Caractérisation de l’aérodynamique d’un écoulement...

13ième Congrès Francophone de Techniques Laser, CFTL 2012 - ROUEN, 18 – 21 Septembre 2012

1

Caractérisation de l’aérodynamique d’un écoulement instationnaire par PIV haute cadence pour la mesure de vitesse

de flammes turbulentes

Corine LACOUR1, Armelle CESSOU et Bertrand LECORDIER

CORIA – UMR 6614, Université et INSA de Rouen, 76801 Saint Etienne du Rouvray cedex

1 Introduction Les performances actuelles des moteurs à injection directe essence s’appuient sur une

aérodynamique interne caractérisée par de forts niveaux de turbulence. L’aérodynamique joue un rôle primordial puisqu’elle conditionne l’injection et la formation du mélange dans le cylindre, mais également la réussite de l’allumage et la stabilité du développement du noyau de flamme. Une meilleure maîtrise de ces mécanismes physiques nécessite de comprendre leurs interactions avec la turbulence de l’écoulement [1][5], et ce, pour des mélanges de carburants de plus en plus variés. La mesure de vitesse de flammes turbulentes fournit une information globale de l’influence de la turbulence sur la propagation d’une flamme et constitue une donnée essentielle pour la validation des codes de calcul numériques et les modèles cinétiques. Pour étudier les vitesses de flamme dans une situation modèle, nous avons utilisé un dispositif expérimental simplifié permettant de produire une aérodynamique avec des caractéristiques de turbulence représentatives de l’écoulement interne dans la chambre de combustion d’un moteur. Ce dispositif nous assure le contrôle précis des conditions initiales et la possibilité de découpler les paramètres tels que la richesse du mélange, sa composition et les niveaux de turbulence. Les différents niveaux de turbulence sont obtenus en générant un écoulement turbulent en régime de décroissance. La flamme peut ensuite être allumée à un niveau de turbulence choisi. Dans ce travail, la PIV haute cadence permet la caractérisation de l’aérodynamique de l’écoulement turbulent très fortement instationnaire et en régime de décroissance grâce à une synchronisation originale. L’analyse de la turbulence sera faite d’une part par une analyse en moyenne de phase à différents instants du cycle et d’autre part instantanément en analysant des moyennes spatiales à chaque instant. La mesure de vitesse de flammes turbulente par les mesures de PIV haute cadence est illustrée dans le cas d’un mélange éthanol-air à la stœchiométrie.

2 Dispositif expérimental

Figure 1 – Représentation schématique de l’installation.

Après son admission dans le volume constitué par les chambres de combustion et de compression, le mélange inflammable est comprimé par le déplacement rapide d’un piston pneumatique (Figure 1). La turbulence est générée par la compression du mélange au travers d’un bloc perforé placé à l’entrée de l’enceinte. Ce bloc interchangeable est percé pour cette étude de 25 canaux cylindriques de 2.6 mm de diamètre, régulièrement espacés. La mise en mouvement

1 Correspondant : [email protected]

y, v

x, u

z, w


2

rapide du piston s’effectue par l’ouverture des électrovannes de poussée situées sur la face arrière du piston. Le départ du piston fixe l’instant de référence T0 de début du cycle expérimental. Après blocage du piston contre le générateur de turbulence, l’allumage du mélange s’effectue par une étincelle formée au centre de la chambre de combustion à l’aide de deux très fines électrodes.

Le cycle expérimental se compose donc de quatre étapes successives. Dans un premier temps, le remplissage des volumes de compression et de combustion s’effectue pendant le recul du piston. Une fois le mélange homogénéisé, il est rapidement

comprimé par la mise en mouvement du piston qui fixe l’instant T0. L’écoulement turbulent généré dans la chambre en fin de compression (T0+85ms) se trouve alors en régime de décroissance, et l’allumage du mélange peut ainsi être initié à différents à différents niveaux d’énergie cinétique de turbulence en fonction de l’instant de l’étincelle. La dernière étape consiste à vidanger les produits de combustion à l’aide d’une pompe à vide avant de procéder à la nouvelle phase de remplissage du cycle suivant.

L’évolution de la pression dans la chambre de combustion pendant les 300 ms après T0 est présentée sur la Figure 2. La montée rapide en pression pendant la phase de compression s’effectue en 85 ms. La pression maximale atteint 3,2 bar en fin de compression avec une température de mélange d’environ 380 K [6]. Les échanges thermiques aux parois étant importants en fin de compression, la pression maximale atteinte est légèrement inférieure à la pression adiabatique théorique de 3.5 bar. C’est à partir de cet instant (T0+85ms) que les études de combustion sont menées dans un écoulement turbulent en régime de décroissance.

Figure 3 – Chronogramme avec adaptation progressive du ∆t et de la cadence d’acquisition (f) des doublets d’images

3 Diagnostics optiques La caractérisation aérodynamique de l’écoulement est réalisée par vélocimétrie par images de

particules haute cadence (PIV) et l’étude de la combustion dans la chambre par tomographie laser avec des dispositifs expérimentaux similaires. La source lumineuse utilisée est un laser Quantronix Darwin Duo de 2×30 mJ. La nappe laser est formée par une lentille sphérique et une lentille

Figure 2 – Mesure de la pression chambre en l’absence de combustion.

compression

adiabatique

T0+

85

ms

:

fin

de

co

mp

ress

ion

T0 :

dé

bu

t d

u c

ycl

e


3

cylindrique et elle est focalisée dans un plan horizontal passant par le plan médian du bloc de turbulence. Le signal lumineux diffusé par les particules d’ensemencement est enregistré sur une caméra d’acquisition Phantom V10 équipée d’un objectif Nikkor 85mm ouvert à f # 5.6 pour l’étude de l’aérodynamique et de 50 mm à f # 2.8 pour celle en combustion. Les images acquises pour les mesures PIV correspondent à l’intégralité de la chambre de combustion (60×100 mm²) conduisant à un facteur de grandissement de 24.18 px/mm. En présence de combustion, la résolution spatiale est réduite, pour privilégier la cadence d’acquisition. Seule la zone centrale de la chambre (57×66 mm²), correspondant au développement du noyau de flamme, est imagée avec un facteur de grandissement de 10.2 px/mm.

Le fonctionnement instationnaire de l’expérience impose le déclenchement de l’acquisition de façon très précise et synchrone avec l’instant de référence (T0) de départ du cycle. De plus, le mouvement rapide du piston, suivi de la décroissance libre des mouvements turbulents, provoquent des conditions aérodynamiques fortement instationnaires présentant des variations d’amplitude des vitesses de plus d’un ordre de grandeur entre le début et la fin du cycle. Pour cela, nous avons développé une synchronisation particulière pour les mesures de PIV (Figure 3). L’intervalle de temps entre les deux tirs laser (∆t) est adapté progressivement au cours du cycle, afin d’optimiser les calculs de vitesse en conservant à tous les instants une dynamique de mesure suffisante adaptée à l’écoulement. La fréquence d’acquisition des doublets d’images est également modifiée au cours du cycle d’acquisition. La réalisation de cette synchronisation originale, variable sur les 300ms de l’enregistrement, permet de réaliser une description fine de l’écoulement en début de cycle lorsque l’intensité de turbulence varie fortement, et d’adopter une résolution temporelle réduite en fin de cycle, lorsque le niveau de turbulence décroit et que les vitesses de l’écoulement tendent vers zéro.

4 Caractérisation aérodynamique La caractérisation de l’aérodynamique dans la chambre de T0+50 ms à T0+360 ms a été

réalisée à partir de 60 champs moyens, obtenus pour chaque instant à partir de 100 champs instantanés. Les vitesses sont calculées par inter-corrélation avec des méthodes de traitement développées au laboratoire [6]. Dans ce travail, un algorithme de calcul itératif avec translation des mailles sub-pixel est initialisé avec des mailles de 32×32pixels (1.32mm). A chaque itération, la dimension des mailles de calcul est diminuée pour terminer le calcul avec une taille de maille de 20×20 pixels (0.83mm). Afin de limiter les phénomènes de blocage de pic, un interpolateur d’image d’ordre 4 de type polynomial a été utilisé. Le taux de validation des mesures repose sur différents critères (RSB, amplitude, médian) et est globalement supérieur à 95%, grâce à l’ajustement du ∆t permettant de limiter la perte de corrélation induite par les mouvements tridimensionnels du fluide à travers la nappe laser (Figure 3).

Quelques exemples de champ du module de la vitesse, instantané et moyen sont présentés sur la Figure 4 pour les instants t=T0+50 ms, 100 ms, 120 ms et 200 ms. Pour le premier instant, on observe clairement dans le plan de la nappe, la coupe des cinq jets en sortie du générateur de turbulence. Sur les vues instantanées (3 premières lignes), de très fortes interactions entre les jets avec des phénomènes de battement sont observées. Après la phase de compression à T0+100 ms, les jets ne sont plus visibles et les vitesses maximales ne sont plus que de l’ordre de 2 m.s-1. Pour le dernier instant, à T0+200 ms, les vitesses moyennes s’homogénéisent spatialement avec de faibles amplitudes inférieures à 0.5 m.s-1. La forte diminution de la vitesse au cours du temps met bien en évidence l’intérêt de la synchronisation utilisée (Figure 3) pour réaliser une mesure avec suivi temporel dans chaque cycle individuel. Les fluctuations moyennes de vitesses s’élèvent à 10 m.s-1 pendant la phase de compression (T0+50 ms), puis diminuent rapidement sous l’effet des phénomènes dissipatifs de la turbulence pour atteindre 2 m.s-1 à T0+100 ms et seulement 0.5 m.s-1 à T0+200 ms. A la fin du cycle, les fluctuations de vitesses sont relativement homogènes au centre de la chambre malgré des variations proches des parois. Les champs moyens de l’énergie cinétique de turbulence sont également présentés en bas de la Figure 4. Elle est définie, dans le cas présent par :

� � �

� · �� 2 · ��

(1)

avec u’, v’ les composantes des fluctuations de vitesse dans le plan de mesure. Les fluctuations de vitesses v’ et w’ sont ici considérées statistiquement équivalentes, puisque la chambre de


4

combustion est parfaitement symétrique suivant ces deux directions (Figure 1). L’énergie cinétique de turbulence décroit très rapidement après la phase de compression pour atteindre de très faibles valeurs en fin de cycle. Les champs présentés sur la Figure 4 montrent également que cette quantité est bien homogène dans la zone centrale de la chambre pendant la phase de décroissance de la turbulence.

5 Homogénéité et isotropie de la turbulence L’objectif du dispositif expérimental est de générer un écoulement turbulent instationnaire et

reproductible qui présente de bonnes propriétés d’homogénéité et d’isotropie à tous les instants. Les niveaux de fluctuations de vitesse doivent également atteindre des valeurs représentatives de celles rencontrées dans la chambre de combustion d’un moteur automobile. Pour vérifier si ces conditions sont remplies, l’analyse des champs de vitesse est complétée par le calcul des vitesses moyennes spatiales (<u> et <v>) et des fluctuations correspondantes (<u’> et <v’>) sur les champs instantanés. Cette analyse est effectuée uniquement sur une zone centrale de la chambre (40mm²), qui correspond à la région de l’écoulement en interaction avec le front de flamme lors des mesures en combustion. En effet, la vitesse de flamme est obtenue par le suivi du front de flamme pour un diamètre maximum de 40 mm.

La Figure 5 présente les moyennes spatiales de la composante longitudinales de la vitesse moyenne ( >< u ) et des fluctuations de vitesse (<u’> et (<v’>) au cours du cycle. Après la fin de course du piston, la vitesse moyenne <u> tend rapidement vers des valeurs proches de zéro avec quelques faibles oscillations, dues aux battements des jets à la sortie de la grille de turbulence et à l’impact des jets sur la face opposée. Au cours du cycle, les fluctuations de vitesse moyenne <u’> et <v’> décroissent de 2 m/s à 0.2 m/s. Cette décroissance rapide traduit la forte intensité des phénomènes dissipatifs dans notre l’écoulement. Les deux fluctuations de vitesses moyennes évoluent de manière similaire, témoignant d’une bonne isotropie de l’écoulement dans la zone d’étude.

Sur la Figure 5 sont présentés également les moments supérieurs d’ordre trois et quatre des fluctuations de vitesses longitudinales et transversales. Ces grandeurs renseignent sur la forme de la distribution des fluctuations de vitesse. Elles sont normées de manière à caractériser respectivement les coefficients de dissymétrie et d’aplatissement des fluctuations de vitesse. Les coefficients de dissymétrie axial et transversal sont proches de zéro pendant la décroissance de la turbulence. Ce résultat témoigne d’une distribution symétrique centrée sur sa valeur moyenne. Les coefficients d’aplatissement longitudinal et transversal présentent des valeurs moyennes proches de 3 tout au long du cycle. Les statistiques moyennes de la turbulence générées dans ce dispositif sont donc caractéristiques du comportement gaussien tout au long du cycle. Le rapport d’isotropie obtenu à partir des fluctuations de vitesses moyennes spatiales (

>′<>′<

²v²u ) est également

présenté sur la Figure 5. Ce rapport est proche de l’unité dans les premiers instants et tend à augmenter légèrement vers la fin du cycle, traduisant une fluctuation de vitesse longitudinale supérieure à la fluctuation transversale, probablement due à l’introduction longitudinale des jets turbulents. Ces résultats permettent de mettre en avant un comportement gaussien des fluctuations moyennes de vitesse avec une bonne isotropie moyenne.

De manière à qualifier l’isotropie de chaque cycle individuel, les moyennes spatiales des fluctuations de vitesse instantanées transversales sont présentées en fonction de la composante axiale sur la Figure 6. L’écart à l’isotropie idéale est caractérisé par l’écart à la droite de pente unité. L’écoulement généré est considéré comme globalement isotrope au cours du cycle, avec une meilleure isotropie pour les fluctuations les plus faibles qui ont lieu en fin de cycle (T0+200ms).


5

Figure 5 – Vitesse axiale, fluctuations de vitesse, coefficients de dissymétrie et d’aplatissement et rapport d’isotropie après la fin de la compression (T0+85ms) – moyennes d’ensemble spatiales.

Figure 6 – Fluctuations de vitesses transversales en fonction des fluctuations longitudinales obtenues pour chaque cycle indivuduel – moyennes spatiales.

T0+50 ms T0+100 ms T0+120 ms T0+200 ms

��

(m.s-1)

��

(m.s-1)

….. ….. ….. …..

��

(m.s-1)

��

(m.s-1)

��

(m.s-1)

��

(m2.s-2)

Figure 4 – Exemples de champs de vitesses instantanées, champ de vitesse moyenne et énergie cinétique turbulente pour différents instants du cycle.


6

Les degrés d’isotropie et d’homogéneité d’un écoulement turbulent peuvent être également caractérisés à l’aide de coefficients d’anisotropie (AC) et d’inhomogénéité (IC) définis de la manière suivante [6][8]:

�� ,�� ,�� !��,�� " ��,�� #

�$ et �&�� ,�� ,��

!��,�� "��,�� #�$ (2)

Dans notre étude, la moyenne spatiale du coefficient d’anisotropie <AC> est proche de 0.3 avec une faible dispersion tout au long du cycle expérimental. Ces faibles valeurs confirment les résultats précédents témoignant de la bonne isotropie de l’écoulement. Les coefficients moyen d’inhomogeneité sont calculés sur la fluctuation axiale (<ICu>), transversale (<ICv>) et sur l’énérgie cinétique de turbulence (<ICk>). Ces trois coefficients présentent des valeurs moyennes inférieures à 0.1 tout au long du cycle. Ce résultat confirme les observations faites à partir des champs de fluctuations de vitesse (Figure 4) en témoignant d’une bonne homogénéité des valeurs fluctuantes dans la zone centrale de l’écoulement. L’inhomogénéité moyenne des fluctuations de vitesse longitudinale sur tout le cycle est de 5% et l’inhomogénéité moyenne de l’énergie cinétique de turbulence est de 7%.

La caractérisation de cet écoulement turbulent par PIV haute cadence permet de mettre en évidence une bonne isotropie et une bonne homogénéité des fluctuations de vitesse et de l’énergie cinétique turbulente. Ce résultat permet de s’appuyer sur les hypothèses de turbulence homogène et isotrope pour évaluer plusieurs grandeurs telles que la dissipation de l’énergie cinétique (ε), les échelles de Kolmogorov (longueur η et temps τη), à partir de relations simples déduites du bilan d’énergie cinétique de turbulence et d’analyses dimensionnelles :

' � ( )*)+ ; - � ./0

1 2� 34 ; 56 � ./

12� �4 (3)

6 Propriété de la turbulence et échelles caractéristiques La décroissance de l’énérgie cinétique de la turbulence, calculée par l’équation (1) est

présentée sous forme de moyenne d’ensemble (< k >) sur la Figure 7. Le niveau moyen de l’énergie cinétique de turbulence est de 5 m2.s-2

après la compression pour décroître jusqu’à une valeur nulle en fin de cycle. Sur la Figure 7, l’énergie cinétique moyennée spatialement est également présentée pour chaque cycle individuel (<k>) par des symboles et trois cycles particuliers ont été isolés en trait fin. Il existe une dispersion significative des valeurs de <k> d’un cycle à l’autre. Cette dispersion est due à la nature fluctuante de la turbulence mais elle peut également provenir de disparités des cycles de compression ou encore de la présence de structures à grandes échelles résultantes. Le contôle expérimental cycle-à-cycle des conditions de déplacement du piston permet d’assurer une bonne reproductibilté des conditions de compression. Nous attribuerons donc la dispersion de l’énergie cinétique turbulente principalement à la présence de grandes structures instationnaires variables d’un cycle à l’autre. Cette difficulté pour analyser les fluctuations de vitesses, que l’on retrouve également en aérodynamique interne en moteur, nécessitera dans la suite pour une étude plus fine de séparer les fluctuations basses et hautes fréquences par un filtrage spatial des champs ou par des méthodes de décomposition adaptées afin de mieux appréhender la contribution de la variabilité des grandes structures sur le niveau des fluctuations de vitesse de la turbulence.


7

Figure 7 – Evolution de l’énergie cinétique de turbulence au cours du cycle.

Les résultats obtenus en moyennes permettent néanmoins d’estimer le taux de dissipation (ε) moyen à partir de la décroissance temporelle de l’énergie cinétique de turbulence associée aux propriétés d’homogénéité et d’isotropie de l’écoulement (3). Le taux de dissipation moyen est obtenu par dérivation de l’énergie cinétique moyenne et est répertorié dans le Tableau 1 pour trois instants choisis, à T0+100ms, 120ms et 200ms. La dissipation de l’énergie de turbulence est très rapide est diminue d’un ordre de grandeur proche de 100 au cours du cycle.

Plusieurs propriétés caractéristiques de la turbulence peuvent alors être déduites de l’énérgie cinétique et de sa dissipation, comme les tailles des structures liées aux phénomènes dissipatifs, échelles de longueur et de temps de Kolmogorov par les relations (3). Les principales grandeurs caractéristiques de la turbulence sont regroupées dans le Tableau 1 pour les trois instants choisis. L’échelle de longueur de Kolmogorov augmente avec la diminution de la dissipation visqueuse. La taille caractéristique des tourbillons les plus petits est doublé en fin de cycle. Le temps de retournement de ces petits tourbillons évolue de 280µs à 1.8ms à T0+200ms. Le nombre de Reynolds caractérisant ces petites structures (Reη) évolue peu au cours du cycle pour rester proche d’une moyenne de 6.5.

>< U >< 'u >< '3u >< '4u >< k ε η τη Reη Lux Lu

y Lvx Lv

y ReL

m.s-1 m.s-1 m3.s-3 m4.s-4 m2.s-2 m.s-1 mm ms mm mm

T0+100ms -0.020 1.156 -8.6 E-2 4.26 E0 1.970 88.23 0.045 0.28 7.30 7.38 4.25 4.40 6.40 1200

T0+120ms 0.113 0.779 -1.6 E-2 9.10 E-1 0.880 26.11 0.061 0.52 6.67 8.12 4.69 4.24 6.64 885

T0+200ms 0.057 0.370 3.5E-4 4.60E-2 0.210 2.21 0.113 1.80 5.88 8.69 4.99 4.50 6.26 451

Tableau 1 – Echelles caractéristiques de l’écoulement (ν =7.14 10-6 m2.s-1 à 364K et 3.1 bar).

La taille caractéristique des tourbillons à grande échelle, les plus énergétiques est estimée à partir de l’échelle intégrale de longueur axiale ( xL ) et transversale ( yL ) qui peut étre définie sur la composante de vitesse u (

uL ) et v ( vL ). Ces échelles sont présentées dans le Tableau 1. L’échelle

intégrale de longueur axiale de la vitesse axiale ( xuL ) présente une valeur moyenne de 8 mm au

cours du cycle. Le rapport de cette échelle à l’échelle de Kolmogorov est de l’ordre de la centaine. L’échelle y

uL est en moyenne de 4.5 mm et le rapport yu

xu LL 2= , caratéristique d’une turbulence

homogène et isotrope est globalement retrouvé. En revanche, le rapport yv

xv L/L n’est que de 1.5.

Cette différence est probablement due à la direction particulière d’injection de la turbulence. Le nombre de Reynolds ReL caractérisant la turbulence de ces structures à grande échelle, calculé sur la dimension x

uL , évolue de 1200 à 451 au cours du cycle et présente un rapport 100 par

rapport à Reη.

Cette première caractérisation des propriétés de la turbulence générées dans l’enceinte fournit le support indispensable à l’analyse de l’effet de la turbulence sur la vitesse de combustion turbulente, dont quelques résultats sont présentés dans le paragraphe suivant. Comme indiqué précédemment, dans la suite de cette étude, il sera nécessaire pour une analyse plus fine des


8

caractéristiques de la turbulence d’introduire des méthodes de filtrage spatial et/ou de décomposition pour dissocier les fluctuations de la turbulence de celles introduites par la variabilité cycle-à-cycle des grandes structures de l’écoulement.

7 Vitesse de combustion turbulente Les mesures de vitesses de combustion turbulentes sont réalisées à partir d’une série

d’images de tomographie acquises avec un dispositif expérimental similaire au dispositif utilisé pour les mesures de PIV (§2). Les seules modifications concernent la synchronisation maintenant à fréquence fixe et la réduction du champ de visualisation de manière à augmenter la cadence d’acquisition de la caméra (f=4 kHz). L’évolution temporelle de la surface de flamme est déduite de ces images. La vitesse de flamme est obtenue à partir de l’évolution d’un rayon de flamme équivalent à la surface de la flamme turbulente [6]. Les acquisitions ont été réalisées pour plusieurs carburants (isooctane, éthanol, E80 (83% vol.), E20 (20%vol.), différentes richesses (0.8, 0.9, 1 et 1.1) et pour des niveaux variables de l’intensité de la turbulence. L’intensité de turbulence est modifiée en réalisant l’allumage du mélange à délai croissant par rapport au départ du piston T0: T0+100 ms, T0+120 ms et T0+200 ms. Parmi toutes ces conditions, seuls les résultats moyens seront présentés pour la combustion d’un mélange air-éthanol à richesse 1.1 et une intensité de turbulence variable (Figure 8).

Figure 8 – Rapport de la vitesse de flamme turbulente sur la vitesse de flamme plane non étirée pour un

mélange éthanol-air à richesse 1.1 et pour différents niveaux d’intensité de turbulence –Vitesses de flamme relatives aux gaz brûlés non corrigées par le rapport des masses volumiques (SL

0 non corrigé=2.84m/s,

SL0=0.36m/s à 325K et 3 bar).

Pour les trois niveaux de turbulence choisis, une diminution de la vitesse de flamme est tout d’abord mesurée. Elle est attribuée à l’influence de l’étincelle sur les premiers instants de propagation de la flamme. Ensuite, une accélération de la vitesse de flamme est mesurée tout au long de l’acquisition. Malgré le faible niveau de fluctuation retenu pour le cas le moins turbulent (<u’>=0.35 m.s-1), la vitesse de flamme présente une accélération significative et la vitesse de propagation excède rapidement celle obtenue en écoulement laminaire (jusqu’à un facteur 1.25). En écoulement turbulent, la vitesse de flamme n’atteint pas de régime stationnaire sur l’échelle de temps mesurée, contrairement au cas laminaire. L’influence de la turbulence sur la vitesse de flamme apparaît clairement sur ces résultats : la vitesse obtenue pour le cas le plus turbulent présente jusqu’à un facteur 1.6 par rapport au cas le moins turbulent et le rapport de vitesse entre le cas laminaire et le cas le plus turbulent (<u’>=1.12 m.s-1) est au maximum de 2.

Les résultats obtenus avec d’autres carburants montrent que les plus fortes vitesses de combustion turbulentes sont mesurées pour l’éthanol et les plus faibles pour l’iso-octane. Ces résultats sont en cohérence avec les résultats obtenus en régime laminaire et montrent que les réponses différentes à l’étirement des mélanges ne contrebalancent par les écarts importants qui existent entre les vitesses de combustion laminaire. L’effet de la turbulence semble être plus marqué pour l’éthanol. Une étude plus poussée sur les propriétés locales des zones réactives basée sur leur topologie permettrait certainement de mettre en évidence des niveaux de


9

plissement plus ou moins importants suivant les mélanges, pour des niveaux de turbulence comparables.

8 Conclusion Dans ce travail nous avons utilisé une chambre de combustion à volume constant et

turbulence variable pour étudier les vitesses de propagation de flammes turbulentes pour différents mélanges combustibles. La caractérisation aérodynamique de l’écoulement dans la chambre a mis en évidence une bonne isotropie et une bonne homogénéité des grandeurs fluctuantes. En s’appuyant sur ces propriétés, plusieurs grandeurs telles que la dissipation de l’énergie cinétique et les échelles de Kolmogorov peuvent être estimées à partir de l’énergie cinétique de turbulence, ces grandeurs étant difficiles à quantifier expérimentalement.

Cette analyse aérodynamique permet de connaître avec précision les niveaux de fluctuations de vitesse ainsi que les propriétés de la turbulence pendant toute la phase de mesure de la vitesse flamme turbulente. Par la suite, une analyse plus poussée des grandeurs fluctuantes nécessitera de recourir à des méthodes de filtrage et/ou de décomposition pour s’affranchir de la variabilité des structures à grandes échelles dans la caractérisation de la turbulence des cycles.

9 Références [1] Aliseda A., Cartellier A., Hainaux F., Lasheras J.C., Effect of preferential concentration on the settling

velocity of heavy particles in homogeneous isotropic turbulence, Journal of Fluid Mechanics, Volume 468, pp 77-105

[2] Lawes M., Ormsby M.P., Sheppard C.G.W., Woolley R., The turbulent burning velocity of iso-octane/air mixtures, Combustion and Flame, Volume 159, Issue 5, pp 1949-1959.

[3] Liu C.C., Shy S.S, Peng M.W., Chiu C.W., Dong Y.C., High-pressure burning velocities measurements for centrally-ignited premixed methane/air flames interacting with intense near-isotropic turbulence at constant Reynolds numbers, Combustion and Flame, Volume 159, Issue 8, pp 2608-2619.

[4] Sukumaran S., Kong S.C., Numerical study on mixture formation characteristics in a direct-injection hydrogen engine, International Journal of Hydrogen Energy, Volume 35, Issue 15, pp 7991-8007.

[5] Chen L., Stone R., Richardson D. A study of mixture preparation and PM emissions using a direct injection engine fuelled with stoichiometric gasoline/ethanol blends, Fuel, Volume 96, pp 120-130.

[6] Lecordier B., Etude de l’interaction de la propagation d’une flamme pré mélangée avec le champ aérodynamique, par association de la tomographie laser et de la vélocimétrie par images de particules, 1997, Thèse de l’Université de Rouen.

[7] Fraser R.A., Bracco F.V. Cycle resolved LDV integral length scale measurements investigating clearance high scaling, Isotropy, and Homogeneity in an IC engine, SAE Technical Paper Series, no890615, 1989.

[8] Glover A.R., An investigation into turbulence in engines using scanning LDA, SAE Technical Paper Series, no880379, 1988.

Caractérisation de l’aérodynamique d’un écoulement...

Documents

Transcript of Caractérisation de l’aérodynamique d’un écoulement...