旋流燃烧是航空发动机和燃气轮机中重要的燃烧组织方式，基于贫燃燃烧技术的旋流燃烧被广泛用于降低发动机的NOx等污染物排放[1-2]。然而贫燃旋流燃烧容易导致发动机内部出现热声不稳定问题，热声振荡会造成发动机内部压力的剧烈波动，缩短发动机的使用寿命甚至直接破坏发动机结构。研究声波作用下旋流流动的特征结构和旋流火焰的响应特性对于理解热声作用机理、抑制热声振荡至关重要[3-7]。
实际发动机在发生热声振荡时，振荡幅值会不断发展放大，最终振荡幅值会发展到极限环状态[8]，此时热声系统非稳态热释放向声波输入的能量和声波损耗的能量达到了平衡。在达到极限环状态时，火焰的热释放脉动常常进入了非线性区域，即此时声波的波动幅值和热释放波动幅值之间不再呈现线性关系。在前人的研究中，由流体不稳定性或声扰动引起的大尺度流动结构，已被证明会对旋流和火焰响应产生重要影响[9]。Bellows等[3, 10]发现火焰热释放脉动在速度波动幅值超过20%平均速度时便会出现非线性现象，在波动幅值达到30%~40%的平均速度时火焰热释放便呈现出饱和现象，这种非线性现象与涡对火焰面的卷曲和火焰前沿的举升有关。Palies等[4, 11]研究了速度波动幅值为平均速度0.2~0.7倍的旋流预混火焰的传递函数，发现旋流数波动导致的火焰根部角度脉动和声波诱导涡环导致的火焰尖端卷曲是导致火焰热释放非线性变化的关键机制。可见，在强声激励旋流燃烧中，流动结构会引起火焰热释放脉动的非线性变换。前人对较小至中等速度波动下的旋流火焰响应函数研究比较充分，但在实际发动机工作中，热声振荡普遍具有非线性特征和饱和现象，因此研究极端条件下大振幅速度波动引起的火焰响应具有一定理论意义，并可以对实际应用起到指导和修正作用。
速度波动的周期性特点决定了声波扰动下的旋流流场具有典型非定常特征，研究声激励旋流燃烧流场的动态特征需要能够在小于毫秒量级的时间分辨率上对流场进行连续测量。在过去，稳定性分析已用于预测无激励旋流射流流场中的不同旋流模式，轴向和周向剪切层的相对位置和厚度会影响旋流流场的主要流动模式[12-15]。Huang等[16]研究了声激励下的同心旋流射流，发现在弱声激励下旋流流动中涡环结构便可能出现。Palies等[17]发现只有具有足够大小和强度的旋流才能与火焰表面相互作用。然而这些工作主要是根据低速的实验测量或模拟得到。最近，Wang等[18]利用高重复频率脉冲串式激光器对单旋流火焰进行了20 kHz的高速测量，得到了不同火焰壁面限制条件下旋流火焰流场动态特征。由于瞬态流场中存在许多随机的湍流涡结构，仍缺乏对动态旋流流场结构的定量精细分析。
本文利用高重复频率脉冲串式激光器对周期性声波扰动下的旋流流场进行研究。高重复频率脉冲串式激光器在研究动态流动和火焰相互作用中有明显优势，可以方便地观测到动态流场的连续演变过程。本文采用50 kHz的高速粒子示踪技术测量流场。为了理解声波激励非常强情况下的流场，选择速度波动幅值达到平均速度80%的强声波激励，并对流场进行多次重复性测量，以消除流场中的湍流随机结构，而保留流场中固有涡结构信息，提取出强声激励下固有涡结构的轨迹、涡量、环量、尺寸等信息，并对这些固有涡结构进行分析，以帮助理解强声波激励下流场的动态特性。同时采用高速自发光技术测量火焰结构，得到流场与火焰结构的相互作用信息。
1 实验方法贫燃旋流预混火焰在图 1(a)所示的开放单级旋流燃烧器上获得。燃料(甲烷)和氧化剂(空气)流量由2个质量流量控制器分别控制，以得到设定的总流量50 L/min(标准状态)和当量比0.8，随后气体经过2 m长的掺混管道充分混合后进入旋流燃烧器，经过4 mm石英珠堆积段和蜂窝板后进入收缩段，气流中的大尺度涡结构被抑制，稳定的气流经过轴向旋流发生器产生旋流流动，对应的旋流数约为0.6。旋流气流流出喷嘴后随即燃烧，一个倒锥形钝体被放置在喷嘴的末端，以增强火焰的稳定性。燃烧器喷嘴出口是一个环形结构，其内径和外径分别为10和20 mm。为研究外部激励下火焰动态特性，旋流燃烧器底部安装有一个扬声器。函数发生器产生特定频率和幅值的正弦信号，经过功率放大器放大后输入扬声器，以产生正弦形式声波。声波沿旋流发生器传播到旋流火焰，对火焰产生扰动，从而模拟热声振荡条件下声波和火焰的相互作用。扬声器对气流的扰动幅值由旋流发生器上游的热线风速仪监测，热线风速仪的响应频率为10 kHz。
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| 图 1 旋流燃烧器和激光诊断系统原理图 Fig.1 Schematic of the swirl burner and laser diagnostic system |
图 1(b)给出了测量高时间分辨率流场的粒子示踪技术(PIV)系统原理。PIV系统由高重复频率的脉冲串式Nd：YAG激光器(Spectral Energies，QuasiModo1000)和高速摄像机(Photron SA-Z)组成，拍摄帧频为50 kHz。脉冲串激光的532 nm二倍频输出的单脉冲脉宽为10 ns，脉冲串时间长度为10 ms，能量约为200 mJ。在旋流气流中布撒直径约1.0 μm的氧化铝颗粒作为示踪粒子，在532 nm激光的照射下，装有尼康镜头(Nikkor 50 mm f/1.4G)和窄带通滤光片(Edmund Optics 532/10 nm)的PIV相机以50 kHz频率记录粒子的米散射图像。可编程定时单元(Lavision PTU-X)同步激光、相机和声波之间的时序。本实验中采用的脉冲串激光持续10 ms，可测量得到500帧原始PIV粒子图像，随后使用多遍互相关算法由Davis 8.0软件包对其进行处理。最终得到的速度场分辨率为0.62 mm/point，速度和涡度测量的不确定度分别为±3%和±5%。此外，为了捕获旋流火焰锋面的动态特征，还使用一台带有增强器(Lambert HiCATT)和窄带通滤光片(Edmund Optics，430/10 nm)的高速相机(Phantom v2012)记录了激发态CH*自由基的化学发光，CH*图像的空间分辨率为0.072 mm/pixel。为了保证持续时间为10 ms的激光脉冲串能够覆盖一个完整的声学激励周期，扬声器的激励频率为120 Hz，对应声波的周期为8.33 ms。
2 结果与讨论图 2给出了热线风速仪测量的旋流火焰上游的速度波动曲线，速度波动具有很好的正弦线型。在平均入口速度u为4.0 m/s的流动中，流动速度的相对波动幅值达到了u′/u=0.8，其最小速度为0.8 m/s，最大速度为7.2 m/s。本文中研究的旋流火焰的速度波动高于文献中的速度波动幅值，从而可以提供一个更强声激励的下旋流火焰。为便于描述，下文中将激励幅值为0.8的旋流火焰称为强声激励旋流火焰。但需要注意的是，真实发动机流动速度高，热声扰动的幅值难以达到0.8的程度，但对强激励下基础火焰热释放脉动的研究，可以帮助理解火焰非线性释热变化和热声振荡饱和现象中的关键物理过程。
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| 图 2 在f=120 Hz和u′/u=0.8条件下热线风速仪测量的声激励扰动的速度 Fig.2 Acoustically perturbed velocity measured by CTA at f=120 Hz and u′/u=0.8 |
图 3对比了无激励情况下和强声激励下时间平均的流场特征。在不同激励条件下，旋流火焰流场均有显著的内剪切层(Inner shear layer，ISL)和外剪切层(Outer shear layer，OSL)，内剪切层起始于钝体的边缘r=5 mm处，外剪切层起始于喷嘴出口的外唇缘r=10 mm处，由于燃烧具有高温升和气体膨胀效应，使得内剪切层和外剪切层均向远离中轴线的区域发展。在无激励旋流流场中，外剪切层强度强于内剪切层。在强声激励火焰中，平均流场中外剪切层强度减弱，而内剪切层强度略微增强，声激励对流动速度的扰动导致了时均流场中涡量更为分散。此外，图 3(b)中还可以在钝体上方观察到一个涡量符号和邻近内剪切层相反的区域，该区域是钝体上方的尾流区域，并会受到内剪切层涡结构的影响[19]。
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| 图 3 甲烷/空气旋流火焰在u′/u=0和u′/u=0.8条件下的时间平均流场和涡量场 Fig.3 Time-averaged flow and vorticity fields of methane/air swirling flames at u′/u=0 and u′/u=0.8 |
为了认识强激励旋流流场的速度波动特征，图 4给出了受激火焰速度场的均方根分布。可以看出, 轴向速度波动主要分布在旋流喷嘴出口位置，上游来流的速度波动直接导致了出口处的轴向速度波动，流动的剪切作用导致外剪切层外侧分布着2条带状轴向速度波动区，内剪切层内部回流区中也存在着明显的速度波动区域。径向速度波动的均方根值在中心区域较小，主要分布在半径大于10 mm的外剪切层以外区域，这表明径向速度波动并不是由上游速度变化直接引起的，而是由出口轴向速度波动通过剪切作用传递到了外围区域。此外，涡量的均方根分布也在图 4(c)中给出，可以看出, 涡量的波动区域和图 3中的内外剪切层分布区域一致，内外剪切层中间的涡量均方根值较小。而且外剪切层中涡量的波动强度显著大于内剪切层中涡量波动强度，说明外剪切层中涡量变化对旋流燃烧的影响更为关键。平均流场和速度波动表明强激励旋流流场的动态变化非常重要，下面将进一步分析随时间演变的旋流流场特征。
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| 图 4 甲烷/空气旋流火焰在u′/u=0.8条件下轴向速度、水平速度和涡量的均方根分布 Fig.4 The RMS (Root Mean Square) values of axial velocity, radial velocity and vorticity of methane/air swirling flames at u′/u=0.8 |
图 5给出了随着相位演变的强声激励旋流预混火焰的流场特征，火焰CH*自发光信号最大值的40%和80%等值线也在图中给出用以表征旋流火焰锋面，相位0°对应着火焰热释放最小值。可以看出，相平均流场和时间平均流场差别巨大，整个流场展现出强烈的动态变化。在相平均流场中，外剪切层中出现了由速度波动诱导的涡环结构，称为“声诱导涡”。声诱导涡在相位288°开始出现并逐渐增强，在相位0°时开始脱离出口平面向下游移动，在声诱导涡移动过程中，其强度和尺寸会先逐步增大，最后在180°相位后逐步减弱。从火焰锋面和声诱导涡的相对位置可看出，声诱导涡对火焰锋面的动态变化起到了非常重要的作用，在72°~180°相位区间中，声诱导涡强度大，同火焰锋面距离近，使得火焰锋面发生了显著的卷曲效应，这种效应使得火焰尖端部分的面积大大增大，从而增强了火焰的热释放速率。相较于外剪切层中的声诱导涡，内剪切层中的涡量强度更弱，在324°到144°的相位区间内可以观测到较为明显的涡特征，但内剪切层的涡量主要分布在一个狭长区域中。图中还可以看出，内剪切层与火焰底部热释放区域重合，对火焰底部的动态特性具有重要影响。此外，在内剪切层涡量较强的相位区间范围内(36°~216°)，中轴线处可以观察到方向同邻近内剪切层涡量相反的涡量生成，尽管这部分涡量特征较为微弱。
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| 图 5 甲烷/空气旋流火焰在f=120 Hz和u′/u=0.8条件下的相平均流场和火焰面等值线，黑色和红色等值线分别代表最大CH*自发光强度的0.4和0.8倍 Fig.5 Phase-averaged flow field and flame contours of methane/air swirling flames at f=120 Hz and u′/u=0.8. The black and red contours represent 0.4 and 0.8 times of the maximum CH* intensity, respectively |
为了详细研究强声激励旋流火焰的流场特征，将距离喷嘴出口5、10、15、20和25 mm高度处的径向和轴向速度提取出来进行分析。图 6所示为2个声波激励周期内的速度动态变化。在半径小于25 mm的范围内，径向速度主要分布在半径约为10 mm的位置，随着距离喷嘴出口的高度增加，径向速度分布区域也逐渐增大，在高度20 mm以上的中轴线区域也出现了显著的径向速度。图 7中给出了高度5 mm处速度随时间和半径的分布曲线。在中轴线r=0 mm处，径向速度随时间变化非常微弱，在半径r=10 mm处径向速度在声激励周期内大多数时间仅具有很小的速度值，但在特定的t/T=0.94处具有较大的速度幅值，可见绝对值较大的径向速度分布在距离喷嘴出口较近的区域，随着时间变化，出口附近的径向速度波动具有脉冲式分布的特点，而非正弦形式的波动。根据图 5中周期性旋流流场结构可知，径向速度幅值的周期性增大主要是由声诱导涡所致，在声诱导涡经过某一高度的区域时，涡的输运作用使得此处的径向速度显著增大，而在某一高度观测，声诱导涡仅在每个周期中的小部分时间经过，而其他大部分时间内径向速度幅值很小。
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| 图 6 在t/T为0~2和轴向位置5~25mm高度处的径向速度和轴向速度分布图 Fig.6 The distribution of radial velocity and axial velocity at t/T of 0~2 and axial position of 5~25 mm |
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| 图 7 在t/T为0~2和轴向位置5 mm高度处的径向速度和轴向速度分布图 Fig.7 The distribution of radial velocity and axial velocity at t/T of 0~2 and axial position of 5 mm |
图 6(b)所示的轴向速度呈现对称分布，轴向速度在高度较低时也主要分布在气流出口位置。出口速度幅值整体上呈现正值，即气流主要向下游方向流动，但在某些区域则呈现相反的流动方向，在径向距离15 mm处，可以看到由于流动剪切作用导致的负的轴向速度，其原因主要是由于声诱导涡的输运作用导致流动方向反转。在径向距离3 mm处也呈现出负的轴向速度，由于强声激励下速度幅值变化非常大，内剪切层诱导的负的轴向速度进一步影响中心区域流动，导致中心区域出现了轴向速度为正的流动，如图 7(b)所示。考虑到在钝体上方邻近区域流体质量守恒，水平方向速度很小可以忽略，而在径向距离3 mm处气流流向钝体表面，因此在钝体正上方邻近区域需要出现轴向速度为正的流动特征，才能保证该区域内流体质量守恒的特性。需要注意钝体上方的这种流场特征，同内剪切层强度有密切关联，在内剪切层较弱时流体向钝体上方邻近区域输运的气流很少，则不会在该处形成典型的正的轴向速度特征，如图 3中无声激励的平均流场。由于流动耗散和燃烧的影响，在距离喷嘴较远的区域径向和轴向速度均变得更加分散，但轴向速度分布中仍可观测到中心区域由于声诱导涡作用而导致的速度方向相反的流动特征。
从强声激励旋流火焰的周期性流动结构和速度分布图可以看出，声诱导涡是非常重要的流动特征。为了进一步认识声诱导涡环的特征，将不同时刻涡环中心区域涡量最大的点提取出来分析。图 8(a)给出了外剪切层中声诱导涡环的涡量分布图。外声诱导涡在喷嘴出口处形成，在其涡量达到最大值时涡环开始向下游逐步移动，涡环的移动过程可以持续近2个声波周期，涡环也可以移动到接近40 mm的区域。此外，涡环移动过程基本沿着一条直线运动，即外声诱导涡环以恒定的速度向下游移动，这种运动速度和典型的射流诱导的涡环运动有类似特征。除了外剪切层诱导的涡环外，图 8(b)给出了内剪切层诱导的涡环的涡量变化。不同于外部涡环的清晰分布，内部涡环并不具有特别清晰易辨识的最大涡量，而且内部涡环向下游传播仅能持续1个周期，且内部涡环主要分布在高度小于20 mm的区域，说明内部涡环的生成和衰减过程持续时间更短。造成这种现象的原因主要同内回流区的流动特征有关，相较于外部涡环的开阔空间，内部涡环存在的钝体上方区域空间非常狭窄，空间区域直接导致了涡环的尺寸更小或分布在更为狭窄的区域，这点可以从图 5的涡量分布中看出。更小的空间也导致了左右2个内部涡结构更容易相互影响，从而加速涡的耗散。内部涡环存在的区域由于内回流区的特性，其气体主要为燃烧后的高温气体，温度升高导致黏性增大，且内部涡环同火焰根部的重合导致其始终受到更强的黏性耗散影响，因此内部涡环仅能在较短的时间和空间尺度上存在。
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| 图 8 甲烷/空气旋流火焰在f=120 Hz和u′/u=0.8条件下外部涡环和内部涡环的涡量分布图 Fig.8 Vorticity distribution of the outer and inner vortex rings of methane/air swirling flames at f=120 Hz and u′/u=0.8 |
为了弄清外部声诱导涡的演化特征，进一步提取了外部声诱导涡的涡核位置、涡核最大涡量、涡环量、涡面积，如图 9(a)~(d)所示。喷嘴出口的速度和加速度在图 9(e)~(f)中给出。可以看出，声诱导涡以几乎恒定的速度向下游移动，速度大小为2.52 m/s，而出口处气流的轴向速度分布在2~8 m/s之间，可见涡的移动速度明显小于气流的速度。声诱导涡的涡量呈现出先快速增大、随后保持不变、最后逐步下降的特征。同时可以发现，涡量最大的位置出现在出口气流加速度最大的地方，可见在出口速度不断加速时，气流会不断地向声诱导涡输入涡量，声诱导涡涡核的涡量逐渐增大，但在气流停止加速时，涡核涡量便不再增加。而在涡核涡量达到最大值时，声诱导涡涡核的轴向位置开始增大，说明此时声诱导涡开始脱离喷嘴出口邻近区域而向下游移动。进入平稳期时涡核涡量基本保持不变，但此时气流速度仍在不断增大，并不断向声诱导涡输入涡量，因而声诱导涡的环量在出口速度不断增加的阶段始终保持增长。在出口速度达到最大值后，声诱导涡的环量便不再快速增加，而进入一个缓慢变化的平台期。需要注意的是，声诱导涡的尺寸在速度增长阶段保持增大，声诱导涡对火焰的影响逐步增强，在速度下降的t2~t3时段，声诱导涡面积仍逐渐增大。可见，强声激励下旋流的出口速度和加速度对声诱导涡的生成和脱落过程至关重要，直接决定了声诱导涡的涡量、环量以及脱落等关键过程。
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| 图 9 甲烷/空气旋流火焰在f=120 Hz和u′/u=0.8条件下外部涡环的定量演化过程 Fig.9 Quantitative evolution of the outer vortex ring of methane/air swirling flames at f=120 Hz and u′/u=0.8 |
本文利用高速PIV技术研究了速度波动幅值达到平均速度80%的强声激励单旋流预混火焰动态流场特征。强声波激励下旋流火焰上游速度呈正弦波动，出口处轴向速度呈周期性波动，径向速度呈脉冲式波动，速度波动在向下游传播过程中会逐步扩展。旋流火焰中心的回流区具有周期性的速度波动，内剪切层的涡作用会导致剪切层附近气流向喷嘴方向流动，而中轴线处气流向下游流动。内剪切层和外剪切层是旋流流场的重要结构，在内外剪切层中会出现周期性声诱导涡结构。内剪切层和火焰根部重合导致其内部涡耗散强，对火焰热释放影响更弱。外部声诱导涡发展更为充分，会通过卷曲火焰尖端区域而改变火焰热释放。定量提取了外部声诱导涡的位置、涡量、环量、尺寸，发现旋流流动喷嘴出口的速度和加速度决定了外部声诱导涡的生长和脱落过程，形成的声诱导涡匀速向下游移动，声诱导涡同火焰之间的相互作用导致其涡量在后期会经历非线性衰减过程。
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