Jun 13, 2023
소규모의 격동적인 역학 조사
과학 보고서 12권,
Scientific Reports 12권, 기사 번호: 10503(2022) 이 기사 인용
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측정항목 세부정보
본 연구에서는 잔잔한 주변 바람 조건에서 손으로 펼친 솔잎의 지점 점화로 인한 화재 확산을 조사하는 현장 실험 중에 기록된 고주파수(30Hz) 2차원 입자 이미지 속도 측정 데이터를 분석합니다. 초기 단계에서 화염은 바람의 방향이 없는 상태에서 발화점에서 방사상으로 멀리 퍼지면서 더 차가운 주변 공기를 더 따뜻한 화재 코어로 유입시켜 동적 압력 저항을 경험하게 됩니다. 안쪽으로 기울어진 화염으로 구성된 화재 전선은 하강 기류 지역으로 둘러싸여 있습니다. 일관된 구조는 화재 전선의 초기 모양과 지역적 바람 변화에 대한 반응을 설명하는 동시에 가능한 화재 확산 메커니즘을 나타냅니다. 화재 외부에서 발생하는 소용돌이 튜브는 안쪽으로 나선형을 그리며 화재 전면에서 더 얇아져 그곳에서 더 높은 소용돌이를 초래합니다. 이러한 튜브는 연료층에 가까운 반경방향 외측 속도를 유도하는 순환 구조로 구성되어 있으며, 이는 뜨거운 가스를 바깥쪽으로 밀어내어 화재를 확산시킵니다. 더욱이, 이러한 순환 구조는 화재 확산의 핵심 메커니즘으로 알려진 역회전 소용돌이 쌍의 존재를 확인합니다. 와류관의 축은 연료층 표면을 향하거나 멀어지는 방향으로 교대로 방향을 변경하여 와류관이 꼬이게 만듭니다. 화재 전선 위치에서 관찰된 강한 상승 기류는 잠재적으로 꼬인 소용돌이 튜브를 수직으로 위쪽으로 이류시키고 기울어지게 하여 불 소용돌이를 형성할 수 있습니다. 화재가 진행됨에 따라 흐름의 불안정성에 대응하여 주변이 붕괴되어 더 작은 화재 "포켓"을 형성합니다. 이러한 포켓은 한동안 상대적으로 고정된 상태로 유지되고 어트랙터 근처의 혼돈 시스템의 거동과 유사한 유동장의 특정 지점에 국한됩니다. 화재 전선을 따라 특정 고정 지점에서 계산된 수평 운동량의 난류 플럭스의 증가된 크기는 불규칙한 화재 폭발의 증상이며 화재 확산의 상황을 파악하는 데 도움이 됩니다. 가장 중요한 것은 인접한 고정점에서 계산된 난류 운동 에너지 예산 방정식의 시간에 따라 변하는 운송 항은 화재 전선을 따라 국부적인 화재가 주로 수평 난류 운송 항을 통해 상호 작용한다는 것을 나타냅니다.
지난 몇 년 동안 산불의 빈도와 심각성이 증가했으며 악화되는 지구 기후(변화)로 인해 위험이 증가했습니다. 국립기관간소방센터(National Interagency Fire Center)1에 따르면, 2021년 8월 7일 현재 미국에서 2021년에 39,108건의 화재가 발생했으며, 해당 총 연소 면적은 2020년 2,286,517에이커에서 2021년 3,506,321에이커로 53% 증가했습니다. 산불 역학에 대한 더 깊은 이해는 격리 작업과 화재 사고 관리 및 예방을 지원하는 데 시급히 필요합니다. 지난 수십 년 동안 산불 모델링이 크게 발전한 반면, 관측 증거 측면에서는 진전이 느렸습니다. 화재와 대기 사이의 상호 작용은 난류 환경을 조성하며 이러한 난류와 특징적인 응집 구조를 특성화하는 데 매우 제한된 관찰이 가능합니다. 난류를 측정하려면 시간에 따른 높은 샘플링 빈도가 필요하며 일관된 구조를 관찰하려면 상당한 공간 범위가 필요합니다. 문헌에 발표된 대부분의 실험실 및 현장 규모 관찰에서는 상세한 화염 구조가 보고되었으며, 이는 화재 행동 자체를 이해하는 데에도 중요합니다. 난류 측정은 '공간 내 지점' 관측으로 제한되었습니다. 따라서 공간과 시간에 따른 높은 빈도로 측정할 수 있다는 것은 산불 역학과 화재-대기 상호 작용에 대한 이해의 패러다임 전환을 의미합니다. 본 논문에서는 점 점화에서 시작되는 화염이 확산됨에 따라 공간의 상당한 영역과 높은 샘플링 빈도를 포괄하는 입자 이미징 속도계(PIV) 실험의 관찰 결과를 보고할 것입니다. 이를 통해 화염 구조가 진화함에 따라 현장에서 속도 벡터와 표면 온도를 추적할 수 있으므로 산불 내부 및 주변의 복잡한 난류 환경에 대한 전례 없는 통찰력을 제공합니다.
0\)), while blue arrows indicate downdrafts (\(w<0\)). [Generated using MATLAB R2021a]./p>0\)). Similarly, the x-directionally elongated structures of \(r_{22}\) contours (Fig. 5b) indicate x-directional uniformity in the v velocity. Again, for the first 100 s of ignition, the v velocity remains positive (\(v>0\)) at the IP (not shown here). The positively correlated contours on the south of the IP represent northward v velocity (\(v>0\)), while the negatively correlated contours on the north of the IP represent southward v velocity (\(v<0\)). We interpret the cross-correlation contours as a measure of the retainment of flow memory (recorded at the IP, in this case) across space. The y-directionally elongated \(r_{11}\) contours are indicative of the entrainment of ambient air from the eastern and western sides of the domain as a relatively quick and bulk response to ignition, the earliest sign of the presence of fire. The x-directionally elongated \(r_{22}\) contours are similarly indicative of the entrainment of ambient air from the northern and southern sides of the domain as a similar (quick and bulk) response./p>0\), can be observed with increasing distance from the IP in Fig. 5c. These are interpreted as follows. Since the IP is initially a region of updraft, contours that are positively correlated with the IP are inferred to be regions of updraft. Beyond these structures, we observe contours that correlate negatively with the IP and do not encompass it. These can be interpreted as regions of downdraft beyond the fire perimeter. A shift in the direction of fire propagation towards the north-west can also be observed from the contours. This can be attributed to a shift in the direction of the local wind or heterogeneity in the fuel bed in the vicinity of the IP. Thus, contours of \(r_{33}\) give a clear picture of the evolution of the fire-front during the first minute or so./p>0\) implies that the angle is acute, while \(H<0\) indicates that the angle is obtuse. Color contours of the helicity are shown in Fig. 7b, wherein alternating regions of positive helicity (red) and negative helicity (blue) are observed along the fire-front. Since the fire-front comprises updrafts (red arrows in Fig. 4), an acute angle with \(\mathbf {u}\) indicates that \(\varvec{\omega }\) is pointed away from the surface (red arrows in Fig. 7c) and an obtuse angle with \(\mathbf {u}\) indicates that \(\varvec{\omega }\) is pointed towards the surface (blue arrows in Fig. 7c). This suggests that the eddies precess upward and downward alternately, resulting in the kinking of the vortex tubes along the fire-front./p>0\), Fig. 8e), while the mean y-directional flow is northward (\(\overline{v}>0\), Fig. 8g). From Fig. 1c–d, it can be seen that at this location, \(u'<0\) and \(v'<0\) would assist in propagating the fire away from the IP (south/west/southwest-ward), while \(u'>0\) and \(v'>0\) would combine to create the opposite effect. Therefore, \(u'(>0)\) and \(v'(>0)\) at \(t=158\) s (Fig. 8e,g) interact to impede the spread of the fire away from the IP at this location; this is seen as a peak in Fig. 8c. A similar phenomenon is also observed at \(t=309\) s when the mean flow supports the fire spread away from the IP (\(\overline{u},~\overline{v}<0\)), while the fluctuations resist it (\(u',~v'>0\)). At \(t=322\) s, the mean x-directional flow is westward (\(\overline{u}<0\), Fig. 8e), while the mean y-directional flow is southward (\(\overline{v}<0\), Fig. 8g). The fluctuations \(u'(<0)\) and \(v'(<0)\) at \(t=322\) s (Fig. 8e,g)) interact to accelerate the mean flow and drive the fire south-west with sudden force away from the IP, causing a fire-burst. This phenomenon is also observed at \(t=300\) s, while burst-like peaks are also observed at \(t=148\) s, \(t=198\) s (Fig. 8c)./p>0)\) (Fig. 8f,h) interact to impede the advancement of the the fire-front (peaks in Fig. 8d) at FP2. However, at \(t=301\) s and \(t=353\) s, the fluctuations \(u'(>0)\) and \(v'(<0)\) (Fig. 8f,h) interact to drive the fire southeast via bursts (peaks in Fig. 8d). Thus, increase in the magnitude of the horizontal momentum flux (\(\overline{u'v'}\)) and \(u'v'\) is either symptomatic of fire-bursts that occur at irregular time intervals or representative of increased turbulence-induced impediment to the fire-spread; together, they play opposing roles in the fire-spread and in determining the spread rate./p>0\) indicates the contrary. It can be seen that the decrease in \(TKE_{sp}\) when \(140\,\text {s}\le t\le 220\,\text {s}\) (Fig. 11c) causes a loss in the TKE and a corresponding gain in the MKE (Fig. 11a). Since the mean flow at FP1 opposes the spread of the fire away from the IP in this time duration, the shear production term effectually helps resist the fire-spread at this point. At FP2, \(TKE_{sp}\approx 0\) when \(140\,\text {s}\le t\le 220\,\text {s}\) (Fig. 11d) indicating that the MKE does not increase much at the cost of the TKE. Therefore, the peak of the MKE (Fig. 11b) is much lower than that for FP1 (Fig. 11a). Relatively speaking, the shear production term does not contribute much in either assisting or resisting the fire spread at this point./p>0\) when the latitudinal flow is eastward, i.e. in the \(+x\) direction and \(v>0\) when the longitudinal component is northward, i.e. in the \(+y\) direction. The vertical velocity (w) was obtained from mass conservation: the divergence of the net velocity vector (\(\nabla .\mathbf {u}\)) was set to zero and the resulting equation was integrated to a height equal to the cell-size in the horizontal domain (4.18 cm) as shown in the Supplementary Information. No penetration conditions were enforced at the surface, i.e. \(w|_{z=0} = w_0 = 0\). We assumed that the velocity measurements were made at a height \(z = 4.18\) cm from the surface (\(\Delta z = 4.18\) cm). The vertical velocity component (w) so computed is said to be positive (\(w>0\)) if directed opposite to the gravitational force./p>
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