Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Методы исследований 19
1.1. Экспериментальные стенды 19
1.1.1. Гидродинамический стенд 19
1.1.2. Тангенциальная камера 20
1.1.3. Вихревая камера для изучения реагирующих течений 21
1.1.4. Вихревая камера для исследования изотермического воздушного потока 24
1.1.5. Установка для исследования вихревого газожидкостного течения 26
1.2. Измерительные системы 28
1.2.1. Визуализация течения 28
1.2.2. Трассерная визуализация течения 29
1.2.3. Датчики давления 3 0
1.2.4. Электродиффузионные датчики 31
1.2.5. Гидрофонные и микрофонные акустические датчики 32
1.2.6. Лазерно-Допплеровский анемометр (ЛДА) 33
1.2.7. Диагностика процессов горения 34
1.3. Основные уравнения и режимные параметры течений в вихревых системах 40
1.3.1. Уравнения для анализа вихревых течений 40
1.3.2. Параметры вихревых течений 44
1.4. Базовые модели для представления наблюдаемых вихревых структур 51
1.4.1. Прямолинейный вихрь 51
1.4.2. Винтовой вихрь 64
1.5. Методы обработки сигналов 68
1.5.1. Спектральный анализ 68
1.5.2. Техника фазового (условного) осреднения 70
1.5.3. Методы выделения вихрей в поле течения 73
ГЛАВА 2. Крупномасштабные вихревые структуры в тангенциальной вихревой камере 85
2.1. Течение в исходном варианте вихревой камеры 86
2.1.1. Общая структура закрученного потока 86
2.1.2. Прецессия вихревого ядра 89
2.2. Прямолинейный вихрь 103
2.2.1. Структура потока на основе визуальных исследований 103
2.2.2. Поле скоростей и давлений вокруг вихревой нити 105
2.3. Спиральные (винтовые) вихри 124
2.3.1. Левовинтовой одиночный вихрь 124
2.3.2. Правовинтовой вихрь 129
2.3.3. Вихрь со сменой направления завивки оси вращения 130
2.3.4. Двойная спираль 131
2.3.5. Составные вихри 135
2.3.6. Классификация винтовых вихрей 136
2.4. Возмущения на вихревой нити 138
2.4.1. Распад вихря (осесимметричный, спиральный, двойная спираль) 138
2.4.2 Волновые возмущения на вихревой нити - спиральный солитон и бегущий распад 151
2.4.3 Прецессия вихревой нити 160
ГЛАВА 3. Характеристики вихревого течения в модели низкоэмиссионной камеры сгорания 163
3.1. Снижение выбросов камерами сгорания на основе сжигания обедненного предварительно перемешанного топлива 163
3.1.1. Практическая реализация низкоэмиссионной камеры сгорания на основе LPP технологии 164
3.1.2. Результаты экспериментального исследования реагирующего течения в модельной камере сгорания 167
3.2. Влияние граничных входных условий на режимы течения в камере сгорания LPP 175
3.2.1. Аэродинамическая структура вихревого течения в ближней зоне камеры сгорания 175
3.2.2. Анализ влияния прецессионного движения ПВЯ на поле течения 192
3.2.3. Определение пространственных параметров спиральной (винтовой) моды возмущений в вихревом течении 199
3.3. Диагностика нестационарных режимов закрученного потока в условиях горения 210
3.4. Сравнение результатов экспериментального моделирования с данными численного расчета 220
ГЛАВА 4. Когерентные вихревые структуры в свободной закрученной струе 230
4.1. Осредненная и мгновенная структура течения 230
4.2. Вторичные вихревые структуры 239
4.3. Определение параметров вихревого ядра 246
4.4. Измерение мгновенного поля давления 255
ГЛАВА 5. Исследование двухфазного газожидкостного закрученного течения 269
5.1. Результаты исследования влияния подачи воздуха на интегральные характеристики вихревого течения с ПВЯ 269
5.2. Обсуждение результатов по измерению характеристик газожидкостного потока 276 заключение 283
Литература
- Вихревая камера для изучения реагирующих течений
- Прецессия вихревого ядра
- Практическая реализация низкоэмиссионной камеры сгорания на основе LPP технологии
- Определение параметров вихревого ядра
Вихревая камера для изучения реагирующих течений
На рис. 1.1.2 показаны схема и фотография одного из рабочих участков, которые подключались к гидравлическому контуру. За основу геометрии данного канала была взята конструкция пылеугольной тангенциальной топки Е-500 Красноярской ТЭЦ-2. Рабочий участок, изготовленный из оргстекла, представляет собой камеру квадратного сечения с размерами 188x188x625 мм3. Особенностью конструкции был также боковой выход. Закрутка потока производилась подачей жидкости в рабочий участок через 12 тангенциально направленных угловых сопел высотой 23 мм и шириной 14 мм. Сопла расположены в три яруса и объединены в сопловые блоки, конструкция которых позволяла независимое изменение направления каждого сопла в горизонтальной плоскости в пределах угла у=0-40. Кроме того, имелась возможность независимой регулировки расхода жидкости через отдельные сопла. Эти конструктивные особенности позволяли не только контролировать степень закрутки потока, но и производить тонкую настройку режимов вихревого течения, чувствительных к входным условиям.
Канал имеет съемные нижнюю часть с сопловыми блоками, а также верхнюю и нижнюю крышки. Это давало возможность изменять конструкцию завихрителя и геометрию камеры. В частности, в верхней части устанавливалась сменная диафрагма, а внизу сменное наклонное или двускатное дно. Рабочий участок был укомплектован набором диафрагм с диаметром отверстия de = 40 - 120 мм, которые могли устанавливаться на различной высоте ze = 290 - 560 мм. При ze z = 425 мм диафрагма устанавливалась вместе с дополнительной боковой перегородкой (рис. 1.1.3). В процессе экспериментов исследовались геометрии, как с центральным отверстием, так и со смещенным относительно вертикальной оси камеры (см. главу 2).
На рис. 1.1.4 показана модель практической камеры сгорания, которая использовалась для отработки концепции сжигания предварительно испаренного и перемешанного с окислителем жидкого горючего (Lean Premixed Prevaporized, LPP), дающей возможность улучшения экологических характеристик газотурбинных двигателей (Anacleto and Heitor, 2000; Anacleto et al. 2003). В конструкцию рабочего участка входит камера смешения с внутренним диаметром 50 мм и длиной 160 мм, служащая для подготовки топливной смеси при работе в условиях горения. Стенки камеры смешения изготавливались из прозрачного материала (лабораторное стекло). Для предотвращения проскока пламени на выходе из камеры смешения была установлена сужающая горловина диаметром d = 40 мм. z=z = 425
Собственно камера сгорания была составлена из цилиндрических секций диаметром D = 110 мм. Как правило, опыты проводились с тремя секциями камеры сгорания общей длиной до 300мм. В наборе к установке имелись секции из огнеупорного кварцевого стекла для визуализации пламени внутри камеры сгорания. Кроме того, имелись секции со специальными щелевыми оптическими окнами, дающими возможность применение ЛДА системы.
Конструкция завихрителя позволяла изменение угла установки лопаток в пределах 0-60 для изменения степени закрутки потока. Параметр крутки S рассчитывался на основе геометрических характеристик завихрителя (см. параграф 1.3.2, формула (1.3.22)) и мог варьироваться в пределах 0-1.5. Атмосферный воздух подавался вентилятором. Расход воздуха определялся по перепаду давления на стандартной диафрагме. Перепад давления измерялся с помощью /-образного водяного манометра. В воздушной линии был установлен электрический нагреватель, позволяющий подогрев и автоматическое поддержание температуры воздуха, подаваемого в рабочую камеру, в пределах от комнатной до 500С.
Установка была рассчитана на применение как газообразного, так и жидкого топлива. Газообразное топливо (пропан) подавалось перед камерой смешения через 6 отверстий диаметром 1.5 мм. Расход пропана измерялся стандартными ротаметрами. Газообразное топливо Засев потока 6 х 1.5 Завихритель 6x1.5 \ «
Жидкое топливо (керосин) подавалось под давлением 8 атм. и распылялось через стандартную промышленную форсунку, установленную по оси камеры смешения. Расход жидкого топлива также измерялся с помощью стандартного ротаметра. Для применения ЛДА в качестве системы измерения скоростей в конструкции рабочего участка предусмотрена подача трассеров через 6 отверстий диаметром 1.5 мм.
Рабочий участок подвешивался на координатную систему, позволяющую перемещение по трем пространственным координатам с точностью позиционирования 0.05-0.1 мм.
На рис. 1.1.5 представлена конструкция рабочего участка, в котором закрученный поток генерируется с помощью осевого лопаточного завихрителя 1. Закрученный поток после завихрителя истекает из сопла 2 в открытое пространство в виде затопленной закрученной струи. Для исключения влияния конструктивных элементов крепления рабочего участка на течение окружающего воздуха, эжектируемого струей, был установлен осесимметричный диск 3. До рабочего участка имелся предвключенный прямолинейный участок с подводящей трубой 4 длиной порядка 20 калибров. Вихревая камера установлена на координатное устройство, позволяющее перемещение по трем пространственным координатам с точностью позиционирования 0.05 и 0.1 мм по горизонтальным и вертикальным направлениям, соответственно.
Исследования проводились с применением в качестве рабочей среды атмосферного воздуха при комнатной температуре. Воздух подавался в рабочий участок с помощью вентилятора. Воздушный контур содержит расширительную камеру для уменьшения низкочастотных пульсаций расхода. Расход воздуха через рабочий участок измерялся с помощью стандартной диафрагмы с /-образным водяным манометром.
Рабочий участок представляет собой выполненную из оргстекла цилиндрическую вихревую камеру 1, в которую через соосное сопло 2 подавалась струя, закрученная по часовой стрелке с помощью завихрителя 3 (рис. 1.1.6). Завихритель состоял из центрального тела и кольцевого канала с восемью лопатками, обеспечивающими конструктивный параметр крутки S = 1.1 (см. подраздел 1.3.2). Эквивалентный диаметр проходного сечения завихрителя равен Dy = 41 мм, что соответствовало диаметру подводящих труб. В качестве основной фазы использовалась вода, циркулирующая по замкнутому контуру (с помощью системы тройников и вентилей рабочий участок был подключен к гидравлическому контуру, показанному на рис. 1.1.1). Дисперсная газовая фаза (воздух) подавалась через смеситель 4 перед рабочим участком. После рабочего участка газожидкостная смесь поступала в бак, где воздух отделялся от воды под действием силы тяжести. Поскольку бак находился под атмосферным давлением, давление в рабочем участке также, практически не отличалось от атмосферного. Расходы воды и газа измерялись перед смесителем тарированными диафрагмами 5 с тензорезисторными дифманометрами 6. При измерении расхода воздуха вводились поправки на давление Р% и температуру Т воздуха в измерительном участке. На рабочем участке измеряли интегральные характеристики двухфазного потока - перепад давления на вихревой камере dP\ и радиальный перепад давления в вихревом потоке dPi (разность давлений между стенкой сопла и центром завихрителя) посредством дифманометров и мгновенное поле давления (Pi, Pi) в закрученном потоке с помощью пары сферических пьезоэлектрических датчиков, укрепленных на державках. Для выделения неосесимметричной моды колебаний использовался разностный сигнал (Киясбейли, Перелынтейн, 1974). Сигналы со всех измерителей вводились в персональный компьютер через плату АЦП L-Card, подключенную к его внутренней шине. Для сбора и обработки данных было создано оригинальное программное обеспечение. Оно позволяло задавать посредством меню параметры опроса АЦП, производить первичную обработку реализации (вычисление, среднего, среднеквадратичное отклонение от среднего, спектра, корреляций, определять частоту когерентных колебаний) и сохранять результаты обработки на жестком диске компьютера (Shtork, Cherny, 1999). В программный комплекс входил конфигурационный файл, определяющий набор и последовательность операций с сигналом каждого из измерительных каналов при выборе пункта меню "Эксперимент". Это давало возможность однократным нажатием клавиши "мыши" производить полное исследование характеристик камеры для данного режима газожидкостного потока.
Прецессия вихревого ядра
Характер распределения ф определяет поведение осевой скорости (рис. 2.2.7). Вблизи дна осевая скорость при г 10 мм нечувствительна к изменению диаметра выходного отверстия диафрагмы. Вблизи выхода заметным становится, что диафрагмирование ведет к увеличению осевого протока в приосевой области вихря, что выражается в смещении максимума продольной скорости к оси вихря и заполнении центрального провала в профиле. Это становится еще более выраженным при de = 40 мм (рис. 2.2.8). Профили для de = 40 мм были получены при помощи бесконтактной стробоскопической визуализации. Точки соответствуют мгновенным значениям скорости. Видно, что максимум осевой скорости находится на оси, т.е. центральный провал полностью заполнен. Экспериментальные точки удовлетворительно описываются эмпирической зависимостью (Garg&Leibovich, 1979):
Уменьшение диаметра отверстия диафрагмы приводит к локализации завихренности, т.е. к росту тангенциальной скорости вблизи оси вихря, а также к приближению ее максимума к центру вращения (рис. 2.2.7, 2.2.8). Другим важным фактом является то, что профили тангенциальной скорости, измеренные в разных сечениях (у дна и в верхней части канала) практически совпадают, что говорит о цилиндричности течения в тангенциальной камере, как и в других вихревых системах (Гольдштик, 1981; Гупта и др., 1987; Кутателадзе и др., 1987; Сабуров, 1982; Сабуров и др., 1989; Штым, 1985; Штым и др., 2012). Перечисленные особенности поведения профилей скоростей согласуются с данными, полученными в цилиндрической вихревой трубе при помощи бесконтактного оптического метода ЛДА Escudier et al. (1980).
Профили тангенциальной (а) и аксиальной (б) компонент скорости в тангенциальной камере с сильным сужением. de = 40 мм, ze = 430 мм, Re = 0,8-104, S=3. - экспериментальные точки; 1, 2 - эмпирическая формула (2.2.3)
На рис. 2.2.9 показаны профили скоростей, обезразмеренные через Wm, гт -максимальную тангенциальную скорость и радиус на котором она достигается. Приведены профили для de= 100 мм, измеренные напорной трубкой. Для меньших диаметров de максимум тангенциальной скорости приближается к оси на расстояние меньшее 10 мм, когда измерения контактным зондом, очевидно, имеют большую погрешность. Для тангенциальной скорости при de = 100 мм профили для разных сечений и чисел Re хорошо обобщаются и могут быть аппроксимированы модифицированным профилем Бюргерса, предложенным Escudier (1988):
Это соотношение отличается от профиля Бюргерса (1.4.30) последним слагаемым, которое Escudier ввел для того, чтобы учесть при обработке своих данных влияние вихрей Гертлера, образующихся на стенках вихревой трубы. Видно, что вне вихря последний член имеет заметное влияние, и распределение скорости довольно сильно отличается от потенциального. Для de = 40 мм поле течения в окрестности вихревой нити хорошо описывается эмпирическими профилями (рис. 2.2.8): где К\, U\, ІІ2, а - эмпирически определяемые константы. Формулы (2.2.3) представляют на самом деле разновидность модели (2-вихря (1.4.36, 1.4.37), которая для тангенциальной компоненты аналогична профилю Бюргерса (1.4.30).
На рис. 2.2.10, 2.2.11 представлены распределения циркуляции и локальной частоты вращения Q. Явно видно отличие течения вокруг вихря от потенциального, т.к. циркуляция не остается постоянной, а продолжает возрастать при г гт. В распределении локальной частоты вращения можно выделить область при г гт, где она почти постоянна, что соответствует твердотельному вращению, и зону степенного изменения (в логарифмических координатах она соответствует наклонной прямой). В безразмерном виде с использованием масштабов Wm, гт профили Г и Q также обобщаются для различных сечений и расходов.
Профили статического давления АР = Р - Р »(Р, Рсс- статические давления в измеряемой точке и на стенке вихревой камеры, т.е. периферии вихря), измеренные в различных сечениях, даны на рис. 2.2.12. Локализация завихренности вблизи оси вихря сопровождается резким разрежением. Распределения давления для сечений в нижней и верхней части канала совпадают между собой. И, кроме того, они довольно хорошо совпадают с распределениями донного давления при z = 0. Причем, лучшее совпадение имеет место для меньшего отверстия диафрагмы de = 70 мм. Для de= 100 мм наблюдается некоторое отклонение донного давления от давления в потоке. Этот факт предполагает наличие осевого градиента давления, причем, как видно из профилей, положительного. Т.е. разрежение на оси вихря уменьшается. Аналогичный эффект отмечался Maxworthy (1972), который полагает, что осевой градиент давления в придонной области связан с взаимодействием вихря с плоскостью дна.
Эффект взаимодействия вихря с твердой поверхностью является объектом исследования во многих прикладных и фундаментальных задачах. Тормозящее влияние стенки, ограничивающей вихревой поток с торца, приводит к образованию трехмерного пограничного слоя (Гольдберг и Решотко, 1985; Гольдштик, 1981; Кутателадзе и др., 1987; Уормли, 1969; Шлихтинг, 1974). Трехмерность, связанная с радиальным градиентом давления на границе погранслоя, выражена в наличии вторичного радиального течения внутри него. Радиальное течение, направленное к центру вихря, служит причиной локализации завихренности в соответствии с условием сохранения момента импульса. Поскольку давление через погранслои передается от внешнего потока без изменения, распределение статического давления в вихревом потоке можно определить, измерив на торце камеры. Давление в вихре связано с тангенциальной скоростью соотношением (1.4.3). Распределение тангенциальной скорости определяет также важные характеристики вихревого потока, такие ка Wm и гт, которые служат мерой интенсивности вихря и его характерного размера. В некоторых случаях в непосредственной близости от границы торцевого погранслоя (вне его) имеет место осевой положительный градиент давления, приводящий к распаду вихря. Пример данного явления будет продемонстрирован в разделе 2.4. Однако в диафрагмированных каналах с сильно сильнозакрученым вихревым течением соотношение (1.4.3) хорошо выполняется, как, например, было показано измерением распределения давления на торце вихревой камеры и скорости, полученной вне погранслоя с помощью ЛДА (Кутателадзе и др., 1987).
Практическая реализация низкоэмиссионной камеры сгорания на основе LPP технологии
Наряду с радиальным расширением происходит достаточно быстрое уменьшение максимальных уровней компонент скоростей, что свидетельствует об интенсивных процессах смешения входной струи с окружающим воздухом. Дальнейшие исследования выполнены в непосредственной близости от выхода из сопла в фиксированном сечении z=0.25d (10 мм), где присутствие ПВЯ наиболее выражено.
Осредненная и мгновенная картина течения вблизи выхода из камеры смешения для параметра крутки =1.05 представлена на рис. 3.2.7, 3.2.8. На рис. 3.2.7 показаны эпюры тангенциальной и осевой компонент скорости, показывающие сечение кольцевой закрученной струи и зоны возвратного течения в поперечном сечении. На рис. 3.2.8, а, б два отдельных стоп-кадра показывают прецессирующее вихревое ядро со смещенной относительно центра сопла осью вращения. ПВЯ с локализованной закруткой образует область разреженного давления вблизи своей оси, которая прецессируя вместе с ПВЯ генерирует мощные пульсации статического давления. Частота пульсаций, которая соответствует частоте прецессии ПВЯ, линейно зависит от расхода (рис. 3.2.9, а). В безразмерном виде частота прецессии при больших числах Рейнольдса имеет тенденцию выхода на автомодельный режим (3.2.9, б), что отмечалось также в других исследованиях (Cassidy&Falvey, 1970). Между тем зависимость безразмерной частоты прецессии от степени закрутки потока отличается от ожидаемого монотонного увеличения при росте S.
На рис. 3.2.10 построена диаграмма, начиная с параметра крутки 0.5, при котором появляются четкие дискретные пики в спектрах давления, соответствующие частоте прецессии ПВЯ (см. спектры, показанные в верхней части рис. 3.2.10). Можно заметить, что амплитуда пульсаций давления возрастает на два порядка при переходе параметра крутки через критическое значение 0.5, что очевидно означает существенную перестройку течения. Предполагается, что начало режима с ПВЯ происходит вследствие явления распада вихря, приводящего к образованию приосевой зоны возвратного течения (Гупта и др., 1987). Далее, при увеличении параметра крутки, частота прецессии уменьшается до минимального значения при =0.88. Только после этого частота начинает расти с увеличением степени закрутки потока, как это обычно отмечается в предыдущих опытах (Cassidy&Falvey, 1970). Заметим, что обнаруженный нами эффект параболической зависимости частоты прецессии от S, содержащей точку минимума, ранее не отмечался в режимах ПВЯ с распадом вихря. Подобная зависимость наблюдалась только в режимах течения при небольших S 0.2, т. е. до распада вихря (Dellenback et al., 1988, Guo et al., 2001). Отмечался также эффект снижения частоты прецессии при очень больших S 4, после достижения максимума (Alekseenko&Shtork, 1992).
Безразмерная частота прецессии ПВЯ (число Струхаля) в зависимости от параметра крутки и числа Рейнольдса. Вверху слева показаны типичные спектры пульсаций давления, измеренные при =0.41, 0.62, 1.05 (А, В, С, соответственно) и Re=8.1-104. Справа приведен типичный спектр пульсаций тангенциальной компоненты скорости (D) в точке z/d=0.25, г=0 при Re=8.1-104. Сравнивая спектры С и D можно видеть, что дискретные доминантные пики имеют одну и ту же частоту.
Очевидно, что характерные режимы течения, выявленные при акустических измерениях, соответствуют стадиям эволюции внутренней структуры потока, которая была подробно исследована с помощью визуализации и ЛДА измерений.
Для визуализации зоны распада вдоль оси струи инжектировлась тонкая струйка воздуха с аэрозолем парафинового масла как показано на рис. 3.2.11, а. Аналогичная схема была использована в предыдущей работе Carvalho and Heitor (1996).
При слабой закрутке с =0.32 струйка аэрозоля распространяется вдоль центральной линии, имея при z 0.5d форму прямого хвоста (рис. 3.2.11, а). Анализ видеозаписи показал, что, что течение не является полностью устойчивым. Струйка аэрозоля совершает колебания с небольшой амплитудой относительно осевого положения, отчего траектория струи на представленном стоп-кадре видеозаписи выглядит размытой, что особенно заметно на дальних расстояниях от среза сопла. Эти осцилляции не являются регулярными, давая размытый пик в спектре пульсаций давления (около 500Гц, как показано на графике А рис. 3.2.10).
С увеличением параметра крутки S выше критического значения 0.5, структура потока скачкообразно меняется. Зона распада при этом принимает пузыревидную форму как показано на рис. 3.2.11, б. Течение внутри пузыря подвержено регулярным пульсациям, что отражается в появлении выраженного дискретного пика на спектре пульсаций давления (график В на рис. 3.2.10). Точка разрушения засеянной аэрозолью струйки воздуха, находящаяся примерно на расстоянии z порядка 0.25d, дает представление о протяженности зоны распада вниз по потоку, подтверждая, что зона распада достигает положения акустического датчика, которым измерялись пульсации давления.
Дальнейшее увеличение параметра крутки приводит к тому, что зона распада продвигается вниз по потоку внутрь сопла и расширяется в радиальном направлении, принимая коническую зону, как показано на рис. 3.2.11, в для =1.05. Пульсации потока становятся при этом еще более выраженными, как подтверждают спектры пульсаций давления и скорости (см. графики С и D на рис. 3.2.10).
Что касается приведенной на рис. 3.2.11 визуализации течения, следует заметить, что видеозапись была выполнена при относительной большой экспозиции, если сравнивать с параметрами видеозаписи, представленной на рис. 3.2.8, и дают, на самом деле, осредненную по времени картину течения.
Определение параметров вихревого ядра
Изменение значений максимумов тангенциальной и осевой скоростей, полученных из осредненных по времени и фазово-осредненных данных, показано на рис. 4.3.5 (правый график). На этом же графике представлены безразмерные значения циркуляции среднего течения Ггм = In г \w=w Wm и циркуляции ПВЯ
Tpvc, вместе с амплитудой пульсаций статического давления, измеренных с помощью акустического датчика, перемещающегося вдоль внешней границы струи. Как и в предыдущем случае, представленные зависимости демонстрируют коррелированное поведение, именно резко уменьшаются по величине с увеличением осевой координаты. Можно предположить, что подобная эволюция связана с быстрой диссипацией вихревого ядра, как это можно заключить исходя из резкого уменьшения интенсивности ПВЯ и уровня пульсаций статического давления, генерируемых им. Сильная несимметрия поля течения, индуцируемая прецессирующим вихрем, выражена в большой разнице между абсолютными максимумами мгновенной (имеется ввиду «фазово-осредненной») и осредненной по времени тангенциальной скорости, как можно наблюдать для сечений вблизи выхода из сопла. На дальних расстояниях (z/d 0.6), где ПВЯ заметно ослабевает, эти максимумы становятся практически одинаковыми. Сравнение эволюции средней циркуляции закрученной струи и циркуляции ПВЯ дает основание предполагать, что быстрое затухание средней циркуляции течения связано с диссипацией прецессирующего вихря.
Весьма важным параметром течения в горелке с вихревой стабилизацией пламени является интенсивность возвратного течения, которая определяет эффективность закрутки потока (Heitor and Moreira, 1992). Как видно из рис. 4.1.7 осредненное поле течения имеет наиболее интенсивную возвратную зону на расстоянии z/d=0A46, что согласуется с авторами предыдущих исследований (Heitor and Moreira, 1992; Гупта и др., 1987). Однако, как это уже отмечалось, фазово-осредненная картина течения показывает, что мгновенный минимум осевой скорости смещен относительно центра. Соответственно, интегрирование по несимметричной области возвратного течения, появляющегося в фазово-осредненных данных, дает заметно более интенсивное возвратное течение с максимумом расхода, расположенном на более близком расстоянии от выхода из сопла, именно при z/d=0.26S, как можно видеть на рис. 4.3.5 (левый график). Это дает основание предполагать, что, в принципе, закрученное течение с ПВЯ может быть более эффективным с точки зрения стабилизации факела, обеспечивая более интенсивный поток горячих продуктов горения к корню факела, чем закрученный поток без ПВЯ. Следует иметь при этом ввиду, что увеличенный уровень обратных осевых скоростей вблизи выхода из горелки может быть также недостатком из-за опасности проскока пламени вверх по потоку в камеру смешения (Kroner et al., 2003, Blesinger et al., 2010). На практике данная проблема может быть решена увеличением уровня прямых скоростей на выходе из горелки, например, установкой сужения, как было реализовано в LPP камере (Anacleto et al., 2003). Таким образом, в данной камере удалось реализовать устойчивые низкоэмиссионные режимы горения с минимальными выбросами NOx и СО (см. подраздел 3.1.1). Благоприятное влияние ПВЯ на характеристики процесса горения отмечалось также применительно к горелкам для сжигания низкокалорийных газов (Froud et al., 1995). Заметим, что наиболее сильное возвратное течение в случае фазово-осредненных данных имеет место при z/J 0.26, т.е. вблизи наибольшего осевого градиента циркуляции ПВЯ. Это связано с тем, что, в общем, возвратное течение индуцируется осевым градиентом статического давления на оси вихря, которое определяется интенсивностью вихря (более интенсивный вихрь создает более низкое давление).
На основе анализа осредненных по времени данных, представленных на рис. 4.3.4, 4.3.5, радиус прецессии, размер и циркуляция ПВЯ могут быть приближенно вычислены как: а«[(ги=о)+(гт=о)]/2, s«(rw=wm)-a, and Гргс«0.5Гтм. Из таблицы 4.5.1, где показаны результаты для сечения z/d=0.179, видно, что оцененные таким образом данные хорошо согласуются с данными, полученными на основе фазово-осредненного анализа.
Таким образом, сравнительный анализ данных, полученных с помощью фазового осреднения и осреднения по времени позволил предложить методы для оценки параметров ПВЯ на основе данных, представленных обычно в литературе.
Для исследования мгновенного поля давления в локальных точках использовался специальный акустический датчик с миниатюрным отборником давления (подраздел 1.2.5). В данной серии опытов использовался отборник с внешним диаметром 1 мм (внутренний диаметр волновода - 0.8 мм) и длиной 130 мм. Датчик перемещался вдоль радиальной и осевой координаты как показано на рис. 4.4.1. Для реализации процедуры фазового осреднения сигнала датчика давления использовался другой датчик, который устанавливался в фиксированной пространственной точке на срезе сопла вблизи внешней границы струи для генерации опорного сигнала, позволяющего отслеживание фазы прецессии вихревого ядра (см. подраздел 1.5.2). мм, по сравнению с 3 мм для датчиков, которые применялись при исследовании LPP камеры), но еще позволяющего получить уровень сигнала, достаточный для надежной регистрации микрофоном. Заметим, что с целью повышения уровня сигнала была уменьшена длина волновода до 130 мм, по сравнению с длиной в 250мм в случае с трехмиллиметровыми датчиками.
Для оценки степени возмущения использованного отборника давления на исследуемое течение были проведены специальные опыты с внесением в поток цилиндрических стержней различных диаметров (рис. 4.4.2). Стержни вдвигались на максимальное расстояние в поток, т.е. до оси горелки в разных горизонтальных сечениях, именно, почти вплотную к срезу сопла (zp = 1 мм) и на некотором расстоянии выше по потоку (zp = 15 мм). Изменялось также угловое положение препятствия в пределах угла ур относительно углового положения контрольного акустического датчика, по которому отслеживалось влияние на поток возмущения. Контроль над вносимым возмущением производился также с помощью ЛДА, измерительный объем которого позиционировался в точке на 2 мм выше отборника акустического датчика (рис. 4.4.3). Характерные одновременные осциллограммы ЛДА и акустического датчика в отсутствии препятствия приведены на рис. 4.4.4.
Всего было записано 10 одновременных реализаций сигналов ЛДА и акустического датчика (с диаметром отборника 1 мм) при различных условиях, перечисленных в таблице 4.4.1. Опыты 1 и 6 соответствовали условиям без препятствия, чтобы увидеть влияние на поток контрольного акустического датчика посредством сравнения с опытом 10, когда из потока был убран и контрольный акустический датчик. Все остальные опыты выполнены в присутствии возмущающего стержня. Вывод из проведенной серии опытов заключается в том, что внесенное препятствие в виде как тонкого стержня диаметром 1 мм, так и более толстого диаметром 3 мм, не вносит заметных возмущений в поток, как можно видеть по сигналам ЛДА и акустического датчика. Возмущение не оказывает заметного влияния на осредненную по времени и пульсационную составляющие и также на фазово-осредненные значения (рис. 4.4.5). Данный результат можно было в принципе ожидать для такого сильнотурбулизированного течения, каким представляет собой закрученная струя в режимах после распада.