Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Обзор литературы 14
1.1 Контактные методы исследования турбулентных течений 15
1.2. Бесконтактные методы исследования турбулентных течений 18
1.3. Незакрученная осесимметричная струя 22
1.4. Закрученная осесимметричная струя 28
1.5. Струйные течения при наличии горения 32
Глава 2. Методика измерений и экспериментальные стенды 36
2.1. Методика измерений 36
2.2. Экспериментальные стенды 68
2.3. Выводы по главе 72 .
Глава 3. Незакрученная осесимметричная струя 74
3.1. Свободная струя 76
3.2. Импактная струя 93
3.3. Эффект внешнего периодического возбуждения 99
3.4. Выводы по главе 106
Глава 4. Закрученная осесимметричная струя 108
4.1. Свободная струя 108
4.2. Импактная струя 117
4.3. Эффект внешнего периодического возбуждения 125
4.4. Выводы по главе 136
Глава 5 Струйные течения при наличии горения 137
5.1. Незакрученное пламя 137
5.2. Закрученное пламя 144
5.3. Выводы по главе 150
Заключение 152
Список литературы 153
Список публикаций 167
Благодарности 170
- Бесконтактные методы исследования турбулентных течений
- Импактная струя
- Эффект внешнего периодического возбуждения
- Закрученное пламя
Введение к работе
Турбулентные струйные течения широко распространены в различных технических приложениях: системы охлаждения, химические реакторы, камеры сгорания, ракетные и газотурбинные двигатели и т.п. Многообразие приложений порождает большой интерес к изучению струйных течений в различных конфигурациях: свободные струи, взаимодействующие струи, импактные струйные течения, течения с различными конструкциями сопел и т.п. Кроме того, в настоящее время хорошо известно, что для интенсификации тепломассопереноса в струйных течениях эффективными являются различные методы активного и пассивного воздействия на турбулентную структуру потока: внесение внешних периодических возмущений, закрутка потока и т.д. Дальнейшее развитие методов управления струйными течениями является актуальной задачей.
В то время как турбулентность принадлежит к числу физических явлений, весьма распространенных в природе и технике и представляет собой наиболее часто встречающуюся и вместе с тем наиболее сложную форму движения реальных жидкостей и газов, турбулентные течения являются чрезвычайно сложными объектами для исследования и описания. Так, уравнения, описывающие осредненные характеристики турбулентных течений, в' общем виде являются незамкнутыми, и для их решения применяются различные модели замыкания. Для описания достаточно сложных течений, особенно закрученных и ограниченных струй, необходимо развитие и применение комплексных моделей, что требует наличия обширных экспериментальных данных, таких как: высшие статистические моменты турбулентных пульсаций, пространственные дифференциальные характеристики, пространственные корреляции и т.д. Верификация методов численного расчета турбулентных потоков в их развитии в сторону описания более сложных течений при больших числах Рейнольдса, также является актуальной задачей.
Ставший к настоящему времени стандартным методом для измерений скорости в потоках жидкости и газа подход Particle Image Velocimetry (PIV) обладает рядом преимуществ — бесконтактность, высокая точность измерения, и др. Существенное его отличие от традиционных одноточечных методов исследования потоков — это возможность измерять пространственные распределения мгновенной скорости. Такая возможность, несомненно, позволяет исследовать пространственную структуру сложных гидродинамических объектов: локальных отрывных течений, крупномасштабных вихревых образований, и рассчитывать широкий спектр величин: пространственные корреляции, пространственные дифференциальные характеристики, пространственные
спектры. Однако для расчета таких характеристик турбулентных потоков с достаточной точностью необходимо применять ряд алгоритмов обработки данных для минимизации погрешности, вызванной различными источниками. Еще одним, наименее изученным аспектом является влияние пространственного разрешения метода PIV, имеющее большое значение при измерении характеристик турбулентных течений. Так, последние работы показывают, что, в то время как погрешность измерения мгновенной скорости обычно не превышает 3-5%, ограниченное пространственное разрешение метода может приводить к погрешности определения дифференциальных характеристик до 90%. Это делает актуальным развитие подходов оценки эффекта пространственного разрешения PIV на измеряемые характеристики турбулентности.
В данном контексте, хорошо изученные и описываемые рядом моделей свободные затопленные струйные потоки являются примером достаточно простого неизотопного турбулентного течения, удобного для исследования возможности метода PIV измерять гидромеханические характеристики потока. С другой стороны, свободная турбулентная струя является моделью для более сложных течений, таких как закрученные струи, импактные струи, а также пламена, описание которых стандартными моделями (например, часто используемой к-є моделью) затруднено, ввиду наличия зон рециркуляции, областей локального отрыва, и др. К тому же в литературе почти отсутствуют исчерпывающие экспериментальные данные (пространственные распределения вторых и третьих статистических моментов и т.д.) о таких потоках.
(
Бесконтактные методы исследования турбулентных течений
С прогрессом в области оптоэлектронных технологий постоянно совершенствуются бесконтактные оптические методы исследования потоков жидкости и газа. Достаточно давно известны и хорошо развиты подходы измерения скорости потока, основанные на регистрации свойств излучения рассеянного на мелких частицах присутствующих в потоке, в частности LDA и PDA (Laser и Phase Doppler Anemometer, соответственно) методы (Stein and Pfeifer 1969). В последнее время, с развитием полупроводниковых технологий, данные методы получили новый импульс, и точность и компактность таких измерителей существенно выросла. С развитием цифровой фотографии и подходов обработки цифровых изображений в последние двадцать лет (Raffel et al. 2007) активно развиваются стробоскопические методы трассерной визуализации потока. Принцип стробоскопических методов заключается в измерении смещения трассеров за короткий промежуток времени, при этом трассеры освещаются и визуализируются в выбранном сечении или объеме потока (Хабахпашева и Перепелица 1968). Основным преимуществом данных методов, выделяющим их среди остальных, является возможность измерения распределений мгновенной скорости потока (Накоряков и др. 1977), и следовательно, возможность расчета пространственных характеристик. Однако такие методы имеют свои особенности, преимущества и недостатки. Далее мы приведем наиболее распространенные оптические методы исследования потоков. При движении частицы через возникшую интерференционную плоскость, интенсивность рассеянного ею света осциллирует с некоторой частотой, пропорциональной нормальной составляющей скорости к интерференционным полосам.
Регистрация рассеянного и света и последующее обработка сигнала позволяют определить значение компоненты скорости частицы, рассевающей излучение (Дубнищев и Ринкевичюс 1982). При использовании двух источников когерентного излучения с различными длинами волн возможно измерение сразу двух компонент скорости. Для измерения всех трех компонент скорости необходимо использовать дополнительный LDA датчик, как показано на Рис. 16. Однако на практике это сталкивается с рядом проблем, так как измерения двух систем работающих на различных длинах волн должны быть хорошо синхронизованы во времени и пространстве для регистрации скорости одной и той же частицы. Основное преимущество данного метода заключается в том, что метод является бесконтактным, обладает высокой локальностью (размер измерительного объема вплоть до 30x60x200 мкм) и не требует предварительной калибровки. В частности, данный метод широко используется для измерения скорости дисперсной фазы (а также размера, при измерении сдвига фаз между двумя различными детекторами рассеянного/отраженного света) в многофазных потоках, и в данной области почти не имеет конкурентов среди других оптических методов. Существенным недостатком метода является невысокая частотная характеристика, по сравнению с термоанемометрическим и электродиффузионным методами. Следует так же отметить, что измерения разнесены во времени нерегулярными промежутками в виду прямой связанности измерений с наличием частиц в измерительном объеме. Еще одной сложностью является достижение малой дисперсии размеров и неоднородности поверхностей рассеивающих частиц. Цифровой метод Particle Tracing Velocimetry в его современной реализации был впервые представлен в работе Wernet and Pline (1993).
Подход PTV заключается в определении положении каждого отдельного трассера на двух или более изображениях, соответствующих различным моментам времени, и полученных при освещении потока лазерным "ножом". Для определения положения трассера для достижения приемлемой точности используется аппроксимация образа частицы аналитической функцией, например Гауссом. Далее проводится вероятностное соответствие трассеров на двух или более изображений одному и тому же трассеру в потоке (например, Kim and Lee 2002), после чего определяется значение 2-х компонент скорости и положение трассеров в измерительной плоскости (см. типичный пример изображения и данных PTV метода на Рис. 2). Существенным преимуществом меда является очень высокое пространственное разрешение - сравнимое с размерами трассеров (от 5 мкм), что делает его удобным при исследовании таких течений как пристенный пограничный слой. Отслеживание методом перемещения каждого отдельного трассера привело к тому, что PTV получил широкое распространение при исследовании скорости многофазных потоков (в том числе и с методом теневой фотографии, определяющим положения и размеры пузырей). К недостаткам такого метода относятся: длительное время расчета, высокий уровень "ошибочных" векторов, отсев которых в дальнейшем затруднен, высокий уровень шума (по сравнению с PIV), а так же необходимость в относительно низкой концентрации частиц.
Последующим развитием PTV метода является 3D PTV (Maas et al. 1993; Virant and Dracos 1997; Doh et al. 2004), который при использовании предварительной калибровки позволяет измерять трехмерное, трехкомпонентное поле скорости трассеров в измерительном объеме. Наиболее полно метод PIV описан в книге Raffel et al. (2007), здесь же мы приведем только краткое описание. Как и в методе PTV, в PIV определяется смещение трассеров в измерительной плоскости потока, освещаемой лазерным "ножом". Обычно метод PIV использует два изображения трассеров полученные со сравнительно маленькой временной задержкой. Однако метод не отслеживает перемещение каждого отдельно взятого трассера, а всё изображение разбивается на элементарные расчетные области, в каждой из которых, рассчитывая корреляционная функция. Предполагается, что положение максимума функции соответствует смещению частиц, и используя временную задержку между кадрами, рассчитывается 2-х компонентный вектор средней скорости трассеров в элементарной ячейке (см. Рис. 3). Метод обладает рядом преимуществ: невысокий
Импактная струя
В работе были проведены исследования импактной затопленной струи при числе Re = 8 900. Диметр сопла составлял d= 15 мм, температура поддерживалась постоянной t — 26±0,2 С. Для организации импактной струи в измерительный объем на расстоянии H=3d от сопла размещалась импактная поверхность (см.Рис. 28а). Измерения проводились в несколько этапов: 1. Основной этап. Измерения проводились при помощи метода PIV в плоскости, проходящей через ось симметрии струи. Для достижения высокого пространственного разрешения вся измерительная область была разбита на пять зон размером 16x16 мм2, в каждой из которых измерения проводились независимо (см. Рис. 286). Для каждой зоны было измерено по 1 500 двойных изображений. 2. Дополнительный этап. Измерения проводились в выбранной области, проходящей через ось струи, при этом последовательно увеличивалось оптическое разрешение метода, что соответствовало увеличению пространственного разрешения (максимальное разрешение составляло несколько
Колмогоровским масштабов на вектор). Для каждого пространственного разрешения было измерено по 3 000 двойных изображений. С использованием измеренных полей мгновенной скорости для импактной затопленной струи были рассчитаны поля статистических моментов (до четвертых включительно). В целом начальные распределения скорости и интенсивность пульсаций на срезе сопла была аналогичны данным для свободной струи при том же диаметре сопла и числе Рейнольдса (см. Рис. 36). В качестве примера на Рис. 29 и Рис. 30 показаны пространственные распределения средней скорости и радиальной и аксиальной компонент КЭТ, полученные на стадии основного этапа измерений. присутствует ядро струи вплоть то двух калибров от сопла (z = 2d). Далее наблюдается быстрое уменьшение продольной скорости за счет повышения давления, вызванного наличием твердой преграды. Анализируя модуль средней скорости (Рис. 296), можно видеть, что вдоль преграды радиальная скорость увеличивается, что также связано с действием повышенного давления вблизи лобовой точки. Пространственные распределения турбулентных характеристик вблизи сопла импактной струи (см. Рис. 30), также схожи с данными для начального участка свободной струи. В сдвиговом слое струи развивается неустойчивость, что приводит к формированию КВС и увеличению турбулентных пульсаций в слое смешения струи. Как и для свободной турбулентной струи, наблюдается рост радиальной компоненты КЭТ (о") с увеличением расстояния от кромки сопла, тогда как (гГ) имеет локально большие значения даже на самой кромке. Для пристенного течения, в области сильного градиента средней скорости, происходит генерация (о"), однако значения (и") значительно меньше, чем до контакта с преградой. На Рис. 31а приведено распределение осевой скорости потока и показано сравнение со случаем свободной струи при тех же условиях. Можно видеть, что на начальном участке в обоих случаях осевая скорость почти не уменьшается, однако для z 2d наблюдается резкое падение Us для импактной струи, вызванное наличием твердой преграды.
Как показано на Рис. 316, наличие импактной поверхности приводит к несколько большей степени расширения струи. Однако следует отметить, что стенка начинает оказывать S влияние в области от 1,5с/ до 2d от сопла (то есть на расстоянии l,5-ld от стенки). Далее, на Рис. 316 и Рис. 32, представлены распределения некоторых нормированных статистических моментов для сечения z = 2d. Показанные моменты соответствуют измерению с набольшим пространственным разрешением, с целью минимизации погрешности РГ/, связанной с эффектом осреднения пульсаций скорости по элементарной расчетной ячейке. В работе Alekseenko et al. (2007) показано, что для данного сечения эффект пространственного разрешения на величину измеряемых вторых и третьих моментов скорости был меньше на 5 и 10%, соответственно. Эффект пространственного разрешения на измеряемую величину диссипации оказался значительно выше и он будет отдельно рассмотрен далее. Следует также отметить, что сравнение со случаем свободной струи для данного сечения не показало значительной разницы в профилях между свободным, и ограниченным течением (с точностью до учета эффекта различного пространственного разрешения), поэтому сравнение не показано в данной работе. Как уже упоминалось, распределение осевой компоненты средней скорости значительно не отличается от случая свободной струи и имеет почти постоянное значение в области оси струи. В слое смешения струи (rid м 0.5), соответствующему большой величине градиента продольной скорости, можно наблюдать локальные максимумы компонент КЭТ, а также второго момента (и о), и в целом профили имеют форму близкую к функции Гаусса с максимумом в области rid »0.55.
Рассматривая распределения третьих статистических моментов пульсаций скорости (Рис. 326), можно видеть, что все распределения имеют схожий вид и амплитуду, за исключением (и3), которые приблизительно в два раза выше остальных. Все профили пересекают ось абсцисс в области локального максимума для вторых моментов, и в целом подобны производной от характерного профиля вторых моментов. Данное наблюдение объясняет широкое распространения алгебраических моделей для замыкания (аппроксимация моментов третьего порядка через производные от моментов второго порядка) уравнений переноса при моделировании турбулентных потоков. при Re = 8 900. Сечение z = 2d Далее на Рис. 33 представлены рассчитанные члены уравнения баланса СКД, для наибольшего пространственного разрешения. Как и для дальней области свободной струи, эффект силы вязкости на баланс СКД в исследуемой области импактной струи оказался пренебрежимо малым и поэтому не показан. Изображенный на Рис. 33 член, отвечающий за эффект среднего давления был найден как остаточный член уравнения баланса. Можно видеть, что в отличие от свободной струи, эффект среднего давления значительно больше по сравнению с турбулентной диффузией, которая как и для свободной струи оказывает эффект только в слое смешения струи. Эффект уменьшения U под действием давления в основном сказывается в области rid 0.4, где можно наблюдать большое значение адвективного члена, вследствие уменьшения /(см. Рис. 31).
Эффект внешнего периодического возбуждения
В данном разделе представлены результаты исследования влияния внешнего периодического возмущения на характеристики свободной закрученной струи при малом и большом значениях крутки (5 = 0,41 и 1,0). Измерения проводились методом Stereo PIV (см. Рис. 67а) для условий потока, идентичных разделу 3.3 и 4.2 (Re = 8 900, d= 15 мм, t = 26±0,2 С). Измерения методом Stereo PIV позволили получить все три компоненты мгновенной скорости и, следовательно, исследовать влияние возбуждения на величину всех трех компонент КЭТ. Внешнее периодическое возбуждение осуществлялось на частотах St = 0,5 и St =1,2, с различной амплитудой. Как уже упоминалось, эффект возбуждения слабозакрученной струи (до РВЯ) схож с эффектом возбуждения незакрученной струи, поэтому в работе использовалась частота St = 0,5, как и в разделе 3.3. Однако, как известно из литературы, сильнозакрученная струя с РВЯ почти не чувствительна к возбуждению по сравнению со случаем отсутствием закрутки или слабой закруткой. В данной работе расчет пространственного одномерного спектра турбулентных пульсаций поперек сильнозакрученной свободной струи при 5=1,0 (на расстоянии Q,5d от кромки сопла) показал наличие характерного максимума, предположительно вызванного прецессией вихревого ядра. Поэтому аналогично случаю незакрученной струи было принято решение осуществлять возбуждение на данной выделенной частоте потока, которая, как предполагается, соответствует интервалу наибольшей восприимчивости потока. Как и ранее, частота съемки специально подбиралась таким образом, чтобы избежать эффекта кратных частот. Для калибровки Stereo PIV системы использовалась мишень размером 50x50 мм2. Угол оптической оси каждой камеры к нормали плоскости лазерного ножа составлял 30 градусов. Размер измерительный области был сравнительно большим (53x38 мм ), так как исследования были направлены на измерения только вторых моментов.
Для каждого из режимов было измерено по 1 000 двойных изображений для каждой камеры. Далее показаны результаты исследования влияния внешнего возбуждения на структуру слабо- и сильнозакрученной свободной струи. Для каждого случая, перед тем как перейти к результатам исследования структуры всего потока, приводятся начальные интенсивности турбулентных пульсаций, определяющие эволюцию потока. Как и для случая незакрученной струи, внешнее периодическое возбуждение оказывало незначительное влияние на распределения начальной скорости, которые показаны в разделе 4.1. Влияние возбуждения на пространственные распределения скорости далее по потоку уже было заметно, однако было сравнительно небольшим: для всех значений частоты и амплитуды оно приводило к чуть большей степени расширения струи на начальном участке. Поэтому представленные далее результаты ограничены распределениями компонент КЭТ. На Рис. 68 показаны начальные распределения и и w интенсивностей аксиальных и азимутальных пульсаций скорости для слабозакрученной струи при 5=0,41. Как и для незакрученной струи (S = 0), рассмотренной выше, представлены данные для некоторых выбранных амплитуд возбуждения. Распределения интенсивностей радиальных пульсаций о были схожи с w и поэтому не показаны. Поведение и величина профилей значительно отличаются от незакрученного потока, в частности величина и о оказалась примерно в два раза выше (т.е. 7,3% от Щ). Не смотря на это, эффект внешнего периодического возбуждения на профили интенсивности пульсаций на срезе сопла был схож со случаем S = 0.
Так, влияние возбуждения на w и на и наблюдалось только вблизи края сопла на сравнительно высоких значениях амплитуды возбуждения. Малоамплитудное возбуждение в основном приводило к увеличению и в ядре струи, в то время как величина локального максимума и для rid» 0,5 почти не менялась. Также, для закрученной струи эффект возбуждения был более выражен вблизи оси струи, что предположительно является проявлением влияния возбуждения на отрывное течение за центральным телом завихрителя На Рис. 69 представлены примеры распределений мгновенной скорости и завихренности для слабозакрученной струи в отсутствие и под действием внешнего периодического возбуждения. Как уже отмечалось выше, для 5=0,41 не наблюдается зоны рециркуляции и средняя аксиальная скорость достигает минимального значения Us = 0,1 Uo на расстоянии zld= 1,2 от сопла. Отсутствие зоны рециркуляции указывает на отсутствие выраженного РВЯ в таком течении. Однако, как можно видеть из Рис. 69а, на полях мгновенной скорости могут присутствовать локальные области обратного течения, вызванные генерацией КВС в области сильного градиента средней скорости вблизи оси струи. Асимметричное расположение КВС относительно оси струи и их разный знак указывают на то, что они соответствуют спиралевидным вихревым жгутам. Тем не менее, отсутствие трехмерных или последовательных по времени данных не позволяет сделать определенный вывод о пространственной структуре таких спиралевидных КВС.
Менее интенсивные спиралевидные неустойчивости можно наблюдать во внешнем слое смешения закрученной струи, однако, как это будет видно из пространственных распределений КЭТ, вызванные ими турбулентные пульсации невелики. Эффект возбуждения на мгновенную структуру слобозакрученного потока показан на Рис. 696 и в. Как и для незакрученной струи, для обоих частот возбуждения (St = 0,5 и 1,2) можно наблюдать появление осесимметричных (кольцевых) КВС в слое смешения струи. Также возбуждение на частоте St = 0,5 приводит к более интенсивной генерации КВС (которые можно четко идентифицировать вплоть до zld= 1,2) чем на частоте St = 1,2. Это отражено на величинах распределений компонент КЭТ {и2) и (о2) в слое смешения струи. Можно также видеть, что возбуждение несколько подавляет спиралевидные КВС вблизи оси струи. 72. Для невозбужденной струи можно видеть локальный максимум (и = 0,22Uo вблизи z/d = 0,5, сразу после области максимального торможения осевой скорости (z/d = 0,44). Возмущения, распространяющиеся во внешнем слое смешения струи, приводят к значительно меньшим значениям (и2), а именно 0,0462. Внешнее возбуждение оказывает значительное влияние только на (и2) and (и2), которые значительно увеличиваются в слое смешения струи, что вызвано прохождением более интенсивных кольцевых КВС, в то время как (w ) почти не увеличивается. Также, восприимчивость струи к возбуждению на частоте St =1,2 меньше чем на частоте St = 0,5. Между тем, сравнивая эффект возбуждения с частотой St = 0,5 и амплитудой а =15% для незакрученного и слобозакрученного течения, максимальное значение (о2) в слое смешения закрученной струи достигает 0,09/о2 для zld= 0,32, что почти в 1,5 раз меньше чем в незакрученной струе. Таким образом можно сделать вывод, что исследованные режимы возбуждения приводят к увеличению уровня турбулентных пульсаций в слое смешения слабозакрученной струи за счет генерации осесимметричных КВС и некоторому его уменьшению их вблизи оси струи, однако эффект возбуждения на интенсивность КВС несколько меньше, чем в незакрученной струе.
Закрученное пламя
Данный раздел описывает результаты исследования закрученных пламен, организованных соплом (d= 15 мм) той же формы, что и при исследовании закрученных изотермических турбулентных струй (Глава 4). Здесь рассматриваются два случая закрутки, а именно слабая закрутка 5 = 0,41, для которой не наблюдался РВЯ, и сильная закрутка S- 1,0, для которой на среднем поле течения наблюдалась зона рециркуляции и на мгновенных полях скорости отчетливо идентифицировался РВЯ, сопровождавшийся генерацией интенсивных спиралевидных КВС внутри зоны рециркуляции и во внешнем слое смешения. Условия эксперимента, измерительная система и параметры обработки изображений и полей скорости были теми же, что и при исследовании прямоточных пламен (результаты представлены в предыдущем разделе 5.1). В целом, как будет видно далее, закрученные пламена характеризуются гораздо большим разнообразием режимов горения по сравнению с прямоточными пламенами, вследствие наличия области пониженного давления вблизи оси струи (вызванной вращением потока), тепловыделения за счет химической реакции, взаимодействием фронта пламени и спиралевидных КВС и др. На Рис.. 90 показана Л.евоздУх-Ф диаграмма области устойчивого горения слабозакрученного пламени (S= 0,41) и характерные режимы горения. Как и ранее, линия уноса пламени соответствует случаю, выше которой, при фиксированном значении Ф, увеличение расхода смеси (а значит и Ree03dyx) приводит к потере стабильности горения пламени и оно уносится набегающим потоком из области рассмотрения. На Рис. 90 показаны два характерных режима обедненного горения (Рис. 90а и д): при малом и большом числах Рейнольдса, принципиально отличающихся между собой структурой. Для ламинарного обедненного режима горения фронт пламени представляет собой диск с углублением на оси струи в сторону сопла. Такая форма может быть объяснена тем, что в изотермическом потоке (см. Рис. 47) после выхода из сопла вблизи оси струи наблюдается локальный минимум осевой скорости, и поэтому фронт пламени в этой области локализуется ближе к соплу, где скорость больше и соответствует ламинарной скорости распространения пламени. Увеличение Ф в сторону более богатой смеси приводит к появлению второго фронта пламени во внешнем слое смешения, где имеет место диффузионное горение (на Рис. 90 режим б). При дальнейшем увеличении Ф внутренний фронт пламени исчезает из-за обогащения смеси и увеличения скорости потока.
Поэтому для богатых закрученных пламен горение наблюдается только во внешнем слое смешения. Можно видеть, что при одновременном увеличении Re803dyx и Ф для обедненного ламинарного пламени, центр диска проникает внутрь сопла (что, судя по всему, соответствует возникновению зоны рециркуляции за счет эффекта термического расширения) и фронт пламени представляет собой цилиндр, далее по потоку переходящий в зону интенсивного горения (как и для подвешенных пламен, сопровождающуюся интенсивными турбулентными пульсациями). При увеличении Ф для такого режима, цилиндрический фронт пламени вблизи сопла исчезает, и пламя становится подвешенным. Обедненный режим горения при большом числе Рейнольдса также характеризуется наличием подвешенного пламени, локализованном на некотором расстоянии от сопла. Далее на Рис. 91 показаны кривая срыва пламени и примеры режимов горения для сильнозакрученного пламени (5=1,0). В целом, поведение кривой и режимы горения достаточно схожи со случаем слабой закрутки, однако, с тем существенным отличием, что для 5= 1,0 даже в изотермическом потоке наблюдалась зона рециркуляции вблизи сопла. В частности, обедненные режимы горения, сопровождающиеся малой степенью выделения тепла на начальном участке по сравнению с режимами горения хорошо перемешанных смесей, с коэффициентом стехиометрии близким к единице, имеют несколько отличную форму. Так, для обедненного горения при малом числе Рейнольдса (см. Рис. 91а) вместо вогнутого диска наблюдается фронт пламени цилиндрической формы, что вызвано тем, что вблизи оси струи поток движется внутрь сопла. Также и обедненный режим горения при большом числе Рейнольдса более не представляет собой форму подвешенного горения, и фронт пламени проникает внутрь сопла. Как и для слабозакрученного пламени, для большого числа крутки наблюдаются цилиндрические пламена с областью интенсивного горения вниз по потоку (как будет показано далее, внутри цилиндра наблюдается зона рециркуляции, которая, судя по всему, возникает в таких же режимах и для слабой крутки), а также режим подвешенного горения при увеличении Ф. Перед тем как перейти к результатам исследования структуры потока в закрученных пламенах, рассмотрим линии срыва для незакрученного, слабозакрученного и сильнозакрученного пламени (диаметр сопла 15 мм) на Къв03дУх-Ф и Uo-Ф диаграммах, показанных на Рис. 92. Очевидно, что наложение закрутки приводит к существенному увеличению диапазонов расхода для обедненного горения (предел Reeo3dyx может быть более 8 000, в то время как он не превышал 2 000 для незакрученного пламени).
Можно видеть, что для слабо- и сильнозакрученных пламен диаграммы устойчивого горения, а также характерные режимы при больших числах Рейнольдса, в целом очень близки. Поэтому далее будет исследована структура течения и турбулентные характеристики только сильнозакрученных пламен (5= 1,0). На Рис. 93 показана фотография пламени, среднее поле скорости, два мгновенных поля скорости, а также аксиальная компонента КЭТ для сильнозакрученного пламени (Reeo3dyx = 1 600, Ф = 1,3, UQ= 1,7 м/с), где доминирует диффузионный режим горения. Пунктирной линией схематично показано положение фронта пламени. Анализ мгновенных распределений химической люминесценции на начальном участке показывает, что вблизи сопла фронт пламени почти не меняет свою форму и положение, в то время как на мгновенных полях скорости можно отчетливо наблюдать спиралевидные КВС (измерения визуализируют поток внутри зоны рециркуляции, в то время как внешней слой смешения захвачен лишь частично). Примечательно, что в различные моменты времени можно наблюдать как четные моды спиралевидных вихрей (Рис. 93в) так и нечетные (Рис. 93г). При этом нечетный вихрь наиболее вероятно соответствует одной спирали, находящейся внутри зоны рециркуляции, и одной во внешнем слое смешения (на поле скорости присутствует лишь часть векторов, соответствующих внешней спирали). В случае нечетной моды, внутри зоны рециркуляции находится двойная спираль, и ожидается, что во внешнем слое смешения также присутствует еще одна пара менее интенсивных спиралей. Несмотря на то, что внесение крутки в поток приводит к появлению КВС в потоке, (и ) достигает сравнительно небольшого значения
