衛(wèi)海橋, 趙健福, 周 磊

(天津大學(xué) 內(nèi)燃機燃燒學(xué)國家重點實驗室, 天津 300072)

0 引 言

目前發(fā)動機仍主要依靠石油類燃料，而石油資源短缺和石油燃燒導(dǎo)致的溫室氣體排放和大氣污染成為全世界面臨的重大問題。這就要求發(fā)動機制造商生產(chǎn)研制更低油耗和更低排放的發(fā)動機。發(fā)動機小型強化技術(shù)通過進氣增壓來降低氣缸容積而功率保持不變，或者提高功率和扭矩而不增加氣缸容積，同時提高發(fā)動機效率，被認為是最有前途的點燃式(Spark Ignition，SI)發(fā)動機節(jié)能減排技術(shù)措施之一[1]。然而，小型強化SI發(fā)動機熱負荷的增加，導(dǎo)致其在燃燒過程中更容易發(fā)生爆震(Knock)[2]、超級爆震(Super-Knock)[3-4]等不正常燃燒現(xiàn)象。這些異常的燃燒現(xiàn)象將導(dǎo)致缸內(nèi)高頻、劇烈的壓力振蕩，惡化發(fā)動機性能，甚至對發(fā)動機部件造成不可逆的損傷。因此，爆震和超級爆震等非正常燃燒現(xiàn)象是限制小型強化SI發(fā)動機熱效率進一步提升的突出瓶頸。

目前爆震產(chǎn)生的機理尚不明確，主要存在2種不同的理論：末端氣體自燃和爆轟理論。末端氣體自燃理論認為，在主火焰鋒面?zhèn)鞑ブ粮妆谇?，末端氣體自燃導(dǎo)致缸內(nèi)壓力突升。自燃理論由于很好地解釋了光學(xué)實驗的結(jié)果，因而得到廣泛的認可。Bauerle[5]采用激光誘導(dǎo)熒光(Laser Induced Fluorescence，LIF)的方法檢測到內(nèi)燃機末端氣體的熱點自燃并提出熱點的自燃分為誘發(fā)、起燃和傳播3個階段。Kawahara[6]在氫氣燃料壓縮膨脹機上通過高速攝像方法觀測到爆震過程中的自燃和壓力波，并提出爆震強度與末端氣體數(shù)量相關(guān)。與此不同，超級爆震是由“熱點”(Hot spot)先于火花點火自燃誘發(fā)的異常燃燒現(xiàn)象。Zahdeh[7]與Zaccardi[8]等通過內(nèi)窺鏡觀測到了燃燒室內(nèi)先于火花點火形成的“熱點”，并根據(jù)形成位置及分布排除了排氣門及火花塞電極等高溫表面點火可能。潤滑油被認為是形成低速早燃“熱點”的可能物質(zhì)之一，被稀釋后的潤滑油通過活塞環(huán)岸積累并竄入到燃燒室內(nèi)發(fā)生蒸發(fā)和氧化，最終在火花點火之前發(fā)生自燃[9]，自燃后產(chǎn)生的火焰和壓力突變在傳播過程中誘導(dǎo)末端未燃混合氣再次發(fā)生自燃，并產(chǎn)生具有強壓力間斷的爆轟波[10-11]，引發(fā)燃燒峰值壓力高達30MPa，壓力振蕩幅值超過20MPa 的超級爆震[12]。由此可知，自燃是引發(fā)非正常燃燒過程的必要條件。綜上所述，無論是常規(guī)爆震還是超級爆震，本質(zhì)特征都是未燃混合氣發(fā)生自燃，自燃后的壓力波-湍流火焰相互作用最終導(dǎo)致了劇烈的壓力振蕩。湍流火焰-壓力波相互作用的相關(guān)研究是揭示爆震、超級爆震等非正常燃燒現(xiàn)象產(chǎn)生機理的關(guān)鍵。

伴隨著現(xiàn)代光學(xué)技術(shù)、計算機技術(shù)和圖像處理技術(shù)的發(fā)展，光學(xué)診斷(Optical diagnostics)方法在湍流燃燒試驗中得到越來越廣泛的應(yīng)用，高時間/空間分辨率的光學(xué)可視化手段被用于探索火焰加速、沖擊波形成以及火焰-沖擊波的相互作用。但在實際內(nèi)燃機中觀測爆震過程中湍流火焰-沖擊波的相互作用過程十分困難，這是因為爆震發(fā)生時缸內(nèi)瞬時高溫高壓條件對可視化實驗條件要求苛刻，同時進排氣和活塞運動造成的復(fù)雜流動以及火焰在狹小空間內(nèi)的傳播對缸內(nèi)密度場的擾動，使得壓力波的捕捉變得困難?？焖賶嚎s機(Rapid Compression Machine，RCM)和定容燃燒彈(Constant Volume Combustion Bomb，CVCB)可以再現(xiàn)不同強度的壓力波傳播及其與火焰的相互作用過程，因此成為了眾多研究者的選擇。

Kawaraha[6]等基于1臺氫氣燃料點燃式壓縮膨脹機通過高速攝影技術(shù)觀測了爆震過程中末端氣體自燃以及壓力波的產(chǎn)生和傳播過程。王志[13]等基于1臺快速壓縮機開展了超級爆震過程中的燃燒現(xiàn)象和壓力變化的研究，指出引發(fā)劇烈壓力振蕩的爆轟燃燒是由未燃氣體中的熱點直接引發(fā)的。Xiao等[14-15]基于定容燃燒彈開展了郁金香火焰(Tulip flame)動力學(xué)的研究，研究表明火焰與壓力波的相互作用會導(dǎo)致火焰鋒面周期性的振蕩以及不同的火焰結(jié)構(gòu)。上述關(guān)于湍流火焰-沖擊波相互作用的實驗研究沒有直接捕捉到清晰的湍流火焰-沖擊波的相互作用過程，還不足以揭示湍流火焰-沖擊波相互作用導(dǎo)致爆震、超級爆震等非正常燃燒現(xiàn)象的機理。

定容燃燒彈主要模擬發(fā)動機活塞在上止點附近的燃燒，能夠方便地改變?nèi)紵覂?nèi)的熱力學(xué)參數(shù)(包括當(dāng)量比、溫度和壓力)、湍流參數(shù)和點火參數(shù)(火花塞位置、電極間的距離和點火能量)，在觀測噴霧形態(tài)[16]和火焰?zhèn)鞑17]等方面得到廣泛應(yīng)用。本課題組基于自行設(shè)計開發(fā)的可視化定容燃燒彈，通過在燃燒室內(nèi)加裝孔板，以促進火焰加速和沖擊波的形成，并通過改變初始熱力學(xué)條件和孔板規(guī)格得到不同強度的湍流火焰和沖擊波，對封閉空間中火焰過孔板加速，沖擊波的形成、末端氣體自燃以及火焰-沖擊波相互作用開展了一系列研究。本文分別介紹了可視化定容燃燒彈裝置、火焰過孔板加速和沖擊波的形成與發(fā)展、火焰-沖擊波相互作用及其導(dǎo)致的不同燃燒模式和實驗得到的主要結(jié)論。

1 實驗裝置

整個實驗系統(tǒng)包括定容燃燒彈本體、高速紋影攝像系統(tǒng)、燃燒壓力采集系統(tǒng)、溫度控制系統(tǒng)、進排氣系統(tǒng)、高壓點火系統(tǒng)和同步控制系統(tǒng)，如圖1所示。定容燃燒彈的燃燒室為圓柱形的腔體，長度為230mm，直徑為100mm，燃燒室的容積為2.32L，彈體可承受極限壓力為10MPa。在燃燒室的前后壁面分別安裝直徑80mm的圓形石英玻璃視窗。孔板為3mm厚的鋼板，表面分布有不同數(shù)量和孔徑的圓孔。Kistler 6113B型缸壓傳感器安裝在燃燒室上壁面，缸壓采集頻率為100kHz。Z字型布置的高速紋影系統(tǒng)用于捕捉火焰和沖擊波，高速相機的拍攝速度最高為210000幀/s。定容燃燒彈的上下壁面分別安裝有1000W的加熱板，使整個彈體加熱到373K，防止燃燒產(chǎn)物中的水蒸氣冷凝成液滴，影響相機拍攝。

圖1 實現(xiàn)火焰-沖擊波相互作用的可視化定容燃燒彈(a)觀測火焰加速過程；(b)觀測末端火焰-沖擊波相互作用和自燃

Fig.1Schematicdiagramoftheexperimentalsetupfortheobservationof(a)flameacceleration; (b)flame-shockwaveinteractions

根據(jù)不同的實驗?zāi)康?，設(shè)計了2種火花塞和孔板布置方式：圖1(a)所示用于觀測火焰過孔板加速過程，圖1(b)所示用于觀測燃燒室末端火焰-沖擊波的相互作用和末端氣體自燃現(xiàn)象。通過更改初始熱力學(xué)條件(初始壓力和當(dāng)量比)和孔板規(guī)格(孔徑、孔隙率和位置)，獲得不同強度的火焰-沖擊波相互作用以及不同的燃燒模式。

在實驗過程中，每一項實驗工況均重復(fù)3次，圖2為在相同工況下(孔徑2mm，孔隙率12%，初始壓力3×105Pa)采集得到的火焰鋒面位置隨時間的變化關(guān)系。其中圖2(a)描述的是火焰過孔板過程，(b)描述的是火焰在燃燒室末端的傳播情況。從圖中可以看出，3次實驗得到的結(jié)果趨勢一致，相對誤差不超過6%，證明了實驗的可靠性。

(a) 火焰過孔板加速過程

(b) 火焰在燃燒室末端的傳播過程

2 火焰加速以及沖擊波的形成與發(fā)展

近些年，對管道中火焰加速機理有了較為清晰的認識[18-22]。層流火焰燃燒速度主要取決于化學(xué)反應(yīng)動力學(xué)、熱物理性質(zhì)以及火焰各組分的輸運性質(zhì)。在預(yù)混火焰經(jīng)歷層流燃燒階段之后，由于火焰的不穩(wěn)定性、壁面、障礙物或者未燃氣體中的湍流，火焰將被擾動而產(chǎn)生蜂窩狀或者網(wǎng)狀火焰前鋒，最終發(fā)展為湍流燃燒，火焰燃燒速度顯著增加。本研究通過在定容燃燒彈的燃燒室中加裝孔板來促進火焰加速并產(chǎn)生沖擊波。

2.1 火焰加速過程

圖3(a)為通過高速紋影法得到的火焰過孔板過程的系列圖片，(b)為火焰?zhèn)鞑ニ俣鹊陌l(fā)展歷程示意圖[23]。實驗條件為：當(dāng)量比1，初始壓力2×105Pa，初始溫度(373±2) K，孔板孔徑2 mm，孔隙率12%。

圖3 過孔板加速過程(a)高速紋影系列圖像；(b)火焰?zhèn)鞑ニ俣葰v程示意圖

Fig.3(a)Chronologicalschlierenimagesofflameaccelerationpassingthroughtheperforatedplate; (b)evolutionoftheflametipvelocity

根據(jù)火焰的形態(tài)和傳播速度，將火焰過孔板過程分為層流火焰、射流火焰和湍流火焰3個階段。在層流燃燒階段，火焰?zhèn)鞑ニ俣容^低，約為20m/s左右，表現(xiàn)為先上升后下降的趨勢：由于受到水力學(xué)不穩(wěn)定性(Darrieus-Landau instability)[24-25]和熱-擴散不穩(wěn)定性(Thermal-diffusion instability)[26]的影響，光滑的球形層流火焰鋒面轉(zhuǎn)變?yōu)榘麪罱Y(jié)構(gòu)，從而增加了火焰表面積，層流火焰?zhèn)鞑ニ俣嚷晕⑸仙?；而后期火焰?zhèn)鞑ニ俣认陆凳怯捎谌紵蛎浟鲌鍪艿娇装遄璧K作用。

火焰穿過孔板之后，火焰鋒面被分割成數(shù)股射流火焰，并伴隨傳播速度的驟增，增加1個數(shù)量級。過孔板加速過程中火焰和氣流發(fā)展如圖4所示[27]，需說明的是，紋影技術(shù)只能拍攝到密度梯度變化明顯的射流邊界。如圖4(a)～(h)所示，在火焰未穿過孔板之前，層流火焰的平均傳播速度大約為19m/s，膨脹流場過孔板后的平均速度約為15m/s。穿過孔板之后，火焰?zhèn)鞑ニ俣燃眲≡黾?，而氣流速度也小幅增長，圖4(i)～(k)時刻，射流火焰平均速度約為98m/s，射流的平均速度約為30m/s。

圖4 過孔板加速過程中火焰和氣流發(fā)展高速紋影系列

Fig.4Chronologicalschlierenimagesofflameaccelerationandflowwhenpassingthroughtheperforatedplates

根據(jù)Bychkov[28]的理論，在火焰過孔板加速的過程中，膨脹流場過孔板產(chǎn)生的射流驅(qū)動了火焰的加速；在圖4(l)時刻之后，射流火焰鋒面超過膨脹流場的射流前鋒，其形狀也由與氣流鋒面類似的圓弧面變?yōu)樨Q直面，說明該時刻之后射流對火焰?zhèn)鞑サ挠绊懽冃?。除了氣體動力學(xué)的影響，火焰過孔板加速過程也同時受到化學(xué)動力學(xué)的影響?；鹧娲┻^孔板時，層流火焰被孔板分割成多束細小的火焰，使得火焰表面積增加，化學(xué)反應(yīng)速率加快；另外當(dāng)火焰在障礙物空間傳播時，Rayleigh-Taylor不穩(wěn)定性和Kelvin-Helmoltz不穩(wěn)定性[21, 29]使得火焰表面褶皺更加劇烈，表面分裂為更小的胞狀結(jié)構(gòu)，促進燃燒速率的加快[8, 30]。

射流火焰遠離孔板的過程，由于受到氣體動力學(xué)的影響，其傳播速度逐漸下降。隨后多股射流火焰匯聚成一束湍流火焰并自加速傳播[31]。

2.2 沖擊波形成過程

層流火焰過孔板后，火焰?zhèn)鞑ニ俣燃眲≡黾樱艋鹧鎮(zhèn)鞑ニ俣茸銐虼?，則會在燃燒室末端的觀測區(qū)域產(chǎn)生沖擊波，如圖5所示。根據(jù)氣體動力學(xué)[32]分析沖擊波的形成過程，如圖5(a)所示。燃燒室內(nèi)的火焰經(jīng)孔板加速向右傳播，它將首先壓縮靠近火焰鋒面右側(cè)的那一層氣體，在燃燒室內(nèi)形成一道以當(dāng)?shù)芈曀貱向前傳播的微弱擾動波，在擾動波的作用下，未燃氣體的壓力和溫度均較之前略有升高。由于火焰持續(xù)加速，因此火焰鋒面之前會產(chǎn)生多層擾動波C1，C2，C3…，由于后面的擾動波是在更高溫度和壓力下產(chǎn)生的，其傳播速度更快。隨著時間的發(fā)展，擾動波之間的距離逐漸減小，后面的擾動波逐漸追上前面的擾動波，并不斷疊加，最終形成清晰的沖擊波。如圖5(b)所示，可以清晰地觀察到未燃氣體中沖擊波的疊加增強過程。實驗條件為：當(dāng)量比1.25，初始壓力5×105Pa，初始溫度(373±2)K，孔板孔徑2mm，孔隙率12%。從圖5(b)-1中可以看出，在火焰的推動下，未燃氣體中形成了2條顏色較淡的弱沖擊波S1和S2，隨著火焰繼續(xù)向前發(fā)展，沖擊波的顏色逐漸加深，并且后方的沖擊波S2逐漸追趕上前方的沖擊波S1，2條沖擊波疊加在一起形成1條顏色較深的強沖擊波。

圖5 沖擊波形成(a)示意圖；(b)高速紋影系列圖片

Fig.5(a)Schematicand(b)Chronologicalschlierenimagesofformationandenhancementofshockwaves

3 湍流火焰-沖擊波相互作用導(dǎo)致不同的燃燒模式

小型強化汽油機燃燒室為封閉狹小空間，其壓縮上止點條件為高溫高壓(500～800 K，2～40MPa)，燃燒過程中火焰的不穩(wěn)定性發(fā)展使得火焰加速而產(chǎn)生的壓力波以及活塞運動、壓縮階段的湍流輸運和壁面?zhèn)鳠岬纫鹆宋慈紖^(qū)混合氣的熱不均勻性，在L-W積分[33]達到特定值之前逐漸形成熱點，當(dāng)熱點半徑超過熱膨脹理論的臨界半徑時產(chǎn)生自燃，出現(xiàn)近似于爆燃轉(zhuǎn)爆轟(Deflagration to Detonation，DDT)的不正常燃燒現(xiàn)象[34-35]。Chen等[36]采用一維數(shù)值模擬的方法研究了封閉燃燒室內(nèi)燃燒模式的轉(zhuǎn)變，發(fā)現(xiàn)依賴于初始溫度、壓力和燃燒室長度，存在正常燃燒、自燃和爆轟3種燃燒模式，并根據(jù)壓力振蕩將它們分別對應(yīng)于實際發(fā)動機中的正常燃燒、爆震和超級爆震。

本文在第2部分研究的基礎(chǔ)上，通過改變初始壓力、當(dāng)量比、孔板孔徑、孔隙率和孔板位置，研究了燃燒室末端火焰和沖擊波傳播的不同規(guī)律。根據(jù)燃燒室末端火焰?zhèn)鞑バ问揭约案變?nèi)壓力振蕩的強度，總結(jié)封閉空間末端存在5種不同的燃燒模式[37]：Mode 1為未受壓力波擾動的正?；鹧?zhèn)鞑ィ籑ode 2為聲波引起的火焰周期性減速傳播；Mode 3為沖擊波引起的往復(fù)火焰?zhèn)鞑ィ籑ode 4為火焰-沖擊波相互作用導(dǎo)致火焰前鋒自燃并加速傳播；Mode 5為強沖擊波導(dǎo)致末端氣體自燃。5種燃燒模式的實驗條件如表1所示。

表1 不同燃燒模式的實驗條件Table 1 Experimental conditions at different combustion modes

圖6為Mode 4下封閉空間末端火焰和沖擊波從左向右傳播導(dǎo)致火焰前鋒自燃并加速傳播的系列圖。圖中右端黑色的圓柱狀物體為加熱棒和熱電偶，本研究中并沒有使用，因此不進行分析。4.079 ms時，可以看到?jīng)_擊波剛好傳播到觀測窗口，在沖擊波之前產(chǎn)生黑色擾動區(qū)。隨著沖擊波向前傳播，沖擊波之后火焰鋒面之前的未燃混合氣成為預(yù)熱區(qū)，如4.139 ms所示。之所以稱作預(yù)熱區(qū)，是因為這部分未燃混合氣受到兩方面的作用使得其熱力學(xué)狀態(tài)改變：一是沖擊波傳播過后，使得這部分未燃混合氣瞬間升溫升壓；二是火焰前鋒的熱輻射作用，使其溫度升高。隨著火焰和沖擊波向封閉燃燒室末端傳播，預(yù)熱區(qū)的溫度和壓力不斷積累，最終使得這部分混合氣在高溫高壓下劇烈燃燒，發(fā)生自燃。從4.222～4.255ms圖片可以看出，火焰鋒面之前、沖擊波之后的預(yù)熱區(qū)發(fā)生了自燃，燃燒區(qū)域變得越來越明亮。

圖6 Mode 4下火焰、沖擊波傳播紋影系列圖片

Fig.6ChronologicalschlierenimagesofflameandshockwaveatMode4

圖7為Mode 5模式下燃燒室末端火焰和沖擊波的發(fā)展以及末端氣體自燃的過程。首先，在4.781ms時，可以看到火焰鋒面之前形成初級沖擊波。初級火焰在4.819ms時進入觀測區(qū)域。然后在初級火焰與初級沖擊波之間產(chǎn)生次級火焰。次級火焰導(dǎo)致次級沖擊波的產(chǎn)生，其位于初級沖擊波的前方，傳播速度更快。這是因為次級燃燒是在更高的溫度和壓力下產(chǎn)生的。4.857ms時，次級沖擊波傳播到燃燒室的末端壁面并發(fā)生反射。這會使得燃燒室的末端靠近壁面的未燃混合氣受到2次沖擊波的作用，使其溫度、壓力和密度瞬間升高。在4.867ms時，燃燒室末端近壁面處發(fā)生自燃，自燃火焰鋒面與反射沖擊波疊加，形成明亮的準(zhǔn)爆轟波向外傳播，傳播速度為1700m/s。

圖7 Mode 5下火焰、沖擊波傳播紋影系列圖片

Fig.7ChronologicalschlierenimagesofflameandshockwaveatMode5

5種燃燒模式下燃燒室末端火焰?zhèn)鞑ニ俣惹闆r如圖8所示。當(dāng)燃燒室中未出現(xiàn)聲波或沖擊波時，燃燒室末端火焰受到封閉空間的限制作用，表現(xiàn)出減速燃燒，如圖中Mode 1所示，火焰?zhèn)鞑ニ俣葟?00m/s降到20m/s。當(dāng)燃燒室末端火焰與聲波或沖擊波相互作用時，火焰在傳播方向發(fā)生振蕩。根據(jù)聲波或沖擊波強度的不同，分為周期性減速傳播(Mode 2)和往復(fù)火焰?zhèn)鞑?Mode 3)。周期性減速傳播時，火焰前鋒表現(xiàn)為周期性的減速，速度波動的幅值為78m/s左右，火焰鋒面并沒有出現(xiàn)后退的現(xiàn)象。而往復(fù)火焰?zhèn)鞑r，由于反射沖擊波足夠強，燃燒室末端火焰出周期性后退現(xiàn)象。Mode 4中，燃燒室末端火焰與沖擊波相互作用，使得火焰鋒面之前的預(yù)熱區(qū)發(fā)生自燃，火焰持續(xù)加速并逐漸超過當(dāng)?shù)芈曀?，最終達到600m/s以上。Mode 5中，封閉燃燒室末端火焰?zhèn)鞑ニ俣容^快，大約為370m/s，會導(dǎo)致次級燃燒，速度大約為750m/s(圖中僅表示初級火焰的傳播曲線)，產(chǎn)生次級沖擊波；次級沖擊波傳播到燃燒室末端壁面發(fā)生反射，對靠近末端壁面的未燃混合氣產(chǎn)生二次作用，使其熱力學(xué)狀態(tài)迅速升高，發(fā)生末端氣體自燃；自燃火焰與主火焰相對傳播，并與反射沖擊波耦合形成爆轟波，速度達到1700m/s。

圖8 燃燒室末端5種燃燒模式下的火焰?zhèn)鞑ニ俣惹€

圖9(a)為燃燒室末端5種燃燒模式下的燃燒壓力曲線，進行4 kHz高通濾波得到不同模式下的壓力振蕩情況，如圖9(b)所示。沒有發(fā)生自燃的模式(Mode 1、2和3)下燃燒壓力較低，燃燒壓力峰值不超過1.5MPa，壓力振蕩的幅值不超過1MPa。不同于以上3種情況，當(dāng)燃燒室末端發(fā)生自燃時(Mode 4和5)，燃燒壓力的峰值和壓力振蕩幅值較大，燃燒壓力的峰值分別為5.8和4.7MPa，壓力振蕩峰值超過4.5MPa，是未發(fā)生自燃燃燒模式的4～40倍。

圖9 燃燒室末端5種燃燒模式下(a)燃燒壓力；(b)高通濾波后的燃燒壓力

Fig.9Evolutionof(a)originaland(b)filteredpressureatdifferentcombustionmodes

5種燃燒模式的火焰、沖擊波傳播速度以及燃燒壓力振蕩的情況總結(jié)如表2所示。

表2 不同燃燒模式下的火焰、沖擊波傳播速度和燃燒壓力Table 2 Flame tip velocity, shock wave velocity and pressure at different combustion modes

4 結(jié) 論

基于加裝孔板的光學(xué)定容燃燒彈，對封閉空間中火焰過孔板加速、沖擊波形成和火焰-沖擊波相互作用導(dǎo)致不同的燃燒模式開展了系列研究，得出以下結(jié)論：

(1) 由于已燃氣體的熱膨脹，未燃氣體在火焰面的推動下向前傳播，膨脹流場率先通過孔板，產(chǎn)生強射流，在射流的驅(qū)動下火焰穿過孔板后傳播速度發(fā)生驟增。除此之外，火焰不穩(wěn)定性使得火焰表面褶皺更加劇烈，表面分裂為更小的胞狀結(jié)構(gòu)，促進燃燒速率的加快。

(2) 通過高速紋影法清晰地觀察到，受到加速火焰的影響，在未燃氣體中形成一系列弱擾動波，弱擾動波疊加形成一道強壓力間斷面，即沖擊波。

(3) 根據(jù)燃燒室末端火焰?zhèn)鞑バ问揭约案變?nèi)壓力振蕩的強度，總結(jié)封閉空間末端存在5種不同的燃燒模式：(a) 未受壓力波擾動的正?；鹧?zhèn)鞑ィ?b) 聲波引起的火焰周期性減速傳播；(c) 沖擊波引起的往復(fù)火焰?zhèn)鞑ィ?d) 火焰-沖擊波相互作用導(dǎo)致火焰前鋒自燃并加速傳播；(e) 強沖擊波導(dǎo)致末端氣體自燃。其中發(fā)生自燃燃燒模式的壓力振蕩幅值是未發(fā)生自燃燃燒模式的4～40倍。因此，湍流火焰-沖擊波相互作用對燃燒壓力振蕩具有重要影響。

[1]Hancock D, Fraser N, Jeremy M, et al. A new 3 cylinder 1.2 l advanced downsizing technology demonstrator engine[R]. SAE Technical Paper, 2008.

[2]Heywood J B. Internal combustion engine fundamentals[M]. New York: Mcgraw-hill, 1988.

[3]Inoue T, Inoue Y, Ishikawa M. Abnormal combustion in a highly boosted SI engine-the occurrence of Super Knock[R]. SAE Technical Paper, 2012.

[4]Attard W P, Toulson E, Watson H, et al. Abnormal combustion including mega knock in a 60% downsized highly turbocharged PFI engine[R]. SAE Technical Paper, 2010.

[5]B?uerle B, Hoffmann F, Behrendt F, et al. Detection of hot spots in the end gas of an internal combustion engine using two-dimensional LIF of formaldehyde[C]//Symposium (International) on Combustion. Elsevier, 1994, 25(1): 135-141.

[6]Kawahara N, Tomita E. Visualization of auto-ignition and pressure wave during knocking in a hydrogen spark-ignition engine[J]. International Journal of Hydrogen Energy, 2009, 34(7): 3156-3163.

[7]Ciccarelli G, Dorofeev S. Flame acceleration and transition to detonation in ducts[J]. Progress in Energy and Combustion Science, 2008, 34(4): 499-550.

[8]Bradley D, Cresswell T M, Puttock J S. Flame acceleration due to flame-induced instabilities in large-scale explosions[J]. Combustion and Flame, 2001, 124(4): 551-559.

[9]Takeuchi K, Fujimoto K, Hirano S, et al. Investigation of engine oil effect on abnormal combustion in turbocharged direct injection-spark ignition engines[J]. SAE International Journal of Fuels and Lubricants, 2012, 5(2012-01-1615): 1017-1024.

[10]Qi Y, Wang Z, Wang J, et al. Effects of thermodynamic conditions on the end gas combustion mode associated with engine knock[J]. Combustion and Flame, 2015, 162(11): 4119-4128.

[11]Robert A, Richard S, Colin O, et al. LES study of deflagration to detonation mechanisms in a downsized spark ignition engine[J]. Combustion and Flame, 2015, 162(7): 2788-2807.

[12]Luo X, Teng H, Hu T, et al. An experimental investigation on low speed pre-ignition in a highly boosted gasoline direct injection engine[J]. SAE International Journal of Engines, 2015, 8(2015-01-0758): 520-528.

[13]Wang Z, Qi Y, He X, et al. Analysis of pre-ignition to super-knock: hotspot-induced deflagration to detonation[J]. Fuel, 2015, 144: 222-227.

[14]Agarwal A K, Chaudhury V H. Spray characteristics of biodiesel/blends in a high pressure constant volume spray chamber[J]. Experimental thermal and fluid Science, 2012, 42: 212-218.

[15]Clarke A, Stone R, Beckwith P. Measuring the laminar burning velocity of methane/diluent/air mixtures within a constant-volume combustion bomb in a micro-gravity environment[J]. Journal of the Institute of Energy, 1995, 68(476): 130-136.

[16]Xiao H, Houim R W, Oran E S. Formation and evolution of distorted tulip flames[J]. Combustion and Flame, 2015, 162(11): 4084-4101.

[17]Xiao H, Makarov D, Sun J, et al. Experimental and numerical investigation of premixed flame propagation with distorted tulip shape in a closed duct[J]. Combustion & Flame, 2012, 159(4):1523-1538.

[18]Oppenheim A K, Soloukhin R I. Experiments in gasdynamics of explosions[J]. Annual Review of Fluid Mechanics, 1973, 5(1): 31-58.

[19]Lee J H S, Moen I O. The mechans of transition from deflagration to detonation in vapor cloud explosions[J]. Progress in Energy and Combustion Science, 1980, 6(4): 359-389.

[20]Oran E S, Gamezo V N. Origins of the deflagration-to-detonation transition in gas-phase combustion[J]. Combustion and Flame, 2007, 148(1): 4-47.

[21]Ciccarelli G, Dorofeev S. Flame acceleration and transition to detonation in ducts[J]. Progress in Energy and Combustion Science, 2008, 34(4): 499-550.

[22]Dorofeev S B. Flame acceleration and explosion safety applications[J]. Proceedings of the Combustion Institute, 2011, 33(2): 2161-2175.

[23]Wei H, Xu Z, Zhou L, et al. Effect of initial pressure on flame-shock interaction of hydrogen-air premixed flames[J]. International Journal of Hydrogen Energy, 2017, 42(17): 12657-12668.

[24]Landau L D. On the theory of slow combustion[J]. Acta physicochim, URSS, 1944, 19(1): 77-85.

[25]Darrieus G. Propagation d’un front de flamme[J]. La Technique Moderne, 1938, 30: 18.

[26]Lipatnikov A N, Chomiak J. Molecular transport effects on turbulent flame propagation and structure[J]. Progress in Energy and Combustion Science, 2005, 31(1): 1-73.

[27]Wei H, Zhao J, Zhou L, et al. Effects of the equivalence ratio on turbulent flame-shock interactions in a confined space[J]. Combustion and Flame, 2017, 186: 247-262.

[28]Bychkov V, Valiev D, Eriksson L E. Physical mechanism of ultrafast flame acceleration[J]. Physical Review Letters, 2008, 101(16): 164501.

[29]Liu F, McIntosh A C, Brindley J. A numerical investigation of Rayleigh-Taylor effects in pressure wave-premixed flame interactions[J]. Combustion Science and Technology, 1993, 91(4-6): 373-386.

[30]Law C K, Jomaas G, Bechtold J K. Cellular instabilities of expanding hydrogen/propane spherical flames at elevated pressures: theory and experiment[J]. Proceedings of the Combustion Institute, 2005, 30(1): 159-167.

[31]Wu F, Jomaas G, Law C K. An experimental investigation on self-acceleration of cellular spherical flames[J]. Proceedings of the Combustion Institute, 2013, 34(1): 937-945.

[32]王保國, 劉淑艷, 黃偉光. 氣體動力學(xué)[M]. 北京: 北京理工大學(xué)出版社, 2005.

[33]Livengood J C, Wu P C. Correlation of autoignition phenomena in internal combustion engines and rapid compression machines[C]//Symposium (International) on combustion. Elsevier, 1955, 5(1): 347-356.

[34]Winklhofer E, Hirsch A, Kapus P, et al. TC GDI engines at very high power density—irregular combustion and thermal risk[R]. SAE Technical Paper, 2009.

[35]Kalghatgi G T, Bradley D, Andrae J, et al. The nature of ‘superknock’and its origins in SI engines[C]//Proc Conf on Internal Combustion Engines: Performance, Fuel Economy and Emissions, London, UK, 2009.

[36]Yu H, Chen Z. End-gas autoignition and detonation development in a closed chamber[J]. Combustion and Flame, 2015, 162(11): 4102-4111.

[37]Wei H, Gao D, Zhou L, et al. Different combustion modes caused by flame-shock interactions in a confined chamber with a perforated plate[J]. Combustion and Flame, 2017, 178: 277-285.