Description globale de l’écoulement réactif

Le signal de pression P est un bon indicateur de l’avancement global de la combustion. À partir de la pression, on définit un degré d’adiabaticité (a) pour comparer la pression maximale Pmax à la pression adiabatique Pad, ce qui permet d’estimer l’ampleur des pertes thermiques durant la combustion :

Éq. 6.1 ad max P P a =

On définit aussi la fraction massique brûlée apparente (b), qui représenterait la fraction brûlée dans le cas d’une combustion adiabatique :

Éq. 6.2 * P P * P P b max − − =

avec P* la pression à l’allumage. Enfin pour quantifier l’évolution de pression, on définit le temps de combustion tc ainsi que les instants t10% et t90% à partir de (b) :

0 0.5 1 125 130 135 140 145 150 t (ms) P (MPa) t_c t90% t10%

Fig. 6.2 : Évolution de la pression e du front de flamme – CHt ₄-air Φ=0,7, t*=125ms

À titre d’exemple, on reporte l’évolution de la pression pendant une combustion observée par strioscopie (cf. Fig. 6.2). Les différents indicateurs globaux de la combustion sont ensuite présentés pour les quatre points de fonctionnement étudiés (cf. Tab. 6.1).

Φ t* (ms) Pmax (MPa) a (%) t10% (ms) t90% (ms) tc (ms)

0,7 125 1,02 68 10,5 14,9 15,8 0,7 155 0,98 67 10,9 17,2 18,4

1 125 1,27 72 4,5 6,0 6,4

1 155 1,22 69 5,6 8,6 9,2

Tab. 6.1 : Paramètres g obaux basés sur le signal de pression (moyenne de 16 essais) l

Le temps de combustion du mélange à richesse 0,7 est le double de celui du mélange stœchiométrique. Par ailleurs, 90% du saut de pression est produit durant le dernier tiers de la combustion. Pour les mélanges méthane-air étudiés, le degré d’adiabaticité est d’environ 70% et augmente lorsque le temps de combustion diminue. Ainsi, les pertes thermiques générées avant l’interaction flamme-paroi sont réduites lorsque la combustion est plus rapide.

6.2.1.2 Visualisation par strioscopie

Pour appréhender le comportement de l’écoulement turbulent et réactif, le phénomène a été visualisé par strioscopie rapide. Les images sont enregistrées par une caméra CMOS (Ultima APX Fastcam, Photron) à une cadence de 6kHz (cf. Fig. 6.3).

La combustion du mélange méthane-air pauvre est initiée par une étincelle au centre de la chambre à t*=125ms, la pression étant de 0,2MPa. Les gradients d’indice mis en relief par la strioscopie proviennent des variations de densité liées à la présence du front de flamme durant la combustion. Après l’allumage, la flamme s’enroule autour de l’électrode à cause du mouvement de rotation qui l’étire et accélère sa propagation. Le front de flamme est aussi un bon indicateur de la turbulence de l’écoulement : il est très plissé, ce qui indique la présence de structures turbulentes.

L’étude de ces clichés permet de décrire qualitativement la propagation du front de flamme. Toutefois, une description plus fine du phénomène nécessite la connaissance quantitative de la vitesse et de la turbulence, qui convectent et plissent la flamme.

6.2.1.3 Images de tomographie et champs de vitesse

Pour explorer la structure de l’écoulement, la PIV a été utilisée dans la chambre en champ complet (cf. Fig. 6.4), ce qui permet d’appréhender le mouvement principal et de connaître le champ de vitesse à grande échelle au cours du temps.

L’injection favorise un mouvement de rotation d’axe z dans la chambre, a priori bidimensionnel en moyenne. Le plan médian (x,y) a donc été exploré, ainsi que le plan latéral (x,y) contenant l’axe de symétrie d’un injecteur. Dans la pratique, le plan médian a été translaté de 1mm pour ne pas intercepter l’électrode située sur le plan de symétrie de la chambre ; de même, le plan de l’injecteur a été translaté de 2mm pour passer par le fluxmètre latéral. Un plan transverse (y,z) passant par le fluxmètre latéral a aussi été étudié pour quantifier l’aspect tridimensionnel de l’écoulement.

Fig. 6.4 : Définition des plans globaux explorés en PIV Injecteurs Électrodes x y z Plan transverse Plan médian Plan injecteur

Pour visualiser simultanément la propagation du front de flamme et le champ aérodynamique, on présente ici des mesures de PIV réalisées à partir d’images de tomographie résolue dans le temps (1,5kz). L’écoulement est ensemencé avec de la poudre de zircone, ce qui permet d’obtenir le champ de e aussi bien dans les gaz frais que dans les gaz brûlés. En plus du champ de vitesse calculé par intercorrélation, les images montrent la propagation du front de flamme grâce à la diffusion de Mie des particules de zircone. En effet, le rapport de masse volumique ρ des gaz frais et brûlés varie comme l’inverse du rapport de leurs températures T, la pression P étant uniforme dans la chambre : vitess Éq. 6.4 gf gb gb gf gb gb gf gf gb gf T T M M T R M P T R M P = ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ = ρ ρ

avec R la constante des gaz parfaits et M la masse molaire. Le rapport des masses molaires est ici voisin de 1, et la température adiabatique de flamme vaut respectivement 2200K et 1800K pour des mélanges méthane-air de richesse 1 et 0,7 à la température initiale 300K. Ainsi, la densité des particules dans les gaz frais est environ 6–7 fois celle des gaz brûlés, ce qui permet de distinguer le front de flamme par contraste.

La visualisation en coupe de l’écoulement instantané (cf. Fig. 6.5) fait apparaître la structure locale du front de flamme, qui vient confirmer les visualisations par strioscopie : une propagation globalement sphérique, ave ements dont la taille caractéristique est de quelques mm. Le champ aérodynamique est formé d’un tourbillon

c des pliss

principal et de structures turbulentes de plus petite taille. Pour caractériser ce tourbillon, on définit un taux de rotation, comme étant la fréquence de rotation d’un solide de même moment cinétique que le tourbillon principal. Les vitesses tangentielles et le taux de rotation valent respectivement 20m/s et 100tr/s avant la combustion. Enfin, on observe que les vitesses sont modifiées au passage du front de flamme.

Afin de mieux se représenter la forme moyenne de l’écoulement, l’évolution temporelle du champ de vitesse moyenne est reportée pour un ensemble de 16 mesures PIV en combustion. On observe que le champ de vitesse est plus intense et plus homogène dans le plan médian (cf. Fig. 6.6) que dans le plan de l’injecteur (cf. Fig. 6.7).

D’après la mesure de pression, l’essentiel de la combustion s’effectue après t10%=135ms ; de ce fait, les vitesses passent brutalement de 20m/s pour t<135ms, à moins de 10m/s dans les gaz brûlés (t>141ms). Enfin, le plan transverse (y,z) permet de confirmer l’aspect globalement bidimensionnel du champ aérodynamique dans la chambre. Dans ce plan (y,z), la composante de vitesse mesurée selon z est négligeable devant les composantes selon x et y mesurées dans le plan (x,y). Ceci permet de conclure que l’écoulement est pratiquement bidimensionnel dans la chambre. En particulier, la composante de vitesse selon z est réellement nulle en moyenne dans le plan médian (x,y), qui constitue un plan de symétrie de l’écoulement ; on vérifie visuellement cette symétrie à l’aide des lignes de courant dans le plan vertical médian de la chambre (cf. Fig. 6.7).

6.2.2 Description de l’interaction flamme-paroi turbulente