第七章 汽油機(jī)燃燒與準(zhǔn)維燃燒模型

第七章火花點燃式內(nèi)燃機(jī)燃燒與準(zhǔn)維燃燒模型堯命發(fā)火花點燃式發(fā)動機(jī)燃燒火焰?zhèn)鞑ナ屈c燃式發(fā)動機(jī)燃燒的重要特征，強(qiáng)烈地受缸內(nèi)氣流湍流運(yùn)動的影響，決定性地影響到火焰結(jié)構(gòu)和火焰?zhèn)鞑?。湍流特性影響燃燒過程，點火式發(fā)動機(jī)實質(zhì)上是湍流燃燒。湍流燃燒模型就是建立描述湍流、點火、火焰?zhèn)鞑サ热紵卣鲄?shù)及其相互間的一組數(shù)學(xué)表達(dá)式，并與內(nèi)燃機(jī)參數(shù)和運(yùn)行參數(shù)聯(lián)系起來，可以預(yù)測內(nèi)燃機(jī)結(jié)構(gòu)參數(shù)、運(yùn)行參數(shù)變化后的燃燒特性。2內(nèi)容提要湍流基本概念內(nèi)燃機(jī)缸內(nèi)湍流流動特點湍流火焰結(jié)構(gòu)火花點燃式發(fā)動機(jī)燃燒實驗觀察湍流燃燒模型點燃式發(fā)動機(jī)非正常燃燒火花點燃式發(fā)動機(jī)燃燒模型汽油機(jī)燃燒技術(shù)發(fā)展湍流基本概念

湍流，或稱紊流，是自然界廣泛出現(xiàn)的流體運(yùn)動。在自然界的流體運(yùn)動，幾乎都屬于紊流這個范疇。目前關(guān)于紊流或湍流這個詞在流體力學(xué)中已普遍采用，但是對它下一個全面確切的的定義，卻不太容易。在20世紀(jì)50年代以前，常常將紊動定義為“紊亂無序的流體運(yùn)動”。當(dāng)然，紊亂無序是紊流的一個重要特征。正是由于這個特性，才無法用簡單的空間和時間函數(shù)對紊流進(jìn)行全面描述。但這決不是說紊流運(yùn)動無規(guī)律可循，它完全可以為機(jī)率理論所描述。應(yīng)用統(tǒng)計概念，完全可以給出各種量，如流速、壓力、溫度等準(zhǔn)確的平均值，從而有可能對紊流的運(yùn)動規(guī)律進(jìn)行數(shù)學(xué)上的描述。所以，紊流一方面具有隨機(jī)性質(zhì)，在空間上和時間上做紊亂無秩序的變化，另一方面又具有準(zhǔn)確的統(tǒng)計平均值，完全符合流體力學(xué)基本規(guī)律。湍流的產(chǎn)生湍流是由大雷諾數(shù)引起流動不穩(wěn)定性而產(chǎn)生的,層流管流在雷諾數(shù)大約2000時變成湍流;湍流不能依靠自身來維持，需要從周圍不斷吸取能量。在層流中，絕大多數(shù)的不穩(wěn)定性理論都是線性理論，僅對非常小的擾動是適有的，它不能解決湍流中的大脈動問題。另一方面，幾乎所有的湍流理論都是漸近的理論，在大雷諾數(shù)流動中是相當(dāng)精確的，但當(dāng)雷諾數(shù)較低，湍流不能自身維持時，理論就不可不完全精確了。從層流到湍流的轉(zhuǎn)變開始于最早的不穩(wěn)定機(jī)理。湍流的性質(zhì)不規(guī)則性：湍流不以能用定數(shù)的方法描述，只能求助于統(tǒng)計的方法。擴(kuò)散性：擴(kuò)散加速了混合，增加了動量、熱和質(zhì)量的傳遞速率。大雷諾數(shù)：當(dāng)雷諾數(shù)很大時，層流流動首先變得不穩(wěn)定，而后產(chǎn)生湍流。三維的渦量脈動：湍流是一個有旋的三維的運(yùn)動。湍流以很強(qiáng)的渦量脈動為其特征。耗散性：粘性切應(yīng)力克服應(yīng)變率作用導(dǎo)致流體的內(nèi)能增加，湍流的動能隨之減小。為了補(bǔ)償粘性損耗，湍流需要不斷補(bǔ)充能量。如果沒有能量補(bǔ)充，湍流將很快衰減。連續(xù)性：湍流是滿足流體力學(xué)基本方程的連續(xù)現(xiàn)象。湍流是一種流動：湍流是流體流動的特性.湍流的大尺度渦團(tuán)具有擬序性和間歇性:湍流大尺度渦團(tuán)的運(yùn)動并非是完全隨機(jī)的，而是在空間上表現(xiàn)出一定程度的有序(擬序)性，時間上表現(xiàn)出一定的周期（間歇性）性。湍流統(tǒng)計理論的若干基本概念

統(tǒng)計理論采用嚴(yán)格的統(tǒng)計力學(xué)的方法，著重研究湍流的內(nèi)部結(jié)構(gòu)（即脈動結(jié)構(gòu)）。描述湍流的統(tǒng)計平均法

按照雷諾的觀點，隨機(jī)變化的湍流瞬時量φ可以分解成平均值和脈動值，平均值可以用不同的平均方式得出。對宏觀定常或準(zhǔn)定常的湍流，一般采用時間平均；對于空間上均勻的流場，可以采用空間平均，而對內(nèi)燃機(jī)缸內(nèi)湍流這類既不定常又不均勻的湍流系，則以采用在同樣條件下的大量重復(fù)的實測為依據(jù)的系綜平均為宜（對于內(nèi)燃機(jī)而言，則以采用在同樣曲軸轉(zhuǎn)位置下從大量循環(huán)次數(shù)獲取的相位平均）脈動值定義為瞬時值對平均值的偏離。因此，湍流參數(shù)瞬時值等于平均值與脈動值的線性迭加，即為所謂湍流的雷諾分解。統(tǒng)計平均法滿足幾個基本的雷諾平均法則：分別稱為脈動量的二階相關(guān)矩和三階相關(guān)矩。它們通常都不等于零。其大小取決于兩個或三個隨機(jī)量之間互相關(guān)聯(lián)的程度。由此可見非線性的隨機(jī)量(兩或多個隨機(jī)量的乘積)實施雷諾平均后，會產(chǎn)生新的未知量－脈動量的相關(guān)矩。這表明，湍流的的起源正是在于控制方程中的非線性項。為了描述湍流脈動的平均強(qiáng)度，一般采用脈動速度的均方根值，稱為湍流強(qiáng)度，流速U和湍流強(qiáng)度u’定義如下：u(t)為流速的脈動分量；湍流尺度

從湍流統(tǒng)計理論的觀點看，流場中某點的脈動量可以視為各種不同尺度(或不同頻率)的渦團(tuán)經(jīng)過該點所造成的漲落。大尺度渦頻率低，小尺度渦頻率高。最大的渦與固體邊界或平均流場的宏觀尺寸同階，而最小的渦則向分子無規(guī)則運(yùn)動尺度的方向延伸。由于渦團(tuán)的尺度是一個隨機(jī)量，所以只能用統(tǒng)計力學(xué)的方法，借助所謂相關(guān)系數(shù)的概念來定義湍流尺度?？紤]兩個相鄰固定距離的兩個空間點A和B，如渦團(tuán)平均尺度大，則兩點經(jīng)常處于同一渦團(tuán)內(nèi)，這兩點上物理量的脈動規(guī)律就很接近，用統(tǒng)計學(xué)的語言來說，這二點脈動量的相關(guān)就大；如渦團(tuán)平均尺度小，則它們經(jīng)常分別處于兩個渦團(tuán)之中，兩點脈動量相差就小，因而空間相關(guān)系數(shù)能較好地反映渦團(tuán)的平均尺度。積分長度尺度或湍流尺度可用任意兩個相鄰點脈動速度的脈動相關(guān)系數(shù)的積分值表示，即f(x)為湍流縱向自相關(guān)系數(shù)，其定義為：對于相距很小的兩點(x取值較小)，處于同一渦團(tuán)的機(jī)會多，故兩點的相關(guān)就大。當(dāng)兩點相距較大（x取值較大），兩點處于同一渦團(tuán)機(jī)會就少，而處于互不相關(guān)的不同渦團(tuán)中的機(jī)會增多，故兩點的相關(guān)小。引入湍流尺度L后，當(dāng)兩點距離小于或等于L時，則認(rèn)為兩點落在同一個平均渦團(tuán)內(nèi)，是相關(guān)的，否則是不相關(guān)的?？梢奓給出了總體渦團(tuán)的平均大小。為了確定L，需要同時測定流場中兩個點的速度脈動值，這就增加了實驗工作的困難，因此，一般先求出積分時間尺度然后計算出L。在統(tǒng)計定常湍流場中，空間某固定點在不同時間的速度間的相互關(guān)聯(lián)定義為積分時間尺度:若湍流在通過測定點時，沒有很大的畸變，而且湍流本身較弱。除積分尺度以外，還可以利用相關(guān)系數(shù)引入微尺度的概念，用以表示湍流場中小渦團(tuán)的大小。以f(x)為例，假設(shè)x很小，泰勒展開為：對于均勻湍流有下列關(guān)系略去高階項，將上式對求兩次導(dǎo)數(shù)在x=0處，曲率半徑為：因此，λ反映了相關(guān)系數(shù)f(x)在x趨近于零附近的形態(tài)，λ是小渦的尺度，稱為泰勒尺度，它與湍流中能量的耗散有密切關(guān)系。同樣可以定義泰勒時間尺度：對于均勻的(無空間梯度)和等熵的(無明確方向性)湍流場，然而，泰勒微尺度并不是湍流脈動結(jié)構(gòu)中最小的尺度。后者是直接與湍流能轉(zhuǎn)變?yōu)闊崮艿暮纳⑦^程相聯(lián)系，稱為科爾莫果諾夫(Kolmogorov)微尺度

相應(yīng)的Kolmogorov時間微尺度定義為：表征最小湍流結(jié)構(gòu)的動量擴(kuò)散時間。關(guān)于三種尺度的的關(guān)系，Tenneks提出了一個模型，湍流動能及其耗散率湍流運(yùn)動是要消耗能量的。為保持湍動就需要不斷地向湍流提供能量。在湍動作用下，隨著流體的擴(kuò)散，能量也不斷擴(kuò)散。只有當(dāng)供給湍流的能量，擴(kuò)散的能量和消耗和能量處于平衡狀態(tài)時，湍流才能處于恒定狀態(tài)。三種湍流動能：瞬時流動能的平均值、平均流動能和脈動流動能的平均值，對于單位質(zhì)量流體而言，其瞬時流動能為：此項動能平均值稱為湍能，一般用k表示：即湍流的總動能(瞬時流動能的平均值)等于平均流動能與湍能之和。湍能的耗散率在不可壓縮粘性流體中，由于分子粘性而引起的機(jī)械能(動能)耗散為：為平均流之應(yīng)變張量。湍流脈動動能的耗散率類似地定義為：sij是湍流脈動流的應(yīng)變張量。方括號中前兩項為各向同性耗散，后一項為各向異性耗散。在高雷諾數(shù)下，前者遠(yuǎn)大于后者，故有：ε的物理意義是，單位質(zhì)量流體微團(tuán)在單位時間內(nèi)由于湍流脈動而通過分子的粘性所引起的不可逆地轉(zhuǎn)化為熱能的那部分湍能。湍流統(tǒng)計理論證明，對于各向同性湍流有：上式說明，湍能的衰減或耗散與脈動速度的平方成正比，與湍流小尺度的平方成反比，湍能越強(qiáng)，其耗散也越大。λ越小，表示小尺度的渦團(tuán)產(chǎn)生越多，因此通過分子粘性耗散的湍能也越多。內(nèi)容提要湍流基本概念內(nèi)燃機(jī)缸內(nèi)湍流流動特點湍流火焰結(jié)構(gòu)火花點燃式發(fā)動機(jī)燃燒實驗觀察湍流燃燒模型點燃式發(fā)動機(jī)非正常燃燒火花點燃式發(fā)動機(jī)燃燒模型汽油機(jī)燃燒技術(shù)發(fā)展內(nèi)燃機(jī)缸內(nèi)湍流流動特點內(nèi)燃機(jī)缸內(nèi)湍流的定義和描述描述內(nèi)燃機(jī)缸內(nèi)湍流最為困難的是：內(nèi)燃機(jī)缸內(nèi)湍流不能象對統(tǒng)計的定常流或準(zhǔn)定常流那樣采用通常的時間平均法，即把脈動量分量定義為對其時均值的偏離。由于內(nèi)燃機(jī)瞬變而又周期性工作的特點，即使在穩(wěn)定工況下，每個循環(huán)過程中參數(shù)的演變也不可能完全一致，甚至連續(xù)的兩個循環(huán)內(nèi)氣缸中的平均流速也可能有顯著的變化。因此，在研究內(nèi)燃機(jī)缸內(nèi)湍流時，既要考慮到循環(huán)的某一時刻(某一曲軸轉(zhuǎn)角)平均流場可能產(chǎn)生的循環(huán)變動，也要考慮到在該循環(huán)內(nèi)平均流基礎(chǔ)上的湍流脈動。對內(nèi)燃機(jī)氣缸內(nèi)這種準(zhǔn)周期性流動，一般可采用相位平均法或系綜平均法求其湍流的特征參數(shù)。通常取很多（幾十甚至幾百個）循環(huán)，并對指定的曲軸轉(zhuǎn)角或轉(zhuǎn)角范圍進(jìn)行流速測量。缸內(nèi)湍流的主要特點基本構(gòu)形缸內(nèi)的湍流所謂基本構(gòu)形是指燃燒室和進(jìn)氣系統(tǒng)均為軸對稱，無進(jìn)氣渦流，且活塞為平頂。缸內(nèi)湍流和主要來源是進(jìn)氣射流通過氣閥時產(chǎn)生的強(qiáng)烈剪切層以及射流與缸壁的碰撞。在進(jìn)氣沖程中期，即進(jìn)氣進(jìn)行最猛烈時，缸內(nèi)湍流度達(dá)到其峰值。此時湍流分布很不均勻，而且是各向異性，主要可分為射流內(nèi)的高湍流度區(qū)和其余部位的低湍流度區(qū)。隨著平均流速的減小，湍流開始衰減。同時由于對流和擴(kuò)散作用，整個缸內(nèi)湍流趨向于均勻化和各向同性化。在壓縮沖程中，盡管進(jìn)氣產(chǎn)生的主渦還殘留在缸內(nèi)，但已經(jīng)很弱并且繼續(xù)衰減?；钊麎嚎s產(chǎn)生的正應(yīng)力和缸壁的剪切應(yīng)力對湍流的生成雖有一定貢獻(xiàn)，但由于耗散大于生成，故總的效果是湍流持續(xù)衰減。實驗表明，TDC時的平均湍流度是進(jìn)氣體積流率的線性函數(shù)，或與發(fā)動機(jī)轉(zhuǎn)速成正比。通常認(rèn)為，接近TDC時，湍流基本成為各向同性。旋流（或稱為渦流)是氣體繞氣缸軸旋轉(zhuǎn)的大尺度運(yùn)動；滾流(tumble)則是氣體圍繞與缸軸線相垂直的軸之大尺度運(yùn)動。這兩種運(yùn)動都是通過特別設(shè)計的進(jìn)氣系統(tǒng)（如導(dǎo)氣屏、切向氣道等)而產(chǎn)生的。進(jìn)氣閥關(guān)閉之后，旋流的徑向分布逐漸演化成接近剛體渦（缸壁附近除外)，這是一種平衡而穩(wěn)定的的分布，因其內(nèi)部切應(yīng)力為零。與無旋流情況相比，徑向湍流度減小，最后由于湍能在各方向重新分配的結(jié)果，使軸向和與軸垂直方向都有所減小。這說明剛體渦具有增穩(wěn)作用。由于角動量的損失，旋流速度也隨壓縮而下降。TDC時的湍流度的上限約為平均活塞速度的一半，且與進(jìn)氣狀態(tài)關(guān)系不大，同時有相當(dāng)程度的各向異性。對滾流的研究80年代以來引起重視。研究表明，進(jìn)氣產(chǎn)生旋流和滾流都具有增大TDC時燃燒室內(nèi)湍流度的作用，從而有利于混合氣和形成與燃燒。而且，滾流對此貢獻(xiàn)更為明顯。旋流與滾流燃燒室結(jié)構(gòu)的影響凹坑對缸內(nèi)流場的主要作用是在壓縮末期產(chǎn)生較強(qiáng)烈的徑向擠流(sguish)。與平頂活塞相比，擠流不僅能使燃燒室內(nèi)旋流大為增強(qiáng)，而且在頂坑入口處產(chǎn)生很強(qiáng)的局部湍流場。因此隨著壓縮的進(jìn)行，進(jìn)氣過程產(chǎn)生的初始流場的影響越來越小，而燃燒室內(nèi)的湍流特性基本是由燃燒室?guī)缀涡螤钏鶝Q定的。此時的湍流結(jié)構(gòu)是非均勻的，各向異性的。內(nèi)容提要湍流基本概念內(nèi)燃機(jī)缸內(nèi)湍流流動特點湍流火焰結(jié)構(gòu)火花點燃式發(fā)動機(jī)燃燒實驗觀察湍流燃燒模型點燃式發(fā)動機(jī)非正常燃燒火花點燃式發(fā)動機(jī)燃燒模型汽油機(jī)燃燒技術(shù)發(fā)展湍流火焰結(jié)構(gòu)

基于對火焰?zhèn)鞑C(jī)理的認(rèn)識，有兩種描述火焰?zhèn)鞑サ哪Ｐ?，一種是湍流積分尺度L比層流火焰帶的厚度δL要大得多的情況，另一種情況正好相反，L比δL要小得多，層流火焰帶的厚度為：

當(dāng)L>>δL,屬于以分子遷移過程為基礎(chǔ)的模型，是皺折的層流燃燒模型，火焰帶內(nèi)部的結(jié)構(gòu)與層流火焰完全相同，隨著流速的變化，火焰面產(chǎn)生畸變、出現(xiàn)皺折，火焰面的總面積增加，燃燒速度也加快。當(dāng)L<<δL,屬于以紊流遷移過程為基礎(chǔ)的模型，是分布反應(yīng)區(qū)模型。紊流對火焰面形狀影響不大，但對火焰帶中的熱量、基團(tuán)的遷移過程有大的影響。因紊流遷移在燃燒中是起支配作用的，所以燃燒速度加快，火焰帶也變厚。設(shè)燃燒室的面積為FL，在燃燒區(qū)傳播的皺折火焰面的總面積為FT，紊流燃燒速度定義為：根據(jù)熱力學(xué)理論，層流燃燒速度SL為燃燒速度比有如下關(guān)系式：討論：當(dāng)u’<<SL（紊流弱），可近似認(rèn)為：當(dāng)u’>>SL（紊流強(qiáng)），可近似認(rèn)為：紊流尺度不影響紊流燃燒速度。不過，一般紊流中還包含有各種尺度的渦動，也就是說，包含著各種頻率的速度變化成分，即表現(xiàn)出頻譜的分布態(tài)，這樣，紊流層流燃燒速度比雙可以寫出以紊流能譜表示的表達(dá)式：上式中，紊流強(qiáng)度u’中還包括了因火焰而形成的紊流。即流入燃燒區(qū)的未燃混合氣的紊流強(qiáng)度和因火焰而產(chǎn)生的紊流強(qiáng)度上式中第一項是為大尺度紊流所形成的部分，雖然使火焰面產(chǎn)生變形，但不影響到火焰內(nèi)部；第二項為小尺度湍流所形成的部分，影響火焰帶內(nèi)的渦團(tuán)和熱等的遷移過程。當(dāng)紊流變強(qiáng)后，不一定會使紊流燃燒速度增加，過度的紊流反而會使燃燒速度有下降的趨勢，在極端的情況下，會出現(xiàn)火焰熄滅現(xiàn)象。非常強(qiáng)的紊流使燃燒速度下降，如同急劇的速度梯度橫穿火焰使火焰?zhèn)鞑r的燃燒速度下降一樣，都是使火焰延展的結(jié)果。日本城戶等人的研究了因紊流增大火焰面面焰而促進(jìn)燃燒，以及因火焰區(qū)域的急速擴(kuò)大而抑制燃燒這兩個因素的情況，認(rèn)為存在著一個最有效的促進(jìn)燃燒的紊流尺度，提出了紊流燃燒的頻譜模型。此模型也可以說明當(dāng)紊流太強(qiáng)時，紊流燃燒速度會下降的原因。當(dāng)研究預(yù)混合紊流火焰結(jié)構(gòu)時，經(jīng)常以層流火焰帶厚度δL與紊流尺度的大小關(guān)系來劃分火焰結(jié)構(gòu)。此時，作為紊流尺度一般主為Kolmorogorov尺度η是主要的。在這個η以下尺度的小渦動，因粘性而衰減，事實上就不存在了，這個尺度η即為湍流的最小尺度。，

紊流弱或?qū)恿?，Kolmorogorov尺度比層流火焰厚度要大?；鹧媲胺迨瞧交瑢恿鳡?，隨著紊流強(qiáng)度增加，火焰鋒面起皺紋狀，在此區(qū)域里形成折皺的層流火焰。紊流層燃燒速度比用下式表示：紊流強(qiáng)，Kolmorogorov尺度比層流火焰厚度要小。此時“旋渦尺寸λ”變得非常之小，因而不可能使火焰前鋒再形成明顯的皺紋，此時燃燒區(qū)是一個很厚的區(qū)域（已不是薄火焰前鋒），內(nèi)部包含許多未燃混合氣的旋渦－稱為未燃的“孤島”，這個概念已被方形活塞和其它實驗所證實。紊流渦的大部分尺度也要比δL小，火焰面不產(chǎn)生折皺，以混合氣的小渦團(tuán)與已燃?xì)怏w的邊界區(qū)域進(jìn)行燃燒反應(yīng)。FSR用下式表示：，

屬上述兩個區(qū)域之間的寬廣范圍內(nèi)的流場狀態(tài)，同時存在著層流火焰厚相相比尺度大的渦動和尺度小的渦動。這種場合下：顯然ST與湍流尺度無關(guān)。決定紊流特性的重要參量有紊流雷諾數(shù)，是影響紊流火焰?zhèn)鞑サ淖钪匾膮⒘?。實驗表明，混合氣在很寬的范圍?nèi)，F(xiàn)SR與雷諾數(shù)的關(guān)系幾乎呈直線關(guān)系。內(nèi)容提要湍流基本概念內(nèi)燃機(jī)缸內(nèi)湍流流動特點湍流火焰結(jié)構(gòu)火花點燃式發(fā)動機(jī)燃燒實驗觀察湍流燃燒模型點燃式發(fā)動機(jī)非正常燃燒火花點燃式發(fā)動機(jī)燃燒模型汽油機(jī)燃燒技術(shù)發(fā)展火焰結(jié)構(gòu)和火焰?zhèn)鞑ミ^程的實驗觀察Namagian,M.等（MIT）SAETrans.800044

實驗在一個方形活塞可視化發(fā)動機(jī)中進(jìn)行，發(fā)動機(jī)的壓縮比為5.9。實驗得到如下觀察結(jié)果：1.

燃燒區(qū)具有一定的厚度，大約為10-14mm2.

燃燒區(qū)內(nèi)包含未燃混合氣和正在燃燒的混氣以及燃燒產(chǎn)物組成；3.一個混合氣微團(tuán)完成燃燒的時間約為1.8ms.4.火焰?zhèn)鞑ニ俣龋ɑ鹧媲颁h相對火焰前面未燃?xì)怏w的移動現(xiàn)象）為5m/s。5.按火焰前峰掃過的面積計算的放熱率與按壓力計算的放熱率數(shù)值相當(dāng)。BallalandHofebrre等

丙烷＋空氣預(yù)混火焰，紊流旋渦卷吸，厚火焰區(qū)，u’越大，火焰區(qū)越厚。Smith,J.R.圣地亞國家實驗室，SAETrans.860025研究甲烷與空氣預(yù)混合氣的燃燒過程，發(fā)動機(jī)壓縮比為5.5。圖片表明，隨著發(fā)動機(jī)轉(zhuǎn)速增加，火焰前鋒之后，出現(xiàn)更多的未燃混合氣的“孤島”。這證明確實存在著紊流的微結(jié)構(gòu)，其尺度(Scale)決定于紊流強(qiáng)度。內(nèi)容提要湍流基本概念內(nèi)燃機(jī)缸內(nèi)湍流流動特點湍流火焰結(jié)構(gòu)火花點燃式發(fā)動機(jī)燃燒實驗觀察湍流燃燒模型點燃式發(fā)動機(jī)非正常燃燒火花點燃式發(fā)動機(jī)燃燒模型汽油機(jī)燃燒技術(shù)發(fā)展湍流燃燒模型紊流結(jié)構(gòu)：Taylor大尺度L、Taylor小尺度λ和Kolmogorov尺度η

Tennekes紊流模型紊流的小尺度結(jié)構(gòu)可以用半徑為η的渦管來描述，渦管在一個尺寸為λ的旋渦內(nèi)被拉伸。Tennekes模型與各向同性粘性耗散的Bachelor模型（已被實驗所證實）是一致的。Tennekes模型意味著所有的粘性耗散只發(fā)生在渦管內(nèi)。把渦管內(nèi)的應(yīng)變率表示為：u’/η，則渦管內(nèi)單位質(zhì)量的粘性耗散率：此外，渦管內(nèi)的質(zhì)量與渦管所在的旋渦（尺寸為λ）總質(zhì)量之比為可表示為：所以，渦團(tuán)內(nèi)質(zhì)量平均粘性耗散率：Tennekes模型所使用的渦管尺寸η與旋渦尺寸之比與各向同性的Bachelor模型也是一致的，可以推導(dǎo)出：討論：①已經(jīng)有一些實驗證據(jù)證明Tennekes模型可以較好地描述小尺度紊流結(jié)構(gòu)。NarayananM.etal用鋼絲網(wǎng)進(jìn)行了實驗研究,結(jié)果發(fā)生下游平均速度U與脈動頻率之比約等于λ，說明，鋼絲網(wǎng)下游流動“反向”或“換向”的空間尺度確實是和λ尺度數(shù)量級一致。②Tennekes模型著眼于Taylor小尺度λ，而渦管的卷縮和伸展發(fā)生在λ尺度內(nèi)。Tennekes模型與Bachelor模型的一致性說明無論是各向同生還是各向異性紊流，λ尺度內(nèi)的各種性質(zhì)是一致的。Tennekes紊流燃燒的物理模型

當(dāng)一個尺度的L的混合氣團(tuán)卷入火焰區(qū)后，它將包含若干個λ尺度的層流燃燒區(qū)，其邊界為η尺度的快速傳播區(qū)。即：（1）在λ尺度內(nèi)的層流燃燒速度（2）η渦管內(nèi)快速燃燒。紊流火焰?zhèn)鞑ニ俣鹊谋磉_(dá)式由于著火后的巨大壓力梯度，火焰沿渦管η的傳播速度假定等于渦管內(nèi)絕熱膨脹速度，則火焰沿渦管的傳播速度為：

而紊流火焰?zhèn)鞑ニ俣龋篗ecormak研究表明，對于丙烷與空氣的預(yù)混合氣燃燒火焰沿渦管傳播速度為14m/s,，而層流火焰?zhèn)鞑ニ俣葍H為0.5m/s。渦管傳播速度遠(yuǎn)比層流傳播速度大。當(dāng)Ψ=1,ρu/ρb=6時，Abdel等人的統(tǒng)計數(shù)據(jù)說明：當(dāng)ReL>1000,u’/SL>10,紊流火焰?zhèn)鞑ニ俣瓤梢员硎緸椋哼@表明，ReL越大，ST與u’越接近線性關(guān)系。對于汽油機(jī)推薦用下式：火焰區(qū)的厚度和點火延遲燃燒時間：決定于λ尺度內(nèi)層流火焰速度，由于紊流尺度是一種統(tǒng)計量，假定λ的分布規(guī)律為一種概率分布，實際層流火焰最大傳播距離為2λ，所以燃燒區(qū)厚度－決定于火焰?zhèn)鞑ニ俣萐T以及λ緩燃區(qū)的燃燒時間內(nèi)容提要湍流基本概念內(nèi)燃機(jī)缸內(nèi)湍流流動特點湍流火焰結(jié)構(gòu)火花點燃式發(fā)動機(jī)燃燒實驗觀察湍流燃燒模型點燃式發(fā)動機(jī)非正常燃燒火花點燃式發(fā)動機(jī)燃燒模型汽油機(jī)燃燒技術(shù)發(fā)展汽油機(jī)非正常燃燒正常燃燒與非正常燃燒點燃、火焰?zhèn)鞑?、湍流火焰爆震燃燒實驗觀測人們對汽油機(jī)爆震燃燒現(xiàn)象的認(rèn)識曾有過兩種截然不同的認(rèn)識：火焰速度太快，實際上未端氣體的自燃現(xiàn)象汽油機(jī)循環(huán)波動循環(huán)波動不僅與缸內(nèi)流動的循環(huán)波動有關(guān)，實質(zhì)上從第一個火核形成過程就導(dǎo)致循環(huán)波動。1.火焰核心的形成假定火花塞打火后形成的初始火花核心的直徑等于淬熄距離δq，實驗統(tǒng)計數(shù)據(jù)表明，Taylor小尺度λ大于δq。由Tennekes紊流火焰結(jié)構(gòu)理論，直徑為δq的初始火核，在尺度為λ的緩燃區(qū)內(nèi)，以層流速度向快速傳播的渦管η擴(kuò)展，只有當(dāng)其達(dá)到渦管，才能引起火焰的快速傳播。從出現(xiàn)δq火核到形成可以快速向周圍傳播的火焰核心的時間稱為火焰核形成時期，代入典型的數(shù)據(jù)：J.B.Heywood等在方形活塞發(fā)動機(jī)通過實驗研究和數(shù)值模擬研究得到以下結(jié)論：（SAETrans.850209,SAETrans.870164）早期火焰核心的形成時間，決定于出現(xiàn)火花的第一個旋渦(eddy)尺度L以及層流火焰速度u，這為早期火焰形成的循環(huán)變動。在火核形成的后的快速傳播時期，宏觀氣流和火核位置決定火焰?zhèn)鞑サ谋砻娣e，這為火焰快速傳播時期的循環(huán)變動。影響發(fā)動機(jī)火核形成時間的其它因素主要有：殘余廢氣量燃空當(dāng)量比（局部）氣流運(yùn)動－火核在空間位置上的變化火花點火能量，電極形狀火花點火定時的隨機(jī)變動紊流強(qiáng)度的不均勻性(時間、空間)2.紊流強(qiáng)度對火核形成的影響B(tài)allalandLeFebvre研究結(jié)果表明，從某種趨勢上講，紊流強(qiáng)度過高不利于點火；MaylyR.研究結(jié)果為，紊流對火核的影響，表現(xiàn)為火焰核心散熱系數(shù)增加。他計算的結(jié)果為，當(dāng)紊流熱擴(kuò)散系數(shù)大于2倍的層流擴(kuò)散系數(shù)，紊流強(qiáng)度增加將加快火核的形成；當(dāng)紊流擴(kuò)散系數(shù)大于8倍的層流擴(kuò)散系數(shù)，火焰核心淬熄。從紊流角度，紊流增強(qiáng)，Taylor尺度λ減小，則燃燒時間減小，有利于火焰核心形成。但具體情況要具體分析，過強(qiáng)的紊流使紊流熱擴(kuò)散增加。上述三種觀點是相互矛盾相互補(bǔ)充的，紊流對點火過程的影響有待于深入的研究。對于分層GDI汽油機(jī)來講，噴嘴的“空穴”現(xiàn)象也是導(dǎo)致初期火核形成產(chǎn)生的循環(huán)波動的重要原因。內(nèi)容提要湍流基本概念內(nèi)燃機(jī)缸內(nèi)湍流流動特點湍流火焰結(jié)構(gòu)火花點燃式發(fā)動機(jī)燃燒實驗觀察湍流燃燒模型點燃式發(fā)動機(jī)非正常燃燒火花點燃式發(fā)動機(jī)燃燒模型汽油機(jī)燃燒技術(shù)發(fā)展火花點燃式發(fā)動機(jī)燃燒過程的數(shù)值模擬1.Blizard-Keck模型（SAETrans.740191,Trans.780232）控制方程：熱力學(xué)模型＋紊流火焰?zhèn)鞑ズ唾|(zhì)量燃燒率的現(xiàn)象學(xué)模型卷吸率模型（方程）描述未燃充量卷吸進(jìn)入火焰區(qū)的速率，方程如下：燃燒速度方程燃燒特征時間在該模型中，考慮了燃燒對紊流尺度的影響，所以Belizard-keck給出：SAE841000熱力學(xué)模型守恒方程可用兩區(qū)的或三區(qū)的假設(shè)，包括：能量方程；質(zhì)量方程（卷吸方程）；容積方程；狀態(tài)方程；缸內(nèi)工質(zhì)的熱物性。2.塔巴宗斯基等人提出的湍流燃燒模型1968年H.丁克思(Tennekes)首先提出上述的湍流結(jié)構(gòu)猜想，1974年G.L.Brown等人首先觀察到湍流場有確定的結(jié)構(gòu)，在Tennekes湍流結(jié)構(gòu)模型的基礎(chǔ)上，R.J.塔巴宗斯基等人提出了湍流燃燒模型。模型假定：點火發(fā)生在以Kolmogorov尺度η表示的高耗散區(qū)，在η渦管內(nèi)快速燃燒；著火后燃燒沿著渦管以速度（u’+SL）向前推進(jìn)，即以湍流強(qiáng)度（對流）加上層流燃燒速度（擴(kuò)散）之和向外傳播，火焰前峰呈球面；在λ空間內(nèi)，以層流燃燒速度進(jìn)行燃燒，因此，尺度為L的湍流渦團(tuán)的燃燒時間為：

根據(jù)上述假設(shè)，點火后到t時刻卷吸進(jìn)燃燒區(qū)的質(zhì)量速度和質(zhì)量分別為：假設(shè)卷入燃燒區(qū)的混合氣燃燒質(zhì)量比為xeb

質(zhì)量燃燒率為：為了求解上述各式，R.J塔巴斯基等人作了下述一些假設(shè)：在點火中期，湍流強(qiáng)度u’與活塞平均速度cm成正比，湍流積分尺度與瞬時燃燒室高度h成正比，即湍流擴(kuò)展到整個燃燒室空間。點火后的湍流強(qiáng)度u’及湍流積分尺度L根據(jù)角動量守恒有如下關(guān)系：湍流為各向同性，湍流微尺度可用下列式求出著火滯后期正比于單個湍流渦流燃燒所需要的時間關(guān)于湍流火焰的燃燒區(qū)域能否認(rèn)為從連續(xù)的層流火焰帶而形成？一般認(rèn)為取決于湍流運(yùn)動的強(qiáng)度和化學(xué)反應(yīng)的速度。S.G.科伐茲乃(L.S.G.Kovasznav)提出了考察湍流燃燒模型適用范圍的參量：當(dāng)u’小，λ大，T<<1時，為折皺的層流燃燒模型；當(dāng)u’大，λ小，T>>1時，為分布帶反應(yīng)燃燒模型；u’大，λ大，即火焰帶成破碎狀，未燃?xì)鈭F(tuán)分割成小塊進(jìn)行燃燒。因此，在這種情況下，根據(jù)混合氣和湍流運(yùn)動這兩方面的條件，使湍流火焰的形態(tài)一直在變化。利用上述方程求得的燃燒質(zhì)量比曲線與實驗值是比較吻合的。A.層流燃燒速度B.著火滯后期R.J.塔巴斯基等人在求解尺度為L的湍流渦的基礎(chǔ)上，可以推導(dǎo)出計算著火滯后期的關(guān)系式。

而R.J.塔巴斯基較大范圍內(nèi)計算求解τL’值，并對曲線進(jìn)行擬合，得到下列關(guān)系式：

根據(jù)假設(shè)，著火滯后期正比于單個湍流渦燃燒所需要的時間τL’，因此著火滯后期為：C.燃燒持續(xù)期定義燒盡尺度為L的湍流渦團(tuán)的時間為τL，那么湍流燃燒速度SLD.湍流燃燒速度內(nèi)容提要湍流基本概念內(nèi)燃機(jī)缸內(nèi)湍流流動特點湍流火焰結(jié)構(gòu)火花點燃式發(fā)動機(jī)燃燒實驗觀察湍流燃燒模型點燃式