噴射參數對單噴孔CNG缸內直噴發動機混合過程的影響

曾東建，朱震南，段旭東，吳浩，劉成豪，何柏君

(1.西華大學汽車與交通學院，四川 成都 610039； 2.西華大學流體及動力機械教育部重點實驗室，四川 成都 610039)

隨著傳統燃料日漸消耗及排放法規的日益嚴格，天然氣作為一種發動機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用于車用發動機上，一些學者在發動機試驗臺架上對缸內直噴CNG發動機的性能進行了研究[1-4]。天然氣的主要成分為CH4， C/H比較低，相比于傳統燃料，其具有降低HC，CO，PM排放的潛質；同時，CH4辛烷值約為130，抗爆性好，可以采用更大的壓縮比。但對于采用進氣歧管噴射的自然吸氣式天然氣發動機，其動力性能會因容積效應而受到影響[5-6]。而缸內天然氣直噴可以有效地消除氣體燃料容積效應的影響，并且可以增強缸內掃氣作用，有效提高燃燒效率，實現分層燃燒[5，8]。作為氣體燃料，CNG與空氣的混合過程與傳統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徑向上混合氣的濃稀分布，研究其混合過程對CNG缸內直噴在發動機上的應用有著重要意義。

通常，CNG需要較高的噴射壓力來滿足質量流量的要求，這使其在噴管出口處的流速常達到聲速，形成超聲速欠膨脹射流，在噴口附近形成復雜的激波結構[20，21]，這一現象很難通過試驗進行說明。目前，數值模擬成為研究CNG缸內直噴和可燃混合氣形成的有效手段，包含直接數值模擬、雷諾平均模擬和大渦模擬等[11-15]。雷諾時均模型中的κ-ε模型能夠在對高速氣體射流的研究中取得精確的結果[9-10]。范新雨[7]等運用此模型研究了射流夾角對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影響著缸內可燃混合氣的形成。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缸內混合氣均勻程度的影響，并分析濃稀混合氣分布的形成現象，從而為合理組織一定濃度分層的混合氣提供依據。

通常，影響氣體噴射的主要參數有噴管長徑比、噴射提前角和噴射脈寬等，驗證試驗中噴管閥門至噴口距離較長(約100 mm)且管徑較小(最大2.5 mm)，故長徑比過大，認為對比價值太低，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象，研究了單噴孔CNG缸內直噴中噴孔直徑、噴射提前角和噴射脈寬對可燃混合氣質量分數和濃混合氣區域中心位置的影響。

1 研究設備

試驗采用MT07.26-50氣體機，其主要參數見表1。由于主要研究噴射參數對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天然氣混合過程的影響。

表1 MT07.26-50氣體機主要參數

2 計算模型

Mirko Baratta等人對比了標準型和Realizableκ-ε湍流模型對天然氣混合過程的影響。結果表明，當使用Realizableκ-ε湍流模型時，甲烷擴散更加均勻[10]。而Scarcelli利用Standard，RNG和Realizableκ-ε模型對高壓氣體噴射進行模擬并用X射線對比后發現，Realizableκ-ε模型可使氣體擴散程度更好，更接近真實物理現象[16-17]。本研究運用star-ccm+軟件，選擇了Realizableκ-ε模型，并以二階迎風格式離散對流項，利用全隱式方法離散時間項，時間步長為0.001 ms。

對于欠膨脹射流，根據Joule-Thomson效應，若要獲得精確的溫度場，應將氣體視作實際氣體。根據Bonelli等人[18]的結論，采用理想氣體模型時，馬赫盤后附近溫度、壓力及馬赫數波動較大，而隨著氣體遠離噴口，理想氣體與使用van der Waals和Redlich Kwong氣體模型所計算的結果逐漸趨于重合。本研究目的是對遠場混合進行研究，故采用理想氣體模型。

對于小尺寸噴口，A. Hamzehloo[11]等人利用Gad-el-Hak[19]提出的根據克努森數來確定壁面邊界條件及計算方程的方法，克努森數的計算公式為

(1)

式中：Kn為克努森數；λ為比熱容比。

根據其克努森數的量級，設置噴管壁面為無黏壁面。本研究中噴管內雷諾數與A. Hamzehloo[11]所計算的雷諾數量級相同，故將管壁視為無黏壁面，并假設所有壁面均絕熱。

氣體的動力黏度與傳熱系數采用蘇士南公式(Sutherland’s law)計算：

(2)

(3)

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

分子擴散系數由設置施密特數Sch算出，取Sch=1。

每一組分的比定壓熱容根據熱力學多項式求得：

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；T為絕對溫度；a1～a5為各組分的相關系數。

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為總組分數；y為組分質量分數；Cp,i為單組分的比熱容。

3 模型驗證

本研究利用紋影法，針對射流長度和寬度對計算模型進行驗證。圖1示出定容燃燒彈試驗平臺的結構示意。

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

圖1 燃燒彈試驗平臺

表2 試驗參數

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

表3與表4分別示出1 mm和2 mm噴管直徑下仿真與試驗射流長度與寬度的具體數值。可以看出，仿真射流長度與試驗射流長度的誤差基本維持在1%左右，仿真射流寬度與試驗射流寬度的誤差基本維持在5%左右，因此認為仿真結果與試驗結果吻合程度較好。

圖2 1 mm噴管下射流形態驗證

圖3 2 mm噴管下射流形態驗證

表3 1 mm噴管射流長度和寬度

表4 2 mm噴管射流長度和寬度

4 仿真結果及分析

表5示出不同計算Case的邊界條件，由于本研究目的為探究混合規律，選擇以當量比為1限制噴射量，噴射壓力保證任何曲軸轉角下射流為欠膨脹射流，噴射氣體溫度為300 K，初始時刻活塞位于下止點，缸內初始壓力為0.1 MPa，缸內初始溫度為300 K，缸內氣體初始密度為1.29 kg/m3。

表5 計算邊界條件

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

圖4 坐標系及流域示意

同樣，網格加密區中，網格尺寸為1/20 mm，而其余部分網格尺寸為1 mm，最終網格數量約為180萬。

根據Baratta等人[22]的研究，當空氣對燃料相對比在1.4與0.8之間時，混合氣為可燃混合氣；空氣對燃料相對比大于1.4時，混合氣偏稀薄；低于0.8時，混合氣偏濃。現利用可燃混合氣質量分數(可燃混合氣與缸內氣體質量之比)來評價缸內可燃混合氣形成狀況，并以空氣對燃料相對比小于1時作為濃混合氣區域，利用圖4所示的坐標系來分析濃混合氣區域(簡稱濃區)的中心位置變化情況，以此評價高濃度區域在缸內位置的變化。

令壓縮下止點時曲軸轉角為0，以Case2為例，單噴孔CNG缸內直噴主要甲烷擴散過程見圖5。圖中所示為氣缸，圖片下邊界為活塞頂，曲軸轉角增大的過程即活塞上行的過程。由圖6可知，在35°曲軸轉角之前，可燃區域變化主要呈微升狀態。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，使得可燃混合氣質量存在一定的降低。在60°～120°之間，由于燃燒室中心的CH4濃區逐漸被稀釋，CH4沿燃燒室徑向方向擴散，可燃混合氣緩慢增加。達到120°后，渦旋受到擠壓，高速氣體不規則運動增強，可燃混合氣快速增加。

當噴管直徑為2.5 mm時，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噴口直徑時擴散更快，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甲烷的擴散，導致了最終形成可燃混合氣的質量分數較其余兩種噴管低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量分數與曲軸轉角關系

由圖7可知，噴管直徑為1.5 mm時，由于渦旋形成后，其邊緣氣體最大流速比噴管直徑為2 mm時高出約4.4%，規則運動的高速氣體在一定程度上抑制了高濃度甲烷的擴散。故當噴管直徑為1.5 mm時，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°時缸內氣體速度矢量

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

圖8 不同噴管直徑下濃區中心位置

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入渦旋，導致渦旋尺度較大，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，最終可燃混合氣質量分數比噴射脈寬為40°時高出7.3%。當噴射脈寬為120°時，由于甲烷質量流量小，噴入缸內的甲烷可快速稀釋至可燃混合氣濃度區間。隨著活塞上行，噴射壓力與缸內壓力比增大，導致射流形態發生變化(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，導致最終可燃混合氣質量分數僅相比脈寬為40°時提高了4.5%。

圖9 不同噴射脈寬下可燃混合氣質量分數與曲軸轉角關系

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，由于噴射壓力較噴射脈寬40°時低，渦旋氣體動能小，受擠壓后沿徑向向燃燒室中心軸線方向運動程度小，最終濃區在x方向高了92.7%。而噴射脈寬為120°時，甲烷擴散速度快，在渦旋受到擠壓前甲烷在缸內均勻程度較高，故濃區中心在x方向高出噴射脈寬40°時80.8%。在y方向上，渦旋中較低的氣體動能使濃區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中心位置與曲軸轉角的關系

由圖12可知，隨著噴射提前角的推遲，渦旋受擠壓后湍流強度增加，混合速度增大。當噴射提前角過小，受到混合時間的限制，可燃混合氣量降低。因而，噴射提前角為140°時較180°時高7.2%，噴射提前角為100°時較180°時高1.8%。

圖12 不同噴射提前角下可燃混合氣質量分數與曲軸轉角的關系

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運動，因而濃區中心位置在x，y方向上均呈現出波動狀態。

圖13 不同噴射提前角下濃區中心與曲軸轉角的關系

為觀察各參數對缸內混合均勻程度的影響，現利用均勻指數來對均勻程度進行直觀評價，如式(6)所示，

(6)

表6示出活塞至上止點時甲烷質量分數的均勻指數。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混合氣，并且優化噴射脈寬與噴射提前角可更好地提高缸內混合氣的均勻程度。

表6 活塞至上止點時甲烷質量分數的均勻指數

5 結論

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能越小，最終對可燃混合氣量影響較大，濃區中心也越靠近燃燒室壁面;噴管直徑過小，渦旋氣體動能過大，甲烷擴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，并使濃區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，渦旋區域氣流的動能越大，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間的限制，濃區中心在缸內變化越明顯;

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