可控流場尺度預混湍流燃燒器及其火焰結構分析

余芊芊, 王金華, 張瑋杰, 張 猛, 黃佐華

(西安交通大學 能源與動力工程學院, 西安 710049)

0 引 言

湍流火焰結構表征湍流火焰組分場、速度場、溫度場等標量場信息，是湍流與火焰多尺度作用的現象學表現，也是驗證和發(fā)展湍流燃燒模型的實驗基礎。在預混湍流燃燒的眾多影響因素中，湍流強度(u′)、無量綱湍流強度(u′/U)以及湍流積分尺度(l0)是湍流燃燒中流場相關的決定性因素，不僅直接影響了預混湍流燃燒的火焰分區(qū)[1]和湍流燃燒速度(ST,GC)，并且在火焰結構的層面上能直接影響火焰體積(Vf)、火焰刷厚度(δf)、火焰面密度(∑)、火焰面曲率(κ)。

由上述流場參數對湍流燃燒模型和火焰結構影響的研究可以發(fā)現，有目標導向地、能一定程度控制流場參數的實驗研究遠沒有數值計算容易實現，且實驗數據很不充分，無法為理論和數值模擬提供有力的支撐。故A. Lipatnikov在2012年出版的專著中指出:“有目標導向地研究湍流尺度對火焰結構和湍流燃燒速度的影響的實驗研究非常缺乏并且迫切需要”[2]。

鑒于上述研究現狀，需要發(fā)展一套新型的預混湍流燃燒實驗裝置，能在寬廣湍流強度和尺度范圍內，實現單一湍流參數控制。F. Halter在2004年發(fā)展了固定結構的多層圓形孔板本生燈，通過使渦連續(xù)破碎從而實現流場的多尺度及其控制，相對湍流強度最高10%，但來流速度低，故u′/SL,0范圍僅為1～3[14]。O. L. Gulder從2009年至今用的是單層圓形孔板，相對湍流強度僅4%，u′/SL,0范圍為2～17[15]。T.Lieuwen在2011年發(fā)展了用步進電機控制的開孔比連續(xù)可變的單層狹縫型孔板，相對湍流強度范圍在15%～30%，u′/SL,0能達到100[16]。J. Driscoll在2013年采用了幾種圓形開孔的單層狹縫型孔板，相對湍流強度范圍能達到46%，同時來流速度高達89m/s，故使得u′/SL,0能達到184[17]。上述研究小組發(fā)展的這些改進的湍流本生燈雖然有效地拓寬了工況范圍，也在一定程度上實現了多尺度流場，但并未有效地實現單一湍流參數的控制。

為了實現一定程度控制湍流強度和尺度，以及拓寬湍流強度范圍，本文發(fā)展了一種結構可調的新型湍流本生燈。通過改變孔板類型、層數(單層或多層)、相對位置及其距離本生燈出口的位置，以滿足一定程度的湍流強度和尺度變量控制，同時使湍流強度范圍顯著擴展，從9%擴展到37%。選用當量比為0.7的甲烷/空氣混合氣進行燃燒實驗驗證該新型本生燈效果，在寬廣湍流強度和尺度范圍內，控制單一流場參數變量，研究來流速度、湍流強度、積分尺度等單一流場參數律和機理。

1 實驗裝置與方法

圖1為新型可控流場尺度本生燈結構剖面圖。本生燈出口直徑20mm，從上游40mm處開始，每隔10mm設置一個孔板的位置，分別命名為A、B、C和D。每個位置可放置一個孔板，用于產生準各向同性湍流場。若不放置孔板則用等厚圓環(huán)代替孔板補償高度。圖2為圓孔形孔板和狹縫形孔板結構。其中圓孔形孔板有5種開孔比，分布在37%～64%，命名為P1-P5；狹縫形孔板有4種開孔比，分布在17%～52%，命名為S1-S4；具體數值如表1所示。以上4個位置和9種孔板結構可構成不同的本生燈結構。結構命名方式如下：單層為“孔板編號_位置編號”，例如“S1_A”；多層為“孔板編號_位置編號_孔板編號_位置編號”，例如“S1_A_S1_B”。為便于研究分析，本文僅采用單層和雙層孔板，通過變化孔板相對位置、距離本生燈出口位置，以及孔板種類和結構，創(chuàng)造多種流場條件，在不同的混合氣來流速度下，控制湍流強度和尺度，實現一定程度的參數變量控制，以及擴寬湍流強度和尺度范圍。

圖1 新型可控流場尺度本生燈結構剖面圖

圖2 圓孔形和狹縫形孔板結構

表1 不同孔板的開孔比Table 1 Open ratio of different plate types

本實驗的流場標定實驗系統示意圖如圖3所示，系統由新型本生燈、MKS質量流量計、三維微型坐標架、恒溫型熱線風速儀、自動標定器、軟件控制和數據采集等組成。MKS質量流量計測量精度為±1%。湍流場測量采用DANTEC公司的StreamLine CTA恒溫型熱線風速儀，具有高時間/空間分辨率、高響應頻率和高信噪比，測量精度為±1%。熱線探針采用的是55P11型號的一維熱線探針。三維微型坐標架夾住熱線探針在三個維度變化位置，以實現對流場不同空間點的速度測量，本文在每個工況下測量了距離本生燈出口上方10mm處徑向5個點，分別為中心點和距離中心±4mm、±8mm的4個點，再將5點取平均作為本生燈出口流場的整體參數值。測量頻率為10kHz，單次采樣點數為131 027，采樣時間13.102 7s。熱線風速儀直接測量得到空間單點的瞬時湍流速度脈動，然后采用各向同性假設和泰勒假設計算獲得湍流能譜、湍流強度、積分尺度、泰勒尺度和柯氏尺度等。

圖3 流場標定實驗系統示意圖

預混湍流燃燒實驗平臺和OH-PLIF燃燒激光診斷系統如圖4所示，利用OH-PLIF激光測量技術獲得火焰瞬時前鋒面圖片，詳細過程見文獻[18]。本文采用當量比為0.7的甲烷/空氣混合氣，常溫常壓。為實現一定程度的流場參數控制和拓寬湍流強度及尺度范圍，根據流場標定結果選擇出15種孔板組合結構進行燃燒實驗，驗證該燃燒器效果，來流速度為3和5m/s。

圖4 OH-PLIF實驗系統示意圖

2 冷態(tài)流場標定實驗及結果分析

單層孔板產生的湍動能由壓降Δp控制[19]：

(1)

(2)

式中：ρ為流體密度；U為來流速度；f(Re)在高雷諾數下約等于0.5；σ為孔板閉孔比(與開孔比之和為1)。由(1)、(2)式可知，來流速度不變的高雷諾數的同種混合氣通過單層孔板，產生的湍動能的強度僅由孔板結構決定。多層孔板對比傳統的單層孔板優(yōu)勢主要體現在3點：一是能產生多尺度的湍流場；二是合理的距離布置能顯著拓展湍流強度和尺度范圍；三是能使流場更快達到均勻和準各向同性狀態(tài)。如圖5所示，混合氣依次通過開孔比遞減、圓孔直徑遞增的3層孔板，沿著軸線方向發(fā)展，依次能產生小尺度高波數、中尺度中波數、大尺度低波數的3種渦結構，產生串級破碎過程(Cascade process)的湍流場[20]。決定多尺度湍流場產生效果的幾何參數包括圓孔直徑、孔距和板距等。其中圓孔直徑和孔距決定了開孔比，不僅能控制典型含能渦的長度尺度，還能控制湍流強度；孔板距離太近則湍流達不到充分發(fā)展，太遠則會使得產生的含能渦耗散。

圖5 多尺度孔板流場渦破碎原理圖[20]

為了得到可控流場尺度的變結構本生燈流場規(guī)律，在常溫常壓下對其連續(xù)通入壓縮空氣，通過質量流量控制出口流速，進行了3輪流場標定。第一輪標定單層孔板結構本生燈，選擇了18種極端結構，即將P1～P5和S1～S4這9種孔板分別放在位置A和D，來流速度為2和5m/s，得到單層孔板結構流場特性。第二輪標定雙層孔板結構本生燈，選擇了13種結構，即根據第一輪標定結果選擇弱湍流孔板、中等湍流孔板、強湍流孔板兩兩組合，分別放在A～D中2個位置得到雙層孔板結構流場特性，來流速度為2和5m/s。第三輪標定覆蓋高、中、低3種湍流強度范圍的單、雙層結構孔板，即根據第一、二輪標定結果選擇了22種結構，來流速度分別為2、3、4、5、6和7m/s，最終得到用于研究單一湍流參數對湍流火焰影響的變結構本生燈流場標定結果。部分實驗結果如表2所示。

表2 代表性結構的本生燈出口流場參數Table 2 Flow field parameters of representative Bunsen burner structures

U=3m/s時，結構S3_A本生燈出口中心點的湍流能譜如圖6所示。湍流理論中，若E∝f-5/3，則說明該湍流流場是各向同性的。圖6證實了本文對流場的準各向同性假設的合理性，進而證明測量時用一維熱線探針測量三維流場可以接受，并且利用泰勒假設計算積分尺度也是合理的。

圖7為相對湍流強度隨單層孔板種類及開孔比的變化關系?？梢园l(fā)現，單看每一種類型的孔板，開孔比的增大會降低湍流強度，與上式(1)、(2)規(guī)律一致；對比不同類型的孔板，狹縫型孔板(Slot plates)整體比圓孔型孔板(Perforated plates)能產生更高強度湍流。在相同開孔比下，狹縫型孔板的湍流強度是圓形孔板的近1.5倍。J. F. Driscoll曾指出湍流燃燒速度強烈依賴于火焰面褶皺，而火焰面褶皺又強烈依賴于燃燒器的幾何結構[21]。本文正是利用這個特點，用不同幾何結構類型的孔板產生可控流場，為后續(xù)研究流場對燃燒火焰的影響打下實驗基礎。

圖6 結構S3_A本生燈出口中心點湍流能譜(U=3m/s)

圖7 相對湍流強度隨孔板種類及開孔比的變化關系(U=3m/s)

單雙層孔板的湍流強度隨來流速度的變化如圖8所示，包含了22種湍流產生結構，每種結構都是湍流強度和來流速度呈線性關系，最大湍流強度的結構S1_A使得本研究小組的實驗工況范圍較之前擴大了4倍，來流速度5m/s時的最大湍流強度從0.48m/s[22]擴展到1.96m/s。單層結構中，孔板離出口距離越遠，出口處的湍流強度越弱，這是因為湍流的發(fā)展過程還伴隨有耗散，使得湍動能減小，故湍流強度也減小。對于雙層孔板，孔板間距和本生燈出口之間的湍流強度不存在明顯的單調關系，并且雙層孔板不一定能加強湍流，例如S1_A和S1_C_S1_A。這是因為，雖然多層孔板能夠使得湍流渦多次破碎，創(chuàng)造多尺度流場[20]，但渦的多次破碎并不一定能增強湍流強度。這可以用圖9湍動能隨軸線距離的變化解釋。如圖9所示，軸線起始點為孔板，可以發(fā)現流體在通過孔板后的發(fā)展過程中湍動能是先遞增后遞減的，只有當下一塊孔板放置在湍動能峰值附近時，不僅湍流已充分發(fā)展，并且產生的含能渦還未開始耗散，這時雙層孔板增強湍流強度才有效果。

圖8 單雙層孔板的湍流強度隨來流速度的變化

圖9 無量綱化湍動能的軸向變化

圖10給出了相同結構本生燈的積分尺度隨湍流強度的變化，其中通過改變來流速度改變湍流強度。對于同一種結構的本生燈，積分尺度是隨湍流強度遞減的，且呈指數關系。對于極端情況，比如湍流強度為零的層流，距離無限遠的2點仍相關。而積分尺度代表的是空間恰好不相關2點的距離，故積分尺度無窮大。圖11給出了來流速度為2m/s時，不同結構本生燈積分尺度隨湍流強度的變化，其中通過改變本生燈結構改變湍流強度。和相同結構的本生燈不同，不同結構本生燈的積分尺度和湍流強度之間的關系無明顯規(guī)律。這也是因為湍流場強烈依賴燃燒器的幾何結構。

圖10 相同本生燈結構的積分尺度隨湍流強度的變化(通過改變來流速度改變湍流強度)

圖11 不同本生燈結構的積分尺度隨湍流強度的變化(U=2m/s)

3 湍流火焰結構測量及分析

為了驗證上述可控流場尺度預混湍流燃燒器的效果，選用了15種本生燈結構進行了湍流燃燒實驗，其流場信息如表2所示?；旌蠚猱斄勘?.7的CH4/air湍流火焰OH-PLIF圖片如圖12和13所示，來流速度分別為3和5m/s?？梢钥闯鐾牧鲝姸鹊脑黾硬粌H使得火焰高度降低，更使得火焰面褶皺和破碎的程度明顯增強，孤島結構明顯增多。通過對圖14 Borghi-Peters湍流分區(qū)圖分析可知，在使用了新型結構本生燈后，湍流強度有了顯著增強，進而使得湍流火焰從褶皺火焰區(qū)和波紋面火焰區(qū)擴展到了薄層反應區(qū)。

圖12 U=3m/s時，當量比0.7的甲烷/空氣的OH-PLIF圖像

圖13 U=5m/s時，當量比0.7的甲烷/空氣的OH-PLIF圖像

圖14 Borghi-Peters湍流分區(qū)圖

如引言所述，針對湍流尺度對湍流燃燒速度的影響的實驗數據十分欠缺且部分矛盾。例如，對于孔板產生湍流的連續(xù)預混湍流火焰，D. R. Ballal等人[4]研究結果為當u′/SL,0<2時，積分尺度的增加能增強湍流燃燒速度，當u′/SL,0>3時，積分尺度的增加反而抑制湍流燃燒速度；而I. G. Shepherd等人[6]得出的結論為當湍流強度不變時，積分尺度增加對湍流燃燒速度一直都是抑制作用。本實驗的湍流燃燒速度ST/SL隨湍流強度u′/SL變化關系如圖15所示，其中湍流燃燒速度的計算采用湍流燃燒實驗中普遍使用的全局消耗速率(Global consumption speed)，如式(3)所示：

(3)

式中：Qm為混合氣的質量流量；ρm為混合氣密度；A=0.1為進展變量0.1處的面積。湍流燃燒速度誤差來源為MKS流量計的精度以及A=0.1的多項式擬合誤差，經過誤差傳遞后計算可得湍流燃燒速度的系統誤差均在1.5%以內。由圖15可知，藍色和紅色的點分別代表宏觀雷諾數ReD=UD/ν為4000和6667時不同結構本生燈的湍流燃燒速度；實心和空心的點代表相同U和u′下，不同的積分尺度的實驗點，且空心點比實心點積分尺度要小?？梢钥闯觯吆暧^雷諾數下，積分尺度的增長對湍流燃燒速度起抑制作用，即積分尺度越大，湍流燃燒速度越小，與上述D. R. Ballal等人的結論一致。但不同的是,控制該現象的因素不僅有湍流強度，還有宏觀雷諾數：該現象在高宏觀雷諾數下比低宏觀雷諾數下表現更為明顯。這不僅說明I. G. Shepherd等人所述積分尺度對湍流燃燒速度一直都是抑制作用的結論過于絕對，還說明可能存在一個臨界宏觀雷諾數ReC，小于ReC時積分尺度對湍流燃燒速度影響極小，大于ReC時影響逐漸明顯。即流體慣性力比粘性力更占據主導地位，甚至能夠直接決定積分尺度對湍流燃燒速度的影響效果。

圖15 湍流燃燒速度ST, GC/SL隨湍流強度u′/SL變化關系

火焰體積Vf是眾多火焰結構特征參數中非常重要的一項。稀燃混合氣的平均燃料消耗率為[23]：

〈W〉=ρ0YfUA/Vf

(4)

而湍流火焰的平均放熱率和平均燃料消耗率成正比，故火焰體積Vf和湍流火焰平均放熱率成反比，表征湍流的燃燒區(qū)域，并取決于火焰前鋒面在空間的分布。放熱率分布對工業(yè)燃燒器的燃燒效果有顯著影響，比如火焰振蕩。故研究積分尺度和湍流強度對火焰體積的影響很有必要。但理論和實驗都表明同一種燃燒器的湍流強度增大會使得積分尺度減小[18]，使得單獨研究積分尺度對火焰體積的影響不易實現，無法解釋清到底是湍流強度還是積分尺度在影響火焰體積。而本實驗中的變結構本生燈能將湍流強度對積分尺度的影響剝離開。本文實驗中是利用OH-PLIF圖片的統計處理得到湍流本生燈火焰體積Vf，如下圖16所示，當得到500張瞬時火焰平均二值圖像和平均進展變量之后，取=0.1為火焰的內邊界、=0.9為火焰的外邊界，并分別對內邊界和外邊界做多項式擬合，然后得到空間上位于邊界之間的體積，即為平均火焰體積。計算火焰體積過程的誤差來源于多項式擬合，可通過圖像處理求得，如圖17所示。分析該圖可知，控制來流速度和湍流強度相同的情況下，在本實驗湍流強度范圍內，積分尺度越大，火焰體積越大；且湍流強度較弱時，該現象更顯著。這是因為積分尺度作為流場中的大渦尺度，能量大，擾動能力強；但過高的湍流強度會使火焰面褶皺更加劇烈，小尺度疊加在大尺度上的程度增強，大尺度褶皺結構增多，也最終使火焰體積顯著增大，掩蓋了積分尺度對火焰體積的影響。這說明積分尺度(表征大尺度)不如湍流強度(表征疊加小尺度的程度)對湍流火焰放熱率影響大。

圖16 預混湍流火焰后處理過程：(a) 原始圖片；(b) 二值化圖片；(c) 火焰前鋒面；(d) 100張前鋒面疊加的火焰刷;(e) 500張疊加的火焰前鋒面；(f) 平均進展變量

圖17 積分尺度和湍流強度對火焰體積的影響(U=3m/s)

4 結 論

(1) 本文發(fā)展的新型可控湍流尺度預混湍流燃燒器，可顯著拓寬湍流強度，從9%擴展到37%；并能通過調整孔板結構產生可控湍流強度和尺度的準各向同性湍流場。

(2) 預混湍流火焰OH-PLIF圖片表明，增強湍流強度使得火焰高度降低，火焰面破碎程度明顯增加，孤島結構明顯增多，且讓湍流火焰區(qū)域擴展到了薄層反應區(qū)，相比本研究組之前的工況范圍有了較大拓展。

(3) 決定積分尺度對湍流燃燒速度影響的因素不僅有湍流強度，還有宏觀雷諾數：增加積分尺度對湍流燃燒速度的抑制作用在高宏觀雷諾數比低宏觀雷諾數下更為明顯。可能存在臨界宏觀雷諾數ReC，能夠表現流體慣性力占主導地位的程度，進而決定積分尺度對湍流燃燒速度的影響效果。

(4) 積分尺度作為流場中的大渦尺度，能量大，擾動能力強，故控制來流速度和湍流強度相同的情況下，積分尺度越大，火焰體積越大；但過高的湍流強度會使火焰面褶皺更加劇烈，小尺度疊加在大尺度上的程度增強，最終也使火焰體積顯著增大，掩蓋了積分尺度對火焰體積的影響。說明積分尺度(表征大尺度)不如湍流強度(表征疊加小尺度的程度)對火焰放熱率影響大。

參考文獻:

[1]Peters N. Turbulent combustion[M]. Cambridge: Cambridge University Press, 2000.

[2]Lipatnikov A. Fundamentals of premixed turbulent combustion[M]. Abingdon: Taylor & Francis Group, 2013.

[3]Leisenheimer B, Leuckel W. Self-generated acceleration of confined deflagrative flame fronts[J]. Combustion Science and Technology, 1996, 118(1-3): 147-164.

[4]Ballal D R. The structure of a premixed turbulent flame[J]. Proceedings of the Royal Society of London, 1979, 367(1730): 353-380.

[5]Li S C, Libby P A, Williams F A. Experimental investigation of a premixed flame in an impinging turbulent stream[J]. Symposium on Combustion, 1994, 25(1): 1207-1214.

[6]Shepherd I G, Bourguignon E, Michou Y, et al. The burning rate in turbulent bunsen flames[J]. Symposium on Combustion, 1998, 27(1): 909-916.

[7]Ting D S K, Checkel M D, Haley R, et al. Early flame acceleration measurements in a turbulent spark-ignited mixture[R]. SAE Technical Paper 940687, 1994.

[8]Yoshida A, Tsuji H. Characteristic scale of wrinkles in turbulent premixed flames[J]. Symposium on Combustion, 1982, 19(1): 403-411.

[9]Kobayashi H, Kawahata T, Seyama K, et al. Relationship between the smallest scale of flame wrinkles and turbulence characteristics of high-pressure, high-temperature turbulent premixed flames[J]. Proceedings of the Combustion Institute, 2002, 29(2): 1793-1800.

[10]Lawn C J, Schefer R W. Scaling of premixed turbulent flames in the corrugated regime[J]. Combustion and Flame, 2006, 146(1-2): 180-199.

[11]Tanahashi M, Yu Y, Miyauchi T. Effects of turbulence characteristic length scale on hydrogen-air turbulent premixed flames[J]. Thermal Science and Engineering, 2001, 9: 39-48.

[12]Yu Y, Tanahashi M, Miyauchi T. Relation between turbulence characteristic length scale and local flame structure in turbulent premixed H2-air flames[C]. The Japanese 38thSymposium on Combustion, 2000.

[13]Tanahashi M, Fujimura M, Miyauchi T. Coherent fine-scale eddies in turbulent premixed flames[J]. Proceedings of the Combustion Institute, 2000, 28(1): 529-535.

[14]Lachauxa T, Haltera F, Chauveaua C, et al. Flame front analysis of high-pressure turbulent lean premixed methane-air flames[J]. Proceedings of the Combustion Institute, 2004, 30(1): 819-826.

[15]Yuen F T C, ?mer L Gülder. Premixed turbulent flame front structure investigation by Rayleigh scattering in the thin reaction zone regime[J]. Proceedings of the Combustion Institute, 2009, 32(2): 1747-1754.

[16]Marshall A, Venkateswaran P, Noble D, et al. Development and characterization of a variable turbulence generation system[J]. Experiments in Fluids, 2011, 51(3): 611-620.

[17]Skiba A W, Wabel T, Temme J, et al. Measurements to determine the regimes of turbulent premixed flames[C]. AIAA/SAE/ASEE Joint Propulsion Conference, 2013.

[18]Zhang M, Wang J H, Xie Y L, et al. Measurement on instantaneous flame front structure of turbulent premixed CH4/H2/air flames[J]. Experimental Thermal and Fluid Science, 2014, 52(1): 288-296.

[19]Laws E M, Livesey J L. Flow through screens[J]. Annual Review of Fluid Mechanics, 1978, 10(1): 247-266.

[20]Mazellier N, Danaila L, Renou B. Multi-scale energy injection: a new tool to generate intense homogeneous and isotropic turbulence for premixed combustion[J]. Journal of Turbulence, 2010, 11(43): 1-30.

[21]Driscoll J F. Turbulent premixed combustion: Flamelet structure and its effect on turbulent burning velocities[J]. Progress in Energy and Combustion Science, 2008, 34(1): 91-134.

[22]Zhang M, Wang J H, Xie Y L, et al. Flame front structure and burning velocity of turbulent premixed CH4/H2/air flames[J]. International Journal of Hydrogen Energy, 2013, 38(26): 11421-11428.

[23]Kobayashi H, Hagiwara H, Kaneko H, et al. Effects of CO2dilution on turbulent premixed flames at high pressure and high temperature[J]. Proceedings of the Combustion Institute, 2007, 31(1): 1451-1458.