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等离子体调控燃烧过程的光学诊断和机理研究(精)/清华大学优秀博士学位论文丛书
ISBN：9787302678984
作者：作者:唐勇|责编:李双双
定价：￥99.0
出版社：清华大学
版次：第1版
印次：第1次印刷
开本：4
精装
页数：176页
目录
第1章 引言
1.1 研究背景与意义
1.1.1 极端条件下的燃烧需求和挑战
1.1.2 传统燃烧调控方式及其局限性
1.1.3 等离子体调控燃烧的优势分析
1.1.4 等离子体在新型燃烧技术中的应用
1.2 共性科学问题
1.3 研究现状
1.3.1 面向助燃的等离子体放电技术发展
1.3.2 等离子体对于火焰关键特性的调控效果
1.3.3 等离子体助燃中的关键物理量及其诊断技术
1.3.4 研究现状小结
1.4 本书研究目标及内容
第2章 实验系统设计和在线光学诊断
2.1 本章引言
2.2 等离子体放电装置
2.2.1 介质阻挡放电
2.2.2 纳秒脉冲放电
2.2.3 滑动弧放电
2.3 燃烧器
2.3.1 对冲燃烧器
2.3.2 旋流燃烧器
2.4 光学测量
2.4.1 弱电离流体的流速测量
2.4.2 CH/OH基平面激光诱导荧光
2.4.3 火焰释热率脉动测量
2.4.4 谱线法测量电子密度
2.4.5 基于二次谐波的瞬态电场测量
2.5 本章小结
第3章 等离子体的电动流体效应及对火焰的传递
3.1 本章引言
3.2 介质阻挡放电的电动流体效应
3.2.1 表面DBD中的瞬态电场测量
3.2.2 同轴DBD射流的流场解析
3.2.3 电场力诱发流场扰动的理论研究
3.3 对冲扩散火焰对电动流体脉动的响应
3.3.1 流场结构和脉动
3.3.2 释热率脉动及火焰传递函数
3.3.3 扩散火焰传递函数的理论分析
3.4 对冲预混火焰对电动流体脉动的响应
3.4.1 流场结构和火焰面运动
3.4.2 非稳态预混火焰的LES模拟研究
3.5 本章小结
第4章 等离子体助燃体系中的电场-火焰动力学研究
4.1 本章引言
4.2 静电场平面火焰动力学研究
4.2.1 平面扩散火焰在静电场中的动力学行为
4.2.2 平面预混火焰在静电场中的动力学行为
4.3 复合电场在平面火焰中的放电行为
4.3.1 平行金属电极间纳秒脉冲放电
4.3.2 直流纳秒脉冲复合放电
4.4 纳秒脉冲DBD诱导的燃烧不稳定性研究
4.4.1 双层DBD放电驱动的燃烧不稳定性
4.4.2 火焰振荡的调控及其机理分析
4.5 本章小结
第5章 等离子体拓展着火/熄火极限的化学机制
5.1 本章引言
5.2 DBD改善着火/熄火极限的实验结果
5.2.1 DBD对甲烷着火温度的影响
5.2.2 DBD放电对甲烷熄火极限的影响
5.3 DBD及火焰中关键中间产物
5.3.1 CH自由基分布
5.3.2 气相色谱离线测量
5.4 DBD拓展着火极限的化学机制分析
5.4.1 等离子体重整甲烷的化学路径
5.4.2 H2对甲烷着火的影响
5.5 本章小结
第6章 等离子体对于复杂火焰的调控机理研究
6.1 本章引言
6.2 等离子体对预蒸发C7—C10饱和烷烃燃料着火的影响
6.2.1 等离子体促进燃料裂解和着火的实验分析
6.2.2 大分子燃料着火化学机理分析
6.3 滑动弧等离子体对高雷诺数旋流火焰的稳定作用
6.3.1 开放空间下的调控效果
6.3.2 受限空间下的调控效果
6.3.3 滑动弧的点火和稳燃机理分析
6.4 本章小结
第7章 结论与展望
7.1 主要结论
7.2 创新点
7.3 建议与展望
参考文献
在学期间发表的学术论文与研究成果
致谢
精彩页/试读片段
第3章等离子体的电动流体效应及对火焰的传递
第3章等离子体的电动流体
效应及对火焰的传递
3.1本 章 引 言
本章主要介绍等离子体中电场力诱发的流场扰动，以及这种流场扰动对火焰的影响。本章首先研究了等离子体在冷态流体(氩气或空气)中的放电行为，特别是SDBD中电离波的传播和电场分布，以及同轴射流中的流场结构和能谱规律，建立了含体积力项的NavierStokes方程对DBD等离子体射流进行分析； 其次将等离子体的流体效应解耦出来，单独研究等离子体射流造成的流场扰动对平面扩散火焰和预混火焰的传递过程。在数值建模方面，扩散火焰使用混合物分数Z方程描述，预混火焰采用大涡数值模拟(large eddy simulation,LES)进行研究。
3.2介质阻挡放电的电动流体效应
3.2.1表面DBD中的瞬态电场测量
国内外学者对SDBD结构产生的离子风效应已经有了比较充分的研究，一般认为，离子风的强度在0~7m/s，在静态流体中造成的扰动比较温和，产生的脉动速度频谱与放电频率有关(Benard et al.,2010)； 在高速流体中，SDBD可以通过在边界造成扰动实现对边界层分离和不稳定性的有效控制(Little et al.,2010; Corke et al.,2010)。目前对SDBD造成的流场扰动规律认识比较一致，但是在放电过程的细节上还存在一些争议。本书不再测量SDBD的流场结构，而是利用EFISH技术关注SDBD中电场的时空演变，通过高时间、空间分辨率的电场测量工作促进对SDBD工作过程的深入理解，从而有利于建立耦合放电和流体力学的数值模型。
SDBD的结构和放电过程在2.1.1节中进行了描述，其中图2.2标注了开展EFISH测量时的激光束位置，入射激光平行于电极前沿及陶瓷板。保持激光位置不变，沿着x方向和y方向移动待测元件，可以得到SDBD结构在不同空间位置处的瞬态电场分布。实验测量时，调试激光与SDBD表面的实际位置十分重要： 首先确认激光与表面是否平行，具体操作是先抬高SDBD装置，调整SDBD的角度让激光与表面相切，在黑暗环境中可以观察到陶瓷板表面具有比较均匀的光路，此时认为激光与表面平行； 然后降低SDBD高度约100μm，恰好使激光与陶瓷板表面不发生接触，设定这个高度为y=0。对于x方向，类似地，先让激光与高压电极前沿相切，然后SDBD沿着x轴负方向移动200μm，设定这个水平位置为x=200μm，但在后续数据分析中将此点认为是x≈0的数据。采用这种方法调整激光束的空间位置，估计误差不超过100μm。
1) 纳秒脉冲SDBD中的瞬态电场测量
本节分别测量了纳秒脉冲和交流电驱动下的SDBD等离子体中的电场分布，由于纳秒脉冲放电时电离波的弥散性比较好，因此本节先重点介绍纳秒脉冲SDBD中的瞬态电场测量结果。
图3.1分别展示了正、负脉冲放电驱动下，在x=0、y=0位置处，SDBD中的瞬态电场分布。无论正、负脉冲，还是Ex和Ey，在脉冲之前都能探测到残留电场。由于EFISH通过偏振来分辨方向，分辨率只有0°~90°，因此不能从EFISH信号中直接分辨Ey是向上还是向下，或者Ex是向前还是向后，而是通过数据的连续性进行判定。图3.1中Ex和Ey的正负方向已经得到了校正。负的预电势可以根据SDBD表面的残余电荷进行解释，例如，当一个正脉冲放电结束后，表面会积累正电荷，此时由于高压极的电势为0，在x=0、y=0位置处将形成一个反向的电势差和电场。
图3.1SDBD正、负脉冲放电中电场分量（见文前彩图）
位置： x=0,y=0
(a) 正脉冲； (b) 负脉冲
这点也可以从数据中判定，在t≈-60ns时，随着高压极的电势(U)开始上升，Ex的绝对值先降到0，然后随着U开始增长； 在t≈-40ns时开始击穿，电场强度达到峰值，之后由于等离子体的自屏蔽效应迅速下降。击穿时的绝对电场强度E=E2x+E2y≈15kV/cm，略低于空气中的理论击穿电场强度(约为30kV/cm)，原因可能是激光位置与等离子体电离波稍微存在偏差。电场强度下降后再次上升，在t≈-12ns时发生第二次击穿，与图2.8中探测到的等离子体图像一致，此时击穿电场强度约为23kV/cm，等离子体的自屏蔽效应减弱。击穿后电场强度再次降低，在t≈20ns时，Ex接近0，并且随着U下降，Ex再次反向。
负纳秒脉冲放电中测量的电场结果与正纳秒脉冲放电相似，此时由于负电荷的积累，在脉冲前有正的残余电场。注意到，图3.2(b)中的电压、电流和电场强度均是标注的负刻度，这样能与正脉冲放电进行更好的对比。在负脉冲击穿时，击穿电压E≈20kV/cm，之后在t≈20ns时，Ex和Ey几乎同时降到0并发生转向，即此时高压极的电势U≈10kV，说明此时已经达到了等离子体完全自屏蔽的效果。在t>20ns时，反向的电场会继续增大，并且出现反向击穿，峰值电场强度E≈19 kV/cm。
图3.2SDBD正、负脉冲放电中的电场分量（见文前彩图）
位置： x=1mm,y=0
(a) 正脉冲； (b) 负脉冲
图3.2展示的是在x=1mm,y=0处的结果，与图中靠近高压极的结果相似，在脉冲前，Ex的残余电场更强，随后随着外电势上升而增加，在第一次击穿后达到一个峰值，而在第二次击穿后达到最大，随后Ex降到0且反向增加； 而对于Ey来说，电场在t≈-40ns处反向的证据不足，与之不同的是，在负脉冲时，Ex的峰值达到了约25kV/cm，而此时Ey基本上被屏蔽，之后Ex和Ey都会发生反向。
图3.3分别展示了在x=2mm和x=3mm处的电场测量结果，可以发现，正脉冲第一次击穿的峰值电压很大，结合图2.8中拍摄的等离子体形貌，这是电离波在传播过程中不均匀和丝状化造成的。相反，在击穿后，由残余电荷造成的电场强度达到了17~27kV/cm。二次击穿的电离波比较弥散，电场测量结果显示，第二次击穿的电离波没有传播到x=2mm的位置，因此介质表面存在大量电荷，非中性效应显著。而对于负脉冲，测量结果则不同，由于第一次前向击穿可以传播到此位置，测量得到的电场强度接近27kV/cm。在x=3mm处，这种趋势更加明显，对于正脉冲，初次击穿时的电场强度很低，反而使残余电荷形成了更强的电场，由于第二次电离波无法到达此位置，使得残留的电荷对下一个脉冲具有显著的影响。而负脉冲同样与正脉冲存在较大差异，几乎延续了x=2mm位置处的电场结果，峰值电场强度高达 32kV/cm。
图3.3SDBD正、负脉冲放电中的电场分量（见文前彩图）
(a) 正脉冲，x=2 mm,y=0； (b) 负脉冲，x=2mm,y=0；
(c) 正脉冲，x=3 mm,y=0； (d) 负脉冲，x=3mm,y=0
最后，图3.4展示了x=3mm、y=1mm和x=3mm、y=3mm处的电场测量结果，由于远离介质表面，此时电场强度明显下降，峰值电压不超过10kV/cm。这也解释了之前测得的电场强度大多低于30kV/cm的现象，因为激光与介质表面还存在约100 μm的距离，因此要获得更精确的测量结果需进一步提高空间分辨率，或者使用固体透明物质作为电介质来进行二次谐波信号测量。
图3.4SDBD正、负脉冲放电中的电场分量（见文前彩图）
(a) 正脉冲，x=3mm,y=1mm； (b) 负脉冲，x=3mm,y=1mm；
(c) 正脉冲，x=3mm,y=3mm； (d) 负脉冲，x=3mm,y=3mm
至此我们完成了纳秒脉冲驱动下，SDBD体系中具有高时间、空间分辨率的电场测量，测量结果与2.1.2节中SDBD等离子体的瞬态形貌相呼应，并探测到了二次电离波等现象。但电场在x方向分量和y方向分量的幅值与变化情况存在明显的差异，还需要进一步开展理论研究和数值模拟。特别需要指出的是，EFISH定量表征了电介质表面的残余电荷分布，在10Hz纳秒脉冲重复放电序列中，电介质的表面电荷一直存在，且对每个新的脉冲放电有重要影响。进一步地，虽然本书没有测量流场，但可以肯定的是，残余电荷在流体体积力和离子风的形成中扮演了重要角色，寿命较长的带电粒子在残余电场驱动下运动，残余电荷在一定意义上延长了纳秒脉冲放电的作用时间尺度。
2) 交流SDBD中的瞬态电场测量
对于交流SDBD，本书采用同样的方法测量了电场的分布。图3.5展示了SDBD中电场测量的部分结果，Ex分量和Ey分量均随着电势差的反向而改变方向，但是存在明显的相位差。其中，Ex的变化趋势与电势较为接近，在靠近电介质表面的x=0处和x=3mm处，大约25μs时，Ex电场强度升到4~5kV/cm； 经过大约半个周期后开始下降并发生转向，在x=0处的电场幅值仍然在5kV/cm左右，而在x=3mm处，信号幅值达到近13kV/cm。相比纳秒脉冲放电，交流SDBD中的电场传播更远，在x=8mm处仍然能够探测到比较强的信号，特别是Ey分量达到了近10kV/cm。与纳秒脉冲相似的是，在y方向，电场分量衰减较快，特别是在y=3mm处，Ey基本在1~2 kV/cm的量级。
图3.5交流SDBD电场分量测量结果（见文前彩图）
(a) x=0,y=0； (b) x=3mm,y=0； (c) x=3mm,y=3mm； (d) x=8mm,y=0
需要注意的是，图2.4表明，交流电驱动下的SDBD放电通道非常不均匀，甚至呈现出流注放电的模式。通常认为，流注通道中的电场强度是周围暗区中电场强度的数倍，而本书使用的EFISH是沿着光程(lineofsight)进行积分的，得到的平均信号的不确定度较大，因此本节仅简要讨论了部分测量结果。但可以肯定的是，交流SDBD表面的平均电场强度在几千伏每厘米的量级，作用时间较长，可以产生比较显著的流体力学效应。
3.2.2同轴DBD射流的流场解析
与SDBD相似，同轴射流DBD也能产生离子风效应。由于是套筒结构，本书没有测量同轴射流DBD中的电场分布，而是关注出口处射流的流场结构。如图2.1所示，PIV观察窗口在喷嘴出口处，尺寸为20mm×20mm。图3.6分别展示了不放电和0.4kHz、6.5kHz及25kHz放电时的流场，放电情形下的峰值电压为5kV(峰峰值10kV)。
图3.6同轴DBD射流出口处流场分布（见文前彩图）
主流平均速度为0.3m/s
(a) 不放电； (b) 0.4kHz； (c) 6.5kHz； (d) 25kHz
图3.6(a)是未放电的结果，此时出口速度比较均匀，平均流速约为0.3m/s，在边界层位置有所降低，射流中心区在进入大气之后，流速在z=10~20mm处开始减弱。图3.6(b)是0.4kHz放电的结果，此时流场开始出现变形，但大体上仍然呈现层流结构，流速分布在0.25~0.35m/s，说明0.4kHz放电对流场的扰动比较小，实验中也观察到此时未形成大面积的等离子体放电。图3.6(c)和图3.6(d)分别显示的是6.5kHz和25kHz等离子体射流的流场结构，相比于层流，此时流场变形严重，如图中箭头标记所示，可以观测到多个旋涡结构，旋涡位置随时间变化具有一定的随机性。此外，在边界层或者中心区会出现加速或者回流现象，部分区域的流速超过0.5m/s。
除了PIV显示二维流场结构外，本书用LDV测量了时间序列的速度分布，分析了流速的脉动。测量点选在喷嘴出口中心线上距离出口平面2mm处，每个工况在该点测量10000个数据。图3.7显示的是经过傅里叶变换处理后的脉动速度频谱，截断频率大约为600Hz，在此之后，频谱曲线基本保持水平，也没有特征峰。图3.7中，L1显示的是基频信号，L2显示的是3kV、6.5kHz的情形，与基频信号接近； 此时体系还没有完全击穿，只有中心高压电极针有微弱的电晕放电，形成的离子风非常弱。L3显示的是5kV、0.4kHz的情形，PIV的结果显示，此时流场虽然有变形但是依旧保持层流的结构，因此脉动强度有所上升，但是与L4和L5相比差了一个数量级。L4和L5分别是6.5kHz和25kHz等离子体
射流的脉动速度频谱，二者几乎重合，此时能量密度比较强，显示等离子体的能量向湍动能发生了转移。然而即使在0.4kHz，本书中的频谱曲线上也没有表现出与放电频率相关的特征峰，
图3.7脉动速度频谱分析（主流平均速度为0.3m/s）
这与以往对SDBD的研究(Benard et al.,2010)有所不同。在本书中，等离子体的作用区域较长，特别是放电尖端距离喷嘴出口有大约40mm的距离，因此高频的湍动可能被流场滤波并通过流场黏性耗散； 此外，颗粒数的过载及团聚等现象也会导致频谱出现趋同性。
另外一个重要的现象是等离子体射流中测得的频谱曲线斜率接近-53，以平均流速(约0.3m/s)和喷嘴直径(20mm)刻画的雷诺数低于400，远远小于层流湍流转捩的经典阈值(约2300)。湍流能谱在惯性子区的-53规律是基于Kolmogorov相似假设和量纲理论推导的经典规律，在湍流实验中被多次验证，而且在电动液态流体中也发现过相似现象(Wang et al.,2016)。图3.6和图3.7说明了同轴DBD射流造成的流场扰动不是随机的，而是具有湍流的特征，可以运用经典流体力学的体系来刻画，能量从大尺度向小尺度传递，最终通过黏性耗散。
3.2.3电场力诱发流场扰动的理论研究
等离子体中的电子激发及它引起的电离反应等均涉及很小的时间(小于1ns)和空间尺度，而本书使用的低流速气流在等离子体发生装置中具有相对较长的停留时间(大于1ms)。研究发现，流速对放电，特别是电压电流曲线的影响很小； 相反，等离子体对流场的扰动却非常显著。大气压下的DBD等离子体是丝状放电，直接建模非常困难，为了简化这个体系，本书采用了平均电子/离子密度和平均电场强度来估计体积力，进而借助NS方程来解释流场扰动的产生。
流场的旋涡结构和频谱曲线说明等离子体射流仍然可以被视作连续介质来处理，因此在经典流体力学的框架下，本书考虑一个流体微团，它的尺寸(l)相比于喷嘴足够小，但是相比于分子、离子和电子又足够大，每个微团中都包含了大量的粒子。事实上，在等离子体射流中，德拜长度(λD)是一个很合适用于刻画流体微团的特征尺寸。平均带电粒子浓度则用电子密度表征(Ne)。德拜长度和电子密度的数值在2.4.4节中已经给出。
假设不可压，对于流体微团可以建立如下动量方程：
ρVt+V·V=P+μ2V+qnE(31)
其中，ρ是质量密度(1.784kg/m3)； P表示压力； μ是黏性系数(2.23×10-5Pa·s)； V是流体微团运动速度； q是荷电量(1.6×10-19C)。在分析流体湍动时，可以将速度和压力分解成一个平均量和一个脉动量之和： V=V0+v,P=P0+p，将它们代入式（31），可以得到
ρvt+V0·v+v·V0+v·v=p+μ2v+qnE(32)
进一步地，可以定义一些无量纲参数将方程无量纲化，无量纲过程按照以下表达式实施： V0=U0V^0，v=U0v^，=^/l，E=E0E^，p=〈p〉p^； 其中，V^0、v^、^、E^和p^均是无量纲参数； U0是来流的平均速度，约为0.3m/s； 〈p〉是平均压力脉动； E0是平均电场强度，结合3.2.1节和2.4.4节的研究，E0大约在105V/m的量级，电子密度在1014cm-3的量级。实际的电场强度和电子密度均会随时间与空间变化，下文仅对电场力进行平均量级估计。得到的无量纲方程表达式如下：
v^t+ V^0·^v^+ v^·^V^0+ v^·^v^=Eu(p)^P^+1Rel^2V^+1Fr2eE^(33)
无量纲方程式（33）包含几个推导出的重要无量纲参数：
Eu(p)=〈p〉ρU20 ,Rel=ρU0lμ ,Fr2e=ρU20qn*E0l(34)
其中，欧拉数(Eu(p))表征压力与惯性力之比； 雷诺数(Rel)表征惯性力和黏性力之比； 弗劳德数(Fre)表征惯性力和电场力之比。这些特征数刻画了压力脉动、黏性力和电场力对速度脉动量的贡献。类比湍流研究，速度脉动可以用雷诺应力来表征：
τ=u′1u′1+u′2u′2+u′3u′3(35)
本书研究了不同来流速度下，等离子体放电对流场的扰动，图3.8展示了雷诺应力与平均速度比值随雷诺数(ReD)的变化规律，以及6.5kHz放电时弗劳德数(Fre)和欧拉数(Eu(p))随雷诺数(ReD)的变化。
图3.8不同放电条件下，雷诺应力(τ)及Fre和Eu(p)随ReD变化
在不放电的情形下，随着流速增加，雷诺应力与平均速度的比值逐渐增大，这是由于流场开始逐渐向湍流变化，但是当雷诺数达到3000左右时，比值逐渐饱和，表明此时流场脉动随着流速几乎同比例变化。与之相反的是，等离子体放电作用下的曲线随着雷诺数增加逐渐降低，在雷诺数达到3000之后，曲线也趋于平稳，与不放电的曲线几乎重合； 结合弗劳德数(Fre)的变化可以说明，此时惯性力已经远大于电场力，流体脉动完全由惯性力主导，电
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