C.H. Bamford, C.F.H. Tipper). Elsevier, Amsterdam.
111. Dixon-Lewis, G., Williams, A. Some observations on the
combustion of methane in premixed flames. 11th Symposium
(International) on Combustion. 1967, 951—958. The Combustion
Institute, Pittsburgh.
112. Drysdale, D.D. Aspects of smouldering combustion. Fire
Prevention Science and Technology, 1980, No. 23, 18—28. Fire
Protection Association, London.
113. Drysdale, D.D. Unpublished results, 1981.
114. Drysdale, D.D. Ignition: the material, the source and
subsequent fire growth. Society ot Fire Protection Engineers,
Technology Report 83—5. (Presented at the 1983 SFPE Seminar on
Fire Protection Engineering, Kansas City, Missouri, May 1983.)
115. Drysdale, D.D., Abdul—Rahim, F.F. Smoke production in fires.
I. Small scale experiments. To be published by the American Society
for Testing and Materials.
116. Drysdale, D.D., Kemp, N. Prevention and suppression of
flammable and explosive atmospheres, in Factories: Planning, Design
and Modernisation (ed. J. Drury), 1982, The Architectural Press,
London, 266-286.
117. D’Souza, M.V., McGuire J.H. ASTM E—84 and the flammability
of foamed thermosetting plastics. Fire Technology, 13, 85—94, 1977.
118. Dugger, G.L., Weast, R.C., Heimel, S. Flame velocity and
preflame reaction in heated propane-air mixtures. Industrial and
Engineering Chemistry, 1955, 47,114—116.
119. Dusinberre, G.M. Heat Transfer Calculation by Finite
Difference. International Textbook Company, 1961, Scranton.
120. Egerton, A.C., Gugan, K., Weinberg, F.J. The mechanism of
smouldering in cigarettes. Combustion and Flame, 1963, 7, 63—78.
121. Elliot, D.A. Fire and steel construction: protection of
structural steelwork. CONSTRADO Publication 4/74, 1974, Construction
Streel Research and Development Organization, London.
122. Emmons, H.W. Fundamental problems of the free-burning
fire. 10th Symposium (International) on Combustion, 1965, 951 —
964. The Combustion Institute, Pittsburgh.
123. Evers, E., Waterhouse, A. A complete model for analysing
smoke movement in buildings. Building Research Establishment
BRE CP 69/78,1978.
124. Fang, J.B. Fire build-up in a room and the role of interior
Finish materials. National Bureau of Standards. NBS Technical Note,
1975, No.879.
125. Fang, J.B. Measurement of the behaviour of incidental fires
in a compartment. National Bureau of Standards. NBSIR 75—679,
1975.
400
126. Fatal mattress store fire at Chatham Dockyard. Fire, 1975,
225,57,388.
127. Fernandez—Pello, A.C. Downward flame spread under the
influence of externally applied thermal radiation. Combustion Science
an^rTechnology, 1977,17, 1-9.
128. Fernandez—РеПо, A.C. Upward laminar flame spread under the
influence of externally applied thermal radiation. Combustion Science
and Technology, 1977,17, 87—98.
129. Fernandez-РеПо, A.C., Santoro, R.J. On the dominant mode
of heat transfer in downward flame spread. 17th Symposium
(International) on Combustion, 1980, 1201-1209. The Combustion
Institute, Pittsburgh.
130. Fernandez—Pello, A.C., Williams, F.A. Laminar flame spread
over PMMA surfaces. 15th Symposium (International) on Combustion,
217—231. The Combustion Institute, Pittsburgh.
131. Field, P. Dust Explosions. Volume 4 of Handbook of Powder
Technology (eds J.C. Williams, and T. Allen), 1982, Elsevier Science
Publishers, Amsterdam.
132. Fine, D.H., Gray, P., Mackinven, R. Experimental measurement
of self-heating in the explosive decomposition of diethylperoxide.
12th Symposium (International) on Combustion, 1969, 545—555. The
Combustion Institute, Pittsburgh.
133. Fire Protection Association. Fire and related properties of
inductrial chemicals. Fire Protection Association, 1972, London.
134. Fons, W.L., Analusis of fire spread in light forest fuels.
J. Agricultural Research, 1946,72.93—121.
135. Friedman, R. A survey of Knowledge about idealized fire
spread over surfaces. Fire Research Abstracts and Reviews, 1968, 10,
1-8.
136. Friedman R. Aerothermodynamics and modeling techniques
for prediction of plastic burning rates. J. Fire and Flammability,
1971,2,240-256.
137. Friedman, R. Behaviour of fires in compartments. International
Symposium on Fire Safety of Combustible Materials, 1975, 100—113,
Edinburgh University.
138. Friedman, R. Ignition and burning of solids, Fire Standards
and Sofety, 1977, ASTM STP 614 (ed. A.F. Robertson), 91-111.
American Society for Testing and Materials, Philadelphia.
139. Fristrom, R.M., Westenberg, A.A., Flame Structure. McGraw-
Hill, 1965, New York.
140. Fung, F. Evaluation of a pressurised stairwell smoke sontrol
system for a twelve storey apartment building. National Bureau of
Standards, NBSIR 73-277,1973.
141. Gann, R.G., Earl, W.L., Manka, M.J., Miles, L.B. Mechanism
of cellulose smouldering retardance by sulphur, 18th Symposium
(International) on Combustion, 1981, 571—578. The Combustion
Institute, Pittsburgh.
142. Gaydon, A.G., Wolfhard, H.G. Flames: Their Structure,
Radiation and Temperature. 4th Edition. Chapman and Hall, 1979,
London.
143. Glassman, L, Dryer, F. Flame spreading across liquid fuels.
Fire Safety Journal, 1980/81, 3,123—138.
401
144. Gray, P., and Lee, P.R. Thermal explosion theory, Oxidation
and Combustion Reviwes, 2, 1967, C.F.H. Tipper, 1—183. Elsevier
Amsterdam.
145. Gray, W.A., Muller, R. Engineering Calculations in Radiative
Heat Transfer, 1974,Pergamon Press, Oxford. ,
146. Greenwood, C.T., Banks, W. Synthetic High Polymers, 1968,
Oliver and Boyd, Edinburgh.
147. Greenwood, C.T., Milne, E.A. Natural High Polymers, 1968.
Oliver and Boyd, Edinburgh.
148. Gross, D. Experiments on the burning of cross piles of wood.
Journal of Research, National Bureau of Standards, 1962, 66C, 99-105.
149. Gross, D., Loftus, J.J., Robertson, A.F. Method for measuring
smoke from burning materials. Symposium on Fire Test Methods -
Restrained and Smoke, 1966, 1967, ASTM STR 422 (ed. A.F. Robertson),
166-204. American Society for Testing and Materials, Philadelphia.
150. Grosshandler, W.L., Modak, A.T. Radiation from non-
homogeneous combustion products. 18th Symposium (International)
on Combustion, 1981, 601-609. The Combustion Institute, Pittsburgh.
151. Gugan, K. Technical lessons of Flixborough. The Chemical
Engineer, May 1976.
152. Gugan, K. Unconfined vapour cloud explosions. Institution of
Chemical Engineers, 1979, Rugby.
153. Hadvig, S., Paulsen, O.R. One dimensional charring rates in
wood. J. Fire and Flammability, 1976, 7, 433—449.
154. Hagglund, B., Persson, L.E. An experimental study of the
radiation from wood flames. FoU—Brand, 1976a, 1, 2—6.
155. Hagglund, B., Persson, LE. The heat radiation from
petroleum fires. FOA Report. C20126—D6 (A3), 1976, Forsvarets
Forskningsanstalt, Stockholm.
156. Hagglund, B., Jansson, R., Onnermark, B. Fire development
in residental rooms after ignition from nuclear explosions. FOA
Report C20016-D6 (A3), Forsvarets Forskningsanstalt, Stockholm.
157. Hall, A.R. Pool burning: a review, in Oxidation and Combustion
Reviews, 1973, 6 (ed. C.F. H. Tipper), 169-255. Elsevier, Amsterdam.
158. Hall, C. Polymeric materials: an Introduction for Technolo-
gists and Scientists. 1981, Macmillan Press, Ltd, London.
159. Hall, H. Oil tank fire boilover. Mechanical Engineering, 1925,
47, 540.
160. Hamilton, D.C., Morgan, W.R. NACA Technical Note
TN-2836, 1952.
161. Harmathy, T.Z. A new look at compartment, fires. Parts I and
II. Fire Technology, 1972, 8,196-219, 8, 326-351.
162. Harmathy, T.Z. Mechanism of burning of fully-developed
compartment fires. Combustion and Flame, 1978, 31, 265—273.
163. Harmathy, T.Z. Design to cope with fully developed
compartment fires, Design of Building for Fire Safety (eds E.E.
Smith and T.Z. Harmathy). 1979, American Society for Testing and
Materials, STP 685,198-276.
164. Harris, R.J. The Investigation and Control of Gas Explosions
in buildings and Heating Plant, 1983, E. & F.N. Spon, Ltd, London.
402
165. Hawthorne, W.R., Weddell, D.S., Hottel, H.C. 3rd Symposium
(International) on Combustion, 1949, 266—288. Williams and Wilkens,
Ba)timire.
166. Health and Safety Executive. Flame arreaters and explosion
reliefs. Health and Safety Series Booklet HS (G) 11, 1980, HMSO,
London.
167. Hertzberg, M. The flammability limits of gases, vapours and
dusts: theory and experiment, Symposium on Fuel—Air Explosions,
3—47, 1982, University of Waterloo Press.
168. Hertzberg, M., Johnson, A.L., Kuchta, J.M., Furno, A.L. The
spectral radiance, growth, flame temperatures and flammability
behaviour of large scale, spherical combustion waves, 16th Symposium
(International) on Combustion, 1981, 767—776. The Combustion
Institute, Pittsburgh.
169. Heselden, A.J.M., Baldwin, R. The movement and control of
smoke on escape routes in buildings. Building Research Establishment,
Current Paper CPI 3/76, 1976.
170. Heselden, A.J.M., Melinek, S.J. The early stages of fire growth
in a compartment. A co-operative research rpogramme of the CIB
(Commission W14). First Phase. Fire Research Note No. 1029, 1975.
171. Heskestad, G. Similarity relations for the initial convective
flow generated by fire. American Society of Mechanical Engineers,
Winter Annual Meeting, New York, November 26—30,1972.
172. Heskestad, G. Physical modeling of fire. J. Fire and Flamma-
bility, 1975,6,253-273.
173. Heskestad, G. Unpublished results. 1976.
174. Heskestad, G. Peak gas velocities and flame heights of
buoyancy-controlled turbulent diffusion flames. 18th Symposium
(International) on Combustion, 1981, 951—960. The Combustion
Institute, Pittsburgh.
175. Heskestad, G. Engineering relations for fire plumes. Society
of Fire Protection Engineers, Technology Report 82—8, 1982.
176. Heskestad, G. Luminous heights of turbulent diffusion flames.
Fire Safety Journal, 1983, 5, 103-108.
177. Hinkley, P.L. Some notes on the control of smoke in enclosed
shopping centres. Fire Research Note No. 875, 1971.
178. Hinkley, P.L., Wraight, H.G.H. The contribution of flames
under ceilings to fire spread in compartments. Part II. Combustible
ceiling linings. Fire Research Note No. 743, 1969.
179. Hinkley, P.L., Wraight, H.G.H., Theobald, C.R. The contribu-
tion of flames under ceilings to fire spread in compartments. Part 1:
Incombustible ceilings. Fire Research Note 712, 1968.
180. Hirano, T., and Tazawa, K. A further study of the effects of
external thermal radiation on flame spread over paper. Combustion and
Flame, 1978,32,95-105.
181. Hirano, T., Noreikis, S.E., Waterman, T.E. Postulations of
flame spread mechanisms. Combustion and Flame, 1974, 22, 353—363.
182. Hirst, R., Savage, N., Booth, K. Measurement of in erting
concentrations. Fire Safety Journal, 1981/82,4, 147—158.
183. Holman, J.R. Heat Transfer, 4th Edition, 1976, McGraw-
Hill, New York.
403
184. Holmes, F.H. Flammability testing of apparel fabrics.
International Symposium on Fire Safet-y of Combustible Materials,
1975, 317—324. Edinburgh University.
185. Holve, D.J., Samyer, R.F. Measurement of burning polymer
flame structure and mass transfer numbers. Technical Report No.
ME—74—2, 1974, Department of Mechanical Engineering, University
of California, Berkeley.
186. Home Office. UK Fire and Loss Statistics 1981, 1983.
187. Hottel H.C. Radiant heat transmission, Mechanical Engineering,
1930,52.
188. Hottel, H.C. Review. Certain laws govering the diffusive
burning of liquids, by Blinov and Khudiakov (1957). (Dokl Akad.
Nauk SSSR, 113, 1096). Fire Research Abstracts and Reviews, 1959,
1,41-43.
189. Hottel, H.C. Fire Modelling in International Symposium
on The use of models in fire research (ed. W.G. Berl), 1961, National
Academy of Sciences, Publication 786 (Washington), 32.
190. Hottel, H.C., Egbert, R.B. American Institution of Chemical
Engineers Transaction, 1942, 38.
191. Hottel, H.C., Hawthorne, W.R. 3rd Symposium (International)
on Combustion, 1949, 255-266. Williams and Wilkins, Baltimore.
192. Hottel, H.C., Sarofim, A.F. Radiative Transfer McGraw-Hill,
New York, 1967.
193. Huggett, C. Habitable atmospheres which do not support
combustion. Combustion and Flame, 1973,20, 140—142.
194. Huggett, C. Estimation of rate of heat release by means of
oxygen consumption measurements. Fire and Materials, 1980, 4,
61-65.
195. Huggett, C., von Elbe, G., Haggerty, W. The combustibility
of materials in O2/He and O2/N2 atmospheres. Report SAM-TR-66-85.
196. Ingberg, S.H. Fire loads. Quarterly Journal of the National Fire
Protection Association, 1928, 22, 43—61.
197. International Standards Organisation. Fire Resistance Tests.
Elements of Building Construction, 1975, ISO 834. International
Organisation for Standartisation, 1975, Geneva.
198. International Standards Organisation. Draft proposal ISO/DP
5924,1980.
199. International Standards Organisation. Fire tests - Building
materials: Comer wall/room type test. ISO/TC92 N 581, 1981.
200. Jin, T. Visibility through fire smoke. Building Research
Institute, Tokyo, Report No. 30,1970.
201. Jin, T. Visibility through fire “smoke. Building Research
Institute, Tokyo, Report No. 33, 1971.
202. Jin, T. Visibility through fire smoke. J. Fire and Flammability,
1978,9,135-155.
203. Joint Fire Research Organisation. Fire Research 1960. Report
of the Director, 1961, HMSO, London.
204. Joint Fire Research Organisation. Fire Research 1961: Report
of the Director, 1962, HMSO, London.
205. Jost, W. Explosions - und Verbrennungsvorgagne in Gasen.
1939, Springer—Verlag, Berlin.
404
206. Kanury, A.M. Ingnition of cellulosic materials: a review. Fire
Research Abstracts and Reviews, 1972,14, 24—52.
207. Kanury, A.M. Introduction to Combustion Phenomena, 1975,
Gordon and Breach, London.
208. Karlekar, B.V., Desmond, R.M. Heat Transfer, second edition.
1979, West Publishing Co., St Paul, Minnesota.
209. Kashiwagi, T. A study of flame spread over a porous materials
under external radiation fluxes. 15th Symposium (International) on
Combustion, 1976, 255-265. The Combustion Institute, Pittsburgh.
210. Kashiwagi, T. Effects of attenuation of radiation on surface
temperature for radiative ignition. Combustion Science and Technology,
20, 1979,225-234.
211. Kawagoq K. Fire behaviour in rooms. Report No. 27, 1958,
Building Research Institute, Tokyo.
212. Kawagoe, K., Sekine, T. Estimation of temperature-time
curves in rooms. Occasional Report No. 11, 1963, Building Research
Institute, Tokyo.
213. Kaye, G.W.C., Laby, Т.Н. Tables of Physical and Chemical
Consnants and Some Mathematical Functions, 1973, 14th Edition.
Longman, London and New York.
214. Kent, J.H., Prado, G., Wagner, H.Gg. Soot formation in a
laminar diffusion flame. 18 th Symposium (International) on
Combustion, 1981, 1117-1126, The Combustion Institute, Pittsburgh.
215. Kimmerle, G. Aspects and methodology for the evaluation of
toxicological parameters during fire exposure. J. Fire and Flammability
Combustion Toxicology, 1974, 1,4—51.
216. Kinbara, T., Endo, H., Saga, S. Downward propagation of
smouldering combustion through solid materials. 11th Symposium
(International) on Combustion, 1968, 525—531. The Combustion
Institute, Pittsburgh.
217. Klitgaard, P.F., Williamson, R.B. Impact of contents on
building fires. J. Fire and Flammability, 1975, Consumer Product
Flammability Supplement, 1975, 2, 84—113.
218. Krause Jr., R.F., Gann, R.G. Rate of heat release measurement
using oxygen consumption. J. Fire- and Flammability, 198Q, 12,
117-130.
219. Kreith, F. Principles of Heat Transfer, 1976, 3rd Edition.
Intext Educational Publishers, New York.
220. Lastrina, F.A. Flame spread over solid fuel beds: solid and gas
phase energy considerations. PhD Thesis, 1970, Stevens Institute of
Technology.
221. Laurendeau, N.M. Thermal ignition of methane-air mixtures
by hot surfaces: a critical examination. Combustion and Flame, 1982,
46,29-49.
222. Law, M. Heat radiation from fires, and building separation.
Fire Research Technical Paper No. 5, 1963, HMSO, London.
223. Law, M. A relationship between fire grading and building
design and contents. Fire Research Note No. 877, 1971.
224. Law, M., O’Brein, T. Fire Safety of Bare External Structural
Steel. 1981, Constructional Steel Research and Development Orga-
nisation, London.
405
225. Lawson, D.I. Fire and the atomic bomb. Fire Research
Bulletin No. 1, 1954, HMSO, London.
226. Lawson, D.I., Simms, D.L. The ignition of wood by radiation,
British J. Applied Physics, 1952, 3, 288—292.
227. Le Chatelier, H., Boudouard, 0. Limits of flammability of
gaseous mixtures. Bulletin de la Societe Chimique (Paris), 1898, 19,
485.
228. Lee, B.T. Quarter scale modeling of room fire tests of
interior finish. National Bureau of Standards, 1982, NBSIR 81—2453.
229. Lees, F.P. Loss Prevention in the Process Industries. Volumes
1 and 2. 1980, Buttenworths, London.
230. Lewis, B. Selected Combustion Problems. AGARD (Butter-
worths). 1954, 177.
231. Lewis, B., von Elbe, G. Combustion, Flames and Explosions
of Gases, 1961 (Second Edition) Academic Press Inc., New York and
London.
232. Lie, T.T. Fires and Buildings. 1972, Applied Science Publishers,
Ltd, London.
233. Lie, T.T. Characteristic temperature curves for various fire
severities. Fire Technology, 1974, 10, 315—326.
234. Linnett, J.W., Simpson, C.J.S.M. Limits of inflammability,
Sixth Symposium (International) on Combustion, 1957, 20-27.
Reinhold, New York.
235. Lovachev, L.A., Babkin, V.S., Bunev, V.A., V’yun, A.V..
Krivulin, V.N., Baratov A.N. Flammability limits; an invited review.
Combustion and Flame, 1973, 20, 259—289.
236. Lyons, J.W. The Chemistry and Uses of Fire Retardants,
1970, John Wiley, New York.
237. McAlevy, R.F., Magee, R.S. The mechanism of flame
spreading over the surface of igniting condensed phase materials. 12th
Symposium (International) on Combustion, 1969, 215-227.
238. McCaffrey, B.J. Purely buoyant diffusion flames; some
experiments! results. 1979. National Bureau of Standards, NBSIR
79-1910.
239. McCaffrey, B.J., Quintiere, J.G., Harkleroad, M.F. Estimating
room temperatures and the likelihood of flashover using fire test
data correlations. Fire Technology, 1981, 17, 98—119, 18, 122.
240. McCarter, R.J. Smouldering of flexible polyurethane foam.
J. Comsumer Product Flammability, 1976, 3,128—140.
241. McCarter, R.J. Smouldering combustion of cotton and rayon.
J. Consumer Product Flammability, 1977, 4, 346-357.
242. McCarter, R.J. Smouldering combustion of wood fibres', cause
and prevention. J. Fire and Flammability, 1978, 9,119—126.
243. McGuire, J.H. Heat transfer by radiation. Fire Research
Special Report No. 2,1953, HMSO, London.
244. Mackinven, R., Hensel, J.G., Glassman, I. Influence of
laboratory parameters on flame spread over liquid surfaces. Combustion
Science and Technology, 1970,1,293—306.
245. Madorsky, S.L. Thermal Degradation of Organic Polymers,
1964. Intercience, John Wiley, New York.
406
246. Magee, R.S., McAlevy, R.F. The mechanism of flame spread.
J. Fire and Flammability, 1971, 2, 271—297.
247. Malhotra, H.L. Movement of smoke on escape routes.
Instrumentation and effect of smoke on visibility. Fire Research Note
Nos. 651.652,653,1967.
248. Malhotra, H.L. Design of Fire-resisting Structures, 1982,
Surrey University Press.
249. Marchant, E.W. Some aspects of human behaviour and escape
route design. 5th International Fire Protection Seminar, Karlsruhe,
September.
250. Marchant, E.W. Effect of wind on smoke movement and
smoke control systems. Fire Safety Journal, 1984, 7, 55-63.
251. Margenau, H., Murphy, GAI. The Mathematics of Chemistry
and Physics, 1956, Van Nostrand Co. Inc., Princeton, NJ.
252. Markstein, G.H. Radiative energy transfer from gaseous
diffusion flames. 15th Symposium (International) on Combustion,
1975, '1285-1294. The Combustion Institute, Pillsburgh.
253. Markstein, G.H. Radiative energy transfer from turbulent
diffusion flames. Combustion and Flame, 1976, 27, 51—63.
254. Markstein, G.H. Radiative properties of plastics fires. 17th
Symposium (International) on Combustion, 1979, 1053-1062. The
Combustion Institute, Pittsburgh.
255. Markstein, G.H., de Ris, J. Upward fire spread over textiles.
14th Symposium (International) on Combustion, 1085-1097. The
Combustion Institute, Pittsburgh.
256. Markstein, G.H., de Ris, J.N. Flame spread along fuel edges.
J. Fire and Flammability, 1975, 6, 140-154.
257. Martin, S. Diffusion-controlled ignition of cellulosic
materials by intense radiant energy. 10th Symposium (International)
on Combustion. 1965, 877-896. The Combustion Institute, Pittsburgh.
258. Martin, S.B., Wiersma, S.J. An experimental study of flashover
criteria for compartment fires. Final Report, Products Research
Committee PRC No. P-77-3-1, 1979, Stanford Research Institute,
International Project No. PYC 6496.
259. Meidl, J.A theory of Tame propagation limits due to heat
loss. Combustion and Flame, 1957,1, 438—452.
260. Meidl, J. Explosive and Toxic Hazardous Materials. 1970,
Glencoe Press, Fire Science Series.
261. Ministry of Aviation Report of the Working Party on Aviation
Kerosene and Wide—Cut Gasoline, 1962, (HMSO).
262. Mitchell, N.D. Quarterly Journal of the National Fire Protection
Association, 1951,45, 165.
263. Mittler, H.E., Emmons, H.W. Documentation for CFC V, the
Fifth Harvard Computer Fire Code, Home Fire Project Technical
Report No. 45, 1981, Harvard University.
264. Modak, A.T., Croee P.A. Plastic pool fires. Combustion and
Flame, 1977,30,251-265.
265. Moore, W.J. Physical Chemistry 1972 (5th Edition). Longmans,
London.
266. Morgan, H.P., Marshall, N.R., Goldstone, B.M. Smoke hazards
407
in covered multi-level shopping malls. Some studies using a model
2-storey mall. Building Research Establishment, BRE CP 45/76, 1976.
267. Morris, W.A., Hopkinson, J.S. Fire behaviour of foamed
plastics ceilings used in dwellings. Building Research Establishment,
BRE CP 73/76, 1976.
268. Morton, B.R., Taylor, G., Turner, J.S. Turbulent gravitational
convection from maintained and instantaneous sources. Proceedings
of the Royal Society (London), 1956, A234, 1—23.
269. Moulen, A.W. Horizontal projections in the prevention of
spread of fire from storey. Report TR52/75/397, 1971, Commonwealth
Experimental Building Station, Australia.
270. Moulen, A.W., Grubits, S.J. Flammability testing of carpets.
Technical Record 449, 1979, Experimental Building Station,
Department of Housing and Construction, Australia.
271. Moussa, N.A., Toong, T.Y., Backer, S. An experimental
investigation of flame-spreading mechanisms over textile materials.
Combustion Science and Technology, 1973, 8,165—175.
272. Moussa, N.A., Toong, T.Y., Garris, C.A. Mechanisms of
smouldering of cellulosic materials. 16th Symposium (International)
on Combustion, 1977, 1447—1457. The Combustion Institute,
Pittsburgh.
273. Mullins, B.P., Penner, S.S. Explosions, Detonations, Flammabi-
lity and Ignition, 1959,Pergamon Press, London.
274. National' Bureau of Standards. The mechanisms of pyrolysis
oxidation and burning of organic materials. Proceedings of the 4th
Materials Research Symposium, 1972, Caithersburg, Md.
275. National Fire Protection Association. Fire hazards in oxygen
enriched atmospheres. 1974, NFPA No. 53M.
276. National Fire Protection Association. Intrinsically safe
process control equipment for use in hazardous locations, 1978a,
NFPA No. 493.
277. National Fire Protection Association. Standard method of
test for critical radiant flux of floor covering systems using a
radiant heat energy source. 1978b, NFPA No. 253.
278. National Fire Protection Association. NFPA Handbook,
15th 1981 Edition.
279. Odeen, K. ‘Theoretical study of fire characteristics in
enclosed spaces. Bulletin No. 10, 1963. Division of Building
Construction, Royal Institute of Technology, Stockholm.
280. Ohlemiller, T.J., Rogers. F.E. A survey of several factors
influencing smouldering combustion in flexible and rigid polymer
foams. J. Fire and Flammability, 1978,9, 4890509.
281. Ohtani, H., Hirano, T., Akita, K. Experimental study of
bottom surface combustion of polymethymethacrylate. 18th Symposium
(International) on Combustion, 1981, 591-599. The Combustion
Institute, Pittsburgh.
282. Open University. Giant Molecules. Science Foundation Course
S100 Unit 13,1973.
283. Orloff, L., de Ris, J. Cellular and turbulent ceiling fires.
Combustion and Flame, 1972, 18, 389—401.
408
284. Orloff, L., de Ris, J., Markstein, G.H. Upward turbulent fire
spread and burning of fuel surface. 15th Symposium (International)
on Combustion, 1974, 183—192. The Combustion Institute,
Pittsburgh.
285. Orloff, L., Modak, A.T., Alpert, R.L. Burning of large scale
vertical surfaces. 16th Symposium (International) on Combustion.
1976,1345-1354. The Combustion Institute, Pittsburgh.
286. Orloff, L., Modak, A.T. Markstein, G.H. Radiation from
smoke layers, 17th Symposium (International) on Combustion, 1979,
1029-1038. The Combustion Institute, Pittsburgh.
287. Pagni, P.J., Bard, S. Particular volume fractions in diffusion
flames. 17th Symposium (International) on Combustion, 1979.
288. Palmer,, K.N. Smouldering combustion of dusts and fibrous
materials. Combustion and Flame, 1957, 1, 129-154.
289. Palmer, K.N. Dust Explosions and Fires. 1973. Chapman and
Hall, London.
290. Pape, R., Waterman, T.E. Understanding and modeling
preflashover compartment fires, in Design of Building for Fire
Safety, eds E.E. Smith and T.Z. Harmathy, 1979, American Society
for Testing and Materials, STP 685.
291. Parker, W.J. Flame spread model for cellulosic materials. J.
Fire and Flammability, 1972, 3, pp. 254—269.
292. Paul, K.T. Private communication. 1979.
293. Paul, K.T. Measurement of smoke in large scale fires. Fire
Safety Journal, 1983, 5,89-102.
294. Paulsen, O.R., and Hadving, S. Heat transfer in fire test
furnaces. J. Fire and Flammability, 1977, 8, 423—442.
295. Pergue, G.R. Spontaneous combustion: how it is caused and
how to prevent it occurring. Power Laundry, 1956, 95, 599.
296. Perry, R.H., Green, D.W., and Maloney, J.O. eds. 1984. Perry’s
Chemical Engineers’ Handbook, McGraw-Hill Book Co.
297. Petrella, R.V. The mass burning rate and mass transfer
number of selected polymers, wood and organic liquids. Polym.
Plast. Technol. Eng., 1979,13, 83-103. ____
298. Pettersson, O., Magnusson, S.E., Thor, J. Fire engineering
design of structures. Swedish Institute of Steel Construction,
Publication 50,1976.
299. Petty, S.E. Combustion of crude oil on water. Fire Safety
Journal, 1983,5,123-134.
300. Phillips, H. Flame in a buoyant mrthane layer. 10th Symposium
(International) on Combustion, 1965, 1277—1283. The combustion
Institute, Pittsburgh.
301. Pipkin, O.A., Sliepcevich, CAI. The effect of wind on buoyant
diffusion flames. Industrial and Engineering Chemistry: Fundamentals,
1964,3,147-154.
302. Pitts, D.R., Sissom, L.E. Scaum’s Outline Series: Theory and
Problems of Heat Transfer, 1977, McGraw-Hill, New York.
303. Portscht, R. Uber das Flackem von Flammen. 6th International
Seminar on the Problems of Automatic Fire Detection, 1971, Aachen.
304. Potts, W.J., Lederer, T.S. A. method for comparing testing
of smoke toxicity. J. Combustion Toxicology, 1977,4, 114-162.
409
30 5.,Powell, F. Ignition of gases and vapours: a review of ignition
of flammable gases and vapours by friction and impact. Industrial and
Engineering Chemistry, 1969, 61, 29-37.
306. Prahl, J., Emmons, H.W. Fire induced flow through an opening.
Combustion and Flame, 1975, 25, 369—385.
307. Prime, D.M. Private Communication. 1981.
308. Prime, D.M. Ignitibility and leather upholstery. Cab inet Maker
and Retail Furnisher, 1982, March 26, 39.
309. Products Research Committee. Fire research on cellular
plastics: the final report of the Products Research Committee. 1980.
310. Punderson. J.O. A closer look at cause and effect in fire
fatalities - the role of toxic fumes. Fire and Materials, 1981, 5, 41-46.
311. Quintiere, J.G. Some observations on building corridor
fires. 15th Symposium (International) on Combustion, 1975. 163-174.
The Combustion Institute, Pittsburgh.
312. Quintiere. J.G. The application and interpretation of a test
method to determine the hazard of floor covering fire spread in
building corridors. International Sumposium on Fire Safety of
Combustible Materials, 1975, Edinburgh University, 355-366.
313. Quintiere, J.G. Grouth of fire in building compartments,
in Fire Standards and Safety, ed. A.F. Robertson. American Society
for Testing and Materials, STP 614, 1976,131-167.
314. Quintiere, J.G. The spread of fire from a compartment: a
review, in Design of Buildings for Fire Safety, eds E.E. Smith and
T.Z. Harmathy. 1979. American Society for Testing and Materials,
SPT 885,139-168.
315. Quintiere, J.G. A simplified theory for generalizing
results from a radiant panel rate of flame spread apparatus. Fire and
Materials. 1981,5,52-60.
316. Quintiere, J.G. An assessment of correlations between
laboratory and full-scale experiments for the FAA aircraft fire
safety program, Part 1: Smoke. 1983. NBSIR 82-2508.
317. Quintiere, J.G., McCaffrey, B.J., Kashiwagi, T. A scaling
study of a corridor subjected to a room fire. Combustion Science
and Technology, 1978,18,1-19.
318. Quintiere, J.G., Rinkinen, W.J., Jones, W.W. The effect of
room openings on fire piume entrainment. Combustion Science and
Technology, 1981,26,193-201.
319. Rae, D., Singh, B., Damson, R. Safety in Mines Resea arch
Report No. 224,1964. HMSO, London.
320. Raes, H. The influence of a building’s construction and
fire load on the intensity and duration of a fire. Fire Prevention
Science and Technology. 1977. No. 16, 4-16, Fire Protection
Association, London.
321. Raj, P.P.K., Moussa, A.N., Aravamudan, K. Experiments
involving pool and vapour fires from spills of liquefied natural gas on
water. U.S. Coast Guard ReportNo. 1979. CG—D—55—79.
322. Rasbash, D.J. The efficiency of hand lamps in smoke. Institute
of Fire Engineers Quarterly, 1951, 11, 46-52.
323. Rasbash, D.J. The extinction of fires by water spray. Fire
Research Abstracts and Reviews, 1962,4,28—53.
410
324. Rasbash, D.J. Smoke and toxic products produced at fires.
Transactions and Lournal of the Plastics Institute, Conference
Supplement. 1967, No. 2, 55-62. January 1967.
325. Rasbash, D.J. Relevance of firepoint theory to the assessment
of fire behaviour of combustible materials. International Symposium
on Fire Safety of Combustible Materials. 1975. Edinburgh University,
169-178.
326. Rasbash, D.J. Theory in the evaluation of fire properties of
combustible materials. Proceeding of 5th International Fire Protection
Seminar, Karlsruhe, September, 1976, 113-130.
327. Rasbash, D.J., Drysdale, D.D. Fundamentals of smoke
production. Fire Safety Journal. 1982. 5, 77-86.
328. Rasbash, D.J., Drysdale, D.D. Theory of fire and fire processes.
Fire and Materials, 1978, 7, 79-88.
329. Rasbash, D.J., Phillips, R.P. Quantification of smoke produced
at fires. Test methods for smoke and methods of expressing smoke
evolution. Fire and Materials. 1978. 2, 102-109.
330. Rasbash, D.J., Pratt, B.T. Estimation of the smoke produced
in fires. Fire Safety Journal. 1980, 2, 23—37.
331. Rasbash, D.J., Rogowski, Z.W. Relief of explosions in dust
systems. 1st Symposium on Chemical Process Hazards, 1960. 58—65.
Institution of Chemical Engineers, London.
332. Rasbash, D.J., Rogowski, Z.W. Venting gaseous explosions in
duct systems. IV. The effect of obstructions. Fire Research Note. 1962.
No. 490.
333. Rasbash, D.J., Rogowski, Z.W., Stark, G.W.V. Properties of
fires of liquids. Fuel, 1956. 31,94—107.
334. Roberts, A.F. Calorific values of partially decomposed wood
samples. Combustion and Flame. 1964,8, 245—246.
335. Roberts, A.F. Ultimate analusis of par it ially decomposed wood
samples. Combustion and Flame, 1964. 8, 345—346.
336. Roberts, A.F. A review of kinetic data for the pyrolysis of
wood and related substances. Combustion and Flame, 1970. 14. 261 —
272.
337. Roberts, A.F. Problems associated with theoretical analysis of
the burning of wood. 13th Symposium (International) on Combustion,
1971.893-903. The Combustion Institute, Pittsburgh.
338. Roberts, A.F. The heat of reaction during the pyrolysis of wood.
Combustion and Flame, 1971. 17, 79—86.
339. Roberts, A.F., Quince, B.W. A limiting condition for the
burning of flammable liquids. Combustion and Flame, 1973. 20. 245—251.
340. Roberts, P., Smith, D.B., Wood, D.R. Flammability of paraffin
hydrocarbons in confined and unconfined conditions. Chemical Process
Hazards VII, I. Chem. E. Symposium Series, 1980. No. 58, 157-169.
Institution of Chemical Engineers, Rugby.
341. Robertson, A.F. Estimating smoke production during building
fires. Fire Technology, 1975, 11,80—94.
342. Robertson, R.B. Spacing in chemical plant design against loss
by fire. Symposium on Process Industry Hazards — Accidental Release:
Assessment, Containment and Control. Institution of Chemical
Engineers Symposium Series, 1976. No. 47. 157—173.
343. Robinson, C., Smith, D.B. The autoignition temperature of
methane. J. Hazardous Materials, 1984. 8,199—203.
344. Rockett, J.A. Fire induced gas flow in an enclosure. Combustion
Science and Technology, 1976. 12, 165-175.
345. Rogers, F.E., Ohlemiller, T.J. Minimising smoulder tendency in
flexible polyurethanes. J. Consumer Product Flammability, 1978, 5, 59—67.
346. Rohsenow, W.M., and Choi, H.Y. Heat, Mass and Momentum
Transfer, 1961, Prentice-Hall Ltd, London.
347. Rothbaum, H.P. Spontaneous combustion of hay. J. Applied
Chemistry, 1963, London, 13,291-302.
348. Routley, A.F., Skipper, R.S. A new approach to testing
materials in the NBS Smoke Chamber. Fire and Materials, 1980. 4,
98-103.
349. Royal, J.H. The influence of fuel bed thickness on flame
spreading rate. Honours Report, Stevens Institute of Technology. 1970.
350. Sapko, M., Fumo, A. Kuchta, J. US Bureau of Mines, RI 8176,
1976.
351. Sato, T., Kunimotc, T. Mem. Fasulty of Engineering, Kyoto
University, 1969, 31,47.
352. Sawyer, R.F., and Fristrom, R.M. Flame inhibition and chemistry.
AGARD Conference No. 84, AGARD CP 84-71,1971.
353. Seader, J.D., Chien, W.P. Mass optical density as a correlating
parameter for the NBS Smoke Chamber. J. Fire and Flammability, 1974,
5,151-163.
354. Seader, J. D., Chien, W.P. Physical aspects of smoke development
in an NBS smoke density chamber. J. Fire and Flammability, 1975, 6,
294-310.
355. Seigel, L.G. The projection of flames from burning buildings.
Fire Technology, 1969, 5, 43—51.
356. Semenov, N.N. Theories of combustion processes, Z. Phys. Chem,
1928,48,571-582.
357. Setchkin, N.P. Self-ignition temperatures of combustible
liquids. J. Research, National Bureau of Standards, 1954, 53, 49—66.
358. Shipp, M.A Hydrocarbon fire Standard: an assessment of
existing information. Depatment of Energy, Offshore Energy Technology
Board, OT/R/8294,1983.
359. Simmons, R.F., Wolthard, H*.G. The influence of methyl
bromide on flames - 1. Premixed flames. Transactions of the Faraday
Society, 1955,51, 1211-1217.
360. Simms, D.L. On the pilot ignition of wood by radiation.
Combustion and Flame, 1963, 7, 253-261.
361. Simms, D.L., Hird, D. On the pilot ignition of materials by
radiation. Fire Research Note, 1958, No. 365.
362. Sirignano, W.A., Glassman, I. Flame spreading above liquid
fuels: surface tension-driven flows. Combustion Science and
Technology, 1970, 1,307-312.
363. Smith, E.E. Heat release rate of building materials, in Ignition,
Heat Release and Noncombustibility of Materials, ed. A.F. Robertson.
American Society for Testing and Materials, STP 502, 1972, 119—134.
364. Sorenson, S.C., Savage, L.D., Strehlow, R.A. Flammability
limits — a new technique. Combustion and Flame, 1975, 24, 347—355.
41»
365. Spalding, D.B. Some Fundamentals of Combustion. 1955.
Butterworths, London.
366. Spalding, D„ В A theory of inflammability limits.
367. Steward, F.R. Prediction of the height of turbulent diffusion
buoyant flames. Combustion Science and Technology, 1970, 2, 203—212.
368. Steward, F.R. Radiative heat transfer associated with fire
problems, in Heat Transfer in Fires, ed. P.L. Blackshear, 1974, 273-
314. John Wiley and Sons, New York.
369. Steward, F.R. Ignition Characteristics of cellulosic materials,
in Heat Transfer in Fires, ed. P.L. Blackshear, 1974, 273—314. John
Willey and Sons, New York.
370. Strehlow, R.A. Unconfined vapour cloud explosions — an
overview. 14th Symposium (International) on Combustion, 1973,
1189—1200. The Combustion Institute, Pittsburgh.
371. Stull, D.R. Chemical thermodynamics and the fire problems.
Fire Research Abstacts and Reviws, 1971, 13, 161-186.
372. Stull, D.R. Fundamentals of fire and explosion. AIChE
Monograph Series, 1977, No. 10, Volume 73. American Institute of
Chemical Engineers, New York.
373. Sutton, O.G. Micrometeorology. 1953. McGraw-Hill, New
York.
374. Takeda, H., Akita, K. Critical phenomena in compartment
fires with liquid fuels. 18th Symposium (International) on
Combustion, 1981, 519—527. The Combustion Institute, Pittsburgh.
375. Tan, S.H. Flare system design simplified. Hydrocarbon
Processing, 1967,46,172—176.
376. Terai, T. Nitta, K. Proceedings Symposia of the Architectural
Institute, Japan. 1975.
377. Tewarson, A. Some observations on experimental fires in
enclosures. Part II. Ethyl alcohol and paraffin oil, Combustion and
Flame, 1972, 19,363-371.
378. Tewarson, A. Heat release in fires. Fire and Materials, 1980,
4,185-191.
379. Tewarson, A. Expirimental evaluation of flammability
parameters of polymeris materials, in Flame Retardant P b ymeric
Materials. Volume 3 eds M. Lewin, S.M. Atlas, and E.M. Pearce, 1982,
pp. 97-153. Plenum Press, New York and London.
380. Tewarson, A., Lee, J.L., Pion, R.F. The influence of oxygen
concentration on fuel parameters for fire modelling. 18th Symposium
International on Combustion, 1981, pp. 563—570. The Combustion
Institute, Pittsburgh.
381. Tewerson, A., Pion, R.F. Flammability of Plastics. I. Burning
Intensity. Combustion and Flame, 1976, 26, 85—103.
382. Tewarson, A. Pion, R.F. Factory Mutual Research Serial UI
1 AGRI, RC. 1978.
383. Theobald, C.R. The critical distance for ignition from some
items of furniture. Fire Research Note No. 736. 1968.
384. Thomas, P.H. On the thermal conduction equation for self-
reating materials with surface cooling. Transactions of the Faraday
Society, 1958, 54, 60—65.
413
385. Thomas, P.H. Some approximations in the theory of
selfheating and thermal explosion. Transactions of the Faraday
Society, 1960, 56, 833—839.
386. Thomas, P.H. Fire spread in wooden cribs. Part 3. The
effect of wind, Fire Research Note No. 600. 1965.
387. Thomas, P.H. Self heating and thermal ignition, a guide
to its theory and applications, in Ignition, Heat Release and Non-
Combustibility ed. A.F. Robertson, ASTM STP 502, 1972, pp. 56-
82. American Society for Testing and Materials, Philadelphia.
388. Thomas, P.H. An approximate theory of ”hot spot” criti-
cality. Combustion and Flame, 1973, 21, 99-109.
389. Thomas, P.H. Effects of fuel geometry in fires. Building
Research Establishment CP 29/74. 1974a.
390. Thomas, P.H. Fires in enclosures, in Heat Transfer in
Fires, ed. P.L. Blackshear, 1974b, pp. 73-94. John Wiley and Sons,
New York.
391. Thomas, P.H. Old and new looks at compartment fires. Fire
Technology, 1975a, 11, 42—47.
392. Thomas, P.H. Factors affecting ignition of combustible
materials and their behaviour in fire, International Symposium
on Fire Safety of Combustible Materials, 1975b Edinburgh
University, 84—99.
393. Thomas, P.H. Testing products and materials for their
contribution to flashover in rooms. Fire and Materials, 1981, 5, 103-111.
394. Thomas, P.H. Modelling of compartment fires. 6th International
Fire Protection Seminar, Karlsruhe, 1982, pp. 29—46. Vereinigung zur
Forderung des Deutshen Brandschutzes, eV.
395. Thomas, P.H. Baldwin, R., Heselden, A.J.M. Buoyant diffusion
flames: some measurements of air entrainment, heat transfer and
flame merging. 10th Symposium International on Combustion, 1965,
pp. 983—996. The Combustion Institute, Pittsburgh.
396. Thomas, P.H. Bowes, P.C. Some aspects of the selfheating
and ignition of solid cellulosic materials. British J. of Applied Physics,
1961a, 12,222-229.
397. Thomas, P.H., Bowes, P.C. Thermal ignition in a slab with one
face at a constant high temperature. Transactions of the Faraday
Society, 1961b, 57, 2007-2016.
398. Thomas, P.H., Bullen, M.L. On the role of kpc of room
lining materials in the growth of room fires. Fire and Materials, 1979,
3,68-73.
399. Thomas, P.H. Bullen, M.L., Quantiere, L.G., McCaffrey, B.J.
Flashover and instabilities in fire behaviour. Combustion and
Flame, 1980, 38, 159-171.
400. Thomas, P.H. Heselden, A.J.M. Fully developed fires in single
compartments. A coopyrative research programme of the Conseil
Internationale du Batiment. Conseil Internationale du Batiment
Report No. 20, Fire Research Note'No. 923. 1972.
401. Thomas, P.H., Heselden, A.J.M., Law, M. Fully developed
compartment fires; two kinds of behaviour. Fire Research Technical
Paper No. 18,1967. Hmso, London.
414
402. Thomas, P.H., Hinkley, P.L. Design of roof venting systems
for single storey buildings. Fire Research Technical Paper No. 10, 1964,
HMSO, London.
403. Thomas, P.H. Hinkly, P.L., Theobald, C.R., Simms, D.L.
Investigations into the flow of hot gasses in roof venting Fire
Research Technical Paper No. 7,1963, HMSO, London.
404. Thomas, P.H., Law, M. The Projection of flames from burning
buildings. Fire Research Note, No. 921. 1972.
405. Thomas, P.H., and Law, M. The projection of flames from
buildings on fire. Fire Prevention Science and Technology, 1974.
No. 10. Fire Protection Association, London.
406. Thomas, P.H., and Nilsom, L. FullyDeveloped compartment
fires: new correlations of burning rates. Fire Research Note No. 979.
1973.
407. Thomas, P.H., Simms, D.L., Law, M. The rate of burning of
wood. Fire Research Note No. 657. 1967.
408. Thomas, P.H., Simms, D.L., Wraight, H. Fire spread in wooden
cribs. Part 1. Fire Research Note No. 537. 1964.
409. Thomas, P.H., Simms, D.L., Wraight, H. Fire spread in wooden
cribs. Part 2. Heat transfer experiments in still air. Fire Research
Note No. 799.1965.
410. Thomas, P.H., Webster, C.T. Some experiments on the
burning of fabrics and the height of buoyant diffusion flames, Fire
Research Note No. 420. 1960.
411. Thomas, P.H., Webster, C.T., Raftery, M.M. Some experiments
on buoyant diffusion flames. Combustion and Flame, 1961, 5, 359-
367.
412. Thome, P.F. Flahpoints of miltures of flammable and non-
flammable liquids. Fire and Materials, 1976, 1, 134—140.
413. U.S. Department of Commerce. Standard for the Flammability
of children’s sleepwear. DOC FF 3—71. Federal Register, 1971, 36,
14062-14073.
414. U.S. Department of Commerce JANAF Thermochemical Tables,
Second Edition, NSRDS—NBS 37. 1971b.
415. Vervalin, C.H. ed. Fire Protection Manual for Hydrocarbon
Processing Plants, 1973, 2nd Edition. Guif Publishers, Houston,
Texas.
416. Viennean, H. Mixing controlled flame‘heights from circular
jets. B. Sc. Thesis, Department of Chemical Engineering, University
of New Brunswick, 1964, Fridericton, N.B.
417. Vytenis, R.J., Welker, J.R. End-grain ignition of wood. J. Fire
and Flammability, 1975, 6, 355—361.
418. Wade, S.H. Evaporation of liquids in currents of air. Transac-
tions of the Institution of Chemical Engineers, 1942, 20, 1-14.
419. Wagner, H.Gg. Soot formation in combustion. 17th Symposium
International on Combustion, 1979, 3-19. The Combustion Institute,
Pittsburgh.
420. Walker, LK. The role of water in the spontaneous heating of
solids. Fire Research Abstracts and Rewiews, 1967, 9, 5—22.
421. Wall, L.A. The porolysis of polymers, The Mechanisms of
Pyrolysis, Oxidation and Burning of Organis Materials. Ed. L.A. Wall,
415
1972, NBS Special Publication 357, 47—60. National Bureau of
Standards. Washington, DC.
422. Waterman, T.E. Determination of fire conditions supporting
room flashover. Final Report I1TRI Project M6131, DASA 1886, Defence
Atomic Support Agency, 1966, Washington, DC.
423. Waterman, T.E. Room flashover - criteria and synthesis.
Fire Technology, 1968, 4, 25—31.
424. Weast, R.C. ed. 1974/75. Handbook of Chemistry and Physics.
Chemical Rubber Company, Ohio.
425. Weatherford, W.D., Sheppard, D.M. Basic studies of the
mechanism of ignition of cellulosic waterials. 10th Symposium
International on Combustion, 1965, 897-910. The Combustion
Institute, Pittsburgh.
426. Welty, J.R., Wilson, R.E. Wicks, C.E. Fundamentals of
Monumentum, Heat and Mass Transfer, 1976, Second Edition. John
Wiley and Sons, New York.
427. White, A.G. Limits for the propagation of flame in inflammable
gas/air mixtures. Part HI. The effect of temperature on the limits. J.
of the Chemical Society, 1925,127, 672—684.
428. Wickstrom, U., Sundstrom, B., Holmstedt, G. The development
of a full-scale room fire test. Fire Safety Journal, 1983, 5, 191 — 197
429. Williams, A. Combustion of droplets of liquid fuels: a
review. Combustion.and Flame, 1973, 21, 1—31.
430. Williams, F.A. 1965. Combustion Theory. Addition-
Westley.
431. Williams, F.A. A unified view of fire suppression. J. Fire
and Flammability, 1974a, 5, 54—63.
432. Williams, F.A. Chemical kinetics of pyrolysis, in Heat Transfer
in Fires, ed. P.L. Blackshear, 1974b, 197—237, John Wiley and Sons,
New York.
433. Williams, F.A. Mechanisms of fire spread. 16th Symposium
International on Combustion, 1977, 1281—1294. The Combustion
Institute, Pittsburgh.
434. Williams, F.A. A review of flame extinction. Fire Safety
Journal, 1981,3, 163- 175.
435. Williams, F.A. Urban and wildland fire phenomenology.
Progress in Energy and Combustion Science, 1982, 8, 317—354.
436. Wolfhard, H.G. Simmons, R.F. Influence of methyl bromide
on flames. Part I. Premixed flames. Transactions of the Faraday
Society, 1955,51, 1211-1217.
437. Woolley, W.D. Decomposition products of PVC for studies of
fires. British Polymer Journal, 1971,3, 186—193.
438. Woolley, W.D. Studies of the Dehydrochlorination of PVC in
nitrogen and air. Plastics and Polymers, 203—208, 1972.
439. Wooley, W.D., and Ames, S.A. The explosion risk of stored
foam rubber. Building Research Establishment Current Paper CP
36/75,1975.
440. Woolley, W.D., Ames, S.A., Fardell, P.J. Chemical aspects of
combustion toxicology of fires. Fire and Materials, 1979, 3, 110—120.
441. Woolley, W.D., Ames, S.A., Pitt, A.I., Murrell, J.V. Fire
behaviour of beds and bedding materials, Fire Research Note, 1975,
416
No. 1038.
442. Woolley, W.D., Fardell, P.J. Basic aspects of combustion
toxicology. Fire Safety Journal, 1982, 5, 29—48.
443. Yao, C. Development of large-drop sprinklers. FMRC Technical
Report Serial No. 22476. Factory Mutual Research Corporation, 1976.
444. Yao, C. Application of sprinkler technology. Presented at
Workshop on Engineering Applications of Fire Technology. National
Bureau of Standards. 1980.
445. Yih, C.S. Free convection due to a point source of heat.
Proceedings of the 1st US National Congress in Applied Mechanics, 1952,
941-947.-
446. Yokii, S. Study of the prevention of fire spread caused by
hot upward currents. Building Research Institute, Report No. 34, 1960,
Tokyo.
447. You, H.Z., and Feath, GAI. Ceiling heat transfer during fire
plume and fire impingement. Fire and Materials, 1979, 3, 140—147.
448. Yuen, W.W., Tien, C.L. A simple calculation scheme for the
luminous flame emissivity, Sixteenth Symposium international on
Combustion, 1977, The Combustion Institute, Pittsburgh.
449. Zabetakis, M.G. Flammability characteristics of combustible
gases and vapours. US Bureau of Mines, Bulletin 627, 1965.
450. Zukoski, E.E., Kubota, T., Cetegan, B. Entrainment in fire
plumes. Fire Safety Journal, 1981a, 3,107-121.
451. Zukoski, E.E., Kubota, T., Cetegan, B. Enttrainment in the
near field of a fire plume. National Bureau of Standards. GCR—81—346.
US Department of Commerce, Washington, DC. 1981b.
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие редакторов перевода................................ 3
Список обозначений............................................. 4
Предисловие ................................................... 8
ГЛАВА 1. ТЕОРИЯ ПОЖАРА И ПРОЦЕСС ГОРЕНИЯ....................... 9
1.1. Горючие вещества и процесс горения...................10
1.1.1. Природа горючих веществ............................Ю
1.1.2. Термическое разложение полимеров и их термостойкость...15
1.2. Физическая химия горения при пожарах................21
1.2.1. Закон идеального газа.............................23
1.2.2. Давление паров жидкостей..........................26
1.2.3. Процесс горения и выделение энергии...............28
1.2.4. Механизм горения газовой фазы.....................34
1.2.5. Температуры пламен................................У]
ГЛАВА 2. ТЕПЛООБМЕН И АЭРОДИНАМИКА.............................40
2.1. Сводка основных уравнений теплообмена...............41
2.2. Теплопроводность....................................44
2.2.7. Стационарная теплопроводность.....................44
2.2.2. Нестационарная теплопроводность...................46
2.2.3. Графические и численные методы решения нестационарных задач
теплопроводности.............'...........................55
2.3. Конвективный теплообмен..................................59
2.4. Тепловое излучение................................... . 64
2.4.1. Коэффициенты облученности....................... 68
2.4.2. Тепловое излученее горячих газов и несветящихся пламен.76
2.4.3. Излучение светящихся пламен и горячих задымленных газов .... 80
ГЛАВА 3. ПРЕДЕЛЫ ВОСПЛАМЕНЕНИЯ И ПЛАМЕНА ПРЕДВАРИТЕЛЬНО
ПЕРЕМЕШАННЫХ СМЕСЕЙ......................................82
3.1. Пределы воспламенения...............................82
3.1.1. Измерение пределов воспламенения.................... 82
3.1.2. Качественная и количественная оценка нижнего предела воспла-
менения .................................................88
3.1.3. Зависимость пределов воспламенения от температуры и давления . 90
3.1.4. Диаграммы воспламенения.............1.............94
418
3.2. Структура пламени предварительно перемешанных смесей . 96
3.3. Теплопотери пламен предварительно перемешанных смесей Ю1
3.4. Измерение скоростей горения............................107
3.5. Изменение скорости горения, обусловленное различными
экспериментальными параметрами...............................ПО
3.5.1. Влияние состава смеси ............................ 111
3.5.2. Влияние температуры..................................112
3.5.3. Влияние давления.....................................113
3.5.4. Влияние флегматизаторов и ингибиторов................114
3.5.5. Влияние турбулентности...............................117
ГЛАВА 4. ДИФФУЗИОННЫЕ ПЛАМЕНА И ФАКЕЛЫ............................118
4.1. Ламинарные струйные пламена............................119
4.2. Турбулентные струйные пламена..........................125
4.3. Пламена естественных пожаров...........................126
4.3.1. Факел, формируемый восходящими потоками..............129
4.3.2. Пламена пожара........1............................. 132
4.3.3. Взаимодействие пламени пожара с границами горящих помещений 140
4.3.4. Влияние ветра на пламя пожара..................... 147
4.4. Некоторые практические приложения......................148
4.4.1. Излучение пламен.................................... 148
4.4.2. Реакция укрепленных на потолке датчиков............. 150
4,4.3. Взаимодействие между струями разбрызгивателя и пламенем
пожара..................................................... 153
4.4.4. Моделирование..................................... 154
ГЛАВА 5. ПРОЦЕСС СТАЦИОНАРНОГО ГОРЕНИЯ ЖИДКИХ И ТВЕРДЫХ
ГОРЮЧИХ ВЕЩЕСТВ.......................................... 157
5.1. Горение жидкостей..................................... 157
5.1.1. Пожары в резервуарах................................ 158
5.1.2. Горение жидких капель.............................. '-66
5.2. Горение твердых веществ. ... ......................... 169
5.2.1. Горение синтетических полимеров..................... 169
5.2.2. Горение древесины................................... I8®
5.2.3. Горение пылевоздушных смесей........................ 191
ГЛАВА 6. ЗАЖИГАНИЕ - ВОЗНИКНОВЕНИЕ ПЛАМЕННОГО ГОРЕНИЯ............ 192
6.1. Возникновение процесса горения воспламеняющихся
паровоздушных смесей....................................... *92
6.2. Горение жидкостей.....................................
6.2.1. Зажигание жидкостей с низкими температурами вспышки. ‘°8
6.2.2. Зажигание жидкостей с высокой температурой вспышки.. 209
6.3. Зажигание твердых веществ........................... *12
6.3.1. Зажигание при наличии непрерывного теплового потока. “14
6.3.2. Зажигание при действии дискретного теплового потока.. . J-~-’
6.4. Самовозгорание горючих твердых веществ................ 228
6.5. Зажигание поверхности................................. 229
6.6. Гашение пламени....................................... 229
_ это
6.6.1. Гашение пламени предварительно перемешанных смесей..
6.6.2. Гашение диффузионных пламен . . ,.................. 222
ГЛАВА 7. РАСПРОСТРАНЕНИЕ ПЛАМЕНИ................................. 233
7.1. Описание процесса распространения пожара.............. 234
7.1.1. Ориентация поверхности и направление распространения пламени . 238
7.1.2. Толщина горючего вещества........................... 242
419
7.1.3. Плотность, теплоемкость, теплопроводность......... 242
7.1.4. Геометрия образца...................................244
7.1.5. Влияние условий окружающей среды....................246
72. Теоретические модели распространения пламени.........255
7.3. Распространение пламени по открытым очагам...........257
7.4. Практические приложения..............................258
7.4.1. Усиление процесса распространения пламени под влиянием
излучения..................................................258
7.4.2. Скорость распространения пламени в вертикальном направле-
нии 260
ГЛАВА 8. САМОВОСПЛАМЕНЕНИЕ ВНУТРИ ТВЕРДЫХ ВЕЩЕСТВ
И ТЛЕЮЩЕЕ ГОРЕНИЕ................................................261
8.1. Самовоспламенение сыпу'мх материалов..................261
8.1.1. Применение модели Франк-Каменецкого.................265
8.1.2. Модель Томаса..................................... 267
8.1.3. Воспламенение слоев мелкодисперсного мате роила и пропитанной
обшивки....................................................270
8.1.4. Самовоспламенение в массе стогов сена...............274
8.2. Тлеющее горение.......................................274
8.2.1. Факторы, влияющие на распространение тления.........276
8.2.2. Переход от тления к пламенному горению............. 283
8.2.3. Зарождение тлеющего горения.........................284
8.2.4. Требования по химическому составу материалов, обеспечиваю-
щему тление................................................285
8.3. Тление.............................................. 286
ГЛАВА 9. НАЧАЛЬНЫЙ ЭТАП ПОЖАРА В ЗАКРЫТОМ ПОМЕЩЕНИИ ДО
ПОЛНОГО ОХВАТА ЕГО ПЛАМЕНЕМ.................................. . 287
9.1. Период нарастания пожара и определение явления полно-
го охвата пламенем помещения.............................. 290
9.2. Нарастание пожара до полного охвата помещения пла-
менем.................................................. 293
9.2.1. Условия, необходимые для полного охвата помещения пламенем . 293
9.2.2. Условия по горючему и вентиляции, необходимые для полного ох-
вата помещения пламенем................................... 299
9.2.3. Факторы, влияющие на время наступления полного охвата поме-
щения пламенем............................................ 308
9,2.4. Факторы, влияющие на нарастание пожара............. 313
ГЛАВА 10. ЭТАП ПОЖАРА, СЛЕДУЮЩИЙ ЗА ПОЛНЫМ ОХВАТОМ ПОМЕ-
ЩЕНИЯ ПЛАМЕНЕМ............................................. 316
10.1 . №жимы горения......................................317
10.2 .1¥жим полностью развитого пожара................... 326
10.3. Температуры, достигаемые при полностью развитых по-
жарах..................................................... 335
10.3.1. Экспериментальное изучение полностью развитых пожаров в
изолированных помещениях................................. 336
10.3.2. Математические модели для расчета температур при пожаре в
помещении................................................. 337
10.4. Огнестойкость и опасность пожара....................350
10.5. Методы расчета огнестойкости....................... 355
10.6. Выброс пламен из горящих помещений..................362
10.7. Распространение пожара из помещения................ 364
420
ГЛАВА 11. ДЫМООБРАЗОВАНИЕ И ДВИЖЕНИЕ ДЫМА.......................366
11.1. Дымообразование и измерение параметров дыма.........368
11.1.1. Образование частиц дыма...........................369
11.1.2. Измерение параметров дыма, образованного твердыми части-
цами 370
11.1.3. Методы проведения испытаний по определению потенциала ды-
мообразования.............................................373
11.2. Движение дыма.......................................378
11.2.1. СЦлы,оубсловливающие движение дыма................378
11.2.2. Интенсивность дымообразования при пожаре..........384
11.3. Системы регулирования дыма..........................388
11.3.1. Регулирование дыма в зоне пожара..................388
11.3.2. Регулирование дыма на маршрутах эвакуации.........390
11.3.3. Регулирование дыма на защищенных маршрутах эвакуации .... 392
Список литературы...............................................394
Научное издание
Драйздейл Дуглас
ВВЕДЕНИЕ В ДИНАМИКУ ПОЖАРОВ
Технический редактор И.В. Берина
Корректор Н.С. Сафронова
Оператор Г.А. Максимова
ИБ№5219
Подписано в печать 13.03.90 Формат бОхЭО1/! 6
Бумага офсетная № 2 Печать офсетная Усл.-печ. л. 26,5
Усл. кр.-отт. 26,5 Уч.-изд. л. 29,53 Тираж 6000 экз.
Изд. № AVIII-3256 Заказ 176. Цена 5 р. 30 к.
Сгройиздат. 101442 Каляевская, 23а
Тульская типография Союзполиграфпрома
при Государственном Комитете СССР по печати
300600, ГСП, г. Тула, пр. Ленина, 109
Государственный комитет Главное управление
СССР по печати пожарной охраны
Стройиздат МВД СССР
УВАЖАЕМЫЕ ТОВАРИЩИ!
Стройиздат — базовое издательство по выпуску пожар-
но-технической литературы — приступило к формированию
перспективного тематического плана на 1991—1995 гг.
План предусматривает издание учебников для высших и
средних пожарно-технических учебных заведений, спра-
вочников, монографий, литературы для практических ра-
ботников, книг для детей, инструктивно-нормативных
изданий, альбомов, плакатов и других видов изданий,
освещнощих достижения научно-технического прогресса
в строительном комплексе страны и пожарной охране.
Перспективный тематический план по пожарно-техни-
ческой литературе будет формироваться по следующим
основным разделам:
1) организация и управление пожарной охраной;
2) противопожарная защита зданий и сооружений;
3) пожарная профилактика;
4) тактика тушения пожаров;
5) пожарная техника;
6) организация службы пожарной охраны;
7) пропаганда пожарной безопасности; обеспечение
безопасности людей при пожаре.
В целях наиболее полного учета интересов специалис-
тов пожарной охраны, приближения тематики к много-
гранным задачам современного строительства и развития
пожарной охраны, а также для обеспечения максимально
целесообразного и эффективного использования фондов
бумаги издательство и ГУПО МВД СССР обращаются с
предложением направить заявку об издании книг для воз-
можного включения в проект перспективного тематичес-
кого плана Стройиздата на 1991—1995 гг.
В качестве авторов предлагаемых тем могут выступить
коллективы и отдельные специалисты.
423
Научное издание
Драйздейл Дуглас
ВВЕДЕНИЕ В ДИНАМИКУ ПОЖАРОВ
Технический редактор И.В. Берина
Корректор Н.С. Сафронова
Оператор Г.А. Максимова
ИБ№5219
Подписано в печать 13.03.90 Формат бОхЭО1/16
Бумага офсетная № 2 Печать офсетная Усл.-печ. л. 26,5
Усл. кр.-отт. 26,5 Уч.-изд. л. 29,53 Тираж 6000 экз.
Изд. № AVIII-3256 Заказ 176. Цена 5 р. 30 к.
Сгройиздат. 101442 Каляевская, 23а
Тульская типография Союзполиграфпрома
при Государственном Комитете СССР по печати
300600, ГСП, г. Тула, пр. Ленина, 109