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

Eingesetzte Messtechniken:

• Schattenaufnahmen
• Laser Doppler Anemometrie (LDA)
• Particle Image Velocimetry (PIV)
• Laser Induced Fluorescence (LIF)

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 p_K=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.

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