湍流喷射火焰大涡模拟的过滤表格化学

抽象的

本文对无约束CORIA Rouen喷燃器充液的大涡模拟进行了研究n庚烷和空气。湍流燃烧模型是基于LES (F-TACLES)形式的过滤表化学模型，旨在捕捉湍流分层火焰的传播速度。最初专注于气体燃烧，过滤小火焰模型第一次在湍流喷雾火焰配置中受到挑战。采用两个网格。最精细的网格，其中火焰厚度和褶皱都解决了，旨在挑战化学制表程序。相反，粗糙的网格不允许火焰厚度的完全分辨率，并显示出亚网格尺度火焰褶皱的显著的未解决贡献。两种LES解决方案都与实验数据进行了广泛的比较。对于无反应和有反应的情况，两种模拟都能很好地捕捉到流动和喷射的空气动力学特性。更有趣的是，LES能准确地预测细格网和粗格网条件下的火焰升力高度。证实了该建模方法能够在两相流环境和具有实际应用代表性的网格条件下捕捉到过滤湍流火焰的传播速度。 Differences, observed for the droplet temperature, seem related to the evaporation model assumptions.

1.介绍

航空发动机是用直接喷入燃烧室的液体燃料来运转的。两相燃烧非常难以理解，因为它需要同时获得大量高度相关的热物理性质[1］.大涡模拟(LES)方法是目前模拟复杂反应流的成本和精度之间的最佳折衷方法，在计算真实的燃气轮机燃烧室时尤其具有吸引力[2，3.］.尽管最近取得了令人印象深刻的进展，燃烧建模界仍在努力开发和验证湍流喷射火焰计算策略的LES [4- - - - - -8］.模型与精确的实验数据的比较对于正确评估数值策略恢复湍流喷雾火焰特性的能力至关重要。它包括流动速度、液滴特性和火焰结构。

火焰稳定和污染物的形成需要燃烧动力学和湍流之间的相互作用的精细描述[9］.这是在两个相燃烧器，其中，燃料 - 空气混合和有限速率动力学现象必须在亚格仔细建模尤其如此捕捉稳定物理过程[10］.列化学方法已经在降低CPU成本在过去几十年来的帐户进行详细的化学作用过程中开发的[11，12］.其中，LES的过滤表化学(F-TACLES)已被特别发展，以将复杂的化学效应纳入LES的形式主义[13］.它包括在过滤后的查找表中列出LES所需的化学成分。F-TACLES已被应用于复杂的气体湍流火焰，如分层火焰[14]非绝热[15，16)配置。然而，受到低维流形简化的严格假设的限制，这种LES-flamelet方法对两相反应流的适用性仍有待证明[17］.F-TACLES对湍流喷雾火焰模拟的适用性是本文的主要目标，这一问题从未被讨论过。

本工作首次介绍了过滤表格化学模型F-TACLES在湍流喷雾燃烧结构中的应用。必须专门设计高保真数据库，为模型LES验证提供技术性能指标[18］.这里保留的配置是一种新的仪器齐全的实验湍流喷雾火焰，是在CORIA实验室设计和操作的[19］.在两种不同的网格上进行了模拟:一种是粗网格，代表了工业应用中遇到的网格约束;另一种是细网格，对反应区域内的细胞大小进行了选择，以完全解决火焰厚度和亚网格火焰褶皱问题。精细网格模拟将对化学制表检索喷雾火焰结构的能力提出挑战[20.，而粗糙的LES还将测试F-TACLES的适用性，以捕捉喷射火焰和湍流之间的未解决的相互作用。从气体速度、喷雾直径分布和速度、火焰结构、喷雾温度等方面对实验数据和数值数据进行了对比分析。

2.湍流喷雾燃烧模型

2．1．N-庚烷空气燃烧化学

液体n-庚烷用于目标实验配置。三个n-庚烷/空气化学方案被考虑:详细的化学机制POLIMI [21]，包括106个物种和1738个反应，两步全球方案2S [6]采用[22]中提出的解析约简格式ARC23]通过从施加方法[24，包括24种输运物质，32种准稳态物质，217种反应。三种化学方案重现实验层流火焰燃烧速度测量结果的能力[25如图所示1．全球步化学反应不能再现火焰速度过丰富的条件，因此，不保留这项研究。无论POLIMI和ARC方案相当捕捉实验测量，但物种的数量和计划的刚度仍然是有LES的流动求解器直接耦合太重要了。

保留表格化的化学方法，大幅降低化学模型的CPU成本[11］.喷射火焰进入的化学子空间在这里近似为一维预混合火焰轨迹，遵循FPI [26或女性生殖器切割[12)方法。每个热化学变量φ用进度变量表示还有一个混合分数Z如下: 在哪里^标签表示变量φ存储在一个查找表中。进度变量定义为 ，在哪里是与物种质量分数相关的重量 ．φ可能包括化学反应速率、物种质量分数、密度，但也包括热力学和输运性质，如热容和热导率λ．Franzelli等人研究了表列化学对两相反应流的适用性[7，20.］.FPI表化学实际上准确地再现了在广泛的喷雾条件下的温度和热释放曲线。化学表是由层流自由传播库建立的n-庚烷/空气预混小火焰用REGATH代码计算[27]，并通过使用POLIMI详细机制反应([21])。

2．2．湍流燃烧模型

预混火焰片歧管使用F-TACLES形式与LES耦合，这是首次为预混燃烧而开发的[13]，然后延伸到分层火焰[14］.Mercier等人提出的修改[15]为了说明差异扩散对火焰消耗速度的影响，保留了这一点。F-TACLES模型假设过滤火焰前锋的化学结构由一维过滤火焰元素的集合捕获。用于构建FPI歧管的预混合小火焰在此以一定尺寸在pysical空间中过滤 ．过滤后的热化学变量因此，是以 ， ，和在化学查表中 在哪里和分别为过滤进度变量和混合分数。过滤器的大小的选择来扩大火焰，使过滤的反应层在LES网格上被分辨。如[13，约需要4-5个节点，以确保在不引入数字伪影的情况下，适当过滤火焰前沿传播。

流动由滤过的Navier-Stokes方程的解给出。由于本文采用的是低马赫数流动假设，过滤后的温度和密度均列于经过滤的化学查询表中(2)，就像其他热化学变量一样［28］.和为下列两个平衡方程的解: 在哪里ρ是密度,为湍流粘度，为湍流施密特数，为由于喷雾蒸发而产生的混合分数的源项，是亚格火焰起皱，为进度变量扩散因子，为新鲜气体的密度，为新鲜气体中的扩散系数，进程变量是由于热膨胀而未解决的对流通量吗是进度变量反应速率。

的函数 ， ，和在方程(4)分别用于模拟亚网格尺度(SGS)层流对分子扩散、对流和化学反应的贡献。这些术语是从1-D过滤预混小火焰溶液中计算出来的，并存储在F-TACLES查找表中，如下所示: 在哪里表示由一维非应变层流预混火焰计算得出的数量。

通过构造，该模型在亚网格尺度下传播分解火焰锋 ： 在哪里为自由传播层流预混火焰的绝热消耗速度。的模型采用Charlette等人的公式建模[29]： 在哪里和是亚网格尺度的雷诺数和速度波动，而为层流火焰厚度。效率函数（[29)估计所有湍流尺度的净张力效应均小于 ．指数β设置为常量并等于根据[29］.

２．３．LES两相流方程

采用欧拉-拉格朗日方法对两相流进行建模。求解了连续、动量和能量的过滤控制方程，以及由式(3.)和(4)稀释喷雾用拉格朗日点力法描述，该方法与气相双向耦合。对每个液滴求解以下输运方程： 在哪里为粒子位置，为质点速度，u为气体速度，为粒子质量，为阻力系数，ν为运动粘度，是粒子密度，和为粒子的雷诺数。

喷雾蒸发采用Spalding [30.］.液滴传质方程为 在哪里为颗粒直径，为扩散系数，是舍伍德的电话号码吗为斯伯丁质量数。这个词在混合分数方程中，加入网格各节点周围所有液滴的传质贡献得到: 在哪里是节点周围的体积。其他液滴参数是通过对液滴质量方程或能量方程积分得到的。液滴温度和直径通过求解以下方程组得到： 在哪里为Spalding模型的热特性时间，是远场的气体温度，是燃料的汽化潜热，是斯伯丁热数，为经典参考状态下的热容，假设远场和液滴表面之间存在1 / 3 / 2的平衡，动态黏度是否处于相同的参考状态，和是施密特数。

3.实验配置

实验构型是n-庚烷喷雾/空气喷射燃烧器在CORIA试验，由[19］.它在大气压力和298k下工作。空气喷射从静压室执行到无旋流喷射器，以便在液体燃料雾化时产生共流。空气质量流量为6 g·s ．注液n-庚烷来自一个单一喷嘴，产生空心锥，质量流量为0.28 g·s ．图中显示了配置几何图形的一般视图2．

进行了若干实验测量。相位多普勒风速(PDA)可以获得气体和喷雾速度和喷雾直径分布。火焰结构是由OH平面激光诱导荧光(PLIF)确定的。最后，全球彩虹技术(GRT) ([31)提供喷雾温度，这在实验诊断中是很少可用的。有关这些测量方法的详细资料，请参阅[19］.

火焰结构如图所示3.通过OH-PLIF测量显示出一个双分支。内部的火焰锋面对应于预混火焰，在预混火焰中小液滴迅速蒸发，高水平的湍流有利于空气/燃料混合，形成一个高度褶皱的火焰锋面。外部火焰前沿更接近扩散火焰，在那里，位于外部的空气与仍然含有大量未燃烧气体的富热气体反应n庚烷。OH-PLIF也表明火焰是从喷射平面升起的。

4.数值设置

Shum-Kivan等人此前对该实验进行了数值研究[6]利用全球两步化学[32]结合tffles方法[33，34］.对液滴的流动速度、粒径分布和速度进行了预测。然而，由于简化的两步化学模型的局限性，对火焰发射的估计被低估了。在此配置上测试了其他方法，例如随机场方法[35］.

中定义的计算域[6]也用于本研究中。考虑两种情况(A和B)。案例A是一个由5300万个元素和1050万个节点组成的非结构化网格，与[6].案例B在1700万个元素和350万个节点的较粗网格上执行。情况A已充分解决，因此不需要人为加宽火焰前沿。事实上，反应区的网目尺寸小于0.1 mm，而层流化学计量比预混合自由传播火焰给出的最小可能火焰厚度约为0.5 mm 嗯。由于火焰前沿有5个节点，因此化学层的分辨率足以确保火焰的正确传播，而不会在两个预混合火焰中引入数值伪影[13]和分层[14)的混合物。案例B中的火焰锋分辨率更能代表工业配置中遇到的LES条件。反应区网格尺寸0.5 mm左右，不足以分解火焰锋。过滤器的大小因此相关联的火焰被选择为人工放大经滤波的反应层前因此是必需的。此外，亚格火焰起皱不能被忽视，需要建模。建模的挑战是恢复的情况下B，其中亚格湍流燃烧模型是很重要的火焰动态。

化学表是由层流自由传播库建立的n-庚烷/空气预混小火焰用REGATH代码计算[27]，并利用由106种和1738种反应组成的POLIMI 106详细机制[21］.对于case A模拟，当火焰在LES网格上完全解析时，直接用该查表来close方程(4)未经过滤 ．因此，通过假设火焰状态，火焰的褶皱在LES网格上也得到了完全的解决 ．相反，flamelet库在Case B中通过使用滤镜宽度进行过滤使分解后的过滤火焰厚度足以捕捉粗网上的火焰消耗速度。亚网格尺度的火焰褶皱模型如Charlette等[29由方程(7).表中总结了用于情况A和B的燃烧模型特性1．

所述YALES2流求解器使用的36］.变密度流的时间积分依赖于低马赫数投影法。时间积分和空间离散是四阶的。亚网格尺度雷诺应力与SIGMA模型闭合[37］.

注入的喷雾在尺寸上是多分散的，遵循双参数松香-拉姆勒分布[38]用沙得平均粒径（SMD）31微米和一个扩散参数问2.3。采用旋流雾化器液体喷射(LISA)的形式得到了注入喷雾的形式[39]以获得所需的旋流空心锥喷雾。液滴分布的参数在尺寸上的经验调整，以适合测量在燃烧器出口以上10毫米，如图所示4．

5.结果与分析

这两种情况A和B都是在非反应式和反应式配置中计算的。因此，下面的部分将介绍四种模拟。无反应的情况加后缀- nr，有反应的情况加后缀-R．身材5显示用于比较实验结果和数值结果的轮廓的位置。A-R情况下的温度场显示在透明，以表明火焰的位置在反应情况下。

5.1。流动拓扑和气体速度

数据6和7对于A-NR和B-NR两种情况，给出了中心垂直面的瞬时和平均轴向速度场。两种网格的平均流拓扑非常相似。确定了几个区域。首先，在进入大气之前，气流在喷射器下游加速到30米/秒。再循环区域也出现在喷射器的出口，在那里进行液体喷射。液滴喷射的影响在这个区域是可见的，轴向速度的局部增加。最后，在离开喷射器的快速空气和静止在大气中的空气之间出现了混合层。

数据8和9为A-R和B-R两种情况，表示中心垂直平面的瞬时和平均轴向速度场。一般的流拓扑类似于无反应的情况。主要的区别与火焰的存在有关，火焰通过热膨胀扩大了射流的宽度。图中径向速度瞬时轴向速度场中可见网格效应6和8，其中较小的旋涡出现的细网。

LES结果的轴向速度分量与燃烧器出口上方10、20和40毫米高的测量值进行了比较。非反应量(左)和反应量(右)的平均值和均方根值绘制在图中10和11,分别。A和B两种情况的解与实验数据一致，这意味着即使在粗糙网格上，也能很好地捕获流动统计数据。主要的区别是对喷射平面上方10 mm左右的最大轴向速度的低估。这种差异的根源可以归结为喷射器内边界层的分辨率。实际上，对于这种结构选择了壁面法方法，边界层速度分布并没有得到完全解析。靠近喷射器壁的细网格将改善速度峰值的预测。火焰的热膨胀效应在剖面上可见 ．在无反应条件下轴向速度迅速下降到0米/秒之间和而在反应条件下，轴向速度在两者之间缓慢下降和 ．两个网格的RMS都被正确捕获。混合层的影响（再循环区和主流之间以及主流和静止空气之间）可见为轴向速度RMS的两个峰值 ．

对径向速度分量的结果绘制在图12(意味着)13(RMS)。模拟捕获了平均径向速度剖面的一般特征。模拟也很好地预测了均方根值。在 ，的山峰在模拟中有10个位置是正确的。仿真结果表明，无论是在网格条件下，还是在无反应条件下和有反应条件下，一般的流动拓扑预测都是令人满意的。

5.2。火焰拓扑

身材(14日)显示了每个模拟情况的瞬时归一化OH质量分数场和OH- plif测量的瞬时快照。它定性地分析了瞬时火焰结构，这是一个具有挑战性的计算，因为稳定过程对有限速率的化学效应非常敏感。内部的火焰锋面，由于湍流的高度褶皱，被LES定性地再现。实验中观察到的外扩散火焰，具有一个大而不皱的反应区，也存在。

将案例A和B的平均归一化OH质量分数场与图中OH- plif测量值的平均值进行比较(14日)．模拟结果可以很好地捕捉到火焰内部的平均锋面位置到 ．平均OH-PLIF测量结果表明，火焰外锋延伸至 ．此，即使瞬时火焰结构似乎由模拟定性以及检索比较表明，平均外焰前方位置不是完全由模拟捕获。的确，粗略和精细网格两个模拟预测的是，外火焰前缘延伸到mm，并迅速与内部火焰前端融合 ．

内焰锋位于高速区域，外焰锋位于低速区域，如图所示10．因此，两种火焰锋面模拟的流动次数是不同的。由于内焰锋速度高得多，统计数据很好地收敛。相反,作为外部火焰前锋的速度较低,模拟物理时间(几十毫秒)可能不足以捕捉外部火焰前锋的动力学实验,发现平均OH-PLIF镜头在哪里更长的一段时间(几秒钟)。

火焰的升起是火焰的一个关键方面。为了在模拟中评估起飞高度，图15和16在透明度中显示两个网格的温度轮廓。这些观点表明，起飞高度是相当恒定的两个网格。

数据17和18在上述温度等值线的中心垂直面上显示一个剪辑。网格的影响在图中可见17在这种情况下，A(细网格)比B(粗网格)的火焰褶皱更容易解决。

剥离高度被定义为实验火焰前缘从燃烧器出口的较近位置。火焰前缘位置从通过在图中示出的平均OH-PLIF信号中给出的最大值等值线定义14．火焰的升力也从模拟中得到了类似的估计。这个高度取决于角度位置，因为火焰不是完全轴对称的。由此计算出发射位置的周平均和均方根。

实验值为而情况A恢复了情况B是起飞 ．实例A和实例B的比较表明，F-TACLES方法能够在代表实际工业条件的粗网格上较好地模拟未解火焰湍流相互作用。

先前发表的具有全局两步机制的计算([6(没有预料到火焰的燃烧大约20%。令人惊讶的是，使用包含24个运输物种、32个准稳态物种和217个反应的简化分析方案进行的模拟也没有成功地取回火焰发射，CPU成本高出10倍([23比F-TACLES])。

请注意，由于两个原因，火焰是靠前传播而不是自燃来控制的。首先，没有能充分提高新鲜气体温度以达到自燃条件的热流。第二，在[6，23]的分析简化方案，包括56个物种，不证明存在自由基物种特征的火焰基下游自燃。这种结构对于F-TACLES模型是有利的，该模型被设计用于捕获有或没有亚网格尺度褶皱的火焰传播。

事实上，使用F-TACLES表化化学方法，可以恢复网格的火焰升起高度，CPU成本甚至比全局机制更低，因为与6个运输物种相比，化学只有两个运输方程(进度变量和混合部分)。F-TACLES的良好性能归因于它能够检索火焰在湍流分层混合物中的传播速度([14)，甚至在粗糙的网格上，火焰锋面没有完全分解。边缘火焰的传播不受扩散分支的影响。F-TACLES模型更适合湍流弱分层火焰锋面([14)，不影响此配置下的起飞高度预测。表格2通过与实验对比，对所研究的喷雾火焰结构进行了整体、分析和表格化学预测火焰升力高度。此外，还指出了通过全局方案计算归一化得到无功流量统计所需的CPU成本。

5.3。液滴直径

数据19和20.分别显示在冷和反应情况下，在中央垂直面上以其直径为颜色的粒子。对于这两种情况，直径的分布是相似的。较小的液滴位于流动的中心部分，而较大的液滴位于喷雾的外部部分。火焰的影响如图所示20.上面是低密度的粒子吗 ，特别是在外围地区。

身材21比较10、20和40 在燃烧器出口上方mm处，平均喷雾直径分别作为冷态和反应态情况下径向坐标的函数。LES结果表明，在情况a和B中，液滴直径的径向分层发展正确。小液滴由于其斯托克斯数小而遵循流线，因此是矿石位于流体中心。较大的液滴（以较高的斯托克斯数为特征）遵循弹道轨迹，并位于喷雾的外缘，这是空心锥体喷射的结果。在0到20之间的反应和非反应情况下，轮廓相似 mm，因为火焰位于更下游。在40 反应案例中的mm是由于火焰的存在而导致的更强蒸发过程的结果。F-TACLES模型很好地捕捉到了这一现象，即使在次网格规模贡献显著的案例B中也是如此。

尽管显著计算流过时间（等于3和5的情况下A和B，分别地），缺乏统计的图中观察到21在两个反应性和非反应性的情况下高的径向值。它会导致数值和实验溶液，这归因于大的液滴数在射流太小，以确保拉格朗日相的统计收敛的外部部分之间的差异。

5.4。喷雾速度

数据22和23分别在冷和反应情况下，用轴向速度表示中心垂直面中的粒子。在图22时，小液滴在周围气体的带动下达到较高的轴向速度(最高可达30 m/s)，而大液滴的速度由于阻力而降低。在图23，液滴有相同的行为。一些大的液滴没有进入火焰，也没有在喷射的末端被消耗。

液滴轴向速度如图所示24分别用于寒冷和有反应的情况。实验测量，通过在所考虑的径向位置的喷雾的直径着色。绿色正方形对应于粒径低于15微米，蓝色正方形至15个35微米，并且红色方块之间的直径以直径大于35微米的。该协议是用于小到中等液滴良好（低于35微米），但两者LES的情况下预测比实验用于大液滴更高的速度。这种差异归因于喷射的方法（从[39)，这可能高估了大液滴的速度。

液滴的径向速度如图所示25分别用于寒冷和有反应的情况。在轴向速度方面，小液滴的速度得到了很好的预测，而大液滴的速度被高估了。

5.5。喷雾温度

数据26和27分别显示在冷和反应情况下，在中央垂直面上以其温度着色的粒子。规模是对于悬案和用于所述反应的情况。在图26，小液滴温度迅速下降至当它们向下对流时。这种演变是由于蒸发造成的。同样的过程也存在于较大的液滴中，但要慢得多。在有反应的情况下，在火焰下面，行为是一样的在冷的情况下。当液滴进入火焰时，没有完全蒸发的液滴被迅速加热到因为火焰释放的热量。位于流动中心的小液滴被热气逐渐加热，直到完全蒸发。

将LES预测的液滴温度与全球彩虹技术(GRT)的测量结果进行了比较，GRT的不确定度为［19］.身材28给出了冷(左)和反应(右)结构的温度径向分布。

实验数据突出了两个区域。为 ，液滴迅速达到湿球温度，从第一次测量的径向轮廓，即在燃烧器出口上方20毫米，而液体喷雾保持在中心线附近的喷射温度。模拟没有捕捉到这种趋势，它预测了所有液滴位置的湿球温度。湿球温度是指液体在气体中蒸发到饱和时达到的平衡温度。模拟和实验之间的这种差异可以用蒸发模型的局限性来解释([40])。

注意到Spalding模型的热特性时间 ，表示为 在哪里为液滴密度; ，其直径； ，施密特数; ，舍伍德数; ，恒压下的热容n庚烷;和 ，按1/3-2/3规则(见第1章)计算的恒压热容和混合物的动态粘度; ，热斯伯丁数;和 ，mass Spalding数。作为与液滴直径的平方成正比，液滴越大，温度的变化就越慢。

身材29显示冷（左）和反应（右）配置的温度轴向分布。用于 ，液滴(在这个径向位置很小)温度迅速下降到 ．作为径向距离r增加时，液滴平均直径如前所述增大，液滴温度降低。这种趋势与斯伯丁模型的假设是一致的。

另一种可能的解释是注入模型的选择，该模型从同一点注入所有液滴，并不会重现液片破裂引起的液滴的空间分布。尽管对整体粒径的预测是正确的，但液滴分布的局部预测错误也会影响平均液体温度。克服这一困难的一个方法是将液滴注入更下游的地方，而不是注入的真正位置。

在反应条件下，在燃烧气体区域，位于和 ，由于气体温度较高，液滴温度上升较快。在实验中观察到的这种现象在模拟中得到了很好的解决。然而，在火焰内部和外部分支之间的下游测得的液滴温度在331 K左右达到热平衡，而数值模拟预测的温度为367 K，接近沸腾温度n庚烷。如[41，这种差异也可以归因于斯伯丁蒸发模型，其中极限值是沸腾温度。Spalding模型和Abramzon-Sirignano模型的比较42，强调了液滴温度预测的差异。

6.结论

采用F-TACLES形式在喷雾燃烧结构中进行了第一次模拟。实验结果表明，喷雾直径、喷雾速度、气速、火焰结构和升力与实验数据吻合较好。在工业应用中，即使采用代表网格划分条件的粗网格，模拟也能很好地再现火焰内部预混前缘和外部扩散分支的复杂结构。精细网格模拟表明，基于预混火焰的表格化学能够充分地捕捉喷雾火焰化学。在粗网格上获得的良好预测也证明了F-TACLES能够模拟喷射火焰和湍流之间的未解相互作用。特别是，湍流燃烧模型很好地描述了火焰稳定过程。由于燃烧模型引起的CPU补充成本非常低，该方法引起了燃气轮机工程界的兴趣。但是，还有一个问题有待解决。液滴温度确实存在显著差异。液滴蒸发模型和液片雾化对喷雾温度的影响有待进一步研究。

命名法

(命名条目应标明单位)

：	可变雷诺滤波器一个
：	变量的Favre滤波器一个
：	斯伯丁质量数
：	斯伯丁热号
：	恒压下的热容
D：	分子扩散
：	液滴直径
：	燃料的潜热
：	粒子质量
：	种总数
：	重量k个物种中的进展变量定义
：	施密特数
：	紊流施密特数
：	舍伍德数
：	无拉伸层流火焰速度
：	亚网格尺度湍流火焰速度
：	液滴温度
：	远离液滴的远场温度
t：	时间
：	物种扩散速度k
：	瞬时速度我th-coordinate方向
：	拉格朗日粒子速度矢量
：	亚网格尺度速度波动
：	笛卡尔坐标我方向
：	拉格朗日粒子位置向量
：	反应过程变量
：	物种k的质量分数
z：	混合分数
：	进度变量扩散因子
：	火焰过滤器的大小
δ:	层流火焰厚度
φ：	热化学量
λ:	热导率
：	湍流粘度
：	亚格火焰起皱
ρ：	密度
：	混合馏分蒸发源项
：	进度变量源项
：	进度变量未解决的流通量

下标

0：

相对于新鲜气体

标

标签：	储存在化学查询表中的变量
∗:	由一维非应变平面层流预混自由传播火焰构成。

数据可用性

用于支持本研究结果的数字数据可根据要求从通讯作者处获得。

的利益冲突

作者声明他们没有利益冲突。

致谢

这项工作使用了GENCI-IDRIS的HPC资源(拨款2016-x20162b0164和2017-x2017b0164)。作者感谢来自CORIA实验室的Antoine Verdier和Bruno Renou分享了实验数据并进行了富有成果的讨论。他们还感谢Francis Shum-Kivan、Eléonore Riber和Bénédicte Cuénot分享了计算领域的几何和网格，并进行了有益的讨论。该手稿的初步版本已在美国加州圣地亚哥举行的2019年AIAA Scitech论坛上发表。

参考文献

1. P.Jenny，D.Roekaerts和N.Beihuizen，“湍流稀释喷雾燃烧的建模，”能源与燃烧科学进展卷。38，没有。6，第846-887，2012。视图:出版商网站|谷歌学者
2. S. James, J. Zhu，和M. S. Anand，“大涡模拟作为燃气轮机燃烧系统的设计工具”，张仁杂志，第44卷，第5期。4，页674-686,2006。视图:出版商网站|谷歌学者
3. P. Moin和S. V. Apte，“真实燃气轮机燃烧室的大涡模拟”，张仁杂志，第44卷，第5期。4, pp. 698-708, 2006。视图:出版商网站|谷歌学者
4. W. P. Jones, a . J. Marquis，和D. Noh，“使用随机破碎模型的大涡模拟湍流喷射火焰的研究”，燃烧和火焰， 2017年，第186卷，第277-298页。视图:出版商网站|谷歌学者
5. W. P. Jones, a . J. Marquis, K. Vogiatzaki，“燃气轮机燃烧室喷雾燃烧的大涡模拟”，燃烧和火焰号，第161卷。1, pp. 222-239, 2014。视图:出版商网站|谷歌学者
6. F. shm - kivan, J. Marrero Santiago, a . Verdier等，“湍流喷射火焰结构的实验和数值分析”，燃烧学会论文集第36卷第2期2，第2567-2575页，2017。视图:出版商网站|谷歌学者
7. B. Franzelli, A. Vié， M. Boileau, B. Fiorina，和N. Darabiha，“使用详细和表格化学描述的旋涡喷射火焰的大涡流模拟”，流动、湍流和燃烧第98卷第1期2, pp. 633-661, 2017。视图:出版商网站|谷歌学者
8. C. Heye, V. Raman, A. R. Masri，“喷雾/燃烧相互作用对甲醇喷雾火焰自燃的影响”，燃烧学会论文集第35期2, pp. 1639-1648, 2015。视图:出版商网站|谷歌学者
9. S. B. Pope，《小尺度，多物种和湍流燃烧的多重挑战》，燃烧学会论文集第34卷第3期1, pp. 1 - 31, 2013。视图:出版商网站|谷歌学者
10. S. Menon和N. Patel，“大型燃烧室喷雾燃烧模拟的亚网格模型”，张仁杂志，第44卷，第5期。4，第709-723页，2006。视图:出版商网站|谷歌学者
11. B.菲奥莉娜，D. Veynante和S.蜡烛，“在湍流火焰的大涡模拟建模燃烧化学，”流动、湍流和燃烧，第94卷，第94期1, pp. 3-42, 2015。视图:出版商网站|谷歌学者
12. J. A. V. Oijen, A. Donini, R. J. M. Bastiaans, J. H. M. T. Boonkkamp，和L. P. H. D. Goey，“使用小火焰生成的流形进行预混燃烧建模的最新技术”，能源与燃烧科学进展，第57卷，第30-74页，2016。视图:出版商网站|谷歌学者
13. B. Fiorina, R. Vicquelin, P. Auzillon, N. Darabiha, O. Gicquel, D. Veynante，“LES预混燃烧的过滤表格化学模型”，燃烧和火焰，第157卷，第1期3，页465-475,2010。视图:出版商网站|谷歌学者
14. P. Auzillon，O.吉凯尔，N. Darabiha，D. Veynante，和B.菲奥莉娜，“经滤波的表格用于分层火焰的LES化学模型，”燃烧和火焰第159卷第1期8, pp. 2704-2717, 2012。视图:出版商网站|谷歌学者
15. R. Mercier, P. Auzillon, V. Moureau等，“热损失和微分扩散对湍流分层火焰传播影响的LES模型:应用于TU darmstadt分层火焰，”流动、湍流和燃烧第93卷第5期2, pp. 349-381, 2014。视图:出版商网站|谷歌学者
16. “热边界条件对预混旋流火焰稳定性影响的实验和数值研究”，燃烧和火焰，第171卷，第42-58页，2016。视图:出版商网站|谷歌学者
17. R.S.Miller和J.W.Foster，“推进流场大涡模拟的湍流燃烧模型综述，”张仁杂志第54卷第5期10, pp. 2930-2946, 2016。视图:出版商网站|谷歌学者
18. J. C. Oefelein，R.W。Schefer和R. S.巴洛，“走向为湍流燃烧大涡模拟的验证，”张仁杂志，第44卷，第3期，第418-433页，2006年。视图:出版商网站|谷歌学者
19. a . Verdier, J. Marrero Santiago, a . Vandel et al.，“喷雾喷射火焰的局部火焰结构和燃料液滴特性的实验研究”，燃烧学会论文集第36卷第2期2, pp. 2595-2602, 2017。视图:出版商网站|谷歌学者
20. B. Franzelli, B. Fiorina, N. Darabiha， "喷雾燃烧的表格化学方法"，燃烧学会论文集第34卷第3期1, pp. 1659-1666, 2013。视图:出版商网站|谷歌学者
21. E.Ranzi、A.Frassoldati、A.Stagni、M.Pelucci、A.Cuoci和T.Faravelli，“复杂反应系统的简化动力学方案：化石和生物质衍生运输燃料，”国际化学动力学杂志第46卷，第46期9, pp. 512-542, 2014。视图:出版商网站|谷歌学者
22. B. Franzelli, E. Riber, M. Sanjosé，和T. Poinsot，《煤油-空气预混火焰的两步化学方案》，燃烧和火焰，第157卷，第1期7, pp. 1364-1373, 2010。视图:出版商网站|谷歌学者
23. F. Shum-kivan，“Simulation des grandes echelles de flammes de spray et modélisation de la combustion non-prémélangée”，图卢兹大学，法国图卢兹，2017，博士论文。视图:谷歌学者
24. P. Pepiotdesjardins和H. Pitsch，“一种基于错误传播的大型化学动力学机制的有效减少方法”，燃烧和火焰第154卷第1期1-2，页67-81,2008。视图:出版商网站|谷歌学者
25. 黄永明，“高温下的层流火焰速度iso辛烷/ O₂/ N₂和n庚烷/ O₂/ N₂混合物。”杂志推进与动力的卷。23，没有。2，第428-436，2007。视图:出版商网站|谷歌学者
26. O. Gicquel, N. Darabiha，和D. Thévenin，“使用差分扩散ILDM火焰延长的混合氢/空气逆流火焰模拟”，燃烧学会论文集第28卷第2期2，页1901-1908,2000。视图:出版商网站|谷歌学者
27. N.达拉比哈，“具有复杂化学的层流逆流氢-空气扩散火焰的瞬态行为”，燃烧科学与技术卷。86，没有。1-6，第163-181，1992。视图:出版商网站|谷歌学者
28. R. Vicquelin, B. Fiorina, S. Payet, N. Darabiha，和O. Gicquel，“将表格化学与可压缩CFD求解器耦合”，燃烧学会论文集第33卷第3期1, pp. 1481-1488, 2011。视图:出版商网站|谷歌学者
29. F. Charlette, C. Meneveau，和D. Veynante，“LES预混湍流燃烧的幂律火焰褶皱模型第一部分:非动态配方和初步试验”，燃烧和火焰，第131卷，第2期1-2，页159-180,2002。视图:出版商网站|谷歌学者
30. d·b·斯伯丁，《液体燃料的燃烧》燃烧问题国际研讨会，第4卷，第1期，第847-864页，1953年。视图:出版商网站|谷歌学者
31. S. Saengkaew, V. Bodoc, G. Lavergne，和G. Grehan，“全球彩虹技术在折射率依赖于液滴大小的喷雾中的应用”，光学通信， vol. 28, pp. 295-303, 2013。视图:出版商网站|谷歌学者
32. D.波伊阿克，“Modélisation德拉燃烧D'未喷涂丹斯联合国brûleurAERONAUTIQUE，”图卢兹大学，法国图卢兹，2015年，博士论文。视图:谷歌学者
33. j。黎杰，T. Poinsot和D. Veynante，“用于预混和非预混湍流燃烧的动态加厚火焰LES模型”，发表于《燃烧动力学》暑期项目的程序，第157-168，中心湍流研究，斯坦福大学，2000。视图:谷歌学者
34. O. Colin, F. Ducros, D. Veynante，和T. Poinsot，“湍流预混燃烧的大涡流模拟增厚火焰模型”，流体物理学，第12卷，第2期7，页1843-1863,2000。视图:出版商网站|谷歌学者
35. 等，“喷雾喷射火焰湍流火焰结构的实验和数值研究”，载欧洲燃烧会议记录，燃烧研究所，克罗地亚，欧洲，2017。视图:谷歌学者
36. 五Moureau，P.多明戈和L. Vervisch，“对于复杂的几何形状大规模并行CFD程序设计”政府建筑渲染Mecanique，第339卷，第2期。2-3, pp. 141-148, 2011。视图:出版商网站|谷歌学者
37. F. Nicoud, H. B. Toda, O. Cabrit, S. Bose，和J. Lee，“使用奇异值建立大涡模拟的亚网格尺度模型”，流体物理学，第23卷，第8期，文章编号085106，2011年。视图:出版商网站|谷歌学者
38. P.González Tello、F.Camacho、J.M.Vicaria和P.A.González，“用于粒度分布分析的改进Nukiyama Tanasawa分布函数和Rosin-Rammler模型，”粉技术第186期3、2008年。视图:出版商网站|谷歌学者
39. L.Guedot，“大比隆结构和大比隆结构的发展：注入多点系统的应用”，法国鲁昂INSA，2015年，博士论文。视图:谷歌学者
40. Shashank，E.Knudsen和H.Pitsch，“喷雾蒸发模型敏感性，”年度研究简报卷。2011年，中心湍流研究，斯坦福大学，CA，USA，1998年。视图:谷歌学者
41. R. S. Miller, K. Harstad, J. Bellan，“对多液滴气液流动的平衡和非平衡蒸发模型的评估”，国际多相流学报，第24卷，第2期6，第1025-1055页，1998。视图:出版商网站|谷歌学者
42. P.塞拉利昂桑切斯，“造型喷雾在航空燃烧室的分散和蒸发，”图卢兹，法国图卢兹，2012年大学博士论文。视图:谷歌学者

版权

版权所有©2020 Adrien Chatelier et al。这是一篇发布在知识共享署名许可协议，允许在任何媒介上不受限制地使用、传播和复制，但必须正确引用原作。