噴射參數(shù)對(duì)單噴孔CNG缸內(nèi)直噴發(fā)動(dòng)機(jī)混合過程的影響

曾東建，朱震南，段旭東，吳浩，劉成豪，何柏君

(1.西華大學(xué)汽車與交通學(xué)院，四川 成都 610039； 2.西華大學(xué)流體及動(dòng)力機(jī)械教育部重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，四川 成都 610039)

隨著傳統(tǒng)燃料日漸消耗及排放法規(guī)的日益嚴(yán)格，天然氣作為一種發(fā)動(dòng)機(jī)代用燃料日益受到重視，而壓縮天然氣(CNG)由于其制備攜帶方便而被廣泛應(yīng)用于車用發(fā)動(dòng)機(jī)上，一些學(xué)者在發(fā)動(dòng)機(jī)試驗(yàn)臺(tái)架上對(duì)缸內(nèi)直噴CNG發(fā)動(dòng)機(jī)的性能進(jìn)行了研究[1-4]。天然氣的主要成分為CH4， C/H比較低，相比于傳統(tǒng)燃料，其具有降低HC，CO，PM排放的潛質(zhì)；同時(shí)，CH4辛烷值約為130，抗爆性好，可以采用更大的壓縮比。但對(duì)于采用進(jìn)氣歧管噴射的自然吸氣式天然氣發(fā)動(dòng)機(jī)，其動(dòng)力性能會(huì)因容積效應(yīng)而受到影響[5-6]。而缸內(nèi)天然氣直噴可以有效地消除氣體燃料容積效應(yīng)的影響，并且可以增強(qiáng)缸內(nèi)掃氣作用，有效提高燃燒效率，實(shí)現(xiàn)分層燃燒[5，8]。作為氣體燃料，CNG與空氣的混合過程與傳統(tǒng)液體燃料油差異較大，為獲得良好的可燃混合氣與燃燒室內(nèi)徑向上混合氣的濃稀分布，研究其混合過程對(duì)CNG缸內(nèi)直噴在發(fā)動(dòng)機(jī)上的應(yīng)用有著重要意義。

通常，CNG需要較高的噴射壓力來滿足質(zhì)量流量的要求，這使其在噴管出口處的流速常達(dá)到聲速，形成超聲速欠膨脹射流，在噴口附近形成復(fù)雜的激波結(jié)構(gòu)[20，21]，這一現(xiàn)象很難通過試驗(yàn)進(jìn)行說明。目前，數(shù)值模擬成為研究CNG缸內(nèi)直噴和可燃混合氣形成的有效手段，包含直接數(shù)值模擬、雷諾平均模擬和大渦模擬等[11-15]。雷諾時(shí)均模型中的κ-ε模型能夠在對(duì)高速氣體射流的研究中取得精確的結(jié)果[9-10]。范新雨[7]等運(yùn)用此模型研究了射流夾角對(duì)天然氣與空氣混合速率的影響，證明了減小射流夾角有利于提高天然氣和空氣的混合速率。而天然氣的噴射壓力、噴射提前角、噴射脈寬以及噴管直徑等也會(huì)影響著缸內(nèi)可燃混合氣的形成。所以本研究利用κ-ε模型來研究噴射壓力、噴射提前角、噴射脈寬以及噴管直徑對(duì)缸內(nèi)混合氣均勻程度的影響，并分析濃稀混合氣分布的形成現(xiàn)象，從而為合理組織一定濃度分層的混合氣提供依據(jù)。

通常，影響氣體噴射的主要參數(shù)有噴管長(zhǎng)徑比、噴射提前角和噴射脈寬等，驗(yàn)證試驗(yàn)中噴管閥門至噴口距離較長(zhǎng)(約100 mm)且管徑較小(最大2.5 mm)，故長(zhǎng)徑比過大，認(rèn)為對(duì)比價(jià)值太低，故采用噴孔直徑作為變量。所以本研究以天然氣的主要成分甲烷為研究對(duì)象，研究了單噴孔CNG缸內(nèi)直噴中噴孔直徑、噴射提前角和噴射脈寬對(duì)可燃混合氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)和濃混合氣區(qū)域中心位置的影響。

1 研究設(shè)備

試驗(yàn)采用MT07.26-50氣體機(jī)，其主要參數(shù)見表1。由于主要研究噴射參數(shù)對(duì)混合氣形成過程的影響，故采用平頂式活塞以排除燃燒室形狀對(duì)天然氣混合過程的影響。

表1 MT07.26-50氣體機(jī)主要參數(shù)

2 計(jì)算模型

Mirko Baratta等人對(duì)比了標(biāo)準(zhǔn)型和Realizableκ-ε湍流模型對(duì)天然氣混合過程的影響。結(jié)果表明，當(dāng)使用Realizableκ-ε湍流模型時(shí)，甲烷擴(kuò)散更加均勻[10]。而Scarcelli利用Standard，RNG和Realizableκ-ε模型對(duì)高壓氣體噴射進(jìn)行模擬并用X射線對(duì)比后發(fā)現(xiàn)，Realizableκ-ε模型可使氣體擴(kuò)散程度更好，更接近真實(shí)物理現(xiàn)象[16-17]。本研究運(yùn)用star-ccm+軟件，選擇了Realizableκ-ε模型，并以二階迎風(fēng)格式離散對(duì)流項(xiàng)，利用全隱式方法離散時(shí)間項(xiàng)，時(shí)間步長(zhǎng)為0.001 ms。

對(duì)于欠膨脹射流，根據(jù)Joule-Thomson效應(yīng)，若要獲得精確的溫度場(chǎng)，應(yīng)將氣體視作實(shí)際氣體。根據(jù)Bonelli等人[18]的結(jié)論，采用理想氣體模型時(shí)，馬赫盤后附近溫度、壓力及馬赫數(shù)波動(dòng)較大，而隨著氣體遠(yuǎn)離噴口，理想氣體與使用van der Waals和Redlich Kwong氣體模型所計(jì)算的結(jié)果逐漸趨于重合。本研究目的是對(duì)遠(yuǎn)場(chǎng)混合進(jìn)行研究，故采用理想氣體模型。

對(duì)于小尺寸噴口，A. Hamzehloo[11]等人利用Gad-el-Hak[19]提出的根據(jù)克努森數(shù)來確定壁面邊界條件及計(jì)算方程的方法，克努森數(shù)的計(jì)算公式為

(1)

式中：Kn為克努森數(shù)；λ為比熱容比。

根據(jù)其克努森數(shù)的量級(jí)，設(shè)置噴管壁面為無(wú)黏壁面。本研究中噴管內(nèi)雷諾數(shù)與A. Hamzehloo[11]所計(jì)算的雷諾數(shù)量級(jí)相同，故將管壁視為無(wú)黏壁面，并假設(shè)所有壁面均絕熱。

氣體的動(dòng)力黏度與傳熱系數(shù)采用蘇士南公式(Sutherland’s law)計(jì)算：

(2)

(3)

式中：Tref為參考溫度，Tref=273.15 K；μref為0.1 MPa，273.15 K下的動(dòng)力黏度；kref為參考溫度下的傳熱系數(shù)；S為蘇士南溫度，取S=110.4 K。

分子擴(kuò)散系數(shù)由設(shè)置施密特?cái)?shù)Sch算出，取Sch=1。

每一組分的比定壓熱容根據(jù)熱力學(xué)多項(xiàng)式求得：

Cp=R(a1+a2T2+a3T3+a4T4+a5T5)。

(4)

式中：Cp為比定壓熱容；R為通用氣體常數(shù)；T為絕對(duì)溫度；a1～a5為各組分的相關(guān)系數(shù)。

混合氣比定壓熱容由式(5)求得，

(5)

式中：Cp,mix為混合氣的比熱容；n為總組分?jǐn)?shù)；y為組分質(zhì)量分?jǐn)?shù)；Cp,i為單組分的比熱容。

3 模型驗(yàn)證

本研究利用紋影法，針對(duì)射流長(zhǎng)度和寬度對(duì)計(jì)算模型進(jìn)行驗(yàn)證。圖1示出定容燃燒彈試驗(yàn)平臺(tái)的結(jié)構(gòu)示意。

試驗(yàn)具體參數(shù)見表2。為了避免周圍壁面的影響，本研究主要驗(yàn)證了氣體噴射后0.3～0.6 ms的形態(tài)。需要說明，由于噴射系統(tǒng)的限制，并且當(dāng)環(huán)境壓力為0.1 MPa時(shí)，噴射壓力采用0.5 MPa已可形成欠膨脹射流，故驗(yàn)證模型時(shí)采用的噴射壓力為0.5 MPa[11]，并且在試驗(yàn)時(shí)，保證所有噴口處在同一位置。計(jì)算時(shí)，噴管出口附近網(wǎng)格尺寸為1/20 mm[10]，其余網(wǎng)格尺寸為1 mm。

圖1 燃燒彈試驗(yàn)平臺(tái)

表2 試驗(yàn)參數(shù)

圖2和圖3分別示出噴管直徑為1 mm和2 mm時(shí)在噴射開始后的0.3 ms與0.4 ms試驗(yàn)得到的紋影圖片與仿真甲烷射流形態(tài)，通過對(duì)比其邊界線形態(tài)來判斷模擬是否合理。從圖中可以看出，仿真射流的形態(tài)與試驗(yàn)射流的形態(tài)基本相符。

表3與表4分別示出1 mm和2 mm噴管直徑下仿真與試驗(yàn)射流長(zhǎng)度與寬度的具體數(shù)值?？梢钥闯觯抡嫔淞鏖L(zhǎng)度與試驗(yàn)射流長(zhǎng)度的誤差基本維持在1%左右，仿真射流寬度與試驗(yàn)射流寬度的誤差基本維持在5%左右，因此認(rèn)為仿真結(jié)果與試驗(yàn)結(jié)果吻合程度較好。

圖2 1 mm噴管下射流形態(tài)驗(yàn)證

圖3 2 mm噴管下射流形態(tài)驗(yàn)證

表3 1 mm噴管射流長(zhǎng)度和寬度

表4 2 mm噴管射流長(zhǎng)度和寬度

4 仿真結(jié)果及分析

表5示出不同計(jì)算Case的邊界條件，由于本研究目的為探究混合規(guī)律，選擇以當(dāng)量比為1限制噴射量，噴射壓力保證任何曲軸轉(zhuǎn)角下射流為欠膨脹射流，噴射氣體溫度為300 K，初始時(shí)刻活塞位于下止點(diǎn)，缸內(nèi)初始?jí)毫?.1 MPa，缸內(nèi)初始溫度為300 K，缸內(nèi)氣體初始密度為1.29 kg/m3。

表5 計(jì)算邊界條件

圖4示出過燃燒室軸線1/2面所建立的坐標(biāo)系及流域示意。點(diǎn)o為噴管出口中心，噴管出口以上區(qū)域初始條件與入口邊界條件相同。結(jié)束噴射后，流域中入口邊界至噴管出口部分被去除。

圖4 坐標(biāo)系及流域示意

同樣，網(wǎng)格加密區(qū)中，網(wǎng)格尺寸為1/20 mm，而其余部分網(wǎng)格尺寸為1 mm，最終網(wǎng)格數(shù)量約為180萬(wàn)。

根據(jù)Baratta等人[22]的研究，當(dāng)空氣對(duì)燃料相對(duì)比在1.4與0.8之間時(shí)，混合氣為可燃混合氣；空氣對(duì)燃料相對(duì)比大于1.4時(shí)，混合氣偏稀?。坏陀?.8時(shí)，混合氣偏濃。現(xiàn)利用可燃混合氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)(可燃混合氣與缸內(nèi)氣體質(zhì)量之比)來評(píng)價(jià)缸內(nèi)可燃混合氣形成狀況，并以空氣對(duì)燃料相對(duì)比小于1時(shí)作為濃混合氣區(qū)域，利用圖4所示的坐標(biāo)系來分析濃混合氣區(qū)域(簡(jiǎn)稱濃區(qū))的中心位置變化情況，以此評(píng)價(jià)高濃度區(qū)域在缸內(nèi)位置的變化。

令壓縮下止點(diǎn)時(shí)曲軸轉(zhuǎn)角為0，以Case2為例，單噴孔CNG缸內(nèi)直噴主要甲烷擴(kuò)散過程見圖5。圖中所示為氣缸，圖片下邊界為活塞頂，曲軸轉(zhuǎn)角增大的過程即活塞上行的過程。由圖6可知，在35°曲軸轉(zhuǎn)角之前，可燃區(qū)域變化主要呈微升狀態(tài)。在35°～60°之間，甲烷接觸并撞擊燃燒室壁面，形成較大的渦旋。由于渦流形成初期主流方向上的混合氣濃度不高，加上充足的空氣稀釋作用，使得可燃混合氣質(zhì)量存在一定的降低。在60°～120°之間，由于燃燒室中心的CH4濃區(qū)逐漸被稀釋，CH4沿燃燒室徑向方向擴(kuò)散，可燃混合氣緩慢增加。達(dá)到120°后，渦旋受到擠壓，高速氣體不規(guī)則運(yùn)動(dòng)增強(qiáng)，可燃混合氣快速增加。

當(dāng)噴管直徑為2.5 mm時(shí)，噴射壓力最小，故噴射穿透性小，甲烷在80°前較1.5 mm和2.0 mm噴口直徑時(shí)擴(kuò)散更快，但渦旋形成后受到活塞頂面與燃燒室頂面的擠壓作用更晚，故在一定程度上減緩了濃區(qū)甲烷的擴(kuò)散，導(dǎo)致了最終形成可燃混合氣的質(zhì)量分?jǐn)?shù)較其余兩種噴管低5.2%。

圖5 Case2甲烷混合過程

圖6 不同噴管直徑下可燃混合氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)與曲軸轉(zhuǎn)角關(guān)系

由圖7可知，噴管直徑為1.5 mm時(shí)，由于渦旋形成后，其邊緣氣體最大流速比噴管直徑為2 mm時(shí)高出約4.4%，規(guī)則運(yùn)動(dòng)的高速氣體在一定程度上抑制了高濃度甲烷的擴(kuò)散。故當(dāng)噴管直徑為1.5 mm時(shí)，可燃混合氣形成速度在60°～120°間略慢。

圖7 1.5 mm和2 mm噴管直徑下80°時(shí)缸內(nèi)氣體速度矢量

由圖8可知，在渦旋受到擠壓前，3種噴管直徑下，濃區(qū)中心在x方向幾乎無(wú)差異。在140°后，當(dāng)噴管直徑為2.5 mm時(shí)，由于渦旋氣體動(dòng)能較小，受擠壓作用后湍流強(qiáng)度較低，靠近燃燒室壁面的甲烷擴(kuò)散略慢，濃區(qū)中心在x方向上較管徑2 mm時(shí)高了54.2%；當(dāng)噴管直徑為1.5 mm時(shí)，由于渦旋受擠壓前，濃區(qū)甲烷擴(kuò)散程度較管徑2 mm時(shí)低，因而濃區(qū)中心在x方向上較管徑2 mm時(shí)高了19.9%。射流在撞擊壁面前，濃區(qū)中心在y方向上逐漸增加，隨著活塞上行濃區(qū)中心在y方向上逐漸減小。當(dāng)噴管直徑為2.5 mm時(shí)，由于射流氣體動(dòng)能較低，濃區(qū)中心在y方向上略大。

圖8 不同噴管直徑下濃區(qū)中心位置

由圖9可知，將噴射脈寬80°與噴射脈寬40°相比，在渦旋受到擠壓前，脈寬的增加使得高濃度甲烷不斷進(jìn)入渦旋，導(dǎo)致渦旋尺度較大，但渦旋高濃度甲烷并未得到充分稀釋，因而90°前可燃混合氣形成速度慢。當(dāng)渦旋受擠壓后，由于渦旋中甲烷已得到一定程度的稀釋，最終可燃混合氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)比噴射脈寬為40°時(shí)高出7.3%。當(dāng)噴射脈寬為120°時(shí)，由于甲烷質(zhì)量流量小，噴入缸內(nèi)的甲烷可快速稀釋至可燃混合氣濃度區(qū)間。隨著活塞上行，噴射壓力與缸內(nèi)壓力比增大，導(dǎo)致射流形態(tài)發(fā)生變化(見圖10)，由于噴射量不變，射流寬度變窄，高濃度甲烷更集中在燃燒室軸線上，而已形成的可燃混合氣與空氣依舊存在較大接觸面積，因而被稀釋為稀混合氣，故在100°～120°間可燃混合氣量降低，導(dǎo)致最終可燃混合氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)僅相比脈寬為40°時(shí)提高了4.5%。

圖9 不同噴射脈寬下可燃混合氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)與曲軸轉(zhuǎn)角關(guān)系

圖10 噴射脈寬120°甲烷混合過程

由圖11可知，噴射脈寬為80°時(shí)，由于噴射壓力較噴射脈寬40°時(shí)低，渦旋氣體動(dòng)能小，受擠壓后沿徑向向燃燒室中心軸線方向運(yùn)動(dòng)程度小，最終濃區(qū)在x方向高了92.7%。而噴射脈寬為120°時(shí)，甲烷擴(kuò)散速度快，在渦旋受到擠壓前甲烷在缸內(nèi)均勻程度較高，故濃區(qū)中心在x方向高出噴射脈寬40°時(shí)80.8%。在y方向上，渦旋中較低的氣體動(dòng)能使?jié)鈪^(qū)中心在渦旋受擠壓后更接近燃燒室頂面。

圖11 不同噴射脈寬下濃混合氣區(qū)中心位置與曲軸轉(zhuǎn)角的關(guān)系

由圖12可知，隨著噴射提前角的推遲，渦旋受擠壓后湍流強(qiáng)度增加，混合速度增大。當(dāng)噴射提前角過小，受到混合時(shí)間的限制，可燃混合氣量降低。因而，噴射提前角為140°時(shí)較180°時(shí)高7.2%，噴射提前角為100°時(shí)較180°時(shí)高1.8%。

圖12 不同噴射提前角下可燃混合氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)與曲軸轉(zhuǎn)角的關(guān)系

由圖13可知，隨著噴射提前角減小，渦旋受擠壓后其中心高濃度甲烷依舊在較大程度上保持旋轉(zhuǎn)運(yùn)動(dòng)，因而濃區(qū)中心位置在x，y方向上均呈現(xiàn)出波動(dòng)狀態(tài)。

圖13 不同噴射提前角下濃區(qū)中心與曲軸轉(zhuǎn)角的關(guān)系

為觀察各參數(shù)對(duì)缸內(nèi)混合均勻程度的影響，現(xiàn)利用均勻指數(shù)來對(duì)均勻程度進(jìn)行直觀評(píng)價(jià)，如式(6)所示，

(6)

表6示出活塞至上止點(diǎn)時(shí)甲烷質(zhì)量分?jǐn)?shù)的均勻指數(shù)。從表中可知，合理控制噴孔直徑、噴射脈寬和噴射提前角，均可獲得較好的均質(zhì)混合氣，并且優(yōu)化噴射脈寬與噴射提前角可更好地提高缸內(nèi)混合氣的均勻程度。

表6 活塞至上止點(diǎn)時(shí)甲烷質(zhì)量分?jǐn)?shù)的均勻指數(shù)

5 結(jié)論

a) 噴管直徑越大，渦旋形成初期混合速度較快，而渦旋受到擠壓后氣體動(dòng)能越小，最終對(duì)可燃混合氣量影響較大，濃區(qū)中心也越靠近燃燒室壁面;噴管直徑過小，渦旋氣體動(dòng)能過大，甲烷擴(kuò)散程度在渦旋受擠壓前較低，影響了最終可燃混合氣的總量，并使?jié)鈪^(qū)中心在一定程度上靠近燃燒室壁面;

b) 噴射脈寬越大，渦旋受擠壓后可燃混合氣形成速度越快，但濃區(qū)中心更靠近燃燒室壁面與活塞頂面;噴射脈寬過大，由于射流形態(tài)的變化，可燃混合氣生成速度受到影響;

c) 噴射提前角越小，渦旋區(qū)域氣流的動(dòng)能越大，渦旋受擠壓后可燃混合氣生成速度越快，但可燃混合氣的形成受到了混合時(shí)間的限制，濃區(qū)中心在缸內(nèi)變化越明顯;

d) 合理優(yōu)化噴孔直徑、噴射脈寬、噴射提前角均有利于獲得均質(zhì)混合氣，但優(yōu)化噴射脈寬和噴射提前角更有利于均質(zhì)混合氣的增加。