Файл: А. Ю. Коньков тепловозные дизели устройство и основы рабочих процессов рекомендовано методическим советом по качеству образовательной деятельности двгупс в качестве учебного пособия Хабаровск Издательство двгупс.pdf

102 к НМТ, поэтому объем камеры сгорания увеличивается – идет процесс расширения, и по этой причине можно было бы ожидать уменьшения температуры. Подача топлива в среднеоборотных дизелях, как правило, заканчивается вначале этой фазы (или уже закончилась в предыдущей, однако образование паров топлива и их диффузия с кислородом воздуха продолжаются с переменными, но все еще высокими скоростями. Значительная доля теплоты в цикле выделяется в этой фазе, что и является объяснением роста температуры. При термодинамическом анализе процесса сгорания рассматриваемый участок 3–4 условно заменяют изобарой, полагая что теплота в этой фазе цикла сообщается рабочему телу при постоянном давлении.
8.1.4. Догорание В этой фазе цикла (участок 4–5 на рис. 8.4) происходит догорание паров топлива и продуктов его неполного окисления. Образование новых паров топлива к этой фазе цикла уже завершено, а скорость выделения теплоты стремительно уменьшается, так как, с одной стороны, заканчивается воздух в зонах горения, ас другой – образовавшиеся вокруг очагов пламени продукты сгорания препятствуют взаимной диффузии паров топлива и воздуха. Границей этой завершающей фазы сгорания является точка 5, в которой скорость тепловыделения уменьшается до нуля. Строгое определение используемого здесь параметра – скорости тепловыделения будет дано ниже.
8.2. Тепловыделение при сгорании
8.2.1. Скорость тепловыделения Скоростью тепловыделения (dQ/d
, dQ/d ) называют первую производную количества теплоты Q, выделившегося при сгорании топлива повремени или по углу поворота коленчатого вала . Размерностью скорости тепловыделения будет соответственно кДж/с или кДж/градус. При анализе процессов сгорания удобнее оперировать относительными величинами. Рис. 8.4. Догорание

103 Будем понимать под x относительное количество теплоты. Если при сгорании цикловой порции топлива выделилось всего Q
5
= Q
max теплоты, тов любой момент времени цикла можно рассчитать текущую долю от этого количества max
Q
x
Q

(8.3) Относительному тепловыделению соответствуют относительные скорости тепловыделения dx/d
, dx/d , размерностью которых являются си градус соответственно. Характер изменения x в процессе сгорания очевиден до воспламенения это должен быть ноль, а начиная сточки (рис. 8.5) и до точки 5ꞌꞌ относительное тепловыделение x монотонно увеличивается до своего максимального значения x = 1. Возвращаясь к задаче определения границ фаз сгорания, отметим, что именно достижение максимума на кривой тепловыделения (или относительного тепловыделения) является критерием определения конца четвертой фазы сгорания догорания топлива и продуктов его неполного окисления.
8.2.2. Кинетическая и диффузионная фазы сгорания Особый интерес представляет характеристика скорости изменения тепловыделения, качественно совпадающая с характеристикой скорости относительного тепловыделения. Экспериментально установлено, что в дизелях могут иметь место заметно отличающиеся по внешнему виду характеристики изменения этих величин. В одних случаях теплота выделяется за одну фазу (характеристика dx/d
одногорбая, риса, в других – отчетливо просматриваются две фазы – на характеристике dx/d
можно выделить два максимума (рис. 8.6, б. Рис. 8.5. Фазы сгорания в дизеле

104 Рис. 8.6. Экспериментальные характеристики скорости тепловыделения в дизелях поданным, рис. 9.3 ирис Впрочем, если внимательно приглядеться к графику на риса, то также можно найти предшествующую основной, неявно выраженную вершину. Объяснение различному характеру скорости тепловыделения может быть дано с позиций теории горения следующим образом. В момент начала воспламенения одновременно запускаются два механизма, влияющих на скорость сгорания и соответственно выделения теплоты (рис. 8.7). Первый – кинетический, скорость которого определяется протеканием химических процессов – цепных реакций горения. Второй – диффузионный, со скоростью, определяемой протеканием преимущественно физических процессов парообразования и диффузии. Если обозначить скорость каждой из этих составляющих процессов индексами к кинетический) и д (диффузионный) соответственно, то общая скорость процесса dx/d
может быть представлена как результат сложения (или наложения) этих двух составляющих
dx/d
= (dx/d к + (dx/d
д. (8.4) Развитие каждого процесса протекает по схожей закономерности пунктирные линии на рис. 8.7): после одновременного запуска скорость в каждом процессе увеличивается (резко для кинетического сгорания и плавно для диффузионного, достигает своего максимума, а затем плавно опускается до нуля. Продолжительность процессов различная – диффузионное сгорание длится дольше. Рис. 8.7. Принцип суперпозиций для кинетической и диффузионной фаз сгорания Начало воспламенения Начало воспламенения

105 Рассмотренный принцип суперпозиций кинетической и диффузионной фаз сгорания (8.4) лежит в основе многочисленных математических моделей процессов сгорания, суть которых сводится к математическому описанию графиков изменения (dx/d
к и (dx/d
дот времени или угла поворота коленчатого вала. Эти модели (уравнения) строятся на основании экспериментальных данных и содержат коэффициенты, с помощью которых регулируется положение максимумов каждой составляющей скорости тепловыделения и продолжительности их изменения. Наиболее полный обзор известных математических моделей тепловыделения вы можете найти в учебнике [8]. Теперь мы готовы объяснить различия, наблюдаемые при анализе экспериментальных характеристик тепловыделения (риса б Рис. 8.8. Тепловыделение с преобладанием кинетической (аи диффузионной (б) фаз сгорания [2, рис. 9.2, 9.3]: 1 – кинетическая 2 – диффузионная составляющие скорости тепловыделения На риса показан процесс с преобладанием кинетической фазы сгорания. Так процесс протекает, если за период задержки образовалось большое количество паров топлива. Аналогичная картина может иметь место при коротких подачах топлива, характерных режиму холостого хода и частичным нагрузкам. В этих случаях диффузионная составляющая в процессе может оказаться трудно различимой. Особенности топливоподачи в малооборотных двигателях и особенно в двигателях с пленочным смесеобразованием приводят к тому, что количество паров, образовавшихся за период задержки воспламенения, относительно невелико. В этих случаях преобладает диффузионное горение (см. рис. 8.8, б.

106 8.2.3. Коэффициенты выделения и использования теплоты Не вся теплота, которая могла бы быть получена при полном сгорании топлива, в действительности выделяется в цилиндре и не вся выделившаяся используется для преобразования в работу. Причиной этому являются различного рода потери. Если взять за начало отсчета теплоты низшую рабочую теплоту сгорания н – теплоту, которая выделяется при полном сгорании 1 кг топлива данного рабочего состава, то под коэффициентом выделения теплоты понимают отношение действительно выделившейся в камере двигателя теплоты (в расчете на 1 кг топлива) к максимально возможной, тек теплоте p
н
Q
Имеющие при этом место потери можно разделить на две группы из-за неполноты сгорания и из-за диссоциации молекул. Причинами неполноты сгорания может быть плохое смесеобразование, что в условиях ограниченного времени цикла приводит к тому, что химические реакции окисления не успевают завершиться за рабочий такт двигателя. В результате в отработавших газах дизеля могут быть обнаружены несгоревшие углеводороды соединения вида C
n
H
m
), продукты неполного окисления (окись углерода СО) и сажа (углерод C). У исправного двигателя состав этих соединений невелик, но все же абсолютно полное сгорание в цилиндре ни один современный двигатель внутреннего сгорания обеспечить не может. Диссоциация молекул заключается в том, что в процессе горения молекулы уже готовых продуктов сгорания, например, диоксида углерода
CO
2
, сталкиваясь с другими молекулами, могут потерять один из атомов, и распасться, например, на монооксид углерода СО и свободный атом кислорода О. И хотя впоследствии эти промежуточные продукты скорее всего вновь восстановятся до конечных соединений, этот процесс (диссоциация) сопровождается потерями, так как протекает с поглощением энергии. Существенно снизить эти потери не представляется возможными здесь мы рассматриваем их только сточки зрения учета при расчетах. На основании вышесказанного коэффициент выделения теплоты определяется как р
н дис нс р
н
)
(
Q
Q
Q
Q




,
(где нс и Q
дис
– потери теплоты из-за неполноты сгорания и из-за диссоциации, приходящиеся на 1 кг топлива. При правильной организации процесса сгорания в современных ДВС указанные потери не превышают 1...2 %, следовательно коэффициент выделения теплоты в конце сгорания достигает значения
= 0,98…0,99 (рис. 8.9). Не вся выделившаяся теплота преобразуется в работу. Еще одна группа потерь, о которых следует помнить при анализе термодинамических процессов в цилиндре дизеля – это потери теплоты по причине теплообмена с окружающей средой через стенки рабочей камеры. В процессе сгорания часть внутренней энергии рабочего тела неизбежно отдается конвекцией и лучистым теплообменом к поверхностям крышки, втулки цилиндра и поршня, откуда отводится охлаждающими жидкостями к теплообменным аппаратам вспомогательных систем двигателя ив конечном итоге, в окружающую среду. Результаты теоретических и экспериментальных исследований, направленных на уменьшение этих потерь за счет, например, керамических материалов при создании, так называемого, адиабатного двигателя, большого распространения пока не получили. Дополнительные потери теплоты из-за теплообмена то изменяются (увеличиваются) на протяжении всего рабочего хода и к моменту открытия выпускного клапана достигают (3...14 %). Эти потери учитываются коэффициентом использования теплоты ξ, который определяется аналогично рассмотренному выше коэффициенту выделения теплоты р
н нс дис то торр н
н
(
)
Q
Q
Q
Q
Q
Q
Q






 
. (8.6) С учетом того, что относительные потери на теплообмен могут изменяться в зависимости от типа дизеля в пределах от 3 % до 14 %, рекомендуемый для расчетов диапазон коэффициента использования теплоты составляет. Расчет процессов сгорания и расширения Современные подходы к математическому моделированию процессов в дизеле базируются на полуэмпирических моделях тепловыделения, достаточно полный обзор которых представлен в учебнике [8]. Наиболее бурный Рис. 8.9. Изменение коэффициентов выделения и использования теплоты

108 этап развития математических моделей горения в дизелях приходится на вторую половину прошлого столетия и основан на обобщении накопленного огромного опыта проектирования и доводки дизелей. Наряду с этим, в арсенале инженера-конструктора остается очень эффективный и простой метод теплового расчета поршневых ДВС, известный как метод Гриневецкого–Мазинга. Метод позволяет обоснованно выбрать основные показатели цикла (степень сжатия, степень повышения давления при сгорании и т.д.) для получения заданных показателей мощности с лучшими (сточки зрения экономичности) характеристиками цикла. Расчеты базируются на представлении цикла дизеля как последовательности следующих термодинамических процессов (рис. 8.10): политропное сжатие воздуха 1–2; изохорный нагрев, изобарный нагрев 3–4; политропное расширение 4–5 и условно замыкающий цикл изохорный отвод теплоты в окружающую среду – процесс 5–1. Рассмотрим наиболее ключевые моменты метода, связанные с расчетом процессов рабочего такта двигателя. Как следует из вышесказанного, реальное сгорание с выделением теплоты в цилиндре двигателя, заменяется идеализированными термодинамическими процессами подвода теплоты сначала по изохоре, а затем – по изобаре. Связь с реальным процессом сгорания здесь очевидна процесс выделения теплоты начинается с кинетической фазы сгорания, определяемой количеством паров топлива, образовавшихся за период задержки воспламенения (быстрое сгорание при примерно постоянном объеме, и далее развивается под воздействием диффузионной фазы (медленное сгорание при почти постоянном давлении. Таким образом, описание процесса сгорания как последовательность изохорного и изобарного подводов теплоты приближенно соответствует рассмотренным выше физико-химическим процессам горения в дизеле и, при этом, существенно упрощает задачу расчета такого процесса.
8.3.1. Уравнение процесса сгорания При выводе уравнения сгорания, наряду с отмеченным выше представлением о процессе сгорания как последовательности изохорного и изобарного подвода теплоты, примем следующие дополнительные допущения Рис. 8.10. Расчетный цикл Дизеля

109
– рабочее тело – идеальный газ
– образование новых молекул рабочего тела завершается в конце изобарного процесса теплоты, но использование теплоты продолжается и на участке политропного расширения. Уравнением, лежащим в основе вывода является уравнение первого закона термодинамики, согласно которому, теплота Q
2–4
, подведенная к рабочему телу на участке 2–4, идет на изменение внутренней энергии рабочего тела U
2–4
и совершение внешней работы L
2–4
:
Q
2–4
= U
2–4
+ L
2–4
. (8.7) Распишем слагаемые этого уравнения для рабочего тела в количестве, соответствующем 1 кг топлива, используя введенные выше обозначения см. п. 7.2.4). В точке 2 – это воздух в количестве М кмоль/кг, а в точке 4
– продукты сгорания в количестве М кмоль/кг. Тогда изменение внутренней энергии г
в
2 4 2
vm
4 1
vm
2
Δ
=
U
M μc
t
M μc t


, (8.8) где г , в – средние мольные изохорные теплоемкости продуктов сгорания г и воздуха в соответственно. Работа совершается только при условии, что газ изменяет свой объем, те. только на изобарном участке 3–4


2 4 4
3 4
3
z
z
z
L
p
V
V
p V
p V





(8.9) Учитывая, что V
3
= V
2
, а также, что p
z
враз больше p
2
(степень повышения давления в цикле
= p
z
/p
2
) и уравнение состояния идеального газа
(pV = MRT), имеем
2 4 4 4 2 2 2
4 1
2
=
=
L
p V
λ p V
M μR T
λ M μR T



,
(8.10) где
R – универсальная газовая постоянная. При этом термодинамическая система получила теплоту, равную р н ξ

,
(8.11) где ξ
4
– коэффициент использования теплоты в точке 4. С учетом полученных результатов исходное уравнение (8.7) принимает вид
4 2
4 1
2 2
4 1
2
р
г
в
н
vm
vm
Q
M
c
t
M
c
t
M
R T
M
R T










(8.12)

110 Поделим уравнение почленно на М, учитывая при этом, что коэффициент молекулярного изменения
= ММ и связь абсолютной температуры с температурой по шкале Цельсия




4 4
2 4
2 1
273 273
р
г
в
н
vm
vm
Q
c
t
c
t
R t
R t
M

 

 
 






(8.13) Раскроем скобки и перегруппируем слагаемые, вынося общие множители, содержащие температуры вначале ив конце t
4 сгорания

 



4 4
2 1
273
р
г
в
н
vm
vm
Q
t
c
R
t
c
R
R
M





 
  






. (8.14) Учитывая, что свежий заряд М связан с теоретически необходимым количеством воздуха уравнением


1 0
1
r
M
L

 

,
(8.15) где

– коэффициент избытка воздуха
r коэффициент остаточных газов, можно сказать, что



 



4 4
2 0
273 1
р
г
в
н
vm
vm
r
Q
t
c
R
t
c
R
R
L





 

 









. (8.16) Подставляя численное значение универсальной газовой постоянной
R

= 8,314 кДж/(кмоль

К) уравнение можно переписать в виде



 



4 4
2 0
8 314 8 314 2270 1
р
г
в
н
vm
vm
r
Q
t
c
,
t
c
,
L





 









(8.17) В этом варианте записи уравнения сгорания низшую рабочую теплоту сгорания топлива должны подставлять, кДж/кг, теоретически необходимое количество воздуха, кмоль/кг, и мольные теплоемкости, кДж/(кмоль

К). При тепловом расчете уравнение сгорания (8.17) решается относительно неизвестной величины t
4
– максимальной температуры цикла. Эта величина, помимо вхождения множителем в первом слагаемом правой части уравнения, содержится также неявно в г, так как значение средней теплоемкости зависит от температурного интервала (в рассматриваемом случае это интервал от 0 С до t
4
). Причем зависимость г (t
4
) нелинейная. Поэтому при решении уравнения (8.17) используют методы приближенного вычисления графические или численные.

111 8.3.2. Уравнение процесса расширения Процессы расширения – это процессы, в которых рабочее тело увеличивает свой объем. В расчетном цикле (см. рис. 8.10) расширение происходит на двух участках по изобаре 3–4 и по политропе 4–5. Участок 3–4, рассмотренный выше как часть процесса сгорания, условно называют предварительным расширением, а отношение объемов в точках 4 и 3 называют степенью предварительного расширения
3 4
V
V


,
(8.18) Чтобы исключить дублирование, участок 3–4 не рассматривается при выводе уравнения расширения. Сам вывод опирается наследующие допущения и предположения
– процесс расширения 4–5 считается политропным с постоянным значением показателя политропы n
2
;
– образования новых молекул на участке 4–5 не происходит, но теплота подводится
– процесс расширения продолжается до НМТ, те. до точки 5;
– рабочее тело является идеальным газом. Необходимо добавить несколько комментариев к этому перечню. Как ив случае с рассмотренным ранее процессом сжатия, политропный процесс не является идеальным способом математического описания действительных особенностей изменения параметров рабочего тела. Модель политропного процесса с n
2
= const следует рассматривать как компромисс, удовлетворяющей требованиям приемлемой точности, с одной стороны, и простоты вычислений – с другой. Величину следует рассматривать как среднее значение, обеспечивающее совпадение расчетов работы в теоретическом политропном процессе ив действительном. При этом величина
n
2
характеризует интенсивность теплообмена с окружающими газ телами и чем больше показатель политропы отличается от показателя адиабаты, тем интенсивнее этот процесс. Если для процессов сжатия подводу теплоты соответствуют значения n
1
>k (k – показатель адиабаты, то для противоположного сжатию процесса расширения, подвод теплоты происходит при n
2
<k. Опыт проектирования тепловозных дизелей показывает, что среднее значение показателя политропы на участке расширения лежит в пределах n
2
= 1,2…1,28. Следует понимать, что в данном случае интенсивный подвод теплоты происходит не от стенок рабочей камеры, а вследствие продолжающегося выделения теплоты.