爆轰

爆轰
1、爆燃与爆轰
爆燃以亚音速传播。

爆燃速率受反应区（火焰阵面）向未燃物的热量和反应组分扩散控制。

爆燃的实际速度取决于外部约束程度以及可燃混合物的尺寸和形状。

假定未燃气体处于静止，火焰则以特征层流燃烧速度传播进入未燃气体。

层流燃烧速度是未燃气体的基本参数，其值的大小反应了混合物的反应性。

如果未燃气体处于湍流，燃烧速度升高，称为湍流燃烧速度。

如果未燃气体处于运动状态，一个静止的观察者测得的火焰速度是未燃气体速度与燃烧速度的和，该火焰速度称为爆燃速度。

典型地，无约束混合气体的爆燃速度在几m/s，管道和其它含有重复设臵的障碍物的容积中，爆燃速度在几百m/s范围。

典型地，在含有燃料/空气混合物的密闭容器内，爆燃压力可以达到初始压力的7倍左右。

对低速爆燃，火焰阵面处的压力增加可以近似地用1.2M2来给出，这里M是马赫数（即爆燃速度除以未燃气体的音速）。

一旦爆燃速度达到音速，将会形成激波。

爆轰的主要特征见表附表1
爆轰以超声速传播，典型地，对燃料/空气混合物其速度为1850m/s量级，对燃料/氧气混合物，爆轰速度为3000m/s量级。

当燃料为氢气时，相应的爆轰速度可能更高。

图1对比给出了爆燃波和爆轰波的结构。

对爆轰波，在反应区前方1－10mm处，有一个高压激波阵面，反应区为“火焰”（在快速爆燃中，反应区远远落在激波阵面之后）。

因为化学反应速率与温度呈指数关系，因而燃烧非常快。

由于较高的激波强度（或激波速度），因而产生高压。

图1 爆燃波与爆轰波的比较
稳态的爆轰过程具有相应的特征压力/时间曲线，图2给出了典型的稳态爆轰波的压力/时间曲线。

爆轰波通过之后，压力突然增加，其后是一个光滑的变化区，逐渐过渡到恒定压力值。

在有些情况下，可以测得气体混合物发生点火之前被激波压缩的形成的高压区，这种所谓的“先导激波”区域被称为冯.纽曼尖峰，冯.纽曼尖峰处具有比爆轰压力更高的值。

稳态爆轰下，在化学计量比浓度附近，其初始压力上升值达到最大值，当混合物浓度向爆轰极限变化时，初始压力上升值逐渐降低。

对燃料/空气混合物，典型的最大爆轰压力为初始压力的15－
19倍，对燃料/氧气混合物，为初始压力的25－30倍。

湍流能使这些压力升高非常大（见31）。

典型情况下，化学计量浓度的燃料/空气混合物的爆轰产物温度为3000K，当混合物浓度接近爆轰极限时，爆轰产物温度降低。

对燃料/氧气混合物，最大温度可能超过4000K。

图2 化学计量浓度乙炔/空气混合物爆轰压力－时间瞬态曲线。

在实际爆炸过程中，可能出现从层流燃烧速度到爆燃速度到爆轰速度的几乎整个连续的燃烧阵面速度。

在爆燃情况下，火焰速度受湍流状态的影响非常强，因而爆燃可能加速到爆轰，例如由于障碍物导致的湍流即可能发生爆燃向爆轰的转变。

后面将进一步讨论这种爆燃向爆轰转变现象（或DDT）。

大多数工业炸药的应用都是直接在固态下进行直接形成爆轰。

该问题超出了本报告的讨论范围。

2、发生爆轰的物质
最近的研究表明，表征物质爆轰感度的一个非常有用的指标是物质的最大试验安全间隙值（MESG）[4,50]。

物质的MSEG值越小，越容易形成爆轰。

即IIC级的气体最容易形成爆轰。

一些常见物质的MESG值见表1，参[5]给出了其它物质的MESG值。

Bull[49]整理了无约束燃料/空气混合物形成稳定爆轰（采用固体炸药起爆）所需的临界能量。

同时，该文献中还给出了混合物爆轰感度的其它表示方法。

但是，目前所有的指南尚未给出混合物发生低速爆燃、以及可能加速形成破坏性的快速爆燃和爆轰之间的界限。

由于火焰加速受容器几何特征和重复布臵的障碍物的存在影响非常大，因而使该问题变得非常复杂。

众所周知，氢气、乙炔、乙烯和环氧乙烷、乙烷和丙烷等与空气混合时，都可能发生爆轰。

对许多常见的溶剂蒸气，如丙酮、苯、甲醇和二甲苯等，在一定的试验条件下，也可能诱导形成爆轰[2]。

但要使这些溶剂蒸气发生爆轰所需的点火源强度和其它实验条件非常严格。

同样，甲烷只能在非常极端的条件下加速形成爆轰，通常要求管道非常长，且具有很高的湍流强度。

对于空气中的约束爆轰，大多数实验研究都是针对氢气、乙炔、乙烯和丙烷进行的。

其它研究包括氨、氰、二硫化碳和四甲基硅的空气或氧气混合物。

对于其它氧化剂，包括卤代物（氯/氢混合物的研究最多），溴氧、过氧化氢蒸气、一氧化氮和二氧化氯等发生爆轰的情况所知甚少[3]。

3、爆轰极限[3]
3.1概述
在应用到工程实际中时，需对文献中所报道的爆轰极限特别注意。

文献中所报道的爆轰极限值可能比工厂实际中的值高或者低一些。

例如，一些管道试验中，由于管道断面太小或者长度过短，而在试验中不能形成爆轰。

另一方面，一些试验采用的点火源过强，从而形成过驱（即引起混合物爆炸传播速度比稳态爆轰速度大得多），但这种过驱条件不能在很长的管道长度上得以维持。

典型地，爆轰极限是在较小的容器或管道中测得的。

只有数量较少的物质的爆轰极限数据。

所测得的爆轰极限取决于装臵的尺寸、形状和几何结构。

无约束混合物的爆轰极限比约束爆轰的极限要窄。

一些常见物质的爆燃和爆轰极限给出如下表：
可以采用爆燃极限的方法来估算爆轰极限[3,1]，但这些估算方法通常通常会过高估算爆轰范围。

可以采用Le Chatelier 规则计算几种可燃气混合时的爆轰极限：
1212100
n
n L c c c L L L =+++
式中，c 为每一种爆轰气体所占的体积百分数（％v/v ）。

L 为可燃气的爆轰下限（％v/v ）。

至于可燃气体混合气的燃烧极限的计算，上述规则对于含有氢气、甲烷二氧化碳和简单的烷类燃气混合气体的计算结果较好，但对于更复杂的分子，或对含硫物质如硫化氢和二硫化碳等计算精度较差。

3.2初始温度、压力和湿度的影响
关于初始温度对爆轰极限的影响方面的资料甚少。

一般地，增加初始温度和初始压力，爆轰极限变宽，而且爆轰上限受到的影响较大。

实验研究结果之间也存在不一致，例如当初始温度上升50℃时，氢气/氧气混合物的爆轰范围变窄，而甲烷/氧气混合物的爆轰极限则变宽。

层流燃烧速度随着温度的升高而增加，当混合气（如氢气/氧气）具有较高的燃烧速度时，这种增加非常明显。

在对湿度的影响进行测试时，尽管实验是在不同的环境温度下进行，对实验结果的外推也并非简单直接的外推，但人们还是认识到空气湿度的变化能影响火焰的加速特性（4,1）。

3.3实验规模的影响
当增大实验容器尺寸时，爆轰极限倾向于变宽[7]。

爆轰压力取决于爆轰速度，而并不是容器直接或体积的函数[2,8]（但容器形状和尺寸对爆燃速度有影响[2]）。

3.4氧气和惰性气体的影响
对所有混合物，当燃气与氧气混合时，更容易发生爆轰，而且所形成的爆轰速度、爆轰压力、爆轰产物温度比该可燃气体与空气的混合物在化学计量浓度下相应的值高。

通常，惰性气体的加入使爆轰极限变窄，特别是爆轰上限。

为抑制爆轰，需要加入大量的惰性气体，实际对于每一种情况都需要进行相应的实验测定。

如果在较高的温度下，所需的惰性气体量更大，如在文献[10]中发现，当初始温度从293K升高到373K时的情况即是如此。

最近的研究[50]表明，燃料/氧气/氮气混合物中氮气的含量对爆炸特性的影响极大。

这些研究表明，燃料/空气混合物的爆轰极限存在差别的主要原因是当量混合物中氮气的含量不同，而不是燃料的种类本身不同造成的。

4、爆轰波的结构[1]
平面爆轰波有复杂的三维胞格结构。

大量的横波与先导激波相交、反射（或在管道壁面或障碍物反射），形成一个不断变化着的类似鱼鳞状的胞格结构形式（见图3）。

先导激波阵面的表面存在一系列的凸起（即所谓的“马赫杆”）和凹进（即衰减的先导爆炸波），在激波交点处被三波点分隔开。

反应区跟随在后面。

文献3.5详细给出了爆轰波结构方面的信息。

图3 爆轰波的胞格结构。

胞格宽度 是爆轰波的一个基本特性参数，对于氢气，爆轰胞格的宽度约为8mm，乙烯约为20mm。

可以根据爆轰胞格的宽度计算各种爆轰参数，如临界管道直径（能形成自持爆轰传播的
最低管道直径）。

胞格长度通常用Lc表示。

胞格宽度一般为Lc的0.5-0.6倍，尽管Nettleton[30]认为在大气压下爆轰胞格宽度为0.7－0.8倍Lc。

胞格宽度λ受初始压力、混合物组成和爆轰敏感度等因素的影响。

可以通过实验对胞格宽度进行测定，通常所测定的λ值都存在1倍以上的差距[11]。

混合物越容易发生爆轰（反应活性较大），其爆轰胞格宽度越小，见下表2：
当初始温度和初始压力增加时，爆轰胞格的宽度呈下降趋势，而且这种变化手温度的影响更为敏感。

在文献[10]中进一步给出了相关的信息。

对给定的混合物，存在一个临界管道直径，低于此直径时，不能发生爆轰。

这是因为在很窄的管道内，没有足够的空间支持形成爆轰胞格的存在[9]。

对于在圆形管道内传播的爆轰波，其临界管道直径的量级为/λπ[1,4]，这种临界情况对应于单个爆轰胞格被包围在管道壁面内的情况。

对于方形和矩形管道，见图4所示。

图4 在管道与通道内平面爆轰成功传播的要求。

文献11.1和1对于评价从约束区域（建筑、通风管道、管路等）向非约束区域传播的可能性非常有用。

为形成爆轰从管道端头向无约束区域的连续传播，对于圆形管道，其临界直径为13λ，矩形管道的临界直径为10λ。

参考文献1对爆轰波通过孔洞和缝隙传播的实验研究进行的归纳总结。

在应用这些关系式时，需要考虑相应的安全系数，从而可以考虑所报道的λ取值可能发生的变化（见[11]，尽管在该文献中建议无需采用安全系数）。

一些专家建议采用的临界直径为/2λπ（即比理论值低50％）[56]。

5、爆轰理论
5.1 引言[3]
两种众所周知的爆轰理论即是CJ 理论和ZND 理论。

前者是在纯气体动力学和热力学的基础上建立起来的，假设化学反应非常快。

后者引入了有限化学反应速率。

尽管没有考虑详细的化学反应，CJ 理论的预测值可以做到非常精确。

由于受所采用的化学反应机理的精度的限制，ZND 理论计算的精度有限。

5.2 CJ 理论[3]
该理论在19世纪早期提出，该理论将质量、动量和能量守恒分析与热力学分析综合起来考虑。

CJ 理论是一个一维模型，且假定反应速率无穷大。

该模型将爆轰波用一个无限薄的区域来表示，称为“理想”爆轰。

该模型忽略了先导激波处冯.纽曼尖峰的瞬时压力5。

CJ 分析可以用于计算如爆轰速度和爆轰压力等爆轰参数6。

CJ 理论的预测值与实验值吻合良好[1,3]，现在该模型仍应用广泛。

直径和反应区厚度等。

这些所谓的“动力学爆轰参数”可以采用ZND 模型进行计算（计算精度不同）。

CJ （即平均）爆轰压力CJ P （bar ）可以用下式进行计算：
2
1
CJ i M P P γγ≅+[2.3] 式中γ是定压比热和定容比热之比。

i P 是初始压力（bar ）。

M 是爆轰马赫数（爆轰速度与未燃气体声速的之比）。

在冯.纽曼尖峰处的先导激波之后的峰值压力vn P 近似为CJ 压力的两倍，即：
22111vn i M P P γγγγ⎛⎫-≅- ⎪++⎝⎭
[2] Munday[2]建议由于具有较高的持续压力和冲击载荷的综合作用，实际达到的最大压力可能是CJ 预测值的两倍。

通常在过驱爆轰中达到的压力高得多8，这种过驱爆轰压力是在稳态爆轰出现之前瞬态存在的一种状态。

5.3 ZND 理论[3]
在20世纪40年代早期，Zel'dovitch, von Neumann 和Doring 分别提出了一个更为详细的爆轰模型。

与CJ 理论假设的化学反应速率无限快不同，ZND 模型假设激波与化学反应区是分离的（此即所谓的“非理想爆轰”）。

这种激波与反应区的分离对应于所谓的 “诱导延迟时间”，这种诱导
延迟时间的产生是因为有限燃烧反应速率的原因所至[1]。

ZND理论预测的爆轰速度和爆轰压力与CJ预测值类似[11]，并与实验值吻合良好，但ZND理论依赖于详细的化学动力学反应机理，因而计算较为复杂。

根据ZND理论可以计算得到爆轰极限、起爆能量、临界管道直径和反应区厚度等，但是其计算精度依赖于动力学机理及其相关系数的精度。

这些计算值与实验结果并不是十分吻合。

6、压力增强效应和非稳态爆轰类型
6.1过驱爆轰[3]
过驱爆轰是一种人工支持的爆轰形式，其速度大于CJ爆轰速度，因而具有比CJ 爆轰压力高得多的峰值压力。

随过驱程度的增大（即爆轰速度大于CJ爆轰速度以上的），存在一个快速的压力上升过程。

在爆燃向爆轰的转变过程或者固体炸药的起爆过程中都可能发生过驱现象。

过驱爆轰产生的压力可以比稳态爆轰压力高得多，甚至可以达到初始压力的100倍（是CJ压力的5倍）。

通常，这种过驱压力存在的时间非常短，但足以引起局部的机械破坏。

6.2 压力叠加
当爆轰在被前面火焰预压过的介质中传播时会发生压力叠加现象，例如在相互连接的容器中即可能出现这种情况。

在CJ压力的基础上，压力增加了预压缩比倍。

如果爆轰波在壁面发生反射或者传播进入角落时，该压力会进一步增强。

火焰阵面前方的压力波也可能发生反射，例如在弯头、障碍物和管道的远端发生反射，这些压力波汇聚形成与火焰传播方向相反的压力波。

这种反射激波可以使得爆燃加速并向爆轰转变，由于这种反射激波的预压缩，可以导致初始压力增加2－5倍。

因此，这两种效应均可导致形成破坏性很强的爆轰压力。

6.3回传爆轰
当爆轰形成时，一个很强的压力波传播向已燃气体传播，这就是所谓的回传爆轰。

如果回传爆轰向后传播通过火焰加速过程中尚未完全燃烧的气体，则回传爆轰会增强。

回传爆轰也可能发生反射（如在封闭端或管道弯头处的反射），并在此向主爆轰波传播。

由于炽热的已燃气体的声速增加，反射爆轰会追赶上主爆轰波。

在合适的条件下，主爆轰和回传爆轰汇聚在一起形成的阵面的压力可达到2－5倍正常的爆轰压力[3]。

6.4 螺旋爆轰[2,3]
在靠近爆轰极限附近处，或者当压力降低到临界水平时，爆轰阵面以一种稳定的方式形成螺旋，在含尘管道的内表面上形成螺旋状的轨迹。

在圆形断面的管道爆轰试验中，也很容易观察到这种现象。

6.4 振荡爆轰[3,9]
振荡爆轰可以发生在管道的爆轰极限附近。

爆轰波阵面的速度出现剧烈的脉动，其速度介于0.5到1.5倍CJ爆轰速度之间（见图5）。

图5 振荡爆轰时典型的速度－时间曲线。

振荡爆轰的发生是由于在处于爆轰传播极限的混合物中不断转变为爆轰波的原因。

开始形成的爆轰最终衰减为激波－火焰结构。

激波－火焰受壁面边界层的作用而加速，经历一次向爆轰的转变，这种过程具有周期性。

这种爆轰的振荡在经历大量的循环周期后明显地趋于一致。

振荡爆轰在过驱状态发生处可能引起严重的破坏。

文献[46]中进一步给出了振荡爆轰更多的信息，以及采用丙烷/空气混合物的详细实验情况。

6.5准爆轰[8]
在准爆轰中，激波阵面和燃烧区更趋于解耦（即激波火焰分隔更远）。

从效果上，准爆轰是跟随在先导激波之后的快速的爆燃。

这种准爆轰在结构上是非稳定的，因而需要存在重复出现的障碍物支持这种准爆轰的持续存在。

这种障碍物的存在导致准爆轰的能量和动量损失，从而减缓了波的传播速度，但在湍流燃烧过程中，这种障碍物也促进了能量的快速释放，并促进了横向激波的形成。

综合这两种因素的影响，因此可以存在一种以稳定低速（与CJ爆轰速度相比）传播的反应波。

7 爆燃向爆轰的转变（DDT）
7.1 概述
化工行业发生爆轰现象时，通常都与DDT有关。

在爆轰混合物中的爆燃火焰（典型速度为1m/s）能通过管道壁面、障碍物等的摩擦形成湍流而加速到爆轰。

湍流加速火焰是由于湍流导致火焰阵面发生折皱，从而增加了火焰面积，因而增加了反应速率。

这导致当火焰接近音速传播时，在火焰前方形成激波。

激波阵面类似一个活塞[2]，对火焰前方的未燃气体进行加热和压缩、最终未燃气体发生自动着火，从而在火焰阵面前方形成爆轰。

这种情况发生在火焰速度在1000m/s左右时[4]。

形成激波后，因此部分气体被压缩，未受扰动的气体则在激波的前方。

DDT导致在压缩气体中产生过驱爆轰。

如果被激波压缩的气体体积足够大，则在其中形成稳态的爆轰波。

一旦激波压缩的气体发生燃烧，爆轰波持续进入为受激波压缩的气体，之前形成的过驱爆轰则衰减为稳态爆轰[56]。

在DDT之后，爆炸波也可能回传进入已燃气体。

反应性较强的气体，如氢气、乙炔和乙烯与空气的混合物[8]，和其它富氧的燃料环境，特别容易产生DDT过程。

然而，在反应性较弱的燃料空气混合物也观察到这种DDT过程。

在一次利用丙烷/空气混合物进行的实验中，在处于约束状态并设臵有障碍物的实验容器中进行弱点火，DD 过程发生的距离小于10m[11]。

英国气体试验将丙烷/空气混合物充入有管道架中时，DDT过程发生在15m之后。

因此，如果约束程度较高或存在有障碍物[11]，当气云处于爆轰浓度范围内时，DDT 过程是可以预测的。

混合物的组成和容器的尺寸、形状和几何结构对爆轰的转变过程具有很强的影响，因此将这种实验结果外推应用到规程实际中时需要特别注意。

当正好在临界条件时，通常需要采用尽可能与实际几何结构接近的装臵进行直接的试验。

7.2 转变距离
稳定爆燃到形成稳定的爆轰波存在一个转变距离。

文献12给出了关于DDT的试验数据和计算转变距离的方程。

通常发生DDT过程需要管道长度直径比L/D达到10－60量级，对于湍流敏感混合物，L/D值达到10量级。

例外的情况是高反应活性的混合物，不稳定的燃料如乙炔和乙烯等，其发生爆轰转变的距离由L/D给出的值为3。

重要的是，发生爆轰转变的管道长径比L/D和特定的系统密切相关，因此，很难将这种长径比给出的转变距离应用到其它情况或试验[13]。

Nettleton[3]建议在工业管道中这种转变距离可能只有试验测定值的50％。

最近对直径为150mm和300mm的管道中充入氢气/空气、乙烯/空气混合物的试验中，测定到的转变距离分别为9m和15m量级[4]。

同时，还注意到这种转变距离与初始环境的条件（温度和湿度）有很大的相关性[4 图5.1.6]。

为形成DDT过程，管道的宽度至少具有临界直径的尺寸。

7.3 初始温度和压力的影响[14,15]
尽管可以预测随着初始温度的增加，转变距离会增加，这可能是由于气体密度的减小的原因，但实际上，目前关于温度对转变距离的影响的信息极少。

当初始压力增加时，转变距离会减小，这与混合物浓度趋向于化学计量浓度是一致的。

7.4试验规模的影响
根据目前有限的资料，转变距离随着管道直径的增加而增加（即DDT发生在一个恒定的长径比值处）。

大多数试验都是在相对较窄的管道中进行的，这些管道的最大直径为50mm。

由于管道弯头、管道连接等因素的影响情况不明，因此很难将前所述的试验结果外推到化工厂中典型的管道中去。

同时，在直径较大的管道中，流体粘性（倾向于降低火焰加速）的影响也显得不重要。

管道方向的突然变化和管道直径的减小都可能对DDT过程有利，这是因为这种变化产生的附件湍流有助于火焰加速。

管道直径的增加降低了发生DDT的可能性，甚至可能使爆轰衰减为快速爆燃。

7.5 障碍物的影响
障碍物对DDT过程的影响可以分为四个区域来说明[16,17]：
•猝熄区－在该区域，爆燃传播通过障碍物时猝熄，这是由于快速的卷吸和混合作用所至；
•敲缸区－以600－1000m/s的准爆轰速度传播；
•准爆轰区域－发生DDT，速度> 1,000 m/s 但低于CJ速度值；
•稳态爆轰区－对爆轰敏感的混合物，障碍物无影响，为稳态的CJ爆轰。

文献18和19介绍了这些效应的实验研究情况，以及临界管道直径和胞格宽度之间的初步的经验关系式。

7.6 卸爆的影响[21,22,23]
精心设计的卸爆可以泄放降低压力，因此可以防止向爆轰的转变。

但一旦在约束空间内形成了爆轰，泄爆对降低爆炸压力没有任何作用[44,45]。

仅当存在有限的泄爆时，卸爆可能诱导湍流，因而可以起到障碍物的作用。

例如，在大型实验中采用氢气/空气混合物，火焰速度与超压要比无卸爆时的值高，实验中混合物为富燃混合物，只在容器的顶部开设卸爆口（卸爆面积占13％）。

然而，当采用贫燃混合物时，卸爆时的火焰速度和超压比较低。

同时，实验还发现当混合物的反应活性很高时，即使开设很大的泄爆面积的情况下，障碍物的存在能抵消这种泄爆作用[22]。

当不设臵障碍物时，在管道顶部开设较大的泄爆面积（50％）的确能抑制DDT过程的出现，从而降低爆炸超压。

8 爆炸的直接起爆
直接起始爆轰是指直接点燃混合物，例如可以采用固体炸药或高能量活化起爆，由于这种强激波点火源作用，可以无需经过爆燃阶段而直接形成爆轰。

实际上，气体/蒸气通过DDT过程爆轰，而直接起爆形成爆轰则很难出现。

8.1 无约束气云爆轰[3]
如果爆燃从充满障碍物的区域传播进入无约束和无障碍的区域，火焰阵面通常会发生减速，因而爆炸压力也会降低。

但在类似情况下，从约束区域传播出的爆轰波可以无衰减地传播进入一个无障碍区域，甚至导致无障碍区域的部分气云产生极高的爆炸压力[11,44]。

如果爆轰从管道传播出来（前面所述的爆轰传播临界条件成立）可能出现例外的情况。

尽管事故发生地的河谷提供了一定的约束，哈德森港口（Port Hudson incident）爆炸事故是唯一一起在无约束气云中发生爆轰的例子。

无约束混合物的爆轰极限比小型管道中实验值窄得多。

关于无约束混合物的爆轰极限目前所知甚少，这是由于进行实验所需的点火源能量和实验混合物的容积实现起来很困难。

表1中给出了一些实验值。

Bull[49]对在常见的燃料/空气混合物在无约束气状态下形成稳态爆轰所需的临界起爆能量（固体炸药起爆）进行了校验。

目前已有相应的估算方法对产生爆轰所需的最低气云直径进行估算[3.3]。

事故调查认为对于如火。