本研究介绍了OpenFOAM技术中C++库模块的实现和验证，用于航空发动机多状态燃烧的高保真仿真。用于大涡流仿真的动态增稠火焰燃烧模型与常微分方程求解器集成，以便在图形处理单元上快速直接集成有限速率化学成分。反应求解器被扩展为结合粘度和导热系数的混合物平均配方。此外，扩散模型被推广到多组分混合物，以解释单个物种的贡献，以及在化学物质的对流-扩散方程的扩散项中支持非单位路易斯数的校正。该方法根据氢气低NOx燃烧器产生的氢气/空气火焰的实验数据进行了验证。数值结果证明了所提出方法的稳健性、准确性和计算效率，为未来研究由可持续航空燃料驱动的航空发动机装置的复杂物理原理铺平了道路。

主题

导热系数、燃料、化学元素、燃烧、流体力学、计算流体动力学、流动模拟、流动可视化、湍流模拟、图形处理单元

一、引言

通过稀薄氢燃烧实现航空业脱碳面临着一些挑战。与其他燃料相比，氢气由于路易斯数低而表现出强烈的差异扩散，这可能导致局部当量比的变化，从而导致沿火焰锋面的反应速率发生变化。氢气的高层流燃烧速度限制了燃烧器的可作范围，并增加了其对回火的敏感性1，其中火焰向上游传播到预混合部分，可能会损坏燃烧器。回火可由边界层火焰传播、燃烧引起的涡旋击穿或核心流动区域的局部流动反转触发。

火焰稳定的控制对于氢气燃烧的大规模应用至关重要。实验表明，火焰稳定模式主要受内部氢气涡流水平、喷油器凹槽和氢气速度控制。参考文献 2 研究了火焰锚定或脱离燃烧器唇部的详细物理机制，得出的结论是，将火焰从氢气喷射器边缘提升所需的空气注入速度随着氢气速度或压力的增加而增加。航空发动机的设计策略包括分别注入具有轴向速度梯度的反应物和氧化剂，并实施延迟氢气注入。此外，旋转气流会形成一个中央再循环区 （CRZ），有助于将火焰稳定在燃烧器固体成分上。3-5

双涡流同轴喷射器给出了一个例子，其中从中心管中排出的涡流氢射流被注入漩涡环形流中。6 最近的实验研究表明，这种配置可以稳定多种火焰原型，同时强烈影响氮氧化物的排放。5,7 这一概念是安装在图卢兹流体机械研究所 （IMFT） 的 HYdrogen LOw NOx （HYLON） 燃烧器设计的基础。8,9 注氢器上方的火焰稳定状态在确定污染物排放方面起着至关重要的作用。减轻回火的空气动力学稳定确保燃烧室壁上的热应力较低10，但在某些情况下，可能导致NOx排放量升高，这是扩散火焰2,7,11,12的特征，并且具有增加回火趋势。H2/空气火焰根据作条件表现出不同的行为。在某些情况下，火焰作为扩散火焰稳定在喷油器唇上。对于其他作条件，火焰从喷油器中升起，主要在部分预混合状态下燃烧，导致 NOx 排放量有限。在 HYLON 燃烧器中，确定了两种稳定模式，对应于两种不同的火焰原型：第一种，火焰固定在氢气喷射器喷嘴上，第二，火焰被提升到同轴喷射器上方。在文献13中，采用OH平面激光诱导荧光（OH-PLIF）和粒子图像测速法（PIV）分析了在全局稀薄和大气条件下通过双涡流注入系统稳定的氢气/空气火焰的结构，其中预热空气温度从环境温度到673 K变化。数据在参考文献 8 中提供。

A. 动机

HYLON 燃烧器8 的广泛数据集为氢燃烧高级研究提供了非常宝贵的资源，可以更深入地了解底层物理和分析此类复杂现象所需的子模型。2,12 此外，它还支持燃烧模拟计算方法和数值方法的发展。在这种情况下，我们介绍了 OpenFOAM 技术中一组 C++ 动态库形式的高保真框架的开发和验证。14,15 该框架集成了用于预混合和部分预混合火焰的最先进的热物理、传输、燃烧模型，并支持将详细化学直接集成 （DI） 到图形处理单元 （GPU） 上。经过验证的工具将成为研究未来由可持续航空燃料驱动的航空发动机装置的复杂物理特性的宝贵资产。

B. 亮点

本研究中开发的C++库模块的主要特性包括：OpenFOAM中传统反应流求解器用于模拟可持续航空燃料（SAF）的预混合和部分预混合燃烧的能力

基于 Wilke 配方的混合物平均粘度(1)以及导热系数(2)其中 和 是物种摩尔分数， 和 是物种分子量，并且 是第 i 个和第 j 个物种的导热系数;扩散系数 通过考虑单个物种的贡献及其使用威尔克扩散定律的相互作用来计算：(3)哪里 是热扩散率。每个物质的特定热力学特性定义为温度的函数。扩散系数 使用恒定的、与物种相关的施密特数和普朗特数计算，层流扩散和湍流扩散有单独的贡献。物质扩散通量的计算使用 Hirschfelder 和 Curtis 近似值。16 物种粘度 使用萨瑟兰定律计算。这与与模拟相关的温度范围一致，有利于快速计算;在OpenFOAM技术中实现动态增稠火焰大涡模拟（LES）燃烧模型（DTFLES），用于预混合和部分预混合燃烧，详见第三A节 ;由于本案中燃烧火焰的多状态性质，化学的直接积分（DI）优于基于表格的方法。17 描述反应机理有限速率化学动力学的约简18,19和常微分方程（ODE）的积分可以选择使用在图形处理单元（GPU）上运行的自适应多块求解器来加速，而流体传输方程则在多核中央处理器（CPU）上使用并行算法求解。其他详细信息可以在参考文献中找到。20和21;通过显式模拟流体和固体喷射器主体之间的传热，在喷油器尖端应用热耦合边界条件，从而捕获两个域之间的相互作用。流体加热（或冷却）固体，反过来，固体传导热量并影响流体温度。这种方法需要能够处理多区域问题的反应流求解器;域出口处的非反射边界条件。22C. 纸张结构

稿件的结构如下。第二节提供了本工作中研究的几何形状和问题的摘要。构成混合（CPU-GPU）反应流求解器基础的控制方程在第三节中介绍。混合求解器依赖于图形处理单元（GPGPU）上的通用计算。动态增稠火焰燃烧模型在LES框架中的集成在第III节A中详细介绍。模拟的数值设置在第四节中描述，结果在第五节中讨论。代码性能在第 VI 节中报告，然后在第 VII 节中报告结论。

二、实验设置

HYdrogen LOw NOx （HYLON） 燃烧器8,23 是一种专利、低排放且经济高效的氢气燃烧系统，专为燃气轮机设计。几何形状是图卢兹流体机械研究所 （IMFT） 和赛峰直升机发动机 （SHE） 合作的结果。完整配置如图 1 所示。燃烧室由两个同轴通道组成：一个用于氢气喷射的内部圆形管道和一个用于空气喷射的外部环形通道。两个流动都是旋转的。在钻机的底部，混合室接收通过两个相对管道径向注入的空气，作为主要的氧化剂供应。

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图1.

HYLON 燃烧器的实验设置，这是一种针对 H2/空气燃烧优化的双涡流同轴喷射器。检查了两种不同的流动状态，称为火焰 A（锚定）和火焰 L（提升）。实验在图卢兹流体机械研究所 （IMFT） 进行。

主流从燃烧器的底部移动到顶部，穿过一个穿孔板和一堆三个蜂窝网格。这些网格分解了大型湍流结构，确保气流得到轴向调节。此外，在静压室顶部引入了辅助燃料供应通道。图 1 中的水平绿线标记了钻机下部和上部之间的分隔。在这条线之上，假设空气和氢气都轴向流动。本分析仅关注域的上部。空气与纯氢气通过外部环形通道同轴流动。中心管的内径为 = 6 毫米;其外径为 = 8 mm，环形通道的外径为 = 18 毫米（见图 1）。表示中央通道和环形通道出口之间的距离 ⁠.实验上，凹槽的深度可以调整24，但取为 = 4 mm 在当前配置中。与环形通道出口相邻的平面对应于燃烧室背板。

气流的漩涡是使用位于环形出口下方 42 毫米处的径向涡流器完成的。中央通道配有一个轴向涡流叶片，位于中央通道出口下方 10 毫米处。内部和外部涡流水平由 和 ⁠分别。已经构建了多个内部涡流器并通过实验测试（⁠= 0.0–0.9）。24 在当前测试中，内部涡流水平为 = 0.9，而 = 0.67 用于外部流。估计 是通过几何考虑和实验流动结构的简化模型来完成的。在外部流动中，涡流运动是由定向角度为 = 相对于径向 42°。一个角度 = 0° 将不提供漩涡 （⁠= 0.0）。涡流器由 8 个涡流孔组成，每个孔的直径 = 4 毫米。在涡流器的出口处，外部通道的直径为 = 22 毫米（图 2）。

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图2.

HYLON 燃烧器：用于离散化的计算几何形状，由大约 25 × 106 个多面体单元组成，火焰区有一个细化区域。注射器的固体材料由包含 1 × 106 个单元的附加网格表示。

燃烧室是一个具有大光学通道的容器，见图 2。它有一个方形横截面，内宽 = 78 毫米，从背板到燃烧气体排气喷嘴底部的长度 = 150 毫米。方形腔室在其顶部收缩并变成直径 = 73 毫米，暴露在环境压力下。研究了两种流体动力学条件，即火焰 A（锚固）和火焰 L（提升），见表 I。这些名称是指燃烧过程激活时产生的火焰类型。在这两种情况下，全局等价比 = 0.45。

三、控制方程

在 LES 框架中，每个字段变量 被分解为空间过滤的组件 （在本工作中选择网格大小作为过滤器宽度）和子过滤 [子网格尺度 （SGS）] 贡献 ⁠.密度 然后与过滤后的变量组合以定义 Favre 过滤后的量 （⁠⁠).流动的流体动力学演化由纳维-斯托克斯方程控制，该方程描述了可压缩反应流中质量、动量和能量的守恒：

(4)

(5)

哪里 是空间过滤后的流动密度， 是速度向量， 是压力，而 是粘性应力张量。能量方程，包括热能的传输以及传导、对流、辐射和燃烧引起的热释放的贡献，写为

(6)

哪里 是每单位质量的总能量 （⁠⁠，其中 e 是内能）; 是导热系数; 是温度; 包括域内的所有热源和汇。由于反应混合物具有多组分性质，因此该方程集通过跟踪质量分数（⁠⁠） 的 化学动力学机制中的物种：

(7)

哪里 是物质 k 的摩尔分数，其中 W 是混合物的平均分子量，并且 是第 k个物种的分子量。

在反应流的大涡模拟（LES）中，物质的空间滤波产生速率 是非线性的，空间滤波器不随反应速率交换，

(8)

这在 LES 燃烧建模中产生了闭合问题，因为过滤后的反应速率 无法直接从解析字段中计算。LES 燃烧模型（见第 III A 节）是将空间滤波器应用于 LES 控制方程中的瞬时生产项的替代方法，以估计物种的空间过滤生产率 并预测火焰结构、热量释放和污染物形成。最后，假设气体是完美的多组分混合物 物种

(9)

因此，混合物的所有种类都被视为具有共同温度 T 的完美气体;每个物种都用门捷列夫-克拉佩龙状态方程描述：

(10)

哪里 = 8.314 J/（mol K） 是完美的气体常数; 和 是第 k个物种的分压和密度，其中 （道尔顿定律）。

A. 动态增稠火焰 LES （DTFLES） 燃烧模型

为本研究选择的燃烧模型是用于大涡模拟的动态增稠火焰模型（DTFLES）25，作者已在OpenFOAM技术中实现。在 DTFLES 中，火焰是通过增稠因子人为增稠的 ⁠，目的是在保持正确的层流火焰速度的同时解析 LES 网格上的火焰结构。为了补偿人工加厚引入的火焰表面皱纹的减少，该模型采用了子网格效率函数E。因此，对物种传输方程（7）进行了修改，以解释人工火焰增稠和子网格效率函数，并由下式给出

(11)

该公式允许使用非单位路易斯数，这对于准确模拟氢气-空气燃烧至关重要。在式（11）中，Sc和 分别表示层流和湍流施密特数; 和 是层流和湍流动态粘度（后者是根据湍流模型计算得出的）;和 表示反应速率，通过直接积分化学动力学问题进行评估。20,21 还有：

S 是火焰传感器，是一种用于检测计算域内火焰活动区域的指示器功能。式（11）中的火焰传感器S仅在需要的地方（即火焰区）有选择地应用火焰增稠，确保子网格火焰模型不会干扰未燃烧或完全燃烧的区域。在DTFLES中，S是根据Ref.：25的理论定义的(12)哪里 控制过渡层的厚度（对于燃气轮机应用， ⁠)26 和 是通过阿伦尼乌斯定律表示的火焰区的反应速率：(13)哪里 和 分别是燃料和氧化剂质量分数， 是活化能，R 是气体常数。 1、人为降低活化温度;25 在这项工作中， = 0.5。对于多反应机理， 指选择用于表征火焰前沿和所研究现象的代表性反应。在式（12）中， 通过分析确定化学计量预混合火焰。在这种情况下，从式（13）来看， = 2.27 × 10−3，用于式（12）中。在所研究的运行条件下，有限体积 （FV） 域内可能共存多种燃烧状态。基于分离的燃料和氧化剂梯度的瞬时竹野指数27 计算可识别计算单元中的局部状态，从而实现自适应火焰浓缩，即避免扩散主导（非预混合）区域过度增稠。是增稠系数，通过(14)哪里(15)

与网格相关的数量 可以由用户规定为输入，也可以通过选择乘法因子来确定 ⁠，一旦火焰厚度 以及火焰前沿的参考细胞大小， ⁠，是已知的。有关层流火焰厚度计算的更多详细信息，请参见附录 A。

E 是式 （11） 中的效率系数，估计为总火焰皱纹与增厚火焰建模的皱纹之间的比率：(16)

哪里

(17)

(18)

(19)

和 表示 或 ⁠.

的值 和 ⁠，等式中必需的。（15）和（19）以表格形式从文献中获得各种燃料-氧化剂组合和当量比。28-30当无法直接获得时，可以使用详细的化学动力学从一维稳定预混合层流火焰模拟中计算出这些量。

四、数值设置

仿真是在由反应流体区域和导热固体区域组成的多区域域上进行的。计算网格在流体区域中包含大约 25 × 106 个多面体单元，在实体区域包含 1 × 106 个六面体单元。在流体域中，靠近壁的六面体单元挤压确保了足够的边界层分辨率，而火焰区域的局部细化盒实现了 150 的平均网格尺寸 m（图 2）。火焰 A 和火焰 L 配置使用相同的网格。

流体域的控制方程是使用反应流的完全可压缩有限体积 （FV） 求解器求解的。二阶方案用于时间和空间的离散化。采用单方程涡流粘度模型31作为子网格尺度（SGS）闭合，以考虑湍流应力。

异步耦合策略32用于连接流体和固体区域，假设固体中只有稳态温度感兴趣。在这两个区域中都启用了自适应时间步长。在反应模拟中，流体域的最大库朗数为 0.3，而在固体域中，傅里叶数保持在 0.5 以下。为了加速固体热场的收敛，初始固体温度设置为预期热平衡值的 80%。

质量流量规定在位于计算域底部的氢气和空气注入端口处，如图 1 所示。在这些位置，假定流动是轴向和层流的。化学物质的质量分数和环境温度在入口边界处指定。所有壁都被视为绝热，但氢环的边缘除外，其中应用了热耦合边界条件。

对两种配置（火焰 A 和火焰 L）进行了初步冷流模拟，并与现有实验数据进行了比较。8 每次模拟都运行在 s.根据参考文献11的工作，燃烧室的流过时间（FTT）估计在工作条件A下约为55毫秒，在条件L下估计为25毫秒。这对应于火焰 A 的大约 7 个 FTT 和火焰 L 的 16 个 FTT。收集统计数据前模拟的物理时间约为 150 毫秒。这些模拟的验证在第 V A 节中讨论。

然后使用冷流模拟最后时间的流场来初始化燃烧模拟，再进行 0.4 秒。对于反应情况，从第三个FTT开始对场进行时间平均。使用了完整的圣地亚哥氢气/空气机构33,34 的简化版本。化学链包括氮氧化物形成和解离的途径，35，它包括14个物种和42个反应36（见附录B）。

在这种情况下，化学集成可以选择通过图形处理单元（GPGPU）上的通用计算来执行。20,21 这项工作中使用的GPU加速ODE集成方法20,21允许与现有的基于CPU的模块无缝耦合，而不会影响与遗留代码的兼容性。它依赖于有限速率化学的直接集成，无需预处理。它支持低到中等刚度的简化和详细化学机制。从性能的角度来看，这种策略非常适合所研究的场景，其中氢-空气化学动力学主导了每次迭代的计算成本。

五、结果与讨论

下面介绍了图1中描述的两种火焰构型的冷流和燃烧模拟的验证。

A. 冷流模拟

在 HYLON 燃烧器中，通过在中央氢燃料流中添加涡流来增强两个同轴射流之间的混合。进入燃烧室的旋转射流产生中央再循环区 （CRZ） 并进一步渗透到燃烧室中。这会导致氢气流的流动阻塞和氢气喷嘴出口处的径向速度增加，这可能会促进火焰稳定。结果，旋转喷射臂的角度变宽。这可以在湍流动能轮廓（图 3）中识别出来，其中可以看到中央射流的开口角度。虽然中央射流的涡流强度是提升氢气火焰的必要条件，但在广泛的作条件下是不够的。12

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图3.

所研究的两种火焰原型在距腔室底板 15 mm 处的 xy 平面中的湍流动能。冷流模拟。快照以恒定的时间间隔报告 = 2 毫秒。

中央射流还诱导在燃烧室下角附近形成两个低压区域[见图4（a）]。使用非反应流配置的实验数据对前面描述的流特征进行了初步验证。8 对于纵向平面切割（在 x = 0 mm 处，见图 6），PIV 测量轴向 （⁠⁠） 和径向 （⁠⁠）方向以及轴向和径向速度分量的均方根（RMS）值， 和 ⁠，分别在图 1 所示的作条件下。实验数据与CFD模拟之间的比较如图4所示。CRZ的位置和尺寸以及靠近腔室下角的两个再循环区域都可以通过实验和模拟清楚地捕获（图4）。为了评估LES网格的充分性，Pope标准37的快照如图5所示。在这两种配置中，值大多保持在0.2以下，确认了惯性子范围的足够分辨率。高达 0.45 的局部峰和达到 0.65 的孤立点表明存在边际分辨率不足的区域，但它们的有限范围不会影响 LES 计算的整体网格适用性。

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图4.

xz平面上的等高线图，实验数据8与CFD模拟（m/s）时间平均速度之间的验证：（a）轴向分量;（b）径向组件;（c）轴向RMS;（d） 径向 RMS。色标具有不同的数据范围。

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图5.

Pope准则字段37，用于评估LES网格的分辨率。

观察到的两种火焰原型之间的差异源于腔室中不同的漩涡水平，这受到入口边界条件的影响。还沿着距离燃烧室底板 z = 5 和 z = 15 mm 的两条轴线测量了图 4 所示的相同量（定义为 z = 0 mm，见图 6）。38 这些测量结果用于进一步验证模拟，如图7所示。

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图6.

火焰 A 和 L 的冷流模拟。验证在轴向和白框内的不同位置进行的速度剖面。

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图7.

非反应流：位于 z = 5 和 z = 15 mm 处的两条轴向线上的轴向和径向速度（均方根值和均方根值）。实验数据符号（来自参考文献 8）;数值结果线。

B. 反应流

燃烧由位于底板稍下游的瞬态、局部、盘形热源引发，复制实验点火过程。该源被建模为外部能量吸收器 适用于式（6）。从这个位置，火焰发展并维持自身[见图8（a）]。实验测量和CFD模拟之间的比较如图9所示。与非反应情况一样，验证是沿着位于腔室底板上方z = 5 mm和z = 15 mm处的两条线和可视化窗口上进行的[见图8（a）]。附录 C 中提供了数值与实验比较的定量误差指标。

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图8.

两种稳定模式（即火焰 A 和火焰 L）的反应流模拟。CFD 模拟与实验之间的比较，沿位于腔室底板上方 z = 5 和 z = 15 mm 处和白框内的两条线。

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图9.

反应流：位于 z = 5 和 z = 15 mm 处的两条轴向线上的轴向和径向速度（均方根值和均方根值）。实验数据的符号（来自参考文献 8）数值结果的线

。

对于研究的第一个作条件（火焰 A），数值结果与两个位置的实验数据一致（图 9）。在均方根 （RMS） 值中观察到微小差异，这表明较长的平均周期可以改善收敛性。类似的观察结果也适用于沿z = 5 mm线的第二个火焰原型（火焰L）[图9（a）]，其中峰值位置和星等都得到了相当好的捕获。然而，在z = 15 mm[图9（b）]时，尽管总体趋势与实验测量结果一致，但数值预测表现出更明显的偏差。这些差异可归因于火焰尖端附近的高湍流强度，这会导致火焰形状的连续波动，并且需要显着延长平均窗口以获得准确的统计表示。

OH*浓度与实验数据相比的数值预测如图10所示。对于火焰 A，最高 OH* 浓度形成细长、开放、弯曲的 V 形，由图像中较暗的区域表示。这种形状最终形成一条连接到注氢环的黑线，该注氢环位于图外。较小但仍然显着的 OH* 浓度也存在于中央再循环区 （CRZ） 下方。

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图 10.

OH 的时间平均质量分数* (⁠[-])在图 8 所示的可视化窗口上。根据实验中的定性图片验证 CFD 模拟。8

对于火焰 L，峰值 OH* 浓度出现在提升的热点中，而较低的 OH* 水平出现在 CRZ 下方和注氢区域的正上方。这些特征形成一个更暗、更漫射的 V 形，位于 z = 0 mm 左右。在 CFD 模拟中，OH* 分布看起来更厚。

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图11.

火焰增稠系数 在反应流模拟中，基于不断发展的火焰传感器 S 被激活。

如图11所示，在第一种稳定模式（锚定火焰）下，沿火焰前沿的增稠系数几乎是均匀的。然而，在提升火焰的情况下，增稠系数在火焰区域内不均匀，导致燃烧模型沿火焰前沿运行不均匀。这一观察结果与局部瞬时竹野指数的表示图12一致。27 这表明涉及提升火焰的模拟可能需要更精细的计算网格来进行精确建模。

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图12.

每个计算单元中的局部火焰状态是通过竹野指数的瞬时局部计算来识别的。39

图13说明了火焰的时间演变以及对两种构型中间化学物质形成的影响，在触发燃烧过程时从t = 0.17到t = 0.20 s。入口流量和注入点处的涡流强度在塑造位于注氢区上方的凹槽区域内的混合动力学方面起着至关重要的作用。这些因素共同影响火焰结构的变化及其时间演变，如后续图像所示。在火焰 A 中，氮氧化物 （NO） 的峰值产生量比火焰 L 中高出近一个数量级。此外，火焰 A 中的 NO 产生区，加上火焰两侧的强烈再循环，导致 NO 在底板附近的停留时间更长。与火焰 L 相比，这导致火焰 A 中 NO 随时间的空间分布更广。

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FIG. 13.

Temperature evolution and corresponding distribution of the nitrogen oxide (NO) for the two different flame archetypes studied.

TABLE I.

Boundary conditions for the two operating conditions investigated experimentally.

Case

(g/s)

(g/s)

(m/s)

(m/s)

(Pa)

Flame A

2.41

0.032

11.4

13.6

101 325

Flame L

6.03

0.080

28.5

34.0

101 325

VI. PERFORMANCE ANALYSIS

模拟是在由米兰理工大学航空航天部 （DAER） 管理的专有计算集群上进行的，专门供研究小组使用。该集群由六个相同的异构（CPU + GPU）节点组成。每个节点都配备了一个 NVIDIA A100 GPU 和两个插槽，每个插槽都装有 AMD EPYC 9654 96 核处理器。考虑到问题的大小，每个模拟都在 192 个 CPU 内核上运行，不一定局限于单个节点。

对于反应流情况，对每种火焰配置进行了两次模拟：一次使用纯 CPU 硬件，另一次使用异构 CPU-GPU 架构。21 在异构设置中，单个 GPU 处理化学计算，而流传输计算在 192 个 CPU 内核上执行。两种方法产生了相同的结果。异构配置实现了近6×的加速。表 II 总结了性能指标。

表二.

本研究中进行的模拟的性能指标。每个案例在由 25 × 106 个单元组成的多面体网格上模拟了 0.4 秒的物理时间。

火焰

CPU 时间 （h）

内核 （h/ms）

冷流

一个

20 000

50

L

27 500

69

无功 CPU

一个

127 000

320

L

165 000

410

响应式 GPGPU

一个

21 200

53

L

27 800

70

在这种情况下，性能提升几乎完全源于加速化学 ODE 积分，这代表了主要的计算瓶颈，而每个时间步长的所有其他作在 CPU 和 GPU 运行之间保持不变。这种异构执行模型的详细细分在以前的研究中已经报告过。21,40 有趣的是，将化学计算卸载到 GPU 有双重好处。首先，它允许跨不同硬件单元并行执行，从而允许同时解决化学和流动传输问题。其次，由于化学计算是跨 GPU 块并行的，因此求解化学所需的时间与求解流传输所需的时间相当。因此，反应流的总体仿真时间接近冷流仿真的时间。

表现与之前调查的案例一致。40 事实上：（i） 当刚度适中时，加速随着物种数量的增加而增加;（ii）效率随着并发反应单元的数量而增加，因为每个单元都由一个独立的GPU块处理。需要注意的是，当反应单元数量较少时，GPU 的利用率不足;此外，在当前方法中，如果机制变得非常僵化，显式 GPU 集成可能会降低效率。在这种情况下，应首选隐式 GPU 内核或 CPU 端刚性求解器。40

七、结论

本研究以OpenFOAM技术实现的库模块的形式提出了一个用于快速燃烧模拟的高保真、加速计算框架。该框架将用于大涡模拟 （DTFLES） 的动态增稠火焰模型与 GPU 计算相结合，以加速有限速率化学的直接集成，以及用于准确预测污染物排放的最先进的传输模型。该工作流程使用获得专利的双涡流同轴喷油器进行测试和验证，涉及 H2/空气燃烧和低 NOx 生产。结果与实验数据吻合良好，基于GPGPU的反应流求解器大大加快了燃烧计算速度。性能分析表明，使用混合求解器，反应流的总体仿真时间接近冷流仿真。所提出的框架为快速燃烧模拟提供了坚实的基础，支持未来对可持续航空燃料 （SAF） 中火焰动力学、稳定性和污染物形成的研究。未来的工作将集中在增强热扩散效应的建模上。

作者声明利益冲突

作者没有冲突需要披露。

作者贡献

费德里科·吉奥尔迪：概念化（平等）;形式分析（相等）;调查（相等）;方法论（相等）;写作 – 原稿（相等）。费德里科·皮斯卡利亚：概念化（平等）;形式分析（相等）;调查（相等）;方法论（相等）;监督（铅）;写作 – 原稿（相等）。

数据可用性

支持本研究结果的数据可根据合理要求从通讯作者处获得。

附录A：层流火焰厚度估计

我们呈现层流火焰厚度， ⁠，用于在很宽的当量比范围内（⁠⁠），在大气压和 300 K 的入口温度下。这些条件与 HYLON 测试用例的数值设置和作点一致。层流火焰厚度是通过使用详细的化学动力学和多组分传输特性的一维、自由传播、稳定的预混合火焰模拟获得的。为确保一致性，采用了燃烧器模拟36中使用的相同氢气-空气机构。

火焰厚度 根据最大温度梯度方法确定：

（答1）

哪里 和 分别是绝热火焰温度和入口温度，并且 是最大温度梯度，使用高分辨率非均匀网格和中心有限差值或考虑网格间距的梯度运算符计算。

图 14 显示了 （在 m）具有等效比， ⁠. 结果与文献数据吻合良好。41–43

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图14.

使用一维预混合模拟的层流火焰厚度：（a）本研究采用的机制;36（b）UCSD链。数值与文献数据进行比较。41–43垂直线表示HYLON的运行条件。

附录 B：H2-AIR机构

本工作中使用的化学H2-空气机制见表III。相关数据文件可在参考文献36中找到

表三.

反应机理参数。A in （mol cm s K） 和 在（cal/mol）中。 注意： Troe 衰减反应使用 和 ⁠. 参考文献 36 中的完整表达式。

不。

反应

类型

一个

1

H2 + M 2 小时 + 米

3-身体 Arrh。

104 380.0

2

H2 + Ar 2 H + Ar

阿伦尼乌斯

104 380.0

3

H2 + O2 2 OH

阿伦尼乌斯

39 000.0

4

2 小时 + 小时 H2 + H

阿伦尼乌斯

0

5

H + HO2 H2O + O

阿伦尼乌斯

1 720.0

6

H2 + O H + OH

阿伦尼乌斯

6 290.0

7

2 O + 米 O2 + 米

3-身体 Arrh。

0

8

2 O + 氩 O2 + Ar

阿伦尼乌斯

−1 788.0

9

H + O2 O + OH

阿伦尼乌斯

16 439.0

10

H + O2 （+米） HO2 （+M）

特洛衰减

⁠,

见注释

11

H + O2 (+Ar)  HO2 (+Ar)

Troe falloff

⁠,

See note

12

H + O + M  OH + M

3-Body Arrh.

0

13

H2 + OH  H + H2O

Arrhenius

3 430.0

14

H2O + O  2 OH

Arrhenius

13 400.0

15

H2O2 (+M)  2 OH (+M)

Troe falloff

⁠,

See note

16

H2O2 (+Ar)  2 OH (+Ar)

Troe falloff

⁠,

See note

17

H + OH + M  H2O + M

3-Body Arrh.

0

18

H + OH + Ar  H2O + Ar

Arrhenius

0

19

HO2 + O  O2 + OH

Arrhenius

0

20

H + HO2  H2 + O2

Arrhenius

823.0

21

H + HO2  2 OH

Arrhenius

295.0

22

HO2 + OH  H2O + O2

Arrhenius

−497.0

23

2 HO2  H2O2 + O2

Arrhenius

11 982.0

24

2 HO2  H2O2 + O2

Arrhenius

−1 629.0

25

H2O2 + O  HO2 + OH

Arrhenius

3 970.0

26

H + H2O2  H2O + OH

Arrhenius

3 970.0

27

H + H2O2  H2 + HO2

Arrhenius

7 950.0

28

H2O2 + OH  H2O + HO2

Arrhenius

0

29

H2O2 + OH  H2O + HO2

Arrhenius

9 557.0

30

H + O + M  OH* + M

3-Body Arrh.

6 940.0

31

Ar + OH*  Ar + OH

Arrhenius

2 060.0

32

H2O + OH*  H2O + OH

Arrhenius

−861.0

33

H + OH*  H + OH

Arrhenius

0

34

H2 + OH*  H2 + OH

Arrhenius

−444.0

35

O2 + OH*  O2 + OH

Arrhenius

−482.0

36

O + OH*  O + OH

Arrhenius

0

37

OH + OH*  2 OH

Arrhenius

0

38

OH*  OH

Arrhenius

0

39

N2 + O  N + NO

Arrhenius

76 100.0

40

N + O2  NO + O

Arrhenius

6 500.0

41

NO + M  N + O + M

3-Body Arrh.

148 300.0

42

2 NO  N2 + O2

Arrhenius

65 000.0

APPENDIX C: ERROR METRICS FOR NUMERICAL VS EXPERIMENTAL VELOCITY PROFILES

The integral-normalized error between the numerical and experimental axial-velocity profiles shown in Figs. 7 and 9 is defined as

(C1)

这里，x 是沿所选轴线的坐标。首先将实验数据线性插值到数值离散化上;然后用复合梯形规则评估积分。事先不应用空间配准（例如，移位），因此 可能包括由小的轴向错位引起的贡献，特别是在速度反转符号、表现出陡峭梯度或峰值出现差异的区域。定量结果 见表IV。

表四.

数值和实验速度剖面之间的误差[式（C1）]：非反应性（图7）和反应性（图9）流动条件下的火焰A和L。

箱

位置

非反应性

反应性的

火焰A

z = 5 毫米

0.27

0.19

0.27

0.37

z = 15 毫米

0.32

0.45

0.30

0.33

火焰 L

z = 5 毫米

0.31

0.27

0.35

0.43

z = 15 毫米

0.37

0.45

0.46

0.49

报告的值总体上表明相当好的一致性，所有误差都低于 0.5。正如预期的那样，径向分量的差异略大，尤其是在反应性情况下，这可能是由于更尖锐的梯度和更强的流动偏转（见图 7 和 9）。误差幅度随轴向距离（从 z = 5 到 15 mm）略有增加，这与下游累积的失配或湍流增加一致。

原文Accelerated combustion simulations of hydrogen–air flames in the HYLON burner | Physics of Fluids | AIP Publishing