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Investigando a dinâmica turbulenta de pequenas

Relatórios Científicos volume 12,

Scientific Reports volume 12, Número do artigo: 10503 (2022) Citar este artigo

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Dados de velocimetria de imagens bidimensionais de alta frequência (30 Hz) registrados durante um experimento de campo explorando a propagação do fogo a partir da ignição pontual em agulhas de pinheiro espalhadas manualmente sob condições de vento ambiente calmo são analisados neste estudo. Nos estágios iniciais, à medida que a chama se espalha aproximadamente radialmente para longe do ponto de ignição na ausência de uma direção preferencial de força do vento, ela arrasta o ar ambiente mais frio para o núcleo de fogo mais quente, experimentando assim uma resistência dinâmica à pressão. A frente de fogo, composta por uma chama inclinada para dentro, é circundada por uma região de corrente descendente. Estruturas coerentes descrevem a forma inicial da frente de incêndio e sua resposta às mudanças de vento locais, ao mesmo tempo em que revelam possíveis mecanismos de propagação do fogo. Tubos de vórtice originários de fora da espiral de fogo para dentro e são esticados mais finos na frente de fogo, levando a uma maior vorticidade lá. Esses tubos compreendem estruturas de circulação que induzem uma velocidade radialmente externa próxima ao leito de combustível, que empurra os gases quentes para fora, fazendo com que o fogo se espalhe. Além disso, essas estruturas de circulação confirmam a presença de pares de vórtices em contra-rotação que são conhecidos como um mecanismo chave para a propagação do fogo. O eixo dos tubos de vórtice muda sua orientação alternadamente em direção e para longe da superfície do leito de combustível, fazendo com que os tubos de vórtice sejam torcidos. A forte corrente ascendente observada no local da frente de fogo poderia potencialmente adveter e inclinar o tubo de vórtice dobrado verticalmente para cima, levando à formação de redemoinho de fogo. À medida que o fogo evolui, seu perímetro se desintegra em resposta às instabilidades do fluxo para formar "bolsões" de fogo menores. Esses bolsos estão confinados a certos pontos no campo de fluxo que permanecem relativamente fixos por um tempo e se assemelham ao comportamento de um sistema caótico na vizinhança de um atrator. Maiores magnitudes dos fluxos turbulentos de momento horizontal, calculados em certos pontos fixos ao longo da frente de fogo, são sintomáticas de rajadas de fogo irregulares e ajudam a contextualizar a propagação do fogo. Mais importante ainda, os termos de transporte variantes no tempo da equação de balanço de energia cinética turbulenta computados em pontos fixos adjacentes indicam que incêndios locais ao longo da frente de incêndio interagem principalmente por meio do termo de transporte turbulento horizontal.

A frequência e a gravidade dos incêndios florestais aumentaram ao longo dos últimos anos e o agravamento do clima global (mudança) apresenta um risco acrescido. De acordo com o National Interagency Fire Center1, houve 39.108 incêndios no ano de 2021, até 7 de agosto de 2021 nos EUA e a área total queimada correspondente aumentou 53% de 2.286.517 acres em 2020 para 3.506.321 acres em 2021. A uma compreensão mais profunda da dinâmica dos incêndios florestais é uma necessidade urgente para auxiliar as operações de contenção e gestão e prevenção de incêndios. Embora a modelagem de incêndios florestais tenha progredido significativamente nas últimas décadas, o progresso em termos de evidências observacionais tem sido lento. A interação entre o fogo e a atmosfera cria um ambiente turbulento e observações muito limitadas estão disponíveis para caracterizar essa turbulência, bem como as estruturas coerentes características. A medição da turbulência requer uma alta frequência de amostragem no tempo e as observações de estruturas coerentes requerem uma cobertura espacial substancial. A maioria das observações em escala de laboratório e de campo publicadas na literatura relataram estruturas de chamas detalhadas, que também são importantes para entender o comportamento do fogo por si só; enquanto as medições de turbulência foram limitadas a observações de 'pontos no espaço'. Ser capaz de medir ambos, no espaço e em alta frequência no tempo, portanto, representa uma mudança de paradigma em nossa compreensão da dinâmica do fogo florestal e da interação fogo-atmosfera. Neste artigo, relataremos observações de um experimento de velocimetria de imagens de partículas (PIV) que cobre uma área considerável no espaço, bem como uma alta frequência de amostragem, à medida que uma chama a partir de um ponto de ignição se espalha. Isso nos permite rastrear vetores de velocidade in-situ à medida que a estrutura da chama evolui, bem como as temperaturas da superfície, fornecendo assim informações sem precedentes sobre o complexo ambiente de turbulência dentro e ao redor de um incêndio florestal.

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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