浙江大学学报(工学版), 2020, 54(2): 416-424 doi: 10.3785/j.issn.1008-973X.2020.02.024

航空航天技术

环形燃烧室点火过程的实验与数值研究

夏一帆,, 赵冬梅, 葛海文, 林其钊, 郑耀, 王高峰,

Experimental and numerical investigations of ignition process in annular combustor

XIA Yi-fan,, ZHAO Dong-mei, GE Hai-wen, LIN Qi-zhao, ZHENG Yao, WANG Gao-feng,

通讯作者: 王高峰,男,副教授. orcid.org/0000-0003-1114-9591. E-mail: gfwang@zju.edu.cn

收稿日期: 2019-01-28  

Received: 2019-01-28  

作者简介 About authors

夏一帆(1988—),男,博士,从事航空发动机点火机理研究.orcid.org/0000-0003-3618-6196.E-mail:xiayifan@zju.edu.cn , E-mail:xiayifan@zju.edu.cn

摘要

对多喷嘴旋流环形燃烧室的周向点火过程进行实验研究和数值模拟. 数值方法采用非稳态雷诺平均(RANS)、自适应网格加密(AMR)方法和加州大学圣迭戈分校(UCSD)详细反应机理. 将数值模拟所得的火焰周向联焰、合焰和放热率与实验结果进行对比. 结果表明,数值计算所得的火焰周向传播过程与实验中高速相机记录的火焰传播过程整体相符. 计算所得的火焰面积和放热率变化与实验所得的积分亮度变化曲线较符合. 实验和数值结果均表明,在点火过程中存在拱形火焰、周向传播模式以及不对称的火焰汇合. 所采用的数值方法能够基本模拟环形燃烧室中的火焰传播过程. 与实验相比,数值计算能揭示更多流场和火焰传播的细节,但是数值结果依赖于实验的标定.

关键词: 环形燃烧室 ; 周向点火 ; 点火实验 ; 非稳态雷诺平均 ; 自适应网格 ; 详细机理

Abstract

The ignition process of an annular combustor with multiple injectors was investigated by experiments and simulations. In the numerical simulation, the unsteady Reynolds average Navier-Stokes (RANS) method, adaptive mesh refinement (AMR) and University of California, San Diego (UCSD) detailed chemistry were applied. The simulation predicted light-round process, flame merging and heat release rate were compared with the experimental results. The numerical results showed an overall agreement of the light-round process with the experimental results recorded by high speed camera. The simulated flame surface area and integrated heat release rate were in agreement with the profile of integrated light intensity of experiment. The arc-like flame, azimuthal propagation pattern of light-round and asymmetry of the flame merging were observed both in simulations and experiments. The simulation method is reliable for predicting the flame propagation in the annular combustor. Compared to experiments, the numerical method is capable of revealing more details of flow field and flame propagation, but the numerical results depends on the validation of experiments.

Keywords: annular combustor ; light-round ignition ; ignition test ; unsteady Reynolds average Navier-Stokes ; adaptive mesh ; detailed chemistry

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本文引用格式

夏一帆, 赵冬梅, 葛海文, 林其钊, 郑耀, 王高峰. 环形燃烧室点火过程的实验与数值研究. 浙江大学学报(工学版)[J], 2020, 54(2): 416-424 doi:10.3785/j.issn.1008-973X.2020.02.024

XIA Yi-fan, ZHAO Dong-mei, GE Hai-wen, LIN Qi-zhao, ZHENG Yao, WANG Gao-feng. Experimental and numerical investigations of ignition process in annular combustor. Journal of Zhejiang University(Engineering Science)[J], 2020, 54(2): 416-424 doi:10.3785/j.issn.1008-973X.2020.02.024

航空发动机环形燃烧室[1]的点火过程是复杂的物理化学过程,其点火稳定性一直广受业界关注. 航空发动机环形燃烧室的点火过程主要可以分为3个阶段[2]:初始火核成形、初始火核发展为旋流火焰、周向联焰. 所谓周向联焰就是指火焰沿着环形燃烧室传播,并依次点燃旋流喷嘴,最后火焰汇合,直至稳定燃烧.

在实际中,很难直接在工业级环形燃烧室上研究其点火过程,因为实验费用高昂,而且难以进行光学测量. 因此,通常采用实验室尺度的燃烧室作为模型实验装置. 早期研究火焰传播过程是在直线排列的多头部燃烧室中进行的,包括三头部[3-4]、四头部[5]、五头部[6]. 在直排多头部燃烧室中研究的问题包括地面和高空条件下的点火和熄火[3]、点火概率[4]、头部距离[5-6]等. 线排多头燃烧室是研究火焰传播过程的重要手段,但其火焰传播过程受限于壁面,并且没有考虑曲率的影响. 因此,在线排多头部燃烧室的基础上,发展了环形燃烧室实验装置.

法国EM2C实验室的Bourgouin等[2]在用于燃烧动力分析的多喷嘴燃烧室(multiple-injector combustor for combustion dynamics analysis,MICCA)中进行周向点火研究. 该环形燃烧室包含16个旋流喷嘴,在实验中观测到拱形火焰结构;火焰在沿着环形燃烧室向两侧传播时基本沿着周向向前传播,也就是周向模式;由于旋流运动,两侧火焰面在汇合时出现不对称;火焰产生的热膨胀效应,会在燃烧速度的基础上增加膨胀速度. Prieur等[7]在MICCA的改型MICCA-Spray中进行喷雾条件下的点火机理研究. 研究不同燃料对火焰周向传播的影响,包括气态的丙烷和液态的正庚烷、正十二烷,发现液体喷雾的周向联焰过程与预混气体混合物的周向联焰过程相似. Bach等[8]研究在环形燃烧室的预混条件下的点火过程. 该环形燃烧室包含18个带有钝体的旋流喷嘴,实验发现火焰在喷嘴之间的“锯齿状”传播方式. Machover等[9-11]研究预混和非预混条件下的火焰传播过程,发现这种“锯齿形”传播模式在预混和非预混条件下均有出现,并且平均速度越大,锯齿形传播模式向下游传播的趋势就越明显. 令狐昌鸿等[12]研究不同点火模式对火焰传播特征和周向点火时间的影响. 实验发现,先通燃气再点火(fuel first spark later,FFSL)模式和先点火再通燃气(spark first fuel later,SFFL)模式,具有不同的火焰传播模式. 在FFSL模式下火焰为周向传播,在SFFL模式下火焰为“锯齿形”传播. 在相同工况下,SFFL点火模式具有更长的周向点火时间. 在此基础上,叶沉然等[13]研究斜喷旋流环形燃烧室中2种点火模式下的火焰传播特性. 发现在SFFL模式下,斜喷环形燃烧室中火焰为单向传播,即在周向联焰过程中火焰只沿着与主流速度切向分量一致的方向传播. Ye等[14]进一步研究在SFFL点火模式下,火焰的周向传播速度、平均速度、当量比和热功率对周向传播速度的影响. 实验发现,在SFFL点火模式下,斜喷环形燃烧室的火焰传播速度主要由平均速度,即总体积流量决定.

对环形燃烧室点火过程的数值研究,可以追溯到Boileau等[15]的工作,他们用大涡模拟方法研究直升机涡轴发动机环形燃烧室的点火过程,但是缺少实验验证. Philip等[16-18]用大涡模拟方法复现MICCA环形燃烧室的点火过程,计算结果和实验结果较吻合. Lancien等[19]通过大涡模拟方法复现MICCA-Spray燃烧室在喷雾条件下的点火过程. Philip等[16-18]、Lancien等[19]对环形燃烧点火过程也进行数值研究. Lancien等[20]用大涡模拟进一步研究火焰前缘在环形燃烧室周向点火中的传播特征. 大涡模拟方法已经成为研究环形燃烧室点火过程的重要数值手段[21]. 但是,在大涡模拟中,为了解析流场的小尺度涡和火焰锋面,必须采用较细的网格,导致计算需要较大的网格和计算资源. Drennan等[22]展示自适应网格加密(adaptive mesh refinement,AMR)方法在燃烧计算中的优势. 自适应网格加密可以在速度梯度较大的区域以及火焰上进行自适应加密,能够较好地对火焰进行解析,且不会增加过多网格. Kumar等[23]使用非稳态雷诺平均(Reynolds average Navier-Stokes,RANS)和自适应网格加密方法研究线性排列多头部燃烧室的点火过程,计算结果与实验较符合. 该燃烧室由法国鲁昂大学CORIA实验室设计. 相比大涡模拟方法,非稳态RANS和自适应网格加密可以大大减小计算所需网格,所需计算资源更少.

本研究对多头部环形燃烧室周向点火过程中的火焰传播特征进行实验研究,使用高速相机记录点火过程,分析火焰传播特性. 通过数值方法对该环形燃烧室点火过程的火焰传播进行复现,数值方法采用非稳态RANS、自适应网格加密和详细机理. 对实验和计算结果进行对比,分析环形燃烧室点火过程中的火焰传播特性,并对环形燃烧室的流场结构进行分析.

1. 实验设置

图1所示为实验采用的环形燃烧室[12],其壁面由2根同心的透明石英玻璃管组成,方便进行光学测量. 石英玻璃管高300 mm,内外2个石英环形壁面直径分别为200、300 mm. 燃烧室的环形基座上等间距地安装有16个旋流喷嘴,喷口直径D= 10 mm,旋流数为0.82,旋流方向俯视为逆时针. 空气和燃料气体在上游充分混合之后,通过8个管道送入配气室,然后从旋流喷嘴进入环形燃烧室.

图 1

图 1   环形燃烧室实验装置示意图

Fig.1   Schematic of annular combustor experimental device


在实验中,通过高速相机(Phantom M110)记录火焰传播过程,高速相机的分辨率为1 280×800像素(镜头为AF Nikkor 50 mm F/1.8D);帧率、曝光时间分别为1 000 Hz、500 μs. 为了拍摄点火过程中的火焰锋面,在高速相机上安装了带通滤波片(400~680 nm). 此范围内的自发光主要来自于CH*、C2*基团. 此滤镜可以过滤燃后气体中的红外光和紫外光,同时又保证高速相机拍摄所需的足够发光强度. 将点火针放置在高速相机的正面,位于环形燃烧室的另一边,如图2所示. 点火针的放电频率为100 Hz,每次放电的电弧能量为100 mJ. 与实际航空发动机环形燃烧室相似,在实验中只采用1个点火针启动点火过程[24]. 为了方便讨论,对每个喷口进行编号,设B0喷口所在位置的角度为0°、B8喷口所在位置的角度为180°. 从B0B8喷嘴,逆时针顺序排列的用“+”符号标记,顺时针排列的用“−”符号标记.

图 2

图 2   高速相机和环形燃烧室布置示意图

Fig.2   High-speed camera and configuration of annular combustor


图3所示为高速相机拍摄到的旋流火焰. 如图3(a)所示为在没有滤镜的情况下拍摄的火焰图像,图中长长的羽流为火焰燃烧后的高温热气体;如图3(b)所示为在安装带通滤镜后拍摄的旋流火焰图像. 可以看出,滤镜可以有效过滤旋流火焰下游的高温热气流.

图 3

图 3   高速相机所摄旋流火焰图像

Fig.3   Figures of swirling flames taken by high speed camera


表1所示为实验和计算所采用工况的具体参数. 表中,qV1qV2分别为丙烷和空气的体积流量,Φ为当量比,P为功率,Ub为平均速度. 丙烷和空气的体积流量分别为10、357 L/min,由2个七星D07流量控制器单独控制;旋流喷嘴出口处的平均速度Ub=4.87 m/s;以出口直径D和流速Ub定义的旋流喷嘴出口雷诺数Re=3 166,Φ=0.67,P=15.5 kW. 在实验中,首先将空气流量控制器打开至流量稳定状态,然后打开丙烷流量控制器,待丙烷流量稳定约4 s后,启动点火针.

表 1   点火实验工况

Tab.1  Working conditions of ignition experiments

工况 qV1 /(L∙min−1) qV2 /(L∙min−1) Φ P/kW Ub /(m∙s−1)
FFSL 10-357 10 357 0.67 15.5 4.87

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2. 数值方法

2.1. 控制方法

采用非稳态RANS方法,复现环形燃烧室中的周向点火过程. 数值模拟的控制方程如下.

$\frac{{\partial \rho }}{{\partial t}} + \frac{{\partial \rho {{{u}}_j}}}{{\partial {x_j}}} = 0,$

$\frac{{\partial \rho {{{u}}_i}}}{{\partial t}} + \frac{{\partial \rho {{{u}}_i}{{{u}}_j}}}{{\partial {x_j}}} = - \frac{{\partial p}}{{\partial {x_i}}} + \frac{\partial }{{\partial {x_j}}}\left({{{{\sigma }}_{ij}} + {{{\tau }}_{ij}}} \right),$

$\frac{{\partial \rho {w_m}}}{{\partial t}} + \frac{{\partial \rho {{{u}}_j}{w_m}}}{{\partial {x_j}}} = \frac{\partial }{{\partial {x_j}}}\left({\rho D\frac{{\partial {w_m}}}{{\partial {x_j}}}} \right) + {\dot \omega _m},$

$\begin{split} & \frac{{\partial \rho e}}{{\partial t}} + \frac{{\partial {{{u}}_j}\rho e}}{{\partial {x_j}}} = - p\frac{{\partial {{{u}}_j}}}{{\partial {x_j}}} + {{{\sigma }}_{ij}}\frac{{\partial {{{u}}_i}}}{{\partial {x_j}}} + \quad\quad \\ &\quad\frac{\partial }{{\partial {x_j}}}\left({\lambda \frac{{\partial T}}{{\partial {x_j}}}} \right) + \frac{\partial }{{\partial {x_j}}}\left({\rho D\sum\limits_m {{h_m}\frac{{\partial {w_m}}}{{\partial {x_j}}}} } \right) + {{\dot \omega }_{\rm T}} + {S_{\rm{r}}} . \end{split} $

式中:ρ为密度,ui为速度矢量,p为压力,σij为黏性应力,τij为雷诺应力,wm为组分m的质量分数,e为总能,T为温度,λ为导热系数,hm为组分m的焓,D为组分扩散系数, $\dot \omega_{m} $$\dot \omega_{\rm T} $分别为组分的生成率和化学反应的放热率,Sr为能量源项. 以上方程的下指标ijij=1,2,3)遵循爱因斯坦求和约定,重复指标表示求和.

黏性应力可以表示为

${{{\sigma }}_{ij}} = \mu \left({\frac{{\partial {{{u}}_i}}}{{\partial {x_j}}} + \frac{{\partial {{{u}}_j}}}{{\partial {x_i}}}} \right) - \frac{2}{3}\mu \left({\frac{{\partial {{{u}}_k}}}{{\partial {x_k}}}{\delta _{ij}}} \right).$

式中:μ为动力黏性,δij为克罗内克符号.

本研究的湍流模型采用RNG k-ε模型[25]. 雷诺应力表达式如下:

$\left. \begin{gathered} {{{\tau }}_{ij}} = 2{\mu _{\rm t}}{{{S}}_{ij}} - \frac{2}{3}{\delta _{ij}}\left({\rho k + {\mu _{\rm{t}}}\frac{{\partial {{{u}}_i}}}{{\partial {x_i}}}} \right) {\text{,}}\\ {\mu _{\rm{t}}} = {C_\mu }\rho {k^2}/\varepsilon {\text{.}} \\ \end{gathered} \right\}$

式中:Sij为应变率;Cμ为模型常数,Cμ=0.084 5;μt为湍流黏性;k为湍动能;ε为湍动能耗散率.

湍流扩散系数Dt和湍流导热系数λt的表达式分别为

$ {D_{\rm{t}}} = {\mu _{\rm{t}}}/S{c_{\rm{t}}},\;{\lambda _{\rm{t}}} = {\mu _{\rm{t}}}{c_p}/P{r_{\rm{t}}}{\text{.}} $

式中:cp为比定压热容,Sct为湍流施密特数,Prt为湍流普朗特数. 在实际计算中,分别取Sct=0.78,Prt=0.9.

化学反应的放热率表达式为

${\dot \omega _{\rm T}} = - \sum\limits_m {\Delta h_{{\rm{f}},m}^0} {\dot \omega _m}{\text{.}}$

式中:∆h0f,m为组分m的生成焓;采用经典的阿伦尼乌斯方法[26],通过化学反应机理给出 $\dot \omega _{m} $.

本研究采用的化学反应机理是加州大学圣迭戈分校(University of California,San Diego,UCSD)详细机理[27]. 该详细反应机理包含57个组分,268个基元反应. 如图4所示为使用UCSD机理计算得到的Φ = 0.68的层流火焰结构. 图中,yB为主要组分的摩尔分数,X为火焰的空间坐标. 层流火焰传播速度SL= 23.4 cm/s,层流火焰厚度δL=0.58 mm. 层流火焰厚度的定义为

图 4

图 4   层流火焰结构和主要组分分布

Fig.4   Laminar flame structure and distribution of major components


${{\rm{\delta }}_{\rm{L}}} = \left({{T_{\rm{p}}} - {T_{\rm{u}}}} \right)/\max \; |\nabla T|{\text{.}}$

式中:TuTp分别为未燃气体和燃后产物的温度, $\nabla {{T}}$为温度梯度.

采用CONVERGE程序[28]进行非稳态RANS数值求解,该程序采用PISO算法[29]求解控制方程,采用为RNG k-ε湍流模型. 为了简化计算,将实验装置的上游管路和配气室进行简化. 数值计算所采用的环形燃烧室几何模型如图5所示,其几何尺寸和实验所用的环形燃烧室是一致的. 旋流器的入口设置为体积流量入口,燃烧室出口为压力出口. 图中,彩色截面为温度场. 喷嘴出口处旋流火焰A和传播中的火焰面上B处的网格分别如图6(a)(b)所示. 本研究采用自适应网格加密方法来追踪火焰面.

图 5

图 5   环形燃烧室和某截面上的火焰

Fig.5   Annular combustor and flame on a slice


图 6

图 6   旋流火焰和传播中火焰的AMR网格

Fig.6   AMR mesh of swirling and propagating flames


2.2. 自适应网格加密

在CONVERGE程序[28]中,采用笛卡尔网格进行空间离散,并采用自适应网格加密方法,可以根据需要在不同的区域上进行网格自动加密.

对于物理量ϕ,数值解析解 $\bar \phi $与实际值ϕ的偏差,即亚网格值的表达式为

$ \phi ' = \phi - \bar \phi {\text{.}} $

将亚网格部分用级数[30]展开:

无法对整个级数进行计算,通常只取第1项作为亚网格部分的近似,于是有

$\phi ' = - {\alpha _{[k]}}\frac{{{\partial ^2}\bar \phi }}{{\partial {x_k}\partial {x_k}}} {\text{;}} \;\,k = 1,2,3 {\text{.}}$

式中:α[k]x2/24,符号[]表示非求和指标.

如果单元中的亚格子值高于设定值,该单元就会进行AMR加密. 因此,当地的网格尺度取决于基础网格尺度和加密等级:

$\Delta x = \Delta{x_0}/{2^n}{\text{.}}$

式中:Δx0为基础网格的尺度,n为加密等级. 基础网格就是用来离散计算域的最粗的网格,以此 为基础,根据当地的加密等级,自适应地生成当地网格.

本研究中所采用的基础网格尺度Δx0=2 mm. 不同加密等级所对应的最小AMR网格尺度如表2所示. 计算所采用的笛卡尔网格如图6所示. 图6(a)为喷口处旋流火焰的AMR网格,对应图5中位置A图6(b)为传播中火焰面上的网格加密情况,对应图5中位置B,火焰上的网格尺寸为0.125 mm,考虑到此时火焰厚度为0.58 mm,可以看到旋流喷嘴出口处的旋流火焰能够被自适应网格较好地解析. 由于自适应网格加密方法能将火焰面充分解析,不再在计算中添加湍流-火焰相互作用的湍流燃烧亚格子模型. 在实际计算中,首先计算t=4.000 s时环形燃烧室的冷态流场;然后, 在t = 4.001 s时,加入点火源,进行热态计算至t = 4.150 s. 点火源的位置与实验中点火针的位置一致. 点火源的几何尺寸设置为高为5 mm,半径为2 mm 的圆柱. 点火能量和释放时间的设置是通过源项Sr的加入实现的,点火能量设置为100 mJ,释放时间设置为0.5 ms. 计算时间步约为8.5 μs. 计算网格单元约为9 300万. 该数值计算是在美国德州理工大学的超算中心进行的,计算使用400核,计算所采用的CPU为Intel Xeon E5-2600,CPU的主频为2.6 GHz. 本算例总计算时间约为28万核时.

表 2   加密等级对应的网格尺度

Tab.2  Grid sizes for different refined scales

加密等级 Δx0 /mm Δx /mm
1 2 1.000
2 2 0.500
3 2 0.250
4 2 0.125

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3. 结果与讨论

图7所示为高速相机记录的火焰周向传播过程. 图中,白色横线为各个旋流喷嘴所在位置. 可以看到环形燃烧室点火过程的不同阶段. 由图7(a)~(c)可见,电弧引燃的初始火核发展为 相邻喷嘴处的旋流火焰;由图7(c)~(e)可见,火焰向两侧的B−1B+1喷嘴传播,形成拱形火焰;由 图7(e)~(f)可见,拱形火焰到达环形燃烧室出口, 拱形火焰分裂为2道火焰,并分别向燃烧室两侧传播;由图7(f)~(h)可见,燃烧室两侧传播的2道火焰依次点燃每个喷嘴. Barre等[5]研究直排多喷嘴燃烧室的点火过程,发现火焰从一个喷嘴到下一个喷嘴的传播过程存在周向模式和锯齿形模式2种. 在锯齿形模式中,火焰先向下游传播,后被相邻喷嘴的回流区捕获,然后向上游传播点燃相邻喷嘴. 从实验图像可以发现,两侧火焰从一个喷口到下一个喷口是沿着燃烧室的法兰盘传播的,此时火焰传播属于周向模式;由于曲率效应, 火焰基本沿着内壁传播;在此过程中两侧火焰基本对称. 当两侧火焰面接近汇合时,由图7(h)~ (j)可见,两侧火焰面出现不对称性. 最后,在B+7 喷嘴处汇合,如图7(j)所示.

图 7

图 7   周向点火过程中不同时刻的火焰形态

Fig.7   Flame patterns at different moments during light-round process


对高速相机记录的图像中的亮度进行积分,得到点火过程的亮度积分曲线. 3次重复实验的亮度积分曲线如图8所示. 图中,t为点火时间,I为火焰的亮度积分,每条曲线分别代表一次点火实验的亮度积分变化曲线. 可以看出,实验具有较好的重复性. 初始时刻t=0 ms定义在积分发光强度为105处,此时初始火核的直径约为2~3 mm. 定义周向点火时间为从初始火核形成到火焰面汇合所用的时间. 由亮度积分曲线可以看出,由于初始火核形成后不断发展,火焰面积快速增加,亮度积分随之不断增加. 通过分析高速相机记录的点火过程图像,得到FFSL10-357的周向点火时间为84 ms. 当2道火焰面汇合之后,火焰面积快速减小,所以亮度积分快速下降,当环形燃烧室达到稳定燃烧时,亮度积分到达稳定值.

图 8

图 8   亮度积分曲线随点火时间变化

Fig.8   Integrated light intensity varying with ignition time


图9所示为数值计算所得的周向点火过程. 图中,火焰面为温度等值面(T=1 780 K),v为流场轴向速度. 计算结果较好地复现了环形燃烧室周向点火的几个阶段. 由图9(a)~(c)可见,初始火核发展为旋流火焰,并出现“拱形”火焰结构;如图9(c)~(e)所示为传播中的“拱形”火焰;由图9(e)~(h)可以看到,火焰前沿是沿燃烧室的法兰盘传播的,这与实验观测到火焰的周向传播模式一致. 在火焰汇合前,火焰的传播基本是对称的;2道火焰在接近汇合时呈现出不对称性,这与实验结果相符,如图9(h)~(j)所示. 计算得到的周向点火时间为104 ms,与实验值相比误差为23%. 这是由于RANS 方法低估了流场中湍流运动、火焰面的褶皱、湍流-火焰相互作用[26],减小了火焰传播速度.

图 9

图 9   计算所得周向点火过程

Fig.9   Numerical results of light-round process


计算所得火焰面面积、放热率与实验所得亮度积分的对比,如图10所示. 图中,HRRe为火焰放热率的实验测量值,HRRc为火焰放热率的计算值,Af为计算所得的火焰面积. 依然选择温度等值面(T=1 780 K)来表示火焰面. 图中,圆点为计算得到的火焰面积,点划线为计算所得放热率曲线,虚线为3次重复实验的亮度积分,实线为3次重复实验的平均值. 可以发现,计算所得火焰面积与放热率的变化曲线较符合,也就是说,放热率与火焰面面积基本上等效. 通常,实验中的火焰面面积与火焰亮度直接相关. 由实验亮度积分与计算所得的放热率曲线来看,在早期阶段(70 ms),两者较符合;之后的结果存在较明显的区别. 原因有以下2点:1)实验中高速相机的视角,没有完全覆盖整个燃烧室,缺失了火焰汇合过程中接近燃烧出口的火焰面;在计算中,火焰面面积和放热率均为整个燃烧室的值;2)计算所得周向点火时间大于实验值.

图 10

图 10   放热率的实验与数值结果对比

Fig.10   Comparison between experiment and simulation results of non-dimensional heat release rate


图11所示为3次独立重复实验以及数值模拟所得结果中,两侧火焰在合焰阶段的不对称性. 其中,图11(a)~(c)为实验结果,图11(d)为数值模拟结果. 实验结果表明,在几次重复实验中,2道火焰都是在B+7喷嘴附近汇合. 从火焰汇合的位置,以及合焰时火焰的形态可以看出,实验具有较好的重复性,并与URANS的数值模拟结果较接近.

图 11

图 11   火焰汇合的不对称性

Fig.11   Asymmetry of flame merging


与实验相比,通过数值计算可以得到更多的流场细节. 如图12所示为t=4.0 s时,环形燃烧室中距喷口不同轴向距离处的流场结构. 图中,Um为速度. 从图12可以看出,在旋流喷嘴出口处存在旋流流动,旋流喷嘴之间存在流场干涉. 在靠近环形燃烧室内壁处,存在顺时针的周向环流;在靠近外壁处,存在逆时针的周向环流. 在下游,当Z>5D后,周向环流较弱,环形燃烧室中流场主要为大尺度的结构. 环形燃烧室中存在的周向环流和头部干涉(3个头部左右的干涉)是造成合焰阶段汇合出现不对称的重要原因.

图 12

图 12   环形燃烧室不同截面上的流线分布

Fig.12   Flow streamlines at different slices of annular combustor


在环形燃烧室距离喷嘴出口不同距离的2个截面上(Z=D、2D),火焰前沿在环形燃烧室中周向传播过程如图13所示. 图中,数字表示不同的点火时刻,单位为ms,火焰面依然为温度等值面(T=1 780 K). 可以发现,由于流动与火焰的相互作用,火焰前沿发生弯曲和褶皱. 在火焰沿环形燃室周向传播过程中,在火焰汇合前(0~71 ms),两侧火焰前沿基本上是对称的;在两侧火焰前沿接近汇合的阶段(71~105 ms),火焰前沿的传播速度降低,并且出现不对称,这与实验结果相符.

图 13

图 13   火焰前沿的传播过程示意图

Fig.13   Schematic diagram of flame front propagation


4. 结 语

实验结果表明,在环形燃烧室周向点火过程中存在“拱形”火焰,在火焰汇合前的传播过程中,火焰基本对称;在火焰接近汇合时,火焰呈现出不对称性. 一般来说,实验结果较直观可靠,但是较难捕获流场和火焰传播的细节. 与实验相比,数值计算能揭示更多流场和火焰传播的细节,但是由于模型假设和计算误差,数值结果须经过实验标定. 本研究中数值模拟所重现的火焰传播过程与实验整体较相符. 在数值计算中同样发现了“拱形”火焰;在汇合前,火焰传播基本对称性,在火焰接近汇合时,火焰出现不对称性. 计算所得的火焰面积和放热率变化与实验所得的积分亮度变化曲线较符合. 结果说明,本研究所采用的数值方法能够基本模拟环形燃烧室中的火焰传播过程. 下一步工作将对环形燃烧室点火过程的火焰传播进行大涡模拟研究,进一步分析火焰传播过程中流动与火焰的相互作用机制.

参考文献

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