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UNIVERSIDAD DE CHILE

FACULTAD DE CIENCIAS FISICAS Y MATEMATICAS

DEPARTAMENTO DE INGENIERIA MECANICA

DETERMINACION EXPERIMENTALDE LA TEMPERATURA Y LA FRACCION EN VOLUMEN DE HOLLIN

EN UNA LLAMA DE DIFUSION LAMINAR,POR MEDIO DE ABSORCION/EMISION MODULADA

TESIS PARA OPTAR AL GRADO DE MAGISTER EN CIENCIAS DE LAINGENIERIA MENCION MECANICA

MEMORIA PARA OPTAR AL TITULO DE INGENIERO CIVIL MECANICO

JUAN IGNACIO CUEVAS RODRIGUEZ

PROFESOR GUIA:JUAN CARLOS ELICER CORTES

MIEMBROS DE LA COMISION:ANDRES FUENTES CASTILLOPEDRO RESZKA CABALLERO

SANTIAGO DE CHILEABRIL 2012

Resumen

Este estudio tiene como proposito entender el fenomeno de la produccion de partıculas de hollınen la combustion de una llama de difusion, centrandose principalmente en el estudio de la combustionde gas obtenido de la pirolisis de biomasa vegetal solida. Como parte de la tecnica experimental seimplemento un banco experimental que permita la evaluacion de estas caracterısticas en una llama dedifusion laminar generada a partir de etileno y aire con distintas concentraciones de oxıgeno, en unquemador axisimetrico tipo Gulder.

Como antecedente, puede decirse que el hollın es uno de los principales contaminantes que se generanen el proceso de combustion y ademas, una de las principales fuentes de radiacion de la llama. Comple-mentariamente, este mecanismo de transferencia de calor tiene directa relacion con la estructura de lallama y actualmente se piensa que es el responsable del fenomeno de extincion de llama (Quenching).

Se realizaron mediciones que permiten obtener la distribucion local de la temperatura y la fraccionen volumen de hollın mediante la aplicacion de la tecnica de diagnostico no intrusiva MAE (ModulatedAbsorption/Emission), utilizando longitudes de onda en el rango visible. En el caso de la temperatura,se realizo una evaluacion indirecta de esta a partir de la medicion de la intensidad de la radiacion delhollın a dos longitudes de onda distintas. La fraccion en volumen de hollın se evaluo en base a lasmediciones en una longitud de onda.

Se encontro que la temperatura de la llama aumenta de manera proporcional con el contenido deoxıgeno en el aire, para un mismo flujo de combustible. De los campos y perfiles de temperatura obtenidos,es posible identificar las zonas de maxima temperatura en la llama y ubicarlas en la zona central de esta.Con respecto a la fraccion en volumen de hollın, esta tambien aumenta con proporcionalmente conel contenido de oxıgeno en el oxidante, encontrandose ademas que los maximos locales en cada nivelestan correlacionados positivamente con las temperaturas maximas alcanzadas. De manera general,seencontro que las mayores concentraciones de hollın en la zona basal de la llama se ubican en los costadosde esta, mientras que en la zona central y superior de esta las zonas de mayor concentracion se ubicanen el centro de la llama con respecto al eje de simetrıa.

En conclusion, se encontro que la cantidad de oxıgeno en el aire juega un rol importante en latemperatura de la llama y la fraccion en volumen de hollın producida por esta. Se encontro una propor-cionalidad directa entre el porcentaje de oxıgeno y la temperatura y fraccion en volumen de hollın. Masaun, la existencia de una correlacion entre los maximos de temperatura y los de fraccion en volumen dehollın revalida la afirmacion hecha en los antecedentes donde se senala al hollın como una de las grandesfuentes de radiacion de la llama. Con respecto a la tecnica, se demostro su efectividad como metodode diagnostico rapido y preciso, no siendo necesario en este caso, dada la estabilidad de la llama, unamodulacion a altas frecuencias.

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Abstract

This work aims to the understanding of the phenomenon related to soot particles production in alaminar diffusion flame, focusing primarily on the study of combustion gas generated from the pyrolysisof vegetable solid biomass. As part of the experimental technique, an experimental unit was imple-mented allowing the evaluation of these characteristics using an ethylene-air mix with different oxygenconcentrations and an axisymmetric Gulder burner.

As background, it can be said that soot is one of the main pollutants generated in combustionprocesses and also a major source of radiation in the flame. Additionally, this heat transfer mechanism isdirectly linked to the structure of the flame and is currently thought to be responsible for the phenomenonof flame extinction (Quenching).

Measurements were taken allowing to obtain the local temperature and soot volume fraction throughthe application of a non-intrusive diagnostic technique known as MAE (Modulated Absorption/Emission)using wavelengths in the visible specter. For the temperature, an indirect evaluation was performed usingmeasurements of radiation intensity of the soot at two different wavelengths. The soot volume fractionwas estimated using measurements at only one wavelength.

It was found that flame temperature increases proportionally to the oxygen content in air, for a givenflow of fuel. From the temperature fields and profiles obtained, it is possible to identify areas of maximumtemperature around the central area of the flame. Regarding to the soot volume fraction, it was foundthat it also increases proportionally to the oxygen percentage in the oxidant, in addition it was foundthat the local maxima in each level are positively correlated with the maximum temperatures reached. Ingeneral, it was found that higher concentrations of soot in basal heights are located on the sides of theflame , while at central and upper heights highest concentration are found in the center of the flame.

In conclusion, it was found that the amount of oxygen in the air plays an important role in the flametemperature and soot volume fraction produced by it. There was a direct relation between the percentageof oxygen and temperature and soot volume fraction. Moreover, the existence of a correlation betweentemperature and soot concetration maxima validates the statement which points soot as a major sourceof radiation in the flame. Regarding the technique, it was demonstrated to be an effective method forfast and accurate diagnosis. In this case, given the stability of flame, it was not necessary a modulationat high frequencies.

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Agradecimientos

Agradezco a mis padres, Juan de Dios y Marıa Victoria, y a mi hermano Francisco Javier por elconstante respaldo que siempre sentı de ellos. A mis primos y amigos de la vida Fernando Andres,Alejandro, Pablina, Andrea, Daniel, Sebastian y Jorge que siempre me dieron apoyo y un respiro cuandolas cosas no se pintaban bien.

A mis amigos de la universidad, Werner, Marcela, Dada, Alonso y Rodrigo, que aun que no entendie-ran lo que estaba haciendo, siempre mostraron interes y apoyo. A mis amigos de mecanica Jorge, Jose,Daniela, Eduardo, Francisco, Daniel y Pablo, quienes al parecer entendıan algo de lo que se trata estatesis y me dieron todo el apoyo y respaldo cuando las cosas no salıan y los cuanto te falta pa’ terminarla tesis? llovıan del cielo.

A mis profesores Juan Carlos, Andres y Pedro, por su acogida y guiarme de manera tan completa atraves de este trabajo tiempo. A Rodrigo, Coke y todo el resto del equipo de la USM, por su aporte enideas y colaboracion incondicional en la elaboracion de este trabajo.

Agradecimientos especiales al Departamento de Ingenierıa Mecanica de la Universidad de Chile ya la totalidad de sus funcionarios, siempre dispuestos a ayudarme tanto en asuntos estudiantiles comoextracurriculares, destacando principalmente a Maria Eugenia y Maricarmen, gracias por todo chiquillas.

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Indice general

Indice de figuras VII

1. Introduccion 1

1.1. Objetivo General . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2

1.2. Objetivos Especıficos . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2

2. Antecedentes 3

2.1. Biocombustibles Solidos . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3

2.2. Gasificacion de Biomasa, Pirolisis y Combustion Directa . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5

2.3. Llama de Difusion Laminar . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7

2.4. Hollın . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7

2.4.1. Caracterısticas del hollın . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8

2.4.2. Procesos de formacion del hollın . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8

2.4.3. Sistemas experimentales y formacion de hollın . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9

2.4.4. Estructura detallada de una llama generadora de hollın . . . . . . . . . . . . . . 10

2.5. Antecedentes, Modelos y Tecnicas Experimentales de Diagnostico Optico . . . . . . . . 12

2.5.1. Antecedentes generales sobre el modelamiento de la senal recibida . . . . . . . . 12

2.5.2. Tecnicas Experimentales . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14

3. Modelo de Absorcion/Emision Modulada (MAE) 23

3.1. Desarrollo del modelo MAE . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23

3.1.1. Metodos convencionales de dos colores . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23

3.1.2. Metodos MAE de un color . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24

3.1.3. Metodo MAE de dos colores . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25

iv

3.2. Desarrollo de un modelo para evaluar la sensibilidad de las mediciones . . . . . . . . . . 26

3.2.1. Desarrollo del Modelo Teorico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26

3.2.2. Analisis de la Sensibilidad de la Temperatura frente a variaciones en la Longitudde Onda . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27

4. Metodologıa 30

4.1. Desarrollo de la instalacion experimental . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30

4.1.1. Bastidor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31

4.1.2. Quemador Gulder . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31

4.1.3. lınea de gases . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32

4.2. Absorcion/Emision Modulada . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35

4.3. Componentes del diagnostico optico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36

4.3.1. Fuente Luminosa . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37

4.3.2. Modulacion y Sincronizacion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37

4.3.3. Materializacion del haz de luz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38

4.3.4. Camara CCD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39

4.3.5. Filtros . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39

4.3.6. Condiciones de Operacion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40

5. Analisis de Resultados 42

5.1. Caso Particular: Llama de etileno y aire con un 25 % de O2 . . . . . . . . . . . . . . . . 42

5.1.1. Temperatura . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43

5.1.2. Fraccion en Volumen de Hollın . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47

5.2. Evolucion de la Temperatura y Fraccion en Volumen de Hollın . . . . . . . . . . . . . . 52

5.3. Comparacion con trabajos existentes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 56

6. Conclusiones 58

Bibliografıa 60

A. Resultados 63

A.1. Aire con 17 % de O2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63

A.1.1. Temperatura . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63

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A.1.2. Fraccion en Volumen a 530 nm . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65


A.2. Aire con 21 % de O2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69

A.2.1. Temperatura . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69



A.3. Aire con 25 % de O2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74

A.3.1. Temperatura . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74



A.4. Aire con 29 % de O2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 79

A.4.1. Temperatura . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 79



A.5. Aire con 33 % de O2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83

A.5.1. Temperatura . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83



A.6. Aire con 37 % de O2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 87

A.6.1. Temperatura . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 87



B. Codigo MatLab 92

C. Data sheets 95

C.1. Fuente 660 nm . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 95

C.2. Fuente 532 nm . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 96

C.3. Datasheet Camara CCD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 97

D. La Instalacion Experimental 99

vi

Indice de figuras

2.1. Superficie cubierta por plantaciones, desde la V a la IX regıon de Chile. . . . . . . . . . 4

2.2. Parametros de la matriz energetica de Chile en el ano 2007: (2.2a) Oferta de energıa pri-maria, (2.2b) Generacion electrica por fuente, (2.2c) Distribucion del consumo energeticoen el sector residencial. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4

2.2. Parametros de la matriz energetica de Chile en el ano 2007: (2.2a) Oferta de energıa pri-maria, (2.2b) Generacion electrica por fuente, (2.2c) Distribucion del consumo energeticoen el sector residencial. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5

2.3. Procesos en un gasificador: pirolisis/desvolatilizacion de biocombustibles solidos y el pos-terior reformado/gasificacion de los productos gaseosos y char. . . . . . . . . . . . . . . 6

2.4. Principales reacciones en un proceso de gasificacion de biomasa [1] . . . . . . . . . . . . 6

2.5. Imagenes obtenidas mediante TEM, para llamas de premezcla (izq.) y difusion (der.) deuna llama de metano en oxıgeno y etileno en aire respectivamente. Las imagenes fuerontomadas a una distancia de 22.5 mm sobre el quemador. . . . . . . . . . . . . . . . . . 8

2.6. Esquemas de la formacion y evolucion del hollın en llamas de premezcla y difusion.(2.6a) Esquematica de la formacion de hollın en llamas de premezcla, en funcion deltiempo caracterıstico de formacion. (2.6b) Esquema de las zonas de formacion y evolucionmorfologica de los aglomerados, descrita por Santoro et al. [2], para una llama co-corrientede difusion laminar de etileno (C2H4) en aire estandar (con un 21 % de O2). . . . . . . 10

2.7. Mecanismos generales de formacion de hollın. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12

2.8. Comparacion entre perfiles temporales de modelos de pirometrıa optica para bajas fluen-cias de laser y longitudes de onda de 532 nm (izq.) y 1064 nm (der.). . . . . . . . . . . 13

2.9. Representacion del montaje experimental para realizar mediciones mediante LRS. . . . . 15

2.10. Representacion esquematica del espectro de Raman, para una mezcla de propano y aire. 15

2.11. Esquema de un montaje tıpico para SRS, equipado con un sistema de analisis opticomulti-canal. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16

2.12. Esquema de una instalacion experimental para realizar PLIF. . . . . . . . . . . . . . . . 17

2.13. Esquema de una instalacion experimental para realizar PLIEF. . . . . . . . . . . . . . . 18

2.14. Esquema de la instalacion para realizar LEA a dos longitudes de onda. . . . . . . . . . . 19

vii

2.15. Dependencia del peak de la senal LII a la fluencia del laser. Los valores fueron normaliza-dos a la unidad para 0,2J/cm2. Las mediciones se realizaron utilizando un laser Nd:YAGde 532 nm con un perfil espacial cuadrado. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20

2.16. Variacion de E(m) para distintas longitudes de onda, segun distintos trabajos. . . . . . 21

3.1. Sensibilidad absoluta de la temperatura frente a variaciones en λ1 . . . . . . . . . . . . 28

3.2. Sensibilidad absoluta de la temperatura frente a variaciones en λ2 . . . . . . . . . . . . 28

4.1. Esquema de la instalacion experimental. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30

4.2. Esquema del bastidor. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31

4.3. Quemador Gulder: (4.3a) vista general, (4.3b) detalle de la construccion interior delquemador y (4.3c) imagen de la llama generada por el quemador. . . . . . . . . . . . . 32

4.4. Esquema de la lınea de oxidante. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32

4.5. Esquema de la lınea de combustible. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34

4.6. Esquema de la lınea de combustible. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34

4.7. Imagenes varias del controlador de flujo: (4.7a) y (4.7b) imagenes de la consola delcontrolador, (4.7c) y (4.7d) curvas de calibracion para el aire y etileno respectivamente.Estas curvas indican cual es el error porcentual que existe en el caudal entregado por elcontrolador. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35

4.8. Esquema de la modulacion y de los parametros relevantes. . . . . . . . . . . . . . . . . 36

4.9. Fuentes utilizadas en el montaje: (4.9a) laser (LED en efecto) de 660 nm (rojo) enfuncionamiento y (4.9b) laser de 532 nm (verde) en funcionamiento, equipado con elbeam expander. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37

4.10. Sistema de modulacion empleado: (4.10a) consola de la fuente de 660 nm, (4.10b) Triggerexterno (izq.) e Interfaz de control (der.) que permiten la modulacion de la fuente de532 nm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38

4.11. Esquema del arreglo utilizado para materializar el haz de luz . . . . . . . . . . . . . . . 38

4.12. Camara CCD utilizada: (4.12a) vista frontal y (4.12b) vista trasera. . . . . . . . . . . . 39

4.13. Imagenes y curvas de transmisividad de los filtros empleados: (4.13a) fotografıa del filtropara 532 nm, (4.13b) fotografıa del filtro para 662 nm, (4.13c) curva de transmitividadpara filtro para 532 nm y (4.13d) curva de transmitividad para filtro para 662 nm. . . . 40

5.1. Secuencia tıpica de los datos medidos en ambas longitudes de onda. . . . . . . . . . . . 42

5.2. Comparacion entre los resultados para cada longitud de onda en una llama de etileno yaire con un 17 % de O2. El parametro Df corresponde al diametro de la inyeccion deetileno. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43

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5.3. Campo de Temperaturas Absolutas para aire con 25 % de O2. . . . . . . . . . . . . . . 44

5.4. Curva de Temperatura para una llama de etileno y aire con un 25 % de O2 medida a unaaltura de 0 mm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44

5.5. Curva de Temperatura para una llama de etileno y aire con un 25 % de O2 medida a unaaltura de 5 mm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45

5.6. Curva de Temperatura para una llama de etileno y aire con un 25 % de O2 medida a unaaltura de 10 mm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45






5.12. Campo de Fracciones en Volumen para λ = 530 nm y aire con 25 % de O2. . . . . . . . 48


5.14. Curvas de Fraccion en Volumen para una llama de etileno y aire con un 25 % de O2

medida a una altura de 0 mm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 48


medida a una altura de 5 mm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49


medida a una altura de 10 mm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49









5.21. Curvas de Fraccion en Volumen Integrada para una llama de etileno y aire con un 25 %de O2. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52

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5.22. Ejemplo de los datos obtenidos: en 530 nm (5.22a) sin vidrio empavonado, (5.22b) convidrio empavonado y (5.22c) en 660 nm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53

5.23. Ejemplo de la evolucion de la altura de llama frente a variaciones en el porcentaje deO2 presente en el aire. De izquierda a derecha, 17 % O2, 21 % O2, 25 % O2, 29 % O2,33 % O2 y 37 % O2. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54

5.24. Campo de Temperaturas para aire con 17 % de O2. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54


5.26. Curvas de Fraccion en Volumen a una altura basal para una llama de etileno y aire conun 21 % de O2. (5.26a) Resultado de Fuentes [4] (5.26b) Calculada mediante MAE . . 56

5.27. Curvas de Fraccion en Volumen en cola de llama para una llama de etileno y aire con un21 % de O2. (5.27a) Resultado de Fuentes [4] (5.27b) Calculada mediante MAE . . . . 57

5.28. Curvas de Fraccion en Volumen Integrada para una llama de etileno y aire con un 21 %de O2. (5.28a) Resultado de Fuentes [4] (5.28b) Calculada mediante MAE . . . . . . . 57

A.1. Campo de Temperaturas para aire con 17 % de O2. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63

A.2. Curvas de Temperatura para distintas alturas y 17 % de O2. . . . . . . . . . . . . . . . 63


A.3. Campo de Fracciones en Volumen para λ = 530 nm y aire con 17 % de O2. . . . . . . . 65

A.4. Curvas de Fraccion en Volumen para distintas alturas, λ = 530 nm y 17 % de O2. . . . 65





A.7. Campo de Temperaturas para aire con 21 % de O2. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69




A.10.Curvas de Fraccion en Volumen para distintas alturas, λ = 530 nm y 21 % de O2. . . . 71


A.11.Campo de Fracciones en Volumen para λ = 660 nm y aire con 21 % de O2. . . . . . . . 72



A.13.Campo de Temperaturas para aire con 25 % de O2. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74

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A.14.Curvas de Temperatura para distintas alturas y 25 % de O2. . . . . . . . . . . . . . . . 74






























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C.1. Especificaciones Tecnicas LED [3]. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 95

C.2. Espectro LED, distintos modelos [3]. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 95

C.3. Comportamiento switch-on del LED [3]. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 96

C.4. Especificaciones Tecnicas Laser [4]. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 96

C.5. Dimensiones Laser [4]. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 97

D.1. Vista general de la instalacion experimental con su configuracion definitiva. . . . . . . . 99

D.2. Disposicion de las fuentes utilizadas. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 99

D.3. Disposicion de la camara CCD en la instalacion. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 100

xii

Capıtulo 1

Introduccion

El presente estudio se enmarca en el contexto del proyecto FONDECYT numero 1100913, que se centraen el campo de investigacion de la ”Produccion de Hollın y Radiacion en Llamas de Difusion”. Sin embar-go, este tıtulo no describe de manera adecuada el enfoque de este trabajo. Aunque el objetivo principalde esta investigacion es evaluar la produccion de hollın y radiacion de una llama en particular, representala sinergia de muchos componentes provenientes de distintos campos como la quımica, termodinamica,estadıstica, transferencia de calor y analisis numerico, entre otros.

En el centro de este trabajo se encuentra el estudio de la combustion de combustibles no convencionales,centrandose especıficamente en biocombustibles solidos como aserrın, astillas, madera, etc., que handemostrado ser una fuente de energıa de bajo costo y alta disponibilidad.

Sin embargo, la comprension del fenomeno de combustion de estos materiales solidos es una tarea en ex-tremo desafiante debido a la naturaleza intrınsecamente unida entre los campos senalados anteriormentey un numero considerable de incognitas relativas a la eficiencia, liberacion de calor y temas ambientales(produccion de contaminantes), que permanecen sin respuesta. Con el proposito de simplificar los proce-sos que ocurren y lograr ası un mayor nivel de entendimiento del fenomeno, se desacoplan los procesosde descomposicion termica y la combustion propiamente tal.

Basicamente, en este estudio se analizara una mezcla de combustibles gaseosos representativa de losproductos originados de la pirolisis de biocombustibles solidos para analizar el proceso de combustion enuna llama de difusion. Este tipo de llamas son intrınsecamente turbulentas, lo que representa un problemaya que este tipo de comportamiento no es manejable debido a las inestabilidades, distorsion y el limitadotiempo y espacio de residencia donde las reacciones y procesos de transporte son significativos. Con elobjetivo de salvar estas limitaciones es que se utilizara una llama de difusion laminar para determinar lainformacion necesaria de la zona reactiva como radicales libres, concentracion de especies y temperatura.Esta decision se justifica teoricamente, debido a las similitudes en los procesos de fase gaseosa que ocurrentanto en llamas laminares como turbulentas, que seran explotados por medio de un analisis simplificado.

Bajo estas hipotesis es posible desarrollar un estudio fundamental de la combustion de biocombusti-bles solidos utilizando un quemador axisimetrico y generando una llama estable de difusion laminar enaire, la cual sera analizada mediante un avanzado metodo de medicion no intrusivo denominado Absor-cion/Emision Modulada (MAE) con el proposito de entender las interacciones entre la llama y el flujo,y como esta interaccion incide sobre la produccion de hollın al interior de la llama.

Finalmente, la configuracion propuesta permite llevar a cabo el estudio de la llama bajo distintos regıme-nes, ya que las tasas de reaccion y transporte se ven modificadas rapidamente al variar la naturaleza de

1

la mezcla gaseosa, las velocidades con las que se inyectan el combustible y el oxidante, y la naturalezade este ultimo. La serie de diagnosticos opticos a realizar se enfocaran entonces en la obtencion de ladistribucion local de la fraccion en volumen y temperatura del hollın. La idea basica del estudio parte delhecho que la principal fuente de radiacion en este tipo de llama es el hollın. En un plano mas profundo,la transferencia de calor por radiacion altera la estabilidad de la estructura de la llama y es probable-mente el responsable del fenomeno de quenching1. Por otro lado, el hollın es una parte importante enla produccion de contaminantes cuando estas partıculas son liberadas fuera de la zona de reaccion.

1.1. Objetivo General

Determinar la temperatura y fraccion en volumen de hollın mediante la aplicacion de la tecnica demedicion no intrusiva MAE, utilizando longitudes de onda en el rango visible en una llama de difusionlaminar, representativa de la pirolisis de biomasa solida.

1.2. Objetivos Especıficos

1. Desarrollar un modelo teorico que permita evaluar la precision en la obtencion de la temperaturadel hollın, usando la MAE, cuando se utilizan longitudes de ondas en el rango del visible.

2. Poner en operacion la instalacion de diferentes dispositivos opticos que permitiran llevar a cabo lamedicion de la temperatura del hollın mediante la MAE.

3. Desarrollar una campana experimental que permita validar el modelo teorico de la tecnica opticacon combustibles convencionales.

4. Llevar a cabo al menos tres campanas experimentales con mediciones sistematicas mediante MAE,estudiando una mezcla de gases representativa de la pirolisis de biomasa vegetal. Los parametrosa modificar seran:

Velocidad de inyeccion (flujo) y naturaleza (composicion) del combustible.

Velocidad de inyeccion y naturaleza del oxidante.

5. Analizar los datos y realizar comparaciones entre los distintos casos estudiados.

1Entiendase por Quenching al proceso en el cual el nivel energetico de una partıcula se ve alterado debido a

colisiones inelasticas con otras partıculas, produciendose finalmente una reduccion en las emisiones espectrales de

esta.

2

Capıtulo 2

Antecedentes

2.1. Biocombustibles Solidos

En la actualidad es posible generar energıa mediante el aprovechamiento de biomasa1, ya sea mediantela combustion directa de esta, o por medio de procesos de transformacion termicos que permiten obtenercombustibles derivados de ella.

La biomasa ha sido utilizada como recurso energetico en todo los tiempos; en un principio, se utilizabacomo una fuente que proporcionaba calor mediante su combustion directa, para calefaccionar y cocinarpor ejemplo. En la actualidad, la lena por ejemplo, sigue siendo utilizada para calefaccionar y cocinar,sirviendo ademas como una fuente ´´menor” que diversifica y aumenta la robustez de nuestro suministroenergetico. Dentro de las fuentes de biomasa se encuentran los desechos organicos, residuos del agro yla produccion de materia prima destinada a la produccion de energıa, a traves de la elaboracion de com-bustibles y la generacion de electricidad (principalmente a traves de plantaciones dendroenergeticas2).

Centrandose en el contexto nacional, Chile cuenta con cerca de dos millones de hectareas de bosquesnativos comprendidos entre la V y XI region, representando una oferta de biomasa vegetal disponibleque oscila entre los diez y quince millones de metros cubicos anuales [5]. Sin embargo, existe una diver-sidad vegetal importante, dentro de la cual solamente algunas especies son aprovechables, entre ellas elPino Radiata (Pinus radiata), Eucalipto (Eucalyptus globulus ssp. globulus), Pino Oregon (Pseudotsugamenziesii) y Alamo (Populus sp). En la Figura 2.1 se muestra la superficie util para estos propositos debosque nativo disponible en Chile, en la cual se observa que el Pino Radiata comprende casi el 70 % delrecurso disponible, justificandose ası la eleccion de esta especie como objeto de estudio.

En otro aspecto, existe ademas un recurso de cerca de tres millones de toneladas de biomasa disponibles,provenientes de potenciales residuos organicos de plantaciones entre la V y X region [5].

En Chile, los biocombustibles solidos son utilizados en gran escala para diversas aplicaciones. Por ejemplo,en el ano 2007, estos representan cerca del 19 % de la oferta disponible para la generacion de energıaprimaria, un poco mas de un 1 % para la generacion de energıa electrica y un importante 60 % de losrecursos disponibles para el consumo energetico del sector residencial, como se muestra en la Figura2.2; sin embargo, este 60 % no refleja completamente la realidad nacional, debido a la existencia de un

1En terminos generales, se entiende biomasa como la materia organica de origen animal o vegetal2Las plantaciones dendroenergeticas tienen como proposito la acumulacion de biomasa para producir energıa a

partir de lena, carbon vegetal, licor negro, etc.

3

Pino radiata 66,8%

Eucalipto 23,6% Atriplex 2,8% Tamarugo 1,0%

Pino oregón 0,8%

Álamo 0,4%

Schinuss molle 0,3%

Otros 3,4%

Figura 2.1: Superficie cubierta por plantaciones, desde la V a la IX regıon de Chile.

[5]

mercado informal de abastecimiento y consumo de lena, que es muy difıcil de cuantificar y controlar.Estudios mas locales senalan que en algunas regiones del paıs el consumo de lena residencial superafacilmente el 90 % del consumo total de energıa de este sector [6].

Leña y otrosGas Natural

16% Hid l19% Hidroelec.8%

C bóPetróleo crudo

41%

Carbón16%

(a)

Petróleo22%

Hidro (pasada)Hidro (pasada)14%

Mini hidro2%

Biomasa1%

CarbónHidro (embalse) Gas natural EólicaCarbón26%24% 11% 0%

(b)

Figura 2.2: Parametros de la matriz energetica de Chile en el ano 2007: (2.2a) Oferta de energıa primaria, (2.2b)

Generacion electrica por fuente, (2.2c) Distribucion del consumo energetico en el sector residencial.

[6]

En otro plano, uno de los factores mas importantes a evaluar al momento de considerar los biocombus-

4

Gas licuado

Leña58%

18% Gas natural8%

Electricidad15%

Kerosene1%

Diesel0,1%

(c)

Figura 2.2: Parametros de la matriz energetica de Chile en el ano 2007: (2.2a) Oferta de energıa primaria, (2.2b)

Generacion electrica por fuente, (2.2c) Distribucion del consumo energetico en el sector residencial.

[6]

tibles solidos como una fuente de energıa alternativa para la matriz energetica nacional son los impactosambientales asociados a su utilizacion. Por lo general, la combustion directa de biomasa o de combusti-bles elaborados a partir de ella genera sustancias contaminantes como Componentes Organicos Volatiles(COV) y Hidrocarburos Aromaticos Policıclicos (PAH), los cuales son responsables del deterioro en lacalidad del aire [4].

Los PAH se originan a partir de la combustion incompleta de la madera u otros hidrocarburos y sonsenalados en la literatura como los precursores de la formacion de hollın [7].

2.2. Gasificacion de Biomasa, Pirolisis y Combustion Directa

En la seccion anterior se menciono que la biomasa puede utilizarse como combustible ya sea por mediode su combustion directa o por medio de un proceso de transformacion termico a partir del cual segeneran productos utilizables como fuente de energıa. Este proceso se conoce como Gasificacion.

La Figura 2.3 resume las etapas que ocurren al interior de un proceso de gasificacion. Las reaccionesprincipales se detallan en la Figura 2.4.

La energıa necesaria para calentar el combustible hasta la temperatura de reaccion y satisfacer lasreacciones endotermicas se extrae de la combustion de parte del combustible. La reaccion R1 listadaen la Figura 2.4 es la pirolisis primaria o desvolatilizacion3 inicial, donde se forman el char4 y volatiles,que incluyen especies no condensables como dioxido de carbono e hidrogeno, especies condensables(tar5) y agua. Luego de esta descomposicion primaria, ocurre una amplia gama de reacciones gas-gasy solido-gas: pirolisis secundaria, en la cual el tar puede oxidarse (R11), reformarse (R12 y R13) y/ocontinuar reaccionando por medio del cracking (R15), desalcalinizacion, desoxigenizacion, aromatizaciony formacion de hollın por polimerizacion.

3La desvolatilizacion es el proceso o reaccion mediante la cual se remueven las materias volatiles de un compuesto.4Entiendase por char a los productos de carbon generados luego de la pirolisis primaria.5Entiendase por tar a las materias volatiles generadas en el proceso de desvolatilizacion que condensan a tempe-

ratura ambiente, consideradas generalmente como alquitranes.

5

Figura 2.3: Procesos en un gasificador: pirolisis/desvolatilizacion de biocombustibles solidos y el posterior

reformado/gasificacion de los productos gaseosos y char.

[1]

Figura 2.4: Principales reacciones en un proceso de gasificacion de biomasa [1]

A grandes rasgos, la proporcion relativa de los elementos producidos en la pirolisis dependen de facto-res como la composicion del elemento pirolizado, velocidad de calentamiento, temperatura, tiempo deresidencia del proceso y composicion del aire (porcentaje de O2 contenido).

En el caso de la combustion directa de biocombustibles solidos, es necesario destacar que tambien seproduce pirolisis, pero a una escala distinta, dado que es la descomposicion a menor escala de la materiasolida producto de la temperatura, la que produce vapores combustibles los cuales son combustionadosen la zona de reaccion. Luego, para que el proceso sea sustentable, es necesario que la combustion deestos gases entregue la energıa (calor) necesaria a la materia para continuar la produccion de estos,formandose ası un circuito de retroalimentacion continuo.

Finalmente, otra de las caracterısticas particulares de la combustion con respecto a otras reaccionesquımicas, es que esta es un proceso visible, gracias a la generacion de humo y llama; un caso particularde este ultimo fenomeno se tratara en la siguiente seccion.

6

2.3. Llama de Difusion Laminar

Las llamas se producen cuando una gran parte de la energıa generada en la reaccion de combustion esliberada en forma de radiacion visible.

En el caso de una llama de difusion, la velocidad a la que ocurre el proceso de combustion esta definidapor la velocidad con la cual tanto el oxidante como el combustible, provenientes de espacios separados,difunden en la zona de reaccion.

Una gran parte del fenomeno visible se produce debido a la radiacion producto de la incandescencia dealgunos productos de la combustion como el hollın, en el caso de la coloracion naranja y amarilla quese observa en algunas regiones de la llama, donde ademas la temperatura es del orden de los 1700K. Existen ademas partıculas inestables generadas en el proceso de combustion debido a su alto nivelenergetico, las cuales para estabilizarse, liberan energıa mediante la emision de fotones. El resultado deeste fenomeno es la coloracion en tonos violeta-azul que se observa en la base de la llama generado porla emision de radicales tipo OH∗ CH∗, los cuales emiten radiacion en longitudes de onda cercanas a los310 nm y 430 nm respectivamente [4].

Finalmente, la mayorıa de las aplicaciones practicas de combustion corresponden a llamas intrınsicamenteturbulentas, lo que representa un desafıo desde el punto de vista de realizar mediciones locales precisas,debido a las dificultades que se originan en el estudio de estas llamas producto de la inestabilidad,distorsion y limitaciones de resolucion espacial y temporal propias de este estado. Para evitar estosproblemas, se decidio utilizar una llama laminar, amparandose en el concepto de flamelet que permiteinferir el comportamiento turbulento a partir del analisis de llamas laminares generadas en diferentesregımenes [8].

En consecuencia, el analisis de una llama de difusion laminar proporcionara informacion interesanteacerca de la estructura de llama, tasa de liberacion de calor y del impacto ambiental (produccion decontaminantes, principalmente hollın) que genera la utilizacion de biocombustibles solidos.

2.4. Hollın

De manera general, se conoce como hollın a las partıculas solidas generadas de la combustion incompletade hidrocarburos. De manera mas detallada, es posible citar la descripcion de Palmer & Cullis [9]:

El carbon formado en llamas posee generalmente cerca de un 1 % en peso de Hidrogeno. Estorepresenta una proporcion considerable de este elemento y corresponde aproximadamente a la formulaempırica C8H. Al analizarse bajo un microscopio, el carbon consiste aparentemente en un numero de

partıculas aparentemente esfericas, unidas de manera similar a las perlas de un collar. Los diametros deestas partıculas oscilan entre los 100 a los 2000 A pero se ubican de manera mas comun entre los 100

a 500 A. Las partıculas de menor tamano se han encontrado en llamas luminosas pero de bajacontaminacion, mientras que las de mayor tamano se encuentran en llamas que generan una gran

cantidad de contaminantes. Mediante difraccion de rayos X se observa que cada una de estas partıculasesta formada de un gran numero

(104)

de cristales. Cada uno de estos cristales consiste a su vez en 5a 10 capas de atomos de carbon (estructuras similares a las del grafito teorico), cada una conteniendo

7

cerca de 100 atomos de carbono.

2.4.1. Caracterısticas del hollın

Estudios previos (Wersborg et. al [10]) muestran que, para llamas de premezcla de Acetileno (C2H2),Benceno (C6H6) y Propano (C3H8), el hollın presenta una estructura que consiste basicamente enpartıculas primarias de caracter esferico y de diametros uniformes, agrupadas en estructuras de tamanosuperior que presentan una amplia distribucion del numero de partıculas que las componen. A grandesrasgos, el grado o rango de aglomeracion de las partıculas puede ir desde unas cuantas decenas, hastavarias centenas, teniendo los diametros de las partıculas base, una desviacion estandar del orden del 15a 25 % [11]. Trabajos posteriores realizados mediante Microscopıa Electronica de Transmision (TEM),muestran que estas aglomeraciones estan presentes en diversos tipos de combustibles, tanto en llamasde difusion como de premezcla. Esas aglomeraciones pueden apreciarse en la Figura 2.5.

Figura 2.5: Imagenes obtenidas mediante TEM, para llamas de premezcla (izq.) y difusion (der.) de una llama de

metano en oxıgeno y etileno en aire respectivamente. Las imagenes fueron tomadas a una distancia de 22.5 mm

sobre el quemador.

[12]

De ambas imagenes se puede observar que las aglomeraciones estan formadas por partıculas aparen-temente esfericas, en el caso de la llama de premezcla estas partıculas presentan ademas un diametrocasi constante, y se aprecia un alto grado de heterogeneidad en la cantidad de partıculas que conformanlas estructuras de mayor tamano. En el caso de la llama de difusion, la heterogeneidad permanece,observandose ademas un evidente aumento en la cantidad de partıculas que conforman estas aglomera-ciones.

2.4.2. Procesos de formacion del hollın

Es comunmente sabido que las propiedades de un compuesto cambian de manera drastica dependiendode las condiciones en las cuales se formo. En este caso, los carburos originados de la combustion (encarburos se encuentran todos los productos de la combustion compuestos de carbono, y no solo elhollın) pueden formarse a partir de la reaccion de una fase gaseosa homogenea, o bien por medio del

8

asentamiento de estos en una superficie solida cercana a la zona de reaccion, o a partir de la pirolisis deuna fase lıquida.

Dado que la cantidad de hollın generado en una reaccion de combustion depende de una gran cantidadde procesos que ocurren de manera simultanea, no es posible definir un unico parametro caracterısticoque de cuenta de la cantidad de hollın que se genera, por unidad de combustible consumido.

Desde el punto de vista de la reaccion quımica que ocurre en la combustion, es muy facil comprenderla complejidad del proceso. En un combustible no aromatico6, por ejemplo, algunos de los compuestosoriginados a partir de la pirolisis pasan por un proceso de conversion a hidrocarburos cıclicos, para formarcompuestos (anillos) aromaticos. Estos anillos presentan una tendencia a conectarse con grupos alquinos,transformandose en compuestos Aromaticos Policıclicos (en ingles Polycyclic Aromatic Hydrocarbon,PAH), los cuales creceran debido a la presencia de acetileno y otros compuestos. Eventualmente, estoscompuestos alcanzaran el tamano suficiente para convertirse en el nucleo de una de las partıculas de hollınmencionadas anteriormente. Estas partıculas recien formadas tienen un alto contenido de hidrogeno, porlo que pasan por un proceso de deshidrogenizacion (envejecimiento) en un ambiente de alta temperatura,mientras absorben a otros hidrocarburos en estado gaseoso que se encuentran en el mismo proceso. Estatransformacion facilitara el aumento de la produccion de hollın [12].

A medida que estas partıculas crecen, comienzan tambien a aglomerarse unas con otras sufriendo ademasprocesos de reconfiguracion quımica (estabilizacion), obteniendose las estructuras carbonıferas que con-forman el hollın. Este proceso puede observarse a grandes rasgos en las Figuras 2.6a y 2.6b.

2.4.3. Sistemas experimentales y formacion de hollın

Aunque es muy difıcil encontrar relaciones que permitan estimar, a partir de parametros, la tasa degeneracion de hollın o la tendencia de algunos combustibles a generarlo, se han realizado algunas es-timaciones, basandose en varios tipos de llamas y sistemas quımicos. Por tendencia se entiende a unamedida (cualitativa o cuantitativa) de la formacion y tasa de crecimiento del hollın inicial (incipientsoot formation and growth). Por lo general, esta tendencia depende fuertemente del proceso de com-bustion y del tipo de llama. Esta variacion en la tendencia, que en el fondo representa la competenciaentre los procesos de formacion y oxidacion de hollın, es de gran importancia, ya que es esta la quedefinira finalmente la fraccion volumetrica de hollın generada.

En el caso de las llamas de difusion, resultados obtenidos en varios estudios senalan sobre la existencia deuna relacion de equivalencia crıtica, a partir de la cual se observa una coloracion amarillezca de la llama,que indica la formacion y combustion de carburos [14, 15, 16]. En el caso de las llamas de difusion, elPunto de Humo (smoke point) es considerada un parametro importante que indica la tasa de produccionde las partıculas de hollın.

En el ambito experimental, diversos estudios [17, 18] en diversas configuraciones, para llamas de difusion,utilizando metodos de analisis quımico y dispersion laser, han logrado determinar parametros tales comolos iniciadores quımicos, densidad de hollın y fraccion volumetrica de esta y el tamano promedio de las

6Un combustible no aromatico es aquel que no esta compuesto por hidrocarburos aromaticos. Un hidrocarburo

aromatico es un compuesto organico cıclico conjugado que cumple con la Regla de Huckel, es decir, tiene un total de

4n+ 2 electrones con enlace π en el anillo.

9

(a) (b)

Figura 2.6: Esquemas de la formacion y evolucion del hollın en llamas de premezcla y difusion. (2.6a) Esquematica

de la formacion de hollın en llamas de premezcla, en funcion del tiempo caracterıstico de formacion. (2.6b) Esquema

de las zonas de formacion y evolucion morfologica de los aglomerados, descrita por Santoro et al. [2], para una llama

co-corriente de difusion laminar de etileno (C2H4) en aire estandar (con un 21 % de O2).

[13]

partıculas de hollın formadas, entre otros. Un resultado destacable es que estos experimentos no sololograron determinar cuando y cuantas partıculas iniciales se forman (incipient soot), sino que ademasfue posible realizar un seguimiento de las variaciones de los parametros mencionados (densidad, fraccionvolumetrica y tamano) en el tiempo.

2.4.4. Estructura detallada de una llama generadora de hollın

La relacion de equivalencia crıtica para llamas de premezcla, y el smoke point para llamas de difusion sonparametros de gran importancia, pues permiten tener una muy buena idea de los factores que controlan elproceso de formacion del hollın; sin embargo, son factores puramente cualitativos. Para lograr un mayorentendimiento del proceso de formacion de hollın, es necesario llevar a cabo profundos estudios, queconsideran mediciones quımicas y fısicas de temperatura y velocidad, ademas de mediciones de extinciony dispersion laser entre otros.

Los trabajos de Harris y Weiner [19, 20] han contribuido mucho en el estudio de partıculas de hollınen llamas de premezcla. De sus trabajos es posible concluir que en llamas de premezcla, la tendencia agenerar hollın de una llama es inversamente proporcional a la temperatura de esta.

Con respecto a llamas de difusion, uno de los primeros esfuerzos detallados para diagnosticar o medirla generacion de hollın fue desarrollado por Wagner et. al [21, 22, 23]. Sus resultados muestran de

10

manera bastante clara que las partıculas de hollın se forman cerca de la zona de reaccion, y luego sontransportadas por conveccion hacia el centro del flujo, en su camino hacia la parte superior de la llama.Los procesos que ocurren en el intertanto, arrojan resultados tales como el aumento en el tamano delas partıculas y en la fraccion volumetrica de hollın, a medida que ocurre la aglomeracion y la absorcionde otras especies. Estos resultados son muy similares a los encontrados anteriormente por de Harris yWeiner en llamas de premezcla.

Santoro et al [24, 25] estudiaron de manera extensa llamas de difusion axisimetricas, encontrando laexistencia de una region toroidal cerca de la base de la llama donde coexisten procesos de nucleaciony aglomeracion intensa, produciendo partıculas de tamano medio. Las partıculas formadas en esta re-gion viajaran hacia la parte superior de la llama, formando una zona anular donde ocurriran mayorestransformaciones. Este fenomeno es identificable con la aparicion de “alas” en la llama.

Las concordancias en las caracterısticas del hollın formado en llamas de difusion y premezcla sugiere cier-ta similitud en los mecanismos de formacion de hollın [7]. Aparentemente, existe un mecanismo general,independiente del combustible que se modifica solamente por la variacion de las vıas a traves de lascuales se forma el hollın (secuencia de reacciones quımicas). De manera mas especifica, es posible decirque la tendencia de un combustible a generar hollın, con respecto a otro, esta relacionada con las dife-rencias en las primeras reacciones quımicas que ocurren, consistentes en la formacion de las estructurasaromaticas (anillos). Los mecanismos que ocurren en etapas posteriores, que controlan fenomenos comola nucleacion, crecimiento y aglomeracion de las partıculas de hollın, permanecen sin mayores diferencias.Con respecto a las reacciones tempranas que ocurren en la formacion de los compuestos aromaticos, esnecesario destacar que existen distintas corrientes sobre cual es la vıa que predomina en la formacion delhollın. Las principales alternativas se presentan en la Figura 2.7.

La ruta dominante, propuesta por Frenklach et al. [26] es la mas avalada (ruta A). Este mecanismo, osecuencia de reacciones, ocurriran a altas temperaturas y se plantea como la ruta predilecta en el casode las llamas de premezcla. En este mecanismo, los compuestos originales que constituıan el combustiblese degradan a acetileno, a partir del cual se originaran las partıculas primarias de hollın. En el caso de lasllamas de difusion, Colket [27] propone la formacion de benceno a partir de acetileno (mediante pirolisis).A partir de esto, es posible decir que, en llamas de difusion donde el hollın comienza a formarse a 1600K,la ruta quımica dominante es la A. En el caso del vinilacetileno, a una misma temperatura que el casoanterior, los resultados indican que la ruta dominante hacia la formacion de benceno es a traves de laadicion de radicales de vinilo al vinilacetileno, como se muestra en la ruta B. La tercera ruta, consistenteen la formacion de aromaticos a partir de metilacetileno y aleno, es la menos probable, por lo que esdescartada en la mayorıa de los casos.

Del analisis anterior, es necesario destacar que la ruta o mecanismo que ocurra de manera mas rapiday en mayor cantidad, determinara la tasa de formacion de las partıculas iniciales de hollın, y por endela tendencia relativa de un combustible a generar hollın. De los analisis realizados por los autores, sedestaca que los hidrocarburos con base C4 son los de mayor tendencia a generar hollın, ya que son losque estan mejor preparados para formar de manera rapida radicales de butadienil.

11

Figura 2.7: Mecanismos generales de formacion de hollın.

[7]

2.5. Antecedentes, Modelos y Tecnicas Experimentales de Diagnostico

Optico

El Diagnostico Optico no intrusivo ha demostrado ser una herramienta rapida y poderosa para determinarparametros relevantes en un proceso de combustion, como la temperatura, concentracion y de maneraindirecta tamano de las partıculas que se generan en el proceso. Esta tecnica ha sido particularmente utilen aplicaciones practicas, para las cuales se han desarrollado varios enfoques y tecnicas con el propositode evaluar los datos obtenidos. En la actualidad, existe una cantidad importante de grupos de investiga-cion trabajando en el mejoramiento de las tecnicas existentes, con el objetivo de proponer diagnosticoscualitativos con error asociado despreciable. A continuacion se presentan algunas caracterısticas de losavances que se han realizado hasta la fecha.

2.5.1. Antecedentes generales sobre el modelamiento de la senal recibida

Una gran cantidad de modelos se han desarrollado con el proposito de describir los mecanismos detransferencia de calor que juegan un rol fundamental en la deteccion del hollın, basandose en la radiacionemitida, absorbida o bien en la incandescencia de estas partıculas. De manera general, estos modelos

12

resuelven ecuaciones de balances masicos y termicos, con el proposito de obtener los parametros deinteres como el tamano y la temperatura de la partıcula. Por lo general se considera el calentamientode la partıcula producto de la absorcion de energıa aportada por el laser, y el enfriamiento de la mismapor efecto de radiacion, sublimacion y conduccion al entorno (se considera la conveccion de la partıculacomo la conduccion de un medio denso, a otro de densidad mucho menor). La senal es calculada ya seapor medio de la integracion de la funcion de Planck sobre el espectro de longitudes de onda utilizado opor medio del calculo de la intensidad de la senal a una longitud de onda determinada.

Los modelos existentes se sustentan en el enfriamiento conductivo de las partıculas, ya que estas mues-tran diferencias notorias en las velocidades de decaimiento de las senales obtenidas a traves de ellos. Unade las razones mas importantes de este fenomeno se debe al rango de valores que adopta el Coeficientede Acomodacion Termica7 (αT ). Un alto valor de αT ocasionara una transferencia de calor mas efectivaentre la partıcula y el medio, lo que se traduce finalmente en una mayor velocidad de enfriamiento yfinalmente en un decaimiento mas acelerado de la senal registrada. Este comportamiento puede obser-varse en la Figura 2.8 , donde para el modelo de Dreier-Roth [29], que utiliza un valor elevado de αT ,se observa una velocidad de decaimiento notoriamente mayor que para el resto de los modelos.

Figura 2.8: Comparacion entre perfiles temporales de modelos de pirometrıa optica para bajas fluencias de laser y

longitudes de onda de 532 nm (izq.) y 1064 nm (der.).

[29]

Los modelos dependen ademas de una cantidad considerable de parametros, generando una sensibilidadimportante a las incertezas que puedan existir en la determinacion de estos. Dentro de estos parametros,destacan los siguientes:

Las propiedades opticas del hollın, que dependen de la longitud de onda y de la temperatura.

El efecto del ya mencionado coeficiente de acomodacion termica de los gases involucrados en lacombustion, dependiente de la temperatura.

Coeficientes de acomodacion masica para las aglomeraciones de carbon sobre la superficie de laspartıculas.

7El Coeficiente de Acomodacion Termica (αT ) representa una medicion de eficiencia de la transferencia de calor

entre una superficie solida y una fase gaseosa[28]

13

Efectos de la aglomeracion del carbon sobre las propiedades opticas, velocidades de enfriamientoy sublimacion de estas.

Finalmente, dadas las diferencias existentes entre los resultados que se obtienen de los distintos modelos,es necesario mucho trabajo todavıa para de disminuir las incertezas. Muchos de los modelos existentesson reproducciones de la literatura y a raız de esto, es necesario hacer suposiciones (en algunos casosbastante fuertes y al parecer no del todo correctas) debido a la falta de detalles y mayor informacionsobre la implementacion de los distintos mecanismos que participan. Estas conjeturas pueden conducirentonces a distintos comportamientos entre el modelo original y su reproduccion.

2.5.2. Tecnicas Experimentales

A continuacion se presentara una breve descripcion de las tecnicas experimentales existentes que permitenrealizar mediciones no intrusivas de diversas caracterısticas de una llama en particular y un resumen delos diversos parametros relativos a la medicion, que influyen en los resultados obtenidos. Es necesariodestacar que la tecnica de Absorcion/Emision Modulada (MAE) se explica en mayor detalle a lo largodel presente trabajo, por lo que se omitira en esta seccion.

Laser Rayleigh Scattering (LRS)

La Dispersion de Rayleigh (Rayleigh Scattering) es la interaccion elastica entre un laser y moleculas enun medio. Ya que la intensidad de la luz dispersa es proporcional a la densidad de moleculas en el medio,esta tecnica puede utilizarse para obtener la densidad del medio y si ademas se incorporan medicionesde presion, es posible calcular ademas la temperatura de este mediante el uso de la ecuacion de estado.

La LRS es la tecnica de dispersion optica mas utilizada, permitiendo incluso realizar estudios en mediosde baja densidad. Sin embargo, dado que la dispersion de Rayleigh es elastica, no da lugar a la distincionde las distintas especies que pueden estar presentes en el medio. Ademas, dado que la senal emitidapor la dispersion tiene la misma longitud de onda que el laser incidente, las mediciones se ven afectadasfuertemente por la dispersion de partıculas de Mie (Mie scattering) y el aporte de superficies aledanas.

La Figura 2.9 muestra una instalacion tıpica para realizar mediciones por medio de LRS en una camarade combustion. El laser incidente debe estar correctamente polarizado con el proposito de maximizar laintensidad de la senal a detectar. Con el proposito de suprimir la interferencia de componentes opticospropios de la instalacion, el haz de luz se hace pasar por obturadores (pin holes), tal como se muestraen la Figura. Despues de pasar por la camara de combustion, el laser termina en una trampa de luz,mientras que el efecto de la dispersion fue capturado por fotodetector.

Spontaneous Raman Scattering (SRS)

La Dispersion de Raman (Raman Scattering) es la interaccion (producto de un intercambio energetico)entre los fotones aportados por el laser y las moleculas dispersas. Luego, los fotones pueden ganar oceder energıa a (o de) las moleculas en dispersion por lo que la senal resultante tiene una longitud deonda distinta a la del laser incidente, lo que permite distinguir las especies presentes.

14

Figura 2.9: Representacion del montaje experimental para realizar mediciones mediante LRS.

[30]

El principio de bajo el cual funciona la tecnica es el siguiente: Cuando un foton colisiona con unamolecula, tanto la energıa rotacional como vibracional de la molecula se vera afectada. Despues de lainteraccion con el foton incidente, una molecula de bajo nivel energetico puede ganar energıa y saltara un estado de mayor nivel energetico, produciendose en este caso la emision de un foton de menornivel energetico en una mayor longitud de onda. Por el otro lado, cuando una molecula en un estado deenergıa alto se mueve a un estado de menor energıa producto de la interaccion, se produce la emisionde un nuevo foton a una menor longitud de onda.

Dado que los peaks del espectro de la senal recibida estan notablemente separados, tal como se observa enla Figura 2.10, la distorsion debido al aporte de otras fuentes puede discriminarse facilmente. Ademas,la SRS tiene la ventaja de que el tiempo de interaccion del laser con el medio es muy corto (10−15

segundos) por lo que no ocurre quenching8.

Figura 2.10: Representacion esquematica del espectro de Raman, para una mezcla de propano y aire.

[30]

En la Figura 2.11 se observa el esquema clasico de un montaje SRS. El laser incidente es enfocado pormedio de una lente y dirigido hacia el punto de medicion de interes, para luego ser colectado por unatrampa de luz. La dispersion de luz generada por las moleculas presentes en el medio de estudio al ser

8Entiendase por Quenching al proceso en el cual el nivel energetico de una partıcula se ve alterado debido a

colisiones inelasticas con otras partıculas, produciendose finalmente una reduccion en las emisiones espectrales de

esta.

15

impactadas por los fotones del laser es capturada por un espectrometro, para luego ser analizada por unsistema de adquisicion de datos.

Figura 2.11: Esquema de un montaje tıpico para SRS, equipado con un sistema de analisis optico multi-canal.

[30]

Laser Induced Fluorescence (LIF)

La Fluorescencia Inducida por Laser es un proceso electronico de absorcion y emision que produce unasenal de intensidad relativamente alta y de alta resolucion espacial. La senal producida presenta uncorrimiento al rojo con respecto a la luz incidente (para esta tecnica se utilizan por lo general fuentesde longitudes de onda cercanas al azul o verde y luego la senal resultante tiene una longitud de ondacercana al rojo), lo que la hace mas facil de detectar que en el caso de la LRS.

La intensidad de la fluorescencia es directamente proporcional a la densidad molecular del medio, porlo que puede utilizarse para determinar la densidad de este. Si la senal es lo suficientemente fuerte, esposible realizar una visualizacion bi-dimensional de las especies presentes.

Dentro de las desventajas de esta tecnica se encuentra la posibilidad de quenching, cuyos efectos reduciranla intensidad de la senal fluorescente, por lo que realizar medidas cuantitativas adquiere una mayordificultad. Otra de las desventajas es la similitud entre los espectros de especies lıquidas, solidas o enestado gaseoso, por lo que esta tecnica no es muy apropiada para estudiar aerosoles.

La instalacion experimental tıpica de un sistema PLIF (Planar Laser Indusced Fluorescence) se presentaen la Figura 2.12. Un laser pulsante de longitud de onda dentro del rango descrito anteriormente seutiliza para excitar las partıculas objetivo. En el caso de la PLIF, el haz de luz se transforma en un plano,

16

por medio de lentes esfericos y cilındricos. Finalmente, la senal fluorescente es capturada por medio deuna camara ICCD9.

Figura 2.12: Esquema de una instalacion experimental para realizar PLIF.

[30]

Laser Induced Exciplex Fluorescence (LIEF)

Esta tecnica propuesta por Melton [31] a principios de los anos ochenta, permite realizar la separacion delos espectros de las fases lıquidas y gaseosas presentes mediante de la adicion de trazadores (tracers) almedio en estudio, los cuales reaccionan con lo monomeros del combustible para formar pares debilmenteenlazados, denominados Exciplex, debido a las colisiones de ambas moleculas en un medio denso. Lasmoleculas Exciplex son fluorescentes a longitudes de onda mayores que los monomeros excitados, loscuales se encuentran principalmente en la fase gaseosa de la mezcla, debido a su baja reactividad. Existeademas un corrimiento al rojo en la fluorescencia de la molecula Exciplex, lo que se debe a que parte dela energıa del foton incidente se usa par mantener la union del complejo excitado.

La Figura 2.13 muestra un esquema representativo de una instalacion experimental para realizar PLIEF(Planar Laser Indisced Exciplex Fluorescence). Como es de esperarse, la instalacion PLIEF es bastantesimilar a la PLIF, con la salvedad de que en este caso la senal fluorescente de ambas fases son detectadasde manera simultanea por medio de dos camaras ICCD, equipadas con sus correspondientes filtrosespectrales.

9Acronimo del ingles Intensified Charge-coupled device

17

Figura 2.13: Esquema de una instalacion experimental para realizar PLIEF.

[30]

Laser Extinction/Absorption (LEA)

A principios de la decada de los ochentas, Chraplyvy [32] propuso la utilizacion de tecnicas de extincion(scattering)/ absorcion laser en dos longitudes de onda para medir la concentracion de vapores y gotasde combustible que se encontraban simultaneamente en un spray en proceso de evaporacion.

Para de obtener la fraccion molar de vapor por medio de absorcion en presencia de gotas lıquidas esnecesario realizar dos mediciones separadas: una medicion de la transmisividad a una longitud de ondano contenida en el espectro de absorcion del vapor (λT ) con el proposito de determinar el espesor opticode las gotas, y una medicion de la transmisividad a una longitud de onda contenida en el espectrode absorcion del vapor (λA) con el proposito de determinar el espesor conjunto del vapor y las gotaspresentes en el medio.

La Figura 2.14 representa esquematicamente una instalacion experimental para realizar LEA. Como semenciono anteriormente se utilizan dos laser, uno ajustado a una longitud de onda de absorcion de la fasegaseosa (λA) y otra empleada para detectar la presencia de moleculas (λT ). Una coincidencia fortuitaen las bandas de absorcion de una gran cantidad de hidrocarburos permite utilizar un valor de λA de3.39 µm (infrarojo), mientras que dado que la mayorıa de los hidrocarburos no absorben radiacion en elrango visible, es posible utilizar longitudes de onda cercanas a los 600 nm (visible) para determinar ladistribucion del tamano de partıculas.

Variables Influyentes

Existen distintos enfoques, o formas de plantear la experiencia dependiendo del objetivo de esta. Laexactitud de la informacion obtenida depende significativamente de varios parametros como las longitudesde onda de deteccion y excitacion que se utilicen, la fluencia, perfil espacial y temporal del laser, la funcionde absorcion y los metodos de calibracion entre otros. A continuacion se detalla la influencia de cadauno de estos parametros sobre los resultados obtenidos.

18

Figura 2.14: Esquema de la instalacion para realizar LEA a dos longitudes de onda.

[30]

Longitudes de Onda de Excitacion y Deteccion Empleadas

En principio, cualquier longitud de onda dentro del rango visible o en el infrarrojo puede utilizarsepara provocar la incandescencia de las partıculas para la deteccion . Por ejemplo, se ha demostradoque longitudes de onda de 266 y 335 nm (ultravioleta, UV) generan LII [33], sin embargo, laslongitudes de onda cortas tienen tendencia a provocar la fotolisis10 de las partıculas en vez delcalentamiento de estas [35].

Existe ademas la probabilidad de que exista interferencia entre las senales detectadas. Tıpicamente,la excitacion de las partıculas con un laser Nd:YAG11 de 1064 nm produce menor interferenciaque la excitacion por medio de una longitud de onda de 532 nm, por las siguientes razones,

1. La Fluorescencia Inducida por Laser (LIF) de Hidrocarburos Aromaticos Policıclicos (PAH)es inducida por medio de la excitacion causada por longitudes de onda en el visible y UV.Los PAH son los precursores comunes del hollın y su fluorescencia se extiende en un ampliorango de longitudes de onda. A raız de esto, no es facil separar esta florescencia de la senalrecibida, ocasionandose la interferencia. Debe destacarse que la fluorescencia de los PAH esde baja duracion a temperaturas elevadas [37, 38] y la interferencia ocurre durante el peakdel pulso del laser, para decaer rapidamente a continuacion.

2. La dispersion elastica de la luz es muy alta en llamas que generan hollın. Si la senal medidaes detectada en el visible, es posible que la dispersion producida no sea bloqueada del todopor los filtros de deteccion, provocando perturbaciones en la senal. En contraste, la secciontransversal de la dispersion en el infrarrojo es mucho menor que en el caso visible, por lo quees mucho mas facil de discriminar.

Fluencia del Laser

La fluencia del laser12 tiene un alto grado de impacto en la intensidad de la senal detectada.Esto se debe principalmente a que distintos mecanismos de transferencia de calor (en terminos de

10La fotolisis corresponde a la ruptura de los enlaces quımicos de la partıcula debido a la absorcion de energıa

radiante[34]11Acronimo del ingles neodymium-doped yttrium aluminium garnet [36]12La fluencia de un laser se define como la cantidad de energıa que este entrega por unidad de superficie

19

enfriamiento especialmente) predominan a distintas temperaturas, inducidas por la intensidad dellaser.

Como se observa en la Figura 2.15, para un rango de fluencias bajas, la intensidad maxima de lasenal LII detectada aumenta de manera monotona con el aumento de la fluencia del laser, debidoa que aumenta la temperatura maxima que alcanzan las partıculas. Para rangos de fluencias maselevadas, el aumento en la intensidad del laser provoca un aumento considerable en las velocidadesde sublimacion de las partıculas, por lo que la temperatura maxima detectada se mantiene constantepara este rango de valores.

SCHULZ et al. Laser-induced incandescence: recent trends and current questions 341

laser fluence soot sublimation during the laser pulse increasesand evaporative cooling and mass loss cause the maximum LIIsignal to remain constant as shown in Fig. 6. At fluences above0.2 J/cm2 for 532-nm excitation in a flame, the peak signal isnearly fluence independent for an 8-ns-long laser pulse witha homogeneous top-hat spatial profile [39, 40]. When the sig-nal is gated, i.e. it is temporally integrated over the gate width,the signal also increases with increasing fluence at low flu-ences. At fluences just above 0.2 J/cm2 for 532-nm excitationand above ∼ 0.3 J/cm2 for 1064-nm excitation the gated LIIsignal from soot in flames is frequently observed to be nearlyindependent of fluence [4, 10, 16, 27, 79, 81]. Excitation laserfluences within this plateau region have been preferred insoot volume fraction measurements in practical applicationswith strong laser attenuation or laser power fluctuations. Withfurther increasing laser fluence, sublimation significantly re-duces the soot particle size and volume fraction, which resultsin a reduction in gated LII signals when a homogeneous top-hat laser beam profile is used [7, 40, 82]. A typical excitationcurve is shown in Fig. 7 for a top-hat beam profile. With a two-dimensional Gaussian laser beam, gated LII signals continu-

FIGURE 6 Fluence dependence of the peak LII signal for time-resolvedmeasurements. Values are normalized to unity at 0.2 J/cm2. Measurementswere made at 532 nm with a top-hat beam profile from an injection-seededNd:YAG laser and fast photodiode under the flame conditions given for theSantoro burner in Table 7

FIGURE 7 Fluence dependence of LII signal as a function of laser beamspatial profile for top-hat (homogeneous), 1D Gaussian (Gaussian sheet), and2D Gaussian (Gaussian circle) profiles [40]. The results for Gaussian profileswere simulated by summing the fluence-dependence measurements froma top-hat profile (circles) weighted by a Gaussian distribution in one dimen-sion (squares) or two dimensions (triangles). Gated detection was simulatedby integrating the time-resolved signal over the first 25 ns

ously increase with laser fluence [9, 13, 37, 83] as shown inFig. 7. With a one-dimensional Gaussian sheet beam profile,an extended plateau region is observed [4, 5, 7, 21, 33]. In thiscase, the decrease in gated LII signal intensity due to sootsublimation in the center of the beam is approximately com-pensated by an increase in gated signal intensity in the wingsof the beam where the sublimation threshold has not yet beenreached. In some practical applications where soot volumefraction measurements were attempted in strongly sooting en-vironments with extreme laser attenuation, this coincidentalcanceling of two artifacts has been exploited. These effects arediscussed further in Sect. 3.4.

When sublimation occurs various soot fragments evapo-rate from the particle surface. They are assumed to range fromC1 to C7 dependent on the particle temperature [49]. Modelsoften assume either C3 as the major species or a compositionof C1–C7 to evaporate. To date, experiments with spectrallyresolved detection of the LII signal have shown emissionsfrom electronically excited C2 fragments [5, 59]. Althoughno experimental results have been reported on luminescencefrom larger carbon species, the current results do not ruleout their presence in the electronic ground or excited states.For example, emission from C3 has been observed following532-nm laser irradiation of graphite under vacuum or in rare-gas atmospheres [84–87], but C3 radiative emission may bequenched under higher pressures of molecular species. Addi-tionally, ground-state C2 has been detected by laser-inducedfluorescence from laser-vaporized soot [59].

Understanding the sublimation is further complicated byadditional uncertainties in physical parameters such as the va-por pressure and heat of formation of the carbon species [34],which results in significant uncertainties in modeled LII sig-nals [40]. Intense laser radiation can change the properties ofsoot even below the sublimation threshold, resulting in struc-tural and morphological changes. Vander Wal et al. [88] haveshown transmission electron microscopy (TEM) images oflaser-heated soot extracted from a flame. While there wereno significant changes to the soot particles observed at a flu-ence of 0.15 J/cm2 with 1064-nm excitation, at 0.3 J/cm2 thestructure of soot changed to hollow particles. At fluences of0.6 J/cm2 ribbons of several carbon layers appeared at theperimeter of the particles. At a fluence of 0.9 J/cm2 consider-able material loss from the soot aggregate was observed. Allthese effects may have a strong influence on the optical prop-erties of soot, which could have a substantial effect on theabsorption and emission rates important for LII [39].

If experiments at different laser fluences are performed,attention should be paid to the way in which the laser en-ergy is changed. As will be discussed in Sect. 3.4, the spatiallaser beam profile has a large impact on the LII signal. Inthe case of a Q-switched Nd:YAG laser the energy can bechanged by changing the high voltage of the flashlamps (ifa flashlamp-pumped laser is used) or by changing the tim-ing of the Q-switch. Both strategies affect the beam profileand might therefore lead to erroneous results. Beam atten-uation without alteration of the spatial profile can be moreeasily accomplished with the use of a half-wave plate (to ro-tate the plane of polarization) in combination with a thin-filmpolarizer (to pass a single polarization at the excitation wave-length). In this case care must be taken to ensure that stress

Figura 2.15: Dependencia del peak de la senal LII a la fluencia del laser. Los valores fueron normalizados a la unidad

para 0,2J/cm2. Las mediciones se realizaron utilizando un laser Nd:YAG de 532 nm con un perfil espacial cuadrado.

[29]

Ademas, para una longitud de onda de 532 nm y fluencias cercanas o mayores a 0,2 J/cm2 es posi-ble distinguir un plateau donde la intensidad de la senal detectada es practicamente independientede la fluencia del laser.

Es necesario recalcar nuevamente la existencia de la posibilidad de sublimacion para las partıculas.Existe ademas la probabilidad de provocar cambios en las propiedades del hollın (pudiendo inclusoinducirse cambios estructurales y morfologicos en las partıculas) bajo el limite de la sublimacion.Estudios previos indican que el volumen de las partıculas de hollın puede reducirse hasta cerca deun 80 %-90 % de su tamano original, para longitudes de onda de 1064 nm y fluencias de 0,47-0,61J/cm2 y entre un 50 %-60 % para una longitud de onda de 532 nm y fluencias de excitacionsimilares [39].

Determinacion de la funcion de absorcion

Se ha demostrado la existencia de una alta variabilidad en las mediciones del ındice refractivocomplejo del hollın (m) el cual es de gran importancia ya que permite la obtencion de la funcionde absorcion del hollın (E(m)). Sin embargo, existen maneras de estimar E(m) sin conocer ne-cesariamente m. En la actualidad hay una cantidad considerable de trabajos en los cuales se hamedido la variacion de E(m) frente a distintos parametros. En general, estas referencias concluyenque adopta un valor de 0,3±0,06 y se mantiene relativamente constante dentro del rango visibley para longitudes de onda cercanas al infrarrojo, tal como se muestra en la Figura 2.16.

Beyer y Greenhalg [40] plantean un metodo alternativo para estimar E(m). A fluencias bajas,condiciones de vacıo y en la ausencia de perdidas de calor por conduccion y sublimacion, la

20

342 Applied Physics B – Lasers and Optics

birefringence within the gain medium of the laser does notproduce an output with significant components to the off po-larization. Stress birefringence is most likely to affect thefundamental output from high-power Nd:YAG lasers. Underthese conditions the laser spatial and temporal profiles will besubstantially different for the off polarization, which is pref-erentially passed through the polarizers at low fluences [89].Such problems can be corrected with an additional thin-filmpolarizer used to block the stress-induced off polarization atthe output of the laser. Alternatively, a dielectrically coated at-tenuator (angle-dependent partial reflection of the beam) canbe used to attenuate the laser beam.

For soot volume fraction measurements, the gated LII sig-nal is proportional to the soot volume fraction. This relationis valid for a wide range of laser fluences as shown by VanderWal and Jensen [82] in laminar diffusion flames but has notbeen explored thoroughly for all laser beam profiles. In prac-tical applications with strong laser attenuation, e.g. in dieselengines, high-excitation laser fluences within the plateau re-gion have been used in soot volume fraction measurementsbecause the LII signal is considered more or less indepen-dent of laser fluence (and, hence, only weakly affected bylaser attenuation) [90–92]. However, these studies have notsystematically investigated the influence of variations in theambient-gas temperature, severe laser attenuation, drift in thelaser energy, or the quantity of condensed species on the sur-faces of the soot particles.

For LII-based particle-size measurements, the high-fluence approach, however, is detrimental. In this case, sub-limation should be avoided because models used for the dataevaluation do not describe the sublimation correctly. At theLII workshop, general agreement was found on the use of lowlaser fluences for soot particle sizing in order to avoid subli-mation. For LII particle sizing ‘low fluence’ typically means< 0.2 J/cm2 [41, 93] with 1064-nm excitation in flames. Prob-lems might occur in strongly sooting environments when thelaser beam is heavily attenuated. In these cases, a carefulchoice of the laser fluence is required to make sure that it is be-low the sublimation threshold while the signal-to-noise ratiois still acceptable.

Previous studies have indicated that soot particle volumescan be reduced by as much as 80%–90% for 1064-nm ex-citation at laser fluences of 0.47–0.61 J/cm2 [94] and by50%–60% for 532-nm excitation at similar fluences [95]. Sizereduction does not appear to be significant at fluences below0.1 J/cm2 for 1064-nm excitation [94]. The threshold for vol-ume reduction appears to be in the range of 0.12–0.2 J/cm2

for 532-nm excitation [95, 96]. With two-color LII, low flu-ences can be employed to determine soot volume fraction [20,97] without relying on a plateau region resulting from thecoincidental cancelation of artifacts, and avoiding significantsublimation and interference from C2 emission. This tech-nique avoids the reduction in particle volume and primaryparticle diameter that occur at high fluence. This is achievedby time-resolved measurements of the particle temperature.

3.3 Determination of E(m)

Large variability has been demonstrated in meas-urements of soot refractive index. Furthermore, the optical

parameter of direct interest for LII is the soot absorption func-tion E(m). References often chosen for refractive-index datarely on analyses that are now believed to be incorrect. As anexample, the frequently used data of Chang and Charalam-popoulos [54] was derived from conventional and dynamiclight scattering coupled with a dispersion relationship. In do-ing this, they ignored aggregate formation, treated the scatter-ing by Mie theory, and used a dispersion relationship basedon graphite. All of these assumptions are questionable, andhence the validity of these refractive-index data is suspect. Fordetails of potential problems with refractive-index data, seeFaeth and co-workers [98] and references therein.

To estimate E(m), it is sufficient but not necessary to knowthe refractive index m. There is a considerable amount ofpublished work where the spectral dependence of E(m) hasbeen measured by a combination of light extinction, with cor-rection for light scattering, and gravimetric determination ofsoot concentration [50, 98–102]. In general, these referencesshow that E(m) is 0.3 ±0.06 and is approximately constantthroughout the visible to near-IR region of the spectrum, asillustrated in Fig. 8. This result is consistent with the con-clusion from flame spectral emission coupled with coherentanti-Stokes Raman scattering (CARS) temperature measure-ments [103].

As noted in Sect. 2.3, there exists a possibility that the laserheating of the particles may induce a phase change, whichin turn could have an impact on E(m). The phase changehas been modeled to be more rapid and complete at higherfluences [39], a further reason to avoid high-fluence LII. Ex-periments have been performed at low fluence, fitting E(m) to

FIGURE 8 Absorption function determined for flame and diesel soot overthe UV-VIS-NIR spectrum. The results shown are (a) determined from com-parisons of in situ optical to gravimetric measurements (empty triangles –Bruce et al. [101], filled squares – Dobbins et al. [102], empty squares –Krishnan et al. [98], empty diamonds – Krishnan et al. [50], empty circles –Schnaiter et al. [100]); (b) Loess fit to all of the in situ measurements (solidline); (c) ex situ measurements of effective refractive index (dash-dot line– Stagg and Charalampopoulos [142]); fits to refractive-index data (dashedline – Dalzell and Sarofim [47], dotted line – Michelsen [39]); and fit tolow-fluence LII peak temperature (Snelling et al. [41])

Figura 2.16: Variacion de E(m) para distintas longitudes de onda, segun distintos trabajos.

[29]

temperatura de las partıculas se mantiene por perıodos de decimas de microsegundos. Bajo estascondiciones, E(m) puede determinarse a partir de la siguiente relacion

E(m) =h4c3

1194 · π2k5· ρ(T )cs(T )

T 5

dT

dt, (2.1)

donde h es la constante de Planck, c es la velocidad de la luz, k es la constante de Boltzmann,ρ(T ) es la densidad de la partıcula, cs es el calor especıfico de esta, T es la temperatura y trepresenta el tiempo.

Perfil del Laser

Los perfiles temporales y espaciales del rayo influyen de manera directa en la senal LII generada.

Con respecto al perfil temporal del laser, por lo general recibe poca atencion, debido a que lamayorıa de los estudios se realiza utilizando dispositivos laser Nd:YAG con pulsaciones de aproxi-madamente 7-10 ns FWHM13 de duracion.

Con respecto al perfil espacial, en todos los casos se supone uniforme en la direccion de propagaciondel laser. Esta suposicion es valida para la mayorıa de las configuraciones, pero puede fallar encircunstancias especiales, como en el caso de llamas con altas tasas de generacion de hollın encondiciones de alta presion. En las dos dimensiones faltantes, existen diversas configuraciones,como un Perfil Gaussiano en una o dos dimensiones, Perfil Cuadrado (full top-hat profile) o unPerfil Semi-cuadrado (near-top-hat)

La configuracion mas simple en terminos de analisis de datos es el perfil Cuadrado, en el cual todaslas partıculas en el volumen de control estan sometidas a la misma fluencia, por lo que deberıanalcanzar la misma temperatura. Sin embargo, existe una variacion espacial en la distribucion de

13Acronimo del ingles Full Width at Half Maximum

21

la intensidad del laser, ademas los perfiles medidos son integrados en el tiempo, por lo que no esposible saber si esta distribucion espacial se mantiene constante durante la duracion del pulso.

22

Capıtulo 3

Modelo de Absorcion/Emision Modulada (MAE)

3.1. Desarrollo del modelo MAE

En la presente seccion, primero se hara una revision de la teorıa que sustenta a la pirometrıa de doscolores convencional, para luego introducir la tecnica de Absorcion/Emision Modulada (MAE ), que seaplicara en este trabajo.

3.1.1. Metodos convencionales de dos colores

Los metodos de pirometrıa optica convencionales para realizar mediciones de la temperatura del hollınse basan en la siguiente relacion:

Jλ = ελJbλ(T ) , (3.1)

donde Jλ es la intensidad de la emision monocromatica del hollın, ελ es la emisividad del hollın y Jbλ(T )es la emision de cuerpo negro del hollın para la longitud de onda λ, la cual se define a partir de la formulade Planck:

Jbλ(T ) =C1

λ5· 1

exp (C2/λT )− 1, (3.2)

donde C1 = 2hc2, C2 = hc/k, h es la Constante de Planck, c es la velocidad de la luz, k es la Constantede Boltzmann y T es la temperatura absoluta de la superficie de la partıcula de hollın.

Con respecto a la emisividad, los modelos mas utilizados son los de Hottel & Broughton y el modelamientobasado en la teorıa de Rayleigh. Ambos enfoques se presentan a continuacion.

Modelo de emisividad del hollın de Hottel & Broughton

La emisividad del hollın se modela a traves de la siguiente ecuacion:

ελ = 1− exp(−KLλα

), (3.3)

23

donde K es un factor proporcional a la fraccion en volumen de hollın, L es el camino optico y α es unaconstante empırica, la cual se ha concluido tiene un valor de 1.39 para longitudes de ondas en el rangovisible y 0.95 para longitudes de onda en el infrarrojo.

Si las ecuaciones 3.2 y 3.3 son reemplazadas en la ecuacion 3.1, resueltas para la constante KL eigualadas, para cada longitud de onda (λ1 y λ2), se tiene que:1−

λ51

(exp

(C2λ1T

)− 1)

C1J1

λα11

=

1−λ52

(exp

(C2λ2T

)− 1)

C1J2

λα22

, (3.4)

donde las intensidades medidas J1 y J2 permiten calcular la temperatura mediante metodos iterativos,para valores de α1 y α2 elegidos de manera arbitraria.

Modelo de emisividad del hollın basado en la teorıa de Rayleigh

La emisividad del hollın se puede definir de la siguiente manera:

ελ = 1− exp(−EλλfvL

), (3.5)

en la cual

Eλ =36πnk

(n2 − k2 + 2)2 + (2nk)2, (3.6)

y ademas fv es la fraccion en volumen del hollın, mientras que n y k son las partes real e imaginaria delindice de refraccion complejo del hollın m, respectivamente.

Sustituyendo las ecuaciones 3.5 y 3.2 en 3.1, resolviendo para fvL en cada longitud de onda e igualando,se llega a la siguiente expresion:1−

λ51

(exp

(C2λ1T

)− 1)

C1J1

λ1Fλ1

=

1−λ52

(exp

(C2λ2T

)− 1)

C1J2

λ2Fλ2

, (3.7)

donde nuevamente, a partir de las intensidades J1 y J2 se obtiene la temperatura mediante iteracion.

3.1.2. Metodos MAE de un color

La pirometrıa MAE se basa en el metodo desarrollado por Dyer y Flower [41], en el cual se utilizo unafuente de luz blanca modulada. Las frecuencias de modulacion eran significativamente mas altas quelas frecuencias asociadas a fenomenos comunes en combustion, lo que hizo posible la separacion demediciones de extincion y emision a una misma longitud de onda y utilizando un mismo detector.

Al igual que en las tecnicas convencionales, los metodos MAE asumen que las partıculas de hollın son losuficientemente pequenas como para despreciar efectos de dispersion. Esta suposicion es valida dentro

24

de la region luminosa de la llama. Luego, la fraccion de luz absorbida por las partıculas de hollın a lolargo de una trayectoria a traves de la llama es 1 − τλ, donde τλ es la fraccion de luz transmitida. Porotro lado, la ley de Kirchhoff indica que:

ελ = 1− τλ , (3.8)

luego, la medicion de τλ entrega ελ.

El modelo en el que se basan los metodos MAE es el convencional, a excepcion de la tecnica mediantela cual se obtiene ελ. Esto es, sustituyendo la ecuacion 3.2 en 3.1, se llega a que

Jλ =ελC1

λ5{exp

(C2λT

)− 1} . (3.9)

Luego, sustituyendo 3.8 en 3.9 y resolviendo para T se tiene que,

T =C2

λln((1−τλ)C1

Jλλ5+ 1) . (3.10)

La ecuacion 3.10 arroja T a partir de mediciones de Jλ y τλ.

La fraccion en volumen se obtiene una vez determinada la emisividad y la temperatura, mediante laecuacion 3.5 reordenada de la siguiente manera:

fv =−λln (τλ)

EλL(3.11)

3.1.3. Metodo MAE de dos colores

En este metodo, se combinan mediciones de absorcion y emision a dos longitudes de onda distintas, conel proposito de determinar la temperatura del hollın. Si se reescribe la ecuacion 3.10 para λ1 y λ2, yluego se resuelve el cociente de estas para T , aproximando el denominador mediante la aproximacion deWien:

1

exp(C2λT

)− 1≈ exp

(−C2

λT

)cuando exp

(C2

λT

)>> 1 , (3.12)

se tiene finalmente que,

T =C2

(1λ2− 1

λ1

)ln

{J1J2

(λ1λ2

)5ε2ε1

} , (3.13)

donde la razon de emisividades ε1/ε2 y la razon de intensidades J1/J2 son cantidades medibles.

25

3.2. Desarrollo de un modelo para evaluar la sensibilidad de las medi-

ciones

3.2.1. Desarrollo del Modelo Teorico

Como se menciono anteriormente, la intensidad de la radiacion de un cuerpo o superficie no negra, para2 longitudes de onda distintas (λ1 y λ2, λ1 < λ2) esta definida por la Funcion de Planck,

Jλ1 =C1

λ51· ε1exp (C2/λ1T )− 1

, (3.14)

Jλ2 =C1

λ52· ε2exp (C2/λ2T )− 1

. (3.15)

Si ahora definimos la razon entre las intensidades en ambas longitudes de onda, de la siguiente manera:

< =Jλ1Jλ2

=J1J2

=ε1C1

λ51 exp(C2λ1T

) · λ52 exp(C2λ2T

)ε2C1

=

(λ2λ1

)5 ε1ε2exp

(C2

T·[

1

λ2− 1

λ1

]), (3.16)

tenemos que, la ecuacion 3.13 puede reescribirse de la siguiente manera

T =C2

(1λ2− 1

λ1

)ln

{<(λ1λ2

)5ε2ε1

} . (3.17)

Ahora, la derivada de la temperatura con respecto a λ1 permite estimar la desviacion en la temperaturamedida, de la siguiente manera:

∂T

∂λ1=

∂

∂λ1

C2

(1λ2− 1

λ1

)ln

{<(λ1λ2

)5ε2ε1

}

=C2

λ21 · ln(ε2ε1

(λ1λ2

)5<) − 5 · C2 (λ1 − λ2)

λ21 ·(ln

(ε2ε1

(λ1λ2

)5<))2 (3.18)

26

pero, anteriormente se definio < en la ecuacion 3.16 entonces, reemplazando se tiene que:

∂T

∂λ1=

T

λ51

(1λ2− 1

λ1

) − 5 · C2 (λ1 − λ2)λ2λ51

[C2T (λ1 − λ2)

] (3.19)

con lo que finalmente, reordenando, se tiene que

∂T

∂λ1= T · λ2

λ1 (λ1 − λ2)− T 2 · 5 · λ2

C2 (λ1 − λ2)(3.20)

La expresion de la sensibilidad de la temperatura medida frente al valor de λ2 se puede obtener de lamisma manera,

∂T

∂λ2=

5 (λ1 − λ2)C2(ln

(ε2ε1

(λ1λ2

)5<))2

λ1λ22

− C2λ1

ln

(ε2ε1

(λ1λ2

)5<)λ1λ22

=5 (λ1 − λ2)C2(

C2T

(1λ2− 1

λ1

))2λ1λ22

− C2

C2T

(1λ2− 1

λ1

)λ22

, (3.21)

llegando a que

∂T

∂λ2= T 2 · 5 · λ1

C2− T · λ2

λ1 (λ1 − λ2)(3.22)

Es interesante notar que las ecuaciones 3.20 y 3.22 indican que la temperatura no es igual de sensiblefrente a variaciones de las distintas longitudes de onda.

Finalmente, si consideramos la temperatura como una funcion que depende solamente de λ1 y λ2,tendremos que la incertidumbre en la temperatura calculada se define como [42]:

δT =

√(∂T

∂λ1δλ1

)2

+

(∂T

∂λ2δλ2

)2

(3.23)

3.2.2. Analisis de la Sensibilidad de la Temperatura frente a variaciones en la Longitud

de Onda

A partir de la teorıa elaborada en la seccion anterior, se genera una serie de graficos que permitendescribir y analizar de mejor manera el comportamiento de la variacion en la temperatura del hollınmedida. Los resultados se muestran y analizan en las siguientes imagenes.

En la Figura 3.1 se ilustra la sensibilidad de la temperatura frente a variaciones en λ1 para distintosvalores de λ1 dentro del espectro visible. Se considero ademas λ2 = λ1 + ∆λ, con ∆λ = 200 nm. Se

27

500 1000 1500 2000 2500 3000-14

-12

-10

-8

-6

-4

-2

Temperatura [K]

T/

1 [K /

nm]

Violeta (415 nm)Azul (472.5 nm)Verde (532.5 nm)Amarillo (580 nm)Naranja (605 nm)Rojo (685 nm)

Figura 3.1: Sensibilidad absoluta de la temperatura frente a variaciones en λ1

observa que para el rango de temperaturas mostrado, un incremento en el valor de λ1 arrojara comoresultado una disminucion en el error generado al medir la temperatura del hollın. Sin embargo, laconcavidad de las curvas indica que este tipo de comportamiento no se mantendra para temperaturaselevadas, esperandose que el comportamiento de la sensibilidad sea el opuesto al expuesto en este rangode temperaturas.

500 1000 1500 2000 25000.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

Temperatura [K]

T/ 2 [K

/ nm

]

Violeta (415 nm)Azul (472.5 nm)Verde (532.5 nm)Amarillo (580 nm)Naranja (605 nm)Rojo (685 nm)

Figura 3.2: Sensibilidad absoluta de la temperatura frente a variaciones en λ2

Es posible cuantificar ademas la variacion en las mediciones de la temperatura debido a fluctuacionesen λ1. Por ejemplo, para un error de 1 nm en λ1 = 472,5nm (Azul) a 1500 K se producira un errorde aproximadamente 8 K en la temperatura del hollın, mientras que para λ1 = 685nm (Rojo) el errorserıa de aproximadamente 6 K. Ademas, es posible comprobar lo descrito por Wang et al. [43], donde

28

se plantea que las longitudes de onda cercanas al infrarrojo producen un menor error en la medicion dela temperatura de hollın al variar la longitud de onda generada.

En la Figura 3.2 se muestra la sensibilidad de la temperatura frente a variaciones en λ2 para distintosvalores de λ2 dentro del espectro visible. En esta oportunidad se considero λ1 = λ2 −∆λ (recordemosque λ1 < λ2), nuevamente con ∆λ = 200 nm. A grandes rasgos, se observa que ambas sensibilidadestienen el aproximadamente el mismo orden de magnitud, pero signo opuesto. Sin embargo, ∂T

∂λ2tiene

por lo general un valor menor, indicando claramente que variaciones en λ2 repercuten de menor manerasobre la temperatura medida del hollın, que λ1 en las mismas condiciones.

A modo de comentarios finales de este analisis pueden hacerse las siguientes observaciones:

Las menores magnitudes de ∂T∂λi

se obtienen para la longitud de onda inferior (menor) mas largaya que, segun las ecuaciones 3.20 y 3.22.

A partir de las Figuras 3.1 y 3.2 mostradas anteriormente, es posible notar que los errores relativosen la temperatura medida del hollın causados por errores en λ2 son sustancialmente menores quelos causados por errores en λ1. A raız de esto, debe darse mayor importancia a determinar y generarde manera mas precisa la senal bajo la cual se movera la longitud de onda inferior (λ1).

29

Capıtulo 4

Metodologıa

4.1. Desarrollo de la instalacion experimental

La instalacion experimental esta disenada para facilitar el desarrollo de las pruebas experimentales. LaFigura 4.1 muestra un esquema del arreglo experimental implementado para realizar las mediciones deMAE.

CÁMARA CCD

CONTROLADOR

LED 630 nm

LED 630 nm

BEAM

EXPANDER

LASER 532 nm

TRIGGER

PC

QUEMADOR

Figura 4.1: Esquema de la instalacion experimental.

Ese arreglo se compone de los siguientes cuatro sistemas principales, que seran analizados posteriormente:

Bastidor

Sistema de Diagnostico optico

Quemador Gulder

Lınea de gases

30

4.1.1. Bastidor

El bastidor experimental, esquematizado en la Figura 4.2, esta disenado para que puedan ser montadostodos los elementos de diagnostico y control requeridos para realizar las experiencias.

Figura 4.2: Esquema del bastidor.

Cabe destacar, que el dispositivo fue concebido con un volumen tal que permita alojar todos los equiposnecesarios para realizar la serie de diagnosticos previstos por el proyecto Fondecyt en el que se enmarcaeste trabajo. Estos diagnosticos son:

Determinacion de fraccion en volumen y temperatura de hollın mediante MAE.

Medicion de radicales libres tipo CH∗.

Liberacion de calor.

Una revision bibliografica de cada uno de los diagnosticos fue necesaria para definir las dimensionesmınimas necesarias del bastidor para contener el montaje simultaneo de todos los equipos. Cabe destacarque el diseno y fabricacion del bastidor permite realizar modificaciones de manera rapida y facil, previendola incorporacion de nuevos elementos y subdivisiones para futuras modificaciones.

4.1.2. Quemador Gulder

El quemador Gulder, disenado y construido por Tapia [4], es un quemador axisimetrico que permite lageneracion de llamas de difusion laminares. En la Figura 4.3 se muestra la geometrıa del quemador; lasesferas de vidrio y el material poroso tienen como proposito homogeneizar el flujo de oxidante (aire).Los parametros de operacion del quemador se detallaran mas adelante.

La llama generada por este tipo de quemador, estudiada en extenso en la literatura, tiene una alturavisible de aproximadamente 65 mm, tal como se muestra en la Figura 4.3c.

31

(a) (b) (c)

Figura 4.3: Quemador Gulder: (4.3a) vista general, (4.3b) detalle de la construccion interior del quemador y (4.3c)

imagen de la llama generada por el quemador.

4.1.3. lınea de gases

Lınea de Oxidante

El oxidante utilizado durante el estudio fue aire, suministrado a traves de cilindros a presion (a aproxima-damente 150 bar) proporcionados por Indura. Los componentes principales utilizados en la alimentaciondel oxidante son un regulador de presion, valvula check y un flujometro que permite controlar el caudalde oxidante entregado al quemador, tal como se esquematiza en la Figura 4.4.

Figura 4.4: Esquema de la lınea de oxidante.

32

Lınea de Combustible

El objetivo de este proyecto es conocer la distribucion y temperatura del hollın para diferentes gases depirolisis generados por la descomposicion de biomasa solida. En la actualidad, es posible realizar unacaracterizacion precisa de la mezcla de estos gases combustibles, la cual se realizo segun los resultadosobtenidos por Bartoli [44], como se muestra en la Cuadro 4.1.

Cuadro 4.1: Caracterizacion de los gases pirolizados de tres especies de pino, en ppm [44]

Gases P. halapensis P. laricio P. pinaster Promedio

CO 411,07 406,33 507,64 441,68

CH4 140,3 147,26 143,19 143,58

C2H6 111,5 158,18 131,9 133,86

CHOH 99,36 110,71 107,14 105,74

C6H14 62,12 66,88 55,75 61,58

C6H6 21,21 33,63 34,75 29,86

C8H10 16,03 89,98 62,94 56,32

Es necesario aclarar que las mediciones utilizando la mezcla combustible representativa, se realizara enuna segunda etapa, una vez que los equipos esten calibrados de manera correcta y se obtengan resul-tados repetibles y confiables. En una primera etapa, se estudio el comportamiento del montaje con uncombustible conocido, en este caso Etileno (C2H6), debido a su conocido rol en la formacion de hollın.

La lınea de etileno (esquematizada en la Figura 4.5) es muy similar a la del aire, descrita recientemente.La alimentacion es suministrada por un cilindro a presion, regulado a la salida con el mismo sistema dereguladores de presion, valvula check y acople rapido. Entre esta valvula y el flujometro se conecta unavalvula de bola de dos vıas de accion manual, la cual permite cortar el flujo de combustible rapidamenteen caso de una eventualidad. A continuacion se encuentra el flujometro digital marca Brooks que tienecomo parametros de funcionamiento un rango de flujo de 0 a 231 sccm1. A la salida del flujometro seconecta una valvula check cuyo proposito es dar mayor seguridad a la lınea, para luego conectarse a laentrada del quemador.

Regulador de Presion

Este equipo (Figura 4.6) se instala a la salida del cilindro y antes del flujometro, con el proposito decontrolar la presion con la cual los gases entran al flujometro, que debe trabajar a aproximadamente a2 bar.

1sccm, centımetros cubicos estandar por minuto (standard cubic centimiter per minute)

33

Figura 4.5: Esquema de la lınea de combustible.

Figura 4.6: Esquema de la lınea de combustible.

Controlador de flujo digital

Este controlador es una de las partes mas importantes de la lınea, ya que debe entregar los flujos exactosque se necesitan para mantener las condiciones de operacion deseadas. A raız de esto, se selecciono uncontrolador de flujo digital marca Brooks modelo SLA5850, uno de los mas precisos del mercado,entregando (segun el fabricante) un error en las mediciones menor al 1 %.

El equipo, disenado para operar bajo los parametros descritos anteriormente, esta equipado con unaconsola de control que permite manejar parametros tales como el flujo de operacion y el factor de gasespara ajustarlo a la calibracion (ver Figuras 4.7a, 4.7b, 4.7c y 4.7d).

34

(a) (b)

(c) (d)

Figura 4.7: Imagenes varias del controlador de flujo: (4.7a) y (4.7b) imagenes de la consola del controlador, (4.7c) y

(4.7d) curvas de calibracion para el aire y etileno respectivamente. Estas curvas indican cual es el error porcentual

que existe en el caudal entregado por el controlador.

4.2. Absorcion/Emision Modulada

Tal como fue mencionado anteriormente, esta tecnica ofrece respuestas rapidas y precisas en la de-terminacion de la temperatura y fraccion en volumen de hollın en llamas. La modulacion de la fuentesincronizada con el sensor, permite un control riguroso del ruido que puede generarse en la medicion,principalmente a traves de la emision de la llama, a las longitudes de onda de medicion. De esta maneraes posible reducir considerablemente el error inducido en la medicion. Como lo describe Jenkins & Han-son [45], la tecnica consiste en mediciones de emision y absorcion de manera simultanea bajo una mismalongitud de onda. En este trabajo, inicialmente el laser esta modulado con una frecuencia de 5Hz, quepermite la obtencion de las siguientes magnitudes, esquematizadas en la Figura 4.8:

I0, intensidad registrada por la camara CCD, con laser encendido y llama apagada.

S = I + J , intensidad registrada por la camara CCD, con laser encendido y llama encendida.

S′ = I ′ + J , intensidad registrada por la camara CCD, con laser apagado y llama encendida.

35

I ′0, intensidad registrada por la camara CCD, con laser apagado y llama apagada.

Luego, la transmisividad del hollın, para un ciclo, puede definirse como:

τ = I/I0 = I ′/I ′0 =I − I ′

I0 − I ′0. (4.1)

Es interesante observar que el numerador de la ecuacion 4.1 es equivalente al termino (S − S′), luegoes posible sustituir este termino en esta y luego remplazamos esta nueva expresion en la ecuacion 3.8,obteniendo:

ε = 1− (S − S′)(I0 − I ′0)

, (4.2)

finalmente, una vez que se calcula ε, una expresion para J se obtiene combinando algebraicamentealgunas de las expresiones anteriores, resultando en que:

J = S′ − (1− ε) I ′0 . (4.3)

Las ecuaciones 4.2 y 4.3 seran usadas entonces para obtener tanto la emisividad como la intensidadde la emision durante cada ciclo de modulacion del laser a partir de las cantidades medidas para cadalongitud de onda.

I

Io

S

S’

Figura 4.8: Esquema de la modulacion y de los parametros relevantes.

4.3. Componentes del diagnostico optico

Como se menciono anteriormente, el sistema se basa en una tecnica de medicion no intrusiva. A conti-nuacion se detallan los elementos que componen la componente optica de la instalacion experimental.

36

4.3.1. Fuente Luminosa

La seleccion de la fuente para implementar la tecnica MAE corresponde a uno de los parametros masimportantes a determinar, ya que de esto depende en gran medida la calidad del diagnostico. En estaoportunidad se utilizaron dos laser, cuyas especificaciones se muestran en detalle en el Anexo C. Una delas principales caracterısticas de estos laser es que son fuentes coherentes, es decir, su longitud de ondaes invariante en el tiempo.

Surgio una dificultad al trabajar en particular con el laser de 532 nm: el diametro del rayo (≈ 3 mm)generado es muy pequeno si se desea obtener un campo de temperatura o concentracion completo de lazona de reaccion. Es por esto que fue necesario expandir el rayo varias veces su diametro inicial, de manerade cubrir completamente el area proyectada de la zona de reaccion. La expansion se realizo mediantela utilizacion de un expansor (beam expander) acoplado a la fuente, con lo cual se logro aumentar eldiametro hasta cerca de 80 mm. Cabe destacar que el expansor tiene la caracterıstica de que una vezlograda la expansion, la nueva fuente es colimatada, es decir, el conjunto de rayos que salen de esteviajan practicamente de manera paralela, por lo que toda la llama recibira la misma intensidad del rayolaser.

Los laser y el beam expander utilizados se muestran en las Figuras 4.9a y 4.9b.

(a) (b)

Figura 4.9: Fuentes utilizadas en el montaje: (4.9a) laser (LED en efecto) de 660 nm (rojo) en funcionamiento y

(4.9b) laser de 532 nm (verde) en funcionamiento, equipado con el beam expander.

4.3.2. Modulacion y Sincronizacion

Es necesario obtener cuatro magnitudes moduladas (S, S′, I0, I ′0). Con el fin de lograrlo, es necesariorealizar la modulacion del laser y la sincronizacion del sistema de adquisicion de imagenes. En el caso dellaser de 660 nm (rojo), la modulacion se realizo mediante la propia consola del laser (Figura 4.10a). Enel caso del laser de 532 nm (verde) la modulacion se realizo utilizando un trigger externo marca R&DVision (Figura 4.10b). Este trigger se conecta al computador por medio de un puerto serial RS232 y secontrola por medio de un programa, el cual permite controlar y modular de manera independiente cadauna de las seis salidas con las que cuenta el trigger.

Para ambos laser, se fijo de manera arbitraria la frecuencia del ciclo modulado en 5 Hz.

37

(a) (b)

Figura 4.10: Sistema de modulacion empleado: (4.10a) consola de la fuente de 660 nm, (4.10b) Trigger externo (izq.)

e Interfaz de control (der.) que permiten la modulacion de la fuente de 532 nm.

Por su parte, la adquisicion de imagenes fue sincronizada en un ciclo de 10 Hz, mediante el programade adquisicion provisto por el fabricante de la camara CCD. Esta frecuencia se fijo con el proposito depoder capturar dos veces por ciclo cada uno de los estados del laser (dos imagenes con laser encendidoy dos con laser apagado).

4.3.3. Materializacion del haz de luz

Las imagenes necesarias para el diagnostico MAE no pueden obtenerse mediante la exposicion directade la camara al laser que se transmite a traves de la llama, ya que la potencia de este satura los sensoresde la camara y no es posible detectar la diferencia de intensidades ni la zona de atenuacion de la fuenteen la zona de reaccion.

Figura 4.11: Esquema del arreglo utilizado para materializar el haz de luz

Como se muestra en la Figura 4.11, la materializacion se produce utilizando una pantalla difusoracolocada a una distancia determinada, entre la llama y la camara CCD. La distancia se determina de talforma de obtener la mayor nitidez posible.

38

4.3.4. Camara CCD

La camara corresponde al dispositivo de deteccion de la tecnica MAE. Es por esto, que la seleccion dela camara debe ser precisa: debe ser capaz de detectar cambios debiles de intensidad y tener una altafrecuencia de adquisicion de datos.

(a) (b)

Figura 4.12: Camara CCD utilizada: (4.12a) vista frontal y (4.12b) vista trasera.

En este caso se utilizo una camara marca Imperex (Figuras 4.12a y 4.12b) monocromatica equipada conun CCD SONY, completamente programable, la cual tiene una tasa de adquisicion maxima de 23.1 fps2,resolucion de 1392×1040 pix y respuesta espectral cercana a 0.98 para una longitud de onda de 530 nmy de aproximadamente 0.85 para una longitud de onda de 660 nm, segun las especificaciones tecnicaspresentadas en el Anexo C. El objetivo de la camara permite controlar manualmente la abertura deldiafragma y la distancia de enfoque, posee un f/0,953. Parametros avanzados de operacion de la camaracomo el tiempo de exposicion, ganancia y la tasa de adquisicion de imagenes pueden modificarse a travesdel programa de adquisicion mencionado anteriormente. Ademas la camara, por ser monocromatica,trabaja en escala de grises con una variacion de niveles de 216 bits, que permite ser adecuada paradetectar la variacion intensidades en la imagen.

4.3.5. Filtros

Adicionalmente se agrega un filtro monocromatico al objetivo de la camara (Figuras 4.13a y 4.13b),con el proposito de captar solamente en la longitud de onda deseada (segun corresponda) y disminuir elruido en las mediciones. En las Figuras 4.13c y 4.13d se muestran las curvas de transmitividad y anchode banda a media altura de los filtros utilizados.

2fps, Cuadros (imagenes) por segundo (frames per second).3Numero f : En optica, la abertura de una lente puede expresarse en terminos absolutos como el diametro D de la

misma, o en relacion a su longitud focal f , como la expresion D/f , tambien llamada apertura relativa. El numero f

es el recıproco de la apertura relativa. Es una medida cuantitativa de la velocidad de la lente.

39

(a) (b)

Product Specification Sheet

FL05532-1

Laser Line Filters

18499 – September 30, 2008 Specifications subject to change without notice.

Description

Laser line filters are dielectric filters with the center wavelength of the transmission region chosen to coincide with popular laser wavelengths. Each filter is mounted in a black anodized aluminum housing, which is either ∅1″ (25.4 mm) or ∅1/2″ (12.7 mm) in diameter. The clear aperture of the ∅1″ (25.4 mm) is ∅0.83″ (21 mm) while the CA of the ∅1/2″ (12.7 mm) is ∅0.34″ (8.6 mm). The central wavelength (CWL), bandwidth (FWHM), transmission direction arrow (↑), and production lot number are all engraved on the housing. A typical transmission plot for this filter is shown below. For a production lot specific measurement that was taken as part of our quality control process please contact a member of our technical support staff.

Specifications

Specification Value Center Wavelength 532 ± 0.2 nm Bandpass Region 1.0 ± 0.2 nm Outer Diameter ∅1/2″ (12.7 mm) Outer Diameter Tolerance +0.0 / -0.2 mm Min. Clear Aperture Diameter 8.6 mm Optimum Operating Temperature 23°C

Specification Value Thickness < 6.3 mm Edge Treatment Black Anodized Aluminum Ring Edge Markings CWL-FWHM ↑ Lot Number Surface/Coating Quality 80-50 Scratch-Dig (Mil-0-13830A) Operating Temperature -50°C to 80°C Substrate Schott Borofloat

Drawings

USA, Canada, & S. America Thorlabs, Inc. 435 Route 206 Newton, NJ 07860, USA Tel: 973-579-7227 Fax: 973-300-3600 www.thorlabs.comemail: [email protected]

Europe Thorlabs GmbH Hans-Böckler-Str. 6 85221 Dachau, Germany Tel: +49-(0)8131-5956-0 Fax: +49-(0)8131-5956-99 www.thorlabs.com H H H

email: [email protected]

UK and Ireland Thorlabs LTD. 1 Saint Thomas Place, Ely Cambridgeshire CB7 4EX, GB Tel: +44 (0)1353-654440 Fax: +44 (0)1353-654444 www.thorlabs.comemail: [email protected]

Scandinavia Thorlabs Sweden AB Box 141 94 400 20 Göteborg, Sweden Tel: +46-31-733-30-00 Fax: +46-31-703-40-45 www.thorlabs.comemail: [email protected]

Japan and Asia Thorlabs Japan Inc. 5-17-1, Ohtsuka Bunkyo-ku, Tokyo 112-0012, Japan Tel: +81-3-5977-8401 Fax: +81-3-5977-8402 www.thorlabs.jpemail: [email protected]

(c)

Product Specification Sheet

FL05632.8-1

Laser Line Filters

18501 – September 30, 2008 Specifications subject to change without notice.

Description

Laser line filters are dielectric filters with the center wavelength of the transmission region chosen to coincide with popular laser wavelengths. Each filter is mounted in a black anodized aluminum housing, which is either ∅1″ (25.4 mm) or ∅1/2″ (12.7 mm) in diameter. The clear aperture of the ∅1″ (25.4 mm) is ∅0.83″ (21 mm) while the CA of the ∅1/2″ (12.7 mm) is ∅0.34″ (8.6 mm). The central wavelength (CWL), bandwidth (FWHM), transmission direction arrow (↑), and production lot number are all engraved on the housing. A typical transmission plot for this filter is shown below. For a production lot specific measurement that was taken as part of our quality control process please contact a member of our technical support staff.

Specifications

Specification Value Center Wavelength 632.8 ± 0.2 nm Bandpass Region 1.0 ± 0.2 nm Outer Diameter ∅1/2″ (12.7 mm) Outer Diameter Tolerance +0.0 / -0.2 mm Min. Clear Aperture Diameter 8.6 mm Optimum Operating Temperature 23°C

Specification Value Thickness < 6.3 mm Edge Treatment Black Anodized Aluminum Ring Edge Markings CWL-FWHM ↑ Lot Number Surface/Coating Quality 80-50 Scratch-Dig (Mil-0-13830A) Operating Temperature -50°C to 80°C Substrate Schott Borofloat

Drawings

USA, Canada, & S. America Thorlabs, Inc. 435 Route 206 Newton, NJ 07860, USA Tel: 973-579-7227 Fax: 973-300-3600 www.thorlabs.comemail: [email protected]

Europe Thorlabs GmbH Hans-Böckler-Str. 6 85221 Dachau, Germany Tel: +49-(0)8131-5956-0 Fax: +49-(0)8131-5956-99 www.thorlabs.com H H H

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UK and Ireland Thorlabs LTD. 1 Saint Thomas Place, Ely Cambridgeshire CB7 4EX, GB Tel: +44 (0)1353-654440 Fax: +44 (0)1353-654444 www.thorlabs.comemail: [email protected]

Scandinavia Thorlabs Sweden AB Box 141 94 400 20 Göteborg, Sweden Tel: +46-31-733-30-00 Fax: +46-31-703-40-45 www.thorlabs.comemail: [email protected]

Japan and Asia Thorlabs Japan Inc. 5-17-1, Ohtsuka Bunkyo-ku, Tokyo 112-0012, Japan Tel: +81-3-5977-8401 Fax: +81-3-5977-8402 www.thorlabs.jpemail: [email protected]

(d)

Figura 4.13: Imagenes y curvas de transmisividad de los filtros empleados: (4.13a) fotografıa del filtro para 532 nm,

(4.13b) fotografıa del filtro para 662 nm, (4.13c) curva de transmitividad para filtro para 532 nm y (4.13d) curva de

transmitividad para filtro para 662 nm.

4.3.6. Condiciones de Operacion

Como se menciono en un principio, el proposito del estudio es analizar una mezcla de gases representativade la pirolisis de biomasa vegetal. Para realizar esto se fijaron los escenarios descritos en la Cuadro 4.2.

Los calculos necesarios para obtener los valores presentados en la Cuadro 4.2 se basan en la conservacionde masa de los gases mezclados. Dado que la masa molar del oxıgeno y nitrogeno son similares, de laley de gases ideales se tiene que el volumen de ambos gases se mantiene igual despues de la mezcla,manteniendo las condiciones de presion y temperatura originales (presion atmosferica y temperaturaambiente).

En base a la velocidad de captura de la camara definida anteriormente (4fps), se decidio registrar 3secuencias de imagenes por cada longitud de onda, por cada escenario. Cada secuencia cuenta con 100imagenes. Este procedimiento se aplico tanto para la obtencion de las magnitudes con llama (S y S′)como las magnitudes sin llama (I0 e I ′0).

40

Cuadro 4.2: Composicion de los flujos utilizados

%O2 en mezcla O2 [L/min] %N2 en mezcla N2 [L/min] Vox [L/min] Vfuel [scc/min]

17 20,1 83 97,6 117,7 70

21 20,1 79 75,2 95,3 70

25 20,1 75 60 80,1 70

29 20,1 71 49 69,1 70

33 20,1 67 40,6 60,7 70

37 20,1 63 34,1 54,2 70

A continuacion de presenta un resumen de las condiciones de operacion definidas (Cuadro 4.3).

Cuadro 4.3: Resumen de las condiciones de operacion definidas.

Temperatura [K] 293

Presion [atm] 1

Tiempo medicion [seg] 25

Vel. Camara [fps] 4

Imagenes a capturar 3 x 100

Combustible C2H4

Vfuel [scc/min] 70

Escenario %O2 en mezcla Vox [L/min]

1 17 117,7

2 21 95,3

3 25 80,1

4 29 69,1

5 33 60,7

6 37 54,2

41

Capıtulo 5

Analisis de Resultados

Se presentan a continuacion los resultados obtenidos en este trabajo. Dada la similitud en el comporta-miento de cada uno de los escenarios considerados se realizara inicialmente el analisis de uno de ellos,expuesto en la seccion 5.1, para luego realizar un analisis de caracter general, donde se compararan demanera simultanea todas las configuraciones consideradas (seccion 5.2).

5.1. Caso Particular: Llama de etileno y aire con un 25 % de O2

Un registro de los datos en ambas longitudes de onda durante las mediciones realizadas para estaconfiguracion se muestra en la Figura 5.1. La parte final de cada registro corresponde a las secuenciasde referencia sin llama.

0 5 100

0.2

0.4

0.6

0.8

1

Tiempo [seg]

S/S

max

(a) λ = 530 nm

0 5 10

0.98

0.99

1

Tiempo [seg]

S/S

max

(b) λ = 660 nm

Figura 5.1: Secuencia tıpica de los datos medidos en ambas longitudes de onda.

Se utilizo una onda cuadrada para la modulacion basandose en el trabajo de Jenkins [45], donde seexpone que esta modulacion permite la explicacion mas simple del metodo.

Como se observa en la Figura 5.1b, la senal recibida a partir de la fuente de 660 nm presenta una modu-lacion que es practicamente perfecta, permitiendo la rapida obtencion de las S, S′, I0 e I ′0, magnitudesantes mencionadas y necesarias para todos los calculos posteriores.

En el caso de la fuente de 530 nm (Figura 5.1a) es posible observar en el registro senales de bajaintensidad, esto se debe al retraso que existe en el traspaso de informacion en la secuencia PC →

42

Trigger → Laser, originandose entonces una perdida de informacion. Por lo general, este tipo deinconvenientes no genera un problema mayor ya que solo se filtran unas pocas imagenes (en ninguncaso mayor a un 5 % del universo de muestras) que son facilmente corregibles a traves de MatLab. Sedestacan ademas fallas en el Beam Expander como fuente adicional de ruido.

Es interesante destacar ademas la gran diferencia entre ambos casos, al considerar la magnitud de laresta (I0 − S): En la senal de 660 nm ambas magnitudes son muy parecidas, por lo que el resultado dela resta sera bastante pequeno; en el caso de la senal de 530 nm se deduce facilmente que la diferenciaentre estas magnitudes sera mayor, lo que indica que a pesar del ruido presente en esta fuente, el hollınse detecta de mejor manera en comparacion a la fuente de 660 nm que por lo demas podrıamos decirque produce una senal de menor ruido.

Los datos de ambas longitudes de onda fueron extraıdos y procesados por medio de un codigo desarrolladoen MatLab (adjunto en el Anexo B), en el cual se obtienen los valores promedio de S, S′, I0 e I ′0, paraposteriormente calcular la temperatura mediante la ecuacion 3.13 y la fraccion en volumen de hollınmediante el modelo monocromatico de emisividad basado en la teorıa de Rayleigh, descrito anteriormenteen la ecuacion 3.11. Un ejemplo del calculo de la fraccion en volumen de hollın se muestra en la Figura5.2, de la cual se observa la buena correspondencia entre ambos metodos (calculo independiente paracada longitud de onda), existiendo sin embargo una diferencia de aproximadamente 1.5-2 ppm entrecada longitud de onda.

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

] fv(λ1)

fv(λ2)

Figura 5.2: Comparacion entre los resultados para cada longitud de onda en una llama de etileno y aire con un 17 %

de O2. El parametro Df corresponde al diametro de la inyeccion de etileno.

A continuacion se presentan los resultados correspondientes a la temperatura y fraccion en volumen dehollın calculados.

5.1.1. Temperatura

Un campo de temperatura tıpico calculado a partir de los datos registrados, por medio de la ecuacion3.13 se muestra en la Figura 5.3. En esta Figura es posible distinguir zonas de la llama que se encuentrana distinta temperatura. La zona de mayor temperatura se ubica en el centro de la llama y se expandeaparentemente en todo el ancho de la llama. Con respecto a la direccion del eje de simetrıa, se observaque la temperatura alcanza un maximo en la zona central de la llama que luego comienza a descenderhacia los extremos de esta.

43

0200

400

600

800

1000

1200

1400

1600

1800

2000

2200

Figura 5.3: Campo de Temperaturas Absolutas para aire con 25 % de O2.

Al analizar los perfiles a distintas alturas de la llama puede apreciarse de mejor manera la evolucion de latemperatura. En la base (0 mm, lınea de color rojo en la Figura 5.3) se distinguen dos zonas simetricasdebido a la forma de la zona de reaccion a esta altura (toroide basal), encontrandose la temperaturamaxima a esta altura en el centro de estos cachos, tal como se observa en la Figura 5.4.

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

Figura 5.4: Curva de Temperatura para una llama de etileno y aire con un 25 % de O2 medida a una altura de 0 mm.

Al subir 5 mm (lınea de color morado en la Figura 5.3), se tiene que la temperatura es bastante pareja entodo el ancho de la llama con un valor de aproximadamente 1700 K, sin embargo, es posible distinguirzonas de temperatura levemente mayor cerca de los costados de la llama que alcanzan alrededor de los2000 K, tal como se aprecia en la Figura 5.5.

Es interesante resaltar la simetrıa que se percibe en la curva de la Figura 5.5, la cual es esperable dadala simetrıa de la llama analizada. Esto da cuenta del correcto funcionamiento del algoritmo de calculoutilizado. En vista de esta verificada simetrıa, las curvas tratadas a continuacion reflejaran lo obtenidosolo en una mitad de la llama.

A una altura de 10 mm (lınea de color azul en la Figura 5.3) se observa un comportamiento similar al dela etapa anterior, sin embargo, ahora las zonas de alta temperatura que se encuentran en los costadosde la llama abarcan una mayor porcion del ancho de la llama. Ademas, las temperaturas alcanzadas aesta altura son mayores: alrededor de 2000 K en el centro y del orden de 2300 K en los extremos, talcomo se observa en la Figura 5.6.

44

0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

Figura 5.5: Curva de Temperatura para una llama de etileno y aire con un 25 % de O2 medida a una altura de 5 mm.

0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

Figura 5.6: Curva de Temperatura para una llama de etileno y aire con un 25 % de O2 medida a una altura de 10

mm.

Al llegar a los 15 mm (lınea de color verde en la Figura 5.3) se observa el mismo comportamiento delas etapas anteriores, salvo que la zona de alta temperatura en el exterior de la llama es cada vez masancha y por ende abarca una mayor porcion del ancho de la llama. Con respecto a las temperaturas,estas se mantienen dentro de los rangos descritos en el caso anterior y se presentan en la Figura 5.7.

0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]


mm.

Al estar practicamente en la mitad de la llama (20 mm, lınea de color celeste en la Figura 5.3 o de

45

manera aislada en la Figura 5.8) el comportamiento presentado anteriormente no se mantiene, ya queahora se observa una region de alta temperatura en la zona central de la llama, que abarca casi todoel ancho de esta. La temperatura media es de unos 1900 K (debido al ruido con el que se generaronlos graficos) similar a la temperatura de los extremos de la llama, mientras que en centro se alcanzantemperaturas de hasta 2400 K y un punto en particular arrojo una temperatura cercana a los 2600K pero es descartado del analisis por considerarse una anomalıa producto del ruido en los datos. Uncomportamiento similar se observa al llegar a los 25 mm (Figura 5.9 y lınea de color amarillo en la Figura5.3).

0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]


mm.

0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]


mm.

En los ultimos dos tramos medidos (30 y 35 mm respectivamente, lıneas cafe y blanca en la Figura 5.3),el comportamiento descrito anteriormente se mantiene, sin embargo, se observa una considerable caıdaen las temperaturas alcanzadas a 35 mm. Es interesante notar tambien como ha disminuido el anchode la llama con la altura, siendo este cerca de la mitad del ancho en la base de la llama, tal como seobserva en las Figuras 5.10 y 5.11 respectivamente. Este fenomeno se produce al parecer debido a laproximidad de la zona de extincion de la llama, i.e., en cola de llama.

46

0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]


mm.

0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]


mm.

5.1.2. Fraccion en Volumen de Hollın

En esta seccion se analizaran los resultados de ambas series de manera simultanea con el proposito deenriquecer el analisis de cada una de las curvas obtenidas.

Comenzando primero por los campos de fraccion en volumen obtenidos respectivamente para 530 y 660nm (Figuras 5.12 y 5.13), es posible distinguir en ambas el mismo tipo de comportamiento (analogopor lo demas al caso de la temperatura): a bajas alturas se observan zonas cercanas a los extremos dela llama donde la fraccion en volumen obtenida es maxima y decae hacia las zonas centrales de esta.A medida que se aumenta la altura el valor de la fraccion en volumen obtenido aumenta, llegando a lazona central donde esta es maxima y se encuentra en al zona central de la llama. Posteriormente, alseguir subiendo, comienza un decaimiento en la magnitud obtenida de esta.

Con respecto a las curvas obtenidas para cada altura, es interesante observar que pese a que la fuente de660 nm es practicamente libre de ruido, la calidad de las curvas obtenidas es inferior a las provenientesde los datos obtenidos con la fuente de 530 nm donde es posible observar claramente las distintastendencias al interior de la llama.

A una altura basal (h = 0 mm) en ambos casos (Figuras 5.14a y 5.14b) se observa que la fraccion en

47

0.5

11.5

22.5

33.5

44.5

x 10

−6

Figura 5.12: Campo de Fracciones en Volumen para λ = 530 nm y aire con 25 % de O2.

00.5

11.5

22.5

33.5

4x 10

−6


volumen mantiene un valor constante a lo largo de todo el ancho de llama de aproximadamente 3 ppmen el caso de λ1 y de aproximadamente 1 ppm en el caso de λ2.

0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(a) λ = 530 nm

0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b) λ = 660 nm

Figura 5.14: Curvas de Fraccion en Volumen para una llama de etileno y aire con un 25 % de O2 medida a una

altura de 0 mm.

Para una altura de 5 mm (Figuras 5.15a y 5.15b) en ambos casos se observan zonas donde la fraccionen volumen es alta (cerca de las 4 ppm para λ1 y 2 ppm para λ2) , cercanas a los extremos de lallama y valores de menor magnitud en el centro (cerca de las 3 ppm para λ1 y 1.5 ppm para λ2). Esinteresante notar como ademas esta region de mayor magnitud abarca un mayor espacio en el caso deλ1 con respecto a λ2.

A una altura de 10 mm (Figuras 5.16a y 5.16b), se observan comportamientos completamente distintos

48

0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(a) λ = 530 nm

0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b) λ = 660 nm


altura de 5 mm.

para cada longitud de onda. Mientras para λ1 se observa una zona central donde la fraccion en volumenes maxima y decae hacia los extremos (cerca de 5.5 ppm en el centro y aproximadamente 4 ppm en losextremos), para λ2 se observa todo lo contrario, donde en la zona central se calcularon fracciones envolumen considerablemente menores que las obtenidas en los extremos de la llama (cerca de 2 ppm enel centro y aproximadamente 3 ppm en los extremos).

0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(a) λ = 530 nm

0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b) λ = 660 nm


altura de 10 mm.

Al llegar a los 15 nm (Figuras 5.17a y 5.17b) los comportamientos descritos en el parrafo anterior semantienen, con la salvedad de que para λ2 la zona de mayor magnitud abarca ahora casi la totalidad delancho de llama y tiene un valor en promedio cercano a las 3 ppm y el mınimo central llega a 2.5ppm.

Luego a los 20 mm de altura, para ambas longitudes de onda se observa un comportamiento similar;una zona central donde se alcanzan los mayores valores de fraccion en volumen de hollın, que decaebruscamente (en el caso de λ2) a medida que nos acercamos a los extremos de la llama. En el caso deλ1, se alcanza un peak de aproximadamente 6 ppm y un mınimo cercano a 1.5 ppm, tal como se observaen la Figura 5.18a. En el caso de λ2 la fraccion en volumen tiene un valor maximo de aproximadamente3.5 ppm y se mantiene alrededor de este valor en toda la zona central alcanzando finalmente un valorde 3 ppm antes de caer abruptamente, tal como se observa en la Figura 5.18b.

Para una altura de 25 mm, el comportamiento exhibido por las curvas en el parrafo anterior se mantiene

49

0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(a) λ = 530 nm

0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b) λ = 660 nm


altura de 15 mm.

0.50.2500

1

2

3

4

5

6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(a) λ = 530 nm

0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b) λ = 660 nm


altura de 20 mm.

y la unica diferencia es la menor valor obtenido en todos los puntos. En el caso de λ1 (Figura 5.19a)el maximo valor encontrado bordea los 5 ppm y se encuentra todavıa en la zona central de la llama,mientras que en los bordes la fraccion en volumen calculada es de aproximadamente 2 ppm. En el casode λ2, en la zona centra de la llama se encuentra un valor aproximadamente constante cercano a los 3ppm para luego caer de manera abrupta en los extremos, tal como se aprecia en la Figura 5.19b.

Al alcanzar los 30 mm se observa que, en el caso de λ1, la zona central sigue conteniendo al maximocalculado (cercano a las 4.5 ppm) sin embargo abarca una porcion mucho menor de la llama existiendoluego una caıda marcada llegandose a fracciones en volumen cercanas a los 2 ppm, tal como se apreciaen la Figura 5.20a. Ahora para λ2 (Figura 5.20b) se observa una zona central (desplazada hacia laderecha del centro de la llama por cierto) con un valor levemente superior a 2.5 ppm que luego decaerapidamente al acercarse a los bordes de la llama.

Finalmente, es interesante comentar sobre la correlacion que existe entre la fraccion en volumen de hollıngenerada y la temperatura medida en la llama en terminos de las similitud de los peaks obtenidos encada caso. Esto quizas es un indicio de que la radiacion obtenida en la llama proviene principalmente delhollın generado por esta y no de los gases calientes generados en la reaccion.

Finalmente, para entender de mejor manera la distribucion de hollın a lo largo del eje de simetrıa de la

50

0.50.2500

1

2

3

4

5

6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(a) λ = 530 nm

0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b) λ = 660 nm


altura de 25 mm.

0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(a) λ = 530 nm

0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b) λ = 660 nm


altura de 30 mm.

llama se realiza una integracion a lo largo del eje, definida por la ecuacion 5.1:

fv,int =

∫ 0

R2πrfv(r, z)dr , (5.1)

el resultado de esta integral se muestra en las Figuras 5.21a y 5.21b. En estas figuras es posible observarque la mayor acumulacion de hollın en la llama se ubica alrededor de la zona inferior de esta en un caso,y en la zona central en el otro. En ambos casos, la fraccion en volumen de hollın que se encuentra en lapunta de la llama (o en cola de llama, en estricto rigor) tiene un valor bajo, al igual que al principio de lallama, en comparacion a los peaks alcanzados por ambas curvas. Ademas se observa que las magnitudesalcanzadas en ambos casos son muy distintas, siendo esta diferencia una amplificacion de las diferenciassenaladas en las magnitudes alcanzadas por las curvas presentadas anteriormente.

51

0 5 10 15 20 25 3080

90

100

110

120

130

140

150

160

Y [mm]

Fra

cció

n en

Vol

umen

Inte

grad

a [p

pm m

m]

(a) λ = 530 nm

0 5 10 15 20 25 30 3510

20

30

40

50

60

70

80

90

Y [mm]

Fra

cció

n en

Vol

umen

Inte

grad

a [p

pm m

m]

(b) λ = 660 nm

Figura 5.21: Curvas de Fraccion en Volumen Integrada para una llama de etileno y aire con un 25 % de O2.

5.2. Evolucion de la Temperatura y Fraccion en Volumen de Hollın

Es necesario partir este analisis recalcando la dificultad que existio para procesar los datos provenientesde la fuente de 530 nm (verde), debido al alto contenido de ruido en estos. En una primera instancia, lamala calidad de los datos se origina debido a una falla en el Beam Expander, que provoca una maladistribucion de los fotones emitidos por el haz de emitido ya no es coherente, tal como se observa en laFigura 5.22a. Con el proposito de superar esta falla, se coloca un vidrio empavonado posterior a la salidadel Beam Expander, generandose ası una dispersion del laser y por ende una homogenizacion en ladistribucion de la intensidad del pulso que llega a la llama. Lamentablemente, esta dispersion provocadapor el vidrio crea ademas un efecto de reflexion de los fotones sobre el elemento materializante, paraatenuar este efecto (no eliminar) se introdujo una fuente que genere vibraciones sobre el vidrio, resultandoen imagenes de mejor calidad, como la que se observa en la Figura 5.22b.

Con respecto a los datos obtenidos a partir de la fuente de 660 nm (rojo), la calidad de estos es bas-tante buena (como se observa en la Figura 5.22c), por lo que no fue necesario una mayor atencion a estos.

Entrando ya a lo que son los resultados propiamente tal, la morfologıa (estructura) de la llama evo-luciona con el contenido de oxıgeno en el aire de tal manera que se aprecia una disminucion en eltamano de la llama y un aumento en la luminosidad de esta al aumentar el contenido de oxıgeno, talcomo se aprecia en la secuencia presentada en la Figura 5.23.

Con respecto a la temperatura, esta evoluciona de manera logica frente a la variacion de la cantidad deoxıgeno en el aire: a mayor porcentaje de oxıgeno, mayor es la temperatura alcanzada en el proceso decombustion. Lo anterior es cuantificable cuando se pone en contraste la temperatura maxima alcanzadapara un 17 % de O2 (cerca de 1500 K) con la temperatura alcanzada para, por ejemplo un 29 % de O2

(cerca de 2700 K), tal como se observa en la Cuadro 5.2. La resolucion de los campos de temperatura(todos disponibles en el Anexo A) obtenidos no es muy buena al igual que las curvas de temperatura(nuevamente debido al ruido presente en las mediciones sobre la fuente de 530 nm), tal como se observaen el cuadro1 5.1.

Como se menciono anteriormente, a pesar del ruido existente en los datos, es posible reconocer ten-

1El eje X se encuentra normalizado por el diametro de la llama Df

52

8

(a)

8

(b)

8

(c)

Figura 5.22: Ejemplo de los datos obtenidos: en 530 nm (5.22a) sin vidrio empavonado, (5.22b) con vidrio

empavonado y (5.22c) en 660 nm.

dencias normales (esperables) en una llama: altas temperaturas en el centro, que decaen en direccion alos extremos, tanto izquierdo y derecho, como superior e inferior (decaimiento menos pronunciado).

0.5 0 0.5500

1000

1500

2000

2500

3000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

17% O

2

21% O2

25% O2

29% O2

33% O2

37% O2

Cuadro 5.1: Curvas de Temperatura a media altura

de llama.

% O2 Tmax[K]

17 1510

21 1813

25 2450

29 2742

33 2261

37 2726

Cuadro 5.2: Temperaturas maximas alcanzadas a

media altura de llama.

Los perfiles de temperatura a media altura de llama presentados, tienen forma bastante similar, ob-servandose una temperatura baja en los extremos, la cual aumenta notablemente al llegar al centro de lallama, coincidiendo ademas con la zona de mayor luminosidad de esta (producto de una mayor liberacionde energıa en forma de radiacion).

Con respecto a la fraccion en volumen, esta fue calculada de manera independiente para cada longitud

53

Figura 5.23: Ejemplo de la evolucion de la altura de llama frente a variaciones en el porcentaje de O2 presente en el

aire. De izquierda a derecha, 17 % O2, 21 % O2, 25 % O2, 29 % O2, 33 % O2 y 37 % O2.

0300

600

900

1200

1500

1800

1800

Figura 5.24: Campo de Temperaturas para aire con 17 % de O2.

de onda a partir de la ecuacion 3.11. Los resultados obtenidos (tanto perfiles como campos) muestranclaramente la distribucion del hollın generado en cada llama, a pesar del ruido presente en una de lasfuentes como se menciono anteriormente. Es posible observar ademas una marcada diferencia en lacantidad de hollın calculada a partir de cada longitud de onda, donde siempre la fraccion en volumende hollın calculada en 530 nm es alrededor de 1.5 ppm mayor que la fraccion calculada en 660 nm,comportamiento que es validado ademas a partir del trabajo de Jenkins [45]. Es necesario destacar ademasque existe una sobre estimacion en el valor de la fraccion en volumen de hollın calculada, debido al valorescogido del ındice de refraccion (complejo) del hollın. Con respecto a la tendencia a la generacionde hollın de la llama, al aumentar la fraccion en volumen de oxıgeno, aumentara tambien la tasa deoxidacion del combustible, por lo que la produccion de hollın disminuira. En las primeras mediciones(de 17 a 25 % de O2) existe un aumento en la fraccion en volumen de hollın maxima alcanzada, estoproducto del aumento de la tasa de mezcla entre el aire y el combustible, aumentando posteriormente latasa de pirolisis y consecuentemente, la formacion de hollın. Sin embargo, cuando se sigue aumentandoel porcentaje de oxıgeno en el aire, el maximo de la fraccion en volumen de hollın parece alcanzar unpunto de estabilizacion. Esto se debe a una disminucion en el hollın formado debido a un aumento enla tasa de oxidacion, causado por el aumento en el contenido de oxıgeno en el aire, tal como se observaen el cuadro 5.3.

Si uno analiza los perfiles completos y campos de fraccion en volumen de hollın generados (set completode resultados se entrega en el Anexo A) se observa que, si bien el maximo de la fraccion en volumense estabiliza aparentemente luego de un cierto punto en el incremento del contenido de oxıgeno en elaire, no sucede lo mismo con el resto de los puntos: a mayor porcentaje de oxıgeno en el aire, mayor es

54

00.5

11.5

22.5

3x 10

−6


0.5 0 0.50

1

2

3

4

5x 10

−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

17% O

2

21% O2

25% O2

29% O2

33% O2

37% O2

Cuadro 5.3: Curvas de Fraccion en Volumen a media

altura de llama, en 660 nm.

% O2 fvmax[ppm]

17 2.65

21 2.88

25 3.59

29 3.95

33 4.51

37 4.11

Cuadro 5.4: Fracciones en Volumen maximas

alcanzadas a media altura de llama, en 660 nm.

tambien la homogeneidad de la zona donde se genera el hollın en la llama, es por esto que la zona dondese encuentra el hollın se aprecia cada vez mas oscura y uniforme, tal como se observa en la secuenciade imagenes presente en la Figura 5.23.

Al igual que en la seccion anterior se calculo la fraccion en volumen de hollın integrada para cadauna de las condiciones analizadas, cuyo resultado se presenta en los Cuadros 5.5 y 5.6. En este seobserva claramente la tendencia al aumento de la fraccion en volumen generada con el aumento en laconcentracion de oxigeno. Es interesante notar ademas como el peak de cada escenario se desplaza haciala cola de llama al aumentar el porcentaje de oxıgeno, ademas de una aparente homogeneizacion de lacantidad de hollın que se encuentra a lo largo de toda la llama.

0 0.2 0.4 0.6 0.8 110

20

30

40

50

60

70

Y/Hf

Fra

cció

n en

Vol

umen

Inte

grad

a [p

pm m

m]

17% O

2

21% O2

25 O2

29% O2

33% O2

37% O2

Cuadro 5.5: Curvas de Fraccion en Volumen Integrada, en

660 nm.

% O2 fv,int[ppmmm]

17 50

21 51.7

25 53.8

29 59.3

33 66.1

37 60

Cuadro 5.6: Fracciones en Volumen Integradas

maximas alcanzadas, en 660 nm.

55

5.3. Comparacion con trabajos existentes

A continuacion se realizara una comparacion de los resultados obtenidos con los obtenidos por Fuentes[4], cuyo trabajo se ubica en la misma lınea de trabajo y puede considerarse un antecesor a este.

Cuadro 5.7: Comparacion de las distintas condiciones de operacion fijadas por los autores.

Fuentes [4] Cuevas

Oxidante 21 %O2 79 %N2 21 %O2 79 %N2

Combustible C2H4 C2H4

Vox [l/min] 284 95,2

Vfuel [scc/min] 194 70

Hllama [mm] ≈ 70 ≈ 60

(a)

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b)

Figura 5.26: Curvas de Fraccion en Volumen a una altura basal para una llama de etileno y aire con un 21 % de O2.

(5.26a) Resultado de Fuentes [4] (5.26b) Calculada mediante MAE

En la Figura 5.26 es posible observar primero que nada la similitud existente entre ambas curvas, loque senala la eficacia de la tecnica para detectar las variaciones en la fraccion en volumen de hollın. Enambos casos es posible observar (con mayor claridad en la Figura 5.26b) peaks de mayor concentracionde hollın en las zonas exteriores de la llama, mientras que en el centro de esta la concentracion disminuye.Con respecto a la diferencia en los valores entregados, esta se justifica debido a la discrepancia en lamagnitud de los flujos de combustible y oxidante utilizados (Cuadro 5.7).

En la Figura 5.27 se aprecian las curvas obtenidas para condiciones similares en cola de llama. Nuevamentese observa una alta similitud en ambas curvas, encontrandose zonas de mayor concentracion en losextremos, mientras que en el centro la concentracion de hollın decae. nuevamente las diferencias en losvalores alcanzados son producto de los distintos flujos utilizados.

Finalmente, en la Figura 5.28 se presentan las curvas obtenidas en ambos casos que representan lafraccion en volumen de hollın integrada. En esta ocasion, es posible observar con gran claridad lasimilitud en las curvas, observandose en ambos casos tendencias similares a lo largo de toda la llama,encontrandose en ambos casos el maximo cerca de la base de la llama, para luego decaer a medida queavanzamos hacia la cola de llama.

56

(a)

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b)

Figura 5.27: Curvas de Fraccion en Volumen en cola de llama para una llama de etileno y aire con un 21 % de O2.

(5.27a) Resultado de Fuentes [4] (5.27b) Calculada mediante MAE

(a)

0 5 10 15 20 25 3080

90

100

110

120

130

140

150

160

Y [mm]

Fra

cció

n en

Vol

umen

Inte

grad

a [p

pm m

m]

(b)

Figura 5.28: Curvas de Fraccion en Volumen Integrada para una llama de etileno y aire con un 21 % de O2. (5.28a)

Resultado de Fuentes [4] (5.28b) Calculada mediante MAE

57

Capıtulo 6

Conclusiones

La primera parte del trabajo consistio en el desarrollo de un modelo teorico que permitiera la determi-nacion del error inducido sobre las mediciones por una serie de parametros determinados. Esta etapase llevo a cabo de manera satisfactoria determinandose errores de aproximadamente 10K y 3K en laTemperatura obtenida, frente a variaciones de λ1 y λ2 respectivamente, que fueron los parametros ele-gidos para realizar el analisis. Como se puede ver, de las Figuras 3.1 y 3.2, el error inducido es muybajo, representando en el peor de los casos un 0.66 % para el rango de temperaturas dentro del cual sedesarrolla esta experiencia.

En otro ambito, el desarrollo de este modelo teorico permitio comprender a cabalidad la tecnica ypoder predecir donde existirıan mayores problemas en el futuro, y la rapida deteccion de fuentes de error.

Finalizada esta etapa, se realizo la instalacion de todos los dispositivos opticos necesarios, la cualse convirtio en una etapa donde fue posible comprender a cabalidad como parametros mas bien fısi-cos influyen en los resultados obtenidos, como por ejemplo, la distancia fuente-quemador, la distanciaquemador-pantalla materializadora o el angulo de la camara con respecto a esta ultima. Imagenes de laconfiguracion final de la instalacion se adjuntan en el Anexo D.

La etapa siguiente consistio en la realizacion de campanas experimentales de validacion mediante lautilizacion de reactantes ‘convencionales’ (entiendase por convencionales a etileno y aire estandar, su-ministrados por la empresa Indura y listos para su utilizacion). En esta etapa se establecio el desarrolloy mejoramiento continuo de los protocolos de seguridad y de adquisicion de los datos con los cualesse trabajarıa mas adelante. El perfeccionamiento de estos llego al grado tal, que se logro disminuir eltiempo de medicion de una campana (inicialmente cerca de 5 horas) a tan solo 40 minutos.

Completadas todas estas etapas previas, se llega finalmente al objetivo principal de este trabajo, delcual se concluye que existe una influencia en el porcentaje de oxıgeno sobre la temperatura y la fraccionen volumen de hollın generada en una llama de difusion laminar de etileno, en la cual la temperaturaaumenta junto con el porcentaje de oxıgeno, mientras que la fraccion en volumen producida aumentara ose mantendra constante (a grandes rasgos) dependiendo de cual sea el vencedor de la competencia entrela tasa de pirolisis y la tasa de oxidacion de las partıculas de hollın, que tiene lugar en zonas posterioresde la llama (ambas tasas aceleradas por el enriquecimiento de oxıgeno en el aire).

Finalmente, con respecto a la tecnica, se concluye que esta es una buena opcion para realizar medi-

58

ciones en este tipo de trabajos ya que es precisa, no intrusiva y rapida. En este estudio en particular,quizas no se hace necesario la utilizacion de modulacion a baja escala de tiempo, ya que la estabilidadde la llama lo permite. Sin embargo, en otras aplicaciones como el diseno y desarrollo de prototiposo el estudio de llamas de mayor variabilidad, la tecnica se aprovecha a todo su potencial, pudiendodesarrollarse en el futuro sistemas de diagnostico en tiempo real con diversas aplicaciones.

59

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62

Apendice A

Resultados

A.1. Aire con 17 % de O2

A.1.1. Temperatura

0300

600

900

1200

1500

1800

1800

Figura A.1: Campo de Temperaturas para aire con 17 % de O2.

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(a) h = 0 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(b) h = 5 mm

Figura A.2: Curvas de Temperatura para distintas alturas y 17 % de O2.

63

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(c) h = 10 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(d) h = 15 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(e) h = 20 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(f) h = 25 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(g) h = 30 mm


64

A.1.2. Fraccion en Volumen a 530 nm

0123456x 10

−6

Figura A.3: Campo de Fracciones en Volumen para λ = 530 nm y aire con 17 % de O2.

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5

5x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(a) h = 0 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5

5x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b) h = 5 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5

5x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(c) h = 10 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5

5x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(d) h = 15 mm

Figura A.4: Curvas de Fraccion en Volumen para distintas alturas, λ = 530 nm y 17 % de O2.

65

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5

5x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(e) h = 20 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5

5x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(f) h = 25 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5

5x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(g) h = 30 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5

5x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(h) h = 35 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5

5x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(i) h = 40 mm


66


00.5

11.5

22.5

3x 10

−6


0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(a) h = 0 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b) h = 5 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(c) h = 10 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(d) h = 15 mm


67

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(e) h = 20 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(f) h = 25 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(g) h = 30 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(h) h = 35 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(i) h = 40 mm


68


A.2.1. Temperatura

0200

400

600

800

1000

1200

1400

1600

1800

2000


0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(a) h = 0 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(b) h = 5 mm


69

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(c) h = 10 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(d) h = 15 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(e) h = 20 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(f) h = 25 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(g) h = 30 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(h) h = 35 mm


70


0123456x 10

−6


0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(a) h = 0 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b) h = 5 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(c) h = 10 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(d) h = 15 mm


71

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(e) h = 20 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(f) h = 25 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(g) h = 30 mm



00.5

11.5

22.5

3x 10

−6


72

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(a) h = 0 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b) h = 5 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(c) h = 10 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(d) h = 15 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(e) h = 20 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(f) h = 25 mm


73

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(g) h = 30 mm



A.3.1. Temperatura

0200

400

600

800

1000

1200

1400

1600

1800

2000

2200


0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(a) h = 0 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(b) h = 5 mm


74

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(c) h = 10 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(d) h = 15 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(e) h = 20 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(f) h = 25 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(g) h = 30 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(h) h = 35 mm


75


0.5

11.5

22.5

33.5

44.5

x 10

−6


0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(a) h = 0 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b) h = 5 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(c) h = 10 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(d) h = 15 mm


76

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(e) h = 20 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(f) h = 25 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(g) h = 30 mm



00.5

11.5

22.5

33.5

4x 10

−6


77

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(a) h = 0 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b) h = 5 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(c) h = 10 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(d) h = 15 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(e) h = 20 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(f) h = 25 mm


78

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(g) h = 30 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(h) h = 35 mm



A.4.1. Temperatura

500

1000

1500

2000

2500

3000


0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(a) h = 0 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(b) h = 5 mm


79

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(c) h = 10 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(d) h = 15 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(e) h = 20 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(f)

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(g) h = 30 mm


80


0123456x 10

−6


(a) h = 0 mm (b) h = 5 mm

(c) h = 10 mm (d) h = 15 mm


81


0.5

11.5

22.5

33.5

44.5

x 10

−6


0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(a) h = 0 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b) h = 5 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(c) h = 10 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(d) h = 15 mm


82

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(e) h = 20 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(f) h = 25 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(g) h = 30 mm



A.5.1. Temperatura

0200

600

1000

1400

1800

2200

2600

3000


83

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(a) h = 0 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(b) h = 5 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(c) h = 10 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(d) h = 15 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

400

800

1200

1600

2000

2400

2800

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(e) h = 20 mm


84


00.5

11.5

22.5

33.5

4x 10

−6


0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(a) h = 0 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b) h = 5 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(c) h = 10 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(d) h = 15 mm


85

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(e) h = 20 mm



00.5

11.5

22.5

33.5

44.5

5x 10

−6


0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5

5x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(a) h = 0 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5

5x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b) h = 5 mm


86

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5

5x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(c) h = 10 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5

5x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(d) h = 15 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5

5x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(e) h = 20 mm



A.6.1. Temperatura

0300

600

900

1200

1500

1800

2100

2400

2700

3000


87

0.5 0.25 0 0.25 0.50

500

1000

1500

2000

2500

3000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(a) h = 0 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

500

1000

1500

2000

2500

3000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(b) h = 5 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

500

1000

1500

2000

2500

3000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(c) h = 10 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

500

1000

1500

2000

2500

3000

X/Df

Tem

pera

tura

[K]

(d) h = 15 mm



00.5

11.5

22.5

33.5

44.5

5x 10

−6


88

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(a) h = 0 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b) h = 5 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(c) h = 10 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(d) h = 15 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

1

2

3

4

5

6x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(e) h = 20 mm


89


0.5

11.5

22.5

33.5

44.5

x 10

−6


0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(a) h = 0 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(b) h = 5 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(c) h = 10 mm

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(d) h = 15 mm


90

0.5 0.25 0 0.25 0.50

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5x 10−6

X/Df

Fra

cció

n en

Vol

umen

[ppm

]

(e) h = 20 mm


91

Apendice B

Codigo MatLab

92

N Imágenes CON llama

verdeLeer Imágen nn=1

Láser?

Prom_s = imadd(Prom_s, Imagen_Actual)

Prom_s’ = imadd(Prom_s’, Imagen_Actual)

SI NO

N=n?

NOn=n+1

N Imágenes SIN llama

verdeLeer Imágen nn=1

Láser?

Prom_io = imadd(Prom_io, Imagen_Actual)

Prom_io’ = imadd(Prom_io’, Imagen_Actual)

SI NO

N=n?

NOn=n+1

N Imágenes CON llama rojo

Leer Imágen nn=1

Láser?

Prom_s = imadd(Prom_s, Imagen_Actual)

Prom_s’ = imadd(Prom_s’, Imagen_Actual)

SI NO

N=n?

NOn=n+1

N Imágenes SIN llama rojo

Leer Imágen nn=1

Láser?

Prom_io = imadd(Prom_io, Imagen_Actual)

Prom_io’ = imadd(Prom_io’, Imagen_Actual)

SI NO

N=n?

NOn=n+1

Crear Promedios

SI SI

SI SI

Prom_S_verdeProm_S’_verdeProm_Io_verdeProm_Io’_verde

Prom_S_rojoProm_S’_rojoProm_Io_rojoProm_Io’_rojo

imcrop

CONTINÚA EN LA SIGUIENTE PÁGINA

Prom_S_verde Prom_Io_verde

Imsubtract(Prom_S_verde,

Prom_Io_verde)

Imhist Mapa_verde

Prom_S_rojo Prom_Io_rojo

Imsubtract(Prom_S_rojo,

Prom_Io_rojo)

ImhistMapa_rojo

Calcular Centroide

Calcular Centroide

Calcular Distancia entre Centroides

dx dy

Extraer puntos válidos del

dominio de cálculo

r (rows)c (columns)

Arreglos de 1xM elementos

m=1Es válido

Mapa_verde(r(m)+dx, c(m)+dy)?

NO

a1=Prom_S_verde(r(m)+dx, c(m)+dy)

b1=Prom_S’_verde(r(m)+dx, c(m)+dy)

c1=Prom_Io_verde(r(m)+dx, c(m)+dy)

d1=Prom_Io’_verde(r(m)+dx, c(m)+dy)

a2=Prom_S_rojo(r(m),c(m))

b2=Prom_S’_rojo(r(m),c(m))

c2=Prom_Io_rojo(r(m),c(m))

d2=Prom_Io’_rojo(r(m),c(m))

SI

Epsilon_1(r(m),c(m)) = (a1-b1)/(c1-d1)

J_1(r(m),c(m)) = b1-(1-Epsilon_1(r(m),c(m)))*d1

Epsilon_2(r(m),c(m)) = (a2-b2)/(c2-d2)

J_2(r(m),c(m)) = b2-(1-Epsilon_2(r(m),c(m)))*d2

m=m+1

Calcular fv_1(r(m),c(m))

Calcularfv_2(r(m),c(m))

CalcularTmae(r(m),c(m))

m=M ?

NO

fv_1

fv_2

Tmae

SI

Apendice C

Data sheets

C.1. Fuente 660 nm

4.11 M660L2

Wavelength (nominal) 660nm Optical Beam Power (LED Output) 270 - 650mW Optical Beam power (Collimated Beam) 480mW Maximum LED Current 1500mA LED Forward Voltage (nominal) 3.0V Lifetime1) 100,000 hours 1) 90% Radiant Flux Maintenance on constant current of 1000mA and with junction temperature at or below 110°C.

Figura C.1: Especificaciones Tecnicas LED [3].

Figura C.2: Espectro LED, distintos modelos [3].

95

´´Each LED has a characteristic switch-on behavior, wich depends on LED properties andenvironmental conditions. An important criterion is the heat dissipation. Thorlabs mounted LEDs of

the MXXL2 series feature a unique thermal design in order to reduce the power decay to a minimum.The following diagram shows typical switch-on behaviors of two different LEDs.” Fuente [3].

0

100

200

300

400

500

600

0 5 10 15 20 25 30 35 40 45

Pow

er in

mW

Time in s

Switch On Behavior

LED1

LED2

Figura C.3: Comportamiento switch-on del LED [3].

C.2. Fuente 532 nm

Figura C.4: Especificaciones Tecnicas Laser [4].

96

Figura C.5: Dimensiones Laser [4].

C.3. Datasheet Camara CCD

97

BOBCAT ICL-B1410 Specifications

IMPERX | 6421 Congress Avenue | Boca Raton | FL 33487 | USAPhone: +1-561-989-0006 | 1-866-849-1662 | Fax: +1-561-989-0045

www.imperx.com | [email protected] © 2011, Imperx, Inc. Product information subject to change without notice. Rev. 4, 10/2011

Maximum Resolution 1392 x 1040Sensor Type 2/3” CCD ICX-285Pixel Size 6.45 µmFrame Rate 23/30 fps (normal/overclock)Max Frame Rate 190 FPS Minimum S/N ratio 60 dbVideo Output Base Camera Link, mini CL interface, PoCLOutput Format Mono or color 8, 10, 12, 14 or RGB 24 bit single outputBinning H & V x1, x2, x3, x4, x8Area of Interest 8 independent AOIs, 2 x 2 to 1392 x 1040Shutter Speed 1/250,000 to 1/23 sec (nom)Long Integration Up to 16 secGamma Correction G=1.0, G= 0.45, user upgradable LUTVideo Gain 36 dB range, 1024 steps, 0.0351 dB per stepExposure and AGC Manual, Auto, ProgrammableIris Control Auto, ProgrammableStrobe Output Programmable position and durationImage Overlay Yes, ProgrammableRS232 Interface Yes

Made in USA

Data Corrections DPC, HPC, LUTHardware Trigger LVTTL or TTL via IN1/IN2, level, edge, pulse-width, programmableSoftware Trigger Software internal, level, edge, pulse-width, programmableTrigger Modes Programmable, standard, double exposure, fast, frame accumulation, asynchronousMin. Illumination 0.2 Lux, F/1.4Supply Input Range 12 VDC, (10V min, 15V max)Power Consumption 2.1 W, 230 mA steady, 1.5 A inrushSize (W x H x L) 46 x 46 x 39mm Weight 142gLens Mount C mountVibration, Shock 10G (20 - 200) Hz XYZ, 70GEnvironmental Operation (-40° to +85°)C Storage (-40° to +90°)CHumidity 10% to 90% non-condensingMTBF 660,000 hrs. @ 40°CRegulatory FCC 15 part A, CE, RoHS

Spectral Response Mechanical Dimensions

Accessories:

Software/Drivers/Interface

Power and I/O Interface:1 12V DC Return 2 +12V DC3 IRIS VCC 4 IRIS Video5 IRIS Return 6 OUT1/2 Return

7 OUT1 Signal 8 IN1 Signal9 IN2 Signal10 IN1/2 Return11 Reserved12 OUT2 Signal

Connector: Hirose HR 10A-10R-12PB(71) PS12V04: Power Supply (sold separately)

Order Options:ICL-B1410M-SCO Monochrome Camera Link OutputICL-B1410C-SCO Color Camera Link Output

For specific details and ordering information, consult the camera user’s manual or contact IMPERX at [email protected].

Apendice D

La Instalacion Experimental

Fuentes Flujómetro Quemador

Cámara CCDTrigger

Figura D.1: Vista general de la instalacion experimental con su configuracion definitiva.

Fuente 530 nm (verde)

BeamExpander

Fuente 630 nm (rojo)

Figura D.2: Disposicion de las fuentes utilizadas.

99

Pantalla Materializadora

Quemador Gülder

Cámara CCD

Fuente

Figura D.3: Disposicion de la camara CCD en la instalacion.

100

UNIVERSIDAD DE CHILE FACULTAD DE CIENCIAS F ISICAS Y …€¦ · En conclusi on, se encontr o que...

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