Contact
Engler-Bunte-Ring 1
76131 Karlsruhe
Building 40.13.II
Phone: +49(0)721 608 7078
Fax: +49(0)721 661501
E-mail: Sekretariat
Engler-Bunte-Ring 1
76131 Karlsruhe
Building 40.13.II
Phone: +49(0)721 608 7078
Fax: +49(0)721 661501
E-mail: Sekretariat
... you will find on our event schedule page
Teilprojekt A3
Selbstzündungsprozesse bei instationären Freistrahlen
Die Selbstzündung von Kohlenwasserstoffen wird unter
Bedingungen untersucht, wie sie bei der Direkteinspritzung in
Verbrennungsmotoren auftreten. Um grundlegende Phänomene untersuchen zu können,
blieb der Verdampfungsprozess zunächst ausgespart und das Augenmerk wurde auf
gasförmigen Brennstoff gerichtet. Dimethylether (DME) als kurzkettiger
Kohlenwasserstoff zeigt bei der Selbstzündung hinsichtlich der
Niedertemperaturoxidationskinetik bei vergleichbaren Zeitskalen ähnliches
Verhalten wie konventionelle Brennstoffe. Die instationäre Entwicklung eines
Freistrahls und seine Vermischung mit der Umgebung wurde bei hoher zeitlicher
Auflösung unter Berücksichtigung von Druck, Temperatur und Geschwindigkeitsfeld
untersucht. Dabei wurde auf Versuchsparameter zurückgegriffen, die sich bei
früheren Zündversuchen an der Anlage als sinnvoll erwiesen hatten. Die
Ergebnisse der inerten Versuche, die sich auf
den Mischungsprozess zwischen Brennstoff und Umgebung konzentrieren,
liefern verbundene Wahrscheinlichkeitsdichtefunktionen von Konzentration und
Geschwindigkeit, die ihrerseits als Validierungsdaten für CFD-Modellierung
dienen. Die vorliegenden Ergebnisse zeigen die zeitliche und räumliche Verteilung
des Mischungsbruchs.
Versuchsaufbau
Die Druckkammer am Institut für Kern- und Energietechnik des
Forschungszetrums Karlsruhe hat ein Volumen von 5 Litern und ist für
Experimente bis 40 Bar und 500°C ausgelegt. Optische Zugänge ermöglichen den
Einsatz von Lasermesstechniken. Die Einspritzvorrichtung besteht aus einem
schnell schaltbaren Ventil mit einem angeschlossenen Düsenrohr, wodurch
Wandeinflüsse vermieden werden. Am Ende dieses Rohres mit einem
Innendurchmesser von 2mm besteht eine ausgebildete Rohrströmung.
Abb. 1:
Versuchsaufbau für LIF-Messungen
Ergebnisse
Charakteristik der
Rohrdüse
Abb. 2:
Zeitlich aufgelöstes Geschwindigkeitsprofil am Düsenaustritt
Zur Charakterisierung des Injektionssystem wurden zeitlich
hochauflösende LDA-Messungen mit Silikonöl als Tracer durchgeführt. In Abb. 2 dargestellt
ist die zeitliche Entwicklung der mittleren Geschwindigkeit über dem Rohrradius
bei der Eindüsung von Stickstoff ausgehend von 70bar in eine
Stickstoff-Atmosphäre in der Kammer von 25bar. Das Profil entlang des Radius ist
zunächst fast rechteckförmig ist und zeigt ein starkes Überschwingen. Während
der Einschwingphase bildet sich eine Grenzschicht aus, aus der ein rundes
Profil hervorgeht. Dieses wird stationär bevor das Ende der Injektionszeit von
15ms erreicht wird. Nach dem Abschalten ist auch ein gasdynamisches
Nachschwingen der Düsenströmung zu beobachten. Dieser Verlauf ist auch für
andere Druckverhältnisse zu sehen, auch wenn sich unterschiedliche
Geschwindigkeiten einstellen. Bei der Normierung auf die maximale
Geschwindigkeit in Düsenmitte fallen alle stationären Profile zusammen. Im
wesentlichen entspricht die Form der eines turbulenten Rohrströmungsprofils.
Zum Vergleich ist das 1/7-Potenzgesetz für Rohrströmungen als gestrichelte
Linie eingezeichnet, welches sehr gut die Geschwindigkeitsprofile beschreibt. Die
im unteren Diagramm dargestellten Turbulenzgrade, liegen im Kernbereich zwischen
5 und 8% vor, während in der Scherschicht höhere Turbulenzgrade entstehen.
Geschwindigkeitsverteilung
Im Vergleich zur kontinuierlichen Messung mit LDA erfolgen
die Messungen mit PIV phasenaufgelöst, d.h. immer zum selben Zeitpunkt nach dem
Beginn der Eindüsung. In Abb. 3 ist die Entwicklung des mittleren
Geschwindigkeitsfelds zu den ausgewählten Zeitschritten 4, 5, 8 und 20ms
dargestellt. Die Geschwindigkeitswerte sind mit der Farbskala hinterlegt und
reichen bis 18m/s. Zur Orientierung ist der Außendurchmesser des Düsenrohres
skizziert. Man sieht die typische Ausbildung des Kopfwirbels, der stromab
transportiert wird und dabei an Geschwindigkeit verliert. Zum Zeitschritt 20ms
ist der Strahl bereits stationär. Man erkennt, dass die Geschwindigkeiten
zwischen Düse und Kopfwirbel zuerst zunehmen und dann wieder abnehmen. Die
bereits mit LDA gefundenen Schwingungen am Düsenaustritt pflanzen sich demnach
räumlich fort.
Werden nun radiale Schnitte durch das stationäre
Geschwindigkeitsfeld gelegt und die Geschwindigkeiten auf die jeweilige
Achsgeschwindigkeit normiert sowie der Radius auf den Halbwertsradius bezogen,
so sieht man, dass die Geschwindigkeiten selbstähnlich sind. Der Verlauf ist
hier erwartungsgemäß gaußförmig.
Abb. 3:
Geschwindigkeitsfeld im Freistrahl
Verteilung des
Mischungsbruchs
Abb. 4 zeigt oben eine Einzelinjektion für einen Vordruck
von DME bei 70bar, 210°C bei Eindüsung in eine Stickstoffatmosphäre von 30bar,
410°C nach 15ms Eindüsdauer. Die mit LIF gemessene 2D-Mischungsbruchverteilung
ist in der Farbskala dargestellt. Hierbei sind die turbulenten Strukturen des
vorausgehenden Stickstoffstrahls sehr gut zu erkennen. Der Mittelwert aus 100
Bildern und die dazugehörige Standardabweichung sind in den Bildern darunter zu
sehen. Bei Bezug der RMS-Werte auf das mittlere Mischungsbruchfeld ergeben sich
Schwankungsgrade bis 30%. Zum Vergleich ist rechts der stationäre Strahl
gezeigt.
Abb. 4:
Einzeleindüsung, Mittel- und RMS-Wert bei 15ms, stationärer Strahl bei 20 ms
Die zeitliche Entwicklung der mittleren
Mischungsbruchprofile am Düsenaustritt zeigt Abb. 5. Das Mischungsbruchprofil
ist achsensymmetrisch über den Radius verteilt. Allerdings nimmt bei höheren
Mischungsbrüchen zu späteren Zeitschritten die Absorption erwartungsgemäß zu,
so dass der mittlere Mischungsbruch auf der Strahlachse unterschätzt wird.
Daher wird zur Fehlerreduzierung nur die laserzugewandte Seite der
Konzentrationsprofile gewertet. Dabei können die radialen Profile sowohl in
ihrer zeitlichen (linkes Diagramm) als auch räumlichen Entwicklung (rechtes
Diagramm) sehr gut durch Gauß-Funktionen beschrieben werden. Im stationären
Profil ist die Tracerkonzentration an der Freistrahlachse bereits so hoch, dass
eine merkliche Absorption des Laserlichts auftritt.
Abb. 5:
zeitliche (links) und räumliche (rechts) Entwicklung des radialen Mischungsbruchsprofils
Zusammen mit der Abb. 5. (links) lässt sich im Diagramm
rechts die räumliche Entwicklung der radialen Mischungsbruchverteilung beim
zündwahrscheinlichen Zeitschritt 16ms nachvollziehen. Die Konzentration auf der
Strahlachse nimmt mit zunehmendem Düsenabstand ab, während das Profil
gleichzeitig breiter wird. Die örtlichen Verläufe des mittleren Mischungsbruchs
auf der Freistrahlachse sind für pK=40bar in Abb. 5 als zeitliche
Abfolge eingetragen. Neben den Messwerten sind gefittete Hyperbel-Funktionen
eingezeichnet. Die phasenaufgelösten Zeitschritte zeigen somit reziproke
Proportionalität zum Düsenabstand x/d, eine mathematische Beschreibung der
zeitlichen und örtlichen Entwicklung der Hyperbel, die für alle Zustände gültig
ist, erweist sich jedoch als schwierig.
In Abb. 6 ist die Eindüsung in eine 40bar-Atmosphäre gezeigt
(die vorhergehenden waren in 30bar). Dabei verhält sich die Ausbreitung
ähnlich, aufgrund der langsameren Geschwindigkeit liegt der zündwahrscheinliche
Zeitschritt jedoch bei 19ms etwas später.
Schneidet man den Strahl radial, so wandert der Schwerpunkt
der Mischungsbruchverteilung von einem hohen Wert in der Strahlmitte bis zu
Null im Strahlrand. Die Balken stellen die gemessene Verteilung vor und die
blaue Kurve ist die Beta-Funktion, deren Parameter sich nur aus dem Mittelwert
und der Varianz der Verteilung berechnen. Man erkennt, dass die Übereinstimmung
sehr gut ist. Wie für die radialen Profile gezeigt, lassen sich auch die
axialen Profile der Mischungsbruchverteilung durch Beta-Funktionen darstellen.
Abb. 6:
Radiale Statistik der Mischungsbruchverteilung
Durch Kenntnis der lokalen Mischungsbruchverteilung kann als
Maß für die Zündfähigkeit eine Integration innerhalb der Zündgrenzen von DME durchgeführt
werden. Daraus ergibt sich eine zweidimensionale Verteilung der so definierten
Zündfähigkeit gemäß Abb. 7. Der Wert 1 bedeutet in diesem Fall, dass die
komplette Verteilung des Mischungsbruchs innerhalb der Zündgrenzen liegt. Dabei
ist zu beachten, dass die echten Zündgrenzen unter den vorliegenden
nicht-atmosphärischen Bedingungen aufgeweitet sind und für den echten Zündort
die Verteilung von Temperatur und Streckung eine Rolle spielt. Abb. 7 ist zu
entnehmen, dass bereits in der Einströmphase zündfähige Mischungen vorliegen.
Abb. 7:
Integration über lokale PDFs liefert die örtliche Wahrscheinlichkeit
zündfähiger Mischung
Induktionszeiten bei
der Selbstzündung
Die Selbstzündung wird mit Hilfe eines Schattenaufbaus
detektiert (Abb. 8). In diesem Fall wird DME in eine Luftatmosphäre bei 40bar,
447°C eingedüst. Da DME einen anderen Brechungsindex als die Luft-Umgebung
besitzt, lässt sich bereits die Einströmung durch die Lichtstrahlablenkung
beobachten. Die dargestellten Aufnahmen entstammen aus einer 1kHz-Aufnahme, bei
der die Einströmung ab 17ms sichtbar ist. Die Selbstzündung erfolgt hierbei
zwischen den Zeitschritten 19 und 20ms. Im Bild 20ms erkennt man eine
Temperaturerhöhung, da sich damit auch die optische Dichte im Messfeld
verändert und als Schlieren sichtbar wird. Als Durchlichtverfahren bleibt diese
Information nur integral, allerdings lässt sich auch bei mehrfacher
Wiederholung kein bestimmter Zündort ausmachen. Die Selbstzündung erfolgt immer
über einen größeren homogenen Bereich gleichzeitig.
Abb. 8:
Detektion der Selbstzündung mit Hochgeschwindigkeitsschattenverfahren
Vergleich mit der
Simulation
Die chemische Reaktion wird durch eine Zweistufen-Zündung
beschrieben, die typisch für Kohlenwasserstoffe ist. Dieses Verhalten kann mit
einer Flamelet-Simulation mit dem INSFLA-Code gezeigt werden. Durch die Annahme
einer laminaren Reaktionszone kann auf ein Turbulenzmodell verzichtet werden. Die
zeitliche Entwicklung der maximalen Temperatur sowie maximaler Molenbrüche von
ausgewählten Spezies im Rechengebiet zeigt Abb. 9 (links). Ausgehend von der
Lufttemperatur bei 720K bilden sich über den Niedertemperatur-Mechanismus
Peroxi-Radikale (CH3OCH2O2), die nach einer
ersten Induktionszeit von t1=2.97ms zur ersten Zündstufe führen. Der Wendepunkt im zeitlichen
Temperaturprofil gibt dabei die Zeit t1 vor. Innerhalb dieser Zündstufe
erhöht sich die Temperatur in Folge der anfänglichen Peroxi-Radikalbildung.
Durch die degenerierte Kettenverzweigung wird die weitere Peroxi-Bildung
daraufhin abgeschwächt. Der Mechanismus wird dann abgelöst von der Bildung von H2O2,
so dass die Radikalbildung auf einem anderen Weg fortgeführt wird. Eine
Freisetzung von OH-Radikalen durch den Zerfall von H2O2
wird in dieser Phase nicht beobachtet. Die freigewordene Reaktionswärme erhöht
die Temperatur bis zum Wendepunkt t2=3.31ms des Temperaturprofils, an
dem die komplette Durchzündung eintritt mit einer plötzlichen Dissoziation von
H2O2. Die freiwerdenden Hydroxyl-Radikale bilden zusammen
mit H- und O-Radikalen den Hochtemperatur-Oxidationsmechanismus mit einer
adiabaten Flammentemperatur von 2630K.
Die Strömung bewirkt durch Streckung des potenziellen
Zündortes eine Wärmeableitung und Abtransport von Radikalen. In Abb. 9 (rechts)
ist das Verhalten der Zündverzugszeit über der eingestellten Streckrate a bei
30 und bei 40bar zu sehen. Für a=0 sind die Werte für t1 und t2 aus der ruhenden Rechnung
eingetragen. Bei Erhöhung der Streckung verzögert sich die Selbstzündung, wobei
es einen Knickpunkt bei etwa 850/s gibt, ab dem der Zündverzug steiler
ansteigt. Für a>1000/s liegen die Zündzeiten außerhalb der Injektionszeit
des Freistrahls. Eine kritische Streckrate begrenzt die Zündfähigkeit,
innerhalb derer eine Selbstzündung unter Strömungseinwirkung möglich ist.
Abb. 9:
Flameletsimulation der Zweistufenzündung und Einfluss der Streckrate auf die
Zündverzugszeit
G. Fast Laseroptische
Strömungsdiagnostik zu Selbstzündungsprozessen bei Freistrahlen