Sommaire - Engenheiros.pt

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Sommaire
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Sommaire
Nomenclature..............................................................................................................................5
Introduction Générale ...............................................................................................................11
Chapitre I: L’utilisation du gaz naturel dans un moteur à allumage commandé à injection
directe .......................................................................................................................................19
I.1- Introduction........................................................................................................................21
I.2- Caractéristiques du gaz naturel comme carburant .............................................................21
I.2.1- Propriétés physico-chimiques .....................................................................................22
I.2.2- Propriétés liées à la combustion..................................................................................23
I.2.3- Propriétés liées à la pollution......................................................................................25
I.2.4- Stockage du GNV sur véhicule...................................................................................25
I.2.5- Exemples d’application du GNC aux véhicules particuliers ......................................27
I.3- Le moteur à allumage commandé à injection directe ........................................................30
I.3.1- Historique des moteurs à allumage commandé à injection directe.............................30
I.3.2- La stratification ...........................................................................................................33
I.3.2.1- Exemples de stratégies pour la stratification .......................................................36
I.3.3 - Le fonctionnement en mélange pauvre ......................................................................37
I.3.4- Les différents modes de fonctionnement ....................................................................41
I.3.5- Le remplissage et le pompage.....................................................................................42
I.3.6- La dépollution .............................................................................................................44
I.4- Les contraintes propres à un moteur GNC à injection directe ...........................................46
I.4.1- Injecteurs pour le GNC ...............................................................................................48
I.4.2- Calcul théorique ..........................................................................................................49
I.4.3- Solutions pour les hauts régimes et fortes charges .....................................................53
I.5- Conclusion .........................................................................................................................54
Chapitre II : Dispositifs expérimentaux, méthodes de diagnostic et caractérisation de
l’injecteur utilisés .....................................................................................................................57
II.1- Introduction ......................................................................................................................59
II.2- Dispositifs expérimentaux ................................................................................................59
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Sommaire
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II.2.1- Le dispositif de génération de l’écoulement d’air .....................................................63
II.2.2- Le système d’allumage ..............................................................................................68
II.3- Méthodes de diagnostics utilisées.....................................................................................73
II.3.1- Mesure de pression et visualisations .........................................................................73
II.3.1.1- Mesure de pression .............................................................................................73
II.3.1.2- Tomographie Laser.............................................................................................74
II.3.1.3- Strioscopie Laser Rapide ....................................................................................75
II.3.2- Vélocimétrie ..............................................................................................................78
II.3.2.1- Vélocimétrie Doppler Laser (LDV) ...................................................................78
II.3.2.2- Vélocimétrie par Images de Particules (PIV) .....................................................82
II.4- Caractérisation de l’injecteur............................................................................................84
II.4.1 - Caractérisation générale des injecteurs.....................................................................84
II.4.2- Détermination des retards d’ouverture et de fermeture de l’injecteur Synerjet-Orbital
..............................................................................................................................................87
II.4.3- Calcul de la loi de débit de l’injecteur Synerjet-Orbital ............................................91
Chapitre III : Mesure de richesses locales par fluorescence de l’acétone induite par plan laser
..................................................................................................................................................95
III.1- Introduction .....................................................................................................................97
III.2- Principe physique de la Fluorescence Induite par Plan Laser (PLIF) .............................98
III.2.1- Un modèle simplifié: le schéma à deux niveaux (théorique) ...................................98
III.2.2- Les différents régimes d’utilisation........................................................................101
III.3- Choix du traceur ............................................................................................................104
III.3.1. – Description des caractéristiques des principaux traceurs ....................................104
III.3.2. – Conclusion ...........................................................................................................111
III.4- Analyse de la fluorescence de l’acétone .......................................................................112
III.5- Approche expérimentale et procédures .........................................................................117
III.5.1- Procédure d’expérimentation .................................................................................121
III.5.2- Synchronisation du dispositif expérimental associé à la PLIF..............................125
III.5.3- Exploitation des images .........................................................................................127
III.5.4- Exemple de mesures de richesses locales obtenues ...............................................128
III.6- Conclusion.....................................................................................................................130
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Sommaire
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Chapitre IV :Etude expérimentale de la combustion d’un mélange hétérogène de méthane-air
globalement pauvre : chambre statique ..................................................................................131
IV.1- Introduction...................................................................................................................133
IV.2- Analyse théorique de la combustion d’un mélange hétérogène après injection directe de
carburant .................................................................................................................................133
IV.3- Influence de l’écoulement d’injection et de l’inhomogénéité du mélange ...................138
IV.4- Caractérisation de l’écoulement induit par l’injection de méthane...............................142
IV.4.1- Visualisation du jet d’injection ..............................................................................143
IV.4.2- Mesures des vitesses par LDV ...............................................................................146
IV.5- Caractérisation de l’hétérogénéité du mélange .............................................................148
IV.6- Etude de la combustion .................................................................................................155
IV.6.1- Influence du retard entre l’injection et l’allumage.................................................155
IV.6.1.1- Influence sur les ratés d’allumage...................................................................156
IV.6.1.2-Influence sur la propagation de la flamme.......................................................158
IV.6.1.3-Influence sur l’efficacité de la combustion ......................................................163
IV.6.2- Influence de la richesse globale .............................................................................173
IV.7- Conclusion ....................................................................................................................178
Chapitre V :Etude expérimentale de la combustion d’un mélange hétérogène de méthane-air
globalement pauvre : chambre dynamique.............................................................................181
V.1- Introduction ....................................................................................................................183
V.2- Caractérisation du champ aérodynamique dans la chambre ..........................................185
V.2.1 – Mesure des vitesses par PIV (sans injection) ........................................................186
V.2.2 – Effet de l’injection sur le champ aérodynamique ..................................................193
V.3- Mesure des richesses locales par PLIF dans la chambre ARC.......................................197
V.4- Etude de la combustion dans la chambre ARC ..............................................................200
V.4.1 – Combustion d’un mélange homogène ...................................................................200
V.4.2 – Combustion d’un mélange hétérogène de richesse globale 0.5 .............................203
V.4.2.1 – Ratés d’allumage ............................................................................................204
V.4.2.2 – Propagation de la flamme ...............................................................................205
V.4.2.3 – Efficacité de la combustion ............................................................................211
V.4.3 – Influence de la richesse globale.............................................................................216
V.4.3.1-Cas d’un mélange de richesse globale 0.2.........................................................216
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Sommaire
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V.4.3.2-Cas d’un mélange de richesse extrêmement faible ...........................................220
V.5- Conclusion......................................................................................................................222
Conclusion Générale et Perspectives......................................................................................225
Conclusion Générale...........................................................................................................227
Perspectives ........................................................................................................................230
Références Bibliographiques ..................................................................................................233
Annexes ..................................................................................................................................241
Annexe 1 - Synchronisation des éléments du dispositif expérimental ...................................243
Annexe 2 - Principe physique de la strioscopie, de la LDV et de la PIV...............................247
A2.1- Principe physique de la strioscopie ..........................................................................247
A2.2- Principe physique de la Vélocimétrie Doppler Laser (LDV)...................................249
A2.3- Principe physique de la Vélocimétrie par Images de Particules (PIV) ....................251
Annexe 3 – Fluorescence de l’acétone ...................................................................................255
A3.1- Modèle théorique spécifique à la fluorescence de l’acétone ....................................255
A3.1.1- Résultats du modèle théorique ..........................................................................261
A3.2- Conclusion................................................................................................................267
Table de Figures et Tableaux..................................................................................................269
Index .......................................................................................................................................275
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Nomenclature
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Nomenclature
A21
Coefficient d’Einstein d’émission spontanée
Afp
Surface du front de flamme plissée
Afnp
Surface du front de flamme non plissée
Afeq
Surface du front de flamme équivalente
B12
Coefficient d’Einstein d’absorption
B21
Coefficient d’Einstein d’émission stimulée
C
Course du piston (moteur)
c
Vitesse de la lumière
Cd
Coefficient de décharge
cp
Chaleur spécifique à pression constante
cv
Chaleur spécifique à volume constant
D
Débit massique
D
Diamètre
Dh
Degré d’hétérogénéité
DI
Durée d’injection
dmf/dt
Taux de consommation massique de mélange frais
dP
Variation de pression
dQ
Chaleur
dT
Variation de température
dt
Intervalle de temps infinitésimal
dU
Variation d’énergie interne
dVc
Volume du collecteur
dW
Travail
E
Energie
E1
Energie du niveau 1
E2
Energie du niveau 2
Eea
Energie électrique de l’allumeur
En
Energie du niveau n de l’état S1
fb
Fréquence de Bragg
fd
Fréquence Doppler
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Nomenclature
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Fv
i
Fréquence de vibration
h
Constante de Planck
h
Coefficient globale de transfert de chaleur
if
Interfrange
I
Intensité de courant
K
Constante de proportionnalité
k
Constante de Boltzmann
k(t)
Intensité de turbulence à l’instant t
kcoll
Taux de quenching
Kf
Taux de fluorescence
kNR
Taux d’intersystem crossing
L/r
Rapport bielle manivelle
L1,L2
Lentilles
m
Masse totale du mélange
mb
Masse de gaz brûlés
mtc
Masse total de carburant
Mi(t)
Nombre total de mesures du cycle i, contenue dans la fenêtre d’intégration
n
Indice de réfraction
N
Nombre de cycles
N
Nombre de fenêtres de mesures de richesse
N1(t)
Population à l’instant t du niveau 1
N10
Population du niveau 1 à l’instant initial
N2(t)
Population à l’instant t du niveau 2
N20
Population du niveau 2 à l’instant initial
N2max
Population du niveau 2 maximale
N2
sat
Population du niveau 2 au régime de saturation
Nq
Nombre de molécules du partenaire de collision q
NS
Nombre de swirl
P
Pression
P1,Pi,Pinjection Pression d’injection
P2
Pression dans la chambre
Pblocage
Pression de blocage
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Nomenclature
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Pc
Pression critique
Pf
Probabilité de fluorescence
Pfc
Pression maximale pour une combustion complète
Pinitiale, P0
Pression Initiale
Ppoussée
Pression de poussée
Pq
Probabilité de quenching
q
Partenaire de collision
Q21
Taux de transfert par collisions ou quenching
ri
richesse locale à la iéme fenêtre de mesure
rm
richesse moyenne
R
Rayon de courbure
R~
Constante particulière du mélange gazeuse
RDI
Retard entre le début réel d’injection et l’allumage ( ou acquisition des images)
Re
Nombre de Reynolds
S
Aire de passage critique de l’injecteur
S0
Etat d’énergie minimale (équilibre thermique)
S1
Etat d’énergie supérieure (de même multiplicité de S0)
Sce
Source Laser
Sf
Signal de fluorescence
SuL
Célérité du front de flamme laminaire
SuT
Célérité du front de flamme turbulente
SuTH
Célérité du front de flamme turbulente dans un mélange hétérogène
T
Température
t0
Instant initial
T1
Température d’injection
td
Temps de décharge de l’allumeur
tf
Instant final
tfc
Instant de la fin de la combustion
Tinitiale
Température Initiale
Tmélange
Température moyenne du mélange
Tparois
Température moyenne des parois
uν
Densité spectrale d’énergie du Laser
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Nomenclature
___________________________________________________________________________
uνs
Energie de saturation
u(t,i)
Vitesse instantanée du cycle i à l’instant t (direction X)
U,u
Vitesse dans la direction X
u’(t,i)
Vitesse statistiquement aléatoire du cycle i à l’instant t- fluctuation (direction X)
_
u(t)
Vitesse moyenne à l’instant t (direction X)
V
Tension
V
Volume
V,v,Vv
Vitesse dans la direction Y
v’(t,i)
Vitesse statistiquement aléatoire du cycle i à l’instant t- fluctuation (direction Y)
Vf
Vitesse apparente du front de flamme
Vu
Vitesse des gaz frais
V0
Volume Initial
Vq
Vitesse moyenne entre q et la molécule
w’(t,i)
Vitesse statistiquement aléatoire du cycle i à l’instant t- fluctuation (direction Z)
Zcoll
Fréquence de collisions
Lettres grecs
α
Angle de rotation du vilebrequin
αrl
Déviation des rayons lumineux
αT
Accélération de la flamme due au plissement de la surface de flamme
αTH
Coefficient d’augmentation de la vitesse de propagation de flamme laminaire
du à la turbulence et à la hétérogénéité du mélange.
γ
Rapport de chaleurs spécifiques (cp/cv)
λ
Longueur d’onde
ρ
Masse volumique
ρb
Masse volumique des gaz brûlés
ρu
Masse volumique des gaz frais
θ
Angle entre deux faisceaux
Ω
Angle solide
χ
Fraction molaire
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Nomenclature
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σ
Surface d’absorption moléculaire
φ
Rendement quantique de fluorescence
µ
Viscosité dynamique
Φ(t)
Flux de fluorescence à l’instant t
σ21
Section efficace de quenching
∆Ecoll
Energie transférée par collision
∆Elaser
Energie apportée par l’impulsion laser
∆Ethermal
Energie au équilibre thermique
δn/δy
Gradient de l’indice de réfraction
ηopt
Efficacité de transmission du collecteur optique
τp
Temps de pompage
ρs
Masse volumique aux conditions standards
∆t
Intervalle de temps
∆x
Déplacement
Abréviations et acronymes
AC
Rapport Air Carburant
ARC
Actions de Recherche Concertées
CAFE
Corporate Average Fuel Economy
CCD
Charge Coupled Device
CNRS
Centre National de la Recherche Scientifique
CFR
Cooperative Fuel Research
EGR
Exhaust Gas Recirculation
ENSMA
Ecole Nationale Supérieure de Mécanique et d'Aérotechnique
EZEV
Equivalent Zero Emissions Vehicle
GDI
Gasoline Direct Injection
GNA
Gaz Naturel Adsorbé
GNC
Gaz Naturel Comprimé
GNL
Gaz Naturel Liquéfié
GNV
Gaz Naturel pour Véhicules
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Nomenclature
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H/C
Rapport entre le nombre d’atomes d’hydrogène et de carbone
HC
Hydrocarbures ( classification polluants )
IDE
Injection Directe Essence
LDV
Laser Doppler Velocimetry
LIF
Laser Induced Fluorescence
MCR
Machine à Compression Rapide
MON
Motor Octane Number
Nd-Yag
Neodymium doped Yttrium Aluminum Garnet
NOx
Ensemble des oxydes d’azote ( classification polluants )
PCI
Pouvoir Calorifique Inférieure
PCS
Pouvoir Calorifique Supérieure
PIV
Particule Image Velocimetry
PLIF
Planar Laser Induced Fluorescence
PMB
Point Mort Bas
PMH
Point Mort Haut
PMIb
Pression Moyenne Indiquée de la boucle basse pression
PMIH
Pression Moyenne Indiquée de la boucle haute pression
RON
Research Octane Number
SAE
Society of Automotive Engineers
SCC
Saab Combustion Control
UV
Ultra Violet
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Introduction Générale
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Jusqu’en 1970, les efforts de tous les constructeurs automobiles étaient surtout
concentrés sur quatre objectifs principaux : optimisation de la cadence de production des
usines, augmentation de la puissance spécifique des moteurs, amélioration des performances
en accélération des automobiles et accroissement de la vitesse maximale des véhicules.
Dans les années 70, les automobiles américaines avaient une consommation moyenne de
17 l / 100 km. En Europe tous les moteurs de voitures particulières étaient alimentés en
mélange riche (1.1 < r < 1.3), de plus les moteurs fonctionnaient souvent à haut régime avec
parfois seulement trois rapports de transmission ce qui entraînait l’élévation de la
consommation [19].
En 1973, avec la crise pétrolière, apparaît la première politique d’énergie en Europe. Les
constructeurs automobiles commencent à tenir compte du problème de la consommation dès
la phase de conception des moteurs, jusqu’à leur adaptation sur les véhicule. De nombreuses
avancées technologiques sont atteintes dans les systèmes d’alimentation de carburant, les
processus de mélange, la qualité de la combustion, la transmission et l’aérodynamisme. De
plus, les constructeurs ont été contraints d’évaluer la consommation de leurs véhicules et de
diffuser les résultats auprès de leurs clients. Simultanément les utilisateurs d’automobiles ont
été informés et sensibilisés à l’influence du mode de conduite et de l’entretien du véhicule sur
la consommation.
Aux Etats Unis d’Amérique des actions ont abouti dès 1978 au règlement dit ‘CAFE
(Corporate Average Fuel Economy), qui fixe la consommation moyenne annuelle que doit
respecter chaque constructeur pour l’ensemble des véhicules qu’il met en circulation.
Ces actions ont conduit à une diminution régulière de la consommation moyenne dans
les années 80. Après cette période de progrès notable, une stabilisation voire une légère
remontée de la consommation spécifique de carburant a été observé vers 1993. L’explication
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de cette augmentation réside dans une demande de plus en plus exigeante du marché. En effet,
les véhicules sont de plus en plus équipés avec de dispositifs de confort, de sécurité et de
systèmes d’antipollution. Ainsi le poids des automobiles ne cessent pas d’augmenter.
Cependant, malgré les exigences du marché, les constructeurs ont engagé le défi d’arriver
d’ici à 2010 à une diminution de la consommation de 10%.
En ce qui concerne les émissions de polluants, les progrès réalisés dans les 30 dernières
années sont spectaculaires. Les premiers balbutiements d’une réglementation antipollution
apparaissent dans les années 60 aux Etats Unis. En 1970 un véhicule ancien mal réglé
présentait 8 a 10% de CO dans le gaz d’échappement au ralenti, en circuit urbain ses
émissions en monoxyde de carbone pouvaient atteindre 50 g/km. Les règlements antipollution
sont devenus de plus en plus draconiens aux Etats Unis, au Japon et en Europe, contribuant
ainsi à la diminution d’un facteur 10 voire 100, pour les valeurs prévus pour 2008, des
émissions des principaux polluants (HC, CO, NOx) [19].
De multiples innovations technologiques ont étés implantées pour réduire les émissions
polluants dont nous citerons en particulier : 1) les pots d’échappement catalytiques ; 2)
l’injection multipoint et l’utilisation de culasses multisoupapes ; 3) l’implantation du système
de recirculation de gaz brûlés (EGR) ; 4) mise au point de moteurs fonctionnant aux mélanges
pauvres ; 5) l’introduction de la technique d’injection directe de carburant dans le cylindre ; 6)
les systèmes de contrôle moteur très complexes avec une optimisation à l’aide de divers
capteurs et actionneurs [36].
La nouvelle période qui s’ouvre et qui s’étendra sans doute au delà de 2005 engendre de
nouvelles préoccupations. Celles-ci concernent notamment l’effet de serre, dont
accroissement est lié, non exclusivement mais significativement, au rejet dans l’atmosphère
de CO2 issue de la combustion d’énergie fossile. La norme antipollution européenne pour les
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véhicules particuliers, prendra déjà en compte les émissions de CO2 en 2008. La valeur
maximale prévu est de 140 g/km.
La quantité de CO2, émise suite à une combustion, est directement liée à la quantité de
carbone existant dans le carburant utilisé. De plus les émissions de CO2 ne peuvent pas être
diminuées par une optimisation du processus de combustion ou par un traitement catalytique.
Ainsi, pour parvenir à une diminution des émissions de dioxyde de carbone contenu dans le
gaz d’échappement d’un moteur thermique deux solutions sont à envisager: diminuer la
consommation et utiliser des carburants faiblement carbonés.
Pour diminuer la consommation de carburant dans les moteurs, une des voies
technologiques des plus prometteuses actuellement est celle de la combustion d’un mélange
pauvre stratifié après injection directe du carburant dans la chambre de combustion. Ce mode
de combustion consiste à provoquer dans le cylindre, une concentration d'une charge carburée
de richesse 0.8 à 1 près du point d'allumage, entourée d'une zone de richesse dégressive
pouvant aller jusqu'à une richesse de 0. Ainsi, la richesse globale peut atteindre des valeurs
très réduites (inférieures à la limite inférieure d’inflammabilité), permettant atteindre des
gains de rendement de 10 a 12%.
Parmi tous les hydrocarbures, le méthane (CH4) est le carburant qui présente le plus
d’avantages vis à vis des émissions de CO2. Le méthane conduit à iso énergie, à un
dégagement de CO2 réduit de 13 à 18% par rapport à l'essence pour des moteurs fonctionnant
à la richesse 1 [61].
De la conjugaison de ces deux idées résulte que la combustion d’un mélange pauvre
stratifié dans un moteur à injection directe à gaz naturel, semble être une solution d’avenir,
capable de répondre aux contraintes de pollution futures, de plus en plus sévères, notamment
concernant les émissions de CO2.
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Afin d’évaluer les performances de la combustion d’un mélange pauvre stratifié après
injection directe de méthane, et de comprendre les phénomènes physiques présents dans ce
mode de combustion, l’étude expérimentale présenté ici a été initiée en 1999, au Laboratoire
de Combustion et Détonique (UPR 9028, CNRS), installé à l’ENSMA à Poitiers, en
coopération directe avec Renault S.A.
Une approche expérimentale hors moteur en chambre statique à volume constant puis en
chambre dynamique, capable de simuler la phase de compression des moteurs et les
écoulements caractéristiques comme swirl et tumble, a été retenue. En utilisant de multiples
méthodes de diagnostic, l’influence de chaque paramètre a été séparée et quantifiée. Les
résultats de ces expérimentations relatives à la combustion d’un mélange pauvre stratifié de
méthane-air dans différents conditions font l’objet du présent mémoire.
Le mémoire est divisé en cinq parties. Le premier chapitre, essentiellement
bibliographique, est consacré à l’utilisation du gaz naturel dans un moteur à injection directe.
Le gaz naturel est caractérisé en tant que carburant. Ensuite nous présentons le moteur à
allumage commandé à injection directe. La problématique inhérente au moteur à injection
directe au gaz naturel, est enfin présentée.
Le deuxième chapitre s’attache à décrire l’ensemble des dispositifs expérimentaux et les
divers moyens de diagnostic utilisés lors de l’étude. Une caractérisation complète de
l’injecteur retenu est aussi effectuée dans cette partie.
Le chapitre III est concentré sur la fluorescence induite par plan laser (PLIF) comme
diagnostic de mesure des richesses locales. Premièrement nous décrivons l’étude
bibliographique réalisée, notamment en ce qui concerne le choix du traceur. Ensuite nous
exposons les résultats d’un modèle théorique spécifique à la fluorescence de l’acétone.
L’approche expérimentale retenue ainsi que les procédures initiales d’expérimentation sont
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présentées. Nous concluons le chapitre par la description détaillée de la méthode de traitement
d’images développée permettant l’obtention des résultats quantitatifs qui sont présentés sous
forme de cartographies de richesses locales.
Les chapitres IV et V, sont quant à eux, consacrés à l’étude expérimentale de la
combustion d’un mélange hétérogène de méthane-air globalement pauvre, après injection
directe de méthane dans l’air.
Le chapitre IV présente les principaux résultats obtenus lors de l’étude effectuée en
chambre statique. Dans ce cas le méthane est injecté dans l’air initialement au repos.
Dans le dernier chapitre, nous effectuons une présentation et une analyse des résultats
en combustion obtenus dans la chambre ARC avec compression. Le méthane, dans cette
configuration, est injecté au centre d’un écoulement de swirl.
Enfin nous présentons une synthèse de l’ensemble des résultats obtenus et proposons
des perspectives pour des études à venir.
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Chapitre I : L’utilisation du gaz naturel dans un moteur à allumage commandé à injection directe
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Chapitre I: L’utilisation du gaz naturel dans un
moteur à allumage commandé à injection directe
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I.1- Introduction
Ce chapitre est essentiellement bibliographique. D’abord nous faisons une analyse des
caractéristiques du gaz naturel en tant que carburant. Ensuite un rappel historique de
l’évolution du moteur à allumage commandé à injection directe, suivi d’une description de
son fonctionnement, mettant en évidence ses avantages et ses contraintes spécifiques, est
réalisé. Finalement les exigences particulières d’un moteur à injection directe au gaz naturel
sont abordées.
I.2- Caractéristiques du gaz naturel comme carburant
Le gaz naturel est une importante source d’énergie primaire. Sa production mondiale
actuelle est proche de 2 milliards de tonnes équivalentes de pétrole, tep (1000 m3 = 0.85 tep)
ce qui représente 60% de celle de pétrole brut. Les réserves gazières, estimées aujourd’hui à
environ 150 milliards de tep, sont du même ordre de grandeur que celles du pétrole. Elles
présentent, entre autres, le grand avantage d’être plus uniformément réparties sur le globe
[19].
Dans le passé le gaz naturel a toujours été utilisé dans les secteurs domestiques et
industriels. Les applications dans le domaine des transports sont restées extrêmement faibles.
Cependant depuis le début des années 1990 [52], le gaz naturel a commencé à être utilisé
comme carburant (GNV- Gaz Naturel pour Véhicules), tout d’abord pour des questions de
diversification énergétique puis pour des soucis écologiques. Le GNV devient le carburant
propre par excellence.
Nous proposons ici, une analyse des caractéristiques physico-chimiques et de
réduction de polluants de ce prometteur carburant. Ensuite, nous abordons le problème de
stockage du GNV sur véhicule. Finalement nous décrivons quelques exemples d’application
actuelle du GNV pour les véhicules particuliers.
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I.2.1- Propriétés physico-chimiques
Le gaz naturel est constitué dans sa majeure partie de méthane, CH4, (entre 80 et 98%
en volume suivant la provenance), la fraction restante est composée de dioxyde de carbone
(CO2), d’azote (N2), d’éthane (C2H6), de propane (C3H8) et de butane (C4H10). La composition
du gaz naturel varie en fonction de sa provenance. Ce fait peut engendrer des répercussions
néfastes sur la qualité de la combustion et sur l’émission de polluants. L’adoption d’un
système de contrôle fiable et précis de la richesse du mélange devient impératif car la richesse
reste le paramètre le plus influent sur les émissions polluantes et sur la puissance développée
à pleine charge.
A la pression atmosphérique, dès que la température est supérieure à –160°C, ce
carburant est en phase gazeuse. Le problème de mouillage de parois rencontré avec des
carburants liquides est donc évité, les difficultés liés à la vaporisation des carburants liquides
sont absents et les temps de mélange sont donc plus courts. En revanche, dans le cas d’une
utilisation en injection indirecte, le risque de retour de la flamme à l’admission doit être pris
en compte (adaptation éventuelle de la distribution). De plus, si le gaz est introduit dans le
moteur simultanément avec l’air, le gaz occupera de l’ordre de 10% du volume, le taux de
remplissage diminue donc considérablement ainsi que le couple disponible. Une façon de
résoudre ce problème est d’injecter directement le gaz dans le cylindre après la fermeture de
la soupape d’admission (injection directe). La densité du méthane est de 0.65 par rapport à
l’air, ce qui est à comparer à 4 pour les vapeurs d’un combustible liquide. Le fait que GNV
soit moins lourd que l’air, contrairement aux vapeurs de combustible liquide, change
complètement les conditions de mélange dans une chambre de combustion, notamment les
forces de flottabilité. Dans les conditions standards de température et pression (293 K et 1.013
bar), le coefficient de diffusion moléculaire du méthane dans l’air est de 0.21 cm2/s. Dans les
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même conditions, les diffusions moléculaires dans l’air de l’isopentane et du méthyl2pentane, qui interviennent dans la composition du super carburant, sont respectivement de
0.0855 et 0.078 cm2/s [18]. Nous constatons que le méthane diffuse beaucoup mieux que les
autres carburants, ce qui favorise l’homogénéisation du mélange, et peut donc induire des
problèmes dans la maîtrise de la stratification.
Le pouvoir calorifique massique représente la quantité d’énergie dégagée par unité de
masse de carburant lors d’une combustion complète, conduisant à la formation uniquement de
CO2 et H2O, en partant de conditions initiales normales de température et pression. Le
pouvoir calorifique supérieure (PCS) et inférieure (PCI) sont définis selon que l’eau obtenue
se trouve à l’état liquide ou gazeux respectivement. Dans les cas des moteurs, l’eau est
toujours rejetée sous forme de vapeur. Le PCI du méthane est de 50.01 MJ/kg par rapport à
42.69 MJ/kg pour l’essence. A rendement égale, la consommation massique d’un moteur à
GNV est donc plus basse.
Une autre grandeur très importante pour les motoristes est la notion de contenu
énergétique par unité de volume de mélange carburé pour une richesse donnée. Pour un
mélange stœchiométrique, le mélange méthane-air présente 3.10 kJ/m3 et celui essence-air
3.46 kJ/m3. La charge admise dans les cylindres étant fixée par la cylindrée du moteur,
l’utilisation de gaz naturel mélangé avec l’air préalablement à l’admission tend à diminuer de
l’ordre de 10% la puissance maximale d’un moteur.
I.2.2- Propriétés liées à la combustion
Il n’est pas possible de réaliser sur un moteur CFR les mesures normalisées d’indice
d’octane RON ou MON du méthane. Une estimation par extrapolation mène respectivement
aux valeurs 130 et 115. Cet excellent comportement vis-à-vis du cliquetis permet d’augmenter
le taux de suralimentation pour les moteurs fonctionnant au GNV. En effet les taux de
23
___________________________________________________________________________
suralimentation sont souvent limités par la faible résistance à l’auto-inflammation des
carburants. De la même manière, le taux de compression peut être augmenté, et par
conséquent le rendement thermodynamique du moteur sera plus élevé. A contrario, cette
propriété empêche l’utilisation du GNV dans un moteur à allumage par compression avec fort
rapport volumétrique, type Diesel, car l’allumage du mélange serait très difficile sans bougie.
Cette obligation de fonctionner en allumage commandé limite un peu le taux de compression
maximale possible à cause de l’emplacement de la bougie d’allumage. Il est donc possible de
choisir un taux de compression intermédiaire entre les valeurs classiques pour l’allumage
commandé et pour les moteurs Diesel. Ceci permet de gagner en rendement
thermodynamique par rapport aux moteurs à essence et de ne pas être trop pénalisé par
rapport aux moteurs Diesel.
Les limites d’inflammabilité théoriques du mélange méthane-air exprimées en termes
de richesse sont 0.5 et 1.7, par rapport à 0.6 et 3.8 pour le cas d’isoctane-air, pour des
conditions normales de température et pression. Le fait de posséder une limite inférieure
d’inflammabilité plus faible autorise un fonctionnement du moteur GNV en mélange plus
pauvre.
L’énergie minimale d’allumage d’un mélange méthane-air de richesse 1 est de 0.33 mJ
aux conditions normales de température et pression. Cette valeur est nettement plus élevée
que celle des autres hydrocarbures. Un moteur au GNV impliquera par conséquent le choix
d’un système d’allumage plus puissant, assurant par exemple une énergie de 100 à 120 mJ
contre 30 à 40 mJ sur les moteurs à essence classiques. La combustion du méthane est lente.
La vitesse laminaire de combustion à richesse 0.8 est de 30 cm/s alors que celle de l’isoctane
est de 37 cm/s dans les mêmes conditions de mélange. Cette particularité peut constituer un
facteur de détérioration des performances, notamment au niveau du couple disponible, à cause
24
___________________________________________________________________________
de l’augmentation des pertes de chaleur aux parois. En revanche, cette tendance pourra être
atténuée, en faisant appel à une haute turbulence et à une maîtrise des écoulements structurés
dans le moteur. D’autre part la combustion moins rapide du méthane peut conduire à une
diminution du bruit de combustion car les gradients de pression sont moins prononcés.
I.2.3- Propriétés liées à la pollution
L’essence et le gasoil sont des mélanges complexes d’hydrocarbures, incluant des
aromatiques, des paraffines, des oléfines et des naphtènes. L’essence contient typiquement
des hydrocarbures ayant 5 à 12 atomes de carbone et le gasoil 12 à 18. Lors d’une combustion
incomplète, ces carburants forment aisément des composants partiellement oxydés et des
suies. A contrario, le méthane, avec sa composition très simple (un atome de carbone et quatre
d’hydrogène), produit essentiellement, dans le cas de combustions incomplètes, du méthane,
qui n’est pas toxique [47].
La dilution (rapport massique air-carburant) pour le méthane dans les conditions de
stœchiométrie est de 17.2, tandis que celui de l’essence sans plomb est de l’ordre de 9.9.
D’autre part, le rapport entre le nombre d’atomes d’hydrogène et le nombre d’atomes de
carbone ( H/C ) est bien plus élevé pour le CH4 (4) que pour une essence (1.8). Cette dernière
particularité conduit à une diminution considérable des émissions des produits carbonés. A
titre d’exemple, la masse de CO2 émise par gramme de carburant lors d’une combustion
stœchiométrique complète est de 2.75 grammes pour le méthane et de 3.18 grammes pour un
supercarburant commercial. De même, en mélange riche, la teneur en monoxyde de carbone
(CO), qui peut éventuellement être produit dans un moteur à GNV, est aussi plus faible.
I.2.4- Stockage du GNV sur véhicule
L’essence sans plomb à la pression atmosphérique et à 293 K est sous forme liquide et
présente une masse volumique de 750 kg/m3, le méthane dans les mêmes conditions est à
25
___________________________________________________________________________
l’état gazeux et possède une masse volumique de 0.65 kg/m3. Cette propriété constitue la
principale faiblesse du GNV pour une utilisation sur véhicule. Utiliser des réservoirs de
mêmes dimensions que ceux qui sont utilisés dans les voitures à essence dans les mêmes
conditions de pression conduirait à une autonomie inférieure à 1 km. Ainsi, il ne reste que
trois solutions :
1) amener de GNV à l’état liquide (GNL- Gaz Naturel Liquéfié), ce qui impliquerait
de baisser la température à moins de –160°C ;
2) stocker le gaz par effet de surface sur du charbon actif à une pression de l’ordre de
20 bar (GNA - Gaz Naturel Adsorbé) ;
3) comprimer énormément le GNV (GNC-Gaz Naturel Comprimé) de manière à
augmenter sa masse volumique.
La première solution est encore en phase expérimental en Europe. Le GNA, constitue
une solution prometteuse, car elle permet l’utilisation d’une pression de stockage réduite,
toutefois elle n’est qu’en phase de développement. La solution GNC est la plus répandue
actuellement dans le monde.
La solution classique consiste à utiliser une pression de stockage de 200 bar. On
pourrait envisager une pression supérieure, mais en augmentant la pression de stockage, le
réservoir va s’alourdir, car il doit pouvoir supporter les contraintes internes dues à la pression.
Les réglementations imposent que les réservoirs puissent résister à une pression trois fois
supérieure à celle de stockage. De la recherche effectuée dans ce domaine a résulté une
pression optimale de stockage de 200 bar quel que soit le matériel utilisé.
En ce qui concerne les matériaux utilisés par la réalisation des réservoirs, les
composites sont ceux qui présentent le coefficient masse du réservoir/volume utile de
26
___________________________________________________________________________
carburant stocké le plus faible, ce qui conduit à une diminution du poids total par rapport aux
réservoirs en acier ou en aluminium.
Les risques dus au stockage du GNV à haute pression, en cas de fuite de gaz, sont en
réalité beaucoup moins importants qu’on ne le pense généralement. En effet le méthane,
nettement plus léger que l’air, diffuse rapidement et possède une plage d’inflammabilité très
réduite (§
§ Ι.2.1,§
Ι.2.1,§ Ι.2.2),
Ι.2.2 donc la probabilité d’obtenir un mélange inflammable est réduite.
En cas d’incendie une soupape de sécurité s’ouvre dés que la pression dépasse 350
bar. Le fait que le réservoir puisse résister à 600 bar prémunit, ainsi, contre le risque de
rupture des parois et d’explosion.
I.2.5- Exemples d’application du GNC aux véhicules particuliers
Les recherches dans le domaine du gaz naturel comme carburant entreprises par les
principaux constructeurs au cours de la dernière décennie, ont abouti à de nombreuses
solutions technologiques. Actuellement, il existe plusieurs modèles de véhicules particuliers
équipés au GNC.
Dans la plupart des cas, ces moteurs sont adaptés a partir d’une base essence. Le GNC
est stocké dans le réservoir à une pression maximale de 200 bar. Le circuit d’alimentation
comporte un détendeur qui ramène le gaz à la pression d’injection (entre 2.5 et 8 bar, selon les
constructeurs). Cette détente provoque une chute de la température, ce qui oblige la mise en
place d’un circuit de chauffage en parallèle. Le carburant arrive ensuite dans la rampe
d’injection, où le dosage de carburant dans les chambres de combustion peut être effectué à
partir d’injecteurs électromagnétiques spécifiques au GNC et directement pilotés par le
calculateur. L’injection indirecte multipoint séquentielle et les culasses multisoupapes sont les
solutions retenues actuellement. Ces moteurs fonctionnent normalement à la stœchiométrie, à
27
___________________________________________________________________________
cause de l’utilisation des catalyseurs trois voies. L’implantation du réservoir sur véhicule est
faite au détriment soit de l’habitabilité soit du volume du coffre.
Nous présentons maintenant, quelques modèles de voitures particulières équipées au
gaz naturel avec leurs différentes solutions technologiques.
La Honda Civic GX est une voiture qui est sur le marché depuis 1998. Son moteur (4
cylindres, 1.6 L et taux de compression de 12.5), fonctionne exclusivement au GNC et délivre
une puissance maximale de 81 kW. Il utilise l’injection indirecte multipoint avec une pression
d’injection de 2.6 bar. Ce moteur, équipé de 4 soupapes par cylindre possède également un
système de commande de soupapes variable. Les niveaux d’émissions mesurés après
catalyseur permettent de passer les normes européennes de 2005. Son réservoir en matériaux
composite assure une pression de stockage de 200 bar et offre une autonomie de 400 km [47].
La Ford F250, disponible aux USA, est équipée d’un moteur V8 de 5.4 L de cylindrée
et fonctionne au GNC. Ce moteur a un taux de compression de 9.0 et un système d’injection
indirecte multipoint associée à une pression d’injection de 6.55 bar. Sa puissance maximale
est de 146 kW ce qui correspond à une perte de puissance de 12 à 14% par rapport au modèle
essence. L’automobile est équipée d’un réservoir en acier et son autonomie est limitée à 315500 km.
Renault dispose aussi d’un moteur susceptible d’équiper un petit modèle comme la
Twingo. Il s’agit d’un 4 cylindres, 16 soupapes, de 800 cm3 de cylindrée. Son taux de
compression est de 11.0 et il utilise un système d’injection indirecte multipoint séquentielle
avec une pression d’injection de 8bar (Figure I.1). Ce moteur présente une puissance
maximale de 36 kW et un couple maxi. de 75.9 Nm et assure largement les normes
européennes d’émissions de 2005. Par rapport à une alimentation essence, il présente des
pertes de performance de l’ordre de 14%. Le réservoir cylindrique en composite a une masse
28
___________________________________________________________________________
de 33 kg et une capacité totale de 72 litres, ce qui permet une autonomie équivalente à 17
litres d’essence [11].
Figure I.1 : Système d’injection GNC Renault
[11]
La BMW 523g est un nouveau modèle, de la série 5, qui fonctionne exclusivement au
GNC. Le moteur du modèle 523g ( 3.0 litres, 6 cylindres) présente une puissance maximale
de 135 kW à 5500 tr/m et un couple maxi. de 265 Nm à 3500 tr/m. Ces valeurs permettent à la
523g d’être plus performant que la 523i, alimenté en essence, qui délivre seulement 125 kW.
De plus, le 523g a reçu la désignation de EZEV (Equivalent Zero Emissions Vehicule). En
effet, les émissions de ce véhicule sont inférieures à celles produites pour générer l’électricité
nécessaire à la recharge des batteries d’un véhicule électrique (basée sur la production
électrique en Allemagne). BMW a annoncé que dans une atmosphère de trafic urbain, le gaz
d’échappement de ce véhicule est plus propre que l’air à l’admission ! (bien sur, le CO2 n’a
pas été considéré). D’autre part, BMW avance pour ce modèle un rendement global
énergétique supérieur à celui des moteurs équipés de pile à combustible. La 523g est équipée
de deux réservoirs de 72 litres chacun, permettant une autonomie de l’ordre de 400km.
29
___________________________________________________________________________
La Dodge Ram de Chrysler (V8, 5.2 L), la Toyota Camry (4 cylindres, 16 soupapes,
2.2 L) et la Fiat Multipla Blupower ( 1.6 L, taux compression 12.5, puissance maxi. de 70
kW) constituent d’autres exemples de succès en terme d’équipement de véhicules avec des
moteurs alimentés exclusivement au GNC.
La bicarburation est aussi une solution retenue par une partie des constructeurs
automobiles. Cette technique permet le fonctionnement en gaz naturel ou en essence. Les
moteurs des voitures suivantes sont des exemples de l’utilisation de cette solution
technologique : Fiat Multipla Bipower (1.6 L, 76 kW essence, 68 kW GNC), Fiat Marea (1.6
L, pression injection 8 bar, 67 kW), Ford Contour (2.0 L), Chevrolet Cavalier (2.2 L) [47].
Dans tous ces exemples le gaz est introduit dans le moteur simultanément avec l’air,
ce qui pose des problèmes. En effet, en conditions stœchiométriques, le gaz occupe 10% du
volume, le taux de remplissage diminue donc considérablement et les pertes de couple sont
significatives. Une façon de résoudre ce problème est d’utiliser l’injection directe de gaz dans
le cylindre après la fermeture de la soupape d’admission, de manière à maximiser le
rendement volumétrique du moteur.
I.3- Le moteur à allumage commandé à injection directe
I.3.1- Historique des moteurs à allumage commandé à injection directe
Les premières applications de l’injection directe remontent aux années trente. En
Allemagne, vers 1935, Mercedes, en collaboration avec Bosch, a mis au point avec succès un
système d'injection directe pour ses moteurs d'avion.
Cette technique a disparu avec le progrès des carburateurs. En 1954, Mercedes
applique le system d’injection directe (système Bosch), pour résoudre le problème des faibles
performances inhérentes aux carburateurs dans les 8-cylindres en ligne de ses voitures de
30
___________________________________________________________________________
formule 1. En 1957, Vanwall utilise également l'alimentation par injection directe du type
Mercedes-Bosch pour le moteur à quatre cylindres de sa formule 1. Ce même système se
retrouve en 1960 sur le moteur à quatre soupapes de formule 2 de Borgward. En 1961, Ferrari
s'engage dans cette voie en montant, à titre expérimental, un système direct Bosch sur le 6
cylindres en V de la 246 Sport. Dans le domaine de la série, la première automobile équipée
d'un moteur à injection directe date de 1954. Il s'agit de la Mercedes 300 SL qui, comme les
voitures de compétition de la même marque, adoptait le system Bosch. A cette époque, les
moteurs adoptaient une stratégie d’injection avancée, ce que signifie que le carburant était
injecté pendant la phase d’admission de manière à préparer un mélange uniforme, d’où
l’absence de gains au niveau de la consommation.
Entre les années 50 et 80, l’injection directe a commencé à être utilisée dans les
moteurs à allumage commandé, en visant la réduction de la consommation. Ainsi, quelques
solutions sont proposées en présentant l’absence de volet d’accélérateur et le concept de
stratification de la charge. Ce concept consiste à provoquer dans le cylindre, à partir d’une
injection directe de carburant, la concentration d'une charge carburée inflammable prés du
point d'allumage, entourée d'une zone de richesse dégressive. Les moteurs Texaco TCP
(1951) et Ford PROCO (1968) sont deux exemples d’application. Dans ces moteurs, les
électrodes de la bougie étaient positionnées très proche du jet d’injection. La stabilité de la
combustion a été confirmée dans cette configuration, mais les problèmes suivants ont
empêché un développement et une utilisation en masse de ce concept :
1) l’émission d’hydrocarbures imbrûlés dans l’échappement était très élevée à cause
d’une combustion très incomplète.
31
___________________________________________________________________________
2) la bougie était très proche du jet d’injection, la richesse locale à ce niveau était
haute, d’où la formation de suies que provoquait l’encrassement des électrodes et de
nombreux échecs du système d’allumage.
3) la plage de régimes de rotation pour lesquelles les conditions de mélange étaient
optimales était très réduite à cause des limitations de l’aérodynamique interne des moteurs.
4) les injecteurs étaient commandés par des systèmes mécaniques et les moteurs ne
disposaient pas de systèmes électroniques de commande, ainsi le phasage d’injection était
unique pour les faibles et les hautes charges. En conséquence les performances de ce type de
moteurs étaient sérieusement réduites.
A partir des années 90, l’économie de carburant devient l’objectif principal de
l’industrie automobile, car elle constitue le facteur clé pour préserver les ressources d’énergie
et pour réduire les émissions de CO2 , un des principaux responsables de l’effet de serre. Dans
ce contexte, plusieurs activités de recherche ont été initiées avec pour objectif l’application
concrète de la technique de l’injection directe sur les moteurs à allumage commandé,
notamment ceux alimentés en essence. L’objectif commun de l’ensemble de ces recherches
était de développer un moteur à essence réalisant des économies de carburant supérieures aux
moteurs Diesel à faibles charges et, simultanément, d’obtenir de meilleures performances que
les moteurs conventionnels à injection indirecte multipoint à hautes charges. Pour atteindre
l’objectif à faibles charges, le moteur, sans volet d’accélérateur, devait fonctionner à richesses
globales très faibles (de l’ordre de 0.25), avec une stratification considérable de la charge, en
adoptant la stratégie d’une injection très retardée dans le temps (dans la partie finale de la
phase de compression). En ce qui concerne les performances à pleine charge, le moteur devait
fonctionner en mélange uniforme stœchiométrique ou légèrement riche, en faisant appel à une
stratégie d’injection avancée, c’est à dire, pendant la phase d’admission. En travaillant
32
___________________________________________________________________________
exhaustivement l’aérodynamique interne et en appliquant des dispositifs électroniques les plus
modernes, la plupart des constructeurs automobiles ont réussi à développer un moteur à
allumage commandé à injection directe à essence conforme au cahier des charges initial pour
ce qui concerne les performances, la consommation et la pollution.
Le moteur GDI (Gasoline Direct Injection) de Mitsubishi a été le premier à être
produit en masse. Le début de sa production remonte à août 1996. Lors de la sortie des
premiers moteurs, Mitsubishi a présenté des réductions de consommation et d’émissions de
CO2 de 30% à faible charge et une augmentation de la puissance spécifique de 10% en pleine
charge [30].
En Europe, le premier moteur injection à directe essence commercialisé a été le
Renault 2.0 IDE. Les ingénieurs de Renault Sport, estimant que le system Mitsubishi de
charge stratifiée pénalisait énormément les émissions de polluants, compte tenu du système de
dépollution maîtrisé par Renault, ont choisi de maximiser la réinjection d'E.G.R., c'est à dire
des gaz d'échappement recyclés, pour diminuer au maximum les pertes de pompage et
l’émissions d’oxydes d’azote (NOx).
I.3.2- La stratification
Dans un moteur à allumage commandé à injection directe, le carburant est injecté
directement dans la chambre de combustion puis le mélange est allumé à partir d’une source
externe d’énergie.
Le fait de pouvoir injecter le carburant directement dans la chambre de combustion
juste avant l’étincelle, permet dans certaines conditions, de produire à l’instant de l’allumage,
un mélange hétérogène inflammable, même si la richesse globale est inférieure à la limite
inférieure d’inflammabilité. En effet, en créant une zone de richesse dans le voisinage du
point d’allumage proche de l’unité, entouré par une zone de richesse dégressive, la
33
___________________________________________________________________________
combustion peut se développer sans complications. Ce phénomène est nommé stratification
de la charge.
Dans un passé récent, il y a eu plusieurs travaux de recherche concernant la
combustion en charge stratifiée [27, 46, 4, 45, 1]. Les conclusions principales de ces travaux
sont : 1) le phasage entre l’injection et l’allumage ainsi que le temps d’injection sont les
facteurs clés pour la maîtrise d’une stratification contrôlée ; 2) le mouillage des parois par le
jet d’injection de carburant liquide est la principale source d’émissions d’hydrocarbures
imbrûlés ; 3) les performances de la combustion, notamment l’augmentation de pression,
dépendent significativement du degré de stratification du mélange.
Dans un moteur, un contrôle précis de la stratification de la charge, permettant la
combustion des mélanges globalement très pauvres, implique une optimisation de
l’aérodynamique interne et doit faire appel aux écoulements structurés typiques des moteurs.
Ces écoulements permettent aussi d’obtenir un haut niveau de turbulence au moment de
l’allumage, de réduire les variations cycliques et de diminuer les temps de combustion par
rapport à une configuration classique. Trois types d’écoulements structurés peuvent être
différenciés : le swirl, le tumble et le squish ou mouvement de chasse.
Le swirl désigne un mouvement de rotation tourbillonnaire à grande échelle, dont
l’axe de rotation est aligné avec l’axe du cylindre (Figure I.2). Il est généré pendant la phase
d’admission, en imposant au fluide entrant dans la chambre une quantité de mouvement
angulaire élevée. Ce mouvement peut être généré par des géométries de soupapes ou
tubulures d’admission particulières, comme par exemple les tubulures hélicoïdales. Cet
écoulement stable persiste généralement pendant la phase de compression et même lors de la
combustion, malgré une perte d’énergie évidente due au frottement aux parois et à la
dissipation. Toutefois, un swirl important ne permet pas un gain considérable d’intensité de
34
___________________________________________________________________________
turbulence au point mort haut et ne favorise pas l’homogénéisation du mélange [18]. C’est
pourquoi, il est parfois associé à un squish qui correspond à un mouvement radial du fluide
induit par effet de chasse le mouvement en fin de compression.
L’écoulement de tumble est également un écoulement tourbillonnaire à grande échelle
mais son axe de rotation est perpendiculaire à l’axe du piston (Figure I.2). Il est créé pendant
la phase d’admission et fortement modifié pendant la phase de compression. Son mécanisme
de formation résulte de l’impact du jet de soupape sur une paroi du cylindre. L’écoulement
longe ensuite cette paroi, puis est défléchi par le piston et enfin remonte en formant une
structure rotationnelle, avec un moment angulaire relativement élevé, qui survit pendant toute
la phase d’admission. Cet écoulement persiste pendant la phase de compression et sa vitesse
de rotation augmente du fait du confinement de plus en plus important. A partir d’un certain
rapport volumétrique critique compris entre 2 et 3, le tourbillon devient instable, se désintègre
totalement et libère la quantité d’énergie cinétique qu’il avait stocké, afin de produire un
écoulement hautement turbulent à l’instant d’allumage. La turbulence produite, plus intense et
homogène que dans le cas d’un swirl, possède donc de très bonnes capacités de mélange à
petite échelle. Il favorise clairement l’homogénéisation du mélange.
swirl
tumble
Figure I.2 : Les écoulements de swirl et de tumble
[63]
35
___________________________________________________________________________
I.3.2.1- Exemples de stratégies pour la stratification
Le moteur GDI de Mitsubishi, présente une série d’innovations destinées à maîtriser la
stratification. Le jet d’injection n’est pas dirigé vers la bougie, comme dans les moteurs à
injection directe de première génération, mais vers la tête du piston ( Figure I.3).
Figure I.3 : Visualisation du jet d’injection. Moteur Mitsubishi GDI
[30]
Le piston possédant une cavité sphérique, réfléchit le jet vers la bougie. Ce renvoi du
carburant est encore assisté par l’existence d’un écoulement structuré très favorable. En effet,
la tubulure d’admission ‘droite’, caractéristique de ce moteur, permet de générer un tumble
avec une vitesse angulaire inverse au tumble créé par les tubulures d’admissions
conventionnelles horizontales (Figure I.4) [30].
Figure I.4 : Le tumble renversé. Moteur Mitsubishi GDI
[30]
36
___________________________________________________________________________
A contrario, le moteur 4 cylindres 2.0L à injection directe essence de Toyota fait plutôt
appel à un écoulement du type swirl pour contrôler la stratification. Cet écoulement est créé à
partir de tubulures hélicoïdales et avec une commande des soupapes d’admission spéciale. En
parallèle, le piston possède une cavité capable de stocker une partie du carburant injecté et de
l’envoyé vers la bougie d’allumage (Figure I.5) [23].
Figure I.5 : Moteur Toyota injection directe essence 2 L
[23]
D’autres stratégies, mettant en œuvre différentes combinaisons d’écoulements
structurés sont proposés par d’autres constructeurs comme Nissan, Ford, Mercedes et Ricardo.
La stratification a une raison d’être, surtout, quand les moteurs sont à faibles charges
et à régimes réduits. Dans ces cas, l’objectif est de consommer le minimum de carburant en
fonctionnant à une richesse la plus faible possible. Dans ce contexte nous détaillons, ensuite
les avantages et les contraintes spécifiques au fonctionnement en mélange pauvre.
I.3.3 - Le fonctionnement en mélange pauvre
Un moteur à allumage commandé à injection directe fonctionne la plupart du temps à
des richesses globales inférieures à l’unité. Le fonctionnement en mélanges pauvres présente
deux avantages principaux par rapport aux moteurs traditionnels fonctionnant à la
stœchiométrie : une augmentation du rendement théorique et une diminution significative des
37
___________________________________________________________________________
émissions de polluants. La hausse du rendement thermodynamique s’explique par
l’augmentation du rapport entre les chaleurs spécifiques à pression et volume constantes (γ)
avec la diminution de la richesse du mélange. L’avantage concernant les émissions de
polluants est mise en évidence sur la Figure I.6 qui montre l’évolution des émissions des
principaux polluants en fonction de la richesse.
Figure I.6 : Emissions en fonction de la richesse sans EGR
[26]
En revanche, le mélange pauvre présente des difficultés liées, d’une part, à la lenteur
de la vitesse fondamentale de flamme, et d’autre part, à l’instabilité de l’allumage qui peut
conduire à des combustions partielles ou absentes [9]. La partialité ou l’absence complète de
la combustion s’accompagne non seulement d’une hausse brutale des imbrûlés (HC), mais
également d’une diminution du rendement et une augmentation de la consommation.
Le problème de la faible vitesse de combustion, peut être solutionné par une
optimisation de l’aérodynamique interne du moteur, en cherchant l’obtention d’une
turbulence favorable à la propagation de la flamme.
38
___________________________________________________________________________
En ce qui concerne l’allumage, le problème est amplifié lors de l’utilisation d’un
moteur à injection directe fonctionnant en mélange pauvre. D’une part, la combustion des
mélanges pauvres nécessitent d’un accroissement de l’énergie de l’allumage (Figure I.7).
D’autre part le mode propre de fonctionnement d’un moteur à injection directe engendre des
instabilités d’allumage.
Figure I.7 : Influence de la richesse sur l’énergie minimale d’allumage
[19]
Une solution technologique pour faciliter l’allumage dans ce type de moteurs consiste
à optimiser le transfert d’énergie électrique de l’étincelle vers le mélange en modifiant les
caractéristiques géométriques et électriques des allumeurs conventionnels. Cet objectif peut
être atteint en augmentant la distance inter-électrodes, en réduisant le diamètre de l’électrode
centrale ou en augmentant la longueur de projection des électrodes [26]. L’augmentation de la
durée d’étincelle et de l’intensité de courant permettant d’obtenir des noyaux de flamme de
plus grand diamètre constitue aussi une solution envisageable pour augmenter la fiabilité de
l’allumage. La technique d’allumage multipoints peut être aussi une issue possible. Cette
39
___________________________________________________________________________
distribution de sources ponctuelles d’initiation peut être réalisée en implantant une bougie
disposant de plusieurs électrodes de masse. L’initiation de la combustion, dans cette
configuration, devient moins sensible aux fluctuations de richesse et de vitesse. D’autres
techniques comme l’allumage par jet pulsé de plasma ou par jet de gaz chauds à partir d’une
bougie à cavité peuvent être utilisés pour garantir un démarrage fiable de la combustion [57].
Le moteur SCC ( Saab Combustion Control ) prototype, est un exemple où les
performances d’allumage ont été étudiées de manière exhaustive (Figure I.8). Ce moteur
présente un injecteur qui a trois rôles différents : il assure l’injection de l’essence, de l’air
pour brasser le mélange et fait aussi office de bougie. Mais le plus spectaculaire réside dans la
nouveauté au niveau de l’allumage. A faible charge, le taux de EGR est assez élevé et le
niveau d’énergie nécessaire à l’allumage est élevée. L’étincelle, pour ces conditions de
fonctionnement se produit entre les électrodes de l’injecteur bougie (écartement de 3.5mm). A
pleine charge, (absence d’EGR), l’allumage est retardé au maximum et l’étincelle se produit
entre l’injecteur bougie et la tête du piston (écartement minimal de 1mm).
b
a
c
Figure I.8 : a) chambre de combustion du prototype Saab SCC ; b) l’allumage aux
fortes charges ; c) l’allumage aux faible charges
[63]
40
___________________________________________________________________________
Lorsque l’objectif recherché est la performance, le but n’est plus de brûler un mélange
le plus pauvre possible, mais un mélange qui apporte le maximum d’énergie, ce qui se traduit
par une richesse globale proche de la stœchiométrie voire légèrement riche. Ainsi, un moteur
à injection directe doit détenir une adaptabilité assez élevée et un système multistratégique
selon les conditions de fonctionnement dont la gestion est assurée par un calculateur très
évolué .
I.3.4- Les différents modes de fonctionnement
Dans la plupart des cas, les moteurs à injection directe présentent deux modes de
fonctionnement différents. Le premier cas correspond aux faibles charges et aux bas régimes.
L’injection a lieu le plus tard possible, en l’occurrence pendant la phase de compression, afin
de promouvoir la stratification. Le deuxième cas correspond aux fortes charges et aux régimes
élevés. L’injection commence alors dès la phase d’admission afin d’obtenir un mélange le
plus homogène possible à l’instant d’allumage. Toyota, par exemple, propose un troisième
mode qui consiste à une double injection. Une partie est injectée pendant l’admission et
l’autre pendant la compression, le résultat est un mélange semi-stratifié pauvre qui permet
d’atténuer le changement brusque de couple entre les modes stratifié et stœchiométrique [23].
Le moteur de la Mitsubishi Carisma possède également un troisième mode qui, contrairement,
au moteur Toyota, vise plutôt l’augmentation des performances. Il consiste aussi à une double
injection mais le résultat final est un mélange semi-stratifié légèrement riche (Tableau I.1).
Le moteur F5R de Renault, contrairement aux exemples précédents, présente un
système à stratégie unique. En effet, ce moteur fonctionne toujours en mode de combustion
homogène avec une injection qui démarre dès la phase d’admission. La stratification n’a pas
été adoptée à cause des mauvais résultats constatés au niveau de la pollution du fait d’un
système de dépollution catalytique non adapté. Le succès de ce moteur réside surtout dans
41
___________________________________________________________________________
l’amélioration du rendement global et dans l’optimisation de l’utilisation du system de
recirculation de gaz d’échappement (EGR).
Mode
Début Admission
Point Mort Bas
Compression
Fin Compression
Charge
Stratifié
Stœchiométrie
Légèrement Riche
Tableau I.1 : Modes de fonctionnement du moteur de la Mitsubishi Carisma ID
[64]
I.3.5- Le remplissage et le pompage
L’amélioration du rendement de remplissage des moteurs constitue un objectif
toujours recherché par les constructeurs. Actuellement, quatre solutions sont souvent adoptés
pour atteindre ce but : l’admission variable en jouant sur le volume des pipes d'admission ; le
calage variable de l'arbre à cames, le turbocompresseur et la recirculation de gaz
d’échappement.
Une nouveauté supplémentaire dans les moteurs à injection directe par rapport aux
moteurs classiques est la possibilité de s’affranchir des volets d’accélérateur pour contrôler la
puissance puisque cette dernière peut être directement dosée à partir la quantité de carburant
injectée (comme dans les moteurs Diesel). Le rendement volumétrique ou rendement de
remplissage devient automatiquement plus élevé, car les pertes de charge dans les tubulures
d’admission sont diminuées.
42
___________________________________________________________________________
Le rendement de remplissage sera optimisé à partir d’un system de contrôle pointu de
l’ouverture et fermeture des soupapes en fonction de l’angle vilebrequin pour tous les régimes
moteur.
Renault et BMW travaillent sur une solution plus ambitieuse : les soupapes
commandées par des électro-aimants et non par un arbre à cames. D'où le nom de ce système:
Camless (sans cames) (Figure I.9).
Figure I.9 : Système prototype Camless de Renault
[63]
Le grand avantage du système est bien sûr une adaptation plus facile de la variation du
temps d'ouverture en fonction du régime. Cela apporte aux motoristes la possibilité
d’optimiser le remplissage sur toute les plages de régime de fonctionnement. Le moteur à
injection directe gagnera énormément avec l’application de cette technique. Le système de
commande est encore lourd et n'est donc pas encore adapté pour les hauts régimes. La
puissance électrique nécessaire pour commander les soupapes électromagnétiques impose
l’utilisation d’une tension d’alimentation de 42 Volts, système électrique prévu pour les
années 2010/2015.
Le pompage est le résultat des forces de surpression et de dépression au-dessus du
piston et qui s'opposent à la rotation du moteur. Une dépression est créée pendant la phase
d'aspiration (descente du piston). Elle est due au ralentissement de l'air freiné par le filtre à air,
le volet d'accélérateur et le passage au niveau des soupapes. Le passage au niveau du volet
43
___________________________________________________________________________
d'accélérateur est le frein le plus important lorsqu'il est peu ouvert et est très préjudiciable au
rendement du moteur à faible charge. Les surpressions sont créées pendant la phase
d'échappement (remontée du piston) par le passage au niveau des soupapes et les tuyaux
d'échappement.
Ces pertes par pompage, sont normalement quantifiées par la PMIb (pression moyenne
indiqué de la boucle basse pression) (Figure I.10).
Figure I.10 : Diagramme pression volume d’un cycle moteur
L’absence de volets d’accélérateur traditionnels dans les moteurs à injection directe
permet une diminution très significative des pertes par pompage par rapports aux autres
moteurs, surtout à faibles charges.
I.3.6- La dépollution
Comme nous l’avons indiqué dans le § Ι.3.3, le fonctionnement en mélange pauvre
engendre des améliorations significatives dans le domaine de l’émission des principaux
polluants. Mais le traitement des gaz brûlés dans un system de dépollution est obligatoire au
vu des valeurs de plus en plus sévères des normes européennes d’émissions de polluants
(Figure I.11).
44
___________________________________________________________________________
Le moteur à allumage commandé à injection directe, fonctionnant en mélange
globalement pauvre génère un excès d’oxygène dans les gaz d’échappement, ce qui est très
favorable au traitement des HC et du CO. Par contre, la réduction des NOx devient impossible
dans un catalyseur traditionnel trois voies.
évolution normes de anti-pollution en Europe
véhicules essence
évolution normes de anti-pollution en Europe
véhicules essence
2.5
70
CO
HC+NOx
HC
60
50
40
(g/km)
30
NOx
CO
2
HC
NOx
1.5
(g/km)
1
20
0.5
10
0
0
2000
1972 1976 1980 1984 1988 1992 1996 2000 2005
2005
Figure I.11 : Evolution des normes de pollution en Europe des véhicules essence
Dans ce contexte, une diminution de la formation des NOx à la source, doit être
envisagée, d’où le grand intérêt que les constructeurs apportent à la recirculation de gaz
d’échappement (EGR) surtout en fonctionnement en mélange pauvre stratifié. En effet ces gaz
d’échappement, en augmentant la dilution du mélange provoquent une diminution
significative de la température maximale lors de la combustion et par conséquent une baisse
considérable des NOx produits. Mais cette démarche n’est jamais suffisante par rapports aux
valeurs très réduites des normes.
Le système de ‘double catalyseur’ ou ‘piége à NOx’, qui a déjà été appliqué sur
quelques moteurs à injection directe essence, peut résoudre ce problème. Comme son nom
l’indique il est constitué de deux pots catalytiques. Le premier, localisé dans le voisinage du
45
___________________________________________________________________________
collecteur d’échappement, d’une capacité de l’ordre de 1 litre, permet d’oxyder de manière
conventionnelle les HC et le CO. Le deuxième de capacité de l’ordre de 3 litres, positionné
plus en aval, permet de stocker les NOx et de fonctionner comme un catalyseur traditionnel à
trois voies. La capacité de stockage de NOx est due à la présence d’un sel de Barium dans la
surface du revêtement. Quand le moteur fonctionne en mélange pauvre stratifié, les NOx sont
stockés dans le deuxième pot. Périodiquement, en moyenne 3 secondes toutes les minutes, le
moteur doit passer en mode de fonctionnement de mélange homogène stœchiométrique ou
légèrement riche, pour que les oxydes d’azote puissent être réduits.
Une autre solution serait l’utilisation d’une technique de catalyse spécifique appelée
‘déNOx’ qui consiste à réduire les oxydes d’azote en présence d’oxygène [19]. Ce type de
post-traitement fait l’objet de nombreuses études mais reste toujours au stade du
développement, surtout à cause de la cinétique très lente du phénomène.
I.4- Les contraintes propres à un moteur GNC à injection directe
L’utilisation de gaz naturel comme carburant permet la diminution de la pollution,
notamment les émissions de CO2. L’injection de gaz directement dans la chambre de
combustion après la fermeture de la soupape d’admission garantit une augmentation du
couple et du rendement et limite les pertes par pompage. Un fonctionnement en charges
pauvres stratifiées diminue considérablement la consommation et la pollution. Ainsi, un
moteur rassemblant ces trois concepts, constitue une solution technologique très correcte et
capable de répondre aux futures contraintes de pollution et de consommation. Toutefois, il
n’existe pas encore de moteurs de ce genre sur le marché automobile car, pour le moment,
personne n’a su résoudre l’ensemble des problèmes liés à un tel moteur, notamment ceux au
niveau de l’injection.
46
___________________________________________________________________________
L’autonomie est un vrai problème pour les véhicules équipés de moteurs GNC. La
pression de stockage du gaz naturel comprimé est fixé à 200 bar, comme nous avons montré
au § I.2.4. Les moyens d’augmenter l’autonomie passent par la diminution de la
consommation, mais surtout par un usage optimal de tout le carburant stocké dans le
réservoir. Une injection à haute pression, avec tous les avantages qui la caractérisent : haut
débit de carburant, faible durée d’injection et possibilité d’une forte stratification de la charge,
impose pour le cas du gaz naturel une pression d’injection de l’ordre de 50-60 bar. Cela veut
dire que dès que la pression dans le réservoir descend en dessous de cette valeur, le carburant
restant dans le réservoir ne peut plus être utilisé. La solution d’injection haute pression doit
donc être rejetée.
Contrairement au moteur à injection directe essence, l’objectif recherché avec le
moteur GNC est d’injecter toujours avec les soupapes d’admission fermées pour tenter de
tirer profit des gains au niveau remplissage et par conséquence des gains de couple. La phase
de compression a une durée théorique de 180 °V, mais la durée maximale possible
d’injection, dans ces conditions, est beaucoup plus faible. Le retard de fermeture des soupapes
d’admission constitue un premier facteur limitatif. De plus, la pression en amont doit être
supérieure à la pression critique afin de rendre le débit d’injection indépendant de la pression
en aval (situation toujours envisagée dans le moteurs). Si nous tenons compte du fait que la
pression dans la chambre de combustion augmente au fur et à mesure que le piston monte et
que la pression en amont diminue pendant l’injection (volume de rampe d’injection fini), la
durée maximale d’injection envisageable est alors ramené à 100°V environ. Pour un moteur
tournant à 6000 tours par minute, cette valeur correspond à 2.8 ms. Pour une cylindrée
unitaire de 400 cm3 et une richesse de 1.0, la masse de méthane à introduire, à la pleine charge
47
___________________________________________________________________________
est alors de 27.5 mg. Ces contraintes imposent un injecteur possédant un débit massique
dynamique de l’ordre de 10 g/s.
Il faut donc un injecteur avec un débit massique extrêmement élevé, tout en disposant
d’un temps de réponse très court et d’une pression d’injection faible. Sachant qu’il s’agit d’un
carburant gazeux avec une masse volumique beaucoup plus faible que les carburants liquides
classiques, l’injecteur doit posséder une aire de passage très élevée, ce qui impose une grande
taille et donc une grande inertie.
Les exigences au niveau de l’injection ne sont pas limitées aux hauts régimes,
l’injecteur doit aussi assurer les conditions de ralenti où les besoins en quantité de carburant
sont très faibles, notamment avec un fonctionnement en charge stratifié. Si le réglage de la
masse de carburant injecté est envisagé en agissant uniquement sur le temps d’ouverture, il
faut un injecteur dont le temps minimal de commande soit très réduit. Pour le même moteur
de 400 cm3 de cylindrée unitaire, avec absence de volet d’accélérateur (quantité d’air admis
toujours maximale), une richesse de 0.25 représente 6.9 mg de méthane à injecter. L’injecteur
qui doit assurer les conditions à haut régime est le même qui doit satisfaire les conditions de
ralenti Ainsi en considérant toujours un débit dynamique massique de 10 g/s, cela se traduit
par un temps minimal de commande très exigeant, 0.69 ms.
I.4.1- Injecteurs pour le GNC
Actuellement il existe plusieurs injecteurs spécifiques au gaz naturel disponibles. La
performance d’un injecteur concernant le débit est normalement caractérisé par son débit
statique qui représente de débit massique de l’injecteur quand il est complètement ouvert sans
tenir compte de l’inertie d’ouverture et de fermeture. Le temps de réponse des injecteurs sont
quantifiés par les retards d’ouverture et de fermeture. Dans le § II.4 nous expliquons de façon
48
___________________________________________________________________________
détaillée, les diverses grandeurs nécessaires à une caractérisation correcte des injecteurs. Le
tableau I.2 résume les principales caractéristiques annoncées par leurs constructeurs [14,40].
Injecteur
Pression alimentation
bar
2.7
7.8
8
9.3
8.3
20 à 40
5.2
Débit statique
g/s
2
1.4
0.85
1.9
1.86
12.5
4
Retard ouverture/fermeture
ms
1.74/0.9
2/1
2.3/0.6
Honda (1997)
Toyota (1999)
Siemens 1gen
Siemens 2gen
Bosch
Moteur Moderne
IMPCO
(en recherche)
Synerjet-Orbital
4.5 à 8.5
3.0
( type marine)
Tableau I.2 : Caractéristiques des injecteurs spécifiques au gaz naturel
De l’analyse de ce tableau, nous constatons que, actuellement il n’existe pas
d’injecteur sur le marché qui puisse répondre aux contraintes de débit pour les hauts régimes à
pleine charge, tout en fonctionnant à faible pression d’alimentation. La haute pression
d’alimentation de l’injecteur de Moteur Moderne empêche son utilisation sur un moteur. En
éliminant l’injecteur IMPCO (en phase de recherche), l’injecteur Synerjet-Orbital type
marine, semble être le mieux positionné, pour une future application moteur, malgré ses
limitations à haute régime.
I.4.2- Calcul théorique
Pour évaluer les limites d’un système d’injection donné, dans un moteur à injection
directe au gaz naturel, un calcul théorique a été effectué. Celui-ci tient compte de la pression
d’injection, du volume de la rampe d’injection, du retard de fermeture des soupapes
d’admission et du régime moteur. Ce calcul part du principe qu’il n’existe pas de volet
d’accélérateur, donc la quantité d’air admise est toujours maximale. Les données initiales
sont : 1) les conditions d’admission : température et pression; 2) la géométrie moteur :
alésage, course, rapport bielle manivelle et taux de compression ; 3) la géométrie de
49
___________________________________________________________________________
l’injecteur : aire critique de passage et coefficient de décharge. Le méthane pur constitue
carburant considéré.
Pour calculer le volume de la chambre de combustion en fonction du degré vilebrequin
nous avons utilisé l’équation classique du déplacement du piston en fonction du degré
vilebrequin [56]:
V ( α ) = [C − y ( α ) ].
π .D 2
+ V mort
4

L
C 
+ cos α +
1−
où y ( α ) =
r
2 

et V mort =
L
 
 r 
[eq I.1]
2

− (sin α ) 2 


[eq I.2]
C . π .D 2
4 ( t c − 1)
[eq I.3]
où: V correspond au volume, α au degré vilebrequin, C à la course, y au déplacement du
piston, D à l’alésage, Vmort au volume mort, L/r au rapport bielle-manivelle et tc au taux de
compression du moteur
La température et la pression au sein du cylindre, pendant la phase de compression est
déduite, après calcul du volume, en considérant l’évolution comme une compression
isentropique pour chaque degré vilebrequin.
La quantité de carburant introduite dans le cylindre à chaque instant, est calculé à
partir des équations de la mécanique des fluides classiques, pour les écoulements
compressibles [5] :
1+ γ
d =
γ  γ + 1  2 (1 − γ ) P1
.
.cd .S
.

r  2 
T1
cas sonique
50
[eq I.4]
___________________________________________________________________________
1− γ
 γ
P P
d = 2  2 
rT 1  P1 


2 .cp .T1  1 −



1− γ
 γ
 P1


P 
 2 


 cd .S



cas subsonique
[eq I.5]
où: d correspond au débit massique, γ au rapport de chaleurs spécifiques du carburant, P1: à la
pression d’injection, T1 à la température d’injection, cd au coefficient de décharge de
l’injecteur, S à l’aire de passage critique de l’injecteur, P2 à la pression dans la chambre et cp:
au chaleur spécifique à pression constante du carburant
Si la pression dans la chambre est inférieure à la pression critique définie par
l’équation I.6 on utilise l’expression du débit sonique, dans le cas contraire on passe à celle du
débit subsonique.
γ
 2  γ −1

P c = P1 
 γ +1
[eq I.6]
où Pc correspond à la pression critique et P1 à la: pression d’injection
Nous considérons un volume de rampe d’injection fini, donc nous tenons compte de la
diminution de la pression d’injection. En utilisant toutes ces équations pour chaque pas
d’intégration temporel, nous pouvons calculer la durée d’injection maximale et la quantité
réelle de carburant introduite. L’influence des paramètres suivants a été étudiée : régime,
retard fermeture soupape d’admission (RFSA), pression initiale d’injection (Pinj), volume de
stockage et géométrie moteur.
Pour le calcul, nous avons considéré une géométrie moteur suivante : cylindrée
unitaire de 400 cm3, course de 79.5 mm, alésage de 80 mm, rapport bielle-manivelle de 3.2 et
taux de compression 11. Nous avons fixé 293K et 1 bar pour la température et pression
d’admission respectivement. En ce qui concerne le système d’injection nous avons adopté une
valeur d’aire critique effective de passage (S.Cd) proche de celle déduite de l’injecteur
51
___________________________________________________________________________
Synerjet : 2.06 mm2, cette valeur a été supposée constante et pas dépendante du débit. Nous
avons considéré un volume de la rampe d’injection de 30 cm3.
La figure I.12 montrent les principaux résultats de ce calcul, ayant comme paramètres
la pression d’injection, le régime et le retard de fermeture de soupape d’admission.
1.4
Pinj 6bar RFSA 20°
22
Pinj 6bar RFSA 5°
Pinj 8 bar RFSA 5°
Pinj 10bar RFSA 20°
1
richesse maxi
30.5
25.5
Pinj 10bar RFSA 5°
0.8
20.5
0.6
15.5
0.4
10.5
0.2
5.5
800 1300 1800 2300 2800 3300 3800 4300 4800 5300 5800
regime rpm
RFSA 20°
18
duré maxi d'injection ms
Pinj 8bar RFSA 20°
1.2
quantite maximale CH4 injecté mg
35.5
Pinj 6bar
Pinj 8bar
14
Pinj 10bar
Pinj 12 bar
10
6
2
800 1300 1800 2300 2800 3300 3800 4300 4800 5300 5800
regime rpm
Figure I.12 : Calcul théorique de richesse et duré d’injection maximales
en fonction du régime et de la pression d’injection
La quantité de carburant maximale injecté à 6000 tr/m, avec une pression d’injection
de 6 bar et un retard de fermeture des soupapes d’admission de 20°V, correspond à une
richesse de 0.2 seulement. Une augmentation de la pression d’injection de 6 à 10 bar, permet
une élévation de 86% du débit injecté. D’autre part la diminution du retard de fermeture de
soupape d’admission de 15°V fait augmenter la richesse maximale de 12%. Même avec ces
améliorations, à hauts régimes et fortes charges, le débit de carburant est toujours insuffisant,
puisque dans ces conditions nous recherchons la performance et par conséquent une richesse
de l’ordre de l’unité.
52
___________________________________________________________________________
A contrario, à faibles régimes, où le fonctionnement en charge stratifiée est
envisageable (richesses globales très faibles), un système d’injection de ce type répond
parfaitement aux conditions de débit.
I.4.3- Solutions pour les hauts régimes et fortes charges
L’augmentation de la pression d’injection est la solution la plus simple pour
augmenter le débit massique des injecteurs. Cependant les contraintes au niveau d’autonomie
du véhicule empêchent l’utilisation de pressions d’injection élevées, car une grande part du
carburant stocké ne serait jamais utilisé. Une solution possible consisteraient à utiliser un
réservoir à pression constante. Cette technique est théoriquement possible à partir d’un
système type piston ou membrane à l’intérieur du réservoir.
L’utilisation de systèmes d’injection à pression variable, l’emploi de cylindrées
unitaires plus faibles et l’utilisation de deux injecteurs par cylindre constituent des possibilités
théoriques pour résoudre ce problème, mais leurs applications concrètes dans un moteur ne
semblent pas appropriées.
L’injection toujours postérieure à la fermeture des soupapes d’admission, même pour
les hautes régimes et fortes charges constitue un objectif essentiel pour préserver le gain de
remplissage et donc de couple. Dans l’éventualité où les techniques d’injection futures ne
connaîtraient pas de nettes améliorations, une solution consisterait à commencer l’injection
dés le début de la phase d’admission, comme dans les cas des moteurs à injection directe
essence aux hauts régimes et à fortes charges.
Ce fonctionnement permettrait toujours
d’obtenir les gains en consommation dus au fonctionnement en charge stratifiée, mais les
performances seraient pénalisés de l’ordre de 10%.
53
___________________________________________________________________________
I.5- Conclusion
Un moteur à allumage commandé fonctionnant au gaz naturel, constitue une solution
technologique très attrayante tant du point de vue du rendement, de la consommation que de
celui des émissions polluantes, notamment en ce qui concerne le CO2, principal responsable
de l’actuel accroissement de l’effet de serre.
En effet, un moteur de ce type fonctionnant en charge stratifiée, aux faibles charges et
sans volet d’accélérateur, donne la possibilité d’une consommation de carburant inférieure
aux moteurs Diesel classiques. D’autre part, ce moteur peut obtenir des performances égales
ou supérieures, en haut régime et pleine charge, aux moteurs à allumage commandé à
injection indirecte multipoint classiques. Pour cela, il faut l’utiliser avec un taux de
compression supérieur, puisque le gaz naturel l’autorise et éliminer les pertes de remplissage
et de pompage. De plus les réductions d’émissions de polluants sont considérables grâce au
fonctionnement en mélange pauvre et à l’utilisation du gaz naturel, le carburant propre par
nature.
Toutefois les difficultés liées à la maîtrise de la stratification, à l’allumage du mélange,
à la lenteur de leur combustion et au stockage du gaz naturel imposent des nombreux travaux
de développement et d’optimisation. L’utilisation d’une aérodynamique interne faisant appel
aux dernières innovations couplées avec un phasage d’injection optimale devrait permettre de
résoudre les problèmes du contrôle de la stratification et de la lenteur de la combustion.
L’application d’énergies plus élevées dans les allumeurs, l’optimisation du transfert d’énergie
ou l’usage des techniques d’allumage les plus modernes permettront une initialisation de la
combustion fiable.
Malgré les grandes difficultés sur le débit d’injection pour les hauts régimes à pleine
charge, il existe déjà des solutions technologiques disponibles qui assurent les besoins aux
54
___________________________________________________________________________
faibles charges et bas régimes, notamment l’injecteur Synerjet-Orbital. Dans ce contexte notre
étude expérimentale destiné à l’identification, à la compréhension et à la maîtrise des
phénomènes qui seront rencontrés dans un moteur au gaz naturel à injection directe à faible
charge, sera mené avec cet injecteur.
55
___________________________________________________________________________
56
Chapitre II – Dispositifs expérimentaux, méthodes de diagnostics et caractérisation de l’injecteur utilisés
__________________________________________________________________________
Chapitre II : Dispositifs expérimentaux, méthodes de
diagnostic et caractérisation de l’injecteur utilisés
57
__________________________________________________________________________
58
__________________________________________________________________________
II.1- Introduction
Lors de cette étude sur la combustion de mélange pauvre de méthane et d’air, deux
montages expérimentaux spécifiques ont été utilisés.
Le premier dispositif, dédié aux configurations où l’air est initialement au repos, est
une chambre parallélépipédique de 490 cm3 de volume. Le second est une machine à
compression rapide (MCR), dite machine ‘ARC’, qui a été développée au laboratoire par T.
Kageyama [16,31] et dont un exemplaire existe également à Rouen.
Dans une première partie nous exposerons les caractéristiques de nos dispositifs
expérimentaux, puis nous présenterons les méthodes de diagnostic utilisées. Nous
présenterons ensuite la qualification de l’injecteur (Synerjet-Orbital) retenue au cours de cette
étude et enfin les diagnostics développés à cet effet.
II.2- Dispositifs expérimentaux
L’étude expérimentale de la combustion d’un mélange hétérogène de méthane-air,
globalement pauvre, après injection directe de méthane dans l’air au repos a été effectuée dans
la chambre parallélépipédique présentée sur la Figure II.1, appelée chambre statique. Ses
dimensions sont 70 mm en largeur, 120 mm en hauteur et 58 mm en profondeur. Son volume
est alors 490 cm3. Il s’agit d’une chambre en duraluminium (AU4G), comportant une paire de
hublots en verre ordinaire (BK7), qui permettent l’accès optique pour les visualisations et les
diagnostics optiques. Cette chambre possède également sur la face gauche de la Figure II.1,
un hublot en quartz autorisant l’introduction d’une source lumineuse dans le domaine des UV.
En pratique, ce type de hublot est nécessaire pour réaliser des mesures de richesse par
fluorescence.
59
__________________________________________________________________________
Injecteur et
porte- injecteur
Position 1
Porte -électrodes
Hublot en quartz
Position 2
Capteur Pression
à réponse rapide
Position 3
Vanne
d’admission/balayage
Hublot en verre
Figure II.1: La chambre statique
Un capteur dynamique Kistler 601A est monté affleurant sur la face inférieure. La
chambre possède également une vanne pour l’admission de gaz ou la réalisation du vide.
L’injecteur Synerjet-Orbital est fixé dans la chambre à partir d’un porte-injecteur conçu dans
le cadre de nos travaux, et installé sur la partie supérieure de la chambre (voir caractéristiques
de l’injecteur au § II.4). La chambre peut être munie d’électrodes d’allumage par
l’intermédiaire d’un porte-électrodes qui peut être installé à l’une des trois positions
référencées sur la figure précédente. Les tests typiques dans cette chambre consistent en une
mise sous vide de la chambre, un remplissage d’air, suivi d’une injection de méthane dans
l’air alors au repos, d’un allumage du mélange et de l’évacuation des gaz brûlés.
Le second dispositif est une machine à compression rapide. Elle est présentée sur la
Figure II.2
60
__________________________________________________________________________
Figure II.2: Machine à compression rapide : chambre de combustion
La configuration générique de cette chambre, dite chambre ARC, constituée d’une
enceinte parallélépipédique, en acier inoxydable de 200mm de long, 60mm de large et 60mm
de haut, a été déjà utilisée au cours de plusieurs travaux de recherche [15,25,57,6]. Quelques
adaptations spécifiques ont été apportés pour notre travail (Figure II.3).
y
x
80
z
60
60
∅120
2
60
1
6
4
3
5
1 : électrodes et porte électrodes
2 : bloc en plexiglass
3 : générateur de fente
4: chambre de combustion
5 : capteur de pression
6 : piston
Figure II. 3: Schéma de la chambre de combustion ARC
61
__________________________________________________________________________
Un bloc en pléxiglass (2) de 80mm de long a été introduit dans la chambre, afin de
réduire les dimensions de la chambre. La chambre de combustion (4) est devenue cubique de
60mm de coté. Les électrodes et porte-électrodes (1), décrits dans le §II.2.2, sont fixés au
centre du bloc en pléxiglass, ce qui permet un déplacement du point d’allumage le long de la
chambre (axe x) . Un capteur dynamique Kistler (5) est monté affleurant sur ce bloc. Sur la
partie droite est monté un générateur d’écoulement de type fente en aluminium (3). Il assure
lors de la compression réalisée par le piston (6), la génération d’un écoulement tourbillonnaire
d’axe z au sein de la chambre (4). Ce générateur d’écoulement a été déjà utilisé par Henry au
cours de ses travaux [25], dans le cadre de la précédente ARC. Les caractéristiques
géométriques du générateur sont données sur la Figure II.4.
3
57
8
30
60
68
Figure II.4: Schéma du générateur de tourbillon
L’injecteur Synerjet-Orbital peut être positionné sur la face supérieure, inférieure ou
sur les faces latérales de la chambre de combustion. Ainsi, en changeant la position relative
entre l’injecteur et le générateur de fente nous pouvons simuler une injection dans un
écoulement de swirl ou de tumble. Les visualisations des phénomènes, ainsi que diverses
mesures par application des diagnostics laser, sont possibles dans cette chambre, car elle
possède des accès optiques sur trois faces.
62
__________________________________________________________________________
II.2.1- Le dispositif de génération de l’écoulement d’air
La mise en mouvement du piston (n°6, Figure II.3) qui provoque la compression et la
génération de l’écoulement d’air dans la chambre d’essais, est assuré par un système
pneumatique. Ce système se compose de deux réservoirs, d’un amortisseur hydraulique et
d’un vérin pneumatique. Les deux réservoirs d’une capacité de 2 litres chacun, sont alimentés
en air sous pression et peuvent supporter une pression interne maximale de 40 bar. Les
conduites d’air comprimé, à leur tour supportent au maximum 30 bar. L’amortisseur
hydraulique, accouplé à la tige du piston par une liaison de type rotule, est chargé de ralentir
légèrement le piston en fin de course, afin de diminuer l’intensité du choc. Un vérin
pneumatique assure le positionnement correct du piston avant le tir.
Lors d’un tir, le piston est mis en mouvement par application, sur sa face arrière, du
gaz de poussée issu d’un des deux réservoirs, appelé réservoir de poussée. Ensuite, une
pression de blocage, provenant du second réservoir, est soumise à l’arrière du piston de
manière à empêcher ce dernier de reculer lors de la combustion. Ainsi, une fois la
compression terminée, la combustion se déroule à volume constant. L’application des
pressions de poussée et de blocage à l’arrière du piston est réalisée à partir de quatre
électrovannes (deux pour chaque réservoir) alimentées en courant continu, afin de réduire les
variations cycle à cycle présentes dans le cas d’alimentation à courant alternatif [25]. Une
cinquième électrovanne permet en fin de tir de générer une fuite à l’arrière du piston.
Les valeurs des pressions de poussée et de blocage, ainsi que l’intervalle de temps
entre ces deux injections définissent la vitesse de déplacement du piston. D’autre part le
rapport volumétrique de l’ensemble dépend de la course totale du piston qui est déterminée
par le choix de la cale fixée au piston qui permet de changer sa position initiale. Ainsi,
l’aérodynamique de l’écoulement dans la chambre est contrôlée. La Figure II.5 montre
l’influence de la pression de poussée sur la vitesse de déplacement du piston dans le cas où
63
__________________________________________________________________________
l’on n’utilise aucune cale. Dans le Tableau II.1 nous avons représenté les différentes cales
disponibles et la pression finale obtenue pour chacune de ces cales lorsque la pression de
deplacement piston
poussée est de 20 bar. Pour tous ces cas la pression de blocage a été fixée à 30 bar.
50
45
40
35
30
25
20
15
10
5
0
10bar
20bar
30bar
0
5
10
15
20
25
30
35
40
45
50
55
60
65
70
75
ms
Figure II.5: Influence de la pression de poussée sur la vitesse de déplacement du piston
(fonctionnement sans cales). Pression de blocage de 30 bar
Cale 1
Cale 2
Cale
Longueur mm
Sans Cale
Cale 1
Cale 2
Cale 3
4
10
20
30
Cale 3
Course total
piston mm
47.5
41.5
31.5
21.5
Rapport de
pressions
3.75
3.39
2.65
2.20
Rapport
volumétrique
2.90
2.66
2.26
1.86
Tableau II.1 : Dimensions et caractéristiques des cales utilisées
Les conditions de fonctionnement ont été choisies afin que les expériences menées
soient représentatives des conditions d’un futur moteur à injection directe au gaz naturel,
fonctionnant sans volet d’accélérateur et où l’injection a lieu toujours après la fermeture des
soupapes d’admission. En tenant compte de l’augmentation de pression due à la compression,
du retard de fermeture de la soupape d’admission et d’une pression d’injection de 6 bar, le
64
__________________________________________________________________________
temps disponible pour l’injection est de l’ordre de 100°V. Durant cet intervalle de temps, la
pression dans la chambre de combustion d’un moteur subit une augmentation très lente
jusqu’à –80° (Figure II.6). Au-delà de cette valeur, l’accroissement de la pression devient
beaucoup plus fort. (1.02 bar à –160°V, 2.25 bar à –80°V et 14.67 bar à –20°V). La pression
est presque constante sur la plupart de la plage possible d’injection et vaut approximativement
2 bar. La combustion, à sont tour, a lieu pour une pression initiale de l’ordre de 20 bar.
pression d'air(bar)
pression air (bar)
25
20
15
10
5
0
-200
-180
-160
-140
-120
-100
-80
-60
-40
-20
0
(°V)
Figure II.6: Evolution de la pression pendant la phase de compression dans la chambre
de combustion d’un moteur . Résultats de la simulation.
(conditions de simulation : Padmission :1 bar ; taux de compression :11, coefficient
polytropique 1.3, cylindré unitaire :400 cm3 ; rapport bielle/manivelle :3.2 ; course :79.5
mm, absence de volet d’accélérateur)
Ainsi, envisageant la fixation de conditions de travail très proches de celles rencontrés
dans les moteurs, et en privilégiant l’aérodynamique en détriment de la combustion nous
avons opté pour réaliser les injections de méthane dans un milieu d’air à 2 bar. Ce choix, est
encore plus légitime, si nous pensons dans un moteur avec volet d’accélérateur fonctionnant
aux faibles charges. Dans ce cas notre solution est représentative de la phase de combustion.
En effet, pour ce cas la pression dans la chambre de combustion au début de compression
65
__________________________________________________________________________
n’est pas de 1 bar, comme dans le cas simulé, mais de l’ordre de 0.2 bar, ce qui amène à une
pression au fin de compression ( donc début de combustion) de l’ordre de 2 bar.
Compte tenu des considérations effectuées nous avons opté pour l’utilisation de la cale
3 (rapport de pressions de 2.2). Le résultat présenté sur la figure précédente justifie encore la
simplification, que nous avons adoptée, d’injecter du méthane dans un écoulement d’air à
pression constante et non pendant la phase de compression.
Concernant les pressions de poussée et de blocage nous les avons fixées à 6 bar et 30
bar respectivement. Les pressions finales après combustion dans notre chambre ARC, ne
dépassant pas les 15 bar, une contre pression de 30 bar est suffisante pour assurer le blocage
complet du piston pendant la combustion. Les caractéristiques de compression pour une
pression de poussée de 6 bar et une pression de blocage de 30 bar avec la cale 3 sont
présentées sur les figures II.7 et II.8.
2.2
2
bar
1.8
1.6
1.4
1.2
1
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
100
ms
Figure II.7: Evolution de la pression. Chambre ARC-phase de compression
(Ppoussée : 6 bar ; Pblocage : 30 bar ; cale 3 et Pinitiale :1 bar)
66
1
25
0.8
20
0.6
15
0.4
10
0.2
5
0
position du piston (mm)
vitesse du piston (m/s)
__________________________________________________________________________
0
0
10
20
30
ms
Figure II.8: Déplacement et vitesse du piston. Chambre ARC-phase de compression
L’évolution de l’augmentation de la pression en fonction de la variation du volume,
nous montre une évolution polytropique dont la constante (n = 1.27) se situe entre le cas
isentropique (n = 1.4) et le cas isotherme (n = 1) (Figure II.9). L’évolution de l’augmentation
de température pendant cette phase de compression peut être estimée à partir de ce coefficient
polytropique (Figure II.10)
0.80
0.70
ln(p/po)
0.60
0.50
0.40
0.30
P6b30
0.20
isotherme
0.10
0.00
0.00
y = 1.2745x + 0.0033
isentropique
2
R = 0.9971
0.10
0.20
0.30
0.40
0.50
0.60
ln(v/v0)
Figure II.9: Evolution en échelle logarithmique de la pression P/P0 en fonction du
volume V0/V. Chambre ARC-phase de compression
67
__________________________________________________________________________
350
temperature K
340
330
320
310
300
290
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
100
ms
Figure II.10: Estimation de la température Chambre ARC-phase de compression
(Ppoussée : 6 bar ; Pblocage : 30 bar ; cale 3, Pinitiale :1 bar et Tinitiale :290K)
La synchronisation entre l’ouverture des électrovannes de poussée et de blocage est
assurée par un boîtier électronique réalisé au laboratoire. Ce dernier permet également de
gérer l’injection, l’allumage et le déclenchement des systèmes d’acquisition. Plus de détails
(chronogrammes et descriptions) sont donnés dans l’Annexe 1.
II.2.2- Le système d’allumage
Les électrodes d’allumage utilisées dans les essais de combustion sont représentées sur
la Figure II.11. Un câble de cuivre isolé électriquement est inséré dans un tube en inox. Cet
ensemble est installé dans un porte-électrodes cylindrique en téflon vissé à la chambre.
L’étanchéité est assurée par un joint torique. Cette conception des électrodes donne la
possibilité d’un positionnement variable de l’étincelle dans les chambres de combustion et
permet un changement de la distance inter-électrodes. La distance inter-électrodes adoptée
pour l’ensemble des essais est de 2.0 mm. La bobine d’allumage utilisée est une bobine
classique d’automobile (Siemens S102030002A), alimentée par une batterie 12 V et dont la
charge peut être déclenchée par un signal de commande électrique ou optique.
68
__________________________________________________________________________
Porte –électrodes en téflon
Tube en inox
Bande isolatrice
a
a
Câble en cuivre
Porte-électrodes en
téflon
Figure II.11: Schéma des électrodes utilisées et porte-électrodes respectif
L’utilisation d’un signal de commande optique permet d’éliminer les éventuelles
interférences dues à la haute tension de la bobine avec les autres signaux de commande. Le
temps de charge de la bobine a été fixé à 10ms pour les applications dans la chambre ARC et
à 5 ms pour les applications dans la chambre statique.
Nous avons effectué des mesures de tension et de courant par l’intermédiaire
respectivement d’une sonde à haute tension (Tektronix P 6015) et d’un transformateur
d’intensité de courant, du type Rogowski (Optilas CT 0.5). Les Figures II.12 a), b) et c)
présentent les signaux de la tension et du courant obtenus.
tension claquage (V)
12000
a)
10000
8000
2 bar
6000
1.5 bar
4000
1 bar
2000
0
0.014
0.015
0.016
0.018
0.019
0.020
ms
Figure II.12 a): Signaux caractéristiques de la phase d’avalanche de l’allumeur (écart
entre électrodes de 2mm): tension de claquage pour différentes pressions
69
b
__________________________________________________________________________
70
b)
courant (mA)
60
50
40
30
20
10
0
-0.2 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2 1.4 1.6 1.8 2.0 2.2 2.4
ms
Figure II.12 b) : Signaux caractéristiques de la phase d’arc et de glow de l’allumeur (écart
entre électrodes de 2 mm): évolution de l’intensité de courant (1 bar)
600
c)
tension (V)
500
400
300
200
100
0
-0. 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2 1.4 1.6 1.8 2.0 2.2 2.4
2
ms
Figure II.12 c): Signaux caractéristiques de la phase d’arc et de glow de l’allumeur
(écart entre électrodes de 2mm) : évolution de la tension (1 bar)
La tension de claquage est de 11100 V pour une pression de 2 bar, de 8700 V pour une
pression de 1.5 bar et de 6300 V pour une pression de 1 bar. Cette variation suit bien la loi de
Paschen. Pour ce qui est du pic de courant, lors de la phase de breakdown (avalanche), les
caractéristiques du système de mesure utilisé ne nous permettent pas de le mesurer. En effet le
temps de montée du courant est très court (~1 ns) par rapport au temps de réponse de la
bobine Rogowski, qu’est de 10 ns. Par conséquent, l’intensité que nous mesurons correspond
à la phase d’arc et de glow.
L’énergie déposée pendant ces deux phases a été déterminé par l’équation II.1.
70
__________________________________________________________________________
td
E ea = ∫ V.I.dt
[eq. II.1]
0
où, Eea est l’énergie électrique de l’allumeur, td est le temps de décharge, V est la tension et I
est l’intensité du courant.
Par exemple, pour une pression de 1 bar, nous avons retenu un temps de décharge de
2.3 ms et une énergie de 16.91 mJ.
Quand le taux de dégagement de chaleur par la combustion n’est pas suffisamment
élevé pour compenser la dissipation d’énergie, la flamme ne peut pas se propager et s’éteint
immédiatement après l’allumage. Ce phénomène a lieu quand les proportions massiques entre
le carburant et l’air s’éloignent significativement des conditions de stœchiométrie. La valeur
minimale de richesse d’un mélange pour laquelle la combustion peut se dérouler est nommé
limite inférieur d’inflammabilité. Le limite supérieur d’inflammabilité correspond à la
richesse maximale du mélange pour laquelle la combustion est possible. Ces limites,
théoriquement, dépendent uniquement des conditions initiales du mélange et peuvent être
calculés en faisant appel à la thermochimie et à la cinétique des réactions de combustion. Les
limites d’inflammabilité théoriques d’un mélange méthane-air au repos aux conditions
initiales de 298 K et de1 bar sont : une richesse de 0.55 pour le mélange pauvre et 1.7 pour le
mélange riche [19]. Toutefois, au niveau expérimental, les limites d’inflammabilité d’un
mélange air-carburant donné, dépendent énormément des conditions d’expérimentation,
notamment de la géométrie des électrodes (distance inter-électrodes, diamètre et longueur de
projection, § I.2.2.6), des performances du système d’allumage (énergie d’allumage, durée de
l’étincelle, intensité du courant et rendement du transfert d’énergie) et des conditions
aérodynamiques, de pression et de température
du mélange à l’instant d’allumage.
L’allumage de mélanges pauvres de méthane-air et en particulier la détermination des limites
71
__________________________________________________________________________
d’inflammabilité pour différentes conditions thermodynamiques a fait l’objet de nombreuses
recherches [7,33,32].
Dans ce contexte, avant de commencer notre travail expérimental, nous avons entrepris
de mesurer la plage d’inflammabilité d’un mélange méthane-air (au repos, conditions initiales
293K et 1 bar) avec notre système d’allumage spécifique. Pour cela nous avons rempli la
chambre statique avec des mélanges homogènes de méthane-air de différentes richesses,
réalisés préalablement par la méthode des pressions partielles dans des bouteilles de 10L sous
une pression de 10 bar. L’évolution du taux de réussite d’allumage en fonction de la richesse
du mélange est représentée sur la Figure II.13
% réussite allumage
100
80
60
40
20
0
0.55 0.6 0.65 0.7 0.75 0.8 0.85 0.9 0.95
1
1.05 1.1 1.15 1.2
richesse
Figure II.13 : Taux de réussite d’allumage d’un mélange homogène de méthane-air
au repos en fonction de la richesse (conditions initiales : 293K et 1 bar ) avec notre
système d’allumage
Le taux de réussite d’allumage pour des mélanges de richesse globale inférieure à 0.55
est nulle. Dans la plage de richesses comprises entre 0.55 et 0.6 la pente de la courbe est très
prononcée (nous passons de 0% pour richesse 0.55 à 100% pour richesse 0.6). Le taux de
réussite mesuré est de 100% entre 0.6 et 1.15. L’allumage est impossible pour des mélanges
de richesse supérieure à 1.2 avec notre système d’allumage.
72
__________________________________________________________________________
Nous avons considéré comme limites d’inflammabilité la valeur minimale et maximale
de richesse pour lesquelles le taux de réussite d’allumage mesurée est supérieure à zéro.
Ainsi, nous avons retenu 0.55 et 1.2 pour limites inférieure et supérieure d’inflammabilité
d’un mélange méthane-air avec notre système d’allumage.
II.3- Méthodes de diagnostics utilisées
Les méthodes de diagnostics utilisées au cours de notre étude sont au nombre de six :
mesures de pression ; visualisation par strioscopie rapide et tomographie laser, mesures de
vitesse par LDV (Laser Doppler Velocimetry) et PIV (Particule Image Velocimetry) et
mesures de concentration locale de carburant par PLIF (Planar Laser Induced Fluorescence).
Cette dernière méthode, qui a été spécialement développée au cours de cette étude, fait l’objet
du chapitre 3 et ne sera pas abordée dans cette partie.
II.3.1- Mesure de pression et visualisations
II.3.1.1- Mesure de pression
L’évolution temporelle de la pression, lors des phénomènes étudiés (injection et/ou
combustion), a été mesurée à l’aide d’un capteur piézo-électrique (Kistler 601A) monté
affleurant dans les chambres d’essais. Ce capteur est connecté à un amplificateur de charge
(Kistler 5011) réglé pour une plage de pression variant de 0 à 25 bar suivant l’étendue de
variation du phénomène à étudier, afin d’assurer une incertitude cumulée de mesure inférieure
à 7.5%. Le temps de réponse dynamique du capteur est très réduite (2µs). L’acquisition des
signaux est réalisée par un oscilloscope numérique à mémoire (Tektronix TDS 420A). La
cadence d’acquisition est comprise entre 10 kHz et 200 kHz suivant la durée des phénomènes.
La pression a été utilisée aussi bien pour déterminer la masse de méthane injecté que pour
évaluer la qualité de combustion.
73
__________________________________________________________________________
II.3.1.2- Tomographie Laser
La tomographie laser a été utilisée principalement pour visualiser le front de flamme
lors des essais en combustion. Le principe de cette technique consiste à éclairer à l’aide d’une
nappe laser un écoulement ensemencé de particules qui diffusent la lumière (Figure II.14).
Dans notre cas nous avons utilisé des particules d’huile végétale issues du générateur
de particules développé au laboratoire [25]. L’huile végétale ayant une température
d’évaporation de l’ordre de 420°C, les particules s’évaporent dans les régions chaudes. Cela
se traduit sur les images par la présence de zones sombres (sans particules) et de zones claires
(avec particules) définissant respectivement les régions chaudes et froides de l’écoulement.
L’interface entre ces deux régions correspond à l’isotherme d’évaporation des particules
d’ensemencement. Dans les cas d’écoulements avec combustion cette technique permet de
visualiser à chaque instant la position du front de flamme.(Figure II.15).
Figure II.14 : Principe de la tomographie laser
74
__________________________________________________________________________
Figure II.15 : Images types obtenus en combustion par tomographie laser
En pratique la visualisation a été réalisée avec la chaîne utilisée pour les mesures de
vitesses par PIV (§ II.3.2.2). Pour chaque expérience de combustion effectuée, nous obtenons
qu’une seule image car la fréquence du laser pulsé et de la camera sont faibles (15 Hz et 8 Hz
respectivement) et le phénomène de combustion est très rapide (inférieur à 100 ms). Ainsi, les
films sont obtenus par la reconstitution à l’aide d’images successives acquises sur plusieurs
expériences.
II.3.1.3- Strioscopie Laser Rapide
Nous avons souvent utilisé la strioscopie rapide pour la visualisation de nos
phénomènes. Cette technique dont le principe est détaillé dans l’Annexe 2, permet de
visualiser de manière intégrale les gradients d’indice de réfraction résultant indifféremment
d’un gradient de pression, de température ou de masse molaire.
Le banc que nous avons utilisé est schématisé sur la Figure II.16. La source laser
(Laser Argon Spectra Physics Série 2000) d’une puissance maximale de 6 W génère un
faisceau lumineux continue, constitué de deux raies principales de longueurs d’onde
respectivement égales à 488 et 514.5 nm. Ce faisceau incident est découpé, par le déviateur
acousto-optique (Errol) en une succession d’impulsions lumineuses de durée et de fréquence
réglables, de manière à obtenir la cadence de prise de vue et le temps de pose souhaités pour
les images. En sortie du déviateur acousto-optique, les rayons traversent une lentille
75
__________________________________________________________________________
convergente qui les fait converger au point focal image où est placé un diaphragme de 50 µm
de diamètre. Le diaphragme se trouve lui même placé au foyer objet d’un miroir sphérique de
1m de longueur focale, de sorte qu’après s’être réfléchis sur le miroir, les rayons lumineux
forment une nappe de faisceaux parallèles qui traverse la chambre de combustion [57].
S’il n’y a pas de gradients d’indices dans la chambre, les faisceaux la traversent sans
être déviés. Dans ce cas la lentille convergente située derrière la chambre, les fait converger
en son foyer image où est placé un écran opaque de 1 mm de diamètre (couteau). Lorsqu’un
phénomène dans la chambre provoque une modification de l’indice de réfraction, la lumière
est déviée et passe à coté du couteau. Dans ce cas, une image du phénomène est projetée sur
le verre dépoli et peut être prise par une camera.
Déviateur
acousto-optique
Laser
Miroir
Lentille
Chambre de
Combustion
Tache
Dépoli
Camera
KODAK
Figure II.16 : Schéma simplifié du dispositif de strioscopie rapide laser utilisé
La caméra ( Kodak Ektapro HS Motion Analyser 4540 ) utilisée pour récupérer les
images ainsi formées, permet des cadences de prise de vue pouvant aller jusqu’à 40500
images par seconde. Le temps d’ouverture de la caméra est de 222 µs pour les cadences
inférieures à 4500 images par seconde et vaut l’inverse de la cadence pour les valeurs
supérieures, pouvant atteindre 24.7 µs pour la cadence maximale.
76
__________________________________________________________________________
Toutefois, la durée d’exposition de chaque image, fixée par la durée de l’impulsion
lumineuse, est contrôlée de manière indépendante par un générateur de signaux et de retards
(Stanford DG 535 ). Le schéma de synchronisation est présenté sur la Figure II.17.
Le signal de synchronisation interne de la camera qui a une fréquence dépendante de
la cadence, est utilisé pour déclencher un générateur de signaux Stanford DG535. Celui-ci
génère un signal synchrone avec le précédent, qui contrôle le déviateur acousto-optique. Ainsi
en faisant varier la durée de ce signal nous changeons la durée du pulse laser et donc de
l’exposition. Les temps de pose utilisés sont variables de 1 à 10µs, selon les phénomènes à
étudier.
10µs
Signal Trigger Caméra
(permet le déclenchement )
1µs
Signal synchro de la caméra
Kodak (Vsync)
temps de pose souhaité
Générateur de signaux (Stanford
DG 535) pour le contrôle du
déviateur acousto-optique
d’éclairement
24,7µs à 222µs
Ouverture Caméra
Figure II.17 : Schéma de synchronisation pour la strioscopie rapide laser
En comparant les deux techniques de visualisation, (dans nos conditions de
fonctionnement) nous établissons les conclusions suivantes :
1) La tomographie laser fournit des informations précises concernant l’emplacement du jet
d’injection ou du front de flamme, ce que n’est pas le cas pour la strioscopie. En effet,
77
__________________________________________________________________________
cette dernière technique en intégrant les phénomènes sur toute la longueur de la chambre,
donne des informations moins détaillées.
2) La strioscopie permet de suivre temporellement les phénomènes. En effet, avec un seul tir
nous pouvons obtenir une série d’images, et ainsi caractériser l’évolution dans le temps du
phénomène. La tomographie laser, à cause de la basse fréquence du laser et de la caméra,
ne permet pas ce privilège. Il faut un tir pour chaque image.
3) Comme l’image est celle intégrée sur le chemin optique, la strioscopie ne donne qu’une
vue en profil du phénomène. Dans nos conditions de fonctionnement la tomographie laser
permet la visualisation des phénomènes dans tous les différents plans.
II.3.2- Vélocimétrie
Comme signalé au début de ce chapitre, nous avons utilisé deux méthodes de mesure
de vitesse, la Vélocimétrie Doppler Laser (LDV), pour des mesures ponctuelles de vitesse en
temps résolu au cours d’un tir et la Vélocimétrie par Images de Particules (PIV), pour des
mesures instantanées de champs de vitesse sur un plan.
II.3.2.1- Vélocimétrie Doppler Laser (LDV)
La vélocimétrie Doppler laser (LDV) est basée sur la diffusion de la lumière par des
particules qui sont supposées suivre le fluide porteur. Du point de vue aérodynamique, cette
technique est généralement considérée non intrusive bien qu’un ensemencement soit
nécessaire. En revanche, pour les phénomènes de combustion le choix de la nature des
particules est crucial pour minimiser la modification des réactions chimiques. Dans notre
étude cette technique a été utilisée, pour déterminer localement les vitesses des écoulements
induites par l’injection ainsi que ses fluctuations. Le principe physique de cette méthode est
détaillé dans l’Annexe 2. Nous présentons ici, uniquement la chaîne utilisée et le type de
traitement de données effectué.
78
__________________________________________________________________________
La chaîne LDV utilisée (Dantec, bi-composant) est associée à un Laser Argon Spectra
Physics Série 2060 de puissance maximale de 6.3 W. L’optique d’émission possède une
lentille de 600 mm de focale, imposant un angle de 7.49°, compte tenu des écartements des
faisceaux (78.5 mm). Les interfranges ainsi obtenues sont de 3.74 µm dans le bleu (λ = 488
nm) et 3.94 µm dans le vert (λ = 514nm). Les mesures ont été réalisées en diffusion avant.
Les deux analyseurs de spectre (Burst Spectrum Analyser, Dantec 57N20 et 57N35) sont
chargés de l’extraction des fréquences Doppler correspondant à chacune des deux
composantes de la vitesse, après calcul de la transformée de Fourier et filtrages du signal
électrique émis pour chacun des deux photomultiplicateurs. Le début d’acquisition et sa durée
sont commandés au moyen d’un créneau TTL extérieur envoyé à chacun des deux BSA. Le
générateur de particules d’huile utilisé est celui déjà utilisé par Henry [25]. Le diamètre de
particules, déterminé par Henry à l’aide d’un analyseur dynamique de particules basé sur la
technique de l’anémométrie de phase est de 4.2 µm.
Afin d’analyser les mesures obtenues, un traitement de données est nécessaire. En
effet, les phénomènes étudiés sont turbulents et instationnaires présentant des variations tir à
tir. Nous utiliserons dans ce qui suit le terme ‘variation cycle à cycle’, par analogie avec les
moteurs. De plus les mesures de vitesse arrivent aléatoirement pendant le temps d’acquisition
en raison du caractère aléatoire d’arrivée des particules. Ainsi, il est nécessaire de considérer
deux sortes de fluctuations. D’une part, pour un cycle donné l’écoulement instationnaire
présente des fluctuations turbulentes par rapport à l’écoulement moyen du cycle. D’autre part
ce même écoulement moyen de cycle présente des variations par rapport à l’écoulement
moyen d’un cycle moyen. (Figure II.18). Le traitement des données décrit dans la suite est
basé sur les travaux de Floch [15], Henry [25] et Boury [6].
79
__________________________________________________________________________
Figure II.18 : Définition des différents vitesses moyennes et fluctuations
[6]
La définition de la turbulence statistiquement correcte pour un processus instationnaire
est la moyenne d’ensemble, dans laquelle la valeur moyenne est calculée à partir de la valeur
instantanée obtenue au même instant de chaque cycle du processus. La décomposition de
Reynolds de la vitesse instantanée u(t,i) du cycle i à l’instant t, en vitesse moyenne
_
d’ensemble u e(t) et en vitesse statistiquement aléatoire u'e (t,i) , s’écrit :
_
u ( t , i) = u e ( t ) + u 'e ( t )
_
où
[eq. II.2]
1 N
∑ u ( t , i)
N → +∞ N i =1
u e ( t ) = lim
_
Nous noterons désormais : u e ( t ) =
_
et
u'e(t) =0
[eq. II.3]
1 N
∑ u ( t , i) , en supposant que N (nombre de tirs) est
N i =1
suffisamment grand.
Les mesures arrivant aléatoirement dans le temps, il n’est pas possible d’effectuer une
moyenne d’ensemble sur N cycles à un même instant. Ainsi, est-il nécessaire de considérer un
intervalle de temps de largeur donnée ∆t, autour de l’instant considéré. Cet intervalle doit être
le plus petit possible, tout en possédant un nombre de mesures suffisant de telle façon qu’elles
soient significatives des grandeurs moyennes. La vitesse moyenne sur N cycles, intégrée sur
un intervalle de temps ∆t, à l’instant t, pour des mesures discrètes s’écrit :
80
__________________________________________________________________________
M (t )
_
u e (t j ) =
i j
1 N 1
∑
∑ u k ( t k , i)
N i =1 M i ( t j ) k =1
[eq. II.4]
avec uk(tk,i) la kième mesure de vitesse du cycle i contenue dans l’intervalle de temps
[tj-∆t/2;tj+∆t/2] et Mi(tj) le nombre total de ces mesures.
Cette définition donne le même poids statistique aux moyennes calculées pour chaque
cycle. Mais dans notre cas Mi(tj) pouvant varier d’un tir à l’autre, nous préférons donc une
définition qui atténue le poids statistique des moyennes calculées sur peu de points :
_
ue (t j ) =
N Mi (t j )
1
N
∑ Mi (t j )
∑ ∑ u k ( t k , i)
[eq. II.5]
i =1 k =1
i =1
L’écart type, avec cette définition de la moyenne d’ensemble, est alors donné par :
_
1
2
u' e (t j ) =
N
∑ M i (t j )
N Mi (t j )
_
∑ ∑ [u k ( t k , i) − u e ( t j )] 2
i =1 k =1
[eq. II.6]
i =1
Cette définition de l’écart type a donc pour inconvénient d’englober à la fois la
turbulence proprement dite, mais aussi les fluctuations cycle à cycle. Pour résoudre ce
problème, l’analyse de cycle résolu est habituellement utilisée. Cette approche consiste à
_
calculer dans un premier temps la moyenne u c ( t j , i) et la fluctuation u ' c ( t j , i) pour chaque
_
2
cycle i, puis d’en déduire un écart type moyen u ' c ( t j ) .
La vitesse moyenne de cycle est définie par :
_
uc (t j ) =
N (t )
i
j
1
∑ u k ( t k , i)
Ni ( t j ) k =1
[eq. II.7]
avec uk(tk,i) la kième mesure de vitesse du cycle i contenue dans l’intervalle de temps
[tj-∆t/2;tj+∆t/2] et Ni(tj) le nombre total de ces mesures.
81
__________________________________________________________________________
L’écart type moyen devient alors :
_
N Ni (t j )
1
2
u'c (t j ) =
N
∑ N i (t j )
_
∑ ∑ [u k ( t k , i) − u c ( t j , i)] 2
[eq. II.8]
i =1 k =1
i =1
Cette définition de l’écart type est représentative de la turbulence obtenue effectivement
lors de chaque cycle, mais pour un même instant, elle varie d’un cycle à l’autre.
Si l’objectif est de calculer les variations cycliques de la vitesse moyenne de cycle
_
_
autour de la vitesse moyenne d’ensemble, il faut calculer u'cc (t,i)=u c(t,i)−u e(t) . L’écart type
provenant de cette définition est :
_
1
2
u ' cc ( t j ) =
N
∑ N i (t j )
N Ni (t j )
_
_
∑ ∑ [u c ( t k , i) − u e ( t j )] 2
i =1 k =1
[eq. II.9]
i =1
Pour calculer l’intensité de turbulence dans nos écoulements d’injection, à partir des
mesures de deux composantes de la vitesse seulement, nous avons fait l’hypothèse que la
fluctuation concernant la troisième composante w'c (t j) est égale à la deuxième v'c (t j) . Cette
simplification est justifiée pour le type d’écoulement en question. En effet cet écoulement est
axisymétrique et possède une direction préférentielle. L’intensité de turbulence k(tj) est
définie par :
_
_
1
2
2
k (t j ) =
u ' c ( t j ) + 2. v' c ( t j )
3
[eq. II.10]
II.3.2.2- Vélocimétrie par Images de Particules (PIV)
La seconde méthode de mesure de vitesse utilisée est la Vélocimétrie par Images de
Particules. Cette technique nous permet d’accéder aux champs de vitesses instantanées dans
nos chambres d’essai.
82
__________________________________________________________________________
La PIV est une technique de mesure de vitesse basée sur le calcul du déplacement des
particules durant un intervalle de temps déterminé. Cette technique repose sur l’acquisition et
le traitement d’images. Il s’agit d’un diagnostic relativement récent, qui est passé du stade de
développement à la phase d’exploitation et s’applique seulement depuis les années 1990 aux
cas d’écoulements complexes. Le principe de la mesure est détaillé en Annexe 2.
La chaîne de PIV utilisée, est constituée de deux sources laser pulsés de type Yag
(Quantel CFR 200) émettant à 532 nm, d’une camera d’acquisition CCD (Flow Master 3S
CCD) et d’un logiciel de commande et de traitement d’images (Davis PIV) d’origine
LaVision. La fréquence maximale des lasers pulsés est de 15 Hz, la durée du pulse vaut 12 ns
et son énergie est de 100 mJ. La caméra CCD possède une fréquence maximale de 8 Hz. Le
générateur de particules d’huile utilisé est celui référencé dans le § II.3.2.1
La plupart des paramètres du système peuvent être commandés indépendamment (la
puissance laser, l’intervalle de temps entre les deux images, l’instant précis de début
d’acquisition, et le nombre de couple d’images à saisir). De plus la chaîne offre la possibilité
d’une commande par voie externe, permettant l’inclusion du déclenchement des flashes laser
et d’acquisition d’images dans un système plus complexe de synchronisation.
Les paramètres de l’inter-corrélation (mode utilisé dans toutes les expérimentations), la
taille des fenêtres d’interrogation, le pourcentage de recouvrement des fenêtres (overlap), le
mode de décalage ( fixe ou adaptative ) sont choisis par l’intermédiaire du logiciel. En raison
des cadences du flash laser et de la caméra, seulement un couple d’images a été saisi à chaque
tir, la durée totale d’observation étant de l’ordre de 100 ms.
En conclusion, les mesures par LDV nous permettront d’accéder à l’intensités de
turbulence locale, alors que celles de PIV nous donnerons une image instantanée des
mouvements d’ensemble (champs de vitesse) dans nos dispositifs expérimentaux.
83
__________________________________________________________________________
II.4- Caractérisation de l’injecteur
Comme nous l’avons signalé dans le chapitre I, malgré ses limitations aux hauts
régimes, seul l’injecteur Synerjet-Orbital type marine (Figure II.19) semble avoir la
technologie appropriée à une application sur un moteur à injection directe fonctionnant au gaz
naturel. En effet il possède une grande section de passage, de plus lors qu’il est monté dans
des chambres de combustion, l’augmentation de pression due à la combustion oblige
l’injecteur à rester en position fermée (Figure II.19) . Ainsi, les gaz brûlés ne risquent pas de
remonter dans le circuit d’injection. Nous présentons ici les caractéristiques détaillées de cet
injecteur qui ont été déterminées au cours de notre étude. La caractérisation a nécessité la
mise au point de certaines techniques de diagnostic dédiées qui seront succinctement
présentées.
injecteur fermé
.
injecteur ouvert
Figure II.19 : Schémas de l’injecteur Synerjet-Orbital
II.4.1 - Caractérisation générale des injecteurs
Un injecteur, qui est une électrovanne, est actionné par un signal électrique. Dès qu’il
commence à recevoir la commande électrique, le courant de la bobine commence à monter.
Quand il atteint la valeur du courant d’appel, le clapet de l’injecteur s’ouvre. Toutefois cette
ouverture n’est pas instantanée. De même, quand le signal électrique est coupé, le courant de
la bobine commence à baisser, mais le clapet de l’injecteur ne se ferme que lorsque le courant
84
__________________________________________________________________________
de la bobine est inférieur au courant de maintien. Un chronogramme typique d’un injecteur
ordinaire est présenté sur la Figure II.20.
Signal de
commande
0
temps
Courant dans
la bobine
I maintient
I appel
0
Course du
clapet
0
temps mini
commande
débit statique
débit
A
B
0
Figure II.20 : Chronogramme d’un injecteur ordinaire
Nous constatons qu’il existe toujours un retard à l’ouverture et à la fermeture de
l’injecteur. Ces retards sont directement proportionnels à l’inertie de l’injecteur. Par
conséquence il y a toujours un débit perdu à l’ouverture ( aire A de la Figure II.20 ) et un
débit recuperé à la fermeture (aire B). Normalement le premier est supérieur au deuxième.
Cette dissymétrie des débits est à l’origine de l’ Offset de l’injecteur qui peut être défini par
l’équation suivante:
‘Offset’ =
A− B
débit statique
[eq II.11]
85
__________________________________________________________________________
Ces phénomènes expliquent la différence entre le débit dynamique et le débit statique,
ce dernier étant défini lorsque l’injecteur est complètement ouvert. Le débit dynamique tient
compte du temps d’ouverture et de fermeture. Ainsi la loi de débit caractéristique des
injecteurs a une allure proche de la Figure II.21.
Quantité
par coup
Droite de
référence
Valeurs
mesurées
Bande
passante
Pente des débits
dynamiques g/s
Offset
(t0)
temps commande
injecteur
temps
utile mini
temps utile maxi
temps mini de commande
Figure II.21 : Loi de débit typique d’un injecteur
Théoriquement, dans le cas d’écoulement monodimensionnel, si la pression dans le
milieu est inférieure à la pression critique, l’écoulement est sonique, le débit est alors
indépendant de la pression en aval. Au contraire si la pression en aval est supérieure à la
pression critique, le débit massique dépend aussi de la pression aval.
En pratique, on ne connaît pas la localisation précise de la section de passage critique à
l’intérieur de l’injecteur. En plus, lors de l’ouverture du clapet de l’injecteur, la pression peut
fluctuer considérablement. Ainsi, pour bien connaître le débit réel de l’injecteur, il faut
86
__________________________________________________________________________
impérativement effectuer un étalonnage, même si on est en présence de rapports de pressions
très supérieures à la valeur critique. Ainsi nous avons déterminé les retards à l’ouverture et à
la fermeture et la loi de débit de notre injecteur.
II.4.2- Détermination des retards d’ouverture et de fermeture de l’injecteur
Synerjet-Orbital
Pour déterminer les retards à l’ouverture et à la fermeture de notre injecteur, nous avons
utilisé deux diagnostics différents : un détecteur optique de déplacement et la strioscopie
rapide à 40500 im/s.
Le dispositif optique (développé par B.Ruttun du LCD) utilisé pour mesurer le
déplacement du clapet de l’injecteur Synerjet-Orbital est composé d’un capteur de position
par réflexion IR (Honeywell HOA1180-003), monté sur une base fixe en face de l’injecteur.
Celui-ci est capable de délivrer un signal de tension en fonction de la distance entre le clapet
et la base fixe à chaque instant. D’après l’étalonnage effectué avec ce dispositif le
déplacement maximum du clapet de l’injecteur est de 0.28mm.
Le capteur de position lié à un oscilloscope numérique à mémoire permet, après
calibrage du système, de mesurer les retards à l’ouverture et à la fermeture de l’injecteur ainsi
que le déplacement maximal du clapet.
La Figure II.22 montre les résultats de la réponse de l’injecteur pour deux pressions
d’injections différentes ( 6 et 8 bar).
87
__________________________________________________________________________
P injection 6 bar
0.5
-5
-7
déplacement du
clapet (mm) .
0.4
-11
0.2
-13
0.1
-15
0
-17
0.001
0.003
0.5
0.005
0.007 0.009
s
P injection 8 bar
0.011
0.013
-5
-7
0.4
-9
0.3
-11
0.2
-13
0.1
-15
0
-17
0.000
volt
-0.001
déplacement du
clapet (mm) .
volt
-9
0.3
0.002
0.004
0.006
0.008
s
0.010
0.012
0.014
Figure II.22: Réponse de l’injecteur - montage optique. Pression d’injection : 6 et 8 bar
(contre pression 1 bar et une commande électrique de 9.95ms)
Nous pouvons noter que pour une pression d’injection de 8 bar, la position du clapet de
l’injecteur est très instable. Il sera donc préférable d’utiliser cet injecteur à une pression
inférieure (6 bar), même si les données du constructeur autorisent une utilisation à 8 bar. La
Figure II.23 présente l’influence de la pression d’injection sur les retards à l’ouverture et à la
fermeture de l’injecteur.
1.4
1.2
ms
1
0.8
0.6
0.4
Ret ouverture
Ret fermeture
0.2
1
2
3
4
5
6
Pinjection (bar)
7
8
9
Figure II.23: Retard fermeture et ouverture de l’injecteur - montage optique
(pour différentes pressions d’injection avec une contre pression de 1 bar)
88
__________________________________________________________________________
Nous observons sur cette figure un comportement logique de l’injecteur. Plus la
pression est élevée plus l’ouverture est facilitée et donc plus le retard à l’ouverture diminue.
Le comportement inverse est observé pour le retard à la fermeture.
L’utilisation de la strioscopie rapide nous a confirmé ces résultats. La camera rapide
KODAK a été utilisée à la cadence de 40500 images/s et le temps de pose par image a été fixé
à 10 µs. Le temps correspondant à la première image où l’on voit du CH4 sortir de l’injecteur
a été considéré comme le retard d’ouverture. Le même raisonnement a été effectué pour la
fermeture. Les images concernant le cas d’une pression d’injection de 6 bar avec un temps de
commande de 5.2 ms sont présentés sur la Figure II.24.
ouverture
0.939ms
0.963ms
0.988ms
1.012ms
1.037ms
1.062ms
1.086ms
6.037ms
6.061ms
6.086ms
6.111ms
6.135ms
6.160ms
6.518ms
6.593ms
6.667ms
fermeture
6.012ms
rebond
Figure II.24: Images de strioscopie de l’ouverture et fermeture de l’injecteur.
40500 images/s: Pression d’injection : 6 bar. Durée de la commande électrique : 5.2 ms
89
__________________________________________________________________________
L’influence de la pression d’injection sur les retards déterminés par cette méthode est
représentée sur la Figure II.25.
1.2
1.1
ms
1
0.9
0.8
0.7
ret ouverture
ret fermeture
0.6
4
5
6
Pinjection
7
8
9
Figure II.25: Retard fermeture et ouverture de l’injecteur – strioscopie.
Images de strioscopie a 40500 images/s. Contre-pression de 1 bar.
En conclusion, de l’ensemble de ces résultats nous pouvons déduire :
1)
Les résultats obtenus avec le dispositif optique sont en accord avec ceux obtenus avec la
strioscopie rapide (Figure II.23 et II.25).
2)
Le retard d’ouverture diminue avec l’augmentation de la pression d’injection et le retard
de fermeture augmente avec l’augmentation de la pression d’injection (Figure II.22,
II.23 et II.25).
3)
Pour une pression d’injection proche de 6 bar les deux retards sont très proches (0.95
ms), ainsi le temps mécanique d’ouverture réel de l’injecteur est égal au temps de
commande électrique (lorsque la pression dans la chambre est de 1 bar) (Figure II.23 et
II.25).
4)
Pour une pression d’injection de 8 bar, le temps d’ouverture mécanique réel est
supérieur au temps électrique (Figure II.23, II.25). Ce phénomène est dû à la résistance
provoquée par le CH4 à 8 bar, sur le recul du clapet de l’injecteur. Cela montre que
l’injecteur, pour des valeurs de pressions d’injection de ce niveau, est très proche de ses
90
__________________________________________________________________________
limites. De plus pour cette pression, la position du clapet de l’injecteur n’est pas stable
(Figure II.22). Cette instabilité peut être due à un mauvais dimensionnement du ressort
de l’injecteur ou une résonance interne du système. L’utilisation de cet injecteur à une
pression de 8 bar est donc déconseillée. Nous avons fixé une pression d’injection de 6
bar pour nos travaux.
5)
L’utilisation d’une cadence d’images assez élevée (40500 images/s) a aussi permis de
constater dans tous les essais l’existence d’un écoulement secondaire (rebond, Figure
II.24) après la fermeture de l’injecteur d’une durée proche de 0.4ms.
II.4.3- Calcul de la loi de débit de l’injecteur Synerjet-Orbital
La connaissance des retards à l’ouverture et à la fermeture doit être complétée par le
calcul de la loi de débit afin de caractériser entièrement cet injecteur. En effet, comme
l’indique la Figure II.22, la position du clapet peut osciller. Ce fait peut engendrer des
répercussions néfastes au niveau du débit de l’injecteur. Ainsi, il est nécessaire de déterminer
avec précision le débit de méthane sortant de l’injecteur afin de connaître parfaitement la
richesse globale de nos mélanges après injection.
Nous avons mesuré la masse de CH4 introduite dans une chambre à partir de
l’augmentation de pression provoquée par l’injection en s’appuyant sur la loi des gaz parfaits.
Nous avons utilisé une chambre cylindrique de 121.4 cm3. Plusieurs pressions d’injection (4,
6 et 8 bar) et différentes contre pressions (1, 2, 4 bar) ont été testées pour divers temps de
commande électrique. A titre indicatif nous présentons sur la Figure II.26 le résultat obtenu
pour une pression d’injection de 6 bar et une contre pression 1 bar avec une commande
électrique de 9ms.
91
__________________________________________________________________________
0.4
5
delta P bar
commande électrique
4
0.2
3
0.1
2
0
1
-0.1
0.000
volt
delta P
0.3
0
0.004
0.008
0.012
0.016
0.020
0.024
0.028
0.032
0.036
s
Figure II.26: Augmentation de pression due a l’injection de CH4
Pression Injection : 6 bar. Volume de la chambre : 124.1cm 3.
Commande électrique : 9 ms. Contre pression : 1 bar
En faisant la conversion de l’augmentation de pression en quantité de masse de CH4,
introduite, à partir de l’équation de gaz parfaits sur l’ensemble des essais effectués, nous
obtenons la loi de débit de l’injecteur, Figure II.27. La précision des mesures de ces
expériences est estimé à 5%.
40
Pinjection= 4 bar
Pinjection= 6 bar
Pinjection= 8 bar
masse introduite CH4 (mg)
35
30
25
20
15
10
5
0
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13
temps commande électrique (ms)
Figure II.27: Loi de débit de l’injecteur pour différentes pressions
injection (8, 6 et 4 bar), et différentes contre pressions (1, 2 et 4 bar)
Les différents points dans le graphique correspondent à des contre pression distinctes.
Pour des pressions d’injection de 8 et 6 bar nous avons testé des contre pressions de 4, 2 et 1
92
__________________________________________________________________________
bar. Concernant la pression d’injection de 4 bar, nous avons expérimenté seulement des
contre pressions de 2 bar et 1 bar.
De l’analyse de la Figure II.27 nous constatons une linéarité du comportement de
l’injecteur et aucune dépendance avec la contre pression dans les essais effectués. Le résultat
est logique car dans toutes les configurations le rapport de pression Pinjection/Pchambre est
suffisant pour obtenir une injection sonique, sauf dans le cas 6 bar/ 4 bar. Dans ce dernier cas,
l’application de la loi de St. Venant nous donne une diminution de débit de 3% par rapport au
cas sonique, ce qui est complètement absorbé par nos erreurs de mesure. Nous avons donc pu
établir les lois de comportement de l’injecteur (Figure II.28) pour différents pression
d’injection.
masse introduite CH4 (mg)
40
y = 2.76x - 0.50
35
30
8bar
6bar
y = 2.07x - 0.59
4bar
25
y = 1.39x - 0.80
20
15
10
5
0
3
5
7
9
11
13
temps commande électrique (ms)
P injection 8 bars:
P injection 6 bars:
P injection 4 bars:
M méthane = 2.76t -0.50
M méthane = 2.07t -0.59
M méthane = 1.39t -0.80
M méthane en mg
t en ms
Figure II.28: Loi de débit de l’injecteur. Pression d’injection de : 8, 6 et 4 bar
93
__________________________________________________________________________
94
Chapitre III – Mesure de richesses locales par fluorescence de l’acétone induite par plan laser
__________________________________________________________________________
Chapitre III : Mesure de richesses locales par
fluorescence de l’acétone induite par plan laser
95
__________________________________________________________________________
96
__________________________________________________________________________
III.1- Introduction
Dans le cadre d’une étude de la combustion d’un mélange air-carburant hétérogène, la
connaissance des concentrations locales de carburant dans la chambre de combustion
constitue une étape essentielle. La fluorescence induite par plan laser (PLIF) est une méthode
de mesure optique appropriée aux diagnostics dans les écoulements de fluides. Elle permet
l’obtention de données quantitatives relatives à la concentration des espèces. Les études
réalisées, dans un passé récent, ont confirmé l’intérêt grandissant pour la PLIF en particulier
pour l’étude de mélange de fluides dans un écoulement. [13, 35, 12, 53, 39, 28, 22, 41, 21,
17, 65, 60].
Nous avons mis en œuvre une chaîne de mesure de richesses locales faisant appel à la
technique de la PLIF. L’acétone a été choisie comme traceur du méthane. Durant cette phase,
plusieurs choix technologiques ont été retenus, basés sur une recherche bibliographique et sur
une série d’expérimentations initiales. Lors de cette mise en œuvre nous nous sommes
concentrés sur la quantification des erreurs de mesure intrinsèques à la chaîne.
Dans ce chapitre nous commençons par décrire le principe théorique de la PLIF, suivi
d’un résumé de l’étude bibliographique réalisé concernant le choix du traceur et les questions
théoriques spécifiques à la fluorescence de l’acétone. Nous exposons également l’approche
expérimentale retenue ainsi que les procédures d’expérimentation. Finalement nous
présentons la méthode de traitement d’images développé permettant l’obtention des résultats
quantitatifs traduits sous forme de cartographies de richesses locales.
97
__________________________________________________________________________
III.2- Principe physique de la Fluorescence Induite par Plan Laser (PLIF)
Le principe général de PLIF est basé sur l’illumination d’un écoulement par une
nappe de lumière obtenue via un laser dont la longueur d’onde est accordée pour exciter une
transition particulière du traceur moléculaire. Ce traceur peut se trouver naturellement dans
l’écoulement ou bien être ajouté. Une partie des molécules se trouvant dans l’état d’énergie
bas absorbe la lumière incidente et se trouve ensuite dans un état d’énergie supérieur. Elles
retournent à l’état d’équilibre, soit en émettant des photons, soit en transférant l’excès
d’énergie au travers de processus non-radiatifs (quenching ou intersystem-crossing). Cette
émission spontanée de photons (fluorescence) qui a lieu sur des échelles de temps très
courtes, peut être collectée par une caméra, puis quantifiée via des niveaux de gris qui devra
être relié à la quantité de molécules de traceur existant.
III.2.1- Un modèle simplifié: le schéma à deux niveaux (théorique)
Nous allons tout d’abord présenter le principe de la fluorescence en considérant un
schéma à deux niveaux. Nous considérons que les transferts ne se produisent qu'entre les deux
niveaux couplés par le laser. Les transferts se produisant pendant le pompage laser sont
représentés sur la Figure III.1.
E2
Absorption
B12.uν
E1
Emission
stimulée
B21. u ν
Quenching
Q21
Emission
spontanée
A21
Figure III.1 : Transferts entre deux niveaux (LIF)
98
__________________________________________________________________________
Deux processus de relaxation sont en compétition: les retours radiatifs (émission
spontanée et stimulée) et les retours collisionels (quenching). L'équation de conservation
impose la cinétique suivante:
dN 2
dt
= N 1 .B12 .u ν − N 2 .(B 21 .u ν + A 21 ) − N 2 .Q 21
[eq.III.1 ]
N1(t) et N2(t) [m-3] correspondent aux populations dans les états 1 et 2. A21 [s-1], B12 [J-1m3s-2],
et B21 [J-1m3s-2] sont les coefficients d'Einstein d'émission spontanée, d'absorption et
d'émission stimulée respectivement. u ν [Jm-3s ] est la densité spectrale d'énergie du laser. Q21
[s-1 ] correspond au taux de transfert par collisions ou quenching.
Le principe de la conservation de la matière impose :
N1(t) + N2(t) =N1o + N2o
[ eq.III.2 ]
Où N1o et N2o sont les populations initiales dans les états 1 et 2. En général l’état 2 correspond
à un état électronique excité si bien que sa population initiale est voisine de zéro (N2o ≈0).
Compte tenu de cette hypothèse la résolution de l'équation 1 est immédiate et conduit à:
N 2 (t ) =
N 10 B12 .u ν
(B12 + B 21 )u ν + A 21 + Q 21
[1 − e
− t / τP
]
[ eq.III.3 ]
Où τp est le temps de pompage défini par :
τp = [(B12+B21). u ν + A21 + Q21]-1
[ eq.III.4 ]
Nous avons donc :
N 2 (t) = N 2max [1 - e
-t/τ P
]
[ eq.III.5 ]
Le terme entre crochets définit la cinétique de pompage, N2max représente la population
maximale à l’état 2 atteinte pendant le pompage.
99
__________________________________________________________________________
Le flux de fluorescence issu d'un volume V collecté dans un angle solide Ω est :
Φ( t ) = ∫∫∫ N 2 ( t ).A 21 .(Ω / 4.π).dV.hν
[eq.III.6 ]
V
En supposant que la densité d'énergie est constante sur le volume (créneau d'énergie), nous
obtenons :
Φ( t ) = N 2 ( t ).A 21 .(Ω / 4.π).V.hν
[eq.III.7 ]
La mesure du flux permet d'accéder à N2(t) et donc à N10, à partir de l'équation eq.III.3. , si
les autres paramètres sont connus, en particulier le quenching.
Le quenching, dans certains conditions, peut être déterminé. Le nombre de collisions
par unité de temps que subit une molécule entre les états 2 et 1 est donné par l'expression:
Q 21 = ∑ N q .σ 21 .Vq
[ eq.III.8 ]
q
Où q correspond à l’espèce dans le milieu (partenaire de collision), σ21 [m-2] est la section
efficace de collision pour le quenching électronique et Vq [m/s] est la vitesse de diffusion
moléculaire moyenne entre l’espèce q et la molécule. Nous voyons donc que le quenching est
fortement dépendant de son environnement (pression, température et composition du milieu).
Sa détermination théorique est difficile car elle nécessite un calcul préalable des sections
efficaces de collision à partir de la théorie des collisions. Certaines sections efficaces ont été
déterminées expérimentalement, la plupart du temps à température ambiante. Le manque de
données concernant les sections efficaces pour des températures élevées telle que les
températures de flamme est un sérieux handicap. Heureusement dans certaines conditions, il
est possible de mesurer le quenching à partir de la décroissance temporelle du signal de
fluorescence. En effet, suite à une impulsion laser, la population excitée N2 décroît ( Figure
III.2 ) selon l'expression suivante:
dN 2
dt
= − N 2 .(A 21 + Q 21 )
[ eq.III.9 ]
100
__________________________________________________________________________
conduisant à :
Ln ( N 2 ) = −(A 21 + Q 21 ).t + C
[eq.III.10 ]
uν
N2
LnN2
t
Figure III.2 : Evolution de la population dans l’état 2, après une impulsion laser (LIF)
Evidemment cette détermination n'est possible que si la durée de vie de fluorescence est
suffisamment longue devant l'impulsion laser. Dans le cas contraire, une déconvolution
temporelle est nécessaire.
III.2.2- Les différents régimes d’utilisation
Selon les gammes d’énergie laser et le taux de quenching en question, on peut
envisager différents régimes d’utilisation, pour lesquels la détermination des populations est
simplifiée. Nous considérons dans une première analyse deux régimes distincts : le régime
linéaire en temps et le régime stationnaire. En régime stationnaire nous pouvons atteindre
deux cas limites : le régime de saturation et le régime linéaire en énergie.
En régime linéaire en temps, la population de l’état 2 dépend linéairement du temps de
pompage. Ce régime est atteint pour t/τp <<1, ce qui impose l’utilisation d’énergies laser très
faibles ( faible signal ) dans des conditions de quenching très réduit. En raison de la faiblesse
101
__________________________________________________________________________
du signal, son domaine d’application est extrêmement limité. Le développement de
l’exponentiel conduit à une simplification de l’équation de bilan, (eq.III.3),
dans ces
conditions:
N 2 ( t ) = N10 B12 .u ν .t
[ eq.III.11 ]
Dans ce régime il n’existe pas de dépendance en quenching.
En régime stationnaire, pour un u ν donnée, la population excitée atteint une valeur
fixe qui ne dépend pas du temps de pompage. Ce régime impose la condition t/τp >>1. Pour
ce régime l’équation de bilan (eq.III.3) devient :
N 2 = N 2 max = N10
B12
1
B12 + B 21
u sν
1+
uν
[ eq.III.12 ]
Où u sν est l'énergie de saturation:
u sν = (A21+Q21) / (B12+B21)
[ eq.III.13]
Dans ce régime nous pouvons atteindre deux cas limites, indiquées sur la Figure III.3, selon
la valeur de u ν / u sν : le régime à haute énergie ou régime de saturation et le régime linéaire en
énergie.
N2sat
N2
1
uν
/ u sν
Figure III.3 : Evolution de N2 en fonction du rapport uν/uνs (LIF)
Le régime à haute énergie ou régime de saturation est atteint quand l’énergie laser est
très grande devant l’énergie de saturation ( u ν >> u sν ). Dans ce cas, l’équation III.12 se
simplifie grandement et devient :
102
__________________________________________________________________________
N2sat = N10 . B12 / (B12+B21)
[ eq.III.14]
Ce régime est idéal puisque la population excitée est indépendante de l'énergie du laser et du
quenching. Le régime de saturation est très attractif car il permet une interprétation simplifiée
du signal de fluorescence. Dans le cas réel le quenching effectif, qui traduit les désexcitations
non radiatives, est plus important que dans le cas idéal d'un schéma à deux niveaux. Il s'ensuit
que l'énergie nécessaire pour atteindre la saturation doit être très grande. En pratique, il est
extrêmement difficile d’atteindre ce niveau d’énergie laser. Mais une autre restriction, pour
atteindre cet état de saturation, est due au fait que le degré de saturation n’est ni constant
pendant toute la durée de l'impulsion, ni homogène dans le volume collecté. En particulier,
dans les ailes du faisceau ou aux extrémités de l'impulsion temporelle, on est en régime quasi
linéaire. C'est ce qu'on appelle les effets de bords (wings effects). La conséquence est que l’on
ne peut atteindre, en général, qu’un régime partiellement saturé. Le degré de saturation
dépend de la proportion d'ailes collectées dans le volume [10].
A l’opposé du régime de saturation, lorsque l’énergie incidente est faible devant
l’énergie de saturation ( u ν << u sν ) on trouve le régime linéaire en énergie. L’expression
(équation III.3) devient alors :
N 2 = N 10
B12
uν
B12 + B 21 u ν
s
= N 10
B12
Q 21 + A 21
uν
[ eq.III.15]
La fluorescence (eq.III.7) devient proportionnelle à:
(
)
Φ ∝ N 10 . A 21 /( A 21 + Q 21 ) .u ν
[ eq.III.16]
Le terme A21/(A21+Q21) est appelé rendement quantique de fluorescence (quantum yield). Il
rend compte de la proportion de relaxations radiatives.
103
__________________________________________________________________________
III.3- Choix du traceur
Au début des années 1990, à la suite d’un nombre important d’études sur la théorie de
la fluorescence induite par laser [22,41] et d’un progrès significatif des moyens techniques
disponibles, la PLIF est devenue la technique la plus attractive et la plus répandue pour
déterminer la concentration d’espèces. Elle permet, en particulier, l’étude quantitative des
phénomènes de mélange des fluides dans les écoulements.
Comme nous l’avons signalé précédemment, le signal de fluorescence peut être
associé à la quantité de molécules de l’espèce fluorescente. Les carburants à base
d’hydrocarbure présentent des propriétés de fluorescence, mais pour les exploiter, on doit les
exciter à des longueurs d’onde peu favorables et difficiles à obtenir. En revanche, certains
corps peuvent être mélangés au carburant et servir ainsi de traceur. Le traceur doit être utilisé
pour assurer une bonne réemission et également suivre l’écoulement. En général, le signal de
fluorescence ne dépend pas uniquement de la concentration du carburant (ou traceur), mais
aussi de la longueur d’onde d’excitation, de la composition du milieu, de la température et de
la pression. Ces propriétés posent de sérieux problèmes pour l’obtention de mesures précises.
Plusieurs études ont été réalisées pour connaître la dépendance de l’intensité du signal de
fluorescence vis-à-vis de ces paramètres pour différents traceurs.
III.3.1. – Description des caractéristiques des principaux traceurs
Plusieurs espèces chimiques, appartenant aux groupes des aromatiques, des aldéhydes
ou des cétones, peuvent être choisies comme traceurs du méthane. Dans cette partie nous
caractérisons les traceurs souvent utilisés pour des mesures par PLIF, en envisageant la
sélection du traceur présentant les meilleures caractéristiques de fluorescence et le mieux
adapté à nos conditions de fonctionnement.
104
__________________________________________________________________________
Les traceurs appartenant à la classe des aldéhydes (comme le propionaldéhyde et le nvaleraldéhyde ) possèdent des gammes d’absorption très accessibles (~220 à 340 nm). De plus
ces espèces reémettent dans le domaine visible, ce qui permet d’utiliser des caméras CCD
fonctionnant dans le visible. Toutefois, la plupart des aldéhydes possèdent un rendement
quantique de fluorescence extrêmement faible [17]. Ceci conduit à des intensités de
fluorescence et à une dynamique du système de mesure très réduite. L’acétaldéhyde constitue
une exception, puisqu’il présente des bonnes propriétés de fluorescence, mais son caractère
toxique et cancérigène, oblige son élimination immédiate.
Les aromatiques solides comme l’anthracène, le naphtalène et le fluorène possèdent
des rendements quantiques de fluorescence très élevés. A contrario ces traceurs solides ont de
très faibles pressions de vapeur. Cette caractéristique pose de sérieux problèmes au niveau du
processus de mélange avec le carburant gazeux (méthane) et impose des pourcentages en
masse de traceur par rapport au carburant très réduits pour que les deux espèces (traceur et
carburant) restent dans la même phase. Le signal de fluorescence obtenu est donc pénalisé,
ainsi que la dynamique lors des mesures.
Le biacétyl (C4H6O2) est une cétone de masse molaire 86g. Il est très peu sensible au
quenching avec l’oxygène, ce qui constitue un grand avantage lors de mesures [2]. En
conditions normales de température et de pression, le biacétyl est à l’état liquide. Il présente
une température de saturation de 88°C à 1 bar et une pression de saturation de 70.3 mbar à 20
°C. Le rendement de fluorescence de ce traceur est très réduit selon Lozano [41].
Le toluène (C7H8) est un aromatique de masse molaire 92.1 g qui se présente comme
un liquide transparent de masse volumique 867 kg/m3. Sa température de saturation à 1 bar est
de 110.6°C et sa pression de stauration à 20°C est de 29 mbar. Sa température
d’autoinflammation est de 535°C et les concentrations limites d’inflammabilité dans l’air
105
__________________________________________________________________________
sont de 1.2% et 7% en volume. Le toluène a une gamme d’absorption située entre 220 et 290
nm et il reémet entre 270 et 370 nm. Le rendement quantique de fluorescence du toluène est
extrêmement élevé.
Comme le montre la Figure III.4, la dépendance
du signal de
fluorescence du toluène à la pression est très réduite pour des pressions supérieures à 4 bar.
En revanche le signal de fluorescence est très dépendant de la température, en particulier pour
une longueur d’onde d’ excitation de 266 µm (Figures III.5) [17].
intensité LIF normalisé
1
λ 266
0.8
λ 248
0.6
0.4
0.2
1
3
5
pression (bar)
7
9
Figure III.4 : Dépendance du signal de fluorescence du toluène vis-à-vis de la pression
étude de Fujikawa àT=473K [17]
2
intensité LIF normalisé
1.8
1.6
1.4
λ 266
1.2
λ 248
1
0.8
0.6
0.4
0.2
375
400
425
450
temperature (K)
475
500
525
Figure III.5 : Dépendance du signal de fluorescence du toluène vis-à-vis de la température
étude de Fujikawa àP= 10 bar [17]
106
__________________________________________________________________________
L’avantage de la faible dépendance de la fluorescence du toluène vis-à-vis de la
pression (pour des hautes pressions) a été utilisée par l’équipe de Puechberty ( CORIARouen ) pour mesurer directement la richesse d’un mélange dans un moteur. Cette méthode
de mesure est basée sur la théorie fondamentale de la fluorescence [43, 44]. Nous exposons le
raisonnement de base de cette méthode :
Comme nous avons vu précédemment, le flux de fluorescence, dans le cas d’un régime
linéaire en énergie, est donné par l'équation eq.III.16 :
(
)
Φ ∝ N10 . A 21 /(A 21 + Q 21 ) .u ν
[eq.III.16]
Si le quenching (Q21) est très élevé par rapport au coefficient d'Einstein d’émission spontanée
(A21), l'équation devient:
(
)
Φ ∝ N 10 . A 21 / Q 21 .u ν
[eq.III.17]
Cela est vrai dès que t/τp >>1 et u ν << u sν . Pour vérifier la première condition, il faut un τp le
plus faible possible, ce qui impose un Q21 et un u ν élevés. La deuxième condition requiert un
u ν faible et un u sν le plus élevé possible, ce qui impose un Q21 élevé. Si le traceur présente un
quenching élevé avec l'oxygène, et des quenchings négligeables avec les autres espèces, on
pourra affirmer que Q21 est proportionnel à la concentration d’oxygène (ou d’air). En sachant
que N10 est proportionnel à la concentration du fuel, on peut écrire:
Φ∝
[fuel]
[air ]
[eq.III.18]
Cette méthode est correcte pour une température connue et une densité spectrale d'énergie
fixe. Le toluène est le traceur idéal pour cette application car il a un très grand quenching avec
l'oxygène et un quenching très faible avec le méthane. Ainsi, en utilisant le toluène comme
traceur, nous pouvons atteindre des mesures de richesses locales quantitatives, pour une
température donnée. Toutefois, le toluène doit être excité sans dépasser le régime linéaire en
107
__________________________________________________________________________
énergie. Les études expérimentales ont démontré que le signal de fluorescence est
proportionnel à la richesse et ne dépend pas de la pression, pour des pressions supérieures à 4
bar. La densité spectrale d'énergie à utiliser doit être la plus faible possible, tout en
garantissant le régime stationnaire.
L’acétone (dimethyl cétone ou 2-propanone, CH3COCH3) est une cétone de masse
molaire 58g. En conditions normales de température et de pression il s’agit d’un liquide
transparent de masse volumique 790 kg/m3. Elle a une température de saturation à 1 bar de
56.5°C et une pression de saturation à 20°C de 237 mbar. Sa température d’auto inflammation
est de 465°C et ses concentration limites d’inflammabilité dans l’air sont 2.6% et 12.8% en
volume. Cette substance chimique présente de nombreux avantages en tant que traceur de
carburants gazeux. Sa haute pression de saturation permet un processus de mélange assez
simple et un pourcentage en masse de traceur par rapport au carburant élevé, conduisant à un
signal de fluorescence et une dynamique plus forte. La gamme d’absorption de l’acétone
(~225 à 320 nm, avec un maximum entre 270 et 280 nm) est très accessible. Elle réemet dans
le visible ( 350-550 nm avec deux maxima à 445 et 480 nm), ce qui permet d’utiliser des
caméras CCD fonctionnant dans le visible et éventuellement non intensifiées. Son coût est
faible, et elle n’exige pas de contraintes sévères en ce qui concerne la sécurité et la toxicité.
Dans un passé récent, le signal de fluorescence de l’acétone a été supposé indépendant
de la pression, de la température, de la longueur d’onde et de la composition du milieu [41,
17]. Après avoir constaté une indépendance totale du signal de fluorescence de l’acétone
(excitée à 308 nm) vis-à-vis de ces paramètres, Lozano [41] a vérifié également que le
quenching collisionel entre molécules d’acétone, d’oxygène et d’azote était négligeable.
Fujikawa [17] a remarqué aussi que la fluorescence de l’acétone, excitée à 266 nm, présente
une dépendance à la température et à la pression négligeables. L’auteur explique ce
phénomène par l’‘intersystem crossing’ rapide, caractéristique des groupes C=O et par une
108
__________________________________________________________________________
très faible déviation du spectre d’absorption de l’acétone par rapport à la température, au
voisinage de 266nm.
Cependant, d’autres études ont prouvé une dépendance du signal de fluorescence de
l’acétone vis-à-vis de la pression, de la température, de la longueur d’onde et de la
composition du milieu [21, 65, 59,60].
Grossmann [21] a montré une dépendance du signal de fluorescence à la pression et à
la température, pour le cas d’une utilisation d’acétone excitée a 248 nm, 277 nm et 312 nm.
Cet auteur a constaté une augmentation du signal de fluorescence de l’ordre de 50% entre 1 et
5 bar. Toutefois, entre 5 et 25 bar, le signal de fluorescence devient indépendant de la
pression, pour toutes les longueurs d’onde étudiées. Par ailleurs selon Grossmann, l’usage
d’une excitation proche du maximum d’absorption minimise l’influence de la température.
Dans l’étude de Thurber [59, 60], les dépendances du signal de fluorescence de
l’acétone vis-à-vis de la température et de la longueur d’onde d’excitation ont été mesurées
(Figure III.6).
1.1
1
0.9
320nm
Sf(T)/Sf(295K)
0.8
0.7
0.6
0.5
308nm
0.4
0.3
289nm
0.2
266nm
0.1
248nm
0
273
323
373
423
473
523
573
623
673
723
773
823
873
923
973
T(K)
Figure III.6 : Signal de fluorescence de l’acétone en fonction de T et λ
Acétone dans l’air, à 1 bar [60]
109
__________________________________________________________________________
Thurber a exploité ce résultat pour mesurer la température locale dans un jet chaud en
utilisant deux excitations de différentes longueurs d’onde. Toutefois, les résultats de ce travail
peuvent être remis en question, à cause de la considération d’une indépendance totale de la
fluorescence de l’acétone vis-à-vis de la pression.
Les travaux de Yuen [65] ont mis en évidence une dépendance du signal de
fluorescence de l’acétone excitée à 266nm à 295K vis-à-vis de la pression et la composition
du milieu. (Figure III.7).
fluorescence normalisé (u.a)
1.7
1.6
He
1.5
N2
1.4
1.3
1.2
air
1.1
1
0.9
0.8
0
1
2
3
4
5
6
7
8
9
Pression (bar)
Figure III.7 : Signal de fluorescence de l’acétone en fonction de la pression
(λ
λ=266nm, T=295K) Différentes compositions du milieu [65]
A partir de ce résultat, Yuen, avance deux hypothèses. L’augmentation de la fluorescence de
l’acétone suivie d’une diminution du même signal en fonction de la pression doit être due à un
processus de compétition entre le quenching collisionnel et ‘l‘intersystem crossing’. L’auteur
analyse cette problématique en faisant appel à un schéma à 4 niveaux vibrationnels pour la
molécule d’acétone. Yuen a remarqué aussi un quenching collisionnel assez important entre
les molécules d’acétone et d’oxygène.
110
__________________________________________________________________________
La 3-pentanone (diethyl cétone) est aussi une cétone dont la masse molaire est de
86.1 g et la masse volumique est de 815.9 kg/m3. Ce traceur possède des caractéristiques
spectroscopiques et fluorescentes très proches de l’acétone [17, 21].
III.3.2. – Conclusion
D’après la caractérisation des traceurs que vient d’être effectuée, les espèces
appartenant au groupe des aldéhydes ont été éliminées à cause de leur faible rendement
quantique ou à cause de leur caractère toxique et cancérigène. Les aromatiques solides ont été
rejetés aussi, car leurs faibles pression de saturation obligent à un processus de mélange très
contraignant. Le biacétyl n’a pas été retenu non plus à cause de son faible rendement
quantique.
En sachant que, pour notre application, l’objectif est de mesurer les richesses locales
lors d’un processus de mélange méthane-air, il semble que le toluène soit le traceur idéal [43].
En effet, l’utilisation du toluène permet la mesure directe de la richesse, contrairement aux
autres traceurs. De plus, son rendement quantique de fluorescence est extrêmement élevé.
Ceci pourra compenser la faible masse de toluène que l’on peut ajouter au méthane du fait de
sa très faible pression de saturation. Toutefois, le toluène n’émet pas dans le domaine du
visible, ce qui impose l’utilisation de caméras CCD adaptées au domaine ultraviolet et des
hublots d’observation en quartz. De plus, comme nos expérimentations auront lieu entre 1 et
2.5 bar, la méthode de Puechberty [43, 44]., valable à partir de 4 bar, n’est pas applicable. En
effet, pour ces valeurs de pression, le quenching du toluène avec l’oxygène n’est pas
suffisamment élevé pour que la simplification A21 + Q21 = Q21 soit applicable. Dans ce
contexte, nous avons éliminé le toluène comme traceur du méthane dans nos expériences.
111
__________________________________________________________________________
En sachant que nous envisageons la mesure des concentrations locales de méthane,
non seulement le traceur doit être dans la même phase que le méthane, mais aussi il doit
suivre le mieux possible ce carburant. Comme la masse molaire du méthane est relativement
faible (16 g/mole), des deux derniers traceurs possibles du méthane (acétone et 3-pentanone)
nous avons choisi le moins lourd : l’acétone dont la masse molaire est de 58 g par rapport à
86.1 g pour la 3-pentanone. De plus, cette espèce chimique est devenue le traceur le plus
répandu pour la PLIF et ses propriétés photo-physiques sont actuellement bien connues et
accessibles, grâce notamment aux travaux du groupe de R. K. Hanson [59, 60].
Apparemment le problème de séparation traceur-carburant n’existe pas, dès que les
deux espèces sont dans la même phase. Dans le cas contraire, la plupart des travaux
concernant les mesures de richesses locales par PLIF effectués dans les dix dernières années,
devraient être remis en question. En effet, sauf quelques exceptions, la masse molaire du
carburant n’est jamais la même que celle du traceur. Si ce problème de séparation existe dans
la réalité, même si l’acétone et le méthane sont dans la même phase, la seule solution serait
d’exciter directement le méthane (~3.39 µm) et d’essayer de collecter la fluorescence émise.
III.4- Analyse de la fluorescence de l’acétone
Nous envisageons les mesures de richesses locales à partir du signal de fluorescence
de l’acétone. Toutefois le signal ponctuel de fluorescence ne traduit pas seulement la masse
d’acétone présente dans une certaine zone du mélange, mais il englobe aussi d’autres
informations concernant les différents paramètres ( température, pression, longueur d’onde et
composition du milieu ). Ainsi, nous analysons en détails la théorie de la fluorescence
appliquée à l’acétone, de façon à pouvoir exploiter correctement le signal de fluorescence
mesuré.
Le signal de fluorescence s’exprime par :
112
__________________________________________________________________________
Sf =
P
χ
E


η opt dVc  acetone  σ(λ, T) φ λ, T, P, ∑ χ i 
h.c / λ
i


 k.T 
[eq.III.19]
E représente l’énergie du laser par unité de surface (J/cm2) ; hc/λ est l’énergie d’un photon à
la longueur d’onde d’excitation λ (J), h correspond à la constante de Planck (J.s) et c à la
vitesse de la lumière (m/s) ; ηopt représente l’efficacité de transmission du collecteur optique;
P
χ
dVc est le volume du collecteur (cm3) ; le terme  acetone  représente la densité des molécules
 k.T 
d’acétone (cm-3) où χacetone est la fraction molaire de l’acétone, P la pression totale (MPa), k la
constante de Boltzmann (J/K) et T la température (K) ; σ est la surface d’absorption
moléculaire de l’acétone (cm2) et dépend de la longueur d’onde d’excitation et de la
température ; φ correspond au rendement quantique de fluorescence et dépend de la longueur
d’onde d’excitation, de la température, de la pression et de la composition du mélange gazeux
contenant l’acétone, où ∑χi est la somme de toutes les fractions molaires des espèces
i
chimiques en contact avec l’acétone dans le mélange gazeux.
La surface d’absorption moléculaire de l’acétone (σ) traduit le pourcentage d’énergie
incidente réellement absorbée. Elle a été déterminée par Thurber [59] en fonction de la
température et de la longueur d’onde (Annexe 3).
Thurber suggère aussi un modèle théorique avec 24 niveaux d’énergie pour le calcul
du rendement quantique de fluorescence de l’acétone, en fonction de la température, de la


pression, de la longueur d’onde et de la composition du milieu φ  λ, T, P, ∑ χ i  (Figure
i


III.8). Ce modèle, est complètement détaillé dans l’Annexe 3.
113
__________________________________________________________________________
Figure III.8 : Modèle du comportement photo-physique de l’acétone
[59]
La molécule d’acétone est initialement à l’équilibre thermique (état S0 avec l’énergie
∆Eth ). L’énergie ∆Elaser apportée par l’impulsion lumineuse la conduit vers un état d’énergie
S1 (de même multiplicité que S0 ). Les relaxations vibrationnelles entraînent une décroissance
discrète de cette énergie au sein de ce même état S1, composé de 24 niveaux vibrationnels. A
partir de chacun de ces 24 niveaux, la molécule d’acétone peut subir quatre désexcitations
différentes. Elle peut revenir à l’état S0 par émission spontanée de photons (fluorescence),
avec un taux kf . La molécule peut transiter vers un état vibrationnel immédiatement inférieur
par collisions avec un taux kcoll(P,χi). Enfin, elle peut connaître un transfert non radiatif vers
114
__________________________________________________________________________
un état de multiplicité différente avec un taux kNR(E) (intersystem crossing) ou revenir à l’état
initial S0 par quenching.
Ce modèle permet de comprendre et de quantifier l’influence de la température et de la
pression sur le signal de fluorescence. L’ensemble des résultats étant présenté dans l’Annexe
3, nous résumons ici les principales conclusions, notamment l’influence des paramètres sur
l’intensité de fluorescence.Une augmentation de la température provoque un accroissement de
l’intersystem crossing, ce qui diminue la fluorescence de l’acétone. L’augmentation de la
pression engendre une augmentation du signal de fluorescence de l’acétone (lorsqu’elle est
mélangée avec l’air) jusqu’à 4-5 bar et ensuite le signal baisse. Ce comportement en fonction
de la pression s’explique par la compétition entre les transferts non radiatifs par intersystem
crossing, TER, TEV et par quenching. En effet, pour des pressions inférieures à un certain
seuil, l’augmentation de pression engendre une hausse relative des relaxations (vibrationnelles
ou rotationnelles), qui fait diminuer la probabilité d’intersystem crossing favorisant ainsi les
possibilités de fluorescence. Toutefois, une fois le seuil de pression atteint, le phénomène de
quenching devient prépondérant et limite cette augmentation.
La surface d’absorption moléculaire, le taux d’intersystem crossing, le taux de
fluorescence et le taux de collisions pouvant être calculés en fonction de la température, de la
pression, de la composition du milieu et de la longueur d’onde, il est alors possible de
déterminer le signal de fluorescence de l’acétone en fonction de ces paramètres. Inversement,
en mesurant le signal de fluorescence, nous pouvons déterminer la valeur d’un de ces
paramètres en connaissant tous les autres, à partir d’un étalonnage préalablement effectué.
Ainsi, nous devons pouvoir déterminer la richesse locale d’un mélange dès que la
pression, la température, la composition des diluants et la longueur d’onde d’excitation sont
fixés. De même nous pouvons mesurer la température et la pression en suivant le même
115
__________________________________________________________________________
raisonnement. Cette méthode, présentant d’énormes potentialités dans le domaine des mesures
par diagnostic laser, sera valable dès que le modèle théorique présenté sera validé
expérimentalement.
Comme le montre les Figures III.9 et III.10, les tendances obtenues par le modèle
théorique sont confirmées par des travaux expérimentaux.
1.15
b)
fluorescence normalise (u.a)
a)
1.1
1.05
1
0.95
1.6
1.4
1.2
1
0.8
0.6
0.4
0.9
1
2
3
4
5
6
7
8
9
1
10
2
3
4
5
6
7
8
9
pression (bar)
pression (bar)
Signal de fluorescence normalisé (u.a)
Figure III.9 : Dépendance du signal de fluorescence de l’acétone avec la pression : comparaison
entre les résultats a) du modèle et b) ceux obtenus expérimentalement par Yuen
[65] (T=300K, λ=266 nm)
1
0.9
model
0.8
exp Thurber, 1997
0.7
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0
250
350
450
550
650
750
850
950
température K
Figure III.10 : Dépendance du signal de fluorescence de l’acétone avec la température
comparaison entre les résultats du modèle et ceux obtenus expérimentalement par Thurber
[60] (acétone + méthane + air, richesse 1, masse acétone=5% masse méthane P=1bar , λ=266 nm)
116
__________________________________________________________________________
Toutefois ce modèle théorique ne peut pas être complètement validé car les valeurs
absolues obtenues sont légèrement différentes des valeurs réelles obtenues via les
expériences.
Dans ce contexte, un seul étalonnage du signal de fluorescence en fonction de la
richesse du mélange n’est pas suffisant pour obtenir des résultats quantitatifs. De plus le
système de mesure de la fluorescence de l’acétone apporte des sources d’erreur additionnelles
(fluctuations laser, réponse de la caméra et de l’intensificateur, etc….). Dans la partie suivante
nous décrivons la méthode retenue pour faire face à ces contraintes spécifiques, ayant toujours
comme objectif final des mesures quantitatives de richesses locales.
III.5- Approche expérimentale et procédures
La proportion entre la masse du traceur (acétone) et celle du carburant (méthane)
constitue un paramètre très important. D’une part cette valeur doit être la plus haute possible
de manière à augmenter l’intensité absolue de la fluorescence et aussi la dynamique du
système de mesure, mais elle est limitée par la pression de saturation de l’acétone. D’autre
part la quantité d’acétone doit être la plus faible possible pour que la quantité d’énergie
d’excitation déposée, soit identique tout le long du trajet du faisceau. Après avoir testé
différents mélanges comprenant entre 2.5 et 10% en masse d’acétone, nous avons choisi
d’utiliser un pourcentage de 5%. Avec cette valeur, la dynamique de notre système de mesure
semble raisonnable et l’absorption d’énergie laser le long de la traversée de la nappe est
inférieure à 3% [41]. Les mélanges acétone+méthane ont été élaborées par la méthode des
pressions partielles dans une bouteille de 10 L. L’acétone liquide est d’abord injecté dans le
réservoir sous vide, afin d’assurer son évaporation immédiate et totale. Ensuite du méthane
est introduit jusqu’à l’obtention de la pression totale envisagée. La pression totale a été
limitée de manière à ce que la pression partielle de l’acétone reste toujours très inférieure à sa
117
__________________________________________________________________________
pression de saturation. Dans nos expériences nous n’avons pas dépassé une pression totale de
10 bar.
Lors de chaque expérience, l’acétone présente dans le mélange est excitée par une
nappe lumineuse provenant d’un laser Nd-Yag pulsé (Continuum Surelite II) quadruplé pour
produire une longueur d’onde d’excitation de 266 nm et commandé par voie externe. La
nappe lumineuse est produite à partir d’un faisceau laser en faisant appel à un jeu de lentilles
anamorphiques qui permettent la création d’une nappe très mince (~500µm) de largeur
variable.
Une gamme d’énergies s’étendant de 21 à 23 mJ par impulsion laser est alors
facilement obtenue et contrôlée par un mesureur d’énergie et de puissance (Ophir, modèle
Nova équipé de la tête PE25BB). Compte tenu des hauteurs de nos chambres d’essais
(chambre statique : 120 mm, chambre ARC : 60 mm), le régime de fluorescence obtenu, avec
ces niveaux d’énergie par impulsion laser, est le régime linéaire en énergie. (§ III.2.2)
La fluorescence de l’acétone est collectée par une caméra CCD (Hamamatsu C7300)
associée à un intensificateur (Hamamatsu C2925-01), disposée perpendiculairement au plan
de la nappe. L’unité optique possède une résolution de 1024*1280 pixels. Cette caméra
permet l’acquisition directe d’images numériques. L’intensification, ainsi que l’ouverture de
la caméra, sont calées temporellement sur l’impulsion laser grâce à un générateur
d’impulsions et de délais (Stanford Research Systems, DG535) et à un boîtier électronique
développé au laboratoire, assurant la commande du laser. La durée de l’intensification est
fixée à 200ns afin de pallier aux problèmes de jitter laser et de sélectionner exclusivement le
signal de fluorescence : en particulier, toute contribution liée à la phosphorescence se trouve
ainsi annihilée. L’ajout d’un filtre adéquat a également permis de rejeter une éventuelle
contribution de lumière diffusée élastiquement sur des longueurs d’onde voisines de 266nm.
118
__________________________________________________________________________
L’intérieur des chambres a été peint en noir de façon à réduire au minimum les réflexions
parasites. Le schéma de la Figure III.11 montre l’ensemble du dispositif expérimental.
Laser Nd-Yag @ 10Hz
(Quadruplé, 266nm)
Jeux de lentilles anamorphiques produisant un plan
laser d’épaisseur très réduite
Caméra CCD Hamamatsu C7300
Intensificateur Hamamatsu C2925-01
CH4 + acétone(à 5%)
PC
Filtre
Chambre d’essais
Figure III.11 : Dispositif expérimental d’étude de la fluorescence induite par plan laser
L’obtention de mesures de richesses locales exige au préalable de porter une attention
toute particulière à un ensemble de paramètres expérimentaux tels que : les fluctuations de
l’énergie laser, le bruit et la réponse dynamique de la caméra et de l’intensificateur.
En premier lieu, nous avons évalué les fluctuations d’énergie du laser sur une
moyenne de 200 impulsions laser. Les résultats sont présentés sur Figure III.12. Il apparaît
qu’au-delà de 25 mJ, l’écart type s’avère trop important. La plage de mesure retenue s’étend
donc entre 21 et 23 mJ (où la fluctuation est estimée à 2%). Ensuite, nous nous sommes
attachés à optimiser le choix du gain de la caméra et de l’intensificateur, en recherchant une
résolution importante. Comme le montre la Figure III.13, la réponse de la caméra est linéaire
par rapport à l’énergie laser incidente. Afin d’éliminer la contribution du bruit de la caméra,
qui a également été évalué (5%), une soustraction du bruit de fond mesuré avec de l’air sera
effectuée pour chaque essai. De plus, pour réduire l’influence des fluctuations tir à tir,
plusieurs images seront réalisées et moyennées.
119
__________________________________________________________________________
20
18
16
ecart type%
14
12
10
8
6
4
2
0
12
14
16
18
20
22
24
26
28
30
energie laser mJ
Figure III.12 : Mesures des fluctuations de l’énergie laser
niveau gris moyen
1950
1700
richesse 6.3
1450
richesse 0.5
1200
Li é i ( i h
950
700
450
200
8
13
18
23
energie laser (mJ)
28
33
Figure III.13 : Mesure de la linéarité de la réponse de la caméra
L’influence du nombre d’acquisitions ( images) sur la précision des mesures a été mise
en évidence en calculant la moyenne de niveaux de gris de trois mélanges homogènes pour un
nombre croissant d’images consécutives, variant de 1 à 500. Ces résultats sont présentés sur la
Figure III.14. Un bon compromis entre la précision, l’aspect statistique et les contraintes
liées au temps d’expérimentation nous a conduit à choisir la valeur de 16 images
consécutives, ce qui réduit l’erreur globale à 4%.
120
diference de la moyenne mesurée et
la moyenne reélle (%)
__________________________________________________________________________
15
air
richesse 0.75
10
richesse 2.3
5
0
-5
-10
-15
0
50
100
150
200
250
300
nombre images
350
400
450
500
Figure III.14 : Evaluation de la précision en fonction du nombre d’images
Pour différents mélanges
III.5.1- Procédure d’expérimentation
La première étape d’une série d’essais est l’étalonnage du comportement de chaque
pixel dans le domaine d’étude en fonction de la masse d’acétone.
Pour le cas des applications dans la chambre statique, les mesures de richesses locales
seront effectuées après une injection de méthane-acétone dans la chambre remplie
préalablement d’air. Cette injection n’apporte qu’une très légère augmentation de pression du
fait du grand volume de la chambre et de la faible quantité de carburant à injecter. Ainsi nous
considérons que l’injection est isobare et isotherme.
Lors d’un étalonnage, nous remplissons la chambre statique d’air à la pression
envisagée puis une acquisition de 16 images de fond d’air est réalisée. Ensuite nous répétons
la procédure, mais en lieu et place de l’air, nous utilisons quatre mélanges étalons homogènes
de richesses différentes d’air-méthane-acétone. Cet ensemble d’images servira à attribuer à
chaque pixel dans le domaine de mesure une valeur de niveau de gris correspondant à chaque
richesse. Rappelons qu’on effectue une soustraction pixel à pixel du signal moyen obtenu
dans l’air. D’un point de vue global, la valeur de niveau de gris moyen, obtenue sur toute
121
__________________________________________________________________________
l’image, donne une information sur l’intensité de fluorescence globale pour chaque mélange.
Les différentes séries réalisées à 1 bar sont présentés dans la Figure III.15.
fluorescence u.a normalisé par la
valeur à richesse 1
2.5
exp
modèle
2
1.5
1
0.5
0
0
0.25
0.5
0.75
1
1.25
1.5
1.75
2
2.25
2.5
richesse
Figure III.15 : Résultats des étalonnages effectués dans la chambre statique
à 293K et 1 bar (masse acétone = 5%masse méthane) et comparaison avec le modèle
théorique
Nous constatons que les résultats obtenus expérimentalement pour le cas d’une
pression de 1 bar et d’une température de 293K sont analogues à ceux du modèle théorique
présenté en Annexe 3. La courbe de variation de la fluorescence en fonction de la richesse
n’est pas une droite parfaite. En effet, une augmentation de richesse ne correspond pas à une
augmentation proportionnelle de la quantité d’acétone. Au fur et à mesure que la richesse
augmente, pour que la pression soit constante, la quantité d’air dans le mélange doit être de
plus en plus petite. La masse de carburant-traceur est légèrement inférieure à la valeur
nécessaire dans le cas d’une quantité d’air constante.
Les étalonnages réalisés dans la chambre statique à différentes pressions
(l’augmentation de pression est obtenue par l’ajout d’air) montrent l’influence de la pression
sur le signal de fluorescence de l’acétone (Figure III.16).
122
__________________________________________________________________________
1.6
1.4
1.2
1
0.8
notre étude expérimentale
0.6
expériences Yuen, 1997
0.4
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
pression (bar)
Figure III.16 : Étalonnages effectués dans la chambre statique à différentes pressions
à 293K pour une masse d’acétone constante et comparaison avec les résultats de Yuen [65]
Les résultats trouvés sont en concordance parfaite avec ceux obtenus par Yuen.
L’augmentation de la pression provoque une augmentation du signal de fluorescence de
l’acétone jusqu’à 4-5 bar et ensuite le signal décroît. Ce comportement est expliqué par la
compétition entre les transferts non radiatifs par intersystem crossing et les relaxations
vibrationnelles par quenching (§ III.4).
La tendance constatée est aussi en concordance avec le modèle théorique de Thurber
[59] (Figure III.9), toutefois les valeurs absolues de fluorescence sont différentes. Nous
trouvons des valeurs 30% supérieures aux résultats du modèle.
En ce qui concerne l’application sur la chambre ARC, les mesures de richesses
locales auront lieu après injection de méthane-acétone dans un écoulement d’air généré par le
mouvement du piston qui comprime l’air dans la chambre. Les injections sont planifiées pour
commencer après la fin de la compression. Après la fin de compression (§ II.2.1 Figures II.7
et II.10), il existe une diminution de la pression et de la température dans la chambre due au
transfert de chaleur avec l’extérieur. Ainsi un étalonnage est nécessaire pour chaque condition
de température et de pression. Nous avons alors étudié la sensibilité de nos mesures de
fluorescence d’acétone à ces faibles variations. Pour cela, nous avons rempli la chambre ARC
avec un mélange uniforme d’air-méthane-acétone de richesse connue, à la pression ambiante.
123
__________________________________________________________________________
Nous avons déclenché la machine à compression rapide et finalement nous avons fait
l’acquisition du signal de fluorescence d’acétone à différents instants après la fin de la
poussée du piston. Les résultats obtenus pour un mélange de richesse globale de 1.0 sont
présentés sur la Figure III.17. Il s’agit du niveau de gris moyen sur une zone d’interrogation
de 1 cm2, situé au centre de la chambre.
2400
2000
Ngris
1600
1200
800
400
1 cm2 (au centre)
0
65
70
75
80
85
90
95
100
temps après fin poussé
Figure III.17 : Signal de fluorescence de l’acétone en fonction du temps écoulé après la fin
de la poussée par le piston, dans la chambre ARC ( zone de 1 cm2 au centre de la chambre )
Mélange air-méthane-acétone de richesse globale 1.0
Notre système de mesure ne possède pas une sensibilité suffisante pour discerner les
faibles décroissances de pression et de température qui ont lieu dans la chambre ARC après la
fin de la poussée. En faisant le même raisonnement, mais en retenant des valeurs locales de
fluorescence (pour un pixel donné, au lieu de retenir une zone d’interrogation), nous avons
trouvé des résultats identiques. Ainsi, nous pouvons considérer que la fluorescence de
l’acétone dans la chambre ARC est insensible aux faibles variations de pression et
température qui ont lieu après la compression. Autrement dit, la fluorescence est indépendante
du temps écoulé après la fin de la compression si ce temps est de l’ordre de 30 ms. De ce fait
un seul étalonnage, constitué de 16 images d’air et de 16 images pour chacun des 4 mélanges
homogènes de richesses différentes, est suffisante pour une série d’essais. Par ailleurs, comme
124
__________________________________________________________________________
pour le cas de la chambre statique, la faible augmentation de pression dans la chambre ARC
due à l’injection a été négligée.
Une fois les étalonnages effectuées l’acquisition et le traitement d’images à différents
instants après le début de l’injection est possible. Ces images, après soustraction du fond
d’air, sont traitées de manière à faire correspondre à chaque pixel une valeur de richesse en
faisant appel aux données des étalonnages.
III.5.2- Synchronisation du dispositif expérimental associé à la PLIF
Le laser Continuum Surelite II peut fonctionner en mode interne ou bien être
commandé par voie externe. Ce deuxième mode de fonctionnement présente un jitter de
l’impulsion laser dans le temps très réduit (de l’ordre de la nano-seconde), contrairement au
cas d’un pilotage interne. De plus la synchronisation des autres éléments de la chaîne, avec
l’impulsion laser, devient simple si tous les signaux de commande sortent du même dispositif
électronique. Ainsi nous avons opté pour le développement, au laboratoire, d’un dispositif de
commande électronique spécifique aux mesures PLIF (Figure III.18). Ce dispositif présente
5 sorties et un bouton poussoir permettant le déclenchement de tout le dispositif. Les sorties 1
et 2 délivrent deux signaux à 10 Hz qui commandent le laser en permanence afin d’assurer la
stabilité du pulse du point de vue énergétique. Lorsque nous appuyons sur le bouton poussoir
de déclenchement, le dispositif valide l’impulsion laser suivante en délivrant un signal de
référence (sortie 3) qui permet de déclencher un générateur de signaux et de retards qui
commanderont la caméra et l’intensificateur. Les sorties 4 et 5 permettent de générer 2
signaux de durée et de retard, par rapport au signal de référence, programmables. Elles sont
utilisées pour commander d’autres dispositifs externes tels que l’injecteur, l’allumeur ou le
déclenchement de la machine à compression rapide et positionner notre phénomène par
rapport à l’acquisition d’images. La synchronisation entre l’impulsion laser et l’ouverture de
125
__________________________________________________________________________
l’intensificateur est assurée à l’aide d’un photodiode. La Figure III.18 présente le
chronogramme général de synchronisation des éléments lors d’une application de PLIF.
100 ms @ 10 Hz
Flashlamp
(Sortie 1)
Q – switch
(Sortie 2)
10 µs
@@
180 µs
170 ns
Fire
(Bouton
poussoir)
Pulse laser
τ = 5 ns
Validation flash.
(Sortie 3)
Référence
t=0
Sortie 4
réglable
réglable
réglable
Sortie 5
réglable
20 ≤ τ ≤200 ns
Intensificateur
(DG535)
réglable
réglable
15µs
Ouverture
Caméra
(DG535)
102 ≤ τ ≤ 250 µs
Figure III.18 : Chronogramme général de synchronisation d’une application de PLIF
126
__________________________________________________________________________
III.5.3- Exploitation des images
Un processus de traitement d’images s’impose pour que nous puissions déterminer des
richesses locales à partir des images acquises. Nous présentons ici la procédure de traitement
retenue (Figure III.19) qui a servi de base au programme développé.
mélange uniforme
0.5 de richesse
fond air
Calcul du
mélange uniforme
polynome de 2eme
0.75 de richesse
degré trad uisant la
fond air
fonction
niveau gris=f(richesse)
mélange uniforme
1. 0 de richesse
fond air
pour chaque fenetre
moyenne
moyenne
sur 16 images
spatiale
et
mélange uniforme
2.3 de richesse
d’interet
dans chaque
soustraction
fenetre
du fond
d’interet de
d’air
4*4pixel
fond air
Ax
2
+Bx+C=Y
mélange
hétérogène à
étudier
fond air
RICHESSE LOCALE
POUR CHAQUE
FENETRE
D’INTERET
étalonnages
acquisition de mesure
traitement images
résultat
Figure III.19 : Organigramme général du programme de traitement d’images (PLIF)
127
__________________________________________________________________________
Nous avons choisi comme plus petites zones d’intérêt une fenêtre de 4*4 pixels. Cela
correspond à une surface de 0.26 mm2 pour le cas de la chambre statique et de 0.15 mm2 pour
la chambre ARC. La résolution spatiale ainsi obtenue est extrêmement fine.
Une fois acquises les images d’étalonnage et celles des mélanges hétérogènes dont la
répartition de la richesse locale fait l’objet de mesure, la première étape est la transformation
de ces images en format ASCII. Cette procédure permet la manipulation des images comme
des tableaux. Nous faisons une moyenne sur les 16 images acquises pour chacun de 4
mélanges d’étalonnage, pour le mélange à étudier et aussi pour l’air, ceci pour chaque pixel.
En suite, une soustraction de l’image moyenne d’air est effectuée aux 4 images moyennes de
étalonnage et à l’image moyenne du mélange hétérogène. La phase suivante est la réalisation
d’une moyenne spatiale, en utilisant de fenêtres de 4*4 pixels, appliquée aux cinq images
moyennes résultants de l’étape précédente. Un polynôme du deuxième degré est ensuite
calculé pour chaque fenêtre d’intérêt à partir des données des 4 images moyennes
correspondants aux étalonnages. La richesse du mélange hétérogène peut être finalement
calculée par l’inversion de ce polynôme, pour chaque fenêtre d’intérêt.
Le fait de calculer un polynôme de deuxième degré pour chaque fenêtre d’intérêt
permet de prendre en compte une distribution d’énergie non homogène dans la nappe laser et
aussi une réponse non uniforme de la caméra pour chaque pixel du domaine de mesure. Afin
d’accroître la sensibilité de nos mesures et d’alléger la procédure, il est possible de dévier une
partie du faisceau et de mesurer à chaque impulsion laser l’énergie exacte et sa distribution.
III.5.4- Exemple de mesures de richesses locales obtenues
Ultérieurement, nous présenterons plusieurs résultats de mesure obtenus avec cette
méthode, mais à titre d’exemple, nous montrons quelques résultats obtenus lors des essais
effectués dans la chambre statique. Ces mesures concernent la distribution de richesses
128
__________________________________________________________________________
locales de mélanges hétérogènes d’air-méthane-acétone de richesse globale 0.55 réalisées à
différents instants après l’injection. Les mélanges sont matérialisés dans la chambre remplie
d’air à la pression atmosphérique, par des injections d’une durée de 9ms de méthane-acétone
(5%) à 6 bar. Deux images brutes correspondant à des délais de 17 ms et de 21 ms sont
présentées sur la Figure III.20a. Grâce à l’acquisition de plusieurs séries d’images et après
avoir effectué le traitement décrit précédemment, nous obtenons les cartographies de richesses
locales présentées sur la Figure III.20b.
17 ms après l’ouverture de l’injecteur
21 ms après l’ouverture de l’injecteur
a)
b)
Figure III.20 : Images PLIF brutes obtenues dans la chambre statique a) et
cartographies de richesses locales correspondantes obtenues après traitement b)
pour 17 et 21 ms après ouverture de l’injecteur pour le cas d’un mélange hétérogène
d’air-méthane-acétone de richesse globale de 0.55 (Chambre Statique)
129
__________________________________________________________________________
III.6- Conclusion
Une procédure de mesure de richesses locales utilisant la technique de la fluorescence
de l’acétone induite par plan laser a été mise au point. Une étude détaillée concernant la
fluorescence de l’acétone a été réalisée et les facteurs limitant la précision des mesures ont été
identifiés et quantifiés, ce qui permet l’obtention de résultats quantitatifs.
L’erreur relative dans nos mesures de richesse locale est de 15%. Cette valeur, qui
semble être un peu élevée, est due à l’accumulation d’une série de facteurs limitatifs :
1) fluctuations de l’énergie laser (2.2%)
2) erreurs de mesure lors de la préparation des mélanges étalons(1%)
3) nombre limité de tirs pour chaque essai (4%)
4) erreurs de mesure dues à l’absorption de l’énergie incidente par l’acétone sur la
traversée de la nappe laser (3%)
5) bruit propre à la caméra (5%)
6) fluctuations propres aux phénomènes.
Certaines sources d’erreur peuvent être encore réduites. L’utilisation d’un pourcentage
d’acétone inférieur réduira les erreurs d’absorption, toutefois l’intensité de fluorescence et la
dynamique du système de mesure seront plus faibles. Les erreurs provenant des fluctuations
de l’énergie laser et du bruit de la caméra seront réduits en augmentant le nombre de tirs pour
chaque essai, mais le temps d’expérimentation deviendra beaucoup plus grand.
La méthode de déviation d’une partie du faisceau laser, de façon à connaître en temps
réel la distribution d’énergie dans la nappe laser, lors d’une acquisition d’image, améliorera la
précision de nos mesures.
130
Chapitre IV – Etude expérimentale de la combustion d’un mélange méthane-air globalement pauvre : chambre
statique
__________________________________________________________________________
Chapitre IV :Etude expérimentale de la combustion
d’un mélange hétérogène de méthane-air
globalement pauvre : chambre statique
131
statique
__________________________________________________________________________
132
statique
__________________________________________________________________________
IV.1- Introduction
Les premiers essais de combustion de mélange hétérogène méthane-air globalement
pauvre ont été réalisés dans la chambre statique. L’allumage est initié quelques millisecondes
après l’injection de méthane dans l’air initialement au repos .
L’étude a été réalisée pour des mélanges de richesses globales de 0.8, 0.55 et 0.3. Une
attention particulière a été portée aux influences de l’écoulement induit par l’injection, du
délai entre l’injection et l’allumage et de l’hétérogénéité du mélange à l’instant d’allumage sur
le développement de la combustion. Des visualisations par strioscopie rapide, des mesures de
pression, de vitesses (LDV) et de richesses locales (PLIF) ont été mises en œuvre pour
appréhender les phénomènes qui ont lieu.
Nous commencerons par effectuer une analyse théorique de la combustion d’un
mélange hétérogène après injection du carburant dans l’air au repos. Dans un deuxième
temps, nous exposerons la problématique existante dans une étude de ce genre, en comparant
la combustion obtenue sur les trois cas suivants : mélange homogène au repos, mélange
homogène avec mouvement induit et mélange hétérogène. Ensuite nous caractérisons
l’écoulement induit par l’injection de méthane et l’hétérogénéité du mélange, à l’aide de
mesures de vitesses par LDV et de richesses locales par PLIF de l’acétone. Finalement nous
présenterons les résultats de combustion. Ces derniers seront analysés et discutés en détail.
IV.2- Analyse théorique de la combustion d’un mélange hétérogène après
injection directe de carburant
La combustion d’un mélange hétérogène après injection directe de carburant dans une
chambre remplie d’air au repos présente des différences significatives par rapport à la
combustion d’un mélange homogène préalable. Le jet d’injection modifie complètement les
conditions aérodynamiques au sein de la chambre, en générant une charge hétérogène de
133
statique
__________________________________________________________________________
carburant et de la turbulence. L’initiation, le développement et le rendement de la combustion
sont alors grandement modifiés. Le grand avantage d’une combustion de ce genre est la
possibilité de brûler des mélanges de richesses globales plus faibles que la limite inférieure
d’inflammabilité, en jouant sur l’intervalle de temps entre l’injection de carburant et
l’allumage de la charge, appelé retard dans ce qui suit. En effet la distribution de carburant
dans la chambre peut être ainsi contrôlée, permettant d’avoir des zones de richesse très
favorables au développement de la combustion et de zones pratiquement sans carburant.
La turbulence augmente la vitesse de propagation de la flamme, en même temps elle
peut augmenter le taux de transfert de chaleur aux parois. Ainsi son effet sur le rendement de
combustion n’est pas simple.
Pour un système d’allumage donné, le mouvement des gaz, réduit en général le
domaine d’inflammabilité d’un mélange donné. Cette dernière caractéristique a été mise en
évidence entre autres par Soriano [55]. Il a étudié l’évolution des limites d’inflammabilité
richesse
d’un mélange méthane-air en fonction du nombre de Reynolds (Figure IV.1).
1.6
1.5
1.4
1.3
1.2
1.1
1
0.9
0.8
0.7
0.6
0.5
allumage
Non allumage
0
2000
4000
6000
Re
8000
10000
12000
14000
Figure IV.1 : Influence du Nombre de Reynolds sur les limites d’inflammabilité
d’un mélange homogène de méthane-air (conditions initiales : 298K ,1 bar ) [55]
134
statique
__________________________________________________________________________
D’après cette figure nous constatons que l’allumage devient impossible pour des
écoulements de fortes vitesses moyennes (Re>12000) en l’absence d’un dispositif de
stabilisation. En effet, si l’intensité de convection augmente, le taux de diffusion de chaleur
augmente aussi. L’énergie apportée localement est alors plus facilement dissipée dans les
zones plus froides. Il en résulte que l’énergie effectivement transmise au mélange pour
l’allumage décroît et devient inférieure à l’énergie minimale nécessaire à l’allumage du
mélange. La Figure IV.2 présente l’évolution, dans un milieu au repos, de l’énergie minimale
d’allumage déterminée expérimentalement en fonction de la richesse du mélange [19].
5
E (mJ)
4
3
2
1
0
0.5
0.75
1
1.25
1.5
1.75
richesse
Figure IV.2 : Influence de la richesse sur l’énergie minimale d’allumage d’un mélange
homogène méthane-air au repos
(conditions initiales : 298 K, 1 bar ) [19]
La célérité du front de flamme laminaire d’un mélange homogène varie en fonction de
la richesse [42, 24]. La Figure IV.3 montre les données pour le cas d’un mélange homogène
de méthane-air. Lors d’une combustion d’un mélange non homogène de carburant, même si le
milieu est initialement au repos, la vitesse de propagation de flamme varie fortement d’un
endroit à un autre et ceci provoque des irrégularités significatives sur la surface de la flamme.
Ce phénomène qui augmente la surface de contact entre les gaz frais et les gaz chauds, peut
accroître la vitesse globale de propagation de la flamme, si des extinctions locales ne sont pas
provoquées en raison d’une trop forte hétérogénéité de la richesse et de la courbure.
135
statique
__________________________________________________________________________
45
vitesse (cm/s)
40
35
30
Guibet, 1997
25
Maroteaux, 1987
20
15
10
5
0.5
0.6
0.7
0.8
0.9
1
1.1
1.2
richesse
Figure IV.3 : Influence de la richesse sur la célérité du front de flamme laminaire pour
un mélange homogène méthane-air (conditions initiales : 298K ,1 bar )
[19, 42]
Zhou [67] a réalisé un travail expérimental qui aborde, justement, l’influence de
l’hétérogénéité du mélange dans le déroulement de la combustion de mélanges hétérogènes de
propane-air. L’auteur a évalué l’hétérogénéité d’un mélange, à partir de l’écart type spatial de
la distribution de richesses locales, divisé par la richesse moyenne dans la chambre de
combustion (eq.IV.1 ).Cette grandeur a été nommée degré d’hétérogénéité.
Dh=
1
N .rm
N
∑ (ri − rm )
2
[eq.IV.1]
i
Où Dh est donc le degré d’hétérogénéité, N le nombre de fenêtres de mesures locales de
richesse, ri la richesse locale à la iéme fenêtre de mesure et rm la richesse moyenne.
Comme la Figure IV.4 le montre, une augmentation de l’hétérogénéité du mélange
engendre un accroissement continu de la surface de la flamme. Toutefois, l’évolution de la
vitesse apparente du front de flamme, dont la définition résulte de la dérivée, par rapport au
temps, du déplacement du front de flamme, n’est pas monotone (Figure IV.5). En effet, la
vitesse apparente du front de flamme augmente jusqu’à une valeur maximale, puis elle
décroît. Au fur et à mesure que la richesse globale du mélange augmente ce maximum
apparaît pour des valeurs de degré d’hétérogénéité inférieures.
136
statique
__________________________________________________________________________
1.06
surface de flamme (u.a)
temps après allumage 16ms
1.05 distance entre electrodes 4mm
intensité de turbulence 0,13m/s
1.04
1.03
1.02
richesse globale = 0.7
1.01
1.00
0
0.05
la valeur 1.00 correspond
à une flamme non plissée
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
0.35
0.4
degré héterogéité
vitesse apparente de flamme (m/s)
Figure IV.4 : Influence du degré d’hétérogeneité sur la surface de flamme
pour un mélange hétérogène propane-air [67]
3.5
3
2.5
2
temps après allumage 16ms
1.5 distance entre electrodes 4mm
intensité de turbulence 0,13m/s
1
0.5
0
0.1
0.2
0.3
degré héterogénéité
0.4
0.5
Figure IV.5: Influence du degré d’hétérogeneité sur la vitesse de propagation de flamme
pour un mélange hétérogène propane-air [67]
Cet auteur explique cette inversion de tendance par l’apparition de zones localement
non-inflammables (zones de sur-richesse ou sous-richesse) à partir d’un certain degré de
l’hétérogénéité. L’existence de poches non-inflammables, incomplètement brûlées, ralentit
globalement la propagation de la flamme et pénalise significativement le rendement de
combustion.
Pour notre étude, les résultats obtenus par cet auteur, ne présentent cependant qu’une
approche qualitative. En effet, une ambiguïté subsiste sur le degré d’hétérogénéité: nous ne
137
statique
__________________________________________________________________________
savons pas si l’étude a été effectuée dans toute la chambre, ou dans une zone délimitée
(notamment au voisinage du point d’allumage).
IV.3- Influence de l’écoulement d’injection et de l’inhomogénéité du mélange
Comme nous l’avons signalé précédemment, le type de combustion que nous nous
proposons d’étudier présente des différences significatives par rapport à une combustion d’un
mélange préalable homogène, à cause notamment de l’inhomogénéité du mélange et de
l’écoulement dû à l’injection. Pour essayer d’identifier séparément l’influence de ces deux
paramètres sur le développement de la combustion, nous avons entrepris une série
d’expériences ayant pour objectif la comparaison de ce type de combustion avec la
combustion de mélanges homogènes.
Nous avons étudié trois cas de combustion d’un mélange méthane-air de richesse
globale de 0.8:
cas 1- mélange homogène au repos
cas 2- mélange homogène avec mouvement de gaz induit par une injection
cas 3- mélange hétérogène avec mouvement induit par une injection
Pour les cas 2 et 3, le mouvement de gaz est généré par l’injection du mélange (cas 2)
ou celui du méthane (cas 3). Les conditions d’injection et le retard entre l’injection et
l’allumage sont les mêmes pour ces deux cas. La durée d’injection est de 13 ms et l’allumage
a lieu 29 ms après le début d’ouverture réel de l’injecteur pour les cas 2 et 3. Dans les cas 1 et
2, la richesse est homogène et identique. Dans les cas 2 et 3 le champ de vitesses et l’intensité
de turbulence sont comparables. La Figure IV.6, présentant les visualisations par strioscopie,
permet de suivre la propagation de la flamme pendant la combustion pour les trois cas étudiés.
Rappelons que les injections ont eu lieu du haut vers le bas pour les cas 2 et 3.
138
statique
__________________________________________________________________________
Cas 1
Cas 2
Cas 3
Figure IV.6: Visualisation par strioscopie de la combustion d’ un mélange de richesse
globale 0.8 : comparaison des 3 cas de mélange étudiés, en chambre statique
(intervalle de temps entre chaque image 0.88ms)
139
statique
__________________________________________________________________________
Pour le cas 1, les images de strioscopie montrent une flamme sphérique laminaire
typique d’une combustion dans un mélange homogène initialement au repos avec un allumage
au centre.
Dans le cas 2, la surface de la flamme est très perturbée, ce qui est caractéristique
d’une combustion turbulente. La propagation de la flamme a lieu dans toutes les directions,
mais nous constatons que la vitesse de propagation vers le bas de la chambre est légèrement
supérieure. Ce résultat s’explique par le mouvement induit par le jet d’injection qui entraîne
les zones de réactions chimiques vers la partie basse de la chambre.
Pour le troisième cas, la flamme se développe, plutôt vers le bas de la chambre. La
flamme a beaucoup de difficulté à se propager dans la partie supérieure de la chambre. Cette
difficulté provient du mouvement de gaz vers le bas, conséquence du jet d’injection, tel que le
cas 2 et aussi d’une distribution de richesses probablement non optimale. Le plissement de la
flamme révèle l’existence d’une turbulence significative induite par l’injection.
Simultanément aux visualisations, nous avons effectué des mesures de pression. La
Figure IV.7 présente les courbes de pression moyenne sur cinq tirs, pour chacun des trois
cas.
pression (bar)
7
allumage
6
cas 1
5
cas 2
cas 3
4
3
2
1
0
-0.02
0.02
0.06
0.1
0.14
0.18
s
0.22
0.26
0.3
0.34
0.38
Figure IV.7: Courbes moyennes de l’évolution de pression lors de la combustion d’un
mélange méthane-air de richesse globale de 0.8 en chambre statique
( moyenne sur 5 tirs ), cas 1 - homogène initialement au repos, cas 2 - homogène avec
mouvement de gaz, cas 3 - hétérogène
140
statique
__________________________________________________________________________
Nous constatons que, lorsque la combustion a lieu dans un mélange homogène avec
mouvement initial ( cas 2 ), la combustion est plus rapide que celle obtenue dans un mélange
initialement au repos ( cas 1 ), mais le gain de pression dans le cas 2 est plus faible que dans
le cas 1. Ces phénomènes sont dus aux deux influences du mouvement de gaz sur la
combustion déjà mentionnées ( § IV.2 ) : l’augmentation de la vitesse de flamme par le
plissement du front de flamme et l’augmentation de la perte de chaleur par le transfert
turbulent. Le ‘rendement de pression’, défini comme le rapport entre l’augmentation de
pression maximale obtenue et le gain de pression pour une combustion complète adiabatique,
vaut 70% et 59% pour les cas 1 et 2, respectivement.
En comparant les cas 2 et 3 pour lesquels le champ de vitesses et la turbulence sont en
principe les mêmes, l’unique différence résidant dans le fait que dans le cas 2 la richesse est
uniforme et dans le cas 3 non uniforme, on observe que la vitesse de la combustion ainsi que
le gain de pression du premier sont supérieures à ceux obtenus par le second. L’influence de
l’hétérogénéité du mélange est clairement mise en évidence. Le ‘rendement de pression’ dans
le cas 3 n’est que de 30% ce qui représente une diminution de l’ordre de 50% par rapport au
cas 2. Dans le cas 3, la flamme touche les parois, bien avant d’occuper toute la chambre. Ceci
favorise les pertes de chaleur aux parois et, par conséquent fait baisser le ‘rendement’. Par
ailleurs, la distribution de richesses probablement non optimale fait diminuer légèrement la
vitesse de combustion.
Il est à noter que nous avons défini le ‘rendement de pression’, par l’augmentation de
pression maximale obtenue durant la combustion en négligeant l’éventuel dégagement
d’énergie après cet instant qui est alors plus faible que la perte de chaleur à la paroi. Dans le
cas 3, la part d’énergie dégagée pendant cette dernière phase semble être relativement
importante. En effet on observe dans le cas 3 une nouvelle augmentation de la pression entre
140 ms et 260 ms. Cependant, la non prise en compte de cette partie pour le rendement est
141
statique
__________________________________________________________________________
justifiable, car ce dégagement d’énergie, ayant lieu trop tardivement, est certainement non
récupérable dans les moteurs. L’étude comparative entre les cas 1 et 3 révèle que pour le cas
hétérogène (cas 3) la vitesse initiale de combustion est plus élevée. En effet la vitesse de
combustion est augmenté grâce à la turbulence et à l’hétérogénéité de la richesse.
D’après ces trois cas étudiés, nous pouvons en déduire deux principales conclusions :
1)
L’écoulement d’injection engendre une augmentation de la vitesse de
combustion, mais favorise les pertes de chaleur aux parois, pénalisant le rendement
2)
Si l’hétérogénéité du mélange n’est pas contrôlée, les améliorations au niveau
de la vitesse de combustion peuvent ne pas être constatées, probablement à cause d’une
distribution de richesses non favorable au développement de la combustion (existence de
zones non inflammables, sur-richesse et sous-richesse). Dans ce cas, le rendement est très
pénalisé aussi, car la quantité de carburant imbrûlé devient significative. L’influence de
l’hétérogénéité du mélange peut engendrer une perte de ‘rendement de pression’ de 50%.
IV.4- Caractérisation de l’écoulement induit par l’injection de méthane.
Après avoir souligné l’influence de l’écoulement induit par l’injection sur le
développement de la combustion, nous nous sommes attachés dans cette partie à la
caractérisation détaillée de cet écoulement.
Dans un premier temps, nous présentons des visualisations du jet d’injection qui ont
permis de quantifier approximativement la pénétration et la vitesse du jet. Ensuite, nous
analysons les mesures de vitesse réalisés par LDV afin d’évaluer les vitesses moyennes, les
fluctuations de vitesses et l’intensité de turbulence au voisinage du point d’allumage prévu.
142
statique
__________________________________________________________________________
IV.4.1- Visualisation du jet d’injection
Le jet résultant de l’injection de méthane dans la chambre statique a été visualisé par
fluorescence induite par plan laser (PLIF) et par cinématographie strioscopique rapide. Trois
durées d’injection, correspondantes à des richesses globales de 0.8, 0.55 et 0.3, ont été
étudiées. Les essais ont été effectués à la température ambiante, avec une pression d’injection
de méthane de 6 bar. Deux valeurs de pression dans la chambre ont été retenues : 1 et 2 bar.
Les résultats concernant une durée d’injection de 9ms et une contre-pression de 1 bar
(richesse globale de 0.55) sont présentés sur les Figures IV.8 et IV.9.
2.0 ms
2.5ms
3.0 ms
3.5 ms
4.0 ms
5 ms
6.0ms
7.0 ms
8.0 ms
9.0 ms
10.0 ms
11.0 ms
Figure IV.8 : Visualisation du jet d’injection par PLIF
(injection de méthane à 6 bar pendant 9 ms dans la chambre statique remplie d’air au
repos à 1 bar et à la température ambiante : richesse globale 0.55)
143
statique
__________________________________________________________________________
xp
xp
2.0 ms
2.88ms
xp
xp
5.52 ms
4.64 ms
xp
xp
6.40 ms
xp
9.04 ms
3.76 ms
xp
7.28 ms
xp
8.16 ms
xp
xp
9.92 ms
10.8 ms
11.68 ms
Figure IV.9 : Visualisation du jet d’injection par strioscopie
Injection de méthane à 6 bar pendant 9 ms dans la chambre statique remplie d’air au
repos à 1 bar et à la température ambiante : richesse globale 0.55. xp répresente la
pénétration du jet mésurée
Le temps au-dessous de chaque photo correspond au temps mesuré depuis l’ouverture
réelle de l’injecteur. Rappelons que lors de l’adaptation de l’injecteur Synerjet-Orbital dans la
chambre statique, des contraintes technologiques n’ont pas permis de fixer l’injecteur
affleurant à la paroi supérieure de la chambre. Ainsi il existe un canal d’un diamètre de 10mm
et d’une longueur de 40 mm entre l’injecteur et la chambre proprement dite ( § II.2.2).
L’analyse des images acquises permet de repérer à chaque instant la position de la tête
du jet et de calculer ainsi sa pénétration et sa vitesse apparente. La Figure IV.10 présente
l’évolution de la pénétration et de la vitesse de la tête du jet en fonction du temps pour les
trois durées d’injection :13, 9 et 5 ms correspondantes à des richesses globales de 0.8, 0.55 et
0.3, pour une contre-pression de 1 bar.
144
statique
__________________________________________________________________________
durée injection
penetration jet (mm)
120
100
80
DI:5ms
DI:9ms
DI:13ms
60
40
20
vitesse apparente du jet (m/s)
0
12
2
4
6
9
11
13
15
18
20
22
24
ms (après ouverture réelle de l'injecteur)
26
DI:13ms
10
DI:9ms
8
DI:5ms
6
4
2
0
2
4
6
9
11
13
15
18
20
22
temps après ouverture réelle de l'injecteur (ms)
24
26
Figure IV.10 : Pénetration et vitesse de la tête du jet d’injection
injection de méthane à 6 bar dans la chambre statique remplie d’air au repos à 1 bar et
à la température ambiante; durées d’ injection (DI) de 5, 9 et 13 ms
Malgré la nature qualitative de ces résultats, nous pouvons d’ors et déjà tirer quelques
conclusions concernant le jet d’injection : 1) la vitesse dans le canal de liaison entre
l’injecteur et la chambre est de l’ordre de 16 m/s. En effet, on observe que, indépendamment
de la durée de l’injection, la tête du jet apparaît dans le champ de visualisation 2.5ms après
l’ouverture de l’injecteur; 2) pendant l’ouverture de l’injecteur, la vitesse du jet dans la
chambre est également indépendante de la durée d’injection et vaut de l’ordre de 10 m/s; 3)
après la fermeture de l’injecteur, la vitesse du jet devient de l’ordre de 4 m/s, pour tous les
cas ; 4) le jet impacte toujours la paroi inférieure, ce qui correspond à une pénétration de 120
mm.
145
statique
__________________________________________________________________________
Pour une contre pression de 2 bar, nous retenons que les vitesses moyennes du jet sont
réduites de 25% et le jet impacte toujours la paroi opposée.
IV.4.2- Mesures des vitesses par LDV
Afin de caractériser l’écoulement induit, des mesures de vitesse par LDV ont été
entreprises. Ces mesures ont été réalisées au centre de la chambre, où l’allumage sera réalisé,
pour des richesses globales de 0.8, 0.55 et 0.3. Les durées d’injections respectives sont
toujours de 13, 9 et 5 ms, tandis que la pression d’injection est fixée à 6 bar. L’air dans la
chambre et le méthane injecté ont été ensemencés simultanément.
Le traitement des mesures a été fait par la méthode décrite au § II.3.2.1, en utilisant
une fenêtre d’intégration de 0.5 ms. Les Figure IV.11, IV.12 et IV.13 montrent l’évolution
de la vitesse moyenne d’ensemble, des fluctuations de vitesse et de l’intensité de turbulence
vitesses moyennes (m/s)
pour le cas d’un mélange hétérogène de richesse globale de 0.55.
18
15
Vh
12
Vv
9
ouverture
injecteur
6
3
0
0
5
10
15
20
25
30
35
40
45
Figure IV.11 : Vitesses moyennes d’ensemble
pour un mélange hétérogène méthane-air de richesse globale 0.55 au centre de la
chambre statique (injection de méthane à 6 bar pendant 9 ms dans la chambre remplie
d’air au repos à 1 bar et à la température ambiante)
Vh - composante horizontale ; Vv – composante verticale
146
statique
fluctuactions de vitesse (m/s)
__________________________________________________________________________
5
Vh'
4
Vv'
3
ouverture
injecteur
2
1
0
0
5
10
15
20
25
30
35
40
45
intensité de turbulence (m/s)
Figure IV.12 : Fluctuations de vitesses
pour un mélange hétérogène méthane-air de richesse globale 0.55 au centre de la chambre
statique (injection de méthane à 6 bar pendant 9 ms dans la chambre remplie d’air au repos à 1
bar et à la température ambiante)
Vh’ – fluctuation de la composante horizontale; Vv’ – fluctuation de la composante verticale
2
1.75
1.5
1.25
1
0.75
0.5
0.25
0
ouverture
injecteur
0
5
10
15
20
25
30
35
40
45
Figure IV.13 : Intensité de turbulence
pour un mélange hétérogène méthane-air de richesse globale 0.55 au centre de la
chambre statique. (injection de méthane à 6 bar pendant 9 ms dans la chambre remplie
d’air au repos à 1 bar et à la température ambiante)
La vitesse verticale moyenne au point central de la chambre varie entre 16 et 1 m/s,
pour des délais compris entre 5 et 40 ms ; ce qui correspond à des nombres de Reynolds,
Re=
ρméthane.Vv.Dcanal.sortie
, de 8500 et 560. Les fluctuations de vitesses verticales suivent la
µméthane
même tendance que les vitesses moyennes (diminution continue à partir de la fermeture de
147
statique
__________________________________________________________________________
l’injecteur), et présentent des valeurs comprises entre 5 et 0.3 m/s. L’intensité de turbulence
définit comme k=
( ) + (Vv )
1
2 Vh '
3
2
' 2
, décroît continûment de 1.75 à 0.1 m/s.
IV.5- Caractérisation de l’hétérogénéité du mélange
La caractérisation de l’hétérogéneité du mélange passe obligatoirement par des
mesures de richesse locales. Ces mesures ont été effectuées dans la chambre statique, après
injection de méthane à 6 bar dans l’air au repos à 1 bar et 293K. La procédure suivie est celle
décrite dans le chapitre III. La richesse globale du mélange hétérogène présenté par la suite
est de 0.55.
Nous présentons dans un premier temps les cartographies de richesses obtenues en
réalisant la moyenne sur 16 images pour chaque retard entre le début réel d’injection et
l’instant de la prise d’images (RDI). Ces résultats possèdent une résolution spatiale de
0.26mm2 et sont présentés sur la Figure IV.14.
Les couleurs bleues représentent les zones où la richesse est inférieure à la limite
inférieure d’inflammabilité du mélange méthane-air au repos (0.55, cf. §II.2.2). La zone
d’inflammabilité (0.55 < ri < 1.2) est présenté en tons vert. Les rouges symbolisent les zones
de sur-richesse (ri > 1.2).
Les répartitions spatiales présentées indiquent l’évolution moyenne de la distribution
de richesses au sein de la chambre au cours du temps.
148
statique
__________________________________________________________________________
RDI :17ms
RDI :21ms
RDI :25ms
RDI :29ms
RDI :33ms
RDI :37ms
RDI :41ms
Figure IV.14 : Distribution des richesses locales pour un mélange héterogène de
méthane-air de richesse globale 0.55 dans la chambre statique
à partir de la moyenne de 16 images pour différents RDI
En revanche, une analyse individuelle des images acquises permet de mettre en
évidence les fluctuations du phénomène et ainsi de réaliser une étude statistique sur la valeur
de la richesse locale à une position donnée, en particulier au point central de la chambre,
prévu comme point d’allumage. La Figure IV.15, présente les cartographies de richesses
locales issues de 5 images acquises pour le cas RDI = 25 ms.
149
statique
__________________________________________________________________________
Figure IV.15 : Distribution des richesses locales : chambre statique, richesse globale
0.55, RDI = 25 ms ( résultats de 5 images acquises)
Cette figure met en relief la nature turbulente de notre injection et permet de visualiser
les variations de richesse non seulement dans l’espace mais aussi d’un tir à l’autre. Afin de
quantifié ces fluctuations, spatiales et temporelles, nous avons sélectionné une zone carrée de
1 cm2 située au tour du point d’allumage (centre de la chambre) dans laquelle nous avons
réalisé une étude statistique pour différents RDI. La Figue IV.16 montre la distribution de
richesses locales dans cette zone pour 5 images différentes pour un même RDI (RDI= 25 ms).
Figure IV.16 : Distribution des richesses locales : chambre statique, richesse globale
0.55, RDI=25 ms, dans la fenêtre de 1 cm2 au centre de la chambre pour 5 tirs
(RDI = 25 ms) La légende est la même que celle présentée sur la Figure IV.15
Nous notons que localement, il y a des fortes variations de richesse. En effet, même
sur cette petite zone de 1 cm2, il peut coexister des zones de sur richesse et de sous richesse.
150
statique
__________________________________________________________________________
La Figure IV.17 représente l’évolution des variations de richesses dans l’espace,
traduites par le degré d’hétérogénéité (§ IV.2) dans cette zone, en fonction du RDI. Les
valeurs des degrés d’hétérogéneité presentés correspondent à la moyenne sur un minimum de
degré d'hétérogéneité
40 tirs pour chaque RDI.
0.8
0.7
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0
17
21
25
29
33
37
41
RDI (ms)
Figure IV.17: Evolution du degré d’hétérogénéité en fonction du RDI pour un mélange
hétérogène de richesse globale de 0.55 dans la chambre statique (zone 1 cm2 au centre)
Moyenne sur 40 tirs (au minimum) pour chaque RDI
Nous constatons que le mélange dans la zone centrale de la chambre devient de plus
en plus homogène avec l’augmentation du RDI. L’hétérogénéité du mélange décroît de 50%
entre un RDI de 17 ms et un RDI de 41ms.
Les variations d’un tir à l’autre ont aussi été quantifiées. La Figure IV.8 présente
l’écart type de la richesse locale dans cette zone d’intérêt, pour chaque RDI. Cette statistique a
été effectué, en tenant compte de 40 tirs minimum pour chaque RDI.
RDI 17
RDI 21
RDI 25
RDI 29
RDI 33
RDI 37
RDI 41
Figure IV.18: Evolution de l’écart type de la richesse locale en fonction du RDI pour un mélange
hétérogène de richesse globale de 0.55 dans la chambre statique ( zone 1 cm2 au centre)
Les valeurs de la légende correspondent à l’écart type absolu de la richesse
151
statique
__________________________________________________________________________
Nous retrouvons que les fluctuations tir à tir des richesses locales dans la zone étudié,
diminuent significativement avec l’augmentation du retard. De plus nous notons que la
variation de l’écart type dans la zone d’intérêt ne présente pas des variations locales
importantes. Ainsi nous considérons que cette zone de 1 cm2 est représentative de ce qui se
passe dans la zone inter-électrodes. De ce fait nous allons estimer, dans la suite, que la
richesse locale dans la zone inter-électrodes est identique à la richesse moyenne calculée dans
cette zone de 1 cm2.
En repérant la valeur moyenne de la richesse dans la fenêtre pour chaque acquisition
effectuée et pour chaque RDI, nous pouvons établir les statistiques présentées sur les Figures
IV.19 de a) à g), qui mettent en évidence la fréquence des richesses mesurées dans la fenêtre
central de la chambre pour chaque RDI . Cette répartition statistique de la richesse a été
réalisée sur un minimum de 40 acquisitions pour chaque retard.
RDI 17ms
RDI 21 ms
25
b) 25
20
20
nombre tir
nombre tir
a)
15
10
15
10
5
5
0
0
richesse
richesse
RDI 25ms
RDI 29ms
d)
20
25
20
nombre tir
nombre tir
c)
25
15
10
15
10
5
5
0
0
richesse
richesse
152
statique
__________________________________________________________________________
RDI 33ms
f) 25
20
20
nombre tir
nombre tir
e)
RDI 37ms
25
15
10
15
10
5
5
0
0
richesse
richesse
RDI 41ms
nombre tir
g)
25
20
15
10
5
0
richesse
Figure IV.19 : Fréquence des richesses mésurées dans la fenetre de 1 cm2 au centre de la
chambre statique : richesse globale 0.55
pour un mélange héterogène de méthane-air pour a) RDI = 17 ms, b) RDI = 21 ms, c)
RDI = 25 ms, d) RDI = 29 ms, e) RDI = 33 ms, f) RDI = 37 ms, g) RDI = 41 ms (40 tirs au
minimum pour chaque RDI)
Nous pouvons en premier lieu noter que pour tous les RDI la répartition statistique est
globalement gaussienne. De plus, lorsque RDI augmente la dispersion diminue, ce qui etait
déjà implicitement traduit sur la Figure IV.18. La richesse moyenne, mesurée sur cette
fenêtre de 1 cm2, diminue continûment en fonction RDI. Elle vaut en moyenne 1.35 pour RDI
17ms et 0.56, ce qui est très proche de la valeur de la richesse globale : 0.55, pour RDI de 41
ms (Figure IV.20.)
De cette étude statistique, il est alors possible de quantifier, pour tous les RDI étudiés,
le pourcentage d’essais où la richesse moyenne au point d’allumage se situe en dehors des
limites d’inflammabilité d’un mélange méthane-air. D’après les essais effectués avec notre
153
statique
__________________________________________________________________________
allumeur (§ II.2.2) les limites d’inflammabilité d’un mélange CH4-air sont 0.55 et 1.2 en
richesse. La Figure IV.21 présente l’évolution de ce pourcentage en fonction du RDI. Ainsi
pour des délais inférieures à 18 ms et supérieures à 37 ms au moins 50% de ratés d’allumage
devront être observés. Le phasage entre l’injection et l’allumage est donc un paramètre majeur
pour l’obtention d’une combustion efficace.
2.5
richesse
2
1.5
limite supérieur
1
limite inférieur
0.5
0
15
20
25
30
35
40
45
RDI (ms)
Figure IV.20: Evolution de la richesse moyenne en fonction du RDI pour un mélange
hétérogène de richesse globale de 0.55 dans la chambre statique (zone 1 cm2 au centre)
Moyenne sur 40 tirs (au minimum) pour chaque RDI
70
60
% tirs
50
40
30
20
10
0
15
19
23
27
31
35
39
43
RDI (ms)
Figure IV.21 : Pourcentage de tirs où la richesse moyenne mesurée dans la fenêtre de 1 cm2 au
centre de la chambre statique est en dehors des limites d’inflammabilité : richesse globale :0.55
(minimum 40 tirs pour chaque RDI)
154
statique
__________________________________________________________________________
IV.6- Etude de la combustion
Comme nous l’avons constaté précédemment, les conditions aérodynamiques au sein
de la chambre et l’hétérogénéité de la charge carburant dépendent énormément du temps
écoulé depuis l’injection. Ainsi, le retard entre le début d’injection et l’instant d’allumage
(RDI) doit influencer aussi les résultats en combustion. Dans ce contexte, nous nous
proposons d’étudier l’influence du RDI sur les ratés d’allumage, la propagation de la flamme,
la vitesse de combustion, les variations cycle à cycle et le ‘rendement de pression ‘. L’autre
paramètre étudié dans cette partie est la richesse globale du mélange.
Pour tous les essais en combustion, les électrodes d’allumage ont été positionnés au
centre de la chambre, selon le schéma de la Figure IV.22.
injecteur
Jet injection
60mm
Electrodes
d’allumage
Figure IV.22 : Schéma de positionnement des électrodes dans la chambre statique
IV.6.1- Influence du retard entre l’injection et l’allumage
Dans ce paragraphe nous présentons séparément l’influence du RDI sur trois
paramètres différents : ratés d’allumage, propagation de la flamme et performances de la
combustion à savoir vitesse de combustion, ’rendement de pression ‘ et variations cycle à
cycle.
155
statique
__________________________________________________________________________
IV.6.1.1- Influence sur les ratés d’allumage
La premier objectif a été d’évaluer le taux de ratés d’allumage en fonction RDI, pour
des mélanges hétérogènes de richesse globale de 0.55. La plage de RDI étudiée s’étend entre
15 et 45 ms et nous avons noté le pourcentage de ratés d’allumage obtenus sur au minimum
40 tirs pour chaque RDI (Figure IV.23).
100
90
80
% tirs
70
60
50
40
30
20
10
0
15
19
23
27
31
35
39
43
RDI (ms)
Figure IV.23 : Pourcentage de ratés d’allumage : chambre statique, richesse globale :0.55
pour un mélange hétérogène de méthane-air de richesse globale 0.55, ( minimum 40 tirs
pour chaque RDI)
Dans cette plage de RDI, d’après les mesures de vitesse sans électrodes d’allumage,
effectués antérieurement, la vitesse moyenne verticale au point d’allumage varie entre 6 et
1m/s, les fluctuations de vitesse valent entre 1 et 0.3 m/s et l’intensité de turbulence atteint des
valeurs entre 0.5 et 0.15 m/s. Le nombre de Reynolds basé sur la composante de vitesse
verticale est estimé à 3400 pour RDI = 15 ms et 570 pour RDI = 45 ms. Pour ces valeurs de
nombre de Reynolds, selon le critère de Soriano ( cf. § IV.2, Figure IV.1 [55] ), la réduction
de la zone d’inflammabilité à cause du mouvement de gaz est négligeable. Ainsi, nous
pouvons considérer que les ratés d’allumage constatés ne sont pas dus à un soufflage de la
flamme par l’écoulement au point d’allumage.
Si nous comparons maintenant la probabilité que la richesse, déterminée par PLIF au
point d’allumage, soit en dehors des limites d’inflammabilité ( Figure IV.21 ) avec celle des
156
statique
__________________________________________________________________________
ratés d’allumage ( Figure IV.23 ), nous constatons une bonne concordance entre ces deux
taux (Figure IV.24).
tirs où la richesse mesurée par PLIF au point d'allumage est < à 0.55 ou > à 1.2
100
ratés d'allumage constatés
90
80
Taux %
70
60
50
40
30
20
10
0
15
17
19
21
23
25
27
29
31
33
35
37
39
41
43
RDI (ms)
Figure IV.24 : Comparaison entre le pourcentage de ratés d’allumage et le pourcentage de
tirs où la richesse moyenne mesurée par PLIF au centre de la chambre statique est en
dehors les limites d’inflammabilité : richesse globale 0.55, minimum 40 tirs pour chaque
RDI
Le graphique précédent démontre que, pour nos conditions, les ratés d’allumage
constatés sont dus exclusivement à une distribution de richesses au point d’allumage non
favorable.
Malgré la bonne concordance générale entre les deux courbes, nous constatons un
léger écart pour des grandes valeurs de RDI. Pour la mesure des limites d’inflammabilité (§
II.2.2), nous avons, bien entendu, considéré un critère de 0% de réussite d’allumage. Ainsi
nous avons retenu les valeurs de 0.55 et 1.2. Si nous considérons un critère de 50% de
réussite, par exemple, les valeurs à considérer sont de 0.57 et 1.17. Pour ces nouvelles
limites, la courbe bleue de notre figure monterait légèrement et s’approcherait plus de la
courbe de ratés d’allumage constaté. En effet cette courbe bleue est très sensible au critère de
limite inférieure, pour les grands RDI. Ce fait est dû à deux facteurs : 1) la richesse globale du
157
45
statique
__________________________________________________________________________
mélange est 0.55 (valeur limite en ce qui concerne l’allumage) et pour ces valeurs de RDI, le
mélange devient de plus en plus homogène ; 2) nos mesures de richesses locales par PLIF
présentent une incertitude de l’ordre de 15%.
Il est à noter que les résultats présentés ci-dessus fournissent une information
importante sur l’allumage mais également ils valident, d’une manière innovatrice, la méthode
de mesure de richesse locale par PLIF de l’acétone que nous avons mis au point.
IV.6.1.2-Influence sur la propagation de la flamme
La vitesse apparente du front de flamme est déterminée principalement par
trois paramètres :
1. le taux de consommation du mélange frais qui détermine l’avancement du front de
flamme par rapport au mélange frais qui se trouve juste en amont.
2. la vitesse de déplacement de mélange frais qui est déterminée par l’expansion des gaz
brûlés.
3. la vitesse de convection du milieu.
Pour une flamme laminaire non plissée, le taux de consommation de gaz frais est
proportionnel à la célérité du front de flamme laminaire (par rapport au gaz frais), SuL, à la
surface du front de flamme non plissée, Afnp et à la masse volumique du mélange frais, ρu. La
célérité SuL représente le taux de consommation volumique du mélange frais par l’unité de
temps et par l’unité de surface. Si SuL est prise normale à la surface du front ,Afnp, le taux de
consommation massique de mélange frais, dmf/dt, est alors exprimé par :
dm f
dt
= −ρ u A fnp Su L
Quant à la vitesse apparente du front de flamme, Vf, elle est définie par :
158
[eq.IV.2]
statique
__________________________________________________________________________
Vf = Vu + SuL
[eq.IV.3]
où Vu représente la vitesse des gaz frais. Pour une flamme laminaire, monodimensionnel se
propageant dans un milieu à pression constante initialement au repos on peut l’exprimer par
[50, 3] :
Vf =
ρu
ρb
Su L
[eq.IV.4]
où ρb est la masse volumique des gaz brûlés.
Plus généralement, la vitesse des gaz frais (Vu) est constituée par la vitesse de
convection du milieu et la vitesse générée par l’expansion des gaz brûlés qui pousse le front
de flamme vers l’amont. Plus la consommation du mélange est grande, plus grande est
l’expansion, par conséquent, pour des flammes de volumes équivalents identiques, plus le
front est plissée, plus grande est la vitesse du mélange frais.
Cas d’une flamme mince dans un mélange préalable homogène turbulent
Pour les flammes minces dans des mélanges homogènes turbulentes, allumées
ponctuellement, on utilise souvent une surface de flamme équivalente, Afeq, qui correspond à
l’aire de la surface d’une flamme non plissée dont le volume des gaz brûlés est identique à
celui de flamme plissée. Le taux de consommation massique du mélange frais d’une flamme
turbulente peut alors être exprimé par :
dm f
dt
= −ρ u A feq Su T
[eq.IV.5]
où, SuT représente la célérité du front de flamme turbulente. On peut alors définir
l’accélération de la flamme due au plissement de la surface du front de flamme, αT :
αT =
A fp
A feq
=
où Afp est la surface de flamme plissée.
159
Su T
Su L
[eq.IV.6]
statique
__________________________________________________________________________
Cette dernière équation permet d’écrire le taux de consommation massique de mélange frais
et la vitesse apparente du front de flamme en fonction de la célérité du front de flamme
laminaire, considérant toujours une évolution isobare :
dm f
dt
= −α T ρ u A feq Su L
Vf = α T
ρu
ρb
Su L
[eq.IV.7]
[eq.IV.8]
Cas d’une flamme mince dans un mélange hétérogène turbulente
Dans ce cas le plissement de la surface de flamme qui engendre une accélération de la
flamme est dû aussi bien à la turbulence qu’à l’hétérogénéité du mélange. Ainsi nous avons
introduit, par analogie au cas précédent le coefficient d’augmentation de la vitesse de
propagation dû à la turbulence et à l’hétérogénéité du mélange αTH. Dans nos conditions de
fonctionnement, comme la pression dans la chambre demeure pratiquement sans
augmentation pendant la phase initiale de combustion ( taux massique de gaz brûlés < à 5%),
on peut exprimer le taux de consommation massique de mélange frais et la vitesse apparente
du front de flamme plissée d’un mélange hétérogène turbulente par :
dm f
dt
= −α TH ρ u A feq Su L
Vf = α TH
ρu
ρb
Su L
[eq.IV.9]
[eq.IV.10]
Afin d’évaluer l’influence du RDI sur la propagation et le développement de la
flamme, nous avons réalisé une série de visualisations strioscopiques.
160
statique
__________________________________________________________________________
La Figure IV.25 présente les visualisations de combustion, de mélanges dont la
richesse globale est de 0.55 pour différents RDI. Sur ces images strioscopiques, la zone
uniformément noire indique les fluides frais, la zone blanche la superposition des fronts de
flamme et la zone grise les gaz brûlés.
Les images obtenues indiquent que pour tous les
retards étudiés, la flamme se
développe préférentiellement vers le bas de la chambre. Comme nous l’avons évoqué de
manière succincte au § IV.3, ce résultat est imputable d’une part à la distribution de
richesses plus favorables, dans la partie inférieure de la chambre (§ IV.5) et d’autre part à la
convection induite par le jet d’injection qui déplace la zone de réaction vers le bas.
Notons que si le mélange était homogène et initialement au repos et si l’inflammation
ponctuelle était réalisée par un moyen adéquate, la flamme se développerai dans toutes les
directions et le barycentre des gaz brûlés se déplacerai vers le haut en raison de la force de
Archimède exercée sur les gaz brûlés. Dans notre cas le développement de la flamme dépend
de la richesse locale et des conditions hydrodynamiques dans la chambre.
La convection favorise significativement la propagation de la flamme vers le bas. Pour
que la flamme se développe vers le haut il faut une vitesse apparente du front de flamme
supérieure à la vitesse d'entraînement induite par le jet.
161
statique
__________________________________________________________________________
RDI = 17 ms
RDI = 21 ms
RDI = 23 ms
RDI = 25 ms
RDI = 27ms
4ms
8ms
12ms
16ms
20ms
24ms
28ms
32ms
36ms
40ms
Figure IV.25: Visualisation par strioscopie de la combustion d’un mélange hétérogène
de méthane-air de richesse globale 0.55
pour différents retards entre l’injection et l’allumage (RDI) et différents temps après
l’étincelle
Nous observons sur les images, que la flamme commence à monter aux alentours de
33 ms après le début d’injection : pour RDI de 17 ms, la flamme commence à monter 16 ms
après l’allumage ce qui correspond à 33 ms après l’injection. Pour RDI 21 ms ce phénomène
a lieu 12 ms après l’allumage (33 ms après le début d’injection). Cela veut dire que la vitesse
apparente du front de flamme est supérieure à la vitesse d’entraînement. A 30 ms après
l’injection, la vitesse d’entraînement, d’après les mesures LDV (§ IV.4.2) est de l’ordre de 2
162
statique
__________________________________________________________________________
m/s. Dans notre cas, en estimant ρu/ρb égale à 5 et SuL de l’ordre de 0.2 m/s (Figure IV.3)
cela implique une valeur de αTH de l’ordre de 2. Cette valeur est légèrement supérieure à la
valeur de 1.5 observé pour αT, par T. Kageyama [31], à cette phase de développement de
flamme, pour des mélanges homogènes ayant une intensité de turbulence comparable. Ainsi le
surplus de l’augmentation de la vitesse apparente du front de flamme dans notre cas
( 0.5
ρu
ρb
Su L ) doit être attribuée à l’hétérogénéité du mélange.
Nous constatons également que la flamme touche toujours les parois latérales et
frontales avant d’avoir balayé toute la chambre. Les pertes de chaleur avec l’extérieur sont
alors importantes. La vitesse de propagation de la flamme semble être plus élevée pour des
RDI compris entre 21 et 23 ms. Ceci montre, peut être, que la distribution de la richesse est
globalement favorable pour cette gamme de RDI. Une discussion sur ce point sera présentée à
l’aide des courbes de pression dans le paragraphe suivante.
IV.6.1.3-Influence sur l’efficacité de la combustion
Le terme l’efficacité de combustion comprend ici : 1) la vitesse de combustion ; 2) le
‘rendement de pression‘ , défini comme le rapport entre l’augmentation de pression maximale
obtenue et l’augmentation de pression en fin d’une combustion complète adiabatique ; 3) les
variations de pression cycle à cycle. C’est la mesure de pressions durant la combustion qui a
été utilisée pour d’évaluer l’influence du RDI sur l’efficacité de la combustion. L’étude a été
principalement réalisée à l’aide d’un mélange hétérogène de méthane-air de richesse globale
0.55.
Un certain nombre de précautions doivent être prises lors de l’interprétation des
courbes de pression afin de tenir compte des facteurs limitatifs décrits ci-dessous.
163
statique
__________________________________________________________________________
Pour les cas étudiés, nous savons que pendant le temps d’acquisition la combustion
n’est pas complète, les échanges de chaleur aux parois existent continûment et l’information
sur la fraction de carburant brûlé en fonction du temps n’est disponible que au tout début de la
combustion où la flamme est loin des parois. Dès qu’une partie de flamme entre en contact
avec les parois, le transfert de chaleur avec l’extérieur augmente très rapidement et le
déroulement de la combustion est modifié. Lorsque nous changeons le retard entre l’allumage
et l’injection (RDI) le mouvement globale, la turbulence et la distribution de richesses
changent aussi complètement. Par conséquent la vitesse de propagation de la flamme, le
transfert de chaleur, la surface de contact entre la flamme et les parois en fonction du temps
varient aussi avec le RDI.
Par ailleurs le pic de pression maximale d’une courbe
de pression lors d’une
combustion incomplète, avec pertes de chaleur aux parois, n’apporte pas d’information sur la
fin de combustion. Toutefois, sa valeur peut donner un renseignement qualitatif concernant
l’énergie dégagée par la combustion qui sert réellement à l’augmentation de pression. La
définition du ‘rendement de pression‘ est fondée sur ce raisonnement. Quant à la dérivée de la
pression, elle peut donner des indications sur la rapidité de combustion. Le temps nécessaire
pour atteindre un valeur fixe d’augmentation de pression informe aussi sur la vitesse de
combustion.
La Figure IV.26 montre les courbes de pression obtenues pour différents retards entre
l’injection et l’allumage. Il s’agit de courbes moyennées sur 5 tirs pour chaque RDI.
164
statique
__________________________________________________________________________
2.5
RDI: 17ms
RDI:19ms
RDI:21ms
RDI:23ms
RDI:25ms
RDI:27ms
RDI:29ms
pression absolue (bar)
2.25
2
1.75
1.5
1.25
1
-0.04
0
0.04
0.08
0.12
0.16
0.2
0.24
0.28
0.32
0.36
s
Figure IV.26: Courbes moyennes de l’augmentation de pression lors de la combustion en
chambre statique du mélange hétérogène de richesse globale de 0.55
pour différents retards entre l’injection et l’allumage (RDI). ( moyenne sur 5 tirs)
Après allumage la pression monte jusqu’à sa valeur maximale. Le gain de pression à
cet instant est de l’ordre de 2.4 bar. La pression diminue ensuite jusqu’à 1.6 bar. Très souvent
la pression remonte de nouveau. Ce fait peut être constaté de la figure précédente qui présente
des courbes moyennes, mais ce comportement a été constaté sur tous les tirs effectués. Ceci
prouve que les réactions de combustion persistent longtemps après ce pic et confirme que la
combustion est très incomplète à l’instant du pic.
L’interprétation des courbes de pression a été associée à celle des répartitions locales
de richesse et des visualisations par strioscopie. Ainsi nous avons déterminé le degré
d’hétérogénéité dans une zone dont les dimensions ont été définies de telle façon que sa forme
géométrique et sa surface soient analogues à celles de la flamme obtenue pour un temps de
combustion correspondant à une augmentation de pression fixe. Nous avons fixé une
augmentation de pression assez faible de manière à pouvoir considérer la combustion comme
adiabatique. Ensuite, à partir des courbes de pression, nous avons repéré le temps de
combustion correspondant à cette augmentation de pression. Ce temps de combustion a
permis de sélectionner l’image de strioscopie correspondante et ainsi de définir
165
statique
__________________________________________________________________________
approximativement la forme de la flamme et la zone d’intérêt au voisinage du centre de la
chambre. Finalement nous avons déterminé le degré d’hétérogénéité, dans cette zone
d’intérêt, à partir des données des cartographies de richesse obtenus par PLIF. Nous avons fait
cette étude pour tous les RDI et pour deux augmentations de pression : 0.05 bar et 0.1 bar. La
Figure IV.27 présente un schéma explicatif de cette procédure.
sélection de l’image de strioscopie
correspondant à l’instant t01
2.5
temps correspondant à
une augmentation de
pression de 0.1 bar
t 01
2.25
2
1.75
1.5
Définition du contour approximatif de la
flamme dans l’image
t0.1 de strioscopie
1.25
0.1 bar
1
0 t01
0.04
0.08
s
0.12
0.16
0.2
Sélection de la cartographie PLIF
correspondant à l’instant t0.1
Calcul du degré de hétérogénéité dans la zone
définie par le contour dans l’image PLIF
Figure IV.27: Schéma explicatif de la procédure de calcul du degré d’hétérogénéité à
partir des courbes de pression, des visualisations par strioscopie et cartographies PLIF.
Cas d’un mélange hétérogène de richesse globale de 0.55 dans la chambre statique
(augmentation de pression considérée : 0.1 bar)
166
statique
__________________________________________________________________________
Rappelons que le fait de fixer une augmentation de pression assez faible revient à faire
des études d’influence pour une même masse de gaz qui a brûlé. En effet, s’il n’y a pas de
perte de chaleur à la paroi, la fraction massique des gaz brûlés peut être calculé à partir du
gain de pression courant (P-Pinitiale) et le gain maximale pour une combustion complète (PfcPinitiale). Comme la richesse globale est constante, le gain (P-Pinitiale) est proportionnel à la
masse de gaz brûlés :
mb
m tc
=
P − Pinitiale
[eq.IV.11]
Pfc − Pinitiale
où mb est la masse de gaz brulés, mtc la masse total de carburant, P la pression courant, Pinitiale
la pression initial et Pfc la pression maximale pour une combustion complète.
Les résultats de cette exploitation sont présentés sur la Figure IV.28. Le mélange
devient de plus en plus homogène lorsque le délai entre l’injection et l’instant d’acquisition
des images augmente. Ce résultat avait été déjà trouvé dans le § IV.5.
0.65
∆=0.1
∆=0.05
degré d'hétérogéneite
0.55
0.45
0.35
0.25
0.15
17
19
21
23
25
27
29
31
33
rdi (ms)
Figure IV.28: Evolution du degré d’hétérogénéité en fonction du RDI pour un mélange
hétérogène de richesse globale de 0.55 dans la chambre statique
(augmentations de pression considérées : 0.1 bar et 0.05 bar)
167
statique
__________________________________________________________________________
Nous remarquons que le degré d’hétérogénéité dépend significativement de la surface
de la zone d’intérêt. En effet, pour ∆P = 0.1 bar les valeurs du degré d’hétérogénéité sont
toujours supérieures à celles obtenus à un ∆P=0.05 bar, et donc pour une surface plus petite.
Ce n’est pas tant les valeurs absolues du degré d’hétérogénéité obtenus qui sont importantes
mais plutôt l’allure des courbes et leur tendance.
La vitesse de la combustion pour chaque RDI a été évaluée par la lecture directe sur
l’enregistrement de la pression en fonction du temps, des instants correspondants à des
augmentations de pression de 0.05 et 0.1 bar.
13
temps (ms)
DP 0.05 bar
DP 0.1 bar
11
9
7
17
19
21
23
25
27
29
RDI
Figure IV.29: Instant correspondant à une augmentation de pression de 0.05 et 0.1 bar
en chambre statique : richesse globale de 0.55 pour différents RDI
La Figure IV.29 montre une évolution particulière du temps de combustion en
fonction du RDI. En effet nous observons qu’il existe un minimum pour un RDI de l’ordre de
21 ms, ce qui signifie que pour ce retard la vitesse de combustion globale est la plus grande.
Les deux phénomènes qui ont une influence dans la phase initiale de la combustion
dans notre configuration, sont l’intensité de turbulence (Figure IV.13) et l’hétérogénéité du
mélange (Figure IV.28). Nous constatons sur la Figure IV.13 que l’intensité de turbulence
diminue continûment avec le RDI ( 0.35 m/s pour RDI = 17 ms et 0.15 m/s pour RDI = 29
ms). Ainsi, l’effet de la turbulence sur la combustion diminue avec le RDI. Le phénomène
168
statique
__________________________________________________________________________
responsable de l’existence du maximum de vitesse de combustion globale doit donc être
l’hétérogénéité du mélange.
Nous avons tracé sur la Figure IV.30 l’évolution de l’inverse du temps de combustion
correspondant à des augmentations de pression de 0.05 bar et 0.1 bar, ce qui donne une
information sur la vitesse moyenne de combustion, en fonction des degrés d’hétérogénéité
(Figure IV.28)
-1
au pic de pression (ms ) .
1/temps correspondant .
0.04
0.035
0.03
0.025
0.02
0.25
DP 0.1 bar
DP 0.05 bar
0.3
0.35
0.4
0.45
0.5
0.55
Figure IV.30: Evolution de la vitesse de combustion en fonction du degré
d’hétérogénéité du mélange
(augmentations de pression considérées : 0.1 bar et 0.05 bar)
Nous constatons que l’augmentation du degré d’hétérogénéité entraîne au départ une
augmentation de la vitesse de combustion. En revanche, lorsque le degré d’hétérogénéité
atteint environ 0.4-0.45 l’existence de poches de gaz extrêmement riches empêchent le
développement correct de la flamme. Nous retrouvons les tendances déjà observées par Zhou
[67] (Figure IV.5).
169
statique
__________________________________________________________________________
Contrairement à la vitesse de combustion, nous remarquons que pour des valeurs de
RDI entre 17 et 29 ms, la valeur du pic de pression varie très peu (moins de 15%) et vaut
rendemment de pression (%)
environ 2.4 bar. (Figure IV.31)
30
25
20
15
10
17
19
21
23
25
27
29
RDI
Figure IV.31: Valeur maximale de la pression en chambre statique : richesse globale de
0.55 pour différents RDI
La valeur de 2.4 bar pour le pic de pression, correspond à un ‘rendement de pression‘
de l’ordre de 25%. Cette valeur très faible est justifiée par un taux de transfert de chaleur aux
parois assez élevé, par l’existence d’imbrûlés et par une combustion très lente à la fin. En
effet nous avons vu que la flamme touche les parois avant de balayer toute la chambre
(Figure IV.25), ce qui favorise énormément les pertes de chaleur. D’autre part les zones de
sur-richesse et de sous-richesse qui génèrent des imbrûlés ont été identifiés d’après les
cartographies de richesses locales (Figures IV.14, IV.15 et IV.16). De plus nous avons
observés des augmentations de pression après le pic de pression (Figure IV.26) ce qui traduit
que les réactions chimiques de combustions subsistent durant longtemps.
Le ‘rendement de pression’ est directement lié à la masse de carburant réellement
brûlé et au transfert de chaleur aux parois. Nous ne pouvons pas calculer directement les
pertes de chaleur aux parois, toutefois la pourcentage d’imbrûlés peut être estimé à partir des
mesures de richesses locales effectuées. En effet, les mesures de richesse réalisées permettent
le calcul du pourcentage de pixels où la richesse locale du mélange atteint une certaine valeur
170
statique
__________________________________________________________________________
(Figure IV.32). La masse de carburant existant en chaque pixel, peut être estimé à partir du
valeur de richesse locale correspondante. En comptabilisant uniquement les pixels dont le
mélange est inflammable nous pouvons avoir une première estimation du pourcentage de
masse de carburant qui est susceptible de brûler à l’instant d’allumage (Figure IV.33).
8
RDI 17
7
6
% pixel
RDI 21
zone d'inflammabilité
RDI 25
5
RDI 29
4
RDI 33
3
2
1
0
0
0.25
0.5
0.75
1
richesse
1.25
1.5
1.75
2
% masse carburant inflammable
Figure IV.32: Fréquence de richesses locales en chambre statique : richesse globale de
0.55 pour différents RDI
70
60
50
40
30
20
10
0
17
21
25
29
RDI (ms)
Figure IV.33: Estimation de la masse de carburant possible de s’enflammer en fonction
du RDI. Chambre statique : richesse globale de 0.55
171
statique
__________________________________________________________________________
Le pourcentage de méthane susceptible de brûler lors de la combustion varie entre 46
et 60%. Cette faible variation (inférieure à 25%) explique la faible influence du RDI sur la
valeur du pic de pression (Figure IV.31). Notons que ce résultats ne sont que des ordres de
grandeur car la distribution des richesses locales est modifiée durant la combustion. Ainsi des
zones trop riches peuvent se mélanger avec des zones de très faible richesse pour devenir
inflammables et inversement.
L’écart entre ce pourcentage de méthane qui peut s’enflammer et le ‘rendement de
pression’ donne une information qualitative des pertes de chaleur aux parois. Selon nos
calculs précédents les pertes de chaleur aux parois peuvent atteindre entre 21 et 35%.
Pour accroître ce ‘rendement’ il faut essayer de créer des conditions de mélange
favorables à une propagation de la flamme dans toutes les directions de façon que la flamme
touche les parois le plus tard possible. De plus, il faut essayer d’éliminer les poches locales
non inflammables.
Les courbes de pression présentées sur la Figure IV.26 et qui viennent d’être
analysées sont des courbes de pression moyennes. Sur la Figure IV.34 nous avons tracé
l’écart type moyen des courbes de pression en fonction du RDI . Cet écart type moyen a été
calculé en deux étapes. D’abord nous avons calculé l’écart type de la valeur de pression , pour
tous les points de la courbe de pression, tenant compte au minimum de 10 tirs pour chaque
RDI. Ensuite nous avons effectué la moyenne sur l’ensemble de résultats obtenus pour chaque
point de la courbe.
Le faible nombre de tirs réalisés ne permet pas d’expliquer réellement les tendances
observées. Cependant l’ordre de grandeur de cet écart type varie entre 20 à 36%, avec peut
être un maximum pour des RDI entre 23 et 27 ms. Si quantitativement ces valeurs sont a
prendre avec des grandes précautions, elles constituent une base de comparaison avec les
172
statique
__________________________________________________________________________
autres cas étudiés. La conclusion majeure de ce graphique est que les fluctuations cycle à
ecart type moyen des courbes de
pression (% moyenne)
cycle ne sont pas négligeables.
50
40
30
20
10
0
17
21
25
29
33
RDI (ms)
Figure IV.34: Ecart type moyen de la pression retiré des courbes d’augmentation de
pression en chambre statique : richesse globale de 0.55 pour différents RDI
IV.6.2- Influence de la richesse globale
Un des principaux objectifs de la combustion d’un mélange hétérogène est la
possibilité de brûler des mélanges de richesse globale très faibles, très inférieure à la limite
d’inflammabilité, en profitant d’une stratification du mélange. Ainsi, même en sachant déjà
que notre configuration expérimentale en chambre statique, n’apportait pas les meilleures
conditions de mélange, en ce qui concerne la distribution locale de richesses, nous avons
réalisé des essais de combustion pour des mélanges de richesses globales les plus réduites
possibles.
Ainsi après avoir réalisé des essais pour des richesses globales de 0.8 (§ IV.3) et 0.55
(§ IV.6), nous avons réussi à allumer des mélanges de richesse globale de 0.3. La plage
d’inflammabilité dans ce cas est très réduite. En effet, seul le cas de RDI = 19 ms a permis un
développement correct de la combustion. La Figure IV.35 montre les courbes
d’augmentation de pression et des images obtenues par strioscopie.
173
statique
__________________________________________________________________________
En ce qui concerne le comportement de la flamme, même dans le cas d’une richesse
globale de 0.3, où le temps d’injection ne vaut que 5 ms, la flamme se propage
préférentiellement vers le bas de la chambre, et a beaucoup de difficultés à se propager dans la
partie supérieure. Cela montre que la distribution de richesses locales dans la partie supérieure
n’est pas idéale et que le phénomène de convection induite par le jet d’injection est encore
importante.
5ms
10ms
20ms
15ms
30ms
40ms
2
1.9
1.8
1.7
1.6
1.5
1.4
1.3
1.2
1.1
1
-0.02
0.02
0.06
0.1
0.14
0.18
0.22
0.26
0.3
0.34
s
Figure IV.35: Courbes de pression et visualisation par strioscopie de la combustion
d’un mélange de richesse globale 0.3 en chambre statique
pour différents tirs effectués. (RDI = 19 ms, durée injection 5 ms)
La variation tir à tir des évolutions de pression, est très élevée. Cet aspect met en
évidence le caractère fluctuant de nos phénomènes et une distribution de richesses locales très
variable, comme le montre la Figure IV.36.
174
statique
__________________________________________________________________________
2.5
RDI=19ms
richesse
2
1.5
1
0.5
0
1
3
5
7
9
11
13
15
n° tir
Figure IV.36: Richesse moyenne pour un mélange hétérogène de richesse globale de 0.3
dans la chambre statique pour RDI = 19 ms (zone 1 cm2 au centre)
Le Tableau IV.1 résume l’augmentation de l’écart type moyen des courbes de
pression avec la diminution de la richesse globale du mélange hétérogène.
Richesse globale
du mélange hétérogène
Ecart type moyen
des courbes de pression
RDIs considérés dans les calculs
0.3
37%
19 ms
0.55
26 %
25ms
0.8
17 %
29ms
Tableau IV.1: Ecart type moyen des courbes de pression en fonction de la richesse
globale du mélange hétérogène.
De la courbe moyenne de l’augmentation de pressions pour une richesse globale de
0.3, nous trouvons un pic de l’ordre de 1.67 bar ce qui correspond à un ‘rendement de
pression’ de 20%. En comparant cette valeur à celles rencontrées pour des richesses globales
de 0.8 (RDI = 29 ms) et 0.55 (RDI = 25 ms) nous remarquons une diminution linéaire du
rendement en fonction de la richesse globale du mélange (Figure IV.37 ).
175
statique
__________________________________________________________________________
3
richesse globale 0,3
2.6
η=30%
2.2
1.8
1.4
η=25%
η=20%
1
-0.03 0.01 0.05 0.09 0.13 0.17 0.21 0.25 0.29 0.33 0.37
s
Figure IV.37: Courbes de pression lors de la combustion d’un mélange de différentes
richesses globales ( 0.8, 0.55 et 0.3) en chambre statique.
Pour interpréter ces valeurs de ‘rendement’, nous avons fait un calcul très
approximatif du pourcentage de masse de méthane susceptible d’être brûlé en fonction de la
richesse globale du mélange. Pour cela nous avons repris les résultats obtenus par PLIF
concernant les richesses globales de 0.3 et 0.55 et nous avons considéré, dans le cas de
richesse globale 0.8 (absence de mesures de richesses locales) qu’un changement de richesse
de globale induit une translation de la courbe de fréquence de richesses mesurés. Ainsi pour
une richesse globale de 0.8 nous avons translatée la courbe correspondante à une richesse
globale de 0.55 vers la droite en tenant compte de la différence de richesses globales (0.25)
(Figure IV.38). En calculant la masse de méthane susceptible d’être brûlé, à l’aide du
raisonnement décrit au § IV.6.1.3, nous trouvons une évolution analogue entre cette grandeur
et le ‘rendement de pression’ constaté. En effet le ‘rendement’ augmente avec la richesse
globale du mélange car la quantité de méthane qui est conditions de s’enflammer augmente
aussi (Figure IV.39). D’autre part, les résultats approximatifs présentés sur cette figure
permettent de constater que les pertes aux parois doivent augmenter aussi avec la richesse. En
effet si la richesse globale du mélange augmente, le temps d’injection s’élève aussi, d’où une
176
statique
__________________________________________________________________________
augmentation du nombre de Reynolds et de l’intensité de turbulence, ce qui provoque une
hausse du transfert de chaleur. De plus l’augmentation de richesse globale provoque une
augmentation de la température, engendrant un accroissement du gradient de températures
avec l’extérieur ce qui intensifie les échanges de chaleur.
7
6
zone d'inflammabilité
richesse 0.55
% pixel
5
4
3
richesse 0.8
2
richesse 0.3
1
0
0
0.25
0.5
0.75
1
richesse
1.25
1.5
1.75
2
Figure IV.38: Fréquence de richesses locales en chambre statique en fonction de la
richesse globale du mélange en chambre statique.
Richesse 0.3 et 0.55 : calcul, Richesse 0.8 : estimation
pourcentage de masse de méthane susceptible d'être brulé
'rendement de pression'
80
70
60
pertes de
chaleur
%
50
40
30
20
10
0
0.3
0.55
richesse globale
0.8
Figure IV.39: Comparaison du pourcentage de méthane possible de s’enflammer
(estimé) et le rendement de pression (mesuré) en fonction de la richesse globale du
mélange en chambre statique.
177
statique
__________________________________________________________________________
IV.7- Conclusion
Les premiers essais de combustion d’un mélange hétérogène après injection directe de
méthane dans l’air ont été réalisés avec succès.
Les expériences effectuées dans la chambre statique, où l’air à l’instant de l’injection
est toujours au repos ont permis d’acquérir un certain nombre de connaissances très utiles
pour les travaux futurs.
Nous avons mis en évidence l’importance du champ de vitesses (et de ses fluctuations)
et de richesses locales sur le développement de la combustion d’un mélange hétérogène de ce
type.
Nous avons montré également que le phasage entre l’injection et l’allumage constitue
un paramètre majeur dans une telle combustion. L’influence de ce paramètre, notamment, sur
la réussite d’allumage et sur la vitesse de combustion ont été quantifiées.
Les origines des ratés d’allumage enregistrés expérimentalement ont été parfaitement
identifiés. Après avoir démontré que la vitesse et l’intensité de turbulence mesurées au niveau
du point d’allumage avaient une influence négligeable sur l’initiation de la combustion, nous
avons trouvé une concordance presque parfaite, entre le pourcentage de ratés d’allumage
enregistré et le pourcentage de tirs où la richesse au point d’allumage était en dehors des
limites d’inflammabilité. Ces résultats ont permis de valider la méthode de mesure de
richesses locales par PLIF d’acétone mise au point dans le cadre de cette étude.
L’effet positif de l’hétérogénéité du mélange sur l’augmentation de la vitesse de
combustion a été constaté et évalué.
178
statique
__________________________________________________________________________
Nous avons prouvé expérimentalement que la combustion de mélanges hétérogènes
donne la possibilité de brûler des mélanges de richesse globale très inférieure à la limite
inférieure d’inflammabilité. En effet nous avons réussi la combustion d’un mélange de
richesse globale de 0.3.
Nous avons montré également que pour des mélanges de richesse globale inférieures à
0.8, une diminution de la richesse globale du mélange engendre une augmentation
significative de variations cycle à cycle et provoque une augmentation des zones non
inflammables pénalisant le ‘rendement de pression’
Le ‘rendement de pression’ faible indique que les conditions de mélange (distribution
de richesses), ne sont pas favorables à une propagation correcte de la flamme dans la chambre
de combustion. Ces rendements pourront être augmentés en changeant les conditions
aérodynamiques et les distributions de richesses au sein de la chambre de façon à pouvoir
allumer le mélange avant que le jet d’injection ne touche la paroi opposée ( ce qui a été
impossible dans la chambre statique). Ceci permettra un contrôle de la propagation de la
flamme dans tout l’espace et pas uniquement dans une direction préférentielle. Ces pistes
seront utilisées lors de l’étude dans la chambre ARC, où nous réaliserons une injection de
méthane au sein d’un écoulement de swirl contrôlé.
179
statique
__________________________________________________________________________
180
Chapitre V- Etude expérimentale de la combustion d’un mélange hétérogène de méthane-air globalement
pauvre : chambre dynamique
__________________________________________________________________________
Chapitre V :Etude expérimentale de la combustion
d’un mélange hétérogène de méthane-air
globalement pauvre : chambre dynamique
181
__________________________________________________________________________
182
__________________________________________________________________________
V.1- Introduction
Après avoir réalisé les premiers essais de combustion de mélange hétérogène en
chambre statique, nous avons entrepris une série de expériences dans la chambre ARC (§
II.2). Dans cette dernière configuration, le méthane est injecté, non pas dans l’air au repos,
mais dans un écoulement d’air préalablement généré par la machine à compression rapide (§
II.2.1).
Cette étude en conditions dynamiques a pour objectif d’améliorer les conditions
aérodynamiques et les distributions de richesses locales au sein de la chambre de manière à
pouvoir augmenter le ‘rendement de pression ’ et diminuer également la valeur minimale de
la richesse globale du mélange. Ce passage à des conditions dynamiques représente une
nouvelle étape dans la simulation de l’injection directe de gaz naturel dans les moteurs à
piston.
L’idée de base pour atteindre ces objectifs consiste à injecter du méthane pur dans un
écoulement de swirl bien maîtrisé, suivi de l’allumage du mélange. Lors d’une injection de
méthane au centre d’un swirl, le méthane étant moins lourd que l’air, l’écoulement structuré
favorise le déplacement de l’air vers les parois et la concentration de méthane au centre. Ainsi
nous prévoyons une diminution des pertes de chaleur au parois et par conséquent une
augmentation du ‘rendement de pression’. Simultanément nous souhaitons brûler des
mélanges de richesse globale très réduites, grâce au phénomène de concentration de carburant
par l’écoulement de swirl.
Après un rappel de l’influence du swirl dans le processus de stratification de la charge
et sur le déroulement de la combustion, nous caractérisons le champ aérodynamique au sein
de la chambre ARC avant combustion, à partir de mesures PIV. Ensuite, nous présentons les
principaux résultats obtenus à partir des mesures de richesses locales après injection de
183
__________________________________________________________________________
carburant grâces aux mesures par PLIF de l’acétone. Finalement nous exposons et nous
discutons les résultats obtenus en combustion
L’effet du swirl sur le processus de mélange de la charge carburant et sur les
performances de combustion a été largement étudié dans le passé par divers auteurs [49, 20,
62, 66].
Pour quantifier l’intensité du swirl dans les moteurs, on fait généralement appel au
nombre de swirl (NS). Ce nombre adimensionnel est défini comme le rapport entre la vitesse
tangentielle de l’écoulement et la vitesse moyenne du piston.
L’écoulement de swirl favorise la stratification axiale du mélange inflammable dans la
chambre de combustion des moteurs à injection indirecte. Ce fait a été démontré
expérimentalement par Quader [49], entre autres. Toutefois si l’intensité du swirl augmente
exagérément, (NS supérieur à 5), son effet sur la stratification devient négligeable. [62]
La vitesse de combustion peut être augmentée à l’aide d’un swirl bien maîtrisé,
comme le montre les résultats obtenus par Zhang [66], Figure V.1. Cette figure indique que la
durée de combustion est minimale pour des nombres de swirl comprises entre 1.5 et 2.5.
durée de combustion (ms)
25
20
15
10
5
0
1
2
3
4
nombre de swirl
Figure V.1 : Durée de combustion en fonction du nombre swirl
Carburant: gaz naturel [66]
184
__________________________________________________________________________
L’écoulement de swirl peut avoir des conséquences sur les variations cycle à cylce lors
de la combustion. Goto [20], lors de ses travaux expérimentaux dans un moteur au gaz naturel
à injection dans la conduite d’admission, a démontré qu’un écoulement de swirl de faible
intensité, conduisant à des nombres de swirl de l’ordre de 2, a des effets très positifs dans la
stabilisation de la combustion. Cependant, si le taux de swirl devient trop élevé (nombre de
swirl supérieur à 4) les instabilités augmentent et par conséquent les variations cycle à cycle
augmentent aussi.
Urushihara [62], a prouvé que l’écoulement de tumble promouvait toujours
l’homogénéisation de la charge et qu’une condition nécessaire pour la stratification de la
charge était de limiter l’intensité de tumble dans la chambre de combustion d’un moteur à
injection indirecte.
En conclusion, un écoulement de swirl bien maîtrisé, conduisant à des nombres de
swirl comprises entre 1.5 et 3, favorise la stratification, augmente la vitesse de combustion et
diminue les variations cycle à cycle. D’autre part l’écoulement de tumble n’est pas indiqué
pour notre étude car il favorise l’homogénéisation du mélange et pénalise significativement la
stratification de la charge carburant. Toutes les études cités concernent des travaux effectués
dans des chambres de combustion de moteurs à injection de carburant dans la conduite
d’admission. Dans notre cas, le méthane sera injecté directement dans la chambre de
combustion. Ainsi ces conclusions ne peuvent pas être directement extrapolées à notre étude.
V.2- Caractérisation du champ aérodynamique dans la chambre
La maîtrise de l’écoulement de swirl peut apporter des améliorations significatives sur
le processus de mélange et sur le développement de la combustion. Nous nous sommes
intéressés, dans cette partie, à bien caractériser les conditions aérodynamiques dans la
chambre ARC en fonction du temps.
185
__________________________________________________________________________
Comme nous l’avons présenté au § II.2, la machine à compression rapide permet
simultanément la création d’une compression et la génération d’un écoulement d’air.
Rappelons que la monté du piston par le système pneumatique force l’air à s’écouler dans la
chambre de combustion par une fente de 3 mm de hauteur et 60 mm de largeur qui coïncide à
la largeur totale de la chambre. Ainsi un mouvement de rotation de l’air au sein de la chambre
est généré. Selon la position relative de ce générateur et de l’injecteur, cet écoulement peut
être associé à un swirl ou à un tumble. Nous avons réalisé tous nos essais dans la
configuration de swirl.
V.2.1 – Mesure des vitesses par PIV (sans injection)
Afin de quantifier les champs aérodynamiques dans la chambre ARC, nous avons
réalisé des mesures de vitesse par PIV. La Figure V.2 présente l’ensemble du dispositif
expérimental utilisé.
2 lasers YAG pour l’éclairage du champ.
Les lasers ont été positionnés sur trois plans
différents afin d’évaluer le caractère
bidimensionnel de l’écoulement
Le mouvement du piston provoque un
mouvement rotatif de l’air dans la chambre
Camera d’acquisition des images
Figure V.2 : Dispositif expérimental utilisé pour les mesures des vitesses par PIV dans la
chambre ARC
186
__________________________________________________________________________
Nous avons effectué des mesures de vitesse pendant la phase de compression et après
la fin de poussée du piston. Pour contrôler le caractère bidimensionnel de l’écoulement nous
avons réalisé ces mesures en trois plans différents (plan central et deux plans symétriques par
rapport à l’axe, écartés de 8 mm des parois latérales). La reproductibilité des résultas a été
aussi testée. La Figure V.3 présente trois champs aérodynamiques instantanés sur le plan
central provenant de trois expériences différentes. Cette figure montre une reproductibilité du
mouvement d’ensemble relativement bonne.
z
y
x
5 m/s
y
x
Figure V.3 : Reproductibilité des champs de vitesse dans la chambre ARC
Résultats obtenus de trois tirs distincts à 15 ms après la fin de poussée. Cercle rouge:
position approximative du centre du tourbillon. Champs de vitesse dans le plan central
La Figure V.4, présente les champs de vitesses obtenus pendant la phase de poussée
du piston (compression). Les temps et pressions sont répertoriés sur la courbe associée. Dés
les premiers instants de la phase de compression, un tourbillon est formé dans la chambre. Le
centre de ce tourbillon se déplace en spirale vers le centre de la chambre à une vitesse de
l’ordre de 200 rad/s. 25 ms après le début de la poussée, un écoulement de rotation
d’ensemble s’installe. Cet écoulement d’ensemble devient de plus en plus uniforme dans le
temps. Cependant après la fin de poussée nous observons encore le déplacement du centre du
tourbillon (Figure V.5).
187
__________________________________________________________________________
2.5
2
1.5
2
3
4
6
8
9
bar
1
5
7
1
z
0.5
y
x
0
-60
-50
-40
-30
-20
-10
0
10
20
ms ( 0: instant de fin de poussée)
30
40
50
5 m/s
1
2
3
4
5
6
y
7
8
9
x
Figure V.4 : Champs de vitesses obtenus par PIV dans la chambre ARC pendant la
phase de poussée. Champs de vitesse dans le plan central
Cercle rouge: position approximative du centre du tourbillon
188
__________________________________________________________________________
z
y
x
5 m/s
10 ms après fin de poussée
20 ms
40 ms
50 ms
30 ms
60 ms
y
70 ms
80 ms
90 ms
x
Figure V.5 : Champs de vitesses obtenus par PIV dans la chambre ARC après la phase
de poussée du piston. Champs de vitesse dans le plan central
Cercle rouge: position approximative du centre du tourbillon
189
__________________________________________________________________________
Sur la Figure V.6, nous avons tracé la trajectoire du centre du tourbillon. La valeur
reporté sur les graphiques correspond à une valeur moyenne sur 9 acquisitions.
trajectoire du centre du tourbillon après la
fin de poussée (les chiffres correpondent au
temps en ms après la fin de poussée)
trajectoire du centre du tourbillon durant la
poussée (les chiffres correpondent au
temps en ms avant la fin de poussée)
20.7
17.4
5
30
20
10
10
10
0
0
0
60
50
40
x
50
60
20
10
0
trajectoire globale du centre du tourbillon
(en rouge avant la fin de poussée et en blue
après la fin de poussée)
110
90
100
70 80
60
50
50
40
40
30
30
y
120
30
x
trajectoire du centre du tourbillon après la fin
de poussée (les chiffres correpondent au
temps en ms après la fin de poussée)
60
35
40
20
20
20
20
10
10
0
60
50
40
30
20
10
0
y
40
20
3.9
30
25
15
7.8
40
30
y
30
10
y
40
12.9
50
50
50
25.8
60
60
60
31.2
0
60
x
50
40
30
20
10
0
x
Figure V.6 : Position du centre du tourbillon à chaque instant dans la chambre ARC
190
__________________________________________________________________________
La figure précédente indique que, pour les temps étudiés, jusqu’à 120 ms après la fin de
poussée, le centre du tourbillon, qui se déplace en spirale, ne coïncide jamais avec le centre
géométrique de la chambre. Par conséquent, il existe des dissymétries au niveau de
l’aérodynamique au sein de la chambre qui pourront empêcher un développement symétrique
de la combustion. Ce problème est généré par la géométrie cubique de la chambre et pourra
être éliminé en augmentant le temps de poussée, ou en attendant au delà de 120 ms après la fin
de poussée. Toutefois, pour augmenter le temps de poussée il faut diminuer la pression dans le
réservoir de poussée, ce qui engendre obligatoirement une diminution de la vitesse du
mouvement d’ensemble. De même, un délai plus grand après la fin de poussée entraîne une
diminution de la vitesse du mouvement d’ensemble du fait des pertes par frottement. Ainsi il
faut faire un compromis entre la vitesse de l'écoulement en rotation et l’uniformisation de ce
même écoulement. Le tracé de l’évolution temporelle de la vitesse à un point précis de la
chambre nous indique que le passage du centre du tourbillon à son voisinage provoque toujours
une augmentation de l’intensité de la vitesse locale. Cet aspect est évident sur la Figure V.7
qui présente la vitesse moyenne dans une petite fenêtre dans la partie haute de la chambre.
moyenne du module de la vitesse dans une fenetre de 1mm2
(x1=30 y1=55, x2=31 y2=54)
14
vitesse m/s
12
Plan I
10
Plan II
8
Plan III
6
4
2
0
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
100
110
120
temps aprés fin poussée ms
Figure V.7 : Vitesse moyenne locale dans la fenêtre d’interet à chaque instant de mesure
pour 3 plans de mesure dans la chambre ARC
191
__________________________________________________________________________
Sur cette figure nous constatons le caractère bidimensionnel de notre écoulement car,
pour les trois plans étudiés, les valeurs de vitesse sont identiques.
La diminution ‘pulsé’ de l’intensité de la vitesse locale est due à la conjugaison de
deux phénomènes : 1) diminution de la vitesse de l’écoulement d’ensemble du fait des
frottements aux parois ; 2) augmentation ponctuelle de la vitesse due à la précession du
tourbillon.
Au delà de 70 ms après la fin de la poussée, les champs de vitesse deviennent presque
uniformes et le passage du centre du tourbillon à une influence négligeable. Ce résultat
apparaît clairement sur les profils verticaux de l’intensité du vecteur vitesse, tracés dans la
zone centrale de la chambre, pour différents instants (Figure V.8).
14
5 ms après la fin de poussée
20ms après la fin de poussée
intensité de la vitesse (m/s)
12
10
Zone
zone
d'imprecision
d’imprécision
des mesures
des
mesures àà
cause
cause de
de
l’électrode et
l'electrode
et ses
des réflexions
reflexionsde
parasites
8
6
4
y
lumière
x
2
0
0
10
20
30
40
50
60
y (mm)
Figure V.8 : Profils verticaux de l’intensité du vecteur vitesse au centre de la chambre
pour 5, 20, 40 et 70 ms après la fin de poussée.
Nous pouvons également noter sur cette figure, que le profil de vitesse obtenu 70ms
après la fin de poussée est quasiment plat le long de la ligne vertical central et la vitesse
moyenne vaut environ 3.5 m/s. La Figure V.9 montre le résultat d’une estimation du nombre
192
__________________________________________________________________________
de swirl en fonction du régime, dans un moteur dont la course est de 70 mm, correspondant à
cette valeur de vitesse tangentielle.
Nombre de Swirl
2.5
2
1.5
1
0.5
0
800
1000
1200
1400
1600
1800
rpm
Figure V.9 : Nombre de swirl correspondant à une vitesse tangentielle de 3.5 m/s en
fonction du régime, pour un moteur 70 mm de course
Cette figure montre que, pour ce moteur, la vitesse tangentielle considéré (3.5 m/s)
correspond à des nombres de swirl comprises entre 1 et 2 pour des faibles régimes,
(inférieures à 1600 tours/m) où le fonctionnement en charge stratifiée très pauvre est
envisagé.
Ainsi, afin d’avoir un swirl bien établi et des conditions représentatives de celles
vérifiées dans les moteurs, nous avons décidé d’effectuer les injections de méthane toujours
70ms après la fin de poussée, où le tourbillon est déjà presque centré et la vitesse vaut de
l’ordre de 3.5m/s.
V.2.2 – Effet de l’injection sur le champ aérodynamique
Les champs de vitesses présentés précédemment sont naturellement perturbés par
l’injection de méthane qui a lieu au centre de la chambre ARC et donc quasiment dans l’axe
du swirl.
193
__________________________________________________________________________
Une fois défini l’instant de début d’injection (70 ms après la fin de poussée), nous
avons réalisé des mesures de vitesses par PIV dans un plan perpendiculaire à l’axe du jet
d’injection au centre de la chambre. Nous avons également effectuée des mesures dans le plan
axial du jet. Les Figures V.10 et V.11 présentent les champs de vitesses obtenus pour le cas
d’une durée d’injection de 7 ms, ce qui correspond à une richesse globale dans la chambre de
0.5.
z
y
x
5 m/s
RDI = 0 ms
RDI = 2 ms
RDI = 4 ms
y
RDI = 6 ms
RDI = 16 ms
RDI = 29 ms
x
Figure V.10 : Champs de vitesse dans la chambre ARC avec injection- jet vu de face
(Debut injection = 70 ms après fin de poussée ; Durée d’injection = 7 ms ; Richesse
globale = 0.5 ; RDI : retard entre le début d’injection et la prise d’image). Champs de
vitesse dans le plan central
Les champs de vitesse présentés ont été obtenus sans ensemencement du jet
d’injection. Ainsi l’absence d’information dans les zones occupées par le jet est logique.
194
__________________________________________________________________________
z
y
x
5 m/s
RDI = 1 ms
RDI = 2 ms
RDI = 3 ms
RDI = 4 ms
RDI = 5 ms
RDI = 6 ms
z
RDI = 7 ms
RDI = 9 ms
RDI = 29 ms
x
Figure V.11 : Champs de vitesse dans la chambre ARC avec injection- jet vu de profil
(Debut injection = 70ms après fin de poussée ; Durée d’injection = 7 ms ; Richesse
globale = 0.5 ; RDI : retard entre le début d’injection et la prise d’image). Champs de
vitesse au plan central
Des champs obtenus dans le plan perpendiculaire à l’axe du jet, nous constatons que
l’injection envoie l’air vers les parois, perturbant significativement l’écoulement de swirl
initial. Même après la fin de l’injection ces perturbations subsistent. Il faut attendre plus de
195
__________________________________________________________________________
30ms après le début de l’injection pour que l’écoulement reprenne une rotation analogue au
cas sans injection. Les champs obtenus en vue de profil montrent que le jet prend environ 1.5
ms pour atteindre l’électrode d’allumage, ce qui correspond à une vitesse de pénétration de
l’ordre de 20 m/s. Cette valeur est légèrement supérieure à celle trouvée au cours des
expériences dans la chambre statique. Il faut rappeler que l’injecteur dans la chambre ARC est
monté affleurant et dans la chambre statique il existait un canal de liaison entre l’injecteur et
la chambre, qui ralentissait le jet. La comparaison entre les champs de vitesses obtenus après
injection de méthane dans la chambre ARC, dans l’écoulement de swirl et dans l’air au repos,
à la même pression, montre que le swirl freine significativement le jet d’injection (Figure
V.12), ce qui est en partie le but recherché car l’impact du jet sur la paroi opposée est retardé.
Avec swirl
RDI = 1 ms
RDI = 2 ms
Sans swirl
RDI = 3 ms
5 m/s
z
RDI = 1 ms
RDI = 2 ms
RDI = 3 ms
x
Figure V.12 : Champs de vitesse avec injection dans la chambre ARC, jet vu de profil,
comparaison entre l’injection dans l’écoulement de swirl et dans l’air au repos à la
même pression : 2 bar. Champs de vitesse au plan central
196
__________________________________________________________________________
V.3- Mesure des richesses locales par PLIF dans la chambre ARC
La connaissance de la répartition de carburant au sein de la chambre ARC, après
injection de méthane au centre d’un écoulement de swirl, constitue une étape essentielle de
notre étude. Ainsi nous avons effectué plusieurs expériences en utilisant le diagnostic PLIF (§
III). Nous avons testé deux durées d’injection : 7 et 3 ms ce qui correspondent à des richesses
globales de 0.5 et 0.2. Notons que le début de l’injection a lieu, toujours, 70 ms après la fin de
la poussé du piston. Les Figures V.13 et V.14 présentent les cartographies moyennes pour le
cas de richesses globales de 0.2 et 0.5. Ces images ont été obtenues à partir de la moyenne de
5 images.
z
y
x
RDI=1ms
RDI=2ms
RDI=3ms
RDI=4ms
RDI=5ms
RDI=6ms
z
x
Figure V.13 : Distributions de richesses locales dans la chambre ARC, richesse globale 0.2
Durée injection 3 ms ; Moyenne sur 5 images ; Pression chambre 2 bar ; Pression
injection 6 bar (RDI : retard entre debut injection et l’instant de prise d’image).
Champs de richesse dans le plan central
197
__________________________________________________________________________
z
y
x
RDI=2ms
RDI=3ms
RDI=4ms
RDI=5ms
RDI=6ms
RDI=7ms
RDI=8ms
RDI=9ms
RDI=10ms
RDI=11ms
RDI=13ms
RDI=15ms
z
x
RDI=2ms
RDI=3ms
RDI=4ms
RDI=6ms
RDI=7ms
RDI=8ms
RDI=5ms
y
x
Figure V.14 : Distributions de richesses locales dans la chambre ARC, richesse globale 0.5
Durée injection 7 ms ;Moyenne sur 5 images ; Pression chambre 2 bar ; Pression
injection 6 bar (RDI : retard entre debut injection et l’instant de prise d’image).
198
__________________________________________________________________________
Les figures précédentes montrent que :
1)
Durant l’injection, le carburant reste préférentiellement au centre de la chambre.
2)
A partir de l’instant de fermeture de l’injecteur le processus de mélange est accéléré.
3)
Le contact du jet d’injection avec la paroi favorise le mélange entre le méthane et l’air.
4)
Pour une richesse globale de 0.2 les distributions de richesses sont apparemment
favorables à la combustion pour 2 ms < RDI < 6 ms.
5)
Pour une richesse globale de 0.5, à partir d’un RDI de 3 ms, les richesses locales dans
la partie haute de la chambre, sont favorables à la propagation d’une combustion , en
revanche dans la partie inférieure de la chambre les conditions nécessaires pour le
développement de la combustion sont atteintes seulement pour des RDI supérieures à
7 ms.
6)
Durant l’ouverture de l’injecteur, les distributions de richesses locales pour les deux
richesses globales étudiées sont analogues. Ce fait peut être vérifié en analysant les
cartographies de richesses obtenues pour RDI de 2 ms pour les deux cas
7)
A partir d’un certain moment, RDI >13 ms pour la richesse globale de 0.5 et RDI > 5
ms pour la richesse globale de 0.2, les mélanges deviennent très homogènes et les
richesses locales au voisinage de l’électrode sont faibles.
En augmentant le RDI, le mélange devient de plus en plus homogène. Cet aspect peut
être quantifié par le degré d’hétérogénéité. Cette grandeur qui influence significativement la
vitesse de propagation de la flamme a été calculé au centre de la chambre, dans une zone de
5mm2 de surface. Les courbes d’évolution de l’hétérogénéité pour des richesses globales de
0.2 et 0.5 sont présentées dans la Figure V.15. Nous constatons que le degré d’hétérogénéité,
décroît continûment avec l’augmentation du RDI et il augmente avec l’augmentation de la
richesse globale du mélange hétérogène.
199
__________________________________________________________________________
0.8
Richesse globale = 0.5
0.7
Richesse globale = 0.2
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0
0
2
4
6
8
10
12
14
16
18
20
22
24
RDI (retard entre le début d'injection et la prise des images) (ms)
Figure V.15 : Degré d’hétérogénéité du mélange dans la chambre ARC
dans la zone de l’électrode (=~ 5 mm2), en fonction du RDI pour des richesses globales
de 0.5 et 0.2
V.4- Etude de la combustion dans la chambre ARC
Dans une première étape nous avons étudié la combustion d’un mélange homogène,
dans la chambre ARC, afin de comprendre l’influence de l’écoulement de swirl sur les
performances de combustion. Ensuite nous avons procédé à une série d’expériences en
mélange hétérogène en introduisant directement le méthane au centre du swirl, pour une
pression dans la chambre de 2 bar
V.4.1 – Combustion d’un mélange homogène
Nous remplissons la chambre ARC avec un mélange homogène préalable de méthaneair de richesse connue à la pression atmosphérique. La machine à compression rapide
comprime ce mélange tout en créant un mouvement de swirl, la pression finale est de 2 bar.
Les conditions de compression sont celles décrites au § II.2.1. L’instant d’allumage constitue
le paramètre principal. La Figure V.16 présente l’évolution de la pression dans la chambre
pendant les phases de compression et durant la combustion, pour différents temps d’allumage
et pour un mélange homogène de richesse 0.84.
200
__________________________________________________________________________
12
11
10
9
8
7
6
5
4
3
2
1
0
-100
allumage
-50
0
50
100
allumage 75 ms après fin de la
poussée
poussée
poussée
poussée
poussée
poussée
poussée
poussée
150
ms
Figure V.16 : Evolution de la pression dans la chambre ARC pendant la compression et
la combustion d’un mélange homogène méthane-air, de richesse 0.84
pour differents instants d’allumage.
La Figure V.16 montre que l’évolution de la pression dans le cas d’un mélange
homogène dépend significativement du délai entre la fin de la poussée et l’instant d’allumage.
En analysant avec plus de détail les pics de pression il est possible d’étudier l’influence de ce
délai sur le ‘rendement de pression’(Figure V.17).
80
75
%
70
65
60
55
50
70
75
80
85
90
95
100
ms
délai entre fin de poussé et l'allumage
105
110
115
Figure V.17 : ‘Rendement de pression’ de la combustion d’un mélange homogène
méthane-air, de richesse 0.84 dans la chambre ARC
pour differents délais entre la fin de poussée et l’allumage
201
__________________________________________________________________________
Bien que le mélange soit homogène, nous constatons une variation du ‘rendement de
pression’ supérieure à 10%. La valeur du pic de pression décroît, jusqu’à un retard de 100ms,
puis le pic augmente de nouveau avec le délai d’allumage. Cette évolution semble être liée à
la position relative du centre du tourbillon et des parois. En effet, il existe une bonne
concordance entre l’évolution du ‘rendement de pression’ et la distance du centre du
tourbillon aux parois de la chambre (Figure V.18).
30
76
28
72
%
mm
26
68
24
distance du centre du
tourbillon aux parois
22
64
rendement de pression
20
60
75
80
85
90
95
100
105
110
temps après la fin de poussé (ms)
Figure V.18 : Comparaison entre les évolutions du ‘rendement de pression’ pour un
mélange homogène de richesse 0.84 et la distance du centre du tourbillon aux parois
Apparemment la valeur du pic de pression est dépendante de la position du tourbillon.
Si le centre du tourbillon est proche des parois, le pertes de chaleur sont favorisés et le
‘rendement de pression’ est pénalisé et inversement. En revanche nous constatons (Figure
V.19) que l’instant correspondant au pic de pression est très peu sensible à la valeur du délai
entre l’instant de fin de poussée et l’allumage. Rappelons que ce paramètre donne une
information concernant la vitesse moyenne de combustion. Ce comportement prouve que la
décroissance de l’intensité de swirl à cause des frottements aux parois, dans cette plage de
202
__________________________________________________________________________
temps est faible. Selon Zhang [66], (Figure V.I), une diminution significative du taux de
swirl conduit à un changement de la vitesse de combustion, ce qui n’est pas le cas pour nous.
25
23
ms
21
19
17
15
75
80
85
90
95
100
ms
délai entre fin de poussé et l'allumage
105
110
Figure V.19 : Instant correspondant au pic de pression concernant la combustion d’un
mélange homogène méthane-air, de richesse 0.84 dans la chambre ARC
pour differents délais entre la fin de poussée et l’allumage
Concernant ces dernières conclusions, nous avons quelques réserves, car nous avons
réalisé seulement un tir de combustion pour chaque délai entre la fin de poussée et l’allumage.
Une étude spécifique de l’influence de la distance du centre du tourbillon aux parois sur le
‘rendement de pression’ mérite d’être effectuée. Toutefois, en sachant que le mélange
homogène ne constitue pas le sujet principal de notre travail, nous laissons cet étude
spécifique pour une occasion future et nous passons à l’étude de la combustion de mélanges
pauvres hétérogènes sur la chambre ARC.
V.4.2 – Combustion d’un mélange hétérogène de richesse globale 0.5
Nous rappelons ici très brièvement les conditions retenus pour l’obtention d’un
mélange hétérogène dans la chambre ARC en conditions dynamiques (§ II.2). Après avoir
rempli la chambre ARC avec de l’air à la pression atmosphérique, la machine à compression
rapide comprime l’air dans la chambre jusqu’à 2 bar en générant un écoulement de swirl en
203
__________________________________________________________________________
40ms environ . A partir du système de synchronisation des éléments déjà décrit en Annexe 1,
l’injection du méthane est effectuée au centre de cet écoulement, toujours 70 ms après la fin
de poussée. L’injecteur est en position verticale et fixé au point central de la face inférieure de
la chambre. La durée d’ouverture de l’injecteur, dans cette configuration, correspondant à une
richesse globale de 0.5, est de 7 ms. L’allumage a lieu au centre de la chambre qui est cubique
de 60 mm de coté. Le retard entre le début d’injection et l’instant d’allumage (RDI) est
contrôlé à l’aide du dispositif de commande de la machine à compression rapide.
Dans cette étude nous avons utilisé la visualisation strioscopique, la tomographie laser
et le système de mesure de pressions.
V.4.2.1 – Ratés d’allumage
Dans un premier temps nous allons nous intéresser au taux de ratés d’allumage en
fonction du RDI. (Figure V.20). Au moins 20 tirs ont été réalisés pour chaque valeur de RDI.
100
90
80
ratés allumage
70
réussite
60
% 50
40
30
20
10
0
2
3
4
5
6
7
8
9
10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24
retard debut injection allumage (RDI) ms
Figure V.20 : Ratés d’allumage pour une richesse globale de 0.5, dans la chambre ARC
(en fonction du RDI , 20 tirs pour chaque RDI)
204
__________________________________________________________________________
Ce graphique montre qu’il existe une plage de RDI favorables à l’initiation et au
développement de la combustion, 4 < RDI < 11. Ce résultat était prévisible au vu des mesures
de richesses locales par PLIF.
La figure précédente illustre aussi dans le cas considéré que le mélange hétérogène
peut s’allumer durant la phase d’injection. En effet, le pourcentage de réussite obtenu pour
RDI = 5, 6, 7 ms est relativement élevé. En conditions statiques aucun allumage n’a été
possible pendant la phase d’injection. Dans la chambre statique, pour un mélange de richesse
globale analogue, il fallait atteindre au minimum 10 ms après la fin d’injection, pour
déclencher l’allumage de façon à avoir un noyau de flamme autonome. Le rôle favorable de
l’écoulement de swirl, dans le processus de mélange et de l’initiation de la combustion, est
clairement mis en évidence, d’après ces premiers résultats. Ce fait est en concordance avec les
travaux de Goto [20].
V.4.2.2 – Propagation de la flamme
La Figure V.21 présente les images obtenues par strioscopie pour différents retards
entre le début d’injection et l’allumage ( RDI ) pour une richesse globale de 0.5. Ces images
ont été prises dans le plan de l’injection (plan de l’axe du swirl).
Les images strioscopiques montrent que le retard entre l’injection et l’allumage
influence significativement le développement de la combustion. Durant la phase initiale, la
flamme évolue toujours sur l’axe verticale. Selon le retard, le début du développement de la
combustion peut avoir lieu soit en haut, soit en bas de la chambre. La flamme touche toujours
d’abord les parois supérieures ou inférieures et seulement ensuite des parois latérales. Ces
constations mettent en évidence l’effet du swirl sur le processus de concentration de méthane
au centre de la chambre.
205
__________________________________________________________________________
z
y
x
RDI
5ms
RDI
6ms
RDI
7ms
RDI
8ms
RDI
9ms
RDI
10ms
RDI
11ms
RDI
13ms
RDI
z
15ms
0 ms
1 ms
2ms
4ms
6ms
8ms
x
Figure V.21 : Visualisation par strioscopie de la combustion d’un mélange hétérogène méthaneair, de richesse globale de 0.5, dans la chambre ARC. Différents RDI. Au dessous des images
nous indiquons le temps après le début de l’étincelle.
206
__________________________________________________________________________
Pour des RDI inférieurs à 7 ms, l’injection de méthane n’est pas terminée. La
combustion se développe initialement préférentiellement vers le haut de la chambre sous
l’effet de la convection engendrée par le jet d’injection. Par ailleurs, les images pour 4ms et 6
ms après l’allumage, pour RDI 5 ms et 6 ms montrent clairement l’effet du swirl sur la
flamme (rotation de la flamme).
Pour les retards compris entre 7 et 10 ms la flamme se développe aussi bien vers le
haut que vers le bas de la chambre. Ce fait est dû principalement à la distribution de richesses,
qui est favorable à la propagation de la combustion dans ces deux directions (Figure V.14).
En effet, l’injection étant terminé, la convection induite est limitée, l’effet de swirl prend le
dessus et les richesses locales deviennent le paramètre plus importante sur la propagation de
la flamme.
Pour des retards supérieurs à 10 ms, le temps de combustion semble être augmenté. La
flamme se propage vers le bas de la chambre. Les mesures de richesses locales effectuées
laissaient prévoir déjà un comportement de ce type. En effet, le mélange devient de plus en
plus homogène et pauvre, ce qui fait diminuer la vitesse de propagation. D’autre part les
cartographies de richesses indiquent, qu’à ce stade, la zone inférieure de la chambre possède
une distribution de richesses plus favorables à la combustion. Cette concentration de méthane
dans la partie inférieure est due au rebond (écoulement secondaire) caractéristique de cet
injecteur référencé au § II.4.2.
Afin de mieux comprendre le développement de la combustion, notamment la
vérification de l’existence de ‘poches’ non inflammables et du plissement de la surface de
flamme, caractéristiques de la combustion de mélanges turbulents et/ou hétérogènes, nous
avons effectué une série de visualisations par tomographie laser dans le plan perpendiculaire à
l’axe du swirl situé au centre de la chambre. Cette technique a été retenue en détriment de la
207
__________________________________________________________________________
strioscopie car nous nous sommes intéressés à des informations plus précises concernant
l’emplacement du front de flamme, ce que ne peut pas être atteint avec des visualisations
strioscopiques comme nous l’avons décrit au § II.3.
Ces visualisations ont permis d’identifier de nombreuses poches non inflammables.
Nous avons repéré quelques-unes de ces zones par de cercles rouges sur la Figure V.22. Ces
parties, où l’huile n’a pas brûlé et donc la réaction de combustion n’a pas eu lieu, prouvent
que la combustion est loin d’être complète.
z
y
x
RDI
7 ms
RDI
13 ms
y
0 ms
1 ms
2 ms
4 ms
6 ms
8 ms
Figure V.22 : Visualisation par tomographie de la combustion d’un mélange hétérogène x
méthane-air, de richesse globale de 0.5, dans la chambre ARC
pour des RDI de 7 et 13ms (plan perpendiculaire à l’axe du swirl au centre de la chambre)
D’autre part cette figure montre que la surface de flamme est très irrégulière. Ce
phénomène est dû au mouvement des gaz et à l’hétérogénéité du mélange conjugués. En
comparant les deux retards étudiés, une fois de plus, nous observons que pour des RDI trop
élevés (RDI = 13 ms), la vitesse de combustion devient significativement plus faible, par
rapport aux plus petits retards (RDI = 7 ms). L’homogénéisation du mélange y contribue
notablement.
208
__________________________________________________________________________
L’utilisation de la PIV pendant la phase de combustion a permis de suivre évolution
des champs de vitesse des gaz frais lors de la propagation de la flamme (Figure V.23). La
mesure de vitesses dans la zone de gaz brûlés est impossible avec notre dispositif, car les
particules d’huile dans cet endroit se sont évaporé et ont brûlé.
z
y
5 m/s
0ms
x
1ms
2ms
4ms
6ms
8ms
Figure V.23 : Champs de vitesse des gaz frais, obtenus par PIV lors de la combustion
d’un mélange hétérogène méthane-air, de richesse globale de 0.5, dans la chambre ARC
pour un RDI de 7 ms (plan perpendiculaire à l’axe du swirl au centre de la chambre)
Nous constatons que le développement de la flamme engendre des modifications
significatives dans l’aérodynamique. L’image prise 4 ms après le début de l’allumage montre
que les gaz frais sont poussés par le front de flamme. L’analyse détaillé des vecteurs vitesse a
permis de noter une vitesse des gaz frais (Vu ) au voisinage du front de flamme variant entre 3
et 4 m/s.
L’exploitation des couples d’images acquises (écart entre les images de 50 µs), donne
la possibilité d’estimer le déplacement du front de flamme durant cet intervalle de temps et
209
__________________________________________________________________________
ainsi d’évaluer la vitesse apparente du front flamme. Nous présentons dans la Figure V.24 le
résultat concernant le déplacement du front de flamme obtenu 2 ms après l’allumage pour un
RDI de 7 ms. Les points vert représentent un déplacement vers l’intérieur et les rouges vers l’
extérieur.
28.1mm
24.1mm
Figure V.24 : Déplacement du front de flamme calculé à partir des images PIV.
Combustion d’un mélange hétérogène méthane-air, de richesse globale de 0.5, dans la
chambre ARC
2 ms après l’allumage, écart entre images PIV de 50 µs, RDI de 7 ms, plan
perpendiculaire à l’axe du swirl
Le déplacement du front de flamme, durant les 50 µs, obtenu de l’exploitation de la
Figure V.24, est en moyenne de 0.20 mm. Cette valeur mène à une vitesses apparente du
front de flamme (Vf) moyenne de 4 m/s. Comme nous disposons également de la vitesse
moyenne des gaz frais en amont, obtenue par PIV, on peut estimer la célérité du front de
flamme turbulente dans un mélange hétérogène (SuTH) qui est définie comme la différence
entre vitesse apparente du front de flamme et la vitesse des gaz frais en amont. Nous obtenons
une valeur moyen de la célérité du front de flamme de 0.5 m/s. Sachant que nous sommes en
présence d’une combustion dans un milieu turbulent et hétérogène au niveau des richesses,
nous pouvons déduire le coefficient d’augmentation de la vitesse de propagation due à la
turbulence et à la hétérogénéité du mélange (αTH) à l’aide de l’équation V.1:
α TH =
Su TH
Su L
210
[eq. V.1]
__________________________________________________________________________
En estimant SuL de l’ordre de 0.2 m/s (Figure IV.3) cela implique une valeur de αTH de
l’ordre de 2.5. Ce résultat est légèrement supérieur à celui trouvé en conditions statiques, pour
une richesse globale analogue, αTH = 2.0, (§ IV.6.1.2) ce qui met en évidence le rôle positif du
swirl sur la vitesse de propagation de flamme.
Il ne faut pas oublier que cette estimation n’est que qualitative. En effet pour obtenir un
résultat quantitativement correct, il est nécessaire de déterminer d’une part la vitesse
apparente du front de flamme et la vitesse des gaz frais en amont, pour une position et un
temps donnés, et d’autre part la richesse, la température et la pression qui détermine SuL
locale. Dans le cadre de ce travail, nous ne disposons pas de tous ces paramètres avec une
précision suffisante.
La précision de notre calcul peut être largement accrue, à partir des mesures simultanées
du champ de vitesses par PIV et de richesses par PLIF durant la combustion.
V.4.2.3 – Efficacité de la combustion
Les mesures de pression lors de la combustion constituent le diagnostic le plus
approprié à la comparaison de l’efficacité de la combustion pour différents RDI. La Figure
V.25 montre l’évolution de la pression dans la chambre ARC, pendant la phase de
compression et la combustion d’un mélange hétérogène de richesse globale de 0.5, pour
différents RDI. Le ‘rendement de pression’ correspondant à la valeur du pic de pression, pour
chaque RDI, est aussi représenté sur la Figure V.26. Sur cette dernière figure nous avons
reporté les valeurs obtenus dans la chambre ARC, avec et sans swirl et aussi celles obtenues
en chambre statique.
211
__________________________________________________________________________
5.50
5.00
4.50
4.00
3.50
3.00
2.50
2.00
1.50
1.00
-125
-75
-25
25
75
125
175
225
RDI 4
Moy. mobile sur 15 pér.
(rdia5)
RDI 7
Moy. mobile sur 15 pér.
(RDIA8)
RDI 6mobile sur 15 pér.
Moy.
(RDIA7)
Moy.
(RDIA6)
Moy.
(RDIA9)
Moy.
(RDIA10)
Moy.
mobile sur 15 pér.
RDI 10
(RDIA11)
Moy.
mobile sur 15 pér.
RDI 11
(RDIA12)
Moy.
mobile sur 15 pér.
RDI 13
(RDIA14)
Moy.
RDI 15
mobile sur 15 pér.
(RDIA16)
ms
(0 ms allumage)
Figure V.25 : Evolution de la pression dans la chambre ARC avec swirl. Combustion
d’un mélange de richesse globale 0.5
Courbes moyennes de 5 tirs pour differents RDI.
100.00
90.00
Chambre ARC
Richesse 0.5
80.00
70.00
%
60.00
50.00
Chambre ARC
Richesse 0.5 sans
swirl
40.00
30.00
20.00
10.00
Chambre statique
Richesse 0.55
0.00
0
2
4
6
8
10 12 14 16 18 20 22 24 26 28 30 32 34
Retard entre le debut d'injection et l'allumage (ms)
Figure V.26 : ‘Rendement de pression’ dans la chambre ARC avec swirl, richesse globale
0.5. Comparaison avec les autres cas étudiés de richesse globale identique.
212
__________________________________________________________________________
Le résultat obtenu pour le ‘rendement de pression’ dans la chambre ARC sans swirl
est analogue à ceux observés en chambre statique. En revanche le ‘rendement de pression’
obtenu dans la chambre ARC avec swirl est 60% supérieure, en moyenne, à celui obtenu en
chambre statique. La Figure V.26 montre que la dispersion des résultats obtenus pour une
richesse globale de 0.5 dans la chambre ARC est également plus faible dans le cas dynamique
que dans le cas statique. Ces faits mettent en évidence l’effet positif de l’écoulement de swirl
sur le ‘rendement de pression’. Le swirl intervient à deux niveaux sur la combustion : il
augmente la vitesse de propagation de la flamme du fait de la turbulence qu’il induit, mais
également grâce à la réalisation d’une distribution de richesses contrôlée et favorable. Le
swirl, en concentrant le méthane au centre de la chambre, oblige un développement de la
combustion le long de l’axe de cet écoulement. Les pertes de chaleur aux parois sont réduites
et par conséquent la valeur maximale de la pression dans la chambre augmente. D’autre part,
grâce à cette concentration de carburant au centre, la quantité de méthane réellement brûlé
dans la chambre augmente également (Figure V.27), ce qui engendre également un
accroissement du ‘rendement’. Toutefois, comme le prouvent les irregularités de la chute de
pression après le pic (Figure V.25), constatés aussi bien sur les courbes de pression
moyennées que sur les courbes individuelles, la combustion n’est pas complète et les
réactions chimiques subsiste encore longtemps après le pic.
Contrairement, aux résultats obtenus en chambre statique, le ‘rendement de pression’
dans la chambre ARC avec swirl varie en fonction du RDI. Nous trouvons que la valeur
maximale du ‘rendement’ est atteinte pour 7 ms ≤ RDI ≤ 10ms. Le ‘rendement’ pour des
RDI inférieures à 7ms reste stable, avec une légère diminution pour des RDI plus faibles.
Pour des RDI supérieures à 10 ms le ‘rendement’ diminue de façon continue. Les
phénomènes responsables de ce comportement sont les suivantes :
213
__________________________________________________________________________
1)
Pour des RDI inférieurs 7 ms, la flamme se propage initialement prioritairement vers le
haut de la chambre, touchant la paroi supérieure rapidement. Pour des retards compris
entre 7 et 10 ms la flamme se développe aussi bien vers le haut que vers le bas de la
chambre, le contact avec les parois a lieu plus tard. Pour des retards supérieurs à 10 ms,
le mélange devient de plus en plus homogène, et se propage prioritairement vers la partie
inférieure et avec une vitesse globale de combustion plus faible. Ainsi les pertes de
chaleur aux parois doivent être minimisées pour 7ms ≤ RDI ≤ 10ms.
Comme la Figure V.27 montre, le pourcentage de la masse de méthane qui est en
conditions de brûler, augmente au fur et à mesure que le RDI augmente, jusqu’à atteindre
une valeur maximale, de l’ordre de 65% pour des RDI compris entre 7 et 10 ms. Ensuite
il décroît continûment. Ces résultats ont été obtenus en utilisant les mesures de richesses
locales par PLIF, et la méthode décrite au § IV.6.1.3.
70
% masse carburant inflammable
2)
60
50
chambre ARC richesse 0.5
40
chambre statique richesse
0.55
30
4
6
8
10
12
14
16
18
20
22
24
26
28
30
32
RDI
Figure V.27: Estimation de la masse de carburant susceptible de s’enflammer en
fonction du RDI. Comparaison des résultats obtenus en chambre statique avec ceux
obtenus en chambre ARC
214
__________________________________________________________________________
La Figure V.27 indique que les valeurs maximales de masse de carburant susceptibles
de s’enflammer obtenues en chambre ARC (avec swirl) sont légèrement supérieures à celles
obtenues en chambre statique (5 à 10%). Ainsi les conditions de mélange en chambre ARC
semblent permettre une combustion plus complète par rapport au cas en chambre statique. En
revanche le domaine de RDI dans lequel plus de 50% de la masse de carburant est susceptible
de s’enflammer est inférieure dans le cas en chambre ARC (6 ms ≤ RDI ≤ 13ms) par rapport
au cas en chambre statique (19 ms ≤ RDI ≤ 31ms).Le phasage doit être plus précis.
Comme le montre la Figure V.28, les temps de combustion dans la chambre ARC
avec swirl sont inférieurs à ceux obtenus en chambre statique. Cette caractéristique est due, à
l’augmentation de la vitesse de combustion par le swirl, mais aussi à la distance plus faible à
parcourir par la flamme (la chambre ARC est plus petite).
60
55
Chambre ARC
Richesse 0.5
50
45
ms
40
35
Chambre statique
Richesse 0.55
30
25
20
15
10
0
2
4
6
8
10
12
14
16
18
20
22
24
26
28
30
32
34
Retard entre le debut d'injection et l'allumage (ms)lumage
Figure V.28 : Instant correspondant au pic de pression dans la chambre ARC avec swirl.
Richesse globale de 0.5. Comparaison avec les cas en chambre statique.
Dans la chambre ARC, le temps pour atteindre le pic de pression augmente avec
l’augmentation du RDI, ce qui signifie que la vitesse moyenne de combustion diminue. Cette
évolution s’explique par l’hétérogénéité du mélange et aussi par la diminution de la
215
__________________________________________________________________________
turbulence. En effet, à une augmentation du retard est associé une diminution du degré
d’hétérogénéité (Figure V.15) et comme nous l’avons montré précédemment, une diminution
du degré d’hétérogénéité fait baisser la vitesse de combustion globale (§ IV.6). Parallèlement
à ceci, la turbulence induite par le jet d’injection, après la fermeture de l’injecteur (RDI=7ms),
et l’intensité du swirl diminuent continûment avec le RDI ce qui entraîne une diminution de la
vitesse de combustion.
V.4.3 – Influence de la richesse globale
V.4.3.1-Cas d’un mélange de richesse globale 0.2
Une fois effectué l’étude pour un mélange hétérogène de richesse globale de 0.5, nous
avons entrepris de réduire la richesse globale du mélange. Ainsi nous avons réduit la durée
d’injection à 3 ms, ce qui correspond à une richesse globale de 0.2, tout en maintenant
identiques toutes les autres conditions de fonctionnement. Les résultats obtenus sur les ratés
d’allumage sont présentés dans la Figure V.29.
Ce graphique montre que, bien que la plage de valeurs de RDI favorables à l’allumage
du mélange, soit réduite, la combustion d’un mélange dont la richesse globale est cinq fois
plus faible que la stœchiométrie est possible dans nos conditions de fonctionnement. Les
résultats obtenus sur les ratés d’allumage sont en concordance avec les prédictions réalisés
lors d’essais de PLIF.
La Figure V.30 montre les images de flamme obtenues par strioscopie pour différents
retards. Ces images montrent que la combustion se développé toujours, le long de l’axe du
swirl dans un premier temps. La flamme impacte, d’abord, soit la face supérieure soit la face
inférieure de la chambre au détriment des parois latérales. Ce comportement résulte de la
concentration de méthane au centre de la chambre par l’écoulement de swirl.
216
__________________________________________________________________________
100
90
80
70
60
% 50
ratés allumage
40
réussites
30
20
10
0
1
2
3
4
5
6
retard debut injection allumage ms
Figure V.29 : Ratés d’allumage pour une richesse globale de 0.2, dans la chambre ARC
(en fonction du RDI , 20 tirs pour chaque RDI)
z
y
x
RDI
3 ms
RDI
4 ms
RDI
z
5 ms
0 ms
2 ms
4 ms
8 ms
12 ms
16 ms
x
Figure V.30 : Visualisation par strioscopie de la combustion d’un mélange hétérogène
méthane-air, richesse globale de 0.2, dans la chambre ARC
pour diférents RDI (l’injection de méthane est vertical ascendant )
Nous remarquons que, pour un RDI de 3 ms, la flamme se développe prioritairement
vers le haut de la chambre. La propagation de la flamme dans la partie haute est complètement
217
__________________________________________________________________________
différente de celle vers le bas de la chambre. En effet, la flamme est beaucoup plus plissée
dans la partie supérieure que dans la partie basse. La flamme plissée (en haut) a une vitesse de
propagation nettement supérieure à celle se propageant dans la partie inférieure. Ce
comportement de la flamme est dû au jet d’injection et à l’hétérogénéité du mélange réalisé. Il
faut rappeler que pour ce RDI, l’injecteur est encore ouvert lors de l’allumage. D’autre part
les difficultés de propagation dans la partie inférieure sont principalement dues à des richesses
très élevés, comme le prouve les cartographies de richesse locale (Figure V.13).
Pour des RDI de 4 et 5 ms, la propagation initiale de la flamme continue d’être
concentrée le long de l’axe du swirl et se propage dans les deux sens. La propagation dans les
deux sens est la conséquence d’une distribution de richesses plus favorables (Figure V.13).
La Figure V.31 montre l’évolution de la pression dans la chambre ARC, lors de la
combustion d’un mélange de richesse globale de 0.2.
3.5
3
2.5
2
1.5
RDI 5 ms
1
0.5
-200
RDI 4 ms
RDI 3 ms
-150
-100
-50
0
50
100
150
200
250
300
350
400
ms
Figure V.31 : Evolution de la pression lors de la combustion d’un mélange de richesse
globale de 0.2 dans la chambre ARC. Courbes moyennes de 5 tirs.
Le rendement de pression est présenté sur la Figure V.32 qui fait également une
synthèse de l’ensemble des résultats obtenus dans les différentes configurations. Il faut noter
218
__________________________________________________________________________
que, pour le cas de la combustion de mélange homogène de richesse 0.84, les points ont été
positionnés en faisant l’équivalence entre RDI et le temps après fin de la poussé, en utilisant
la relation suivante RDIéquivalent = temps après la fin de la poussée-70ms.
Chambre ARC
Richesse 0.2
100.00
90.00
Chambre ARC
Richesse 0.5
80.00
70.00
Chambre ARC
Richesse 0.5 sans
swirl
%
60.00
50.00
Chambre statique
Richesse 0.8
40.00
30.00
Chambre statique
Richesse 0.55
20.00
Chambre statique
Richesse 0.3
10.00
0.00
0
2
4
6
8 10 12 14 16 18 20 22 24 26 28 30 32 34 36 38 40
Chambre ARC
homogène Richesse
0.84
Figure V.32 : ‘Rendement de pression’ dans la chambre ARC avec swirl. Richesse
globale de 0.2. Comparaison avec les autres cas étudiés
Cette figure montre que la diminution de la richesse globale s’accompagne d’une
augmentation du ‘rendement de pression’ moyen, mais la dispersion des résultats croît
également. Ainsi pour un retard de 3 ms une valeur de ‘rendement’ de 73% a été observée
pour un tir ce qui est analogue à la valeur la plus grande mesurée avec un mélange homogène
de richesse 0.84. Cependant dans les mêmes conditions, un rendement de pression de 39% a
également été enregistré sur un autre tir. Les fluctuations tir à tir sont donc très importantes.
La maîtrise de l’écoulement ainsi que les phasages de l’injection et de l’allumage sont
les clés pour obtenir un grand ‘rendement’ dans les cas de mélange hétérogène globalement
très pauvre. Malgré les grandes dispersions observés et mentionnés précédemment, les
219
__________________________________________________________________________
‘rendements de pressions’ sont en générale bons. Grâce aux phénomènes de concentration de
méthane au centre du swirl et à la faible masse de méthane injecté, la quantité de carburant au
voisinage des parois est faible . Ainsi les pertes de chaleur aux parois sont réduites.
La Figure V.32 montre qui en moyenne le ‘rendement de pression’ augmente lorsque
RDI diminue. La valeur maximale du ‘rendement’ est obtenue pour RDI = 3 ms. Ce retard
constitue le seul cas parmi les autres étudiés, où la charge carburant est allumée avant que le
jet d’injection impacte la paroi supérieure. L’hypothèse de formation des imbrûlés, à cause
d’un film de carburant aux parois, est de cette manière éliminée.
V.4.3.2-Cas d’un mélange de richesse extrêmement faible
Afin de souligner les phénomènes observés avec la réduction de la richesse globale,
nous avons effectuée une étude de la combustion pour un mélange avec une richesse globale
la plus faible possible.
Compte tenu de notre injecteur, le temps d’injection minimale est de 3 ms (§ II.4.3).
Ainsi la réduction de la richesse par rapport au cas précédent ne peut être obtenu que par
diminution de la pression d’injection. Nous avons fixé la pression d’injection à 4 bar, ce qui
conduit à une richesse globale de 0.12. Dans ces conditions seul une valeur de RDI a permis
d’obtenir l’allumage et le développement de la combustion.
Le retard entre l’injection et l’allumage qui a conduit à des résultats favorables est de 4
ms. Pour ce RDI nous avons constaté une réussite d’allumage de 30%, 4 tirs sur un total de
12. Nous avons trouvé un taux de ratés d’allumage de 100% pour tous les autres RDI
essayés, 2, 3, 5 et 6 ms.
220
__________________________________________________________________________
Les courbes de pression sont très différents d’un tir à l’autre, comme le montre la
Figure V.33 où nous présentons les courbes obtenus pour chacun de 4 tirs réussis. Ces
résultats conduisent à une dispersion des ‘rendements de pression’ très élevée (Figure V.34).
4.5
4.0
3.5
3.0
2.5
2.0
1.5
1.0
0
50
100
150
200
250
ms
300
350
400
450
500
Figure V.33 : Evolution de la pression lors de la combustion d’un mélange de richesse
globale de 0.12 dans la chambre ARC. Courbes correspondantes aux 4 tirs réussis
Chambre ARC
Richesse 0.12
100.00
90.00
Chambre ARC
Richesse 0.2
80.00
Chambre ARC
Richesse 0.5
70.00
%
60.00
Chambre ARC
Richesse 0.5 sans
swirl
50.00
40.00
Chambre statique
Richesse 0.8
30.00
Chambre statique
Richesse 0.55
20.00
10.00
Chambre statique
Richesse 0.3
0.00
0
2
4
6
8 10 12 14 16 18 20 22 24 26 28 30 32 34 36 38 40
Chambre ARC
homogène Richesse
0.84
Figure V.34 : ‘Rendement de pression’ dans la chambre ARC avec swirl. Richesse
globale de 0.12. Comparaison avec les autres cas étudiés
221
__________________________________________________________________________
Malgré le faible taux de réussite d’allumage et la grande dispersion des résultats en ce
qui concerne le ‘rendement de pression’, nous avons obtenu pour un tir, une augmentation de
pression qui conduit à un ‘rendement’ de 90%, ce qui est tout simplement excellent. Cette
valeur, qui est largement supérieure à la valeur la plus élevée obtenus pour le cas de
combustion homogène sur la chambre ARC, révèle que les pertes de chaleur aux parois ont
été pratiquement éliminées et que presque la totalité du méthane a brûlé.
La valeur obtenue résulte de l’intensification de 3 facteurs déjà cités dans le
paragraphe précédente :
1) la faible quantité de méthane injecté
2) la concentration de méthane au centre par le swirl
3) distribution de richesses locales optimale grâce à un phasage correcte entre
l’injection et l’allumage et aussi à une maîtrise totale de l’écoulement.
V.5- Conclusion
Nous avons réussi a allumer un mélange de richesse globale de 0.12. Ce résultat
signifie que la combustion d’un mélange contenant une quantité de méthane huit fois
inférieure au cas stœchiométrique est possible. Nous avons observé ce fait à partir d’une
injection directe du méthane au centre d’un écoulement de swirl suivi de l’allumage de la
charge carburée.
Le ‘rendement de pression’ dans ces conditions dynamiques est 60% supérieur au cas
étudié dans la chambre statique. Cette amélioration est due au swirl qui provoque une
concentration du carburant au centre de la chambre, diminuant les pertes de chaleur aux parois
lors de la combustion. Pour un tir nous avons obtenu une valeur de rendement de 90% ce qui
constitue un résultat excellent.
222
__________________________________________________________________________
En diminuant la richesse globale du mélange le ‘rendement de pression’ est aussi
augmenté. En revanche la dispersion des résultats est accrue.
Nous avons constaté encore des effets positifs de l’écoulement de swirl, sur la
processus de mélange, la stabilisation de la combustion et sur la vitesse de combustion.
Lors de la caractérisation du champ aérodynamique avant combustion, nous avons pu
remarquer le déplacement du centre du tourbillon dans la chambre. Le déplacement du centre
de ce tourbillon influe sur les performances de combustion. En effet, nous avons montré que
le ‘rendement de pression’ est pénalisé par la diminution de la distance entre le centre du
tourbillon et les parois de la chambre.
Les mesures de richesse locales dans ces conditions ont permis de prévoir et
comprendre le ratés d’allumage constatés, ainsi que d’estimer la quantité de carburant
susceptible de s’enflammer. Ces mesures ont été très utiles lors de l’exploitation des
visualisations de la combustion.
Les mesures par PIV pendant la phase de combustion ont permis de montrer la
possibilité d’estimer la vitesse apparente de la flamme, ainsi que le gain de vitesse dû à la
turbulence et à l’hétérogénéité. Dans le cadre de ce travail de thèse, cet aspect n’a pas pu être
étudié de manière quantitative. Néanmoins des mesures approximatives ont démontré que
l’hétérogénéité du mélange au niveau de richesses locales, influence notablement les vitesses
de combustion locales. Ceci explique les irrégularités de la surface de flamme observées lors
des essais en tomographie et en strioscopie et conduit à une augmentation de la vitesse
globale de combustion.
223
__________________________________________________________________________
224
Conclusion Générale et Perspectives
__________________________________________________________________________
225
__________________________________________________________________________
226
__________________________________________________________________________
Conclusion Générale
Les travaux présentés dans ce mémoire concernent une étude expérimentale de la
combustion, en enceintes confinées, d’un mélange pauvre stratifié après injection directe de
méthane dans l’air. Une approche expérimentale hors moteur en chambre statique à volume
constant puis en Machine à Compression Rapide a été retenue. Cette étude initiée en février
1999, au Laboratoire de Combustion et Détonique (UPR 9028, CNRS) à en coopération
directe avec Renault S.A. avait pour objectif, d’une part, de mieux comprendre les
phénomènes physiques présents dans ce mode de combustion et, d’autre part, d’évaluer ses
performances en envisageant une future application aux moteurs fonctionnant au gaz naturel.
Dans une première, nous avons mis en évidence toutes les potentialités d’un futur
moteur à allumage commandé au gaz naturel, notamment en termes des émissions de CO2,
principal responsable de l’actuel accroissement de l’effet de serre, et en termes de réduction
de la consommation. En effet un moteur de ce type fonctionnant en charge stratifiée et sans
volet de contrôle du débit d’air donne, aux faibles charges, la possibilité d’une consommation
de carburant inférieure aux moteurs Diesel classiques. La réduction d’émissions de polluants
est considérable grâce au fonctionnement en mélange pauvre, et à l’utilisation de ce carburant
qui contient beaucoup de l’hydrogène par rapport au carbone
Dans une étude de ce type, la connaissance des concentrations locales de carburant par
rapport à l’air est essentielle. Ainsi nous avons mis en œuvre une procédure de mesure de
richesses locales utilisant la technique de la fluorescence de l’acétone induite par plan laser. A
partir d’une étude détaillée de la fluorescence de l’acétone et d’une identification précise des
sources d’erreur, nous avons pu déterminer la richesse locale du mélange avec un erreur
relative inférieur à 15%.
227
__________________________________________________________________________
Lors des essais effectués en chambre statique, nous avons noté que le phasage entre
l’injection et l’allumage constitue un paramètre majeur dans une combustion de ce type.
L’influence de ce paramètre notamment sur la réussite d’allumage du mélange et sur la vitesse
de propagation de flamme a été quantifiée.
Les origines des ratés d’allumage observés dans la chambre statique ont été
parfaitement identifiés. Après avoir démontré que la vitesse et l’intensité de turbulence
mesurées au niveau du point d’allumage avaient une influence négligeable sur l’initiation de
la combustion nous avons trouvé une concordance presque parfaite, entre le pourcentage de
ratés d’allumage enregistré et le pourcentage de tirs où la richesse au point d’allumage était en
dehors des limites d’inflammabilité. Ces résultats ont permis de valider la méthode de mesure
de richesses locales par PLIF d’acétone mise en œuvre.
Les essais effectués en chambre statique ont permis encore :
1) d’évaluer l’effet positif de l’hétérogénéité du mélange sur l’augmentation de la
vitesse de propagation de flamme.
2) de constater que la combustion de mélanges hétérogènes après injection directe de
méthane dans l’air au repos donne la possibilité d’allumer des mélanges de richesse globale
très inférieure à la limite inférieure d’inflammabilité des mélanges homogènes. En effet, nous
avons réussi à initier la combustion d’un mélange de richesse globale de 0.3.
3) de vérifier qu’une diminution de la richesse globale du mélange engendre une
augmentation significative de variations cycle à cycle et une augmentation des zones non
inflammables, conduisant à une pénalisation du ‘rendement de pression’.
4) de remarquer que les performances de combustion, notamment les ‘rendements de
pression’, dans cette configuration, sont très réduits du fait de l’impact du jet d’injection sur
228
__________________________________________________________________________
les parois avant la combustion et d’une distribution de richesses locales non favorable à une
propagation correcte de la flamme dans la chambre de combustion.
Les essais de combustion effectués en Machine à Compression Rapide ont révélé que
la combustion d’un mélange contenant une quantité de méthane 8 fois inférieure au cas
stœchiométrique, est concevable. En effet, nous avons réussi à allumer un mélange de
richesse globale égale à 0.12. Nous avons observé ce fait à partir d’une injection directe du
méthane au centre d’un écoulement de swirl suivi de l’allumage de la charge carburée.
Le passage en Machine à Compression Rapide a permis d’augmenter de 60% en
moyenne les ‘rendements de pression’ obtenus en chambre statique. Cette amélioration est
due au swirl qui provoque une concentration du carburant au centre de la chambre, diminuant
les pertes de chaleur aux parois lors de la combustion. Ceci se manifeste d’autant plus pour
les richesses très faibles car les durées d’injection sont très courtes. Ainsi, le carburant n’entre
pas en contact avec la paroi opposée et le confinement de la zone réactive par l’air est
meilleur. En revanche nous constatons une augmentation de la dispersion des résultats avec la
diminution de la richesse globale.
Malgré le faible taux de réussite d’allumage et la grande dispersion des résultats en ce
qui concerne le ‘rendement de pression’, pour le cas d’une richesse globale de 0.12, nous
avons obtenu pour un tir, une augmentation de pression qui conduit à un ‘rendement’ de 90%,
ce qui est excellent.
Nous avons constaté, également les effets positifs de l’écoulement de swirl sur le
processus de mélange, l’initiation de la combustion et sur la vitesse de propagation de
flamme.
229
__________________________________________________________________________
Perspectives
Lors de l’étude de la fluorescence de l’acétone, nous avons constaté qu’elle était très
dépendante de la température. Ce fait permet d’effectuer des mesures indirectes de
température locales par fluorescence, une fois connue la composition locale et la pression du
mélange. Pour cela il faut réaliser un étalonnage préalable pour différents températures.
L’application de cette méthode pourrait servir à nombreuses applications, notamment à
l’évaluation des températures locales au sein de la chambre ARC durant la phase de
compression. Toutefois, pour des hautes températures, la réalisation de ces mesures semblent
complexe car l’étalonnage devient difficile. De plus le risque d’auto-inflammation de
l’acétone existe, sa température d’auto-inflammation, dans nos conditions de pression, étant
de 465 °C.
La réalisation de mesures de vitesse par LDV, dans l’ensemble de la chambre statique
permettrait de quantifier la turbulence dans tout le domaine et donc compléterait l’étude de
l’aérodynamique dans la chambre statique. Ces expériences effectués pour différentes
richesses globales contribueraient à l'interprétation plus complète des résultats en combustion
et apporteraient des informations additionnels à la compréhension des phénomènes.
Une étude détaillée de l’influence de la précession du tourbillon sur l’efficacité de la
combustion dans la chambre ARC doit être menée. L’objectif de cette étude est de confirmer
les pistes lancées dans le § V.5.1, concernant la diminution du ‘rendement de combustion’
avec la diminution de la distance du centre du tourbillon aux parois. Ce travail devra consister
à la caractérisation détaillée de l’aérodynamique au sein de la chambre et de la combustion.
L’étude aérodynamique passe par la réalisation de mesures de vitesse par LDV dans toute la
chambre, afin de quantifier la turbulence et par l'exploitation des nombreux champs de vitesse
obtenus par PIV au long de notre étude. L’étude de la combustion à l’aide de diagnostics de
230
__________________________________________________________________________
visualisation et de mesures de pression, qui peut être effectuée dans une première phase avec
des mélanges homogènes, doit englober un nombre de tirs assez élevé, afin de permettre
l’établissement d’une statistique crédible.
Pour confirmer nos estimations concernant la masse de méthane réellement brûlé lors
de la combustion, l’analyse quantitative des gaz en fin de combustion pourrait être réalisé.
Même si ces analyses ne sont pas réalisables durant le phénomène de combustion, elles
apporteront une information très importante en ce qui concerne le taux d’imbrûlés final.
Comme nous l’avons cité au § V.5.2.2 le coefficient αTH d’augmentation de la vitesse
de propagation du front de flamme grâce à la turbulence et l’hétérogénéité du mélange peut
être déterminé, localement, à partir de la connaissance des champs de richesses et de vitesses
dans la zone des gaz frais au voisinage du front et du déplacement du front de flamme. Cet
objectif peut être atteint en réalisant une série d’expériences utilisant simultanément les
techniques de PIV et de PLIF durant la combustion.
L’étude présentée ici, réalisée hors moteur, a mis en évidence les grandes potentialités
d’une combustion d’un mélange pauvre hétérogène après injection directe de méthane dans
l’air. La continuation naturelle de ce travail consiste à l’application des principales
conclusions et des choix technologiques issues de la présente étude dans la conception d’un
nouveau moteur et postérieurement à l’évaluation de ses performances sur banc moteur. Ce
nouveau moteur doit être muni d’un culasse permettant l’emplacement de l’injecteur, au
centre de la chambre de combustion. Comme une bougie centrale présente également de
nombreux avantages, la solution d’un injecteur-bougie, adoptant une technologie analogue à
celle de l’injecteur Orbital-Synerjet, semble être une solution raisonnable (cf. solution Saab §
I.3.3). Les conduites d’admission ainsi que la tête du piston doivent être conçus de manière
qu’un swirl soit produit lors de la phase d’admission et que ce dernier continue d’exister
231
__________________________________________________________________________
pendant la compression. Sur la tête du piston il est envisageable d’agencer une cavité
cylindrique de façon à empêcher l’impacte du jet d’injection sur la paroi. Pour que ce moteur
possède des performances attractives, il faut une cylindrée globale minimale de 2L. Même si
nous savons que les conditions de mélange et de turbulence seront significativement
modifiées dans au moteur, les cartographies de commande de ce nouveau moteur doivent tenir
compte de l’étude effectué au cours de notre travail concernant le phasage entre l’injection et
l’allumage. Ainsi par exemple pour le cas d’un fonctionnement à une richesse globale de 0.2,
envisagé pour les faibles régimes et faibles charges et qui correspond pour cette cylindrée
unitaire à une durée d’injection de l’ordre de 3.5 ms, le retard entre l’injection et l’allumage
doit être entre 3 et 6 ms. De plus l’injection doit se terminer avant 60°V par rapport au point
mort haut.
Lors de la évaluation de l’injecteur Orbital-Synerjet nous avons conclu que cette
injecteur répondait sans problèmes aux exigences pour les faibles régimes. En revanche ses
performances ne permettent pas une application aux hauts régimes et fortes charges. De plus
il semble très difficile qu’un seule injecteur puisse répondre simultanément aux contraintes
spécifiques des bas et des hauts régimes pour toutes les charges. Une solution possible, serait
l’emploi de deux injecteurs de ce type, de façon à pouvoir gérer la quantité de méthane à
introduire dans toute la plage de régimes et de charges.
232
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240
Annexes
__________________________________________________________________________
Annexes
241
Annexes
__________________________________________________________________________
242
Annexe 1- Synchronisation des éléments du dispositif expérimental
__________________________________________________________________________
Annexe 1 - Synchronisation des éléments du dispositif expérimental
Pour une observation de phénomènes aussi brefs que les nôtres, la synchronisation
entre les dispositifs de génération de ces derniers et ceux de diagnostic constitue un grand
problème. Elle doit être minutieusement analysée et une solution adaptée à chaque
phénomène doit être trouvée préalablement à l’expérience proprement dite. Cette annexe
décrit les méthodes et moyens utilisés pour réaliser nos expériences.
Concernant les essais effectués dans la chambre statique, nous utilisons le générateur
d’impulsions et de delais Stanford DG 535 disposant de deux sorties TTL pour le
déclenchement et la synchronisation de l’injection et de l’allumage. Cet appareil permet de
contrôler le retard entre l’injection et l’allumage avec une très haute précision. Pour le cas
d’applications plus complexes, par exemple : PIV, LDV, strioscopie ou tomographie, la
synchronisation de tous les éléments est réalisée à l’aide d’une chaîne de plusieurs
générateurs de ce type. La visualisation de tous ces signaux de commande est toujours
effectuée en faisant appel à un oscilloscope du type Tektronix TDS 420A.
Pour le cas des essais dans la ‘Machine à Compression Rapide’, pour laquelle nous
trouvons un schéma synoptique sur la Figure A1.1,le déclenchement et la synchronisation des
éléments du dispositif expérimental est assuré au moyen d’un boîtier de commande
électronique. Ce boîtier, réalisé au laboratoire par B. Ruttun en utilisant un microcontrôleur
programmable (PIC 16C64 de Microchip), dispose de deux entrées, de sept sorties, d’un
bouton poussoir pour déclencher tout le dispositif et de trois boutons poussoirs de commande
manuelle des trois types d’électrovannes. Suivant l’application, un générateur Stanford DG
535 peut être ou ne pas être utilisé avec ce boîtier de commande.
243
__________________________________________________________________________
(23)
Air sous pression
(22)
(21)
(4)
(19)
(3)
(20)
(18)
(7)
(8)
(5)
(25)
(16)
(1)
(17)
(19)
(2)
(6)
(15)
(24)
(14)
(10)
(9)
(13)
(11)
(12)
(1) Chambre de combustion (2) Cylindre et Piston (3) Réservoir de Poussée (4) Electrovannes de Poussée (5)
Réservoir de Blocage (6) Electrovannes de Blocage (7) Amortisseur hydraulique (8) Capteur de position (9)
Oscilloscope numérique (10) Amplificateur de charge (11) Méthane (12) Pompe à vide (13) Air (14) Capteur de
pression statique (15) Réservoir tampon d’injection PJC (16) Commande de l’injection PJC (17) Capteur de
pression chambre (18) Porte électrodes (19) Injecteur (20) Générateur de signaux et de retards (21) Camera
d’acquisition (22) Boîtier de commande (23) et (24) Lasers (25) Electrodes d’allumage
Figure A1.1: Schéma synoptique simplifié de la machine à compression rapide
[57]
L’entrée 1 du boîtier de commande correspond aux signaux électriques provenant du
capteur de détection de la position du piston. La détection des positions du piston est réalisée
au moyen d’un capteur optique de position par réflexion IR (Honeywell HOA1180-003),
solidaire avec l’axe du piston. Le capteur génère un faisceau infrarouge continu en direction
d’un support métallique fixe recouvert d’une succession de bandes alternatives réfléchissantes
et sombres de 2 mm de large. Lorsque la bande est brillante, le faisceau se réfléchit, et est
renvoyé vers le capteur de position qui délivre alors en sortie une tension positive de 4 V.
Lorsque la bande est sombre, il n’y a pas de réflexion, de sorte que le signal électrique délivré
244
__________________________________________________________________________
reste nul. Le signal obtenu de type télégraphiste permet de connaître la position courante du
piston. Par contre, il est impossible de connaître exactement la position entre deux transitions,
ce qui peut engendrer une incertitude dans nos expérimentations. L’entrée 2, correspondant au
top départ, permet le déclenchement du dispositif par un signal TTL envoyé par un générateur
de signaux, à la place d’un bouton poussoir, ce qui permet d’associer d’autres dispositifs de
commande à ce boîtier. La sortie 1 correspond aux signaux électriques délivrés par le capteur
de position du piston, offrant la possibilité de visualisation du signal télégraphiste sur
l’oscilloscope. Les sorties 2, 3 et 4 servent à commander les électrovannes de poussée,
blocage et fuite. En position de repos les électrovannes de poussée et de blocage sont fermées
et celle de fuite est ouverte. Lors d’un tir, en appuyant sur le bouton poussoir ou en envoyant
un signal TTL sur l’entrée 2, l’électrovanne de poussée va s’ouvrir a ms, après le top départ.
La fermeture de l’électrovanne de fuite a lieu simultanément avec l’ouverture de
l’électrovanne de poussée. La fermeture de l’électrovanne de poussée et, par suite, l’ouverture
de l’électrovanne de blocage ont lieu au bème front montant du signal issu du capteur de
position. La sortie 5 délivre un signal, conditionné à la norme TTL d’une durée de 20 µs, qui
correspond au top départ, permettant de déclencher les oscilloscopes ou les éléments des
chaînes de mesure ou de visualisation. La sortie 6, prévue pour la commande de l’injection
(mais peut être utilisée pour une autre application), est une sortie TTL, générant un signal de
durée variable (e ms). Ce signal d’injection a lieu c ms après le bème front montant du signal
du capteur de position. Finalement la sortie 7, est prévue pour l’allumage. Cette sortie optique
génère un créneau de 5 ms de durée qui sert a charger la bobine. Son front descendant
correspond au déclenchement de l’étincelle. Il apparaît f ms après le début du signal prévu
pour l’injection. Les paramètres a, b, c, e, f sont programmables à partir du clavier du boîtier
de commande. La Figure A1.2 montre le chronogramme complet du boîtier de commande
pour les essais dans la chambre ARC avec mouvement du piston.
245
__________________________________________________________________________
Après le tir effectué, les boutons poussoirs de commande manuelle des électrovannes
permettent de retourner à la position de repos.
entrée 2/sortie 5
top départ
a ms
sortie 2
électrovanne de poussée
sortie 4
électrovanne de fuite
sortie 3
électrovanne de blocage
entrée 1/sortie 1
capteur de position
e ms
b fronts montants
c ms
sortie 6
injection
f ms
allumage
sortie 7
5 ms
Figure A1.2: Chronogramme du boîtier de commande de la chambre ARC
246
Annexe 2- Principe physique de la strioscopie, de la LDV et de la PIV
__________________________________________________________________________
Annexe 2 - Principe physique de la strioscopie, de la LDV et de la PIV
Cet annexe est consacrée à la description succincte des principes physiques des trois
méthodes de diagnostic : la strioscopie, la vélocimétrie doppler laser (LDV) et la vélocimétrie
par images de particules. L’objectif principal de cette partie est de pourvoir une rapide
compréhension des principes de ces trois méthodes, au lecteur moins familiarisé avec les
diagnostics laser.
A2.1- Principe physique de la strioscopie
La méthode de strioscopie ou méthode de stries permet de détecter les gradients de
d’indice de réfraction dans un milieu. Ce gradient peut être induit par un gradient de pression,
de température ou de composition du milieu. Son principe est basé sur la loi de LorentzLorenz qui relie l’indice de réfraction n d’un milieu transparent pour une radiation de
longueur d’onde λ, à la masse volumique ρ de ce milieu. [54]
n2 −1
n2 +1
= K.ρ
[eq.A2.1 ]
K dépend de la longueur d’onde et du milieu considéré. Pour le cas des gaz, cette même loi
s’écrit de façon plus simple :
n −1 = K
ρ
ρs
[ eq.A2.2 ]
où ρs est la masse volumique dans les conditions standards. Nous notons que pour
deux gaz différents, mais de masse volumique identique, l’indice de réfraction est différent.
En écoulement bidimensionnel, on montre qu’un gradient d’indice de réfraction δn/δy
impose au rayon lumineux un rayon de courbure R, donné par :
1 1 ∂n
=
R n ∂y
247
[ eq.A2.3 ]
__________________________________________________________________________
Il en résulte une déviation αrl des rayons lumineux, du côté où l’indice croît. La
méthode repose donc sur la déviation des rayons lors de la traversée d’un milieu présentant un
gradient d’indice de réfraction. C’est cette propriété qui est utilisée sur le banc de strioscopie
que nous allons décrire.
Le principe de strioscopie consiste à visualiser les rayons lumineux qui sont déviés à la
traversée d’un milieu soumis à un gradient d’indice de réfraction et d’intercepter les rayons
non déviés à l’aide d’un couteau.
Un schéma explicatif est présenté sur la Figure A2.1. Lorsqu’il n’y a pas de variation
d’indice de réfraction, la source Sce délivre un faisceau de lumière parallèle entre deux
lentilles L1 et L2, qui est focalisé au niveau de l’arête du couteau strioscopique. La lumière
est occultée par le couteau, et on observe sur l’écran une teinte grise uniforme.
L1
écran
L2
αrl
Source Sce
x
y
Couteau
strioscopique
z
Figure A2.1 : Schéma de principe du banc strioscopique
Lorsque l’écoulement comporte des gradients d’indice de réfraction, les faisceaux
lumineux sont déviés d’un certain angle. Cela se traduit par des déplacements de rayons qui
ne sont plus focalisés au niveau de l’arête du couteau. En fonction du signe du gradient
d’indice de réfraction, on est alors en présence de faisceaux masqués par le couteau ou au
contraire qui ne sont plus du tout occultés. Cela se traduit par un obscurcissement ou un
248
__________________________________________________________________________
éclairement sur l’écran, qui est directement proportionnel à l’angle de déviation. C’est donc la
composante du gradient perpendiculaire au couteau qui est visualisée [51, 18]
A2.2- Principe physique de la Vélocimétrie Doppler Laser (LDV)
La LDV utilise les propriétés d’un interféromètre à deux ondes se propageant dans le
même sens (mode différentiel où deux faisceaux laser sont nécessaires ). Deux faisceaux laser
issus d’une même source sont focalisés au sein d’un écoulement. Grâce aux propriétés de
cohérence du rayonnement laser, ces deux faisceaux produisent des zones d’interférences au
point focal. Le domaine de mesure, formé par l’intersection des deux faisceaux, a une forme
d’ellipsoïde de faibles dimensions. (Figure A2.2)
Figure A2.2 : Volume de mesure et système de franges à deux directions
[37]
Les franges sont parallèles à la bissectrice des deux faisceaux. L’interfrange if est
fonction de la longueur d’onde λ et de l’angle θ entre les deux faisceaux :
if =
λ
2.sin(θ/ 2)
[eq. A2.4]
Les particules présentes dans l’écoulement traversent le volume de mesure en
franchissant tour à tour les régions éclairées et les régions sombres de la zone d’interférence.
La lumière diffusée et enregistrée par un détecteur est alors modulée à la fréquence Doppler
249
__________________________________________________________________________
fd. Si la particule parcourt la distance if en un intervalle de temps ∆t, la fréquence Doppler liée
à la composante de la vitesse u perpendiculaire au plan des faisceaux est donnée par la
relation :
2.u.sin(θ/ 2)
fd = 1 = u =
∆t if
λ
[eq. A2.5]
Le principe de la mesure consiste à déterminer fd. Toutefois, la fréquence Doppler ne
donne que le module de la vitesse des particules, passant dans un sens ou dans l’autre. Pour
résoudre ce problème d’indétermination du sens de l’écoulement, l’un des faisceaux incidents
est décalé en fréquence par diffraction à travers une cellule acousto-optique (cellule de
Bragg). Ce décalage se fait habituellement à une fréquence de 40MHz (fB, fréquence de
Bragg) et permet de produire un défilement des franges d’interférence dans le volume de
mesure. La relation entre la fréquence Doppler fd et la vitesse u perpendiculaire au plan des
faisceaux devient alors :
u=
λ.(fd −f b)
2.sin(θ/ 2)
[eq. A2.6]
L’utilisation de deux champs d’interférences, avec deux longueurs d’onde différentes,
permet de mesurer simultanément deux composantes de la vitesse en un point de
l’écoulement. Elle peut aussi servir à mesurer la vitesse en deux points de l’écoulement de
façon à pouvoir accéder aux échelles intégrales des écoulements [37]. La focale des lentilles
utilisées joue un rôle très important dans le système de mesure. En effet c’est elle qui impose
les dimensions du volume de mesure et par conséquent la résolution spatiale de la mesure. En
diminuant la focale des lentilles les volumes de mesure deviennent de plus en plus petits, d’où
une résolution spatiale accrue. A contrario cette diminution de la focale induit l’augmentation
de l’angle entre faisceaux, ce qui engendre une augmentation de fd, pour une même vitesse de
particules. La capacité de l’analyseur de fréquence étant limitée, ce fait
250
conduit à une
__________________________________________________________________________
diminution de la plage de vitesse pouvant être mesurée ( Figure A2.3 ). Il faut donc trouver
un compromis, dans le choix des lentilles à utiliser, pour chaque application spécifique.
Pour réaliser les mesures de vitesse en vélocimétrie Doppler laser, il est nécessaire,
comme pour toutes les techniques basées sur la diffusion de lumière par des particules,
d’ensemencer les écoulements. Le choix des particules et du système d’ensemencement doit
être fait avec beaucoup de précautions car la qualité du signal Doppler dépend en partie de
l’intensité de la lumière diffusée par les particules présentes dans l’écoulement. D’autre part,
les particules doivent avoir un temps de mise en mouvement très faible afin de suivre
parfaitement l’écoulement.
fB=40 MHz
longueur d'onde 488nm
400
300
60MHz
200
52MHz
vitesse m/s
100
44MHz
0
32MHz
-100
24MH
-200
16MHz
-300
-400
8MHz
-500
610Hz
-600
-700
2
3
4
5
6
7
8
(angle entre les faisceaux ° )
Figure A2.3 : Valeurs de vitesses mesurables (LDV) en fonction de l’angle entre
faisceaux et de la fréquence Doppler fd mesurée
(λ
λ=488nm, fréquence de Bragg (fB) de 40MHz)
A2.3- Principe physique de la Vélocimétrie par Images de Particules (PIV)
L’idée de base consiste à dire qu’il est possible d’assimiler les vitesses locales d’un
écoulement aux déplacements des particules solides ou liquides présentes au sein de cet
251
__________________________________________________________________________
écoulement. En conséquence, si pendant un intervalle de temps ∆t, une particule se déplace de
→
la position x à la position x + ∆x , la vitesse locale de l’écoulement est donnée par la relation :
→
→
∆x(x,t)
V(x,t)=
∆t
[eq. A2.7]
La détermination des vitesses locales dans un écoulement peut donc se ramener à la
mesure des déplacements des particules d’ensemencement entre deux instants t et t+∆t. Pour
ce faire, deux images figées du champ de particules dans l’écoulement sont enregistrées à
deux instants rapprochés (∆t). L’analyse de ces enregistrements permet de remonter aux
déplacements locaux des particules d’ensemencement. Ainsi, la connaissance de ∆t et du
grandissement du système d’imagerie, permet de mesurer localement les vitesses de
l’écoulement.
L’analyse statistique des images est la méthode la plus avantageuse pour la
détermination des déplacements des particules. Ces traitements sont effectués en appliquant
localement sur les images, des opérateurs d’auto-corrélation ou d’inter-corrélation.
La méthode d’auto-corrélation est basée sur l’analyse d’une fenêtre de la zone
d’intérêt, prélevé d’une seule image où est stockée l’information concernant deux instants
différents. A contrario, l’inter-corrélation a pour base l’analyse de deux fenêtres
correspondant à la même région spatiale dans l’écoulement, prélevées sur deux images prises
à des instants différents.
L’inter-corrélation est devenu la technique la plus répandue pour calculer les
déplacements de particules parce qu’elle présente de nombreux avantages par rapport à la
méthode d’auto-corrélation. L’inter-corrélation conduit à des probabilités de correspondance
de particules supérieures. Elle offre la possibilité de mesure sur l’intégralité de l’espace de
corrélation. De plus l’inter-corrélation donne la possibilité d’utiliser une gamme
252
__________________________________________________________________________
d’ensemencement plus large. D’autre part l’auto-corrélation présente des problèmes
concernant la définition du sens de l’écoulement et aussi dans la détection de déplacements
très faibles. La vaste utilisation du méthode d’auto-corrélation, dans le passé, a été due
exclusivement à des limitations technologiques au niveau de l’acquisition d’images et des
machines de calcul.
Les mesures de vitesses par PIV nécessitent un écoulement ensemencé par de fines
particules diffusantes, une nappe laser servant à éclairer les particules à des instants précis, un
détecteur pour stocker l’information lumineuse diffusée par les particules et un système
d’analyse et de traitement d’images. A partir de ces éléments de base, une grande diversité de
solutions techniques peut être envisagée. Pour le choix d’une configuration particulière, il faut
faire intervenir des critères tels que la gamme de vitesse présente dans l’écoulement, les
dimensions géométriques du champ de mesure et le coût de l’installation.
253
__________________________________________________________________________
254
Annexe 3 – Fluorescence de l’acétone
__________________________________________________________________________
A3.1- Modèle théorique spécifique à la fluorescence de l’acétone
Le signal de fluorescence s’exprime par :
P
χ
Sf = E ηopt dVc  acetone σ(λ,T)φ λ,T,P,∑χi 
h.c / λ
i


 k.T 
[eq.A3.1]
E représente l’énergie du laser par unité de surface (J/cm2) ; hc/λ est l’énergie d’un photon à
la longueur d’onde d’excitation λ (J), h correspond à la constante de Planck (J.s) et c à la
vitesse de la lumière (m/s) ; ηopt symbolise l’efficacité de transmission du collecteur optique;
P
χ
dVc est le volume du collecteur (cm3) ; le terme  acetone  représente la densité des molécules
 k.T 
d’acétone (cm-3) où χacetone est la fraction molaire de l’acétone, P la pression totale (MPa), k la
constante de Boltzmann (J/K) et T la température (K) ; σ est la surface d’absorption
moléculaire de l’acétone (cm2) et dépend de la longueur d’onde d’excitation et de la
température ; φ correspond au rendement quantique de fluorescence et dépend de la longueur
d’onde d’excitation, de la température, de la pression et de la composition du mélange gazeux
contenant l’acétone, où ∑χi est la somme de toutes les fractions molaires des espèces
i
chimiques autres qu’acétone dans le mélange gazeux.
La surface d’absorption moléculaire de l’acétone (σ) traduit le pourcentage d’énergie
incidente, réellement absorbée. Elle a été déterminée par Thurber [59] et est représentée sur
les Figures A3.1 et A3.2.
255
__________________________________________________________________________
5
4.5
4
2
2.5
( .10
3
-20
cm )
3.5
2
1.5
1
0.5
0
248
257
266
275
284
293
302
longueur d'onde d'excitation nm
311
320
Figure A3.1 : Surface d’absorption moléculaire de l’acétone, en fonction de λ (T= 295K)
[59]
248 nm
7
266 nm
276 nm
282 nm
5
289 nm
4
300 nm
(T) /
(295K)
6
308 nm
3
320 nm
2
1
250
350
450
550
650
750
850
950
température (K)
Figure A3.2 : Surface d’absorption moléculaire de l’acétone, en fonction de T et λ
[59]
Son évolution selon la longueur d’onde d’excitation suit logiquement le spectre
d’absorption de l’acétone. D’autre part sa valeur augmente avec la température pour toutes les
longueurs d’excitation. Cette dépendance vis-à-vis de la température devient plus importante
au fur et à mesure que la longueur d’excitation augmente.
256
__________________________________________________________________________
En envisageant une étude complète de la fluorescence de l’acétone, il reste à connaître
exhaustivement la variation du rendement quantique de fluorescence de l’acétone, en fonction
la température, pression, longueur d’onde et composition du milieu. φ λ,T,P,∑χi  . La Figure
i


A3.3, schématise un modèle théorique du comportement photo-physique d’une molécule
d’acétone avec 24 niveaux, qui permet d’englober l’influence de ces quatre paramètres sur le
rendement quantique de fluorescence.
Figure A3.3 : Modèle du comportement photo-physique de l’acétone
[59] La molécule d’acétone est initialement à l’équilibre thermique (état S0 avec
l’énergie ∆Eth ). L’énergie ∆Elaser apportée par l’impulsion lumineuse la conduit vers un état
d’énergie S1 (de même multiplicité que S0 ). Les relaxations vibrationnelles entraînent une
décroissance discrète de cette énergie au sein de ce même état S1, composé de 24 niveaux
257
__________________________________________________________________________
vibrationnels. A partir de chacun de ces 24 niveaux, la molécule d’acétone peut subir quatre
désexcitations différentes. Elle peut revenir à l’état S0 par émission spontanée de photons
(fluorescence), avec un taux kf .
La molécule peut transiter vers un état vibrationnel
immédiatement inférieur par collisions avec un taux kcoll(P,χi). Enfin, elle peut connaître un
transfert non radiatif vers un état de multiplicité différente avec un taux kNR(E) (intersystem
crossing) ou revenir à l’état initial S0 par quenching.
Le rendement quantique de fluorescence total, qui englobe tous les transferts à partir
des N niveaux vibrationnels de l’état S1, (où 1 correspond au niveau initial de l’état S1 et N au
niveau plus proche de l’équilibre thermique) est calculé à partir de la somme des rendements
de fluorescence de chaque niveau vibrationnel. Pour un niveau donné, le rendement se traduit
par le produit de la probabilité de fluorescence directe à partir de ce niveau par la probabilité
que la molécule tombe à ce niveau, par collision en provenant des niveaux plus élevés.
Par exemple : si nous considérons le niveau vibrationnel 3, la probabilité de
fluorescence directe est :
Pf3 =
kf
k f + k coll + k NR,3
[eq.A3.2]
D’autre part, la probabilité d'une molécule d’acétone de tomber jusqu’au niveau trois
par relaxation du aux collisions est donnée par la probabilité de chuter du niveau 1 au niveau
2 multiplié par la probabilité de chuter du niveau 2 au niveau 3. Sa formulation mathématique
devient :

k coll
k coll
 

Pq3 = 
*

 
 k +k +k
k
k
k
+
+
  f coll NR1   f coll NR2  
[eq.A3.3]
D’où le rendement quantique du niveau vibrationnel 3 :
258
__________________________________________________________________________
φ3 =

k coll
k coll
kf
 


* 
*

k f +k coll +k NR,3   k f + k coll + k NR1   k f + k coll + k NR2  


[eq.A3.4]
En appliquant ce raisonnement à tous les niveaux, l’équation du rendement quantique
de la fluorescence de l’acétone devient :
φ=
i −1 
N −1
N −1


kf
kf
k coll
kf
k coll
+
+∑
[eq.A3.5]
∏
∏

k f +k coll + k NR,1 i = 2  k f +k coll + k NR,i j=1 k f + k coll + k NR, j   k f + k NR, N j=1  k f +k coll + k NR, j 





Où, le premier terme quantifie le rendement de fluorescence du niveau vibrationnel le
plus élevé de l’état S1, le deuxième tient compte de tous les niveaux intermédiaires et le
troisième correspond au niveau le plus faible d’énergie.
L’énergie transférée par collision ∆Ecoll(E), détermine la différence énergétique entre
chaque niveau vibrationnel :
En = En-1 - ∆Ecoll(n-1)
[eq.A3.6]
Selon Hippler [29],
∆Ecoll est directement proportionnel à l’excès d’énergie par
rapport au niveau d’équilibre thermique :
∆Ecoll = (E - ∆Ethermal) *α
[eq.A3.7]
La valeur de la constante de proportionnalité α dépend de la composition du mélange gazeux,
le Tableau A3.1 montre les valeurs suggérées par Thurber [59].
gaz
α
N2
0.021
O2
0.021
CH4
0.03
(CH3)2CO (acétone)
0.08
Tableau A3.1 : Valeurs suggérées pour la constante α (∆
∆Ecoll = (E - ∆Ethermal) * α)
[59]
259
__________________________________________________________________________
Dans notre cas spécifique, l’acétone est mélangée au méthane et aussi à l’air, donc
nous avons opté pour une moyenne pondérée des α par les fractions molaires de notre
mélange gazeux :
N
α = ∑ ( χi α i )
[eq.A3.8]
i =1
D’autre part ∆Ethermal doit être calculé en fonction de la température, en considérant les
oscillateurs harmoniques de chacun des 24 niveaux vibrationnels, en faisant appel aux
données des fréquences de vibration de Shimanouchi :
24
∆E thermal = ∑
i =1
où Fv
i






Fv
i





 h.c


 exp  kT .Fv i  − 1 




[eq.A3.9]
correspond à la fréquence de vibration de chacun des 24 niveaux, h à la constante de
Planck, k à la constante de Boltzmann et T à la température.
Sachant que E1 = ∆Elaser - (E0 - ∆Eth), avec E0 = 30440 cm-1 et que ∆Elaser = 1/λ, le calcul de
l’énergie E(n) et de l’énergie transférée par collisions ∆Ecoll (E) pour chaque niveau
vibrationnel est alors possible.
Le taux de fluorescence kf est considéré constant pour tous les niveaux vibrationnels,
ce qui est en accord avec la suggestion de Lee et Lewis [38]. Pour le cas de l’acétone, Thurber
[59] indique kf = 8 105 s-1.
Le taux de transferts non radiatifs par intersystem crossing kNR(E) dépendant de
l’énergie de chaque niveau est calculé à partir de l’équation suggérée par Thurber [59):
kNR(E) = -3.82 109 + 8.82 105.exp(E/1650) + 4.08 109.exp(E/77300)
260
[eq.A3.10]
__________________________________________________________________________
Le taux de transferts non radiatifs kcoll dû aux collisions d’une molécule d’acétone
avec une autre molécule d’une espèce identique ou différente, dépend de la température, de la
pression et de la composition du milieu. Nous calculons kcoll, à partir de l’expression :
N
 χ .P
k coll =∑  i . Zcoll(i)
i =1  k .T



[eq.A3.11]
Zcoll(i) représente la fréquence de collisions de référence d’une molécule d’acétone avec une
molécule du composant i. Les valeurs suggérées par Thurber [59] sont présentées dans le
Tableau A3.2
gaz
Zcoll (cm3/s)
O2
CH4
(CH3)2CO (acetone)
N2
-10
-10
-10
4.4 10
4.13 10
6.0 10
3.2 10-10
Tableau A3.2 : Valeurs suggérées pour Zcoll
[59]
A3.1.1- Résultats du modèle théorique
Nous présentons sur les Figures A3.4 et A3.5 l’énergie de chaque niveau et les taux
de transferts correspondants par intersystem crossing calculés par le modèle décrit. Les
calculs ont été effectués pour le cas d’une excitation à 266 nm et d’un mélange
stœchiométrique méthane-air avec un rapport de masse acétone-méthane de 5%. Les courbes
montrent clairement que l’énergie de chaque niveau vibrationnel de l’acétone dépend de la
température, de la longueur d’onde d’excitation et de la composition du mélange gazeux. Une
augmentation de l’énergie de chaque niveau vibrationnel de l’état S1 de l’acétone peut être
provoquée soit par une augmentation de température, soit par une diminution de la longueur
d’onde d’excitation, soit par une augmentation de la constante de proportionnalité α qui
dépend de la composition du mélange gazeux.
261
__________________________________________________________________________
13500
12500
295K
-1
Energie (cm )
11500
365.5K
10500
436K
9500
506,5K
8500
577K
7500
647.5K
6500
718K
788.5K
5500
859K
4500
1
3
5
7
9
11
13
15
17
19
21
23
929.5K
niveau vibrationnel de l'état S1 de l'acétone
Figure A3.4 : Energie de chaque niveau vibrationnel d’une molécule d’acétone
Mélange méthane-air de richesse 1 (masse acétone = 5% en masse méthane) pour
différentes températures et λ = 266nm
9
-1
taux de intersistem crossing (.10 s )
3.0
2.5
295K
365.5K
2.0
436K
506,5K
1.5
577K
647.5K
1.0
718K
0.5
788.5K
859K
0.0
1
3
5
7
9
11
13
15
17
19
21
23
929.5K
niveau vibrationnel de l'état S1 de l'acétone
Figure A3.5 : Taux de transferts non radiatifs par intersystem crossing
de chaque niveau vibrationnel d’une molécule d’acétone. Mélange méthane-air de richesse
1 (masse acétone=5% en masse méthane) pour différentes températures à λ = 266 nm
Le taux de transferts non radiatifs par intersystem crossing dépend exponentiellement
de l’énergie de chaque niveau vibrationnel. Ainsi, tout ce qui peut conduire à une
augmentation d’énergie fait augmenter la probabilité du intersystem crossing en défaveur de
la fluorescence ou du quenching collisionel. C’est ce phénomène qui est responsable de la
262
__________________________________________________________________________
diminution du signal de fluorescence avec l’augmentation de la température et la diminution
de la longueur d’onde d’excitation.
Nous constatons également sur la Figure A3.5, que la chute de la molécule des états
énergétiques plus élevés vers ceux d’énergie plus faible par relaxation vibrationnelle due aux
collisions engendre une diminution du taux d’intersystem crossing.
Le taux de quenching de l’acétone dépend de la pression mais aussi de la composition
du mélange. La Figure A3.6 représente l’influence de la pression sur le taux de quenching
pour deux diluants différents. En effet dans le cas considéré, la quantité d’acétone est
constante et l’augmentation de pression est due exclusivement à l’ajout d’air ou d’azote.
air
10 -1
taux quenching collisionel (.10 s )
12.0
N2
9.0
6.0
3.0
0.0
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
Pression ( bar )
Figure A3.6 : Taux de transferts non radiatifs par quenching d’une molécule d’acétone
en fonction de la pression à 300 K et λ = 266 nm (l’augmentation de pression est
considérée exclusivement comme un ajout d’air au mélange considéré précédemment)
Une augmentation de pression provoque toujours une augmentation du taux de
quenching. La Figure A3.6 montre encore que la probabilité de quenching est plus élevée
lorsque l’acétone est mélangée avec l’azote . La Figure A3.7 présente l’influence de la
pression et de la composition du mélange sur le signal de fluorescence pour une longueur
d’onde d’excitation de 266nm. La masse d’acétone est identique dans tous les cas.
263
__________________________________________________________________________
fluorescence normalise (u.a)
1.16
air
1.14
N2
1.12
1.1
1.08
1.06
1.04
1.02
1
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
pression (bar)
Figure A3.7 : Dépendance du signal de fluorescence de l’acétone avec la pression
à 300 K et λ = 266nm pour deux mélanges : 1) acétone-méthane-air, richesse 1, masse
acétone = 5% masse méthane 2) même mélange mais l’air est remplacé par de l’azote
L’augmentation de la pression engendre une augmentation du signal de fluorescence
de l’acétone (lorsqu’elle est mélangée avec l’air) jusqu’à 4-5 bar et ensuite le signal baisse. Ce
comportement en fonction de la pression s’explique par la compétition entre les transferts non
radiatifs par intersystem crossing, TER, TEV et par quenching. En effet, pour des pressions
inférieures à un certain seuil, l’augmentation de pression engendre une hausse relative des
relaxations (vibrationnelles ou rotationnelles), qui fait diminuer la probabilité d’intersystem
crossing favorisant ainsi les possibilités de fluorescence. Toutefois, une fois le seuil de
pression atteint, le phénomène de quenching devient prépondérant et limite cette
augmentation. Nous constatons que pour le cas de l’air ce seuil de pression d’inversion de
tendance se situe à une pression voisine de 5 bar. Pour le cas de l’azote (où le taux de
quenching est plus élevé, Figure III.A3.6) l’inversion de tendance apparaît plus tard.
L’énergie de chaque niveau vibrationnel, la surface d’absorption moléculaire, le taux
d’intersystem crossing, le taux de fluorescence et le taux de quenching pouvant être calculés
en fonction de la température, de la pression, de la composition du milieu et des longueurs
d’onde, il est alors possible de déterminer le signal de fluorescence de l’acétone en fonction
264
__________________________________________________________________________
de ces n paramètres. Autrement dit, en mesurant le signal de fluorescence, nous pouvons
déterminer la valeur d’un paramètre en connaissant les autres n-1 paramètres.
Cette méthode présentant d’énormes potentialités dans le domaine des mesures par
diagnostic laser sera valable dès que le modèle théorique présenté sera validé
expérimentalement.
La tendance obtenue via le modèle théorique concernant la dépendance du signal de
fluorescence vis-à-vis de la pression (Figure A3.7) est confirmée par les travaux
expérimentaux de Yuen [65] et par ceux obtenus au cours de la présente étude expérimentale
(Figure A3.8).
1.6
1.4
1.2
1
0.8
notre étude expérimentale (air)
expériences Yuen, 1997 (air)
0.6
expériences Yuen, 1997 (azote)
0.4
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
pression (bar)
Figure A3.8 : Dépendance du signal de fluorescence de l’acétone vis-à-vis de la pression:
résultats de notre étude experimentale et de Yuen [65]
(T = 300 K, λ = 266 nm)
Pour le cas d’un mélange acétone-air, notre étude ainsi que celle de Yuen révèlent un
accroissement de la fluorescence de l’acétone avec l’augmentation de pression jusqu’à 4-5 bar
suivie d’une diminution pour des pressions supérieures à cette valeur. Ceci confirme la
tendance obtenue par le modèle. Concernant un mélange acétone-azote, Yuen a remarqué une
265
__________________________________________________________________________
même allure, mais l’inversion de la fluorescence a eu lieu à 6 bar, ce qui ne concorde pas
exactement avec le calcul théorique.
D’autre part, il existe une différence entre les valeurs absolues obtenues dans les deux
cas. Ces différences pourront éventuellement être réduites par un affinement du modèle
proposé par Thurber, notamment en agissant sur les diverses constantes du modèle.
Quant à l’influence de la température, la comparaison présentée sur la Figure A3.9
entre les expériences de Thurber [60] et le modèle confirme la tendance d’une diminution du
signal de fluorescence de l’acétone avec l’augmentation de température. Une fois de plus un
perfectionnement du modèle est nécessaire si l’objectif est l’obtention d’une prédiction
Signal de fluorescence normalisé (u.a)
quantitative.
1
0.9
model
0.8
exp Thurber, 1997
0.7
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0
250
350
450
550
650
750
850
950
température K
Figure A3.9 : Dépendance du signal de fluorescence de l’acétone vis-à-vis de la
température comparaison entre les résultats du modèle et ceux obtenus
expérimentalement par Thurber
[60] (acétone-méthane-air, richesse 1, masse acétone = 5% masse méthane P = 1 bar
λ = 266 nm)
266
__________________________________________________________________________
A3.2- Conclusion
Cette étude théorique a donné la possibilité d’appréhender correctement les processus
mis en jeu lorsqu’une molécule d’acétone est excitée. En particulier la variation de la
fluorescence de l’acétone avec les différents paramètres trouve ici ses explications
Les résultats de ce modèle mettent en évidence une dépendance significative de
l’intensité de fluorescence avec la température, pression et composition du mélange pour
toutes les excitations, contrairement à ce que quelques auteurs ont affirmé dans le passé.
Le signal de fluorescence est directement proportionnel à la masse d’acétone existante
dans le mélange, ce qui permet de faire des mesures de concentration d’acétone par l’intensité
de fluorescence obtenue, dés que la température, la pression, la composition du milieu et
l’excitation sont fixées.
Le fait que la fluorescence varie avec la température pour une longueur d’onde et une
pression données, permet d’effectuer des mesures indirectes de température locales par
fluorescence, une fois connue la composition locale du mélange. Le même raisonnement peut
être suivi concernant la pression.
267
__________________________________________________________________________
268
Table de Figures et Tableaux
__________________________________________________________________________
Figure I.1 : Système d’injection GNC Renault...................................................................................................... 29
Figure I.2 : Les écoulements de swirl et de tumble ............................................................................................... 35
Figure I.3 : Visualisation du jet d’injection. Moteur Mitsubishi GDI ................................................................... 36
Figure I.4 : Le tumble renversé. Moteur Mitsubishi GDI...................................................................................... 36
Figure I.5 : Moteur Toyota injection directe essence 2 L ...................................................................................... 37
Figure I.6 : Emissions en fonction de la richesse sans EGR.................................................................................. 38
Figure I.7 : Influence de la richesse sur l’énergie minimale d’allumage ............................................................... 39
Figure I.8 : a) chambre de combustion du prototype Saab SCC ; b) l’allumage aux fortes charges ; c) l’allumage
aux faible charges .................................................................................................................................................. 40
Figure I.9 : Système prototype Camless de Renault.............................................................................................. 43
Figure I.10 : Diagramme pression volume d’un cycle moteur .............................................................................. 44
Figure I.11 : Evolution des normes de pollution en Europe des véhicules essence............................................... 45
Figure I.12 : Calcul théorique de richesse et duré d’injection maximales ............................................................. 52
Figure II.1: La chambre statique............................................................................................................................ 60
Figure II.2: Machine à compression rapide : chambre de combustion .................................................................. 61
Figure II. 3: Schéma de la chambre de combustion ARC...................................................................................... 61
Figure II.4: Schéma du générateur de tourbillon ................................................................................................... 62
Figure II.5: Influence de la pression de poussée sur la vitesse de déplacement du piston..................................... 64
Figure II.6: Evolution de la pression pendant la phase de compression dans la chambre de combustion d’un
moteur . Résultats de la simulation........................................................................................................................ 65
Figure II.7: Evolution de la pression. Chambre ARC-phase de compression ...................................................... 66
Figure II.8: Déplacement et vitesse du piston. Chambre ARC-phase de compression......................................... 67
Figure II.9: Evolution en échelle logarithmique de la pression P/P0 en fonction du volume V0/V. Chambre ARCphase de compression ........................................................................................................................................... 67
Figure II.10: Estimation de la température Chambre ARC-phase de compression .............................................. 68
Figure II.11: Schéma des électrodes utilisées et porte-électrodes respectif........................................................... 69
Figure II.12 a): Signaux caractéristiques de la phase d’avalanche de l’allumeur (écart entre électrodes de 2mm):
tension de claquage pour différentes pressions...................................................................................................... 69
Figure II.12 b) : Signaux caractéristiques de la phase d’arc et de glow de l’allumeur (écart entre électrodes de 2
mm): évolution de l’intensité de courant (1 bar) ................................................................................................... 70
Figure II.12 c): Signaux caractéristiques de la phase d’arc et de glow de l’allumeur (écart entre électrodes de
2mm) : évolution de la tension (1 bar) ................................................................................................................. 70
Figure II.13 : Taux de réussite d’allumage d’un mélange homogène de méthane-air ........................................... 72
Figure II.14 : Principe de la tomographie laser ..................................................................................................... 74
Figure II.15 : Images types obtenus en combustion par tomographie laser........................................................... 75
Figure II.16 : Schéma simplifié du dispositif de strioscopie rapide laser utilisé ................................................... 76
Figure II.17 : Schéma de synchronisation pour la strioscopie rapide laser............................................................ 77
269
__________________________________________________________________________
Figure II.18 : Définition des différents vitesses moyennes et fluctuations ............................................................ 80
Figure II.19 : Schémas de l’injecteur Synerjet-Orbital.......................................................................................... 84
Figure II.20 : Chronogramme d’un injecteur ordinaire ......................................................................................... 85
Figure II.21 : Loi de débit typique d’un injecteur.................................................................................................. 86
Figure II.22: Réponse de l’injecteur - montage optique. Pression d’injection : 6 et 8 bar..................................... 88
Figure II.23: Retard fermeture et ouverture de l’injecteur - montage optique....................................................... 88
Figure II.24: Images de strioscopie de l’ouverture et fermeture de l’injecteur...................................................... 89
Figure II.25: Retard fermeture et ouverture de l’injecteur – strioscopie. .............................................................. 90
Figure II.26: Augmentation de pression due a l’injection de CH4 ......................................................................... 92
Figure II.27: Loi de débit de l’injecteur pour différentes pressions injection (8, 6 et 4 bar), et différentes contre
pressions (1, 2 et 4 bar) ......................................................................................................................................... 92
Figure II.28: Loi de débit de l’injecteur. Pression d’injection de : 8, 6 et 4 bar .................................................... 93
Figure III.1 : Transferts entre deux niveaux (LIF)................................................................................................. 98
Figure III.2 : Evolution de la population dans l’état 2, après une impulsion laser (LIF)..................................... 101
Figure III.3 : Evolution de N2 en fonction du rapport uν/uνs (LIF) ..................................................................... 102
Figure III.4 : Dépendance du signal de fluorescence du toluène vis-à-vis de la pression ................................... 106
Figure III.5 : Dépendance du signal de fluorescence du toluène vis-à-vis de la température............................. 106
Figure III.6 : Signal de fluorescence de l’acétone en fonction de T et λ ............................................................. 109
Figure III.7 : Signal de fluorescence de l’acétone en fonction de la pression ..................................................... 110
Figure III.8 : Modèle du comportement photo-physique de l’acétone ................................................................ 114
Figure III.9 : Dépendance du signal de fluorescence de l’acétone avec la pression : comparaison entre les
résultats a) du modèle et b) ceux obtenus expérimentalement par Yuen............................................................. 116
Figure III.10 : Dépendance du signal de fluorescence de l’acétone avec la température comparaison entre les
résultats du modèle et ceux obtenus expérimentalement par Thurber ................................................................. 116
Figure III.11 : Dispositif expérimental d’étude de la fluorescence induite par plan laser ................................... 119
Figure III.12 : Mesures des fluctuations de l’énergie laser.................................................................................. 120
Figure III.13 : Mesure de la linéarité de la réponse de la caméra ........................................................................ 120
Figure III.14 : Evaluation de la précision en fonction du nombre d’images........................................................ 121
Figure III.15 : Résultats des étalonnages effectués dans la chambre statique ..................................................... 122
Figure III.16 : Étalonnages effectués dans la chambre statique à différentes pressions ...................................... 123
à 293K pour une masse d’acétone constante et comparaison avec les résultats de Yuen [65] ............................ 123
Figure III.17 : Signal de fluorescence de l’acétone en fonction du temps écoulé après la fin de la poussée par le
piston, dans la chambre ARC ( zone de 1 cm2 au centre de la chambre )............................................................ 124
Figure III.18 : Chronogramme général de synchronisation d’une application de PLIF ...................................... 126
Figure III.19 : Organigramme général du programme de traitement d’images (PLIF) ....................................... 127
Figure III.20 : Images PLIF brutes obtenues dans la chambre statique a) et cartographies de richesses locales
correspondantes obtenues après traitement b) ..................................................................................................... 129
270
__________________________________________________________________________
Figure IV.1 : Influence du Nombre de Reynolds sur les limites d’inflammabilité.............................................. 134
Figure IV.2 : Influence de la richesse sur l’énergie minimale d’allumage d’un mélange homogène méthane-air
au repos ............................................................................................................................................................... 135
Figure IV.3 : Influence de la richesse sur la célérité du front de flamme laminaire pour un mélange homogène
méthane-air (conditions initiales : 298K ,1 bar ) ................................................................................................. 136
Figure IV.4 : Influence du degré d’hétérogeneité sur la surface de flamme....................................................... 137
Figure IV.5: Influence du degré d’hétérogeneité sur la vitesse de propagation de flamme................................ 137
Figure IV.6: Visualisation par strioscopie de la combustion d’ un mélange de richesse..................................... 139
globale 0.8 : comparaison des 3 cas de mélange étudiés, en chambre statique ................................................... 139
Figure IV.7: Courbes moyennes de l’évolution de pression lors de la combustion d’un mélange méthane-air de
richesse globale de 0.8 en chambre statique ........................................................................................................ 140
Figure IV.8 : Visualisation du jet d’injection par PLIF....................................................................................... 143
Figure IV.9 : Visualisation du jet d’injection par strioscopie.............................................................................. 144
Figure IV.10 : Pénetration et vitesse de la tête du jet d’injection ........................................................................ 145
Figure IV.11 : Vitesses moyennes d’ensemble.................................................................................................... 146
Figure IV.12 : Fluctuations de vitesses................................................................................................................ 147
Figure IV.13 : Intensité de turbulence ................................................................................................................. 147
Figure IV.14 : Distribution des richesses locales pour un mélange héterogène de méthane-air de richesse globale
0.55 dans la chambre statique.............................................................................................................................. 149
Figure IV.15 : Distribution des richesses locales : chambre statique, richesse globale 0.55,
RDI = 25 ms (
résultats de 5 images acquises)............................................................................................................................ 150
Figure IV.16 : Distribution des richesses locales : chambre statique, richesse globale 0.55, RDI=25 ms, dans la
fenêtre de 1 cm2 au centre de la chambre pour 5 tirs ........................................................................................... 150
Figure IV.17: Evolution du degré d’hétérogénéité en fonction du RDI pour un mélange hétérogène de richesse
globale de 0.55 dans la chambre statique (zone 1 cm2 au centre)........................................................................ 151
Figure IV.18: Evolution de l’écart type de la richesse locale en fonction du RDI pour un mélange hétérogène de
richesse globale de 0.55 dans la chambre statique ( zone 1 cm2 au centre) ......................................................... 151
Figure IV.19 : Fréquence des richesses mésurées dans la fenetre de 1 cm2 au centre de la chambre statique :
richesse globale 0.55 ........................................................................................................................................... 153
Figure IV.20: Evolution de la richesse moyenne en fonction du RDI pour un mélange hétérogène de richesse
globale de 0.55 dans la chambre statique (zone 1 cm2 au centre)........................................................................ 154
Figure IV.21 : Pourcentage de tirs où la richesse moyenne mesurée dans la fenêtre de 1 cm2 au centre de la
chambre statique est en dehors des limites d’inflammabilité : richesse globale :0.55......................................... 154
Figure IV.22 : Schéma de positionnement des électrodes dans la chambre statique ........................................... 155
Figure IV.23 : Pourcentage de ratés d’allumage : chambre statique, richesse globale :0.55 ............................... 156
Figure IV.24 : Comparaison entre le pourcentage de ratés d’allumage et le pourcentage de tirs où la richesse
moyenne mesurée par PLIF au centre de la chambre statique est en dehors les limites d’inflammabilité : richesse
globale 0.55, minimum 40 tirs pour chaque RDI ................................................................................................ 157
Figure IV.25: Visualisation par strioscopie de la combustion d’un mélange hétérogène de méthane-air de
richesse globale 0.55 ........................................................................................................................................... 162
271
__________________________________________________________________________
Figure IV.26: Courbes moyennes de l’augmentation de pression lors de la combustion en chambre statique du
mélange hétérogène de richesse globale de 0.55 ................................................................................................. 165
Figure IV.28: Evolution du degré d’hétérogénéité en fonction du RDI pour un mélange hétérogène de richesse
globale de 0.55 dans la chambre statique ............................................................................................................ 167
Figure IV.29: Instant correspondant à une augmentation de pression de 0.05 et 0.1 bar en chambre statique :
richesse globale de 0.55 pour différents RDI ...................................................................................................... 168
Figure IV.30: Evolution de la vitesse de combustion en fonction du degré d’hétérogénéité du mélange ........... 169
Figure IV.31: Valeur maximale de la pression en chambre statique : richesse globale de 0.55 pour différents RDI
............................................................................................................................................................................. 170
Figure IV.32: Fréquence de richesses locales en chambre statique : richesse globale de 0.55 pour différents RDI
............................................................................................................................................................................. 171
Figure IV.33: Estimation de la masse de carburant possible de s’enflammer en fonction du RDI. Chambre
statique : richesse globale de 0.55 ....................................................................................................................... 171
Figure IV.34: Ecart type moyen de la pression retiré des courbes d’augmentation de pression en chambre
statique : richesse globale de 0.55 pour différents RDI ....................................................................................... 173
Figure IV.35: Courbes de pression et visualisation par strioscopie de la combustion d’un mélange de richesse
globale 0.3 en chambre statique .......................................................................................................................... 174
Figure IV.36: Richesse moyenne pour un mélange hétérogène de richesse globale de 0.3 dans la chambre
statique pour RDI = 19 ms (zone 1 cm2 au centre).............................................................................................. 175
Figure IV.37: Courbes de pression lors de la combustion d’un mélange de différentes richesses globales ( 0.8,
0.55 et 0.3) en chambre statique. ......................................................................................................................... 176
Figure IV.38: Fréquence de richesses locales en chambre statique en fonction de la richesse globale du mélange
en chambre statique. ............................................................................................................................................ 177
Figure IV.39: Comparaison du pourcentage de méthane possible de s’enflammer (estimé) et le rendement de
pression (mesuré) en fonction de la richesse globale du mélange en chambre statique. ..................................... 177
Figure V.1 : Durée de combustion en fonction du nombre swirl......................................................................... 184
Figure V.2 : Dispositif expérimental utilisé pour les mesures des vitesses par PIV dans la chambre ARC........ 186
Figure V.3 : Reproductibilité des champs de vitesse dans la chambre ARC....................................................... 187
Figure V.4 : Champs de vitesses obtenus par PIV dans la chambre ARC pendant la phase de poussée. Champs de
vitesse dans le plan central .................................................................................................................................. 188
Figure V.5 : Champs de vitesses obtenus par PIV dans la chambre ARC après la phase de poussée du piston.
Champs de vitesse dans le plan central................................................................................................................ 189
Figure V.6 : Position du centre du tourbillon à chaque instant dans la chambre ARC........................................ 190
Figure V.7 : Vitesse moyenne locale dans la fenêtre d’interet à chaque instant de mesure pour 3 plans de mesure
dans la chambre ARC.......................................................................................................................................... 191
Figure V.8 : Profils verticaux de l’intensité du vecteur vitesse au centre de la chambre ................................... 192
Figure V.9 : Nombre de swirl correspondant à une vitesse tangentielle de 3.5 m/s en fonction du régime, pour un
moteur 70 mm de course ..................................................................................................................................... 193
Figure V.10 : Champs de vitesse dans la chambre ARC avec injection- jet vu de face ...................................... 194
272
__________________________________________________________________________
Figure V.12 : Champs de vitesse avec injection dans la chambre ARC, jet vu de profil, comparaison entre
l’injection dans l’écoulement de swirl et dans l’air au repos à la même pression : 2 bar. Champs de vitesse au
plan central .......................................................................................................................................................... 196
Figure V.13 : Distributions de richesses locales dans la chambre ARC, richesse globale 0.2 ........................... 197
Figure V.14 : Distributions de richesses locales dans la chambre ARC, richesse globale 0.5 ............................ 198
Figure V.15 : Degré d’hétérogénéité du mélange dans la chambre ARC............................................................ 200
Figure V.16 : Evolution de la pression dans la chambre ARC pendant la compression et la combustion d’un
mélange homogène méthane-air, de richesse 0.84 .............................................................................................. 201
Figure V.17 : ‘Rendement de pression’ de la combustion d’un mélange homogène méthane-air, de richesse 0.84
dans la chambre ARC.......................................................................................................................................... 201
Figure V.18 : Comparaison entre les évolutions du ‘rendement de pression’ pour un mélange homogène de
richesse 0.84 et la distance du centre du tourbillon aux parois............................................................................ 202
Figure V.19 : Instant correspondant au pic de pression concernant la combustion d’un mélange homogène
méthane-air, de richesse 0.84 dans la chambre ARC .......................................................................................... 203
Figure V.20 : Ratés d’allumage pour une richesse globale de 0.5, dans la chambre ARC.................................. 204
Figure V.21 : Visualisation par strioscopie de la combustion d’un mélange hétérogène méthane-air, de richesse
globale de 0.5, dans la chambre ARC. Différents RDI. Au dessous des images nous indiquons le temps après le
début de l’étincelle. ............................................................................................................................................. 206
Figure V.22 : Visualisation par tomographie de la combustion d’un mélange hétérogène méthane-air, de richesse
globale de 0.5, dans la chambre ARC.................................................................................................................. 208
Figure V.23 : Champs de vitesse des gaz frais, obtenus par PIV lors de la combustion d’un mélange hétérogène
méthane-air, de richesse globale de 0.5, dans la chambre ARC .......................................................................... 209
Figure V.24 : Déplacement du front de flamme calculé à partir des images PIV. Combustion d’un mélange
hétérogène méthane-air, de richesse globale de 0.5, dans la chambre ARC........................................................ 210
Figure V.25 : Evolution de la pression dans la chambre ARC avec swirl. Combustion d’un mélange de richesse
globale 0.5 ........................................................................................................................................................... 212
Figure V.26 : ‘Rendement de pression’ dans la chambre ARC avec swirl, richesse globale 0.5. Comparaison avec
les autres cas étudiés de richesse globale identique............................................................................................. 212
Figure V.27: Estimation de la masse de carburant susceptible de s’enflammer en fonction du RDI. Comparaison
des résultats obtenus en chambre statique avec ceux obtenus en chambre ARC................................................ 214
Figure V.28 : Instant correspondant au pic de pression dans la chambre ARC avec swirl. Richesse globale de 0.5.
Comparaison avec les cas en chambre statique. .................................................................................................. 215
Figure V.29 : Ratés d’allumage pour une richesse globale de 0.2, dans la chambre ARC.................................. 217
Figure V.30 : Visualisation par strioscopie de la combustion d’un mélange hétérogène méthane-air, richesse
globale de 0.2, dans la chambre ARC.................................................................................................................. 217
Figure V.31 : Evolution de la pression lors de la combustion d’un mélange de richesse globale de 0.2 dans la
chambre ARC. Courbes moyennes de 5 tirs........................................................................................................ 218
Figure V.32 : ‘Rendement de pression’ dans la chambre ARC avec swirl. Richesse globale de 0.2. Comparaison
avec les autres cas étudiés ................................................................................................................................... 219
273
__________________________________________________________________________
Figure V.33 : Evolution de la pression lors de la combustion d’un mélange de richesse globale de 0.12 dans la
chambre ARC. Courbes correspondantes aux 4 tirs réussis ................................................................................ 221
Figure V.34 : ‘Rendement de pression’ dans la chambre ARC avec swirl. Richesse globale de 0.12. Comparaison
avec les autres cas étudiés ................................................................................................................................... 221
Figure A1.1: Schéma synoptique simplifié de la machine à compression rapide................................................ 244
Figure A1.2: Chronogramme du boîtier de commande de la chambre ARC....................................................... 246
Figure A2.1 : Schéma de principe du banc strioscopique.................................................................................... 248
Figure A2.2 : Volume de mesure et système de franges à deux directions ......................................................... 249
Figure A2.3 : Valeurs de vitesses mesurables (LDV) en fonction de l’angle entre faisceaux et de la fréquence
Doppler fd mesurée .............................................................................................................................................. 251
Figure A3.1 : Surface d’absorption moléculaire de l’acétone, en fonction de λ (T= 295K) ............................... 256
Figure A3.2 : Surface d’absorption moléculaire de l’acétone, en fonction de T et λ .......................................... 256
Figure A3.3 : Modèle du comportement photo-physique de l’acétone................................................................ 257
Figure A3.4 : Energie de chaque niveau vibrationnel d’une molécule d’acétone................................................ 262
Figure A3.5 : Taux de transferts non radiatifs par intersystem crossing ............................................................. 262
Figure A3.6 : Taux de transferts non radiatifs par quenching d’une molécule d’acétone ................................... 263
Figure A3.7 : Dépendance du signal de fluorescence de l’acétone avec la pression ........................................... 264
Figure A3.9 : Dépendance du signal de fluorescence de l’acétone vis-à-vis de la température comparaison entre
les résultats du modèle et ceux obtenus expérimentalement par Thurber............................................................ 266
Tableau I.1 : Modes de fonctionnement du moteur de la Mitsubishi Carisma ID ................................................. 42
Tableau I.2 : Caractéristiques des injecteurs spécifiques au gaz naturel ............................................................... 49
Tableau II.1 : Dimensions et caractéristiques des cales utilisées........................................................................... 64
Tableau IV.1: Ecart type moyen des courbes de pression en fonction de la richesse globale du mélange
hétérogène. .......................................................................................................................................................... 175
Tableau A3.1 : Valeurs suggérées pour la constante α (∆Ecoll = (E - ∆Ethermal) * α)........................................... 259
Tableau A3.2 : Valeurs suggérées pour Zcoll........................................................................................................ 261
274
Index
__________________________________________________________________________
Index
distance inter-électrodes · 39, 68, 71
distribution de richesses locales · 129, 136, 150, 174, 222,
229
double catalyseur (piège à Nox) · 45
A
absorption · 99, 105, 106, 108, 109, 115, 117, 130, 256,
264
acétone (2-propanone) · 108
aérodynamique · 32, 33, 34, 38, 54, 63, 65, 78, 183, 185,
191, 193, 209, 223, 230
aldéhydes · 104, 105, 111
amortisseur hydraulique · 63
analyseurs de spectre · 79
anthracène · 105
E
écoulements structurés · 25, 34, 37
effet de serre · 14, 32, 54, 227
EGR · 14, 33, 38, 40, 42, 45
électrodes d’allumage · 60, 68, 155, 156, 244
électrovannes · 63, 84, 245
ensemencement · 74, 78, 79, 83, 194, 251, 252, 253
B
F
biacétyl · 105, 111
boîtier de commande · 125, 204, 243, 244, 246
fluctuations de l’énergie laser · 119, 120, 130
fluctuations de vitesse · 142, 146, 147, 156
fluorène · 105
Fluorescence Induite par Plan Laser (PLIF)
dépendance du signal de fluorescence · 106, 109, 110,
116, 264, 265, 266
dispositif expérimental · 119
flux de fluorescence · 107
intersystem crossing · 108, 110, 114, 115, 123, 258,
260, 261, 262, 263, 264
modèle théorique de la fluorescence de l’acétone · 255
quenching · 99, 100, 101, 102, 103, 105, 107, 108,
110, 111, 114, 115, 123, 258, 261, 262, 263, 264
rendement quantique de fluorescence · 103, 105, 106,
111, 113, 255, 257, 258, 259
surface d’absorption moléculaire de l’acétone · 113,
255
fréquence de collisions · 261
fréquence Doppler · 249, 250, 251
C
cameras
PIV · 83
PLIF · 118
strioscopie · 76
chambre statique · 59, 61
coefficient de diffusion moléculaire · 22
coefficient polytropique · 65, 67
combustion
célérité du front de flamme laminaire · 135, 136, 158,
160
célérité du front de flamme turbulente · 159, 210
durée de combustion · 184
énergie d’allumage · 24, 39, 71, 135
limites d’inflammabilité · 15, 24, 33, 71, 105, 108,
134, 148, 153, 154, 156, 157, 178, 179, 228
mélange hétérogène méthane-air
richesse globale 0.2 · 216
richesse globale 0.3 · 174
richesse globale 0.5 · 146, 147, 149, 156, 162, 163
richesse globale 0.8 · 138, 140
mélange homogène · 133, 200, 201, 203
ratés d’allumage · 154, 155, 156, 157, 178, 204, 216,
217, 220, 223, 228
surface de flamme · 137, 159, 160, 207, 208, 223
vitesse de propagation de flamme · 135, 137, 211,
228, 229
vitesse des gaz frais · 159, 209, 210, 211
convection · 135, 158, 159, 161, 174, 207
G
Gaz Naturel Comprimé · 26, 27, 28, 29, 30, 46, 47, 48
Gaz Naturel Liquéfié · 26
Gaz Naturel pour Véhicules (GNV)
propriétés · 23, 25
stockage · 21, 27
générateur d’impulsions et de retards · 77, 243
générateur de fente · 62
H
hétérogénéité du mélange · 136, 137, 151, 166, 167, 168,
169, 199, 216
hydrocarbures imbrûlés · 14, 38, 45, 46
D
dépollution · 41, 44
diethyl cétone (3-pentanone) · 111, 112
dioxyde de carbone · 14, 15, 22, 23, 25, 29, 32, 33, 46,
54, 227
275
Index
__________________________________________________________________________
pouvoir calorifique · 23
pression de blocage · 63, 64, 66
pression de poussée · 63, 64, 66
I
indice d’octane · 23
indice de réfraction · 75, 76, 247, 248
injecteurs
débit dynamique · 48, 86
débit statique · 48, 49, 86
loi de débit · 86, 87, 91, 92
Orbital Synerjet · 49, 55, 59, 60, 62, 84, 87, 91, 144,
231, 232
retard ouverture/fermeture · 87
injection directe de méthane · 16, 17, 59, 178, 227, 228,
231
injection multipoint · 14
intensité de turbulence · 35, 82, 138, 142, 146, 148, 156,
163, 168, 177, 178, 228
R
remplissage · 22, 30, 42, 43, 47, 53, 54, 60
Renault · 16, 28, 29, 33, 41, 43, 227
rendement thermodynamique · 24, 38
rendement volumétrique · 30, 42
réservoirs · 26, 27, 28, 29, 47, 53, 63, 117, 191, 244
retard entre l’injection et l’allumage · 133, 138, 155, 205,
220, 232, 243
S
J
schéma synoptique de la machine à compression rapide ·
243, 244
stratification · 23, 31, 32, 33, 34, 36, 37, 41, 47, 54, 173,
183, 184, 185
strioscopie
principe · 247
visualisations de la combustion · 139, 162, 174, 206,
217
swirl · 17, 62, 179, 183, 184, 185, 195, 196, 197, 200,
203, 205, 213, 216, 222, 223, 229
synchronisation · 68, 77, 83, 125, 126, 204, 243
système d’allumage · 24, 32, 68, 71, 72, 73, 134
jet d’injection
pénétration · 142, 144, 145, 196
visualisation · 36, 143, 144
vitesse · 142, 144, 145
L
lasers
LDV · 79
PIV · 83
PLIF · 118, 125
strioscopie · 75
T
toluène · 105, 106, 107, 111
tomographie laser · 73, 74, 75, 77, 78, 204, 207, 208, 223,
243
tourbillon · 35, 187, 188, 189, 190, 191, 192, 193, 202,
203, 223, 230
traitement d’images · 17, 83, 97, 125, 127, 253
transfert de chaleur · 123, 134, 164, 170, 177
tumble · 16, 34, 35, 36, 62, 185, 186
M
machine à compression rapide · 59, 60, 124, 125, 183,
186, 200, 203, 244
masse volumique · 25, 26, 48, 105, 108, 111, 158, 159,
247
mélange pauvre · 15, 16, 37, 38, 39, 44, 45, 46, 54, 59,
71, 227, 231, 238
monoxyde de carbone · 14, 25, 45, 46
V
Vélocimétrie Doppler Laser (LDV)
principe · 249
traitement de données · 79
Vélocimétrie par Images de Particules (PIV)
auto-corrélation · 252
champs de vitesses · 82, 187, 193, 194, 196
inter-corrélation · 83, 252
principe · 251
vérin pneumatique · 63
N
naphtalène · 105
nombre de swirl · 184, 185, 193
normes d’émissions de polluants · 44
P
performances de combustion · 65, 66, 164, 170, 172, 184,
200, 201, 202, 203, 211, 212, 215, 218, 221, 223, 228
pompage · 33, 42, 43, 44, 46, 54, 98, 99, 101, 102
276

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