Energie absorb´ee

100 150 200 250 300 350 400 Energie seuil (mJ) λ = 355 nm λ = 532 nm λ = 1064 nm

FIG. 5.8: ´Energie seuil en fonction de la distance focale du syst`eme optique, τ = 6 ns

5.2.5 Energie absorb´ee^´

L’´energie absorb´ee par unit´e de volume, Eabs, est donn´ee par :

Eabs = Z Dur´ee de l’impulsion du dt ^{ne(t) dt} = ^e 2 m_ecε₀n νe-n ω2 + ν2 e-n Z 2τ −2τ ne(t) I(t) dt (5.24)

Pour des impulsions de quelques nanosecondes, le coefficient d’absorption est `a peu pr`es con-stant. Cela provient du fait que le profil de la densit´e ´electronique, pour des dur´ees d’impulsions de l’ordre de la nanoseconde jusqu’`a quelques dizaines de nanosecondes, reste relativement similaire. Au d´ebut de l’impulsion (aile de la gaussienne) la densit´e ´electronique est n´egligeable. Celle-ci devient subitement tr`es importante lors de l’apparition du premier ´electron primaire transformant le gaz limit´e par le volume focal en un plasma tr`es absorbant. Lorsque la dur´ee de l’impulsion tombe en dessous de la nanoseconde, le coefficient d’absorption d´ecroˆıt jusqu’`a atteindre une valeur minimum situ´ee aux environs de 3 ps. Cette diminution s’explique par le fait que des concentrations ´electroniques ´elev´ees ne sont atteintes que tardivemement durant la dur´ee de l’impulsion.

5.3 CONCLUSIONS 121 100 150 200 Energie incidente (mJ) 0 20 40 60 80 100 Energie absorbée (mJ) f = 50 mm f = 100 mm f = 150 mm 0 20 40 60 80 0 5 10 15

FIG. 5.9: ´Energie seuil en fonction de la distance focale du syst`eme optique, τ = 6 ns

La figure 5.9 montre ´egalement que le gaz d’azote devient absorbant pour des ´energies inci-dentes de 15, 30 et 60 mJ correspondant respectivement `a des distances focales de 50, 100 et 150 mm. Ces valeurs sont relativement concordantes avec le choix de la densit´e ´electronique critique propos´e par Phelps (1966)

5.3 Conclusions

Un mod`ele OD a ´et´e d´evelopp´e pour calculer l’´evolution de la densit´e ´electronique durant l’im-pulsion. Nous avons tenu compte simultan´ement de l’ionisation multiphotonique et de l’io-nisation par collision ´electronique. Les transitions mutliphotoniques ont ´et´e incorpor´ees dans ce formalisme en utilisant la th´eorie de l’ionisation multiphotonique d´evelopp´ee par Keldysh (1965).

Nous avons montr´e que, dans le cas des impulsions nanosecondes, la g´en´eration d’´electrons libres est initi´ee par des transitions multiphotoniques. Pour une lentille de 50 mm de focale, nous avons d´emontr´e que l’ionisation multiphotonique pilote, `a elle seule, l’´evolution de la concentration ´electronique lorsque la longueur d’onde du rayonnement laser est inf´erieure `a une certaine valeur. Dans notre cas, nous avons montr´e que cette longueur d’onde se situe aux environs de 700 nm. Au-del`a de 700 nm, l’´evolution de la densit´e ´electronique est domin´ee par le ph´enom`ene de cascade d`es l’apparition du premier ´electron libre.

Le seuil de claquage se d´etermine en requ´erant qu’un certain degr´e d’ionisation soit atteint avant la fin de l’impulsion. Nous avons adopt´e, dans notre approche, le crit`ere propos´e par Phelps (1966) et qui consiste `a consid´erer que le claquage correspond `a l’ionisation de 0.1% des particules du gaz. Nous avons trouv´e un accord qualitatif et quantitatif relativement bon entre les valeurs pr´edites et celles mesur´ees. Cette remarque est toutefois `a prendre avec beau-coup de pr´ecaution, vu l’incertitude li´ee `a la connaissance des sections-efficaces de collisions

122 CALCUL DU SEUIL DE CLAQUAGE

utilis´ees.

Notre mod`ele pr´edit ´egalement une d´ependance entre le seuil de claquage et la distance fo-cale beaucoup plus forte lorsque le rayonnement se situe dans l’infrarouge. Nous avons vu qu’il peut exister un facteur 4 entre les seuils de claquage obtenus `a 1064 nm et ceux d´etermin´es `a 355 ou 532 nm.

`

A cˆot´e de cela, nous avons d´etermin´e l’´evolution de l’´energie absorb´ee en fonction de l’´energie incidente. Bien que cette ´evolution nous permette de justifier la coh´erence du crit`ere de Phelps (1966), nous avons obtenu un comportement tr`es loin de celui mesur´e exp´erimentalement. Cet ´ecart, entre les pr´edictions du mod`ele et les mesures exp´erimentales, trouve son origine, dans notre approche, dans l’usage d’une ´energie ´electronique moyenne constante.

CHAPITRE 6

L

-S

I

I

F

C

L

M

/A

M

. A

OH-PLIF M

H. El-Rabii and J.C. Rolon.

Accept´e pour la publication dans ISCAP ”Advances in Combustion and Atmospheric Pollu-tion”. Editors G. Roy and S. Frolov, Torus-Press, Moscou 2004.

6.1 Introduction

Ignition is defined as the transformation of a system from a nonreactive to a reactive state lea-ding to thermochemical runaway followed by a rapid transition to self-sustained combustion (Kuo, 1986). The study of this transformation, as well as the control of the combustion, is of crucial concern in the combustion field and in a lot of applications. There are many ways to initiate combustion reactions. The most conventional means is achieved by creating an intense electrical field between two electrodes to induce breakdown in the gas.

In internal combustion engine, ignition is generally obtained by using a spark device. The ligh-tening is realized at high frequencies and for a very long operating time. In aircraft gas-turbine engine, ignition of a reactive stream is achieved once ; the stabilization of the flame is insure by the recirculation of exhaust gases. Normal operating mode strongly dependent on the way used to achieve ignition and to stabilize the flame. Thus, a too long ignition delay time can lead to an accumulation of reactive components in the combustion chamber and can cause a too important overpressure during the ignition event leading to catastrophic structural damage.

Traditional electric spark ignition devices present severe drawbacks. For instance, one may think to the presence of high voltage in the system, high level electromagnetic field pertur-bations and the necessity to locate the ignition device in the neighborhood of a wall. Several options have been proposed to overcome theses disadvantages. Among them one may quote plasma jet ignitors, flame jet ignitors, pulsed-jet combustion or systems using the recirculation of exhaust gases.

Another alternative has appeared after the discovery made in 1963 by Meyerand et Haught, that under certain conditions, bringing a laser beam to focus can cause a gas to break down, and subsequently initiate ignition. Weinberg et Wilson (1971) were the first to study the fea-sibility of using a laser as an ignition source for measuring minimum ignition energy. Since then, laser-induced ignition has been received considerable attention. The studies reported have been essentially devoted to the measurement of minimum ignition energies, ignition delay time, and the study of the evolution of the structure of the ignition kernel for different kinds of laser

124 LASER-SPARKINDUCEDIGNITION: PLIF MEASUREMENTS

sources (pico- and nanosecond, wavelengths varying from the near UV to the near IR), for gas mixtures including hydrogen (Spliganin et al., 1995), ammonia (Chen et al., 2001) and hydro-carbons such as methane (Phuoc et White, 1999; Beduneau et al., 2003) and propane (Lee et al., 2001).

Nowadays, the design of reproducible and reliable igniters is one of the most challenging task which is especially relevant to the aircraft gas-turbine engine manufacturers. Issues, such as the relight of engines following flame extinction at high altitudes, is of crucial concern. Additio-nally, the possibility of doing multipoint ignition appears to be of great benefit for the use in internal combustion engines. The use of a suitable optical converging system may allow one to obtain an optimal flame-front area-to-volume ratio, which has as a consequence to lower the optimal combustion mixture to the fuel lean side, and hence decrease the emission of pollutants. However, as fuel-air mixtures becomes lean, small perturbations in the flow, generally due to thermo-acoustic driven oscillations, can cause the flame to quench. In such regime, laser can be used to obtain a stable combustion which would be impossible otherwise.

In this paper, we study the laser spark ignition of methane/air mixtures flows using the pla-nar laser-induced fluorescence (PLIF) technique. The time-resolved images obtained provide radiative and hydrodynamical information on the structure of the nascent kernel. A simple mo-del, based on the breakdown propagation wave, is used to estimate the dimensions of the volume within which the energy is deposited. Minimum ignition energy versus the equivalence ration are also reported.