二维消光法在烟尘浓度测量中的应用
一、简介
烟尘颗粒是燃烧过程中生成的污染物之一，烟黑不仅污染环境，而且对于人类健康和生产机器，都有着不利的影响[1]，烟黑悬浮在空气当中会产生“温室效应”，已经被确定为全球变暖的重要原因之一[2]。减少烟尘对环境和健康的影响，并提高燃烧设备的运行效率是大多数国家的首要任务。对烟黑形成的研究技术也起着重要的作用。首先需要了解烟尘形成和氧化的基本原理，火焰中碳黑的形成是一个复杂的过程，烟黑颗粒生长初期，多环芳烃如果在较高温度下，且局部环境缺少氢则容易减慢甚至停止脱氢加碳过程而直接聚集，从而呈现类液态；另外，长链有机物燃料，如柴油等，如果在燃烧初期热解不充分，也会形成类液态碳氢化合物（如[3,4]）。
在过去的几十年中已经提出了许多动力学模型[5-8]，然而，控制烟尘形成的完整机制仍然难以实现。烟尘形成研究的进展依赖于颗粒物质诊断的可用性。在稳定层状火焰中基本的烟尘研究中，视线衰减（LOSA）仍然是空间分辨测量单维或轴对称火焰碳黑浓度的简单而有价值的工具。并首次被Greenberg和Ku使用[9]。 Snelling等人的诊断变化[10]使用弧光灯代替激光。 Arana等人讨论了改善扩展激光源时强度均匀性[11]。消光法的另一个最新实现是前向照明消光（FILE），这对于在狭窄空间内进行测量非常有用，例如只能通过单个视口进行光学访问的缸内测量[12]。对于大多数消光法的上述实现，大面积准直光束通过火焰通过并成像到CCD检测器上。CCD上的每个像素代表光束穿过火焰后的光强度的空间独立测量值。结合相对简单的层析反演算法，可以测量径向对称火焰的整个烟尘浓度图。因此，研究人员可以快速表征火焰的各种燃烧参数，如燃料类型，添加剂和输入温度。然而，由于火焰中高温梯度引起的光束转向，消光法对低烟尘浓度和/或干扰的灵敏度有限[10]。当诊断应用于高压火焰时，这个问题特别明显[13]，使测量不切实际。通过解决波束转向干扰的问题，提出了一种替代光学装置，即消光法，显着提高了诊断的灵敏度[10]。在两种诊断方法之间进行了比较，以验证采用中等烟尘负载的乙烯 - 空气火焰的新方法，同时使用散射发可获得的更高的灵敏度通过用空气中氦气稀释的甲烷火焰来证明。最后，散射法诊断成功10atm甲烷-空气火焰。
二、实验原理
消光法的测量原理：当光束通过吸收性颗粒介质时，由于介质的吸收和散射作用，将使光束穿过介质后，在原来传播方向上的光束的能量发生衰减。根 据衰减值的大小求解颗粒浓度是反问题，其方法是依据Lambert-beer定律和Mie 散射理论建立正向光束传播方程，再进行逆问题求解。目前的计算方法基本上是：假设粒径分布来求解介质浓度，本文推导的算法是介质浓度和粒径的联合反演， 以了解燃烧过程颗粒介质的粒度分布谱特性。从RDG-PFA理论得知，烟尘浓度与消光系数有关
其中Em是烟灰吸收函数，sa是总散射系数K s与吸收系数K a之比。根据RDG-PFA理论，可以估计sa值，由于这种信息在整个火焰中通常都不是已知的，所以通常假定吸收系数等于消光系数，因此，（例如[9,10,18]）这个假设对于小烟灰聚集体是合理的，但随着初级颗粒直径和聚集体尺寸的增加而变得越来越不准确[16]。在这里使用的乙烯-空气火焰中，估计sa在577nm处高达0.16。[19]。Em有时被假定为与碳烟源和/或波长不变，而代之以无量纲消光系数Ke [20]，由重复采样测量的火焰烟黑后确定。尽管这种方法可以对sa和Em进行联合估计，后者通常会聚集成相对较大的尺寸[16]，但对于火焰内烟尘来说，Ke的估值不太合适，其中sa较小并且已知随停留时间而变化[19]。在散射很大的情况下，对散射的消光测量的校正，仍然是消光法的诊断所共有的重要问题。本文的重点是通过使用漫射光源和改进的光学器件，对衰减测量技术本身进行改进。这种新技术可以显着提高衰减测量的灵敏度，而不受散射的潜在影响如何评估。如上所述，LOSA技术提供衰减介质中碳烟浓度的路径平均测量。因此，在烟灰浓度不均匀的介质中，单次透射率测量只能提供平均烟尘浓度的测量值。然而，如果烟尘场是轴对称的，那么沿着垂直于整体流动方向的介质中，结合层析反演算法[21,22]可确定局部消光系数 K er，从而径向分辨烟尘浓度。在轴对称火焰中实现消光法是一种特别有利的方法，可以快速地测量整个对称平面上的烟尘浓度。在实验设置中，我不直接测量0和I。相反，透射率测量通常通过四个单色测量序列来实现。然后计算透射率：
为了改进消光法，由波控长制引入的测量偏差是有益的。由测量路径引起的温度梯度以及光束转向将导致激光在通过火焰时弯曲。这些光束偏转可能会影响二维烟灰测量的空间完整性，因为火焰图像将从参考图像中移除。 Howes和Buchelle [23]表明，如果折射率梯度是距离的线性函数，则图像是无畸变的，只要测试部分的中心（即火焰的中心）在检测器表面成像便可。在2D-LOSA中，衰减介质的中心和探测器表面是光学共轭的[9,10]，以便通过光束控制来最小化失真。从Snelling等人复制的典型消光法透射率图像[10]所示。在图像中，我们清楚地看到了火焰中烟尘的衰减，通过反演可以生成烟尘体积分数图。我们还可以看到一个远离火焰的区域，其透射率均匀且等于1。但是，在火焰边缘区域，温度梯度最大且温度较低的情况下，此图像显示可归因于火焰图像中的光束导向的变化或波纹。此外，在火焰包络中低下，可以观察到圆形结构，这些圆形结构被认为是由灰尘或透镜瑕疵的衍射散射引起的，其在比例图像中未被校正。得出的结论是光束转向的影响只能通过火焰和CCD光学共轭来部分补偿[10]。在这个例子中，这些结构只对火焰的透射率值造成干扰，并且可以通过图像处理消除，而不会影响数据的质量。但是，由于烟尘浓度和光衰减降低而干扰研究。因此，诊断的最终灵敏度很大程度上受到光束控制的限制。
如图1b所示，当诊断应用于高压（10 atm）的甲烷 - 空气火焰时，问题变得更加突出。在这种情况下，由于光束转向导致的透射率测量中的偏差占据了测量的主导地位，使得烟尘体积分数测量不切实际。高压情况下的干扰程度需要重新考虑测量偏差的原因。
在图2中，对于转向和非转向灯的情况，说明只通过了火焰的单个消光弦的路径。虽然在Howes和Buchelle [23]的论点中，CCD上两束光束的成像应该非常相似，当光束转向存在（透射）和不存在时是不同的。传输和灯光图像的路径差异，以及通过沿这些不同路径的窗口和光学系统的衰减的相关差异导致图像中的偏差。如果重复透射率测量（假设波束控制保持不变），则偏差是“固定噪音”保持不变。在大气压力情况下，靠近CCD的光学器件上的次要表面缺陷被成像为衍射环。波束操纵使准直光移动，使得与火焰的不同区域的光线穿过同一点，并且因此衍射环在CCD上略微移位，将透射图像进行比较时降低正偏差和负偏差。固定噪声较小，主要在折射率梯度最高的火焰包络之外观察到，因此不会影响测量。在高压火焰中，由于升高的压力的影响，折射率梯度可以更大，但更重要的是，当离开压力容器时，非导向和转向的光必须穿过具有空间传输变化的50mm厚的石英窗。当透射率和灯图像成比例时，显着的固定噪声，透射率的空间变化是明显的。这些因素使消光法实验在高压下不切实际。在目前的工作中，我们提出了一种替代光学装置，称为消光法，它避免了火焰和探测器之间的路径差异，并且显着降低了由光束转向引起的噪声
三、实验设置
在这些实验中使用Guuml;lder层状非预混合环形燃烧器。燃料从中心钢制燃料喷嘴喷出，其外径为12.7mm，内径为10.9mm。空气从带有 100毫米内径的连接管排出。使用玻璃珠和烧结金属泡沫的组合使气流变直。有关燃烧器的更多详细信息，请参见[10]。空气流量为284slpm（20℃，101.3kPa），燃料为纯度为194sccm的乙烯（sccm表示标准温度和压力下的立方厘米每分钟）或390sccm的甲烷用156sccm的氦气稀释。实验还在不同的非预混合的环形燃烧器中进行，该燃烧器在10个大气压下操作的压力容器中操作。燃料以50 SCCM的速度从具有3.06毫米内径的中央不锈钢燃料管排放。空气混合物以20slpm从具有25毫米内径的连环管排出。有关这种燃烧器和压力容器的更多细节可参见[24]。准直2D-LOSA测量使用与[10]相同的光学装置进行。消光法的光学布局如图3所示。与积分球耦合的弧光灯产生直径为25mm的漫射光源。使用标称放大倍数为1.5的一对光学共轭消色差透镜（焦距为100和150 mm，直径为50 mm），将球体的输出平面成像到载有微粒的介质的中心。使用具有1：1放大率的第二对光学共轭透镜（焦距508mm，直径57mm，开孔至12.5mm直径）将介质的中心成像到CCD检测器上。具有16位模拟数字分辨率的科学级CCD使用中性密度滤光片和450 nm窄带滤光片进行滤光。即使在光束转向的情况下，漫射源与火焰之间的f个透镜f3故意远低于火焰成像透镜f40，以避免渐晕。故意选择第二透镜对的长焦距和开孔以最小化由火焰非平行光线收集引起的误差[19,25]。当应用于高压火焰时，漫射2D-LOSA稍作修改以适应室窗与燃烧器中心之间的距离为250 mm。具体而言，第一透镜对与火焰之间的距离增加，并且使用具有10mm直径出口的较小积分球。用于将积分球成像到火焰中心的第一个透镜对被替换为焦距为200 mm的单个透镜。球体的输出被放大了两倍。光收集光学器件与上述相同。如图2所示，观察到在消光法中的光束转向导致通过用于透射和灯图像的收集光学器件的光束路径的变化。沿着这两条路径沿光路固有的路径的小空间变化以及沿着这两条路径存在的不同表面缺陷（灰尘或微小划痕）由此在图像成比例时被增强而不是被消除。这种效应对于准直光来说是独特的，因为在准直光中，通过火焰的单个弦和透镜上的单个位置之间存在相关性（即，通过火焰与特定弦相关联的光线不会穿过其它光线， “填充”镜头）。不同之处在于扩展源在测量位置上成像，而不是通过准直。如果通过火焰跟踪与给定弦相关联的一束光线，如图4所示，可以观察到该光束过度填充成像透镜，从CCD成像立体角较小的成像透镜。在光束转向的情况下，较大的光线束如虚线所示被转向;然而，火焰和探测器之间的光路保持不变。如果在填充光圈的光的横截面上的强度变化很小，则应该使失真最小化。对于感兴趣的火焰，光束转向的程度很小（即1mrad [10]），对于漫反射设置，这对应于成像透镜处的0.5mm的位移。当使用从积分球发出的漫射光源时，通过用于导向和非导向情况的孔径部分的光的强度变化也被假定为可以忽略不计。这个假设通过扩散和消光法测量的良好一致性来验证，如第2节所示
四、实验结果
使用消光法光学装置收集乙烯-空气层状非预混的环状火焰的数据。图像集包括25次拍摄，并允许分析测量不确定度。下图表示出了用于消光法测量的一组典型平均图像。与在图1a中所示的等效条件下拍摄的2D-LOSA图像相比，使用漫射2D-LOSA的最终透射率图像基本上更均匀（噪音较小）并且没有与镜片上的较小表面缺陷相关联的圆形结构。透射率图像的水平段被水平分割为50mm，垂直段被分割为500mm，以减少散粒噪声，使用LOESS算法进行平滑处理，并使用三点Abel反演进行断层扫描反演[21]以确定空间分辨烟尘体积分数。
图6中包括了转换为光学厚度的水平截面样本,以及光学厚度测量中计算的精度不确定度（参见附录A中的误差分析方法）。在图6a中，准直测量中由光束转向引起的偏置是明显的，在燃烧器上方的高度（HAB）4mm处的火焰核心中的测量值也证明出固定噪声的影响。相比之下，图6c所示的漫射测量结果显示没有固定噪声。测量精度的不确定性[图6b和6d]对于两种诊断而言相对较低并且相似，在火焰边缘处达到峰值。然而由于波束控制的固定噪声的振幅精度（主要是散粒噪声）影响，消光法不确定性（大约为0.01）超过了10倍。在图7中，显示了使用两种诊断方式的全焰的烟尘体积分数测量值，并具有相关的精确不确定度估计值[不考虑in，sa和Em的不确定性]。如前所述，这些测量结果基于25图像水平平均值，减少了散粒噪声，并通过断层扫描以确定空间的烟尘体积分数。虽然2D-LOSA漫反射数据的精度不确定性通常较大，但两种诊断的烟尘体积分数图几乎相同，并且在整个火焰中观察到类似的不确定度分布。散射2D-LOSA结果中精度不确定性的增加，可以通过火焰辐射对激光透射和辐射图像的更大影响来解释，因为辐射不能被光学滤波，因为它在火焰边缘的不确定性最高。反演算法也放大火焰中心线处的噪声[21]。轮廓图由三组图像组合而成，以涵盖火焰的高度，并且在三个垂直分区之间的边界处的不确定性估计中观察到轻微的不连续性，因为火焰强度的波动而获得不同的测量值。然而，在烟尘体积分数测量中，不连续性并不明显，下图给出了两种诊断的定量比较。
这里清楚地表明，两种诊断结果几乎相同，除了在消光法测量中光束转向引起噪声的火焰位置较低之外。对于HAB 4毫米，扩散消光法技术的改进灵敏度是显而易见的。火焰边缘的微小差异，例如HAB 40 mm，可能是由于图像采集过程中的火焰移动造成的，并且在测量精度的不确定性范围内。
为了证明消光法诊断法具有非常高的灵敏度，用40％氦气在空气中灼烧稀释的甲烷测量烟尘浓度。结果通过对25组图像采集进行平均来计算，在上图中，数据在水平方向上以250m的水平分辨率来进一步最小化散粒噪声。在图9a中，解析了火焰中非常低的光学厚度（0.004至0.001）。这些光学厚度所引起的噪音小于准直消光法中光束转向所引起的噪音，这就是为什么准直消光法对这些低烟火焰无效。在图9b中示出了在25个图像采集上的光学厚度测量的标准偏差。观察到由CCD摄像机产生的散粒噪声标准偏差为0.0005。在火焰边缘，这会增加到0.0015，并且这种额外的炮击偏差很可能是由于25次炮击时的火焰闪烁所影响。这些结果表明，散射法技术可以有效地减轻中间光学器件表面缺陷的影响，使得该技术的绝对灵敏度极限主要受所用CCD探测器散粒噪声的限制。如图9c所示，可检测到的烟尘浓度分布图，其峰值低至20。在图9d中
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