CC BY
55
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Paschall R.K. The Age of Fission Neutrons to Indium Resonance Energy in Water // Nucl. Sei. and Eng. - 1964. - V. 20. -P. 436-444.
2. Paschall R.K. The Age of Fission Neutrons to Indium Resonance Energy in Zirconium-Water Mixtures - I. Experiment // Nucl. Sei. and Eng. - 1965. - V. 23. - P. 256-263.
3. Paschall R.K. The Age of Fission Neutrons to Indium Resonance Energy in Aluminum-Water Mixtures // Transactions of ANS. -1965.-V. 8,-№2.-P.467-468.
4. Paschall R.K. The Age of Fission Neutrons to Indium Resonance Energy in Aluminum-Water Mixtures //Nucl. Sei. and Eng. - 1966. -V. 26.-P. 73-79.
5. Paschall R.K. The Age of Fission Neutrons to Indium Resonance Energy in Iron-Water Mixtures - I. Experiment // J. Nucl. Energy. Part A/B. - 1966. - V. 20. - P. 25-35.
6. Alter H. The Age of Fission Neutrons to Indium Resonance Energy in Zirconium-Water Mixtures - II. Theory // Nucl. Sei. and Eng. -
1965.-V. 23.-P. 264-271.
7. Alter H. The Age of Fission Neutrons to Indium Resonance Energy in Iron-Water Mixtures - II. Theory // J. Nucl. Energy. Part A/B. -
1966.-V.20.-P. 37-54.
8. Марченко JI.B., Сергеев Ю.А. Расчет квадрата длины замедления для различных сред в 18- и 26-групповых Ргприближениях и их сравнение с экспериментальными данными // Бюллетень центра по ядерным данным. - М.: Атомиздат, 1969. - Вып. 6. -С. 319-390.
9. Zyk I.S., Kuzmin A.V. Approximations for the age of fission neutrons in mixtures zirconium, aluminum and water // Modern
Techniques and Technologie: Transactions XII Internat. Scientific and Practical Conf. - Tomsk, 2006. - P. 154-156.
10. АлексеевА.В., Кузьмин A.B. Аппроксимации экспериментальных и расчетных данных по возрасту нейтронов деления в же-лезо-водной смеси // Современные техника и технологии: Труды XII Меддунар. научно-практ. конф. - Томск, 2006. - Т. 2. -С. 336-338.
11. Алексеев А.В., Зык И.С., Кузьмин А.В. К определению возраста нейтронов деления в смесях металлов с водой // Трансфер технологий, инновации, современные проблемы атомной отрасли: Труды Междунар. научно-практ. конф. - Снежинск, 2006. - С. 215-216.
12. Бекурц К., Виртц К. Нейтронная физика. - М.: Атомиздат, 1968.-456 с.
13. Галанин А.Д. Введение в теорию ядерных реакторов на тепловых нейтронах. - М.: Энергоатомиздат, 1990. - 536 с.
14. Герасева Л.А., Вавилов В.В. Замедление нейтронов в железоводных смесях // Атомная энергия. - 1960. - Т. 8. - Вып. 6. -С. 556-557.
15. Наумов В.А., Розин С.Г. Решение задач физики реакторов методом Монте-Карло. - Минск: Наука и техника, 1978. - 208 с.
16. Гарусов Е.А., Петров Ю.В. Моменты функции замедления и её малогрупповые модели для водо-металлических смесей // Атомная энергия. - 1974. - Т. 36. - Вып. 2. - С. 143-144.
17. Галанин А.Д. Теория ядерных реакторов на тепловых нейтронах. - М.: Атомиздат, 1959. - 383 с.
Поступила 07.12.2006 г.
УДК 536.21
О ВЫБОРЕ ТЕМПЕРАТУРНОГО ПРОФИЛЯ ПРИ РЕШЕНИИ УРАВНЕНИЯ ТЕПЛОПРОВОДНОСТИ В СФЕРИЧЕСКИХ КООРДИНАТАХ МЕТОДОМ ИНТЕГРАЛА ТЕПЛОВОГО БАЛАНСА
Р.В. Городов, A.B. Кузьмин
Томский политехнический университет E-mail: gorodov@tpu.ru
С помощью интегрального метода получены решения уравнения теплопроводности для шара и области, ограниченной изнутри сферической полостью. Показано влияние выбора температурного профиля на эффективность приближенного аналитического решения. Предлагается вариант уточнения решения в переходной области.
Введение
Точные решения задач теплопроводности достаточно громоздки и трудоемки. К тому же они практически отсутствуют в задачах о радиальном потоке тепла в сферических координатах с изменением агрегатного состояния [1,2]. Поэтому для решения практических задач обычно используют графики, полученные численными или приближенными методами [3]. Одним из приближенных аналитических методов является метод интеграла теплового баланса (ИТБ), в котором, прежде всего, привлекают его физическая ясность, простота и достаточно высокая точность результатов, что наглядно показывает Т. Гудмен [4] на многочислен-
ных примерах. Основная трудность, с которой приходится сталкиваться при использовании метода ИТБ, заключается в правильном задании температурного профиля, который, по мнению Т. Гудмена, значительно влияет на точность результатов.
Существует несколько подходов в выборе температурных профилей. В работе [5] А.И. Вейник предлагает для задач любой геометрии использовать температурные профили в виде обычных полиномов, что должно упрощать решение поставленной задачи.
Ссылаясь на работу Ф. Поля и Т. Ларднера [6] и не приводя решения, Т. Гудмен в своей статье [4] рекомендует в случае сферической симметрии использовать температурный профиль вида:
Г(г,/)=полином/г, (1)
где Г(г,/) - температура тела; г - текущий радиус, / - время.
Это обосновывается тем, что точное решение задач пропорционально величине 1/г, и использование профиля в виде обычного полинома при больших временах будет давать значительную ошибку.
Для внешней задачи (области, ограниченной изнутри сферической полостью) с граничными условиями второго рода Г. Карслоу и Д. Егер [3] приводят следующее решение:
Т(г,1) =
R2 д Хг
Ф
r-R
-exp -
2(at)
(r-R
at
+—г Ф R R
r-R (at)'
2 (at)1
R
,(2)
qR
т
10
3Fo- —I 3-5-^— I-
-z
R2
R sin цп
И=1 aî„cosaî„
r^n
— exp(-M„2Fo)
+ Tn.
(3)
ÔT 1 d( 2dT\ л — = a—-— r —I, 0< /< oo,
dt r d\ dr
dr
r =R-S, T(R-8,t)=T0.
0 <r<R, (4)
(5)
(6)
r = *-6, ^-^ = 0.
dr
(7)
Подробный ход решения приведен в работах [7, 8], поэтому здесь покажем лишь основные этапы решения. В соответствии с данным методом ур. (4) умножается на дифференциальный объём А/г и интегрируется в пределах от г=Я до г=Я-8. В результате получим интеграл теплового баланса:
d_
dt
@-^-(R-8f
3
(8)
где Ф*(х) = —[=■ [ exp(~%2)d£, - функция ошибок;
V7T х
q - тепловой поток; R — радиус шара; а, X - коэффициенты температуро- и теплопроводности, соответственно.
Видно, что решение пропорционально величине 1 /г, и здесь, возможно, эффективно сработает рекомендуемый Т. Гудменом профиль (1). Но подойдёт ли он для внутренней задачи (области в форме шара) с теми же граничными условиями второго рода, в общем решении которой 1/г пропорционально только одно слагаемое?
В книге А.В. Лыкова [4] это решение представлено в виде ряда и имеет вид:
T(r,t) =
л.—о
где 0 = J Tr2dr. Зададим профиль температуры
(1) уравнением:
Т = (ß0+ßir + ß1r2)/r,
(9)
где коэффициенты Д, Д и Д в общем случае зависят от времени и определяются граничными условиями (5-7). Тогда в явном виде профиль температуры (9) будет выглядеть следующим образом:
qR2 (Л-б -г)2
T(r,S(t)) =
X[R2-(R-8)2
-+Т0. (10)
Подставляя (10) в (8) получим обыкновенное дифференциальное уравнение относительно 5 и найдём его решение:
= -at. (11)
где Fo=at/B? - число Фурье; ¡лп - корни характеристического уравнения tg ¡x=jx.
Для ответа на поставленный вопрос проведем решения методом ИТБ внутренней и внешней задач теплопроводности с разными температурными профилями и сделаем оценку их эффективности.
Внутренняя задача
В соответствии с физической концепцией метода процесс изменения температуры в теле обычно разбивают на две стадии. На первой, начальной, стадии глубина проникания теплового импульса <5(0 достигает центра (т. е. 8(t)<R), на второй стадии начинается изменение температуры в центре тела.
Таким образом, математическая постановка задачи для начальной стадии процесса будет иметь вид [1,2]:
(И-8) -6R (R-8) +^R (R-8)-ЗR 12(Л2-(Л-б)2)
Выражения (10) и (11) являются приближенным решением поставленной задачи.
Необходимо отметить, что граничных условий (5-7) достаточно только для определения трех коэффициентов Д в температурных профилях. Поэтому для использования полиномов больших степеней необходимо задать дополнительные граничные условия, которые можно получить следующим образом: дТп^-8)
г = R-8,
дгп
-= 0.
(12)
С учетом (12) решения задачи с полиномами степени п>1 примут вид:
1) для Г(г,/)=полином/г:
^ ( 1)Я _(l-8-F_r
Ki 8”-l-(n-8)-r
Fo = -
(и + 2) • б 2 - б:
(n +1) • (n + 2) • (n - 8 )
2) для Г(г,/)=полином:
(13)
$
3l = (_1у Ki
Fo = -
n-(n +1)
1-
(1-5 - г)” n-8n-1
28
n + 2 (n + 2)-(n+3)
(15)
(16)
где &я=(Т(г,()-Т())/(Т-Т()) - безразмерная температура; К{=дЯ/(\(Тс-Т(1)) - критерий Кирпичева; 8=8(1)/Я - относительная глубина проникания теплового импульса, 7=г/11 - относительный радиус сферы; Тс - температура источника.
Помимо распределения температуры в инженерных расчетах наиболее часто приходится определять среднюю температуру тела и количество тепла, переданного телу [3]:
Т = —\Тс!У, <2 = срУ^У,
У V V
где V, с, р- объем, теплоемкость и плотность тела, соответственно.
Следует отметить, что в [4, 5] сравнение приближенных решений с точными для аналогичных задач проводились только на момент окончания начальной стадии процесса нагрева тела. В данной работе сравнение полученных приближенных решений с точными проведено по безразмерным характеристикам: средней температуры тела, температуры поверхности и центра (обозначены нижним индексами «ср>, «пов» и «О») для разных моментов времени:
■г2 dr
J г2 dr
лаго) гз
Ki
Л№)
Ki
(17)
ческий смысл, и для описания процесса приближенным методом ИТБ потребуются новые граничные условия вместо использованных ранее (6) и (7).
Одним из них является условие в центре шара:
г= 0, ——- (0, i) = 0.
dr
(18)
Отметим, что профиль вида Г(г,/)=полином/г не дает возможности использовать условие (18). Поэтому для этой стадии процесса ход решения приведем для профиля в виде квадратичного полинома 7,(г,/)=Д+Дг1-/32г2.
Для восстановления констант Д, Д и Д требуется ещё одно дополнительное граничное условие. В качестве одного из вариантов положим, что температура на поверхности шара является какой-то функцией времени:
Т (11,1) = 2(1). (19)
Очевидно, что при выполнении условия (19) профиль температуры и интеграл теплового баланса примут вид:
(20)
d®
dt
2Х
(21)
где © = J Tr2dr. Используя (20), найдем:
0
zR3 qR4
& = -
15Х
(22)
Значения характеристик (17) и погрешности их определения (Д, %) для различных моментов времени представлены в табл. 1-4.
На второй стадии процесса нагрева шара постоянным тепловым потоком величина 8(t) - глубина проникания теплового импульса теряет физи-
Выражение (22) подставим в (21) и разрешим полученное дифференциальное уравнение относительно г=Д0- Для этого домножим (21) на Ли проинтегрируем правую часть в пределах от ^ (время окончания первой стадии) до /, а левую - в пределах от г(к)= ЦЯ^дЯ/ 2Х+ Г0 до г(/):
2(0
3 152
f d
После интегрирования найдем функцию:
Таблица 1. Сравнение точного и приближенных решений на начальной стадии процесса нагрева тела*
Точное решение (3) Приближенное решение (13,14) Приближенное решение (15,16)
Kl (fel i&L A, % i&L A, % i&L A, % (&L A, %
Fo=0,0265
79,539 213,88 79,539 0,0003 213,441 0,2068 79,539 0,0003 209,659 1,9740
Fo=0,0150
45,001 154,70 44,999 0,0024 154,126 0,371 45,000 0,0024 151,647 1,9728
Fo=0,0050
15,002 85,062 14,999 0,0148 84,558 0,592 14,999 0,1471 83,620 1,6953
Fo=0,0005
1,499 25,889 1,499 -0,0456 25,530 1,388 1,500 -0,0455 25,428 1,7802
Fo=0,00005
0,148 8,029 0,149 -1,0650 7,958 0,890 0,150 -1,0767 7,947 1,0178
*Расчетные значения характерных температур умножены на Ш и получены при п=4
2(,)=М(,_,1)+^+7;,
ЛЯ 1 21 "
и после подстановки её в (3) и получим: За/ 1 ”2
к
3 а^ 1 г' Л2 2 Л2
+ Г0.
(23)
В выражении (23) а/1/Л2=Ро1 - число Фурье на момент окончания начальной стадии процесса (для профилей в виде полиномов определяется по (16) при 5 =1). С учетом этого приближенное решение для распределения температуры в виде квадратичного полинома на второй стадии процесса будет определяться выражением:
За/
Л2
-—3-5^ 10 Я
+ Т0’ (24)
или в безразмерном виде
— = ЗБо - 0,3 +—, РоБо1. (25) Кл 2
Если воспользоваться для задания температурного профиля полиномом «-степени, то решение запишется следующим образом:
1 гп
— = ЗРо-ЗРо л-------.
К1 п
(26)
Видно, что полученное приближенное решение (24, 25) совпадает с первыми членами точного решения (3). В момент времени Ро=0,25 расхождение приближенного и точного решений составляет менее 1 %, а при больших значениях стремится к нулю. Это объясняется тем, что, начиная с Ро=0,25, процесс нагрева тела становится квазистационарным: температу-
ра любой точки повышается по линейному закону, а распределение температуры следует закону параболы
[2]. В табл. 2 приведены значения температур на поверхности и в центре шара, а также средней по объему температуры и их расхождения с соответствующими величинами, полученными из точного решения.
Если оценивать результаты приближенных решений (табл. 1, 2), то можно заметить, что они имеют асимптотический характер при малых и больших значениях Ро. Появляется область, в которой начинает возрастать погрешность этих приближений. Приведем один из возможных вариантов улучшения точности на этом участке решения. Назовем переходной стадией участок процесса нагрева тела от времени окончания начальной стадии по точному решению Ро«0,0265 до обоснованного выше значения Ро=0,25. В этом временном промежутке точность приближенного решения (26) главным образом определяется значением показателя степени полинома, который зависит от числа Фурье. В результате была получена аппроксимационная зависимость и=и(Ро):
5 л
„(То) 0,0265 <Ро <0,25, (27)
1=0 Р°
где Л=2,03554159548730; 4=4,44270901418236-10~2; Л=1,05859605570089-10-2;4=3,6128930459478М0-4; Л=5,41024194251893-10-6; ^=2,78893049968760-ЮЛ
Таким образом, на переходной стадии процесса нагрева шара приближенным решением задачи будут выражения (26, 27). Численные значения характерных температур для разных значений представлены в табл. 3. Поведение решения в указанных областях показано на рисунке.
Таблица 2. Сравнение точного и приближенного решений на квазистационарной стадии процесса нагрева тела*
Точное решение (3) Приближенное решение (24, 25)
(Н (а.. (11 (а.. А, % Й1 А, % (11 А, %
Ро=0,25
750,0 949,3636 452,9292 750,0000 «0 950,0 0,0670 450,0 0,6467
Ро=0,50
1500,0 1699,9959 1200,0188 1500,0000 «0 1700,0 0,0002 1200,0 0,0016
Ро=1,00
3000,0 3200,0 2700,0 3000,0 «0 3200,0 5,3'10~9 2700,0 2,9'10~8
*Расчетные значения характерных температур умножены на Ш и получены при п=2 Таблица 3. Сравнение точного и приближенного решений на переходной стадии*
Точное решение (3) Приближенное решение (26, 27)
Й1 (11 (1). (Ы А, % (а А, % (11 А, %
Ро=0,03
90,0 229,8518 6,95'10~2 90,0 «0 223,9166 2,58 6,96'10~2 0,0104
Ро=0,08
240,0 420,0202 28,4737 240,0 «0 420,1091 0,0212 28,2889 0,6492
Ро=0,15
450,0 645,2032 172,0275 450,0 «0 645,5753 0,0577 172,3412 0,1824
Ро=0,24
720,0 919,2213 423,5845 720,0 «0 919,6138 0,0427 422,0205 0,3692
*Расчетные значения характерных температур умножены на Ш
Таблица 4. Сравнение точного и приближенного решений для внешней задачи*
Точное решение (2) Приближенное решение (28, 29) Приближенное решение (30, 31)
SI (У. К% II). А, % fâ! А, % (11 К%
Fo= 3,03
5,4295 168,9426 5,4295 юту 171,6655 1,6117 5,4295 5,15-10-* 179,9424 6,51
Fo= 1,00
7,4216 572,4164 7,4216 3,08-ТО'4 567,7413 0,8167 7,4216 2,80-10~4 766,1399 33,84
Fo= =10
1,5942 829,4223 1,5940 8,77-10“3 816,5046 1,5574 1,5940 8,62-10 3 1681,6613 102,75
*Расчетные значения характерных температур умножены на Ш и получены при п=3
О 0,2 0,4 0,6 0,8. rlR
Рисунок. Характерные стадии процесса нагрева шара
Внешняя задача
Отличается от предыдущей тем, что на поверхности сферической полости радиуса R изнутри действует постоянный тепловой поток q. В начальный момент времени вся система находится при температуре !|, Необходимо определить положение температурного фронта R+8(t) во внешнем по отношению к полости объеме, т. е. при R<t<со. Таким образом, математическая постановка задачи будет схожей с постановкой (4-7). Решение также проведем с разными температурными профилями и сделаем оценку их эффективности.
Процедура решения аналогична решению внутренней задачи для начальной стадии процесса нагрева шара. В результате, используя полиномы степени и>1 получим следующие решения:
1) для Г(г,0=полином/г:
S. (1 + 5 -ТТ
JR .
Ki Fo = -
5 "_1 • (н + 5 ) • r ' (n + 2) • 82 + 81
(n +1) • (n + 2) • (n + 5 )
2) для Г(г,0=полином:
3, a+s-rf
J R
Ki
Fo = -
77(77 +1)
775'
1 25 1 +-----------+ -
25
77 + 2 (77 + 2)(/7 + 3)
(28)
(29)
(30)
• (31)
Результаты расчета характерных температур для разных значений Ро сведены в табл. 4.
Анализ результатов
В работе при решении задач теплопроводности в сферической геометрии методом ИТБ впервые проведена оценка эффективности температурных профилей вида: Г(г,/)=полином и Г(г,/)=поли-ном/гс полиномами степени п.
Подчеркивается асимптотический характер полученных приближенных аналитических решений для общепринятых в методе ИТБ стадий процесса: начальной и квазистационарной. Предлагается учитывать переходную область, для которой предложена аппроксимация, уточняющая решение.
В задаче нагрева шара (внутренняя задача) можно отметить:
• на начальной стадии процесса наименьшее расхождение приближенных решений с точным (Д<2 %) достигается при показателе степени полинома тг=4 для обоих рассматриваемых профилей, но при этом наименьшую погрешность дает применение профиля для Г(7‘,0=полином//‘;
• на квазистационарной стадии процесса полином вида для Т(г, /)=полином/г теряет физический смысл, а профиль для Г(/‘,0=полином обеспечивает погрешность приближенного решения Д<1 % при значениях Ро>0,25.
В задаче нагрева массива изнутри шаровой полости (внешняя задача) применение профилей разных типов дало следующие результаты:
• задание профиля в виде простого полинома обеспечивает необходимую точность при п= 3 только при очень малых числах Фурье (Ро«1), а при Ро 1 даже значение 77=100 дает расхождение более 4 %;
• решение, полученное с помощью профиля для Т(г,0=полином/г более предпочтительно, т. к. его наибольшая точность достигается при п=3 для любого числа Фурье.
Полученные результаты показывают, что при решении задач теплопроводности для разной геометрии приближенным методом ИТБ не всегда удается добиться достаточной точности при использовании температурных профилей одного и того же типа.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Карслоу Г., Егер Д. Теплопроводность твердых тел / Перев. с англ. под ред. A.A. Померанцева. - М.: Наука, 1964. - 488 с.
2. Лыков A.B. Теория теплопроводности. - М.: Высшая школа, 1967. - 600 с.
3. Пехович А.И., Жидких В.М. Расчеты теплового режима твердых тел. - Л.: Энергия, 1976. - 351 с.
4. Гудмен Т. Применение интегральных методов в нелинейных задачах нестационарного теплообмена // Проблемы теплообмена. Перев. с англ. под ред. П.Л. Кириллова. - М.: Атомиздат,
1967. - С. 47-96.
5. Вейник А.И. Приближенный расчет процессов теплопроводности. - М.: Госэнергоиздат, 1959. - 184 с.
6. Lardner T.J., Pohle F.V. Application of the Heat Balance Integral to Problems of Cylindrical Geometry // Trans of ASME. J. of Appl. Mech.-1961.-June.-P. 310-312.
7. Городов Р.В., Кузьмин A.B. О выборе температурного профиля при решении задач со сферической симметрией методом интеграла теплового баланса на начальной стадии процесса нагрева тела // Энергетика: экология, надежность, безопасность. Матер. XII Всеросс. научно-техн. конф. - Томск, 2006. -С. 186-189.
8. Городов Р.В., Кузьмин A.B. О выборе температурного профиля при решении задач со сферической симметрией методом интеграла теплового баланса на квазистационарной стадии процесса нагрева тела // Энергетика: экология, надежность, безопасность. Матер. XII Всерос. научно-техн. конф. - Томск, 2006. -С. 151-153.
Поступила 29.11.2006 г.
УДК 536.46
ДВУХТЕМПЕРАТУРНАЯ МОДЕЛЬ ГОРЕНИЯ ГАЗА В МОДЕЛЬНОМ ГОРЕЛОЧНОМ УСТРОЙСТВЕ ЦИЛИНДРИЧЕСКОЙ ФОРМЫ
А.Г. Князева, Ю.А. Чумаков
Институт физики прочности и материаловедения СО РАН, г. Томск E-mail: yura014@rambler.ru
Предложена и численно проанализирована двухтемпературная модель горения газа в пористом теле цилиндрического теплогенератора. В модели учтены теплообмен между твердым каркасом и газом; взаимодействие продуктов горения с теплообменником; различие скоростей диффузии и теплопроводности в газовой фазе. Исследовано влияние параметров модели на характеристики стационарных режимов горения газа для различных условий теплообмена пористой горелки с теплообменником. Результаты численного исследования не противоречат наблюдаемым закономерностям, что говорит о возможности использования модели для постановки и решения задачи оптимизации работы реального горелочного устройства.
Введение
Явление распространения фронта горения в пористых средах при фильтрации газа привлекает все возрастающее внимание исследователей. Научный интерес к этому классу систем возник в ответ на запросы практики, активно включающей процессы фильтрационного горения в технологические схемы различного производства. К числу объектов фильтрационного горения относятся такие крупномасштабные промышленные процессы, как доменная выплавка чугуна, обжиг и агломерация руд, регенерация катализаторов методом выжигания коксовых отложений, добыча нефти с помощью внутрипластового горения и др.
Под фильтрационным горением газ понимается [1] процесс распространения зоны газофазной экзотермической реакции в инертной пористой среде при фильтрационном подводе газообразных реагентов к зоне химического превращения. Подобные процессы представляют собой разновидность гетерогенного горения вследствие активного участия двух фаз - твердой пористой среды и реагирующего газа - в механизме распространения волн
и имеют важное научное и практическое значение. Наличие двух фаз предопределяет многопараме-тричность процессов, разнообразие межфазных взаимодействий, появление фильтрационных и других эффектов гетерогенности. В результате взаимодействия различных физических процессов реализуются многочисленные стационарные и нестационарные тепловые режимы горения, разнообразные условия протекания режимов превращения, волны горения с необычной структурой, свойствами и механизмами распространения [2, 3].
Одно из возможных практических приложений фильтрационного горения непосредственно относится к разработке экологически чистых пористых горелок, работающих на бедных смесях и обеспечивающих экономию газового топлива; практически полное сгорание газа в объеме пористого тела и высокий КПД.
Для оптимизации работы существующих горелок требуется исследовать возможные режимы горения газа при варьировании технологических параметров. В экспериментальных исследованиях варьирование параметров в широкой области их
