强湍流下甲烷稀燃预混火焰的稳定性研究

2021-04-20任超群汤朝伟李夏飞李建中

燃烧科学与技术 2021年2期

金武，任超群，汤朝伟，李夏飞，李建中

(南京航空航天大学能源与动力学院，南京 210016)

预混稀燃由于其在效率和排放上的巨大优势，被认为是未来清洁高效燃气轮机燃烧室中最有前景的燃烧技术，并已在全球范围内被广泛应用于联合循环发电中的具有超低 NOx排放的大型天然气燃气轮机中，以满足最严格的排放法规.此外，在航空工业上，NOx排放条例也越来越严格.因此，下一代运用于航空发动机的预混稀薄燃烧技术正在快速发展中.目前商用飞机发动机已经开始运用预混稀燃技术.装备在波音787、747-8 飞机上的通用电气GEnx发动机的 TAPS 燃烧器(twin annular premixing swirler combustor)[1]便是采用的预混稀燃模式.同时，预混火焰具有长度短、尺寸紧凑的优点，能够让发动机的尺寸缩减，方便应用于小型商用喷气机发动机、移动式燃气轮机发电机.但是，稳定性不足是预混稀燃技术利用时的最大限制，尤其是在高速强湍流条件下，易出现整体吹熄、局部淬熄等现象.为防止这些现象发生，通过值班火焰产生的高温气体保护，通常可以达到在底部稳定高速火焰的目的.但是在强湍流作用下，仍有可能造成整体淬熄，从而在顶部出现开口现象；关于此现象的整体吹熄机制研究，是一个值得研究的前沿课题.

在湍流扩散火焰中，随着出口速度增大，火焰中局部熄灭发生的比例越来越大，火焰逐渐逼近吹熄.局部熄灭的发生取决于局部的标量耗散率，其值随燃料不同而变化，但当局部熄灭的比例超过一定的阈值时，就会发生整体的吹熄[2].Tuttle 等[3-4]和Chaudhuri 等[5-7]发现了在钝体稳燃的湍流预混火焰中存在一个类似的机制，Shanbhogue 等[8]在一篇综述文献中对预混火焰的速度极限和吹熄的动力学理论提供了进一步的解释.在本生灯类型的火焰中，当没有热的保护协流时，从环境中卷入冷的涡流是导致火焰淬熄的主要原因[9-11]；而在具有热的协流时，其原因主要是随着整体湍流强度增加，火焰的反应速率下降并最终到达吹熄极限[12-14].以前研究过的所有本生灯类型的预混燃烧器的共同之处在于，湍流是通过上游的、主动或被动的网格或插槽引入的，以得到在预混燃烧流中均匀的准各向同性湍流.但是在这种流动中，湍流强度由湍流生成孔板的大小决定，其强度仍十分有限，因而更高强度下湍流火焰的研究还十分匮乏.因此，作者通过双层结构燃烧器，在两个混合流中引入速度梯度来产生小尺度的强湍流，由此产生的射流火焰可以通过改变来流之间的相对速度来控制湍流强度，并基于此开展一系列湍流与火焰相互作用的研究工作[15]，采用标准激光多普勒测速仪(LDV)测量湍流流场信息，采用高速PLIF 测量火焰结构.在过去，针对湍流火焰模式分区图中破碎区的边界问题，发现即使在Ka＞100(传统理论上的破碎区)的情况下，火焰反应区厚度仍保持不变.本文进一步针对CH 自由基的测量结果进行化学反应区的统计分析，探究不同强度湍流下，有限化学反应速率的影响.实验发现在靠近值班火焰(pilot flame)的上游区域也出现了局部淬熄现象，并讨论了小尺度强湍流作用下的火焰结构、淬熄机理和反应区变化规律.

1 实验装置和方法

本实验主要在悉尼大学清洁燃烧实验室完成，采用的高速测量系统与文献[15]类似，如图1 所示，其中包括OH-PLIF 和CH-PLIF 两套激光测量系统.实验过程中使用532 nm 的Nd：YAG 激光激发含有Rhodamin 6G 乙醇溶液的染料激光器产生566 nm 左右的染料激光，后经倍频晶体和波长分离元件得到283.553 nm 的激励光束以激发OH 自由基.其脉冲能量约为0.1 mJ，重复速率为10 kHz.激光光束由片光元件在水平方向上聚焦到炉口中心位置，垂直方向上扩展的高度为40 mm，采用刀片扫描法测量得到激光束腰厚度为180 μm.选择315.589 nm 的波长进行CH 自由基的测量.通过调节光栅、倍频晶体和波长分离元件，获得315.589 nm 的激光，其脉冲能量在10 kHz 的频率下约为0.2 mJ.同样，采用刀片扫描技术测量得到激光厚度为210 μm.

图1 高速CH-OH-PLIF同步测量系统示意[15]Fig.1 Illustration of high-speed CH-OH-PLIF synchronous measurement system[15]

双层结构燃烧器如图2 所示，燃烧器由同心的“环形”和“射流”管组成，由值班火焰环包围.环形管内径D＝7.5 mm，而中心射流管内径为2.5 mm.整个燃烧器被放置在一个15 cm×15 cm 的风洞中，提供15 m/s 的匀速协流，对燃烧器起到冷却作用，并防止空气中的灰尘等杂质卷入而干扰检测信号.射流管和环形管之间的相对距离Lr，可在出口平面平齐(Lr＝0 mm)到射流出口平面的上游300 mm 间自由调节.

图2 悉尼双层结构燃烧器Fig.2 Sydney burner with bi-layer structure

通过这样精巧的设计可以达到两个方面的控制.一方面，可以通过控制Lr控制环形管中气体与中心射流管流出气体的混合程度.例如，中心射流管通入气体是纯燃料，环形管气体是空气.那么，当Lr＝0 mm 时，燃烧器产生的就是标准的扩散火焰.同理，当Lr＝300 mm 时，燃料和空气拥有充足的时间混合均匀，此时，在出口点燃后就是预混火焰.而当Lr取中间值时，便得到不同混合程度的部分预混火焰.另一方面，还可以通过控制中心管和环管中气体的体积流量，从而得到出口速度不同的两股射流.因此，可以通过调节两部分体积流量控制两股射流间剪切作用强度，进而控制湍流强度.

本文主要利用该燃烧器研究不同剪切作用下湍流强度变化对稀燃预混火焰稳定性的影响，因而将相同当量比下不同体积流量的均匀混合物分别通入射流管和环形管.对于给定的当量比和整体出口速度，剪切作用可以通过两种方式引入.第一，通过控制导流分数Q，其代表中心射流的体积流量与总体积流量(中心射流加环形管)的比值.对于固定的总体积流速，Q 值的变化可以改变射流和环流之间的速度梯度.第二，固定Q 值，剪切强度也可以通过改变凹陷距离Lr控制.应当注意的是，当中心管凹陷到Lr＝300 mm 时，从燃烧器出口的气体可以近似看作一个均质射流.

对于流场，主要使用LDV 进行测量.本文采用商用的 TSI-激光多普勒测速(TSI Model FSA 3500/4000)系统对速度和湍流场的双分量进行测量.微米大小的 Al2O3粒子通过旋风播种机播种到反应火焰中.通过测量氩离子激光器(Coherent Innova)输出激光(514.5 nm 和488 nm)的散射，分别测定了速度的轴向和径向分量.这些光束是由一个焦距350 mm 和分离距离50 mm 的光纤组件传输，在测量位置的光束直径约为85 μm，边缘宽度为3.2 μm.接收器焦距为300 mm，呈45°的面对散射光.测量的有效频率介于0.1～10 kHz 之间，每个分量上有效采样5 000 次.

实验中压缩天然气(CNG)被用作燃料，其中CNG 中包含88% CH4、7.8% C2H4、1.9% CO2、1.2% N2以及1.1% H2、水和其他碳氢化合物.值班火焰是由C2H2、H2、CO2、O2和N2的混合气产生，通过控制各个气体的配比以获得与CH4/空气混合气相近的绝热火焰温度和C/H 摩尔比.同时其热释放率为2.2 kW.表1 给出了本文所研究的工况，主要分为6 组，分别是研究无剪切流作用下不同体积流速(Ub，整体体积流量/环形管出口面积)和当量比(φ)对火焰的影响(序号1 和2).此外，在不同的当量比和体积流速下，通过改变导流分数(Q)控制不同的射流间的速度梯度，从而探究剪切湍流强度对化学反应的影响(序号3、4、5).最后，通过改变中心射流管的凹陷距离(Lr)，分析湍流发展时间对火焰的作用机制(序号6).

表1 实验工况Tab.1 Experimental conditions

2 实验结果与分析

2.1 实验图片对比

图3 给出了不同火焰的CH-PLIF 图片随时间的变化情况(φ＝0.85，Ub＝80 m/s)，对应了不同的轴向位置和不同Q 值下火焰的一些典型CH 测量结果.实验中对整个火焰进行分段测量，间隔15 mm，每个工况在同一个高度位置给出了火焰CH-PLIF 荧光信号随时间的变化规律，中间相隔0.1 ms，因此可以清晰地看到火焰的连续变化和淬熄现象的发生过程.CH 代表高温反应区，因为化学反应发生时间很短，故CH 层很薄.随着火焰在下游距离的进一步发展，CH 层变得高度褶皱，最后开始逐渐破裂.

图3 CH-PLIF测量图片Fig.3 Photos of CH-PLIF measurement

图3(a)是完全预混的射流火焰，Lr＝300 mm，体积流速为80 m/s，整个混合物在混合均匀后从外环管中喷出.从图中CH 的亮度分布可以发现，反应强度在接近燃烧器出口时最高，而在末端逐渐降低，顶端存在一定的开口现象.同时，火焰褶皱程度较低，可以清晰地捕捉到火焰曲面随气流向上方移动的过程.将凹陷长度缩短至Lr＝35 mm 以及导流分数为30%时(图3(b))，由于内部剪切湍流的存在，火焰燃烧的加强，高度有所减少，顶部燃烧得以增强.此时，中心管和环管的体积速度分别为Uj＝216 m/s 和Ua＝88 m/s(Uj/Ua＝2.5).火焰褶皱程度显著增加，由于剪切增加导致湍流强度增加，一方面，反应面积增大使燃烧变得更为剧烈.另一方面，由于湍流强度的增加，CH 层在更上游的位置发生破裂.但当导流分数增加至Q＝0.45 时(图3(c))，中心管与环管射流速度比达到4.7，两者速度差造成的强剪切作用大大缩短了火焰，火焰在底部就出现破碎，并在下游已大部分消失，这也说明了此时湍流过大，顶部几乎完全熄灭，呈圆筒状的外观和开放的顶端，表明未燃气可能从顶部逃逸.同时，火焰褶皱的变化过程加速，前后两张图片测量结果之间的关联大幅降低，反映出此时强剪切湍流时间尺度的降低.

2.2 火焰内部结构的统计分析

为了进一步深入了解湍流对燃烧强度的提高和可能引起的淬熄现象，自主编写程序来计算每帧图像中的CH 的数量，以及它的整体面积.为了提取每个图像中的相关信息，需要对所收集的信号施加阈值，以确定CH 区域的边缘.这个阈值可以自动或手动选择，根据背景噪声和成像灵敏度的情况.在这里仍采用Ostu 自适应阈值算法[16]，它通过分析每个单独的图像，并计算阈值使判别标准[17]最大化.一旦确定了最佳阈值，图像就会被二值化，CH 自由的碎片数NCH就能被计算出，如图4 所示.为了进一步验证此方法的有效性，对于每个工况，随机选择60 个原始图像，并手动计算CH 碎片数量.如果自动阈值法计算的碎片数与人工计数相差小于 5%，则结果被认为是可靠的.最后，这种自动阈值的方法，在信噪比比较好的情况下被证明是可靠的.对于CH 自由基的面积，自动阈值法则有其局限性，使用一个固定的阈值相对来说更为科学.该自动阈值法在确定火焰表面面积时，信噪比不同，确定的阈值也不同，而阈值不同会对计算得到的CH 的总面积产生影响.为了提高一致性和减少结果中的偏差，应将固定阈值应用于所有情况.这一固定阈值是在对一系列阈值、许多不同的情况进行敏感性分析后确定的.

采用CH 的面积作为燃烧速率的指标，同时结合其碎片数可以反映当地淬熄的情况.图5 左侧给出了不同当量比(φ＝0.85 和φ＝1.05)、导流分数(Q 分别为0、0.08、0.30、0.45)、出口流速(Ub＝80 m/s、Ub＝100 m/s)和凹陷距离(Lr＝35 mm、Lr＝75 mm、Lr＝300 mm)的火焰轴向剖面上，与x/D(x 指距离路面的距离，D 为炉口直径)相对应的CH 面积ACH，其值是在除以图片大小(232×380)无量纲化后得到的.图5 右侧给出了在不同火焰中各轴向位置的图像中可以观察到的CH 碎片的平均数NCH.更大的CH 面积对应更大的反应区域，对应更强的燃烧速率.

图4 CH碎片数量判定过程示意Fig.4 The counting method of CH segments

对于图5 所示的每个工况，ACH表征的峰值燃烧速率所处的轴向位置随着Q 的增加而向上游转移，这与图3 中显示的规律一致.适量地增加Q 值会导致CH 面积的增加，表明燃烧的增强，因为火焰的褶皱为单位火焰长度提供了更多的表面面积.CH 的碎片数量则反映火焰前锋面被湍流涡撕裂的频率.

图5 CH自由基面积ACH(左)和碎片数(右)随轴向位置x/D 的变化Fig.5 Normalized area and segment number of CH versus x/D

在考虑了流场的发展和火焰位置的基础上，选择x/D＝3 的位置进行分析，图6 给出了与u′(图6 左侧)和u′v′(图6 右侧)对应的CH 碎片数NCH和面积ACH的结果.u′ 和u′v′取横截面上CH 信号值达到最大的位置.从图中可以看出，CH 面积所反映的燃烧速率与局部湍流强度直接相关.随着湍流的增加，反应层开始断裂，CH 碎片数也随之增加，另一方面，湍流的扰动也增大了火焰的反应面积.从ACH随u′和u′v′变化的趋势图可以看出，湍流对火焰的作用可以分为3 个阶段.第1 阶段，湍流扰动对反应区面积的增大作用远大于湍流导致的局部猝熄现象.因而，整体CH 反应区面积随湍流强度增加而增加.第2 阶段，湍流强度进一步增大，导致的局部淬熄越来越多，对应NCH的进一步增加.湍流对反应区面积的增加与其导致局部淬熄相互竞争，因而ACH在此阶段随湍流强度的变化相对平缓.进一步增加湍流，其强度超过了一定的阈值，进入第3 个阶段，局部淬熄大量发生，火焰整体吹熄，ACH骤降，NCH也因为反应的减少而下降.注意到，在此实验中这个阈值对应于21.2 m/s 的湍流脉动速度和 170 m2/s2的剪切应力.火焰在这个过程中逐渐进入破碎区，小涡尺度与化学反应尺度相当，且又具备高剪切力，从而使大量反应层熄灭.