湍流燃烧问题涉及湍流与燃烧化学反应的相互作用, 二者的有效匹配是实现高效、低污染排放、稳定燃烧的关键.湍流燃烧研究主要分为两个方向:一是湍流燃烧基础理论和实验研究, 目的是发展有效的湍流燃烧模型和计算流体动力学(computational fluid dynamics, CFD)仿真软件来准确、可靠地预测燃烧行为, 理解湍流燃烧基础现象; 二是先进的燃烧技术研究, 包括商业用途的分级燃烧室、低氧预混燃烧、高压强环境下的燃料注入方法等, 其目的是减少污染物排放、降低燃料消耗和提高燃烧效率.在湍流燃烧模型和CFD仿真软件的实验验证以及实际燃烧装置性能改进中, 温度的准确测量、燃烧过程温度脉动情况以及燃烧室内温度分布情况均是研究人员感兴趣的参数.
湍流燃烧的高度复杂性使得温度测量面临很大的挑战.常规的接触式传感器会对流场和燃烧反应产生严重干扰, 不适合在湍流燃烧测量中应用.尽管非接触式的激光诊断技术已成为当前湍流燃烧研究的主要测量工具, 但至今仍没有一种测温技术能满足所有的测量环境, 所以须根据具体的探测对象和测量需求选择合适的测量技术.例如, 单点测量技术具有高的测量精度, 而成像方法能够实现一维或二维分布的温度测量, 满足研究温度梯度分布的需求, 但其测量精度也会相应降低.对于目前湍流燃烧常用的激光测温技术来讲, 相干反Stokes Raman散射(coherent anti-Stokes Raman scattering, CARS)测温技术已发展得十分成熟, 在实际燃烧装置中获得了广泛的应用[1-5], 但CARS技术的不足是单次测量通常仅能获得单点的温度[6], 尽管通过网格点扫描测量方式可以重建时间域上平均温度的二维空间分布图像[7], 但不能获得瞬时二维温度场图像; Rayleigh散射(Rayleigh scattering, RS)测温技术能够获得温度的瞬时二维空间分布图像, 在开放式的H2或CH4湍流火焰中均能获得令人满意的测量数据, 但不适合含碳烟火焰和狭小燃烧室内部流场的测量; 过滤Rayleigh散射(filtered Rayleigh scattering, FRS)测温技术能够进一步应用到燃烧室内小分子碳氢燃料的含碳烟火焰瞬时二维温度场的测量, 相较于RS技术, FRS技术在温度反演时须计算混合气体的Rayleigh Brillouin散射光谱线型, 数据处理更为复杂; 基于双线法的平面激光诱导荧光(planar laser induced fluorescence, PLIF)技术是复杂组分条件下湍流燃烧温度二维空间分布测量的重要方法, 但在煤油燃烧场, 特别是高压强条件下的测量仍极具挑战性.温度的点测量数据已广泛用于湍流燃烧模型的实验验证, 但随着大涡模拟(large eddy simulation, LES)方法的快速发展和湍流燃烧研究的深入, 须对温度的二维空间分布进行实验测量, 特别是高空间分辨瞬时温度场的测量.本文主要对适用于温度二维空间分布测量的RS, FRS和PLIF这3种测温技术的工作原理、适用条件、研究现状和实际应用中需注意的问题进行综述.
1 RS测温技术Rayleigh散射由光子与分子间的弹性碰撞产生, 其信号强度正比于总的分子数密度.若探测对象压强已知, 则可依据理想气体状态方程, 由RS信号强度计算温度. RS信号强度表达式为[8]
| $ S = \eta INV\int\limits_{\Delta \mathit{\Omega }} {{{\left( {\frac{{\partial \sigma }}{{\partial \mathit{\Omega }}}} \right)}_{{\rm{mix}}}}} {\rm{d}}\mathit{\Omega } $ |
式中, S为Rayleigh散射信号强度; η为光学采集效率; I为激光强度; N为总的分子数密度; Ω为探测系统的采集立体角; V为探测体积; (∂σ/∂Ω)mix为混合气体的微分Rayleigh散射截面, 其值由混合气体依据各组分摩尔分数的加权平均得到[8], 即
| $ {\left( {\frac{{\partial \sigma }}{{\partial \mathit{\Omega }}}} \right)_{{\rm{mix}}}} = \sum\limits_i {\frac{{\partial {\sigma _i}}}{{\partial \mathit{\Omega }}}} {x_i} $ |
式中, xi为第i种组分的摩尔分数.
从上式可以看出, Rayleigh散射法测量温度须知道探测对象的组分种类及其浓度.特别是湍流燃烧场的组分及其浓度是瞬态变化的, 这要求在RS信号测量过程中同步获取组分信息.因此, RS测温技术常与自发Raman散射(spontaneous Raman scattering, SRS)技术进行联合测量. SRS技术用一个激光脉冲即可确定探测区的所有主要组分并定量给出每种组分的摩尔浓度[9], 基于测量的组分信息可计算混合气体的微分散射截面, 这对于温度的精确测量是必要的.
RS测温的另外一种方式是测量探测区的RS信号并在已知环境中测量参考信号, 然后计算二者的强度比值来获取温度信息[8], 表达式为
| $ \frac{T}{{{T_{{\rm{ref}}}}}} = \frac{{S({T_{{\rm{ref}}}}){{\left( {\frac{{\partial \sigma }}{{\partial \mathit{\Omega }}}} \right)}_{{\rm{mix}}}}}}{{S\left( T \right){{\left( {\frac{{\partial \sigma }}{{\partial \mathit{\Omega }}}} \right)}_{{\rm{ref}}}}}} $ |
式中, T为待测温度, 参考信号S(Tref)为在已知温度(Tref)及组分浓度条件下(例如, 室温干燥空气)测量的Rayleigh散射信号, 参考信号与探测区RS信号须采用同一个RS光学系统进行测量.
使用高脉冲能量的激光器和高探测灵敏度的像增强型CCD相机, RS技术有足够的信号强度实现单脉冲测量和二维RS图像拍摄, 而且RS测量系统相对简单的光学布局有利于与其它光学技术进行组合测量.在与SRS组合测量中, 由于燃烧产物的Raman散射截面太小(比RS截面小3个量级), SRS信号极其微弱, 通常用于主要组分浓度的点测量, RS/SRS组合可同时获得温度和主要组分浓度的定量、高精度点测量统计数据, 这对于满足基于RANS[10]的湍流燃烧CFD模型的实验验证是足够的.基于RANS的CFD模型是以逐点的方式预测均值和波动, 并不涉及空间相关信息, 仅须对温度、组分浓度和速度进行定量、单脉冲、逐点测量.在湍流火焰中, 混合过程和燃烧化学反应存在强烈的相互耦合, 在测量温度、主要组分以及一些重要微量中间反应物(例如, OH, NO, CO, CH, CH2O等)浓度时，同时高时空分辨测量更利于理解湍流与燃烧的相互作用过程.为实现这一目的, 研究人员采用RS/SRS/LIF进行温度和多组分浓度等标量的同时联合测量, 给出探测区域内详细的瞬态热化学状态信息, 其中LIF用于微量中间反应物浓度的测量[11-12].典型的应用是美国圣地亚的湍流扩散火焰(turbulent diffusion flame, TDF)实验室的多标量参数测量数据, 该实验室联合使用RS/SRS/LIF点测量系统, 对CH4/air湍流扩散火焰温度、主要组分(CH4, O2, CO2, H2O, CO, N2)和微量中间反应物(OH, NO)质量分数进行了精细测量[13-14].测量数据的例子见图 1, 图中给出的是在CH4/air射流不同混合比(Ф)火焰中测量的温度(T)和组分质量分数(w)的散点和条件平均图[13-14].其中, 虚线标出的是混合比的理想配比值(0.351), 实线显示的是条件平均值(以混合比为条件的组分的平均质量分数).图 1(d)表明NO质量分数的测量会受到615 nm干扰光的影响.当实验结果用于对湍流燃烧模型进行定量确认时, 高的测量精度非常关键.在上述洁净的湍流火焰中, 对温度和主要组分浓度的测量准确性已经可以达到2%~4%;在CH4火焰中, 对CO和H2的Raman测量以及对OH, NO, CO的LIF测量的典型不确定度为10%~15%.
随着计算机能力的提升, 基于LES[15]的CFD模型发展迅速. LES方法不仅能给出时间域的信息, 描述不稳定效应, 也能够获得空间相关的信息.因此除了定量逐点测量之外, 为了验证还需要空间相关的信息, 例如不同空间方向上的温度和组分浓度等标量的梯度等[16], 这要求RS/SRS/LIF联合测量系统具备一维甚至二维的测量能力. RS和PLIF均有足够的信号强度来获得二维图像信息, 但由RS图像反演温度场则需要SRS测量的一维甚至二维组分浓度信息.采用高功率的脉冲激光和高效率的光学收集装置, 往往也仅能在火焰中实现满足精度要求的一维SRS测量或者小分子碳氢燃料(其Raman散射截面相对较大一些)的二维浓度分布测量[16].幸运的是, 对于小分子碳氢燃料, 湍流火焰的微分Rayleigh散射截面变化量仅为10%;若燃料由33.2%H2, 22.1%CH4和44.7%N2组成, 则无论是燃烧状态还是未燃状态, Rayleigh散射截面几乎与空气的一致, 其不同化学配比湍流火焰的微分Rayleigh散射截面变化量仅为3%[17].在H2, CO/H2火焰以及小分子碳氢燃料的无碳烟火焰中, 利用SRS/PLIF测量的组分浓度分布信息, 依据燃料、化学配比以及燃烧反应计算微分Rayleigh散射截面, 能够由拍摄的RS图像获得满足精度要求的温度场数据[18].美国桑迪亚国家实验室、德国宇航中心、澳大利亚悉尼大学、瑞典隆德大学燃烧中心等研究机构采用RS/SRS/PLIF技术对H2、小分子碳氢燃料以及合成气的一系列湍流火焰进行了点、一维、二维测量, 不仅获得了温度和组分浓度的点测量统计平均数据, 还获得了这些标量的梯度分布以及燃料-空气混合比、标量耗散、反应速率成像、火焰面结构等数据, 时间分辨率通常小于100 ns, 空间分辨率在几十微米~毫米范围, 提供了一批可用于湍流燃烧机理研究和模型验证的实验数据[12, 19-20].
图 2是圣地亚国家实验室采用RS/PLIF联合测量系统诊断CH4/air湍流火焰的一个典型实例[12].实验测量时, 3束激光片严格共面, 不同探测区域的测量可通过调整激光片的位置来实现.其中, 基于532 nm激光的RS图像用于获得二维温度场信息, 基于230 nm和285 nm激光的PLIF图像分别给出CO浓度和OH浓度的空间分布, 由实验获取的二维图像信息可进一步获得激光片所在探测区域中OH+CO的局部反应速率、混合分数和标量耗散.实验测量获取的丰富实验数据极大促进了湍流燃烧基础问题的研究和湍流燃烧模型的发展.
|
| 图 2 RS/PLIF光路布局及二维成像结果[12] Fig.2 Experimental setup and sample results for simultaneous 2D imaging of RS/LIF[12] |
瑞典隆德大学燃烧中心采用RS和多组分PLIF联合测量技术研究了CH4/air湍流火焰的结构特性, 获得了高湍流度射流火焰中温度以及多组分(OH, CH2O, CH, HCO)浓度的瞬时空间分布图像, 其成像空间分辨率在50~70 μm.观察到了高速射流火焰中的分布式反应区模态, 其湍流涡旋尺度远小于火焰厚度.实验结果还揭示了湍流与化学反应以及射流剪切层之间的复杂相互作用如何促使OH层和CH2O层在薄厚之间的阵发性交替变化, 如图 3所示.
|
| 图 3 射流火焰照片及T/CH2O/OH同时测量结果[20] Fig.3 Photograph of a turbulent flame and simultaneous T/CH2O/OH measurements in flame[20] |
近十年来, 随着高重频大能量YAG激光器和高重频微弱信号成像器件的发展, 基于RS, SRS, PLIF技术的10 kHz以上时域成像技术[21]在湍流燃烧诊断中已显现出巨大优势.高重频成像技术可以获得精细的时间相关标量, 且能够进行湍流脉动测量, 这对阐明湍流与燃烧的相互作用过程以及LES模型的时域验证十分重要.工业应用中, 高重频时域成像技术在发动机点火和熄火研究、火焰稳定动力学研究以及燃烧装置设计缺陷的监测等方面都能够发挥重要作用.
RS技术可在洁净的、低辐射的、开放火焰中获得良好的测温结果.对于受限空间内的火焰测量, 须采用一定的措施(例如, 燃烧室壁面的发黑处理)抑制杂散光的干扰并对杂散光带来的影响进行评估, 即使如此, 也仅能在远离壁面的区域获得有效数据.在含有碳烟的火焰中, 由于碳烟带来的米散射的强干扰, RS技术很难直接应用.因此, 目前基于RS/SRS/PLIF的多标量测量仍局限在H2，CO/H2火焰, 以及小分子碳氢燃料的洁净火焰.
2 FRS测温技术FRS测温技术是对RS技术的改进, 目的是解决激光照射下含碳烟火焰米散射和燃烧室壁面杂散光的干扰问题. Rayleigh散射光与米散射光和壁面杂散光的重要区别在于Rayleigh散射光的频谱会随温度升高而展宽. FRS测温方法[22-23]通过在探测光路上插入在激光波长处存在强吸收极窄凹陷的分子吸收池, 过滤壁面和火焰中碳烟引起的光噪声, 温度展宽的Rayleigh散射信号被探测器接收, 如图 4所示, 从而获得高信噪比Rayleigh散射信号, 然后基于FRS信号强度和理想气体方程计算温度.
FRS信号强度表达式[22]为
| $ S = CIN\sum\limits_k {{x_k}\frac{{\partial {\sigma _k}}}{{\partial \mathit{\Omega }}}\int\limits_{k\Delta \nu } {{R_k}(\nu, p, T, {M_k})\tau \left( \nu \right){\rm{d}}\nu } } $ | (1) |
式中, S为FRS信号强度, C为与光学系统有关的常数, I为激光强度, N为总的分子数密度, xk为第k种组分的摩尔分数, ∂σk/∂Ω为第k种组分的微分瑞利散射截面, ν为激光频率, p为压强, T为待测温度, Mk为第k种组分的分子质量, τ(ν)为分子过滤器的透过率曲线, Rk(ν, p, T, Mk)为Rayleigh Brillouin散射光谱线型函数.
由式(1)知要从测量的FRS信号中提取流场温度信息, 须知道主要组分信息和Rayleigh Brillouin散射光谱线型函数.对于湍流燃烧场, 主要组分种类及浓度分布可结合SRS方法进行实时测量. Rayleigh Brillouin散射光谱线型函数可由Tenti等[24]提出的S6模型进行计算, 该模型能够较为准确地模拟低压强下简单多原子分子的Rayleigh Brillouin散射光谱线型, 对于高压强燃烧环境中的Rayleigh Brillouin散射光谱线型函数须结合实验进行标定.
如果待测的湍流火焰压强已知, 将火焰中的FRS信号强度S与室温空气中的FRS参考信号强度Sref相除, 可以消掉与系统有关的常量C, 得到如下表达式
| $ \frac{S}{{{S_{{\rm{ref}}}}}} = \frac{{{T_0}\sum\limits_k {{x_k}\frac{{\partial {\sigma _k}}}{{\partial \mathit{\Omega }}}\int\limits_{k\Delta \nu } {{R_k}(\nu, p, T, {M_k})\tau \left( \nu \right){\rm{d}}\nu } } }}{{T\sum\limits_{k\prime } {{x_{k\prime }}\frac{{\partial {\sigma _{k\prime }}}}{{\partial \mathit{\Omega }}}\int\limits_{k\prime \Delta \nu } {{R_{k\prime }}(\nu, {p_0}, {T_0}, {M_{k\prime }})\tau \left( \nu \right){\rm{d}}\nu } } }} $ | (2) |
式中, T0为室温, p0为当地大气压强.
根据公式(2)拟合给出S/Sref随温度变化的理论曲线, 由实际测量的S/Sref值与理论曲线进行比对, 就可获得测量区域的火焰温度信息. FRS测温技术主要有两种方案:第1种是2倍频Nd:YAG激光器与碘蒸气吸收池的组合方案, 实验系统见参考文献[22], 激光波长和碘蒸气吸收谱凹陷位于532 nm附近; 第2种是3倍频紫翠宝石激光器与汞吸收池的组合方案, 激光波长和汞吸收谱凹陷位于254 nm附近.由于调Q脉冲Nd:YAG激光器的应用更为普及, 第1种方案被更多采用.相较于RS测温, FRS技术需注入种子的Nd:YAG激光器, 以保证输出极窄线宽的单纵模激光, 更好地适配碘蒸气的吸收谱凹陷.碘蒸气吸收池在532 nm附近的吸收光谱曲线如图 5所示, 通常选取图 5中位于波数18 787.8, 18 788.4和18 789.28 cm-1的3处吸收凹陷用于过滤杂散光[22].
FRS技术在光路布局上很容易与SRS技术进行组合实现温度和主要组分浓度的同时测量, 图 6为Kearney等[25]采用FRS/SRS联合测量方法对CH4-N2-air预混湍流火焰温度和CH4摩尔浓度的空间二维分布测量结果. 图 6中依据测量的CH4摩尔浓度和预混燃烧化学反应模型可计算当地主要组分的种类及其摩尔浓度, 从而可计算当地混合气体的微分Rayleigh散射截面和Rayleigh Brillouin散射光谱线型, 然后基于公式(2)计算温度. 图 6测量结果表明采用FRS/SRS联合测量方法能够获得精细的预混燃烧湍流火焰结构, 通过时序测量还能够反映湍流火焰结构的演变.但是, FRS/SRS联合测量瞬时二维温度场的方法通常仅适合预混湍流火焰; 对于非预混湍流火焰, 仅测量燃料浓度的空间分布并不能获得其它组分浓度的定量信息, 难以确定Rayleigh Brillouin散射光谱线型, 这限制了FRS测温技术的应用. McManus等[26]对不同燃料配比火焰中主要组分浓度对FRS测温的影响进行了研究, 发现16%CH4/16%H2/68%Ar混合燃料火焰中, 主要组分的种类及其摩尔浓度的变化对混合气体的微分Rayleigh散射截面和Rayleigh Brillouin散射光谱线型几乎没有影响, 在该配比燃料的非预混射流湍流火焰中, 即使没有组分的测量, FRS测温的不确定度也可达到2.5%, 这对于研究非预混湍流火焰中湍流与燃烧的相互作用有重要意义. McManus等[26]还研究了注入锁定Nd:YAG激光器波长抖动及激光光谱线型对FRS测温的影响.激光波长的抖动会导致米散射光偏离吸收凹陷最深处, 从而影响滤光效果和FRS信号强度; FRS信号反演温度须对Rayleigh Brillouin散射光谱线型与激光光谱线型进行卷积计算, 激光光谱线型的准确测量对温度的高精度反演很重要.因此, FRS的系统设计须考虑激光波长的实时监测与反馈控制, 以保证激光波长的高稳定性输出, 并精确测量激光光谱线型.
|
| 图 6 FRS/SRS测量的温度(颜色)和CH4摩尔分数[25] Fig.6 FRS/SRS measurements of temperature (color) and CH4 mole fraction[25] |
Kearney等[25]采用FRS和激光诱导白炽光(laser induced incandescence, LII)组合, 研究了碳烟体积分数(LII测量)对FRS测温的影响.他们的研究表明在碳烟体积分数达到0.1 ppm的C2H4火焰中, FRS技术能够有效抑制碳烟米散射对FRS图像的干扰, 可拍摄到高信噪比的FRS图像并能够反演得到满足测量精度要求的温度场数据. Sutton等[27]进一步研究了微粒米散射对FRS图像的干扰问题, 发现注入锁定Nd:YAG激光器旁支纵模的影响是主要干扰来源.种子注入锁定Nd:YAG激光器通过模式竞争产生单纵模输出, 但同时会伴随微弱的旁支纵模, 旁支纵模降低了激光的光谱纯度.尽管旁支纵模的激光强度很微弱, 但其与微粒作用产生的米散射光的频谱不在碘分子吸收凹陷范围内, 会对碘吸收池的滤波效果产生很大的影响.因此, 在含碳烟火焰的FRS测量中, 采取有效措施抑制注入锁定Nd:YAG激光器的旁支纵模, 对提高FRS的测量能力十分重要. Sutton等[27]将带宽3.5 GHz且自由光谱范围30GHz的F-P标准具放置在注入锁定Nd:YAG二倍频激光的传输光路中, 通过调整标准具与入射激光的角度来抑制旁支纵模, 将激光光谱纯度提高了1个量级, FRS信号接收光路中的碘分子吸收凹陷对微粒米散射光的衰减相比于提纯前提高了2个量级, 使得在微粒体积分数达到60 ppm时仍能拍摄到高信噪比FRS图像. George等[28]采用F-P标准具提纯Nd:YAG激光的光谱纯度后, 在距壁面100 μm处仍能消除壁面散射光的干扰, 使得在壁面附近区域也能获得射流的高清晰度FRS图像, 验证了FRS技术应用于狭小燃烧室内部湍流燃烧场测量的能力.
目前, FRS/SRS联合测量方法已具备燃烧室内小分子碳氢燃料预混湍流火焰测量的能力; 但非预混湍流火焰的测量仍有很大的局限性, 特别是如何确定探测区域局部混合气体的Rayleigh Brillouin散射光谱线型仍是需要深入研究的问题.
3 双线PLIF测温技术基于双线法的PLIF测温技术[29]的基本原理是合理选择两束不同波长的激光, 使其在间隔极短的时间内(一般约数百纳秒, 使得总粒子数在该时间段内来不及变化)顺序通过燃烧火焰的同一位置, 基于共振吸收将探测分子由基态中的量子态1和量子态2分别激励到激发态, 处于激发态的分子向下跃迁产生荧光, 选择合适的激光强度, 使得荧光信号强度与激光功率密度呈线性关系, 测出相应激发态的荧光信号强度S1和S2以及入射激光强度I1和I2, 气体中分子的转动能级处于热平衡状态时服从Boltzmann分布, 温度表达式为
| $ T = \frac{{({E_2}-{E_1})/k}}{{\ln \left( {\frac{{{S_1}}}{{{S_2}}}} \right) + \ln \left( {\frac{{{I_2}}}{{{I_1}}}} \right) + \ln C}} $ | (3) |
式中k为Boltzmann常数, Ei代表量子态i的能量, C为标定系数.
对式(3)进行微分可知, 增大(E2-E1)值可减小测温误差.在实际测量中, 增大(E2-E1)值意味着要把其中的一条激励线选择在转动能级J值较高的状态.根据Boltzmann分布规律, J值过高的状态其分子数密度很小, 因此荧光信号减弱, 这会降低荧光图像的信噪比, 从而影响测温精度.所以在温度测量中, 选择合适的激励线是非常重要的.一般情况下, 应使kT/(E2-E1)这一项在测量温度最高时其值接近1比较合适.由于OH火焰中含量丰富且有众多的激励线可供选择, 在燃烧场温度测量中常以OH作为激光作用介质.对于CH4/air火焰来讲, 其火焰温度约1 900 K左右, 利用OH进行测温时, 选择OH基A2Σ+←X2П(1, 0)能级带中的Q2(11)及P1(7)激励线较为合适[29], 因为该对激励线的(E2-E1)/k=2 046 K, 与CH4/air火焰的最高温度相接近, 可以获得较高的测温精度.
由于OH荧光谱位于入射激光的长波方向, 从光谱上很容易与入射激光区分开, 用合适的滤光片很容易消除碳烟和壁面散射光的干扰; 采用特定波长窄线宽激光对OH进行激励, 可避免其他燃烧产物引起的干扰.相较于FRS测温技术, 双线PLIF测温方法更适合于燃烧室中碳烟含量较高或复杂组分的湍流燃烧场的诊断.但OH的能级结构很复杂, 被激励至激发态后会经历碰撞能级转移、极化效应、淬灭、自发辐射、荧光等复杂的物理过程, 因此采用一个已知温度火焰来标定PLIF技术是十分必要的, 特别是高压强环境下的标定能够降低碰撞淬灭、饱和荧光和谱线叠加等因素引起的测温误差.双线PLIF测温技术需要两套Nd:YAG泵浦的染料激光器和两台用于信号探测的像增强型CCD相机, 为了提高温度的测量精度, 还需要额外的两套相机系统同时监测激光强度空间分布和能量的抖动.基于OH的双色PLIF方法已用在以H2为燃料的超燃冲压发动机模型燃烧室二维温度场的可视化测量[30]以及煤油为燃料的航空发动机燃烧室内贫油燃烧区温度场测量, 图 7为0.6 MPa压强下航空发动机燃烧室测量的典型结果[31]. 图 7仅能给出贫油燃烧区温度的二维空间分布, 原因是激发OH荧光采用的紫外激光会同时激发煤油荧光, 煤油荧光光谱范围覆盖了OH荧光光谱, 难以从时间或光谱上加以区分, 煤油富油燃烧区温度场的定量测量会受到限制, 如图 7中黑色网格区域所示.另外, OH复杂的能级结构使得其荧光易受碰撞淬灭的影响, 对于压强分布不均匀或高压强复杂组分湍流燃烧场, 如何消除碰撞淬灭的影响也是一个十分棘手的问题.
|
| 图 7 发动机模型燃烧室内二维温度分布[31] Fig.7 Two-dimensional temperature distribution in a jet-engine model combustor[31] |
Kaminski等[32]发展了双线铟原子荧光(two line atomic fluorescence, TLAF)测温技术, 有望解决OH-PLIF测温遇到的问题. TLAF工作原理是在发动机运行过程中将InCl3溶液撒播在燃烧室中, InCl3在燃烧反应区分解产生丰富的In原子, 用两个探测器分别接收410 nm和451 nm激光激发的铟原子荧光, 两束激光的能量分别进行实时监测, 然后基于测量的荧光信号强度和激光强度由式(3)计算温度.因用于温度测量的In原子三能级结构比OH的能级结构简单得多In铟原子两个荧光过程中的能级跃迁共享同一上能级, 能够减小甚至消除由压强变化引起的能级转移和碰撞淬灭对温度测量的影响, 其温度敏感范围在800~2 800 K, 适用于宽压强范围燃烧反应区温度场测量; 由于采用可见光激光进行激发, 能够避免煤油荧光的干扰, 适用于富油燃烧区的测量. Kaminski等[32]对以煤油为燃料的1.4 MPa高压SI发动机内部湍流燃烧场进行了测量, 他们采用了满足荧光强度与激光功率呈线性关系的低功率密度激光, 以消除压强变化对温度测量的影响, 获得了曲柄不同转动角度的平均温度场图像, 测温精度约14%;但单次荧光图像信噪比水平不高, 不足以获得瞬时温度场图像. Medwell等[33-35]在线性TLAF基础上提出并研究了非线性TLAF(NTLAF)方法, 采用较高功率激光进行激发, 可将单脉冲In原子荧光信号强度提高5个量级, 在含碳烟火焰中获得了高信噪比单脉冲荧光图像, 如图 8所示, 其单次荧光图像测温误差约60 K. InCl3在燃烧反应区才能分解产生In原子, 且In原子极容易氧化而快速消耗, 研究表明基于In原子的NTLAF方法适合于局部化学配比Ф>0.9的燃烧反应区温度场的测量[35-36]. Chan等[37], Mahmoud等[38], Gu等[39]研究了高功率密度激光与碳烟作用对In原子荧光信号的干扰, 发现干扰主要来自于激光作用下的PAH荧光、激光诱导的白炽光和米散射光, 采用1.2 nm极窄带宽的滤光片替代常用的10 nm带宽滤光片, 可将In原子荧光图像信噪比提高6倍, 有效降低了碳烟干扰对温度测量的影响.
TLAF方法反演温度仅须对式(3)中的系数C进行标定, 系数C与信号探测光路的收集效率相关, 与压强和组分浓度的变化无关. NTLAF方法的温度反演比TLAF方法增加了两个与碰撞淬灭Q值相关的系数[33], 这两个系数对组分种类及其浓度的变化不敏感[19].本课题组对NTLAF物理过程进行的理论模拟表明由压强引起的碰撞淬灭Q值的变化会对温度的反演产生影响, 但在激发In原子Stokes荧光和反Stokes荧光时选择合适的入射激光强度比值, 温度反演对压强引起的碰撞淬灭速率Q值变化的敏感度会明显降低, 这对于压强分布不均匀的超声速湍流燃烧场的测量具有重要意义. NTLAF用于宽工况发动机燃烧室测量, 须对NTLAF温度反演系数与压强的关系曲线进行标定, 并借助燃烧室壁面压力传感器或波长调制吸收谱技术[40]同步测量的压强动态变化数据确定探测对象具体实验条件下的温度反演系数.目前的研究为NTLAF技术应用于宽工况发动机燃烧室内复杂组分湍流燃烧场的温度二维空间分布的高时空分辨测量奠定了良好基础.
4 结论随着大功率脉冲激光器和微弱信号光电探测技术的进步以及大量的实验和应用研究的开展, 基于激光的湍流燃烧温度测量方法获得了快速发展. RS, FRS, 双线PLIF测温方法已获得了一批可用于湍流燃烧机理研究和CFD模型验证的实验数据, 并在实际燃烧装置的设计优化中也发挥了重要作用.当然, 成功的温度测量取决于具体的实验条件, 须系统地分析探测对象的燃烧环境和边界条件, 从而选择合适的测量方法和合理的光学布局. RS技术的主要优势是简单的光路布局和直接的数据反演, 很方便与SRS和LIF等技术进行组合实现多参数的综合诊断, 并在无碳烟湍流火焰中获得准确可靠的温度二维空间分布瞬时图像. FRS也很容易与SRS和LIF等技术进行组合，实现多参数的综合诊断, 可进一步应用在燃烧室内小分子碳氢燃料含碳烟预混湍流火焰的温度场测量, 非预混湍流火焰的测量仍有局限性.双线PLIF测温方法的实验系统和数据处理较为复杂, 更适合于复杂组分的湍流燃烧场的诊断, 但仍须依据燃烧条件和测温范围, 合理选择激发分子的种类、荧光激励线、激光能量和信号探测方式等.当前, 这些测温方法尽管已获得了广泛应用, 10 kHz以上的时域测温技术发展也十分迅速, 但仍面临两方面的挑战:一是在保持高的单脉冲测量精度下, 把多标量诊断技术拓展应用到含碳烟的不“友好”火焰; 二是在高压强复杂组分的湍流燃烧场, 特别是在实际高压燃烧装置中, 获得高的测温精度.
| [1] |
Steinberg A M, Arndt C M, Stopper U, et al. Diagnostic requirements for the development of low-emission, fuel-flexible gas turbine combustors. AIAA 2012-0698, 2012. https://arc.aiaa.org/doi/abs/10.2514/6.2012-698
|
| [2] |
Hu Z Y, Liu J R, Ye J F, et al. Laser-based measure-ments of temperature, species, and velocity in engine combustor. Proceedings of SPIE 8796, 2nd International Symposium on Laser Interaction with Matter (LI-MIS 2012), Xi'an: SPIE, 2013: 87961G.
|
| [3] |
Brackmann C, Bood J, Afzelius M, et al. Thermometry in internal combustion engines via dual-broadband rotational coherent anti-Stokes Raman spectroscopy[J]. Mea-surement Science and Technology, 2004, 15(3): R13-R25. DOI:10.1088/0957-0233/15/3/R01 |
| [4] |
Magnotti G, Cutler A D, Danehy P. Development of a dual-pump CARS system for measurements in a supersonic combusting free jet. AIAA 2012-1193, 2012. http://arc.aiaa.org/doi/abs/10.2514/6.2012-1193
|
| [5] |
Cutler A D, Magnotti G, Cantu L, et al. Dual-pump CARS measurements in the university of Virginia's dual-mode scramjet: configuration ″A″. AIAA 2012-0114, 2012. https://arc.aiaa.org/doi/abs/10.2514/6.2012-114
|
| [6] |
胡志云, 张振荣, 刘晶儒, 等. 用单次脉冲非稳腔空间增强探测CARS技术测量火焰温度[J]. 中国激光, 2004, 31(5): 609-612. Hu Z Y, Zhang Z R, Liu J R, et al. Temperature mea-surement in CH4/Air flame by single-pulse USED CARS[J]. Chinese Journal of Lasers, 2004, 31(5): 609-612. (in Chinese) |
| [7] |
李国华, 胡志云, 王晟, 等. 基于相干反斯托克斯拉曼散射的二维温度场扫描测量[J]. 光学精密工程, 2016, 24(1): 14-19. Li G H, Hu Z Y, Wang S, et al. 2D scanning CARS for temperature distribution measurement[J]. Optics and Precision Engineering, 2016, 24(1): 14-19. (in Chinese) |
| [8] |
Sutton G, Levick A, Edwards G, et al. A combustion temperature and species standard for the calibration of laser diagnostic techniques[J]. Combustion and Flame, 2006, 147(1/2): 39-48. |
| [9] |
刘建胜, 刘晶儒, 张振荣, 等. 利用拉曼散射测量燃烧场的组分浓度及温度[J]. 光学学报, 2000, 20(9): 1263-1267. Liu J S, Liu J R, Zhang Z R, et al. Raman scattering measurements for multi-species and temperature in comb-ustion[J]. Acta Optica Sinica, 2000, 20(9): 1263-1267. (in Chinese) |
| [10] |
Bray K N. The challenge of turbulent combustion[J]. Symposium (International) on Combustion, 1996, 26(1): 1-26. DOI:10.1016/S0082-0784(96)80195-0 |
| [11] |
Li Z S, Li B, Sun Z W, et al. Turbulence and combustion interaction:high resolution local flame front structure visualization using simultaneous single-shot PLIF imaging of CH, OH, and CH2O in a piloted premixed jet flame[J]. Combustion and Flame, 2010, 157(6): 1087-1096. DOI:10.1016/j.combustflame.2010.02.017 |
| [12] |
Kohse-Höinghaus K, Barlow R S, Aldén M, et al. Combustion at the focus:laser diagnostics and control[J]. Proceedings of the Combustion Institute, 2005, 30(1): 89-123. DOI:10.1016/j.proci.2004.08.274 |
| [13] |
Kohse-Höinghaus K, Jeffries J B. Applied combustion diagnostics[M]. New York: CRC Press, 2002.
|
| [14] |
Barlow R S, Frank J H. Effects of turbulence on species mass fractions in methane/air jet flames[J]. Symposium (International) on Combustion, 1998, 27(1): 1087-1095. DOI:10.1016/S0082-0784(98)80510-9 |
| [15] |
Lesieur M, Métais O. New trends in large-eddy simula-tions of turbulence[J]. Annual Review of Fluid Mechanics, 1996, 28: 45-82. DOI:10.1146/annurev.fl.28.010196.000401 |
| [16] |
Brockhinke A, Andresen P, Kohse-Höinghaus K. Quantitative one-dimensional single-pulse multi-species concentration and temperature measurement in the lift-off region of a turbulent H2/air diffusion flame[J]. Applied Physics B, 1995, 61(6): 533-545. DOI:10.1007/BF01091211 |
| [17] |
Bergmann V, Meier W, Wolff D, et al. Application of spontaneous Raman and Rayleigh scattering and 2D LIF for the characterization of a turbulent CH4/H2/N2 jet diffusion flame[J]. Applied Physics B, 1998, 66(4): 489-502. DOI:10.1007/s003400050424 |
| [18] |
Namer L, Schefer R W. Error estimates for Rayleigh scattering density and temperature measurements in premixed flames[J]. Experiments in Fluids, 1985, 3(1): 1-9. DOI:10.1007/BF00285264 |
| [19] |
Nathan G J, Kalt P A, Alwahabi Z T, et al. Recent advances in the measurement of strongly radiating, turbulent reacting flows[J]. Progress in Energy and Combustion Science, 2012, 38(1): 41-61. DOI:10.1016/j.pecs.2011.04.001 |
| [20] |
Zhou B, Brackmann C, Li Z S, et al. Simultaneous multi-species and temperature visualization of premixed flames in the distributed reaction zone regime[J]. Proceedings of the Combustion Institute, 2015, 35(2): 1409-1416. DOI:10.1016/j.proci.2014.06.107 |
| [21] |
Sutton J A, Lempert W R. Recent advances in high-energy, high-repetition rate diagnostics for PLIF, Rayleigh, and Raman scattering imaging in turbulent reacting flows. AIAA 2011-361, 2011. http://arc.aiaa.org/doi/pdf/10.2514/6.2011-361
|
| [22] |
王晟, 刘晶儒, 胡志云, 等. 用于燃烧场诊断的分子滤波瑞利散射技术[J]. 光学精密工程, 2011, 19(2): 445-451. Wang S, Liu J R, Hu Z Y, et al. Development of filtered Rayleigh scattering for combustion diagnostic applica-tion[J]. Optics and Precision Engineering, 2011, 19(2): 445-451. (in Chinese) |
| [23] |
Kearney S P, Beresh S J, Grasser T W, et al. A filtered Rayleigh scattering apparatus for gas-phase and combus-tion temperature imaging. AIAA 2003-0584, 2003. http://arc.aiaa.org/doi/abs/10.2514/6.2003-584
|
| [24] |
Tenti G, Boley C D, Desai R C. On the kinetic model description of Rayleigh-Brillouin scattering from mole-cular gases[J]. Canadian Journal of Physics, 1974, 52(4): 285-290. DOI:10.1139/p74-041 |
| [25] |
Kearney S P, Beresh S J, Grasser T W, et al. Filtered Rayleigh scattering thermometry in vortex-strained and sooting flames. AIAA 2004-1358, 2004. http://arc.aiaa.org/doi/abs/10.2514/6.2004-1358
|
| [26] |
McManus T A, Sutton J A. Quantitative temperature imag-ing in turbulent non-premixed flames using filtered Rayleigh scattering. AIAA 2015-1025, 2015.
|
| [27] |
Sutton J A, Patton R A. Improvements in filtered Ray-leigh scattering measurements using Fabry-Perot etalons for spectral filtering of pulsed, 532-nm Nd:YAG output[J]. Applied Physics B, 2014, 116(3): 681-698. DOI:10.1007/s00340-013-5752-3 |
| [28] |
George J, Jenkins T, Grady N, et al. Simultaneous multi-property laser diagnostic for high speed flows using filtered Rayleigh scattering. AIAA 2016-3110, 2016. http://arc.aiaa.org/doi/abs/10.2514/6.2016-3110
|
| [29] |
关小伟, 刘晶儒, 黄梅生, 等. PLIF法定量测量甲烷-空气火焰二维温度场分布[J]. 强激光与粒子束, 2005, 17(2): 173-176. Guan X W, Liu J R, Huang M S, et al. Two-dimensional temperature field measurement in a methane-air flame by PLIF[J]. High Power Laser and Particle Beams, 2005, 17(2): 173-176. (in Chinese) |
| [30] |
Palmer J L, Hanson R K. Temperature imaging in a supersonic free jet of combustion gases with two-line OH fluor-escence[J]. Applied Optics, 1996, 35(3): 485-499. DOI:10.1364/AO.35.000485 |
| [31] |
Meier U E, Gabmann D W, Stricker W. LIF imaging and 2D temperature mapping in a model combustor at elevated pressure[J]. Aerospace Science and Technology, 2000, 4(6): 403-414. DOI:10.1016/S1270-9638(00)00142-5 |
| [32] |
Kaminski C F, Engström J, Aldén M. Quasi-instanta-neous two-dimensional temperature measurements in a spark ignition engine using 2-line atomic fluores-cence[J]. Symposium (International) on Combustion, 1998, 27(1): 85-93. DOI:10.1016/S0082-0784(98)80393-7 |
| [33] |
Medwell P R, Chan Q N, Kalt P A, et al. Development of temperature imaging using two-line atomic fluor-escence[J]. Applied Optics, 2009, 48(6): 1237-1248. DOI:10.1364/AO.48.001237 |
| [34] |
Medwell P R, Chan Q N, Kalt P A, et al. Instantaneous temperature imaging of diffusion flames using two-line atomic fluorescence[J]. Applied Spectroscopy, 2010, 64(2): 173-176. DOI:10.1366/000370210790619573 |
| [35] |
Chan Q N, Medwell P R, Kalt P A, et al. Simultaneous imaging of temperature and soot volume fraction[J]. Proceedings of the Combustion Institute, 2011, 33(1): 791-798. DOI:10.1016/j.proci.2010.06.031 |
| [36] |
Chan Q N, Medwell P R, Kalt P A, et al. Solvent effects on two-line atomic fluorescence of indium[J]. Applied Optics, 2010, 49(8): 1257-1266. DOI:10.1364/AO.49.001257 |
| [37] |
Chan Q N, Medwell P R, Alwahabi Z T, et al. Assessment of interferences to nonlinear two-line atomic fluorescence (NTLAF) in sooty flames[J]. Applied Physics B, 2011, 104(1): 189-198. |
| [38] |
Mahmoud S M, Nathan G J, Medwell P R, et al. Simultaneous planar measurements of temperature and soot volume fraction in a turbulent non-premixed jet flame[J]. Proceedings of the Combustion Institute, 2015, 35(2): 1931-1938. DOI:10.1016/j.proci.2014.06.122 |
| [39] |
Gu D H, Sun Z W, Nathan G J, et al. Improvement of precision and accuracy of temperature imaging in sooting flames using two-line atomic fluorescence (TLAF)[J]. Combustion and Flame, 2016, 167: 481-493. DOI:10.1016/j.combustflame.2015.09.028 |
| [40] |
Tao B, Hu Z Y, Fan W, et al. Novel method for quantitative and real-time measurements on engine combustion at varying pressure based on the wavelength modulation spectroscopy[J]. Optics Express, 2017, 25(16): A762-A776. DOI:10.1364/OE.25.00A762 |