通过激波管产生激波压缩加热管道内预混可燃气体能够实现激波诱导点火.由于激波加热气体在近乎瞬间完成, 并且气体在激波加热前后状态明确, 加之气体加热程度便于通过改变激波强度进行控制, 因此激波诱导点火方法常用于预混可燃气体的点火、火焰传播规律以及燃料燃烧特性研究.

在实际开展激波管点火实验时, 为了避免膜片破裂等诸多不确定因素干扰点火过程, 通常将所产生的初始激波波后温度预置在点火温度之下, 当入射激波传播到合适位置时, 再通过一定的激波增强方法来实现有的放矢的可控点火.激波增强方法在使激波管点火实验运行方便、调节灵活、经济高效的同时, 也开辟了广阔的智慧挑战空间, 使得激波诱导点火研究具有独特魅力.

就前人的研究而言, 激波诱导点火实验中最具代表性的激波增强方法当属端壁激波反射.早在激波管实验方法提出的初期阶段, 人们就已经认识到这一手段在化学反应研究领域的重要性^[1].因为在理想激波管假设前提下, 可以认为激波端壁反射后，波后气体处于静止状态, 点火在静止气体中发生, 方便于点火位置的确定以及点火延时时间等参量的测量, 这对于燃料燃烧特性研究具有独特优势.不过, 实际流动中流体的黏性效应无法忽略, 激波反射后在回传过程中不可避免地会与来流边界层发生相互作用.这种激波/边界层干扰难免会改变激波波后流场特性, 影响下游的点火及火焰传播过程.特别是随着反射激波强度减弱, 波后流场温度降低, 点火延时时间变长, 诱导距离增加, 这一影响作用将变得尤为显著.此外, 对于一定的入射激波来说, 端壁激波反射所获得的波后温升是确定的, 调节激波强度需要改变激波管的驱动条件, 这会改变初始气体状态参数; 同时, 端壁反射的确定关系也使对某一关键因素(如温度)的连续变化过程进行考察受到限制.

除了以上所述端壁激波反射方法外, 还有一种激波增强方法也受到关注, 这就是激波汇聚(或聚焦)方法.与端壁激波反射方法相比, 激波汇聚在调节激波强度以及实现激波强度连续增强方面具有明显优势.

Gelfand等采用平面激波在抛物面、楔形内腔汇聚的方法实现了激波诱导点火^[2].但需要指出的是, 该实验中入射平面激波直接与汇聚楔腔作用, 楔腔入口产生的扰动波随之进入流场而产生干扰; 同时, 入射激波进入楔腔后在进一步汇聚过程中激波强度并不是均匀增强, 使得波后流场参数均匀性难以保证.此外, 就激波在抛物面内腔汇聚而言, 激波反射聚焦过程与光学聚焦差异很大, 很难聚焦于一点.而对于激波在楔腔内的汇聚, 为了避免汇聚楔腔入口扰动波诱导点火, 需要限制平面入射激波强度, 这将直接影响激波在楔腔内的汇聚增强, 因此, Gelfand实验中为了实现激波诱导点火只能采用封闭的汇聚楔腔.这样, 入射激波在汇聚过程中必然会伴随着入射波和反射波同时存在的问题, 不利于观察研究点火及火焰传播.

继Gelfand的工作之后, 众多学者在减小激波汇聚产生的扰动、构建理想实验流场方面开展了大量研究.其中, Dimotasik等提出了平面激波汇聚的“激波透镜”理论^[3].然而, 遗憾的是, 后续没有看到满意的实验结果公开发表.最近, Hosseini等采用立式环形腔加上端部圆盘实现环形平面激波转化为圆柱面激波并实现圆柱面激波的汇聚^[4].不过, 该实验装置较为复杂, 所产生的平面环形激波强度较弱.采用这类装置进行点火及火焰传播过程研究较为困难, 而且实验可观察的时间尺度和空间尺度也极为有限.

不同于以上提到的两种方法, 作者所在课题组前期提出了一种基于激波动力学理论, 通过合理地设计壁面型线将平面激波转变成圆柱形汇聚激波的方法^[5].本文以此为基础, 研制了扇形收缩楔腔内圆弧汇聚激波点火研究实验装置, 并开展了相应的预混可燃气体点火以及火焰传播特性研究.

如图 1所示, 平面入射激波与依据激波动力学理论设计的壁面相互作用, 可以连续光滑地转变为圆柱面激波, 图中M₀(A₁A₂)为平面入射激波, M₁(B₁B₂)为转换得到的圆柱面激波, θ₀为收缩楔腔的扇形角(圆柱面激波对应的弧度角), 而上下对称的连续弯曲型线A₁B₁，A₂B₂则是依据激波动力学理论设计, 用以控制激波形状转变的流道壁面.下文简要介绍设计原理和思路.

图 1(Fig. 1)

图 1 平面激波转化为圆柱面激波 Fig.1 Transition from planar shock to cylindrical shock

在入射激波强度M₀和波面高度2h(A₁A₂)给定的情况下, 采用激波动力学特征线原理, 可以由所期望得到的圆柱面激波弧度角θ₀唯一地确定出壁面型线A₁B₁和A₂B₂.根据对称性这里仅以下半平面流道为例进行说明.

在设计型线A₁B₁过程中, 首先要确定激波抵达B₁点时的状态, 亦即此瞬时激波的强度以及激波角θ, 其中激波角θ为激波波面法线方向与水平方向的夹角.根据激波动力学理论^[6], 激波传播过程中, 在激波与壁面接触位置, 激波波面将保持与壁面垂直地向前传播, 由此可以确定激波处于B₁点时的激波角θ_B为θ₀/2.另外根据入口条件, 由入射激波到达A₁点时的激波强度M_A(其值为M₀)以及激波角θ_A(此时为0°), 可以由B₁点的激波角和简单波区Riemann不变量关系求出激波抵达B₁点时的激波强度M_B^[6].当激波到达B₁点时的状态确定之后, 由激波动力学理论中的激波强度-流道面积变化关系, 即所谓CCW关系^[6], 可以进一步通过激波A₀A₁高度h确定圆柱面激波B₀B₁弧长; 弧长B₀B₁确定后相应地圆弧半径也可唯一确定, 进而点B₁坐标也就唯一确定.当进入扇形楔腔起始位置的圆柱面激波强度M_B(M₁)以及圆弧形状确定后, 进一步将圆柱面激波B₀B₁等分成n等分(n可根据型线精度要求适当选取), 则圆弧B₀B₁上各点的位置坐标以及激波状态也都唯一确定.以此圆弧B₀B₁上n+1个点的参数值为特征线计算的起始点, 可以利用运动激波动力学特征线方程和相容关系逆向求解双波区B₀OB₁^[5], 并可获得双波区边界OB₁上2n个点的参数.而由简单波区关系可知, OB₁上2n个点与最终所要求的型线A₁B₁上2n个点的激波强度和激波角一一对应, 从而使得型线A₁B₁上各点的激波强度和激波角得以确定, 进而可以通过迭代得到型线A₁B₁各点坐标, 最终确定型线A₁B₁.

当平面入射激波与所设计的内流道壁面A₁B₁, A₂B₂相互作用并转变为圆柱面激波后, 在其后续传播过程中将维持在扇角所限定的楔腔内汇聚. 图 2给出的是激波汇聚过程示意图.可以看出, 激波汇聚过程中激波强度将逐渐增强, 波后温度将逐渐升高, 当激波到达汇聚楔腔出口时, 激波强度将达到最大.如果改变汇聚楔腔出口大小, 激波汇聚后的最大强度会随之改变.由此可见, 汇聚楔腔出口在激波汇聚过程中起到控制激波汇聚程度的作用.

图 2(Fig. 2)

图 2 激波汇聚过程示意图 Fig.2 Schematic of shock convergence process

在图 2所示激波汇聚过程中, 汇聚楔腔内如果预先充满预混可燃气体, 当激波管产生的平面入射激波具有合适强度时, 可以使得平面入射激波波后参数低于点火条件, 而当其转为圆柱面激波并汇聚到一定程度后, 将有可能诱导波后气体发生点火, 从而可以实现在设定条件下的点火实验并考察火焰传播规律.

基于以上考虑, 本文搭建了如图 3所示的实验平台开展激波诱导点火实验.从图中可以看到, 与通常激波管的不同之处在于, 该激波管被驱动段下游连接着本文所研制的产生圆弧激波以及实现汇聚激波点火的试验段; 试验段出口连接一段足够长的泄压段.试验段入口、激波管横截面以及卸压段横截面均为40mm×70mm, 为了保证激波管运行时能够提供足够的实验时间观察整个点火及火焰发展演变过程, 激波管驱动段选取了较长的2.5m, 而预充可燃气体的被驱动段则选取了较短的1.5m^[7].

图 3(Fig. 3)

图 3 实验装置示意图 Fig.3 Schematic of experimental setup

图 4所示的是试验段的内部结构剖面图, 试验段汇聚楔腔扇角选取为8°.鉴于本实验的主要目的是捕捉和观测激波汇聚增强过程中的点火过程, 因此, 为了避免引入干扰点火过程的额外诸多不确定因素, 试验段壁面未安装传感器, 以确保壁面光滑.此外, 从图 4还可以看到, 试验段观察窗观察范围为点火较为敏感的汇聚楔腔出口附近区域.实验通过观察窗对实验流场进行观测, 流场记录采用高速纹影系统, CCD的曝光时间设为1μs, 在保证完整捕捉流场信息的前提下最高拍摄频率能够达到400000fps.

图 4(Fig. 4)

图 4 试验段剖面图 Fig.4 Test section

在实验过程中, 首先采用真空泵将管道内部抽为真空.然后将一定量的实验气体注入预混容器中充分混合后充入激波管被驱动段(膜片下游的整个管道), 被驱动段气体初始压力和当量比可根据要求调节.等到被驱动段气体平衡后, 驱动段充入驱动能力较强的氦气直至膜片破裂.膜片破裂产生激波向被驱动段的可燃气体传播, 与此同时启动高速纹影系统记录试验段流场信息.在本文实验中, 驱动段破膜压力控制在0.65Mpa左右, 产生的运动激波Mach数随被驱动段初压的变化可控制在2.6~3.2.

通过分析可知, 以上实验方法的重要特征是, 依据激波动力学设计的内流道能够有效地削弱平面激波转变到圆柱面汇聚激波过程中所产生的扰动, 保证流场品质, 从而可望对汇聚激波连续增强过程中的点火细节进行捕捉和刻画.同时, 由于流场中随机扰动较小, 在开展点火实验时可以适当提高入射平面激波强度, 使之尽可能接近(但不达到)激波诱导点火的临界点, 这就对转化为圆柱面激波后的进一步汇聚降低要求.这样做一方面可以提高可观测的燃烧流场空间尺度, 有利于刻画更为全面的演变过程; 另一方面, 可以将汇聚楔腔设计为可泄压的开口形式, 为入射激波诱导点火提供有利条件, 避免汇聚中心产生回传反射波干扰点火过程, 同时也消除了过度汇聚造成高温高压带来的危害.此外, 实验方法还具有以下优势和特色. (1) 汇聚激波为圆柱面激波, 圆柱面激波在汇聚过程中能保证波后温度等参数均匀增强. (2) 汇聚过程中激波强度的连续变化构建了温度连续变化的流场, 便于考察燃料温度特性和捕捉点火临界过程. (3) 汇聚楔腔扇角可以灵活选取, 这就为调节激波汇聚增强的缓急程度, 亦即波后温度的升高速率提供了方便, 满足观察研究的多样化需求.当扇角θ选取足够小时, 能够减小依据激波动力学设计的型线曲率, 延缓激波增强的速度, 拉长可观察的流场范围.当扇角θ在保证设计合理的情况下适当增加时, 则可以在有限的试验段尺度内观测到足够大的参数变化范围.综上所述, 依据激波动力学设计的汇聚激波诱导点火方法对于开展点火及火焰传播研究具有新颖之处.

实验气体为化学当量比的氢/空气混合可燃气体; 另外, 为了获得相同汇聚激波条件下冷态流场结构进行比较分析, 本文还选用了声速特性几乎一致、相同配比的氢/氮混合气体作为配对实验.借助高速纹影系统, 本文记录了可燃气体的点火和点火发生后火焰发展演变的整个过程, 以及相同时间尺度下不可燃(氢/氮混合)气体的冷态流场变化情况.

图 5所示是实验观察到的激波汇聚冷态流场.从图中可以看到入射柱面激波在汇聚楔腔内汇聚, 汇聚过程中流场除圆柱面激波外没有出现明显的扰动波; 而当到达80μs时刻, 由于壅塞, 反射波在汇聚楔腔内产生.反射波产生后往上游传播, 当到达约280μs时刻, 可以看到, 反射波与迎面传来的接触面相遇.

图 5(Fig. 5)

图 5 激波汇聚过程冷态流场纹影图(实验气体：29.55%H2+70.45%N2, 初始压力：5.99kPa，入射平面激波Mach数：3.0) Fig.5 Schlieren pictures of non-reactives shock convergence process(test gas: 29.55%H2+70.45%N2, initial pressure: 5.99kPa, incident planar shock Mach number: 3.0)

图 6为实验观察到的激波汇聚诱导点火现象.从图中可以看到, 激波在汇聚到一定程度后诱导波后气体发生点火, 点火发生后火焰在试验段内同时往上游和下游传播.本文关注的主要是火焰往上游的传播过程.

图 6(Fig. 6)

图 6 汇聚激波诱导点火过程纹影图(实验气体：29.58%H2+70.42%N2, 压力：6.05kPa, 入射平面激波Mach数：3.0) Fig.6 Schlieren pictures of shock induced ignition process in convergent channel(test gas: 29.58%H2+70.42%N2, initial pressure: 6.05kPa, incident planar shock Mach number: 3.0)

与图 5对比可以看到, 图 6所示点火发生在汇聚楔腔出现明显壅塞前, 点火发生后火焰往上游传播最终形成爆轰波.在火焰往上游传播后, 火焰下游由于壅塞产生反射波, 反射波之后同样往上游传播, 与冷态流场相比, 由于燃烧产热的影响, 反射波的形成相对较早.此外, 对比图 5、图 6还可以看到, 点火以及火焰在观察范围进行传播整个过程历时约120μs, 而从入射激波进入观察范围到接触面经过观察范围所经历时间约为280μs, 这段时间能够满足观察整个点火及火焰传播过程的实验需求.

图 7对图 6所示点火过程进行了细致刻画.从图中可以看到, 在8μs时刻, 气体在受汇聚激波加热后直接发生强点火.点火发生后, 化学反应区迅速增大, 随之而来的是燃烧释热而产生压缩波, 压缩波同时往上下游传播, 传播过程中流动过程和化学反应动力学过程强耦合, 加剧了化学反应.在16μs时刻, 化学反应区上游形成前导激波, 前导激波引导火焰继续往上游传播, 传播过程中火焰速度逐渐增加.可以看到, 在32μs时刻之前, 反应区压缩波与火焰存在相互作用, 导致火焰结构呈现较为明显的不稳定特征; 而当到达36μs时刻时, 火焰面与前导激波近乎重合, 呈现出前导波与化学反应面强耦合的相对稳定结构, 火焰发展演变为爆轰波.

图 7(Fig. 7)

图 7 点火流场演变细节 Fig.7 Developing details of the ignition process

进一步研究发现, 与以上描述现象不同, 当增大汇聚楔腔出口尺寸, 或者减小入射激波强度时, 激波汇聚后达到的最大强度减小, 此时入射激波可能会不足以直接诱导点火在汇聚楔腔内发生.如图 8所示, 实验中观察到点火发生在汇聚楔腔出口下游, 因此, 本文称这种点火方式为弱点火.

图 8(Fig. 8)

图 8 点火发生在汇聚楔腔出口下游 Fig.8 Ignition started from the downstream of the outlet

从图 8(b)组冷态流场纹影结果图可以看到, 20μs后, 入射激波在汇聚楔腔出口发生绕射. 60μs时, 绕射激波在上下壁面发生反射后往汇聚楔腔出口回传.根据高速纹影照片可以测算出绕射激波反射回传到楔腔出口的时程约为80μs.在绕射激波反射回传进入汇聚楔腔后, 回传激波与来流作用进一步增加流场复杂性.另一方面, 对可燃气体来说, 由于入射激波经过后, 诱导波后预混可燃气体具有一定速度, 预混可燃气体在流经汇聚楔腔后进一步压缩, 当气体到达汇聚楔腔出口时压缩程度最大, 气体温度最高.从图 8(a)组燃烧流场纹影结果图可以看到, 在40μs时刻, 汇聚楔腔出口下游射流中发生点火, 随之而来的是燃烧释热造成压力的迅速堆积并形成向上游传播的前导激波, 该逆向传播的前导激波又对高温来流进一步压缩, 加速了其波后燃烧和火焰传播过程.从图 9可以看到, 火焰在传播过程中速度逐渐增加, 到达140μs时刻后, 火焰追上前导激波并与之重合, 最终火焰发展演变为爆轰波.

图 9(Fig. 9)

图 9 下游点火后火焰在楔腔内的后续发展 Fig.9 Further developments of the flame in wedged channel subsqauent to the downstream ignition

进一步分析图 8、图 9所示的燃烧过程可以看到, 火焰先于绕射激波的反射波进入楔腔.而当进一步减小平面入射激波强度后, 实验观察到的点火过程又出现明显不同的特征.如图 10所示.从图中可以看到, 此时绕射膨胀的反射波先于传播火焰进入汇聚楔腔.当绕射波的反射波进入汇聚楔腔后, 表现出对点火过程的显著促进作用.从图 10的演变过程来看, 点火和火焰传播过程比图 8和图 9明显加快, 火焰迅速转变为爆轰波.

图 10(Fig. 10)

图 10 汇聚楔腔下游点火的更弱形式 Fig.10 Weaker pattern of ignition incepts downstream of the outlet downstream of the outlet

(1) 提出了一种在激波管中开展点火实验研究的汇聚激波构型设计方法.该方法能够实现从平面到圆柱形汇聚激波的增强控制.

(2) 采用新的激波汇聚方法成功开展了激波诱导点火实验, 验证了本文方法的可行性和高效实用的特点.

(3) 实验观察到两种点火现象.一种是汇聚激波直接诱导强点火; 另一种是气体受激波压缩后, 后续在收缩管道经历足够时间热压缩发生的弱点火.对比两种点火方式, 点火机制存在不同, 但在点火发生后, 火焰都最终演变为爆轰波.