Mesure de flux thermique

Pour mesurer localement le flux thermique, un capteur de type TFT (Thin Film Thermocouple) à thermocouple de surface (CFTM société CRMT) est monté affleurant à la paroi de la chambre ou de l’obstacle. Ce capteur est adapté à l’étude de l’interaction instationnaire flamme-paroi comme l’a montré Sotton [19]. En effet, il a montré que le temps de réponse de ce capteur en termes de flux est de 1 ms lors d’une sollicitation purement radiative. Ce temps de réponse diminuant lorsque le flux augmente, il sera alors inférieur lors d’essais en combustion. Le capteur est muni de deux thermocouples Fe/Constantan de type J, l’un en surface, l’autre en profondeur (cf. Fig. 2.7).

Fig. 2.7 : Capteur de flux thermique CFTM, d'après Sotton [19]

Dans notre cas le flux pariétal est de courte durée. La signature thermique du flux pénètre donc peu en profondeur. On vérifie en effet que (

aΔt

/

L

²<<1), avec

a

, la diffusivité thermique du matériau, soit environ 7.10-6 m²/s,

Δt

, le temps caractéristique de l’impulsion, soit 1 ms, et

L

, l’épaisseur du capteur, soit 6 mm. D’ailleurs, le second thermocouple permet de vérifier cette hypothèse car sa variation de température est nulle en moyenne. De plus, ce thermocouple permet de filtrer le signal de température de surface car les deux enregistrent de la même manière les bruits ambiants d’origine électromagnétique. On peut finalement considérer le capteur comme un mur semi-infini et ainsi calculer le flux à partir de l’évolution temporelle de la température de surface

T

w

grâce à l’analyse du problème de conduction monodimensionnel en régime transitoire (Eq. 2.1). La conductivité thermique du capteur, sa masse volumique et sa capacité calorifique massique sont notées respectivement

(T)

,

ρ(T)

et

c

p

(T)

. Les évolutions de ces propriétés physiques en fonction de la température du matériau sont données en annexe 2. (Eq. 2.1) 6mm Jonction de thermocouple de surface Jonction de thermocouple arrière Constantan Acier Z38CDV5 Ø 4mm

Une première intégration par partie permet d’obtenir l’équation 2.2 :

(Eq. 2.2) En linéarisant la température (Eq. 2.3) et en faisant une intégration par partie de

q

w entre

t

i-1 et

t

i, on obtient une expression de

q

w « facile » à utiliser (Eq. 2.4).

(Eq. 2.3)

(Eq. 2.4)

On note que l’on retrouve l’effusivité thermique. De plus, en pratique, la température de paroi

θ

w est discrétisée temporellement en

n

points espacés d’une durée

Δt

. L’équation 2.4 devient alors :

(Eq. 2.5) Dans notre cas, la température n’est pas convertie par un appareillage externe mais est calculée à partir de la tension

U

du thermocouple de surface avec un amplificateur d’un gain

G

, on a alors :

(Eq. 2.6) L’équation 2.5 devient alors :

(Eq. 2.7) On peut donc accéder à l’incertitude de la mesure du flux de chaleur en utilisant la méthode quadratique :

(Eq. 2.8) En introduisant l’incertitude de chaque mesure de tension

δU

:

(Eq. 2.9) On remarque alors que l’incertitude sur le flux dépend du nombre de points utilisés pour le calculer. Dans notre cas, le calcul du flux a été réalisé de l’instant d’allumage à 50 ms après cet instant soit sur 2500 points pour une résolution temporelle de 2.10-5 s.

Symbole Paramètre Ordre de grandeur :

X

Incertitude :

δX

Δt

^{Echantillonnage temporel de} _{l’oscilloscope} 2.10-5 s 10 ppm

ε

Effusivité thermique 10 kJ/K/m²/s1/2 2 %

G

Gain de l’amplificateur 500 5

S

Coefficient de Seebeck 50 µV/K 1 µV/K

U

Tension de l’oscilloscope 800 mV 0,8 mV

Tab. 2. 1 : Incertitudes des paramètres entrant dans le calcul du flux thermique

2.3.3. Chimiluminescence

La visualisation directe du front de flamme est possible grâce à l’émission spontanée, ou chimiluminescence, des principaux radicaux rayonnant dans la flamme de prémélange, à savoir OH*, CH* et C₂*. Le radical OH* émet dans l’ultra-violet (306,4 nm) alors que les deux autres radicaux émettent dans le domaine visible. Avec des optiques standards, la radiation enregistrée est alors associée aux radicaux CH* et C₂* qui sont de bons indicateurs du front de flamme. C’est pourquoi le positionnement de ce front est possible à partir d’images prises en visualisation directe.

Lors de ces travaux, la caméra utilisée est la caméra rapide APX-RS 3000 (Photron). On obtient 12000 images/s avec un temps d’exposition de 40 µs pour le coincement frontal et de 80 µs pour le coincement latéral sur une fenêtre d’acquisition de 768x320 pixels² et un codage sur 10 bits. Cette haute cadence permet d’estimer la vitesse apparente de la flamme.

Cette technique permet entre autres de mesurer la distance de coincement de la flamme en régime laminaire. A partir du profil spatial d’intensité lumineuse, Bellenoue et al. [25] ont développé une méthode permettant de mesurer cette distance comme étant la « zone morte » entre la flamme et la paroi (cf. Fig. 2.8). Cette méthode de détermination de la distance de coincement, valable aussi bien en coincement frontal que latéral, est détaillée dans l’article de Bellenoue et al. [25] et dans la thèse de doctorat de Sotton [19]. Nous ne détaillerons donc pas davantage cette méthode utilisée au cours de notre étude expérimentale.

Fig. 2.8 : Mesure de la distance de coincement par visualisation directe

Les échelles spatiale et temporelle du phénomène de coincement de flamme sont très petites ce qui nécessite l’utilisation d’un matériel adapté. En effet, comme nous le verrons dans la suite de l’étude, la distance de coincement est de l’ordre de quelques centaines de

In ten si ty , ar b . u n its Distance, mm 1 2 0 2.8 5.6 8.4 11.2 _14.0 q (2) q (1) In ten si ty , ar b . u n its Distance, mm 1 2 0 2.8 5.6 8.4 11.2 _14.0 q (2) q (1)

microns. Une haute résolution spatiale impliquant un fort grossissement optique est donc nécessaire. Un microscope longue distance (QM-1, Questar) a alors été rajouté à la caméra afin d’obtenir une résolution de 8,2 µm/pixel. Or, ce fort grossissement rend trop faible l’énergie captée par chaque cellule de la caméra. L’utilisation d’un intensificateur est donc indispensable. Dans notre dispositif, la caméra est ainsi couplée avec un intensificateur rapide C9548 (Hamamatsu). L’incertitude sur la détermination de la mesure de la distance de coincement par cette méthode doit prendre en compte la précision de l’ensemble du dispositif expérimental mais aussi la précision du traitement des images. Il y a en effet une incertitude de 2 pixels sur la distance de coincement mesurée due à la position du front de flamme et de la paroi (cf. Fig. 2. 9). Avec la résolution spatiale employée, la précision de la mesure de la distance de coincement de la flamme est finalement de 16,4 µm.

Fig. 2. 9 : Précision de la localisation du front de flamme et de la paroi

L’inconvénient majeur de cette technique est l’intégration de l’image sur le chemin optique, rendant alors la mesure de la distance de coincement d’une flamme turbulente impossible.

Dans le document Etude expérimentale de l'interaction flamme-paroi instationnaire dans des conditions initiales non isothermes (Page 64-67)