Efstathios Tingas Hrsg.

Wasserstoff
für zukünftige
thermische
Motoren

Wasserstoff für zukünftige Wärmekraftmaschinen

Efstathios-Al. Tingas
(Hrsg.)

Wasserstoff für zukünftige
Wärmekraftmaschinen

Hrsg.
Efstathios Tingas  
School of Engineering and the Built
Environment
Edinburgh Napier University
Edinburgh, UK

With Contrib. by
Björn Stelzner
Karlsruhe Institute of Technology (KIT)
Karlsruhe, Deutschland

ISBN 978-3-031-76379-3
ISBN 978-3-031-76380-9 (eBook)
https://doi.org/10.1007/978-3-031-76380-9
Die Deutsche Nationalbibliothek verzeichnet diese Publikation in der Deutschen Nationalbibliografie;
detaillierte bibliografische Daten sind im Internet über https://portal.dnb.de abrufbar.
Übersetzung der englischen Ausgabe: „Hydrogen for Future Thermal Engines“ von Efstathios Tingas
und Björn Stelzner, © The Editor(s) (if applicable) and The Author(s), under exclusive license to
Springer Nature Switzerland AG 2023. Veröffentlicht durch Springer International Publishing. Alle
Rechte vorbehalten.
Dieses Buch ist eine Übersetzung des Originals in Englisch „Hydrogen for Future Thermal Engines“
von Efstathios-Al. Tingas, publiziert durch Springer Nature Switzerland AG im Jahr 2023. Die Übersetzung erfolgte mit Hilfe von künstlicher Intelligenz (maschinelle Übersetzung). Eine anschließende
Überarbeitung im Satzbetrieb erfolgte vor allem in inhaltlicher Hinsicht, so dass sich das Buch
stilistisch anders lesen wird als eine herkömmliche Übersetzung. Springer Nature arbeitet kontinuierlich an der Weiterentwicklung von Werkzeugen für die Produktion von Büchern und an den damit verbundenen Technologien zur Unterstützung der Autoren.
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Planung/Lektorat: Anthony Doyle
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Vorwort

Wasserstoff besitzt ein enormes Potenzial als Energieträger und hat sich als vielversprechende Alternative zu herkömmlichen fossilen Brennstoffen herausgestellt.
Da die Welt den Herausforderungen des Klimawandels und der Energiesicherheit gegenübersteht, hat die Wasserstoffverbrennung als saubere und effiziente
Energielösung zunehmend an Aufmerksamkeit gewonnen.
Dieses Buch untersucht die Wissenschaft und Technologie der Wasserstoffverbrennung und bietet einen umfassenden Überblick über den aktuellen Stand der
Forschung und Entwicklung in diesem Bereich. Es behandelt die grundlegenden
Prinzipien der Wasserstoffverbrennung, einschließlich Verbrennungskinetik,
Flammenstabilität und Emissionen, sowie die Gestaltung und Optimierung von
Wasserstoffverbrennungssystemen für verschiedene Anwendungen.
Das Buch behandelt auch die Herausforderungen und Chancen im Zusammenhang mit der Wasserstoffverbrennung, einschließlich Sicherheits-, Speicher- und
Infrastrukturüberlegungen. Es hebt die neuesten Fortschritte in der Wasserstoff­
produktions- und Speichertechnologie sowie die Integration der Wasserstoffverbrennung mit erneuerbaren Energiequellen und anderen Energiesystemen hervor.
Ob Sie ein Forscher, Ingenieur oder Student sind, der sich für die Wissenschaft und Technologie der Wasserstoffverbrennung interessiert, oder ein Entscheidungsträger oder Unternehmensleiter, der das Potenzial von Wasserstoff als
Energielösung verstehen möchte, dieses Buch bietet eine wertvolle Ressource zum
Verständnis des aktuellen Stands und der zukünftigen Perspektiven der Wasserstoffverbrennung.
Edinburgh, UK

Efstathios-Al. Tingas

V

Inhaltsverzeichnis

Grundlegende Aspekte
Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt
wird, was er kosten könnte. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Efstathios-Al. Tingas und Alex M. K. P. Taylor
Reaktionskinetik der Wasserstoffverbrennung. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Tamás Turányi

3
73

Laminare Wasserstoffflammen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .  105
Pasquale Eduardo Lapenna, Lukas Berger, Francesco Creta
und Heinz Pitsch
Turbulente Wasserstoffflammen. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .  157
A. R. Masri, M. J. Cleary und M. J. Dunn
Wasserstoffzündung und Sicherheit. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .  181
Pierre Boivin, Marc Le Boursicaud, Alejandro Millán-Merino,
Said Taileb, Josué Melguizo-Gavilanes und Forman Williams
Turbulente Wasserstoffflammen: Physikalische und
modellierungstechnische Auswirkungen. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .  265
Wonsik Song, Francisco E. Hernández Pérez und Hong G. Im
Anwendungen
Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme . . . . . . . . . . . . . .  299
Alessandro Parente, Matteo Savarese und Saurabh Sharma
Wasserstoffbetriebene Ottomotoren. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .  365
Sebastian Verhelst und James W. G. Turner
Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .  393
Pavlos Dimitriou

VII

VIII

Inhaltsverzeichnis

Wasserstoffverbrennung in Gasturbinen. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .  453
Savvas Gkantonas, Midhat Talibi, Ramanarayanan Balachandran
und Epaminondas Mastorakos
Plasmaunterstützte Wasserstoffverbrennung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .  479
Yiguang Ju, Xingqian Mao, Joseph K. Lefkowitz und Hongtao Zhong
Anormale Verbrennung in wasserstoffbetriebenen
Verbrennungsmotoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .  513
Nobuyuki Kawahara und Ulugbek Azimov
Wasserstoffbetriebene Niedertemperatur-Verbrennungsmotoren. . . . . . .  541
Mohit Raj Saxena und Rakesh Kumar Maurya
Detonative Antriebstechnik. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .  583
P. Wolański, M. Kawalec und K. Benkiewicz

Über den Herausgeber

Efstathios-Al. Tingas PhD, FHEA ist Dozent (Assistant Professor) für Ingenieurmathematik an der School of Computing, Engineering and the Built Environment
der Edinburgh Napier University. Er hat einen BEng (Hons) in Luftfahrttechnik
(Hellenic Air Force Academy) und einen PhD in Mechanik (National Technical
University of Athens, Griechenland) in den breiten Bereichen der numerischen
Strömungsmechanik und angewandten Mathematik. Bevor er zur Edinburgh Napier
University kam, arbeitete er als Dozent für Ingenieurwesen und Luftfahrt am Perth
College, UHI, wo er auch als Programmleiter für den Studiengang Flugzeugtechnik
tätig war. Er ist Experte für die mathematische Modellierung und dynamische Analyse von Multiskalensystemen mit Schwerpunkt auf reagierenden Strömungen erneuerbarer Brennstoffe, nämlich Wasserstoff, Ammoniak und Biokraftstoffe. Er
ist als Manuskriptgutachter für eine Reihe von Q1-Zeitschriften, als Gutachter für
Förderanträge und als Mitglied von Gremien der britischen Forschungsräte und verschiedener britischer und schottischer Stiftungen sowie als externer Prüfer für verschiedene Programme im In- und Ausland tätig.

IX

Grundlegende Aspekte

Wasserstoff: Wo er verwendet werden
kann, wie viel benötigt wird, was er
kosten könnte
Efstathios-Al. Tingas und Alex M. K. P. Taylor

Zusammenfassung Obwohl das Thema dieses Buches Wasserstoff in Wärmekraftmaschinen ist, sind weder der Brennstoff noch die Motoren zum Zeitpunkt der Veröffentlichung weitgehend kommerziell verfügbar: Es ist auch
unwahrscheinlich, dass sich diese Situation vor dem Ende dieses Jahrzehnts
ändern wird. Nichtsdestotrotz bezieht sich der Hintergrund dieses Buches auf
die Anwendungen, die umgangssprachlich als die „schwer zu dekarbonisieren“
bekannt sind, womit hauptsächlich der Langstreckentransport zu Land (weiter
als 500 Meilen oder Mehrschichtrouten), zu Wasser und in der Luft gemeint
ist und die mechanische Leistung benötigen, wie sie von einer Wärmekraftmaschine bereitgestellt werden könnte. Dieses einführende Kapitel befasst sich
damit, wie schnell, wie weit verbreitet und zu welchen Kosten dieser Brennstoff in diesen Anwendungen in den Jahren bis 2050 und darüber hinaus verwendet werden könnte. Dieses Kapitel beginnt mit einer kurzen Darstellung, wie
sich das Verständnis der schädlichen Auswirkungen anthropogener Emissionen
von Kohlendioxid, einem wichtigen „Treibhausgas“ (THG), auf das Klima entwickelt hat. Um diese Auswirkungen zu verringern, verfolgen wir als nächstes,
wie es zu einem globalen Konsens darüber kam, dass die Emissionen dieser
Gase reduziert werden sollten und in welchem Zeitrahmen. Die THG werden
durch den Verbrauch fossiler Brennstoffe zur Energieversorgung einer Vielzahl
industrieller Aktivitäten emittiert: Folglich gibt es eine Vielzahl von Fahrplänen
und Vorschlägen, wie wirtschaftliche Entwicklung mit dem Schutz der Umwelt
in Einklang gebracht werden kann. Dies beinhaltet zumindest die Beseitigung
der Emission von THG: vorzugsweise durch den Verzicht, fossile Brennstoffe zu
verbrennen. Für die in diesem Buch betrachtete „schwer zu dekarbonisierende“
E.-A. Tingas (*)
School of Computing, Engineering and the Built Environment, Edinburgh Napier University,
Edinburgh, UK
E-Mail: e.tingas@napier.ac.uk
A. M. Taylor
Thermofluids Division, Department of Mechanical Engineering, Imperial College London,
London, UK
E-Mail: a.m.taylor@imperial.ac.uk
© Der/die Autor(en), exklusiv lizenziert an Springer Nature Switzerland AG 2025
E. Tingas, Wasserstoff für zukünftige Wärmekraftmaschinen,
https://doi.org/10.1007/978-3-031-76380-9_1

3

4

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

Anwendung, die ü­ berwiegend den Transport betrifft, impliziert dies einen anderen
Brennstoff als einen Kohlenwasserstoff: Wasserstoff wurde in einigen Sektoren
als möglicher Brennstoff vorgeschlagen. Der Vorschlag impliziert die Notwendigkeit, die ingenieurwissenschaftlichen und technologischen Aspekte der Verbrennung von Wasserstoff zu bewerten, was das Anliegen des restlichen Buches
ist. Dieses Kapitel untersucht, welche Anwendungen Wasserstoff nutzen könnten,
wie Wasserstoff in dem erforderlichen großen Maßstab hergestellt, verteilt und
gespeichert werden kann und zu welchen Kosten. Dies geschieht durch Bezugnahme auf erstens globale Überlegungen und zweitens die jüngsten Pläne, die
von zwei „kontinentgroßen“ Volkswirtschaften erstellt wurden. Unser Epilog ist
ein warnender, der den Leser an die rasante Entwicklung der Politik in Bezug auf
Wasserstoff erinnert, insbesondere in letzter Zeit, und impliziert, dass in Zukunft
Entwicklungen wahrscheinlich sind.

1 Von der Wissenschaft zum Erdgipfel in Rio
Es ist seit langem bekannt, dass die Temperatur der Erde1 durch die Existenz
der Atmosphäre beeinflusst wird [1], dass die Anwesenheit selbst der geringen
atmosphärischen Konzentration von Kohlendioxid wichtig ist [2], und dass die
Wirkung einer Verdoppelung der Kohlendioxidkonzentration – sollte sie irgendwie auftreten – prinzipiell berechnet werden könnte [3].2 Bis 1938 war es möglich zu schätzen, dass [4]: die anthropogene Kohlendioxidemission betrug 150.000
Mio. Tonnen; ein erheblicher Teil davon in der Atmosphäre verblieben war; die
Strahlungsabsorption durch Kohlendioxid und Wasserdampf zu einer Erhöhung
der mittleren Temperatur um 0,003 °C pro Jahr führte. Auf einer „groben Ebene“
waren daher einige Aspekte der globalen Erwärmung vor dem Zweiten Weltkrieg
bekannt: Es sollte jedoch beachtet werden, dass die Schlussfolgerung in [4] eine
optimistische über die Auswirkungen der globalen Erwärmung war! Abgesehen
von den Unsicherheiten bei den Werten der Absorptionskoeffizienten gab es
jedoch zwei Schwachstellen in dieser Veröffentlichung. Erstens gab es erhebliche
Unsicherheiten bei der Messung der geringen Konzentration von Kohlendioxid in

1 Der

Schwerpunkt liegt auf erneuerbarem Wasserstoff: Wir erwähnen kurz Ammoniak als Brennstoff, schließen jedoch kohlenstoffbasierte Brennstoffe aus, auch wenn sie erhebliche Mengen an
erneuerbarem Wasserstoff benötigen könnten. Daher betrachten wir keine synthetischen Kraftstoffe und keinen „nachhaltigen Flugkraftstoff“ für Düsenflugzeuge. Wir berücksichtigen jedoch
Wasserstoff, der aus fossilen Brennstoffen mit irgendeiner Form von Kohlenstoffabscheidung
und -speicherung hergestellt wird.
2 Andere Anwendungen, die schwer zu dekarbonisieren sind, umfassen die Eisenschmelze und
die Stahlherstellung sowie die industrielle Hochtemperaturheizung: Obwohl sie für „Wärmekraftmaschinen“ nicht relevant sind, sind diese Wasserstoffverbraucher entscheidend, um Skaleneffekte zu erzielen, die die Kosten für Produktion, Speicherung und Verteilung von Wasserstoff
senken.

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

5

der Atmosphäre, was zwangsläufig ein wichtiges Hindernis darstellte.3 Zweitens
gab es Unsicherheiten in der Rate, mit der das Meer (das offensichtliche und
bekannte Reservoir-Senke für Kohlendioxid) Kohlendioxid mit der Luft austauscht
und daher, ob vernünftigerweise erwartet werden konnte, dass die Atmosphäre
die Emission aus der Verbrennung fossiler Brennstoffe behalten würde. Die 1957
von Revelle und Suess am Scripps Institution of Oceanography, SIO [5], verfasste Arbeit ist berühmt4 als die erste, die diese letzte Frage ansprach: Eine überraschende Schlussfolgerung der Arbeit ist, dass es zu dieser Zeit unklar5 war, ob
ein erheblicher Anstieg des atmosphärischen Kohlendioxids tatsächlich Auswirkungen auf Wetter und Klima haben würde.6
1958 begann Keeling (ebenfalls am SIO), um die erste Unsicherheit zu
beseitigen, zuverlässige Messungen der atmosphärischen Konzentration von
Kohlendioxid in der Nähe des Mauna Loa Observatoriums auf Hawaii durchzuführen, als Teil eines langfristigen Programms „um die Auswirkungen der Verbrennung von Kohle und Erdöl auf die Verteilung von CO2-Gas in der Atmosphäre
zu dokumentieren“. Bis 1965 war Keeling7 nicht nur in der Lage, die Kohlendioxidwerte genau zu messen, sondern auch zu zeigen, dass die CO2-Konzentration
mit einer durchschnittlichen Rate von 0,7 ppm pro Jahr zunahm – die Zunahme,
3 Auch

Offroad-Anwendungen.
Arbeit war aus zwei Gründen bemerkenswert. Einer war die Nutzung experimenteller
Messungen, die durch den sogenannten „Suess-Effekt“ interpretiert wurden, bei dem die Verbrennung fossiler Brennstoffe, die kein Kohlenstoff-14 enthalten, Kohlendioxid freisetzt, das das
Verhältnis von radioaktivem zu nicht-radioaktivem Kohlenstoff in der Atmosphäre, im Ozean und
in der Biosphäre reduziert. Der andere war die Identifizierung der Existenz des wichtigen und
subtilen „Puffereffekts“ von Meerwasser bei der Aufnahme von Kohlendioxid.
5 „…In Anbetracht des wahrscheinlich großen Anstiegs der CO -Produktion durch die Ver2
brennung fossiler Brennstoffe in den kommenden Jahrzehnten kommen wir zu dem Schluss,
dass ein Gesamtanstieg von 20–40 % des atmosphärischen CO2 erwartet werden kann. Dies
sollte sicherlich ausreichen, um die Auswirkungen, falls vorhanden, von Veränderungen des
atmosphärischen Kohlendioxids auf Wetter und Klima auf der ganzen Erde zu bestimmen…“.
6 Sie kamen fälschlicherweise zu dem Schluss, „…dass der größte Teil des durch künstliche
Brennstoffverbrennung seit Beginn der industriellen Revolution freigesetzten CO2 von den
Ozeanen absorbiert worden sein muss…“, weil sie nur den stationären Zustand betrachteten
und annahmen, dass „…das kombinierte marine und atmosphärische Kohlenstoffreservoir
ein geschlossenes System im Gleichgewicht ist…“. Die Schlussfolgerung wurde sofort von
Forschern der Universität Stockholm [6] widerlegt, die unter anderem zeigten, dass es notwendig
war, das Meer als mindestens zwei separate gut durchmischte Reservoirs mit stark unterschiedlichen Zeitkonstanten zu betrachten. Sie kamen somit zu der wichtigen Schlussfolgerung, dass
„…seit dem letzten Jahrhundert möglicherweise ein erheblicher Anstieg der Menge an CO2 in
der Atmosphäre aufgetreten sein könnte…“. Einer der Autoren zeigte weiter [7] im Detail, dass
„…die Austauschrate [der Austausch von Kohlendioxid zwischen der Atmosphäre und dem
Meer] aufgrund der endlichen Hydratationsrate von CO2 im Wasser erheblich verringert ist.
Dies gilt sowohl für eine glatte Wasseroberfläche, bei der die molekulare Diffusion in den ersten
wenigen Hundertstel Millimetern eine Rolle spielt, als auch für ein raues Meer, bei dem die
Turbulenz bis zur Oberfläche reicht“.
7 Die chronischen Schwierigkeiten, die Keeling hatte, um kontinuierliche Finanzierung für diese
wichtige Forschung zu sichern, sind in [9] beschrieben.
4 Ihre

6

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

die heute als „Keeling-Kurve“ bekannt ist [8]. Ebenfalls 1965 hatte Revelle – nun
als Vorsitzender einer Gruppe, die einen Anhang mit dem Titel „Atmosphärisches
Kohlendioxid“ für das Wissenschaftliche Beratungskomitee des Präsidenten
schrieb [10], mit Keelings Beitrag [9] – seine Sichtweise von 1958 erheblich geändert, um zu schreiben, dass „…bis zum Jahr 2000 der Anstieg des
atmosphärischen CO2 nahe bei 25 % liegen wird. Dies könnte ausreichen, um
messbare und vielleicht deutliche Veränderungen im Klima zu erzeugen und wird
fast sicher signifikante Veränderungen in der Temperatur und anderen Eigenschaften der Stratosphäre verursachen. Derzeit ist es unmöglich, diese Effekte
quantitativ vorherzusagen, aber jüngste Fortschritte in der mathematischen
Modellierung der Atmosphäre, unter Verwendung großer Computer, könnten
innerhalb der nächsten 2 oder 3 Jahre nützliche Vorhersagen ermöglichen. Die
klimatischen Veränderungen, die durch den erhöhten CO2-Gehalt verursacht
werden könnten, könnten aus der Sicht des Menschen nachteilig sein“. Bis 1965
war dann „…die durch den menschlichen Verbrauch fossiler Brennstoffe verursachte CO2-induzierte Erwärmung als eines der beunruhigenden menschengemachten Probleme identifiziert worden, die die Wissenschaft möglicherweise
lösen muss…“8 [11]. Doch selbst noch 1970 fühlte sich Keeling nicht in der Lage,
die provokative Frage seiner Arbeit [12] definitiv zu beantworten, trotz der Veröffentlichung einer Berechnungsmethode [13], die drei Jahre zuvor beschrieben
wurde: Ein Grund, warum die Berechnungen „keine genauen Vorhersagen“ sind,
war beispielsweise das Fehlen eines dynamischen Modells für Wolken.
Dennoch ist es argumentierbar [14], dass „nützliche Vorhersagen“ im Sinne von
zuverlässigen Modellen9 zur Quantifizierung der globalen Erwärmung tatsächlich mit der Veröffentlichung von Manabe und Wetherald im Jahr 1967 [13] am
Geophysical Fluid Dynamics Laboratory (damals in Washington, jetzt Princeton)
zu erscheinen begannen. Sie betrachteten das eindimensionale strahlungskonvektive thermische Gleichgewicht der Atmosphäre, wobei der entscheidende Fortschritt darin bestand, dass sie die relative, anstatt wie in ihrer früherer Arbeit die
absolute, Luftfeuchtigkeit betrachteten. Dies ermöglichte das Wasserdampf-Treibhauseffekt-Feedback auf die atmosphärische Temperatur und überraschenderweise führte selbst dieses grobe Modell (Manabe und Wetherald gingen 1975
zu einem dreidimensionalen allgemeinen Zirkulationsmodell über [15], um die
Wärmeübertragung durch großräumige Wirbel explizit zu behandeln) zu Vorhersagen über die Auswirkungen der Oberflächentemperatur bei Verdoppelung des
Kohlendioxidgehalts der Atmosphäre, die den Ergebnissen viel komplizierterer,

8 Dieser Verweis bietet die Perspektive auf die viel breitere Forschung (z. B. Wettervorhersage für
das Militär, mit Ursprüngen in den USA aus dem Zweiten Weltkrieg, Verfolgung von bestrahltem
Material aus den Atomwaffentests und das Aufkommen programmierbarer digitaler Computer)
und das politische Umfeld sowie die beteiligten Persönlichkeiten, die zur Bedeutung von Kohlendioxid in der Atmosphäre führten.
9 Modelle, die die Auswirkungen von Wasserdampf, Ozon, niedrigen, mittleren und hohen
Wolken, Albedo sowie CO2 einbeziehen.

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

7

neuerer Modelle nahekommen. Als Folge davon und vieler nachfolgender Arbeiten
wurde der Nobelpreis für Physik 2021 an Manabe (gemeinsam mit Hasselmann und Parisi) für „die physikalische Modellierung des Klimas der Erde, die
Quantifizierung der Variabilität und die zuverlässige Vorhersage der globalen
Erwärmung“ verliehen.
Dies war ein internationales Problem, das nach einer internationalen
Lösung verlangte: und es gab einen ermutigenden Präzedenzfall. Internationale
Maßnahmen zum „Ozonloch“ verliefen relativ unkompliziert von der wissenschaftlichen Faktenfindung und dem Konsens zu einem Rahmenübereinkommen
über politische Ziele, das zur Wiener Konvention von 1985 führte, die national
durch das Montrealer Protokoll durchgesetzt wurde. Im Gegensatz dazu war der
„Weg nach Rio“ (formell die Konferenz der Vereinten Nationen über Umwelt
und Entwicklung) lang und kompliziert, wie in [16] beschrieben. Es ist möglich, mehrere Meilensteine auf diesem Weg zu erkennen. Der erste war wohl
die Konferenz von 1972 in „Stockholm“ (formell die Konferenz der Vereinten
Nationen über die Umwelt), die die Notwendigkeit verdeutlichte, Entwicklung mit
dem Schutz der Umwelt als globales politisches Thema in Einklang zu bringen,
und einen Rahmen für den Umgang damit schuf. Der zweite war ein Bericht,
der 1985 veröffentlicht wurde und das Ergebnis einer Reihe wissenschaftlicher
Konferenzen über den Klimawandel in Villach (Österreich) war, die vom Internationalen Rat der Wissenschaftlichen Vereinigungen und der Weltorganisation für
Meteorologie (WMO) veranstaltet wurden. Unter der Leitung eines angesehenen
und erfahrenen schwedischen Meteorologen, Bert Bolin, forderte der Bericht,
über die reine Wissenschaft hinauszugehen und sich mit politischen Maßnahmen
zu befassen. Der Villach-Bericht selbst war so maßgeblich, dass zusammen mit
anderen Konferenzen bei dem Umweltprogramm der Vereinten Nationen (UNEP)
der Schwung für Maßnahmen wuchs, möglicherweise nach dem Muster des Ozonlochs. Zusammen mit der WMO gründete das UNEP 1988 das Zwischenstaatliche Programm zum Klimawandel (IPCC), einen Mechanismus zur Schaffung
eines wissenschaftlichen Konsenses über den Klimawandel, was den dritten
Meilenstein darstellt. Das IPCC, unter dem Vorsitz von Bolin, legte 1990 seinen
ersten Bewertungsbericht vor, der einer der wichtigen Schritte war, die 1992 zum
„Erdgipfel von Rio“ (formell die Konferenz der Vereinten Nationen über Umwelt
und Entwicklung, UNFCCC) führten, was den vierten Meilenstein darstellt. Dies
führte zu einem Vertrag, der Rahmenkonvention der Vereinten Nationen über
Klimaänderungen, und 1997 zu „Kyoto“ (formell die Dritte Konferenz der Vertragsparteien der UNFCCC), um verbindliche Ziele zu vereinbaren.

2 Wasserstoffprogramme vor 2015
Die Auswahl der wenigen Daten und Berichte im vorangegangenen Absatz
ist eine Vereinfachung: Es gab viele Veröffentlichungen und Berichte über die
Bekämpfung oder Minderung des Klimawandels lange vor 1992, einschließlich

8

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

der Nutzung von Wasserstoff als Brennstoff. Dazu gehört beispielsweise das
Hydrogen Implementing Agreement, das 1977 von der IEA gegründet wurde10
[17], das eine Reihe solcher Berichte erstellt hat. Tatsächlich gehen einige
bedeutende nationale Programme im Zusammenhang mit Wasserstoff als Energieträger der „Rio Earth Summit“ voraus. Eines der ersten war Japans „Sunshine
Project“, das 1974 ins Leben gerufen wurde, motiviert durch die „erste Ölkrise“
im Jahr 1973, durch die Sorge um die Abhängigkeit von der endlichen Ressource
fossiler Brennstoffe und durch die Erkenntnis der schädlichen Auswirkungen der
Verschmutzung. Wasserstoff war eine von vier „neuen Energien“, um eine „stabile
Versorgung“ zu gewährleisten. Das Programm wurde 1993 mit zwei anderen zum
„New Sunshine Program“ zusammengeführt (das bis 2020 laufen sollte), wobei
eines der Projekte das WE-NET war, ein weltweites Energienetzwerk, das auf
erneuerbaren Energien basiert und in Wasserstoff als transportable Form dieser
Energie umgewandelt wurde [18]. Ein weiteres nationales Programm war das
der Vereinigten Staaten von Amerika, das in den 1970er Jahren zögerlich begann
[19] mit der Sorge um „Energiesicherheit und Abhängigkeit von ausländischem
Öl“ [20] und begann seit 1990, sich mit Mainstream-Anwendungen zu befassen11
(obwohl die USA ein länger bestehendes, wenn auch nischenhaftes Interesse an
Wasserstoff hatten.12). Diese wandelten sich 2002 in eine National Hydrogen
Energy Roadmap (die sich bis 2030 und darüber hinaus erstreckte) [22]. Die Ziele
waren, „…wachsende Bedenken hinsichtlich der Energieversorgung, Sicherheit,
Luftverschmutzung und Treibhausgasemissionen Amerikas zu lösen…“ [23].
Im folgenden Jahr war die Vereinigten Staaten Gründungsmitglied der International Partnership for Hydrogen and Fuel Cells in the Economy (IPHE), „…
die 2003 gegründet wurde, um die internationale zwischenstaatliche Zusammenarbeit bei Wasserstoff und Brennstoffzellen zu fördern…“ [24]. Bis 2011 hatten
die USA einen Hydrogen and Fuel Cells Program Plan [25] als „…Schlüsselelemente eines breiten Portfolios zum Aufbau einer wettbewerbsfähigen, sicheren
und nachhaltigen sauberen Energiewirtschaft…[und] Reduzierung der Treibhausgasemissionen um 80 % bis 2050…“. Das US DOE Hydrogen Program [20] „…
etablierte einen Rahmen, um F&E zu wasserstoffbezogenen Technologien zu
fördern und institutionelle und marktbezogene Barrieren für die Einführung in verschiedenen Anwendungen und Sektoren zu beseitigen…“ [26] und hat regelmäßig
eine beeindruckend breite und gut finanzierte Basis von Fahrplänen und Visionsdokumenten, Programmplänen und Wasserstoff und Brennstoffzellenplänen der
Program Offices aufrechterhalten und erneuert [27]. Obwohl Brennstoffzellen bei
weitem nicht der einzige Fokus sind, findet sich die Paarung von Wasserstoff mit

10 Seit

2020 bekannt als das Hydrogen Technology Collaboration Programme.
„Spark M. Matsunaga Hydrogen Research, Development, and Demonstration Act“ von
1990, der zur Hydrogen Technical Advisory Panel führte [21].
12 Zum Beispiel: lange vor dem Raumfahrtprogramm war Wasserstoff 1956 ein Schwerpunkt für
die Entwicklung des Lockheed CL-400 Suntan-Flugzeugs, was zur Atlas-Centaur und letztlich zu
den berühmten Saturn-V-Trägerraketen führte.
11 Der

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

9

Brennstoffzellen zur Bereitstellung von mechanischer Leistung in der gesamten
Literatur und tatsächlich in Fahrplänen der Regierungen und erheblichen F&EFinanzierungen.
Es gab eine Vielzahl von Motivationen hinter dem bisherigen Interesse, Wasserstoff zu einem „Energieträger“ zu machen, wobei die Reduzierung von Treibhausgasen nicht immer die Priorität war. Wasserstoff ist immer noch kein Energieträger
geworden, sondern bleibt fest in seiner historischen Rolle als Industriechemikalie
für die Raffination13 von fossilen Brennstoffen, als Rohstoff zur Herstellung von
Ammoniak oder Methanol und für direkt reduziertes Eisen [28]. Es gab mehrere
Gründe für das Fehlen einer nationalen Politik, um ihn als Energieträger zu verfolgen [29]. Schließlich wurden nach der ersten Ölkrise fossile Brennstoffe wieder
weit verbreitet und relativ günstig verfügbar, die Kernenergie (fast die einzige ausreichend große Energiequelle, um den Wasserstoff in den erforderlichen Mengen
zu erzeugen, aber ohne Treibhausgase zu emittieren) stieß auf abnehmende
öffentliche Akzeptanz, und die Luftverschmutzung durch Autos nahm aufgrund
technologischer Fortschritte bei Verbrennungsmotoren ab. Obwohl die Besorgnis
über die globale Erwärmung in den 1990er Jahren zunahm, bremste der niedrige
finanzielle Preis fossiler Brennstoffe den Fortschritt in Richtung „Sequestrierung“
von Kohlendioxid, indem seine Emission durch Kohlenstoffabscheidung und
-speicherung14 (CCS) aus Anlagen, die Wasserstoff aus fossilen Brennstoffen
erzeugten (d. h. Dampfreformierung von Methan, autotherme Reformierung,
Kohle- und Biogasvergasung). Das Potenzial von Wasserstoff-Brennstoffzellen als
Quellen für mechanische Leistung, einschließlich, aber nicht beschränkt auf den
Straßenpersonenverkehr, wurde durch ihre Kosten und die Notwendigkeit, eine
störende, umfangreiche, teure Infrastruktur15 für die Produktion, Speicherung und
Verteilung von Wasserstoff behindert – die in jedem Fall nicht in den erforderlichen Mengen existierte (das sogenannte „Henne-Ei-Problem“). Bis 2010 wurde
die Motivation für wasserstoffbetriebene Personen fahrzeuge, die Brennstoffzellen
verwenden, durch die bevorstehende Verfügbarkeit des batterieelektrischen Fahrzeugs untergraben, das auf bestehende Infrastruktur angewiesen war und daher
schneller und einfacher zu implementieren war.

13 Um

Schwefel zu entfernen und leichtere Fraktionen aus schwereren zu erzeugen.
die Analyse der Speicherung darauf hindeutet, dass der Kohlenstoff sicher für 1.000
Jahre zurückgehalten werden kann, [30] kommt zu dem Schluss, dass „…das langfristige Verhalten von CO2 im Untergrund bleibt eine wesentliche Unsicherheit…“.
15 Referenz [26] schätzt, dass die Infrastruktur zwischen 14 und 18 % der globalen kumulativen
Investitionen bis 2050 in den jeweiligen „Announced Pledges Scenario“ (575 Mrd. $) und dem
„Net Zero Emissions“ (1400 Mrd. $) ausmacht. Der „Announced Pledges Case (APC)“ geht
davon aus, dass alle angekündigten nationalen Netto-Null-Verpflichtungen vollständig und
pünktlich erreicht werden, unabhängig davon, ob sie derzeit durch spezifische Politiken untermauert sind oder nicht. Das „Net-Zero Emissions by 2050 Scenario (NZE)“ beschreibt, wie sich
die Energienachfrage und der Energiemix entwickeln müssen, wenn die Welt bis 2050 NettoNull-Emissionen erreichen will.
14 Während

10

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

3 Von Kyoto über Paris nach Glasgow und weiter bis
2050
Das „Kyoto-Protokoll“ von 1997 machte einen bescheidenen Anfang mit einem
Rahmenwerk zur Begrenzung der Emissionen von Treibhausgasen (THG). Es war
jedoch zwangsläufig durch die Tatsache stark eingeschränkt, dass nicht nur die
kanadische Regierung sich aus dem Protokoll zurückzog, sondern auch die USRegierung beschloss, den Vertrag nicht dem Senat zur Ratifizierung vorzulegen.
Die Gründe für Letzteres werden ausführlich in [16] erklärt. Die Annahme des
Jahres 2050 als ein weit diskutiertes und vielleicht „letzte Chance“-Ziel, um die
schlimmsten Auswirkungen des Klimawandels durch das Erreichen von „NettoNull“-Emissionen anthropogener THG (insbesondere, aber nicht nur, Kohlendioxid) zu begrenzen, entstand 2015 in den sogenannten Pariser Klimaabkommen
[31], die aus der 21. Konferenz der Vertragsparteien der UNFCCC in Paris hervorgingen. Alle Vertragsparteien des Pariser Abkommens wurden eingeladen, bis
2020 ihre langfristigen Strategien zur Reduzierung der Treibhausgasemissionen
bis zur Mitte des Jahrhunderts zu kommunizieren. Das damit verbundene Ziel,
den globalen Temperaturanstieg auf 1,5 °C zu begrenzen, entstand ebenfalls
aus diesen Abkommen, wenn auch als eine von mehreren Zahlen. Wenn man ein
Datum nach 2015 suchen würde, das in der öffentlichen Wahrnehmung die Verbindung von 2050 und 1,5 °C endgültig festigte, könnte man vernünftigerweise
das Jahr 2018 anführen, als der Zwischenstaatliche Ausschuss für Klimaänderungen16 seinen „Sonderbericht über die globale Erwärmung von 1,5 °C“ [32]
veröffentlichte. Dieser Bericht verstärkte wahrscheinlich die Auslösung breiterer
nationaler Bemühungen17, die THG-Emissionen stärker zu begrenzen als bisher.
Von Bedeutung für dieses Kapitel war die anschließende Anfrage der japanischen
Regierung unter ihrer G20-Präsidentschaft an die Internationale Energieagentur18
(IEA) zur Veröffentlichung einer Studie über die potenzielle Rolle von Wasserstoff
in globalen Energiewenden [29] im Jahr 2019 zur Vorlage bei den G20-Energieund Umweltministern. So nützlich eine solche Studie auch war, musste der tatsächliche oder potenzielle Beitrag von Wasserstoff zur Reduzierung von THG
im Gesamtkontext der globalen Energieproduktion, -speicherung und -verteilung
sowie der Kontrolle von THG betrachtet werden. Die Zeit war reif für einen
Aktionsplan, den die IEA 2021 veröffentlichte [33], vorbereitet auf Anfrage des
britischen Präsidenten der 26. COP der UNFCCC, allgemein bekannt als COP
26, die in Glasgow stattfand. Im selben Jahr veröffentlichte die Internationale

16 IPCC,

ein Gremium der Vereinten Nationen, das 1988 mit komplizierten Ursprüngen gegründet
wurde, die in [16] beschrieben sind.
17 Wie wir weiter unten argumentieren, gibt es jedoch mindestens einen weiteren und ebenso
wichtigen Grund.
18 Die IEA entstand nach der „Ölkrise“ von 1973: Sie ist eine autonome Organisation unter dem
Dach der Organisation für wirtschaftliche Zusammenarbeit und Entwicklung (OECD).

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

11

Agentur für Erneuerbare Energien19 (IRENA) einen Bericht über Wasserstoff
im Kontext der Geopolitik der Energiewende. Auf der COP 26 starteten einige
Länder die „Durchbruch-Agenda20“: Diese „Glasgow-Durchbrüche“ umfassten
Wasserstoff, für den der Durchbruch „Erschwinglicher erneuerbarer und kohlenstoffarmer Wasserstoff ist weltweit bis 2030 verfügbar“ [35] ist. Die Berichte sind
die jüngsten, die von und für ein internationales Publikum erstellt wurden, um die
Bedeutung des Beitrags von Wasserstoff hervorzuheben. Das Unterscheidungsmerkmal der oben genannten Referenzen ist, dass ihre Zielgruppe Regierungen
weltweit waren; und, was entscheidend ist, die meisten wurden von Regierungen
(oder Regierungsstellen) für die internationale Betrachtung in Auftrag gegeben.
Solche Berichte sind wichtig, um internationale, koordinierte Maßnahmen zur
Begrenzung der THG-Emissionen anzuregen.

4 Überblick: Das „Netto-Null-Emissionsszenario“ und
das „1,5 °C-Szenario“
Der vorangegangene Abschnitt hat festgestellt, dass Regierungen weltweit
anerkannt haben, dass es dringend notwendig ist, Maßnahmen zur Begrenzung
der globalen Erwärmung zu ergreifen, hauptsächlich durch die Reduzierung der
Emissionen von THG, die hauptsächlich als Nebenprodukt der Energiegewinnung
aus fossilen Brennstoffen entstehen. Ein Ziel ist es, bis 2050 „Netto-Null“-THGEmissionen zu erreichen, und die IEA21 und IRENA – unter anderen – haben
Fahrpläne erstellt, die vorschlagen, wie der Übergang auf globaler Ebene erfolgen
könnte.
Abb. 1 [26], von der IEA, zeigt den Anteil des „endgültigen Energieverbrauchs“ (TFC) nach Brennstoff im Jahr 2020 und wie die Situation im Jahr 2050
gemäß dem „Netto-Null-Emissionsszenario (NZE)“ aussehen könnte, zusätzlich
zur „kumulativen Emissionsreduktion durch Minderungsmaßnahmen“ im Zeitraum 2021–2050. Derzeit wird das wenig produzierte Wasserstoff überwiegend
aus fossilen Quellen gewonnen; laut IEA könnten bis 2050 über 500 Mt/Jahr
produziert werden, wobei knapp die Hälfte immer noch aus fossilen Brennstoffen
stammt, jedoch nun mit Kohlenstoffabscheidung, -nutzung und -speicherung

19 Die

IRENA wurde 2009 gegründet und hat ihre Ursprünge im Brandt-Bericht von 1980. Sie ist
ein Beobachter der Vereinten Nationen.
20 „…Ein Bekenntnis zur internationalen Zusammenarbeit in diesem Jahrzehnt, um die
Entwicklung und den Einsatz sauberer Technologien und nachhaltiger Lösungen zu
beschleunigen…“ [34].
21 Das „Netto-Null-Emissionsszenario bis 2050 (NZE) … beschreibt, wie sich die Energienachfrage und der Energiemix entwickeln müssen, wenn die Welt bis 2050 Netto-Null-Emissionen
erreichen will“.

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

12

Anteil von TFC (%)

Andere
Verhalten und
Kraftstoffverschiebungen
vermiedene
5%
Nachfrage
CCUS
11%
11%
Leistung der
Technologie
13%
Elektrifizierung
19%

Kohle

Öl

Erdgas

Erneuerbare
Energien

Elektrizität

Wasserstoff

Fernwärme

Wasserstoff
6%

Erneuerbare Energien
35%

Fossil

Nebenprodukt

Fossil mit CCUS

Elektrizität

Abb. 1 a Anteil des gesamten Endenergieverbrauchs nach Brennstoff im NZE, 2020–2050. b
Quellen der Wasserstoffproduktion im NZE, 2020–2050. c Kumulative Emissionsreduktion
durch Minderungsmaßnahmen im NZE, 2021–2050. Anmerkungen NZE = Netto-NullEmissionsszenario. TFC = gesamter Endenergieverbrauch. CCUS = Kohlenstoffabscheidung,
-nutzung und -speicherung. „Verhalten“ bezieht sich auf Änderungen der Energiedienstleistungsnachfrage, die mit Nutzerentscheidungen verbunden sind (z. B. Änderungen der Heiztemperatur).
„Vermeidete Nachfrage“ bezieht sich auf Änderungen der Energiedienstleistungsnachfrage durch
technologische Entwicklungen (z. B. Digitalisierung). „Andere Brennstoffwechsel“ bezieht
sich auf den Wechsel von Kohle und Öl zu Erdgas, Kernenergie, Wasserkraft, Geothermie,
konzentrierter Solarenergie oder Meeresenergie. „Wasserstoff“ umfasst Wasserstoff und wasserstoffbasierte Brennstoffe. Nachgedruckt aus Ref. [26]

(CCUS22). Der Rest wird Elektrizität als Energiequelle zur Wasserstoffproduktion
nutzen.
Abb. 2 [36] liefert die entsprechenden Werte von IRENA für die Aufschlüsselung des TFC für 2019 und die Schätzungen für 2030 und, in Abb. 3 [36],
für 2050. IRENA ist der Ansicht, dass bis 2030 ein Drittel aus „erneuerbarer“
Energie stammen könnte und bis 2050 zwei Drittel: Die Schätzung der IEA geht
von einem etwas höheren Anteil bis 2050 aus. Die IRENA-Abbildung zeigt auch,
dass bis 2050 bis zu einem Viertel dieses Wasserstoffs international gehandelt
wird.
Abb. 4 [38] zeigt, dass die entsprechenden Kohlenstoffemissionsminderungen
unter dem „1,5 °C“ Szenario23 könnte etwa 6 % der Emissionsreduktion liefern;
die von der IEA projizierten Werte sind etwas anders, aber vergleichbar mit
denen der IRENA. Auf globaler Ebene schätzt Ref. [38], dass die Elektrifizierung
etwa 70 % der erforderlichen Reduktion der CO2-Gase liefern wird, wie in der
Abbildung gezeigt. Referenz [40] schätzt, dass im Jahr 2050 fast 14 Terawatt (TW)
Solar-Photovoltaik (PV), 6 TW Onshore-Wind und 4–5 TW E
­ lektrolyse benötigt

22 Kohlenstoffabscheidung,

-nutzung und -speicherung.
IRENA 1,5 °C-Szenario „…beschreibt einen Energiewendepfad, der mit der
1,5 °C-Klimazielsetzung übereinstimmt – das heißt, die Erhöhung der globalen Durchschnittstemperatur bis zum Ende dieses Jahrhunderts auf 1,5 °C im Vergleich zu vorindustriellen Niveaus
zu begrenzen“ [39].

23 Das

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

13

2030 - Wo wir sein müssen (1.5-S)
Gesamter Endenergieverbrauch

Gesamter Endenergieverbrauch
Anteil der
erneuerbaren
Energien am
Wasserstoff:

Anteil erneuerbarer
Energien an
der Fernwärme:

Fernwärme

Anteil erneuerbarer
Energien an der
Fernwärme:

Wasserstoff
(direkte Nutzun
und E-Kraftstoffe)

Fernwärme

Öl

Erdgas

Traditionelle Biomasse

Elektrizität (direkt)

Anteil erneuerbarer Energien an der Elektrizität

Kohle

Öl

Erdgas

Moderne Biomasse

andere erneuerbare Energien

Kohle

andere erneuerbare Energien

Moderne Biomasse

Elektrizität (direkt)

Anteil erneuerbarer Energien an der Elektrizität

Abb. 2 Aufschlüsselung des gesamten Endenergieverbrauchs nach Energieträger im Jahr 2019
und 2030 (EJ) unter dem 1,5 °C-Szenario. Nachgedruckt aus Ref. [36]

werden, um ein Netto-Null-Emissions-Energiesystem zu erreichen. Abb. 5 [38]
zeigt, dass die aktuelle (2020) Nachfrage nach Wasserstoff von der Nutzung in
der Ölraffination und der Ammoniakproduktion dominiert wird: bis 2050 wird
die Nachfrage über 600 Mt/Jahr betragen, etwas höher als von der IEA geschätzt,
wobei das große Wachstum im Transportsektor zu verzeichnen ist. Die Nachfrage
des (elektrischen) Energiesektors ist ebenfalls bemerkenswert, der erwartet wird,
Wasserstoff zu nutzen, um die Schwankungen im Angebot (insbesondere aufgrund
der Variabilität der erneuerbaren Energien) und der Nachfrage durch thermische
Produktion auszugleichen. Die Nachfrage wird 614 Mt Wasserstoff pro Jahr
in irgendeiner Form betragen und für 12 % des TFC (42 EJ p. a.) und 10 % der
erforderlichen Reduktionen der CO2-Emissionen verantwortlich sein. Etwa 3 EJ/
Jahr Wasserstoff werden in Form von synthetischen Kraftstoffen für die inländische
und internationale Luftfahrt verwendet, wobei der Kohlenstoff aus Biogas oder
möglicherweise durch direkte Luftabscheidung gewonnen wird. Von den neuen
Anwendungen sind die, die Gegenstand dieses Buches sind, diejenigen, bei denen
Wärmekraftmaschinen mechanische Leistung liefern können: das heißt elektrische
Stromerzeugung, Luftfahrt, Schifffahrt, Schienen- und Straßenverkehr. Diese
machen etwa 300 Mt/Jahr aus; knapp die Hälfte der gesamten Wasserstoffproduktion. Die Abbildung zeigt auch den Beitrag der „Derivate“ von Wasserstoff,
nämlich Ammoniak und Methanol (einschließlich als Treibstoff für Schiffe). Ein
wichtiges Merkmal dieser Derivate ist, dass ihre Energiedichte (J m−3) viel höher

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

14
2050 - Wo wir sein müssen (1.5-S)
Gesamter Endenergieverbrauch
Anteil der erneuerbaren
Energien an der
Fernwärme:

Anteil der
erneuerbaren
Energien am
Wasserstoff:

Kohle

Anteil des
international
gehandelten
Wasserstoffs:

Erdgas

Fern
wärme

Modem-Biomasse

Wasserstoff
andere
(direkte Nutzung
erneuerbare und E-Treibstoffe)*
Energien

Elektrizität
(Kernenergie)

Öl

Elektrizität
(Erdgas)

Elektrizität
(direkt)

Anteil erneuerbarer Energien an der Elektrizität

Abb. 3 Endenergienachfrage im Jahr 2050 und Anteil des Handels mit grünem Wasserstoff.
Nachgedruckt aus Ref. [36]

RE-basierte CO2
Beseitigung (BECCS)
Erneuerbare Energien

FF-basierte CO2
Abscheidung und
Speicherung (CCS)

Wasserstoff

,
Energie-Effizienz

Elektrifizierung

Abb. 4 Reduzierung der Emissionen bis 2050 durch sechs technologische Wege. Anmerkungen
CCS = Kohlenstoffabscheidung und -speicherung; BECCS = Bioenergie mit Kohlenstoffabscheidung und -speicherung; RE = erneuerbare Energien; FF = fossile Brennstoffe; GtCO2 =
Gigatonnen Kohlendioxid. Nachgedruckt aus Ref. [38]

15

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Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

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gOUDIILQDWLRQ

Abb. 5 Wasserstoffbedarf nach Anwendung in 2020 und 2050. Anmerkungen DRI = direkt
reduziertes Eisen; HVC = hochwertige Chemikalien; Int = international; NG = Erdgas. Nachgedruckt aus Ref. [38]

ist als die von gasförmigem oder sogar flüssigem Wasserstoff und daher leichter
für den Handel mit Ammoniak,24 Wasserstoff oder Energie zu transportieren und
leichter als Treibstoff an Bord von Langstrecken-Lkw, Flugzeugen und Schiffen zu
lagern. Es wird erwartet, dass die zehn größten Verbraucherländer etwa zwei Drittel
des produzierten Wasserstoffs verbrauchen werden, was erhebliche Möglichkeiten für den internationalen Fernhandel impliziert. Insbesondere könnte ein Teil
des Wasserstoffs als andere Ware gehandelt werden: zum Beispiel in Form von
Ammoniak. Die Muster dieses Handels werden teilweise durch die Unterschiede in
den Produktions- und Transportkosten bestimmt. Kostenmäßig [38] wird erwartet,
dass grüner Wasserstoff im kommenden Jahrzehnt kostenmäßig mit blauem
Wasserstoff wettbewerbsfähig wird25 teilweise, weil erneuerbare Elektrizität

24 Von

den 690 MMT/Jahr Ammoniak bis 2050 werden voraussichtlich 80 % als Rohstoff und als
Treibstoff für die Schifffahrt und 20 % als Wasserstoffträger verwendet [38]. Von dieser Menge
sind 570 MMT/Jahr grünes Ammoniak.
25 Bis solche Preisreduktionen weit verbreitet sind, könnten Länder wählen, Einspeiseprämien
und Steuer- und Abgabenbefreiungen zu implementieren, bis „…Skalierung und Wirkungsgrad
zunehmen und die Lücke teilweise durch technologische Entwicklung geschlossen wird…“ [38].
Andere politische Optionen, um die Kostenlücken zu schließen, die durch die Einführung von
Wasserstoff entstehen, sind „Carbon Contract for Difference“ und CO2-Bepreisung.

16

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

billiger wird, teilweise wegen zukünftiger Reduktionen der Kosten26 der Elektrolyseure,27 und teilweise wegen politischer Unterstützung.
Während globale Werte letztlich die relevanten sind, ist es vielleicht einfacher,
sich die Auswirkungen der beteiligten Größenordnungen vorzustellen, wenn
sie auf die verschiedenen Sektoren einer kontinentalgroßen Wirtschaft bezogen
werden: zum Beispiel die der USA. Abb. 6 [41] zeigt ein Sankey-Diagramm des
aktuellen Energieverbrauchs in den USA, das die fünf Hauptverbraucher identifiziert, nämlich Stromerzeugung, Wohngebäude, Gewerbe, Industrie und Transport. Letzterer ist der Bedarf an mechanischer Leistung und beträgt etwa 27
Quads oder etwa 27 EJ, die derzeit alle aus Erdöl gewonnen werden. Es ist der
zweitgrößte Einzelbedarf nach der Stromerzeugung (zum Vergleich wird das
entsprechende Sankey-Diagramm für das Vereinigte Königreich in Abb. 7 [42]
gezeigt: trotz der Unterschiede in der Größe der beiden Volkswirtschaften ist der
Verkehr im Vereinigten Königreich ebenfalls der zweitgrößte Verbraucher nach
den Kraftwerken). Abb. 8 [43] zeigt die entsprechenden Treibhausgasemissionen
der USA, die bis 2050 auf Basis eines „Business as usual“-Szenarios projiziert
werden, unterteilt in vier breite Bänder – Industrie, Gebäude, Transport und
Stromerzeugung – mit detaillierter Aufschlüsselung innerhalb jedes Bandes. Die
Abbildung zeigt auch die nationale Projektion der USA, bis 2050 „Netto-Null“ zu
erreichen, mit zwei Meilensteinen für Treibhausgasemissionen in den Jahren 2030
und 2035. Während die Werte spezifisch für die USA sind, sind die qualitativen
Lehren, die daraus gezogen werden können, auch für andere Länder gültig. So
ist der Transport, der leicht mit dem Bedarf an mechanischer Arbeit identifizierbar ist, das größte einzelne Band und, vielleicht überraschend, sind Schiene,
Schifffahrt und Luftfahrt relativ kleine Beitragszahler (die Luftfahrt ist wohl
der am schwersten zu dekarbonisierende Sektor. Abb. 9 [44] zeigt, dass die luftfahrtbezogenen Treibhausgasemissionen in den USA etwa 200 Mio. Tonnen
Kohlendioxid pro Jahr betragen: dies wird auf einem „Business as usual“-Pfad
bis 2050 auf etwa 400 Mio. Tonnen Kohlendioxid pro Jahr ansteigen, wenn die
„Technologietrajektorie von 2019“ eingefroren wird. Selbst mit der Einführung

26 „…Die

erhöhte Elektrolyseurproduktion wird die Nachfrage nach Mineralien beeinflussen,
insbesondere nach Nickel und Platin-Gruppen-Metallen (je nach Technologieart). Während die
alkalische Elektrolyse keine Edelmetalle benötigt, verwenden aktuelle Designs 800–1000 t/MW
Nickel. Selbst wenn die alkalische Elektrolyse bis 2030 den Markt dominiert, würde dies im Net
Zero Emissions Scenario eine Nickelnachfrage von 72 Mt bedeuten (was tatsächlich viel weniger
ist als die Menge, die für Batterien benötigt wird). Die Katalysatoren in PEM-Elektrolyseuren
benötigen 300 kg Platin und 700 kg Iridium pro GW. Wenn PEMs also die gesamte Elektrolyseurproduktion im Jahr 2030 im Net Zero Emissions Scenario liefern würden, würde die Nachfrage nach Iridium auf 63 kt steigen, das Neunfache der aktuellen globalen Produktion. Experten
glauben jedoch, dass die Nachfrage nach sowohl Iridium als auch Platin im kommenden Jahrzehnt um den Faktor zehn reduziert werden kann. Das Recycling von PEM-Elektrolyseurzellen
kann die Primärnachfrage nach diesen Metallen weiter reduzieren und sollte ein Kernelement des
Zellendesigns sein” [26].
27 Siehe unten für diese Kosten in Abb. 20.

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

Elektrizität
serzeugung

,

,

,

,

,

NettoStromimporte

,

,

,
,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

Transport
26,9

Industriell
26

Kommerziell
9,07

Wohnen
11,7

,

Abb. 6 Sankey-Diagramm der Energieproduktion und -verbrauch in den USA im Jahr 2021. Nachgedruckt aus Ref. [41]

,

Erdöl

,

Biomasse

,

Kohle

,

Erdgas

,

Geothermie

,

Wind

,

Hydro

,

Kernkraft

,

Solar

Geschätzter Energieverbrauch der USA im Jahr 2021: 97,3 Quads

,

,

,

,

,

,

,

,

,

Energiedien
stleistungen

,

Abgelehnte
Energie

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …
17

,

,

PETROLEUM

,

BIOENERGIE

,

ELEKTRIZITÄT

,

KOHLE

,

ERDGAS

,

,

,

,

,

,

,

Rohöl
vorräte

WASSER, WIND UND SONNE

EINFÜHRUNGEN

,

,

,

,

,

,

,

,

Primärversorgung

,

Kohle
bestände

Produkt
vorräte

Bioenergie

Elektrizität

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

Primär
nachfrage
,

ÖL
RAFFINERIEN

AUSFUHREN UND SCHIFFSBUNKERUNGEN S7.1

Kohle

,

Gas
vorräte

Primär
versorgung
,

,

,

,

KRAFT
WERKE

ANDERE
TRANSFORMATION

,

Primäre Nachfrage
60,1

,

,

,

Elektrizität

Bioenergie

,

,

,

,

,

,

,

Hergestellte
Brennstoffe3

ENERGIEWIRTSCHAFTLICHE
NICHTNUTZUNG UND
ENERGIEVERWENDUNG
VERTEILUNGSVERLUSTE 13,1
5,9

,

,

,

EINFÜHRUNGEN1 WASSERKRAFT, WIND EINFÜHRUNGEN
UND SONNE, IMPORTE
UND SEKUNDÄRSTROM

Kohle

UMWANDLUNGSVERLUSTE
29,2

EINFÜHRUNGEN

Erdgas

,

,

,

EINFÜHRUNGEN

Rohöl und NGL

,

,
,
,

,
,
,
,

,
,

,
,
,
,

,

,

ANDERE
ENDVERBRAUCHER

,

,

ANDERE INDUSTRIE

,

EISEN UND STAHL

EINFÜHRUNGEN

Veredelte Produkte

Erdöl

Abb. 7 Sankey-Diagramm der Energieproduktion und -verbrauch im Vereinigten Königreich im Jahr 2021. Nachgedruckt aus Ref. [42]

EINHEIMISCHE PRODUKTION UND EINFUHREN

Energieflussdiagramm 2021
(Millionen Tonnen Öläquivalent)

18
E.-A. Tingas und A. M. Taylor

GESAMTER ENDVERBRAUCH4
,

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

19

Projektion der Treibhausgasemissionen
(2020 Projektion, MMT CO2e)

Zement und Kalk
Eisen und Stahl
Verfeinerung
Massengut Chemikalien

INDUSTRIE

Andere Transporte
Andere Transporte
Schiene
Marine
Luftfahrt

GEBÄUDE

Mittelschwere und
schwere Nutzfahrzeuge

2030
Ziel

TRANSPORT
Leichte Nutzfahrzeuge

Netto-NullNetz

Emissionen des
Stromsektors

ELEKTRIZITÄT

CO2 Emissionen (in MtCO2)

Abb. 8 Prognostizierte Netto-Treibhausgasemissionen der USA bis 2050 (horizontale Balken),
im Vergleich zu den nationalen Zielen für ein sauberes Netz und Netto-Null-Emissionen bis 2050
(gestrichelte Linien). Nachgedruckt aus Ref. [43]

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Verbesseru
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Ge

CO2-Emissionsniveau 2019

10

0%

v
uft

Personenbeförderungsunternehmen

Neue Diffusionsflugbahn für Flugzeuge

ug
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S
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is se
si
on tzu
Legende:
sr ng
ed :
Historische Daten (FAA AEDT / Luft- und Raumfahrtprognose)
uz
ie
r
Gefrorene 2019 Technologie-Trajektorie

International
Luftfahrt*

Inländische
Luftfahrt*

2

9
01

g

un

g

Neue Technologien für Flugzeuge
Verbesserung der Abläufe

Frachtunternehmen
Allgemeine Luftfahrt

SAF-Umsetzung: 50 % Emissionsreduzierung
SAF-Umsetzung: 100%ige Emissionsreduzierung

* Anmerkung: Inlandsflugverkehr von US-amerikanischen und ausländischen Fluggesellschaften. Internationaler Luftverkehr von U.S.-Luftfahrtunternehmen.

Abb. 9 Analyse der zukünftigen inländischen und internationalen Luftfahrt-CO2-Emissionen.
Nachgedruckt aus Ref. [44]

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

20

von Flottenerneuerung, neuer Flugzeugverbreitung, neuer Flugzeugtechnologie
und verbesserten Betriebsabläufen werden die Emissionen auf 300 Mio. Tonnen
Kohlendioxid pro Jahr steigen. Die Einführung von „nachhaltigen Flugkraftstoffen“ (SAF) hat das Potenzial, die Emissionen je nach Akzeptanz um die Hälfte
bis vollständig zu reduzieren. Diese SAF werden Wasserstoff enthalten, wie unten
diskutiert). Innerhalb des Transports sind die beiden größeren Beitragszahler
die leichten Nutzfahrzeuge sowie die mittleren und schweren Nutzfahrzeuge.
Es könnte sein, dass die leichten Nutzfahrzeuge auf Batteriestrom anstelle von
Wasserstoff angewiesen sind, aber es wird allgemein angenommen, dass Wasserstoff die mittleren und schweren Sektoren antreiben wird. Eine detailliertere
Aufschlüsselung wird in Abb. 10 [43] gezeigt, die den Einsatz von Wasserstoff
zur Dekarbonisierung der Industrie, des Transports und des Stromnetzes für die
Jahre 2030, 2040 und 2050 zeigt. Diese wurden für Verbräuche von 10, 20 und
50 Mio. Tonnen Wasserstoff pro Jahr projiziert. Lkw, Biokraftstoffe und Power-toLiquid-Kraftstoffe sind leicht als die Nutzung von Wasserstoff für mechanischer
Leistung identifizierbar und machen etwa ein Viertel der Wasserstoffnachfrage in
den Jahren 2040 und 2050 aus: die Relevanz des Verbrauchs als Ammoniak und
Energiespeicherung wird unten kurz diskutiert. Zum Vergleich mit einer anderen
kontinentalgroßen Wirtschaft werden zwei aktuelle Szenarien des Wasserstoffverbrauchs in der EU für 2030 („Fit for 55“ [45] und RepowerEU [46]) in Abb. 11
[47] gezeigt: die Spanne liegt zwischen etwa 6 und 20 Mio. Tonnen Wasserstoff
pro Jahr, sodass der Gesamtverbrauch in etwa mit dem der USA vergleichbar

Zusätzliche Anforderungen
Power-to-Liquid-Kraftstoffe

Millionen Tonnen H2 pro Jahr

Methanol
Beimischung von Erdgas zur Wärmeerzeugung
Energiespeicherung
Stahl
Biokraftstoffe
Lastkraftwagen
Ammoniak
Raffination und Petrochemie

Abb. 10 Einsätze von sauberem Wasserstoff zur Dekarbonisierung von Industrie, Verkehr und
Stromnetz können bis 2030 eine Nachfrage von 10 MMT/Jahr, bis 2040 eine Nachfrage von 20
MMT/Jahr und 50 MMT im Jahr 2050 ermöglichen. Nachgedruckt aus Ref. [43]

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

21

H2-Verbrauch nach Sektoren im Jahr 2030 (Mt H2)
,
,
,

,
,

,

Einfuhren von Ammoniak/Derivaten
Mischen

,

Stromerzeugung

,

Synthesche Krastoffe
Hochöfen

,
,

,

,

Petrochemikalien (Ammoniak)

,
,
,
REPowerEU

Transport
,

Industrielle Wärme

,
,
,
,
,

Raffinerien
Bunkerbrennstoffe

Fit für 55

Abb. 11 Wasserstoffnutzung nach Sektoren im Jahr 2030. Nachgedruckt aus Ref. [47]

ist. Die leicht identifizierbaren Anforderungen an mechanischer Arbeit (Stromerzeugung, synthetische Kraftstoffe und Transport) machen etwa ein Drittel der
Gesamtnachfrage aus.
So wird etwa die Hälfte des Energiebedarfs im Verkehr durch Wasserstoff
gedeckt, aber es ist nicht überraschend, dass erhebliche Unsicherheiten in den
Zukunftsprognosen bestehen. Dies wird in Abb. 12 [43] gezeigt, die die Bandbreite der Planungsszenarien für die sektorale Nachfrage in fünf großen Bereichen
der Wirtschaft zeigt. Dies sind Beimischung, Industrie, Netz, Biokraftstoffe und
„PtL“28 -Kraftstoffe und Verkehr (obwohl dieses Buch sich nicht mit der Verwendung von Wasserstoff in der Industrie und der Beimischung befasst, wird
deutlich, dass es wichtig ist, dass es Skaleneffekte gibt, die möglicherweise nicht
durch die Verwendung im Verkehr allein erreicht werden können). Abb. 13 [43]
ist eine Zusammenstellung von sieben Projektionen zur zukünftigen Nutzung von
Wasserstoff, als Prozentsatz der Endnachfrage in vier Sektoren: Verkehr, Industrie,
Gebäude und „Gesamtenergie“ (noch einmal, obwohl das Buch sich nicht mit
Wasserstoff für Gebäude befasst, tragen diese zu den Skaleneffekten bei). Diese
Abbildung enthält Projektionen für die EU und für beide Kontinente gibt es erhebliche „Streuung“ in den Schätzungen.
Es gibt mehrere Schlussfolgerungen aus diesen Abbildungen, die für dieses
Buch von Bedeutung sind, abgesehen von der Tatsache, dass Wasserstoff einen
integralen, wenn auch relativ kleinen Teil des projizierten globalen Energiewandels bildet:

28 Power-to-Liquid.

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

22
Kernbereich der Schätzungen

MMT H2 /Jahr

Zusätzliche Szenarien

Transport

Biokraftstoffe &
PtL-Kraftstoffe

Industrie

Mischen

Raster

Wasserstoffverbrauch als Prozentsatz des Endenergiebedarfs

Abb. 12 Potenzielle Wasserstoffnachfrage in fünf Sektoren: Verkehr, Biokraftstoffe und Powerto-Liquid-Kraftstoffe, Industrie, Beimischung und Energiespeicherung und Netzstabilisierung.
Nachgedruckt aus Ref. [43]

Gemeinsames Unternehmen für
Brennstoffzellen und Wasserstoff,
ehrgeizig, 2019 (EU)
Gemeinsames Unternehmen
"Brennstoffzellen und Wasserstoff",
Business-as-Usual, 2019 (EU)
Kommission für die Energiewende
2021 (Global)

McKinsey & Hydrogen Council
Wasserstoff-Insights 2021
(weltweit)
Internationale Energieagentur
Netto-Null-Energie 2021
(weltweit)
Bloomberg New Energy Outlook
September 2021 (weltweit)

Transport

Industrie

Gebäude

Energie
insgesamt

Internationale Agentur für
erneuerbare Energien 2021
(weltweit)
Gesamtenergie umfasst Verkehr, Industrie,
Gebäude und Stromverbrauch

Abb. 13 Schätzungen für die Bandbreite der Rolle von Wasserstoff im Endenergieverbrauch in
verschiedenen Sektoren. Nachgedruckt aus Ref. [43]

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

23

• Erstens, dass Wasserstoff für etwa ein Jahrzehnt nicht in großen Mengen verfügbar sein wird. Da Wasserstoff verfügbar wird, was in einigen sogenannten
„Wasserstoff-Hubs“ oder „Tälern“ der Fall sein wird, wird der Langstreckenlandverkehr wahrscheinlich auf „gebundene“ Flotten beschränkt sein, die
innerhalb oder vielleicht zwischen diesen operieren, um die mit der Verteilung
verbundenen Kosten zu begrenzen. Dies wird anfänglich wahrscheinlich in
Form von Rohranhängern oder kryogenen Lastwagen geschehen. Eine weit verbreitete Verteilung impliziert den Aufbau einer umfangreichen (und möglicherweise teuren) Infrastruktur, einschließlich in Form von Pipelines.
• Zweitens, angesichts der Tatsache, dass der weltweite Energiebedarf in
den nächsten dreißig Jahren zwischen 350 und 400 EJ liegen wird, wird
es notwendig sein, große Mengen an erneuerbarer Energie (Solar-PV und
Windenergie) zu bauen, von denen ein Teil der elektrolytischen Wasserstoffproduktion gewidmet werden muss; und vermutlich wird auch die Kernenergie
beitragen.
• Drittens, dass es möglicherweise eine Gelegenheit gibt, große Energiemengen
zu handeln, basierend auf Wasserstoff, was eine umfangreiche Infrastruktur
impliziert, hauptsächlich aber nicht nur in Form von Pipelines, spezialisierten
Schiffen und spezialisierten Hafenumschlagseinrichtungen.
• Viertens, zumindest anfänglich wird die Wasserstoffproduktion wahrscheinlich auf fossilen Brennstoffen basieren, mit Anlagen, die mit CCUS ausgestattet
sind, da die Produktion aus dieser Quelle vergleichsweise schnell und vergleichsweise günstig gesteigert werden kann.
Die große Bandbreite der Schätzungen in Abb. 13 für die Märkte für Transport,
Biokraftstoffe und Power-to-Liquid spiegelt die extreme Empfindlichkeit gegenüber dem Wasserstoffpreis für erstere und die unsichere Nachfrage für letztere
wider. Die Unsicherheit im Stromnetz hängt entscheidend von der Durchdringung
der Elektrifizierung ab und beispielsweise von der Nutzung von Elektrolyseuren,
um den Betrieb an die Niveaus der variablen erneuerbaren Energien anzupassen.
Die zweite Schlussfolgerung wirft die Frage auf, welcher Anstieg der Energieressourcen erforderlich ist, um Wasserstoff im „kontinentalen Maßstab“ im Vergleich zu den aktuellen Niveaus zu produzieren. Ein Zwischenziel in den USA,
wie in der EU, ist die Produktion von 10 Mt und Abb. 14 [48] vergleicht, für den
spezifischen Fall der USA, die „technische“ Ressource29 (in „Quads“: Quad =
Billiarde BTU. 1 Quad ≈ 1 EJ:) erforderlich, um dies zu tun, im Vergleich zum
Verbrauch im Jahr 2017 und dem prognostizierten Verbrauch im Jahr 2040. Diese
Übung wurde für acht Ressourcen durchgeführt, wenn jede allein die zusätzliche
Energie zur Produktion des Wasserstoffs tragen müsste. Die Schlussfolgerung
ist, dass „die Verfügbarkeit der [US-]inländischen Energieressourcen ausreichend
ist…ohne erheblichen Druck auf bestehende Ressourcen auszuüben“, obwohl

29 Das

„Ressourcenpotenzial, das durch die reale Geografie und Systemleistung, aber nicht durch
die Wirtschaftlichkeit eingeschränkt ist“ [48].

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

Ressourcenverbrauch nach Art (Quads pro Jahr)

24

AEO 2019: Referenzfall
Aktueller Verbrauch 2017
Erforderlich für die Produktion von 10 MMT Wasserstoff im Jahr 2040
Prognostizierter Verbrauch 2040

,
,

,
,
,

Erdgas
(5%)

,

,

,

Steinkohle Kernenergie
(20%)
(39%)

,

,

,

Biomasse
(44%)

,

,

,

,

Wind
(134%)

,

,

,

Solar
(93%)

,

,

,
,

,

Wasserkraft Geothermie
(167%)
(911%)

Abb. 14 Vergleich der zur Produktion von 10 MMT Wasserstoff benötigten Energieressourcen
mit dem aktuellen und prognostizierten Energieverbrauch aus dem Annual Energy Outlook
(AEO) Referenzfall 2019. Die in Klammern angegebenen Prozentsätze stellen den prozentualen
Anstieg des prognostizierten Energieverbrauchs im Jahr 2040 dar, der erforderlich wäre, um 10
MMT Wasserstoff zu produzieren. Nachgedruckt aus Ref. [48]

für Wind und Solar die prozentualen Anstiege mit 134 und 93 % erheblich
wären. Abb. 15 [48] setzt diese Analyse in einen anderen Kontext, indem sie (in
Milliarden kWh) den erforderlichen Strombedarf zur Produktion der 10 Mt mittels
Niedertemperatur-Elektrolyse im Vergleich zum prognostizierten Strommix in den
USA im Jahr 2040 zeigt. Der prognostizierte Anstieg der Stromerzeugung im Jahr
2040 beträgt nur etwa 10 % des Gesamtvolumens.
Es besteht daher ein Bedarf an erheblichen Investitionen in Kapitalausgaben.
Wenn man wieder das globale Bild betrachtet, zeigt Abb. 16 [38], dass geschätzt
wird, dass zwischen 2020 und 2050 Investitionen in Höhe von 4 Mrd. $30 in die
Wasserstoffproduktion und -infrastruktur erforderlich sein werden (für 10,3 TW
erneuerbare Kapazität, 4,4 TW Elektrolyse und 1,6 TWh Batterien). Davon entfällt der überwiegende Teil auf die Stromerzeugung, gefolgt von Kapital für
den Bau von Elektrolyseuren. Es gibt auch Posten für Pipelines, Schiffe und
Umwandlungsanlagen sowie für die Wasserstoffspeicherung. Dies ist eine große
Ausgabe, aber wie Abb. 17 [36] zeigt, wurden die historischen Ausgaben für
Energiewendetechnologien (hauptsächlich erneuerbare Energien und elektrifizierter Transport sowie Wirkungsgrad) im letzten Jahrzehnt bereits in mehreren
Hundert Milliarden USD gemessen. Abb. 18 [36] setzt diese Ausgaben in den
Kontext der gesamten Investitionen, die für das IRENA „1,5 °C“-Szenario
geschätzt werden, was sich zwischen 2021 und 2030 auf über 50 Mrd. $ beläuft.

30 $

bezieht sich auf USD.

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

Mrd. kWh Stromerzeugung

.

Nachfrage nach 10
MMT Wasserstoff

25

Andere

.

Konvenonelle
Wasserkra


Geothermie
.
Biomasse

Kernenergie

.

Kohle

.

Naturgas

.

2040 Elektrizitätserzeugung

Abb. 15 Vergleich des Strombedarfs zur Produktion von 10 MMT Wasserstoff mittels Niedertemperatur-Elektrolyse (LTE) und der prognostizierten Stromerzeugung im Jahr 2040. Nachgedruckt aus Ref. [48]

(OHNWURO\VHXUH

6WURPHU]HXJXQJ
.RQYHUVLRQVDQODJHQ

%DWWHULHQ
3LSHOLQHV
6FKLIIH

:DVVHUVWRIIVSHLFKHUXQJ

Abb. 16 Grafische Darstellung der Investitionsbedarfe für die verschiedenen Teile der Wertschöpfungskette der globalen Wasserstoffproduktion und -handelsinfrastruktur. Die Fläche ist
proportional zur Investition in den jeweiligen Teil der Wertschöpfungskette, wobei die Gesamtfläche 3960 Mrd. USD ergibt. Die Kosten für Umwandlungsanlagen umfassen Speicherund Terminalkosten und beziehen sich sowohl auf die Umwandlung als auch auf die Rückumwandlung von oder zu Wasserstoff. Nachgedruckt aus Ref. [38]

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

26
0UG86'

(QHUJLH
(IIL]LHQ]
:DVVHUVWRII
&&6
(QHUJLHV
SHLFKHUXQJ
(OHNWULIL]LHUWH
:lUPH
(OHNWULIL]LHUWHU
9HUNHKU
(UQHXHUEDUH
(QHUJLH

Abb. 17 Globale Investitionen in Energiewendetechnologien, 2010–2021. Nachgedruckt aus
Ref. [36]

57 Billionen USD
Sonstige (stoffliche Verwertung usw.)
+22 Billionen USD
oder +2,2 Billionen
pro Jahr

Stromnetze und Energieflexibilität
Maßnahmen zur Entfernung, Abscheidung
und Speicherung von Kohlenstoff CCS
und BECCS

35 Billionen USD

Wasserstoff und seine Derivate
(einschließlich Infrastruktur)
Elektrifizierung der Endanwendungen
Energie-Effizienz
Erneuerbare Energien - direkte Nutzung und Fernwärme
Erneuerbare Energien - Stromerzeugung
Fossile Brennstoffe und - Kernenergie
Fossile Brennstoffe - Versorgung

1,5°C-Szenario

Abb. 18 Gesamtinvestitionen nach technologischen Wegen: geplantes Energieszenario (PES)
und 1,5 ◦C-Szenario, 2021–2030. Nachgedruckt aus Ref. [36]

Zum weiteren Vergleich beträgt die Gesamtinvestition für einen 1,5 °C-Pfad 131
Mrd. $ von jetzt bis 2050 und der aktuelle globale Energiemarkt für Ölprodukte
betrug 2020 2,6 Mrd. $. Es ist schwer, das Ausmaß dieser Geldsummen zu
erfassen: Ref. [37] bietet eine nützliche Perspektive.

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

27

5 Wasserstoff: Produktion und Produktionskosten
Die einzige Tatsache, die möglicherweise von gleicher Bedeutung ist wie
der globale politische Wille, der durch das Kyoto-Protokoll und die Pariser
Abkommen demonstriert wird, ist, dass die Kosten für Technologien zur Wasserstoffproduktion in den letzten zehn Jahren um 55–85 % gesunken sind [38].
Dieser Trend wird voraussichtlich anhalten, da erneuerbare Elektrizität billiger
wird und der Wirkungsgrad der Elektrolyse ein wichtiger Faktor ist [49], der sich
mit dem technologischen Fortschritt voraussichtlich verbessern wird. Auch die
Kosten für Elektrolyseure werden voraussichtlich bis 2030 erheblich sinken, wie
in Abb. 19 [26] gezeigt wird, da sowohl der Umfang einzelner Projekte zunimmt
als auch die Massenproduktion Einzug hält. Die Bedeutung der Stromkosten ist
gut bekannt [50], sodass es wahrscheinlich billiger ist, anstelle von Netzstrom oder
überschüssigem Netzstrom dedizierte erneuerbare Energie (oder Kernenergie) zu
verwenden, die mit der Wasserstoffproduktion zusammengelegt wird, wodurch
auch Übertragungsverluste vermieden werden und somit die Erzeugung der notwendigen Wasserstoffproduktionsmengen ermöglicht wird [26].
In Kombination mit politischer Unterstützung berichtet Ref. [38], dass grüner
Wasserstoff im kommenden Jahrzehnt kostengünstig mit blauem Wasserstoff
konkurrieren wird. Tab. 1 zeigt, dass die Preise im Jahr 2030 in $/kg voraussichtlich nahe an der Wettbewerbsfähigkeit mit Dampfreformierung von Methan
mit Kohlenstoffabscheidung und -speicherung liegen werden. Abb. 20 [26] zeigt
ähnliche Informationen in Bezug auf die „levelisierten Kosten der Wasserstoffproduktion“ in den Jahren 2020, 2030 und 2050 für fünf Produktionswege: für
Erdgas und Kohle, mit und ohne CCUS, und für erneuerbare Energien. Die Preisspanne entspricht den Schwankungen der Kosten und der Qualität der erneuerbaren Energien. Beachten Sie jedoch, dass heute, wenn erneuerbare Energien für

Elektrolyseur CAPEX in der NZE

CAPEX für Elektrolyseure in den
Jahren 2020 und 2030

Projekte

Abb. 19 Prognostizierte Kapitalkosten von Elektrolyseuren für verschiedene Szenarien. APS =
Announced Pledges Scenario; NZE = Net Zero Emissions Scenario. Nachgedruckt aus Ref. [26]

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

28

Tab. 1 Kosten im Jahr 2030 für kohlenstoffarmen Wasserstoff und Ammoniak aus kostengünstigem Erdgas mit CCUS; und Regionen mit hervorragenden Wind- und Solarressourcen [51]

Wasserstoff
Ammoniak

(UGJDVRKQH
&&86

Erdgas
$/GJ
8–16
12–24

(UGJDVPLW&&86

Erdgas
$/kg
0,9–1,9
023–0,44

6WHLQNRKOHRKQH
&&86

Wind/Solar
$/GJ
13–19
22–33

Wind/Solar
$/kg
1,5–2,2
0,4–0,62

6WHLQNRKOHPLW
&&86

(UQHXHUEDUH
(QHUJLHQ

Abb. 20 Levelisierte Kosten der Wasserstoffproduktion nach Technologie im Jahr 2020 und im
Net Zero Emissions Scenario, 2030 und 2050. CCUS = Kohlenstoffabscheidung, -nutzung und
-speicherung. Nachgedruckt aus Ref. [26]

den Strom verwendet werden, die Kosten zwischen 3 und 8 kg H2 liegen: 50–90 %
davon entfallen auf den Strompreis. Dies ist derzeit unwirtschaftlich im Vergleich
zur Wasserstoffproduktion aus Erdgas ohne CCUS zu durchschnittlichen Kosten
von $1/kg H2 und ist nur etwa 0,5 kg H2 teurer, wenn CCUS angewendet wird.31
Ein differenzierteres Bild ergibt sich aus Abb. 21 [26], die die Kosten der
Wasserstoffproduktion aus drei erneuerbaren Quellen (Solar-PV, Onshore-Wind
und Offshore-Wind) in den Jahren 2020, 2030 und 2050 als Funktion der Stromkosten in $/MWh zeigt. Wieder einmal spiegeln die breite Preisspanne Unterschiede in CAPEX, Elektrolyseurwirkungsgrad und Betriebsstunden wider. Tab. 2
fasst die besten prognostizierten Fälle zusammen. Derzeit sind in günstigen
Gebieten die Kosten für Solar-PV-Strom im Versorgungsmaßstab auf 45, 32 und
23 $/MWh in Marokko, Chile und Saudi-Arabien gesunken [52]. Referenz [26]
schätzt, dass, wenn der Strompreis irgendwo unter $20/MWh liegt, die Kosten für
elektrolytischen Wasserstoff $1,00/kg H2 betragen, was das Ziel der US Hydrogen Earthshot für 2030 ist (siehe unten): Solche Preise wurden tatsächlich in

31 Eine

unverminderte Produktion wird in den Jahren 2030 und 2050 wahrscheinlich nicht
rentabel sein, wenn Steuern auf CO 2 -Emissionen erhoben werden [26].

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

29

tŝŶĚĂŶ>ĂŶĚ
KīƐŚŽƌĞͲtŝŶĚŬƌĂŌ
^ŽůĂƌͲWs
ϮϬϮϬ
ϮϬϯϬ
ϮϬϱϬ

Abb. 21 Wasserstoffproduktionskosten im Net Zero Emissions Scenario in Abhängigkeit von
den Kosten für erneuerbaren Strom für Solar-PV sowie Onshore- und Offshore-Wind im Jahr
2020, 2030 und 2050. Punkte repräsentieren Strom- und Wasserstoffproduktionskosten für verschiedene Regionen weltweit unter Berücksichtigung der lokalen erneuerbaren Ressourcenbedingungen. Nachgedruckt aus Ref. [26]

Tab. 2 Effect of electricity cost on hydrogen cost, provided the CAPEX of solar PV and
electrolysers falls as expected by 2030
Electricity cost
$/MWh
171

Hydrogen
$/kg
1,5

12 2

1,0

1
2

IEA’s ‚Net Zero Scenario‚ for the Middle East
Referenz [40] für die besten Standorte im optimistischsten Szenario

einigen günstigen Standorten für Solar-PV im Nahen Osten gemeldet. Eine subtile Implikation dieser Abbildung ist, dass, da die zehn größten Verbraucherländer
voraussichtlich etwa zwei Drittel des produzierten Wasserstoffs verbrauchen
werden, die breite Kostenspanne darauf hindeutet, dass es wahrscheinlich erhebliche Möglichkeiten für den internationalen Fernhandel geben wird.
Referenz [52] berichtet, dass Windparks, sowohl an Land als auch auf See,
ebenfalls erhebliche Kostensenkungen bei der Stromproduktion gezeigt haben:
Umgenutzte, stillgelegte Ölplattformen in der Nordsee könnten Wasserstoff zu
Preisen zwischen 1,56–4,67 €/kg H2 erzeugen. Dennoch hat Offshore-Wind
höhere Stromkosten als Solar-PV. Referenz [40] gibt Offshore-Stromkosten bis
2023 von $50–$100/MWh für Wind bis 2023 an, mit wettbewerbsfähigen Windparks bei $30/MWh. Letzterer Preis ist jedoch dreimal so hoch wie der günstigste
Solar-PV-Tarif. Infolgedessen berichtet Ref. [40], dass nur 56 GW Offshore-Wind
installiert wurden, oder etwa 5 % der gesamten globalen Windkapazität: Bis 2050
werden in einem 1,5 ◦C-Szenario 2000 GW benötigt.
Nichtsdestotrotz könnten Länder mit reichlich vorhandenen Offshore-Windquellen bereit sein, den höheren Preis für die Energieunabhängigkeit zu zahlen.

30

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

Offshore-Wind in der Nordsee könnte auch ein wettbewerbsfähiges Mittel zur
Wasserstoffproduktion sein (und diesen per Pipeline an Land zu senden, was
günstiger ist als die Nutzung von Stromkabeln, da Moleküle eine hohe volumetrische Energiedichte und geringere Transportverluste als Strom haben, wie in
mehreren Projekten in der Nordsee untersucht wurde), wenn der Strompreis bis
2030 auf 30 $/MWh und bis 2050 auf 25 $/MWh fällt, was zu Wasserstoffkosten
von 2 $/kg H2 und 1,5 $/kg H2 führen würde (basierend auf Stromkosten von 25 $/
MWh und einem Kapazitätsfaktor von 60 %) [26]. Referenz [26] stellt fest, dass
die Nutzung von Windenergie zu einer größeren Produktionsvariabilität führen
kann, die manchmal in Wochen gemessen wird, als dies bei Solar-PV der Fall
ist, die tendenziell eine tägliche Variabilität aufweist. Wenn eine stabile Wasserstoffversorgung das ganze Jahr über aufrechterhalten werden muss, könnten die
Kosten für eine angemessene Speicherung des Gases zu einem wichtigen Kostenfaktor werden. Es ist erwähnenswert, dass Ref. [26] feststellt, dass „…Die
prognostizierten Kosten der Wasserstoffproduktion nach 2030 daher sehr unsicher
sind und von den Auswirkungen der Skalierung, des Lernens durch Tun und
anderen technologischen Fortschritten abhängen werden.“.
Die vorangegangenen Absätze skizzieren die Kosten: ebenso wichtig ist die
Produktionskapazität. Das Net Zero Emissions by 2050 Scenario der IEA sieht
eine Elektrolysekapazität von über 700 GW bis 2030 vor, jedoch wird die insgesamt installierte Kapazität bis Ende 2022 voraussichtlich nur über 1 GW
betragen. Die Produktionskapazität beträgt nur 8 GW pro Jahr, obwohl sie sich
seit 2021 verdoppelt hat; Branchenankündigungen deuten auf eine globale
Produktionskapazität von 65 GW pro Jahr bis 2030 hin, was auf die Notwendigkeit einer erheblichen Steigerung der Produktionskapazität hinweist. Dies liegt
daran, dass selbst wenn alle angekündigten Projekte verwirklicht werden, die
globale Kapazität bis 2030 nur zwischen 134 und 240 GW erreichen wird.
Referenz [51] berichtet, dass „…bis 2030 die weltweit installierte Elektrolysekapazität 54 GW erreichen könnte, unter Berücksichtigung der Kapazität im Bau
und angekündigter Projekte.“. Dieselbe Referenz prognostiziert, dass die weltweite Wasserstoffproduktion aus fossilen Brennstoffen mit CCUS bis 2030 9 Mt
erreichen könnte, wobei das Net Zero Scenario der IEA erwartet, dass dieser Weg
für die Produktion von 58 Mt Wasserstoff pro Jahr verantwortlich sein sollte.
Die Kapazität erneuerbarer Energien soll bis 2030 um 2400 GW wachsen, was
der gesamten installierten Stromkapazität Chinas heute entspricht, aufgrund der
durch den 14. Fünfjahresplan Chinas und Marktreformen implizierten Politiken,
des REPowerEU-Plans und des US-Inflation Reduction Act [53]. Weitere beeindruckende Statistiken zum Wachstum der erneuerbaren Energien umfassen [53],
dass: erneuerbare Energien bis Anfang 2025 die größte Quelle der globalen
Stromerzeugung werden; Strom aus Wind und Solar-PV wird 2027 fast 20 % der
globalen Stromerzeugung liefern; und die installierte Leistung von Solar-PV wird
bis 2027 größer sein als die von Kohle. Besonders beeindruckend ist die Prognose,
dass Windturbinen in der Nordsee zwischen 70 und 150 GW erzeugen werden,
was einem Fünftel des Strombedarfs der EU entspricht [52].

Nivellierte Kosten für Wasserstoff (USD/kgH2)

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

31

,
Weltweiter Wasserstoffbedarf im Jahr 2050: 74 EJ

,

Globales Primärenergieangebot im Jahr 2050: 614 EJ

,

,

Technisches Wasserstoffpotenzial (EJ/Jahr)
Argennien

Australien

Russische Föderaon

Brasilien

Saudi-Arabien

Kanada

China

Afrika südlich der Sahara

MENA-Region

Rest der Welt

Vereinigte Staaten

Abb. 22 Globale Angebots-Kosten-Kurve für grünen Wasserstoff für das Jahr 2050 unter
optimistischen Annahmen. Nachgedruckt aus Ref. [40]

Abb. 22 [40] zeigt die prognostizierte globale Angebots-Kosten-Kurve für 2050
unter optimistischen Annahmen. Die weltweite Wasserstoffnachfrage im Jahr
2050, die 74 EJ beträgt, wird leicht zu einem nivellierten Preis von, sagen wir,
0,9 $/kg H2 gedeckt. Dies impliziert, dass wirtschaftliche Produktion wahrscheinlich dort zu finden ist, wo die Sonneneinstrahlung stark ist und Standorte, die nicht
„wasserbeschränkt“ sind. Die optimistischen Annahmen beinhalten die Erwartung,
dass die CAPEX sinken werden (z. B. werden die Kapitalkosten für Elektrolyseure pro Kilowatt bis 2050 aufgrund technologischer Fortschritte mehr als
halbiert; und dass es erhebliche Einsparungen durch Skaleneffekte gibt), ebenso
wie die „gewichteten Kapitalkosten“. Die Kurve impliziert auch, dass es Handel
zwischen produktionsgünstigen Standorten und Standorten mit Nachfrage geben
könnte. Sollten die Kosten jedoch bei 2 $/kg bleiben, gibt es wenig wirtschaftliches Produktionspotenzial: unterhalb dieser Zahl könnten viele Regionen in der
Lage sein, ausreichende inländische Versorgung bereitzustellen.
Referenz [38] untersucht detailliert die Aussichten im Handel mit Wasserstoff:
die Geschwindigkeit, mit der sich der gehandelte Teil von Wasserstoff entwickelt,
ist ein „geschwindigkeitsbestimmender Schritt“ auf dem Weg zu Netto-Null
bis 2050. Auf fundamentaler Ebene nimmt der Handel mit zunehmenden Unterschieden in und der Entwicklung der CAPEX-Kosten der notwendigen Infrastruktur und der „gewichteten durchschnittlichen Kapitalkosten“ (WACC) zur
Finanzierung des Baus der Infrastruktur im Allgemeinen zu, insbesondere jedoch
der für die Stromerzeugung. Referenz [26] stellt fest, dass „…Von den verschiedenen technischen und wirtschaftlichen Faktoren, die bestimmen, wie viel es

32

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

kostet, Wasserstoff durch Wasserelektrolyse zu produzieren, sind die relevantesten
die Stromkosten, die Investitionskosten, den Umwandlungswirkungsgrad und
die jährlichen Betriebsstunden. …“: es ist vielleicht heilsam, die Bedeutung der
Kapitalkosten im Auge zu behalten.
Ebenso grundlegend ist der Einfluss von Themen wie „…Energiesicherheit,
das Vorhandensein gut etablierter Handels- und diplomatischer Beziehungen,
bestehende Infrastruktur und Stabilität des politischen Systems, unter anderem…“.
Während der Transport einen relativ kleinen Anteil an den Gesamtkosten ausmacht, beinhalten die Art und der Standort der Infrastruktur lokale Abwägungen
zwischen Transport und Produktionskosten. Tatsächlich könnte für einige geografische Gebiete die Abwägung nicht wie man Wasserstoff handelt, sondern ob
man stattdessen Strom handelt [54] (oder dessen Derivate). Pipelines oder Schiffe
sind weniger effizient als Strom, aber Pipelines und Schiffe können größere
Mengen transportieren; und Schiffe bieten den wichtigen Vorteil der Flexibilität, mehrere Lieferanten und Häfen zur Entladung ihrer Ladung zu nutzen. Die
Transportinfrastruktur für Wasserstoff und Derivate kann spezialisierte und daher
kostspielige Infrastruktur implizieren, deren Bau ebenfalls Zeit in Anspruch
nehmen wird. Dies gilt sowohl für verflüssigten Wasserstoff32 als auch für neue
Pipelines, da letztere eine Bewertung der gesamten – und meist grünen – Lieferkette erfordert, um die banale Frage des Rohrdurchmessers klären zu können.
Beschränkt man die Diskussion auf Wasserstoff und seine Derivate, sind drei
Schlussfolgerungen für das Thema dieses Buches relevant.
• Erstens müssen die aktuellen Kosten über die gesamte Wertschöpfungskette
sinken, damit globaler Handel stattfinden kann, und dies hängt unter anderem
von der Fertigungsgröße ab.
• Zweitens folgt aus dem ersten, dass der Handel im Jahr 2030 nur durch große
Pilotprojekte „…zwischen Exporteuren mit guten Ressourcen und günstigen
Finanzierungsbedingungen und Importeuren mit Energie- oder Klimapolitiken,
die die zusätzlichen Kosten von grünem und blauem Wasserstoff im Vergleich
zu grauem bezahlen…“ angetrieben wird.
• Drittens deutet die Analyse von [38] darauf hin, dass bei ausreichendem
Umfang und Output33 dedizierte erneuerbare Energien für die Wasserstofferzeugung einschließlich des Transports zu Kosten von grünem Wasserstoff
zwischen 1 und 1,5 $/kg führen könnten, was als langfristiges Ziel angesehen
wird.
Es ist wichtig zu betonen, dass: (a) der erforderliche Umfang hauptsächlich
aus Anwendungen und Nutzungen andere als für mechanischer Leistung von
Maschinen, sei es thermische oder elektrische Motoren, die von Brennstoffzellen

32 Die

Umwandlung in die flüssige Phase, deren Lagerung und die Schiffe sind teuer: vielleicht
überraschend ist die Investition im Importhafen gering.
33 Referenz [38] schätzt, dass dies bis zu 15 Jahre dauern wird: „Umfang“ bedeutet Projekte von
0,65 und 0,95 MT/Jahr für Ammoniak und flüssigen Wasserstoff, zum Beispiel.

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

33

angetrieben werden, kommen wird; (b) Umfang allein nicht ausreicht, um die
Kosten zu senken, da technische Innovation34 in allen Teilen der Wertschöpfungskette erforderlich ist, einschließlich der energetischen Kosten der Wasserstoffverflüssigung und der Rückumwandlung vom Wasserstoffträger zu Wasserstoff [38].

6 Wasserstoff: Internationale Verteilung und
Massenspeicherung
Die Produktion von Wasserstoff wird wahrscheinlich in einigen Teilen der Welt,
wie dem Nahen Osten und Nordafrika, billiger bleiben als in anderen, wie der
Nordsee, und impliziert, dass es, wie oben erwähnt, erheblichen Handel geben
wird. Es gibt jedoch nicht zu vernachlässigende Kosten, die mit dem Transport von Wasserstoff verbunden sind, der entweder als Gas durch Pipeline, als
kryogene Flüssigkeit per Schiff (oder für kürzere Entfernungen und geringere
Mengen per Straßentanker), gebunden an einen flüssigen organischen Wasserstoffträger (LOHC) oder sogar durch Umwandlung von Wasserstoff in Ammoniak
transportiert werden kann. Referenz [26] berichtet, dass allein die Infrastruktur für
die Verteilung von Wasserstoff an Endverbraucher (d. h. Tankstellen, Pipelines,
Lagerung und Import-/Exportterminals) je nach Szenario zwischen 14 und 18 %
der globalen kumulativen Investitionen bis 2050 ausmachen könnte.
Ein Beispiel für die Nutzung einer Pipeline ist das Projekt innerhalb Europas,
der European Hydrogen Backbone (EHB) Vorschlag [56], bei dem Wasserstoffgas
per Pipeline in 21 Länder (einschließlich der Schweiz und des Vereinigten Königreichs) transportiert werden soll. Der EHB wird bis 2040 letztendlich 39.700 km
Pipelines umfassen, wobei 69 % umgenutzte Erdgasnetze und 31 % neu gebaute
Wasserstoffpipelines sein werden.
Die Umwandlung von gasförmigem in flüssigen Wasserstoff erfordert einen
Arbeitsaufwand, der 25–40 % des Produkts entspricht, wobei großtechnische
Systeme höhere Wirkungsgrade erreichen, im Gegensatz zur Verflüssigung von
Erdgas, die nur 10 % des Energiegehalts von Erdgas verbraucht [20, 57]. Der
Wasserstoff muss auf –253 °C abgekühlt werden, was eine Lagerung in teuren
Dewar-ähnlichen Flaschen (doppelwandig, vakuumgetrennt) mit „Boil-off“
erfordert, der etwa 0,4 % pro Tag betragen kann [57]. Dieses Boil-off kann genutzt

34 Referenz

[55] erwähnt, dass „…Trotz einiger Elektrolyseur-Designs, die bereits kommerziell
sind (alkalisch und PEM), können sie ohne politische Unterstützung nicht mit traditionellen
Wasserstoffproduktionstechnologien konkurrieren. Die Unterstützung der bereits starken
Innovationsaktivität im Sektor wird dazu beitragen, wichtige Ziele schneller zu erreichen, wie
höhere Wirkungsgrade, verbesserte Widerstandsfähigkeit gegen Degradation und geringeren
Materialbedarf. Dies würde sowohl die Herstellungskosten von Elektrolyseuren als auch die
Produktionskosten von Wasserstoff erheblich senken. Darüber hinaus wird die Unterstützung
der Technologien, die noch nicht kommerziell verfügbar sind (SOEC und AEM), ihnen helfen,
schneller die Marktreife zu erreichen.“.

34

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

werden, um ein Transportschiff anzutreiben, sodass es nicht verschwendet werden
muss. Trotz dieser Hindernisse existiert ein Pilotprojekt für den Transport von
flüssigem Wasserstoff zwischen Australien und Japan [58]. Die Referenz [40]
bietet eine Technologieübersicht über flüssigen Wasserstoff (Technologiestatus;
Projektpipeline; Verflüssigung; Versand und Rückumwandlung in die Gasphase)
im Detail und kommt zu dem Schluss, dass flüssiger Wasserstoff für Entfernungen
bis zu 4000 km und auch für die größten Projektkapazitäten kostengünstig sein
kann. Die Referenz [51] berichtet, dass der Transport von flüssigem Wasserstoff per Schiff $1,7–2,3/kg H2 für flüssigen Wasserstoff für eine Entfernung von
10.000 km kostet (alternativ sind es energetische Kosten von $14–19/GJ), während
es für Ammoniak nur $40–60/t NH3 (energetische Kosten von $2–3/GJ) sind. Die
Referenz [51] erwähnt, dass die Kosten im Jahr 2030, einschließlich Produktion
und Seetransport, jeweils $22–35/GJ ($2,6–4,2/kg) für Wasserstoff, aber deutlich
niedriger bei $14–27/GJ ($260–500/t) für Ammoniak sind.
„Materialbasierte“ Speichertechnologien umfassen Sorbentien, Metallhydride
und chemische Speichermaterialien [59, 60]. Eine solche Methode mit einigem
Potenzial [61] sind die flüssigen organischen Wasserstoffträger (LOHC), wie
Methylcyclohexan oder Bibenzyltoluol mit Energiedichten von etwa 10 GJ m−3
, die eine kovalente Bindung zwischen dem Wasserstoff und dem LOHC bilden
und so Energiedichten unter Umgebungsbedingungen erreichen, die mit flüssigem
Wasserstoff vergleichbar sind. LOHCs haben ähnliche Eigenschaften wie Rohöl
und Ölprodukte, und ihr Hauptvorteil besteht darin, dass sie als Flüssigkeiten
ohne Kühlung transportiert werden können. Diese Technologie kann sowohl für
die langfristige Speicherung im kleinen Maßstab als auch für den Langstreckentransport anwendbar sein [62]. Es gibt energetische Kosten von bis zu 40 % des
Wasserstoffs, die mit dem „Beladen“ und Entladen des Wasserstoffs verbunden
sind, von denen ein Teil zurückgewonnen werden kann. Die Referenz [40] diskutiert LOHC ausführlicher und schlägt vor, dass es einen begrenzten Einfluss auf
den globalen Handel haben kann, wobei darauf hingewiesen wird, dass die Trägermoleküle selbst teuer sein können [51].
Die Umwandlung von Wasserstoff in flüssiges Ammoniak ist ein Mittel für
den wirtschaftlichen, großvolumigen Langstreckentransport (per Straße, Schiene,
Schiff oder Pipeline) des Wasserstoffs, wobei das Ammoniak als „Trägermolekül“ fungiert und seine relativ hohe Energiedichte (12,92 oder 14,4 MJ/L35
[63], je nachdem, ob es bei 20 °C und 10 bar oder bei –33 °C und 1 bar gelagert
wird. Diese Dichte ist nicht nur wesentlich höher als die von flüssigem Wasserstoff, sondern auch vergleichbar mit der von Methanol [52] und Wasserstoffgehalt
(flüssiges Ammoniak enthält mehr Wasserstoffmasse pro Volumeneinheit (107,7
oder 120 %) als flüssiger Wasserstoff), jeweils bei mäßigem Behälterdruck und
-temperatur. Die Umwandlung von elektrolytischem Wasserstoff in Ammoniak
bedeutet jedoch einen Verlust von etwa der Hälfte der elektrischen Energiezufuhr
[64] und zwischen 7 und 18 % der im Wasserstoff enthaltenen Energie [29].

35 Berechnet

basierend auf dem unteren Heizwert einer stöchiometrischen Menge Wasserstoff.

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

35

Es gibt umfangreiche und langjährige Erfahrungen mit der Technologie
und den Kosten für den Transport und die Lagerung von Ammoniak. Referenz
[65] stellt fest, dass der internationale Handel derzeit 20 Mt Ammoniak pro
Jahr umfasst, die durch etwa 200 Häfen mit Ammoniakterminals transportiert
werden. Es ist jedoch zu beachten, dass Ammoniak nicht nur einen unangenehmen
und stechenden Geruch hat, sondern auch beim Einatmen giftig und eine gefährliche Substanz ist. Dennoch wird es weit verbreitet als Kältemittel verwendet,
und es gibt erhebliche Erfahrungen in der Industrie für den sicheren Umgang
damit. Die Transportkosten von Ammoniak und anderen Wasserstoffträgern
werden ausführlich in einem speziellen Bericht [38] behandelt: Die Kosten sind
eine Funktion der Entfernung und der Projektgröße, aber im Großen und Ganzen
sind die Kosten ein Zehntel der von flüssigem Wasserstoff [52] auf der Straße und
noch geringer, wenn der Transport per Schiff erfolgt. Die Infrastruktur für den
Transport von Ammoniak ist gut entwickelt, und Ref. [40] kommt zu dem Schluss,
dass der Transport von Wasserstoff in Form von Ammoniak „…am attraktivsten
für die breiteste Palette von Entfernungs- und Größenkombinationen…“ ist. Da
die Pipelinekosten linear mit der Entfernung steigen, können Schiffe ab etwa 4000
km günstiger sein, aber die Kosten für eine Pipeline sinken drastisch, wenn sie
für den Transport von Erdgas umgerüstet werden kann. Derzeit liegen die Kosten
für den Transport von Wasserstoff unter Verwendung von Ammoniak, LOHC
oder Verflüssigung im Bereich von 6,5–17,3 $/kg H2 mit schnell fallenden Kosten
bei zunehmendem Projektumfang. Bis 2030 liegen die Kosten bei 2,5 bis über 7
$/kg H2 über eine Entfernung von 10.000 km, vorausgesetzt, es handelt sich um
Anlagen von 0,5 Mt H2/Jahr, die auf etwa 1 $/kg H2 sinken, vorausgesetzt, es
handelt sich um eine Anlage von 1,5 Mt H2/Jahr. Die Entscheidung über die
physische Form, in der Wasserstoff transportiert werden soll (als Flüssigkeit,
über LOHC oder als Ammoniak), hängt vom Handelsvolumen (die dominierende
Variable), der Entfernung, über die er transportiert werden soll, und den Infrastrukturkosten ab. Es gibt daher viele Variablen zu berücksichtigen, nicht zuletzt
die Kapitalkosten. Ein weiterer Aspekt ist, ob das Ammoniak in hochreinen
Wasserstoff zurückverwandelt werden muss (zum Beispiel für den Einsatz
in Brennstoffzellen), da dies zu weiteren Umwandlungsverlusten und Kosten
führt. Derzeit bleiben kohlenstoffarmer Wasserstoff und Ammoniak im Vergleich
zu Erdgas und LNG [51] teure Brennstoffe.
Da ein zunehmender Anteil des Stroms durch Windturbinen und Solar-PV
erzeugt wird, mit unvermeidlich variabler Leistung, besteht die Möglichkeit,
dass die Nachfrage größer ist als das Angebot. Es wird dann einen zunehmenden
Bedarf an großflächiger Energiespeicherung geben [66]. Referenz [67] behandelt
dieses Thema ausführlich: Der Aspekt, der für den Umfang dieses Buches relevant
ist, ist, wie Wasserstoff den potenziellen zukünftigen Bedarf für Zeiten niedriger
Produktion aufgrund sonnenloser, windstiller Tage (die sogenannte Dunkelflaute)
decken kann. Für diese Perioden, die in großen Bruchteilen von mehreren Wochen
gemessen werden, ist die chemische Speicherung von Energie in Form von geologisch gespeichertem Wasserstoff eine potenziell attraktive Lösung, wobei die
Energie des Wasserstoffs entweder durch Gasturbinen oder Brennstoffzellen

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

36

wieder in Strom umgewandelt wird. Längere Perioden entstehen, die als saisonale
Energiespeicherung bezeichnet werden, und ‚verschieben‘ Energie (die sonst im
Frühjahr gekürzt worden wäre) auf andere Zeiten des Jahres, in denen die Nachfrage die Stromerzeugung durch diese variablen erneuerbaren Quellen übersteigt. Ein Szenario, das in Abb. 23 [67] gezeigt wird, besteht darin, geologisch
gespeicherten Wasserstoff entweder durch Gasturbinen oder Brennstoffzellen zu
leiten. Abb. 24 [28] fasst die Energieverluste nur für die Wiederherstellung des
Wasserstoffs bei Verwendung von flüssigem Wasserstoff, Ammoniak und LOHC
als Transportmittel zusammen. Referenz [64] bewertet den Wirkungsgrad der
‚elektrischen Rückgewinnung‘ unter Verwendung von Ammoniak und Wasserstoff als chemische Mittel zur Speicherung erneuerbarer Energie für Zeiten, in
denen die Nachfrage das Angebot übersteigt und gespeichertes Ammoniak zur
Wiederherstellung der Stromversorgung verwendet wird. Ihre Ergebnisse zeigen
einen Wirkungsgrad von etwa 24–26 %: Die kryogene Speicherung von Wasserstoff senkt diesen Wirkungsgrad auf 17 %. Wie dem auch sei, ein Vorteil ist, dass
Ammoniak auch direkt als Brennstoff verwendet werden kann.
Nichtsdestotrotz ist die geologische Speicherung kosteneffektiv für die
Speicherung von Energie über längere Zeiträume [26, 68]. Salzstöcke werden
derzeit beispielsweise im Vereinigten Königreich und in den USA zur unterirdischen Speicherung von Wasserstoff verwendet: Diese dichten zufriedenstellend
ab und bieten einen hohen Speicherwirkungsgrad bei niedrigen Betriebskosten

WasserstoffSpeicher
system

Elektrolyseur

Verdichter
station
Brennstoff
zelle

Gas
turbinen
kraft
werk

Unterirdische
Kaverne

Abb. 23 Skizze eines Wasserstoffspeichersystems. Leistungsbezogene Komponenten sind in Rot
und Energiekomponenten in Gelb beschriftet. Das Bild ist nicht maßstabsgetreu. Nachgedruckt
aus Ref. [67]

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

37

Flüssiger
Wasserstoff

Verflüssigung

Versand

Wiederver
dampfung

Ammoniak

Haber-BoschSynthese

Versand

Cracken von
Ammoniak

Hydrierung

Versand

Dehydrierung

Flüssiger
organischer
Wasserstoffträger

Abb. 24 Energie, die entlang der Umwandlungs- und Transportkette in Wasserstoffäquivalenten
verfügbar ist, 2030. Anmerkungen LH2 = verflüssigter Wasserstoff; NH3 = Ammoniak; LOHC
= flüssiger organischer Wasserstoffträger. Zahlen zeigen den verbleibenden Energiegehalt
von Wasserstoff entlang der Versorgungskette relativ zu einem Anfangswert von 100, wobei
angenommen wird, dass alle Energiebedarfe der Schritte durch den Wasserstoff oder wasserstoffbasierten Brennstoff gedeckt werden. Für LH2 stellen gestrichelte Bereiche die Energie
dar, die durch die Verwendung der Abgasgase als Schiffsbrennstoff zurückgewonnen wird, was
den oberen Bereichszahlen entspricht. Für NH3 und LOHC stellt der gestrichelte Bereich die
Energieanforderungen für den Einwegversand dar, die in den unteren Bereichszahlen enthalten
sind. Nachgedruckt aus Ref. [28]

und geringen Landkosten. Darüber hinaus ist das Risiko einer Kontamination
des Gases gering, was eine wichtige Überlegung ist, sollte der Wasserstoff von
Brennstoffzellen verwendet werden. Erhebliche Mengen an Speicherplatz werden
benötigt, wenn Wasserstoff im Kontext der saisonalen Speicherung oder sogar
zur Gewährleistung der Systemresilienz verwendet wird, wobei geeignete Standorte je nach Faktoren wie der erforderlichen Speicherkapazität, der Speicherdauer,
der Entladerate und dem Standort der Anlage ausgewählt werden [51]. Bis 2050
könnte laut einer Schätzung [36] ein Speicherbedarf von 2000 TWh bestehen; und
es wird auch Bedarf an Bunker- und Speicherinfrastruktur in Häfen geben, ohne
die ein erheblicher Handel nicht möglich ist. Referenz [28] stellt fest, dass die
Umnutzung von LNG-Terminals für Wasserstoffregierungen in Betracht gezogen
wird, warnt jedoch, dass selbst die Umnutzung teuer ist, da Flüssigwasserstofftanks halb so teuer sind wie LNG-Tanks und die Kosten der erforderlichen LNGTanks die Hälfte der CAPEX des Terminals ausmachen. In jedem Fall müssen
Tanks des erforderlichen Volumens noch gebaut werden, und daher sind die
Kosten unsicher, was in Kombination mit der Unsicherheit über das erforderliche
Volumen zu einer Zurückhaltung bei der Investition führt.
Die Bedingungen, unter denen eine solche Speicherung wirtschaftlich machbar
wird, hängen von mehreren Faktoren ab, wie von [67] diskutiert. Referenz [66]
berichtet, dass für 120 h Speicherzeit Wasserstoff mit geologischer Speicherung

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

38

eines der günstigsten von 14 Kandidatenspeichersystemen ist. Die wirtschaftliche Rentabilität einer solchen saisonalen Speicherung von Wasserstoff verbessert
sich, wenn die Kosten für Elektrolyseure gesenkt und fortschrittliche NiedrigNOx-Gasturbinen entwickelt werden können, obwohl Ref. [66] vorschlägt, dass
die Verwendung von Brennstoffzellen der Art, die für schwere Anwendungen
verwendet werden, von Vorteil sein könnte. Das Ausmaß, in dem die geologische Speicherung machbar ist, hängt von der Verfügbarkeit geeigneter und
entsprechend dimensionierter Kavernen ab, die mit der Menge an Energie, die in
Form von Wasserstoff gespeichert werden muss, übereinstimmen.
Ammoniak kann auch ein Medium für die langfristige (z. B. saisonale)
Energiespeicherung zur späteren Nutzung sein: Referenz [65] stellt fest, dass
Ammoniak um eine Größenordnung billiger ist als Batterien zur Speicherung von
Energie für intersaisonale Zeiträume. Diese Strategie kann nützlich sein, wenn
geeignete Speicher, beispielsweise in Salzkavernen, für Wasserstoff nicht verfügbar sind. Referenz [52] stellt fest, dass die Ammoniakspeicherung in dieser Form
eine gewisse Flexibilität in Bezug auf die Größe und den Standort der Speichertanks sowie in Bezug auf die anschließende Verteilung bietet. Die Speicherkostenschätzungen werden voraussichtlich vergleichbar sein mit beispielsweise der
Speicherung von Wasserstoff in Salzkavernen, obwohl die Kosten für gekühltes
Ammoniak höher sind. Das Ammoniak kann wieder in Wasserstoff und Stickstoff
umgewandelt werden, um den Wasserstoff zu nutzen, aber dies führt zu einem
Energieverlust von zwischen 15 und 33 % [40, 52]. Während es einen gewissen
Konsens darüber gibt, dass Ammoniak Potenzial als Energiespeichermedium hat,
zweifelt Ref. [63] daran, ob es im Vergleich zu flüssigem Wasserstoff einen Vorteil
in Bezug auf den „Power-to-Fuel-to-Power“-Wirkungsgrad als Wasserstoffträger
hat. Im Gegensatz dazu argumentiert Ref. [69], dass „…Ammoniak eine hervorragende Möglichkeit bleibt, [erneuerbare Energie] in Wasserstoff und dann in
Ammoniak umzuwandeln, es an Orte mit geringer erneuerbarer Energieintensität
zu transportieren und das Ammoniak wieder in Wasserstoff für den lokalen Verbrauch umzuwandeln…“. Es gibt Kompromisse zwischen den Energieverlusten,
die durch die Rückumwandlung in Wasserstoff entstehen (etwa 25–30 % je nach
erforderlicher Wasserstoffreinheit), und den Vorteilen der einfachen Transport- und
Lagermöglichkeiten von Ammoniak [51]. Alternativ kann das Ammoniak direkt
als Brennstoff verwendet werden, wodurch dieser Verlust vermieden und kein
Kohlendioxid ausgestoßen wird: jedoch werden NOx -Emissionen (insbesondere
Distickstoffmonoxid N2 O – können entstehen, was ein starkes Treibhausgas ist)
freigesetzt, die schädlich für die Umwelt sind und minimiert werden müssen.36

36 Siehe

Refs. [70, 71].

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

39

Grünes Ammoniak

Inländischer
Verbrauch

Bruttohandel

Wiederausfuhren

Netto-Handel

Wasserst
offträger

Nachfrage

Strom

Versand

Andere
Verwen
dungen

Andere
Produktionswege

Düngemittel

Abb. 25 Globales Energiebilanz für Ammoniak in einem optimistischen Technologieszenario im
Jahr 2050. Nachgedruckt aus Ref. [38]

7 Ammoniak als Brennstoff
Wie im vorhergehenden Absatz angedeutet, kann Ammoniak als kohlenstofffreier
Brennstoff verwendet werden,37 ohne Rückumwandlung in Wasserstoff, hauptsächlich für den maritimen Antrieb, aber auch für die stationäre Stromerzeugung.
Abb. 25 zeigt die relative Bedeutung von Ammoniak als Brennstoff für Schiffsmotoren in einem Szenario [38]. Laut dem IRENA 1,5 °C-Szenario wird die
Nutzung von Ammoniak im maritimen Sektor bis 2050 eine große neue Nachfrage von 197 Mt sein, und es wird eine weitere neue Nachfrage von 127 Mt bis
2050 als Wasserstoffträger geben [72]. Referenz [65] sieht auch die Möglichkeit,
Ammoniak als Brennstoff für Schiffe sowie im Energiesektor zu nutzen, mit ähnlich großen Volumina. Das Ausmaß dieser Volumina sollte mit der aktuellen Nachfrage nach Ammoniak verglichen werden, die 183 Mt/Jahr beträgt [38].

37 Es

gibt mehrere andere Brennstoffe, die Wasserstoff als Rohstoff verwenden, einschließlich
Methanol und „nachhaltigem Flugkraftstoff“, die in diesem Kapitel nicht berücksichtigt werden,
da diese ebenfalls Kohlenstoff enthalten und um erneuerbar zu sein, Kohlenstoff entweder aus
Biomasse oder direkter Luftabscheidung benötigen. Derzeit ist unklar, wie hoch die Kosten
solcher Brennstoffe sind, aber sie scheinen teuer zu sein.

40

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

Die Kosten für die Produktion von Ammoniak sinken, wenn das Produktionsvolumen für alle Verwendungen steigt. Referenz [38] schätzt, dass bis 2050
und unter Annahme eines 1,5 °C-Szenarios 12 % der Endenergienachfrage
für die Produktion von Wasserstoff (74 EJ/Jahr) verwendet werden, wobei ein
Viertel davon international gehandelt wird, von dem 55 % per Pipeline transportiert werden, hauptsächlich in Europa und Lateinamerika. Die verbleibenden
45 % würden überwiegend als Ammoniak verschifft, wobei der größte Teil des
Volumens ohne Rückumwandlung verwendet würde. Die weltweite Ammoniaknachfrage würde bis 2050 etwa 690 Mt NH3/Jahr betragen,38 aber nur ein Fünftel
würde im Kontext eines „Wasserstoffträgers“ verwendet werden [38]. Referenz
[38] prognostiziert, dass bei einer optimistischen Annahme über Kostensenkungen
bis 2050 die Kosten für die Wasserstoffproduktion von etwa 5 $/kg H2 auf etwa
1 $/kg H2 sinken werden und die Kosten für den Versand von Ammoniak über
20.000 km von 8 $/kg H2 auf 0,8 $/kg H2 sinken werden, was zu 1,5–2 $/kg für
gelieferten Wasserstoff führen wird.39 , 40 Damit dies geschieht, wird die erneuerbare Stromproduktion, die der Wasserstoffproduktion gewidmet ist, etwa 10.000
GW betragen (derzeit beträgt die gesamte Wind- und Solarstromerzeugung
etwa 1600 GW). Referenz [26] sehen den Schiffsverkehr im Jahr 2030 als den
zweitgrößten Verbraucher von Wasserstoff und wasserstoffbasierten Brennstoffen unter den Verkehrsträgern. Im Net Zero Emissions Szenario der IEA
deckt Ammoniak 8 % des gesamten Kraftstoffbedarfs der Schifffahrt und Wasserstoff 2 %. Das Tempo, in dem sich diese Entwicklungen vollziehen, könnte durch
die Geschwindigkeit begrenzt sein, mit der Häfen die Bunker-Infrastruktur für
Wasserstoff und Ammoniak entwickeln. Einige Häfen haben jedoch bereits damit
begonnen (z. B. der Hafen von Valencia, der Hafen von Honolulu, die Häfen von
Auckland, der Hafen von Los Angeles und der Hafen von Antwerpen).

38 Der aktuelle Bedarf beträgt 183 Mt/Jahr, was 32 Mt H /Jahr entspricht oder nur 6 % der welt2
weiten Wasserstoffnachfrage im Jahr 2050. Zum Vergleich: Der globale LNG-Markt betrug im
Jahr 2020 356 Mt, was 150 Mt H 2/Jahr entspricht [38].
39 Dieser Preis entspricht dem LNG-Angebot zu den Preisen von 2020.
40 „…Jedes Land, das entscheidet, ob es Wasserstoff im Inland produzieren oder importieren soll,
muss alle Lieferkosten entlang der gesamten Lieferkette berücksichtigen, von der Produktion
und dem Transport bis zur Endanwendung. Die IEA schätzt, dass der Import von Wasserstoff,
der aus Solar-PV in Australien produziert wird, nach Japan (<4,20 $/kg H 2) bis 2030 etwas
weniger kosten wird als die inländische Produktion aus erneuerbaren Energien (4,50 $/kg H 2).
Während die Produktion von Wasserstoff aus Erdgas mit CCUS in Japan noch weniger kosten
könnte (1,85 $/kg H 2), könnte der Zugang zu CO 2-Speichern ein begrenzender Faktor sein….
Im Fall des Exports von Wasserstoff aus dem Nahen Osten nach Europa ist es unwahrscheinlich, dass importierter Wasserstoff (2,60–3,80 $/kg H 2) im Jahr 2030 wettbewerbsfähig mit der
inländischen Produktion (2,30 $/kg H 2) sein wird. Wenn jedoch Ammoniak direkt verwendet
werden kann (z. B. in der chemischen Industrie oder als Brennstoff im Schiffs- oder Energiesektor), können Rückumwandlungsverluste vermieden und die Lieferkosten auf 1,80 $/kg H 2 für
diese Handelsverbindungen gesenkt werden, was wettbewerbsfähig wäre…“ [26].

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

41

8 Wasserstoff für den Landverkehr
Laut Ref. [26] werden Straßenfahrzeuge im Jahr 2030 zwischen 58 und 45 % des
Wasserstoffs und der wasserstoffbasierten Brennstoffe gemäß den IEA-Szenarien
„Angekündigte Zusagen“ und „Netto-Null-Emissionen“ verbrauchen. Der Wasserstoff kann entweder als Brennstoff für eine Brennstoffzelle oder einen Verbrennungsmotor verwendet werden: Der Vorteil der Brennstoffzelle besteht darin,
dass sie einen höheren Brennstoffumwandlungswirkungsgrad aufweist und keine
schädlichen Schadstoffe in ihrem Abgas produziert. Derzeit berichtet jedoch Ref.
[26], dass die Gesamtkosten für den Besitz von Brennstoffzellen-Schwerlast-Lkw
10–45 % höher sind als für Diesel-Lkw mit Verbrennungsmotor. Bis 2050 wird
jedoch erwartet, dass die Gesamtkosten für den Besitz um die Hälfte oder mehr
sinken.
Wie dem auch sei, für die Bordlagerung ausreichender Mengen an Wasserstoff [73] für wasserstoffbetriebene Fahrzeuge hat das US-Energieministerium
(vor etwa zwei Jahrzehnten) umfangreiche technische Ziele41 für die Verbraucherakzeptanz (zum Beispiel Reichweite, Kosten, Sicherheit, Leistung usw.) festgelegt. Kurz gesagt, diese Ziele, die gravimetrische und volumetrische Kapazitäten
einschlossen [74], sollen es ermöglichen, 4–10 kg nutzbaren Wasserstoffs eine
Reichweite von 300–500 Meilen zu geben [34, 75, 76]. Es gibt mindestens vier
verschiedene Möglichkeiten, Wasserstoff an Bord eines Fahrzeugs zu speichern,
kategorisiert als Tanks, chemische Hydride, Metallhydride und Kohlenstoff/
Sorbentien, aber das Erreichen der Ziele mit diesen Ansätzen ist herausfordernd
[60]. Referenz [77] berichtet über eine frühe Bewertung der Well-to-WheelKosten, Energiewirkungsgrade und Treibhausgasemissionen für diese Technologien und zeigt die Mängel jeder einzelnen auf: Keine hat bisher das ultimative
volumetrische Wirkungsgradziel des DOE erreicht.
Derzeit wird Wasserstoff als komprimiertes Gas bei entweder 350 oder 700
bar gespeichert, wobei Tanks auf Basis der Typ-III- (metallbeschichtet) und TypIV- (polymerbeschichtet) Kohlenstoff-Verbundtechnologie verwendet werden
[57, 78]. Referenz [74] schätzte, dass für 350 bar und Typ-IV-Tanks die gravimetrische Kapazität zur Lieferung von 5,6 kg Wasserstoff etwa 5,5 % beträgt, was
das DOE-Ziel für 2015 erfüllte (aber das langfristige DOE-Ziel von 7,5 % verfehlt): das heißt, dass das Gewicht des Tanks etwa 20-mal so hoch ist wie das des
gespeicherten Brennstoffs. Die volumetrische Kapazität beträgt etwa 18 kgm−3
H2, was weit unter dem 2010 gesetzten Ziel von 28 kgm−3 H2 liegt. Bei 700 bar
betragen die entsprechenden Werte 5,3 % und etwa 27 kgm−3 H2, wobei letzterer
weit unter dem 2015-Ziel von 40 kgm−3 H2 und weit unter dem endgültigen
DOE-Ziel von 70 kgm−3 H2 liegen. Obwohl Kostenschätzungen für die Massenproduktion erheblichen Unsicherheiten unterliegen, liegen die „Basisfall“-Werte

41 Diese

gelegt.

Ziele wurden mit den Anforderungen von Brennstoffzellenfahrzeugen fest im Blick fest-

42

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

zwischen etwa 15 und 18 $/kWh, was einen Faktor von 4 bis 5-mal höher ist als
das Ziel für 2010, wobei die Kosten für Kohlefaser-Verbundmaterial ein wichtiger
Faktor sind. Referenz [79] zeigt, dass der Ersatz von Epoxidharz durch kostengünstiges Vinylesterharz die gravimetrische Kapazität auf 4,3 % verbessert, aber
die volumetrische Kapazität leicht verschlechtert. Eine Lebenszyklusanalyse von
Ref. [80] zeigt bemerkenswerterweise, dass der Beitrag solcher Wasserstofftanks
vergleichbar mit dem des Gleiters und der Brennstoffzelle ist und der „Hauptverursacher des Klimawandels“ ist. Obwohl sich dieser Absatz auf Verbraucherfahrzeuge bezieht, steht die Onboard-Speicherung von Wasserstoff für mittelschwere
und schwere Nutzfahrzeuge (sei es mit Brennstoffzelle oder Verbrennungsmotor)
vor ähnlichen – wenn auch etwas weniger strengen – Herausforderungen.
Der Bordvorrat in einem Fahrzeug beinhaltet einen energetischen Aufwand,
der mit dem Druck des Wasserstoffgases verbunden ist.42 zu einem der beiden
aktuellen Standards, nämlich 350 und 700 bar (es gibt auch Kosten, die mit der
Abgabe in verflüssigter Form verbunden sind43 , 44) Abb. 26 [81] zeigt, dass die
Energiedichten (MJ/Liter) dieser drei Wasserstoffformen, in jeder Form, um
ein Vielfaches kleiner sind als die von kommerziellen Kohlenwasserstoffbrennstoffen.45 Daher kann die gasförmige Bordlagerung in einem Fahrzeug46 im
Allgemeinen mehr Platz für Tanks erfordern als für einen Kohlenwasserstoffbrennstoff für die gleiche Reichweite, und die Tanks selbst müssen so gebaut
sein, dass sie diesen hohen Drücken standhalten, was zwangsläufig erhebliche
Auswirkungen auf ihr Gewicht, Volumen47 und Kosten haben, wie im vorangegangenen Absatz kurz beschrieben [74, 78] detaillierte Analysen für den Einsatz
in Personenkraftwagen). Wenn man von einem Wasserstoff-Rohstoff bei 0,1 MPa
ausgeht, erfordert die Speicherung bei 80 MPa eine isotherme Kompressionsarbeit
von 2,21 kWh/kg oder 8 MJ/kg [82], während die adiabatische Kompressionsarbeit etwa 22 MJ/kg erfordert. In der Praxis könnte ein mehrstufiger, zwischengeschalteter Kompressor, der zwischen diesen beiden theoretischen Grenzen
arbeitet, etwa 12 % des Energiegehalts des Wasserstoffs bei 80 MPa erfordern

42 Die

entsprechenden Dichten sind 24 und 40 kg m−3 [57].
–252 °C und 1 bar.
44 Diese werden als „physikalisch basierte“ Methoden im Gegensatz zu „materialbasierten“ kategorisiert.
45 Die Energiedichte ist jedoch höher als die der aktuellen Lithium-Ionen-Batterien, was der
Grund dafür ist, diese Form des Energievektors für mittelschwere und schwere Lastwagen und
die Schifffahrt in Betracht zu ziehen.
43 Bei

46 Wenn

eine Brennstoffzelle verwendet wird, hängt die Tankgröße von der relativen Brennstoffumwandlungseffizienz im Vergleich zu einem Verbrennungsmotor ab.
47 Referenz [76] bietet eine detaillierte und fundierte Analyse der gravimetrischen (etwa 2,2 kWh
H 2/kg System; oder etwa 0,07 kg H 2/kg System) und volumetrischen Kapazität (etwa 2 kWh/
Liter System; oder etwa 0,05 kg H 2/L System) für leichte Nutzfahrzeuge, um eine Reichweite
von 300 bis 500 Meilen zu gewährleisten. Diese Zahlen sind nicht direkt auf schwere Nutzfahrzeuge übertragbar, aber die Werte sind aufschlussreich.

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

43

Gravimetrische Dichte (kWh/kg)

Volumetrische Dichte (MJ/L)

Diesel

Volumetrische Dichte (kWh/L)

Abb. 26 Vergleich der
spezifischen Energie (Energie
pro Masse und Volumen) für
verschiedene Brennstoffe.
Nachgedruckt aus Ref. [81]

Benzin

Ethanol

Propan (flüssig)
Methan (flüssig)

Methanol
Methan (250 bar)
H2 (flüssig)

Gravimetrische Dichte (MJ/kg)

,

,

,

,

,

Energie
Eingabe

,

EFFIZIENZ

(33,3 KWh/76,0 kWh)
Energie
ertrag

,

,
Produktion
(PEM-Elektrolyse)

,

MitteldruckKompression

,

Hochdruck
verdichtung

,

Spender
(Vor-Kühlung)

,

*Einschließlich des Restbetrags
der Anlage
Die Energieeffizienz der Kältemaschine
hängt stark von den Schwankungen
der Umgebungstemperatur und dem
Durchsatz der Station ab.

,

Energie
kosten

Abb. 27 Energie, die zur Erzeugung und Abgabe von 1 kg H 2 benötigt wird. Nachgedruckt aus
Ref. [84]

[83]. Die Energie, die zur Erzeugung und Abgabe von gasförmigem Wasserstoff benötigt wird, hängt von den Details der Vertriebskette ab: Abb. 27 zeigt,
für ein bestimmtes Beispiel, die Energie, die zur Erzeugung und Abgabe von 1
kg Wasserstoff benötigt wird, obwohl die kommerzielle Abgabe an das Fahrzeug von der Tankstelle wahrscheinlich ein Kaskadensystem beinhaltet [84]. Es
gibt daher auch erhebliche CAPEX-Kosten, die mit einer Wasserstofftankstelle
verbunden sind [26]. Derzeit können die geringen Mengen an Wasserstoff, die
benötigt werden, zu den relativ wenigen Wasserstofftankstellen auf der Straße (in
kleinem Maßstab: sagen wir weniger als 1 Tonne/Tag [20]) in gasförmiger und
flüssiger Form in „Röhrenanhängern“ und Tankwagen geliefert werden. Skaleneffekte sollten die Herstellungskosten der Komponenten senken, aber eine 30 %ige
Kostenreduktion würde sich aus der Erhöhung der Kapazität der Station von 350
auf 1000 kg/Tag ergeben. Dies wiederum wird die Lieferung des Wasserstoffs per

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

44

Pipeline wirtschaftlich attraktiver machen. In jedem Fall besteht die Notwendigkeit, ein Netzwerk solcher Tankstellen aufzubauen. Die Europäische Kommission
hat im Rahmen des Maßnahmenpakets „Fit for 55“ vorgeschlagen, dass im
Rahmen der Verordnung über den Ausbau der Infrastruktur für alternative Kraftstoffe alle 150 km entlang der Hauptverkehrswege eine Wasserstofftankstelle mit
einer Kapazität von 2 t pro Tag und einem 700-bar-Spender und alle 450 km eine
Station mit flüssigem Wasserstoff eingerichtet werden sollte.

9 Wasserstoff für Schiffe und Flugzeuge
Wie beim Landtransport wird die Rolle des Wasserstoffs teilweise durch
konkurrierende Technologien für die zurückzulegende Strecke und teilweise
durch die Fähigkeit bestimmt, eine angemessene und wirtschaftliche Speicherung
des Kraftstoffs an Bord zu gewährleisten. Im Schiffsverkehr sind für einige
kleine Boote und relativ kurze Strecken, wie Fähren, einige Kreuzfahrtschiffe
und Binnen- und Küstenschiffe, Batterien ein Konkurrent und Brennstoffzellen
ein anderer. Für längere Strecken und für hochseetaugliche Schiffe scheinen
Batterien ausgeschlossen zu sein, und die Energiedichte von gasförmigem Wasserstoff könnte ein begrenzender Faktor sein. Stattdessen könnten flüssige Brennstoffe wie Ammoniak und Methanol, die höhere Energiedichten aufweisen, sich
als tragfähiger erweisen. Für die Luftfahrt scheint die Elektrifizierung des Flugs
unwahrscheinlich, außer für die kürzesten Strecken und kleinsten Flugzeuge:
Beachten Sie, dass beim Start die Triebwerke eines Großraumjets bis zu 300 MW
erzeugen können, was ein Drittel der Leistung eines typischen Kernreaktors entspricht [44]. Flüssiger Wasserstoff scheint für Mittelstreckenflüge Potenzial zu
haben, wie später beschrieben, wobei ein begrenzender Faktor das Volumen ist, das
der Kraftstoff selbst einnimmt: Die Vorlaufzeiten liegen in der Größenordnung von
2035 und 2050 [44]. Langstreckenflüge werden wahrscheinlich mit sogenannten
„nachhaltigen Flugkraftstoffen“ betrieben,48 flüssigen Kohlenwasserstoff-Kraftstoffen, die mit kohlenstoffarmem Wasserstoff synthetisiert werden können. Eine
weitere Diskussion liegt jedoch außerhalb des Umfangs dieses Buches.

10 Wasserstoff: Der Ansatz in der EU
Die Europäische Union hat seit mindestens 2015 Klimaschutzmaßnahmen
ergriffen, und eine spezifische Strategie für „sauberen“ Wasserstoff wurde 2020
angekündigt [85], zusammen mit der Europäischen Allianz für sauberen Wasser-

48 Auch

stoffe.

bekannt als wasserstoffbasierte synthetische Kraftstoffe oder Power-to-Liquid-Kraft-

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

45

stoff, um die großflächige Einführung sauberer Wasserstofftechnologien bis 2030
zu unterstützen. Dies folgte auf die Annahme des europäischen „Green Deal“ im
Jahr 2020, der eine Roadmap zur Reduzierung der Treibhausgasemissionen und
zur Klimaneutralität des Kontinents bis 2050 vorsah. Im Jahr 2021 wurde das „Fit
for 55“ (FF55)-Paket vorgeschlagen, um die Treibhausgasemissionen bis 2030
um 55 % zu reduzieren: Dies wurde 2022 europäisches Recht und wird zur Verdopplung der Solar-PV- und Windkapazitäten der EU bis 2025 und zur Verdreifachung bis 2030 führen. Zuletzt wurde durch die REPowerEU-Mitteilung [86]
im Jahr 2022 dem Europäischen Parlament vorgeschlagen. Diese letzte Mitteilung
erhöht die Menge des für 2030 vorgesehenen erneuerbaren Wasserstoffs erheblich
im Vergleich zum FF55-Paket, einschließlich der Nutzung im Transportwesen.
Daher soll die Menge an erneuerbarem Wasserstoff und den damit verbundenen
Elektrolyseuren auf 20 Mt erneuerbaren Wasserstoff im Jahr 2030 in der EU
beschleunigt werden (davon etwa 4 Mt als Ammoniak, das als wichtige Alternative
zu verflüssigtem Wasserstoff für den internationalen Handel angesehen wird, was
die Möglichkeit modifizierter Regasifizierungsanlagen eröffnet). Darüber hinaus
wird vorgeschlagen, 10 Mt erneuerbaren Wasserstoff zu importieren, hauptsächlich über Pipelines aus der Nachbarschaft und teilweise in Form von Ammoniak
über Schiffe über längere Strecken. Dies stellt 15 Mt mehr dar als das ursprüngliche
FF55-Paket, möglicherweise einschließlich anderer Formen von fossilem Wasserstoff, insbesondere kernkraftbasierter. Die zusätzlichen Investitionen, die durch die
REPowerEU-Mitteilung vorgeschlagen werden, belaufen sich auf zusätzliche 210
Mrd. EUR, was etwa 5 % der gesamten FF55-Investitionen bis 2030 entspricht,
wobei einige speziell auf wasserstoffbezogene Infrastrukturprojekte ausgerichtet
sind (28–38 Mrd. EUR für Pipelines und 6–11 Mrd. EUR für Speicher- und
Terminalanlagen). Von diesem Betrag sind 86 Mrd. EUR für Solar-PV und Wind
vorgesehen, um bis 2027 fast 4 Mt zusätzliche inländische Wasserstoffproduktion
zu erzeugen. Nach 2027 wird vorgeschlagen, 27 Mrd. EUR in Elektrolyseure zu
investieren, um die installierte Kapazität von Elektrolyseuren von 44 GW in FF55
auf 65 GW in REPowerEU zu erhöhen und für die Verteilung von Wasserstoff in
der EU. Dies erfordert bis 2030 etwa 500 TWh zusätzliche Stromerzeugung, was
200–300 Mrd. EUR für zusätzliche erneuerbare Stromerzeugung zu einem Gesamtbetrag von 335–471 Mrd. EUR erfordert. Die europäische Wasserstoffindustrie
schätzt einen Bedarf von etwa 120 GW Elektrolyseurkapazität in der EU bis 2030,
was Investitionen von 50–75 Mrd. EUR erfordert.
Ein Teil des Wasserstoffs wird darauf abzielen, den Verbrauch von Wasserstoff in den „schwer zu dekarbonisierenden“ Verkehrssektoren zu erhöhen, insbesondere in schweren Lastkraftwagen und durch die Produktion nachhaltiger
Kraftstoffe für die Luftfahrt und den Wasserverkehr. Der Wasserstoffverbrauch im
Verkehrssektor wird aufgrund der REPowerEU-Mitteilung voraussichtlich um 1,4
Mt höher sein: Dies ist etwa 2,5-mal höher als es in FF55 gewesen wäre, von 882
auf 2319 kt. Dadurch soll der Anteil von Wasserstoff und verwandten Kraftstoffen
im Verkehr auf über 5 % steigen.
Die Umsetzung des Vorstehenden wird durch das Konzept der Wasserstoff„Täler“ oder „Hubs“ gefördert. Zum Zeitpunkt des Schreibens gibt es 23 solcher

46

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

Täler in 10 Mitgliedstaaten, und die Hoffnung ist, diese bis 2025 zu verdoppeln,
um die Nutzung von Wasserstoff zu fördern. Es wird also Zeit brauchen, um den
Markt für den Handel mit Wasserstoff zu schaffen, und das nicht nur wegen der
Zeit, die für die Installation in großem Maßstab oder die Verbesserung der Technologie benötigt wird. Es wird Zeit brauchen, weil es keine Infrastruktur gibt, aufgrund des „Henne-Ei“-Dilemmas, dem die ersten Produzenten des Wasserstoffs
und die ersten Hersteller der Brennstoffzellen oder thermischen Maschinen gegenüberstehen. Die Hubs oder Wasserstofftäler werden so gewählt, dass sie eine
hohe Nachfrage in bestehenden Industrieclustern, meist in der Nähe von Häfen,
haben: Dies dauert etwa fünf Jahre. Sobald diese etabliert sind, ermöglicht ihre
Verbindung durch Pipelines die Entwicklung von Kleinmärkten, was zur zweiten
Phase führt, in der es viele Produzenten und Verbraucher gibt und somit ein
bedeutender Handel entsteht. Die Details, die die Notwendigkeit der Einrichtung
von Mechanismen zur Preisbildung und die Arten von Verträgen umgeben,
werden in Ref. [38] diskutiert und sind tangential zum Umfang dieses Kapitels,
außer dass der gesamte Prozess ein Jahrzehnt oder länger dauern kann. Darüber
hinaus müssen die Kosten für neue Infrastrukturen, die installiert werden müssen,
die erwartete langfristige Nachfrage decken können. Dies ist in der Regel eine so
große Summe Geld, dass es notwendig ist, dass Regierungen zumindest teilweise
finanzielle oder fiskalische Unterstützung in Form von Zuschüssen, Darlehen,
Steuererleichterungen und Kohlenstoffverträgen für Differenzen (CCfDs) bereitstellen. In den USA wurde diese Art von Unterstützung für Wasserstofftechnologien kürzlich durch das Bipartisan Infrastructure Law, das US DOE Loan
Program Office und den Inflation Reduction Act bereitgestellt. Die EU verfügt
über Instrumente wie InvestEU, die Connecting Europe Facility for Energy, die
Important Projects of Common European Interest (IPCEI) und NextGenerationEU
und den Mehrjährigen Finanzrahmen mit Unterstützung in Höhe von vielen
Milliarden Euro.49
Das Vorstehende ist weitgehend eine Beschreibung der Schaffung lokaler oder
nationaler Märkte. Mehr ist erforderlich, um den globalen Handel zu etablieren.
Es besteht Bedarf an international anerkannten Standards für die Zertifizierung
von Emissionen während der Produktion und des Transports sowie der Nachhaltigkeit: und eine solche Zertifizierung ist nicht nur für Wasserstoff, sondern
auch für die verwandten Vektoren wie Ammoniak erforderlich. Die Regulierung
der Infrastruktur zur Förderung des Wettbewerbs, zur Gewährleistung der Energiesicherheit und zur Sicherstellung der Versorgungssicherheit ist von entscheidender
Bedeutung. Dies sind wichtige und komplizierte Themen, die sich noch in den
Anfängen für Wasserstoff befinden, aber diese liegen weit außerhalb des Umfangs
dieses Kapitels: Der interessierte Leser wird auf Ref. [38] verwiesen.

49 Um jedoch das 1,5 °C-Grad-Szenario in kaum drei Jahrzehnten zu erreichen, sind globale jährliche Investitionen in die erneuerbare Stromerzeugung erforderlich, die von dem historischen
Niveau von etwa 250 Mrd. $ auf mehr als 1050 Mrd. $ im Durchschnitt der nächsten 10 Jahre
steigen [38].

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

47

11 Wasserstoff: Der Ansatz in den USA
Die USA traten am 20. Januar 2021 wieder dem Pariser Abkommen bei und
setzten sich das Ziel, bis 2035 100 Prozent kohlenstofffreie Elektrizität und bis
2050 Netto-Null-Emissionen zu erreichen [87, 88]. Das DOE veröffentlichte
seinen (Entwurf) Clean Hydrogen Roadmap, basierend auf der Hydrogen Program
Plan strategy des Ministeriums von 2020 [43] für koordinierte F&E-Aktivitäten,
um Wasserstoffenergie bereitzustellen, die erschwinglich, weit verbreitet und
zuverlässig ist.50 Dieses Programm bietet eine detaillierte Liste der wichtigsten
Programmziele für Produktion, Infrastruktur und Lieferketten sowie EndnutzungsErmöglicher für den Zeitraum 2022–2036, unterteilt in drei Perioden, mit einem
spezifischen Zeitplan, der zeigt, wie die Roadmap mit den wichtigsten Wasserstoffbestimmungen im parteiübergreifenden Infrastrukturgesetz übereinstimmt
[90]; es enthält auch eine umfassende Reihe von Maßnahmen und Meilensteinen.51 , 52
Anschließend hat das jüngste parteiübergreifende Infrastrukturgesetz (2021)
[90] 62 Mrd. $ für das US-Energieministerium (DOE) bereitgestellt, darunter 9,5
Mrd. $ für sauberen Wasserstoff [43]; und das Inflationsminderungsgesetz (2022).
Dies soll die Nachfrage nach sauberem Wasserstoff durch Produktionssteuergutschriften und eine Vielzahl von Zuschüssen und Darlehen, einschließlich der
Herstellung sauberer Schwerlastfahrzeuge und nachhaltiger Flugkraftstoffe, von
denen einige auf Wasserstoffbasis sein werden, steigern.53 Insgesamt gibt es eine
Zuweisung von 97 Mrd. $ an Investitionen für die schnelle Kommerzialisierung,
Demonstration und den Einsatz sauberer Energietechnologien [91]. Diese Zahlen
zeigen einen beeindruckenden Anstieg der Ressourcen und des Engagements im

50 Beachten

Sie, dass das Infrastruktur-Investitions- und Arbeitsgesetz, auch bekannt als das
parteiübergreifende Infrastrukturgesetz, den Begriff „sauberer Wasserstoff“ definiert als Wasserstoff, der mit einer Kohlenstoffintensität von gleich oder weniger als 2 kg Kohlendioxid-Äquivalent am Produktionsstandort pro Kilogramm produziertem Wasserstoff hergestellt wird.
Beachten Sie, dass die Lebenszyklus-Kohlenstoffintensität der Wasserstoffproduktion einer
Anlage mit Kohlenstoffabscheidung und -speicherung (CCS) immer noch fast die Hälfte des
unkontrollierten Produktionswegs oder mehr betragen kann [52], abhängig von den StapelEmissionen, den Emissionen der Netzstromerzeugung, dem CO 2 -Management nach der
Abscheidung, der Erdgasbeschaffung und dem Lebenszyklus der Kohle [43, 89].
51 Für die Punkte der sauberen Wasserstoffproduktion, der Liefer- und Speicherinfrastruktur, der
Endnutzungen und der Markteinführung sowie der Ermöglicher für drei Perioden über 2022–
2035.
52 „…Der vorgeschlagene Build Back Better Act in den Vereinigten Staaten umfasst eine
Produktionssteuergutschrift von bis zu 3 $/kg für 10 Jahre, wobei die Gutschrift proportional
zu den CO 2-Emissionen aus dem Prozess ist; der volle Vorteil wird Projekten gewährt, die 0,45
kg CO 2 eq/kg H 2 erreichen, und die Gutschrift wird auf mindestens ein Drittel für Projekte mit
höheren Emissionen reduziert…“ [38].
53 „…1 Milliarde USD für Elektrolyse-Demonstrationsprogramme und sollte ausreichen, um
mindestens 1 GW Elektrolyseurkapazität zu finanzieren…” [38].

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

48

%LOOLDUGH%ULWLVFKH:lUPHHLQKHLWHQ

%LOOLDUGH%ULWLVFKH:lUPHHLQKHLWHQ
*HVFKLFKWH

*HVFKLFKWH

3URMHNWLRQHQ
(UG|OXQGDQGHUH
IOVVLJH6WRIIH
(UGJDV
.RKOH
DQGHUH
HUQHXHUEDUH
(QHUJLHQ
.HUQHQHUJLH
.HUQNUDIW
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IOVVLJH%LRNUDIWVWRIIH

3URMHNWLRQHQ
HOHNWULVFKH/HLVWXQJ

7UDQVSRUW
,QGXVWULH

ZRKQZLUWVFKDIWOLFK
NRPPHU]LHOO

Abb. 28 Historischer und prognostizierter Energieverbrauch nach Brennstoff und Sektor in den
USA. Nachgedruckt aus Ref. [92]

Vergleich zu den 4 Mrd. $, die das DOE in den letzten 20 Jahren in eine Reihe von
Wasserstoff- und verwandten Bereichen ausgezahlt hat [20]. Um eine Perspektive
zu bieten, zeigen die Abb. 28 und 29 [92] den historischen und projizierten (unter
den Bedingungen des Business-as-usual) Energieverbrauch54 nach Brennstoff und
nach Sektor sowie die entsprechenden CO2-Emissionen. Die erste Abbildung zeigt
das Ausmaß der Aufgabe, die mit der Dekarbonisierung der US-Wirtschaft und
des Energieverbrauchs durch elektrische Energie und Transport verbunden ist. Die
zweite Abbildung zeigt die Dominanz der CO2-Emissionen aus Erdöl und Transport, und es sind diese Sektoren, die Antriebsenergie liefern müssen, insbesondere
im Transport (zu Land, zu Wasser oder in der Luft).
Abb. 30 [93] ist wichtig, weil sie eine detaillierte Aufschlüsselung der
Anwendungen für Wasserstoff und das geschätzte jährliche Nachfragepotenzial
für Wasserstoff in Millionen Tonnen (MMT55) zum „Schwellenpreis“ bis zum
Jahr 2050 zeigt. Es ist interessant zu bemerken, dass der Schwellenpreis je nach
Anwendung erheblich variiert. Von diesen Anwendungen beziehen sich die letzten
vier Zeilen auf den Landtransport,56,57 für die der Schwellenpreis für Wasserstoff 5 $/kg beträgt, der höchste aller Anwendungen. Ein relevanter Sektor, der in
dieser Abbildung nicht dargestellt ist, ist die Nutzung von Wasserstoff als Mittel
zur saisonalen Energiespeicherung in dem Szenario, in dem variable erneuerbare

54 1

Quad entspricht 1,055 × 1018 Joule (1,055 EJ).
Mt Wasserstoff enthält etwa 1,2 EJ: 1 Mt H 2/Jahr wäre äquivalent zu einem 10 GW Elektrolyseur, der etwa 60 % des Jahres in Betrieb ist [40].
56 Dies geschieht durch Brennstoffzellen-Elektrofahrzeuge (FCEV). Ob FCEVs tatsächlich für
den Leichtlastsektor in den USA oder weltweit in den in dieser Tabelle implizierten Mengen
angenommen werden, liegt außerhalb des Umfangs dieses Kapitels: Viele Faktoren werden eine
Rolle spielen. Zum Beispiel scheinen in Europa batteriebetriebene Fahrzeuge in dieser Klasse
derzeit fest im Aufwind zu sein.
55 1

57 Luftfahrt

und Schifffahrt erscheinen nicht explizit in dieser Tabelle, wurden aber in gewissem
Maße unter den Überschriften Biokraftstoff und Methanol berücksichtigt.

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …
0LOOLDUGHQPHWULVFKH7RQQHQ



0LOOLDUGHQPHWULVFKH7RQQHQ


*HVFKLFKWH 3URMHNWLRQHQ
(UG|O

*HVFKLFKWH 3URMHNWLRQHQ


7UDQVSRUW






49

1DWXUJDV



,QGXVWULHOO





HOHNWULVFKH/HLVWXQJ





:RKQHQ



.RKOH



NRPPHU]LHOO

Abb. 29 Historische und projizierte energiebezogene CO 2-Emissionen nach Brennstoff und nach
Sektor in den USA. Nachgedruckt aus Ref. [92]

Energien einen großen Teil des Energieverbrauchs ausmachen, um durch Gasturbinen (oder Brennstoffzellen) in elektrische Energie umgewandelt zu werden.
Abb. 31 [43] bietet eine detailliertere sektorale Aufschlüsselung in Bezug auf die
„Zahlungsbereitschaft“ und den Zeitrahmen für die Realisierung des Marktes. Die
obigen Informationen deuten darauf hin, dass es bis 2050 eine Nachfrage nach
Wasserstoff für mechanischer Leistung in Zehnmillionen Tonnen pro Jahr geben
könnte. Dies stimmt mit einer von der Industrie geführten US-Wasserstoff-Roadmap überein, die 2002 veröffentlicht wurde [23], mit einem „Basis“-Szenario von
40 Mt pro Jahr Verbrauch, viermal so viel wie heute für den Verbrauch durch die
Industrie produziert wird (d. h. nicht für mechanischer Leistung).

11.1 Wasserstoff: Geplante Produktionskapazität und
Nachfrage in den USA
Das DOE hat eine Strategie und einen Fahrplan für sauberen Wasserstoff veröffentlicht58 [43], in dem das Ziel einer Erhöhung59 der jährlichen Wasserstoffproduktion um 10,60,61 20 und 50 Mio. Tonnen62 sauberen Wasserstoffs bis 2030,
2040 und 2050 skizziert wird. Referenz [43] stellt fest, dass der Wasserstoff aus

58 Zum

Zeitpunkt der Erstellung dieses Kapitels in Entwurfsform.
derzeitige kommerzielle US-Produktion beträgt 10 Mt Wasserstoff p. a. aus der Dampfreformierung von Erdgas.
60 Dies erfordert 513 Terawattstunden Nachfrage aus Wind-, Solar-, Wasserkraft- und Geothermieressourcen [48].
61 Um einen Kontext zu bieten: Dies könnte den Bedarf von 50 Mio. leichten Brennstoffzellenfahrzeugen decken [48].
62 In einigen Abbildungen abgekürzt als MMT.
59 Die

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

50

Anmeldung

Nutzbares
WasserstoffWasserstoff
Nachfragepotenzial
verbrauchspotenzial zum Schwellenpreis
[MMT]
[MMT]

Schwellenwert
Wasserstoffpreis
[$/kg]

Erdölraffination

7,5

7,5

Unelastische
Nachfrage

Biokraftstoffe

8,7

8,7

Unelastische
Nachfrage

Ammoniak

2,5

2,5

Unelastische
Nachfrage

Ammoniak

1,1

1,1

2

Synthetisches Methanol

6

6

1,73

Synthetisches Methanolzu-Benzin

8

8

<1

Einspeisung in die
NG-Infrastruktur

16

16

0,8

4

4

1,7

8

8

0,8

4,3

5

7,4

5

1,4

5

3,8

5

Eisenreduktion und
Stahlerzeugung
Eisenreduktion und
Stahlerzeugung
FCEVs für leichte
Nutzfahrzeuge (Pkw)
Leichte FCEVs
(Lkw)
Mittelschwere
FCEVs
FCEVs für schwere
Nutzfahrzeuge

21

8

Anmerkungen
Kein Ersatz für
Wasserstoff im
Raffinerieprozess
50 % des Flugzeugtreib
stoffbedarfs im Jahr 2050
aus Biokraftstoffen
Die Nachfrage nach der
derzeitigen Produktion von NH3
Preislich wettbewerbsfähig
mit importiertem Ammoniak
Preislich wettbewerbsfähig
mit importiertem Methanol
Preislich wettbewerbsfähig
mit Erdölbenzin
Preislich wettbewerbsfähig
mit Erdgas, basierend auf
HHV
Erforderlicher Preis zur Erzielung
eines positiven Kapitalwerts
Preislich wettbewerbsfähig
mit Erdgas in DRI-Anlagen
Modell der Fahrzeugwahl
mit Schwellenwertpreis
Marktdurchdringung im
Einklang mit LDVs

Abb. 30 Wasserstoffnachfragepotenzial und Schwellenpreise im Jahr 2050 für verschiedene
Anwendungen. Nachgedruckt aus Ref. [93]

einer Mischung von drei verschiedenen Quellen stammen wird: Elektrolyse von
Wasser, Wasserstoff aus fossilen Brennstoffen63 mit Kohlenstoffabscheidung und
-speicherung sowie Wasserstoff aus Biomasse und Abfallstoffen. Mit einer Verbrennungsenthalpie von etwa 120 MJ/kg (LHV/HHV) stellen diese Mengen eine
jährliche Produktion von 1,2, 2,4 und 6 EJ Wasserstoffvektorenergie dar. Als
Faustregel zitiert die Veröffentlichung Schätzungen64 der Emissionseinsparungen
pro verbrauchter Wassereinheit über verschiedene Pfade hinweg als etwa 10 kg
CO2 e/kg–H2. Die beeindruckende finanzielle Unterstützung, die bereitgestellt
wurde, und der entsprechende erhebliche Anstieg der Produktion werden die
Treibhausgasemissionen gegenüber dem Niveau von 2005 bis 2030 um 50–52
% reduzieren („Nationally Determined Contribution“ im Rahmen des Pariser
Abkommens [94]). Es sollte zur Schaffung eines kohlenstofffreien Energiesektors
bis 2035 führen, und die USA sollten bis spätestens 2050 Netto-Null-Emissionen
erreichen. Die Produktion soll die Nachfrage in der Industrie, der Herstellung
63 „Thermische

Umwandlung“.
mit dem „GREET“-Modell des Argonne National Laboratory für Treibhausgase,
regulierte Emissionen und Energieverbrauch in Technologien.

64 Entwickelt

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

51

Wasserstoffschuss-Produkonskosten-Ziel

Gabelstapler

Bereitscha zu zahlen ($/kg)

Aktuelle Kosten der Elektrolyse
Kommerzielle
Busse Lastkrawagen

Aktuelle Kosten der Methandampfreformierung
mit Kohlenstoffabscheidung und -speicherung

Biokrastoffe

Eisen und
Stahl

Chemikalien

Export
Saisonale Synthesche
märkte
Krastoffe
Lagerung
Industrielle
Wärme

Wasserstoff Shot Produkonskosten Ziel $1/kg.
Ausgeschlossen sind die Kosten für die Lieferung, Verdichtung, Speicherung und/oder Abgabe von Wasserstoff.

Heute

Langfrisg

Abb. 31 Zahlungsbereitschaft oder Schwellenpreis für sauberen Wasserstoff in mehreren
Sektoren. Nachgedruckt aus Ref. [43]

von flüssigen Brennstoffen (für Offroad-Anwendungen, unter Verwendung von
Kohlendioxid), dem Schwerlastverkehr65 (einschließlich der Schifffahrt66 und
der Luftfahrt67 ) und „langfristige Energiespeicherung zur Ermöglichung eines
sauberen Netzes“ decken. Die letzten drei sind für Wärmekraftmaschinen sowie
Brennstoffzellen relevant. Zu den zu überwindenden Schwierigkeiten gehören
die Notwendigkeit kostengünstigerer, effizienterer und langlebigerer Elektrolyseure sowie kostengünstiger und umweltfreundlicher Technologien zur Kohlenstoffabscheidung, -nutzung und -speicherung [20]. Dennoch berichtet Ref. [43],
dass Interessengruppen aus 34 Ländern die drei größten Hindernisse für die
breite öffentliche Akzeptanz und Markteinführung als die Kosten von Wasserstoff
für den Verbraucher, die Notwendigkeit von Infrastrukturen und das öffentliche
Bewusstsein identifiziert haben. Überraschenderweise war der Bedarf an technologischen Fortschritten an vierter Stelle.

65 Der

Verkehr machte 29 % der US-Treibhausgasemissionen aus; 24 % davon entfielen auf
mittelschwere und schwere Lastwagen, 2 % auf Schiffe und Boote und 10 % auf die Luftfahrt
[95].
66 Wasserstoff und seine Vektoren wie Ammoniak und Methanol könnten für den maritimen
Sektor geeignet sein.
67 „Nachhaltige Luftfahrtkraftstoffe“ – im Wesentlichen Biokraftstoffe und Power-to-LiquidKraftstoffe.

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

Schwellenwert für den Wasserstoffpreis ($/kg)*

52
Legende

Dunkle Farben: Basisfall
Helle Farben: Fall mit hoher Nachfrage
Kreise: Höhere Grenze der Zahlungsbereitscha

MITTELSCHWERE
UND SCHWERE
NUTZFAHRZEUGE
BIOKRAFTSTOFFE
UND PTL
STAHL
KRAFTSTOFFE

AMMONIA

ENERGIESPEICHER

MEOH

HITZE

ZUSÄTZLICHE
ANFOR
DERUNGEN

Wasserstoffnachfrage (MMT/Jahr)

Abb. 32 Prognosen der potenziellen Nachfrage nach sauberem Wasserstoff in verschiedenen
Sektoren für unterschiedliche Szenarien, vorausgesetzt, Wasserstoff ist zu den entsprechenden
Schwellenkosten verfügbar. Nachgedruckt aus Ref. [43]

11.2 Wasserstoff: Kosten und Programme zu deren
Reduzierung in den USA
Die Erfüllung dieser Nachfrage hängt jedoch entscheidend davon ab, die Kosten
für sauberen Wasserstoff zu senken: Die Abb. 31 und 32 [43] zeigen, wie die
„Zahlungsbereitschaft“ je nach Anwendung variiert, und die letztere Abbildung
liefert eine Schätzung der Größe des entsprechenden Marktes. Abb. 31 enthält auch die Bandbreite der aktuellen Kosten für Wasserstoff aus Elektrolyse und Dampfreformierung von Methan, was unterstreicht, wie viel teurer die
aktuellen Produktionskosten durch Elektrolyse im Vergleich zur fossilen Methode
sind. Glücklicherweise liegt der Schwellenpreis der mittel- und schwerlastigen
Sektoren nicht weit von den Kosten der elektrolytischen Produktion entfernt. Diese
Größenordnungen sind jedoch nicht nur spezifisch für die USA, sondern auch
Schätzungen, die wahrscheinlich im Laufe der Zeit überarbeitet oder verfeinert
werden: Ihr Wert liegt mehr in den qualitativen Informationen, die sie enthalten,
die mit denen der Europäischen Union vergleichbar sein werden. Somit ist der
Transport fast an dem Punkt, an dem er bereit ist, die aktuellen Kosten für sauberen
Wasserstoff zu zahlen, und stellt einen erheblichen Teil des Marktpotenzials
dar (etwa 8 MMT p.a.). Im Gegensatz dazu stellt ein weiterer für dieses Kapitel
wichtiger Sektor, nämlich die saisonale Speicherung, einen Markt von ähnlicher
Größe dar, benötigt jedoch eine Preisreduktion um den Faktor fünf. Der Preis entspricht im Großen und Ganzen dem im Juni 2021 gesetzten Ziel von „1 1 1“: $1
für 1 kg68sauberen Wasserstoff in 1 Jahrzehnt [96]. Dieses „Hydrogen Energy
68 Es

ist nützlich zu beachten, dass 1 kg Wasserstoff 39,4/33,33 kWh (HHV/LHV) enthält, oder
ungefähr die gleiche Energiemenge wie in einem US-Gallone Benzin.

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …
Konventionelle Lagerung

53
Transport
Synthetische
Kraftstoffe

Wasserstoff
Stromer
zeugung

Erneuerbare Energien

Veredelung /
Öl
Biomasse

Ammoniak/
Düngemittel
Kernkraft

Fossil

Wasserstoff
erzeugung
Produktion von
Metallen

Infrastruktur der
Stromnetze

Chemische/industrielle
Prozesse

GasInfrastruktur

Wärme/Strom
verteilungsanlagen

Abb. 33 Schematische Darstellung des H2@Scale-Konzepts. Nachgedruckt aus Ref. [20]

Earthshot“, falls erfolgreich, wird voraussichtlich die Nachfrage nach sauberem
Wasserstoff verfünffachen. Dies ist ein Teil der H2@Scale69 Initiative [98] mit
einer Finanzierung von 8 Mrd. $ zur Förderung von „Hubs“ (insbesondere Häfen),
die lokal, soweit praktisch möglich, die fünf bekannten Elemente jeder groß
angelegten kommerziellen Wasserstoffeinführung integrieren, nämlich Produktion,
Verarbeitung, Lieferung, Speicherung, die (zumindest zu Beginn der Einführung)
geografisch in der Nähe der Nachfrage platziert werden müssen (um Infrastrukturund Transportkosten zu senken). Abb. 33 [20, 98] zeigt das Konzept des H2@
Scale-Energiesystems, das 2016 gestartet wurde, und erinnert daran, dass Wasserstoff über die Bereitstellung von Antriebsenergie für den Transport hinaus einen
Wert haben kann und als Energiepfad von ähnlicher Bedeutung wie Elektrizität ist
und damit verbunden sowie das Erdgasnetz ergänzt.70
Der vorhergehende Absatz zeigt, dass die aktuellen Kosten für Wasserstoff
aus Elektrolyse nur wenige, wenn überhaupt, Märkte befriedigen können: Daher
wurde die H2@Scale-Initiative 2016 vom US-Energieministerium eingerichtet,
um erschwinglichen und sauberen Wasserstoff in allen Endverbrauchssektoren
(Transport, Metallveredelung, Stromerzeugung, Heizung, Ammoniak und Düngemittel usw.) zu fördern, der nicht nur durch erneuerbare Energien, sondern auch

69 H2@Scale

wurde 2015 eingerichtet [97]. „…Anstatt Einsatzziele zu setzen, konzentriert sich
dieses Programm auf Kosten- und Leistungsziele, die die Einführung von Wasserstofftechnologien ermöglichen können. …“ [26].
70 Die Energie, die benötigt wird, um Wasser in Wasserstoff umzuwandeln, beträgt 176 MJ/kg
basierend auf der Gibbs’schen freien Energie.

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

54
Abb. 34 H2@Scale
Konsortium F&E-Säulen.
Nachgedruckt aus Ref. [99 ]

ŶƚǁŝĐŬůƵŶŐ
ƵŶĚsĞƌǁĞŶĚƵŶŐ
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&Θ
ƵŶĚ
ĂƵƚĞŝůŚĞƌƐƚĞůůƵŶŐ
&Θ

Produkon

Infrastruktur
Netzintegraon
Sicherheitskodizes
und Normen - SCS
Verwendungszwecke

Abb. 35 H2@Scale CRADA Fokusbereiche. Nachgedruckt aus Ref. [100 ]

durch Kernenergie und fossile Brennstoffe betrieben wird. Die H2@ScaleInitiative unterstützt F&E71 und Abb. 34 [99] veranschaulicht, dass der Aufbau
einer „Wasserstoffwirtschaft“ viele Komponenten hat: Innerhalb dieser Initiative
zeigt Abb. 35 [100] das relative Gewicht, das den fünf CRADA72 Schwerpunktbereichen beigemessen wird. Die Infrastruktur ist überwältigend dominant, gefolgt
von Netzintegration, Sicherheitscodes und Standards, Produktion und zuletzt
„Endverwendungen“. Anstatt Einsatzziele zu setzen, konzentriert sich diese

71 Seit

2017 konzentriert sich die F&E nicht nur auf die Betankung von Wasserstoff für mittelund schwerlastige Fahrzeuge, den Offroad-Transport, Betriebsstrategien von HochdurchsatzTankstellen und Wasserstoffbetankungs- und Brennstoffzellensysteme für schwere Fahrzeuge
und stationäre Energie, sondern auch auf Rechenzentren, die Beimischung in Erdgasleitungen,
Produktion, Netzintegration, Projekte zur Information über Sicherheit, Codes und Standards
sowie Resilienz in Häfen.

72 Kooperative

Forschungs- und Entwicklungsvereinbarung.

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

55

Initiative auf Kosten- und Leistungsziele, die die Einführung von Wasserstofftechnologien ermöglichen können. Im Jahr 2020 etablierte der DOE „Hydrogen
Program Plan“ einen Rahmen, um F&E zu Wasserstofftechnologien zu fördern
und institutionelle und Marktbarrieren für die Einführung in verschiedenen
Anwendungen und Sektoren zu beseitigen. Die F&E [20] richtet sich an die fünf
Elemente des vorhergehenden Absatzes: Ref. [101] bietet einen Zugang zu den
Webseiten für die Ergebnisse der relevanten DOE-Workshops zur F&E. Obwohl
die Workshops Themen enthalten, die leicht als relevant für Wärmekraftmaschinen
(Produktion, Lieferung, Speicherung, Infrastruktur) erkannt werden können, ist es
wichtig zu beachten, dass F&E ebenso wichtig in Themen wie Brennstoffzellen,
Sicherheit, Codes, Kraftstoffstandards, Marktransformation, Fertigung, Systemanalyse und Energiespeicherung ist.
Referenz [102] analysiert die Bandbreite der Kosten für die Wasserstoffproduktion durch PEM-Elektrolyse, basierend auf einer techno-ökonomischen
Analyse des aktuellen Industriemarktes. Es zeigt, dass die Bandbreite der
aktuellen Kosten, die etwa $5–$6/kg H2 betragen, aufgrund der bestehenden
Technologie, niedrigem Volumen73 Elektrolyseur-Kapitalkosten, die so hoch wie
$1.500/kW sind, und Netzstrompreise von $0,05–$0,07/kWh entstehen (obwohl
die Preise für Solar- und Onshore-Windstrom so niedrig wie $0,03/kWh sein
können, liegt ihr Kapazitätsfaktor zwischen einem Drittel und der Hälfte des
Netzes, was zu insgesamt ähnlichen Preisen für Wasserstoff führt). Im Gegensatz
dazu berichtet Ref. [103], dass bis 2035 die Wasserstoffkosten bei einem hohen
Volumen74 (bei 50 Tonnen/Tag) so niedrig wie $2/kg H2, aber so hoch wie $7/
kg H2 sein können, basierend auf Kapitalkosten zwischen $230 und $600/kW.
Der „Earthshot“ wird sich darauf konzentrieren, sauberen Wasserstoff durch verbesserte Elektrolyse75 Wirkungsgrad76 und Haltbarkeit bereitzustellen: Um die
erforderlichen Innovationen zu fördern, wurden $1 Milliarde bereitgestellt.
Abb. 36 [103] zeigt, wie die Produktionskosten von dem aktuellen Wert, in
dieser Abbildung, von $5/kg H2 gesenkt werden könnten, was bestätigt, dass der
überwiegende Beitrag zu den Produktionskosten die Kosten für Strom und Versorgungsleistungen sind. Wie in vielen anderen Analysen festgestellt wurde,
liegen die Stromkosten aus erneuerbaren Energiequellen bereits in einigen Fällen
unter $0,03/kWh, und dies kann die Kosten für Wasserstoff ungefähr halbieren.
Verbesserte Kapitalkosten, Stack-Lebensdauer und verbesserte Stack-Wirkungsgrad, wie in [103] beschrieben, führen zu Kosten von weniger als $2,00/kg H2.

73 Die

aktuelle Produktionskapazität der US-Elektrolyseurhersteller beträgt 10 MW/Jahr.
projizierte Produktionskapazität der Elektrolyseurhersteller für 2050 beträgt 700 MW/Jahr.
75 Die Spaltung von Wasser in Wasserstoff und Sauerstoff ist ein wichtiges Thema, liegt aber
außerhalb des Umfangs dieses Kapitels. Kurz gesagt, es gibt mehrere kurz- und langfristige
Technologien: die ersteren hauptsächlich in Niedrig- und Hochtemperaturwege kategorisiert; die
letzteren umfassen thermisch getriebene chemische Schleifen. Eine kurze Übersicht ist in Ref.
[20] verfügbar.
76 Die Elektrolyse verliert 25–35 % der Energie als Abwärme [38].
74 Die

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

56
Elektrizität und
Versorgungsunternehmen

,

Kapitalkosten

Fixe O&M

Kosten von H2 ($/kg H2)

Baseline Aktueller Fall

,

,
,

Stromfall
bei 3Ȼ/kWh

,

,

Zukünftiger
Fall mit
3 Ȼ /kWh

Zukünftiger Fall
mit 2Ȼ /kWh und
intermittierendem
Betrieb

,

,

,

,
,

Kapazitätsfaktor

,

Stapel Elektrisch
Wirkungsgrad

,

,

,

System Cap Kosten

,

Effektive Elektrizitätskosten
Abbaugeschwindigkeit

,

,

,

,

,

Stapel-Lebensdauer

Abb. 36 Wasserfall-Diagramm, das einen Weg zu kostengünstiger H 2 Produktion durch PEMElektrolyse beschreibt. Nachgedruckt aus Ref. [103 ]

Das letzte Szenario in der Abbildung berücksichtigt die Nutzung einer Stromquelle mit einem variablen Preisschema während Zeiten, in denen das lokale Netz
unterausgelastet ist und daher Strom so günstig wie $0,02/kWh gekauft werden
kann. Abb. 37 [104] zeigt, wie die Kosten für die Herstellung eines 1-MW-PEMElektrolyseurs sinken könnten, wenn die jährliche Produktionsrate steigt: wie zu
erwarten, dominieren die Material77 kosten, wenn Einheiten in Massenproduktion
hergestellt werden.
Das National Renewable Energy Laboratory (NREL) hat untersucht, wie der
US-Wasserstoffmarkt erweitert werden kann, selbst bei Preisen über $1,00/kg
H2. Referenz [105] untersucht eingehend das wirtschaftliche (und technische)
Potenzial, wie der Wasserstoffmarkt bis 2040 durch erfolgreiche F&E an Größe
zunehmen könnte. Die Referenz zeigt, dass die Marktgröße zwischen 22 und 41
Mt p. a. liegen könnte, was die aktuelle Nachfrage mehr als verdreifachen würde.
Abb. 38 [20], basierend auf Ref. [105], zeigt, wie sich der Wasserstoffmarkt in
den nächsten drei Jahrzehnten durch erfolgreiche F&E entwickeln könnte. Der
Bericht analysiert ausführlich die Unsicherheiten der Märkte, Technologien und
Sektoren: Abb. 13 [43] hat bereits eine nützliche Darstellung der Unsicherheit
geliefert, die solchen Analysen anhaften kann, in dieser Abbildung basierend auf
einem Komposit aus verschiedenen Quellen, die den Anteil der von Wasserstoff
gelieferten Energie für vier energieintensive Sektoren schätzen.
77 PEM-Elektrolyseure

benötigen das Edelmetall Iridium: Wenn die Produktion von Elektrolyseuren den steilen Anstieg erfährt, der für Net Zero erwartet wird, könnte es sein, dass die Versorgung oder die Kosten dieses Metalls kritisch werden.

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

57

Verschiedenes
Kühlung
Wasserstoff-Verarbeitung
Zirkulation von deionisiertem Wasser
Stromversorgungen
Bilanz des Stapels
Montage & Endplatten
Bipolare Platten

Stapel

Rahmen
Poröse Transportschicht
CCM

Jährliche Produktionsrate

Abb. 37 1-MW-PEM-Elektrolyseursystemkosten bei unterschiedlichen jährlichen Produktionsraten. Nachgedruckt aus Ref. [104 ]

11.3 Wasserstoff: Entwicklung im Laufe der Zeit in den
USA
Abb. 39 [20] zeigt, wie sich die fünf Elemente in naher und ferner Zukunft entwickeln könnten. Die Produktion umfasst in naher Zukunft die Herstellung von
Wasserstoff aus fossilen Quellen mit Kohlenstoffabscheidung, -nutzung und
-speicherung sowie Elektrolyse. Die Lieferung von Wasserstoff wird zunächst
in Form von Rohranhängern für gasförmigen Wasserstoff und in flüssiger Phase
durch kryogene Lastwagen mit Bordlagerung parallel zu diesen beiden Ansätzen
vorgesehen. Die Umwandlung in Wellenleistung erfolgt durch Gasturbinenverbrennung und Brennstoffzellen. Es ist bemerkenswert, dass Transport und verteilte stationäre Energie nicht als kurzfristige Anwendungen erscheinen, sondern
irgendwo zwischen den kurz- und langfristigen Zeitrahmen erwartet werden.
Abb. 40 [43] bietet eine andere Perspektive, die qualitative Informationen über
die relative Attraktivität von Wasserstoff für eine Vielzahl von Anwendungen enthält. Die Roadmap sieht vor, dass zunächst Langstrecken-Transitbusse,78 dann
Langstrecken-Schwerlast-Lkw79 und schwere Maschinen für den Offroad-Ein-

78 In dieser Anwendung könnte sich die Alternative des Ladens von batterieelektrischen Fahrzeugen als schwierig erweisen.
79 Mittel-

und Schwerlastfahrzeuge (MHDVs) sind der zweitgrößte Beitrag zur Verkehrsemissionen (21 %) [106]. Die Roadmap sieht vor, dass mittelschwere Fahrzeuge in der zweiten
Welle kommen, da die Infrastruktur für Verteilung und Betankung erweitert wird.

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

58

Heute
Nachfrage Anwendungen

Abb. 38 Aktueller
Verbrauch und zukünftiges
wirtschaftliches
Verbrauchspotenzial
von Wasserstoff in den
Vereinigten Staaten (MMT/
Jahr). Nachgedruckt aus
Ref. [20 ]

F&E-Erfolgs
szenario

Ölraffination
Raffination von Metallen

vernachlässigbar

Ammoniak-Produktion
Herstellung von Biokraft
stoffen/Synthetik-Kraftstoffen

Verkehr FCEVs (LDVs,
MDVs, HDVs)25

vernachlässigbar

Gesamter Wasserstoffmarkt

KURZFRISTIGE
Produktion

Lieferung

Lagerung

Konvertierung

LÄNGERFRISTIGE

Vergasung von Kohle, Biomasse und Abfall mit Kohlenstoffabscheidung, -nutzung und -speicherung
Fortgeschrittene Reformierung/Umwandlung von fossilen Brennstoffen und Biomasse
Fortschrittliche biologische/mikrobielle Umwandlung
Elektrolyse (Niedertemperatur, Hochtemperatur)
Fortgeschrittene thermo-/photoelektrochemische H2 O-Spaltung
Vertrieb aus der Produktion vor Ort

Schlauchanhänger (gasförmiges H2)
Tiefkühlfahrzeuge (flüssiges H2)
Drucktanks (gasförmiges H2)
Kryo-Behälter (flüssiges H2)

Verbrennung in der Turbine
Brennstoffzellen
Kraftstoffraffination
Raumfahrtanwendungen

Anwendungen Tragbarer Strom

Weit verbreitete Übertragung und Verteilung über Pipelines
Chemische H2 träger
Geologische H2 lagerung (z. B. Kavernen, erschöpfte Öl-/Gasreservoirs)
Kryokomprimiert
Chemische H2 träger
Fortschrittliche Verbrennung

Brennstoffzellen der nächsten Generation

Materialbasierte Speicherung H2
Brennstoffzellen-/Verbrennungs-Hybride
Reversible Brennstoffzellen

Beimischung in Erdgaspipelines
Verteilte stationäre Energie
Versorgungssysteme
Integrierte Energiesysteme
Verteilte KWK
Transport
Industrielle und chemische Prozesse
Anwendungen in den Bereichen Verteidigung, Sicherheit und Logistik

Abb. 39 Wichtige Wasserstofftechnologieoptionen. Nachgedruckt aus Ref. [20 ]

satz80 im Bergbau, Bauwesen und in der Landwirtschaft in der „ersten Welle“ der
Anwendungen sein könnten. Die ersten beiden Anwendungen könnten an zwei
Hubs angebunden werden, die im Zeitraum 2026–2029 eingerichtet werden sollen.
In der zweiten Welle sieht die Roadmap vor, dass kleine Seeschiffe wie regionale
Fähren (vielleicht angetrieben durch Brennstoffzellen) und mittelschwere Lkw
Wasserstoff übernehmen. Anschließend beginnt in der zweiten Welle die Nutzung
von Wasserstoff im Energiespeicher- und Stromerzeugungssektor, wobei Wasserstoff eine zunehmende Rolle bei der saisonalen Speicherung spielt. Darüber hinaus
beginnt die Luftfahrt, auf die Nutzung von Wasserstoff in nachhaltigen Flugkraftstoffen umzusteigen. Die letzte, dritte Welle sieht die Einführung von Wasserstoff

80 Diese

Anwendungsklasse arbeitet weit entfernt vom Netz, sodass das Laden von Batterien
schwierig oder unmöglich ist.

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …
Heute
Relative
Attraktivität von
Wasserstoff
Faktoren, die die
relative
Attraktivität von
Wasserstoff
beeinflussen:
Mangel an
kohlenstoffarmen
Alternativen
Politische Impulse
auf Landes- und
Bundesebene
Impulse für
die Industrie,
einschließlich
Investitionen des
Privatsektors

Geschätzter Break-even-Zeitraum für sauberen Wasserstoff

Gabelstapler

Verfeinerung

Sauberes Ammoniak

Zementherstellung
Containerschiffe

Stahlerzeugung

Industrielle Wärme und Vermischung

Mittlere Lastkraftwagen
Transitbus

Stromerzeugung und Energiespeicherung
Kleine Seeschiffe

Herstellung von Methanol

Industrielle Chemikalien

Welle 2

Langfristig

Nachhaltige Flugkraftstoffe

Schwerlastkraftwagen
Geländewagen

Welle 1

59

Power-to-Liquid-Kraftstoffe

Stationäre Brennstoffzellen

Welle 3

Abb. 40 Phasen der Entwicklung von sauberem Wasserstoff. Nachgedruckt aus Ref. [43 ]

in der Notstrom- und stationären Stromerzeugung, die Nutzung von Wasserstoff
in Form von Methanol für Containerschiffe,81 und Methanol und Wasserstoff (in
Form von Ammoniak) für Containerschiffe vor.

11.4 Ausblick
Kurze Antworten auf die drei Fragen, die sich aus dem Titel dieses Kapitels
ergeben, lauten wie folgt.
• Wasserstoff und wasserstoffbasierte Kraftstoffe können zu den „schwer zu
dekarbonisierenden“ Teilen der Weltwirtschaft beitragen, was im Kontext von
Verbrennungsmotoren Schwerlast-, Langstreckentransporte zu Land (Straße und
Schiene) und zu Wasser sowie Mittelstreckenflüge bedeutet.
– Sobald es eine hohe Durchdringung von variabler erneuerbarer Elektrizität
im Netz gibt, können gespeicherte Mengen dieser Kraftstoffe die Mittel zur
Stromerzeugung während Dunkelflauten Wochen und für saisonale „Zeitverschiebungen“ bieten.
– Die Kraftstoffe können auch zwischen den Standorten effizienter
Produzenten und Regionen mit hohem Energiebedarf gehandelt werden.
• Die Energiemenge, die benötigt wird, um die erwartete Nachfrage zu decken,
beträgt etwa ein Zehntel des gesamten Endenergieverbrauchs im Jahr 2050.
Folglich wird im Netto-Null-Emissionsszenario der IEA geschätzt, dass die
Einführung von Wasserstoff und wasserstoffbasierten Kraftstoffen etwa ein

81 Die

[107].

Schifffahrtsindustrie produziert 11 % aller transportbedingten CO 2-Emissionen weltweit

60

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

Zwanzigstel der Reduktion der kumulierten Emissionen im Zeitraum 2021–
2050 ausmachen würde.
• Die Investitionskosten für Produktions- und Handelsinfrastruktur, verteilt über
den Zeitraum 2020–2050, könnten etwa 4 Mrd. $ betragen; die Kosten für den
Verbraucher sollen so niedrig wie 1 Dollar für 1 kg Wasserstoff sein.
Es gibt mehrere Möglichkeiten, wie sich der mittel- und schwerlastige
Langstrecken-Straßentransport entwickeln könnte, um GHG-Emissionen zu
reduzieren oder zu vermeiden.
• Hergart [108] kommt zu dem Schluss, dass für Anwendungen im mittleren
Bereich der batterieelektrische Lkw das Potenzial für eine angemessene
Amortisation hat. Für einen schweren Fernverkehrs-Lkw würde das Gewicht
der aktuellen Batterietechnologien etwa 20 Tonnen betragen, was Fracht verdrängen würde, die Kosten würden knapp unter 0,5 Mio. $ liegen und die
Ladezeit würde sieben Stunden betragen, was „… eine sehr herausfordernde
geschäftliche Perspektive … gelinde gesagt …“ darstellt. Diese Nachteile von
Gewicht, Kosten und Ladezeit könnten durch zukünftige Verbesserungen der
Batterietechnologie gemildert werden.
• Das „elektrische Straßensystem“ (ERS), basierend auf Lkw, die beispielsweise
mit Stromabnehmern ausgestattet sind und von Oberleitungsdrähten82 [109]
angetrieben werden, scheint Effizienz zu versprechen [112] und wird derzeit in
Deutschland, Schweden und dem Vereinigten Königreich evaluiert.
• Brennstoffzellen, die Wasserstoff verwenden, haben von erheblichen
Investitionen in Forschung und Entwicklung über zwei Jahrzehnte profitiert:
Diese sind attraktiv wegen ihrer Kraftstoffumwandlungsökonomie und dem
Fehlen von schädlichen Emissionen, obwohl der Stapel selbst derzeit teuer ist.
Eine Bewertung der beiden letztgenannten Technologien ist jedoch, dass diese
relativ niedrige Technologiereifegrade und andere Unsicherheiten aufweisen
[113]. In Bezug auf wasserstoffbetriebene Motoren hat das Interesse in letzter
Zeit zugenommen, und es gibt Vorschläge für Verbrennungsmotoren mit einem
Potenzial von 60 % effektiver Wirkungsgrad [114]. Dass Wasserstoff in einem
Ottomotor verwendet werden kann, wurde von BMW mit seinem Wasserstoff7-Kundenfahrzeug Mitte der 2000er Jahre demonstriert [115], und dieser Ansatz
wurde von JCB Power Systems in einem Geländebaggerlader übernommen [116].
Dieses Konzept wurde gegenüber der Batterieleistung bevorzugt, aufgrund der
Kosten, der benötigten Ladezeit und der Unfähigkeit, den hohen Leistungsbedarf
in der speziellen Anwendung zu decken. In jüngster Zeit haben viele Branchenakteure weltweit F&E-Initiativen angekündigt, die darauf abzielen, die Nutzung
von Wasserstoff als Hauptkraftstoff in Verbrennungsmotoren zu erforschen.
Im Jahr 2020 stellte MAN Truck and Bus die Zero-Emission-Roadmap des

82 Oder

einem ausziehbaren Stromabnehmerarm zum Bodenniveau [110] oder von der Straße
durch induktives Laden [111].

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

61

­ nternehmens vor, in der eine explizite Bestimmung für F&E für wasserstoffbeU
triebene Verbrennungsmotoren für Langstreckentransporte enthalten ist [117].
Cummins hat kürzlich zwei wasserstoffbetriebene Verbrennungsmotoren vorgestellt, den B6.7H und den größeren Cummins X15H, beide in einem frühen
Entwicklungsstadium, mit dem Ziel, in Lkw eingesetzt zu werden [118]. Ein
ähnliches Engagement für die Entwicklung eines wasserstoffbetriebenen Verbrennungsmotors wurde auch von DAF aktiv zum Ausdruck gebracht [119], das
kürzlich auch den Internationalen „Truck Innovation Award 2022“ für ihren XF
H2 Innovation Truck erhielt [120]. Die BMW Group hat kürzlich die Einführung
des HyCET-Konsortialforschungsprojekts angekündigt, ein 20-Mio.-EUR-Projekt
mit mehreren anderen Industriepartnern (DEUTZ AG, DHL Freight GmbH,
KEYOU GmbH, TotalEnergies Marketing Deutschland GmbH und Volvo Group),
das darauf abzielt, die Nutzung von wasserstoffbetriebenen Verbrennungsmotoren
für Lkw zu demonstrieren [121]. Große Automobilunternehmen und Industrieanbieter wie Bosch, Daimler Trucks, Cummins, MAHLE und Deutz haben kürzlich die Hydrogen Engine Alliance gegründet, um die Forschung an H2 ICEs
zu fördern [122]. Eine ähnliche Allianz wurde kürzlich auch in Japan zwischen
Isuzu, DENSO, Toyota, Hino und CJPT mit einem Fokus auf Anwendungen
für schwere Nutzfahrzeuge gegründet [123]. Wasserstoff-Verbrennungsmotoren werden weiterhin CO2 aus dem Schmieröl und NOx emittieren (obwohl
Emissionskontrollmaßnahmen wie selektive katalytische Reduktion und NOxSpeicherkatalysatoren in Abwesenheit des „Ruß-NOx“-Kompromisses verbessert
werden können). Folglich wird das Fahrzeug keine Null-Emissionen haben. Wie
bei einer Brennstoffzelle kann ein Verbrennungsmotor schnell betankt werden:
Es ist jedoch wahrscheinlich, dass eine Flotte von wasserstoffbetriebenen Verbrennungsmotoren schnell produziert werden kann, da es sich um die bestehende
Technologie handelt, der Motor leicht recycelbar ist und keine „fünf Neunen“
Reinheit des Wasserstoffkraftstoffs benötigt. Der Verbrennungsmotor benötigt
auch weit weniger begrenzte Ressourcen wie die der Platingruppe, Lithium und
Nickel. Angesichts des zunehmenden nationalen Fokus auf die Sicherheit der
Materialversorgung sind dies Aspekte, die berücksichtigt werden müssen. Die
Fähigkeit, diese Motoren schnell einzusetzen, angesichts der Dringlichkeit der
Reduzierung der globalen Erwärmung, kann ebenfalls ein wichtiger Vorteil sein,
zumal Mitglieder des Europäischen Parlaments darauf drängen, dass Wasserstofftankstellen entlang der Hauptstraßen der EU alle 100 km statt alle 150 km,
wie es der Vorschlag der Europäischen Kommission vorsieht, und bis 2028 statt
bis 2031 eingerichtet werden [124]. Angesichts der wenigen Jahre bis zu diesem
Datum könnte die Einführung sogenannter „Dual-Fuel“-Umrüstungen [125, 126]
von aktuellen Dieselmotoren83 eine kostengünstige Möglichkeit sein, Kunden für
die Stationen und den Wasserstoffkraftstoff zu gewinnen. Während Dual-FuelMotoren keine „Null-Emissionen“ haben, sind CO2-Emissionsreduktionen von bis
83 In

einem Dual-Fuel-Design [127] kann der Wasserstoff durch das Einlassventil eingespritzt
werden und die Zündung erfolgt durch eine kleine Dieselpilot-Einspritzung.

62

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

zu 70 % möglich und Dual-Fuel-Betrieb wurde für Lkw und Transporter, Bagger,
Geländetraktoren, Schienenfahrzeuge, Generatoren (einschließlich Kaltverladung
von Schiffen) und Frachtumschlag demonstriert. Insbesondere haben Dual-FuelMotoren den Vorteil, die „Reichweitenangst“ zu beseitigen, die möglicherweise
eine wichtige Barriere für die Akzeptanz darstellt, bis ein reiferes Netzwerk von
Wasserstofftankstellen etabliert ist.
Im Hinblick auf die Fernschifffahrt könnten Brennstoffzellen ebenfalls als
Antriebsanlage Anwendung finden. Derzeit scheinen jedoch Reedereien wie die
Compagnie Maritime Belge [128] und die Schiffbauindustrie den Verbrennungsmotor zu bevorzugen. MAN Energy Solutions hat sich verpflichtet, einen Schiffsmotor zu entwickeln, der ausschließlich mit Wasserstoff betrieben wird [129],
während derzeit Dual-Fuel-Schiffsmotoren produziert werden, die Wasserstoff
verwenden [130]. Verbrennungsmotoren werden fast sicher Schiffe antreiben,
die flüssigen Wasserstoff transportieren, wobei der unvermeidliche „Boil-off“
der Ladung in ähnlicher Weise genutzt wird wie derzeit bei LNG-Tankern. Ähnliche, wenn auch in viel kleinerem Maßstab, maritime Anwendungen könnten bei
Offshore-Windpark-Unterstützungsschiffen entstehen. Darüber hinaus scheint
Wasserstoff in Form von Ammoniak (oder einer Form von synthetischem Kraftstoff wie Methanol) aufgrund seiner relativ hohen Energiedichte umfangreiche
Anwendung im maritimen Sektor zu finden [131].
Für den Pendler- und Regionalflugverkehr ist es möglich, dass Brennstoffzellen
übernommen werden, aber für Kurz- und insbesondere Mittelstreckenflüge84
könnten mit flüssigem Wasserstoff betriebene Gasturbinen den Klimaeinfluss um 50–60 % verringern, obwohl dies den Energiebedarf um 22 % erhöhen
wird [132]. Dieselbe Quelle schätzt, dass für das Langstreckensegment85,86 die
Erhöhung des Energiebedarfs 42 % betragen wird, mit einer Reduktion des
Klimaeinflusses um 40–50 %, obwohl radikal neue Flugzeugdesigns erforderlich sein werden, um das Volumen von flüssigem Wasserstoff unterzubringen. In
beiden Fällen ist der zusätzliche Energiebedarf hauptsächlich auf das Gewicht
der Wasserstofftanks zurückzuführen, die größer und daher schwerer sein müssen
als Kerosin aufgrund der niedrigen Massenergiedichte von Wasserstoff. Kürzlich
kündigte Rolls-Royce eine Reihe von Prüfstand- und Motorentests an: Bodentests mit dem AE2100 und dem Pearl15-Strahltriebwerk [133]. Airbus ist in die
Entwicklung von emissionsfreien, wasserstoffbetriebenen Verkehrsflugzeugen bis
2035 involviert, mit verschiedenen Konzepten je nach Zielreichweite und Nutzlast
[134]. Eine Zusammenarbeit zwischen GE Aerospace und Safran zielt darauf ab,
bis Ende 2026 einen Wasserstoffflugtest basierend auf dem A380 zu demonstrieren
[135]. Bemühungen außerhalb Europas umfassen das Projekt HySIITE – Hydrogen Steam Injected, Inter-Cooled Turbine-Engine des US-Energieministeriums

84 250

PAX, 7000 km Reichweite.
PAX, 10.000 km Reichweite.
86 Langstreckenflüge werden Wasserstoff auch in Form von „nachhaltigen Flugkraftstoffen“ verwenden.
85 325

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …

63

[136]. Der Einsatz von Wasserstoff als Kraftstoff in Gasturbinentriebwerken
erfordert ein völlig neues Design, vom Kraftstoffeinspritzsystem bis zur Turbomaschine und den Betriebsbedingungen. Eine der vielen Herausforderungen
besteht darin, den zuverlässigen Betrieb der Brennkammer sicherzustellen und
insbesondere Rückzündungen und Selbstentzündungen von vorgemischtem
Wasserstoffkraftstoff zu vermeiden, wobei ersteres mit der ungewöhnlich hohen
laminaren Flammengeschwindigkeit von Wasserstoff und letzteres mit den
Bedingungen bei Hochaltituden-Neuzündungen und der ungewöhnlich breiten
mageren Entflammbarkeitsgrenze von Wasserstoff zusammenhängt. Prinzipiell
könnten nicht vorgemischte Flammen einige dieser Bedenken ausräumen, würden
jedoch zu unakzeptabel hohen NOx-Emissionen führen. Es scheint noch kein allgemein akzeptiertes Design in der Industrie zu geben, obwohl es Forschungen zur
Eignung von Rohrbündelbrennern und Mikromischbrennern unter anderem gibt.
Sobald es eine hohe Durchdringung von variabler erneuerbarer Energie aus
Windturbinen und Solar-Photovoltaik-Quellen gibt, könnte es notwendig sein,
genügend Energie zu speichern, um das Stromnetz zu versorgen, wenn zu wenig
Wind oder Sonneneinstrahlung vorhanden ist. Diese Perioden werden sowohl in
Stunden als auch in mehreren Wochen gemessen. Für erstere scheinen Batterien die
kosteneffiziente Lösung zu sein, und für letztere könnte geologisch gespeicherter
Wasserstoff verwendet werden, um Strom entweder aus Brennstoffzellen oder Gasturbinen zu erzeugen. Wieder einmal erfordern die ungewöhnlichen Verbrennungseigenschaften von Wasserstoff eine Neugestaltung des Brenners [137, 138], jedoch
ohne die Notwendigkeit der Kompaktheit, die mit Gasturbinen für die Luftfahrt verbunden ist. Effizientere Gasturbinendesigns, gekoppelt mit CCS, werden
in den USA untersucht, basierend auf superkritischem CO2 als Arbeitsmedium
anstelle von Luft [139, 140]. Der Sauerstoffbefeuerte Direktfeuer-Superkritische
CO2-Kreislauf [141] ist so konzipiert, dass er einen Abgasstrom von hochreinem
Kohlendioxid erzeugt, der ohne teure und energieintensive Abscheidungs-/Trenntechnologien bereit zur Speicherung ist. Ein EU-Forschungsprojekt „HERMES“
befasst sich ebenfalls mit dieser Technologie [142]. Das Trägermedium ist hochdichtes superkritisches Kohlendioxid oder Xenon, dessen Vorteil darin besteht,
dass die Kompressionsleistung im Vergleich zur Verwendung von Luft als Arbeitsmedium reduziert wird. Infolgedessen und aufgrund des Betriebs bei hohen
Druckbedingungen (über 150 bar) erreicht das System eine signifikant höheren
Wirkungsgrad (über 65 %) als herkömmliche Gasturbinen. Durch die Nutzung
von reinem Sauerstoff zur Brennstoffoxidation und durch die Erfassung des
voluminösen Abgasstroms (H2 O und/oder CO2) und deren Wiederverwendung zur
Brennstoffsynthese produziert das System praktisch keine Schadstoffe. Durch den
Betrieb mit lokal synthetisierten erneuerbaren flüssigen und gasförmigen Brennstoffen (z. B. Methanol oder Wasserstoff) kann das Design mit dezentraler Kohlenstoffabscheidung, -nutzung und -speicherung (CCUS) gekoppelt werden.
Die Schätzung der benötigten Menge an Wasserstoff dürfte ziemlich genau
sein. Vielleicht besteht die größte Unsicherheit darin, ob es einen ausreichend
entschlossenen globalen Willen geben wird, sich zum Bau der Produktions- und
Transportinfrastruktur für das riesige Volumen dieses neuen Brennstoffs zu ver-

64

E.-A. Tingas und A. M. Taylor

<ůĞŝŶĞƌWƌŽƚŽƚLJƉ
'ƌŽƘĞƌWƌŽƚŽƚLJƉ
ĞŵŽŶƐƚƌĂƟŽŶ
DĂƌŬƚĂƵƐǁĞŝƚƵŶŐ
ƵƐŐĞƌĞŝŌ

Abb. 41 Globale CO 2-Emissionsreduktionen durch wasserstoffbasierte Brennstoffe nach
Technologiereife im Net Zero Emissions Szenario, 2020–2050. Nachgedruckt aus Ref. [26]

pflichten und dies in dem Tempo, das erforderlich ist, um bis 2050 „netto null“
zu erreichen. In hohem Maße ist dies an die andere implizierte Frage im Titel
des Kapitels gebunden, nämlich die Kosten der Investition für diesen Bau und
die Kosten des Brennstoffs für den Verbraucher. Eine weitere Unsicherheit wird
durch Abb. 41 [26] veranschaulicht, die zeigt, dass die meisten Einsparungen bei
den Emissionen durch die Verwendung wasserstoffbasierter Brennstoffe nach 2030
aufgrund technologischer Unreife erfolgen, einschließlich der Verwendung von
Wasserstoff in schweren Lastwagen sowie Wasserstoff und Ammoniak in Schiffen.
Wäre dieses Kapitel vor zwei Jahrzehnten nach Kyoto geschrieben worden,
schien es möglich, dass alle Personenkraftwagen mit Brennstoffzellen betrieben
würden. Kurz nach der Jahrhundertwende schien die „Dieselisierung“ der
europäischen Flotte von Personenkraftwagen eine proportionale Reaktion auf
die globale Erwärmung zu sein. Wäre das Buch vor einem Jahrzehnt vor Paris
geschrieben worden, würde die niedrigen Kosten der Stromerzeugung durch
erneuerbare Energien auf Bestätigung warten – insbesondere der steile Kostenrückgang bei großtechnischen Solar-Photovoltaikanlagen, Abb. 42 [143] – in
der Zukunft. Vor weniger als zwei Jahren waren die USA nicht Teil der Pariser
Abkommen, und ohne eine so große Wirtschaft, die Teil dieses Abkommens ist,
wäre beim Schreiben dieses Buches viel weniger Optimismus vorhanden. Wäre
das Buch vor einem Jahr geschrieben worden, hätten die Ereignisse in der Ukraine
die EU nicht zu den Maßnahmen in Bezug auf Wasserstoff veranlasst, die sie vor
wenigen Monaten ergriffen hat. Daher ist es ermutigend, dass zwei kontinentgroße
Volkswirtschaften kürzlich große Verpflichtungen zur Bekämpfung des Klimawandels und insbesondere zur Förderung der Nutzung von Wasserstoff eingegangen sind. Dennoch ist das Ausmaß der verbleibenden Aufgaben groß, die
Zeit, über die kontinuierlicher Fortschritt aufrechterhalten werden muss, ist lang,
und die Zeit bis 2050 ist ziemlich kurz. Es ist jedoch möglich, optimistisch zu
sein, dass sich die Landschaft für Forschung und Entwicklung im Bereich Wasserstoff in den kommenden zehn Jahren sowohl transformieren als auch dynamisch
entwickeln wird.

Wasserstoff: Wo er verwendet werden kann, wie viel benötigt …
Geothermie

Biomasse

65

SolarKonzentrierende OffshorePhotovoltaik Solarenergie
Windkra

Hydro

,

Wind an
Land

,
,

,

,

,

Kostenspanne für
fossile Brennstoffe

,
,

,

,
,

,

,
,

,

,

,

,

Kapazität (MW)

Abb. 42 Globale nivellierte Stromgestehungskosten (LCOE) aus großtechnischen erneuerbaren Stromerzeugungstechnologien, 2010–2017. Anmerkungen Der Durchmesser des Kreises
repräsentiert die Größe des Projekts, wobei sein Zentrum den Wert der Kosten jedes Projekts auf
der Y-Achse darstellt. Die dicken Linien sind der global gewichtete durchschnittliche LCOEWert für in jedem Jahr in Betrieb genommene Anlagen. Der reale gewichtete durchschnittliche Kapitalkostensatz beträgt 7,5 % für OECD-Länder und China und 10 % für den Rest der
Welt. Das Band repräsentiert die Kostenbandbreite der fossilen Stromerzeugung. Nachgedruckt
aus Ref. [143 ]

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143. IRENA (2018) Renewable power generation costs in 2017, International Renewable Energy
Agency, Abu Dhabi. https://www.irena.org/-/media/Files/IRENA/Agency/Publication/2018/
Jan/IRENA_2017_Power_Costs_2018.pdf?rev=05d2a50cb37847f088d1e95db9c67921

Reaktionskinetik der
Wasserstoffverbrennung
Tamás Turányi

Zusammenfassung Die Reaktionskinetik der Wasserstoffverbrennung wurde
bereits in der ersten Hälfte des 20. Jahrhunderts intensiv untersucht. Die ersten,
zweiten und dritten Explosionsgrenzen wurden entdeckt und mechanistische
Erklärungen gegeben. Allerdings sind die feinen Details des Reaktionsmechanismus und die genauen Geschwindigkeitsparameter noch nicht bekannt.
Neue Reaktionsschritte wurden sogar in den letzten Jahren vorgeschlagen.
Die explosiven und nicht-explosiven Bereiche werden durch eine umgekehrte
S-förmige Kurve in der T − p-Ebene getrennt. Das Rückgrat der Kurve entspricht ungefähr der Linie, an der die Raten der Reaktionen H + O2 → OH + O
und H + O2 + M → HO2 + M gleich sind. Die Bereiche starker und schwacher
Explosionen liegen unterhalb bzw. oberhalb der Rückgratlinie, und diese Bereiche
werden jeweils von H/O/OH- und HO2/H2O2-Katalysezyklen dominiert. In einem
kleinen Gefäß bilden die Adsorption der Radikale HO2 und H die oberen und
unteren Äste der Kurve. Alle qualitativen Merkmale des Wasserstoffverbrennungssystems können durch einen 10-Schritt-Mechanismus erklärt werden. Hier werden
mehrere Websites empfohlen, die umfassende Sammlungen aktueller Wasserstoffverbrennungsmechanismen, direkte und indirekte experimentelle Daten sowie
theoretische Bestimmungen enthalten.
Schlüsselwörter Wasserstoffverbrennung · Umgekehrte S-Kurve ·
Explosionsgrenzen · Detaillierte Reaktionsmechanismen · Direkte experimentelle
Daten · Indirekte experimentelle Daten · Nicht-thermische Reaktionen

T. Turányi (*)
Institute of Chemistry, ELTE Eötvös Loránd University, Budapest, Ungarn
E-Mail: turanyi@chem.elte.hu
© Der/die Autor(en), exklusiv lizenziert an Springer Nature Switzerland AG 2025
E. Tingas, Wasserstoff für zukünftige Wärmekraftmaschinen,
https://doi.org/10.1007/978-3-031-76380-9_2

73

74

T. Turányi

1 Frühe Geschichte
Zu Beginn des 20. Jahrhunderts untersuchten Max Bodenstein (1871–1942)
und seine Mitarbeiter an der Universität Hannover die H2–Cl2-photochemische
Reaktion. Sie fanden heraus, dass ein einzelnes Photon die Erzeugung von
mehreren Millionen HCl-Produktspezies induzieren kann. Bodenstein nahm
an, dass jedes Photon eine einzelne aktive Spezies produziert und diese Spezies
eine Reihe von Sekundärprozessen induziert, die zur Erzeugung vieler Produktmoleküle führen. Bodenstein hatte jedoch keine genaue Vorstellung von den
chemischen Details. Im Jahr 1913 sprach Bodenstein im Labor mit seinem
Doktoranden Walter Dux und spielte mit seiner goldenen Uhrkette [1]. Bodenstein erklärte, dass er sich vorgestellt hatte, dass die Reaktion entlang der Kette
fortschritt und bei jedem Glied ein weiteres HCl-Molekül produziert wurde. Es
war damals eine Art Laborwitz. Bodenstein bot seine goldene Uhrkette an, um zu
den Kriegskosten Deutschlands während des Ersten Weltkriegs beizutragen, aber
Walter Dux hatte nach dem Krieg eine Replik erstellt. Diese Kette ist jetzt an der
Universität Hannover, Deutschland, ausgestellt (siehe Abb. 1) [2].
In Erinnerung an die goldene Uhrkette von Bodenstein verwendete sein Schüler
Jens Anton Christiansen (1888–1969) den Begriff „Kettenreaktion“ (tatsächlich
auf Dänisch als „kettenreaktion“) erstmals in seiner Doktorarbeit im Jahr 1921.

Abb. 1 Die goldene Uhrkette von Bodenstein (Replik). Das Foto wurde freundlicherweise von
Prof. Ronald Imbihl (Universität Hannover) zur Verfügung gestellt

Reaktionskinetik der Wasserstoffverbrennung

75

Christiansen und Kramers [3] wiesen 1923 auch darauf hin, dass, wenn in einem
Reaktionsschritt zwei Kettenträger produziert werden, die Reaktionskette verzweigen wird, was zu einer Explosion führen kann. Bodenstein und seine Schüler
legten den Grundstein für die Theorie der Kettenreaktionen. Ein Reaktionsschritt
wird als Ketteninitiierung klassifiziert, wenn Kettenträger (meistens Radikale) aus
Molekülen produziert werden. Kettenabbruch-, Fortsetzungs- und Verzweigungsschritte verringern, erhalten und erhöhen jeweils die Menge der Radikale. Diese
Klassifizierung der Reaktionsschritte ist neben den chemischen Gleichungen unten
vermerkt.
Arrhenius untersuchte 1889 die Temperaturabhängigkeit des Geschwindigkeitskoeffizienten der Inversion von Rohrzucker mit Säuren [4] erneut und zeigte, dass
eine Gleichung (die wir heute als Arrhenius-Gleichung kennen) abgeleitet werden
kann, um die Änderung des Geschwindigkeitskoeffizienten als Funktion der
Temperatur zu beschreiben, indem angenommen wird, dass der Rohrzucker eine
aktive (d. h. reaktive) und eine nicht-reaktive Form hat [5]. 1936 veröffentlichte
Christiansen einen Artikel [6] über eine Erweiterung des Arrhenius-Konzepts
chemischer Reaktionen. Christiansen nahm an, dass die Reaktanten nicht nur
einen einzigen aktiven Zustand, sondern eine Reihe von aktiven Stadien haben.
Auf diese Weise scheint Christiansen ein Vorreiter des Master-Gleichungsansatzes
in der chemischen Kinetik und der Interpretation chemischer Reaktionen mit
Reaktanten zu sein, die sich auf einer Energieleiter bewegen. Dieser Ansatz wird
im nächsten Abschnitt verwendet.
Das erste chemische Beispiel für eine verzweigende Kettenreaktion, die
Reaktion von molekularem Phosphor (P4) mit Sauerstoff (O2), wurde 1925
von Semenov und seinen Mitarbeitern in Leningrad gefunden [7]. Diese P4/
O2-Reaktion blieb eine chemische Kuriosität, aber bald begannen die SemenovGruppe und auch Hinshelwood und sein Schüler Thompson in Oxford, das
Wasserstoff-Sauerstoff-Reaktionssystem zu untersuchen. Sie identifizierten es
als eine verzweigende Kettenreaktion und entdeckten die ersten und zweiten
Explosionsgrenzen. Semenov (1896–1986) und Hinshelwood (1897–1967)
erhielten 1956 gemeinsam den Nobelpreis [8].
Bis Ende der 1940er Jahre wurden große Mengen experimenteller Daten zur
Wasserstoff-Sauerstoff-Verbrennung gesammelt, was 1949 zu folgender Aussage
führte: „Die Oxidation von Wasserstoff ist der am meisten untersuchte Oxidationsprozess, und selbst die feinen Details seines Mechanismus sind gut bekannt.“ (zu
finden in der Einleitung des Buches [9]). Mehr als 70 Jahre nach dieser Aussage
können wir immer noch nicht behaupten, dass alle Details der Kinetik des H2/O2Systems bekannt sind.

T. Turányi

76

2 Verständnis der grundlegenden Merkmale des
Wasserstoffverbrennungssystems mit einem 10-SchrittMechanismus
Die frühen experimentellen Daten zur Wasserstoffverbrennung wurden in den
Büchern von Semenov [10] und Lewis und von Elbe [11] zusammengefasst.
Bereits die frühen Experimente zeigten, dass, wenn ein stöchiometrisches
Wasserstoff-Sauerstoff-Gemisch in einem Gefäß vorhanden ist, das Gemisch je
nach Anfangstemperatur und -druck explodieren oder nicht explodieren kann.
Abb. 2 zeigt, dass die explosiven (rechts) und nicht-explosiven (links) Bereiche
durch eine charakteristische umgekehrte S-Kurve getrennt sind. Erhöht man den
Druck von null auf hohen Druck bei mittlerer Temperatur (sagen wir bei 800
K), wechselt das System vom nicht-explosiven in den explosiven Zustand (erste
Explosionsgrenze), dann vom explosiven in den nicht-explosiven Zustand (zweite
Explosionsgrenze) und schließlich wieder vom nicht-explosiven in den explosiven
Zustand (dritte Explosionsgrenze). Beachten Sie, dass die Y-Achse logarithmisch
ist und dementsprechend das Erreichen eines qualitativ anderen Bereichs eine
Erhöhung des Drucks um ein oder zwei Größenordnungen erfordert.
Es wurde festgestellt, dass die ersten und dritten Grenzen von der Größe des
Gefäßes und der Zusammensetzung der Wand abhängen. Beachten Sie, dass das
Gemisch unter einer bestimmten Bedingung als explosiv gilt, wenn das H2–O2Gemisch innerhalb der Schwellenzeit tth explodiert. Abb. 2 zeigt die Lage des
explosiven Bereichs unter der Annahme, dass tth = 1 ms beträgt. Bei Annahme

Druck, mmHg

keine Explosion

Explosion

Temperatur, K

Abb. 2 Explosionsgrenzen des H2–O2-Systems. Die Abbildung wurde aus dem Artikel von Lidor
et al. [13] adaptiert. Die Symbole beziehen sich auf verschiedene experimentelle Daten. Entlang
der gestrichelten Linie sind die Raten der Reaktionen R2 und R5 gleich (siehe Text)

Reaktionskinetik der Wasserstoffverbrennung

77

,
,

,

,

Abb. 3 Berechnete Zündverzugszeiten (IDTs) eines stöchiometrischen Wasserstoff-LuftGemischs bei 800 K Anfangstemperatur in Abhängigkeit vom Druck unter Verwendung homogener, isochorer, adiabatischer Simulationen. Die gestrichelte Linie zeigt die IDTs in einem
großen Gefäß (ohne Wandeffekte) und die durchgezogene Linie zeigt die berechneten IDTs in
einem 7,4 cm Durchmesser, kugelförmigen Quarzreaktor. Adaptiert aus [12]

einer anderen Zündzeitgrenze verschiebt sich die invertierte S-Kurve. Abb. 3
zeigt die berechneten Zündverzugszeiten (IDTs) eines stöchiometrischen
Wasserstoff-Luft-Gemischs bei 800 K in Abhängigkeit vom Druck unter Verwendung homogener, isochorer, adiabatischer Simulationen [12]. Kürzere IDT
bedeutet höhere Reaktivität. Auch ohne Wandeffekte nimmt die Reaktivität bei
steigendem Druck zu, ab und dann wieder zu bei konstanter Temperatur. Wenn
das explosive Gemisch als „innerhalb von 1 ms explodierend“ definiert wird,
erscheinen nicht-explosive Bereiche und Explosionsgrenzen auch ohne Berücksichtigung des Wandeffekts. Wenn die Adsorption von Radikalen an der Wand
berücksichtigt wird, finden wir Druckintervalle ohne Explosion, selbst nach
sehr langen (d. h. unendlichen) Beobachtungszeiten. Diese Abbildung bestätigt
auch, dass die genauen Positionen der Explosionsgrenzen von der gewählten
Schwellenzündverzugszeit abhängen.
Das komplexe Verhalten der Wasserstoffoxidation war sehr überraschend, da
die Gesamtgleichung der Wasserstoff-Sauerstoff-Reaktion so einfach ist, dass dies
normalerweise die erste chemische Gleichung ist, die Grundschülern beigebracht
wird:

2H2 + O2 = 2H2 O

T. Turányi

78

Es war klar, dass dieses komplexe Verhalten nicht auf der Grundlage der einfachen
Gesamtgleichung erklärt werden konnte. Die folgende Diskussion wurde inspiriert
von Kap. 10 des Buches von Pilling und Seakins [15] und dem Artikel von Wang
und Law [14].
Betrachten Sie zunächst den Fall, wenn die Wasserstoffoxidation in einem
unendlich großen Gefäß stattfindet, das heißt, es gibt keine Wandreaktionen. In
diesem Fall kann der Temperatur-Druck-Raum in zwei Bereiche unterteilt werden,
die als Bereiche starker und schwacher Explosionen bezeichnet werden können,
welche durch die gestrichelte Linie in Abb. 4a getrennt sind.
Der Bereich der starken Explosion kann durch die folgende Reihe von
Elementarreaktionen beschrieben werden:
H2 + O2 → H + HO2
H + O2 → OH + O
OH + H2 → H + H2 O
O + H2 → OH + H

R1
R2
R3
R4

Ketteninitiierung
Kettenverzweigung
Kettenfortsetzung
Kettenverzweigung

Reaktion R1 ist die Initiierungsreaktion, die Radikale aus den Reaktanten H2 und
O2 produziert. In den frühen Mechanismen wurde die Initiierungsreaktion H2 + O2
→ 2 OH angenommen, aber die Messungen von Michael et al. [16] klärten, dass
die Produkte der H2 + O2-Kollision H + HO2 sind.
Die Initiationsreaktion R1 produziert H-Atome und die Anzahl der Radikale
wird durch die Kettenverzweigungsreaktion R2 erhöht. Diese Reaktion produziert
das Radikal OH (wiederum in R3 zu H umgewandelt) und das Atom O, welches in

Schwach
explosiv

R5 -beherrschende
Schwache
Explosion

Druck

Druck

Nicht-explosiv

R2 dominierend
Starke Explosion

Temperatur

Stark
explosiv

Temperatur

Abb. 4 Explosionsgrenzen eines stöchiometrischen Wasserstoff-Sauerstoff-Gemischs in
Abhängigkeit von Temperatur und Druck. Panel, a Explosionen in einem unendlich großen
Gefäß ohne Wandeffekte; Panel, b Explosionen in einem Gefäß mit Wandeffekten. Die
Abbildungen wurden aus dem Artikel von Wang und Law [14] adaptiert. Reproduziert aus [14]
mit Genehmigung von AIP Publishing

Reaktionskinetik der Wasserstoffverbrennung

79

der Kettenverzweigungsreaktion R4 in zwei Radikale (OH und H) umgewandelt
wird.
Die Zusammenfassung der Reaktionen R2–R4 zeigt, dass ein H-Atom in 3
H-Atome umgewandelt wird:
R2
R3
R4
R3
+_______________________
H + O2 + 3H2 → 3H + 2H2 O

H + O2 → OH + O
OH + H2 → H + H2 O
O + H2 → H + OH
OH + H2 → H + H2 O

Diese Reaktionsreihe führt zu einem schnellen Anstieg der H-Atom-Konzentration.
Die Situation ist im oberen linken Teil des Temperatur-Druck-Diagramms
(oberhalb der gestrichelten Linie in Abb. 4a) anders. Hier führen die in der
Initiationsreaktion R1 produzierten H-Atome zur Erhöhung der Radikale in einer
anderen Abfolge von Elementarreaktionen:
R5
R6
R7

H + O2 + M → HO2 + M
HO2 + H2 → H + H2O2
H2O2 + M → 2OH + M

Kettenfortsetzung
Kettenfortsetzung
Kettenverzweigung

Das in Schritt R6 produzierte H-Atom wird in Schritt R5 zu HO2 umgewandelt.
Die Schritte R5–R7 wirken zusammen als ein Kettenverzweigungs-Submechanismus, der die Konzentrationen der Radikale erhöht. Diese Reaktionsfolge ist jedoch
viel langsamer und führt daher zum Bereich der schwachen Explosion. Hier ist R8
eine wichtige Kettenabbruchreaktion:
R8

2HO2 → H2O2 + O2

Kettenabbruch

Diese Reaktion führt jedoch zu einem H2O2-Molekül, das in Schritt R7 zwei OHRadikale produziert. Die OH-Radikale werden dann in den Reaktionen R3 und R5
wieder zu HO2 umgewandelt.
Bei Temperaturen und Drücken, bei denen die Reaktionen R2 oder R5 schneller
sind, nimmt die Wasserstoff-Sauerstoff-Reaktion an starken bzw. schwachen
Explosionen teil. Wie jedoch Abb. 5 zeigt, gehören die Reaktionen R2 und R5 auf
molekularer Ebene zum selben chemischen System.
Wenn die Spezies H und O2 kollidieren, dann ist das Produkt ein schwingungsund rotationsangeregtes HO2-Radikal, hier bezeichnet als HO∗2. In Abb. 5 gehören
die Geschwindigkeitskoeffizienten κ zum tatsächlichen Rotations-SchwingungsZustand der Reaktanten. Die erzeugte HO∗2-Spezies wird eine breite Verteilung
von Energieniveaus haben, abhängig von den Energieniveaus der kollidierenden
H- und O2-Spezies. Dies wird durch die Energieniveaus in Abb. 5 veranschaulicht.
Als Ergebnis von Kollisionen mit beliebigen im System vorhandenen Spezies (M)

80

T. Turányi

Abb. 5 Die Reaktionen R2 und R5 gehören auf molekularer Ebene zum selben chemischen
System

kann die HO∗2-Spezies in der Energieniveaus auf- und absteigen. Im Durchschnitt
bewegen sich die Spezies aufgrund der Kollisionen vom anfänglichen Energieniveau nach unten.
Ein schwingungs- und rotationsangeregtes HO∗2-Radikal mit Energie E
kann mit dem Geschwindigkeitskoeffizienten κ2 (E) wieder in H uned O2 zerfallen. Es kann auch zu den Produkten OH und O (Reaktionskanal R2) mit dem
Geschwindigkeitskoeffizienten κ3 (E) zerfallen. Eine dritte Möglichkeit ist, dass es
durch eine Reihe von Kollisionen alle überschüssige Schwingungs- und Rotationsenergie verliert und als ein thermisiertes HO2-Radikal stabilisiert wird. Der
Begriff thermisiert bedeutet, dass die Schwingungs- und Rotationsenergieniveaus
der Spezies der Temperatur des Trägergases entsprechen.
Die Geschwindigkeitskoeffizienten κ2(E) und κ3(E) steigen mit zunehmendem
Energieniveau E der Spezies HO∗2. Wenn die Temperatur höher ist, ist das durchschnittliche Energieniveau von HO∗2 größer und daher ist der gewichtete Durchschnitt von κ3(E), der dem Geschwindigkeitskoeffizienten k2 der Reaktion R2: H
+ O2 → OH + O entspricht, größer, sodass k2 mit der Temperatur zunimmt. Dieser
Kanal konkurriert jedoch mit dem Reaktionskanal R5: H + O2 + M → HO2 + M,
was bedeutet, dass bei höherer Temperatur k5 kleiner ist und k5 mit steigender
Temperatur abnimmt.
Abb. 5 zeigt, dass die Spezies HO∗2 aufgrund nichtreaktiver Kollisionen in der
Energieleiter auf- und absteigen kann. Das Symbol M bezeichnet ein beliebiges
Kollisionspartnerteilchen. In einem Wasserstoff-Luft-Gemisch ist das Kollisionspartikel meist eines der N2-, H2-, O2- oder H2O-Moleküle, kann aber auch
jedes andere im Gemisch vorhandene Teilchen sein (H, OH, O, HO2, H2O2).
Das Kollisionspartnerteilchen (auch „Drittkörper“ genannt) bleibt chemisch
unverändert. Das kollidierende Molekül entfernt normalerweise einen Teil der
Energie von HO2. Wenn das kollidierende Partnerteilchen das H-Atom ist, kann
es die Energie nur in seinem Translationsmodus speichern (d. h. es bewegt sich
schneller). Große Spezies mit vielen Rotations- und Schwingungsenergieniveaus
können die abgeführte Energie effektiv speichern. Diese Unterschiede zwischen
dem Stoßpartner werden in den Effizienzfaktoren der dritten Körperkollision
berücksichtigt. Normalerweise wird die Kollisions-Effizienz von N2 als Einheit

Reaktionskinetik der Wasserstoffverbrennung

81

genommen und die anderen werden daran skaliert. Zum Beispiel verwendeten
Burke et al. [17] die folgende Reihe von Wirkungsgraden des Stoßpartner,
die in der untenstehenden Gleichung als Multiplikatoren der Konzentrationen
erscheinen.

[M] = [N2 ] + 2, 0[H2 ] + 14, 0[H2 O]


+0, 78[O2 ] + 0, 67[Ar] + 0, 8[He] + all other species

Varga et al. führten lokale Sensitivitätsanalysen [18] unter den Bedingungen
einer großen Menge an experimentellen Daten zur Wasserstoffverbrennung
einschließlich Zündverzugszeit- und Flammgeschwindigkeitsmessungen durch.
Sie stellten fest, dass nur die folgenden Parameter des Stoßpartner-Wirkungsgrade
einen hohen Einfluss auf die Simulationsergebnisse haben: m(H2), m(Ar) und
m(H2O) in der Reaktion H + O2 (+M) = HO2 (+M) und m(He) in der Reaktion
H + OH + M = H2O + M, wobei m(Ar) und m(He) benötigt werden, um Experimente mit Ar- und He-Trägergas zu reproduzieren. Dies bedeutet auch, dass für
die anderen Stoßpartner-Wirkungsgrade realistische geschätzte Werte ausreichend
sind. Weitere Effizienzparameter könnten unter speziellen Bedingungen (d. h. bei
sehr hohen H2O- und CO2-Konzentrationen) wichtig werden.
Die Behandlung des Effekts der Zusammensetzung des Gasgemisches auf
diese Weise beinhaltet zwei Annahmen: (i) die Stoßpartner-Wirkungsgrade sind
temperaturunabhängig, (ii) die verschiedenen Konzentrationen haben einen
unabhängigen linearen Effekt auf die Kollisions-Effizienz. Temperaturabhängige
Stoßpartner-Wirkungsgrade [19] können unter Verwendung hochrangiger Theorien
berechnet werden, aber solche Effizienzen wurden für das Wasserstoffverbrennungssystem nicht bestimmt. Eine mögliche Verbesserung besteht darin, diese
Temperaturabhängigkeit auch in Wasserstoffverbrennungsmodellen zu berücksichtigen. Burke und Song [20] untersuchten das zweite Problem am Beispiel
der Reaktion R5. Sie stellten fest, dass Mischungsregeln, die auf dem reduzierten
Druck basieren, eine erheblich genauere Beschreibung liefern als solche, die
auf dem Partialdruck basieren. Sie empfahlen, dass die vorgeschlagenen neuen
Mischungsregeln in die Verbrennungssimulationscodes integriert werden.
Wir werden nun die obigen Aussagen anhand einer Reihe von Abbildungen
demonstrieren. Bei der Erstellung dieser Abbildungen wurden die folgenden
Reaktionsparameter verwendet. Der Reaktionskoeffizient der Reaktion R2: H + O2
→ OH + O wurde unter Verwendung der erweiterten Arrhenius-Gleichung k2(T) =
A Tn exp (−E/RT) mit den Reaktionsparametern A = 1.040 × 1014 cm3 mol−1 s−1,
n = 0.0, E/R = 7695 K berechnet. Diese Reaktionsparameter wurden von Hong
et al. [21] bestimmt.
Der Reaktionskoeffizient der Reaktion R5 ist druckabhängig. Es ist ein
Reaktionskoeffizient zweiter Ordnung bei hohem Druck und einer dritter Ordnung
bei niedrigem Druck. Wenn wir die Reaktionsrate von R5 unter Verwendung
′
des Ausdrucks r5 = k5 ×[H] × [O2] berechnen, dann ist der effektive Reaktions′
koeffizient k5 bei einer gegebenen Temperatur und einem gegebenen Druck ein
Reaktionskoeffizient zweiter Ordnung und kann berechnet werden durch

T. Turányi

82

′

k5 (T , p) =

k5∞



Pr
1 + Pr



wobei Pr der reduzierte Druck ist:

Pr =

k50 [M]
k5∞

Die effektive Gesamtkonzentration [M] hängt von den oben beschriebenen
Wirkungsgraden der Drittkörper-Kollisionen ab, aber der Einfachheit halber
wurden in den folgenden Abbildungen die realen Gesamtkonzentrationen ohne
Berücksichtigung der Kollisions-Effizienzen verwendet. Wenn der Reaktions′
koeffizient zweiter Ordnung k5 bei einer gegebenen Temperatur als Funktion des
Drucks aufgetragen wird, dann erhält man die sogenannte „Fall-off-Kurve“, die
als lineare Funktion vom Null-Druck (mit Steigung k 0) beginnt und sich dann der
horizontalen Linie von k ∞ [15] annähert.
Das Niederdrucklimit k50 und das Hochdrucklimit k5∞ der Geschwindigkeitskoeffizienten können mit den folgenden erweiterten Arrhenius-Gleichungen
berechnet werden:

k50 =A T n exp (−E/RT ), A = 1, 737 × 1019 cm6 mol−2 s−1 ,
n = − 1, 23, E/R = 0 K,
k5∞ =A T n exp (−E/RT ), A = 4, 65 × 1012 cm3 mol−1 s−1 ,
n =0, 44, E/R = 0 K.
Diese Geschwindigkeitsparameter wurden von Fernandes et al. [22] bestimmt.
Wie anhand von Abb. 5 erklärt wurde, nehmen die Geschwindigkeitskoeffizienten der Reaktionen R2 und R5 mit der Temperatur zu bzw. ab. Abb. 6
′
zeigt, dass bei einem Druck von 1 atm k2 gleich k5 bei etwa T = 1000 K ist. Bei
einem gegebenen Druck sind die Reaktionen R5 und R2 bei niedrigen bzw. hohen
Temperaturen wichtiger. Dies ist der Grund, warum die Bereiche schwacher und
starker Explosionen auf der linken bzw. rechten Seite von Abb. 4a liegen.
Ein weiteres charakteristisches Diagramm ist die Druckabhängigkeit dieser
Reaktionskoeffizienten bei fester Temperatur. Abb. 7 zeigt die Druckabhängigkeit
′
von k2 und k5 bei T = 800 K. Bei einer gegebenen Temperatur sind die Reaktionen
R5 und R2 bei hohen bzw. niedrigen Drücken wichtiger. Dies ist der Grund,
warum die Bereiche schwacher und starker Explosionen in Abb. 4a jeweils im
oberen und unteren Teil liegen. Der Reaktionskoeffizient k2 ist druckunabhängig
′
und der Reaktionskoeffizient k5 steigt in diesem Druckbereich linear mit dem
′
Druck an, was darauf hinweist, dass der Reaktionskoeffizient k5 sich am Anfang
der Abfallkurve befindet, d. h. im dritten Ordnungsbereich. Tatsächlich zeigt
Abb. 8, dass unter etwa 30 atm das Produkt von [M] und dem Niederdruckgrenz′
wert-Reaktionskoeffizienten k50 fast identisch mit dem Reaktionskoeffizienten k5
ist, der der Abfallkurve folgt.

Reaktionskinetik der Wasserstoffverbrennung

83

Abb. 6 Temperaturabhängigkeit der Geschwindigkeitskoeffizienten k2 und k5 bei einem Druck
von 1 atm
′

,
,
,
,
,
,
,

,

,

,

,

,

,

,

,

Abb. 7 Druckabhängigkeit der Reaktionskoeffizienten k2 und k5 bei T = 800 K
′

Die Trennlinie zwischen den Bereichen starker und schwacher Explosionen
entspricht der Funktion, die durch die gleichen Raten der Reaktionsschritte R2 und
R5 definiert ist.

r2 = r5

T. Turányi

84
,
,

Niederdruckgrenze

,
,
Abstiegskurve

,
,
,
,

Abb. 8 Vergleich der Druckabhängigkeit der Reaktionskoeffizienten k5 (druckabhängiger
Reaktionskoeffizient zweiter Ordnung) und Ausdruck [M] × k50 bis 150 atm
′

Unter etwa 30 atm ist k5 fast gleich k50 × [M], daher können wir schreiben, dass
′

k2 [H][O2 ] = k50 [M][H][O2 ]
Die Gesamtkonzentration aller Spezies, [M], kann unter Verwendung des Gasgesetzes berechnet werden: [M] = n/V = p/RT (in Einheit mol m−3), oder [M] =
10–6p/RT (in Einheit mol cm−3).
Daher ist die p(T)-Gleichung der Trennlinie

p(T ) = 106 RT

k2 (T )
k50 (T )

unter der Annahme, dass die Einheiten der Geschwindigkeitskoeffizienten in
cm−3, mol und s sind. Unter Verwendung der obigen Geschwindigkeitsparameter können wir die ungefähre Trennlinie zwischen den starken und schwachen
Explosionsbereichen zeichnen. Dies ist in Abb. 2 als gestrichelte Linie angegeben.
Diese Linie fällt nicht mit dem mittleren Ast der umgekehrten S-förmigen Kurve
zusammen, aber der Trend ist ähnlich. Außerdem müssen wir berücksichtigen,
dass die in den Reaktionen R2 bzw. R5 produzierten H- und HO2-Radikale an
autokatalytischen Verstärkungskreisläufen mit sehr unterschiedlicher Effizienz
teilnehmen.
In der obigen Diskussion haben wir angenommen, dass das Gefäß groß ist
und keine Wandeffekte vorhanden sind. In kleineren Gefäßen können die Spezies
auf die Wand stoßen. Die Moleküle prallen normalerweise zurück, aber die
Radikale haben die Chance, an der Wand haften zu bleiben. Diese Entfernung

Reaktionskinetik der Wasserstoffverbrennung

85

von Radikalen durch Anhaften an der Wand kann durch die folgenden Reaktionen
berücksichtigt werden.
R9
R10

H → Wand
HO2 → Wand

Kettenabbruch
Kettenabbruch

Die Reaktionen R9 und R10 blockieren die Explosion in kleinen Gefäßen in den
starken bzw. schwachen Explosionsbereichen. Wie jedoch Abb. 4b zeigt, ist dieser
Effekt im schwachen Explosionsbereich bedeutender, und die Reaktion R10 verschiebt die Grenze viel weiter in die obere rechte Ecke. Diese Effekte zusammen
bilden die bekannte umgekehrte S-förmige Kurve.
Frühere Skelettmodelle enthielten auch die Reaktionen OH → Wand und O →
Wand, aber Wang und Law [14] zeigten, dass diese Reaktionen im Vergleich zu R9
nicht signifikant sind.
Der Effekt von Wandreaktionen kann leicht simuliert werden, indem
angenommen wird, dass in einem kleinen Gefäß die Diffusion eine homogene
Mischung gewährleistet, da die Entfernung von Radikalen an der Wand langsam
ist. Daher können diese Wandentfernungsreaktionen als Reaktionsschritte erster
Ordnung betrachtet werden [14] mit Geschwindigkeitskoeffizienten

k=

1 S
εv
4 V

wobei ε der Haftkoeffizient ist. Der Haftkoeffizient ε zeigt das Verhältnis der
Spezies, die an der Wand haften, im Vergleich zu allen Spezies, die die Wand
treffen, und liegt für Radikale an einer Quarz-Wand in der Größenordnung von
10−3. S und V sind die Oberfläche bzw. das Volumen des Gefäßes und v ist die
durchschnittliche Geschwindigkeit der thermischen Bewegung der Spezies bei der
Temperatur T, die unter Verwendung der kinetischen Gastheorie berechnet werden
kann:

v=



8kB T
πm

wobei kB die Boltzmann-Konstante und m die Masse der Spezies ist.
Wenn wir den Druck bei einer mittleren Temperatur (sagen wir bei 800 K)
erhöhen, überschreiten wir alle drei Explosionsgrenzen. Bei sehr niedrigen
Drücken wird das H2/O2-Gemisch nicht explodieren, weil die in den Initiierungsreaktionen erzeugten H-Atome durch die Wandreaktion R9 entfernt werden. Bei
niedrigem Druck ist die mittlere freie Weglänge im Vergleich zum Durchmesser
des Gefäßes lang, daher haben die Radikale eine hohe Wahrscheinlichkeit, die
Wand zu treffen. Bei höheren Drücken wird das Gemisch aufgrund der starken
Explosionsbedingungen und des Fehlens effektiver Wandreaktionen explodieren.
Erhöhen wir den Druck weiter, gelangen wir in den Bereich der schwachen
Explosion, aber hier ist die Wandreaktion R10 sehr effektiv und daher wird das

86

T. Turányi

Gemisch nicht wieder explodieren. Bei höheren Drücken ist der Effekt der
Reaktion R10 weniger signifikant, und wir beobachten eine schwache Explosion.
Der oben beschriebene 10-Schritt-Mechanismus liefert eine qualitative Interpretation der Reaktionskinetik der Wasserstoffverbrennung. Die neuesten
Mechanismen der Wasserstoffverbrennung, die die experimentellen Daten
gut reproduzieren, enthalten auch weitere Reaktionsschritte von sekundärer
Bedeutung. Diese Mechanismen enthalten denselben Satz von Spezies (Moleküle
H2, O2, H2O, H2O2, Radikale H, O, OH und HO2 sowie möglicherweise die
inerten Trägergase wie N2, Ar, He), aber insgesamt etwa 30 reversible elementare
Reaktionsschritte.

3 Verfügbare experimentelle Daten
Seit den frühen Tagen der Untersuchung der Reaktionskinetik der Wasserstoffverbrennung liefen zwei Forschungszweige parallel, was zu direkten und indirekten
experimentellen Daten führte. Gaskinetik-Experimente wurden entworfen, um
die Geschwindigkeitskoeffizienten („direkte Messungen“) vermutlich wichtiger
elementarer Reaktionen bei gegebener Temperatur, Druck und Trägergas zu
messen. Geschwindigkeitsparameter (z. B. Arrhenius-Parameter, Parameter der
Druckabhängigkeit) wurden aus den gemessenen Geschwindigkeitskoeffizienten
abgeleitet. Einige der angenommenen elementaren Reaktionen erwiesen sich als
zu langsam, um das Wasserstoffverbrennungssystem zu beeinflussen. Tab. 3 des
Artikels von Burke et al. [17] enthält eine Liste solcher Reaktionen. Die Ergebnisse der direkten Messungen wurden in Gaskinetik-Datensammlungen und
-bewertungen zusammengefasst, die regelmäßig aktualisiert wurden. Basierend
auf diesen Informationen wurden neue Mechanismen ausgearbeitet, die häufig
neue mögliche elementare Reaktionsschritte vorschlugen und auf problematische
und wenig bekannte Geschwindigkeitsparameter hinwiesen.
Die Mechanismen wurden an sogenannten indirekten Messungen getestet,
wie Bestimmungen der Zündverzugszeiten, laminaren Brenngeschwindigkeiten
und gemessenen Konzentrationen in verschiedenen Reaktoren. Diese Arten von
Messungen werden auch als kanonische Verbrennungsmessungen bezeichnet. Es
gab eine rasche Entwicklung nicht nur in der Anzahl der für Mechanismustests
verfügbaren indirekten Messungen, sondern auch in der Qualität der Daten. Das
parallele Verfolgen direkter und indirekter Messungen und die Mechanismusentwicklungsbemühungen konvergierten zu den heute recht genauen Mechanismen.

3.1 Indirekte experimentelle Daten
Olm et al. [23] sammelten eine große Menge indirekter experimenteller Daten
zur Wasserstoffverbrennung. Diese Datensammlung wurde später von Varga

Reaktionskinetik der Wasserstoffverbrennung

87

et al. [18, 24] erweitert und verfeinert. Die gesammelten Daten umfassen Zündverzugszeitmessungen in Stoßrohren (786 Datenpunkte in 54 Datensätzen)
und Schnellkompressionsmaschinen (212/20), Konzentrations-Zeit-Profile in
Strömungsreaktoren (443/34), Ausgangskonzentrationen in Jet-Stirred-Reaktoren
(152/18), Konzentrations-Distanz-Profile in brennerstabilisierten Flammen und
Messungen der laminaren Brenngeschwindigkeit (636/73), die weite Temperaturbereiche (800–2300 K), Druckbereiche (0,1–65 bar) und Äquivalenzverhältnisse
(λ = 0,2–5,0) abdecken. Ziel war es, alle zuverlässigen kanonischen Wasserstoffverbrennungsmessungen bis zum Veröffentlichungsdatum (2015) zu finden.
Einige der experimentellen Daten wurden als nicht genau genug befunden.
Diese Daten wurden in den Veröffentlichungen von Olm et al. und Varga et al.
gekennzeichnet und nicht in den Vergleichen verwendet. Diese Daten konnten
von einem Reaktionsmechanismus, der andere Messungen unter ähnlichen
Bedingungen gut reproduzieren konnte, nicht reproduziert werden. Die frühen
Messungen waren in der Regel schlecht dokumentiert, und daher wurden die
meisten vor 1960 durchgeführten Messungen nicht verwendet. Auch Zündverzugszeiten bei niedrigen Temperaturen, die in Stoßrohren (unter 1000 K) und
in RCMs (unter 960 K) gemessen wurden, konnten von keinem der Mechanismen gut vorhergesagt werden. Die Reproduktion der mit der FlammenkegelMethode, der nach außen propagierenden sphärischen Flammenmethode, der
Gegenstrom-Zwillingsflammen-Technik und der Heat-Flux-Methode gemessenen
Flammengeschwindigkeiten verbesserte sich in dieser Reihenfolge. Daten der
Flammenkegel-Methode wurden besonders schlecht reproduziert.
Diese Sammlung experimenteller Daten kann von der Informationsseite
respecth.hu heruntergeladen werden [25]. Die Daten sind im RKD-Format
(ReSpecTh Kinetics Data) verfügbar [26], das eine erweiterte und modifizierte
Version des Dateiformats ist, das für Messdaten in der PrIMe-Datenbank verwendet wird [27]. Jede Messreihe (Datensatz) wird in einer separaten XML
(Extensible Markup Language) Formatdatei gespeichert. Die ReSpecTh-Seite
ermöglicht die Suche nach einem bestimmten Datensatz, wenn der Name des
Autors, der DOI oder das Veröffentlichungsjahr bekannt ist. Außerdem können
experimentelle Daten für einen bestimmten Bereich von Bedingungen gefunden
werden, indem die Zusammensetzung des Ausgangsgemisches, die Temperaturund Druckbereiche und der Typ des Experiments angegeben werden. Die Gruppe,
die die ReSpecTh-Seite pflegt, würde sich über das Hochladen weiterer Datendateien von den Lesern dieses Kapitels freuen.
Die RKD-Formatdateien enthalten auch die geschätzte 1σ-Unsicherheit der
Datenpunkte. Die Unsicherheit des Datenpunkts j im Datensatz i wurde durch die
Gleichung
 exp   2
2
σ Yij
= σfit,ij + σexp,ij

berechnet, wobei die statistische Streuung (σfit,ij) durch Anpassung einer Trendlinie [28] an die Datenpunkte des iten Datensatzes erhalten wurde und σexp,ij die
von den Experimentatoren gemeldete Unsicherheit ist. In einigen Fällen wurde

T. Turányi

88

die berechnete Unsicherheit als unrealistisch niedrig befunden und durch eine
Mindestunsicherheit ersetzt, die für die jeweilige Messtechnik charakteristisch ist.
Aktuelle detaillierte Beschreibungen der Handhabung der Unsicherheit der Datenpunkte in ReSpecTh wurden von Zhang et al. veröffentlicht [29, 30]. Obwohl
viel Aufwand in die Schätzung der Unsicherheit der Datenpunkte investiert
wurde, können die Benutzer der Datensätze diese überschreiben und eine eigene
Schätzung verwenden.
Die ReSpecTh-Seite enthält auch den Optima++-Simulationsframework-Code
[31], der im ELTE Chemical Kinetics Laboratory entwickelt wurde. Optima++
liest die RKD-Formatdateien und ruft eines der folgenden Simulationspakete
auf: FlameMaster [32], OpenSMOKE++ [33] [34], Zero-RK [35] oder Cantera
[36]. Mit Optima++ kann ein Mechanismus in einem einzigen Lauf auf einem
Computercluster gegen mehrere tausend Datenpunkte getestet werden. Es kann
auch zur Optimierung von Reaktionsmechanismen verwendet werden.

3.2 Direkte Messungen und theoretische Bestimmungen
von Geschwindigkeitskoeffizienten
Wenn man die Ergebnisse der frühen Jahrzehnte überspringt, wurden die Datenauswertungen, die noch immer weit verbreitet verwendet werden, von Baulch
et al. [37 –40] erstellt. Sie enthalten empfohlene Geschwindigkeitsparameter
für viele elementare Reaktionen von Verbrennungsbedeutung, einschließlich
der wichtigsten Wasserstoffverbrennungsreaktionen. Dies sind bewertete
Geschwindigkeitsparameter, was bedeutet, dass die empfohlenen Geschwindigkeitsparameter häufig auf mehreren Messreihen verschiedener Autoren basieren.
Baulch et al. geben auch eine Unsicherheit der Geschwindigkeitskoeffizienten
unter Verwendung des Unsicherheitsparameters f an:

f = log10 (k0 /kmin ) = log10 (kmax /k0 )
wobei k0 der empfohlene Wert des Geschwindigkeitskoeffizienten ist, kmin und
kmax die extremen, aber noch nicht ausschließbaren, physikalisch realistischen
Werte sind. Baulch et al. nahmen an, dass der Unsicherheitsparameter f
temperaturabhängig ist, aber die Temperaturabhängigkeit wurde durch Sätze wie
„die Unsicherheit beträgt f = 0,3 bei 220 K, f = 0,1 im Temperaturbereich 300–
1000 K und f = 0,3 bei 2000 K“ definiert.
Der Unsicherheitsparameter f kann [41] in die Standardabweichung des natürlichen Logarithmus des Geschwindigkeitskoeffizienten bei einer gegebenen
Temperatur T umgerechnet werden:

σlnk (T ) =

ln10
f (T )
3

Reaktionskinetik der Wasserstoffverbrennung

89

indem angenommen wird, dass die physikalisch realistischen Grenzen ln kmin
und ln kmax einer 3σ-Abweichung vom empfohlenen Wert ln k0 entsprechen. Die
Kovarianzmatrix der Arrhenius-Parameter kann bestimmt werden [42, 43], wenn
σlnk (T ) bei mehreren Temperaturen bekannt ist.
Die NIST Chemical Kinetics Database [44] enthält Geschwindigkeitsparameterdaten für alle elementaren Wasserstoffverbrennungsreaktionen, obwohl
diese Arrhenius-Parameter nicht bewertet wurden, sondern aus den ursprünglichen
experimentellen Artikeln übernommen wurden. Diese Datenbank wird kontinuierlich aktualisiert.
Mehrere Autoren veröffentlichten Übersichtsarbeiten zu den elementaren
Reaktionen der Wasserstoffverbrennung. Die Hanson-Gruppe (Stanford University) hat die Geschwindigkeitsparameter mehrerer wichtiger
elementarer Reaktionen der Wasserstoffverbrennung (H + O2 = OH + O, H2
O2 + M = 2OH + M, OH + H2O2 = HO2 + H2O, O2 + H2O = OH + HO2) in
Stoßwellenrohrexperimenten systematisch neu gemessen. Hong et al. [45] überprüften diese und mehrere andere Messungen und empfahlen einen neuen
detaillierten Wasserstoffverbrennungsmechanismus.
Im Allgemeinen standen die jüngsten detaillierten Bewertungen der
elementaren Reaktionen der Wasserstoffverbrennung alle im Zusammenhang
mit der Hintergrundarbeit zur Erstellung eines neuen, aktualisierten detaillierten
Wasserstoffverbrennungsmechanismus. Solche Arbeiten wurden von Konnov [46–
49] veröffentlicht. Ähnliche Mini-Übersichten wurden von H. J. Currans Gruppe
an der NUIG [50–52], F. L. Dryers Gruppe an der Princeton University [17, 53,
54] und Zhang et al. [55] veröffentlicht. Die entsprechenden Mechanismen werden
im nächsten Abschnitt besprochen. In mehreren dieser Übersichten wurde der
Unsicherheitsparameter f als temperaturunabhängiger Wert angegeben.
Nagy et al. [56] untersuchten die Unsicherheit der Geschwindigkeitsparameter der wichtigen elementaren Reaktionen der H2- und SynthesegasVerbrennungssysteme. Die 22 wichtigen Reaktionsschritte (einschließlich 16
elementarer Wasserstoffverbrennungsreaktionen) wurden durch lokale Sensitivitätsanalyse unter den Bedingungen der indirekten experimentellen Daten von
Wasserstoff und Synthesegas ausgewählt, die aus der ReSpecTh-Sammlung verfügbar sind. Nagy et al. nutzten den Inhalt der NIST Chemical Kinetics Database
und fügten neuere Informationen zu den Geschwindigkeitsparametern aus den
oben zitierten Übersichtsarbeiten hinzu. Für jede elementare Reaktion wurden
alle Geschwindigkeitsparameter, die in verschiedenen Temperaturbereichen durch
direkte Messungen und theoretische Berechnungen bestimmt wurden, in einem
Arrhenius-Diagramm dargestellt. In den meisten Fällen deuteten diese Diagramme
klar auf den Mittelwert k0 und die unteren und oberen Grenzgeschwindigkeitskoeffizienten kmin und kmax als Funktion der Temperatur hin. Abb. 9 zeigt die
Ergebnisse für die Reaktion R2: H + O2 → OH + O. Dann wurde alle 100 K der
Unsicherheitsparameter f aus den Verhältnissen k0/kmin und kmax/k0 bestimmt (siehe
Abb. 10). Die Elemente der Kovarianzmatrix der Arrhenius-Parameter wurden an
diese f-Werte angepasst und die fprior(T)-Funktion wurde aus der Kovarianzmatrix
berechnet (rote Linie in Abb. 10).

T. Turányi

90
,

,

,

,

,
,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

Abb. 9 Arrhenius-Diagramm aller Geschwindigkeitskoeffizientenbestimmungen (indirekte
Messungen und theoretische Berechnungen) der Reaktion R2: H + O2 → O + OH (gestrichelte
Linien); rote Linie: mittlerer Geschwindigkeitskoeffizient k0; obere und untere blaue Linien: kmax
und kmin Geschwindigkeitskoeffizienten, jeweils. Reproduziert aus dem Ergänzungsmaterial des
Artikels von Nagy et al. [56]
,

,

Unsicherheit f (T)

Abb. 10 Reaktion R2: H
+ O2 → O + OH; Punkte:
Unsicherheitsparameter f(T)
von 800 bis 2700 K alle 100
K, abgeleitet aus Abb. 9; rote
Linie: fprior-Kurve berechnet
aus der Unsicherheitsmatrix
der Arrhenius-Parameter.
Adaptiert aus dem
Ergänzungsmaterial des
Artikels von Nagy et al. [56]

,

,

,

Dieser Unsicherheitsparameter f—Temperatur-Funktion wird als vorherige
Unsicherheit bezeichnet, da sie aus den verfügbaren direkten Messungen und
theoretischen Berechnungen bestimmt wurde. Eine niedrigere geschätzte Unsicherheit des Geschwindigkeitskoeffizienten als Funktion der Temperatur (sogenannte
nachträgliche Unsicherheit) kann erhalten werden, wenn die Schätzung auf allen
verfügbaren Informationen basiert, das heißt auf theoretischen Berechnungen sowie
direkten und indirekten Messungen [57–60]. Diese nachträgliche Unsicherheit ist
eines der Ergebnisse der Mechanismusoptimierungsarbeiten. Zum Beispiel beträgt
für die Reaktion R2: H + O2 → OH + O die kleinste vorherige Unsicherheit f = 0,2
[56], während die kleinste nachträgliche Unsicherheit f = 0,02 [18].

Reaktionskinetik der Wasserstoffverbrennung

91

Die k-Evaluation ist eine „Web 2.0“ interaktive Website [61] zur Bestimmung
des empfohlenen Wertes und der Unsicherheit von Geschwindigkeitskoeffizienten.
Die sich einloggenden Personen können den Status Benutzer, Editor oder Supervisor haben. Die Benutzer dürfen den Inhalt der Website nutzen, aber nicht ändern.
Die Editoren dürfen den bestehenden Inhalt ändern und neuen Inhalt hinzufügen.
Jeder kann nach Genehmigung durch den Supervisor ein Editor werden. Für
jede elementare Reaktion enthält die Website Tabellen der Arrhenius-Parameter
zusammen mit ihrem Temperaturbereich der Gültigkeit und Literaturreferenz.
Die Website erstellt Arrhenius-Diagramme aus den Daten (im Format von Abb. 9)
und ermöglicht es dem Editor, die angenommenen Funktionen k0(T), kmin(T) und
kmax(T) interaktiv zu ändern. Wenn der Editor mit diesen Funktionen zufrieden
ist, generiert die Website die f(T)-Punkte alle 100 K, passt die Elemente der
Kovarianzmatrix der Arrhenius-Parameter an und zeichnet die fprior(T)-Funktion im
Stil von Abb. 10.
Die interaktive Website k-evaluation enthält derzeit Informationen zu 168
elementaren Reaktionen und umfasst den vollständigen Inhalt des Ergänzungsmaterials des Artikels von Nagy et al. [56]. Das bedeutet, dass sie Informationen
zu den meisten wichtigen elementaren Reaktionen der Wasserstoffverbrennung
enthält. Der Leser ist eingeladen, den Inhalt der interaktiven Website k-evaluation
zu erweitern, zu verbessern und zu aktualisieren.

4 Neueste detaillierte Reaktionsmechanismen
Die detaillierten Mechanismen für die Wasserstoffverbrennung wurden entweder
entwickelt, um nur die Wasserstoffverbrennung zu beschreiben, oder um die
Wasserstoff- und Syngasverbrennung zu beschreiben. Syngas ist das Gemisch
aus Wasserstoff und CO, das auch andere Verbindungen wie H2O, CO2 enthalten
kann. Auch die Hochtemperatur-Verbrennungsmechanismen von Kohlenwasserstoffen und Sauerstoffaten enthalten immer einen Wasserstoffverbrennungsblock
und daher können diese Mechanismen auch verwendet werden, um experimentelle
Daten zur Wasserstoffverbrennung zu reproduzieren.
Der GRI v3.0 [62] Mechanismus ist jetzt mehr als 20 Jahre alt, wird aber
immer noch häufig, insbesondere in industriellen Anwendungen, verwendet.
GRIMech ist ein optimierter Mechanismus zur Beschreibung der Erdgasverbrennung mit NOx -Chemie. Der Wasserstoffteil des Mechanismus wurde nicht
optimiert, sondern basierte auf dem Fachwissen der Autoren. In den letzten 20
Jahren wurden alle paar Jahre neue Wasserstoffverbrennungsmechanismen vorgeschlagen und diese Artikel enthielten Validierungsstudien, d. h. das Testen des
Mechanismus gegen indirekte experimentelle Daten. In den folgenden Absätzen
werden nur einige davon im Detail besprochen.
Konnov [46] erstellte eine umfassende Übersicht über die Kinetik der Wasserstoffverbrennung. Er stellte jedem Reaktionsschritt einen Unsicherheitsfaktor
zur Verfügung und gab einen Überblick über die verfügbaren aktuellen direkten

92

T. Turányi

Messungen und theoretischen Bestimmungen für die meisten Reaktionsschritte.
Basierend auf dieser Analyse schlug A. Konnov einen aktualisierten Mechanismus vor und testete ihn gegen eine Vielzahl indirekter Messungen. Konnov et al.
[47] aktualisierten seinen vorherigen Mechanismus. Neue direkte Messungen
wurden diskutiert und die Reaktionsratenkoeffizienten wurden unter Verwendung
dieser neuen Ratenparameter aktualisiert. Eine allgemeine Verbesserung der
Mechanismusleistung wurde beobachtet, insbesondere bei den Stoßrohr- und
Strömungsreaktorstudien. A. Konnov untersuchte auch [48] die Erweiterung
seines Wasserstoffverbrennungsmechanismus um Ozonabbau-Reaktionen und
Reaktionen von angeregten Spezies O(1D), OH(2Σ+) und O2(a1Δg). Die Modellvalidierung zeigte, dass die Berücksichtigung dieser Spezies nicht gerechtfertigt ist, da die Vorhersagen fast aller indirekten experimentellen Daten nicht
unterscheidbar oder sehr nahe an denen des Basismechanismus unter allen
Bedingungen sind, außer bei der Wasserstoffoxidation in einem Strömungsreaktor
nahe der Explosionsgrenze.
Eine weitere Reihe von Mechanismen wurde von H. J. Curran und seinen Mitarbeitern in Galway veröffentlicht. Der Wasserstoffteil des NUIG NGM 2010
[51] Mechanismus ist das Ergebnis der Erweiterung und Aktualisierung ihres vorherigen Mechanismus [50]. Der Wasserstoff- und Syngasteil dieses Mechanismus
wurde weiter verfeinert, was zum Kéromnès 2013 Mechanismus [52] führte.
Die Gruppe von F. L. Dryer an der Princeton University veröffentlichte eine
Reihe von Wasserstoffverbrennungsmechanismen, einschließlich des Li 2004
Mechanismus [53], der ohne Modifikation Teil des Li 2007 Mechanismus [54]
wurde, und später des Burke 2012 Mechanismus [17].
Die CRECK-Modellierungsgruppe am Politecnico di Milano (POLIMI)
aktualisiert kontinuierlich ihren Hoch- und Niedertemperaturmechanismus zur
Beschreibung der Verbrennung von Kohlenwasserstoffen und Sauerstoffaten [63].
Diese Aktualisierung umfasst gelegentlich die Aktualisierung des Wasserstoffteils
des Mechanismus.
Zhang et al. [55] schlugen einen neuen Wasserstoffverbrennungsmechanismus
vor, indem sie mehrere Reaktionsratenparameter aktualisierten und die Unsicherheiten der Ratenkoeffizienten diskutierten. Die Leistung des vorgeschlagenen
Mechanismus wurde mit mehreren vorherigen Mechanismen verglichen und gegen
eine breite Palette kinetischer Ziele validiert.
Alle oben genannten Mechanismen wurden so erstellt, dass die Autoren die
neuesten direkten Messungen und theoretischen Bestimmungsergebnisse in der
Literatur überprüften und die neu empfohlenen Werte in der vorherigen Version
des Mechanismus getestet wurden. Wenn der aktualisierte Mechanismus die
indirekten experimentellen Daten viel besser reproduzierte als der vorherige,
wurde er zusammen mit den Validierungsergebnissen veröffentlicht und auf der
Webseite der Gruppe angekündigt.
Die Optimierung eines Mechanismus bedeutet, dass die einflussreichsten
Raten- und thermodynamischen Parameter eines Mechanismus durch Sensitivitätsanalyse identifiziert werden, die Unsicherheitsgrenzen der Parameter bestimmt
werden und dann diese Parameter innerhalb der Unsicherheitsgrenzen an

Reaktionskinetik der Wasserstoffverbrennung

93

ausgewählte indirekte experimentelle Daten angepasst werden. Das Konzept der
Mechanismusoptimierung wurde von Frenklach et al. [64 –66] vorgeschlagen.
Optimierungen von Wasserstoffverbrennungsreaktionsschemata wurden von
mehreren Autoren entweder als unabhängige Reaktionsmechanismen oder als
Teile von Syngas-Verbrennungsmechanismen durchgeführt.
Davis et al. [67] veröffentlichten den ersten optimierten SyngasVerbrennungsmechanismus. Die Validierungsstudie zeigte, dass der optimierte
Mechanismus in der Lage ist, eine Vielzahl von H2- und CO-Verbrennungsdaten vorherzusagen. You et al. [68] nutzten die Wasserstoffverbrennungsdatensammlung und Software-Tools der PrIMe-Dateninfrastruktur [27] und erstellten
einen optimierten Wasserstoffverbrennungsmechanismus. Das PrIMe-Toolkit
wurde auch zur Bewertung der Konsistenz der Daten und zur Erstellung von
Unsicherheits-quantifizierten Vorhersagen verwendet.
Varga et al. erstellten einen optimierten Wasserstoffverbrennungsmechanismus (ELTE Hydrogen 2015 [24]) und später einen gemeinsamen optimierten
Wasserstoff- und Syngas-Verbrennungsmechanismus [18]. Die optimierten Ratenkoeffizienten wurden in Arrhenius-Diagrammen mit direkt gemessenen und
theoretisch bestimmten Ratenkoeffizienten verglichen. Die temperaturabhängige
posteriori Unsicherheit der Ratenkoeffizienten in Form von f(T)-Funktionen wurde
angegeben und auch die Kovarianzmatrix aller angepassten Parameter veröffentlicht.
Slavinskaya et al. [69] setzten einen neuen Startmechanismus auf und
berücksichtigten mehrere neuere indirekte experimentelle Daten zur SyngasVerbrennung. Das Bound-to-Bound Data Collaboration (B2BDC) Modul von
PrIMe wurde verwendet, um die Grenzen der Parameteränderungen basierend auf
der Unsicherheitsquantifizierung (UQ) und Konsistenzanalyse des Modell-DatenSystems und der indirekten experimentellen Daten zu entdecken. Sie nutzten auch
das Software-Toolkit von PrIMe zur Optimierung und Validierung ihres SyngasVerbrennungsmodells.
Wang et al. [70] optimierten einen 19-stufigen H2-Oxidationsmechanismus.
Zuerst wurden die Unsicherheitsparameter f der Ratenkoeffizienten basierend
auf direkten Messungen geschätzt. Inkonsistente indirekte experimentelle Daten
wurden von den Überlegungen ausgeschlossen. Das optimierte chemische Kinetikmodell zeigte eine gute Vorhersagefähigkeit für die indirekten experimentellen
Daten der H2-Verbrennung.
Der Leser könnte annehmen, dass die traditionell entwickelten und die
optimierten Mechanismen sehr unterschiedliche Typen sind, da der erste Ratenparameter enthält, die aus direkten Messungen, theoretischen Bestimmungen und
Schätzungen stammen, während im zweiten die wichtigen Parameter an indirekte
Messdaten angepasst werden. In Wirklichkeit ist die Trennlinie zwischen den
beiden Kategorien unscharf.
In den traditionell entwickelten Mechanismen verwenden die Autoren immer
eine große Menge ausgewählter indirekter experimenteller Daten, und die Entwicklung wird durch das Ziel geleitet, diese Daten genau zu reproduzieren. Für
viele Reaktionsschritte haben die Autoren die Freiheit, aus mehreren verfügbaren

94

T. Turányi

direkt gemessenen Satz von Reaktionsparametern auszuwählen. Derjenige, der es
dem Modell ermöglicht, die indirekten Messungen besser zu reproduzieren, wird
ausgewählt. Auch werden in vielen Fällen die gemessenen Reaktionsparameter im
Modell nach einigen Modifikationen verwendet, mit einem Kommentar wie „der
von X gemessene A-Faktor wurde verwendet, aber er wurde mit 1,3 multipliziert,
um die Y-indirekten experimentellen Daten besser zu reproduzieren“. Solche
Modifikationen liegen immer im Bereich der Unsicherheit der ursprünglichen
direkten Messungen.
Die sorgfältig durchgeführten Modelloptimierungsstudien beginnen mit der
Auswahl eines guten (traditionell erstellten) Mechanismus und werden weiter
verbessert, indem sie mit den kürzlich gemessenen und theoretisch berechneten
Reaktionsparametern aktualisiert werden. Der erhaltene anfängliche Mechanismus (der immer noch ein „traditioneller“ Mechanismus ist) wird durch Mechanismusoptimierung verbessert. Dann werden die einflussreichsten kinetischen
und thermodynamischen Parameter ausgewählt, und der vorherige Unsicherheitsbereich dieser Parameter wird basierend auf den direkten Messungen und
theoretischen Bestimmungen ermittelt. Die wichtigen Parameter werden an
einen ausgewählten Satz indirekter und direkter Messungen und theoretischer
Ergebnisse angepasst. Die Qualität der Mechanismusoptimierung hängt von
der richtigen Auswahl der verwendeten Daten und der genauen Schätzung der
Unsicherheit aller verwendeten Daten ab.
Ein gut optimierter Mechanismus ist genauso „physikalisch“ wie ein
traditionell entwickelter Reaktionsmechanismus, da alle Parameteränderungen
innerhalb des (vorherigen) Unsicherheitsbereichs der Parameter bleiben. Die Entwicklung eines „physikalischen“ Reaktionsmechanismus ist ein Schlüsselthema,
da es nur wenige oder keine Verbrennungsmessungen unter einigen wichtigen
Bedingungen gibt, die z. B. in Gasturbinen oder Hubkolbenmotoren vorhanden sind. Wenn ein „physikalischer“ Reaktionsmechanismus die verfügbaren
indirekten experimentellen Daten gut reproduziert, wird erwartet, dass er auch
unter wichtigen Bedingungen, die noch nicht experimentell untersucht wurden,
gut funktioniert.
Die ReSpecTh-Website [25] enthält eine Sammlung von 22 Wasserstoffverbrennungsmechanismen. Jeder Mechanismus kann im Chemkin-Format heruntergeladen werden, sowohl der ursprünglich veröffentlichte Mechanismus als auch
eine gekürzte Version, die nur die Wasserstoffspezies enthält. Die Sammlung
umfasst die ursprünglichen thermodynamischen und Transportdaten für jeden
Mechanismus. Es gibt auch einen Überblick über die Anzahl der Spezies und
Reaktionen, die anwendbaren Trägergase (Ar, He) und die ursprünglichen
Literaturquellen der Mechanismen.
Olm et al. [23] erstellten einen detaillierten Vergleich der Leistung von 19
Wasserstoffverbrennungsmechanismen, die sowohl traditionell entwickelte als
auch optimierte Mechanismen umfassten. Sie diskutierten die Merkmale dieser
Mechanismen, die Ähnlichkeit der durch Paare der Mechanismen erhaltenen
Simulationsergebnisse und die Fähigkeit der Mechanismen, verschiedene Arten

Reaktionskinetik der Wasserstoffverbrennung

95

von experimentellen Daten zu reproduzieren. Basierend auf einem ausgewählten
Satz experimenteller Daten wurde die folgende Fehlerfunktion berechnet:


exp
Ni
N
Yijsim − Yij
1  1 
 exp 
E=
N i=1 Ni j=1
σ Yij
exp

wobei i der Index des Datensatzes ist, Yijsim und Yij die j-ten simulierten und
exp
experimentellen Datenpunkte sind, und σ Yij
die geschätzte Standardabweichung des j-ten experimentellen Datenpunkts ist. Ni ist die Anzahl der
Datenpunkte im Datensatz i und N ist die Anzahl der Datensätze. Basierend auf
den für jeden Mechanismus berechneten E-Werten bestimmten Olm et al. [23]
eine Genauigkeitsreihenfolge der Mechanismen gemäß der Fähigkeit, den ausgewählten Satz experimenteller Daten zu reproduzieren.
In den Artikeln von Varga et al. [18, 24] wurden die Leistungen ihrer
optimierten Mechanismen mit zuvor veröffentlichten Reaktionsmechanismen
verglichen. Im Gegensatz zu der Arbeit von Olm et al. [23] umfassten diese
Vergleiche auch später veröffentlichte Mechanismen und basierten auf mehr
indirekten experimentellen Daten, daher wird der Vergleich der Leistungen der
Mechanismen aus dem zweiten Artikel von Varga et al. [18] in Tab. 1 gezeigt. Dies
ist eine vereinfachte Version von Tabelle 2 des Originalartikels, da Wasserstoffverbrennungsindirektmessungen ohne He-Trägergas dargestellt werden und nur die
besten Mechanismen gezeigt werden.
Tab. 1 Quantitativer Vergleich der Leistung mehrerer Wasserstoffverbrennungsmechanismen,
veröffentlicht bis 2015. Für jeden untersuchten Mechanismus enthält die Tabelle den Namen
und die Referenz des Mechanismus, separate Fehlerfunktion (E)-Werte für die Zündverzugszeit,
Konzentrationsprofil- und laminare Brenngeschwindigkeitsmessungen sowie den E-Wert für alle
Messungen („gesamt“)
√
Mechanismus
Referenzen
EIDT
Econc
ELBV
Eoverall
Eoverall
[24]
6,17
5,66
6,11
6,05
2,46
ELTE Wasserstoff 2015
[18]
6,66
4,97
7,24
6,48
2,55
ELTE Syngas 2015
[52]
8,11
8,03
5,88
7,41
2,72
Kéromnès 2013
[51]
10,72
4,87
9,94
9,25
3,04
NUIG NGM 2010
[50]
13,00
5,33
8,90
10,13
3,18
Ó Conaire 2004
[47]
11,88
7,01
10,34
10,38
3,22
Alekseev 2015
[46]
15,17
6,73
6,37
10,71
3,27
Konnov 2008
[45]
10,74
5,43
18,72
12,05
3,47
Hong 2011
[54]
18,73
5,23
7,07
12,33
3,51
Li 2007
[71]
13,77
6,88
15,54
12,85
3,58
Li 2015
[17]
24,09
3,18
5,91
14,14
3,76
Burke 2012
[72]
22,16
15,79
8,13
16,54
4,07
Saxena Williams 2006
[63]
25,60
10,06
10,81
17,82
4,22
POLIMI 2014
[67]
36,73
3,98
7,58
20,94
4,58
Davis 2005
Adaptiert aus dem Artikel von Varga et al. [18]

T. Turányi

96

In Tab. 1 sind die beiden obersten Mechanismen die optimierten Mechanismen von Varga et al. Dies ist mehr oder weniger natürlich, da der vorherige beste
Mechanismus [52] als Ausgangsmechanismus verwendet und weiter verbessert
wurde. Der Mechanismus, der nur mit Wasserstoffverbrennungsdaten optimiert
wurde (ELTE Hydrogen 2015) [24], beschreibt die Wasserstoffverbrennungsdaten
besser im Vergleich zu dem Mechanismus, der sowohl mit Wasserstoff- als auch
mit Synthesegasdaten optimiert wurde (ELTE Syngas 2015) [18]. Die posterioren
Unsicherheiten, die für den letzteren Mechanismus berechnet wurden, sind jedoch
realistischer für die elementaren Reaktionen der Wasserstoffverbrennung, da die
Synthesegasdaten viele Informationen über die Geschwindigkeitskoeffizienten der
Wasserstoffreaktionen liefern.
Ein Fehlerfunktionswert E unter 4, 9 und 16 bedeutet, dass das Modell im
Durchschnitt in der Lage ist, die experimentellen Daten unterhalb ihrer 2σ-,
3σ- und 4σ-Unsicherheit zu reproduzieren. Dies bedeutet, dass die besten
Mechanismen die Messdaten im Durchschnitt innerhalb ihrer 3σ-Unsicherheit
reproduzieren und einige Arten von Messungen fast im Durchschnitt innerhalb
ihrer 2σ-Unsicherheitsbänder reproduziert wurden. Die besten Wasserstoffverbrennungsmechanismen sind ziemlich genau, aber es gibt Raum für weitere Entwicklungen.
Unter Berücksichtigung √
aller Daten ist die Genauigkeit eines Mechanismus proportional zum Wert E , der in der letzten Spalte von Tab. 1 angegeben
ist. In der Praxis wird jedoch ein gegebener Mechanismus nicht unter allen
Bedingungen verwendet, sondern für einen bestimmten Zweck. Tab. 1 zeigt,
dass beispielsweise der Burke 2012-Mechanismus Konzentrationsprofile sehr
genau reproduziert, aber es wird nicht empfohlen, Zündverzugszeitmessungen zu
reproduzieren. Eine detailliertere Analyse der Leistung der Mechanismen wurde
von Olm et al. [23] gegeben. Sie untersuchten die Änderung des E-Wertes für
alle betrachteten Mechanismen in Abhängigkeit von Temperatur, Druck, Äquivalenzverhältnis und Verdünnung, getrennt für Zündverzugszeit- (IDT) und
laminare Brenngeschwindigkeits- (LBV) Messungen. Im Allgemeinen änderte
sich der Fehlerfunktionswert E signifikant mit diesen Variablen und war für die
verschiedenen Mechanismen sehr unterschiedlich. Die Inspektion von Abb. 5
(für IDTs) und 10 (für LBVs) in der Arbeit [23] unterstützt die Auswahl eines
geeigneten Mechanismus für bestimmte Bedingungen.

5 Neue Entwicklungen in der WasserstoffverbrennungsKinetik: Nichtthermische Reaktionen
Wie in Abschnitt 2 diskutiert wurde, ist das Hauptschicksal des schwingungs- und
rotationsangeregten HO∗2 -Radikals, das in der Reaktion erzeugt wird.
A1

H + O2 = HO∗2

Reaktionskinetik der Wasserstoffverbrennung

97

ist, dass es entweder zerfällt oder in nicht-reaktiven Kollisionen stabilisiert wird.
Die HO∗2 -Spezies (in [73] als ephemeres Komplex bezeichnet) haben eine relativ
lange Lebensdauer und können daher an bimolekularen Reaktionen mit kleinen
Radikalen wie.
A2

HO∗2 + H = H2 + O2

Physikalisch sind A1 und A2 zwei aufeinanderfolgende bimolekulare Reaktionen,
aber es ist wichtig zu betonen, dass HO∗2 vor der Thermalisierung reagiert, daher
werden die aufeinanderfolgenden Reaktionen A1 und A2 zusammen als

H + O2 + H = H 2 + O 2
bezeichnet.
Solche Reaktionen wurden zuvor in Betracht gezogen, aber als vernachlässigbar beurteilt. Burke und Klippenstein [73] berechneten die Geschwindigkeitsparameter dieser Reaktionen mit hochentwickelten theoretischen Methoden.
Sie kamen zu dem Schluss, dass in der Flammenfront von Wasserstoff-LuftFlammen die Konzentrationen kleiner Radikale H, O, OH so groß sind, dass
die Geschwindigkeiten dieser Reaktionen ebenfalls groß sind und die Berücksichtigung dieser Reaktionen die berechnete Flammengeschwindigkeit effektiv
verringern kann.
Konnov [49] setzte die Untersuchungen von Burke und Klippenstein [73,
74] fort und erweiterte sie. Er stellte fest, dass diese neuen Reaktionsschritte in
anderen Wasserstoffverbrennungssystemen als Flammen nicht wichtig sind, da die
Konzentrationen kleiner Radikale während der Zündung oder z. B. in Strömungsreaktoren nicht hoch genug sind. In Flammen jedoch werden diese Reaktionsschritte sehr bedeutend. In einem überarbeiteten Mechanismus wurden diese vier
Reaktionsschritte eingeführt und drei Geschwindigkeitskonstanten aktualisiert.
Diese Änderungen reduzierten die berechneten Brenngeschwindigkeiten von
Wasserstoff-Luft-Flammen im Vergleich zu experimentellen Daten erheblich.
Die andere wichtige Änderung war die Implementierung neuer Transportdaten,
die von Jasper et al. [75, 76] berechnet wurden. Der erhaltene neue kinetische
Mechanismus [49] für die Wasserstoffverbrennung, der sowohl aktualisierte
Kinetik als auch neue Transporteigenschaften umfasst, lieferte Ergebnisse, die
gut mit den Brenngeschwindigkeitsmessungen übereinstimmen. Das erhaltene
Modell beschreibt die experimentellen Daten nicht besser als die bisherigen besten
Modelle, ist jedoch physikalisch realistischer, da neue Reaktionsschritte hinzugefügt und verfeinerte Transportdaten verwendet wurden. Eine Sensitivitätsanalyse zeigte, dass im neuen Mechanismus der Reaktionsschritt H + O2 + H = H2 +
O2 den größten negativen Einfluss auf die berechnete laminare Brenngeschwindigkeit hat.
Barbet et al. [77] führten eine umfassende Suche nach anderen wichtigen
chemisch thermolekularen Reaktionen durch und identifizierten, dass die Reaktion
H + N2 + O = NH + NO für die Beschreibung der NO-Produktion in WasserstoffLuft-Flammen wichtig sein könnte.

T. Turányi

98

Tao et al. [78] zeigten, dass flüchtige Komplexe CH4* und H2 O*, die in
den Reaktionsschritten H + CH3 bzw. H + OH entstehen, ebenfalls mit kleinen
Radikalen reagieren können. Die traditionelle Dreikörperreaktion H + OH (+ M)
→ H2O (+ M) erfolgt in zwei Schritten:
A3
A4

H + OH → H2O∗
H2O∗ + M → H2O + M

Der flüchtige Komplex H2O* kann auch mit den Spezies H, O und O2 reagieren.
Um zu betonen, dass H2O* keine thermalisierte Spezies ist, werden diese
Reaktionen als formal dritter Ordnung geschrieben:

H + OH + H → OH + H2
H + OH + O → OH + OH
H + OH + O2 → OH + HO2
Unter der Annahme typischer Flammenbedingungen und unter Verwendung von
ab-initio Master-Gleichungsanalysen, die durch quasi-klassische Trajektorienergebnisse geleitet wurden, bestimmten Tao et al. Arrhenius-Ausdrücke für diese
Reaktionen. Sie stellten jedoch auch fest, dass diese neuen Kanäle die Rate der
ursprünglichen termolekularen Reaktion mit nicht-reaktiven Kollisionen verringern. Sie berechneten auch die gleichzeitige Reduktion der konkurrierenden
Rekombinationsreaktionsraten, aber diese Berechnung ist sehr komplex und langsam, daher wird sie in naher Zukunft wahrscheinlich nicht in routinemäßigen
Flammenberechnungen verwendet werden. Die Berücksichtigung sowohl der
neuen reaktiven Kollidierer als auch der modifizierten Handhabung nicht-reaktiver
Dreikörperkollidierer hat einen nicht zu vernachlässigenden Einfluss auf die
berechnete Flammengeschwindigkeit. Die ersten Arten von Reaktionen entfernen
Radikale aus der Flammenfront und verringern daher die Flammengeschwindigkeit, während die zweite Modifikation die Geschwindigkeitskonstanten der
Rekombinationsreaktionen senkte und somit die Flammengeschwindigkeit erhöht.
Die beiden Effekte kompensieren sich fast gegenseitig.

6 Herausforderungen und Perspektiven
Die Oxidation von Wasserstoff ist von zentraler Bedeutung in der Verbrennungswissenschaft und -technologie. Sie war eine der ersten und am intensivsten
untersuchten Verzweigungskettenreaktionen. Die ersten detaillierten Reaktionsmechanismen wurden bereits in den 1920er Jahren vorgeschlagen, und seit
dieser Zeit gab es eine kontinuierliche Ansammlung indirekter experimenteller
Daten (Zündverzugszeitmessungen in Stoßrohren und schnellen Kompressionsmaschinen, Messungen der laminaren Brenngeschwindigkeit, Konzentrationsmessungen in Stoßrohren, Strömungsreaktoren und Jet-Stirred-Reaktoren).

Reaktionskinetik der Wasserstoffverbrennung

99

Auch viele direkte Messungen und theoretische Bestimmungen sind für fast alle
wichtigen Reaktionsschritte des Wasserstoffverbrennungsmechanismus verfügbar.
Es gab eine kontinuierliche Verbesserung der Vorhersagefähigkeiten der Wasserstoffverbrennungsmechanismen, aber dennoch werden jedes Jahr neue Reaktionsschritte und neue, verbesserte Parametrisierungen vorgeschlagen. Daher ist das
Verständnis der Reaktionskinetik der Wasserstoff-Sauerstoff-Verbrennung nach
wie vor ein offenes Forschungsthema.
Verbesserungen der Beschreibung der Wasserstoffverbrennung werden in
den kommenden Jahren auf verschiedene Weise erwartet. Wir erwarten, dass die
Qualität der zukünftigen indirekten Messungen viel besser sein wird als die der
bisherigen. Im letzten Jahrzehnt gab es einen Durchbruch im Verständnis der
möglichen Fehler der verschiedenen indirekten Messmethoden. Mehrere Übersichtsarbeiten wurden veröffentlicht, die die möglichen Fehlerquellen in den
Experimenten auflisteten. Ein kürzlich herausgegebenes Buch über die Suche nach
sauberer Verbrennung enthält eine Reihe von Mini-Übersichten über moderne
Methoden der indirekten Verbrennungsmessungen, einschließlich Themen
wie Speziationsmessungen in Stoßrohren [79], Anwendungen von schnellen
Kompressionsmaschinen [80], Jet-Stirred-Reaktoren [81], Rohrströmungsreaktoren [82] und Flammenstudien [83]. Sung und Curran [84] diskutierten die
Anwendungen von schnellen Kompressionsmaschinen (RCMs) für chemische
Kinetikstudien. Egolfopoulos et al. [85] und Konnov et al. [86, 87] haben kürzlich
die experimentellen Methoden zur Messung der laminaren Brenngeschwindigkeiten (LBVs) überprüft. Mit den Inhalten dieser Übersichten wird eine bessere
kritische Bewertung der zuvor veröffentlichten experimentellen Daten erleichtert,
und hoffentlich werden die neu gemessenen Daten frei von einigen Fehlerarten
sein. Dies wird es ermöglichen, einen besseren Pool indirekter Messungen für
die Mechanismusentwicklung aufzubauen. Die Verbrennungsexperimentaldatensammlungen, wie die ReSpecTh-Website [25], können der Verbrennungsgemeinschaft helfen, eine allgemein anerkannte Sammlung zuverlässiger Daten zu
erstellen.
Es gab auch eine Entwicklung der experimentellen Methoden der direkten
Messungen und einen besonders schnellen Fortschritt der theoretischen Methoden
zur Berechnung von Reaktionsratenparametern. Diese theoretischen Methoden
wurden kürzlich von Klippenstein [74] überprüft.
Die Bedeutung der Erstellung besserer Reaktionskinetikmodelle für die
Wasserstoffverbrennung liegt darin, dass die Parameter der sich verbessernden
Modelle den realen chemischen und physikalischen Parametern immer näher
kommen. Dies bedeutet, dass diese Modelle eine verbesserte Fähigkeit haben
werden, Bedingungen zu simulieren, die von industrieller Bedeutung sind, aber in
genauen Experimenten nicht untersucht wurden.
Danksagungen Der Autor dankt der Unterstützung des NKFIH-Stipendiums OTKA K132109
des Ungarischen Nationalen Forschungs-, Entwicklungs- und Innovationsbüros und der Hilfe bei
der Vorbereitung der Abbildungen durch Dr. Éva Valkó und Herrn Márton Kovács. Der Autor
würdigt die hilfreichen Kommentare von Prof. Alexander Konnov und Dr. Judit Zádor sowie Dr.
Éva Valkó.

100

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Laminare Wasserstoffflammen
Pasquale Eduardo Lapenna, Lukas Berger, Francesco Creta
und Heinz Pitsch

Zusammenfassung Wasserstoff verspricht großes Potenzial als chemischer
Energieträger für den Transport und die Speicherung erneuerbarer Energie. Für
die Nutzung von Wasserstoff bietet die thermochemische Energiewandlung zur
Erzeugung von Elektrizität, mechanischer Energie oder Hochtemperaturwärme
viele Vorteile, wie Robustheit, Vielseitigkeit und Flexibilität. Wasserstoff unterscheidet sich jedoch stark von den üblicherweise verwendeten Kohlenwasserstoffbrennstoffen. Aufgrund seiner speziellen chemischen und molekularen
Transporteigenschaften weist er ein sehr eigenartiges Verbrennungsverhalten
auf, das durch besonders hohe Flammengeschwindigkeiten, die etwa um den
Faktor zehn größer sind als bei Methan, und durch das Auftreten intrinsischer
Flammeninstabilitäten bei magerer Vormischverbrennung gekennzeichnet ist,
die die Flammenstruktur, -oberfläche und -dynamik erheblich verändern können.
Der Schwerpunkt dieses Kapitels liegt auf diesen beiden Aspekten im Kontext
von laminaren Flammen. Zunächst werden die Gründe für die besonders hohen
ungestreckten laminaren Flammengeschwindigkeiten erklärt, gefolgt von einer
Diskussion über die Auswirkungen der Flammenstreckung. Der Hauptteil des
Kapitels befasst sich mit den intrinsischen Flammeninstabilitäten, einschließlich
sowohl hydrodynamischer als auch thermodiffusiver Instabilitäten und deren
Zusammenspiel, die im Hinblick auf Theorie, experimentelle Nachweise,
numerische Simulationen und Modellierung diskutiert werden.

P. E. Lapenna · F. Creta
Department of Mechanical and Aerospace Engineering, La Sapienza University of Rome,
Rome, Italien
E-Mail: pasquale.lapenna@uniroma1.it
F. Creta
E-Mail: francesco.creta@uniroma1.it
L. Berger · H. Pitsch (*)
Institute for Combustion Technology, RWTH Aachen University, Aachen, Deutschland
E-Mail: h.pitsch@itv.rwth-aachen.de
© Der/die Autor(en), exklusiv lizenziert an Springer Nature Switzerland AG 2025
E. Tingas, Wasserstoff für zukünftige Wärmekraftmaschinen,
https://doi.org/10.1007/978-3-031-76380-9_3

105

106

P. E. Lapenna et al.

1 Einführung
Die Verbrennung von Wasserstoff wurde lange unter verschiedenen Bedingungen
und Anwendungen untersucht, hat jedoch im Kontext des Übergangs des Energiesektors zu nachhaltigen und kohlenstoffneutralen Prozessen neues Interesse
geweckt. Wasserstoff wird als tragfähiger chemischer Energiespeicher für die
langfristige Energiespeicherung und -transport angesehen [1] und wird voraussichtlich zu einer wesentlichen Säule unseres zukünftigen Energiesystems werden.
Trotz der Herausforderungen, die mit seiner geringen Energiedichte und seinem
niedrigen Siedepunkt verbunden sind, ist Wasserstoff aus Elektrolyse typischerweise der Ausgangspunkt für aus erneuerbarem Strom hergestellte Energieträger
und erfordert keine zusätzliche Kohlenstoffquelle, die langfristig durch direkte
CO2 -Abscheidung aus der Atmosphäre bereitgestellt werden müsste.
Im Vergleich zu anderen potenziellen chemischen Energieträgern hat Wasserstoff viele Vorteile. Zum Beispiel ist Wasserstoff sehr vielseitig für bedarfsgerechte Energieanwendungen. Die chemisch gespeicherte Energie kann wieder
in Elektrizität umgewandelt werden, aber sie kann auch direkt für mechanische
Energie in der Personenbeförderung, im Schwerlastverkehr, in der Schifffahrt
und in der Luftfahrt sowie in der Haushaltsheizung und der Erzeugung von
industrieller Prozesswärme verwendet werden, wo rein elektrische Lösungen aufgrund der erforderlichen hohen Energiemengen, großen Energiedichten und hohen
Prozesstemperaturen oft schwierig oder unmöglich umzusetzen sind [1]. Wasserstoff ist auch kohlenstofffrei und kann mit hohen energetischen Wirkungsgraden
produziert werden. Aus globaler sozioökonomischer Sicht eröffnet die Produktion
von Wasserstoff mit erneuerbarem Strom in der Wasserelektrolyse oder durch Vergasung von Biomasse mit Kohlenstoffabscheidung wirtschaftliche Chancen, die
verschiedenen Regionen der Welt mit ihren eigenen lokal variierenden Kapazitäten
in Bezug auf Rohstoffe und Energiequellen zugutekommen [2].
Die Umwandlung der in Wasserstoff gespeicherten chemischen Energie kann
durch elektrochemische Prozesse in Brennstoffzellen oder durch thermochemische
Energieumwandlung durch Hochtemperaturprozesse wie in Gasturbinen, Industrieöfen oder Kolbenmotoren erfolgen. Die Wasserstoffumwandlung in Brennstoffzellen hat den Vorteil, dass typischerweise hohe energetische Wirkungsgrade
erreicht werden und Brennstoffzellen auch leise und ohne schädliche Emissionen
arbeiten. Thermochemische Energieumwandlungsprozesse haben jedoch auch
mehrere wichtige Vorteile. Sie sind vielseitig, zuverlässig und tolerieren nicht
reinen Wasserstoff. Sie sind bereits weit verbreitet und können möglicherweise
auf die Nutzung von Wasserstoff umgerüstet werden. Sie bieten außerdem erhebliches Optimierungspotenzial durch ihren Betrieb mit neuen Brennstoffen. Zum
Beispiel kann die Verwendung von Wasserstoff anstelle von fossilen Brennstoffen
die Emissionen reduzieren, die Effizienz weiter verbessern und die betriebliche
Flexibilität erhöhen [3]. Darüber hinaus sind für Hochtemperatur-Prozesswärme in
der Industrie nur thermochemische Prozesse realisierbar. Dies ist wichtig, da etwa
33 % der gesamten industriellen Wärme in Europa bei Temperaturen über 1000 °C

Laminare Wasserstoffflammen

107

benötigt werden [4], ein großer Teil davon muss durch Verbrennung bereitgestellt
werden. Ein weiterer großer Vorteil thermochemischer Energieumwandlungsprozesse ist, dass sie bis zu einem gewissen Grad „Drop-in“-fähig sind und daher
schrittweise technologische Veränderungen ermöglichen, ohne die hohen Risiken
und Investitionskosten, die mit der Einführung disruptiver Technologien verbunden
sind.
Während die Nutzung von Wasserstoff als Brennstoff eine einzigartige Gelegenheit bietet, thermochemische Energieumwandlungsprozesse zu dekarbonisieren,
ergeben sich Herausforderungen aus den spezifischen Verbrennungseigenschaften
von Wasserstoff. Für molekularen Wasserstoff ergeben sich Forschungsbedarfe
hauptsächlich aus den spezifischen molekularen Transport- und Flammeneigenschaften, die sich völlig von konventionellen Brennstoffen unterscheiden, mit Fragen
zur Flammenstabilität, Flammendynamik, Stickoxid (NOx)-Bildung und Sicherheit.
Optimierungspotenziale ergeben sich beispielsweise aus den sehr hohen Brenngeschwindigkeiten von Wasserstoff/Luft-Gemischen, die für magere Flammen unter
Umgebungsbedingungen etwa zehnmal höher sind als bei Methan oder Erdgas und
ultra-mageren Verbrennungskonzepten und Effizienzsteigerungen ermöglichen.
Da Wasserstoff/Luft-Flammen im Vergleich zu konventionellen Kohlenwasserstoffbrennstoffen höhere adiabatische Flammentemperaturen aufweisen, wird die
Verbrennung vorzugsweise unter mageren Vormischbedingungen betrieben, um
die Bildung von NOx zu vermeiden. Interessanterweise neigen magere Wasserstoffflammen zu intrinsischen Flammeninstabilitäten (IFI), die die Flammendynamik,
die Wärmefreisetzungsraten und die Flammenformen erheblich beeinflussen. Diese
Instabilitäten und insbesondere ihre Wechselwirkung mit Turbulenz sind noch nicht
gut verstanden und schwer vorherzusagen und zu kontrollieren. Dennoch bieten sie
ein enormes Potenzial, um die Verbrennungsprozesse weiter zu optimieren, was
Effizienz, Emissionsminderung, Brennstoffflexibilität und kompaktere Brennerdesigns betrifft.
Intrinsische Flammeninstabilitäten sind lokale Flammenphänomene. Im Gegensatz zu thermoakustischen Instabilitäten sind sie unabhängig von Druckwellen
oder -schwingungen und treten auch in offenen Brennern ohne Begrenzung auf.
Es können zwei verschiedene Arten von intrinsischen Flammeninstabilitäten
unterschieden werden. Die erste ist die hydrodynamische oder Darrieus-Landau
(DL)-Instabilität, die durch die Wechselwirkung des lokalen Strömungsfeldes mit
dem Dichtesprung einer durch die Strömung propagierenden Flamme ausgelöst
wird [5, 6]. Es handelt sich um eine inhärente Instabilität, die für jeden Brennstoff
und bei allen Wellenzahlen von Flammenstörungen aktiv ist. Die zweite ist die
thermodiffusive (TD)-Instabilität, die auftreten kann, wenn es einen erheblichen
Unterschied in der molekularen Diffusivität des Brennstoffs und der thermischen
Diffusivität gibt, was das Gleichgewicht der chemischen Reaktionen und Transportprozesse in der Flamme empfindlich beeinflusst. Bei Wasserstoff ist diese
Diskrepanz extrem groß, was zu starken lokalen Schwankungen der Flammengeschwindigkeit führt [7 –12].

108

P. E. Lapenna et al.

In der vorliegenden Übersicht werden wir nur laminare Wasserstoffflammen mit einem Fokus auf die komplexe Flammendynamik, die sich aus den
intrinsischen Instabilitäten und deren Wechselwirkungen ergibt, diskutieren.
Turbulente Wasserstoffverbrennung wird in einem separaten Kapitel behandelt,
aber es scheint angebracht, hier einen kurzen Ausblick auf die Bedeutung
intrinsischer Flammeninstabilitäten in der turbulenten Verbrennung zu geben. Wie
weiter unten ausführlicher diskutiert, wurde festgestellt, dass die DL-Instabilität für sich genommen die Brennraten nur geringfügig durch die Erhöhung der
Flammenoberfläche erhöht [13–15]. TD-Instabilitäten hingegen wurden gezeigt,
um die Verbrauchsgeschwindigkeiten laminarer Flammen stark zu erhöhen [16],
und, wenn vorhanden, werden sie durch das Vorhandensein von DL-Instabilitäten stark verstärkt. Da TD-Instabilitäten durch molekulare Effekte ausgelöst
werden, könnte man annehmen, dass ihre Effekte bei turbulenter Verbrennung
verschwinden, da der turbulente Transport typischerweise viel stärker ist als
die molekulare Diffusion. Das Gegenteil ist jedoch der Fall. Berger et al. [17]
zeigten für magere Wasserstoffflammen, dass Turbulenz die Instabilitäten tatsächlich verstärkt. Turbulente Advektion erzeugt große Flammenkrümmungen auf
kleinen Skalen, wodurch das Auftreten von Instabilitäten schneller und stärker
wird, sodass die durch die Instabilität verursachte Erhöhung der Verbrauchsraten bei turbulenten Flammen sogar größer ist als bei laminarer Flammen. Für
die betrachteten Bedingungen waren beispielsweise die lokalen Flammengeschwindigkeiten etwa fünfmal höher im Vergleich zu einem Fall unter den
gleichen Bedingungen, bei dem die Instabilität unterdrückt wurde.
Es ist klar, dass sowohl für das Verständnis dieser enorm wichtigen Effekte in
der mageren, vorgemischten, turbulenten Wasserstoffverbrennung als auch für
die Entwicklung geeigneter Modelle eine grundlegende Analyse der Prozesse in
laminaren Flammen unerlässlich ist. Daher werden wir in diesem Kapitel zunächst
einen Überblick über die allgemeinen Flammeneigenschaften geben und erklären,
warum laminare Wasserstoffflammen wesentlich höhere Flammengeschwindigkeiten als gängige Kohlenwasserstoffbrennstoffe aufweisen. Dazu werden
direkte Vergleiche mit Methan als prototypischem Kohlenwasserstoffbrennstoff
angestellt. Anschließend werden wir die Theorie der IFI in laminaren Flammen
diskutieren, wobei wir uns auf eine spezifische Formulierung stützen, die auf der
Arbeit von Sivashinsky basiert und es ermöglicht, die wichtigen Parameter sowie
die Wechselwirkung von hydrodynamischen und thermodiffusiven Effekten auf
den verschiedenen Skalen der Flammenstörung zu identifizieren. Danach fassen
wir kurz einige der experimentellen Beobachtungen zusammen, die im nichtlinearen Regime an IFI gemacht wurden, sowie Simulationen sowohl für das
lineare als auch das nichtlineare Regime, die einige der bestimmenden Mechanismen beleuchten. Schließlich wird die Modellierung der Instabilitäten für laminare
Strömungsbedingungen diskutiert.

Laminare Wasserstoffflammen

109

2 Eigenschaften von laminar vorgemischten Flammen
Eine gut etablierte Beobachtung für laminar vorgemischte Wasserstoff/LuftFlammen ist, dass sie sich wesentlich schneller ausbreiten als Kohlenwasserstoffflammen. Dies gilt für eindimensionale, ungestreckte Flammen und bleibt
auch für gestreckte Flammen in vielen Konfigurationen wahr, wie z. B. sphärisch
expandierende Flammen oder großflächige zweidimensionale Flammen in HeleShaw-Zellen [18]. Als Beispiel zeigt Abb. 1 Zeitsequenzen für drei sphärisch
expandierende Flammen von Hesse et al. [19], die alle bei gleichen Flammenradien mit den tatsächlichen Zeiten relativ zur Zündung in den Abbildungen
angezeigt werden. Der Vergleich zeigt, dass die Wasserstoffflammen etwa eine
Größenordnung schneller sind als die Methanflamme. Die Bilder bieten zudem
einen Ausblick auf die Effekte intrinsischer Flammeninstabilitäten, die sowohl
bei stöchiometrischen als auch bei mageren Wasserstoffflammen beobachtet
werden, während die Methanflammenoberfläche glatt bleibt. Es ist interessant zu
bemerken, dass die magere Wasserstoffflamme signifikante Störungen im Vergleich zu einer sphärischen Form zeigt, die durch starke thermodiffusive Instabilitäten verursacht werden, während die stöchiometrische Flamme fast sphärisch
,
,

,

Luft

,

,

,

,

,

,

,

,

Luft

,

Luft

,

,

Abb. 1 Sphärisch expandierende Wasserstoff/Luft-Flammen bei φ = 0,6 und φ = 1,0 und
Methan/Luft-Flamme bei φ = 0,8 [20]. Weiße Zahlen geben die Zeit nach der Zündung an

P. E. Lapenna et al.

110

bleibt, da hier nur die hydrodynamische Instabilität aktiv ist, die, wie weiter unten
ausführlicher diskutiert, einen viel schwächeren Einfluss auf die Flammenoberfläche und die Verbrauchsgeschwindigkeiten hat.
Die erhöhte globale Verbrauchsgeschwindigkeit kann im Wesentlichen auf drei
Hauptursachen zurückgeführt werden:
• Höhere ungestreckte laminare Flammengeschwindigkeiten SL von Wasserstoff/
Luft-Flammen;
• Negative Markstein-Längen, die die lokalen Flammengeschwindigkeiten positiv
gestreckter Wasserstoffflammen erhöhen;
• Das Auftreten thermodiffusiver intrinsischer Instabilitäten, die die Flamme
stark kräuseln, wodurch die Flammenfläche vergrößert wird, und die lokale
Flammenstruktur verändern, was beides die globalen Verbrauchsgeschwindigkeiten erhöht.
Im restlichen Teil dieses Abschnitts gehen wir auf die physikalisch-chemischen
Prozesse ein, die diese Effekte bestimmen und die Ausbreitung von Wasserstoff/
Luft-Flammen einzigartig charakterisieren.

2.1 Erhöhte ungestreckte laminare
Flammengeschwindigkeit SL
Abb. 2 zeigt ungestreckte laminare Flammengeschwindigkeiten von H2/LuftGemischen. Offensichtlich sind die Flammengeschwindigkeiten von Wasserstoff
etwa eine Größenordnung höher als die von CH4/Luft-Gemischen über einen
weiten Bereich von Äquivalenzverhältnissen. Dies kann in erster Linie durch
chemisch-kinetische Überlegungen verstanden werden, obwohl andere Faktoren
eine Rolle spielen können und tatsächlich auch eine Rolle spielen, wie die höhere
Diffusivität des Wasserstoffmoleküls sowie die höheren adiabatischen Flammentemperaturen von Wasserstoffgemischen.
Fokussiert man sich auf chemisch-kinetische Aspekte, so ist die Radikalbilanz
am wichtigsten und wird normalerweise durch den Wettbewerb der Hauptreaktion
zur Radikalbildung (Reaktion (H1), die unten eingeführt wird), die bei hohen

Abb. 2 Ungestreckte
laminare
Flammengeschwindigkeiten
für Wasserstoff/Luft- und
Methan/Luft-Gemische
unter atmosphärischen
Bedingungen. Experimentelle
Daten von Hesse et al. [19],
Dayma et al. [21], und Krejci
et al. [22]

Simulation

,

,
Äquivalenzverhältnis

,

Laminare Wasserstoffflammen

111

Temperaturen wichtig wird, und der radikalverbrauchenden Reaktion (Reaktion
(H4), die unten eingeführt wird), die bei niedrigen Temperaturen dominiert,
kontrolliert [23]. Aus den kinetischen Geschwindigkeitsparametern dieser
Reaktionen kann für Umgebungsdruck die Übergangstemperatur zwischen Kettenverzweigung und -abbruch auf T 0 ≈ 1050 K geschätzt werden [24]. Damit kann
die aktive Reaktionszone einer Wasserstoffflamme in eine stromabwärts gelegene
H-Radikal-Produktionsschicht und eine stromaufwärts gelegene H-Radikal-Verbrauchsschicht unterteilt werden, wobei das H-Radikal eine zentrale Rolle im
Flammenausbreitungsmechanismus spielt [25]. Diese Schichten sind in der linken
Spalte von Abb. 3 zu sehen, die die Struktur einer stöchiometrischen Wasserstoff/
Luft-Flamme unter Umgebungsbedingungen in Bezug auf Spezies, Temperatur
und Wärmefreisetzungsprofile zeigt. Das H-Radikal wird in einem Bereich
produziert, der sich ungefähr von y = 1,5 bis 1,8 mm erstreckt und zeigt Verbrauch
im stromaufwärts gelegenen Bereich. Mit steigender Temperatur in Richtung der
Radikalproduktionszone und Überschreiten der Übergangstemperatur T 0 wird die
Hauptkettenverzweigungsreaktion

(H1)

2

H

0,25

HO

2

O

2

1500

0,1

1000

2

0,15

2000

Temperatur

0,1

1500
CH

4

0,05

1000

Temperatur [K]

2000

Temperatur

2500

HO

O

0,2
0,15

0,2

2500

2

2

3000

CH /Luft; φ = 1; T = 298 K; p = 1 bar
4
u

Temperatur [K]

Maulwurfsfraktion

u

0,25

3000

H /Luft; φ = 1; T = 298 K; p = 1 bar

0,3

Maulwurfsfraktion

0,35

H + O2 ↔ O + OH

0,05
500

0

0,05

0

1

2

3
y [mm]

4

5

0

Maulwurfsfraktion

2000
H
1500

Temperatur

0,02

1000
OH

0,01

500

O

0

0,007

1

1

1,2

2

1,4

1,6
y [mm]

1,8

2

0

4

5

4

2500

u

OH

0,006

2000
H

Temperatur

0,005

0

1500

0,004
1000

0,003

O

0,002
-7

10 *
Wärmeabgabe

0,001
0

HO

2

1

1,5

2
y [mm]

2,5

3

500

3

HO

3
y [mm]

CH /Luft; φ = 1; T = 298 K; p = 1 bar

3

0

2

Temperatur [K], Wärmeabgabe [J/(m s)]

0,04

Temperatur [K], Wärmeabgabe [J/(m s)]

u

500

0,008

2500

H /Luft; φ = 1; T = 298 K; p = 1 bar
2

0,03 10-7 * Wärmeabgabe

-0,05

Maulwurfsfraktion

-0,05

0

0

Abb. 3 Struktur von stöchiometrischen Wasserstoff/Luft- (links) und Methan/Luft-Flammen
(rechts) bei Tu = 298 K p = 1 atm

P. E. Lapenna et al.

112

schneller im Vergleich zu Kettenabbruchreaktionen. Diese Reaktion verbraucht
ein H-Radikal und erzeugt ein O- und ein OH-Radikal. Letztere produzieren
wiederum H-Radikale über die Brennstoffverbrauchsreaktionen

(H2)
(H3)

O + H2 ↔ H + OH,
OH + H2 ↔ H + H2 O.

So werden durch den Verbrauch eines H-Radikals drei Radikale in der Brennstoffverbrauchszone gebildet, weshalb die Hauptbrennstoffverbrauchsregion mit dem
maximalen H-Radikal-Molenbruch zusammenfällt (siehe Abb. 3). Das H-Radikal
diffundiert dann zurück in die stromaufwärts gelegene H-Radikal-Verbrauchszone,
die eine niedrigere Temperatur als T 0 aufweist. Hier werden die Hauptexothermen
Rekombinationsreaktionen und Kettenabbruchreaktionen

(H4)
(H5)
(H6)

H + O2 + M ↔ HO2 + M,
H + HO2 ↔ H2 + O2 ,
OH + HO2 ↔ H2 O + O2

aktiviert. Reaktion (H5) und (H6) konkurrieren tatsächlich mit

(H7)

H + HO2 ↔ OH + OH

um die HO2 -Radikale, aber während die kettenfortpflanzende Reaktion (H7)
immer schneller als (H5) und meist schneller als (H6) ist, bleibt die Nettosequenz
(H4-7) dennoch kettenabbrechend.
Die globalen Wasserstoffverbrauchsreaktionen (H1-3) zeigen ein Netto-Kettenverzweigungsverhalten [25], das zusammengefasst werden kann als

O2 + 3H2 = 2H2 O + 2H
mit einer Reaktionsrate, die durch quasi-stationäre Zustandsanalyse (QSS) als
gleich (H1) gezeigt werden kann [26]. Dies zeigt, dass der Wasserstoffverbrauch direkt zur Bildung eines großen H-Radikal-Pools führt, der zurückdiffundieren und sich exotherm in der Radikalverbrauchsschicht rekombinieren
kann, wodurch die Ausbreitung von Wasserstoffflammen sehr effizient wird.
Abb. 4 zeigt eine klassische Empfindlichkeitsanalyse der laminaren Flammengeschwindigkeit SL zu Reaktionsgeschwindigkeitskoeffizienten ki der chemischen
Reaktionen, die das detaillierte kinetische Modell zusammensetzen. Ergebnisse werden für eine magere und eine stöchiometrische Flamme gezeigt, und
es werden nur die empfindlichsten Reaktionen gezeigt, die in beiden Fällen den
oben diskutierten Reaktionen (H1-6) entsprechen. Die Analyse zeigt, dass die
Flammengeschwindigkeit am meisten durch den Wettbewerb um Radikale (H1)
und (H4) sowie die Brennstoffverbrauchsreaktionen (H2) und (H3) beeinflusst
wird. Auch die Kettenfortpflanzungsreaktion (H7) wirkt positiv, da sie HO2
-Radikale daran hindert, die kettenabbrechenden Reaktionen (H5) und (H6) einzugehen, die negativ beitragen. Es ist interessant zu bemerken, dass während (H4)
eine Sequenz initiiert, die im Durchschnitt kettenabbrechend ist, diese Reaktion
eine positive Empfindlichkeit für die stöchiometrische Flamme a­ufweist. Der

Laminare Wasserstoffflammen

113

1,0
0,4

Wasserstoff/Luft vorgemischte
Flammen

,

,

,

,

,

,

Abb. 4 Empfindlichkeitsanalyse von SL in Bezug auf Reaktionsgeschwindigkeitskoeffizienten ki
von H 2 /Luft-Flammen unter atmosphärischen Bedingungen

Grund ist, dass diese Rekombination stark exotherm ist und durch die schnelle
Diffusion des H-Radikals von der nachgelagerten Radikalbildungsschicht zur
vorgelagerten Radikalverbrauchsschicht, gefolgt von der Wärmefreisetzung
durch die Rekombination mit molekularem Sauerstoff, diese Reaktion zu einer
zusätzlichen Vorwärmung bei sehr niedrigen Temperaturen führt und somit eine
Beschleunigung der Flamme bewirkt. Dies ist in Abb. 3 zu sehen, wo für die
Wasserstoffflamme die höchste Wärmefreisetzung tatsächlich bei Temperaturen
unter 1000 K auftritt und es immer noch erhebliche Wärmefreisetzung im Vorwärmbereich bei Temperaturen um 500 K gibt. Für die magere Flamme sind
jedoch viel weniger Radikale verfügbar, und die radikalverbrauchende Natur von
(H4) überwiegt die Exothermie und den Wärmetransfer in magere Bereiche.
Bei Kohlenwasserstoffflammen hingegen werden zusätzlich zu dem oben
genannten Mechanismus weitere Reaktionen wichtig, die den Brennstoff in die
kleinen stabilen Zwischenprodukte CO und H2 umwandeln. Bei Methanflammen
sind diese beispielsweise global H-Radikal-verbrauchend und werden angegeben
durch [26]:

P. E. Lapenna et al.

114

(M1)
(M2)
(M3)
(M4)

CH4 + H ↔ CH3 + H2 ,
CH3 + O ↔ CH2 O + H,
CH2 O + H ↔ HCO + H2 ,
HCO + M ↔ CO + H + M.

Zusammen mit (H2-3) verbrauchen diese Reaktionen global Brennstoff mit
H-Radikalen gemäß

CH4 + 2H + H2 O = CO + 4H2 ,
was durch QSS gezeigt werden kann, um eine Rate gleich (M1) zu haben. Infolgedessen wird die H-Radikal-Pool-Generierung teilweise behindert, da hier der Verbrauch des Brennstoffmoleküls zwei Radikale verbraucht und somit sowohl den
Brennstoffverbrauch als auch die Flammenausbreitung erheblich verlangsamt.
Auch können H-Radikale nicht stromaufwärts diffundieren, da sie schnell mit
Methan verbraucht werden. Dies wird in der rechten Spalte von Abb. 3 gezeigt,
wo das Überlappen der Methan- und Wasserstoffradikalprofile als sehr gering zu
sehen ist. Auch die Wärmefreisetzung ist auf einen Bereich wesentlich höherer
Temperaturen beschränkt, die im Wesentlichen über der Temperatur der inneren
Schicht liegen. Beachten Sie, dass CO letztendlich über die Wassergas-ShiftReaktion oxidiert wird, die keine Radikale zurückgewinnt.
Die vorstehenden kinetischen Argumente stellen den Haupteffekt für die hohen
ungestreckten Wasserstoff/Luft-Flammgeschwindigkeiten dar. Neben kinetischen
Effekten hängt die ungestreckte Flammgeschwindigkeit jedoch auch von
molekularem und thermischem Transport sowie von thermodynamischen Effekten
wie der höheren adiabatischen Flammtemperatur Tad ab. Insgesamt ist die ungestrec
kte Flammgeschwindigkeit für Wasserstoff/Luft-Flammen unter stöchiometrischen
und atmosphärischen Bedingungen etwa 560 % höher als die einer Methanflamme. Um eine grobe Schätzung des Beitrags des molekularen Transports und
insbesondere der hohen Mobilität des Wasserstoffmoleküls vorzunehmen, kann
man numerisch den Unterschied in SL einer stöchiometrischen Wasserstoff/LuftFlamme bei Atmosphärendruck bewerten, bei der alle Spezies-Lewis-Zahlen auf
Eins gesetzt sind. Abb. 5 zeigt, dass diese Annahme die Flammgeschwindigkeit
von Wasserstoff unter stöchiometrischen Bedingungen um etwa 32 % reduziert.
Interessanterweise wird unter sehr mageren Bedingungen der entgegengesetzte
Trend beobachtet, wie in Abb. 5 gezeigt, wo die hohe Diffusivität von Wasserstoff
sogar zu niedrigeren Flammgeschwindigkeiten im Vergleich zum Fall der Einheit-Lewis-Zahl führt. Man kann weiterhin den Effekt der hohen adiabatischen
Flammtemperatur von Wasserstoff eliminieren, die bekanntermaßen die laminare
Brenngeschwindigkeit stark beeinflusst. Dies geschieht durch Verdünnung der
Flamme, sodass sie eine Abgastemperatur erreicht, die der einer Methan/LuftFlamme unter den gleichen Bedingungen ähnelt. Dies führt zu einer weiteren
Reduktion der Brenngeschwindigkeit von Wasserstoff um etwa 29 %. Vergleicht
man nun die Le = 1 verdünnte Wasserstoffflamme mit der Le = 1 Methanflamme, so ist die Wasserstoffflamme immer noch etwa 350 % höher, was

Laminare Wasserstoffflammen

115

Abb. 5 Ungestörte laminare
Flammgeschwindigkeit
von Wasserstoff/
Luft- und Methan/LuftGemischen. Effekt der
differentiellen Diffusion
und der adiabatischen
Flammtemperatur

H2 verdünnt Le=1

,

,

,

,

,

,

bestätigt, dass der oben diskutierte kinetische Effekt der Hauptgrund für die hohen
Flammgeschwindigkeiten von vorgemischten Wasserstoffflammen ist.
Eine alternative Strategie kann gemäß Tang et al. [27] übernommen werden,
bei der der relative Einfluss von Transport-, thermodynamischen und kinetischen
Effekten auf SL beobachtet wird, während Wasserstoff zu einem Kohlenwasserstoff/
Luft-Gemisch hinzugefügt wird. Für den laminaren Brennfluss f = ρu = ρu SL
kann der Ausdruck

f 2 ∼ Le exp(−Ta /Tad )

(1)

übernommen werden, wobei Le eine effektive Lewis-Zahl ist, die auf den
Lewis-Zahlen von Brennstoff und Oxidationsmittel basiert, und Ta die globale
Aktivierungstemperatur. Die Parameter Lewis-Zahl, Aktivierungstemperatur und
adiabatische Flammentemperatur werden dann als repräsentativ für Transport-,
kinetische und thermodynamische Effekte angenommen. Sobald Le, Ta und Tad als
Funktion von RH bestimmt wurden, das den relativen Wasserstoffgehalt in Kohlenwasserstoff/Luft-Gemischen (in diesem Fall Butan/Luft) misst, kann der Sensitivitätskoeffizient, der den relativen Einfluss der einzelnen Effekte auf den Brennfluss
misst, als Summe der Transport-, kinetischen und thermischen Sensitivitätskoeffizienten ausgedrückt werden:

1 dLe
1
dTa
Ta dTad
∂ ln f
∼
−
+
.
2 d ln R
∂ ln RH
2Le d ln RH
2Tad d ln RH
2Tad
H

(2)

Abb. 6 zeigt die Koeffizienten der einzelnen Effekte aus Gl. (2) als Funktion des
Wasserstoffgehalts für repräsentative magere, stöchiometrische und fette Fälle.
Die Studie zeigt, dass der kinetische Effekt bei weitem der wichtigste ist, gefolgt
vom thermischen Effekt, während der Diffusionseffekt minimal oder sogar negativ
ist, wie bereits oben diskutiert.

P. E. Lapenna et al.

116
,

Kinetische Wirkung

Thermische Wirkung

Diffusionseffekt

,

,
,
,

Empfindlichkeitsfaktor

Abb. 6 Transport-,
kinetische und thermische
Sensitivitätskoeffizienten
auf den Brennfluss für
repräsentative Butan/LuftGemische in Abhängigkeit
von der Wasserstoffzugabe.
Nachgedruckt aus Ref. [27].

,
,

,

,
,
,

,

,
,
,
,

,

,

,

,

,

2.2 Streckungseffekte
Zusätzlich zur laminaren Flammengeschwindigkeit, die im vorherigen Abschnitt
diskutiert wurde, werden die Dynamiken vorgemischter Flammen von mehreren
anderen Faktoren beeinflusst. Offensichtlich kann ein aufgezwungenes
Strömungsfeld die Flammendynamik erheblich beeinflussen. Selbst in Abwesenheit eines externen vorbestehenden Strömungsfeldes sind jedoch wichtige
Faktoren (i) das intrinsische Strömungsfeld, das durch die thermische Ausdehnung
über die Flamme selbst und den damit verbundenen Dichtesprung induziert wird;
und (ii) die Variationen der lokalen Flammengeschwindigkeit, die durch transversale diffusive und konvektive Wärme- und Stoffflüsse induziert werden, welche
die lokale Flammenstruktur infolge der Flammenstreckung verändern. Beide
Mechanismen sind die Hauptursache für IFI in vorgemischten Flammen, die in
einem späteren Abschnitt eingehend analysiert werden. Insbesondere Mechanismus (i) ist die Hauptursache für die hydrodynamische (oder Darrieus-Landau,
DL) Instabilität, während (ii) den Beginn thermodiffusiver (TD) Instabilitäten
bestimmt. In diesem Abschnitt konzentrieren wir uns nach einer kurzen Einführung in DL-Instabilitäten auf Mechanismus (ii) und darauf, wie Wasserstoffgemische auf Flammenstreckung reagieren.
Frühe lineare Stabilitätsanalysen führten Darrieus [28] und Landau [29] in
ihren bahnbrechenden Arbeiten aus den 1940er Jahren dazu, festzustellen, dass
eine planare Flammenfront, die sich mit konstanter Geschwindigkeit ausbreitet,
bedingungslos instabil gegenüber Störungen beliebiger Wellenlängen ist. Die
Beobachtung jedoch, dass eine planare Flamme in einem experimentellen Umfeld
stabilisiert werden konnte, veranlasste Markstein [30] dazu, ein phänomenologisches Modell einzuführen, das die stabilisierenden Effekte der Diffusion

Laminare Wasserstoffflammen

117

berücksichtigt, die die lokale Flammengeschwindigkeit modulieren und eine
Abhängigkeit der Flammengeschwindigkeit von der Flammenkrümmung einführen können. Spätere, rigorosere asymptotische Analysen [31–34] nutzten
die Multiskalen-Natur des Problems und leiteten letztendlich mathematisch eine
Beziehung für die Flammengeschwindigkeit Sf [32] ab, die sich sowohl auf die
lokale Krümmung als auch auf die hydrodynamische Streckung stützt, die beide
zur gesamten Streckungsrate beitragen, die die Flamme erfährt. Infolgedessen
kann die Flammenstreckung und ihr Einfluss auf die Flammengeschwindigkeit
geschrieben werden als

Sf = SL − LK ,

K = S L κ + KS ,

(3)

wo K die Flammenstreckrate ist (d. h. die relative Änderungsrate der Flammenfläche), KS die hydrodynamische Streckung ist, κ die Flammenkrümmung
ist und L die Markstein-Länge ist, ein Koeffizient in der Größenordnung der
Flammendicke, der die Empfindlichkeit der Flammengeschwindigkeit gegenüber der Flammenstreckung misst. Gemäß Gl. (3) kann eine verschwindend
dünne Flamme, die als gasdynamische Diskontinuität betrachtet wird, aufgrund ihrer normalen Ausbreitungsbewegung gedehnt werden, die die Flamme
je nach Vorzeichen der Krümmung ausdehnt oder zusammenzieht, sowie aufgrund von Ungleichmäßigkeiten im Strömungsfeld, die zu hydrodynamischer
Streckung führen KS = −n · ∇u · n, wobei n die Flammennormale ist und u die
Strömungsgeschwindigkeit auf der unverbrennbaren Seite. Beachten Sie, dass die
Definition der hydrodynamischen Streckung typischerweise auch die Divergenz
der Strömungsgeschwindigkeit enthält [35], die im Kontext der hydrodynamischen
Theorie vernachlässigt wird, wo dieser Term vor der Flamme bewertet wird, wo
Dichteänderungen vernachlässigbar sind. Zerlegt man die Strömungsgeschwindigkeit in eine flammennormale und eine tangentiale Komponente [36], u = un n + uτ
, kann die Streckungsrate wiederum in eine normale und eine tangentiale
Komponente zerlegt werden KS = un κ + ∇τ · uτ, wobei ∇τ der Gradientoperator
entlang der Flammenoberfläche ist. Interessanterweise zeigt Gl. (3), dass bei
negativen Markstein-Längen ein Bereich auf der Flammenoberfläche, der sich in
das unverbrannte Gemisch erstreckt (κ > 0), schneller brennt als die ungestreckte
Flammengeschwindigkeit, während ein Bereich, der zurückbleibt und sich in
die verbrannten Gase erstreckt (κ < 0), langsamer brennt. Infolgedessen werden
bei negativen Markstein-Längen anfängliche Störungen der Flammenoberfläche
wachsen und die jeweiligen Krümmungen erhöhen, was eine Instabilität darstellt.
Markstein-Längen sowie ungestreckte Flammengeschwindigkeiten können
experimentell unter Verwendung von Flammen in einer sphärisch expandierenden
Konfiguration bestimmt werden. In dieser Konfiguration kann man durch optische
Bildgebung den momentanen Wert der Flammengeschwindigkeit sowie die
Streckungsrate, die für die sphärisch expandierende Flamme als K = (2/R)dR/dt
gegeben ist, wobei R der Flammenradius ist, ableiten. Dies führt zu Daten, wie
in Abb. 7 gezeigt, wobei die ungestreckte Flammengeschwindigkeit durch Extrapolation der Daten auf null Streckung abgeleitet wird. Abb. 7a zeigt Daten einer
mageren Wasserstoff/Luft-Flamme in sphärischer Expansion [37] und zeigt,

P. E. Lapenna et al.

118

Ausbreitungsgeschwindigkeit, cm/s

,
,

Sf Tomographie (CORIA)
Sf Schlieren (ITV)

Zündeffekte
bis hierher

it

Ze

,

,

,

Beginn der
Instabilitäten

Abb. 7 a Abfolge von Ausbreitungsgeschwindigkeiten und Streckungsraten für eine Wasserstoff/Luft-Flamme in sphärischer Expansion. Nachgedruckt aus Ref. [37]. b Abfolge von Ausbreitungsgeschwindigkeiten und Streckungsraten für eine Methan/Luft-Flamme in sphärischer
Expansion. Nachgedruckt aus Ref. [38]

dass mit der Expansion der Flamme die abnehmende Krümmung und damit die
Streckungsrate zu abnehmenden Flammengeschwindigkeiten führen. Dieses Beispiel einer Flammengeschwindigkeit/Streckungs-Korrelation zeigt somit eine
positive Steigung, die gemäß Gl. (3) in eine negative Markstein-Länge übersetzt wird. Das Gegenteil gilt für eine fette Methan/Luft-Flamme, wie in Abb. 7b
gezeigt, die eine positive Markstein-Länge aufweist. Abb. 8 zeigt experimentell
gemessene Markstein-Längen für die Vormischverbrennung von Erdgas/Wasserstoff-Gemischen mit Luft bei variablem Wasserstoffgehalt und Äquivalenzverhältnis [39]. Tatsächlich wird, wenn der Wasserstoffgehalt ausreichend hoch
und das Äquivalenzverhältnis ausreichend niedrig ist (wodurch Wasserstoff das
kontrollierende oder defizitäre Reaktant wird), eine negative Markstein-Länge
festgestellt.
Diese Eigenschaft von Wasserstoff/Luft-Flammen ist letztlich auf die hohe
molekulare Diffusivität des H2-Moleküls zurückzuführen und wird im nachfolgenden Abschnitt über intrinsische Flammeninstabilitäten eingehend analysiert.
In sphärischen (und allgemein in gekrümmten) Flammen entstehen transversale
Abb. 8 Markstein-Längen
für die Vormischverbrennung
von Erdgas/WasserstoffGemischen mit Luft bei
variablem Wasserstoffgehalt
und Äquivalenzverhältnis,
experimentell ermittelt von
Huang et al. [39] in einem
Verbrennungsgefäß mit
konstantem Volumen bei
anfänglich atmosphärischem
Druck und Temperatur

3
0%
20%
40%
60%
80%
100%

2
1
0
-1
0,6

0,7

0,8

0,9

1

1,1

1,2

1,3

Laminare Wasserstoffflammen

119

diffusive Flüsse, die die Flammengeschwindigkeit verändern können. Insbesondere bei sphärischen Flammen neigt das kontrollierende Reaktant aus der
Frischzone dazu, sich auf die Reaktionszone zu konzentrieren, was die Reaktivität und letztlich die Flammengeschwindigkeit erhöht, während die Wärme von
der verbrannten Seite dazu neigt, sich von der Reaktionszone weg zu fokussieren,
was einen Kühleffekt verursacht, der die Flammengeschwindigkeit verringert.
Welcher der beiden Mechanismen überwiegt, hängt eindeutig von der Diffusivität
des kontrollierenden Reaktanten im Vergleich zu der der thermischen Energie
ab. Das Ausmaß dieses Effekts ist direkt proportional zur Flammenstreckung
und somit umgekehrt proportional zum Flammenradius. Bei mageren Wasserstoff/Luft-Gemischen ist Wasserstoff das kontrollierende Reaktant und aufgrund
seiner hohen Diffusivität im Vergleich zur thermischen Diffusivität überwiegt
die Wasserstoffdiffusion, wodurch die Flammengeschwindigkeit über den
ungestreckten Wert hinaus erhöht wird. Dies erklärt, warum die beobachtete
Flammengeschwindigkeit während der frühen Phasen der Flammenausbreitung,
wenn die Streckungsrate am höchsten ist, am höchsten ist.
Analytische Ausdrücke für die Markstein-Länge [40, 41] in Bezug auf
funktionale Flammenparameter sind im Kontext der verallgemeinerten hydrodynamischen Theorie [32] verfügbar, in der, unter Ausnutzung der MultiskalenNatur der Vormischverbrennung, eine Flamme als gasdynamische Diskontinuität
behandelt wird, die verbrannte und unverbrannte Gase trennt, wenn sie auf der
größten hydrodynamischen Skala betrachtet wird. Die allgemeine Form des analytischen Ausdrucks für die Markstein-Länge, dimensionslos gemacht mit der
diffusen Flammendicke ℓD, genannt die Markstein-Zahl M = L/ℓD, vorhergesagt
von Bechtold und Matalon [40] und gültig für eine einstufige Chemie, lautet

σ
M ≡ L/ℓD =
σ −1

ˆσ
1

Ze(Le − 1)
(x)
dx +
x
2(σ − 1)

ˆσ
1

(x)
ln
x




σ −1
dx,
x−1

(4)

wobei σ = ρu /ρb das Dichteverhältnis von unverbranntem zu verbranntem
Gas ist,Ze ist die Zeldovich-Zahl, und Le ist eine effektive Lewis-Zahl, die als
gewichteter Durchschnitt der Lewis-Zahlen von Brennstoff und Oxidationsmittel angenommen wird, wobei die Lewis-Zahl einer einzelnen Spezies i mit
Diffusionskoeffizient Di definiert ist als Lei = Dth /Di. (x) ist eine Funktion,
die die Temperaturabhängigkeit des Transports zusammenfasst (z. B.  ∼ T 1/2
). Die diffusive Flammendicke ℓD, die zur Definition der Markstein-Zahl verwendet wird, wird durch den thermischen Diffusionskoeffizienten Dth = /(ρcp )
im unverbrannten Gas und die laminare, ungestreckte Brenngeschwindigkeit
als ℓD = Dth,u /SL bestimmt. Mit Gleichung (4) konnten Bechtold und Matalon
[40] das Verhalten der Markstein-Zahl für mehrere Brennstoffe als Funktion des
Äquivalenzverhältnisses qualitativ vorhersagen. Beispielhafte Ergebnisse aus
Gleichung (4) sind für verschiedene Brennstoffe in Abb. 9 dargestellt. Beachten
Sie, dass Gleichung (4) auch eine kritische Lewis-Zahl Le0 definiert, die typischerweise etwas kleiner als eins ist, für die die Markstein-Länge null ist. Daher
zeigen Brennstoff/Luft-Gemische, für die Le < Le0, negative Markstein-Längen

P. E. Lapenna et al.

Abb. 9 Markstein-Zahl,
geschätzt über Gleichung (4)
für Wasserstoff/Luft- und
mehrere Kohlenwasserstoff/
Luft- und Alkohol/LuftFlammen, als Funktion des
Äquivalenzverhältnisses.
Nachgedruckt aus Ref. [40]

Markstein-Zahl

120

,

,

,

,

,

,

und somit ein ähnliches Verhalten wie die mageren Wasserstoff/Luft-sphärisch
expandierenden Flammen, die in Abb. 7a gezeigt sind.
Das Thema der Verlöschung vorgemischter Flammen verdient einen kurzen
abschließenden Kommentar. Eine große Anzahl experimenteller [42, 43] und
numerischer [44–46] Studien wurden für vorgemischte gestreckte Flammen in
Gegenstrom- oder Stagnationspunktströmungskonfigurationen durchgeführt.
Planare gestreckte Flammen können in solchen Konfigurationen stabilisiert
und Dehnungsraten leicht durch Änderung der axialen Zuflussgeschwindigkeiten angepasst werden. Das Geschwindigkeitsprofil entlang der Stagnationsströmungslinie wird im Allgemeinen extrahiert und die Dehnungsrate als der
maximale absolute Wert des Geschwindigkeitsgradienten stromaufwärts der
Flamme definiert. Abb. 10a zeigt numerische Ergebnisse von Sung et al. [42]
von Gegenstrom-vorgemischten Flammen für mehrere Gemische. NichtÄquidiffusionseffekte manifestieren sich durch eine Erhöhung der maximalen
Temperatur (für Le < 1 Gemische) oder eine Abnahme (für Le > 1 Mischungen)
mit zunehmender Streckungsrate. Verlöschung tritt bei Le > 1 Mischungen auf,
wenn die maximale Temperatur unter einen kritischen Wert fällt, während bei
Le < 1, wie in mageren Wasserstoff/Luft-Gemischen, die maximale Temperatur
steigt, aber die Verweilzeit mit der Streckung abnimmt, bis die Reaktionen
nicht mehr abgeschlossen werden können. Abb. 10a zeigt, dass magere Wasserstoff/Luft-Gemische eine höhere Streckungs-Verlöschgrenze im Vergleich zu
Kohlenwasserstoffgemischen haben. Der Grund dafür ist zweifach: Einerseits hat Wasserstoff eine höhere Flammgeschwindigkeit, andererseits erhöht
die hohe Diffusivität des Wasserstoffmoleküls die Reaktivität der gegestreckten
Flammen. Abb. 10b zeigt numerische Ergebnisse von Guo et al. [46], die Verlöschungs-Streckungsraten für magere wasserstoffangereicherte Methan/LuftGemische ableiteten. Durch Einbeziehung von Strahlungseffekten finden sie
neben der hohen Streckungs-Verlöschungsgrenze auch eine niedrige Grenze

Laminare Wasserstoffflammen

121

(a)

(b)
103

2200
2000

Luft
Luft
Luft
Luft

,
,
,

,

1800
1600
1400
1200
0
10

10

1

10

2

10

Dehnungsgeschwindigkeit

3

4

10

Extinktionsdehnungszugrate

2400

2

10

,
,
,

1

10

0

10

10

-1

0,3

0,4

0,5
0,6
Äquivalenzverhältnis

0,7

Abb. 10 a Numerisch berechnete maximale Flammentemperatur als Funktion der Streckungsrate
für Methan/Luft-Gemische (φ = 1,0 geschätzt auf Le ≈ 1,0 und φ = 0,52 geschätzt auf Le > 1
), Propan/Luft (φ = 0,81, Le ≈ 1,83) und Wasserstoff/Luft (φ = 0,35, Le ≈ 0,42). Die Verlöschgrenze wird durch Symbole dargestellt. Daten aus [42]. b Numerisch berechnete niedrige und
hohe Streckungs-Verlöschsgrenzen für wasserstoffangereicherte Methan/Luft-Gemische (αH2 ist
der Wasserstoffvolumenanteil). Daten aus [46]

aufgrund von Strahlungswärmeverlusten. Abb. 10b zeigt beide Grenzen als
Funktion des Äquivalenzverhältnisses. Für eine gegebene Kurve ist der obere
Ast die durch Streckung verursachte Grenze, der untere Ast bezeichnet die
Strahlungsverlöschgrenze. Es ist klar, dass die Wirkung der Wasserstoffzugabe
darin besteht, die hohe Streckungs-Verlöschgrenze zu erhöhen und die Strahlungsgrenze zu verringern, wodurch der brennbare Bereich erheblich erweitert wird.

2.3 Effekte der intrinsischen Flammeninstabilität
Im vorherigen Abschnitt wurde die Arbeit von Darrieus [28] und Landau [29] vorgestellt, die die Flamme als eine Dichtediskontinuität behandelten, die sich mit
konstanter Geschwindigkeit ausbreitet, und fanden, dass die planare Konfiguration
bedingungslos instabil ist. Dieser Effekt, bekannt als Darrieus-Landau (DL) oder
hydrodynamische Instabilität, wurde als Folge der Strömungsausdehnung über
die Flamme erkannt. Genauer gesagt erfährt die flammennormale Strömungsgeschwindigkeit eine Beschleunigung, die

ub − uu = (σ − 1)SL ,

(5)

entspricht, wobei ub und uu die verbrannten und frischen Gasgeschwindigkeiten
sind. Ausgangspunkt für die Instabilität ist eine planare Flamme, die in einer
horizontalen Strömung stabilisiert ist uu = SL, wie in Abb. 11 als gestrichelte Linie
dargestellt. Eine kleine Flammenstörung mit einer Wellenlänge  zur Flamme
hinzuzufügen, wie in Abb. 11 als durchgezogene Linie gezeigt, führt zur Verschmelzung oder Divergenz der Stromlinien, da die tangentiale Komponente der
Strömungsgeschwindigkeit durch die Flamme hindurch erhalten bleibt, während

P. E. Lapenna et al.

122
Abb. 11 Der
Darrieus-LandauInstabilitätsmechanismus
Verbranntes Gas

Frisches Gas

die normale Komponente zunimmt. Dies führt zu einer lokalen Beschleunigung
oder Verzögerung der Flamme und damit zur bedingungslosen Verstärkung der
Flammenstörung für jede .
Wie im vorherigen Abschnitt erwähnt, führte die Beobachtung, dass planare
Laborflammen tatsächlich stabilisiert werden können, zumindest für kurze
Störungswellenlängen , Markstein [30] dazu, eine phänomenologische Abhängigkeit der Flammengeschwindigkeit von der lokalen Flammenkrümmung einzuführen, die den hydrodynamischen Effekt bei ausreichend hohen Krümmungen
effektiv entgegenwirkt. Die Stabilisierung erfolgt, sofern die effektive Lewis-Zahl
des Gemisches Le höher als ein kritischer Wert Le0 (etwas kleiner als eins) ist.
Der Ursprung dieses thermodiffusiven Effekts ist unabhängig von der thermischen
Ausdehnung und wird später ausführlicher besprochen. Wenn andererseits die
Lewis-Zahl des Gemisches niedriger ist als Le0, wie es bei mageren Wasserstoff/
Luft-Gemischen der Fall ist, wird der thermodiffusive Effekt destabilisierend
und wirkt synergistisch mit dem hydrodynamischen Effekt. In diesem Fall wird
die Flamme als thermodiffusiv instabil bezeichnet und die planare Flamme zeigt
eine Instabilität gegenüber einem breiten Spektrum von Wellenzahlen bis hin zu
sehr kleinen Störungswellenlängen. Nur bei extrem kleinen Wellenlängen wird
die planare Flamme durch einen diffusen Mechanismus wieder stabil, wie später
behandelt wird. Die thermodiffusive Instabilität kann sowohl auf die Flammenstruktur und damit auf die lokalen Flammengeschwindigkeiten als auch auf die
Flammenoberfläche einen enormen Einfluss haben. Beide Aspekte können die Verbrauchsgeschwindigkeiten erheblich erhöhen, wie in den folgenden Abschnitten
ausführlicher besprochen wird.

3 Intrinsische Flammeninstabilitäten: Theorie
Eine Vielzahl analytischer perturbativer Studien hat sich auf intrinsische
Flammeninstabilitäten unter Verwendung unterschiedlicher Grade vereinfachender
Annahmen konzentriert. Thermodiffusive Effekte wurden beispielsweise unter

Laminare Wasserstoffflammen

123

der Annahme konstanter Dichte untersucht [7, 47], während die gekoppelten
Effekte sowohl thermodiffusiver als auch hydrodynamischer Instabilitäten unter
der Annahme endlicher thermischer Ausdehnung untersucht wurden [31, 32, 34,
41], obwohl die Charakterisierung der Stabilisierung kleiner Wellenlängen für
Le < Le0 in diesem allgemeinen Kontext noch fehlt. Andererseits wurde unter
der Annahme kleiner thermischer Ausdehnung ein allgemeines Flammenmodell,
das sowohl für thermodiffusiv stabile als auch instabile Flammen gültig ist, von
Sivashinsky [48] aus den ersten Prinzipien abgeleitet. Ein solches schwach nichtlineares Modell, obwohl eher vereinfacht, behält sowohl hydrodynamische als
auch thermodiffusive Effekte sowie die Stabilisierung kleiner Wellenlängen
bei und ist daher sehr nützlich, um die Stabilitätseigenschaften vorgemischter
Flammen zu verallgemeinern. Im folgenden Abschnitt werden wir ein äquivalentes
Modell vorstellen, das weniger rigoros unter Verwendung einer phänomenologischen Flammengeschwindigkeitsrelation abgeleitet wurde.

3.1 Ein schwach nichtlineares Modell für die Flamme
Wir identifizieren die Flamme als eine gasdynamische Diskontinuität, die durch
das Nullniveau F(x, y, t) = 0 eines zweidimensionalen zeitabhängigen Skalarfeldes F dargestellt wird, das die verbrannten Gase (F > 0) von dem frischen
Gemisch (F < 0) trennt, wie in Abb. 12. Das Flammennormal, das zu den verbrannten Gasen zeigt, ist daher n = ∇F/|∇F|. Für ein schwach gestörtes Blatt
können wir annehmen F(x, y, t) = y − f (x, t), wobei f(x, t) eine einwertige
Funktion ist, die die Flammenstörung darstellt.
Die Flamme entwickelt sich im Laufe der Zeit gemäß Ft + Vf · ∇F = 0, wobei
der Index t, x oder y die Differenzierung in Bezug auf die unabhängige Variable
bezeichnet und Vf die absolute lokale Geschwindigkeit der Flamme im Laborflammenraum ist. Durch die Einführung der lokalen Flammengeschwindigkeit Sf
als die flammennormale Komponente der unverbrannten Gase u = (u, v)T (d. h.
bei F = 0−) relativ zur sich bewegenden Front

Sf = (u − Vf ) · n,

(6)

kann die Frontentwicklungsgleichung umgeschrieben werden als

Ft + u · ∇F = Sf |∇F|,

Abb. 12 Eine vorgemischte
Flamme als gasdynamische
Diskontinuität

(7)

P. E. Lapenna et al.

124

was dem entspricht

ft + ufx − v = −Sf (1 + fx2 )1/2 .

(8)

Wir nehmen an, dass das Verhältnis der Dichte von unverbrannt zu verbrannt σ von
der Größenordnung eins ist, sodass σ − 1 ≪ 1. Das Flammenblatt wird als eine
Störung der Größenordnung (σ − 1) der planaren Front angenommen, die sich
entlang der negativen y-Richtung mit konstanter Geschwindigkeit SL ausbreitet,
sodass f (x, t) = SL t + (σ − 1)φ(x, y), wobei φ die skalierte Störung ist. Wenn
sich die Flamme über eine Zeit τ = (σ − 1)t entwickelt, dann wird die induzierte
Geschwindigkeit skalieren wie u ∼ (σ − 1)2 U und v ∼ (σ − 1)2 V , wobei U und
V skalierte Geschwindigkeiten der Größenordnung eins sind. Die Substitution
in Gl. (8), die Taylor-Entwicklung der Quadratwurzel und das Vernachlässigen
höherer Ordnungen ergibt



−SL + (σ − 1)2 φτ − (σ − 1)2 V = Sf 1 + (1/2)(σ − 1)2 φx2 .

(9)

Sf = SL − LSL (σ − 1)φxx ,

(10)

An diesem Punkt kann man ein Modell für die lokale Flammengeschwindigkeit Sf einführen. Markstein [30] schlug ursprünglich ein phänomenologisches
Modell vor, das eine Abhängigkeit der Flammengeschwindigkeit von der lokalen
Flammenkrümmung Sf = SL − Lκ einführt, wobei im vorliegenden Kontext
die Krümmung κ = −∇ · n ist. Wie bereits erwähnt, leiteten spätere rigorose
asymptotische Studien [31–34] (anstatt phänomenologisch anzunehmen) den
linearen Ausdruck Gl. (3) her, der die Flammengeschwindigkeit Sf mit der lokalen
Streckungsrate in Beziehung setzt K [32]. Im vorliegenden Kontext, unter der
Annahme, dass die Auswirkungen der Streckung KS aufgrund des schwach
gestörten induzierten Flusses vernachlässigbar sind, können wir das Flammengeschwindigkeitsmodell
annehmen, das bei Substitution in Gl. (9) die sogenannte Michelson-SivashinskyGleichung ergibt
LS L
1
φxx − V = 0.
φτ + SL φx2 −
2
(σ − 1)

(11)

In dieser Gleichung ist die axiale Komponente V der Geschwindigkeit vor der
Flamme noch unbekannt, kann aber durch Lösung der linearisierten EulerGleichungen zusammen mit den Rankine-Hugoniot-Sprungbeziehungen für
Geschwindigkeit und Druck über die gestörte Front bestimmt werden. Es kann
gezeigt werden [48], dass V = (1/2)SL I{φ}, wobei I{φ} die nicht-lokale HilbertTransformation ist

1
I{φ} =
2π

ˆ∞ ˆ∞
−∞ −∞

|k|eik(x−ξ ) φ(ξ , τ )dkdξ ,

(12)

Laminare Wasserstoffflammen

125

die einer Multiplikation mit |k| im Fourier-Raum entspricht. Die MichelsonSivashinsky-Gleichung, Gl. (11), ist daher eine Integro-Differentialgleichung, die
in nicht-dimensionalen Begriffen unter Verwendung der Flammendicke ℓD als
Längeneinheit und SL als Geschwindigkeitseinheit lautet
M
1
1
φxx − I{φ} = 0,
φτ + φx2 −
2
σ −1
2

(13)

wobei M = L/ℓD die Markstein-Zahl ist. Hier und im Folgenden beziehen sich die
Symbole auf nicht-dimensionale Größen. In Gl. (13) ist der zweite Term auf der
LHS ein nichtlinearer Term, der die normale Frontausbreitung darstellt, der dritte
Term stellt die thermodiffusive Modulation der lokalen Flammengeschwindigkeit
dar, während der vierte Term den destabilisierenden Effekt der thermischen Ausdehnung über die Flamme (die Darrieus-Landau-Instabilität) darstellt. Unter der
Annahme einer harmonischen Flammenstörung φ = Aeikx+ωτ ergibt Gl. (13) die
nicht-dimensionale Dispersionsrelation, die die Wachstumsrate ω der Störung der
Wellenzahl k als

ω=k−

M

σ −1

k2.

(14)

Hier entspricht der lineare Term dem Effekt der thermischen Ausdehnung, der
für alle Wellenzahlen destabilisierend ist, während der zweite quadratische Term
den thermodiffusiven Effekt darstellt, der mit dem korrigierenden Flammengeschwindigkeitsterm in Gl. (10) proportional zur Flammenkrümmung
zusammenhängt. Unter der Annahme einer harmonischen Störung der Wellenlänge und Amplitude in der Größenordnung der Flammendicke ℓD, ist dieser
letztere Term proportional zu (σ − 1)(L/ℓD )(ℓD /)2 und ist daher vernachlässigbar, wenn  ≫ ℓD, wenn hydrodynamische Effekte dominieren, während er bei
kleineren Wellenlängen relevant wird. Insbesondere ist der Term stabilisierend
für M > 0, während er destabilisierend wird, wenn M < 0. Die verallgemeinerte
hydrodynamische Theorie [40, 41] liefert eine elaboriertere Dispersionsrelation
und einen analytischen Ausdruck für M, eingeführt als Gl. (4). Im Allgemeinen
werden thermodiffusive Effekte destabilisierend für Le < Le0  1 oder äquivalent für L < L0  0, was eine typische Situation für magere Wasserstoff/LuftGemische ist.
Aus physikalischer Sicht kann die thermodiffusive Instabilität in Bezug auf
transversale Wärme- und Reaktantdiffusionsströmen verstanden werden, die
in einer gekrümmten Flamme wirken, wie von Clavin und Searby [49] erklärt.
Wenn die Flamme gekrümmt ist, können die normal zur Flammenoberfläche
wirkenden Diffusionsflüsse in einen transversalen und einen longitudinalen Fluss
zerlegt werden. Während die longitudinalen Flüsse für die Struktur der Vorwärmzone in Bezug auf Temperatur- und Reaktantenprofile verantwortlich sind,
wachsen die transversalen Flüsse, die in einer planaren Flamme eindeutig fehlen,
mit der Flammenkrümmung, wie ℓD / zunimmt, und bestimmen heißere/kühlere
Reaktionszonen, wie in Abb. 13 illustriert (beachten Sie, dass die Reaktionszone
im Grenzfall hoher Aktivierungsenergie weit kleiner ist als die Vorwärmzone). In

P. E. Lapenna et al.

126

Verbranntes
Gas

Frisches
Gas

Reaktions
zone

Transversaler
Wärmestrom

Transversaler
Wärmestrom

Transversaler Fluss
von frischen Reaktanten

Transversaler Fluss
von frischen Reaktanten

Es herrscht Hitze:
Flamme ist schneller

Es herrscht Abkühlung:
Flamme ist langsamer

(Thermodiffusiv stabil)

(Thermodiffusiv instabil)

Abb. 13 Skizze des thermodiffusiven Mechanismus. Links: Stabiler Fall (Le > Le0); rechts:
instabiler Fall (Le < Le0)

dem Teil der Flamme, der konvex zur frischen Mischung ist, neigt der transversale
Wärmefluss dazu, die Reaktionszone durch Wärmeentzug zu kühlen, während der
transversale Fluss frischer Reaktanten den gegenteiligen Effekt haben wird, indem
er die Reaktionszone auffüllt. Wie bereits erwähnt, überwiegt je nach Lewis-Zahl
einer der beiden Effekte. Insbesondere bei Le < Le0 wird die Reaktionszone
durch frische Reaktanten effektiver aufgefüllt, als sie Wärme verliert, wodurch
die Flammengeschwindigkeit lokal erhöht wird, was wiederum die Amplitude der
Störung erhöht und zu einer Instabilität führt.
Der thermodiffusive Mechanismus, obwohl er für eine ausreichend kleine
Störungswellenlänge aktiviert wird, kann nicht unbegrenzt wachsen, wenn die Wellenlänge weiter abnimmt. Insbesondere für  < ℓD wird der thermodiffusive Mechanismus durch die zunehmenden lokalen transversalen Wärme- und Reaktantiengradienten
unwirksam, die die transversale Wärmeleitung und Reaktantiendiffusion begünstigen
und somit die Flammenstörung dämpfen, unabhängig von der Lewis-Zahl, wie
schematisch in Abb. 14 gezeigt. Transversale Flüsse frischer Reaktantien werden
ebenfalls unwirksam sein, um die Reaktionszone wieder aufzufüllen, wodurch der
thermodiffusive Mechanismus effektiv deaktiviert wird.
Der stabilisierende Mechanismus, der bei sehr niedriger Störungswellenlänge
dominant wird, kann berücksichtigt werden, indem ein Term hinzugefügt wird, der
unabhängig vom Vorzeichen der Markstein-Länge oder sogar wenn die MarksteinLänge null ist, den thermodiffusiven Term im Flammengeschwindigkeitsmodell
Eq. (10) entgegenwirkt und somit ein verallgemeinertes Markstein-Modell ergibt.
Eine mögliche Form eines solchen Modells lautet

Sf = SL − LSL (σ − 1)φxx + L2S ℓD SL (σ − 1)φxxxx .

(15)

In diesem Modell wurde eine neue Längenskala eingeführt, nämlich LS, die höhere
Ordnungseffekte der Krümmung moduliert und eine ähnliche Rolle spielt wie die
Markstein-Länge für die Krümmung. Prinzipiell könnte LS eine Funktion von L

Laminare Wasserstoffflammen

127

Transversale
Wärmeleitung

Transversale
Reaktandiffusion

Abb. 14 Transversaler Leitungs-/Diffusionsstabilisierungsmechanismus für sehr niedrige
Störungswellenlänge  < ℓD

sein, vorausgesetzt, sie bleibt ungleich null, selbst wenn L = 0, was darauf hinweist, dass der stabilisierende Mechanismus bei kleinen Skalen immer aktiv ist.
Beachten Sie, dass für harmonische Störungen φxx und φxxxx entgegengesetztes
Vorzeichen haben, sodass der dritte stabilisierende Term auf der rechten Seite
dasselbe (entgegengesetzte) Vorzeichen wie der zweite Term nur dann hat, wenn
letzterer stabilisierend (destabilisierend) ist. Im linearen Regime ist der dritte
stabilisierende Term proportional zu (σ − 1)(LS /ℓD )2 (ℓD /)4 und dominiert
daher nur bei sehr kleinen Werten von . Die entsprechende dimensionslose Entwicklungsgleichung lautet

γ2
1
M
φxx +
φxxxx − V = 0,
φτ + φx2 −
2
(σ − 1)
(σ − 1)

(16)

wo γ = LS /ℓD.
Es ist erwähnenswert, dass das Zusammenspiel des destabilisierenden
thermodiffusiven Terms und des kleinen Wellenlängenstabilisierungsmechanismus, der durch den dritten Term in Eq. (15) dargestellt wird, wahrscheinlich für
die typische unruhige Natur der thermodiffusiven Instabilitäten im nichtlinearen
Regime verantwortlich ist, die später in Abschn. 5.2 beschrieben wird. Während
der destabilisierende Term die lokale Flammenkrümmung erhöht und die
Störungswellenlänge verringert, wird bei einer ausreichend kleinen Wellenlänge
auch der stabilisierende Mechanismus ausgelöst, der den gegenteiligen Effekt
hat, die Flamme zu glätten und somit die lokale Krümmung zu verringern, was
zu einem unruhigen, scheinbar chaotischen Wettbewerb zwischen den beiden
Effekten führt.

P. E. Lapenna et al.

128
Abb. 15 Dispersionsrelation
Gleichung (17), die den
stabilisierenden Effekt bei
hohen Wellenzahlen zeigt

Die Dispersionsrelation, die der Gleichung (16) entspricht, lautet

ω=k−

M

σ −1

k2 −

γ2 4
k ,
σ −1

(17)

welche qualitativ in Abb. 15 dargestellt ist. Bei kleinen Störwellenzahlen (lange
Wellenlänge) (Punkt A) dominieren hydrodynamische Effekte (∼k ) über
stabilisierende thermodiffusive Effekte (∼k 2). Bei größeren Wellenzahlen (Punkt
B) dominieren stabilisierende thermodiffusive Effekte über destabilisierende
hydrodynamische Effekte. Wenn diffusive Effekte destabilisierend sind (Punkt C),
wirken sie synergistisch mit den destabilisierenden hydrodynamischen Effekten.
Bei sehr großen Störwellenzahlen (Punkt D) können stabilisierende laterale
Wärme- und Massendiffusionen unabhängig von der Lewis-Zahl dominierend
über thermodiffusive Effekte werden.
Das verallgemeinerte, schwach nichtlineare Modell, das durch eine Entwicklungsgleichung vom Typ Gl. (16) gegeben ist, stellt eine recht effektive
Darstellung der zugrunde liegenden physikalischen Mechanismen dar, die die
intrinsische Instabilität vorgemischter Flammen bestimmen. Eine wichtige
Schlussfolgerung aus dieser Gleichung ist, dass die Instabilitäten bis zum schwach
nichtlinearen Regime nur durch zwei Parameter bestimmt werden, das Dichteverhältnis σ und die Markstein-Zahl M, wobei letztere hauptsächlich von σ , der
Zeldovich-Zahl Ze und der effektiven Lewis-Zahl Le abhängt. Tatsächlich ändert
die Verwendung vollständigerer nichtlinearer Modelle, die frei von bestimmten
asymptotischen Annahmen sind, nichts an der Essenz solcher Mechanismen. Ein
Beispiel hierfür ist die Verwendung der vollständigen Navier-Stokes-Gleichungen
im Low-Mach-Limit mit Temperatur- und Mangelreaktantentransport [51, 52],
wobei eine planare Flamme harmonisch gestört und die Amplitudenwachstumsrate überwacht wird, was zu den in Abb. 16 dargestellten numerischen Dispersionsrelationen führt. Ähnlich wie in Abb. 15 wird bei sinkender Lewis-Zahl
die destabilisierende Wirkung thermodiffusiver Effekte bei niedrigen Wellenzahlen
zusammen mit dem stabilisierenden Mechanismus bei kleinen Wellenlängen deutlich. Detaillierte Chemie-Modelle können ebenfalls verwendet werden, was zu
Dispersionsrelationen für jeden Brennstoff oder Brennstoffgemisch bei variablem
Äquivalenzverhältnis und Druck führt [53, 54], wie in Abschn. 5.1 diskutiert wird.

Laminare Wasserstoffflammen
Abb. 16 Numerische
Dispersionsrelationen,
abgeleitet aus einem
vollständig nichtlinearen,
Low-Mach-,
Mangelreaktantenmodell.
Nachgedruckt aus Ref. [50].

129

,
,

,

,

,

Offensichtlich werden komplexere Flammengeschwindigkeitsmodelle als Gl. (15)
gelten, die die Streckungsrate und höhere Differentialoperatoren umfassen, die aus
der Streckungsrate selbst abgeleitet sind.

3.2 Alternative Ansätze für intrinsische
Flammeninstabilitäten
Im Kontext strengerer perturbativer Ansätze entwickelten Matalon und
Matkowsky [32] ein vollständig nichtlineares hydrodynamisches Modell für die
Flamme, und Matalon et al. [41] leiteten eine umfassende Dispersionsrelation ab,
die die Effekte der Stöchiometrie, temperaturabhängiger Transportkoeffizienten
und Reaktionsordnungen einschließt, welche in dimensionsloser Form lautet

ω = ωDL k − δ[B1 + Ze(Le − 1)B2 + PrB3 ]k 2 .

(18)

Hier können die Ausdrücke für ωDL und B1,2,3 in [41] gefunden werden und
δ = ℓD /L ist die mit der hydrodynamischen Längenskala L normalisierte
Flammendicke. Beachten Sie, dass die Dispersionsrelation bis zum quadratischen
Term abgeleitet wurde, während höhere stabilisierende Terme im Kontext der
hydrodynamischen Theorie noch unbestimmt sind. Eine kritische Lewis-Zahl
Le0 kann ebenfalls aus Gl. (18) abgeleitet werden, als der Wert, bei dem der
diffusive Koeffizient des quadratischen Terms das Vorzeichen wechselt und somit
destabilisierend wird. Dies führt zu Le0 = 1 − (B1 + PrB3 )/ZeB2, was ein Wert
ist, der etwas kleiner als eins ist. Daher können Mischungen, die Le < Le0 aufweisen, potenziell thermodiffusive Instabilitäten zeigen. Durch die Definition des
Parameters ε = (Le0 − Le)/(1 − Le0 ) werden thermodiffusive Instabilitäten nur
für Mischungen möglich sein, für die ε > 0 gilt. Creta et al. [12] schätzten Le0
für mehrere brennbare Mischungen und stellten sie auf einer (1 − σ , ε) -Ebene für
variable Äquivalenzverhältnisse dar. Abb. 17 zeigt, wie erwartet, dass nur magere
Wasserstoffmischungen sowie stark wasserstoffangereicherte Propanmischungen
die ε > 0 -Zone erreichen und thermodiffusive Instabilitäten zeigen können.
Sivashinsky [7] stellte auch eine Dispersionsrelation in einer alternativen Form
zu Gl. (17) bereit, die in einer impliziten Form erscheint, welche den Vorteil hat,
höhere Ordnungen einzuschließen, obwohl die Form der Terme der einzelnen

P. E. Lapenna et al.

130
,
,
,
,
,
,

,
,
,
,

,

,

,

,

,

,

Abb. 17 Brennbare Mischungen bei variablem Äquivalenzverhältnis auf der (1 − σ , ε) -Ebene.
Details finden sich in [12], aus der die Abbildung adaptiert ist. Ebenfalls dargestellt, in fett roten
Symbolen, sind laminar DNS-Simulationen aus der Literatur: Kreise [55]; Rauten [11]; Dreiecke [56]; Quadrate [12]

Ordnungen nicht explizit angegeben ist. Sie basiert auf einer rigorosen Analyse
der grundlegenden Gleichungen unter der Annahme eines vernachlässigbaren
Dichtesprungs über die Flamme. Diese Dispersionsrelation ergibt

0=

(Le − q)(p − r) Ze
,
−
Le − q + p − 1
2

wobei die Terme q, p, r wie folgt gegeben sind



1
p = 1 + 1 + 4(ω + k 2 ) ,
2




Le
4(ωLe + k 2 )
q=
1+ 1+
,
2
Le2
r=




1
1 − 1 + 4(ω + k 2 ) .
2

(19)

(20)

(21)

(22)

Beachten Sie, dass die hydrodynamische Instabilität in Gl. (19) nicht berücksichtigt wird, da der Dichtesprung in dieser Herleitung vernachlässigt wird.
Während diese implizite Dispersionsrelation eine andere funktionale Form als die
heuristisch abgeleitete Dispersionsrelation in Gl. (17) hat, zeigte Sivashinsky [57],
dass Gl. (19) dasselbe qualitative Verhalten wie die vierte Ordnung Polynomfunktion in Gl. (17) aufweist, z. B. zu einer Stabilisierung bei hohen Wellenzahlen
unabhängig von der Lewis-Zahl führt. Insbesondere zeigte Sivashinsky [57], dass
für Le ≈ Le0, die implizite Formulierung in Gl. (19) eine vierte Ordnung Polynomfunktion ähnlich der Gl. (17) ergibt mit γ 2 = 4, sodass in dieser Herleitung
der Koeffizient des vierten Ordnungsterms keine Abhängigkeit von der MarksteinZahl aufweist.

Laminare Wasserstoffflammen

131

4 Intrinsische Flammeninstabilitäten: Experimentelle
Beobachtungen
4.1 Sphärische Flammen
Jede grundlegende Flammenkonfiguration, sei es eine stationäre planare Flamme
oder eine expandierende sphärische Flamme, ist einer analytischen linearen
Stabilitätsanalyse zugänglich. Wie bereits besprochen, ergibt dies letztendlich eine Dispersionsrelation, die die Wachstumsrate einer kleinen Amplitudenharmonischen Störung der Grundkonfiguration mit der Störungswellenzahl in
Beziehung setzt, gegeben eine Reihe von Betriebsparametern wie Le, Ze, Pr, σ
und Druck. Wenn die Wachstumsrate für einen Bereich von Wellenzahlen positiv
ist, dann ist die Flamme intrinsisch instabil und die Amplitude solcher Störungswellenzahlen wird voraussichtlich wachsen und letztendlich eine nichtlineare
Phase erreichen, in der die Flamme eine Form von Oberflächenfalten aufweist.
Diese Faltenbildung im nichtlinearen Regime führt zu komplexen Flammenoberflächenstrukturen, die in Experimenten tatsächlich beobachtet werden, wie zum
Beispiel bei den sphärisch expandierenden Flammen in Abb. 1.
Die lineare Stabilitätsanalyse, die auf sphärisch expandierende Flammen
angewendet wird [58], hat gezeigt, dass mit der Expansion der Flamme die
Wachstums-/Abklingrate der Amplitude A relativ zum Radius R(t) einer Oberflächenstörung der Wellenzahl n durch



1 dA
ℓD
Ṙ
=
ωDL − � ,
A dt
R
R

(23)

gegeben ist, wobei ωDL den Effekt der thermischen Expansion und  den Effekt
der (thermischen, molekularen, viskosen) Diffusion darstellt. Während genaue
Ausdrücke in [58] gefunden werden können, wird für realistische Werte der
thermischen Expansion σωDL immer als positiv befunden, was den Effekt der
thermischen Expansion immer destabilisierend macht. Andererseits kann eine
sphärische Flamme stabil gemacht werden, wenn � > 0 (d. h. Le > Le0). In
diesem Fall treten hydrodynamische Instabilitäten nur bei ausreichend großen
Flammenradien auf. Andererseits zeigen thermodiffusiv instabile Flammen
(Le < Le0), wie magere Wasserstoffflammen, � < 0 und somit eine positive
Störungswachstumsrate bereits in den sehr frühen Stadien der Expansion. Dies
wird durch sphärisch expandierende Flammenexperimente wie das in Abb. 1 dargestellte bestätigt, bei dem die magere Wasserstoffflamme kurz nach der Zündung
Faltenbildung zeigt. Wenn ein ähnliches Experiment mit einem fetten Wasserstoffgemisch wiederholt würde (siehe z. B. die von Law überprüften Experimente
[59]), das thermodiffusiv stabil ist, würde die sphärisch expandierende Flamme
für eine viel längere Expansionszeit glatt und ohne Oberflächenfalten erscheinen,
obwohl Falten, wie erwähnt, im Allgemeinen über einen kritischen Radius

P. E. Lapenna et al.

132

hinaus auftreten. Tatsächlich wird festgestellt, dass die Flammenkrümmung
eine stabilisierende Wirkung auf die sphärisch expandierende Flamme hat [58].
Daher nehmen die stabilisierenden thermodiffusiven Effekte mit zunehmendem
Flammenradius ab, bis die Flamme hydrodynamisch instabil wird und schließlich
aufgrund des Darrieus-Landau-Mechanismus Faltenbildung zeigt. In den von
Law überprüften Experimenten [59] kann man sehen, dass sich Kohlenwasserstoffgemische gegensätzlich verhalten. Magere Gemische sind thermodiffusiv
stabil und zeigen hydrodynamische Instabilitäten nach einem kritischen Radius,
während fette Gemische bereits in den sehr frühen Stadien der Ausbreitung
Faltenbildung zeigen. Darüber hinaus tritt bei erhöhtem Druck eine solche hydrodynamische Faltenbildung in früheren Stadien der Expansion auf. Der Grund
für den Druckeffekt ist, dass die Flammendicke abnimmt und die Krümmungsstabilisierung weniger effektiv wird. Dies kann in Abb. 18 beobachtet werden,
die stöchiometrische sphärische Wasserstoff/Luft-Flammen bei steigendem Druck
zeigt [20]. Während die Flamme thermodiffusiv stabil zu sein scheint, zeigt sie
bei höherem Druck einen frühen Stabilitätsverlust aufgrund hydrodynamischer
Effekte.

,

,

,

Abb. 18 Sphärische Wasserstoff/Luft-Flammen; φ = 1,0, Anfangstemperatur 373 K. Nachgedruckt aus Ref. [20]

Laminare Wasserstoffflammen

133

4.2 Hele-Shaw-Zellen
Intrinsische Instabilitäten von Wasserstoffflammen können weiter in Hele-ShawZellen beobachtet werden, in denen sich Flammen zwischen zwei parallelen Glasoder Acrylplatten ausbreiten, die durch einen schmalen Spalt getrennt sind, der
weit kleiner ist als die Abmessungen in der Ebene. Die resultierende Konfiguration
ergibt eine quasi zweidimensionale Flamme, vorausgesetzt, der Spalt ist groß
genug, um ein Erlöschen der Flamme aufgrund von Wärmeverlusten an die Wände
zu vermeiden. Zusätzlich zu hydrodynamischen und thermodiffusiven Instabilitäten kann diese Konfiguration prinzipiell auch auftriebsbedingte und SaffmanTaylor-Instabilitäten fördern. Letztere treten auf, wenn eine weniger viskose
Flüssigkeit von einer viskoseren Flüssigkeit verdrängt wird, was bei sich ausbreitenden Flammen immer der Fall ist, da die Viskosität mit der Temperatur in
den verbrannten Produkten abnimmt. Der Effekt der Saffman-Taylor-Instabilitäten
kann reduziert werden, wenn der Abstand zwischen den parallelen Platten ausreichend groß ist [18]. Abb. 19 zeigt Sequenzen von horizontal ausbreitenden
Flammen in einer Hele-Shaw-Zelle [18]. Insbesondere zeigt Abb. 19a ein reichhaltiges H2–O2–N2-Gemisch, bei dem der limitierende Reaktant Sauerstoff ist und
das entsprechende effektive Le ≈ 1,6. Die Flamme wird durch drei elektrische
Funken gezündet und breitet sich isobarisch von der oberen offenen Grenze zur
unteren geschlossenen Grenze aus. Die Flamme zeigt großflächige Spitzen,
die typisch für hydrodynamische Instabilität sind, ohne thermodiffusive kleinräumige Faltenbildung aufgrund der hohen Lewis-Zahl. Im Gegensatz dazu zeigt
Abb. 19b ein mageres H2–O2–N2-Gemisch, bei dem Wasserstoff die limitierende
Komponente ist und für das Le ≈ 0,34. Thermodiffusive Instabilitäten sind deutlich sichtbar als kleinräumige Faltenbildung, die auf großflächige Flammenfinger überlagert ist, die in Richtung des frischen Gemisches ragen. Insbesondere
sind kleine Extinktionszonen aufgrund diffusionsbedingten Brennstoffmangels
sichtbar, wo die Flamme konkav zum frischen Gas ist. Im Gegensatz dazu
zeigen hellere Zonen, wo die Flamme konvex zum frischen Gas ist, eine höhere
Reaktivität aufgrund einer effektiveren Brennstoffzufuhr zur Reaktionszone.
Eine quantitative und qualitative Analyse der morphologischen Merkmale von
Wasserstoffflammen wird in einem späteren Abschnitt gegeben, in dem direkte
numerische Simulationen solcher Flammen illustriert werden.

5 Intrinsische Flammeninstabilitäten: Simulationen
In diesem Abschnitt wird die Neigung von laminar brennenden Wasserstoff/LuftFlammen zur Bildung intrinsischer Flammeninstabilitäten anhand von Ergebnissen
aus direkten numerischen Simulationen (DNS) diskutiert. In DNS werden die
reagierenden Navier-Stokes-Gleichungen direkt zusammen mit Temperatur- und
Speziemassenbruchgleichungen unter Verwendung eines detaillierten chemischen

134

P. E. Lapenna et al.

Abb. 19 Sequenzen von Bildern propagierender Flammen in einer Hele-Shaw-Zelle. Panel (a)
Reiches H 2 –O 2 –N 2 Mischung (Le ≈ 1,6). Panel (b) Magere H 2 –O 2 –N 2 Mischung (Le ≈ 0,34).
Nachgedruckt aus Ref. [18]

Mechanismus gelöst, sodass Annahmen zur Reduktion chemischer Mechanismen
vermieden werden und eine rigorose Analyse verfolgt werden kann. Insbesondere
werden zwei charakteristische Regime der Flammenentwicklung bewertet:
das lineare und das nichtlineare Regime. Ersteres bezieht sich auf schwach
gestörte Flammenfronten und ermöglicht einen Vergleich mit theoretischen
Modellen, während das nichtlineare Regime stark gewellte Flammenfronten mit
hohen Streckungsraten darstellt, die das Langzeitverhalten solcher Flammen
repräsentieren. In diesem Kapitel werden die folgenden Schlüsselbotschaften
bezüglich thermodiffusiver Instabilitäten in Wasserstoff/Luft-Flammen diskutiert:
• Intrinsische Instabilitäten können die Flammenverbrauchsgeschwindigkeit im
Vergleich zur laminaren, ungestreckten Brenngeschwindigkeit aufgrund von
Flammenfalten und Effekten auf die lokale Flammenausbreitung erheblich
erhöhen
• Die derzeitigen theoretischen Modelle bieten keine quantitativ genaue
Beschreibung von Wasserstoff/Luft-Flammen
• Intrinsische Instabilitäten sind dominant für magere Gemische, niedrige
Temperaturen und hohen Druck.
Hier werden wir kurz den Stand der Technik in den folgenden Abschnitten überprüfen. Als Beispiel für Ergebnisse und Analysen von Simulationen sowohl im

Laminare Wasserstoffflammen

135

linearen als auch im nichtlinearen Wachstumsregime der Instabilität werden wir
die Arbeit von Berger et al. [16, 60] ausführlicher diskutieren. Zuerst werden
wir das numerische Setup und die Simulationsdomänen dieser Simulationen
beschreiben. Dann werden wir uns in zwei separaten Unterabschnitten auf
die Literaturübersicht und Analyse in den linearen und nichtlinearen Regimen
konzentrieren.
Die Simulationsdomänen und Schnappschüsse von zwei Flammen im linearen
und nichtlinearen Regime der Studie von Berger et al. [16, 60] sind in Abb. 20
dargestellt. In beiden Regimen bewegen sich die Flammen von oben nach unten,
sodass ein Einlass und ein Auslass am unteren bzw. oberen Rand der Domäne
platziert sind. Periodische Randbedingungen wurden in lateraler Richtung
angewendet. Der Schnappschuss des linearen Regimes zeigt eine Flamme, die
durch eine harmonische Verschiebung schwach gestört ist, und der Schnappschuss
des nichtlinearen Regimes zeigt die charakteristischen Merkmale thermodiffusiv
instabiler Flammen auf langen Zeitskalen, bei denen die Bildung chaotischer
inharmonischer kleiner zellulärer Strukturen und großer fingerartiger Strukturen
sichtbar ist. Eine großflächige Flammenfingerstruktur wird durch das rechteckige
Kästchen hervorgehoben. Solche Merkmale können mit dem experimentellen Bild
in Abb. 19b verglichen werden.
Insbesondere weisen beide Arten von Simulationen die gleiche numerische
Konfiguration auf und unterscheiden sich nur in Bezug auf Auflösung,
Simulationslaufzeit und Domänenbreite. Im linearen Regime wird nur die anfängliche Entwicklung einer harmonisch gestörten planaren Flammenfront analysiert,
wobei „anfänglich“ als die Dauer definiert ist, für die die Störungsamplitude ihre
harmonische Form beibehält, während sie wächst oder schrumpft. Dieses Verhalten wird nur bei ausreichend kleinen Störungsamplituden beobachtet, sodass
hohe Auflösungen in Bezug auf die Flammendicke erforderlich sind. Das nichtlineare Regime ist durch die langfristige Entwicklung solcher Flammen gekennzeichnet, die starke Wellen aufweisen, die erheblich von einer harmonischen
Form abweichen. Da das nichtlineare Regime ein viel reichhaltigeres Spektrum
charakteristischer Flammenfrontmuster aufweist, z. B. kleine und großflächige
Strukturen, ist eine deutlich größere Rechendomäne erforderlich, um das gesamte
Spektrum der Muster zu erfassen. Für weitere Details zu den Netzauflösungen
und Domänengrößen wird der Leser auf die Arbeit von Berger et al. [16, 60] verwiesen.

5.1 Das lineare Regime
Die Simulationen im linearen Regime stellen eine rechnerische Stabilitätsanalyse einer planaren Flammenfront dar. Dafür ist es entscheidend, dass die anfänglich auferlegte Störungsamplitude ausreichend klein ist, sodass die anfängliche
Störung ein exponentielles Wachstum/Reduktion der Form

P. E. Lapenna et al.

136

(a) Lineares Regime

Schwache Störung

,

,

,

Temperatur [K]

(b) Nicht-lineares Regime

Abb. 20 a Simulationsdomäne und Schnappschuss des Temperaturfeldes für eine schwach
gestörte Wasserstoff/Luft-Flamme im linearen Regime bei φ = 0,5, Tu = 298 K, p = 1 bar.
Nachgedruckt aus Ref. [60]. b Simulationsdomäne und Schnappschuss des Temperaturfeldes
einer stark gewellten Wasserstoff/Luft-Flamme im nichtlinearen Regime unter den gleichen
Bedingungen. Nachgedruckt aus Ref. [16]

A(x, t) = A0 exp(ikx + ωt),

(24)

zeigt, wobei A(x, t) die Störungsamplitude darstellt, k die auferlegte Störungswellenzahl ist und ω die Wachstumsrate der Störung ist. Daher ergibt das Messen
der Wachstumsraten bei verschiedenen Wellenzahlen numerische Dispersionsrelationen, wie bereits in Abb. 16 eingeführt.
Mehrere numerische Studien [61–65] haben Dispersionsrelationen unter
Verwendung eines Ein-Schritt-Chemie-Mechanismus als Funktion der
charakteristischen Flammenparameter, wie Zeldovich-Zahl, Lewis-Zahl und
Expansionsverhältnis, bestimmt. Für Wasserstoff/Luft-Flammen haben Frouzakis
et al. [56] jedoch numerisch Dispersionsrelationen unter atmosphärischen
Bedingungen für verschiedene Äquivalenzverhältnisse von 0,5 < φ < 2,0 unter
Verwendung eines detaillierten Chemie-Mechanismus untersucht und mit den
theoretischen Vorhersagen von Gl. (18) verglichen, die von Matalon et al. [41]
abgeleitet wurden. Eine gute Übereinstimmung wird bei fetten Gemischen

Laminare Wasserstoffflammen

137

beobachtet, während bei mageren Bedingungen, bei denen thermodiffusive
Instabilitäten relevant werden, eine starke Abweichung beobachtet wird. Um die
Dispersionsrelationen unter Bedingungen, die stark von thermodiffusiven Instabilitäten beeinflusst werden, weiter zu untersuchen, führten Berger et al. [60] eine
große parametrische Studie bei verschiedenen Äquivalenzverhältnissen, unverbrannten Temperaturen und Drücken durch. Abb. 21 zeigt numerische Dispersionsrelationen unter diesen Bedingungen in Wasserstoff/Luft-Flammen. Zusätzlich zu
den numerisch gemessenen Wachstumsraten werden die theoretischen Wachstumsraten ωDL der hydrodynamischen Instabilität gezeigt. Es ist zu beachten, dass die
Wellenzahlen durch die thermische Flammendicke normalisiert sind.
lF, definiert in einer ungestreckten laminaren Flamme als

lF =

Tb − T u
,
max(|∇T |)

(25)

wobei Tb und Tu die verbrannten und unverbrannten Temperaturen sind. Die
Wachstumsraten werden durch die Flammenzeit τF = lF /sL normalisiert. Für
die meisten Flammen übersteigen die numerischen Wachstumsraten die Werte
von ωDL, was darauf hinweist, dass die thermodiffusiven Prozesse bei mittleren
Wellenzahlen destabilisierend wirken, während bei großen Wellenzahlen immer
eine Stabilisierung zu beobachten ist. Wie oben und in Berger et al. [60] diskutiert,
werden die thermodiffusiven Prozesse stabilisierend für Wellenlängen, die in der
Größenordnung der Flammendicke liegen, da solche Störungen im Vorwärmbereich schnell diffundieren und nicht in die Reaktionsschicht getragen werden
können. In Abb. 21 zeigen nur zwei Fälle Wachstumsraten, die für alle Wellenzahlen ausreichend unter den theoretischen hydrodynamischen Wachstumsraten
liegen. Daher können nur diese beiden Fälle als thermodiffusiv stabil angesehen
werden. Weiterhin zeigt Abb. 21, dass Wachstumsraten und damit intrinsische
Instabilitäten bei mageren Gemischen, niedrigen Temperaturen und hohen
Drücken am ausgeprägtesten sind.
Es ist von besonderem Interesse, numerisch erhaltene Dispersionsrelationen mit
theoretischen Modellen zu vergleichen, da letztere typischerweise kleine Streckraten annehmen, was ein wesentliches Merkmal des linearen Regimes aufgrund
der angenommenen schwachen Störung ist. Die relevanten theoretischen Modelle
wurden bereits in Abschn. 3 eingeführt. Es werden zwei Arten von Modellen
unterschieden: Entweder wird angenommen, dass die Lewis-Zahl der defizienten
Spezies größer ist als die kritische Lewis-Zahl in Gl. (18), die von Matalon et al.
[41] abgeleitet wurde, oder der Dichtesprung über die Flamme wird als klein
betrachtet, wie in Gl. (19) von Sivashinsky [7] angenommen. Wasserstoffflammen
weisen jedoch Lewis-Zahlen unterhalb der kritischen Lewis-Zahl und große
Dichteverhältnisse zwischen verbranntem und unverbranntem Zustand auf.
Abb. 22 zeigt einen Vergleich der beiden theoretischen Modelle mit der
numerischen Dispersionsrelation für eine Wasserstoff/Luft-Flamme bei φ = 0,4,
Tu = 298 K, p = 1 bar. Dieser Fall wird im Folgenden als ‚Ref‘ bezeichnet. Es ist

P. E. Lapenna et al.

138
Abb. 21 Numerische
Dispersionsrelationen
für Wasserstoffflammen.
Variationen des
Äquivalenzverhältnisses
φ, der unverbrannten
Temperatur Tu und des
Drucks p in Bezug auf die
Referenzbedingung bei
φ = 0,5, Tu = 298 K und
p = 1 bar. Nachgedruckt aus
Ref. [60]

,
,
,
,

Abweichung bei

Variation bei

Variation bei

und

, und

, und

offensichtlich, dass das Modell von Sivashinsky [57] die numerischen Wachstumsraten unterschätzt, da es den Dichtesprung vernachlässigt. Bezüglich des Modells
von Matalon et al. [41] ist eine gute Übereinstimmung bei kleinen Wellenzahlen
zu sehen, aber wie erwartet kann das Modell die Stabilisierung bei großen Wellenzahlen nicht erfassen, da die höherwertigen Stabilisierungstermini fehlen. Um

Laminare Wasserstoffflammen

139

Abb. 22 Vergleich
der numerischen
Dispersionsrelation des
Falls ‚Ref‘ mit dem Modell
von Matalon et al. [41] und
Sivashinsky [7]

die Leistung der Modelle im Detail zu bewerten, wurden zwei zusätzliche Dispersionsrelationen für dieselbe Flamme gemessen, bei denen unterschiedliche
physikalische Modelle verwendet wurden, um entweder die hydrodynamische
oder die thermodiffusive Instabilität selektiv zu unterdrücken. Dazu wird ein Fall
simuliert, bei dem die Zustandsgleichung durch die Anwendung einer konstanten
Dichte im gesamten Bereich ersetzt wird. Dadurch wird die hydrodynamische
Instabilität unterdrückt und der Fall wird als ‚TD-Unstable‘ bezeichnet. Im
zweiten Fall, der als ‚DL-Unstable‘ bezeichnet wird, werden die Lewis-Zahlen
aller Spezies auf Eins gesetzt, sodass die differentielle Diffusion und damit die
thermodiffusiven Instabilitäten unterdrückt werden. Diese beiden Fälle weisen
genau die Bedingungen auf, für die die verschiedenen Dispersionsrelationen
abgeleitet wurden, z. B. nahm Sivashinsky [7] einen vernachlässigbaren Dichtesprung über die gesamte Flamme an und Matalon et al. [41] nahmen eine LewisZahl an, die über einer kritischen Lewis-Zahl liegt, daher ist es aufschlussreich,
die Modellleistung auch für diese Fälle zu bewerten. Die Abb. 23 und 24 zeigen
den Vergleich der beiden Fälle mit den theoretischen Modellen. Für den Fall ‚DLUnstable‘ erfasst das Modell von Matalon et al. [41] die Dispersionsrelation sehr
gut, was darauf hinweist, dass es gut für Flammen mit Lewis-Zahlen nahe Eins
geeignet ist. Auch der Fall ‚TD-Unstable‘ wird vom Modell von Sivashinsky
gut dargestellt, außer bei sehr großen Wellenzahlen. Daher kann geschlossen
werden, dass trotz weiterer Vereinfachungen in den theoretischen Modellen,
wie der globalen Ein-Schritt-Chemie, diese gut für Fälle innerhalb ihres Gültigkeitsbereichs geeignet sind, aber eine genaue Beschreibung von Wasserstoff/
Luft-Flammen fehlt, bei denen niedrige Lewis-Zahlen und Nicht-EinheitsExpansionsverhältnisse vorherrschen. Es ist besonders interessant zu bemerken,
dass die Auswirkungen detaillierter chemischer Kinetik eine untergeordnete Rolle
für die beobachteten Phänomene zu spielen scheinen.

P. E. Lapenna et al.

140
Abb. 23 Vergleich
der numerischen
Dispersionsrelation des Falls
‚TD-Unstable‘ mit dem
Modell von Sivashinsky [7]

Abb. 24 Vergleich
der numerischen
Dispersionsrelation des Falls
‚DL-Unstable‘ mit dem
Modell von Matalon et al.
[41]

TD-Unstabil

DL-instabil

5.2 Das nichtlineare Regime
In diesem Abschnitt wird die nichtlineare Entwicklung von Wasserstoff/LuftFlammen, die intrinsischen Flammeninstabilitäten unterliegen, diskutiert.
Wie in mehreren Studien untersucht [11, 18, 56, 63 –69], weisen Wasserstoff/
Luft-Flammen die Bildung kleiner zellulärer Strukturen und großflächiger
Flammenfront-Korrugationen auf, die als Flammenfinger bezeichnet werden. Zum
Beispiel zeigt Abb. 20 das breite Spektrum solcher Flammenfront-Korrugationen
bei φ = 0,4, Tu = 298 K und p = 1 bar aus der Studie von Berger et al. [16]. Die
daraus resultierenden starken Krümmungsschwankungen entlang der Flammenfront führen zu erheblichen Schwankungen der Wärmefreisetzungsrate, die sogar
lokale Auslöschungsereignisse aufweisen. Abb. 25 zeigt einen Vergleich einer
mageren Wasserstoff/Luft-Flamme unter Umgebungsbedingungen, die signifikante thermodiffusive Instabilitäten entwickelt, als Fall ‚Ref‘ bezeichnet, und
einer mageren Wasserstoff/Luft-Flamme bei erhöhter unverbrannter Temperatur,
bei der thermodiffusive Instabilitäten unterdrückt werden, als Fall ‚Tu700‘
bezeichnet. Während für die instabile Flamme kleine und großflächige zelluläre

Laminare Wasserstoffflammen

Fall Ref

141

Fall Tu700
,
,
,
,
,

,
,
,

,

,

,
,

,

Abb. 25 Räumliche Verteilung der normierten Temperatur  (obere Reihe) und des Quellterms
der Fortschrittsvariablen ω̇C (mittlere Reihe) in einer thermodiffusiv instabilen und stabilen
Flamme. Die normierte Temperatur  wird definiert als � = (T − Tu )/(Tad − Tu ), wobei
Tu und Tad die unverbrannten und adiabatischen Temperaturen sind. Die letzte Reihe zeigt die
gemeinsame Verteilung der Fortschrittsvariablen und des Quellterms der Fortschrittsvariablen.
Nachgedruckt aus Ref. [16]

Strukturen gebildet werden, zeigt der andere Fall nur die Bildung großflächiger
Spitzen (wie in Abb. 19a). Letzteres ist gut bekannt für Flammen, die nur von der
hydrodynamischen Instabilität betroffen sind [70]. Darüber hinaus zeigt der Fall
bei erhöhten Temperaturen eine intakte Flammenfront mit geringen Wärmefreisetzungsschwankungen, während die Bildung zellulärer Strukturen im instabilen
Fall Auslöschungsereignisse in den Spitzenregionen induziert. Um diesen Aspekt
hervorzuheben, zeigt die letzte Reihe die gemeinsame Verteilung der Fortschrittsvariablen und ihres Quellterms. Die Fortschrittsvariable wird durch den Brennstoffmassenanteil definiert als

CH2 = 1 − YH2 /YH2 ,u ,

(26)

P. E. Lapenna et al.

142
,

Abb. 26 Gemeinsame
Verteilung von
Mischungsbruch und
Fortschrittsvariable für den
Fall ‚Ref‘. Nachgedruckt aus
Ref. [16].

Ungestrecktes Flamelet

,

,
,

,

,

,

wobei YH2 und YH2 ,u die lokalen und unverbrannten Brennstoffmassenanteile
sind. Der Fortschrittsvariablen-Quellterm stellt die Brennstoffverbrauchsrate dar.
Während der Quellterm des Falls bei erhöhten Temperaturen der Lösung eines
ungestreckten laminaren Flamelets eng folgt, zeigt der instabile Fall eine starke
Streuung. Insbesondere kann ein Zweig mit erhöhter Reaktivität oberhalb der
Flamelet-Lösung und ein Zweig mit fast erloschenen Flammensegmenten (null
Reaktivität) identifiziert werden. Diese starke Variabilität der Reaktionsraten ist
eng mit den Effekten thermodiffusiver Instabilitäten bzw. differentieller Diffusion
verbunden, wie im Folgenden diskutiert wird.
Um die Effekte der differentiellen Diffusion zu visualisieren, zeigt Abb. 26
die gemeinsame Verteilung von Mischungsbruch und Fortschrittsvariable für die
instabile Flamme. Die Mischungsbruch, die ein Maß für das lokale Äquivalenzverhältnis ist, wird definiert als

Z=

ZH + ν(YO2 ,air − ZO )
,
1 + νYO2 ,air

(27)

wobei ν das stöchiometrische Massenverhältnis ist, das durch das Verhältnis der
Molmassen von Sauerstoff und Wasserstoff als ν = 2MH2 /MO2, ZH und ZO die
Elementmassenanteile von Wasserstoff und Sauerstoff darstellen, und YO2 ,air der
Massenanteil von Sauerstoff in der Luft ist. Es ist offensichtlich, dass es innerhalb der Flammenfront aufgrund der Effekte der differentiellen Diffusion
starke Schwankungen der Mischungsbruch gibt. Insbesondere entsprechen
Mischungsbruchswerte oberhalb der ungestreckten Flamelet-Lösung Flammensegmenten, die positiv zum unverbrannten Gas hin gekrümmt sind, während
niedrigere Mischungsbrüche mit negativ gekrümmten Flammensegmenten
verbunden sind. Da der Fortschrittsvariablen-Quellterm nichtlinear mit der
Mischungsbruch variiert, wie in Abb. 27 dargestellt, beeinflussen die Effekte der
differentiellen Diffusion auch stark die Reaktivität entlang der Flammenfront, was
zu Zellen mit erhöhter Reaktivität und lokaler Auslöschung in den Kuspregi führt.

Laminare Wasserstoffflammen
Abb. 27 Konditional
gemittelter
FortschrittsvariablenQuellterm in Bezug auf
Mischungsbruch und
Fortschrittsvariable für den
Fall ‚Ref‘. Nachgedruckt aus
Ref. [16].

143

,
Ungestrecktes Flamelet

,
,
,

,

Die starken Schwankungen der Wärmefreisetzung und der Flammenfaltung
führen zu einer signifikanten Erhöhung der gesamten Flammenverbrauchsgeschwindigkeit sc. Letztere wird durch den integralen Brennstoffverbrauch ω̇H2
der Flamme definiert als
ˆ
1
ω̇H2 dxdy,
sc = −
(28)
ρu YH2 ,u Lx
wobei ρu die Dichte im unverbrannten Gemisch
ist, Lx die Breite des zwei´
dimensionalen Berechnungsbereichs ist und dxdy das Integral über den gesamten
zweidimensionalen Berechnungsbereich darstellt. Die Verbrauchsgeschwindigkeit kann in Beiträge der Flammenfaltung, ausgedrückt durch die Vergrößerung
der Flammenoberfläche , und Variationen der lokalen Flammenausbreitung,
bezeichnet als Streckfaktor I0, zerlegt werden, was zu dem Ausdruck führt

sc = SL


I0 .
Lx

(29)

Abb. 28 zeigt die Variation der Flammenverbrauchsgeschwindigkeit und ihrer
einzelnen Beiträge bei unterschiedlichen Äquivalenzverhältnissen, unverbrannten
Temperaturen und Drücken. Im Einklang mit den Dispersionsrelationen in Abb. 21
tritt eine signifikante Erhöhung der Verbrauchsgeschwindigkeit im Vergleich
zur ungestreckten laminaren Brenngeschwindigkeit bei mageren Gemischen,
niedrigen Temperaturen und hohen Drücken auf. Aus der Zerlegung der Verbrauchsgeschwindigkeit in Faltung und Streckfaktor wird deutlich, dass beide
Aspekte erheblich zur Gesamterhöhung der Verbrauchsgeschwindigkeit beitragen.
Weiterhin ist zu erkennen, dass die Variation des Drucks hauptsächlich den Streckfaktor I0 oder die lokale Reaktivität beeinflusst, die laut Berger et al. [60] mit einer
Erhöhung der Zeldovich-Zahl bei hohen Drücken in Zusammenhang steht.
Schließlich ist es von Interesse, die charakteristischen Strukturen der Flammenfront-Kräuselungen zu diskutieren. Abb. 29 zeigt eine Momentaufnahme einer

P. E. Lapenna et al.

144
Abb. 28 Variation der
Verbrauchsgeschwindigkeit
sC normalisiert durch die
laminare ungestreckte
Brenngeschwindigkeit sL
, die Flammenoberfläche
 normalisiert durch die
laterale Domänenbreite Lx
, und den Faktor I0 in Bezug
auf die verschiedenen
parametrischen Variationen
des Äquivalenzverhältnisses
φ, der unverbrannten
Temperatur Tu, Druck p.
Nachgedruckt aus Ref. [16]

,

,

,

Abweichung bei

und

,

,

,
Variation bei

Variation bei

, und

, und

mageren Wasserstoffflamme im nichtlinearen Regime mit einer großen lateralen
Domänengröße von 800lF. Die kleinen und großskaligen Kräuselungen der
Flammenfront sind qualitativ ähnlich denen, die experimentell in einer HeleShaw-Zelle in Abb. 19 beobachtet wurden. Insbesondere zeigten Berger et al.

Laminare Wasserstoffflammen

145
,

,

Abb. 29 Flammenfrontfaltungen in einer thermodiffusiv instabilen Flamme bei φ = 0,4,
Tu = 298 K, p = 1 bar. Rechts ist eine Nahaufnahme einer Flammenfingerstruktur. Nachgedruckt
aus Ref. [16]

0,1
0,08
0,06
0,04
0,02
0

0

5

10

15

20

25

30

35

40

Zelle

Abb. 30 Verteilung der Größe  der kleinmaßstäblichen zellulären Strukturen für die Flamme in
Abb. 29 normalisiert durch die thermische Dicke lF [11]

[11], dass zusätzlich zu den charakteristischen kleinmaßstäblichen Strukturen eine
intrinsische größte Flammenfront-Kräuselung existiert, die aus Abb. 29 ersichtlich ist und als Flammenfinger bezeichnet wird (eingekreist durch ein Kästchen).
Dieses reiche Spektrum an Flammenfront-Kräuselungen führt dann zu einer signifikanten Erhöhung der gesamten Flammenverbrauchsgeschwindigkeit. Besonders
bemerkenswert ist, dass die kleinmaßstäblichen zellulären Strukturen mit der
instabilsten Wellenzahl im linearen Regime verknüpft werden können, die aus der
numerischen Dispersionsrelation gewonnen wurde. Abb. 30 zeigt die Verteilung
der Größe der kleinen zellulären Strukturen entlang der Flammenfront (Details
werden in Berger et al. [11] diskutiert) und ein deutlicher Peak wird bei etwa 6lF
erreicht, was der instabilsten Wellenzahl gemäß der Dispersionsrelation in Abb. 21
entspricht.

146

P. E. Lapenna et al.

5.3 Modellierungsaspekte
Die Entwicklung von Verbrennungsmodellen für die Simulation von vorgemischten Wasserstoffflammen stellt Herausforderungen dar, die noch gelöst
werden müssen. DNS sowie Experimente haben gezeigt, dass differentielle
Diffusion einen dramatischen Effekt auf die Eigenschaften der Ausbreitung und
Morphologie von Wasserstoffflammen hat. Tatsächlich kann das Zusammenspiel
der allgegenwärtigen hydrodynamischen und thermodiffusiven Instabilität zu stark
gekräuselten Flammenfronten führen, deren Effekte von einem Verbrennungsmodell genau erfasst werden müssen. In diesem Abschnitt diskutieren wir die
Probleme im Zusammenhang mit der Modellierung von laminarer Wasserstoffflammen, noch bevor der Effekt der Turbulenz direkt angesprochen wird. Mit
anderen Worten, wir konzentrieren uns auf die Modellierungsherausforderungen,
die durch die Tendenz von Wasserstoffflammen zur Bildung kleinmaßstäblicher
zellulärer Strukturen entstehen. In diesem Zusammenhang können wir zwei spezifische Fragen hervorheben, die angegangen werden müssen:
• Flammenstruktur-Dimensionalität: Die Identifizierung der minimalen/optimalen
Anzahl unabhängiger Skalare, die benötigt werden, um die Struktur von
Wasserstoffflammen mit akzeptabler Genauigkeit zu beschreiben;
• Unaufgelöste zelluläre Kräuselungen: Im Kontext gefilterter Simulationen
können die laminar kleinmaßstäblichen Kräuselungen magerer Wasserstoffflammen teilweise nicht vom Rechengitter aufgelöst werden und fallen daher
auf die Sub-Filter-Skala. Daher sollten spezielle Modelle entwickelt werden, um
den Effekt der unentdeckten Kräuselungen aufgrund von Instabilität zu erfassen.
Der erste Aspekt bezieht sich hauptsächlich auf differentielle Diffusion, da magere
vorgemischte Wasserstoffflammen lokale Variationen im Äquivalenzverhältnis
erzeugen, wie im vorherigen Abschnitt diskutiert. Dies führt zu einer Flammenstruktur, die kaum mit einem einzigen Skalar beschrieben werden kann, im Gegensatz zu Methanflammen unter mageren und stöchiometrischen Bedingungen. Der
zweite Aspekt hingegen bezieht sich auf geometrische Überlegungen im Fall von
unteraufgelösten Simulationen, die nicht in der Lage sind, die selbst erzeugten
zellulären Strukturen vollständig aufzulösen. Der Einfachheit halber gehen wir im
Folgenden auf diese Herausforderungen separat ein und heben Strategien hervor,
die bereits in der Literatur verfügbar sind. Es sei jedoch erwähnt, dass der Aufbau
eines umfassenden Verbrennungsmodells notwendigerweise die Interaktion beider
Aspekte berücksichtigen müsste.
5.3.1 Dimensionalität der Wasserstoffflammenstruktur
Wir beginnen hier mit der Erinnerung an einige allgemeine Aspekte von
Flamelet-basierten Modellen. Diese basieren auf niedrigdimensionalen Mannigfaltigkeitsdarstellungen [71, 72], die im Allgemeinen in Bezug auf eine kleine

Laminare Wasserstoffflammen

147

Menge unabhängiger Skalare φ = (φ1 , φ2 , ...)T abgeleitet werden, aus paradigmatischen Lösungen z. B. von laminar entgegengesetzten Strömungen oder
frei propagierenden Flammen. Solche Mannigfaltigkeiten stellen eine gegebene
thermochemische Größe ψ (z. B. einen Massenanteil einer Spezies oder deren
chemischen Quellterm) als Funktion der gewählten Menge von Skalaren ψ(φ)
dar, die auch als Kontrollvariablen bezeichnet werden, wenn die Nomenklatur der
Flamelet-generierten Mannigfaltigkeiten (FGM) verwendet wird [73]. Ein Modell
basiert im Allgemeinen auf dem Transport der unabhängigen Skalare φ und daraus
auf der Rekonstruktion des lokalen thermochemischen Zustands über die Mannigfaltigkeit.
Die Konzepte des optimalen Schätzers und des irreduziblen Fehlers sind ein
Ansatz, um die Fähigkeit einer Menge von Skalaren φ zu bewerten, die Zielgröße
ψ genau zu parametrisieren [74, 75]. Angenommen, Ergebnisse aus einem vollständig aufgelösten DNS sind verfügbar, dann können die DNS-Daten verwendet
werden, um einen optimalen Schätzer für ψ zu konstruieren, der das bestmögliche
Modell für ψ in Bezug auf die Parametersatz φ darstellt. Der optimale Schätzer
ist eine Mannigfaltigkeit, die auf der Grundlage der DNS-Daten als Mittelwert
von ψ bedingt durch die Menge der Skalare φ konstruiert wird, d. h. �ψ|φ �. Ein
irreduzibler Fehler kann daher definiert werden als


2
εirr = � ψ − �ψ|φ � �,

(30)

der verwendet werden kann, um zu bewerten, ob die Menge der Skalare φ geeignet
ist, die Größe ψ mit ausreichender Genauigkeit zu parametrisieren.
Unter Anwendung dieser Konzepte und unter Verwendung der DNS-Daten
der mageren Wasserstoff/Luft-Flamme, die zuvor in Abb. 29 gezeigt wurde,
haben Lapenna et al. [76] den irreduziblen Fehler für zwei verschiedene
Parameterisierungen der Wärmefreisetzungsrate ω̇ verglichen, nämlich �ω̇|� �
basierend auf einem einzelnen Skalar, der die dimensionslose Temperatur 
repräsentiert, und �ω̇|�,CH2 � basierend auf zwei Skalaren,  und der Fortschrittsvariable CH2 unter Verwendung derselben Definition von Gl. (26), die im vorherigen Abschnitt gegeben wurde. Abb. 31 zeigt, dass die Beschreibung mit
einem einzelnen Skalar erhebliche Fehler im Vergleich zu der mit zwei Skalaren
verursacht. Tatsächlich weist eine thermodiffusiv instabile Flamme wie eine
magere H2/Luft-Flamme starke Verwellungen auf und entlang einer konstanten
 -Iso-Linie werden aufgrund der starken differentiellen Diffusion des Wasserstoffmoleküls starke Schwankungen des Äquivalenzverhältnisses und in der
Folge der Wärmefreisetzung beobachtet. Solche Schwankungen werden durch
den irreduziblen Fehler quantifiziert, der daher bei einer Parameterisierung in
Bezug auf den einzelnen Skalar  sehr hoch ist. Eine bessere Parameterisierung,
die zu einem weitaus geringeren Fehler führt und somit in der Lage ist, die
Schwankungen der Wärmefreisetzung entlang der Flammenfront zu erfassen,
verwendet die zwei Parameter  und CH2 und zeigt, dass die Wärmefreisetzung
durch eine zweidimensionale Mannigfaltigkeit genau dargestellt werden kann.

P. E. Lapenna et al.

148
,
Unreduzierbarer Fehler εirr

Abb. 31 Normalisierte
irreduzible Fehler für
die Beschreibung der
Wärmefreisetzung:
Vergleich zwischen einer
Parameterisierung basierend
auf dem einzelnen Skalar
 und einer basierend auf
den zwei Skalaren  und
CH2 [76]

,

,
,
,
,

Dimensionslose Temperatur

Beachten Sie, dass für Gemische, bei denen Le ≈ 1, wie z. B. Methan/LuftVormischflammen unter mageren und stöchiometrischen Bedingungen, diese
Überlegungen nicht zutreffen und eine einzelne Skalar-Parameterisierung wahrscheinlich ausreichend ist.
Diese Beobachtungen und Ergebnisse stimmen mit der Arbeit von Regele
et al. [77] überein, die ein Zwei-Skalar-Modell für Flammen mit nicht-einheitlicher Lewis-Zahl vorschlugen, um lokale Äquivalenzverhältnisvariationen über
die Flamme hinweg zu berücksichtigen. Dieses Modell wurde später von Schlup
und Blanquart [78] verbessert, um thermische Diffusionseffekte einzubeziehen
und die Annahme einer konstanten Lewis-Zahl zu lockern. Insbesondere übernehmen sie den Flamelet Progress Variable (FPV) Ansatz, bei dem die Parametrisierung in Bezug auf eine Fortschrittsvariable c und eine Mischungsbruch z
mit nicht standardmäßigen Definitionen erfolgt.1
Es ist zu beachten, dass in diesem Ansatz die Mischungsbruch aufgrund der
Anwesenheit von differentieller Diffusion kein erhaltener Skalar ist. Folglich hat
die Transportgleichung für z eine nicht standardmäßige Definition des Diffusionskoeffizienten und enthält einen Quellterm. Letzterer wird als zusätzlicher Term
zweiter Ordnung bestimmt, der im Fall eines Brennstoffs mit einheitlicher LewisZahl verschwindet. Die thermodynamischen Mannigfaltigkeiten haben die Form
ψ = ψ(c, z) und werden aus 1D-laminar-vorgemischten Flammenlösungen mit
unterschiedlichen Zufluss-Äquivalenzverhältnissen konstruiert, wie in Abb. 32
dargestellt.
Die Grundidee besteht daher darin, eine zweidimensionale thermodynamische
Mannigfaltigkeit im c − z -Raum mittels 1D-Flammenlösungen zu konstruieren,
die sowohl magerer als auch fetter als das nominale Äquivalenzverhältnis der
mehrdimensionalen Flamme sind, wie in Abb. 32 gezeigt. Der im c − z -Raum

1 Für

die Definitionen des Mischungsbruchs und der Fortschrittsvariable wird der Leser auf die
Originalarbeiten [77, 78] verwiesen.

Laminare Wasserstoffflammen

149

0,02
0,015
,
,
,
, (nominal)
,

0,01
0,005
0

0,05

0,1

0,15

0,2

Abb. 32 Darstellung der thermodynamischen Mannigfaltigkeit unter Verwendung des in [77]
beschriebenen Ansatzes und der Definitionen. Die nominalen Bedingungen φ = 0,4 stammen
aus der Referenzflammen-Simulation, die von Berger et al. [11] entwickelt und in Abschn. 5.2
beschrieben wurde.

zugängliche Bereich der instabilen Wasserstoffflamme und die resultierende
Mannigfaltigkeit sind in Abb. 26 dargestellt, wenn auch mit unterschiedlichen
Definitionen. Es wird gezeigt, dass dieses FPV-Modell die Auswirkungen der
Streckungsrate aufgrund von Krümmung und aerodynamischer Streckung auf die
laminare Brenngeschwindigkeit erfasst und die mehrdimensionalen Merkmale
thermodiffusiv instabiler Flammen erfassen kann. Dies bestätigt weiter, dass die
Flammenstruktur einer mageren vorgemischten Wasserstoff/Luft-Flamme gut
durch zwei Skalare beschrieben werden kann.
Dasselbe Modellierungsproblem wurde auch im Kontext anderer Mannigfaltigkeitsmethoden wie FGM [73, 79, 80] und FPI (Flammenverlängerungsmethode
intrinsischer niederdimensionaler Mannigfaltigkeiten) [81] behandelt, was zu
ähnlichen Schlussfolgerungen hinsichtlich der Mannigfaltigkeitsdimensionalit
ät für Wasserstoffflammen führte. Kürzlich wurden auch fortgeschrittene Überlegungen zur Flammenstruktur thermodiffusiv instabiler Flammen von Wen et al.
sowohl bei atmosphärischem [82] als auch bei erhöhtem Druck [83] unter Nutzung
detaillierter chemischer Simulationen einer 2D expandierenden Wasserstoffflamme berichtet.
5.3.2 Unaufgelöste zelluläre Faltenbildung
Der zweite wichtige Modellierungsaspekt im Kontext gefilterter Simulationen
besteht darin, unaufgelöste kleinräumige zelluläre Strukturen zu berücksichtigen.
Flammenfrontverzerrungen, die durch intrinsische Instabilitäten verursacht
werden, können auf der Subfilter-Skala in einer gefilterten Simulation auftreten,
bei der die Flamme nicht vollständig auf dem Rechengitter aufgelöst ist. Infolgedessen kann selbst in einer laminaren Umgebung eine gewisse Menge an SubfilterSkalen-Faltenbildung vorhanden sein, wie in Abb. 33 veranschaulicht. Der Fokus

P. E. Lapenna et al.

150

∆

Abb. 33 Thermodiffusiv instabile Flamme mit Faltenbildung auf der Subgitter-Skala für ein
typisches Simulationsgitter

liegt hier auf modellierten unteraufgelösten Simulationen von laminarer Flammen.
Solche Simulationen sind nicht sehr häufig, da Subfilter-Modellierung normalerweise im Kontext turbulenter Strömungen diskutiert wird. Modelle für unteraufgelöste laminare Simulationen intrinsisch instabiler Flammen werden jedoch
wahrscheinlich eine wichtige Rolle beim Aufbau umfassender, turbulenter Verbrennungsmodelle spielen, die darauf abzielen, Subfilter-Effekte von Instabilitäten
einzubeziehen.
Wie am Ende von Abschn. 5.2 besprochen, ist die charakteristische Dimension
von kleinräumigen Wellen vergleichbar mit der instabilsten Wellenlänge.
Quantitativ haben Berger et al. [11] gezeigt, dass die kleinräumigen Wellen in der
Größenordnung von ∼6lF liegen, wobei die Flamme in Abb. 29 als Referenz dient.
Folglich erfordert eine gefilterte Simulation mit einem Filter der Größe  in derselben Größenordnung oder größer eine spezielle Modellierung der Wellen auf der
Subfilter-Skala.
Um die Subfilter-Wellen zu modellieren, haben Lapenna et al. [50, 76] zwei
Ansätze vorgeschlagen, die beide auf Daten basieren, die durch eine Reihe von
laminar DNS von thermodiffusiv instabilen Flammen gesammelt wurden. Der
erste Ansatz [50] basiert auf der Ableitung universeller Gesetze für den Subfilter-Skalen-Wellenfaktor L, wobei der Index L treffend die laminare Umgebung
anzeigt. Ein solcher Wellenfaktor L misst das Verhältnis der gesamten Oberfläche einer gewellten Flamme zur aufgelösten Flammenoberfläche in einem
Filtervolumen der Größe . Die Grundidee ist ähnlich der des Thickened Flame
Modells (TFLES) [84, 85] für turbulente Verbrennung. Die Flammenverdickung
zielt darauf ab, die lokale Flammengeschwindigkeit zu erhalten, verdickt jedoch
die Flamme proportional, sodass sie auf einem groben Gitter aufgelöst werden
kann. In einem turbulenten Strömungsfeld führt dies jedoch zu einem N
­ ettoverlust

Laminare Wasserstoffflammen

151

der Subfilter-Skalen-Flammenoberfläche, der durch die Einführung eines Wellenfaktors  als Multiplikationsfaktor für die Diffusivität der Spezies und den
chemischen Quellterm kompensiert werden kann, wodurch die Ausbreitungsgeschwindigkeit effektiv auf einen turbulenten Wert ST =  SL erhöht wird. In
sehr ähnlicher Weise kann man sich vorstellen, die Subfilter-Skalen-Wellen einer
laminaren, thermodiffusiv instabilen Flamme, wie sie in Abb. 33 dargestellt ist,
durch ein spezielles Wellenfaktormodell L zu modellieren, das die Wellen aufgrund der intrinsischen Instabilität darstellt, die somit in einer laminaren Strömung
bestehen bleibt und nicht mit Turbulenz zusammenhängt.
Im vorgeschlagenen Modell [50] wird eine Anzahl vollständig aufgelöster
Simulationen aus der Literatur verwendet, um den entsprechenden Faltenfaktor
als �L = sc /SL zu extrahieren, wobei sc die Verbrauchsgeschwindigkeit ist, wie in
Abschn. 5.2 definiert, und SL die entsprechende 1D-laminar-Flammengeschwindigkeit ist. Die daraus resultierenden L Daten erweisen sich als Funktion von zwei
unabhängigen Parametern. Der erste ist nc = L/c, wobei L die größte hydrodynamische Längenskala jeder Simulation ist und c die entsprechende Abbruchwellenlänge ist. Letztere ist eine thermochemische Eigenschaft des Gemisches,
die entweder theoretisch oder durch spezielle 2D-gestörte Simulationen, wie in
Abschn. 5.1 diskutiert, bewertet werden muss. Somit misst nc die Anzahl der
instabilen Wellenlängen innerhalb der Referenzhydrodynamiklänge L und kann
als Maß für den Grad der Instabilität der Flamme betrachtet werden. Der zweite
unabhängige Parameter ist das Dichteverhältnis σ über jede Flamme, das das
Ausmaß der hydrodynamischen (Darrieus-Landau) Faltung verstärken kann. Dieser
Effekt kann durch geeignete Neuskalierung von L unter Verwendung einer analytischen Funktion Um (σ ) herausgerechnet werden, die von Bychkov [86] abgeleitet
und durch numerische Simulationen in [12] beschrieben und validiert wurde.
Abb. 34 zeigt die neu skalierten inkrementellen Ausbreitungsgeschwindigkeiten sc /SL − 1, die aus den vollständig aufgelösten Simulationen als Funktionen
der entsprechenden nc erhalten wurden. Es wird beobachtet, dass die Daten gut
durch zwei Familien von Anpassungen dargestellt werden, eine für Le > Le0
und die andere für Le < Le0. Letzterer Fall ist von Interesse für thermodiffusive
Instabilitäten, die ein Modell für L darstellen. Für vollständige Ausdrücke und
Koeffizienten der Modelle wird der Leser auf [50] verwiesen. Aus praktischer
Sicht kann man im Kontext gefilterter Simulationen L =  betrachten, d. h. die
Referenz-Hydrodynamik-Längenskala als charakteristische Filtergröße, sodass
L effektiv das Subgitter-Skalen-Faltmodell ist. Es hat sich gezeigt, dass dieses
Modell die Verbrauchsgeschwindigkeit thermodiffusiv instabiler Flammen im
Kontext gefilterter Simulationen mit akzeptabler Genauigkeit reproduziert. Es ist
auch erwähnenswert, dass die Skalierungsgesetze für sc, die kürzlich von Berger
et al. [16] sowie von Howarth und Aspden [87] vorgeschlagen wurden, prinzipiell
verwendet werden können, um algebraische Ausdrücke für L abzuleiten.
Das Problem der ungelösten instabilitätsbedingten Faltenbildung kann auch
durch Rückgriff auf ein anderes datengesteuertes Modell [76] basierend auf
dem gefilterten tabellierten Chemieansatz und dem F-TACLES-Formalismus
[88] angegangen werden. Ein solcher Ansatz basiert auf der datengesteuerten

P. E. Lapenna et al.

152

,

,

Abb. 34 Neuskalierte inkrementelle Ausbreitungsgeschwindigkeiten als Funktionen von nc
; Symbole entsprechen DNS-Daten aus der Literatur: Rauten [55]; Kreuze [11]; Kreise [56];
Quadrate [12]. Durchgezogene Linien stellen Faltenfaktormodelle in Anwesenheit intrinsischer
Instabilität für thermodiffusiv instabile Flammen (Le < Le0) und für thermodiffusiv stabile
Flammen (Le > Le0). Nachgedruckt aus Ref. [50]

(Kleiner Maßstab)

(Mittelgroß)

(Großmaßstäblich)
,

,

,

,

,

Abb. 35 Nicht-dimensionale Temperaturfelder von thermodiffusiv instabilen Flammen im
kleinen Maßstab (TD1), mittleren Maßstab (TD2) und großen Maßstab (TD3) [12, 76]

Erstellung von Tabellen für jeden ungeschlossenen Term der gefilterten Grundgleichungen. Anders als beim ursprünglichen F-TACLES-Ansatz werden die
Daten aus der Filterung vollständig aufgelöster 2D-Simulationen intrinsisch
instabiler Flammen wie in Abb. 35 berichtet, unter Verwendung eines Filters der
Größe  gesammelt. Ungeschlossene Terme, wie die gefilterte Reaktionsrate und
subgitterskalare Flüsse, werden dann als bedingte Mittelwerte in Bezug auf zwei
1 , C
2 ; �), wobei φ
C
generische gefilterte Fortschrittsvariablen tabelliert, φ = φ(

Laminare Wasserstoffflammen

153
gefiltertDNS

2D-Tabellen-TD2

,
,
,
,
,

,

,

,

,

,

2D-Tabellen-TD1

1Tabellen-Flammelein

Abb. 36 A-priori-Analyse der gefilterten Reaktionsrate für die TD3-Flamme. Vergleich zwischen
gefiltertem DNS und drei Modellen: 2D-Tabellen, die unter Verwendung der bedingten Mittelwerte der gefilterten TD2-Felder erstellt wurden (2Dtables-TD2); 2D-Tabellen, die unter Verwendung der bedingten Mittelwerte der gefilterten TD1-Felder erstellt wurden (2Dtables-TD1);
1D-gefilterte Tabelle einer ungestreckten laminaren Flamme (1D-flamelet) [76]. Die gesamten
Domänen werden in der seitlichen Querrichtung gezeigt, nur ein Teil der Domäne in der
Strömungsrichtung (Ausbreitungsrichtung) wird gezeigt

die generische gefilterte thermochemische Variable ist, die benötigt wird. Zwei
gefilterte Fortschrittsvariablen werden konsistent mit der vorherigen Diskussion
über die Dimensionalität der Wasserstoffflammenstruktur verwendet.
Mittels einer in Abb. 36 für eine Filtergröße von 20 Flammendicken berichteten
A-priori-Analyse kann eine großflächige Flamme wie TD3, die in Abb. 35
gezeigt wird, in ihrer gefilterten Form auf der Grundlage tabellierter Daten, die
von kleineren Flammen wie TD1 oder TD2 gesammelt wurden, rekonstruiert
werden. Tatsächlich konzentriert sich die Studie darauf, einen minimalen Datensatz zu finden, der dennoch eine genaue Rekonstruktion einer großflächigen
thermodiffusiv instabilen Flamme ermöglicht. Es wurde festgestellt, dass die
mittelgroße Simulation TD2 die genaueste Rekonstruktion der größeren Flamme
TD3 liefert. Dies liegt daran, dass TD2 im Gegensatz zur kleineren Simulation
TD1 besser den komplexen, mehrskaligen, ungleichmäßigen, gestreckten
Charakter thermodiffusiv instabiler Flammen repräsentiert. Andererseits wurde
beobachtet, dass TD1 einige der großflächigen morphologischen Merkmale, die
typisch für thermodiffusiv instabile Flammen sind, wie die in Abschn. 5.2 diskutierten Flammenfinger, nicht aufweist, was zu einigen Fehlern führt. Die am
wenigsten genauen Modelle waren diejenigen, die auf eindimensionalen Darstellungen der Flamme basierten.

154

P. E. Lapenna et al.

Danksagungen Diese Arbeit wurde teilweise von der Europäischen Union im Rahmen des
ERC Advanced Grant Projekts HYDROGENATE finanziert. FC ist Prof. Moshe Matalon für
die wertvolle Anleitung über viele Jahre zum Thema der intrinsischen Flammeninstabilitäten
dankbar. PL würdigt die Unterstützung der Region Latium im Rahmen von “POR FESR LAZIO
2014–2020” durch das “GreenH2-CFD” Projekt und die Unterstützung der Universität Sapienza
durch die Finanzierung von Nachwuchsforschern.

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156

P. E. Lapenna et al.

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83. Wen X, Zirwes T, Scholtissek A, Böttler H, Zhang F, Bockhorn H, Hasse C (2022) Combust
Flame 238:111808
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88. Fiorina B, Vicquelin R, Auzillon P, Darabiha N, Gicquel O, Veynante D (2010) Combust
Flame 157(3):465

Turbulente Wasserstoffflammen
A. R. Masri, M. J. Cleary und M. J. Dunn

Zusammenfassung Dies ist ein einführendes Kapitel für Anfänger auf dem
Gebiet der turbulenten Verbrennung von Wasserstoff als Vormisch- oder
Diffusionsflammen. Für turbulente Wasserstoff-Diffusionsflammen werden globale
Merkmale wie Ablösungs- und Abblasgeschwindigkeiten sowie Flammenlänge
zusammen mit detaillierten Messungen von Temperatur und Massenanteilen der
Spezies vorgestellt. Für turbulente Vormischflammen von Wasserstoff werden
aktuelle Messungen der Flammengeschwindigkeiten und Reaktionszonendicken
für eine Reihe von Bedingungen innerhalb des Vormischflammenregimes gezeigt.
Detaillierte Messungen der Zusammensetzungsstruktur sind jedoch selten und
stehen noch aus. Das Kapitel schließt mit einer Diskussion potenzieller Ansätze
zur Modellierung von Differenzialdiffusionseffekten, die nach wie vor eine
kritische Herausforderung darstellen, um das Wiederaufleben von turbulenten
mageren Vormischflammen von Wasserstoff in modernen Energieumwandlungssystemen zu erleichtern.

1 Einführung
In der Mitte des zwanzigsten Jahrhunderts wurde der turbulenten Diffusion und
vorgemischten Flammen von wasserstoffhaltigen Brennstoffen erhebliche Aufmerksamkeit geschenkt, mit einer ausgezeichneten Zusammenfassung dieser
Arbeiten in den späteren Ausgaben von Lewis und von Elbe [1]. Das Dritte
Symposium über Verbrennung und Flammen- und Explosionsphänomene (der
frühere Name der heutigen Proceedings of Combustion Institute) enthielt drei
Schlüsselarbeiten, die die Grundlage für weitere Forschungen zur turbulenten
Verbrennung bildeten. Hottel und Hawthornes Arbeit über den Übergang von

A. R. Masri (*) · M. J. Cleary · M. J. Dunn
School of Aerospace, Mechanical and Mechatronic Engineering, The University of Sydney,
Camperdown, NSW 2006, Australia
E-Mail: assaad.masri@sydney.edu.au
© Der/die Autor(en), exklusiv lizenziert an Springer Nature Switzerland AG 2025
E. Tingas, Wasserstoff für zukünftige Wärmekraftmaschinen,
https://doi.org/10.1007/978-3-031-76380-9_4

157

158

A. R. Masri et al.

laminar zu turbulentem Diffusionsflammen lieferte eine der ersten empirischen
Korrelationen für die Flammenlänge [2]. Die untersuchten Brennstoffe umfassen
Wasserstoff und das damals als Stadtgas bezeichnete Gemisch aus Methan,
Ethylen, Kohlenmonoxid und Wasserstoff. Für turbulente vorgemischte Flammen
werden das Konzept der turbulenten Flammengeschwindigkeit und die Auswirkungen der Turbulenz auf die Flammenausbreitung zunächst durch Damköhlers
erste und zweite Hypothese beschrieben [3]. Das Problem des Rückschlags wurde
von Whol et al. [4] untersucht, während Williams et al. [5] die Abblasgrenzen von
durch Staukörper stabilisierten Flammen von Stadtgas untersuchten.
In seiner bahnbrechenden Arbeit über die Struktur turbulenter Diffusionsflammen entwickelte Bilger [6, 7] den heute akzeptierten Ansatz des konservierten
Skalars und präsentierte einfache Reaktionsmodelle für die Verbrennung von
Wasserstoff, wobei die Reaktionsrate in Bezug auf den Mischungsbruch formuliert
wurde. Da das Konzept des Mischungsbruchs zunehmend an Bedeutung für
die Beschreibung turbulenter Diffusionsflammen gewann, verlagerte sich das
Interesse von Wasserstoff zu den praktisch relevanteren Kohlenwasserstoffbrennstoffen. Während die Chemie des Wasserstoffs gut entwickelt war, bleiben die
Probleme des Rückschlags und der differentiellen Diffusion weiterhin ein Hindernis für seine Nutzung, selbst in der heutigen Zeit. Differentielle Diffusion bleibt
ein schwieriges, aber relevantes Problem für turbulente Flammen mit einem
zunehmenden Anteil an Wasserstoff, und dieses Thema wird in diesem Kapitel
weiter diskutiert. Vielleicht wurde die erste systematische Analyse der Effekte der
differentiellen Diffusion von Bilger und Dibble [8] für einen nicht reagierenden
Strahl präsentiert, bei dem modellierte Gleichungen gelöst und die Ergebnisse mit
Rayleigh-Streumessungen in einem Strahl schwerer und leichter Gase, die in Luft
austreten, verglichen wurden.
Der weltweite Vorstoß zur Dekarbonisierung hat das starke Interesse an
Wasserstoff als „potenziell“ grünem und kohlenstofffreiem Brennstoff neu entfacht und dies war möglicherweise ein wesentlicher Antrieb für dieses Buch.
Während die Fragen der großtechnischen Produktion von grünem Wasserstoff
außerhalb des Umfangs dieses Kapitels liegen, ist es wichtig zu erwähnen, dass
die Skalierung zur Deckung zukünftiger Bedarfe bei gleichzeitiger Aufrechterhaltung angemessener Kosten erhebliche technische Herausforderungen mit
sich bringt [9]. Grüner Wasserstoff wird nur aus erneuerbaren Quellen wie der
solargetriebenen Elektrolyse von Wasser zu Wasserstoff produziert. Er bildet
die Grundlage für eine viel breitere Familie von Energieträgern (als E-Fuels,
Powerfuels, Elektrofuels oder Synthetika bezeichnet), die Ammoniak und Kohlenwasserstoffe umfassen, bei denen der Kohlenstoff aus abgeschiedenem CO2
stammt und mit H2 synthetisiert wird, um Sauerstoffate wie Methanol oder gasförmiges CH4 durch Methanisierung zu produzieren [10]. Zusätzlich zu seiner
hohen Diffusivität ist Wasserstoff im Vergleich zu anderen Brennstoffen wie
Ammoniak und Kohlenwasserstoffen hochreaktiv, was die Verwendung von
Mischungen zu einer attraktiven Option macht, die auch den Übergang zu einer
kohlenstoffarmen Wirtschaft erleichtert [11]. Aus dieser Perspektive diskutiert das

Turbulente Wasserstoffflammen

159

aktuelle Kapitel turbulente Flammen von Wasserstoff sowie dessen Mischungen
mit Ammoniak oder Kohlenwasserstoffbrennstoffen.
Dieses Kapitel bietet einen zukunftsorientierten Überblick über den Stand der
Dinge in Bezug auf turbulente Flammen von Wasserstoff. Es wird nur kurz auf
frühere Literatur zu diesem Thema eingegangen und der interessierte Leser wird
auf die folgenden Arbeiten verwiesen [1, 2, 4–7]. Die folgenden Manuskripte
bieten ebenfalls eine ausgezeichnete Einführung in das allgemeine Gebiet der
turbulenten Verbrennung [12, 13]. Abschnitt 2 diskutiert Diffusionsflammen mit
aktuellen Messungen der Zusammensetzungsstruktur, einschließlich der Bildung
von Schadstoffen und globalen Merkmalen wie Abhebezuständen und Flammenlängen. Der folgende Abschnitt überprüft aktuelle Studien zu turbulenten mageren
vorgemischten Wasserstoffflammen, die für moderne Gasturbinen relevant
sind, mit einem besonderen Fokus auf den Einfluss der Lewis-Zahlen auf die
turbulenten Flammengeschwindigkeiten. Aufgrund seiner Bedeutung wird das
Thema der differentiellen Diffusion in Abschnitt 4 separat behandelt, wobei der
Schwerpunkt auf aktuellen Modellierungsansätzen liegt. Das Kapitel schließt
mit der Diskussion einiger aktueller Arbeiten zur Stabilität von mitgefeuerten
turbulenten Flammen von Wasserstoff unter Mischbedingungen, die für praktische
Systeme relevant sind [14].

2 Turbulente Diffusionsflammen
Wir beginnen hier mit der Darstellung einiger globaler Merkmale, die Abhebephänomene, globales Flammenabblasen und die gesamte Flammenlänge
beschreiben. Während der Fokus auf Wasserstoff liegt, werden einige Ergebnisse für Flammen präsentiert, die Mischungen aus H2–CO (wie relevant für
Synthesegas) und andere mit Kohlenwasserstoffen mitgefeuerte Flammen verbrennen. Der nächste Unterabschnitt konzentriert sich auf die detaillierte Flammenstruktur, wie sie aus ausgewählten Messungen und aus direkten numerischen
Simulationen (DNS) und Large Eddy Simulationen(LES) erhalten wurde.

2.1 Globale Merkmale
Die Mehrheit der Studien, die an reinen Wasserstoffdiffusionsflammen durchgeführt wurden, umfasst einfache, zweiströmige Strömungskonfigurationen ohne
zusätzliche Maßnahmen zur Stabilisierung [15–19]. Die endliche Dicke des
Rohres, aus dem der Brennstoff austritt, induziert jedoch eine lokale Rezirkulation
an der Spitze, die die Stabilität beeinflussen könnte. Bei der Mitverbrennung
können Brennerdesigner einen Pilotbrenner, eine Staukörpergeometrie oder
induzierten Drall verwenden, um das Abblasen zu verzögern und sicherzustellen,
dass die Flamme mit dem Brenner verbunden bleibt. Für einfache zweiströmige

A. R. Masri et al.

160

Brenner sind die Hauptparameter, die Abhebephänomene, globales Flammenabblasen und Flammenlänge beeinflussen, die Brennerabmessungen und die
Bedingungen der Mantelströmung. Es ist erwähnenswert, dass es zahlreiche
Studien und Übersichten gibt, die den tatsächlichen Abhebemechanismus [20,
21] und den Stabilisationsmodus von abgehobenen Flammen [22, 23] behandeln.
Obwohl diese Details auch für turbulente Wasserstoffflammen relevant sind,
werden sie hier nicht wiederholt.
Hwang et al. [24] haben Stabilitätsgrenzen für turbulente Wasserstoffstrahlflammen gemessen, die mit einem Mantelluftstrom austreten, und ihre Ergebnisse mit denen verglichen, die früher von Takahashi et al. [16] und Vranos et al.
[17] berichtet wurden. Dies ist in Abb. 1 wiedergegeben, die die Mantelstromluftgeschwindigkeit, Ua, gegen die Brennstoffstrahlgeschwindigkeit, Uf, für eine Reihe
von Brennerdurchmessern, df, und Lippenstärken l darstellt. Die Datenpunkte zeigen
die Übergangspunkte an, unterhalb derer die Flammen angebunden sind und oberhalb derer sie instabil werden. Auf der rechten Seite dieser Grenzen (bei hoher Uf
und relativ niedriger Ua) sind die Flammen vom Brenner abgehoben, bleiben jedoch
einigermaßen stabil, blasen jedoch letztendlich bei zunehmender Ua aus. Aus den in
Abb. 1 gezeigten Profilen geht hervor, dass die Stabilität stark von der Lippenstärke
und nicht vom Brennerdurchmesser beeinflusst wird. Die Ergebnisse von Hwang
et al. [24] und Takahashi et al. [16] zeigen, dass bei einem ähnlichen Brennerdurchmesser von ~3 mm und beispielsweise bei Uf = 300 m/s der Schwellenwert von Ua
von ~10 auf ~85 m/s ansteigt, wenn die Lippenstärke von 0,04 auf 0,9 mm zunimmt.
Die Erhöhung der Temperatur im Mantelstrom hat ebenfalls einen signifikanten
Einfluss auf die Stabilitätseigenschaften, und solche Effekte werden von vielen
untersucht, darunter Takeno und Kotani [15], deren Ergebnisse für Wasserstoff
in Abb. 2 gezeigt werden. Die drei gezeigten Profile entsprechen der anfänglichen

Reiner Wasserstoff

Verankerte Flamme

,

,

,

,

,

,

,

,

,
,

,
,

Abb. 1 Stabilitätsgrenzen für Wasserstoffstrahlflammen, dargestellt als Ablösegeschwindigkeit, UF, gegen Mantelstromluftgeschwindigkeit, Ua. Die Daten stammen von Hwang et al. [24],
Takahashi et al. [16] und Vranos et al. [17]. Nachgedruckt aus Ref. [24] mit Genehmigung von
Elsevier

Flammenstabilitätsgrenze
Instabilität bei
Übergangspunkt
Abriss bei
Übergangspunkt
Abblasen vom Rand
der Einspritzdüse

nd
fla

m
m
e

Kraftstoff: H2
,

161

ei
n

e

re
s

tli
ch

e

Ra

Abblasen am
Einspritzdüsenrand

Kl

Geschwindigkeit der Kraftstoffeinspritzung, Uj (m/sec)

Turbulente Wasserstoffflammen

Instabilität am
Übergangspunkt

Pause - Aus am
Übergangspunkt

Luftstromtemperatur, Te(°K)

Abb. 2 Einflüsse der Mantelluftstromtemperatur, Te, auf die Stabilitätsgrenzen von Wasserstoffstrahlflammen, dargestellt als Brennstoffdüsgeschwindigkeit, Uj. Nachgedruckt aus Ref. [15] mit
Genehmigung von Elsevier

Trennung der Hauptflamme, die eine kleine Restflamme am Rand des Brenners
hinterlässt, die anschließend bei weiterer Erhöhung der Geschwindigkeit ausbläst
(die obere Grenze). Wie erwartet, nimmt die Stabilität mit der Temperatur zu, wie
durch die jüngsten Ergebnisse von Lamige et al. [25] für Methanflammen bestätigt
wird. Die Korrelation von Lamige et al. [25] für die Brennstoffeinlassgeschwindigkeiten wird in Bezug auf die Luft- oder Brennstofftemperaturen (Te und Tf)
normalisiert durch To, die Anfangstemperatur, berichtet: ((Tf/To)n oder (Te/To)n). Der
Potenzexponent n reicht von 1,56 bis 1,64, je nachdem, ob Abheben oder Wiederanheftung betrachtet werden [25]. Die drei Stabilitätskurven, die in Abb. 2 für
Wasserstoffflammen gezeigt werden [15], haben Potenzexponenten für (Te/To)n von
n = 1,69, n = 1,52 und n = 1,25, jeweils von oben nach unten. Dies stimmt eng mit
den von Lamige et al. [25] für Methanflammen berichteten Werten überein. Weitere
Erhöhungen der Temperaturen im Mantelstrom über den in Abb. 2 gezeigten Bereich
hinaus werden die Selbstzündungsgrenze erreichen, bei der erwartet wird, dass der
Stabilisationsmechanismus der Flamme auf eine Reihe von Selbstzündungskernen
zurückzuführen ist, die stromaufwärts des Hauptflammenstabilisierungsbereichs
entstehen. Brennergeometrien, die entwickelt wurden, um den Selbstzündungsverbrennungsmodus zu untersuchen, umfassen entweder einen Heißluft-Piloten wie in
[26] oder einen Mantelstrom erhitzter Luft mit Eindüsung von Wasserstoff [27].
Messungen der Flammenlängen, normalisiert durch den Düsendurchmesser
(Lf/D), wurden von vielen Forschern über eine Reihe von Düsenbedingungen von
subsonisch [19, 28–34] bis schallnah [19, 35] berichtet. Korrelationen, die hauptsächlich auf der Froude-Zahl basierten, wurden entwickelt und anschließend verwendet. Daten, die jedoch in schallnahen Strömungen und für impulsgetriebene

A. R. Masri et al.

162

Strahlflammen gewonnen wurden, zeigten signifikante Abweichungen, und diese
führten zu unterschiedlichen Korrelationen mit Abhängigkeit sowohl vom Düsendurchmesser als auch von der Brennstoffmassenstromrate [19, 28–34]. Molkov
und Saffers haben kürzlich eine kritische Überprüfung dieser Literatur veröffentlicht, mit besonderem Fokus auf die Sicherheit von Wasserstoff [36] und
Leckagen aus Wasserstofftanks. Sie haben das, was sie als eine verallgemeinerte
Korrelation für die Flammenlänge bezeichnen, vorgeschlagen, die die Froude-,
Reynolds- und Mach-Zahlen berücksichtigt, wie in Abb. 3 gezeigt. Die Flammenlänge, LF, normalisiert durch den tatsächlichen Strahldurchmesser, D, wird mit
X = (ρN/ρS)(UN/CN)3 korreliert. Hierbei ist ρ die Dichte, U die Strahlgeschwindigkeit, C die Schallgeschwindigkeit, und die Indizes N und S beziehen sich jeweils
auf das Gas in der Brennstoffdüse und die umgebende Luft. Die Ergebnisse
umfassen drei verschiedene Bereiche: (i) durch Auftrieb kontrollierte Flammen
links mit LF/D = 1403 X0.196, (ii) impulsgetriebene Strahlen, bei denen LF/D ~ 230
unabhängig von X (im Bereich von 1e-4 bis ~0.007) ist, und (iii) unterexpandierte
Jets, bei denen die Strömung im Brennstoffzugang die Schallgeschwindigkeit
überschreitet und die relevante Korrelation LF/D = 805 X0.47 ist. Aus Abb. 3 geht
hervor, dass LF/D über den gesamten Bereich der Bedingungen gut mit der Ähnlichkeitsgruppe korreliert. Es ist auch erwähnenswert, dass der dritte Bereich mit
M > 1 für die Sicherheit von Wasserstoff von großer Bedeutung ist, da mögliche
Leckagen aus Brennstoffspeichertanks wahrscheinlich gedrosselte Strömungen
mit M = 1 am Leckpunkt, aber unterexpandiert und dann auf M > 1 ansteigend sind.
Diese Situation wird durch die Skalierung auf der rechten Seite von Abb. 3 erfasst,
wie von [36] berichtet.

Abb. 3 Diagramm der
Flammenlänge, normalisiert
mit dem Strahldurchmesser,
LF/D versus X = (ρN/ρS)
(UN/CN)3. Die durchgehende
Linie stellt die Korrelation
von Molkov und Saffers dar
[36]. Die Symbole beziehen
sich auf experimentelle Daten
aus verschiedenen Quellen.
Nachgedruckt aus Ref.
[36] mit Genehmigung von
Elsevier

Kalghatgi Unterschall, 1984
Kalghatgi, 1984

,

Mogi et al., 2005
Schefer et al. Unterschall, 2006
Schefer et al., 2007
Proust et al., 2009
Studer et al., 2009
Imamura et al., 2008
Shevyakov et al. Unterschall, 1977
Hawthorne et al. Unterschall, 1949

,

Turbulente Wasserstoffflammen

163

2.2 Kompositionelle Struktur
Die ersten detaillierten, raum- und zeitaufgelösten Messungen der kompositionellen
Struktur turbulenter Wasserstoffflammen wurden in den achtziger Jahren des
zwanzigsten Jahrhunderts mit der Entwicklung der spontanen Raman-Streuung
durchgeführt, die durch das Aufkommen leistungsstarker Laser und PhotomultiplierRöhren ermöglicht wurde [37–40]. Ein typisches Layout des frühen RamanSystems, das in den Sandia National Laboratories entwickelt wurde, ist in Abb. 4
dargestellt. Das Einzelpunkt-Raman-Rayleigh-Setup wurde dann mit einem LaserDoppler-Geschwindigkeitssystem gekoppelt, um Messungen von Temperatur,
Spezieskonzentration und Geschwindigkeit in turbulenten Strahldiffusionsflammen
von H2–N2-Brennstoffen durchzuführen. Die Raman- und Rayleigh-Signale wurden
durch ein Spektrometer unter Verwendung von Photomultiplier-Röhren gesammelt,
die strategisch an der relevanten Raman-Verschiebung positioniert waren. Da
LDV-Messungen eine Partikelbeimischung erfordern, wurde ein Koinzidenzprüfer
hinzugefügt, sodass das LDV-Messereignis schnell von einem Raman-RayleighMessereignis gefolgt wird, wenn das Impfpartikel die Messsonde verlässt. Aufgrund
dieser Konditionierung war die Datenerfassung eine mühsame Aufgabe, aber dieses
Setup lieferte die ersten Messungen von Skalarflüssen in turbulenten Diffusionsflammen [37].

RAMAN-LASER-TRIGGER

RAMAN LASER
(PULSED)

LDV
PROCESSOR

V ION
LD CT S
LE TIC
L
CO OP

DOPPLER
BURST

RAMANSAMMELOPTIKEN

VERBRENNUNGS
TUNNEL

INTEGRIERTE
SCHALTKREISE
VELOCITY
POLYCHROMATOR

RAMAN
BEAM

COMPUTER

ARTEN
KONZENTRATION
UND TEMPERATUR

LDV LASER
(CW)

LDV
BEAMS

Abb. 4 Schematische Darstellung eines frühen Raman-Rayleigh-Systems, das mit LDV
für gemeinsame Messungen von Temperatur, Spezieskonzentration und Geschwindigkeit
in turbulenten Wasserstoffdiffusionsflammen gekoppelt ist. Nachgedruckt aus Ref. [37] mit
Genehmigung von Elsevier

164

A. R. Masri et al.

Die linke Seite (LHS) von Abbildung 5 zeigt die Streudiagramme der
Temperatur und der molarer Anteil von H2, O2, H2O und N2, die gegen die
Mischungsbruch aufgetragen und in einer reinen Wasserstoffturbulenzdiffusionsflamme (Reynolds-Zahl, Re = 10.000) mit dem oben gezeigten Raman-RayleighSystem gemessen wurden. Die Länge der Flamme ist L, und die Messungen
werden an verschiedenen axialen Abständen entlang der Länge, L, gezeigt.
Die rechte Seite der Abbildung zeigt den molaren OH-Anteil, die mittels laserinduzierter Fluoreszenz gemessen wurde. Ebenfalls gezeigt sind Kurven
für adiabatisches Gleichgewicht und für gegenläufige laminare Flammenberechnungen mit zwei verschiedenen Dehnungsraten von a = 100 s−1 und
a = 1000 s−1. Aus Abb. 5 geht hervor, dass die meisten Datenpunkte innerhalb der
berechneten Flammen- und Gleichgewichtsgrenzen liegen, insbesondere an stromabwärts gelegenen Positionen. Die OH-Radikalkonzentration zeigt signifikante
Über-Gleichgewichtskonzentrationen bei L/8 mit einem allmählichen Abfall zu
Gleichgewichtsniveaus, wenn der axiale Abstand zunimmt.
Mit dem oben erwähnten System haben Magre und Dibble [40] weitere
Messungen in Flammen durchgeführt, die aus 78 % Wasserstoff und 22 %
Argon (vol.) bestehen und bei denen die Strahlgeschwindigkeit von 75 auf
175 m/s ansteigt. Bei ausreichend hohen Strahlgeschwindigkeiten beginnen
Effekte der endlichen Reaktionskinetik aufzutreten, wobei die Streudiagramme für die Temperatur unter die Grenzen der gedehnten Flammen fallen.
Pitz und Mitarbeiter an der Vanderbilt University entwickelten ein UV-RamanSystem, bei dem das spektral aufgelöste Raman-Signal durch PMT- und ICCDKameraimplementierungen gesammelt wurde. Sie haben die Technik auf
Überschall-Wasserstoff-Luft-Diffusionsflammen [41] und auch auf Unterschallstrahlflammen angewendet, bei denen sie die Skalarzerfallsraten extrahierten, die
auf das Ausmaß der Dehnung und Streckung aufgrund übermäßiger Turbulenz
hinweisen [42]. Das Doppelpulsen der Strahlen der Laser-Raman-Systeme wurde
von Grunefele et al. [43] eingesetzt, um gleichzeitige Messungen von reaktiven
Skalaren und Geschwindigkeit in turbulenten Wasserstoffflammen durchzuführen.
Obwohl diese Referenzen keine umfassende Übersicht über die Literatur
bieten, sind sie ein Hinweis auf die Tiefe der verfügbaren Informationen zur
kompositionellen Struktur turbulenter Wasserstoffflammen. Kürzlich berichteten
Steinberg et al. [45] über Raman-Messungen in Wasserstoffdiffusionsflammen in
einem Querfluss, die zeigen, dass die Flamme tatsächlich an der Basis angehoben
ist. Mit einem neu entwickelten Raman-System an der KAUST berichteten
Guiberti et al. [46] über Messungen in einer turbulenten Diffusionsflamme von
H2–N2-Brennstoff. Ein zentrales Ergebnis dieser Messungen ist, dass die Effekte
der differentiellen Diffusion für Reynolds-Zahlen über einem bestimmten
Schwellenwert minimal waren. Es sollte beachtet werden, dass dies zwar für
Diffusionsflammen der Fall sein mag, die Situation jedoch bei Vormischflammen,
die Wasserstoff als Brennstoff verwenden, anders ist.

Turbulente Wasserstoffflammen

165

,

T(K) Rayleigh

Maulwurfsfraktion

,
,
,
,
,

,

,

,

,

,

Gemischte Fraktion

,

OH-Molekülfraktion

,

,

,

,

,

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,

,

,

OH-Molekülfraktion

,

,

,

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,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

Gemischte Fraktion
,

T(K) Rayleigh

,
,
,
,

,

,

,

,

,

,

,

Gemischte Fraktion

OH-Molekülfraktion

,

Maulwurfsfraktion

,

,

Gemischte Fraktion

,

,

Gemischte Fraktion

,

T(K) Rayleigh

Maulwurfsfraktion

,

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,

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,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

Gemischte Fraktion

Abb. 5 Streudiagramme der Temperatur, des molaren Anteils der Hauptspezies (LHS) und des
molaren OH-Anteils (RHS), die gegen die Mischungsbruch aufgetragen sind. Die Ergebnisse
werden für verschiedene axiale Positionen in der Re = 10.000 unverdünnten H2-Flamme mit
einer Länge L gezeigt. Ebenfalls gezeigt sind Kurven für adiabatisches Gleichgewicht (–) und
für gegenläufige laminare Flammenberechnungen mit Dehnungsraten von a = 100 s−1 (___) und
a = 1000 s−l (….). Nachgedruckt aus Ref. [44] mit Genehmigung von Elsevier

3 Turbulente Vormischflammen
Die Hauptprobleme bei turbulenten Vormischflammen sind (i) die Vermeidung
von Rückschlag (flashback - FLB) und (ii) die Vorhersage der Brenngeschwindigkeit oder der turbulenten Flammengeschwindigkeit. Magere Vormischflammen,
die in praktischen Brennern aufgrund ihrer reduzierten Emissionen bevorzugt
werden, haben ein höheres Risiko des Abblasens und daher wird die Schätzung

166

A. R. Masri et al.

der mageren Abblasgrenzen (lean blow-off - LBO) zu einer wesentlichen
Anforderung. Mit der Zugabe von Wasserstoff zur Brennstoffmischung induziert
die differentielle Diffusion eine kompositionelle Inhomogenität in den Gemischen
und stellt eine weitere Herausforderung bei der Schätzung ihrer Auswirkungen
auf die Brenngeschwindigkeiten dar. Der nächste Abschnitt bietet einen kurzen
Überblick über diese Themen, gefolgt von einem kurzen Abschnitt über aktuelle
Messungen der kompositionellen Struktur turbulenter Wasserstoffflammen.

3.1 Globale Merkmale
Sommerer et al. [48] präsentierten eine kombinierte numerische und experimentelle
Studie zu Rückschlags- und Ausblasgrenzen in drallstabilisierten turbulenten teilweise
vorgemischten Propanflammen. Sie haben eine Reihe von Rückschlagsmechanismen
identifiziert, darunter Grenzschichtrückzündung ( boundary flashback - BLF) und
durch Verbrennung induzierte Wirbelzerlegung (combustion-induced vortex breakdown
- CIVB) [48]. Kürzlich haben Liu et al. [47] ähnliche Konzepte verwendet, um die
Stabilitätsgrenzen von verdrallten Methan-Wasserstoff-Flammen zu interpretieren, die
in Abb. 6 gezeigt werden. Die LBO und FLB werden für CH4–H2-Flammen über einen
Bereich von Reynolds-Zahlen und für Mischungen gezeigt, bei denen der Wasserstoffanteil von null auf 50 % nach Volumen ansteigt. Es ist offensichtlich, dass die Zugabe
von Wasserstoff die LBO auf niedrigere Äquivalenzverhältnisse ausdehnt. Allerdings
zeigt die FLB ein nicht-monotones Verhalten mit der Wasserstoffzugabe, und dies ist

LBO-Grenze
FLB-Grenzwert
M-Π Übergang
SL für LBO
SL für FLB
SL für M- Π Übergang
M-förmige Flamme
Π-geformte Flamme

Abb. 6 Stabilitätsbereiche für drei vorgemischte Flammen von CH4, CH4–H2 = 75–25 %, CH4–
H2 = 50–50 %, die über einen Bereich von Äquivalenzverhältnissen (oder laminaren Flammengeschwindigkeiten, SL) und Reynolds-Zahlen betrieben werden. Die Äquivalenzverhältnisse,
Φ an den mageren Ausblasgrenzen, LBO, und den Rückzündungsgrenzen, FLB, sind in blauen
Dreiecken und roten Kästchen dargestellt. Ergebnisse stammen aus Ref. [47]

Turbulente Wasserstoffflammen

167

auf eine Änderung der Flammenstruktur/-form und des Rückschlagsmechanismus
zurückzuführen, der von M-förmigen und CIVB-Modus zu П-förmigen Flammen und
BLF-Modus übergeht, wenn der Wasserstoffanteil in der Brennstoffmischung zunimmt
[47].

3.2 Flammengeschwindigkeit und Struktur
Die Auswirkungen der Wasserstoffzugabe auf die Flammengeschwindigkeit, die
Brennrate und die räumliche Struktur der Reaktionszonen wurden kürzlich untersucht, hauptsächlich in mageren CH4–H2-Flammen und mit besonderem Fokus
auf differentielle Diffusion [47, 49–58]. Zhang et al. [49, 51] verwendeten LIFBildgebung von OH und CH2O, um die turbulente Brenngeschwindigkeit und die
Flammendicke in Flammen von CH4–H2 zu extrahieren, bei denen die Volumenanteile von Wasserstoff von 0 auf 30 % und dann auf 60 % erhöht werden
(bezeichnet als Flammen A, B und C). Messungen werden in einer Reihe von
Strömungsbedingungen durchgeführt, sodass die Flammen die gerippte Flammenfront und verbreiterte Reaktionszonen im Regimediagramm abdecken, wie in
Abb. 7 gezeigt. Die Ergebnisse in Bezug auf die turbulente Flammengeschwindigkeit werden in Abb. 8 präsentiert, und diejenigen, die die Dicken der Vorwärmzone (preheat - PH) und der Hochtemperaturreaktionszone (high-temperature
reaction - HR) berichten, sind in Abb. 9 gezeigt. Die gemessenen Dicken, δT,
sind in Bezug auf die laminare Flammendicke, δL, normalisiert. Die turbulente

Verteilte Reaktionszonen

Erweitertes Vorheizen - dünne
Reaktionszone (BP-TR)

gewellter Flamlet
gefalteter Flamelet
,

Laminare Flammen
,

Abb. 7 Regimediagramm für turbulente vorgemischte Flammen, das die von Zhang et al. [49]
untersuchten Flammenbedingungen zeigt. Das Regimediagramm stellt die Turbulenzintensität,
u′/SL,0, im Vergleich zur integralen Längenskala, λI, normalisiert durch die thermische laminare
Flammendicke, δL,0, dar. Die gezeigten Brennstoffmischungen (A, B, C) sind CH4–H2, wobei der
Wasserstoffgehalt von 0 auf 60 % variiert. Nachgedruckt aus Ref. [49] mit Genehmigung von
Elsevier

A. R. Masri et al.

168

,
,
,

Turbulente Verbrennungsgeschwindigkeit,

Abb. 8 Diagramme
der turbulenten
Brenngeschwindigkeit
im Vergleich zur
Turbulenzintensität für
die von Zhang et al.
[51] untersuchten
Flammenbedingungen.
Die Brennstoffmischungen
sind CH4–H2, wobei der
Wasserstoffgehalt von 0 auf
60 % variiert. Ergebnisse
werden auch für Tamadonfar
und Gülder [59] gezeigt.
Nachgedruckt aus Ref.
[51] mit Genehmigung von
Elsevier

,
,

Zhang et al.
Tamadonfar und Gülder

Turbulenzintensität,

Brenngeschwindigkeit, ST, ist mit dem laminar Wert, SL,0, normalisiert. Beide
Diagramme zeigen Ergebnisse im Vergleich zur Turbulenzintensität u′/SL,0. Die
Schlussfolgerungen der Studien von Zhang et al. [49, 51] werden hier wie folgt
zusammengefasst:
• Die Zugabe von Wasserstoff zum Brennstoffgemisch erhöht die turbulente
Flammengeschwindigkeit, wenn auch nicht linear, wie aus den in Abb. 8
gezeigten Profilen ersichtlich ist. Es wird hier darauf hingewiesen, dass das
Äquivalenzverhältnis für die Flamme mit 60 % Wasserstoff nur 0,69 beträgt,
verglichen mit ϕ = 0,80 für den Fall mit 30 % H2.
• Die Trends für die zunehmende turbulente Flammengeschwindigkeit, ST, mit
höherer Turbulenzintensität sind konsistent, wenn auch mit unterschiedlichen
Raten, die vom Wasserstoffgehalt abhängen.
• Wie in Abb. 9 gezeigt, bleibt die Dicke der Hauptwärmefreisetzungszone (dargestellt durch die roten Symbole) nahezu unverändert und nahe derjenigen der
laminaren Flammen, unabhängig vom Turbulenzniveau oder dem Anteil an
Wasserstoff im Brennstoff.
• Im Gegensatz dazu wird die Vorwärmzone mit zunehmender Turbulenz erheblich verbreitert. Für reine Methanflammen ist δT,PH etwa viermal dicker als das
laminar Gegenstück bei u′/SL ~ 3, und dies erhöht sich auf etwa das Sechsfache
bei u′/SL ~ 12.
• Mit zunehmendem Wasserstoffanteil im Methangemisch ist es interessant zu
bemerken, dass die Vorwärmzone dünner wird, wie in Abb. 9 zu sehen ist, wo
bei u′/SL ~ 12, δT,PH/δL,PH von etwa sechs für reine Methanflammen auf etwa drei
für die Flamme mit 60 % Wasserstoff reduziert wird.

Turbulente Wasserstoffflammen

169

,

Blau: PH
Rot: HR

,
,
,
,
,

,

,

,

,

,

,

,

Abb. 9 Diagramme der normierten Dicken δ der Vorwärm- (PH) und HochtemperaturReaktionszonen (HR) in Abhängigkeit von der Turbulenzintensität für die von Zhang et al.
[49] untersuchten Flammenbedingungen. Die Indizes T und L beziehen sich jeweils auf laminare
und turbulente Flammen. Die Brennstoffmischungen (A, B, C) sind CH4-H2, wobei der Wasserstoffgehalt von 0 bis 60 % variiert. Nachgedruckt aus Ref. [49] mit Genehmigung von Elsevier

Die oben diskutierten Trends sind im Allgemeinen konsistent mit anderen, die
kürzlich in der Literatur berichtet wurden [53–58] und heben die zusätzliche
Bedeutung und Komplexität von Wasserstoff bei der Veränderung der Brennraten
und der Struktur von Vormischflammen hervor. Korrelationen für die turbulente
Flammengeschwindigkeit von wasserstoffhaltigen Brennstoffen beinhalten jetzt die
Effekte der differentiellen Diffusion, möglicherweise unter Verwendung der LewisZahl als relevanten Parameter zusätzlich zur Turbulenzintensität und Dehnungsrate.
Hamp et al. [58] präsentierten eine Bewertung der verschiedenen Korrelationen
unter Verwendung ihrer PIV-Messungen in einer Gegenstromflammenkonfiguration, um turbulente H2–CO- und H2–CH4-Flammen zu untersuchen. Für
letztere stieg der Wasserstoffgehalt auf bis zu 100, und die Bandbreite der LewisZahlen in ihrer umfangreichen Fallmatrix reichte von Le = 0,374 bis Le = 0,962.
Obwohl keine bestimmte Korrelation empfohlen wurde, hebt ihr Befund die
komplexe Wechselwirkung zwischen Methan und Wasserstoff aufgrund der
Effekte der differentiellen Diffusion hervor [58]. Die Abhängigkeit der turbulenten
Flammengeschwindigkeit von der effektiven Lewis-Zahl des Kraftstoffgemischs,
Lee, scheint die Form zu haben: ST/SL,0 ~ (1/Lee)n, wobei der Exponent n von 0,14
[57] bis 0,3 [58] reicht. Es gibt verschiedene Formulierungen für Lee. Bouvet et al.
[60] kommen zu dem Schluss, dass Lee einfach durch eine Summation über den
Molenbruch, Xi, der Komponenten als Lee = ΣXiLei erhalten werden kann.
Die meisten in diesem Kapitel zuvor erwähnten Studien haben sich auf
Strömungen mit niedriger Lewis-Zahl (Le < 1) konzentriert, die hauptsächlich magere
Gemische aus Methan-Wasserstoff-Luft darstellen. Abbasi-Atibeh und Bergthorson
[50] haben vorgemischte Gegenstromflammen mit einem breiteren Bereich effektiver
Lewis-Zahlen untersucht, die von 0.35 < Lee < 3.08 reichen. Flammen von C3H8–H2
und CH4–H2 im Bereich der dünnen Reaktionszone werden über eine Reihe von

A. R. Masri et al.

170

nach Volumen)
90% in Schritten von 20%
nach Volumen)

Luft

,

,

,

,

,

,

,

Abb. 10 Diagramme der normierten turbulenten Flammengeschwindigkeiten, aufgetragen gegen
effektive Lewis-Zahlen, Lee für eine Reihe von turbulenten Gegenstrom-Vormischflammen von
Wasserstoff, Methan oder Propan. Die Brennstoffgemische werden variiert, sodass die effektive
Lewis-Zahl einen breiten Bereich abdeckt [50]. Nachgedruckt aus Ref. [50] mit Genehmigung
von Elsevier

Turbulenzintensitäten untersucht, wobei Hochgeschwindigkeits-Lasermessungen
von Geschwindigkeitsfeldern und Mie-Streuung-Flammentomographie verwendet
werden, um die Effekte der differentiellen Diffusion zu quantifizieren. Eines ihrer
wichtigsten Ergebnisse wird in Abb. 10 [50] berichtet, die zeigt, dass die turbulenten
Brennraten mit abnehmendem Lee zunehmen. Solche Effekte sind jedoch nicht
linear, da ST für Lee größer als ~0.75 fast gleichmäßig bleibt, aber dann für niedrigere
Werte stark ansteigt. Die Behandlung der Effekte der differentiellen Diffusion bei der
Berechnung der Struktur von turbulenten vorgemischten und nicht vorgemischten
Flammen wird im nächsten Abschnitt dieses Kapitels diskutiert.

4 Modellierung der differentiellen Diffusion
Der detaillierteste Ansatz besteht darin, alle turbulenten Skalen in der direkten
numerischen Simulation (DNS) direkt aufzulösen. Jüngste Untersuchungen zur
differentiellen Diffusion in Wasserstoff- und Wasserstoffderivatflammen unter Verwendung von DNS finden sich beispielsweise in [61, 62]. Hier konzentrieren wir
uns stattdessen auf Turbulenzmischungs- und Verbrennungsmodelle, die in der
Large Eddy Simulation (LES) und Reynolds Averaged Navier Stokes (RANS) verwendet werden, die für die Modellierung im praktischen Maßstab nützlicher sind.
Die überwiegende Mehrheit der Modelle für reaktive Skalarmischung in
turbulenten Strömungen vernachlässigt die differentielle Diffusion und geht
davon aus, dass alle Spezies im Gemisch gleich diffundieren. Dies vereinfacht
die Problemformulierung erheblich und ist unter Bedingungen gerechtfertigt,
bei denen die Rate der turbulenten Mischung viel größer ist als die Rate der
molekularen Mischung. Diese Annahme ist jedoch nicht gültig für Strömungen,
die große Konzentrationen von Wasserstoff enthalten, der aufgrund seines sehr
geringen Molargewichts viel schneller diffundiert als die anderen Hauptreaktanten
oder Produktspezies, die bei der Verbrennung von Wasserstoff oder Wasserstoffmischungen vorhanden sind. Eine Herausforderung bei der Bewältigung dieses

Turbulente Wasserstoffflammen

171

Problems besteht darin, dass die Annahme der gleichen Diffusivität mehr als
nur ein Modelleingang ist. Für viele der heute verwendeten Hauptmodelle der
turbulenten Verbrennung ist die gleiche Diffusivität der Spezies ein integrales
Artefakt der gesamten Modellformulierung. Dies wird durch zwei grundlegende
Beispiele veranschaulicht. Erstens werden transportierte Wahrscheinlichkeitsdichtefunktionsmodelle [63] häufig in stochastischer Form mit einem Ensemble
von fiktiven Partikeln und einem Zufallsbewegungsmodell für den diffusen Transport im physikalischen Raum formuliert. Da jede Partikel alle Informationen im
Zustandsraum enthält, einschließlich aller Speziesmassenanteile, geht das Zufallsbewegungsmodell implizit davon aus, dass alle Spezies im physikalischen Raum
gleich diffundieren. Zweitens geht das Modell der bedingten Momentenschließung
(CMC) [64], das eine starke Korrelation zwischen den Schwankungen der
reaktiven Skalare und den Schwankungen des Mischungsbruchs annimmt, im
Allgemeinen davon aus, dass der Mischungsbruch und die reaktiven Skalare
mit der gleichen Rate diffundieren. Differentielle Diffusion führt zu einer mehrdeutigen Definition des Mischungsbruchs und neuen ungeschlossenen Termen in
den CMC-Gleichungen. Während Lösungen für diese Hindernisse vorgeschlagen
wurden [65, 66], beinhalten sie eine Neufassung des Modells. Hier überprüfen wir
kurz die verfügbaren Modelle der differentiellen Diffusion und präsentieren dann
Details zu einem Modell im Besonderen, der multiplen Abbildungsbedingung
[67], das als vielversprechend gilt. Die Methoden werden allgemein für jedes
differentielle diffundierende Gemisch vorgestellt und sind daher auf Gemische mit
Wasserstoff anwendbar.
In transportierten PDF-Ansätzen manifestiert sich die Diffusion auf zwei
Arten. Es gibt den Transport im physikalischen Raum, der als Gradientendiffusion
modelliert wird, und es gibt auch den Transport im Zusammensetzungsraum
durch den Skalarzerfallsterm, der die Verteilungen an einem bestimmten Ort im
physikalischen Raum beeinflusst und durch Mischungsmodelle emuliert wird. Im
Allgemeinen spielt die differentielle Diffusion in beiden Mechanismen eine Rolle.
Die differentielle Diffusion im physikalischen Raum, die bei niedrigen ReynoldsZahlen am wichtigsten ist, wurde von McDermott und Pope [66] behandelt. In
diesem Modell wird die Zufallsbewegung so umkonfiguriert, dass sie nur den
turbulenten oder subgitterartigen diffusen Transport berücksichtigt, während
die Diffusion durch einen deterministischen mittleren Driftterm modelliert wird,
in den die differentielle Diffusion leicht einbezogen werden kann. Ein Nachteil
dieses Ansatzes ist die Notwendigkeit, den Skalargradienten aus diskreten und
verrauschten fiktiven Partikelfeldern zu schätzen, und die Anwendung auf Laborund praktische Flammen ist selten. You et al. [68] verwendeten das mittlere Driftmodell für eine Labor-Turbulenzdimethyletherflamme und zeigten bescheidene
Verbesserungen, die bei Flammen mit hohen Wasserstoffkonzentrationen und vorgemischten Flammen, bei denen die differentielle Diffusion wichtiger ist, noch
größer sein dürften. In ihren einfachsten Formen sind fiktive Partikelmodelle,
die die differentielle Diffusion im Zusammensetzungsraum berücksichtigen,
unkompliziert und beinhalten die Verwendung unterschiedlicher Mischfrequenzen
für jede Spezies basierend auf ihren individuellen Lewis-Zahlen [69–71]. Ein

172

A. R. Masri et al.

Hauptanliegen hierbei ist, dass Realisierbarkeitsbeschränkungen erfüllt werden
müssen, d. h. die Massenanteile aller Spezies müssen sich zu Eins summieren und
die Massenanteile der einzelnen Spezies müssen am unteren Ende durch Null und
am oberen Ende durch Eins begrenzt sein [66]. Die Modelle von Chen und Chang
[69] und Meyer [70] sagen die differentielle Diffusion korrekt voraus, verletzen
jedoch die Realisierbarkeit. Die Verfeinerung von Richardson und Chen [71] folgt
einem ähnlichen Ansatz, bei dem speziesabhängige Mischfrequenzen verwendet
werden, zusätzlich werden jedoch die Gewichte der fiktiven Partikel angepasst,
um sicherzustellen, dass die Realisierbarkeitsbeschränkungen erfüllt sind. Die
Anwendung auf eine turbulente vorgemischte Methan-Luft-Flamme, die Spezies
mit Lewis-Zahlen von 0.17 (für Wasserstoffradikal) bis 1.34 (für CO2) enthält,
während das Euclidean Minimum Spanning Tree (EMST) Mischmodell [72] verwendet wird, zeigte eine verbesserte Genauigkeit im Vergleich zu dem Modell
ohne differentielle Diffusion. Kürzlich wurde das Modell der differentiellen
Diffusivität von Richardson und Chen [71] von Zhou et al. [73] übernommen, um
eine DNS-Flamme zu modellieren, die Ruß mit Lewis-Zahlen von bis zu 10.000
enthält.
Differenzielle Diffusion in auf Mannigfaltigkeiten basierenden Methoden
wie laminarer Flamelet-Modellierung [74] und CMC [65] wurden ebenfalls entwickelt. Die Mannigfaltigkeit umfasst typischerweise den Mischungsbruch in
nicht-vorgemischten Flammen und die Reaktionsfortschrittsvariable in vorgemischten Flammen. Aufgrund des entkoppelten Transports in physikalischen
und Mannigfaltigkeitsräumen stehen differenzielle Diffusionsmodelle für
laminare Flamelet-Modelle in nicht-vorgemischten Flammen vor dem inhärenten
Problem, dass die aus Flamelet-Modellen mit nicht-einheitlicher Lewis-Zahl
erhaltenen Speziesmassenanteile nicht mit dem Transport eines Mischungsbruchs
übereinstimmen, der relativ zu diesen Spezies definiert ist. Pitsch und Peters
[75] schlugen eine einfache und elegante Lösung vor, bei der die Diffusivität der
Mischungsbruchdimension willkürlich und unabhängig von den Lewis-Zahlen der
Spezies definiert wird. Während dies zu konsistenten Lösungen führt, bedeutet es,
dass der stöchiometrische Wert des Mischungsbruchs nicht konstant ist, obwohl
dies den reibungslosen Betrieb des Modells nicht beeinträchtigt. Kronenburg
und Bilger [65] entwickelten eine differenzielle Diffusionsversion von CMC
in Form von Differenzparametern zi = Yi − Yi+, wobei Yi der Massenanteil der
Spezies i mit einer Lewis-Zahl von Lei ist und Yi+ ein fiktiver Skalar mit den
gleichen Eigenschaften wie die Spezies i ist, jedoch mit einer Lewis-Zahl, die
der des konservierten Mischungsbruchs entspricht, Lex. Die Anwendung auf eine
turbulente, wasserstoffbetriebene Flamme [76] zeigt verbesserte Vorhersagen im
Vergleich zum CMC-Modell mit gleicher Diffusivität und eine unerwartet geringe
Empfindlichkeit gegenüber einstellbaren Konstanten.
Multiple Mapping Conditioning (MMC) [77] kombiniert Aspekte der oben
genannten Modellierungsparadigmen. In seiner stochastischen Form, die im vorliegenden kurzen Überblick im Fokus steht, ist MMC ein PDF-Modell, bei dem
der molekulare Mischvorgang lokal (oder bedingt) auf einen Referenzraum erfolgt,
der die Verteilungen der Mannigfaltigkeitsvariablen nachahmt. Ein einfaches

Turbulente Wasserstoffflammen

173

differenzielles Diffusionsmodell für Flammen mit Aerosolpartikeln hoher LewisZahl wurde von Vo et al. [78] vorgeschlagen, bei dem das Mischen einzelner Spezies
in einem Mischungsbruch-Referenzraum mit den Lewis-Zahlen variiert. Obwohl
dies in [78] nicht untersucht wurde, ist es wahrscheinlich, dass dieser Ansatz die
oben diskutierten Realisierbarkeitsbeschränkungen verletzt. Ein rigoroserer Ansatz
wurde von Dialameh et al. [67] vorgeschlagen, und die Parameter dieses fortschrittlichen Modells sind konsistent mit der Reynolds- und Schmidt-Zahl-Skalierung
sowohl im inertial-konvektiven (Oboukov-Corrsin) als auch im viskos-konvektiven
(Batchelor) Subbereich. Das Modell basiert auf dem Konzept des Side-Stepping,
bei dem das Mischfenster bei jedem Zeitschritt in der numerischen Methode (d.
h. die Zeitdauer, über die sich die Spezies mischen) für diffusionsstärkere Spezies
verlängert wird. Ein-Referenz-Variablen- und Zwei-Referenz-Variablen-Versionen
des Modells wurden vorgeschlagen und gegen DNS von zwei unterschiedlich
diffundierenden passiven Skalaren getestet. Sowohl das Ein- als auch das ZweiReferenz-Variablen-Modell erfassen genau den differenziellen Zerfall der Skalarvarianzen, was die primäre Größe von Interesse in Studien zur differenziellen
Diffusion ist. Nur das letztere Modell kann die Dekorrelationsrate erfassen, wie
in Abb. 11 für DNS mit einer Taylor-Reynolds-Zahl von Rel = 38 gezeigt. Zwei
Sätze von DNS-Daten für den Korrelationskoeffizienten werden gezeigt, der erste
mit Spezies-Schmidt-Zahlen von 1 und 0,25 und der andere mit Werten von 1 und
0,5. Die Modellergebnisse hängen von einem Parameter ab, μ, der die Korrelation
zwischen den beiden Referenzvariablen steuert. Der Fall mit μ = 0 ist äquivalent
zum Ein-Referenz-Variablen-Modell und kann offensichtlich die Dekorrelationsrate in keiner Weise vorhersagen. Es ist zu beachten, dass Referenzvariablen die

,

Korrelationskoeffizient ρI’II

μ=0, Modell mit einer Bezugsgröße

DNS-Ergebnisse
für Sc(l,0.5)
DNS-Ergebnisse
für Sc(1.0.25)

,
,

Ergebnisse des MMCModells für verschiedene μ

,

,
,

,
Normalisierte Zeit

Abb. 11 Entwicklung des Korrelationskoeffizienten. Symbole kennzeichnen DNS-Daten mit
Rel = 38. Linien kennzeichnen Vorhersagen des Zwei-Referenz-Variablen-MMC-Modells für verschiedene Werte des Dekorrelationsparameters μ. Ergebnisse für zwei Fälle des Mischens von
zwei Skalaren werden gezeigt, einer mit Schmidt-Zahlen von 1 und 0,25 und der andere mit
Schmidt-Zahlen von 1 und 0,5. Nachgedruckt aus Ref. [67] mit Genehmigung von Elsevier

A. R. Masri et al.

174

Simulation der realen Mischskalare unterstützen und künstliche Mischparameter
auf die Referenzvariablen angewendet werden können, ohne die Realisierbarkeit
der realen Skalare zu verletzen. Das Modell skaliert korrekt mit der Reynolds-Zahl
im Bereich 38 < Rel < 90, wie in Abb. 12 gezeigt. Die Dekorrelationsrate ist von
akademischem Interesse, und das komplexere Zwei-Referenz-Variablen-Modell
ist möglicherweise nicht notwendig für praktische Anwendungen, bei denen der
differenzielle Zerfall der Varianzen von größerer Bedeutung ist.
Während Dialameh et al. [67] das Modell der differentiellen Diffusion für die
Mischung von zwei Skalaren getestet haben, ist es konzeptionell einfach, es wie
folgt auf Mehrkomponenten-Mischungen zu erweitern:
• Die chemischen Spezies werden basierend auf ihren Lewis-Zahlen in Nj-Bins
unterteilt. Größere Nj entsprechen einer höheren Genauigkeit bei der Auflösung
der differentiellen Diffusion und kleinere Nj entsprechen einer geringeren
Genauigkeit, aber einer verbesserten Recheneffizienz. Es wird erwartet, dass
Nj ~ 3 in den meisten Fällen ausreichend sein sollte.
• Jedem Bin wird eine charakteristische Lewis-Zahl, Lej, zugewiesen, wobei
Le1 > Le2 > … > LeNj und die Mischung in Stufen erfolgt.
• In Stufe 1 werden alle Bins mit derselben Zeitskala basierend auf dem Wert von
Le1 gemischt.
• In Stufe 2 wird ein Zwischenschritt für die Bins 2 bis Nj basierend auf dem Wert
von Le2 gemacht.
• In Stufe 3 wird ein Zwischenschritt für die Bins 3 bis Nj basierend auf dem Wert
von Le3 gemacht.
• Dies wird fortgesetzt, bis Nj − 1 Zwischenschritte abgeschlossen sind.

Korrelationskoeffizient ρI’II

MMC-Ergebnisse für verschiedene Reλ

,

DNS-Ergebnisse-Reλ =90
DNS-Ergebnisse-Reλ =70
DNS-Ergebnisse-Reλ =38

,
,
,

Normalisierte Zeit

Abb. 12 Entwicklung des Korrelationskoeffizienten für verschiedene Taylor-Reynolds-Zahlen,
Reλ. Symbole kennzeichnen DNS-Daten. Linien kennzeichnen Vorhersagen des Zwei-ReferenzVariablen-MMC-Modells mit μ, ausgewählt, um die beste Übereinstimmung mit den DNS zu
erzielen. Schmidt-Zahlen der beiden Skalare sind 1 und 0,25. Nachgedruckt aus Ref. [67] mit
Genehmigung von Elsevier

Turbulente Wasserstoffflammen

175

5 Zukünftige Aussichten
Mit dem globalen Bedarf an Dekarbonisierung rückt grüner Wasserstoff allmählich als kohlenstofffreier Energieträger in den Mittelpunkt, der zur Energieversorgung zukünftiger Transport-, Industrie- und Stromerzeugungssysteme beitragen
wird. Turbulente Verbrennung von Wasserstoff wird in solchen Systemen weiterhin eine Schlüsselrolle spielen, parallel zu anderen relevanten Umwandlungsmodi
wie Brennstoffzellen. Probleme wie Rückschlag, Verbrennungsinstabilitäten,
differentielle Diffusion und Schadstoffemissionen bleiben Herausforderungen,
die überwunden werden müssen, um die vollständige Einführung wasserstoffbasierter Systeme zu ermöglichen. Die internationale Verbrennungsgemeinschaft
stellt sich diesen Herausforderungen direkt. Die wirtschaftliche Produktion von
grünem Wasserstoff in ausreichenden Mengen ist eine weitere Herausforderung
für Brennstoffhersteller. Dieses Kapitel bietet eine bescheidene Einführung für
zukünftige Ingenieure und Wissenschaftler, die eine Karriere anstreben, um die
oben genannten Probleme anzugehen und so die breitere Einführung von grünem
Wasserstoff in turbulenten Verbrennungssystemen zu erleichtern.

6 Schlussbemerkungen
Das erneute Interesse an Wasserstoff sowohl als reiner Brennstoff als auch im
Mitverbrennungsmodus treibt neue experimentelle und numerische Forschungen
voran, um ungelöste Fragen wie differentielle Diffusion, Rückschlag und
Verbrennungsinstabilitäten zu klären. Direkte numerische Simulationen der
mageren Vormischverbrennung von wasserstoffhaltigen Flammen [61] erweisen
sich als äußerst nützlich, um Fragen der thermo-diffusiven Instabilitäten zu klären
und ein verbessertes Verständnis der mageren Stabilitätsgrenzen zu entwickeln.
Die Mischverbrennung von Wasserstoffflammen, die entweder mit Kohlenwasserstoffbrennstoffen oder Ammoniak mitverbrannt werden, ist besonders für Gasturbinenanwendungen zur landgestützten Stromerzeugung von Interesse. Der
inhomogene Brenner mit Pilotflamme in Sydney [79, 80] wird ausgiebig verwendet, um die Stabilitätsgrenzen und die Zusammensetzungsstruktur solcher
Flammen zu untersuchen [81] und es sind weitere Untersuchungen erforderlich,
um Hochdruckeffekte zu erforschen, die für praktische Brennkammern relevant
sind. Neben Raman-Techniken werden auch neue Diagnosemethoden entwickelt,
um quantitative Messungen relevanter Spezies in Wasserstoffflammen zu ermöglichen [82]. Fragen der Wasserstoffsicherheit, wie in einem früheren Abschnitt
dieses Kapitels erörtert, sind real und noch ungelöst. Abschließend bleibt Wasserstoff ein interessanter, aber herausfordernder Brennstoff, der trotz des bereits vorhandenen erheblichen Informationsvolumens weitere Forschung erfordern wird.

176
Danksagungen

A. R. Masri et al.
Die Autoren werden vom Australian Research Council unterstützt.

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Wasserstoffzündung und Sicherheit
Pierre Boivin, Marc Le Boursicaud, Alejandro Millán-Merino, Said Taileb,
Josué Melguizo-Gavilanes und Forman Williams

Zusammenfassung Dieses Kapitel bietet einen Überblick über H2-Zündungsund sicherheitsrelevante Fragen, die bei der Entwicklung zukünftiger H2-Wärmekraftmaschinen zu berücksichtigen sind. Grundlagen der H2-Zündphänomene
werden im ersten Teil behandelt, einschließlich der bekannten verzweigten
Radikalkettenreaktionen, die von Semenov & Hinshelwood beschrieben wurden,
sowie nützlicher analytischer Ableitungen von Induktionsverzögerungszeiten. Der
zweite Teil bietet einen Überblick über klassische kanonische Grenzprobleme,
einschließlich des Explosionsgrenzdiagramms (p, T), der Ausbreitungsgrenzen
sowohl von Deflagrationen als auch von Detonationen und von Schock- oder
thermisch induzierten Zündungen. Die beiden verbleibenden Teile behandeln zwei
gegensätzliche, aber komplementäre Fragen: wie man einen H2-Motor zündet und
wie man gefährliche H2-Zündungen verhindert. Im ersteren Fall wird eine Liste
verfügbarer Technologien vorgestellt, während im letzteren Fall vereinfachte
Modelle präsentiert werden, um Zündgefahren aus numerischen Kaltströmungssimulationen vorherzusagen.

P. Boivin (*) · M. Le Boursicaud · A. Millán-Merino · S. Taileb
Aix Marseille Univ, CNRS, Centrale Marseille, M2P2, Marseille, France
E-Mail: pierre.boivin@cnrs.fr
J. Melguizo-Gavilanes
Institut Pprime, UPR 3346 CNRS, ISAE-ENSMA, Futuroscope-Chasseneuil, France
F. Williams University of California San Diego, La Jolla, California, USA
© Der/die Autor(en), exklusiv lizenziert an Springer Nature Switzerland AG 2025
E. Tingas, Wasserstoff für zukünftige Wärmekraftmaschinen,
https://doi.org/10.1007/978-3-031-76380-9_5

181

P. Boivin et al.

182

Nomenklatur
Symbol
A
Ck
CMj
c
cp
DCJ
Dk
DT
Ea
hk
j
k
kj

kk,w
lj
p
Q
q
R
r
SL
T
Tc
Tp
TvN
t
tB
tE
ti
Vk
W
Wk
Xk
Yk
α
β
δc
ǭ

Name
Zündkinetik-Jacobi-Matrix
k-te molare Konzentration
Effektive Drittkörperkonzentration des Schrittes
j = (4, 8)
Mittlere Molekulargeschwindigkeit
Spezifische Wärmekapazität bei konstantem Druck
Chapman-Jouguet-Detonationsgeschwindigkeit
k-te Spezies-Diffusionskoeffizient
Thermischer Diffusionskoeffizient
Aktivierungsenergie
k-te Spezies molare Bildungsenthalpie
Reaktionsindex
Speziesindex
j-te Reaktion Arrhenius-Geschwindigkeitskonstante
(vorwärts: kjf , rückwärts: kjb)
∗
Einheit für eine Reaktion zweiter Ordnung.
kte Spezies-Wandzerstörungsrate
jte Reaktionsrate inverse charakteristische Zeit
Druck
Reaktionswärme 2H2 + O2 → 2H2 O
Dimensionslose Reaktionswärme
Molare Gaskonstante
Radiale Koordinate
Vormischflammen-Geschwindigkeit
Temperatur
Übergangstemperatur (α = 1)
Grenztemperatur der vorgemischten Flamme
(Magergrenze: α = 2)
Von Neumann Zustandstemperatur (Detonation)
Zeit
Verzweigungszeit
Thermische Explosionszeit
Induktionszeit (ti = tB + tE)
Zusammensetzungsvektor des Zündradikalpools
Mischungsmolekulargewicht
ktes Molekulargewicht
kter Molenbruch
kter Massenbruch
Übergangsparameter
Dimensionslose Aktivierungsenergie
Detonationszellengröße
Initiierungsratenvektor

Einheiten (SI)
s−1
mol/m3
mol/m3
m/s
J/K/kg
m/s
m 2 /s
m 2 /s
J/mol
J/mol
1
1

Gleichung
(25)
(4)

(61)
(8)
(71)
(57)
(73)
(8)

m3 /mol/s∗

(6)

s−1
s−1
Pa
J/mol
1
J/K/mol
m
m/s
K
K
K

(63)
(25)
(1)
(49)
(53)
(1)

(1)
(18)
(69)

K
s
s
s
s
1
kg/mol
kg/mol
1
1
1
1
m

(28)
(56)
(10)
(27, 29)
(2)
(2)
(3)
(3)
(18)

mol/m3 /s

(24)

Wasserstoffzündung und Sicherheit
Symbol
ε
ϕ
γ
κ

ρ
θ
ω̇k
ωj
ω̇T

Name
Haftkoeffizient
Äquivalenzverhältnis
Verhältnis der spezifischen Wärmen
Wärmeleitfähigkeit
Reaktivität (inverse charakteristische Verzweigungszeit)
Volumenmasse
Dimensionslose Temperatur
kte Spezies-Netto-Produktionsrate
jte Reaktionsrate
Chemischer Quellterm der Wärmegleichung

183
Einheiten (SI)
1
1
1
W/m/K
s−1
kg/m3
1
s−1
mol/m3 /s
K/s

Gleichung
(63)
(5)
(67)
(27, 42)
(1)
(50)
(73)
(6)
(73)

1 Einführung
Die Umgestaltung des Designs klassischer Kohlenwasserstoff-Wärmekraftmaschinen, um stattdessen Wasserstoff zu verbrennen, während CO2-Emissionen
lokal effektiv unterdrückt werden, ist alles andere als einfach. Der Raumfahrtsektor, der stark auf H2-Kryo-Triebwerken für ihre hohe spezifische Energie
und den damit verbundenen spezifischen Impuls angewiesen war, ist sich der
Herausforderungen der H2-Nutzung wohl bewusst. Besorgniserregend ist, dass
dieser Sektor diese Wahl nun weitgehend überdenkt und zu Kohlenwasserstoff-Brennstoffen wie Methan zurückkehrt: Obwohl die H2-spezifische Energie
(die pro verbrauchter Masseneinheit freigesetzte Energie) fast dreimal so hoch
ist wie die konventioneller Brennstoffe, ist ihre Energie pro Volumeneinheit
unter Umgebungsbedingungen 3000–4000 Mal niedriger als die konventioneller
(flüssiger) erdölbasierter Brennstoffe. Wenn der Platz begrenzt ist (z. B. im Transportsektor), müssen H2-Tanks daher entweder stark komprimiert (bis zu 700 atm.)
oder auf kryogene Temperaturen abgekühlt werden, wobei der H2-Siedepunkt bei
normalem Umgebungsdruck nahe bei 20 K liegt. Beide Alternativen erfordern sehr
schwere und solide Tanks und Fördersysteme.
Bei der Konstruktion eines beliebigen Fluidsystems, insbesondere eines Hochdrucksystems, stellt sich nicht so sehr die Frage, ob es lecken wird, sondern vielmehr wie viel es lecken wird. Dies gilt umso mehr für H2, eines der flüchtigsten
Gase. Die Frage der H2-Sicherheit ist daher von größter Bedeutung bei der
Konstruktion zukünftiger H2-Wärmekraftmaschinen. Insbesondere ist es wichtig,
geeignete Konstruktionsregeln für die akzeptablen H2-Leckraten festzulegen,
abhängig von der lokalen Umgebung (Oxidationsmittel, lokale Konzentration,
Druck, Massentemperatur, Wandtemperatur, Mikrokanalbreiten usw.).
Wasserstoff und Kohlenwasserstoffe haben auch sehr unterschiedliche
Explosions-, Entzündungs- und Detonationsgrenzen. Sie erfordern sorgfältige Prüfung, da sie im Allgemeinen als viel weiter für H2 angesehen werden,

184

P. Boivin et al.

was potenziell katastrophalere Szenarien ermöglicht. Zum Beispiel ist die H2
-Flammenausbreitung in stärker verdünnten und magereren Bereichen möglich, einschließlich durch millimeterbreite Kanäle, in denen Kohlenwasserstoffe
typischerweise erlöschen. Diese weiten Zündgrenzen machen H2 sehr anfällig
für Rückzündungsgefahren an Stellen, an denen ein herkömmlicher Wärmekraftmaschinen-Spezialist dies nicht erwarten würde. Wasserstoff ist auch anfälliger
für den Übergang von Deflagration zu Detonation (DDT), was potenziell
katastrophale Auswirkungen haben kann. Last but not least sind die Verbrennungstemperaturen für H2 höher als für Kohlenwasserstoffe, sodass die Auslegung
des Motors näher an der mageren Entzündungsgrenze liegen muss, um einen
drastischen Anstieg der NOx-Emissionen zu vermeiden, und genau hier ist die H2
-Verbrennung am schwersten zu stabilisieren.
Konzentrieren wir uns nun auf die positiven Aspekte: H2 ist wahrscheinlich der
Brennstoff, der von der Verbrennungswissenschaft am meisten untersucht wurde,
vielleicht wegen seiner oxymoronischen Eigenschaft, sowohl der elementarste
Brennstoff als auch derjenige zu sein, der die meiste Komplexität beinhaltet.
Elementar, weil seine thermochemischen und chemisch-kinetischen Eigenschaften
vergleichsweise einfacher – oder zumindest besser etabliert – sind als bei jedem
anderen Brennstoff. Seine Explosionsgrenzen sind zum Beispiel im Vergleich
zu denen von Kohlenwasserstoffen sehr klar definiert, da die zugrunde liegende
verzweigte Kettenchemie von Semenov & Hinshelwood vor über 80 Jahren entschlüsselt wurde. Aber es beinhaltet auch die meiste Komplexität, da H2 ein sehr
launisches Gas ist, das beispielsweise diffusive-thermische Instabilitäten aufweist,
die bei herkömmlichen Brennstoffen nicht existieren.
Das Ziel dieses Kapitels ist es, dem Leser einen Überblick über die
physikalischen Phänomene zu geben, die die Zünd- und Löschgrenzen von H2
steuern, wobei potenzielle Fallstricke und unerwartetes Grenzverhalten aufgezeigt
werden. Zum Beispiel besagt der gesunde Menschenverstand, dass ein Gasgemisch mit steigendem Druck eher reagiert. Abb. 1 zeigt die berühmte S-Kurve,
die die Druck-Temperatur-Abhängigkeit der H2–O2 Explosionsgrenzen für gasförmige Reaktantengemische darstellt, die in ein Gefäß eingespritzt werden. Die
Explosion erfolgt rechts von der Kurve, deren Details auch von der Größe, Form
und den Wandbeschaffenheiten der Kammer abhängen, in die das Gemisch eingebracht wird, während langsame Reaktionen oder Flammenausbreitung links auftreten können, wobei die Entflammbarkeitsgrenzen weit unten und links liegen.
Der mittlere Abschnitt der Kurve, der der sogenannten zweiten Explosionsgrenze entspricht, zeigt das kontraintuitive Verhalten, bei dem die Reaktivität
mit steigendem Druck abnimmt. Dieses Verhalten wird häufig unter Umgebungsbedingungen beobachtet, wie im Laufe dieses Kapitels erklärt wird. Insbesondere
wird deutlich, dass es einen signifikanten Temperaturbereich gibt, der sich mit den
für den Motorenbau interessanten Temperaturen überschneidet, innerhalb dessen
die Zündung bei atmosphärischem Druck schneller erfolgt als unter typischen
Motorbetriebsdrücken.
Das Kapitel ist wie folgt organisiert. Teil 1 präsentiert eine eingehende Analyse der zündungsbezogenen H2 Kinetik, wobei nur die Chemie der H2 Oxidation

Wasserstoffzündung und Sicherheit

101

100
Druck (atm)

Abb. 1 Experimentelle
Explosionsgrenzen
eines stöchiometrischen
Wasserstoff-SauerstoffGemisches in einem
kugelförmigen Gefäß mit
einem Radius von 3,7 cm, aus
dem klassischen Lehrbuch
von Lewis & von Elbe [1].
Die Explosion erfolgt rechts
von der Kurve (in Richtung
höherer Temperaturen)

185

10−1

10−2

10−3
650

700 750 800
Temperatur (K)

850

untersucht wird, wobei alle Transportphänomene vernachlässigt werden. Dort
werden wir den Begriff der Crossover-Temperatur einführen, Tc, die der oben
beschriebenen zweiten Explosionsgrenze entspricht. Die minimale kinetische
Beschreibung für H2 Zündung wird ebenfalls eingeführt, um als Basis für den Rest
des Kapitels zu dienen. Schließlich werden nützliche analytische Ausdrücke für
H2 Reaktivität, Zündzeiten und Radikal-Pool-Zusammensetzung vorgestellt, die in
Zünd- und Sicherheitsstudien verwendet werden können.
Teil 2 gibt einen Überblick über kanonische Prozesse, die H2 kinetische Grenzphänomene beinhalten. Insbesondere werden wir den Zusammenhang zwischen
der H2 Chemie und den drei Explosionsgrenzen, die in Abb. 1 dargestellt sind,
untersuchen. Die Ausbreitungsgrenzen der Reaktionsfront in vorgemischten Gasen
werden sowohl für die Deflagration (Unterschall) als auch für die Detonation
(Überschall) vorgestellt, zusammen mit geeigneten vereinfachten Beschreibungen,
die sich von der zuvor für die Selbstzündung gegebenen unterscheiden. Neuere
Ergebnisse zu den Ausbreitungsgrenzen in engen Kanälen werden ebenfalls vorgestellt. Schließlich wird die Zündung in einer Vielzahl von Konfigurationen
untersucht: Zündung in Mischschichten, thermisch induzierte (Heißwand-)
Zündung und sogar die kürzlich untersuchte schockinduzierte Zündung.
Teil 3 beabsichtigt, die (relativ einfache) Frage zu beantworten: Wie zündet man
H2? Insbesondere werden wir die Hauptprinzipien des Zündersystems vorstellen,
von der Topographie der Brennkammer bis zur Zündsequenz (brennstoffreich oder
oxidatorreich) und abschließend eine vorgeschlagene Liste von Zündertechnologien für H2 Zündungen, einschließlich Funkenzündung, Laserzündung und der
eher unkonventionellen akustischen Zündung, präsentieren.

P. Boivin et al.

186

Teil 4 behandelt die (nicht so einfache) entgegengesetzte Frage: Wie vermeidet
man – oder sagt zumindest voraus – H2 gefährliche Zündungen? Durch die Analyse einer numerischen Simulation einer turbulenten H2-Luft-Flamme – eine
Konfiguration, die an H2 Leckagen in einer heißen Umgebung erinnert, die als
kanonisches Beispiel ausgewählt wurde – werden wir Werkzeuge vorstellen, um
Zündkerne sowohl a posteriori als auch, vielleicht interessanter, a priori zu identifizieren.
Das Kapitel schließt mit einer Zusammenfassung, die einige der offenen Fragen
aufzeigt, die nach Ansicht der Autoren in naher Zukunft angegangen werden
sollten, um den Übergang zu einer „kohlenstofffreien“ Verbrennung zu unterstützen.

2 Die Chemie der H2 Zündung
Dieser Abschnitt präsentiert eine analytische Beschreibung der Kinetik, die an H2
Grenzphänomenen beteiligt ist. Er baut auf der Herleitung analytischer Formeln
für den Zündverzug beliebiger H2–O2 – inerten Gemischen auf.

2.1 Vorläufige Definitionen und Notationen
Die Notation folgt weitgehend der von Poinsot und Veynante in ihrem Lehrbuch
etablierten Konvention [2]. Das Gemisch wird vollständig definiert durch Angabe
des Drucks p, der Temperatur T und des Massenbruch-Zusammensetzungsvektors
Yk (mit k als Speziesindex). Ihre Beziehung zur Dichte wird als das ideale Gasgesetz angenommen

p=

ρRT
,
W

(1)

wo R = 8.314 J mol−1 K−1 und W das Molekulargewicht des Gemisches ist, das
aus dem Molekulargewicht der Komponenten Wk wie folgt erhalten wird

 Yk
1
=
.
W
Wk
k

(2)

Molbrüche werden geschrieben als Xk, mit

Xk =

W
Yk .
Wk

(3)

Die molare Konzentration der Spezies wird bezeichnet durch Ck :

Ck = ρ

Xk
Yk
=ρ .
Wk
W

(4)

Wasserstoffzündung und Sicherheit

187

Für ein Gemisch aus H2–O2 (möglicherweise einschließlich anderer Gase) wird
das Äquivalenzverhältnis des Gemisches ϕ wie folgt definiert

ϕ=

XH2
.
2XO2

(5)

Wie oben (z. B. XH2), kann der Komponentenindex k zur einfacheren Lesbarkeit
bequem durch das Komponentensymbol (H2, O2, N2, …) ersetzt werden.

2.2 Minimale kinetische Beschreibung

Verzögerung der Zündung (s)

Es ist allgemein anerkannt, dass die detaillierte Beschreibung [3–8] der H2
Chemie besteht aus 20 oder mehr elementaren Reaktionen zwischen 8 reaktiven
Spezies. Obwohl Diskrepanzen zwischen den vorgeschlagenen detaillierten
Beschreibungen bestehen bleiben (wie später in diesem Kapitel über H2 Kinetik
diskutiert wird), stimmen alle in den in Tab. 1 aufgeführten elementaren
Reaktionen überein. Ein Vergleich der Zündzeiten, wie er mit ausgewählten
Referenzdetaillierungsmechanismen erhalten wurde, ist in Abb. 2 dargestellt. Die
spezifischen Definitionen, die bei der Erstellung dieser Ergebnisse verwendet
wurden, werden unten definiert. Diese Abbildung, die später ausführlicher diskutiert wird, wird hier gezeigt, um einen allgemeinen Hinweis auf das Ausmaß

101

10−1

10−3

10−5
0,7

0,8

0,9

1

1,1

1,2

1,3

1000K/T (K )
−1

Abb. 2 Vergleich der Zündzeiten von H2-Luft-Gemischen
(ϕ = 1, p = 1atm), wie mit 

ausgewählten detaillierten Mechanismen erhalten.  Symbol  keine

♦ o
 Referenz  [3] [4] [5] [6] [7] [8] 

P. Boivin et al.

188

Tab. 1 Liste der elementaren Reaktionen für die Wasserstoffverbrennung, wie sie aus dem San
Diego-Mechanismus extrahiert wurden [3]
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10

H + O2 ⇋ OH + O
H2 + O ⇋ OH + H
H2 + OH ⇋ H2 O + H
H2 O + O ⇋ 2OH
2H + M ⇋ H2 + M
H + OH + M ⇋ H2 O + M
2O + M ⇋ O2 + M
H + O + M ⇋ OH + M
H + O2 (+M) ⇋ HO2 (+M)
HO + H ⇋ 2OH

11
12
13
14
15
16
17
18
19
20

HO2 + H ⇋ H2 + O2
HO2 + H ⇋ H2 O + O
HO2 + O ⇋ OH + O2
HO2 + OH ⇋ H2 O + O2
2OH(+M) ⇋ H2 O2 (+M)
2HO2 ⇋ H2 O2 + O2
H2 O2 + H ⇋ HO2 + H2
H2 O2 + H ⇋ H2 O + OH
H2 O2 + OH ⇋ H2 O + HO2
H2 O2 + O ⇋ HO2 + OH

zu geben, in dem die Vorhersagen bei normalem atmosphärischem Druck für verschiedene detaillierte Mechanismen in der aktuellen Literatur abweichen. Aus
dieser Abbildung ist ersichtlich, dass die Übereinstimmung sowohl bei hohen
als auch bei niedrigen Temperaturen hervorragend ist, wobei die Unterschiede in
den vorhergesagten Zündverzug größtenteils weniger als das Doppelte betragen,
während in der Nähe des Wendepunkts (der später als die zweite Explosionsgrenze
identifiziert wird) signifikante Abweichungen festgestellt werden, an dem die
Unterschiede in den vorhergesagten Temperaturen eine Gesamtreichweite von fast
100 K um den nominalen Wert von 940 K umfassen.
Viele der elementaren Schritte, die in der detaillierten Chemie vorhanden
sind, sind während der Zündung unwichtig. Die Reaktanten, die relativ stabil
sind, müssen Radikale erzeugen, die als aktive Zwischenprodukte die Zündung
beschleunigen. Die einzigen Schritte, die Radikale aus den Reaktanten erzeugen,
sind 5b, 7b und 11b, wobei b für die Rückreaktion steht und f für die Vorwärtsreaktion. Allerdings beschreiben 5b und 7b die Reaktantendissoziation, die nur
bei sehr hohen Temperaturen auftritt, die bei normalen Zündereignissen nicht auftreten, weshalb 11b im Allgemeinen dominant bei der Initiierung der Zündung
ist. Das dadurch erzeugte Radikal H erzeugt zusätzliche Radikale durch die
Schritte 1f, 2f und 3f. Es erzeugt auch zusätzliches Hydroperoxyl durch Schritt
9f, das, obwohl weniger aktiv als andere Radikale, dennoch wichtig bei der
Bildung von Wasserstoffperoxid durch die Schritte 16f und 17b ist, da letzteres
die Konzentrationen aktiver Radikale durch Schritt 15b weiter erhöhen kann.
Hydroperoxyl ist auch sehr effektiv bei der Freisetzung von Wärme durch 16f,
was es zu einem Schlüsselradikal bei der Selbstzündung macht. Die resultierenden
8 elementaren Schritte, die von nun an als der Skelettmechanismus bezeichnet
werden, bilden einen reduzierten Mechanismus, der ausreichend genaue
Beschreibungen der Zündung für die meisten Zwecke liefert.
Die Liste der 8 elementaren Reaktionen ist in Tab. 2 zusammen mit den Werten
der Reaktionsparameter aufgeführt, wie sie aus dem detaillierten Mechanismus von San Diego extrahiert wurden [3]. Die entsprechende Datei ist auch im

Wasserstoffzündung und Sicherheit

189

Tab. 2 Geschwindigkeitskoeffizienten, die für die Wasserstoffzündung in Arrhenius-Form verantwortlich sind k = AT n exp (−Ea /RT ) für den Skelettmechanismus, mit numerischen Werten
des San Diego-Mechanismus [3]
1
2
3
4

Reaktion
H+O 2→ OH+O
H 2 +O → OH+H
H 2 +OH → H 2 O+H
H+O 2 +M → HO 2 +M b

Aa

k0
k∞

5
6c
7
8

H 2 +O 2→ HO 2 +H
2HO 2→ H 2 O 2 +O 2
HO 2 +H 2→ H 2 O 2 +H
H 2 O 2 +M → 2OH+Md

3,52 10
5,06 10 4
1,17 10 9
5,75 1019
4,65 1012
2,93 1012
1,03 1014
16

k0
k∞

1,94 1011
7,80 1010
7,60 1030
2,63 1019

na
–0,7
2,67
1,3
–1,4
0,44
0,356
0,0
0,0

Eaa
71,42
26,32
15,17
0,0
0,0
232,21
46,22
–5,89

0,61
–4,20
–1,27

100,14
213,71
214,74

a

Einheiten sind mol, s, cm3, kJ und K
b
Chaperon-Effizienzen sind 2,5 für H 2 , 16,0 für H 2 O, 0,7 für Ar und He und 1,0 für alle anderen
Spezies; Troe-Abfall mit Fc = 0.5
c
Bi-Arrhenius (die Summe der beiden Konstanten)
d
Chaperon-Effizienzen sind 2,0 für H 2 , 6,0 für H 2 O, 0,4 für Ar und He und 1,0 für alle anderen
Spezies; Fc = 0.265 exp (−T /94 K) + 0.735 exp (−T /1756 K) + exp (−5182 K/T )

Cantera-Format [9] unter pierre-boivin.cnrs.fr verfügbar. Ein wesentlicher Vorteil
dieses reduzierten Mechanismus ist, dass er vollständig explizite Vorhersagen für
Zündverzugszeiten und andere relevante Größen ermöglicht.
Die Skelettbeschreibung wurde durch eine Reihe von homogenen-isobarischenReaktorbeschreibungen validiert, die mit der Open-Source-Software Cantera [9]
durchgeführt wurden. Zwei typische Temperatur- und Speziesverläufe in einem
solchen Reaktor sind in Abb. 3 dargestellt. Um die Validierung über einen weiten
Bereich von Bedingungen zu gewährleisten, definieren wir nun die Zündverzugszeit basierend auf Verläufen wie denen, die in Abb. 3 dargestellt sind.
Im Allgemeinen wird der Zündverzug als die Zeit der maximalen Wärmefreisetzung definiert, die mit dem Maximum von ∂T
in Abb. 3 zusammenfällt,
∂t
angezeigt durch die beiden vertikalen gestrichelten Linien. Es gibt alternative Definitionen für Zündverzug (wie die Zeit, die benötigt wird, damit die
Temperatur um 100 K ansteigt), aber allgemeine Schlussfolgerungen bleiben ähnlich, solange ein einziges konsistentes Kriterium beibehalten wird.
Abb. 4 zeigt einen Vergleich der Zündverzugsvorhersagen für stöchiometrische H2-Luft-Gemische in adiabatischen, isobaren Reaktoren, wie sie mit
der detaillierten (Tab. 1) und der skelettierten (Tab. 2) Beschreibung erhalten
wurden. Die Ergebnisse der beiden Beschreibungen stimmen über weite Bereiche
von Druck, Temperatur und Äquivalenzverhältnis hervorragend überein, was die
Genauigkeit der skelettierten Beschreibung unterstützt.
Die jth Reaktionsrate wird durch ωj bezeichnet, und die entsprechende
Reaktionsgeschwindigkeitskonstante kj = AT n exp (−E/Ro T ) erscheint in ihrer

P. Boivin et al.

O2

2700

H2

2400

10

−3

2100
H2 O

10

−5

HO2
T

10−7
10−9

0

10−1
Massenanteil

1800

H

1

2

3

1500

4
5
Zeit (s)

1200
7
8
×10−5

6

O2

2700

H2

2400

10−3

2100

H2 O

10−5

1800

HO2

1500
10−7
10−9
0,00

0,04

0,08
Zeit (s)

1200

T

H
0,12

Temperatur (K)

Massenanteil

10−1

Temperatur (K)

190

0,16

900

Abb. 3 Verlauf von Spezies und Temperatur in einem homogenen isobarischen Reaktor, der
anfänglich bei (p, T , ϕ) = (105 Pa, 1200 K, 1) (oben) und (p, T , ϕ) = (105 Pa, 900 K, 1) (unten)

(b)

101 ϕ = 1,0
10

−1

p = 50atm

10

−3

10−5

p = 1atm
p = 10atm

0,7 0,8 0,9 1 1,1 1,2 1,3
1000K/T

Verzögerung der Zündung (S)

Verzögerung der Zündung (S)

(a)

100 p = 1atm
10−1

T = 900K

10−2

T = 950K

10−3

T = 1000K

10−4
10

−5

0,3

T = 1200K
4 × 10−1

6 × 10−1

1,0
ϕ

2 × 100

3,0

Abb. 4 Vergleiche der berechneten Zündverzüge mit detaillierter Chemie (durchgezogene
Kurven) und 8-Schritt-Skelettchemie (gestrichelte Kurven) für Wasserstoff-Luft-Gemische in
Abhängigkeit von der Temperatur (a) und dem Äquivalenzverhältnis (b)

Wasserstoffzündung und Sicherheit

191

Tab. 3 Annahmen, die in ausgewählten analytischen Studien zu H2–O2 Selbstentzündung
gemacht wurden
Autoren, Jahr

T > Tc
A1, A2, A4
A1, A2, A4
A1, A3, A4
A1, A2, A4
A1, A2, A3, A4
∅
A1, A2, A4

Asaba et al. [10]
Brokaw et al. [11]
Treviño et al. [12, 13]
Treviño et al. [14]
Del Alamo et al. [15]
Boivin et al. [16]
Boivin et al. [17]

T < Tc
∅
∅
A1, A3
∅
∅
A1, A3, A5
A1, A3, A5

Proportionalität zum Produkt der Reaktantenkonzentrationen für den betreffenden
elementaren Schritt, z. B.

ω1 = k1 CH CO2 .

(6)

Für die Reaktionen 4 und 8 wird die effektive Drittkörperkonzentration CMj als die
Summe der Konzentrationen jeder Spezies definiert, gewichtet durch die in den
Fußnoten der Tabelle aufgeführten Chaperon-Effizienzen, z. B. ω4 = k4 CH CO2 CM4
, mit CM4 = 2.5CH2 + 16CH2 O + CO2 + CN2 für H2-Luft-Gemische mit Wasserzugabe. Das vollständige System von Gleichungen für die Entwicklung der
Konzentrationen der chemischen Spezies unter homogenen, isobaren Bedingungen
lautet dann


dCH2 /dt
= −ω2 − ω3 − ω5 − ω7 ,




= −ω1 − ω4 − ω5 + ω6 ,

 dCO2 /dt



dCH2 O /dt = ω3 ,



 dC /dt
= −ω1 + ω2 + ω3 − ω4 + ω5 + ω7 ,
H
(7)
 dCO /dt
= ω1 − ω 2 ,





dCOH /dt = ω1 + ω2 − ω3 + 2ω8 ,




dCHO2 /dt = ω4 + ω5 − 2ω6 − ω7 ,



 dC
H2 O2 /dt = ω6 + ω7 − ω8 .
Diese Spezies-Entwicklungsgleichungen (7) sind gekoppelt mit einer Gleichung
zur Energieerhaltung, die für einen konstanten Druck, adiabatischen Reaktor lautet

ρcp

 dCk
dT
=−
hk
,
dt
dt
k

(8)

wobei hk die Bildungsenthalpie pro Masseneinheit für die Spezies k ist, und die
spezifische Wärmekapazität bei konstantem Druck des Gemisches, cp, erscheint
auf der linken Seite. Das System wird typischerweise durch eine Reihe von
gängigen Annäherungen vereinfacht, die unten aufgeführt sind.

192

P. Boivin et al.

A1

Reaktanten H2, O2 Konzentrationsänderungen können vernachlässigt
werden,

dCO2
dCH2
=
=0
dt
dt
A2

Temperaturänderung kann vernachlässigt werden,

dT
=0
dt
A3

(11)

Die Chemie von (HO2, H2 O2) kann vernachlässigt werden,

ω6 = ω 7 = ω 8 = 0
A5

(10)

Nebenspezies (O, OH) erfüllen die Quasi-Steady-State-Annäherungen
(QSSA),1

dCOH
dCO
=
=0
dt
dt
A4

(9)

(12)

Nebenspezies (H, HO2) befinden sich im Quasi-Steady-State,

dCHO2
dCH
=
= 0.
dt
dt

(13)

Tab. 3 präsentiert eine ausgewählte Liste analytischer Studien zu H2–O2
Zündung, zusammen mit den entsprechenden Annahmen, die in jeder Untersuchung angenommen wurden. Die Annäherungen unterscheiden sich, je
nachdem, ob die Temperatur über oder unter der Crossover-Temperatur liegt
(bezeichnet durch Tc, die später explizit definiert werden soll).

2.3 Eine vereinfachte Studie zur Hochtemperaturzündung
– Definition des Crossover
Eine Beschreibung niedriger Ordnung von H2 Zündung im Hochtemperaturbereich
kann durch die Einführung der Annahmen A1–A4 (9–12) erhalten werden. Das Set
von Gl. (7–8) reduziert sich dann auf

dCH
= −ω1 + ω2 + ω3 − ω4 + ω5 ,
dt

(14)

in dem die meisten Terme Konzentrationen der QSSA-Spezies beinhalten. Diese
Gleichung kann auf der Grundlage der Quasi-Steady-State-Annahmen umgestellt
werden, um zu lesen:
1 Eine

halten.

kurze Beschreibung der Quasi-Steady-State-Annäherung (QSSA) ist in Anhang 1 ent-

Wasserstoffzündung und Sicherheit

193

dCH
dCOH
dCO
dCH
≈
+2
+
= 2ω1 − ω4 + ω5 .
dt
dt
dt
dt

(15)

Diese Gleichung ist vollständig von den anderen entkoppelt und zeigt, dass CH die
Differentialgleichung erster Ordnung erfüllt

dCH
= (2k1 − k4 CM4 )CO2 .CH + k5 CH2 CO2 ,
dt

CH (t = 0) = 0,

(16)

die der (halben) Rate der globalen Reaktion entspricht 3H2 + O2 → 2H2 O + 2H.
Die Lösung der Differentialgleichung ist



CH (t) = e(2k1 −k4 CM4 )CO2 .t − 1

k5 CH2
,
2k1 − k4 CM4

(17)

was zu einem exponentiellen Wachstum des Radikals führt H, solange
2k1 − k4 CM4 > 0 oder alternativ α > 1, wobei wir die sogenannte CrossoverVariable eingeführt haben α.
Der Crossover-Parameter α ist definiert als

α=

2k1
.
k4 CM4

(18)

Er misst den Wettbewerb zwischen H-Atom-Verzweigung zur Bildung zusätzlicher aktiver Zwischenprodukte, der Geschwindigkeitskonstante im Zähler, und
dessen Ersatz durch ein weniger aktives Zwischenprodukt, der Geschwindigkeitskonstante im Nenner, während seiner Interaktion mit Sauerstoffmolekülen.
• α = 1 entspricht der zweiten Explosionsgrenze,
• α > 1 für Temperatur-/Druckbedingungen oberhalb des Crossover,
• α < 1 für Temperatur-/Druckbedingungen unterhalb des Crossover.
Bei einem gegebenen Druck wird die Temperatur, für die α = 1 als die CrossoverTemperatur bezeichnet Tc. Die folgende Beziehung gilt:

α > 1 ⇔ T > Tc .
Die Verwendung der Raten aus Tab. 2 ergibt Tc = 943 K für ein stöchiometrisches
Gemisch von H2-Luft bei atmosphärischem Druck, aber dieser Wert hängt offensichtlich von der Wahl des detaillierten Mechanismus ab, wie in Abb. 2 gezeigt.
Diese Definition (18) stimmt mit dem klassischen Ergebnis [1] überein, dass
bei dem Crossover die Reaktionsrate O2 + H → OH + O halb so groß ist wie
die der Reaktion H + O2 + M → HO2 + M. Die Abhängigkeit der Crossover-Variablen α von Druck und Temperatur ist der Grund für die nicht-triviale
Beziehung der zweiten Explosionsgrenze, wie in Abschn. 3.1 erläutert wird.
Die Entwicklung kann erweitert werden, um eine Näherung für die Zündverzugszeit zu erhalten ti. Eine mögliche explizite Definition der Zündverzug ist,
dass die Wasserstoffatomkonzentration einen Wert erreicht, der einer minimalen
Reaktantenkonzentration entspricht:

CH (ti ) = min(CH2 , CO2 /2),

(19)

P. Boivin et al.

194

was ergibtalysieren, ist es vernünftig anzuneh




 2k1 − k4 CM4
1
ln 1 + min CH2 , CO2 /2
.
ti =
(2k1 − k4 CM4 )CO2
k5 CH2

(20)

Diese Näherung liefert eine vernünftige Abhängigkeit der Zündzeit von der
Temperatur, führt jedoch aufgrund des Versagens der O- und OH-Gleichgewichtszustandsannahmen zu einer unphysikalischen Abhängigkeit vom Äquivalenzverhältnis [15, 18].

2.4 Eine Eigenwertstudie der Verzweigungsreaktionen
Die Hauptbeschränkung des obigen Ansatzes ist das Versagen der O- und OHGleichgewichtszustandsannahmen A3 (11) [15, 18], was implizit erfordert
(dCO /dt, dCOH /dt) ≪ dCH /dt. Nicht nur sind die Produktionsraten von H, O und
OH von derselben Größenordnung, wie durch die später vorgestellte Radikal-PoolZusammensetzung belegt wird, sondern auch das Gleichgewicht zwischen ihren
jeweiligen Raten ist grundlegend, um die korrekte Abhängigkeit der Zündzeit vom
Äquivalenzverhältnis zu erhalten und das reaktivste Gemisch zu identifizieren. Die
Entwicklung kann jedoch ohne diese Annahmen durchgeführt werden, wie unten
gezeigt wird.
Wenn nur die Annahmen A1, A2, A4 (9, 10, 12) beibehalten werden, ergibt sich

dC̄
= AC̄ + ǭ,
dt

(21)

⊺

C̄ = CH CO COH CHO2 CH2 O2

(22)

wobei

der Radikalkonzentrationsvektor ist,


0
k7 CH2
k3 CH2
−(k1 + k4 CM4 )CO2 k2 CH2




k1 CO2
− k2 CH2
0
0
0



A=
k
C
k
C
−
k
C
0
2k
C
1 O2
2 H2
3 H2
8 M8 



k4 CO2 CM4
0
0
− k7 CH2
0


0
0
0
k7 CH2 − k8 CM8
die Jacobimatrix ist, die der Kettenverzweigungschemie entspricht, und
⊺

ǭ = ω5 0 0 ω5 0

(23)

(24)

Wasserstoffzündung und Sicherheit

195

der Vektor ist, der die Initiierungsrate enthält. Um die Notation zu vereinfachen,
werden die inversen charakteristischen Zeiten für jede Reaktion l1 = k1 CO2,
l2 = k2 CH2 usw. eingeführt, was ergibt


−(l1 + l4 ) l2
l3
l7
0



l1
− l2 0
0
0 


A=
l1
l2 − l3 0 2l8 
(25)

.


l4
0
0 − l7 0 

0
0
0
l7 − l8
Die Lösung zu (21) mit Anfangsbedingungen C̄(t = 0) = 0 kann in der Form dargestellt werden

C̄ =
ai V̄i ei t + C̄0 ,
(26)
i=1,5

unter Einbeziehung der Eigenwerte i und zugehörigen Eigenvektoren V̄i der
Jacobimatrix A zusammen mit der speziellen Lösung C̄0, die durch Lösen von
AC̄0 + ǭ = 0 erhalten wird.
 Die Koeffizienten ai werden durch Auferlegen der
Anfangsbedingung (null) i=1,5 ai V̄i + C̄0 = 0 bestimmt.
Die Menge der Eigenwerte i, die als Lösungen der charakteristischen
Gleichung, die mit A assoziiert ist, erhalten werden, umfasst einen oder mehrere
positive reelle Werte. Aufgrund des exponentiellen Wachstums der Lösung wird
der größte Eigenwert, bezeichnet mit  mit dem zugehörigen Koeffizienten a
und Eigenvektor V̄ = (VH , VO , VOH , VHO2 , VH2 O2 ), bald dominant, sodass (26) für
t ≫ 1 zu

C̄ = aV̄ et .

(27)

vereinfacht wird. Diese Gleichung liefert eine ausreichend genaue Beschreibung
der Entwicklung der Zwischenarten während der ersten Zündungsphasen,
unabhängig davon, ob die Temperatur über oder unter dem Crossover liegt. Dies
wird in Abb. 5 gezeigt, die Ergebnisse numerischer Integrationen mit den Vorhersagen aus (27) für den H-Atom-Molenbruch XH = (aVH et )/[p/(RT )] und HO2
Molenbruch XHO2 = (aVHO2 et )/[p/(RT )] vergleicht.
Dieser linearisierte Ansatz bleibt gültig, bis die Reaktionsrate 6 – die einzige,
die in dieser Beschreibung nicht enthalten ist – wichtig wird. Aus Gl. (27) ist es
einfach, die Zeit zu schreiben, zu der dies geschieht, als

tB = 

−1

ln





,
2ak6 VHO2

(28)

die den Moment definiert, in dem HO2 einen stationären Zustand erreicht,
berechnet durch Gleichsetzen der HO2 -Produktionsrate aVHO2 et mit ihrer Ver2
= 2k6 (aVHO2 et )2
brauchsrate durch Schritt 6, ausgedrückt in der Form 2k6 CHO
2
, wobei VHO2 die vierte Komponente des Eigenvektors V̄ bezeichnet, die mit dem
größten reellen Eigenwert  assoziiert ist.

P. Boivin et al.

196

2400

H

10−4

2100

HO2

10−6

1800

10−8
10−10
10−12

100

1500

T
0

1

2

3
4
Zeit (s)

5

6
×10−5

2250

10
Molenbruch

2000

HO2

1750

10−6

1500

10−8

H

10−10
10−12
0,00

1200

2500

T < Tc

−2

10−4

Temperatur (K)

2700

T > Tc

10−2

T

1250

Temperatur (K)

100

Molenbruch

Abb. 5 H- und HO2
-Molenbrüche und
Temperatur als Funktionen
der Zeit während isobarer
homogener Zündprozesse aus
numerischen Integrationen
mit der 8-stufigen
Skelettchemie für ϕ = 1, p =
1 atm, mit T = 1200 K > Tc
(oben) und T = 900 K < Tc
(unten); die H- und HO2
-Molenbrüche, die unter
Verwendung von Gl. (27)
ausgewertet wurden, sind als
gestrichelte Linien dargestellt

1000
0,05

0,10
0,15
Zeit (s)

0,20

0,25

Die Zeit tB, die aus (28) berechnet wurde, wird in Abb. 5 als Endpunkt für die
gestrichelten Linien identifiziert, die aus (27) ausgewertet wurden. Wie zu sehen
ist, wächst bei hoher Temperatur T > Tc der H-Atom-Molenbruch zu signifikanten
Werten ∼ 0.1 am Ende der Verzweigungsphase, wobei die Temperatur beginnt,
sich merklich zu erhöhen für t > tB als Ergebnis der anschließenden Radikalkombination. Unter diesen Hochtemperaturbedingungen wird daher die Vorhersage für tB zu einer Vorhersage für die Induktionszeit ti.
Das bei niedrigen Temperaturen (T < Tc) beobachtete Verhalten ist jedoch
deutlich anders, wie in Abb. 5 aus den Berechnungen mit T = 900 K zu sehen ist.
Die Radikalkonzentration ist am Ende der Verzweigungsperiode vernachlässigbar gering, gefolgt von einer Phase vergleichbarer Dauer, die mit einem schnellen
Temperaturanstieg endet. Daher erfordert die Vorhersage der Induktionszeit ti bei
niedrigen Temperaturen die Berücksichtigung von zwei verschiedenen Phasen,
von denen die zweite, für tB < t < ti, eine thermische Explosion ist, die mit allen
Radikalen (H, O, OH, HO2) im stationären Zustand auftritt. Die thermische
Explosionsphase wird in Abschn. 2.7 als dominant bei sinkender Temperatur zu
sehen sein, sodass bei ausreichend niedrigen Temperaturen unterhalb des Übergangs die Verzweigungsphase in einer ersten Näherung bei der Vorhersage von ti
vernachlässigt werden kann, wie es zuvor für die Zündung von Wasserstoff-Luft
[16] getan wurde.

Wasserstoffzündung und Sicherheit

197

2.5 Zusammensetzung des Radikalpools
Obwohl die Koeffizienten a und  in Gl. (28) für das 5 × 5 Matrixsystem nicht
analytisch ermittelt werden können, können analytische Ergebnisse durch das
Studium der Regime oberhalb und unterhalb der Übergangstemperatur abgeleitet
werden.
Die unten angegebenen separaten Beschreibungen der Verzweigungskettenexplosionen werden die deutlich unterschiedliche Zusammensetzung
des Radikalpools berücksichtigen, die für α > 1 und α < 1 gefunden wird.
Diese Zusammensetzung wird am deutlichsten durch die normalisierte Form
(VH , VO , VOH , VHO2 , VH2 O2 )/(VH + VO + VOH + VHO2 + VH2 O2 ) des Eigenvektors V̄
veranschaulicht, der mit dem dominanten Eigenwert assoziiert ist und in Abb. 6
verwendet wird, um die Abhängigkeit des Radikalpoolgehalts von der Temperatur
für ein stöchiometrisches H2-Luft-Gemisch bei atmosphärischem Druck zu veranschaulichen. Die vertikale gestrichelte Linie zeigt die Übergangsbedingung
(α = 1) an. Es ist klar, dass bei hohen Temperaturen H, O und OH die Hauptverantwortlichen für die Zündung sind, während HO2 und H2 O2 bei Temperaturen
unterhalb des Übergangs dominieren.
Beachten Sie, dass der entsprechende Eigenvektor, gegeben den Eigenwert 
(der später in Gl. 42 abgeleitet wird), analytisch wie folgt erhalten werden kann


VH
=1





V
=
l1 VH /(l2 + )
 O
�
�
VOH = l1 VH + l2 VO + 2l8 VH2 O2 /(l3 + )
(29)



V
=
l
V
/(l
+
)

HO2
4 H
7


V
H2 O2 = l7 VHO2 /(l8 + ),
, was verwendet werden kann, um Abb. 6 in vollständig analytischer Weise darzustellen.
1
0,9
0,8
Zusammensetzung

Abb. 6 Zusammensetzung
des Radikalpools, die
aus dem normalisierten
Eigenvektor abgeleitet wurde,
der mit dem dominanten
Eigenwert für p = 1 atm, ϕ =
1 assoziiert ist. Die vertikale
Linie zeigt den Übergang
α = 1 an.

HO2

0,7
0,6
0,5
0,4

H

0,3
0,2
0,1
0
0,5

H2O2

O
OH
0,6

0,7

0,8

0,9
1
1000K/T

1,1

1,2

1,3

P. Boivin et al.

198

2.6 Analytische Ableitung der Verzweigungszeiten
Lassen Sie uns nun vollständig analytische Ausdrücke für die Verzweigungszeiten präsentieren. Weitere Details sind in [17] verfügbar. Im Folgenden wird der
Superskript + Größen bezeichnen, die oberhalb des Übergangs gültig sind (α > 1),
während − für α < 1 gelten wird.
2.6.1 Verzweigung oberhalb des Crossover-Punkts α > 1
Oberhalb des Übergangs sind die Hauptverzweigungsarten H, O und OH, sodass
das System (25) auf ein 3 × 3 System reduziert wird, das dem oberen linken Block
des linearen Systems entspricht:


−(l1 + l4 ) l2
l3


A+ = 
l1
− l2 0 
(30)
l1
l 2 − l3
Die Eigenwerte von A+ werden als Lösung des charakteristischen Polynoms
erhalten

wo



det A+ − I = 3 + a2 2 + a1  + a0 = 0,


 a0 = (l4 − 2l1 )l2 l3
a1 = l2 l3 + l4 (l2 + l3 )


a 2 = l 1 + l2 + l3 + l4 .

(31)

(32)

Dieses charakteristische Polynom hat drei Lösungen, 1, 2 und 3, von denen
nur einer positiv ist, 1 = +. Dies ist in Abb. 7 zu sehen, die die Variation mit
dem Äquivalenzverhältnis ϕ der drei Eigenwerte zeigt, 1, −2, und−3 bei
atmosphärischem Druck für eine Temperatur von 1100 K. Die Abbildung zeigt
auch die begleitende Variation der Hauptcharakteristik der Kettenverzweigungszeiten, die in A+ erscheinen. Wie zu sehen ist, sind 2 und 3 beide negativ, und sie
sind in der Norm viel größer als 1 = +, was die Tatsache bestätigt, dass die Verzweigung nur mit einem Eigenmodus beschrieben werden kann (27).
Die analytische Lösung des kubischen Polynoms (31) führt zu einem ziemlich komplizierten Ausdruck [15], der jedoch vereinfacht werden kann, indem
man feststellt, dass a2 immer viel größer ist als +, sodass bei der Berechnung
dieses Eigenwerts der kubische Term in (31) in der ersten Näherung vernachlässigt werden kann. Dies wird in Abb. 7 veranschaulicht, die zeigt, dass für
jeden Mischungsbruch 1 viel kleiner ist als mindestens einer der Ratenbegriffe l1
, l2 und l3, die in dem Ausdruck für a2 erscheinen. Die resultierende quadratische
Gleichung für  kann dann explizit gelöst werden, um

Wasserstoffzündung und Sicherheit

107
Eigenwert (s−1)

Abb. 7 Die Variation des
Äquivalenzverhältnisses
der drei Eigenwerte 1
(Dreiecke), −2 (Quadrate)
und −3 (Kreise) und der
Reaktionsraten 2l1 − l4
(durchgezogene Kurve),
2l1 (gestrichelte Kurve), l2
(punktgestrichelte Kurve)
und l3 (gepunktete Kurve),
wie für p =1 atm, T = 1100
K erhalten

199
λ1
-λ2
-λ3
2l1-l4
l2
l3

106
105
104
10−2

10−1

100
ϕ


a12 − 4a0 a2 − a1
,
 =
2a2
+

101

102

(33)

zu ergeben, wobei ai in (32) definiert ist. Es ist zu beachten, dass ähnliche Vereinfachungen des charakteristischen Polynoms (31) bereits 1965 von Brokaw untersucht wurden [11], jedoch mit weniger genauen Ergebnissen, da die detaillierten
Ratenparameter zu dieser Zeit weniger gut entwickelt waren.
2.6.2 Verzweigung unterhalb des Crossover-Punkts α < 1
Für Temperaturen unterhalb des Übergangs sind H und O sowie OH in vernachlässigbaren Mengen vorhanden, wie durch die Zusammensetzung des
Radikalpools belegt wird (siehe Abb. 6), sodass ihre Raten als vernachlässigbar
angenommen werden können dCH /dt = dCO /dt = dCOH /dt = 0 um

− (l1 + l4 )CH + l2 CO + l3 COH + l7 CHO2 + ω5 = 0

(34)

l1 CH − l2 CO = 0

(35)

l1 CH + l2 CO − l3 COH + 2l8 CH2 O2 = 0.

(36)

Das Addieren von (34) und (36) zur Eliminierung von COH und die Verwendung
von (35) zur Eliminierung von CO in der resultierenden Gleichung führt zu

k4 CO2 CM4 CH = [l7 CHO2 + 2l8 CH2 O2 + ω5 ]/(1 − α)

(37)

als Ausdruck für die Rekombinationsrate des H-Atoms. Diese letzte Gleichung
kann in (21) verwendet werden, um das vereinfachte Verzweigungsproblem zu
erzeugen

P. Boivin et al.

200

106
λ
λ−
λ+
λ±

5

10
Eigenwert (s −1)

Abb. 8 Variation mit der
Temperatur des exakten
Eigenwerts  des 5 × 5
linearen Systems (25), +
(40), − (33) und ± (42),
für ein stöchiometrisches H2
-Luft-Gemisch bei 1 atm

104
103
102
101
0,9

0,95

1

1,05 1,1
1000K/T

1,15

1,2

 
  − 
 

2l8
αl7
ǫ
d CHO2
C
HO
2
+ 1−α ,
= 1−α 1−α .
dt CH2 O2
l 7 − l8
CH2 O2
0

(38)

ǫ − = (2 − α)ω5

(39)

wo
ein Maß für die reduzierte Initiierungsrate ist. Die zugehörige charakteristische
Gleichung für die Jacobimatrix in (38) kann gelöst werden, um


b12 − 4b0 b2 − b1
,
 =
2b2
−

(40)

wo



 b0 = −l7 l8 (2 + α)
b1 = l8 (1 − α) − αl7


b2 = 1 − α.

(41)

Eine Formel, die für alle Werte von α
0,
. gültig ist
Die obigen Formulierungen wurden in [17] verbessert, um eine ausgezeichnete
Näherung für das vollständige 5 × 5 System zu liefern, wie

± = [(C12 − 4C0 )1/2 − C1 ]/2,

(42)

unter Einbeziehung der Koeffizienten

C0 =+ −
C1 =−

1−α
− + .
(2 + α)

(43)
(44)

Abb. 9 Zündverzugszeit
ti (dicke durchgezogene
Linie) numerisch bestimmt
mit dem 20-Schritt-SanDiego-Mechanismus für
ein stöchiometrisches
Wasserstoff-Luft-Gemisch
bei atmosphärischem Druck.
Die dünne gestrichelte Linie
stellt die Verzweigungszeit
tB dar, die aus Gl. (28)
berechnet wurde, und
die Kreise repräsentieren
Vorhersagen, die aus Gl. (45)
erhalten wurden

Verzögerung der Zündung (S)

Wasserstoffzündung und Sicherheit

201

100
10−1

ti,ausfuhrlich
tB,skelettiert
t±
B

10−2
10−3
10−4
0,9

0,95

1

1,05 1,1
1000K/T

1,15

1,2

Abb. 8 zeigt einen Vergleich zwischen dem exakten maximalen positiven Eigenwert  des 5 × 5 linearen Systems (25) sowie den drei oben abgeleiteten analytischen Vorhersagen:
• + (33), gültig für α ≫ 1,
• − (40), gültig für α ≪ 1,
• und ± (42), gültig für α ∈ [0, ∞].
Die Übereinstimmung wird als ausgezeichnet angesehen, was den gegenwärtigen
Ansatz validiert. Weniger genaue Näherungsausdrücke für  können in der
Literatur bereits ab 1965 gefunden werden [11].
2.6.3 Verzweigungszeit-Ausdruck
Aus den obigen Ausdrücken und ihren jeweiligen zugehörigen Verzweigungszeiten [17] kann eine allgemeine Formel abgeleitet werden, die für den gesamten
Temperaturbereich gültig ist, wie folgt

tB = −1 ln[(1 + α)2 /(2k6 ω5 )].

(45)

. Eine ausgezeichnete Übereinstimmung wird zwischen der analytischen Vorhersage (45) und der detaillierten Integration der Verzweigungszeit erzielt, wie in
Abb. 9 zu sehen ist. Der verbleibende Unterschied zwischen der Verzweigungszeit (um den HO2 stationären Zustand zu erreichen) und der Zündzeit (um die
maximale Wärmefreisetzung zu erreichen) unterhalb des Übergangs wird durch die
thermische Durchlaufphase erklärt, die im nächsten Abschnitt beschrieben wird.
Nachdem ein Ausdruck für die Induktionszeit tB (45) abgeleitet wurde, ist der
Grund für das Versagen der O- und OH-Gleichgewichtszustände (15) während
dieser Phase, wie zu Beginn der vollständigen Jacobian-Eigenstudie in Abschn.
2.4 angegeben, nun klar:

P. Boivin et al.

202

• Die Wachstumsraten von H, O und OH sind von derselben Größenordnung
(siehe Abb. 6), was dazu führt, dass (15) eine schlechte Annäherung darstellt:
Zusammen repräsentieren O und OH fast 25 % des Radikalpools bei stöchiometrischen Bedingungen und über 50 % nahe der mageren Entflammbarkeitsgrenze.
• Die vereinfachte Formel für ti (20), die unter Verwendung von O und OH QSSA
erhalten wurde, ergibt eine Haupttemperaturabhängigkeit ∼(2l1 − l4 )−1, anstelle
des Ergebnisses ∼−1 in (45). Beim Vergleich der Äquivalenzverhältnisse der
inversen Charakteristikzeit (2l1 − l4 und ) in Abb. 7 wird deutlich, dass die
erstere Annäherung das erwartete Maximum beim reaktivsten Mischungsverhältnis nicht aufweist, während die letztere dies tut. Die beiden Formulierungen
nähern sich jedoch asymptotisch im fetten Bereich an.

2.7 Thermisches Durchgehen
Wie in Abb. 5 zu sehen ist, erfolgt die Zündung unterhalb des Übergangs in einem
zweistufigen Prozess, wobei eine thermische Explosion auf die anfängliche verzweigte Kettenperiode folgt, die oben untersucht wurde. Um das thermische
Durchgehen zu analysieren, ist es vernünftig anzunehmen, dass die Annahmen
(A1, A3, A5) gelten. Die Gleichgewichtszustandsannahmen für H, O, OH, HO2
führen zu einem zweistufigen reduzierten Mechanismus, der aus dem Skelettmechanismus abgeleitet ist, mit Gesamtreaktionen
I

H2 + O2 →H2 O2
II

2H2 + O2 →2H2 O,
und zugehörigen Raten

ωI =

2−α
ω7
2(1 − α)

ωII =2ω8 .

(46)
(47)

Die obigen Ausdrücke beinhalten die elementaren Reaktionsraten (ω7 , ω8 ). Bei
der Bewertung von ω7 = l7 CHO2 wird ein vereinfachter stationärer Ausdruck eingeführt,

l8 CH2 O2
,
CHO2 =
(48)
k6 (1 − α)
wobei Beiträge aus der elementaren Reaktion 7 vernachlässigt werden, eine ausgezeichnete Näherung unter den meisten Bedingungen [16]. Bei Vernachlässigung
des Reaktantenverbrauchs kann die homogene Zündgeschichte, die mit der obigen
reduzierten Chemie verbunden ist, durch Integration von

Wasserstoffzündung und Sicherheit

203


dC

 H2 O2
= ωI
dt
dT

 [10pt]ρcp
= QωII
dt

mit Anfangstemperatur T = To und anfänglicher H2 O2 Konzentration CH2 O2 = 0
, wobei die Konzentration von H2 O2, die in der früheren Verzweigungsphase
produziert wurde, hier vernachlässigbar ist. In der Formulierung sind ρ und cp
die Anfangswerte der Dichte und der spezifischen Wärme bei konstantem Druck.
Die durch Reaktion I freigesetzte Wärme wurde in der Energiegleichung vernachlässigt, da ihr Beitrag im Vergleich zu den anderen beiden Reaktionen, die
in Bezug auf die globale Wärmefreisetzung der Reaktion II ausgedrückt wurden,
gering ist, was
(49)

Q = −2hH2 O ,

nur von der Bildungsenthalpie von Wasser abhängt, hH2 O = −241.8 kJ/mol.
Die Analyse geht weiter, indem festgestellt wird, dass die Aktivierungsenergien
der Gesamtreaktionsgeschwindigkeitskonstanten k8 und k7 (k8 /k6 )1/2, die in ωI
bei der Substitution von (48) erscheinen, sehr ähnlich sind, sodass eine einzige
dimensionslose Aktivierungsenergie β = E8 /(Ro To ) + n8, die zur Bestimmtheit
auf den Niederdruck-Geschwindigkeitsparametern n8 = −4.20 und E8 = 213.71
kJ/mol der elementaren Geschwindigkeitskonstanten k8 = A8 T n8 exp[−E8 /(Ro T )]
basiert, die starke Temperaturabhängigkeit der Geschwindigkeiten ω7 und ω8
charakterisiert. Für große Werte von β reduziert die Einführung der skalierten
Variablen

θ =β

T − To
,
To

ϕ = (βqX)2/3

CH2 O2
,
CM8

and τ =

das Problem auf die Integration von

dϕ


= ϕ 1/2 eθ
dτ
dθ

 [10pt]
= ϕeθ
dτ

(βq)1/3 −2/3
X
l8 t
(1 − α)

(50)

(51)

mit Anfangsbedingungen ϕ(0) = θ(0) = 0. Die Konstante k8 in der Definition von
τ und der Reaktionsgeschwindigkeitsparameter
√
2CM8 k8 k6 (1 − α)
X=
(52)
(2 − α)l7
sind unter den Anfangsbedingungen zu bewerten. Die obigen Ausdrücke
beinhalten die dimensionslose effektive Reaktionswärme

P. Boivin et al.

204

q=

QCM8
.
ρcp To

(53)

Die Division der zweiten Gleichung von (51) durch die erste liefert θ = 23 ϕ 3/2 bei
der Integration, was zur dimensionslosen thermischen Explosionszeit führt.

τE =

ˆ∞

ϕ 1/2

0

Dieses Integral nimmt den Wert

dϕ

.
exp 23 ϕ 3/2

(54)

τE = (2/3)2/3 Ŵ(1/3) ≃ 2.0444,
(55)
´ ∞ z−1 −x
an, wobei die Ŵ Funktion Ŵ(z) = 0 x e dx eingeführt wird. Die Definition
der dimensionslosen Zeit τ , die in (50) gegeben ist, kann verwendet werden, um zu
zeigen, dass die dimensionale Explosionszeit
tE =

X 2/3 (1 − α)
τE .
(βq)1/3 l8

(56)

ist. Typische Ergebnisse, die für die Explosionszeit tE erhalten wurden, sind in
Abb. 10 dargestellt und zeigen eine ausgezeichnete Übereinstimmung mit der
detaillierten Integration im Niedrigtemperaturbereich α ≪ 1. Da die gegenwärtige
Phase nur ausgelöst werden kann, nachdem HO2 den stationären Zustand erreicht
hat, z. B. nach der Verzweigungsdauer tB, kann die Induktionsdauer als Summe
tB + tE erhalten werden. Die Entwicklung von tB und tB + tE sind in Abb. 10 enthalten und zeigen eine ausgezeichnete Übereinstimmung.

101
100
Induktionszeit (S)

Abb. 10 Die durchgezogene
Kurve stellt die Variation
der Induktionszeit ti
mit der Temperatur
dar, die numerisch mit
detaillierter Chemie für
ein stöchiometrisches
Wasserstoff-Luft-Gemisch
bei p = 1 atm erhalten wurde.
Die gestrichelten Kurven
werden aus (45) bis (56)
für dieselben Bedingungen
ausgewertet, wobei die Kreise
die Summe tB + tE darstellen.

ti,ausfuhrlich
tB
tE
tB + tE

10−1
10−2
10−3
10−4
0,90

0,95

1,00

1,05

1,10 1,15
1000K/T

1,20

1,25

1,30

Wasserstoffzündung und Sicherheit

205

2.8 Zusammenfassung: Analytische Formeln für H2
Induktionszeiten
Die Induktionszeit kann analytisch als die Summe von
• der Verzweigungszeit tB (45), der Zeit, die HO2 benötigt, um einen stationären
Zustand zu erreichen, und
• der Explosionszeit tE (56), der Zeit des thermischen Durchgehens, die für α < 1
vorhanden ist.
Abb. 11 zeigt die vernünftige Übereinstimmung, die für die obige Formulierung
über einen weiten Bereich von Druck, Temperatur und Äquivalenzverhältnissen
erzielt wurde.

3 Grenzphänomene in kanonischen
Strömungskonfigurationen

101 ϕ = 1,0
10−1

p = 50atm

10

−3

10

−5

p = 1atm
p = 10atm

0,7 0,8 0,9 1 1,1 1,2 1,3
1000K/T

Verzögerung der Zündung (S)

Verzögerung der Zündung (S)

Wir haben nun die grundlegende Chemie hinter H2 Zündung ausführlich
beschrieben. Sobald die chemische Zündzeit bekannt ist, laufen die verschiedenen
Probleme der Zündgrenzen darauf hinaus, diese chemische Zeitskala mit einer
gegebenen Problemzeitskala (z. B. konvektive oder diffusive Zeitskalen) zu vergleichen. Dieser Abschnitt zielt darauf ab, einen umfassenden Überblick über
solche Probleme zu geben. Die Aufmerksamkeit wird auf die sieben kanonischen
experimentellen Szenarien gerichtet, die in Tab. 4 aufgeführt sind.

100 p = 1atm
10−1

T = 900K

10

T = 950K

−2

10−3

T = 1000K

10−4
10

−5

0,3

T = 1200K
4 × 10−1

2 × 100

6 × 10−1

1,0
ϕ

3,0

Abb. 11 Vergleich der Zündverzugszeiten ti in Luft, die durch numerische Integrationen für
die vollständige 20-Schritt-Chemie (durchgezogene Kurven) mit der analytischen Vorhersage
ti = tB + tE (gestrichelte Kurven) erhalten wurden

P. Boivin et al.

206
Tab. 4 Liste der kanonischen experimentellen Szenarien von Abschn. 3
#
1

Phänomen
Explosionsgrenze

2

Entflammbarkeitsgrenze

3

Detonationsgrenze

4

Flammenabheben

5

Wandzündung

6

Stoßzündung

7

Extinktionsgrenze

Beschreibung
Explosion einer Mischung, die sich anfangs in einem
geschlossenen Gefäß in Ruhe befindet, entsprechend dem
Experiment von Lewis und von Elbe [1]
Subsonische Ausbreitungsgrenze einer reaktiven Front
(Deflagration) in vorgemischten Gasen. Planarer Fall und
mehrdimensionale Effekte
Supersonische Ausbreitungsgrenze einer reaktiven Front
(Detonation) in vorgemischten Gasen. Planarer Fall und
mehrdimensionale Effekte
Zündung in einer sich entwickelnden Mischschicht
stromabwärts von einer Trennplatte, wie bei einer Hochgeschwindigkeitsstrahl-Flamme oder einem Kraftstoffleck in
einer heißen Umgebung
Durch die Wärmeflüsse von heißen Wänden induzierte
Zündung bei natürlicher oder erzwungener Konvektion
Durch die Sprünge der thermodynamischen Eigenschaften
über eine Stoßdiskontinuität induzierte Zündung
Extinktionsgrenze von gedehnten Diffusionsflammen

3.1 Explosion in einem geschlossenen Gefäß: Die drei
Explosionsgrenzen
Dieser Abschnitt stellt die Verbindung zwischen der in Abschn. 2 dargestellten
Herleitung und den drei im Einführungsteil dargestellten Explosionsgrenzen
dar. Eine Skizze einer Explosion in einem kugelförmigen Gefäß ist in Abb.
12 dargestellt. Das Gefäß mit dem Radius a ist zunächst mit einem homogen vorgemischten Gemisch aus H2–O2 bei einem bestimmten Druck und einer
bestimmten Temperatur gefüllt. Die (p, T)-Werte, die explosive und nichtexplosive Bereiche trennen, definieren die sogenannten Explosionsgrenzen,
die in Abb. 13 gezeigt werden. Die Kurve zeigt deutlich drei Abschnitte, die
in aufsteigender Druckreihenfolge als erste, zweite und dritte Explosionsgrenze bezeichnet werden. Wie in Abschn. 2.3 angegeben, ist der kontraintuitive
Charakter der zweiten Explosionsgrenze, der in der Einführung hervorgehoben
wurde, eine Folge der Tatsache, dass sie genau den Übergangsbedingungen α = 1
oder 2l1 = l4 entspricht, die in Abb. 13 als gestrichelte Linie identifiziert sind; die
unerwartete Druckabhängigkeit ist darauf zurückzuführen, dass Reaktion 4 ein
drittes Teilchen einbezieht, das eine kubische (dritte Ordnung) Druckabhängigkeit erzeugt, während Reaktion 1 zweiter Ordnung ist. Die erste und dritte
Explosionsgrenze sind das Ergebnis des Wettbewerbs zwischen der verzweigten
Kettenreaktion, die im Zentrum des Gefäßes stattfindet, und der Diffusion
von Zwischenprodukten, die für diese Verzweigung notwendig sind, zu den
Gefäßwänden, wo ihre Zerstörung durch heterogene Reaktionen erfolgt.

Wasserstoffzündung und Sicherheit

207

Abb. 12 Skizze des Problems einer Explosion in einem geschlossenen Gefäß für eine Kugel mit
dem Radius a

101

3

Druck (atm)

100

10−1

2

10−2

10−3
650

1
700 750 800
Temperatur (K)

850

Abb. 13 Explosionsgrenzen eines stöchiometrischen Wasserstoff-Sauerstoff-Gemisches in
einem kugelförmigen Gefäß mit einem Radius von a = 3.7 cm. Experimentelle (durchgezogene
Kurven) Daten sind aus [1] entnommen. Numerische Werte werden für zwei verschiedene
Ansätze gezeigt, einer, die gestrichelten Kurven, wird durch Lösen der Gl. (62) und (67) erhalten,
während der andere, die punktgestrichelten Kurven, durch die Gl. (66) erhalten wird. Die
gestrichelte Linie entspricht der erweiterten zweiten Explosionsgrenzbedingung α = 1

P. Boivin et al.

208

3.1.1 Ein sphärischer Diffusionsansatz
Ein einfacher Ansatz, der ursprünglich vor mehr als 85 Jahren in Betracht gezogen
wurde [19, 20], besteht darin, das in Abb. 12 skizzierte Problem in sphärischen
Koordinaten anzugehen. Dies beinhaltet im Allgemeinen das Lösen von
Differentialgleichungen in r, die stationäre Diffusions-Reaktions-Gleichgewichte
für jeden der fünf Reaktionszwischenprodukte ausdrücken und die Diffusionskoeffizienten, Dk für jede Spezies k einbeziehen. Da der Diffusionskoeffizient des
H-Atoms den jeder anderen Spezies um mehr als das Dreifache übersteigt, wird
eine potenziell nützliche Vereinfachung erzielt, indem nur der H-Beitrag (wie in
Abschn. 2.3) beibehalten wird, um



1 ∂
2 ∂
DH .CH = (2l1 − l4 ).CH .
r
− 2
r ∂r
∂r
unter der Bedingung
integriert werden, um

dCH
dr

(57)

= 0 bei r = 0 zu erhalten, kann diese Gleichung


 
CH = (C/r) sin r ((2l1 − l4 )/DH ) ,

(58)

zu geben, wobei C eine Integrationskonstante ist. Wenn H an den Wänden vollständig verbraucht wird, dann

a (2l1 − l4 )/DH = π,
(59)
aber, wie in [20] beschrieben, überschätzt dies weitgehend das Ausmaß der H-Zerstörung an der Wand, weshalb die Randbedingung besser durch die Auferlegung
einer endlichen katalytischen Zerstörungsrate an der Wand beschrieben wird, wie

−DH

c̄
dCH
(r = a) = ε CH (r = a),
dr
4

(60)

wo ε der Haftkoeffizient ist – der Anteil der Moleküle, die bei Erreichen der
Gefäßwand zerstört werden (typischerweise 10−5 –10−2) – und c die durchschnittliche Molekülgeschwindigkeit ist [21],

c=



8RT
.
πW

(61)

Die Einführung der katalytischen Zerstörung von Radikalen an der Wand führt
dann zu einer Änderung des kritischen Radius für die Explosion als

a (2l1 − l4 )/DH ≈ 0.534,
(62)
√
was einem Haftkoeffizienten von 0.72 DH /c̄, etwa 0,001, entspricht. Der untere
Teil der gestrichelten Kurve in Abb. 13 wurde unter Verwendung der Gl. (62)
erhalten und zeigt eine ausgezeichnete Übereinstimmung mit den experimentellen
Daten von Lewis und von Elbe [1].

Wasserstoffzündung und Sicherheit

209

3.1.2 Ein auf dem Jacobian basierender Ansatz
Ein einfacherer Ansatz zur Ableitung von Explosionsgrenzen findet sich in der
Arbeit von Law und Mitarbeitern [22, 23]. Das Problem wird als null-dimensional
angenommen, wobei die Rate der Entfernung von Zwischenprodukten an der
Wand direkt in die chemisch-kinetische Jacobian-Matrix eingebettet ist (25).
Die Zerstörungsrate von Zwischenprodukten an der Wand ist ersten Grades
und proportional zur Konzentration der Spezies, mit einer (inversen Zeit-)
Geschwindigkeitskonstanten k, die definiert ist als

kk,w =

1
S
εk ck ,
4
V

(63)

ähnlich wie in (60), wobei S/V als das Oberflächen-zu-Volumen-Verhältnis des
Gefäßes eingeführt wird (S/V = 3/a für den kugelförmigen Fall), und durchschnittliche Molekülgeschwindigkeiten c¯k und Haftkoeffizienten εk, die für jede
Spezies unterschiedlich sind.
Mit der Zerstörung von Radikalen an der Wand, die in diese null-dimensionale
Formulierung einbezogen wird, wird Gl. (21) zu

dC̄
= A′ C̄ + ǭ,
dt
wobei A′ nun Wandzerstörungsbegriffe entlang seiner Diagonale enthält

(64)



−l1 − l4 − kH,w
l2
l3
l7
0




l1
− l2 − kO,w
0
0
0


′
.

A =
l1
l2
− l3 − kOH,w
0
2l8



l4
0
0
− l7 − kHO2 ,w
0


0
0
0
l7
− l8 − kH2 O2 ,w .
(65)
Der auf der Jacobian-Matrix basierende Ansatz kann bei Temperaturen
angewendet werden, die hoch genug sind, damit Reaktionen stattfinden, aber er
versagt an der Explosionsgrenze, wenn die Wandreaktionen einbezogen werden,
weil die Matrix A′ dort singulär wird,
 
det A′ = 0.
(66)

Dieser Zustand
 ist in Abb. 13 als
 gestrichelte Kurve dargestellt, mit den Auswahlen εk = εH , 0, 0, 5 × 10−3 , 0 wie in der Reihenfolge des Radikalvektors C̄
(22). Bei der
√ Darstellung der Ergebnisse haben wir uns die Freiheit genommen,
εH = 0.72 DH /c̄ zu verwenden, im Einklang mit der Analyse des vorherigen
Abschnitts.2
2 Der

hier ausgewählte Ausdruck für εH ergibt einen Wert, der sich merklich erhöht, wenn die
Temperatur entlang der Grenzkurve steigt, was mit der erwarteten Zunahme der Zerstörungsrate
bei steigender Temperatur übereinstimmt, während er in [22] als konstant angenommen wird,
was zu größeren Abweichungen bei der ersten Explosionsgrenze führt.

P. Boivin et al.

210

Die resultierenden Vorhersagen stimmen hervorragend mit den experimentellen
Ergebnissen überein, was darauf hinweist, dass die gewählten Werte für die Haftkoeffizienten vernünftig sein könnten. In dieser Beschreibung steuert die Zerstörung der H-Atome an den Wänden εH das erste Limit, während das dritte
Explosionslimit sehr empfindlich auf die Zerstörung durch HO2 reagiert, stattdessen durch εHO2.
3.1.3 Das dritte Explosionslimit
Der viel diskutierte [24, 25] obere Teil der gestrichelten Kurve in der Abbildung
wird aus dem parameterfreien Ausdruck

a=



√
1/3
10.25DH2 O2 κTo k6
√
,
l8 l7 βQ

(67)

gewonnen, der aus einer thermischen Explosionsanalyse abgeleitet ist, wobei
H2 O2 das dominierende Zwischenprodukt ist, das zu den Wänden diffundiert, wo
es vollständig zerstört wird [16, 26].
Der Erfolg dieses Modells ist vergleichbar mit dem von Wang et al. [22] bei
der Beschreibung des dritten Limits, was zeigt, dass zwei sehr unterschiedliche
physikalische Prozesse nahezu identische Vorhersagen für dieses Limit liefern
können, wenn geeignete Werte für unbekannte Parameter zugewiesen werden.
Zum Beispiel wird im Jacobian-Ansatz (66), mit den für die Abbildung ausgewählten Werten der Haftkoeffizienten, H2 O2 überhaupt nicht an den Wänden
verbraucht, während es im Diffusionsansatz vollständig verbraucht wird. Andererseits wird HO2 ein konstanter Haftkoeffizient für die Strich-Punkt-Kurven (66) in
der Abbildung zugewiesen, während es für die gepunkteten Kurven (67) nicht an
den Wänden verbraucht wird!
In Bezug auf die Beziehung zum ersten Abschnitt kann beobachtet werden,
dass der Jacobian-Ansatz dem Ignorieren der Zeit des thermischen Durchgehens
(56) im Vergleich zur Verzweigungszeit (28) tE ≪ tB entspricht, während für Eq.
(67) tB ≪ tE angenommen wird. Bei der Untersuchung der Abb. 5, 9, 10 und 13
(siehe auch [17, 27] für eine Diskussion über den Übergang zwischen den beiden
Regimen) kann man schließen, dass der Jacobian-Ansatz in der Nähe des Wendepunkts (an dem α ≈ 1) gültig ist, während der Diffusionsansatz (67) der richtige
für höhere Drücke ist, wo α ≪ 1. Die starke Empfindlichkeit der Vorhersagen der
Jacobian-Formulierung gegenüber dem Wert des HO2 Haftkoeffizienten für α ≪ 1
[23] ist ebenfalls ein guter Indikator dafür, dass der parameterfreie Ausdruck (67)
dort der richtige ist.

Wasserstoffzündung und Sicherheit

211

3.2 Vormischflammen: Entzündbarkeitsgrenzen
Dieser Abschnitt behandelt nur die sogenannten Entzündbarkeitsgrenzen von
flachen H2-Luft-Flammen (Deflagrationen); der Leser wird auf das Kapitel über
laminare Flammen für eine vollständige Beschreibung der H2 VormischflammenEigenschaften verwiesen. Es wird hier lediglich daran erinnert, dass die Ausbreitung von Vormischflammen eine thermische Diffusivität DT beinhaltet, um
Wärme stromaufwärts in Bereiche zu leiten, wo T < Tc die Temperatur auf
T > Tc erhöht wird, sodass die Oxidation mit einer durch eine reziproke Zeit ω̇
charakterisierten
Rate fortschreiten kann, was zu einer Deflagrationsgeschwindig√
keit SL ∝ DT ω̇ führt [2, 28].
In den meisten Anwendungen beinhaltet die Vormischverbrennung die Ausbreitung quasi-isobarer Wellen, die als Deflagrationen oder Vormischflammen
bezeichnet werden. Sie breiten sich oft in hoch turbulenten Strömungen aus und
werden von der Strömungsdynamik beeinflusst. In solchen Szenarien treten je
nach Konkurrenz zwischen der turbulenten Strömung und dem molekularen
Transport mit chemischer Reaktion unterschiedliche Verbrennungsregime auf.
Obwohl es mehrere Regime gibt, ist allgemein anerkannt, dass die meisten Eigenschaften von turbulenten Flammen mit den selbsttragenden flachen FlammenAusbreitungsgeschwindigkeiten unter laminaren Bedingungen, der sogenannten
laminaren Brenngeschwindigkeit SL, in Verbindung gebracht werden können.
Dieser Wert erweist sich als ein grundlegendes Maß für die Reaktivität eines Vormischsystems unter gegebenen Anfangsbedingungen.
Bei der Entwicklung detaillierter Mechanismen [3–8] wurde enormer Aufwand betrieben, um diese grundlegende Eigenschaft sowohl experimentell [29–40]
als auch numerisch [41, 42] zu bestimmen. Abb. 14 präsentiert eine große Auswahl experimenteller Ergebnisse für Wasserstoff-Luft-Flammengeschwindigkeiten und vergleicht diese Ergebnisse mit numerischen Vorhersagen, die mit
dem vollständigen Mechanismus aus Tab. 1 erhalten wurden. Es zeigt sich eine
hervorragende Übereinstimmung zwischen den verschiedenen experimentellen
Datensätzen, die von verschiedenen Forschungsgruppen erhalten wurden,
was darauf hinweist, dass die eindimensionale flacher Flammen-Ausbreitung
zumindest unter normalen Umgebungsbedingungen jetzt relativ gut beschrieben
ist. Obwohl nur eine numerische Vorhersage gezeigt wird, produzieren andere
detaillierte Beschreibungen [4–8] von Abb. 2 eine ähnliche Übereinstimmung
für diese Umgebungsbedingungen. Andererseits bleibt die Rate-Optimierung
detaillierter Beschreibungen für hohe Drücke ein aktives Forschungsthema.
3.2.1 Flache Vormischflammen-Ausbreitungsgrenze –
Entzündbarkeitsgrenzen
Bei niedrigen Konzentrationen des begrenzenden Reaktanten (Wasserstoff für
brennstoffarme Flammen und Sauerstoff für brennstoffreiche Flammen) sind

P. Boivin et al.

212

Flammengeschwindigkeit (cm/s)

300
250
200
150

Dowdy et al.
Egolfopoulos & Recht
Vagelopoulos et al.
Karpov et al.
Tse et al.
Kwon & Faeth
Lamoureoux et al.
Verheist et al.
Burke et al.
Kurnetsov et al.
Krejci et al.
Dahos

100
50
0
10−1

100

ϕ

101

Abb. 14 laminare Flammengeschwindigkeit von Wasserstoff-Luft-Gemischen unter
atmosphärischen Bedingungen. Die durchgezogene Kurve entspricht Berechnungen mit dem
vollständigen Mechanismus, während die Symbole den Experimenten wie folgt entsprechen:



∗
 Symbol  ×
•
γ
†   Daten entnommen aus
♦
+
 Referenz  [29] [30] [31] [32] [33] [34] [35] [36] [37] [38] [39] [40] 
[20]

die Konzentrationen der intermediären chemischen Spezies gering, und ihre
Produktion und Zerstörung erfolgen in einer dünnen Schicht am heißen Ende der
Flamme. Unter diesen Bedingungen sind nur neun elementare Reaktionen, die in
[43] beschrieben werden, erforderlich, um die Entzündbarkeitsgrenze genau zu
beschreiben.
1
2
3
4
5b
6’
7’
8’
9’

H + O2 ⇋ OH + O
H2 + O ⇋ OH + H
H2 + OH ⇋ H2 O + H
H + O2 (+M) → HO2 (+M)
HO2 + H → H2 + O2
HO2 + H → 2OH
HO2 + OH → H2 O + O2
H + OH + M → H2 O + M
2H + M → H2 + M

Die notwendigen Geschwindigkeitsparameter sind im Standardformat in [43]
angegeben, wie sie aus dem detaillierten Mechanismus von San Diego [3]

Wasserstoffzündung und Sicherheit

213

extrahiert wurden. Die ersten 5 dieser Reaktionen entsprechen denen des Skelettmechanismus für Selbstzündungsbedingungen, und die ersten 4 allein genügen,
um die kraftstoffarme Grenze zu beschreiben. Diese Nummerierung wird nur
im vorliegenden Abschnitt verwendet (Gl. 68 bis 70), wobei Primzahlen Schritte
kennzeichnen, die anderswo in diesem Kapitel eine andere Nummerierung haben.
Es wird festgestellt, dass die OH- und H-Radikale die Quasi-Gleichgewichtsannahme erfüllen, sodass eine einzige globale Reaktion 2H2 + O2 → 2H2 O
ausreicht, um die Flammenstruktur zu beschreiben. Die zugehörige globale
Reaktionsrate wird aus den elementaren Reaktionsraten gemäß

ω = ω4f + ω8′ f + ω9′ f = k4f CM4 CO2 CH + k8′ f CM′8 COH CH + k9′ f CM9′ CH2 . (68)
gewonnen. Aus der OH-Gleichgewichtsannahme kann die Reaktionsrate in der
Nähe der mageren Grenze vereinfacht werden als

ω=

α
2

−1

 k k /k
2f 3f
1b
1+

k3b CH2 O
k4f CM4 CO2

CH2 2 .

(69)

. Damit eine Deflagrationsausbreitung möglich ist, muss ω irgendwo in der
Flamme positiv sein – innerhalb derer die Temperatur von ihrem Frischgemischwert bis zur adiabatischen Flammentemperatur Ta variiert. Da α mit der
Temperatur zunimmt, ist diese Bedingung gleichbedeutend mit Ta > Tp, wobei
Tp die Temperatur ist, bei der ω null ist. An der mageren Grenze (69) entspricht
Tp daher der Bedingung α = 2, was zu einer etwas höheren Temperatur als der
Induktions-Crossover-Temperatur Tc (entsprechend α = 1) führt.
In ähnlicher Weise kann eine vereinfachte Gleichung für die fette Grenze
abgeleitet werden als



ω=



k /(k + k5b ) 
α
(k4f CM4 )2
−1+
CO2 2 ,
k
C
k
C
k
′
3b H2 O
3b H2
7f
2
1 + k ′ +k5b k3f CH O
k8′ f CM8 + k9′ f CM9′
k3f CH
6′ f

6′ f

6f

2

(70)

2

was eine leicht abweichende Bedingung für Tp ergibt, die an der fetten Grenze
gültig ist. Eine komplexere Formel für Tp, die sowohl für die magere als auch für
die fette Grenze anwendbar ist, ist ebenfalls verfügbar [43].
Abb. 15 vergleicht die laminare Brenngeschwindigkeit, die durch den 1-SchrittMechanismus gemäß der globalen Rate im entsprechenden Grenzfall (Gl. 69 oder
70) vorhergesagt wird, mit der des vollständigen Mechanismus. Es gibt eine ausgezeichnete Übereinstimmung in beiden Grenzfällen. Die Übereinstimmungen
verbessern sich mit zunehmendem Druck und erstrecken sich über breitere
Bereiche von Äquivalenzverhältnissen (hier nicht gezeigt). Die Tp- und Ta-Kurven
können in der Abbildung gesehen werden, wie sie sich bei null Brenngeschwindigkeit schneiden, was den mageren und fetten Entflammbarkeitsgrenzen entspricht.

P. Boivin et al.

214

300

2400

250
2000

200
Ta

150

1600

100
50

Tp

0
10−1

1200

Tc
100
ϕ

101

Temperatur (K)

Flammengeschwindigkeit (cm/s)

H2 (Vol.-%)

101

800

Abb. 15 Laminarer Brenngeschwindigkeit und die adiabatische Flammentemperatur, Ta von
Wasserstoff-Luft-Gemischen unter normalen atmosphärischen Bedingungen als Funktionen des
Äquivalenzverhältnisses. Ebenfalls gezeigt sind die Crossover-Temperatur der vorgemischten
Flamme, Tp, und die klassische Crossover-Temperatur, Tc. Die durchgezogene Kurve entspricht
dem vollständigen Mechanismus [3], während die gestrichelten Segmente Vorhersagen des EinSchritt-Mechanismus [43] darstellen.

Nahe der fetten Grenze treten pulsierende Instabilitäten bei eindimensionaler,
flacher Ausbreitung auf [44–46] als Folge der hohen Lewis-Zahl von O2 in diesen
Flammen, was zu Oszillationen der Spitzenwerte der Temperatur- und H-RadikalKonzentrationsprofile führt [47, 48]. Der Übergang zwischen stationären und
instationären Ausbreitungsregimen ist mit einer Hopf-Bifurkation verbunden
[49, 50]. Für das pulsierende Regime versagt die oben beschriebene einstufige,
stationäre Beschreibung, und es sind mindestens zwei globale Schritte erforderlich. Die Berücksichtigung dieses Phänomens hat den Effekt, den Entflammbarkeitsbereich um die fette Grenze zu verengen [47, 48].
3.2.2 Mehrdimensionale Effekte und potenzielle unerwartete
Ausbreitung in engen Kanälen
Abweichungen von der oben diskutierten eindimensionalen Konfiguration sind
bei Wasserstoffflammen weit verbreitet. Flache Deflagrationsinstabilitäten sind
eng mit dem Verhältnis zwischen dem molekularen Transportprozess und der endlichen Wärmefreisetzungsrate verbunden. Die wohlbekannte Darrieus-LandauInstabilität, die durch die Dichteänderung an einer gestörten Flammenfront
entsteht, neigt dazu, die Flammenfront zu destabilisieren [51–53], aber der Effekt
kann durch diffusive-thermische Phänomene ausgeglichen werden. Im speziellen
Fall von Wasserstoffflammen tritt dies typischerweise nur über einen mittleren
Bereich von Äquivalenzverhältnissen auf, und die Flammen sind für fette und
magere Gemische von Natur aus instabil.

Wasserstoffzündung und Sicherheit
(a) h = 3 mm; 10,5% H2

Zündung Durchgehende Front (A)

(a.1)
Flamme

215
(b) h = 2 mm; 10,5% H2

Aufteilung der Zellen (B)

(b.1)

Flamme

Flammenweg (Kondenswasser)

(c) h = 2 mm; 10,25% H2

Zweiköpfige stationäre Zellen (C'')

(c.1)

Unverbranntes Gemisch

Abb. 16 Abwärts propagierende H2-Luft-Flammen in einer Hele-Shaw-Zelle, nahe der mageren
Entflammbarkeitsgrenze [59]. Nachdruck mit Genehmigung von Veiga-López et al. [59].
Copyright (2020) von der American Physical Society

Nahe der mageren Ausbreitungsgrenze entstehen zelluläre, fingerartige
Strukturen und breiten sich in das frische Gemisch aus [54–58]. Darüber hinaus
werden Wärmeverluste wichtig, wenn Wände vorhanden sind, und sie können die
Flammenausbreitung drastisch verändern. Veiga-López et al. [59] untersuchten
die Auswirkungen von Wärmeverlusten auf die Wasserstoffflammenausbreitung
in einer quasi-zweidimensionalen Hele-Shaw-Verbrennungskammer, wobei die
Wärmeverlustsrate durch Ändern des Abstands zwischen den beiden Platten
kontrolliert wurde. Abb. 16 zeigt die Wasserspur, die die H2-Luft-Flamme nach
dem Verbrennungsprozess hinterlässt, wie durch eine Schlieren-Technik offenbart.
Unter niedrigen bis moderaten Wärmeverlusten, Fall (a) in Abb. 16, charakterisiert
eine kontinuierliche Flammenfront die Ausbreitung, aber wenn die Wärmeverluste
wichtig werden, zerbricht die Flammenfront in mehrere kleine Flammenzellen, die
sich in die frischen Gase ausbreiten und kontinuierlich sekundäre kleinere Zellen
in einem fraktalartigen Muster erzeugen, Abb. 16b. Der letzte in dieser Untersuchung gefundene Modus, bei dem die Wärmeverluste so hoch sind, dass sie
die Ausbreitung fast vollständig verhindern, beinhaltet die Ausbreitung isolierter
Flammenzellen, die sich fast geradeaus bewegen, wie in Abb. 16c zu sehen ist.
Gründliche Erklärungen dieser Beobachtungen stehen noch aus.
Die beiden unerwarteten Ausbreitungsmodi stehen im Zusammenhang mit
dem intensiven Beitrag der Wärmeverluste, der die Flammenausbreitung zu verhindern versucht, sowie der hohen Wasserstoffdiffusivität, die die Wärmeverluste
ausgleichen kann, indem sie den umgebenden Wasserstoff in die Reaktionszone

216

P. Boivin et al.

der Flamme bringt und dadurch dort einen höheren Wasserstoffgehalt bereitstellt,
um mehr Wärme freizusetzen. Diese beiden unerwarteten Ausbreitungsmodi
erweitern die Entflammbarkeitsgrenzen von H2-Luft-Flammen über die planaren,
adiabatischen Entflammbarkeitsgrenzen hinaus; Abb. 15 und 16a zeigen eine
minimale H2 -Konzentration ∼9,5 %, während die Autoren von [59] Ausbreitungen für H2-Konzentrationen von nur ∼4,5 % berichten. Dieses Ergebnis ist
besonders wichtig für Sicherheitsstudien, da es impliziert, dass H2-Flammen in
viel engeren Spalten ausbreiten können, als ursprünglich angenommen.
Eine dreidimensionale Konfiguration, in der Wasserstoff unter geeigneten
Bedingungen brennt, ist die der Flammenbälle. Flammenbälle wurden erstmals in
theoretischen Arbeiten von Zel’dovich vorhergesagt [60], der argumentierte, dass
sie instabil und daher im Labor nicht beobachtbar wären, aber später wurden sie
experimentell von Ronney unter Mikrogravitationsbedingungen gefunden [61–
64]. Sie bestehen aus einer sphärischen Reaktionsschicht, die einen heißen Kern
von Reaktionsprodukten umgibt, wobei Wärme und Produkte in die umgebende
Region diffundieren, während die frischen Gase die Reaktanten durch Diffusion
in die Reaktionsschicht aus der Umgebung liefern. Strahlungswärmeverluste,
die in der ursprünglichen Analyse nicht berücksichtigt wurden, stabilisieren die
Struktur und ermöglichen es ihr, so lange zu überleben, wie Auftrieb oder andere
Störungen sie nicht zu Wänden bewegen, die sie löschen [65].
3.2.3 Konservative Deflagrationsgrenzen für die
Wasserstoffsicherheit
Bei der Behandlung von Wasserstoffsicherheitsfragen kann es praktisch sein,
einen einzigen Wert für die Wasserstoffentzündungsgrenzen beizubehalten, anstatt
einen Wert für jede spezifische Strömungskonfiguration. Die in Wasserstoffsicherheitsberichten häufig gefundenen Werte sind in Tab. 5 aufgeführt, wobei die
magere Grenze für Sicherheitsüberlegungen am wichtigsten ist.
Der bemerkenswerte Unterschied zwischen den mageren Entzündungsgrenzen,
die in Abb. 15 zu sehen sind, entsprechend einem H2 Volumenanteil von ∼ 9.8%
anstelle von 4 %, ist auf (i) mehrdimensionale Effekte und (ii) Schwerkrafteffekte
zurückzuführen. Die 1D-Studie (Abb. 15) vernachlässigt Einflüsse von Faltenbildung und Krümmung, die die Grenze effektiv erweitern, wie z. B. im Beispiel
in Abb. 16 gezeigt. Die magere Grenze hängt auch stark von der Ausbreitungsrichtung der Flamme relativ zur Schwerkraft ab. In [66] wird ein Wert von 4 % für
die Aufwärtsausbreitung angegeben, die die Entwicklung von Krümmungen durch
den Einfluss des Auftriebs begünstigt, während die Grenzen für die horizontale
und abwärts gerichtete Ausbreitung nahe bei 7 % bzw. 9 % liegen. Unter Berücksichtigung dieser Überlegungen scheint 4 % eine sichere, konservative Schätzung
für die magere Entzündungsgrenze für Wasserstoffgemische zu sein.

Wasserstoffzündung und Sicherheit

217

Tab. 5 Wasserstoff-Deflagrationsgrenzen in Sauerstoff und Luft [66, 67], ausgedrückt in H2 Vol.
%
Entzündungsgrenze O2
Entzündungsgrenze Luft

Untere
4,0
4,0

Obere
95,0
75,0

3.3 Detonationsausbreitungsgrenzen
Wie bei den oben untersuchten Deflagrationen sind auch ideale Detonationen
planare Fronten, aber ihre Ausbreitungsphysik beruht auf adiabatischer
Stoßkompression und anschließender Selbstzündung. Eine starke Kopplung
zwischen dem führenden Stoß und der Reaktionszone ist ein wesentliches Merkmal selbsttragender Detonationen. Ihre charakteristische Ausbreitungsgeschwindigkeit liegt in der Größenordnung von km s−1, während H2
Ausbreitungsgeschwindigkeiten von Deflagrationen nur wenige m s−1 nicht überschreiten. Die üblicherweise beobachtete Detonationsausbreitungsgeschwindigkeit wird als Chapman-Jouguet-Geschwindigkeit bezeichnet, DCJ, ein Minimum,
bei dem starke Detonationen schneller propagieren, aber im Laufe der Zeit
durch Welleninteraktionen schwächer werden. In Anwesenheit von Verlusten
(d. h. Krümmung, Reibung, Wechselwirkung mit inerten Schichten usw.) wurde
beobachtet, dass sich Detonationen mit Geschwindigkeiten unterhalb von DCJ ausbreiten. Wenn diese Verluste stark genug sind, um den führenden Stoß von der
Reaktionszone zu entkoppeln, tritt eine Auslöschung auf.
Indirekte Initiierung von Detonationen kann durch Deflagration-zu-DetonationÜbergang (DDT) erfolgen, der die anfängliche Zündung einer Flamme, deren
anschließende Beschleunigung, die Bildung von Schocks davor und oft Interaktionen mit Hindernissen [68] umfasst, was zu Flammen-Schock-Komplexen
führt, die normalerweise mit lokalisierten Explosionen, die stromabwärts vom
Vorläufer-Schock entstehen, zur Detonationsauslösung führen, typischerweise
in Grenzschichten nahe Wänden oder in der Nähe der Flammenfront [69, 70].
Eine der ersten detaillierten Beobachtungen von DDT wurde von Oppenheim
et al. dokumentiert [71]; jüngste numerische Simulationen haben geholfen, die
Phänomenologie von DDT zu klären [72–74], obwohl die beteiligten Prozesse so
komplex sind, dass noch viel mehr darüber gelernt werden muss.
Gasdetonationen weisen eine charakteristische zelluläre Struktur auf, die
effektiv die Bewegung und Kollisionen von Querwellen entlang der Wellenfront umfasst, die Dreifachpunkte bilden (siehe Abb. 17). Traditionell wurden
Detonationszellen als entweder regelmäßig oder unregelmäßig charakterisiert.
Regelmäßige Detonationszellen haben sehr strukturierte Muster mit Zellgrößen,
die eindeutig bestimmt werden können. Unregelmäßige Detonationszellen hingegen zeigen stochastisch aussehende Strukturen, bei denen verschiedene Längen-

P. Boivin et al.

218

0,3

Zellgröße

c

(m)

0,4

0,2
0,1
0,0

0,5

1,0

1,5

2,0

ϕ

2,5

3,0

3,5

4,0

Abb. 17 Oben: Experimentelle Rußfolie, die die Trajektorie von Dreifachpunkten in einem
Rohr mit 57 mm Durchmesser für ein Wasserstoff-Luft-Gemisch mit Propanzusatz bei normalem
Umgebungsdruck und -temperatur ( p0 = 100 kPa und T0 = 300 K) markiert. Bild adaptiert von
[75]. Unten: durchschnittliche Detonationszellengröße als Funktion des Äquivalenzverhältnisses
für H 2 -Luft. Experimentelle Daten (Symbole); Kurvenanpassung (durchgezogene Linie)

skalen vorhanden sind [76, 77]. Die charakteristische Zellgröße δc3 ist direkt mit
der Reaktivität des Gemisches korreliert, wobei kleinere δc-Werte mit schnelleren
Reaktionsraten verbunden sind. Infolgedessen steigt δc drastisch für Gemischzusammensetzungen, die von der Stöchiometrie abweichen oder hohe Verdünnungsgrade aufweisen [78] (siehe Abb. 17).
Die Grenzen der Detonationsausbreitung für gleichmäßige Gemische
werden typischerweise als Funktion einer charakteristischen Länge
angegeben, ℓ, die durch die betrachtete Konfiguration bestimmt und durch
die Detonationszellengröße skaliert wird, δc. Qualitativ sind für geschlossene
Rohre und Kanäle die kritischen Bedingungen ℓ ≥ δc /π und ℓ ≥ δc, jeweils.
Experimentell, für die Detonationsübertragung von Rohren/Kanälen in den freien
Raum (siehe Abb. 18), ℓ ist 13δc und 11δc für die meisten Kohlenwasserstoffe und
reduziert sich auf ℓ = 3δc für Kanäle mit hohem Seitenverhältnis; dieser letztere
3 Die meisten Autoren verwenden  für die Zellgröße, die in diesem Kapitel die Reaktivität des
Gemisches bezeichnet.

Wasserstoffzündung und Sicherheit

219

Abb. 18 Schematische
Darstellung der
Detonationsübertragung
von einem Rohr in einen
offenen Bereich. Links:
Detonationsfrontausbreitung
in einem Rohr. Rechts:
Detonationsfrontbeugung
1 und Wiederzündung 2–3
Prozess

kritische Wert wurde auch für die Detonationsausbreitung in stöchiometrischen
Wasserstoff-Sauerstoff-Gemischen, die von einer inerten Schicht umgeben
sind, gefunden [79], aber für Kohlenwasserstoffe erhöht sich dieser Wert auf
ℓ ∼ (5 − 10)δc [80]. Diese experimentellen Ergebnisse deuten darauf hin, dass die
Auslöschungsgrenzen je nach den Randbedingungen, denen die Welle ausgesetzt
ist (d. h. begrenzende Wände oder inerte Gase), variieren; Dreifachpunkte spielen
eine grundlegende Rolle bei der Detonationsausbreitung und Bedingungen, unter
denen ihre Reflexionen vollständig oder teilweise unterdrückt werden, machen die
Welle anfälliger für ein Versagen.
Die Vorhersage von Grenzverhalten für Detonationen ist eine Herausforderung,
selbst mit der Verwendung modernster numerischer Simulationen, wahrscheinlich aufgrund der sehr vereinfachten Beschreibungen der Chemie, die verwendet
werden müssen, wie in [81] diskutiert, oder der Annahme von reibungsfreier/nicht
leitender Strömung, die typischerweise gemacht wird, wie in [82] argumentiert.
Experimentelle Datenbanken [78] bleiben daher die zuverlässigste Quelle, wenn
Grenzen für die Planung und Dimensionierung von Anlagen benötigt werden,
sei es, um die Detonationsauslösung in industriellen Umgebungen zu vermeiden
[83] oder die Detonationsausbreitung in Antriebsanwendungen zu fördern (wie in
rotierenden Detonationsmotoren [84, 85]).
Trotz der oben genannten Herausforderungen existieren einfache Modelle, in
denen Senkbegriffe hinzugefügt werden, um Wärme- und Impulsverluste oder
Krümmung zu berücksichtigen, zum Zel’dovich-von Neumann-Döring (ZND)
Modell (eine 1-D laminare, stationäre Beschreibung einer Detonationswelle),
aus dem man die sogenannten D − cf [86] und D − κ [87] Kurven zu erhalten.
Wendepunkte auf diesen Kurven ergeben die maximalen Reibungs-/Wärmeverluste oder Krümmung, die eine eindimensionale Detonation aushalten kann, und
liefern somit eine konservative Ausbreitungsgrenze. Im speziellen Fall von H2
Detonationen können noch einfachere Modelle entwickelt werden, bei denen der
thermodynamische Zustand hinter dem führenden Schock (d. h. von NeumannZustand) einfach mit der Übergangstemperatur, Tc, verglichen wird, wie von
Belles vorgeschlagen [88, 89]. Eine Auswahl dieser Modelle wird im Folgenden
kurz besprochen.

220

P. Boivin et al.

3.3.1 Ausbreitungsgrenzen von flachen Detonationen – Belles’ Modell
Ideale Detonationsgrenzen können auf eine sehr ähnliche Weise verstanden
werden wie die in der vorherigen Sektion vorgestellten Überlegungen zu
Deflagrationsgrenzen, nämlich durch die Bewertung einer Übergangsvariablen
(oder Temperatur Tc) in der Induktionszone. Laut Belles [88, 89] existiert eine
selbsttragende Detonation für α > 1 im Nachschockbereich, auch als von Neumann (vN) Zustand bezeichnet.
Im Modell von Belles [88] wird die kritische Mach-Zahl Mac unter Verwendung der Rankine-Hugoniot-Sprungbeziehungen und der Bedingung
berechnet, dass α = 1 im vN-Zustand. Da die Nachschocktemperatur mit
zunehmender Mach-Zahl steigt, sind selbsttragende Detonationen nur möglich, wenn die Detonations-Mach-Zahl MaD = DCJ /c0 größer ist als Mac (d. h.
MaD > Mac), wobei c0 die Schallgeschwindigkeit im frischen Gemisch ist [90].
Letztere Aussage ist gleichbedeutend mit der Feststellung, dass die Nachschocktemperatur im vN-Zustand, TvN, bei dem Nachschockdruck Tc überschreitet, pvN.
Abb. 19 zeigt die Nachschocktemperatur, TvN, berechnet mit Detonationssoftware [91], und die Crossover-Temperatur Tc bewertet beim Nachschockdruck, pvN
, als Funktion des Äquivalenzverhältnisses für H2–O2 und H2-Luft-Gemische. Da
die Detonationsgrenzen oft in Volumenprozent angegeben werden, sind die entsprechenden Achsen in Abb. 19 ebenfalls enthalten. Die vorhergesagten mageren
Grenzen sind %H2, vol = 17.8 und %H2, vol = 19.5 für H2–O2 und H2-Luft, jeweils
in Übereinstimmung mit experimentellen Daten [92]. Ähnliche Beobachtungen
können für fette Grenzen gemacht werden, H2 –O2 zeigt breitere Grenzen
(%H2, vol = 90) als H2-Luft (%H2, vol = 58).
3.3.2 Ausbreitungsgrenzen in Rohren – Fays Modell
Wie oben erwähnt, hängen die experimentellen Detonationsgrenzen von den
anfänglichen Mischungsbedingungen sowie von der Art der Begrenzung ab [93].
Es gibt zwei Hauptkategorien: nachgiebige Begrenzung [81, 94, 95] und starre
Begrenzung [96, 97]. Für eine gegebene Mischungszusammensetzung ϕ und einen
thermodynamischen Zustand gibt es einen Rohrdurchmesser, unterhalb dessen
eine stabile Detonation nicht mehr aufrechterhalten werden kann. Abb. 20 zeigt
das Grenzäquivalenzverhältnis als Funktion des Kehrwerts des Rohrdurchmessers.
Eine Verengung der Grenzen mit abnehmendem Durchmesser ist offensichtlich,
und es kann durch Extrapolation geschlossen werden, dass es einen Durchmesser
gibt, der klein genug ist, um die Ausbreitung für alle Äquivalenzverhältnisse zu
verhindern.
Mit abnehmendem Rohrdurchmesser werden Grenzschichteffekte deutlich und
ein Defizit der Detonationsgeschwindigkeit wird beobachtet. Die Verluste sind
auf Reibung und Wärmeübertragung an die Rohrwände zurückzuführen, was zu
Frontkrümmung und Strömungsdivergenz an den Grenzen führt. Darüber hinaus

Wasserstoffzündung und Sicherheit

H2 (Vol. %)

101
101

2000
1800
Temperatur (K)

Abb. 19 DetonationsNachschocktemperatur
(durchgezogene Kurven)
und die CrossoverTemperatur im NeumannZustand (gestrichelte
Kurven) als Funktion des
Äquivalenzverhältnisses
für H2–O2 (schwarz) und
H2-Luft (rot) Gemische.
Bedingungen: p0 = 1 atm,
T0 = 300 K herrschen im
frischen Gemisch. Die
idealen Detonationsgrenzen
entsprechen dem
Schnittpunkt der
durchgezogenen Linien mit
den gestrichelten Linien

221

H2-O2
H2-Luft

H2-O2
H2-Luft

1600
1400
1200
1000
800
600
10−1

100
ϕ

101

ϕ

101

100

10−1
10−2

10−1
1/d (mm−1)

Abb. 20 Äquivalenzverhältnis als Funktion des Kehrwerts des Rohrdurchmessers, adaptiert von
[98]. Kreise repräsentieren experimentelle Ergebnisse für H2-Luft-Gemische, während Dreiecke
für H2–O2-Gemische stehen

beeinflussen die Änderungen der Detonationsgeschwindigkeit die Nachschockund Endzustandsbedingungen und verändern somit die Detonationsgrenzen. Fay
[99] schlug ein Modell vor, das auf der negativen Verdrängungsdicke der Wandgrenzschicht basiert. Ein Ausdruck für das Geschwindigkeitsdefizit kann aus den
Erhaltungsgleichungen der quasi-eindimensionalen Strömung abgeleitet werden:


1/2
DCJ − D
(1 − ν 2 )
�D
,
=
=1−
�Dm =
DCJ
DCJ
(1 − ν)2 + γ (2ν − ν 2 )

(71)

P. Boivin et al.

222

1,1

d = 1,8 mm
d = 4,6 mm
d = 10,9 mm

1,0

D/DCJ

Abb. 21 Geschwindig­
keitsdefizit D/DCJ als
Funktion des Anfangsdrucks für drei verschiedene
Rohrdurchmesser. Vergleich
von Fays [99] Modell
(durchgezogene Linien)
für H2–O2 Mischung mit
experimentellen Ergebnissen
aus [100] (Symbole)

0,9

0,8

0,2

0,4

0,6

0,8

Druck(atm)

1,0

1,2

wo ν = ξ/|(1 + γ )(1 + ξ )|, ξ der Strömungsrohr-Flächen-Divergenzfaktor ist,
und γ das Verhältnis der spezifischen Wärmen ist. Die Flächendivergenz wird aus
der Verdrängungsdicke der Grenzschicht δ ∗ geschätzt:



4δ ∗
π(d/2 + δ ∗ )2
µe
A1
∗
0.8
−1≈
−1=
, with δ = 0.22x
ξ=
, (72)
A0
π(d/2)2
d
ρ0 DCJ
wo µe , x und ρ0 die Viskosität des verbrannten Gases, der Abstand vom Schock
und die anfängliche Gasdichte sind.
Fays Modell [99] wird in Abb. 21 mit experimentellen Ergebnissen von Gao
et al. [100] verglichen. Drei Rohrdurchmesser d = (1.8, 4.6, 10.9) mm werden
ausgewählt, und der Anfangsdruck wird variiert, um das maximale Geschwindigkeitsdefizit zu ermitteln, bei dem eine Fortpflanzung erreicht wurde. Mit
abnehmendem Anfangsdruck nehmen die charakteristischen Längenskalen der
Detonation (δc) in Richtung des Rohrdurchmessers zu und die Auswirkungen der
seitlichen Verluste werden zunehmend wichtiger, was das Geschwindigkeitsdefizit
verstärkt, bis der führende Schock sich von der Reaktionszone entkoppelt und es
zur verlöschung kommt. Diese Ergebnisse zeigen, dass das theoretische Modell
korrekte Trends vorhersagt, aber das experimentelle Geschwindigkeitsdefizit nicht
genau vorhersagen kann, was darauf hindeutet, dass der Prozess der Detonationsauslöschung komplexer ist und Elemente umfasst, die über die Annahmen hinausgehen, die für die Ableitung dieses Modells gemacht wurden.
Eine frühere Studie von Wood und Kirkwood [101] berücksichtigt ebenfalls
die 2-D-Detonationskrümmung, aber, wie von Reynaud et al. [95, 102] gezeigt,
die die Ergebnisse numerischer Simulationen mit den Vorhersagen des Modells
für die Detonationsausbreitung unter nachgiebiger Einfassung verglichen, ist auch
sie in ihrer Fähigkeit begrenzt, die Detonationsgrenzen realer Gemische wiederherzustellen. Diese Beobachtungen bezeugen die Komplexität der physikalischen

Wasserstoffzündung und Sicherheit

223

Tab. 6 Wasserstoff-Detonationsgrenzen für eingeschlossene Explosionen in Sauerstoff und Luft
[104, 105], ausgedrückt in H2 Vol.%
Detonationsgrenze O2
Detonationsgrenze Luft

Unterer
15,0
18,3

Oberer
90,0
58,9

Prozesse, die in mehrdimensionalen Konfigurationen involviert sind. Um vollständigere Beschreibungen der Detonationsgrenzen von Wasserstoff für praktische
Anwendungen zu erhalten, scheint es wichtig zu sein, zusätzliche charakteristische
Skalen zu berücksichtigen, über die chemischen Skalen hinaus, die Größe der
Zellstruktur δc und die Frontkrümmung, indem man weitere transversale und
longitudinale Skalen anspricht, wie die Entfernung vom Schock zur Schallebene
(d. h. die hydrodynamische Dicke) sowie andere geometrische Aspekte [103].
3.3.3 Konservative Detonationsgrenzen für die Wasserstoffsicherheit
Wie bereits für die Entflammbarkeitsgrenzen in Abschn. 3.2.3 behandelt, ist es
zweckmäßig, Einzelwerte für die Detonationsgrenzen beizubehalten. Die in der
Literatur am häufigsten gefundenen Werte sind in Tab. 6 angegeben. Detonationsgrenzen sind enger als Entflammbarkeitsgrenzen (Tab. 5), stimmen jedoch sehr gut
mit Belles' einfachem 1D-Modell überein (Abb. 19). Es sollte nicht der Schluss
gezogen werden, dass Detonationsgrenzen nicht empfindlich auf Krümmungsund geometrische Effekte reagieren, im Gegensatz zu Entflammbarkeitsgrenzen,
sondern vielmehr, dass diese Effekte dazu neigen, den H2 Detonationsbereich
zu verengen, anstatt den Bereich zu erweitern, wie es bei Deflagrationen der
Fall ist. Der Wert von 18 % kann daher als konservative Schätzung der mageren
Detonationsgrenze für H2-Luft-Gemische beibehalten werden.

3.4 Diffusionsflammen: Zündung in der Mischungsschicht
Betrachten wir nun die Zündung in einer räumlich sich entwickelnden Mischungsschicht [106]. Das zweidimensionale Problem ist in Abb. 22 skizziert. Zwei
Ströme mit identischer Dichte und Geschwindigkeit (einer mit Brennstoff – mit
dem Index F – der andere mit Oxidationsmittel – Index O) kommen am Ende
einer Trennplatte in Kontakt. Eine räumlich sich entwickelnde Mischungsschicht
entsteht, die schließlich weiter stromabwärts zündet. Obwohl mathematisch
komplex, ist die Lösung elegant einfach, da sie der für das eindimensionale, zeitabhängige Problem entspricht, bei dem gleichmäßige Halbräume von Brennstoff
und Oxidationsmittel augenblicklich zu Zeitpunkt null zusammengebracht werden
[106].

P. Boivin et al.

224

reaktionsfreudigste Mischung

Oxidationsmittel

Kraftstoff

Abb. 22 Skizze der Zündung in einer ungespannten Mischungsschicht

Unter der Annahme gleicher und konstanter Dichte und Geschwindigkeit U0 im
gesamten Bereich,4 reduziert sich das System auf

wo


∂Yk
∂ 2 Yk


+ Dk 2 = ω̇k
 U0
∂y
∂x
∂T
∂ 2T


 [10pt]U0
+ DT 2 = ω̇T ,
∂y
∂x
ω̇T =

Qω
ρcp

(73)

(74)

und Dk und DT die Diffusionskoeffizienten der Spezies k bzw. die
Wärmediffusivität sind. Die reziproken Quellterme in diesen Gleichungen sind
die Produktionsrate der Masse der Spezies k pro Volumeneinheit, dividiert durch
die Dichte des Gemisches, und die Wärmefreisetzungsrate pro Volumeneinheit,
dividiert durch das Produkt aus Dichte und spezifischer Wärme bei konstantem
Druck. Unter der Annahme, dass alle Lewis-Zahlen gleich eins sind, reduziert sich
das System (73) auf ein Ein-Gleichungs-Problem



∂Y
U0 η ∂Y
∂ 2Y
−
+ 2 = ω̇,
U0
∂y
y 2 ∂η
∂η

(75)

wo

4 Diese

Annahme kann durch eine komplexere asymptotische Beschreibung der Mischschicht
[107] gelockert werden.

Wasserstoffzündung und Sicherheit

225

η=x



U0
Dy

die selbstähnliche Variable klassischer Diffusionsprobleme ist [107]. Die eingefrorene Strömung (Strömung ohne Quellterm ω̇) Diffusion lässt eine selbstähnliche Lösung der Form zu
η
1
.
YF = 1 − YO = erfc
(76)
2
2

Durch asymptotische Analyse bewiesen Sánchez et al. [106], dass das Gemisch
zuerst dort zünden würde, wo die Verzweigungscharakteristikzeit −1 am kürzesten
ist, ein Ergebnis, das in Abschn. 5.3.2 dieses Kapitels nützlich sein wird. Ein
zweites Ergebnis ist, dass die Zündverzugszeit der reaktivsten Mischung in der
Mischungsschicht entspricht. Um die Zündabstandsdistanz in einer Mischungsschicht zu bestimmen, müssen dann die folgenden Schritte unternommen werden:
• Berechnen Sie die eingefrorene selbstähnliche Lösung durch (76) oder durch
eine vollständigere Beschreibung [107].
• Identifizieren Sie den Punkt in der Mischungsschicht, an dem  (42) maximal
ist,
• Berechnen Sie die Zündverzugszeit, tB, für diese Bedingungen durch (45) und
multiplizieren Sie sie mit der Strömungsgeschwindigkeit U0, um die Zündabstandsdistanz (Lift-off) zu erhalten.
Obwohl es zunächst auf das Hochtemperaturregime beschränkt war, kann die
Studie [106] höchstwahrscheinlich auf Bedingungen unterhalb des Übergangs
erweitert werden, indem einfach tB durch tB + tE ersetzt wird. Analytische Studien
sind auch für gedehnte Mischungschichten verfügbar [20, 108], eine Konfiguration
von hoher Relevanz für praktische nicht-vorgemischte Strömungen (z. B. in
turbulenten Strahlen).

3.5 Thermische Zündung
Erhitzte Oberflächen stellen eine potenzielle Gefahr dar, die bewertet werden
muss, um versehentliche Verbrennungsereignisse zu verhindern und zu mildern.
Eine der potenziellen Gefahren, die im Rahmen der Zertifizierung berücksichtigt
werden müssen, ist die Zündung von brennbaren Flüssigkeiten (Flugkerosin,
Motoröl, Hydraulikflüssigkeiten) durch heiße Oberflächen, die im Design vorhanden sein können (Motoren, Heißluftkanäle) und auch durch Ereignisse wie
Blitzeinschläge, Rotorbrüche oder Ausfälle des elektrischen Systems entstehen
können. Derzeit stützt sich die Analyse der Heißoberflächenzündung weitgehend auf alte Richtlinien, die auf empirischen Testmethoden basieren, die oft
wenig mit den tatsächlichen Gefahren zu tun haben. Ein Ziel für die Zukunft ist

P. Boivin et al.

226

Entzündung der heißen Oberfläche
stationär
groß
bis

Umzug

klein
bis

LT-Zündung HT-Zündung

klein
bis

HT-Zündung

Abb. 23 Heißflächenzündszenarien

die Entwicklung anwendbarer Tests und Analysemethoden, die auf numerischer
Simulation der thermischen Zündung basieren.
3.5.1 Heißflächenzündszenarien
Mehrere Fälle können basierend auf zwei wichtigen Parametern unterschieden
werden: (i) ob die Oberfläche stationär oder in Bezug auf das reaktive Gas in
Bewegung ist, und (ii) die charakteristische Längenskala, L, der heißen Oberfläche
(siehe Abb. 23). Frühere Arbeiten haben gezeigt, dass im Fall von stationären
heißen Oberflächen zwei Zündregime existieren: Niedertemperatur- (LT) und
Hochtemperatur- (HT) Zündung. Ersteres Regime ist hauptsächlich für große
Oberflächen und Kohlenwasserstoffbrennstoffe wie n-Alkane relevant, die bei
Temperaturen in der Größenordnung von 500 K noch selbstzünden können [109–
111]. Letzteres Regime gilt für kleinere Oberflächen und reaktivere Brennstoffe
wie H2, da sich die LT- und HT-Zündzeitmaßstäbe für diesen Brennstoff erheblich
unterscheiden (siehe z. B. Abb. 2).
Studien mit kommerziellen Glühkerzen [112, 113] und „inerten“ lasererhitzten
Partikeln, die in explosiven Atmosphären suspendiert sind [114], zeigen, dass
die minimale Zündtemperatur schwach vom Äquivalenzverhältnis, aber stark
von der Art des verwendeten Brennstoffs (z. B. n-Pentan, Propan, Ethylen oder
Wasserstoff) abhängt. Die minimale Zündtemperatur hängt auch stark von der
Längenskala der heißen Oberfläche ab (d. h. Glühkerzenhöhe oder Partikel-/
Gefäßdurchmesser). Effekte des Oberflächenmaterials (Siliziumnitrid, Wolframkarbid, Stahl, Gussstahl und Aluminium) bei fester Zusammensetzung für Oberflächen im Submillimeterbereich wurden beobachtet mit H2 [115]. Aluminium
und Stahl (Typ 1.4034 und 1.3541) zeigen die niedrigsten bzw. höchsten Zündschwellen. Die chemischen Eigenschaften der Mischung und die Oberflächeneigenschaften (z. B. Geometrie, Material) sind daher wichtig, um die minimale

Wasserstoffzündung und Sicherheit

227

Oberflächentemperatur zu bestimmen, die erforderlich ist, um ein reaktives Gas zu
zünden.
Ein weiterer Parameter, der eine wichtige Rolle bei der Heißflächenzündung
spielt, ist die Geschwindigkeit, mit der die Oberfläche erhitzt wird. Im LTRegime bestimmt die Heizrate, die auf eine stationäre große heiße Oberfläche
angewendet wird, die Art der Reaktion, die die reaktive Mischung erfährt, nämlich langsame Oxidation oder schnelle Explosion [116, 117]. Für eine kleine
stationäre heiße Oberfläche [112, 118] dominieren typischerweise die chemischen
Prozesse der HT-Chemie unabhängig vom betrachteten Brennstoff, obwohl die
negative Temperaturkoeffizient- (NTC) Region, die charakteristisch für die LTChemie höherer normaler Alkane ist, das Zündverhalten für Kohlenwasserstoffe
wie n-Hexan beeinflussen kann, während sie für Wasserstoff abwesend und daher
irrelevant ist.
Für bewegte kleine Oberflächen (2–5 m/s) dominiert ähnlich wie bei ihren
stationären Gegenstücken die HT-Chemie. Für eine feste Gasgemischzusammensetzung deuten frühere Arbeiten darauf hin, dass die Größe und Temperatur eines
Partikels die wichtigsten Faktoren sind, um zu bestimmen, ob eine Zündung
erfolgt [119]. Im speziellen Fall von H2 –O2 –N2-Gemischen wurde auch festgestellt, dass differentielle Diffusion (d. h. Diffusion von Spezies mit unterschiedlichen Raten) einen Einfluss auf die Zündschwellen hat [120, 121]. Experimente
liefern wertvolle Daten zur Validierung numerischer Simulationen, um das
erforderliche Verfeinerungsniveau für die Modellierung wichtiger physikalischer
Prozesse zu bestimmen, sodass genaue Vorhersagen unter Verwendung
angenäherter Reaktionsmechanismen gemacht werden können.
3.5.2 Die Physik der thermischen Zündung
Die Interaktion der Oberfläche mit der Strömung ist entscheidend für die
Schaffung von Zonen, die anfällig für Zündung sind. Dies wird in Abb. 24 für
eine kleine (L = h = 9.4 mm) Oberfläche in natürlicher Konvektion sowie für
eine kleine (L = d = 4 mm) bewegte Oberfläche in erzwungener Konvektion veranschaulicht.
Im Bereich der getrennten Strömung sind Spezies- und Energiekonvektion
oft vernachlässigbar, und der Aufbau von Zwischenprodukten wird nur durch
Diffusion entgegengewirkt, was die Verzweigung und das thermische Durchgehen
charakteristisch für Zündprozesse erleichtert. Nahe der Wand wirkt die Diffusion
der Wärmefreisetzung durch die Chemie entgegen. In einiger Entfernung von
der Oberfläche ist die Wärmefreisetzungsrate größer als die Rate, mit der Wärme
zurück zur Wand diffundiert, wodurch ein Zündkern entsteht. In H2-Systemen wird
dies beobachtet, wenn die Gastemperatur die Crossover-Temperatur überschreitet
Tc. Bemerkenswert ist, dass unabhängig von der Zündzeit und dem Längenskala
der Ort, an dem die Zündung stattfindet, ein universelles Merkmal sowohl der
natürlichen als auch der erzwungenen Konvektion in internen [117] und externen
Strömungen zu sein scheint (siehe Abb. 24).

P. Boivin et al.

228
U (m/s)
2,56

1740

1,92

1500

1,60

1260

10

1020
5

0
−10

−5

0

x (mm)

5

10

1,28

1054
10

946
838

y (mm)

2,24

T (K)

y (mm)

15

1980

T (K)

5

730
622

0,96

780

0,64

540

0,32

300

0,00

0

514
406

−5

−4 −2 0
2
x (mm)

4

298

Abb. 24 Zündkernbildung für heiße Oberflächen in natürlicher (links) und erzwungener (rechts)
Konvektion. Links: stationäre kleine Oberfläche (Glühkerze). Rechts: bewegte kleine Oberfläche
(fallende erhitzte Kugel)

Detaillierte transiente multidimensionale Simulationen sind typischerweise
erforderlich, um Zündschwellen genau vorherzusagen. Dies liegt daran, dass
wichtige Merkmale im Strömungsfeld wie Grenzschichttrennung und Prozesse
des Energie-/Speziestransports eine bedeutende Rolle in Strömungen spielen, bei
denen die Zündung innerhalb der thermischen/hydrodynamischen Grenzschicht
neben einer heißen Oberfläche stattfindet.
Wie in den vorherigen Abschnitten existieren auch einfachere Ansätze, um
Größenordnungen für die Zündung heißer Oberflächen zu bestimmen. Diese
basieren darauf, ein neues Satz von Gleichungen aus den Erhaltungsgesetzen
abzuleiten, bei denen nur die führenden Terme beibehalten werden, basierend auf
der Hauptphysik (z. B. Konvektion, Diffusion, Mischung, etc.). Die Zündungstheorien von Semenov [122] und Frank-Kamenetskii [123] sind gute grundlegende
Beispiele, die bereits in Abschn. 3.1 behandelt wurden. Ein neuerer analytischer
Ansatz wird als nächstes vorgestellt.
Betrachten Sie ein eindimensionales thermisches Zündproblem mit einer
charakteristischen Größe δ. Eine isotherme Wand wird am Ursprung platziert,
T (x = 0) = Tw, während das andere Ende der freien Strömungstemperatur entspricht T (x = δ) = Tδ. Vernachlässigt man den Reaktantenverbrauch (A1) und
berücksichtigt nur die Wärmediffusion und die Wärmefreisetzung, führt dies zu
einer einzigen grundlegenden Gleichung

d2 T
,
T (x = 0) = Tw ,
T (x = δ) = Tδ ,
dx 2
mit einer globalen Reaktionsrate
 ρ n
Ea
ω=
XFmF XOmO Ae− RT ,
W
Qω = κ

(77)

(78)

Wasserstoffzündung und Sicherheit

229

wobei n = mF + mO die Reaktionsordnung ist. In der Ausdruck für ω (78) wird
die Dichte weiter als konstant und gleich der mittleren geometrischen Dichte
√
zwischen beiden Enden angenommen ρδ ρw . Laurendeau et al. [124] zeigten,
dass die Integration von (77, 78) einen Ausdruck für den Wärmestrom qchem von
der reagierenden Mischung zur Wand ergibt

 
 n/2
RTw 2
dT
Tδ
(79)
= 2κQωw
,
qchem = κ
dx w
Tw
Ea
wobei ωw der kinetische Quellterm (78) an der Wand ist.
Ein approximatives Zündkriterium kann schließlich als die Bedingung erhalten
werden, bei der der durch die Chemie erzeugte Wärmestrom qchem dem Wärmestrom an der Wand entspricht

qloss =

κNu
(Tw − Tδ ).
L

(80)

Der Vorteil dieser Formulierung besteht darin, dass es möglich ist, klassische
empirische Nusselt-Zahl (Nu)-Korrelationen [125] zu verwenden, um die Natur
der vorliegenden Strömung (z. B. natürliche/erzwungene Konvektion, ruhende
Strömung usw.) bestmöglich anzupassen.
Wenn Nu konstant ist, kann eine Proportionalitätsbeziehung zwischen der
Wandtemperatur und der Längenskala der heißen Oberfläche abgeleitet werden
[124].

ln L ∝

Ea
2RTw

(81)

. Die Wandtemperatur Tw skaliert mit dem natürlichen Logarithmus der Längenskala L. Siehe [126] für eine vollständige Herleitung des Modells und eine Diskussion über die Einschränkungen dieser Art von Skalierungen.

3.6 Schockinduzierte Zündung
Während die Zündung durch heiße Oberflächen die wahrscheinlichste Methode
ist, um eine Flamme in Unfallszenarien zu entzünden, ist es auch möglich,
chemische Reaktionen in Abwesenheit von Diffusionsprozessen zu initiieren.
Schockwellen (Strömungsdiskontinuitäten, bei denen Druck und Temperatur
abrupt ansteigen) können in kontrollierten Laboreinstellungen mit Stoßrohren
erzeugt werden oder durch Lecks in Hochdruckbehältern entstehen, die typischerweise zur Brennstofflagerung in Industrieanlagen verwendet werden.
Wir haben im vorherigen Abschnitt gesehen, dass die Zündung von Wasserstoff
leicht durch Diffusionsprozesse bei relativ langen Zeitskalen (∼1 s) stattfinden
kann und Fronten initiiert, die durch Wärme- und Massentransfer propagieren.
Bei kürzeren Zeitskalen (∼ 1 ms/µs) können reaktive Gemische durch Schocks

P. Boivin et al.

230
Niederdruck

Hochdruck
Diaphragma

Entspannungsfächer

Kontaktfläche
Reflektierte Stoßwelle
Einfallende
Stoßwelle

Abb. 25 Skizze des Stoßrohrs und Wellendiagramms. Stoßwellen werden durch durchgezogene
Linien dargestellt. Die Reflexion von der rechten Wand erzeugt eine Wechselwirkung des Stoßes
mit der Kontaktfläche, die das gestauchte Gas vom Treibgas trennt. Der Expansionsfächer breitet
sich zur linken Wand aus und reduziert den Druck im Hochdruckgas

oder adiabatische Kompression gezündet werden, wobei Diffusionsprozesse eine
untergeordnete Rolle spielen. Das einfachste experimentelle Gerät, das zur Untersuchung der chemischen Kinetik verwendet wird, ist ein Stoßrohr, dessen x − t
Diagramm in Abb. 25 skizziert ist. Die thermodynamischen Zustände in einem
Stoßrohr mit konstantem Querschnitt, bestehend aus einem Hochdrucktreib
(Zustand P4) und einem Niederdrucktreibbereich (Zustand P1), können mit
1D-Gasdynamik recht gut vorhergesagt werden, und das Stoßrohrproblem wird
typischerweise in elementaren Gasdynamikbüchern behandelt [127, 128].
In einfachster Form wird angenommen, dass die Prozesse in einem Stoßrohr
adiabatisch und reibungsfrei sind, sodass die Wärmefreisetzung durch Chemie der
einzige mögliche Mechanismus ist, der für die Veränderung des Zustands nach
dem Stoß verantwortlich ist. Hochtemperatur-Chemiekinetik-Untersuchungen
werden im Allgemeinen in dem Bereich hinter dem vom Endwand reflektierten
Stoß durchgeführt (von Chemiekinetik-Forschern als P5 und T5 bezeichnet)
[129]. Stoßrohre haben eine grundlegende Rolle in der Verbrennungswissenschaft gespielt, insbesondere bei der Klärung der Hochtemperaturkinetik, und sie
haben Messungen der Zündverzugszeiten, τign, sowie der Fortschrittsraten von
Elementarreaktionen ermöglicht. Dies liegt daran, dass der thermodynamische
Zustand 5 für alle praktischen Zwecke konstant und hochgradig wiederholbar ist;
Formeln für die Stärke des einfallenden Stoßes, M, als Funktion des Druckverhältnisses P4 /P1, sowie für P5 und T5, in Lehrbüchern angegeben sind.
Abhängig von der Stärke der reflektierten Stoßwelle wurden zwei unterschiedliche Zündmodi in H2 − O2 Gemischen identifiziert [130]: (i) starke und (ii)
schwache Zündung. Starke Zündung tritt bei Nachstoßtemperaturen weit über
der Crossover-Temperatur (T5 > Tc) auf und bei der angenommen wird, dass die
Zündung des Gemisches homogen nach der Induktionszeit ti erfolgt.
Bei T5  Tc tritt eine schwache Zündung auf, die durch räumliche
Nichtgleichmäßigkeiten gekennzeichnet ist, bei denen Störungen des Strömungsfeldes und Diffusionsprozesse eine Rolle spielen, was zu einer lokalen
Temperaturerhöhung führt. Da die Zündverzugszeit, ti, bei schwacher Zündung
empfindlicher auf Temperaturschwankungen reagiert (siehe z. B. Abb. 2), erfolgt

Wasserstoffzündung und Sicherheit

101

100

Druck (atm)

Abb. 26 Schwache und
starke Zündung dargestellt
in einem TemperaturDruck-Diagramm.
Das Explosionslimit
(durchgezogene Kurve)
und das erweiterte zweite
Explosionslimit α = 1
(gepunktete Linie) stammen
von Lewis und von Elbe
[1]. Zündereignisse sind
entnommen aus Meyer
und Oppenheim [131],
Voevodsky und Soloukhin
[130], und Grogan und
Ihme [132]

231

10−1

10−2

10−3
600

700

800

900 1000 1100 1200 1300 1400

Temperatur (K)

der Zündprozess auf nicht gleichmäßige Weise und kann zur Initiierung und Ausbreitung von Reaktionsfronten (Deflagrationen) führen. Abb. 26 zeigt Ergebnisse
aus der Literatur, in denen das erweiterte zweite Limit als α = 1 definiert wird, das
die Grenze zwischen starker und schwacher Zündung für H2-Gemische darstellt,
wobei starke Zündungen durch gefüllte Symbole und schwache Zündungen durch
offene Symbole gekennzeichnet sind.5
Zusätzliche Nichtidealitäten existieren in Stoßrohren, die in der Vergangenheit
beträchtliche Aufmerksamkeit erhalten haben, wie reflektierte Stoßbifurkationen,
Druckanstieg im Testabschnitt (Zustand 5), Variabilität des Membranbruchs usw.
[133]. Obwohl Forscher der chemischen Kinetik typischerweise Stoßrohrdaten
unter Verwendung idealisierter zeitabhängiger Reaktoren modellieren (d. h.
unter der Annahme von konstantem Druck oder konstantem Volumen) und ihre
Wahl damit rechtfertigen, dass hohe Verdünnungsgrade (N2 oder Ar) verwendet
werden, sodass die Änderungen gering sind, sind solche Annahmen nicht mehr
gültig, wenn reaktivere Gemische untersucht oder längere Testzeiten angestrebt
werden. Eine ordnungsgemäße Beschreibung des Zündprozesses erfordert dann
die Berücksichtigung räumlicher Gradienten, selbst in Abwesenheit der oben
genannten Nichtidealitäten, wenn eine höhere Genauigkeit erforderlich ist [134].

5 Obwohl wir, nach einer ersten Vermutung von Voevodsky et al. [130], die Erweiterung des
zweiten Explosionslimits wegen seiner einfacheren physikalischen Interpretation bevorzugen,
 ∂ti 
sollte beachtet werden, dass die meisten Autoren stattdessen einen festen Wert von ∂T
verp
wenden, um die starken und schwachen Zündungsregime zu trennen, wie von Oppenheim vorgeschlagen [71]. Die Unterschiede zwischen den Vorhersagen der beiden Kriterien sind gering
und vergleichbar mit experimentellen Unsicherheiten.

232

P. Boivin et al.

Neben der Flammenausbreitung kann eine schockinduzierte Zündung direkt
zur Detonationsinitiierung führen. Die direkte Initiierung einer Detonation besteht
in der spontanen Bildung einer Detonation durch eine ausreichend intensive und
schnelle Energieeinbringung in ein reaktives Gemisch. Wenn die eingebrachte
Energie über der Mindestzündenergie für die Detonationsinitiierung liegt, Ec,
wird eine kugelförmige Schockwelle erzeugt, die stark genug ist, um chemische
Reaktionen schnell zu aktivieren, die sich anschließend mit dem Schock koppeln.
Wenn die eingebrachte Energie unter Ec liegt, entkoppeln sich die Schockwelle
und die Reaktionszone, was die Bildung einer Detonation verhindert. Eckett
3
[135] berichtete, dass Ec mit der Induktionszeit gemäß Ec ∝ τind
variiert; Ec Werte
können in Handbüchern zur Industriesicherheit und experimentellen Datenbanken
gefunden werden [78].
Schließlich ist eine andere Art von Verbrennungsprozess erwähnenswert, die durch Hochdruck-Kraftstofflecks in die umgebende Luft und deren
anschließende Erwärmung durch die führende Schockwelle entstehen kann.
In diesem Szenario führt die Zündung an der Kraftstoff/Heißluft-Grenzfläche
zu einer unbeabsichtigten Verbrennung, die sich von den oben beschriebenen
Deflagrationen und Detonationen unterscheidet, nämlich zu einer Diffusionsflamme, die charakteristisch für nicht vorgemischte Verbrennung ist und
normalerweise turbulent ist. Aufgrund des hohen Massendiffusionskoeffizienten
von H2 diffundiert es leicht über den heißen Luftbereich, mischt sich und
erreicht Konzentrationen, in denen eine Zündung möglich ist. Wasserstoff neigt
bekanntermaßen dazu, auf diese Weise zu zünden (im Gegensatz zu Kohlenwasserstoffen) und erzeugt Jetflammen, die zu erheblichen Schäden führen.

3.7 Diffusionsflammen: Verlöschungsgrenzen
Aus Sicherheitsgründen verlassen sich viele Wärmekraftmaschinen – zumindest
teilweise – auf nicht vorgemischte Verbrennung. Brennstoff und Oxidationsmittel werden typischerweise separat eingedüst und so weit wie möglich durch
Injektoren gemischt, die zur Verbesserung der Mischung ausgelegt sind (aufprallende Strahlen, Wirbel usw.), aber Diffusionsflammen bleiben dennoch dort
vorhanden, wo die Verbrennung stattfindet. Der vorliegende Abschnitt behandelt
die Physik, die das Verlöschen von gedehnten Diffusionsflammen bestimmt.
Eine Konfiguration, die oft in experimentellen und numerischen Untersuchungen betrachtet wird, ist die in Abb. 27 skizzierte Jetflamme, bei der ein
kalter Kraftstoffstrahl in eine Luftatmosphäre ausgestoßen wird, die sich entweder in atmosphärischen Bedingungen oder bei Heißgastemperaturen befinden
kann. Bei hohen Reynolds-Zahlen erfolgt die Reaktion in kleinen Mischungsschichten, die durch die Strömung verzerrt und gedehnt werden, wie dargestellt.
Die Dehnungsrate der Strömung beeinflusst die Brennrate und kann zu einer
lokalen Verlöschung der Flamme führen, wodurch Löcher in der Flammenober-

Wasserstoffzündung und Sicherheit

233
Magere Deflagration
Nachlaufende Diffusionsflamme
Fette Deflagration

Luft

Lokale Verlöschung

Abb. 27 Skizze einer Wasserstoff-Luft-Jet-Diffusionsflamme
Abb. 28 Skizze der
kanonischen GegenstromWasserstoff-Luft-JetDiffusionsflamme

Luft

Kraftstoff

Luft
Luft

fläche entstehen, die von Randflammen begrenzt werden, die als Verlöschungsoder Wiederzündungsfronten wirken [20].
Die Flammenstruktur in Diffusionsflammenfronten, analysiert von Liñán in
[136], wird durch ein Diffusions-Reaktions-Gleichgewicht unter dem Einfluss der
äußeren Dehnung bestimmt. Eine klassische Konfiguration, die eine detaillierte
Untersuchung dieses Gleichgewichts ermöglicht, ist die Gegenstromkonfiguration,
skizziert in Abb. 28, bestehend aus aufeinander treffenden gleichmäßigen Strömen
von Kraftstoff und Oxidationsmittel.
Um die Dehnungsrate zu charakterisieren, wurde die derzeit oft als
globale Dehnungsrate bezeichnete Größe eingeführt [137], basierend auf den
Bedingungen im Oxidatorstrom,

aair



√
vH2 ρH2
2|vair |
1+
=
.
√
L
vair ρair

(82)

Experimentell wird die Verbrennung zunächst bei einer niedrigen Dehnungsrate
eingeleitet, dann wird diese globale Dehnungsrate schrittweise durch Erhöhung

P. Boivin et al.

Temperatur (K)

234

2400
2000
1600
1200

10−4

10−3
a−1
Luft (s)

10−2

Abb. 29 Abhängigkeit der Flammentemperatur von der globalen Dehnungsrate für eine
Diffusionsflamme von Wasserstoff in Luft unter atmosphärischen Bedingungen. Die durchgezogene Kurve ist die Vorhersage des San Diego-Mechanismus, während die gestrichelte Kurve
aus einem 2-Stufen-Reduktionsmechanismus stammt. Die Daten stammen aus [18, 20, 138]

aLuft,ext (s−1)

600
400
200
0

0

4

8
12
Druck (bar)

16

Abb. 30 Dehnungsrate beim Verlöschen, aair,ext, als Funktion des Umgebungsdrucks für eine
Diffusionsflamme eines Wasserstoff/Stickstoff-Gemisches mit einem Wasserstoffmolenbruch von
0,14, der gegen Luft strömt. Die durchgezogene Kurve stammt aus dem San Diego-Mechanismus
[3]. Quadratische Punkte entsprechen den experimentellen Ergebnissen von Park et al. [140],
während die kreisförmigen Punkte die experimentellen Ergebnisse von [139] darstellen.

der Zuflussraten des Zuströmungsstroms erhöht, wobei das Impulsflussverhältnis
konstant gehalten wird, sodass die Flammenposition fixiert bleibt, bis die Flamme
erlischt. Vor dem Verlöschen steigt die maximale Temperatur im Strömungsfeld mit
der Dehnungsrate aufgrund des Anstiegs des diffusen Zuflusses von Reaktanten bei
abnehmenden charakteristischen Längenskalen, wie in Abb. 29 gezeigt.
Niemann et al. [139] ermittelten die Druckabhängigkeit der Dehnungsrate beim
Verlöschen sowohl experimentell als auch numerisch, wie in Abb. 30 gezeigt,
zusammen mit den Ergebnissen eines neueren Experiments und Vorhersagen des
San Diego-Mechanismus durch eine Finite-Differenzen-Methode, die wahrscheinlich nahe am Potentialströmungsfall liegt. Diese Ergebnisse veranschaulichen das

Wasserstoffzündung und Sicherheit

235

Ausmaß der Übereinstimmung, das erreicht wurde. Die hier sichtbaren Unterschiede sind beträchtlich, da diese Gegenströme rotationssymmetrisch sind und
in verschiedenen Experimenten unterschiedliche Rotationssymmetrieg aufgrund
unterschiedlicher Strömungsauslassgitter- oder Wabenanordnungen vorhanden
sind; Potentialströmungsvorhersagen berücksichtigen den rotationssymmetrische
Strömung nicht und überschätzen die Dehnungsraten beim Verlöschen, obwohl
chemisch-kinetische Unsicherheiten bei Drücken über 4 bar so groß sind, dass
Unterschiede in den Vorhersagen verschiedener aktueller Mechanismen vergleichbar mit den in der Abbildung sichtbaren Unterschieden sind.
Nahe der Verlöschungsgrenze erfüllen die Minderheitenspezies O, OH, HO2
, und H2 O2 die quasi-stationäre Zustandsannahme, QSSA, (Approximationen A3
& A4), und die Chemie, die dann den Erlöschensprozess bestimmt, wird durch 11
elementare Schritte beschrieben:
1
2
3
4
5
6’
7’
8’
9’
10’
11’

H + O2 ⇋ OH + O
H2 + O ⇋ OH + H
H2 + OH ⇋ H2 O + H
H + O2 (+M) → HO2 (+M)
H2 + O2 ⇋ HO2 + H
HO2 + H → 2OH
HO2 + OH → H2 O + O2
H + OH + M ⇋ H2 O + M
2H + M ⇋ H2 + M
2HO2 → 2OH + O2
HO2 + H2 → 2OH + H

Die entsprechenden Raten werden im Standardformat in [27] bereitgestellt, wie
aus dem detaillierten Mechanismus von San Diego [3] extrahiert. Die ersten fünf
dieser Reaktionen entsprechen denen des Skelettmechanismus für die Selbstzündung, während die letzten beiden aus der H2 O2 QSSA stammen, die typischerweise in Diffusionsflammen anwendbar ist, jedoch nicht auf Deflagrationen oder
Selbstzündungsprozesse zutrifft. Diese spezifische Nummerierung ist nur in
diesem Abschnitt gültig (Gl. 83 bis 84). Angesichts dieses Skelettmechanismus
führt die Einführung der anwendbaren QSSA zu einem zweistufigen reduzierten
Mechanismus
I

3H2 + O2 →2H2 O+2H
II

(83)

H + H + M→H2 + M,
mit den Raten

ωI =ω1 + ω6′ f + ω10′ f + ω11′ f
ωII =ω4f + ω8′ + ω9′ − ω10′ f − ω11′ f ,

(84)

P. Boivin et al.

236
Zünder
Kraftstoffeinspritzung

OxidationsmittelEinspritzung

Abb. 31 Skizze einer Modellbrennkammer mit einem beliebigen Kraftstoff/OxidationsmittelEindüssystem (koaxial, Wirbel oder was auch immer) und einem Zündereinlass für die
Eindüsung von Hochtemperaturgas

die explizit ausgedrückt werden können, indem die stationären Ausdrücke für O,
OH und HO2-Spezies verwendet werden, wie in [27, 138] gezeigt wird.

4 Wie man zündet: Zündstrategien
Das Ziel dieses Abschnitts ist es, einen kurzen Überblick über Zündstrategien zu
geben, die für potenzielle Wasserstoff-Wärmekraftmaschinen verfügbar sind. Die
Beispiele stammen hauptsächlich aus Anwendungen von kryogenen Triebwerken.

4.1 Ein vereinfachtes konzeptionelles Modell einer H2Brennkammer
Abb. 31 ist eine Darstellung der Komponenten eines konzeptionellen Modells für
eine H2- Wärmekraftmaschine. Der Einfachheit halber wird angenommen, dass
die Durchflussrate der Brennstoffeindüsung durch ein Ventil gesteuert wird, das
mit einer konstanten Rate geöffnet oder geschlossen werden kann, ebenso wie die
Durchflussrate der Eindüsung des Oxidationsmittels, das von verdünnter Luft bis
zu reinem O2 reichen kann. In Anwendungen, die Luft verwenden, ist das Äquivalenzverhältnis im Allgemeinen kleiner als eins, da der Brennstoff der teurere
Reaktant ist, aber Raketentriebwerke verwenden normalerweise reinen O2, da
sie beide Reaktanten mitführen müssen und sie so ausgelegt sind, dass sie mit
einem überschüssigen Brennstoff betrieben werden, weil das daraus resultierende
niedrigere Molekulargewicht der Produktmischung die Leistung verbessert, den
spezifischen Impuls erhöht und Sauerstoff aggressiver als Wasserstoff ist und
heiße Kammerwände stärker beschädigt.

Wasserstoffzündung und Sicherheit

237

Oxidationsmittel
Zünder

Kraftstoff
Zeit

Abb. 32 Ein Beispiel für eine oxidatorreiche Zündsequenz. Die Linien stellen die Massenflüsse
oder möglicherweise die vom Zünder gelieferte Leistung dar

4.2 Zündsequenz
Die erste Designentscheidung, die getroffen werden muss, ist die Spezifikation
der Zündsequenz, die die Bedingungen in der Kammer während der Motorzündung bestimmt. In der hier betrachteten einfachen Konfiguration sind drei Zeitpunkte wichtig, nämlich der Beginn der Sauerstoffeindüsung (tO), der Beginn der
Brennstoffeindüsung (tF) und der Beginn des Zünders (tig). Die Anpassung der
Zündsequenz besteht darin, die geeignete Zeitachse festzulegen, um eine sichere,
zuverlässige und systematische Zündung zu gewährleisten.
Eine typische Zündsequenz, dargestellt in Abb. 32, berücksichtigt mehrere Einschränkungen. Beispielsweise ist es klar, dass man bei Betriebsäquivalenzverhältnissen unter eins das H2-Ventil nicht voll öffnen sollte, bevor man sicher ist, dass
die Kammer gezündet ist, da sonst die Gefahr besteht, ein großes Volumen mit
einem potenziell explosiven H2–O2-Gemisch zu füllen. Allgemein gesprochen ist
es eine gute Idee, das Ventil des begrenzenden Reaktanten zuletzt zu öffnen, um
zu vermeiden, dass während des Zündübergangs stöchiometrische Bedingungen
durchlaufen werden. Die meisten Motoren sind nicht dafür ausgelegt, die
extremen Temperaturen zu bewältigen, die in der Nähe der Stöchiometrie auftreten
würden.
Nachdem man sich für eine oxidatorreiche Zündsequenz entschieden hat, muss
man dann entscheiden, wo der Zünder in der Sequenz platziert werden soll, wobei
folgende Überlegungen zu berücksichtigen sind: (i) Der Zünder muss lange genug
arbeiten, damit der Motor gezündet wird. (ii) Es ist sicherer, den Zünder vor tF
einzuschalten, um sicherzustellen, dass er ordnungsgemäß eingeschaltet ist. (iii)
Der Zünder muss noch in Betrieb sein, wenn das Äquivalenzverhältnis in der
Kammer, das mit der Zeit ab tF ansteigt, die magere Entflammbarkeitsgrenze des
Kraftstoff/Oxidator-Gemisches erreicht. (iv) Der Zünder sollte das Gemisch in
der Brennkammer so früh wie möglich zünden, um die Ansammlung von unverbrannten vorgemischten Gasen zu vermeiden, die zu einem anschließenden starken
Druckanstieg während der Zündung führen könnten, wenn das Gemisch verbrennt.
Angesichts dieser Einschränkungen ist es eine sichere Wahl, den Zünder sehr nahe
an tF einzuschalten, vorzugsweise kurz davor.

P. Boivin et al.

238

Für große Brennkammern ist es oft praktisch, die Zündung in eine kleine
separate Brennkammer zu verlagern, mit einem Auslass in der Nähe des
Eindüssystems der Hauptkammer. Dies ist die Strategie von Fackelzündern (z.
B. der verstärkte Funkenzünder der ehemaligen Space-Shuttle-Triebwerke). Dies
entkoppelt die Zünder-Kammer-Sequenz von der Hauptkammer-Sequenz, und sie
kann so gestaltet werden, dass sie einen kontrollierten Bruchteil des Hauptkraftstoff/Oxidator-Massenflusses zündet, indem ein kleiner Bruchteil davon durch eine
Vorkammer geleitet wird, die als Zünder dient. Siehe [141] für ein Beispiel einer
oxidatorreichen Zündsequenz für einen kraftstoffreichen Motor.
Es ist zu beachten, dass kryogene Triebwerke meist im nicht-vorgemischten
Modus betrieben werden, sodass die Entwicklung einer vorgemischten H2 Brennkammer, wie sie in einigen Gasturbinenanwendungen gewünscht wird, wahrscheinlich zusätzliche Einschränkungen mit sich bringt, und die Verlagerung der
Zündung in eine kleine separate (nicht-vorgemischte) Kammer die einfachste
Option sein kann.

4.3 Minimale erforderliche thermische Leistung
Die angemessene Anpassung der erforderlichen Zündleistung ist die kritischste
Entscheidung im Zündkerzendesign, insbesondere wenn Gewicht oder Volumen
ein Designkriterium sind (z. B. im Transportsektor).
4.3.1 Faustregel-Spezifikation
Betrachten Sie das Vinci-Raketentriebwerk, das für die neue Oberstufe der Ariane
6 entwickelt wurde. Das Mischungsverhältnis (Massenflussverhältnis von Brennstoff zu Oxidationsmittel) liegt während des stationären Betriebs bei etwa 6, mit
einer Gesamtmassenflussrate von etwa 40 kg/s (siehe z. B. die Kommunikationsbroschüre von ArianeGroup). Der Zünder düst im Wesentlichen verbrannte Gase
in einen Bereich nahe der Mitte der Eindüsplatte ein, ähnlich wie der verstärkte
Funkenzünder des ehemaligen Space-Shuttle-Haupttriebwerks.
Die für die Zündung im Triebwerk erforderliche Zündleistung ist

Pig = ṁig · cp · T ,

(85)

wobei cp die Wärmekapazität des zu zündenden Gemisches ist, nahe bei
cp = 3 × 103 J kg−1 K−1 (Standardbedingungen), T der Temperaturanstieg ist,
der erforderlich ist, um die Zündung zu erreichen (≈ 1000 K), und ṁig (kg s−1) der
Massenfluss frischer Gase ist, der zum Zeitpunkt der Zündung benötigt wird (stark
abhängig von der Zündsequenz).
Die Größe ṁig ist der am schwierigsten zu schätzende Faktor, aber insbesondere
für das hier betrachtete Beispiel kann man sicher annehmen, (i) dass die Gesamtmassenflussrate während der Zündung nur ein kleiner Bruchteil der stationären

Wasserstoffzündung und Sicherheit

239

Massenflussrate ist, da der Druck in der Brennkammer bei der Zündung nahe bei
1 bar liegt (während das Triebwerk für den Betrieb bei 60 bar ausgelegt ist), und
(ii) dass nur ein Bruchteil der Injektoren (diejenigen in der Nähe des Zünderauslasses) gezündet werden muss, da die restlichen Injektoren anschließend durch
Flammenausbreitung zünden. Wenn man annimmt, dass die Durchflussrate bei der
Zündung 1/60 der stationären Durchflussrate beträgt (der Zünddruck ist um den
Faktor 60 niedriger) und dass das Zünden von 20 % der Injektoren ausreicht, um
eine gute Zündung zu erreichen, erhält man 400 kW, ein Ergebnis, das nahe bei
dem in frühen Entwicklungsberichten angegebenen Wert von 440 kW liegt [142].
Das soeben Beschriebene ist eine stark vereinfachte Regel, die mit großer Vorsicht zu befolgen ist; die erfolgreiche Zündung eines komplexen Systems umfasst
unzählige Parameter. Siehe [143] für eine klassische Zündsequenz einer Ringbrennkammer. Sobald die Massenflussrate der verbrannten Gase des Zünders (oder
äquivalent die thermische Leistung des Zünders) bekannt ist, kann die Zündung
durch eine der in einem folgenden Abschnitt aufgelisteten Techniken erreicht
werden.
4.3.2 Zusätzliche Schritte zur Verbesserung der Zünderspezifikation
Direkte numerische Simulationen (DNS) können hochrelevante Informationen
über die Zündungseigenschaften einer Brennkammer liefern. Zum Beispiel untersuchten Carpio et al. [144] den kritischen Radius eines verbrannten Gasstrahls,
der in frische Gase austritt und für eine erfolgreiche Zündung erforderlich ist (was
von den lokalen Bedingungen, der Geschwindigkeit der verbrannten Gase und der
lokalen Reynolds-Zahl abhängt). Die Large-Eddy-Simulation (LES) ist ebenfalls
ein sehr wertvolles Werkzeug zur Entschlüsselung der Dynamik der Zündsequenz,
wie die Fülle von Artikeln zu diesem Thema nahelegt (siehe z. B. [143, 145]).
Die in Abschn. 5.4 vorgestellten Methoden zur Erkennung potenzieller H2
Zündungen basierend auf Kaltflusssimulationen können ebenfalls nützlich sein,
um eine Schätzung der Eigenschaften des Flusses zu erhalten, der während des
Übergangsprozesses für die Zündung erforderlich ist. Andere Studien [146–149]
gehen einen Schritt weiter und analysieren die Historien der Zündkerne, um die
Wahrscheinlichkeit des Zündungserfolgs (oder alternativ die Wahrscheinlichkeit
des Erlöschens des Zündkerns) zu bewerten.

4.4 Eine Liste von Zündtechnologien
Die nachstehende Liste ist nicht erschöpfend, deckt jedoch die gängigsten Alternativen ab.

240

P. Boivin et al.

4.4.1 Pyrotechnische Zündung
Bei dieser Strategie wird ein kleiner Feststofftreibstoff gezündet und verbrannt, wobei seine Abgase in die Brennkammer in der Nähe der Injektoren
geleitet werden. Diese Art von Zündvorrichtung wird im derzeit auf der Ariane
V fliegenden Vulcain 2-Triebwerk eingesetzt [150]. Sie ist sehr robust, hat jedoch
den Nachteil, dass sie eine Einwegmethode ist (obwohl in einigen Fällen mehrere
Feststoffladungen enthalten sind).
4.4.2 Glühkerzenzündung
Eine Glühkerze, ähnlich der in Dieselmotoren, kann ebenfalls zur Zündung verwendet werden [151]. Sie kann die Temperatur für einige Sekunden in den Bereich
von 1000–1200 K erhöhen, was ausreicht, um Zündtemperaturen zu erreichen,
wenn der Brennstoff/Oxidator-Massenfluss klein genug und gut genug kontrolliert
ist. Das System ist einfach, erfordert jedoch ein elektrisches System. Ein weiterer
Nachteil ist, dass das Aufheizen auf die Zieltemperatur 10 s dauern kann, was
für sehr zeitkritische Zündsequenzen zu lang wäre, wenn Variabilität wichtig ist.
Das Aufheizen und Übertragen der Wärme auf das Gemisch ist nicht sofort und
weniger kontrollierbar als das Aufheizen durch Zündkerzen.
4.4.3 Zündkerzenzündung
Zündkerzen sind in der Zeitsteuerung präziser als Glühkerzen, da ihre Energieabgabe von einem elektrischen Lichtbogen stammt, der schnell ist. Diese
bekannte Technologie ist sehr verbreitet; sie wird in den meisten Benzinmotoren
und Flugzeugtriebwerken verwendet und war auch die Strategie für das frühere
Space-Shuttle-Haupttriebwerk. In der Literatur gibt es mehrere Methoden zur
Modellierung der Energieabgabe durch Zündkerzen [152, 153].
4.4.4 Laserzündung
Ein Laser kann fokussiert werden, um die Energie abzugeben, die erforderlich
ist, um eine Zündung in einer gut durchmischten Brennstoff-Oxidator-Region zu
erzeugen. Die Laserzündung bietet mehrere Vorteile gegenüber Zündkerzen- und
Glühkerzensystemen [154], insbesondere die extrem präzise Zeitsteuerung, die sie
erreichen kann. Der Laser kann leichter auf einen bestimmten Bereich fokussiert
werden (im Gegensatz zu Glühkerzen und Zündkerzen, die typischerweise nahe
an einer Wand sind). Laser können auch magerere Zündungen erzeugen [155],
was eine frühere und sanftere Zündung in der Sequenz ermöglicht. Anders als
bei Glühkerzen und Zündkerzen gibt es keine Erosion im Laufe der Zeit, aber das

Wasserstoffzündung und Sicherheit

241

optische System erfordert Wartung. Es gibt mehrere Modelle für LaserenergieAbgabeprozesse [28, 156].
4.4.5 Hypergole Zündung
Es gibt Treibstoffkombinationen, bei denen eine hypergole Zündung erreicht
werden kann [157]. Die bekannteste ist wahrscheinlich Stickstofftetroxid N2 O4
mit Hydrazin N2 H4 (und deren Derivate), die als Haupttreibstoffe eine Reihe
von Raketen antrieben, z. B. das Viking-Triebwerk der Ariane IV. Da diese Verbindungen direkt bei Kontakt reagieren, benötigen sie keine externe Energie zur
Zündung (wodurch der Bedarf an einem Zünder vollständig entfällt), aber sie
neigen dazu, extrem flüchtig, giftig, korrosiv und krebserregend zu sein, was
schwerwiegende Nachteile sind, obwohl die Forschung zur Verwendung weniger
giftiger Verbindungen zu demselben Zweck ein aktives Forschungsthema ist [158,
159].
4.4.6 Akustische Zündung
Ein akustischer Resonator kann verwendet werden, um eine Zündung ohne
elektrische Initiierung zu erreichen [160]. Das Entfernen des elektrischen Systems,
das für Glühkerzen oder Zündkerzen benötigt wird, macht den Zünder nicht nur
leichter und kompakter, sondern auch robuster gegenüber Ausfallszenarien.
Der akustische Generator zur Zündung, erstmals 1927 berichtet [162], wurde
weiter auf Wärmeflüsse in sogenannten Hartmann-Sprenger (HS)-Rohren ausgeweitet, nach dem in Abb. 33 beschriebenen Prinzip. Frühe Studien [163, 164]
zeigen, dass ein Mach-2-Strahl Helium in etwa 0,2 ms auf 900 K erhitzen kann,
wobei ein relativ kurzes (1 cm) Rohr verwendet wird. Ein deutlicher Vorteil dieser
Technik ist, dass nur ein moderater Überdruck (einige Bar) erforderlich ist, um
den kleinen unterexpandierten Strahl zu erzeugen, der benötigt wird.
Theoretische Beschreibungen des Zündmechanismus existieren, sind jedoch selten
[165], mit nur mäßiger Übereinstimmung zwischen Theorie und Experimenten. Es

Abb. 33 Prinzip-Skizze
des Hartmann-Sprenger
(HS)-Rohrs, aus [161].
1-Gasstrahlgrenze, 2-schräger
Stoß, 3-Mach-Scheibe,
4-reflektierter Stoß, 5-Grenze
der inneren Unterschallzone

Düse

Resonanzrohr

Heizzone

242

P. Boivin et al.

gibt auch experimentelle [161, 166] und numerische [167, 168] Studien, aber es
gibt eine deutliche Lücke, die theoretisch zu füllen ist. Insbesondere scheinen die
Beziehungen zwischen der erreichten Höchsttemperatur, der Position der MachScheibe und dem erzeugenden Druck unklar zu sein.

5 Wie man nicht zündet: Anwendung auf
Sicherheitsfragen
Im Prozess des Übergangs zur weitverbreiteten Nutzung von H2 als primärer
Brennstoff ist ein zentrales Thema die H2 Lagerung und Sicherheit. H2 ist eines
der flüchtigsten Gase, daher stellt sich nicht die Frage „ob ein bestimmtes System
undicht wird“, sondern „wie viel es undicht wird“. In diesem Zusammenhang ist
die Frage der potenziellen gefährlichen Zündung zentral. Feuerungsanlagen enthalten Bereiche mit Heißgasumgebungen oder heißen festen Teilen, und die
Risikobewertung in diesen Bereichen ist besonders knifflig.
Zum Beispiel verwenden die meisten kryogenen H2–O2 Raketentriebwerke
He umfangreich als Verdünnungsmittel, wo immer Brennstoff und Oxidationsmittel zusammenkommen können. Die Wahl von He wird durch die extremen
(kryogenen) Temperaturen – so niedrig wie 22 K in der Nähe von flüssigem H2 –
unter denen die meisten anderen klassischen Verdünnungsmittel (z. B. N2) in fester
Form vorliegen, diktiert. He ist jedoch eine sehr teure Flüssigkeit, weshalb sie nur
selten verwendet wird.

5.1 Ein einfaches Faustregel-Beispiel
Die Zufuhrsysteme einer Wasserstoff-Wärmekraftmaschine müssen den Druck des
Wasserstoffs in den Leitungen auf einen Wert nahe dem Kammerdruck pc erhöhen.
Das Drucksystem wird daher wahrscheinlich H2 Lecks entwickeln, manchmal in
einer Oxidatorumgebung. Ein erster Ansatz zur Lösung dieses Problems besteht
darin, die charakteristischen Zeiten des Systems zu bewerten, z. B. Schätzungen
basierend auf mittleren Strömungsgeschwindigkeiten oder Temperaturverteilungen
an heißen Wänden vorzunehmen und diese Zeiten mit der Verzweigungszeit zu vergleichen, die in (28) erscheint. Wenn die Verzweigungszeit einer der
charakteristischen Zeiten des Systems zu nahe kommt, besteht ein Sicherheitsrisiko, das zu einer Explosionsgefahr führt. Dies kann auf verschiedene Weise vermieden werden:
• die Temperatur der heißen Umgebung senken (z. B. durch Kühlung der Wände),
• die Abweichung von den stöchiometrischen Bedingungen erhöhen �ϕ − 1�, um
die Reaktivität zu verringern,

Wasserstoffzündung und Sicherheit

243

• eine Inertgaszufuhr verwenden, um die Umgebung zu verdünnen und dadurch
die charakteristischen Verzweigungszeiten zu erhöhen.
Wenn die Konfiguration komplex und weit von den in der Literatur verfügbaren
kanonischen Fällen entfernt ist, ist es möglich, auf numerische Simulationen
zurückzugreifen, wobei die unten identifizierten numerischen Werkzeuge verwendet werden. Der Rückgriff auf numerische Methoden der numerischen
Strömungsmechanik (CFD) kann sehr hilfreich sein, wenn sie nicht zu teuer oder
zeitaufwendig sind.

5.2 Ein rechnerisches Beispiel: Die Cabra H2 Jet-Flamme
Die in diesem Abschnitt zu gebenden Illustrationen werden durch Nachbearbeitung einer numerischen Simulation der turbulenten angehobenen H2
Flammenstrahl gewonnen, die experimentell von Cabra et al. [169] untersucht
wurde, wie in Abb. 34 skizziert. Dieser Testfall wurde aufgrund seiner engen
Übereinstimmung mit Sicherheitsszenarien ausgewählt; die experimentelle
Anordnung erinnert deutlich an ein Wasserstoffleck in einer heißen Umgebung. Es
besteht aus einem 300 K H2 Strahl, der mit Mach 0,3 in einen Mantelstrom mit
einer Temperatur, die etwas höher als die Crossover-Temperatur ist, ausgestoßen
wird. Aufgrund der Nähe der Mantelstromtemperatur zur Crossover-Temperatur
erfolgt die Zündung weit stromabwärts vom Injektor, mit einer charakteristischen
Zeit, die daher vergleichbar mit der Konvektionszeit ist, wie in Abschn. 3.4.
Chengs Flamme [170] könnte ein weiteres gültiges Beispiel sein; mit einer Aus-

Abb. 34 Experimenteller
Aufbau der
Strahlkonfiguration und
Flammenstruktur von Cabra
et al. [169]

Angehobene
Jetflamme
Mantelströmung
bestehend
aus heißem Abgas

Scherschicht

Luft
Coflow

Jet

Luft
Coflow

P. Boivin et al.

244

trittsgeschwindigkeit von Mach 2 würde es einem Leck aus einem Hochdruck-H2
Tank ähneln.
Die hier verwendete Simulation wurde mit der ProLB-Software [171] nach dem
in [172–174] vorgestellten Ansatz durchgeführt. Die behandelten Bedingungen
sind in Tab. 7 aufgeführt, und Abb. 35 zeigt die Simulationsergebnisse zusammen
mit einem Vergleich der experimentellen und numerischen Temperaturprofile entlang der Zentralachse, wobei letztere eine hervorragende Übereinstimmung im
Einströmbereich (bis zu 15 Durchmesser), dem für diesen Abschnitt interessanten
Bereich, zeigen, während die Temperaturüberschätzung weiter stromabwärts,
die hier nicht von Interesse ist, auf die implizite Modellierung, d. h. das
Fehlen eines turbulenten Verbrennungsmodells, zurückzuführen ist. Für einen
umfassenderen Test der Simulation wird der Leser auf [175] verwiesen. Zur Darstellung der Simulationsergebnisse in der oberen Abbildung wird das sogenannte
Q-Kriterium verwendet, das in Anhang 2 erläutert wird. Entlang der Oberfläche

,

,

,

,

Temperatur (K)

1800

Aktuelle Simulation
Cabra et al.

1400
1000
600
200

0

5

10

15

20

25

30

35

40

z/D
Abb. 35 Oben: Momentane Q-Kriterium [176] Isoflächen, die nach Temperatur und IsoKonturen des H-Radikal-Massenanteils gefärbt sind, wobei die höchsten Werte das Vorhandensein von Selbstzündung anzeigen (hellgrau). Unten: Temperaturprofile entlang der Mittellinie,
wie sie numerisch (gestrichelte Linie) und experimentell (Symbole) erhalten wurden

Wasserstoffzündung und Sicherheit
Tab. 7 Einlassbedingungen
für die Strahlflamme [169]

D (mm)
T (K)
U (m/s)
Re
XH2
XO2
XN2
XH2 O

245
Zentralstrahl
4,57
305
107
23 600
0,2537
0,0
0,7427
0,0

Mitschwingender Strahl
210
1045
3,5
18 600
0,0
0,0989
0,7534
0,1474

des ausgewählten Q-Wertes, der Wirbel im turbulenten Strömungsfeld identifiziert, wird die Temperatur von blau für die kalten Eintrittsgase bis rot für heiß
in dem Bereich, in dem die Zündung erfolgt, farbcodiert, und zusätzlich wird die
H-Atom-Konzentration mit zunehmenden Grautönen codiert, die zunehmende
Konzentrationen markieren, die die Reaktionszonen lokalisieren.

5.3 Nachbearbeitung
Die Nachbearbeitung der numerischen Simulation wird durchgeführt, um Bereiche
zu identifizieren, in denen Selbstzündung auftritt, indem nacheinander identifiziert
wird:
1. wo sich das Gemisch entzünden kann, z. B. wo es am reaktivsten ist.
2. wo sich das Gemisch entzündet (innerhalb der reaktiven Zonen).
5.3.1 
HO2 als Selbstzündungsindikator
Das Hydroperoxyl-Radikal HO2 erreicht typischerweise seine Spitzenkonzentration in Bereichen, in denen eine Zündung stattfindet, und wurde daher
ausgiebig zur Erkennung und Visualisierung von Selbstzündung in angehobenen
Flammen verwendet [177–179]. Allerdings erreicht HO2 auch Spitzenwerte
in entzündeten Gemischen in der Nähe der brennstoffreichen Reaktionszonen
von Flammen [180]. Darüber hinaus ändert sich seine Konzentration während
der Selbstzündungsprozesse drastisch mit den lokalen Bedingungen, was die
Erkennung bestimmter Selbstzündungsstellen erschweren kann, wenn mehrere
lokale Maxima (im HO2-Niveau) gleichzeitig vorhanden sind. Nichtsdestotrotz
kann HO2 für eine erste Annäherung zur Erkennung von Selbstzündung verwendet
werden, wie in Abb. 36 veranschaulicht. Der Vergleich mit der in der vorherigen
Abbildung gezeigten Simulation zeigt, dass dies eine deutlich aufschlussreichere
und robustere Darstellung der Zündungsbereiche bietet als beispielsweise die
Farbkennzeichnung der Temperatur.

Abb. 36 Abgehobene Flamme HO2 Volumenrendering (gefärbt mit HO2 Massenanteil) in der Cabra-Flammen-Simulation. Stromabwärts, Temperatur-Isokontur bei 1600K in Grau, die die Flamme identifiziert

,

,

,

,

,

246
P. Boivin et al.

Wasserstoffzündung und Sicherheit

247

,

,

Abb. 37 Momentaufnahme von , der Reaktivität der Mischung

5.3.2 Reaktivität
Wie im Abschnitt zur Zündschichtmischung 3.4 beschrieben, sollte die Zündung
an der reaktivsten Stelle erfolgen, z. B. dort, wo die Verzweigungszeit (∼−1) am
kürzesten ist. Solche Bereiche können leicht identifiziert werden, indem  (42) aus
den Eigenschaften der Mischungen im gesamten Bereich berechnet wird.
Abb. 37 zeigt eine Momentaufnahme der instationären  Wert, der in der
simulierten Cabra-Flamme erhalten wurde. Da  nur von der lokalen Temperatur
und den Konzentrationen CH2 und CO2 abhängt und diese Größen sich während
der Eindüsung kaum ändern, ist  entlang der reaktivsten Mischlinie ungefähr
konstant, was die Reaktivität, aber nicht das tatsächliche Auftreten der Zündung
markiert. Die Selbstzündung erfolgt entlang dieser Linie nach ausreichender
Anhäufung von HO2 Radikalen, die durch eine geeignete Variable identifiziert
werden können, wie im nächsten Abschnitt dargestellt.
5.3.3 Fortschritt der Selbstzündung/Selbstzündungsindex
Um Regionen zu identifizieren, in denen tatsächlich eine Selbstzündung auftritt,
ist es zweckmäßig, einen HO2 stationären Parameter [138, 177, 181], auch als
Selbstzündungsindex bezeichnet [179]

AI =

P
D
− ω̇HO
ω̇HO
2
2
,
P
D
ω̇HO2 + ω̇HO
2

(86)

P
D
einzuführen, wobei ω̇HO2 die Netto-HO2 Produktionsrate in ω̇HO
und ω̇HO
auf2
2
geteilt wurde, nämlich die Produktions- und Zerstörungsraten. Abb. 38 zeigt die
Entwicklung von , der Temperatur und ausgewählter Molekularfraktionen in
einem isobaren, adiabatischen, homogenen Reaktor mit Anfangsbedingungen p =
1 atm, T = 1200 K, ϕ = 1, was bestätigt, dass, wie in Abschn. 2 hervorgehoben,
die Konzentration von H2, O2 und H2 O, sowie die Temperatur und damit die
Reaktivität  während des Induktionsprozesses konstant bleiben.

P. Boivin et al.

248

Der chemische stationäre Parameter AI, der in (86) definiert ist, wurde
ursprünglich in [177] eingeführt und später in [18] verwendet, um Selbstzündung
zu erkennen und das Verhalten eines 3-Stufen-Reduktionsmechanismus für die
Wasserstoffverbrennung zu korrigieren. Die Entwicklung von AI während der
Selbstzündung im homogenen Reaktor ist im unteren Diagramm von Abb. 38
enthalten. Anfangs kann HO2 von keinem der Reaktanten verbraucht werden
D
= 0), und es bleibt definitionsgemäß während dieser Phase gleich eins.
(ω̇HO
2
Wenn sich HO2-Radikale ansammeln, nimmt es ab und erreicht 0, wenn die HO2
-Konzentration ihren stationären Zustand erreicht, eine Bedingung, die bereits in
Abschn. 2 identifiziert und zur Ableitung der analytischen Verzweigungszeit (45)
verwendet wurde.
Es ist daher vernünftig, die Selbstzündungszeitraum als den Zeitraum zu
identifizieren, in der HO2 sich dem stationären Zustand nähert, das heißt, wenn
AI abnimmt. In Abb. 38 ist ein schattierter Bereich zwischen AImax = 0.95 und
AImin = 0.05 enthalten, um zu zeigen, dass diese beiden Werte als Grenzen des
Selbstzündungsbereichs gewählt werden können. Angesichts der Variationen
von AI (siehe Abb. 38) hängt das Kriterium sehr wenig von der Wahl AImin ab,
vorausgesetzt, es ist ausreichend klein (siehe auch [18]). Der Wert von AImax ist
jedoch entscheidend für die Definition des Kriteriums; er muss klein genug sein,
um unempfindlich gegenüber numerischen Instabilitäten zu sein, aber groß genug,

,

,

Massenanteil

Massenanteil

,

,
,
,
,
,
,

Temperatur (K)

Selbstzündungsindikator

Abb. 38 Entwicklung
der Molekularfraktionen
der Hauptspezies (oben),
von H und HO2 Radikalen
(Mitte), Reaktivität  und
Selbstzündungsindex AI
(unten) sowie Temperatur
(volle Höhe) während
der isobaren homogenen
Selbstzündung. Grenzen der
schattierten Bereiche bei AI
= 0,95 und 0,05

,
,
,
,

Zeit (s)

Wasserstoffzündung und Sicherheit

249

,

,

Abb. 39 Nachbearbeitete Cabra-Flamme, Volumenrendering entsprechend 0.05 < AI < 0.95
gefärbt mit . In Grau stromabwärts, Temperaturisofläche bei T = 1600 K

um den Induktionsbereich zu erfassen. Eine Abbildung im nächsten Unterabschnitt
deutet darauf hin, dass AImax = 0.95 eine gute Wahl ist.6
Es sei darauf hingewiesen, dass dieser Parameter auch für Kohlenwasserstoffe
definiert werden kann, wobei in der Literatur mehrere Definitionen verfügbar sind.
Zum Beispiel definieren Schultz et al. [179] AI aus dem Wettbewerb zwischen den
Raten 10 und 12 im detaillierten Mechanismus von Tab. 1.
5.3.4 Identifizierung von Selbstzündungsregionen
Während die Stabilisierung einer turbulenten abgehobenen Flamme durch Selbstzündung komplexer ist als der homogene Fall in Abb. 38, gilt die zugrunde
liegende Idee weiterhin in reaktiven vorgeheizten turbulenten Gemischen, und
Isoflächen mit AI = 0.05 und 0,95 bleiben eine effiziente Methode, um die
Selbstzündungsregion sowohl qualitativ als auch quantitativ zu identifizieren.
Abb. 39 stellt in der Mitte einen Bereich dar, der 0.05 < AI < 0.95 in der Symmetrieebene entspricht, wobei die linken und rechten Seiten die Isoflächen von AI
= 0,05 bzw. 0,95 sind. Dieser Bereich ist mit der Reaktivität  gefärbt, die aus
einer momentanen Lösung berechnet wurde. Als Referenz ist auch eine graue
Temperaturisofläche bei T=1600 K dargestellt, die die Bereiche des verbrannten
Gases begrenzt. Zu Visualisierungszwecken wurden die AI-Isoflächen hier auf
sehr reaktive Gemische beschränkt, indem Punkte, bei denen  kleiner als ein
Drittel seines Maximalwertes ist, willkürlich eliminiert wurden. Das Volumen, das
0.05 < α < 0.95 entspricht und gut von den verbrannten Gasen getrennt ist, kann
dann mit Selbstzündungskernen in Verbindung gebracht werden. Eine weitere
Untersuchung dieser Zündungsregion zeigt, dass sie Taschen von verbrannten

6 Dieser

gleiche Wert wurde auch bei der Nachbearbeitung der Überschall-H2-Luftflamme in
[181] verwendet.

250

P. Boivin et al.

Gasen enthält, von denen einige in Abb. 39 sichtbar sind, aber der Vergleich der
verbrannten Gasregion und der Selbstzündungsregion in Abb. 39 mit der HO2
-Region und der folgenden Flamme in Abb. 36 zeigt die Wirksamkeit der Methode
als Identifikator für Selbstzündung.
5.3.5 Alternative Methoden
Die computergestützte singuläre Störung (CSP) [182, 183] lieferte die erforderlichen Werkzeuge, die die Identifizierung Zeitskalen von Explosionen ermöglichen
[184]. Diese Werkzeuge wurden in die chemische Explosionsmodus-Analyse
(CEMA) [180, 183] integriert, sodass die Dynamiken von Explosionen derzeit
sowohl durch CSP als auch durch CEMA analysiert werden. Wenn die CSPBasisvektoren durch die Eigenvektoren des chemischen Jacobians angenähert
werden, ähnelt der Ansatz dem hier vorgestellten. Als algorithmische Methode
wurde sie auf eine Reihe verschiedener chemisch-kinetischer Schemata
angewendet, reduziert sich jedoch auf A (25) im Induktionsbereich für die
hier behandelte Chemie, sodass die schnellste durch CSP/CEMA identifizierte
explosive Zeitskala genau  (42) [185] entspricht. Da sie im Fall von H2 und
H2-CO-Mischungen vollständig explizit ist [17], könnte die oben diskutierte
Methode daher einfacher zu verwenden sein. Formulierungen für Methan und
Decan existieren ebenfalls [185].

5.4 A Priori Vorhersage von gefährlicher Zündung aus
Kaltströmungssimulationen
Informationen, die den oben dargestellten ähneln und aus Reaktionsströmungssimulationen extrahiert wurden, können auch aus Kaltströmungssimulationen
gewonnen werden.
Die rechnerischen Einsparungen bei Kaltströmungssimulationen sind im Vergleich zu reaktiven Simulationen in jedem gegebenen Strömungsfeld aus mehreren
Gründen erheblich:
• Erhaltungsgleichungen nur für die eingedüste Spezies (H2, O2, N2) müssen
berechnet werden.
• Die chemische Zeitschrittbeschränkung wird aufgehoben, sodass nur noch die
CFL- und Fourier-Zahlen als Beschränkungen verbleiben.
• Es ist nicht erforderlich, Arrhenius-Reaktionsraten zu berechnen.
Solche Vereinfachungen reduzieren typischerweise die Rechenkosten um
50–90 %, abhängig von der numerischen Methode (siehe z. B. [186, 187]) und den
Details der Chemie-Integrationskosten.

Wasserstoffzündung und Sicherheit

251

5.4.1 Formulierung
Lassen Sie uns nun eine Zündverfolgungsvariable η definieren, als passiven Skalar,
der die Menge der Zwischenprodukte während der Induktion repräsentiert. In der
Praxis wird sie den Eigenvektor darstellen, der mit der explosivsten Zeitskala 
assoziiert ist.
Eine Transport-Diffusions-Reaktions-Gleichung wird verwendet, um die zeitliche Entwicklung des passiven Skalaren zu beschreiben als



∂η
∂
∂η
∂η
+ uα
=
Dη
+ ω̇η
∂t
∂xα
∂xα
∂xα

(87)

um potenzielle Verluste des Radikalpools η durch Konvektion/Diffusion zu berücksichtigen, mit unten definierten Quellen- und Diffusionstermen.
Es wurde in Abschn. 2 gezeigt, dass das Wachstum des Radikalpools mit einer
Rate der Form C + ǫ verbunden ist. In (87) hat η die Einheiten eines Massenanteils (dimensionslos), sodass der entsprechende Quellterm für (87) lautet

ω̇η = η + ǫη ,

(88)

wobei ǫη = Wη ω5 /ρ eingeführt wird, um die richtigen Dimensionen zu erhalten.
Schließlich können der Diffusionskoeffizient in (87) und das Molekulargewicht
Wη entsprechend der Zusammensetzung des Radikalpools festgelegt werden (Abb.
6). Im Folgenden, Wη = WH und Dη = DH, da H die wichtigste Zwischenart für
die Cabra-Flamme ist.
Der Skalar ist passiv in dem Sinne, dass er nicht in die Massen- oder Energiebilanz eingeht und nur die Rolle einer Tracervariablen spielt. Da er vollständig
von der Strömung entkoppelt ist, wird er die numerische Stabilität der Berechnung
überhaupt nicht beeinflussen. Zu guter Letzt macht seine rein exponentielle Form
es einfach, ihn exponentiell zu integrieren [188], was eine genaue Beschreibung
der Induktion mit nur wenigen Integrationspunkten ermöglicht. Da der
Produktionsterm lokal genau der Produktion entspricht, die dem lokalen ZündEigenmodus entspricht (siehe Abb. 5), ist es leicht zu erkennen, dass η genau die
Entwicklung des Radikalpool-Wachstums beschreiben wird. Insbesondere, sobald
ein geeigneter Zündschwellenwert ηig definiert ist, z. B. aus dem Massenanteil des
limitierenden Reaktanten als

ηig = min(YH0 2 , YO0 2 /8)/1000,

(89)

wird in [175] gezeigt, dass:
• die Zeit, die η benötigt, um ηig in einem homogenen Reaktor zu erreichen, sehr
genau der Zündverzugszeit entspricht, die mit detaillierter Chemie erhalten
wurde (wie in Abb. 2).
• das Gleiche gilt für den Zündverlauf in zeitlich oder räumlich sich entwickelnden Mischungsschichten (die in Abschn. 3.4 untersuchte Konfiguration).

P. Boivin et al.

252

,

,

,

,

Abb. 40 Momentane Iso-Flächen des Q-Kriteriums, eingefärbt nach Temperatur. Iso-Konturen
des passiven Skalars in der Abbildung zeigen die Vorhersage der Selbstzündung an

Abb. 40 zeigt die Entwicklung des passiven Skalars für die Kaltflusssimulation,
die der in Abb. 35 dargestellten reaktiven Simulation entspricht. Isoflächen
des Q-Kriteriums [176] zeigen, dass die Strömungsstruktur der der reaktiven
Simulation ähnelt, bei der die Strömung am Einlass turbulent wird. Konturen des
passiven Skalars werden bis zu den Selbstzündkriterien ηig mit einer transparenten
grauen Farbe dargestellt.
Beachten Sie, dass, da alle radikalen Massenanteile mit der gleichen
charakteristischen Zeit −1 während der Verzweigung wachsen, dasselbe für η gilt,
das sich sehr ähnlich wie H verhält (siehe Abb. 35), das dominierende Radikal bei
den lokalen Temperatur-/Druckbedingungen (siehe Abb. 6).
Um weiter zu analysieren, ob die Selbstzündungsdistanz korrekt durch η vorhergesagt wird, werden zweidimensionale Querschnitte des momentanen und
mittleren Strömungsfeldes in Abb. 41 gezeigt. In jedem Diagramm entspricht
die obere Hälfte der Kaltströmungssimulation (mit der weißen Linie, die η = ηig
markiert), und die untere Hälfte den reaktiven Strömungen (mit der weißen Linie,
die YOH = 6 × 10−4 entspricht und die Flamme markiert). Die weißen Linien
zeigen ein Flammenabheben nahe z/D =10, in hervorragender Übereinstimmung
mit dem Experiment.
5.4.2 Ein prädiktives Modell für Zündung
Um weiter zu testen, wie genau die Kaltströmungsberechnungen reaktive Ergebnisse reproduzieren können, werden Berechnungen mit einer Temperatur der
Mantelströmung von 1025 bis 1055 K durchgeführt. Wie erwartet, ist das
Flammenverhalten extrem empfindlich gegenüber der Temperatur der Mantelströmung [189, 190]. Bei 1045 K (der experimentellen Temperatur) beträgt
die Abhebehöhe etwa 10 D. Eine Verringerung der Temperatur der Mantel-

Wasserstoffzündung und Sicherheit

253

milere

milere

,

,
,

Abb. 41 Temperatur (oben) und η (unten) Konturen für die Kaltströmungssimulation, a im Vergleich zur reaktiven Simulation. b Die Selbstzündungsbedingung (η = YH0 2 /1000) wird durch
weiße Linienkonturen für nicht-reaktive Berechnungen und für YOH = 6 × 10−4 wie aus der
reaktiven Simulation entnommen [175]. Momentane Größen sind in der linken Spalte dargestellt,
während mittlere Größen in der rechten Spalte zu sehen sind

18

Reaktiv
Nicht reaktiv

16
HAufzug /D

Abb. 42 Der Effekt
der Temperatur der
Mantelströmung Tco
auf die Abhebehöhe,
normalisiert durch den
Strahldurchmesser. Vergleich
zwischen den Ergebnissen
der reaktiven Simulationen
und den Vorhersagen, die
aus der kostensparenden
passiven SkalarKaltströmungsformulierung
gewonnen wurden

14
12
10
8

Keine
Zündung

6
1015

Zündung

1025 1035 1045 1055
Vorlauftemperatur (K)

strömung um 15 K erhöht die Abhebehöhe auf 16 D, und bei einer Verringerung
um nur 20 K zündet der Strahl nicht mehr. Abb. 42 zeigt Ergebnisse sowohl für
Heißströmungs- als auch für Kaltströmungssimulationen und demonstriert eine
hervorragende Übereinstimmung, selbst bei der Vorhersage des Ausbleibens der
Zündung, wobei η niemals ηig erreicht.
Andere Berechnungsmethoden wurden ebenfalls verwendet, um Zündungskerne basierend auf LES-Simulationen zu verfolgen [146–149], aber sie
konzentrieren sich mehr auf die Fähigkeit eines Kohlenwasserstoff-Wärmekraftmaschinen, eine erfolgreiche Zündung aufrechtzuerhalten (z. B. ohne Abbruch) als

254

P. Boivin et al.

auf die Erkennung der ersten Zündungskerne. Da H2 weniger anfällig für Abbruch
ist, sobald es über der zweiten Explosionsgrenze liegt, könnte das hier vorgestellte
Modell ausreichend sein.

6 Schlussfolgerungen und Perspektiven
Der Weg zur breiten Nutzung von H2 Wärmekraftmaschinen von morgen ist mit
technologischen und wissenschaftlichen Herausforderungen gepflastert. Glücklicherweise hat die wissenschaftliche Gemeinschaft, obwohl Kohlenwasserstoffe
in den letzten 80 Jahren der am weitesten verbreitete Brennstoff waren – mit der
bemerkenswerten Ausnahme des Raketenantriebs – die Untersuchung der Wasserstoffverbrennung sicherlich nicht vernachlässigt und uns damit eine reichhaltige
Literatur zu diesem Thema hinterlassen.
Wichtige Quellen der Schwierigkeit bei der Entwicklung von H2 Wärmekraftmaschinen sind die H2 Entflammbarkeits- und Explosionsgrenzen, die viel weiter
sind als die herkömmlicher Kohlenwasserstoffe. Es wurde jedoch in diesem
Kapitel gezeigt, dass die verschiedenen Grenzverhalten von H2 eine einfachere
Chemie als die herkömmlicher Brennstoffe beinhalten, was dazu führt, dass
niedrigstufige analytische Ansätze für Wasserstoff verfügbar werden.
Am wichtigsten für die Behandlung der Wasserstoffzündung und -sicherheit ist die zweite Explosionsgrenze [1], die eine grundlegende Eigenschaft der
H2 Oxidation ist. Die erfolgreiche Beschreibung der zugrunde liegenden Kettenreaktionen brachte Semenov und Hinshelwood 1956 den Nobelpreis ein. Das
Verhalten auf beiden Seiten dieser Grenze ist so unterschiedlich, dass eine Sprungfunktion bei der Crossover-Temperatur Tc oder die glatte Funktion α, definiert in
Abschn. 2.3, ausreicht, um die meisten Grenzphänomene zu beschreiben. Insbesondere wurde in diesem Kapitel gesehen, dass Zündverzugszeiten (Abschn.
2), Explosionsgrenzen (Abschn. 3.1), Entflammbarkeitsgrenzen (Abschn. 3.2) und
Detonationsgrenzen (Abschn. 3.3) alle eng mit der Crossover-Temperatur verbunden waren. Obwohl die H2 Oxidation ein wichtiger Teil jedes Kohlenwasserstoffoxidationsprozesses ist, ist der Übergang zwischen Niedertemperatur- und
Hochtemperatur-Kohlenwasserstoffverbrennungsregimen nicht so klar (manchmal
sogar mit negativen Temperaturkoeffizienten), was es schwieriger macht, diese
Grenzen für Kohlenwasserstoffe richtig zu definieren.
Dank des sehr steifen Verhaltens von H2 um die zweite Explosionsgrenze herum,
kann die Zündkontrolle mit H2 leichter zu erreichen sein als mit herkömmlichen
Kohlenwasserstoffen. Kohlenwasserstoffflammen verlöschen leicht, und Zündmodelle für sie müssen typischerweise die Zündkernverläufe berücksichtigen, um
sicherzustellen, dass eine ausreichend vollständige Verbrennung erfolgt, sobald der
Zünder ausgeschaltet wird. Mit solch außergewöhnlichen Entflammbarkeitsgrenzen
ist es unwahrscheinlich, dass Wasserstoffwärmemotoren nach der Ablagerung
der Zündenergie erlöschen, was die erforderlichen Zündmodelle während der
Konstruktions- und Diagnoseuntersuchungen erheblich vereinfacht.

Wasserstoffzündung und Sicherheit

255

Wenn das Zünden einer thermischen Wasserstoffkraftmaschine a priori einfacher ist als das Zünden seines Kohlenwasserstoffgegenstücks, ist es viel
komplexer, eine zündfreie Umgebung überall um der Kraftmaschine herum
sicherzustellen. Das Austreten von H2 in eine potenziell heiße, oxidationsreiche
Umgebung (z. B. das Abgas eines Motors, der für mageren Betrieb ausgelegt ist)
kann katastrophal sein. H2 Flammen können sich auch durch extrem enge Spalten
ausbreiten, in denen Kohlenwasserstoffe verlöschen und gelöscht werden würden.
In Bezug auf die Vielzahl möglicher Zündstrategien ist die akustische
Zündung attraktiv (siehe Abschn. 4.4), bleibt jedoch ein Phänomen, das nicht
vollständig verstanden ist und daher weiterer Analyse bedarf. Es ist daher mehr
Arbeit erforderlich, um prädiktive Modelle für Untersuchungen von Zünd- und
Rückschlagschutzmaßnahmen in Konfigurationen zu erstellen, die für zukünftige
H2 Wärmekraftmaschinen relevant sind. Dies gilt insbesondere unter Hochdruckbedingungen, bei denen weniger Experimente durchgeführt wurden und für die die
kinetischen Raten nicht so gut etabliert sind. Es ist auch mehr Arbeit erforderlich,
um Sicherheitsbedenken im Zusammenhang mit den (vielen) potenziellen Unfallszenarien anzugehen, einschließlich Kollision oder Explosion eines H2 Behälters
(ob kryogen oder Hochdruck) oder Tankleerung in offener oder geschlossener
Umgebung.
Mischungszusammensetzungen beeinflussen die Induktions- oder Explosionszeiten erheblich, wobei es starke Schwankungen dieser Zeiten mit dem Äquivalenzverhältnis und dem Grad der Verdünnung gibt. Der Vergleich dieser
Zeitskalen mit Konvektions-, Diffusions- und Wärmeleitungszeiten wird bei
Zündungs-, Konstruktions- und Sicherheitsüberlegungen wichtig, und obwohl
sie sich nicht in der Crossover-Temperatur widerspiegeln, werden sie im
Reaktivitätsmaß  berücksichtigt, das in Abschn. 2.4 definiert ist. Eine explizite
Formulierung für diese inverse charakteristische Verzweigungszeit ist verfügbar (Abschn. 2.6). Diese Formulierung wird im gesamten vorliegenden Kapitel
verwendet und zeigt ihre Relevanz für Zündungsüberlegungen und sicherheitsrelevante Fragen. Insbesondere durch ihre Ableitung, die auf der Jacobian des
chemischen Quellterms basiert, berücksichtigt die Formulierung nicht nur die
Druck- und Temperaturabhängigkeit (wie Tc und α), sondern auch die Wirkung der
lokalen Zusammensetzung (einschließlich potenzieller Verdünnung), was für die
Erstellung von Zündwahrscheinlichkeitskarten unerlässlich ist, wie in Abschn. 5
gezeigt.
Es gibt ein zunehmendes Interesse an der Verwendung von H2 zusammen mit
anderen Brennstoffen. Dies erschwert Untersuchungen zur Zündung und Sicherheit, da zusätzliche chemisch-kinetische Schritte berücksichtigt werden müssen.
In einigen Fällen können die bemerkenswert umfangreichen Reduktionen, die
mit H2 letztendlich zu expliziten analytischen Beschreibungen führen (im Gegensatz zu dem, was für Kohlenwasserstoffe verfügbar ist), während dies in anderen
Fällen wahrscheinlich nicht möglich sein wird. Zum Beispiel haben umfangreiche
Studien zu Synthesegas-Brennstoffen gezeigt, dass erhebliche Reduktionen für die
CO-Zugabe zu H2 möglich sind. Die Ersetzung von Methan durch Mischungen
von H2 und NH3 für umweltfreundliche Gasturbinenanwendungen weckt Interesse

P. Boivin et al.

256

an der Chemie von Mischungen aus Wasserstoff und Ammoniak; mögliche
Reduktionen für diese Chemie wurden noch nicht untersucht, sollten aber, da es
durchaus möglich sein könnte, explizite Beschreibungen für die Entflammbarkeitseigenschaften (Zündungseigenschaften, Reaktivität und Entflammbarkeitsgrenzen)
solcher Mischungen zu erhalten, die fast so einfach sind wie die für H2. Es könnte
auch Interesse an anderen Zusätzen wie Ozon O3 und Wasserstoffperoxid H2 O2
geben, die möglicherweise nicht in so umfangreichem Maße reduziert werden
können. Es ist viel mehr Forschung zu diesen Themen erforderlich.
Danksagungen Der Hauptautor ist Antonio Sánchez, Carmen Jiménez und Forman Williams
dafür verpflichtet, dass sie ihn in H2 Verbrennungs- und Sicherheitsforschung eingeführt
haben. Er dankt auch seinen ehemaligen Kollegen von Snecma (jetzt ArianeGroup) und CNES
dafür, dass sie ihm den besten Einblick in die Raketenzündung gegeben haben, den man sich
nur wünschen kann. Schließlich dankt er seinen aktuellen industriellen Partnern für ihre
Unterstützung und auch dafür, dass sie ein solches Interesse an H2 Verbrennung teilen.

Anhang 1: QSSA
Die quasi-stationäre Näherung (QSSA), die häufig zur Reduktion der Wasserstoffoxidationschemie verwendet wird, ist eine Vereinfachung, die auf die
Beschreibung von Reaktionszwischenprodukten angewendet wird, wenn deren
effektive Produktions- und Verbrauchszeiten viel kleiner sind als die entsprechenden Akkumulations- und Transportzeiten (durch Konvektion oder
Diffusion). Unter diesen Bedingungen sind die Akkumulations-, Konvektionsund Diffusionstermen in der entsprechenden Erhaltungsgleichung viel kleiner
als die chemischen Terme und können in der ersten Näherung vernachlässigt
werden, wodurch die Gleichung des stationären Radikals auf ein Gleichgewicht zwischen chemischer Produktion und Verbrauch reduziert wird.
Diese algebraische Gleichung ersetzt die entsprechende Differentialgleichung
in der Strömungsfeldbeschreibung und reduziert somit die Ordnung des zu
integrierenden Systems von Differentialgleichungen um eins. In vielen Fällen
kann das chemische Gleichgewicht explizit für die Konzentration der stationären
Spezies gelöst werden.
Der Begriff „quasi-stationärer Zustand“ wurde in den ursprünglichen Entwicklungen geprägt, die sich mit transportlosen homogenen Systemen befassten,
für die die Näherung darauf hinausläuft, die zeitliche Veränderung der gegebenen
Zwischenarten zu vernachlässigen. Um die Näherung zu veranschaulichen, ist
es von Interesse, ein einfaches chemisches System zu betrachten, das aus zwei
elementaren unimolekularen Reaktionen besteht
1

2

A−
→B−
→C,

(90)

wobei A das Reaktant, B die Zwischenart und C das Produkt ist. Mit Ci die
Konzentration der Spezies i und kj die Reaktionsgeschwindigkeitskonstante

Wasserstoffzündung und Sicherheit

257

der Reaktion j bezeichnet, sodass zum Beispiel k1 CA die Geschwindigkeit der
Reaktion 1 ist, kann das entsprechende System homogener Bilanzgleichungen wie
folgt geschrieben werden

dCB
= k1 CA − k2 CB ,
dt

dCA
= −k1 CA ,
dt

and

dCC
= k2 CB ,
dt

(91)

um mit Anfangsbedingungen CA − C0 = CB = CC = 0 bei t = 0 integriert zu
werden.
Für die betrachteten unimolekularen Reaktionen haben die Kehrwerte der
Reaktionsgeschwindigkeitskonstanten die Dimensionen der Zeit. Wie in der ersten
Gleichung von (91) zu sehen ist, stellt k1−1 die charakteristische Zeit für den Verbrauch des Reaktanten dar, das heißt, die charakteristische Zeit, die erforderlich
ist, damit die Reaktantenkonzentration um einen Betrag in der Größenordnung
ihres Anfangswertes abnimmt. Die stationäre Näherung für das Zwischenprodukt
B ergibt sich, wenn die Reaktionsgeschwindigkeitskonstante k2 viel größer ist als
k1. Um dies zu sehen, beachten Sie, dass zu Zeiten der Größenordnung k1−1 eine
einfache Größenordnungsanalyse in der zweiten Gleichung von (91) CB∗ /(k1−1 ),
C0 /(k1−1 ) und CB∗ /(k2−1 ) für die Akkumulations-, Produktions- und Verbrauchsraten des Zwischenprodukts B ergibt, wobei CB∗ seine unbekannte charakteristische
Konzentration darstellt. Offensichtlich, wenn k2 ≫ k1 die Akkumulationsrate
im Vergleich zur Verbrauchsrate vernachlässigbar klein wird und in der ersten
Näherung vernachlässigt werden kann, so dass die entsprechende Gleichung für
die Entwicklung von CB sich zu k1 CA − k2 CB = 0 reduziert. Die physikalische
Interpretation ist, dass im Grenzfall k2 ≫ k1 die Verbrauchsrate von B so schnell
ist, dass dieses Zwischenprodukt sofort nach seiner Entstehung verbraucht
wird, ohne signifikante Akkumulation, was zu einer kleinen quasi-stationären
Konzentration führt

CB =

k1
CA
k2

(92)

die sich langsam mit der Zeit ändert, während der Reaktant verbraucht wird.
Beachten Sie, dass CB ≪ CA, weil k1 ≪ k2, was darauf hinweist, dass Zwischenprodukte im stationären Zustand in Konzentrationen erscheinen, die viel kleiner
sind als die der Reaktanten. Diese Eigenschaft wird häufig in realistischen
Berechnungen verwendet, um Radikale im stationären Zustand zu identifizieren.
Die Lösung für k2 ≫ k1 reduziert sich daher auf die Integration von

dCA
= −k1 CA
dt

and

dCC
= k1 CA ,
dt

(93)

wobei die zweite Gleichung durch Einsetzen des stationären Ausdrucks (92) in die
dritte Gleichung von (91) erhalten wird. Das reduzierte Problem (93) kann als das
Ergebnis des äquivalenten chemisch-kinetischen Schemas
k1

k2

A−
→B−
→C

⇐⇒

k1

A−
→C,

(94)

P. Boivin et al.

258

interpretiert werden, was darauf hinweist, dass im Grenzfall k2 ≫ k1 das System
von zwei elementaren Reaktionen durch eine einzige übergeordnete „scheinbare“
Reaktion A → C mit einer Rate ersetzt wird, die gleich k1 CA ist.
Die Integration von (93) mit Anfangsbedingungen CA − C0 = CC = 0 bei t = 0
ergibt

CA = C0 e−k1 t ,

CC = C0 (1 − e−k1 t ).

(95)

Der Leser kann überprüfen, dass (92) und (95) die Grenzform der exakten Lösung
des vollständigen Problems darstellen

CA =C0 e−k1 t
k1
(e−k1 t − e−k2 t )
CB =C0
k2 − k1

k1 e−k2 t − k2 e−k1 t 
CC =C0 1 +
k2 − k1

(96)

im Grenzfall k2 ≫ k1 für t ≫ k2−1, während für kleine Zeiten t ∼ k2−1 die stationäre
Lösung für CB nicht genau die in (96) angegebene darstellt. Diese Arten von
Abweichungen finden sich auch typischerweise in Analysen realistischer
chemischer Systeme, bei denen die stationäre Näherung für Kettenträger oft in
den Anfangs- oder Endphasen einer Kettenreaktion ungenau ist [28], während
derer Kettenträger relativ schnell durch das Überwiegen von Initiations- oder
Abbruchsschritten produziert oder zerstört werden. Die Raten der Fortpflanzungsschritte übersteigen jedoch oft die der Initiation und Abbruch so stark während des
größten Teils der Kettenreaktionen, dass die stationäre Näherung für den größten
Teil der Reaktionsgeschichte ziemlich genau ist (d. h. für t ∼ k1−1 im oben analysierten einfachen Beispiel).
Die Analyse realistischer chemisch-kinetischer Schemata ist im Allgemeinen erheblich komplizierter als die in diesem illustrativen Beispiel dargestellte, da es viele mögliche Reaktionswege gibt, die von den lokalen
Bedingungen der Zusammensetzung und Temperatur abhängen. Die Ausdrücke
für die Konzentrationen der stationären Spezies werden komplexer als (92) und
oft können sie nicht in geschlossener expliziter Form ausgedrückt werden, sodass
eine Kürzung, das heißt das Vernachlässigen bestimmter Terme ohne formale
Begründung, erforderlich ist, um vor der Implementierung der reduzierten Kinetik
eine zusätzliche Vereinfachung zu ermöglichen.

Anhang 2: Q-Kriterium
Das Q-Kriterium [176], das in der numerischen Strömungsmechanik (CFD) weit
verbreitet definiert und verwendet wird, um turbulente Wirbelverteilungen in drei
Dimensionen darzustellen, verwendet die Größe Q, die wie folgt definiert ist

Wasserstoffzündung und Sicherheit

259

Q=

1
(���2 − �S�2 ),
2

(97)

wobei S und  der Verzerrungsraten- und der Wirbeltensor sind,

�=

1
(∇u + ∇uT ),
2

(98)

S=

1
(∇u − ∇uT ),
2

(99)

Das Q-Kriterium betrachtet Bereiche, in denen die Wirbelstärke größer ist
als die Streckungsrate, sodass Q > 0, als das Vorhandensein eines Wirbels. In
Abbildungen wird die Oberfläche eines festen kleinen positiven Wertes von Q
ausgewählt, und der Wert einer interessierenden Größe wird entlang dieser Oberfläche farblich beschichtet, um eine qualitative Visualisierung ihrer Variation im
turbulenten Fluss zu ermöglichen.

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Turbulente Wasserstoffflammen:
Physikalische und modellierungstechnische
Auswirkungen
Wonsik Song, Francisco E. Hernández Pérez und Hong G. Im

Zusammenfassung Wasserstoff weist besondere Brenneigenschaften auf, wie z.
B. eine schnelle laminare und damit turbulente Flammengeschwindigkeit sowie
eine breite Entflammbarkeitsgrenze. Aufgrund dieser Eigenschaften könnten die
bestehenden numerischen Modelle, die z. B. für Erdgas oder Brennstoffe mit der
Annahme einer einheitlichen Lewis-Zahl entwickelt wurden, eingeschränkt oder
sogar unbrauchbar sein. Dieses Kapitel diskutiert die Modelle für turbulente
Flammengeschwindigkeit und lokale Verschiebung der Geschwindigkeit von
reinen mageren Wasserstoff-Vormischflammen, insbesondere für ein breites
Spektrum an Turbulenzniveaus. Darüber hinaus wird die Vorhersagefähigkeit der
Wahrscheinlichkeitsdichtefunktion (PDF)-Modellierung, die das weit verbreitete
laminare Flammenkonzept für Reynolds-gemittelte Navier-Stokes (RANS) oder
Large-Eddy-Simulation (LES)-Ansätze übernimmt, a priori anhand eines Satzes
modernster direkter numerischer Simulationsdaten (DNS) bewertet. Die allgemeine Schlussfolgerung legt nahe, dass der Hauptturbulenzparameter, der die
turbulente Flammengeschwindigkeit bestimmt, die Größe der energiereichsten
Wirbel ist und nicht dimensionslose Zahlen wie Reynolds- (Re) oder KarlovitzZahlen (Ka). Die Modelle für die lokale Verschiebung der Geschwindigkeit legen
ebenfalls nahe, dass ein Modell, das für ein moderates Turbulenzniveau entwickelt
wurde (Ka ≈ O(10)), Flammen mit Ka > O(1.000) gut vorhersagt. Die PDFModellierung unter Verwendung des Flammenkonzepts wird bis zu Ka > O(100)
bewertet, wobei die Massenanteile der Hauptspezies vernünftig gut vorhergesagt
werden.

W. Song · F. E. Hernández Pérez · H. G. Im (*)
, King Abdullah University of Science and Technology (KAUST), Thuwal 23955-6900,
Saudi Arabia
E-Mail: hong.im@kaust.edu.sa
W. Song
E-Mail: wonsik.song@kaust.edu.sa
F. E. Hernández Pérez E-Mail: francisco.hernandezperez.1@kaust.edu.sa
© Der/die Autor(en), exklusiv lizenziert an Springer Nature Switzerland AG 2025
E. Tingas, Wasserstoff für zukünftige Wärmekraftmaschinen,
https://doi.org/10.1007/978-3-031-76380-9_6

265

266

W. Song et al.

1 Einführung
Viele praktische Verbrennungsanlagen zur Energieerzeugung und im Transportwesen arbeiten im vorgemischten Verbrennungsmodus in Anwesenheit von
Turbulenzen [1, 2]. Wenn die Flammenfront mit Turbulenzen interagiert, streckt
sie sich aufgrund der kombinierten Effekte der Krümmung und Dehnung durch
das Strömungsfeld. Diese Effekte vergrößern die Flammenoberfläche, was
wiederum die turbulente Flammengeschwindigkeit erhöht. Das Ausmaß der
Vergrößerung der Flammenoberfläche hängt von vielen physikalischen Parametern ab, die mit Turbulenz- und Flammeneigenschaften zusammenhängen, und
es gibt noch keine universelle Metrik, um sie zu korrelieren und die turbulente
Flammengeschwindigkeit vorherzusagen. Das Wissen über die genaue turbulente
Flammengeschwindigkeit (ST) ist von größter Bedeutung, da sie mit der Verbrennungsstabilität verbunden ist (Rückzündung tritt auf, wenn ST ≫ U0, wobei
U0 die Einströmgeschwindigkeit ist) und der Verbrennungseffizienz (Flammenverlöschung tritt auf, wenn ST ≪ U0) [3]. Aus diesen Gründen gibt es eine große
Anzahl von Studien, die die turbulente Flammengeschwindigkeit experimentell
[4–8] oder numerisch [9–18] für verschiedene Geometrien, einschließlich
(pilotierter) Bunsen [5–8], sphärischer [4, 15], unter anderem, untersuchen. DNSStudien werden größtenteils in der Turbulenz-in-a-box-Konfiguration durchgeführt, mit Ausnahme einiger Studien, die in Jet-Konfigurationen durchgeführt
wurden [17, 19–23]. Eine Zusammenfassung eingehender Diskussionen zur
turbulenten Flammengeschwindigkeit findet sich in Übersichtsarbeiten wie den
Referenzen [24, 25].
Neben der turbulenten Flammengeschwindigkeit ist auch die turbulente
Flammenstruktur ein wichtiges Thema [26–28], insbesondere bei hoch turbulenten
Bedingungen, da sie direkt mit der Modellierung der mittleren Massenanteile
chemischer Spezies für Reynolds-gemittelte Navier-Stokes-Gleichungen (RANS)
oder gefilterte Massenanteile chemischer Spezies für Large Eddy Simulations
(LES) [29] zusammenhängt. Diese Ansätze übernehmen typischerweise das
„laminare Flammenkonzept“ [2, 30], wobei angenommen wird, dass der
turbulente Flammenpinsel aus einer Sammlung von laminarer Flammen besteht,
die durch die Wirkung turbulenter Wirbel gekräuselt und gestreckt werden. Um
jedoch gleichzeitig niedrigere Verbrennungsemissionen und höhere Leistung zu
erreichen, werden die zukünftigen Betriebsbedingungen von Verbrennungsanlagen
auf mageres Gemisch und erhöhte Drücke verschoben, bei denen die Flamme mit
kleinen Skalen, aber stärkeren Turbulenzniveaus verbunden ist. Unter solchen
Bedingungen wird angenommen, dass kleine Turbulenzskalen in der Flammenzone überleben und die Flammenfront stören. Dies führt zu einer Verbreiterung
der Reaktionszone, die es nicht schafft, die laminarer Flammenstrukturen zu
bewahren, wie in den nächsten Unterabschnitten ausführlich diskutiert wird.
Die turbulente Flammengeschwindigkeit oder -struktur kann durch experimentelle
Messungen, numerische Simulationen oder theoretische Ableitungen gewonnen
werden. Während experimentelle Studien immer nützlich sind, um die Interaktion

Turbulente Wasserstoffflammen: Physikalische und modellierungstechnische …

267

zwischen Turbulenz und Flamme zu verstehen, sind räumlich und zeitlich aufgelöste physikalische und chemische Eigenschaften selbst mit modernster Lasertechnik kaum zu erhalten. Solche detaillierten Informationen sind typischerweise
über numerische Simulationen zugänglich, die es uns wiederum ermöglichen,
komplizierte mathematische Variablen zu berechnen, die ein besseres Verständnis darüber bieten, wie sich die Flamme als Reaktion auf Turbulenzen verhält. Die
Vorhersagefähigkeit der Simulationen hängt nicht nur von der Genauigkeit der
numerischen Schemata ab, sondern auch von den zugrunde liegenden Submodellen.
Modellierung ist immer unvermeidlich, um die Lösungen turbulenter
reagierender Strömungen zu erhalten, selbst durch die direkte numerische
Simulation (DNS) reagierender Strömungen, in dem Sinne, dass die elementaren
Reaktionskinetiken im Kontinuumsregime im Wesentlichen modelliert werden.
Sowohl RANS (Ansatz der Ensemble-Mittelung) als auch LES (Ansatz der räumlichen Filterung) benötigen eine Modellierungsannäherung, z. B. den Abschluss
des Reynolds-/Untergitter-Spannungstensors. Dieses Kapitel stellt eine Reihe verschiedener Modellierungsansätze vor, die im Vergleich zu aktuellen DNS-Daten
von vorgemischten Wasserstoffflammen bei hoch turbulenten Flammen untersucht werden. In den folgenden Unterabschnitten stellen wir zunächst die grundlegenden Gleichungen für verschiedene Arten von Berechnungsansätzen vor,
gefolgt von einer kurzen Darstellung der turbulenten Regimediagramme. Eine
aktuelle Diskussion über die globale turbulente Flammengeschwindigkeit und die
lokale Verschiebung der Geschwindigkeit sowie deren zugehörige Modelle wird
zusammengefasst. Darüber hinaus wird die Vorhersagefähigkeit für die mittlere
Haupt- und Zwischenkonzentration mit dem Wahrscheinlichkeitsdichtefunktionsansatz (PDF) unter Verwendung aktueller DNS-Daten für magere WasserstoffLuft-vorgemischte Flammen bewertet.

2 Turbulentes Regimediagramm
Dieser Abschnitt stellt turbulente Regimediagramme vor, die früher entwickelt
wurden und immer noch weit verbreitet in der Gemeinschaft der turbulenten vorgemischten Flammen verwendet werden. Turbulenz wird hauptsächlich durch
zwei wichtige Parameter charakterisiert: Einer ist die Größe der Wirbel, die den
größten Teil der kinetischen Energie tragen, bekannt als integrales Längenmaß
(lT), und der andere ist die Intensität der turbulenten Wirbel, ausgedrückt durch
den quadratischen Mittelwert der turbulenten Geschwindigkeitsfluktuationen (u′).
Das klassische Borghi-Diagramm übernimmt diese beiden Größen als Parameter,
normalisiert durch die Referenz der laminaren Flammendicke (δL) und Flammengeschwindigkeit (SL), die jeweils für die eindimensional frei propagierende
flache Flamme bewertet werden. Das Diagramm ist in Abb. 1a dargestellt, wo
verschiedene turbulente Regime klassifiziert werden. Die Flammendicke wird
typischerweise auf der Basis des maximalen Temperaturgradienten definiert,

W. Song et al.

268

δL = (Tmax − Tmin )/(dT /dx)max, obwohl auch die nominale Zeldovitch-Dicke
verwendet werden kann (lf = ν/SL oder lf = α/SL mit ν und α als kinematische
Viskosität und thermische Diffusivität). In einem solchen Fall muss man vorsichtig sein, da sich ihre Werte um eine Größenordnung unterscheiden. In Abb. 1
sind auch Isolinien von dimensionslosen Zahlen wie der turbulente ReynoldsZahl (Re), der turbulente Damköhler-Zahl (Da) und der turbulente Karlovitz-Zahl
(Ka) dargestellt, die nur durch die Kombination von lT /δL und u′ /SL ausgedrückt
werden können, wie unten angegeben. (Zur Vereinfachung wird das Wort
„turbulent“ vor den dimensionslosen Zahlen weggelassen.)
√
lT /u′
u ′ lT
Re
, Da =
, Ka =
Re =
ν
δL /SL
Da

(1)

Zum Beispiel wird ν mit SL δL skaliert, und daher ist Re im Wesentlichen das
Produkt von lT /δL und u′ /SL. Ebenso wird Da als Verhältnis zwischen einer
Strömungs- und einer chemischen Zeitskala definiert und ist im Wesentlichen
lT /δL geteilt durch u′ /SL. Ka, das die Flammenstreckungsrate darstellt, wird als
das Verhältnis der charakteristischen chemischen Zeitskala (τc) zur KolmogorovZeitskala (τK ) definiert, und die Definition ist auch basierend auf den Längenskalen gültig:

Ka =

τc
=
τK



δL
ηK

2

,

(2)

wobei die Kolmogorov-Längenskala als ηK = (ν 3 /ǫ)1/4 definiert ist, wobei ǫ die
Dissipationsrate der turbulenten kinetischen Energie ist und als ǫ = u′3 /lT ausgedrückt wird.
Das laminare Flamelet-Regime wird für Ka < 1 nach dem Klimov-WilliamsKriterium erwartet, während Peters vorschlug, dass das Flamelet-Konzept bis zur
dünnen Reaktionszone, die durch Ka < 100 mit der großen Aktivierungsenergie
(Ze ≈ O(10)) charakterisiert wird, gültig ist, bis zu der die kleinste turbulente
Längenskala immer noch größer als die Dicke der Reaktionszone ist und daher
die Turbulenz nicht in die Reaktionszone eindringen kann. Andererseits, wenn
turbulente Flammen ein Ka größer als 100 haben und das gebrochene oder verteilte Reaktionszonenregime erreichen, kann die kleinskalige Turbulenz in die
Reaktionszone eindringen und die laminare Flammenstruktur stören. Daher wird
in einem solchen Regime das laminare Flamelet-Konzept nicht mehr als gültig
erwartet, und klassische flamelet-basierte Modellierung muss möglicherweise
überarbeitet werden. Dieses Thema wird in Abschn. 5 diskutiert.
Es gibt Vor- und Nachteile bei der Nutzung des Borghi-Diagramms. Wie in
der vorherigen Studie [12] festgestellt, gibt es bestimmte Kritiken am BorghiDiagramm. Erstens ist die y−Achse normalisiert durch SL, was eine Größe
der vorgemischten Flamme ist, und daher kann das Borghi-Diagramm nur für
turbulente vorgemischte Verbrennung verwendet werden. Zweitens, da Re- und
Da-Linien fast senkrecht zueinander stehen, ist es schwierig, Fälle darzustellen, in

Turbulente Wasserstoffflammen: Physikalische und modellierungstechnische …

Abb. 1 Diagramm des turbulenten Regimes basierend auf a Borghi und b Williams

269

W. Song et al.

270

denen sowohl Re als auch Da gleichzeitig zunehmen (z. B. Erhöhung des Düsendurchmessers bei gleichbleibender Düsen-Austrittsgeschwindigkeit). Um diese
Probleme zu lösen, verwendet die Williams-Version (Abb. 1b) die dimensionslosen Zahlen Re und Da als Parameter, wobei eine Achse das Turbulenzniveau und
die andere Achse die chemische Intensität beschreibt. Das Williams-Diagramm
erfordert nicht die laminare Flammengeschwindigkeit als Referenzgröße und ist
universeller, da es die gleichzeitige Zunahme von Re und Da darstellen kann. Zum
Zweck des direkten Vergleichs zwischen Borghi- und Williams-Diagrammen ist
ein Satz von u′ /SL-Linien in Abb. 1b angegeben.

3 Gleichungen
Die grundlegenden Gleichungen für turbulente reagierende Strömungen umfassen
die Erhaltung von Masse, Impuls, Energie und Spezies (Gl. 3–6), die für N + 5
-Variablen lösen. N ist die Anzahl der chemischen Spezies.

∂
∂ρ
+
(ρuj ) = 0
∂t
∂xj
∂
∂p
∂τlj
∂
(ρul ) +
(ρul uj ) +
=
,
∂t
∂xj
∂xl
∂xj

(3)

l = 1, 2, 3


∂
∂
∂qj
∂
(ρEt ) +
(ρEt + p)uj =
(ul τlj ) −
∂t
∂t
∂xj
∂xj

∂ 
∂
(ρYi ) +
ρYi (uj + Vi,j ) = Wi ω̇i ,
∂t
∂xj

i = 1, ..., N

(4)
(5)
(6)

In den obigen Gleichungen ist ρ die Mischungsdichte, ul die Geschwindigkeitskomponente in der l-ten Richtung, p ist der Druck, τlj ist der viskose Spannungstensor, Et ist die spezifische Gesamtenergie der Mischung, qj ist der Wärmestrom
in der j-ten Richtung, Yi ist der Massenanteil der Spezies i, Vi,j ist die Diffusionsgeschwindigkeit der Spezies i in der j-ten Richtung, Wi ist das Molekulargewicht
der Spezies i, und ω̇i ist die Reaktionsrate der Spezies i. Die spezifische Gesamtenergie Et wird ausgedrückt als:
N

Et =

p
uj u j 
+
(hi Yi ) − ,
2
ρ
i=1

(7)

wobei hi die Enthalpie der Spezies i ist,

hi =

hi0

+

ˆT
T0

cp,i dT ,

(8)

Turbulente Wasserstoffflammen: Physikalische und modellierungstechnische …

271

mit dem Superskript 0, das den Referenzzustand kennzeichnet, und cp,i die
Wärmekapazität der Spezies i bei konstantem Druck ist. Die Zustandsgleichung
für das ideale Gas wird als konstitutive Gleichung verwendet:
(9)

p = ρRT ,
N

wobei R die spezifische Gaskonstante ist, ausgedrückt als R = Ru i=1 Yi /Wi
mit Ru die universelle Gaskonstante ist. Durch Vernachlässigung von Diffusionseffekten zweiter Ordnung (Soret- und Dufour-Effekte) sowie thermischer
Strahlung und unter Verwendung eines Gemisch-gemittelten Transportmodells,
was gängige Annahmen in multidimensionalen DNS sind, werden die Diffusionsgeschwindigkeit Vi,j und der Wärmestrom qj durch

Vi,j = −Di




1 ∂W
1 ∂Yi
+
,
Yi ∂xj
W ∂xj

(10)

N

qj = −


∂T
hi Yi Vi,j ,
+ρ
∂xj
i=1

(11)

gegeben, wobei Di der Diffusionskoeffizient der Spezies i in das Gemisch ist und 
die Wärmeleitfähigkeit des Gemisches ist. Der viskose Spannungstensor τlj hat die
Form



∂uj
2
∂un
∂ul
+
− µδlj
,
τlj = µ
∂xj
∂xl
3
∂xn

(12)

mit µ die dynamische Viskosität des Gemisches ist und δlj das Kronecker-Delta ist.
Schließlich wird die Reaktionsrate der Spezies i, ω̇i, ausgedrückt als:

ω̇i =

M

k=1

′′
(νi,k



N
N


′
′′
νn,k
νn,k
αk
− νi,k ) Kf,k
Cn − Kb,k
Cn CM,k
,
′

n=1

(13)

n=1

′
′′
und νi,k
sind die Reaktionskoeffizienten der Spezies i für die Vorwärtswobei νi,k
und Rückwärtsreaktionen, und k ist der Index für die Elementarreaktionen bis
M. Kf,k und Kb,k sind die Vorwärts- und Rückwärtsgeschwindigkeitskonstanten
für die Elementarreaktion k. Der Exponent des dritten Körpers αk ist 1, wenn die
Reaktion k eine Dreikörperreaktion beinhaltet, und 0 andernfalls. Die molaren
Konzentrationen der Spezies n und eines dritten Körpers, der mit der Reaktion k
verbunden ist, werden unter Verwendung der Molmasse Wn, Massenanteil Yn und
der Dreikörpereffizienz ηn,k wie folgt erhalten:

Cn =

CM,k =

N

n=1

ρYn
,
Wn

ηn,k Cn =

N

n=1

(14)

ηn,k

ρYn
.
Wn

(15)

W. Song et al.

272

4 Turbulente Flammengeschwindigkeit
In vorgemischten Verbrennungssystemen, sobald ein brennbares Gemisch zündet
und eine Flamme entsteht, wird die Flammenfront erzeugt und breitet sich zur
unverbrennenden Gasseite mit einem bestimmten Wert aus, der als turbulente
Flammengeschwindigkeit bezeichnet wird. Im Gegensatz zur laminaren Flammengeschwindigkeit, die im Allgemeinen für einen gegebenen thermochemischen
Zustand eindeutig definiert ist, wird die turbulente Flammengeschwindigkeit
auf viel kompliziertere Weise bestimmt, da sie nicht nur vom thermochemischen
Zustand, sondern auch von der Wechselwirkung zwischen Turbulenz und Flamme
abhängt. Es ist schwierig, die Flamme in einem stabilen Zustand zu halten, wenn
Turbulenz vorhanden ist, da die turbulente Flammengeschwindigkeit bei unterschiedlichen Turbulenzgraden erheblich variiert. Um die Eigenschaften der
turbulenten Flammengeschwindigkeit zu verstehen, wurden daher zahlreiche
Studien durchgeführt, die die turbulenten Brennraten unter Verwendung verschiedener Brennstoffe unter einer Vielzahl von turbulenten Bedingungen untersuchten, angefangen von den Auswirkungen der Streckung auf die Flamme, den
Auswirkungen der Zuflussgeschwindigkeit, den Auswirkungen der Brennergeometrien usw., um einen allgemeinen Trend der turbulenten Flammengeschwindigkeit mit verschiedenen Arten von dimensionslosen Zahlen oder turbulenten
Parametern zu ermitteln. Leider wurde noch keine universelle Schlussfolgerung
gezogen, und es muss mehr Forschung betrieben werden, insbesondere für
Wasserstoff oder wasserstoffangereicherte Gemische, bei denen starke Diffusionseffekte aufgrund eines unausgeglichenen Diffusionsverhältnisses zwischen
Wärme und Masse auftreten. Dieses Kapitel stellt neueste Erkenntnisse zur
turbulenten Flammengeschwindigkeit von Wasserstoffflammen unter einer Vielzahl von turbulenten Bedingungen vor. Da die globale Brennrate das Ergebnis
der integrierten lokalen Flammengeschwindigkeit ist, die stark von der lokalen
Streckung beeinflusst wird, werden sowohl globale als auch lokale Perspektiven
diskutiert.

4.1 Globale turbulente Flammengeschwindigkeit
Die globale turbulente Flammengeschwindigkeit (ST) wird als Brennstoffverbrauchsrate in Abhängigkeit von der Zeit ausgedrückt:
ˆ
1
ω̇F dV ,
ST =
(16)
ρu (Yb,F − Yu,F )AL
V

wobei ρu, Yb,F, Yu,F die Mischungsdichte, der Brennstoffmassenanteil auf der
verbrannten und unverbrannten Gasseite sind. AL ist die projizierte Flammenfläche in Richtung der Flammenausbreitung, ω̇F ist die Nettoproduktionsrate der

Turbulente Wasserstoffflammen: Physikalische und modellierungstechnische …

273

­Brennstoffspezies, und V ist das Volumen des Berechnungsbereichs. ST schwankt
im Laufe der Zeit aufgrund der Änderung der Flammenoberfläche durch die
Wirkung der Turbulenz (siehe Abb. 4). Daher wird ST oft zeitlich gemittelt,
um eine statistisch gemittelte turbulente Flammengeschwindigkeit (S T) für
Mischungen mit unterschiedlichen Turbulenzniveaus zu liefern:

1
ST =
t2 − t1

ˆt2

ST dt,

(17)

t1

wobei t1 und t2 den Zeitraum definieren, für den die mittlere turbulente Flammengeschwindigkeit berechnet wird; siehe die horizontalen Linien in den Abb. 3a und
4. (Der Einfachheit halber wird „ “ in S T weggelassen).
Idealerweise wird ST angestrebt, als eine kleine Menge von Parametern ausgedrückt zu werden. Klassischerweise wird ST als eine Funktion der Turbulenzintensität (u′ /SL) für eine feste turbulente Charakteristiklängenskala (lT /δL)
gemessen (oder berechnet). Die Abhängigkeit von ST /SL von u′ /SL ist so, dass ST
zunächst mit u′ /SL zunimmt und bei ausreichend großen u′ /SL gesättigt wird, wie
experimentell in [4], numerisch in [31] und theoretisch in [32] diskutiert, was die
sogenannten „Biegewirkungen“ zeigt. (siehe Abb. 2) Beachten Sie, dass aus der
theoretischen Arbeit von Peters [31] (Abb. 2c) oder der DNS-Studie von Trivedi
und Cant [33] die Biegewirkungen deutlich die Abhängigkeit von den Längenskalenverhältnissen zeigen; die Empfindlichkeit von ST gegenüber lT immer
größer wird, was impliziert, dass diese Abhängigkeit die Verallgemeinerung des ST
Modells sehr schwierig macht.
Anstatt ST /SL mit u′ /SL zu versehen, korrelierten Aspden et al. ST /SL mit der
turbulenten Karlovitz-Zahl. Abb. 3a zeigt die zeitliche Entwicklung von ST für
einen weiten Bereich von Ka bis Ka = 8767, wobei die horizontalen Linien die
zeitlich gemittelte turbulente Flammengeschwindigkeit für jeden Fall anzeigen,
die in Abb. 3b gegen Ka dargestellt ist. Ihre Ergebnisse zeigen einen nicht-monotonen Trend von ST in Bezug auf Ka, wobei ST /SL bis zu Ka ≈ 108 (d. h. etwa
dünne Reaktionszonenregime) proportional zunimmt und bei Ka = 974 abnimmt,
während sie bei sehr hohen Ka (Ka ≫ O(1.000)) wieder zunimmt. Dies zeigt
weiter, dass es bestimmte Effekte der Kleinskalenturbulenz auf ST /SL gibt.
Die turbulente Flammengeschwindigkeit wird nicht nur von der Turbulenzintensität beeinflusst, sondern auch von dem integralen Längenmaß, und letztere
Effekte haben relativ weniger Aufmerksamkeit erregt. Lapointe et al. [35],
Song et al. [16] und Trivedi und Cant [33] untersuchten die Auswirkungen der
integralen Längenmaß auf die Turbulenz-Flammen-Interaktion, und ST wird durchweg als proportional zu lT /δL unabhängig von u′ /SL oder anderen dimensionslosen
Zahlen gefunden. Eines der Ergebnisse von Song et al. [16] wird hier präsentiert,
wobei die Simulationsbedingungen in Tab. 1 gezeigt werden. Insgesamt wurden
sieben Fälle betrachtet, die einen weiten Bereich von u′ /SL und lT /δL mit Ka
bis zu 1.120 und Re bis zu 700 umfassen. In Abb. 4 wird festgestellt, dass
unabhängig von der Turbulenzintensität (dimensionslose Zahlen oder Turbulenzparameter), ST /SL wird bestimmt durch AT /AL selbst für die Fälle, die sich im

W. Song et al.

274

DNS-Ergebnisse
Passung
Kein Biegen

Normalisierte Geschwindigkeit (ST/SF)

Normalisierte Geschwindigkeit (ST/SF)

Abb. 2 Turbulente Flammengeschwindigkeit als Funktion der Turbulenzintensität, erhalten in a
Experiment, b numerischer Simulation und c theoretischer Ableitung. Nachgedruckt aus a [4],
b [31] und c [32] mit Genehmigung von Harrison and Son, Elsevier und Cambridge University
Press

Turb. Zeiten

Karlovitz-Nummer

Abb. 3 a Zeitliche Entwicklung der turbulenten Flammengeschwindigkeit für einen weiten
Bereich von Ka und b Skalierung der mittleren turbulenten Flammengeschwindigkeit gegen Ka.
Nachgedruckt aus [34] mit Genehmigung der Cambridge University Press

v­ erteilten Reaktionszonenregime befinden, was impliziert, dass die erste Hypothese von Damköhler für Ka > 1.000 weiterhin gültig ist. Darüber hinaus zeigt der
Fall mit dem größten lT /δL (Abb. 4a) die höchste mittlere turbulente Flammengeschwindigkeit. Andererseits war der Fall mit dem kleinsten lT /δL (Abb. 4d),
ST /SL fast eins. Schließlich wurde für das gleiche lT /δL (b,c,e) festgestellt, dass
die mittlere turbulente Flammengeschwindigkeit nahezu gleich ist. Abb. 5 fasst
die Diskussion der ST Abhängigkeit von lT zusammen, wobei ST /SL proportional
mit lT /δL zunimmt, während für alle Fälle der mittlere Streckungsfaktor, definiert
als I 0 = (S T /SL )/(AT /AL ), nahezu unverändert bleibt. Dies deutet darauf hin, dass
für einen breiteren Bereich des parametrischen Raums die turbulente Flammengeschwindigkeit hauptsächlich durch die größten energietragenden turbulenten
Wirbel bestimmt wird und die Kleinskalenturbulenz aufgrund der Dissipation der
turbulenten kinetischen Energie durch die thermische Ausdehnung in der Nähe der
Hauptreaktionsschicht nahezu vernachlässigbar ist.

Turbulente Wasserstoffflammen: Physikalische und modellierungstechnische …

a


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O7į/ 
5H 
.D 







c


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X 6/ 
O7į/ 
5H 
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O7į/ 
5H 
.D 





b









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d


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275





X 6/ 
O7į/ 
5H 
.D 











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e
X 6/ 
O7į/ 
5H 
.D 












WIJHGG\>@





Abb. 4 Zeitliche Entwicklung der turbulenten Flammengeschwindigkeit und der Flammenoberfläche, dividiert durch die entsprechende laminare Größe für eine breite Palette von Turbulenzparametern. Die horizontalen Linien kennzeichnen die mittlere turbulente Flammengeschwindigkeit, die für den gezeigten Zeitraum berechnet wurde, wobei die anfängliche Übergangsperiode
abgeschnitten wurde. Nachgedruckt aus [16] mit Genehmigung von Elsevier

W. Song et al.

276

, >@ $7  $/ >@ XQG 67  6/ >@

Abb. 5 Skalierung der
mittleren turbulenten
Flammengeschwindigkeit
und der mittleren
Flammenoberfläche mit
dem integralen Längenmaß.
Nachgedruckt aus [16] mit
Genehmigung von Elsevier











O7  į/ >@





Tab. 1 Parameter der Simulationen für die Fälle F1–F5, F3 ′ und F4 ′ (bei P = 1 atm, Tu =
300 K und φ = 0,7) unter dem einheitlichen Gittersystem (x = y = z). Die KolmogorovLängenmaß η wird unter der unverbrannten Bedingung bewertet. Weitere Details finden Sie bei
Song et al. [16]
Fall

F3 ′

u′ /SL
5
35
2.6
18.3
5
2.6

lT /δL
5.65
0.82
0.86
0.12
0.83
2.08

Ly /δL
28.24
4.11
4.29
0.59
4.16
10.39

η [µ m]
14.91
2.14
15.15
2.14
9.24
18.90

x [µ m]
20
2.6
20
2.6
11.5
20

δL /�x
17.7
136.2
17.7
136.2
30.8
17.7

Re
686
700
55
52
101
132

Da
1.13
0.02
0.33
0.01
0.17
0.80

Ka
23
1126
22
1126
60
14

F4 ′

18,3

0,29

1,47

2,67

2,6

136,2

131

0,02

712

F1
F2
F3
F4
F5

4.2 Lokale Verschiebung der Flammengeschwindigkeit
Die lokale Verschiebung der Flammengeschwindigkeit (Sd) ist die Geschwindigkeit der Flammenfront relativ zur Strömungsgeschwindigkeit. In Abwesenheit von
Wärmeverlust und lokaler Flammenstreckung an der Flammenfront ist Sd identisch
mit der laminaren Flammengeschwindigkeit (SL). In der Realität jedoch interagiert
Sd erheblich mit lokalen Strömungen, die ein breites Spektrum an Turbulenzniveaus umfassen. Die genaue Vorhersage von Sd bestimmt die Genauigkeit des
G-Gleichung (Gl. 18) oder Flammenoberflächendichte (FSD) (Gl. 19) Ansatzes:

∂G
+ u · ∇G = Sd |∇G|,
∂t

 

∂�
+ ∇ · u + Sd n s � = K s �,
∂t

(18)
(19)

Turbulente Wasserstoffflammen: Physikalische und modellierungstechnische …

277

wobei G eine dünne Oberfläche ist, die in Strömungen propagiert und die frischen
Reaktanten von den verbrannten Produkten trennt, und die Ausbreitung wird durch
Sd erklärt. Ebenso wird der Transport von  in Gl. 19 ebenfalls durch Sd bestimmt,
wobei  die Flammenoberflächendichte mit einer Einheit von [L2 /L3 ], u der
Geschwindigkeitsvektor und n der Einheitsnormalenvektor ist.
Die lokale Verschiebung der Flammengeschwindigkeit, die in den Gl. 18 und
19 gezeigt wird, kann basierend auf der Temperatur (Gl. 20) oder der Spezies k
(Gl. 21) definiert werden:



 ′ 
 
1
∇ ·  ∇T + ρ∇T ·
Dk Cp,k ∇Yk −
hk ω̇k , (20)
Sd,T =
ρCp |∇T |
k
k

Sd,Y =


1 
∇ · (ρ Dk ∇Yk ) + ω̇k ,
ρ|∇Yk |

(21)

wobei ρ, Cp, ′ die Dichte, die Wärmekapazität bei konstantem Druck und die
Wärmeleitfähigkeit des Gemisches sind und Dk, Cp,k, hk und ω̇k der gemittelte
Diffusionskoeffizient des Gemisches, die Wärmekapazität bei konstantem Druck,
die Enthalpie, die Nettoproduktionsrate der Spezies k sind. Beachten Sie, dass in
Gl. 20 die Druck- und viskosen Heizungstermini nicht berücksichtigt wurden. Der
Einfachheit halber werden im Folgenden „T“ oder „Y“ im Index weggelassen.
Der Wert der lokalen Verschiebung der Geschwindigkeit ändert sich in der
Nähe der Flammenfront aufgrund der thermischen Ausdehnung erheblich. Um
die durch die thermische Ausdehnung verursachte Erhöhung der Flammengeschwindigkeit zu minimieren, wird die dichtegewichtete Form verwendet, die
wie folgt ausgedrückt wird:

Sd∗ =

ρSd
.
ρu

(22)

Die lokale Flammengeschwindigkeit wird typischerweise in statistischer Weise
durch die (gemeinsame) Wahrscheinlichkeitsdichtefunktion (JPDF oder PDF)
für ausgewählte Isosurfaces ausgedrückt. Im Gegensatz zur globalen turbulenten
Flammengeschwindigkeit, die eher mit den großskaligen turbulenten Wirbeln
verbunden ist, wird die lokale Verschiebung der Geschwindigkeit durch die
lokale Flammenstreckungsrate bestimmt, die als kombinierte Effekte der
Flammenkrümmung und der tangentialen Dehnungsrate bewertet wird. Daher
ist sie eng mit der turbulenten Karlovitz-Zahl verbunden. Zum Beispiel zeigt
Abb. 7 die PDF der Verschiebung der Geschwindigkeit, normalisiert durch die
laminare Flammengeschwindigkeit, bewertet für zwei verschiedene Isosurfaces
(cT = 0.2 und 0,6, wobei cT die temperaturbasierte Fortschrittsvariable ist) für
die in Tab. 1 dargestellten Fälle. Beachten Sie, dass wichtige Werte in Abb. 7 dargestellt sind. In allen Fällen liegt der Peak in der PDF von Sd∗ /SL sehr nahe bei
Eins, was impliziert, dass die meisten turbulenten Flammenelemente wie eine
laminare Flamme brennen. Die Fälle mit hohem Ka (Abb. 7b,d) zeigen eine starke
Bewegung der turbulenten Wirbel, die durch die negative Verteilung der Sd∗ /SL

W. Song et al.

278

PDF insbesondere im stromaufwärts gelegenen Bereich (cT = 0.2). Für die Fälle
mit dem gleichen Ka (Abb. 7a, c) sind ihre Verteilungen sehr ähnlich. Für den Fall
mit etwas höherem Ka als bei (a, c) in Abb. 7e gezeigt, wird eine etwas negativere
Verteilung an der stromaufwärts gelegenen Isosurface gefunden. Die Verteilung
von Sd∗ /SL zeigt, dass die lokale Flammengeschwindigkeit durch die Flammenstreckungsrate bestimmt wird.
Seit Markstein die Abhängigkeit der Flammengeschwindigkeit von der
Flammenstreckungsrate eingeführt hat [36], folgten theoretische Studien [37–39],
in denen vorgeschlagen wurde, dass Sd eine starke Beziehung zu den Dehnungsraten hat. Für schwach gestreckte Flammen wird ein Ausdruck für die Verschiebung der Geschwindigkeit durch

Sd,u = SL − LK,

(23)

gegeben, wobei Sd,uSd auf der Seite des unverbrannten Gases konditioniert ist. L ist
die Markstein-Länge, die die Empfindlichkeit der Flammenstreckung gegenüber
der Flammengeschwindigkeit erklärt und von den Eigenschaften des Gemisches
(z. B. Lewis-Zahl) abhängt. K ist die Flammenstreckungsrate aufgrund der
kombinierten Effekte von Flammenkrümmung (κ) und tangentialer Dehnungsrate
(Ks) und wird ausgedrückt als:

K = Ks + Sd κ.

(24)

Die mittlere Flammenkrümmung wird definiert als κ = ∇ · n, wobei
n = −∇T /|∇T | der Einheitsnormalenvektor ist, der zur Seite des unverbrannten
Gases zeigt.
Die Normalisierung von Gl. 24 mit δL /SL führt die lokale gestreckte KarlovitzZahl (Kas) ein als:

Kas = Kat + Kac ,

(25)

wobei Kat = δL /SL Ks und Kac = δL /SL Sd κ. Die Beziehung zwischen Kas versus Kat und Kas versus Kac wird in Abb. 6 dargestellt, wobei (a, b) und (c, d) F1
bzw. F2 in Tab. 1 entsprechen. Diese Abbildung impliziert, dass für die Flammenstreckungsrate der Krümmungseffekt dominant ist. Dies führt zu einer zusätzlichen statistischen Analyse für Sd versus κ, wie im Folgenden erörtert wird.
Neuere Studien schlugen vor, die Markstein-Länge in zwei Elemente zu unterteilen: die Krümmungs-Markstein-Länge (Lκ) und die Dehnungs-Markstein-Länge
(Ls). Bechtold und Matalon leiteten die folgende Form ab:

Sd,u = SL − Ls Ks − Lκ SL κ.

(26)

Basierend auf der Beobachtung der Markstein-Länge, die sich signifikant für
verschiedene Auswahl von Isosurface unterscheidet, leiteten Giannakopoulos
et al. ein verallgemeinertes Flammengeschwindigkeitsmodell für die gesamte
Isosurface der Flamme ab, indem sie die Dehnungs-Markstein-Länge (LK) und die
Krümmungs-Markstein-Länge (Lκ) berücksichtigten

Sd∗ (θ ∗ ) = SL − LK (θ ∗ )K − Lκ (θ ∗ )SL κ,

(27)

Turbulente Wasserstoffflammen: Physikalische und modellierungstechnische …

279

Abb. 6 JPDF von a, c Kas versus. Kat und b, d Kas versus Kac für den Fall a, b F1 und c, d F2

wobei θ ∗ die dimensionslose Temperatur ist, ausgedrückt als θ ∗ = T0 /Tu mit T0 als
die Temperatur der Isosurface.
Das Zwei-Markstein-Längen-Modell (Gl. 27), vorgeschlagen von Giannakopoulos
et al. und basierend auf Bechtold und Matalon, wurde in einer Studie von Dave
et al. [40] unter Verwendung von DNS von turbulenten mageren Wasserstoff-LuftFlammen für moderate Turbulenzniveaus (Ka ≈ O(10)) durch einen FlammenpartikelTracking-Ansatz [41] bewertet. Sie stellten fest, dass Gl. 27 für die meisten Partikel
für einen großen Teil der Lebensdauer der Partikel gültig war. Am Ende ihrer Lebensdauer wurde jedoch eine große Variation von Sd beobachtet, die zur Annihilation
führte, was vom schwachen Dehnungsmodell mit zwei Markstein-Längen nicht
richtig erfasst wurde. Für die große Variation von Sd entwickelten Dave et al. ein
Interaktionsmodell von Sd basierend auf Flamme-Flamme-Interaktion mit negativer
Krümmung, beginnend mit:

Sd = −2αu κ,

(28)

wo α die thermische Diffusivität des Gemisches ist und der Index ‚u‘ sich auf
den unverbrannten Zustand bezieht. Die Dichtegewichtung auf die thermische
Diffusivität auf einer Isotherme von T = T0 anzuwenden:

W. Song et al.

280

a
F7 
F7 

3')













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d





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3')



3')


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O7į/ 
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c

b



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5H 
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e



3')


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O7į/ 
5H 
.D 













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Abb. 7 Wahrscheinlichkeitsdichtefunktion (PDF) der dichtegewichteten Verschiebung der
Geschwindigkeit, normalisiert durch die laminare Größe, verbunden mit der Fortschrittsvariablen
cT = 0.2 (blau) und cT = 0.6 (rot) für eine breite Palette turbulenter Bedingungen. Durchgezogene Linien sind PDF von DNS und gestrichelte Linien sind die laminaren Größen. Nachgedruckt aus [16] mit Genehmigung von Elsevier

Turbulente Wasserstoffflammen: Physikalische und modellierungstechnische …

281

Sd ρ0
ρ0
= −2α0 κ = −2α0∗ κ,
ρu
ρu

(29)

in führender Ordnung als κ → 0, Sd → SL, kann Gl. 29 umgeschrieben werden
als:

Sd∗ = SL − 2α0∗ κ.

(30)

Dave et al. schlugen auch das folgende Interaktionsmodell für
Skalierungsanalyse der rechten Seite (RHS) von Gl. 20 vor:

Sd∗ = SL − α0 (1 + C)κ

Tu
,
T0

Sd∗

durch eine

(31)

wo C eine Skalierungskonstante ist, die separat bestimmt werden muss und in [40]
auf 0,5 festgelegt wurde.
Abb. 8 zeigt die JPDF zwischen der lokalen Verschiebung der Geschwindigkeit
und der mittleren Flammenkrümmung, normalisiert durch ihre entsprechenden
laminaren Größen, für DNS von mageren Wasserstoffflammen mit moderatem Ka
(Ka ≈ O(10)). Details zu den DNS-Fällen finden sich in [40]. In Abb. 8 werden
die DNS-Daten mit mehreren oben diskutierten Modellen verglichen. Die blau
gepunkteten Linien repräsentieren Gl. 27 und die schwarz durchgezogenen Linien
repräsentieren Gl. 31, was zeigt, dass das Interaktionsmodell die große Verschiebung der Geschwindigkeit bei großer negativer Krümmung, die von Gl. 27
nicht erfasst wurde, vernünftig vorhersagt. Um zu bestimmen, ob das Interaktionsmodell bei höheren Ka-Bedingungen gültig ist, analysierten Yuvraj et al. [18] die
DNS-Daten von F1, F2, F3 ′ und F4 ′ in Tabelle 1 für ein breiteres Spektrum an

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Abb. 8 JPDF der lokalen Verschiebung der Geschwindigkeit gegenüber der Flammenkrümmung,
normalisiert durch ihre laminaren Gegenstücke für ein moderates Turbulenzniveau. Nachgedruckt aus [40] mit Genehmigung der Cambridge University Press

282

W. Song et al.

Fall

Abb. 9 JPDF der lokalen Verschiebung der Geschwindigkeit versus Flammenkrümmung,
normalisiert durch ihre laminarer Gegenstücke für moderates bis hohes Turbulenzniveau. Nachgedruckt aus [18] mit Genehmigung von Elsevier

Turbulenzniveaus mit viel höherem Ka. Abb. 9 zeigt die JPDF zwischen der Verschiebung der Geschwindigkeit und der mittleren Flammenkrümmung bei vier
verschiedenen Isothermen für vier verschiedene Turbulenzfälle. Die schwarz
durchgezogenen Linien repräsentieren Gl. 30, die schwarz gestrichelten Linien
repräsentieren Gl. 31 mit C = 0.5, die grün gepunkteten Linien sind das schwache
Streckungsmodell mit zwei Markstein-Längen (Gl. 27), und die blau gestrichelten
Linien sind die lineare Anpassung der Datenpunkte für κδL < 0. Dies deutet
darauf hin, dass das von Dave et al. [40] vorgeschlagene Interaktionsmodell die
Verschiebung der Geschwindigkeit für ein breites Spektrum an Turbulenz vorhersagt: Re bis zu 700 und Ka bis zu 1.120.
Die G-Gleichung oder das transportierte FSD-Modell wurde nur unter der
Annahme der laminaren Flammenfront als anwendbar betrachtet. Die zentrale Botschaft aus der Diskussion der globalen und lokalen Flammengeschwindigkeitsanalyse mit DNS-Daten für Wasserstoff ist jedoch, dass selbst bei hohem Ka (> 1.000)

Turbulente Wasserstoffflammen: Physikalische und modellierungstechnische …

283

die Annahme der laminaren Flammenfront verwendet werden könnte. Aufgrund
der starken Sd Abweichung von SL aufgrund der Flammen-Flammen-Interaktion ist
jedoch ein geeignetes Sd∗ Modell erforderlich, um die Genauigkeit des Ansatzes mit
der G-Gleichung oder FSD zu gewährleisten.

5 Flamelet- und PDF-Modellierung
Bei der Betrachtung von CFD-Simulationen von realen Verbrennungs- oder Gasturbinenmotoren verwendet man typischerweise RANS oder LES, da DNS selbst
für massiv parallelisierte Solver, die auf hochmodernen Hochleistungsrechnern
(HPC) laufen, immer noch extrem rechenintensiv ist. Darüber hinaus greifen solche
Methoden, um Zwischenprodukte und Schadstoffemissionen bei reduzierten Rechenkosten vorhersagen zu können, häufig auf das Konzept der laminaren Flammenfront
zurück und nutzen eine „Flamelet-Bibliothek“, die notwendige chemische, thermodynamische und Transporteigenschaften enthält und vorab unter Verwendung von
Lösungen kanonischer laminaren Flammen (frei propagierende Flamme für vorgemischte Flammen oder entgegengesetzte Strömungsflamme für nicht vorgemischte
Flammen) mit detaillierter Chemie und Transport berechnet wird. Die FlameletBibliothek wird als Funktion der Steuergrößen (Verbrennungsfortschrittsvariable und/
oder Mischungsbruch) tabelliert. Die Flammenverlängerung des intrinsischen niederdimensionalen Mannigfaltigkeit (FPI) [42] und die Flamelet-generierte Mannigfaltigkeit (FGM) [43, 44] sind bekannte Beispiele für solche Tabellierungstechniken.
Um die Flamelet-Bibliothek in RANS oder LES zu verwenden, sollte sie mit
einem Modell gekoppelt werden, das die Turbulenzeffekte wie PDF-Methoden
einbezieht [45–48]. Zum Beispiel wird im Kontext der vorgemischten Verbrennung und RANS die Kopplung wie folgt ausgedrückt

ω̇k (x, t) =

ˆ1

ω̇k,L (c)P(c, x, t)dc,

(32)

Yk,L (c)P(c, x, t)dc,

(33)

0

Y k (x, t) =

ˆ1
0

wo ω̇k und Yk die Nettoproduktionsrate und Massenfraktion der k-ten Spezies sind,
während P(c, x, t) die PDF der Fortschrittsvariablen c ist, die die Wahrscheinlichkeit darstellt, c∗ (x, t) für einen engen Bereich von c (c ≤ c∗ (x, t) < c + dc) im
Abtastbereich zu finden, wobei c∗ die Abtastvariable ist. Alternativ kann man für
die Molenbrüche Xk die folgende Ausdruck verwenden:

X k (x, t) =

ˆ1
0

Xk,L (c)P(c, x, t)dc.

(34)

W. Song et al.

284

Solange die PDF bekannt ist, können die mittleren Größen erhalten werden.
Um das Modell zu vervollständigen, wird die PDF durch Lösen einer Transportgleichung für P(c, x, t) [45–48] oder durch Annahme einer vermuteten PDF
bestimmt, wobei letztere die häufigste Wahl ist, da sie einfach und rechnerisch
effizient ist.
Die Strategie der vermuteten PDF besteht darin, (i) eine allgemeine Form der
PDF anzunehmen, die einige unbekannte Parameter umfasst, und (ii) diese Parameter basierend auf den ersten Momenten des c(x, t)-Feldes zu bewerten. Die
PDF-Form kann als Summe von Dirac-Delta-Funktionen dargestellt werden
[49], als Kombinationen von Dirac-Delta-Funktionen und einer Flamelet-PDF
[50–52], oder als β-Funktion [50, 53]. Die am häufigsten verwendete PDF ist
die vermutete β-Funktion, da sie eine äußerst flexible PDF-Form bietet, die von
bimodal (g → 1) bis Gaussian reicht. (g ≪ 1), abhängig vom Segregationsfaktor g = c′2 /[c(1 − c)] in Gl. 36 unten, wobei c′2 = c2 − c2. Der erste und
zweite Moment von c, nämlich der Mittelwert (c) und die Varianz (c′ 2 ) ändern
die Koeffizienten a´und b und damit die Form der β-Funktions-PDF. Die Gamma∞ a−1 −ζ
Funktion Ŵ(a)
´ 1 = 0 ζ e dζ ist erforderlich, um die Normalisierungsbedingung 0 P(c) dc = 1 zu erfüllen.

Ŵ(a + b) a−1
c (1 − c)b−1 ,
Ŵ(a)Ŵ(b)

(35)




1
1
− 1 , b = (1 − c)
−1
a=c
g
g

(36)

Pβ (c, c, c2 ) =


Beachten Sie, dass im Kontext von LES das Gegenstück der PDF die gefilterte
Dichtefunktion (FDF) ist, die es ermöglicht, Subfilter-Skalen-Effekte in aufgelöste
Größen zu integrieren. Für Details zur formalen Erweiterung der PDF-Methoden
auf LES wird der Leser auf die Übersicht von Haworth [48] und die dortigen
Referenzen verwiesen.
Bisher in diesem Kapitel haben wir gesehen, dass die Auswirkungen von Kleinskalenturbulenzen (charakterisiert durch hohe Ka) für die globale und lokale
Flammengeschwindigkeit und die turbulenten Flammenstrukturen unbedeutend
waren. Hier diskutieren wir die Anwendbarkeit des Flammenkonzepts bei einer
breiten Palette von Ka-Bedingungen durch eine a priori-Bewertung der mittleren
Nettoproduktionsraten chemischer Spezies, die mit Gl. 32 und der mittleren
chemischen Spezies-Molfraktionen, die mit Gl. 34 bewertet wurden. Drei verschiedene DNS-Fälle für magere Wasserstoff-Luft-Gemischflammen mit einem
Äquivalenzverhältnis von 0,7 unter atmosphärischen Bedingungen werden
betrachtet, die in früheren Studien für verschiedene Zwecke analysiert wurden [12,
13, 55–57]. Turbulente Parameter für die drei Fälle sind in Tab. 2 aufgeführt. Die
Fälle A, B und C fallen in das gewellte Flammenregime, das dünne Reaktionszonenregime und das gebrochene Reaktionszonenregime im Borghi-Diagramm
(siehe Abb. 1).

Turbulente Wasserstoffflammen: Physikalische und modellierungstechnische …

285

Tab. 2 DNS-Daten von mageren Wasserstoffflammen im Bereich des gewellten Flammenregimes (Fall A), der dünnen Reaktionszone (Fall B) und der aufgebrochenen Reaktionszone
(Fall C)
Fall
A
B
C

u′ /SL
0.7
5
14

lT /δL
14
14
4

Re
227
1623
1298

Da
20
2.8
0.29

Ka
0.75
14.4
126

Nachgedruckt aus [54] mit Genehmigung von Elsevier

Vier verschiedene Verbrennungsfortschrittsvariablen wurden definiert und
bewertet, die entweder auf (i) dem Massenanteil des Brennstoffs (H2), (ii) dem
Massenanteil des Oxidationsmittels (O2), (iii) dem Massenanteil eines stabilen
Verbrennungsprodukts (H2O) oder (iv) der Temperatur (T) basieren. Für die PDFs
wurden das tatsächliche aus DNS-Daten extrahierte PDF und das vermutete β
-Funktions-PDF verwendet. Für die Molbrüche und Nettoproduktionsraten wurden
tatsächliche DNS-Daten und ungespannte laminare Flammendaten genutzt.
Ergebnisse, die mit dem Favre-gemittelten β-Funktions-PDF berechnet wurden,
werden ebenfalls berücksichtigt. Das massengewichtete PDF (P̃ ≡ ρ(c)P(c)/ρ
) wird berechnet, indem die Größen c̄ und g in Gl. 36 durch P̃β (c, c̃, c2 ) und
g̃ = (c2 − c̃2 )/[c̃(1 − c̃)] ersetzt werden, wobei zu beachten ist, dass die Tilde
Favre-gemittelte Größen kennzeichnet.
Abb. 10 zeigt die berechneten mittleren Molbrüche (X n) der Hauptspezies unter
Verwendung von Gl. 34 als Funktion der unterschiedlich definierten mittleren
Fortschrittsvariablen (ck), die in der Mitte oben in jedem Panel markiert ist, d. h.
ck basierend auf H2, O2, H2O und T von den oberen zu den unteren Reihen für die
Fälle A (links), B (Mitte) und C (rechts). Die durchgezogenen Linien entsprechen
X n (ck ), die direkt aus den DNS-Daten extrahiert wurden. Die gestrichelten
Linien entsprechenX n (ck ) unter Verwendung der tatsächlichen PDFs Pk (c∗ , ck )
und laminarer Flammenprofile von Xn,L (ck ). Gepunktete Linien und gestrichelte
Linien zeigen X n (ck ) unter Verwendung der β-Funktions-PDFs Pβ,k (c∗ , ck ) und
P̃β,k (c∗ , ck ), jeweils, die mit den Reynolds- und Favre-gemittelten Momenten
des c(x, t)-Feldes verbunden sind. Abb. 10 zeigt, dass für niedrige bis moderate
Ka-Bedingungen (Fälle A und B), unabhängig von PDF-Typen und Fortschrittsvariablen, die Vorhersage durch Gl. 34 die rohen DNS (durchgezogene Linien) gut
reproduziert. Für den Fall C mit Ka über 100, trotz einer Abnahme der Übereinstimmung im Vergleich zu den Fällen A und B, liegen die Vorhersagen in einem
akzeptablen Bereich, insbesondere für die durch H2 und T definierte Fortschrittsvariable. Dies deutet darauf hin, dass obwohl Ka für den Fall C nicht weit von 100
entfernt ist, das Konzept der laminaren Flammenfront für Ka > 100 anwendbar
sein könnte.
Abb. 11 zeigt die berechneten mittleren Molenbrüche (X n) von Radikalspezies
einschließlich H (schwarz), O (blau) und OH (rot). Die Definition der Fortschrittsvariablen und der Linienstil folgen denen in der Diskussion von Abb. 10 oben. Im
Gegensatz zur Vorhersage der Hauptspezies zeigen die mittleren Radikalspezies

W. Song et al.

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mittlere Fortschrittsvariable

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mittlere Fortschrittsvariable

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mittlere Fortschrittsvariable

mittlere Molfraktionen

mittlere Molfraktionen

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mittlere Fortschrittsvariable

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mittlere Fortschrittsvariable

mittlere Fortschrittsvariable

mittlere Molfraktionen

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mittlere Fortschrittsvariable

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mittlere Fortschrittsvariable

mittlere Molfraktionen

mittlere Molfraktionen

mittlere Fortschrittsvariable

mittlere Molfraktionen

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mittlere Molfraktionen

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mittlere Fortschrittsvariable

mittlere Molfraktionen

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mittlere Molfraktionen

mittlere Molfraktionen

mittlere Molfraktionen

286

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mittlere Fortschrittsvariable

Abb. 10 A priori-Vorhersagen der Hauptspezies unter Verwendung verschiedener Kombinationen
von PDF und Definition der Fortschrittsvariablen. Nachgedruckt aus [54] mit Genehmigung von
Elsevier

größere Abweichungen. Bei der Bewertung der mittleren Radikalmolenbrüche
scheint die Auswahl der Fortschrittsvariablen wichtiger zu sein. Insgesamt schneidet
die auf Brennstoff basierende (H2) Fortschrittsvariable am besten ab, wie auch von
[58] vorgeschlagen, was auf die hochdiffusive Natur von Wasserstoff und seine
direkte Einbeziehung in die Definition der Fortschrittsvariablen zurückzuführen ist.
Daher wird weiter empfohlen, die Fortschrittsvariable basierend auf den Brennstoffspezies für vorgemischte Wasserstoffflammen zu definieren. Wie erwartet, schnitt
das tatsächliche PDF, das direkt aus DNS-Daten extrahiert wurde, besser ab als die
β-Funktions-PDFs Pβ,k (c∗ , ck ) und P̃β,k (c∗ , ck ). Zum Beispiel zeigt die Vorhersage

Turbulente Wasserstoffflammen: Physikalische und modellierungstechnische …

287

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mittlere Molfraktionen

mittlere Molfraktionen

mittlere Molfraktionen

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mittlere Fortschrittsvariable

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mittlere Fortschrittsvariable

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mittlere Molfraktionen

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mittlere Molfraktionen

mittlere Molfraktionen

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mittlere Fortschrittsvariable

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mittlere Fortschrittsvariable

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mittlere Fortschrittsvariable
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mittlere Molfraktionen

mittlere Molfraktionen

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mittlere Molfraktionen

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mittlere Fortschrittsvariable

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mittlere Fortschrittsvariable

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mittlere Fortschrittsvariable

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mittlere Fortschrittsvariable

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mittlere Molfraktionen

mittlere Molfraktionen

mittlere Molfraktionen

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mittlere Fortschrittsvariable

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mittlere Fortschrittsvariable

Abb. 11 A priori-Vorhersagen von Zwischenspezies H, O und OH unter Verwendung verschiedener Kombinationen von PDF und Definition der Fortschrittsvariablen. Nachgedruckt aus
[54] mit Genehmigung von Elsevier

mit dem tatsächlichen PDF und der mittleren Fortschrittsvariablen basierend auf
den Brennstoffspezies (gestrichelte Linien in den oberen Tafeln in Abb. 11), dass die
Radikalvorhersage immer noch in einem akzeptablen Bereich liegt, verglichen mit
der Vorhersage, die das β-PDF beinhaltete. Tatsächlich werden durch die Nutzung
von β-Funktions-PDFs die mittleren Radikalmolenbrüche signifikant unterschätzt,
außer bei der hoch turbulenten Bedingung (Fall C). Für Fall C mag die Nutzung des
β-PDF akzeptabel erscheinen, aber Vorsicht ist geboten.
Die Untersuchung der Formen der PDFs (Abb. 12) zeigt, dass bei c∗ < 0.4 die
PDFs ρ(cF )P̃β,F (c∗ , cF )/ρ(c∗ ) besser mit den tatsächlichen PDFs übereinstimmen

W. Song et al.

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Variable Verbrennungsfortschritt

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Variable Verbrennungsfortschritt

Wahrscheinlichkeitsdichtefunktion

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Wahrscheinlichkeitsdichtefunktion

Wahrscheinlichkeitsdichtefunktion

288

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Variable Verbrennungsfortschritt

Abb. 12 PDFs für die auf Brennstoff basierende Verbrennungsfortschrittsvariable bei cF für die
Fälle A (linkes Panel), B (mittleres Panel) und C (rechtes Panel). Rot gepunktete Linien entsprechen PDFs, die direkt aus den DNS-Daten extrahiert wurden. Schwarz durchgezogene und
blau gestrichelte Linien entsprechen Pβ,F (c∗ , cF ) und ρ(cF )P˜ β,F (c∗ , cF )/ρ(c∗ ), jeweils. Erstere
und letztere zeigen auch ungewichtete und massengewichtete Momente des c(x, t)-Feldes aus den
DNS-Daten an, jeweils. Nachgedruckt aus [54] mit Genehmigung von Elsevier

als die PDFs Pβ,F (c∗ , cF ). Dennoch weichen in einem Bereich von c∗ > 0.4, der
durch höhere Radikalkonzentrationen und Reaktionsraten gekennzeichnet ist,
sowohl ρ(cF )P̃β,F (c∗ , cF )/ρ(c∗ ) als auch Pβ,F (c∗ , cF ) erheblich von den tatsächlichen PDFs ab. Es ist offensichtlich, dass der angenommene β-Funktions-PDFAnsatz Mängel aufweist. Ein detaillierter Vergleich der PDF-Formen zwischen
den tatsächlichen und β-Funktions-PDFs wird in Lipatnikov et al. [54] diskutiert.
Während die Vorhersagefähigkeiten der Flamelet-Gleichung Gl. 34 mit dem
entsprechenden PDF zufriedenstellend sein können, können die Vorhersagen
durch Gl. 32 aufgrund der drastischen Schwankungen und Nichtlinearität der
Produktions-/Verbrauchsrate derselben Spezies erheblich verschlechtern. Aus
diesem Grund werden die Gl. 34 und 33 bevorzugt. Dennoch ist die Anwendung
der Gl. 32 zur Bestimmung des Quellterms ω̇c in der Transportgleichung für die
Favre-gemittelte (oder Favre-gefilterte) Fortschrittsvariable c̃ recht verbreitet (z. B.
Refs. [59–64]), während mittlere (oder gefilterte) Konzentrationen verschiedener
Spezies unter Verwendung der Gl. 33 berechnet werden. Die Fähigkeit der Gl. 32,
ω̇c für unterschiedlich definierte Fortschrittsvariablen vorherzusagen, wurde ebenfalls untersucht und repräsentative Ergebnisse sind in den Abb. 13 und 14 für
spezienbasierte und temperaturbasierte Fortschrittsvariablen dargestellt.
Aus den Abb. 13 und 14 ergeben sich folgende Punkte. Erstens, die Anwendung
der β-Funktions-PDFs Pβ,k (c∗ , c̄k ) oder ρ̄(c̄k )P̃β,k (c∗ , c̄k )/ρ(c∗ ) in der Gl. 32
(gepunktete oder gepunktet-gestrichelte Linien, jeweils) keine gute Vorhersage
von ω̇c,k für jeden ck, wenn die Fälle A, B und C zusammen betrachtet werden.
Im Gegensatz dazu wird die mittlere Wärmefreisetzungsrate ω̇T (c̄) vernünftig vorhergesagt, wenn ρ̄(c̄k )P̃β,k (c∗ , c̄k )/ρ(c∗ ) im Fall A oder Pβ,k (c∗ , c̄k ) im Fall C verwendet wird (siehe Abb. 14). Zweitens, für die produktbasierte Fortschrittsvariable
(rote Linien in Abb. 13) liefern sowohl die tatsächlichen (gestrichelten Linien)
als auch die β-Funktions-PDFs (gepunktete und punktiert-gestrichelte Linien)
vergleichbarere Ergebnisse in allen drei Fällen. Das tatsächliche PDF schneidet
besser ab für die brennstoffbasierte Fortschrittsvariable im Fall A oder die

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Fortschrittsvariable

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Fortschrittsvariable

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Reaktionsgeschwindigkeit Mol/(cm3 s)

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Reaktionsgeschwindigkeit Mol/(cm3 s)

Reaktionsgeschwindigkeit Mol/(cm3 s)

Turbulente Wasserstoffflammen: Physikalische und modellierungstechnische …

289

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Fortschrittsvariable

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Fortschrittsvariable

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Fortschrittsvariable

Wärmefreisetzungsrate, g K/(cm3 s)

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Wärmefreisetzungsrate, g K/(cm3 s)

Wärmefreisetzungsrate, g K/(cm3 s)

Abb. 13 Mittlere Produktions-/Verbrauchsraten verschiedener Spezies als Funktion der
mittleren Verbrennungsfortschrittsvariablen, definiert unter Verwendung des Massenanteils derselben Spezies. Durchgezogene Linien sind verbunden mit ω̇k (c̄k ), direkt aus den DNS-Daten
extrahiert. Gestrichelte Linien entsprechen ω̇k (c̄k ), bewertet unter Verwendung von Gl. 32, den
1D-laminarer Flammenprofilen ω̇k,L (cL ) und den PDFs Pk (c∗ , ck ) aus den DNS-Daten extrahiert.
Gepunktete und punktiert-gestrichelte Linien sind verbunden mit ω̇k, berechnet mit den β
-Funktions-PDFs Pβ,k (c∗ , ck ) und P˜ β,k (c∗ , ck ), jeweils. Ergebnisse, die aus den Flammen A, B
und C gewonnen wurden, sind in den linken, mittleren und rechten Tafeln dargestellt. Nachgedruckt aus [54] mit Genehmigung von Elsevier

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Fortschrittsvariable

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Abb. 14 Mittlere Wärmefreisetzungsraten ω̇T (c̄T ) als Funktion der mittleren temperaturbasierten
Verbrennungsfortschrittsvariablen c̄T . Legenden werden in der Bildunterschrift von Abb. 13
erklärt. Nachgedruckt aus [54] mit Genehmigung von Elsevier

oxidatorbasierte Fortschrittsvariable in den Fällen A und B, während die Unterschiede zwischen den ω̇c,k (c̄k ), die mit den verschiedenen PDFs erhalten wurden,
am wenigsten auffällig für jede ck im Fall C sind. Drittens weichen die Werte von
ω̇c,k (c̄k ), die durch die Verwendung des tatsächlichen PDFs in Gl. 32 berechnet
wurden, erheblich von denen ab, die direkt aus den DNS-Daten extrahiert wurden.
Die Unterschiede sind am wenigsten auffällig für die brennstoffbasierte Fortschrittsvariable im Fall A. Diese Beobachtungen implizieren, dass die turbulente
Brenngeschwindigkeit aufgrund der durch die Berechnung von ω̇c,k (c̄k ) durch Gl.
32 eingeführten Fehler ungenau vorhergesagt wird.
Zusammenfassend lässt sich sagen, dass die Analyse der DNS-Daten für
magere Wasserstoff-Luft-Turbulenz-Vormischflammen die Flamelet-Gleichungen
33 und 34 für Hauptreaktanten, Produkte und Radikale H, O und OH auch im
stark turbulenten Fall C (wenn auch mit geringerer Genauigkeit) quantitativ
validiert, jedoch den angenommenen β-Funktions-PDF-Ansatz nicht unterstützt.
Außerdem zeigen die DNS-Daten, dass die Verwendung von Gl. 32 zu ­erheblichen

290

W. Song et al.

Fehlern bei der Bestimmung des Quellterms in der Transportgleichung für die
mittlere Fortschrittsvariable und damit der turbulenten Brenngeschwindigkeit
führt. Die Fehler sind signifikant, selbst wenn das PDF direkt aus den DNS-Daten
extrahiert wird. Obwohl diese Ergebnisse darauf hindeuten, dass das FlameletKonzept bei Karlovitz-Zahlen in der Größenordnung von 100 nützlich sein
könnte, wird empfohlen, die Gleichungen 33 und 34 unabhängig von Gl. 32 zu
übernehmen und ein anderes Modell für den Quellterm der mittleren Fortschrittsvariablen zu verwenden, das besser bei der Vorhersage der mittleren Flammengeschwindigkeit und -dicke abschneidet.
In einer nachfolgenden Studie von Lipatnikov et al. [29] wurde die obige
Empfehlung untersucht, wobei angenommen wurde, dass die mittlere Rate ω̇c durch
einen anderen Abschluss bereitgestellt würde, und ein erweitertes, auf Flamelets
basierendes angenommenes PDF für die Fortschrittsvariable vorgeschlagen wurde,
das die Vorhersagen der mittleren Spezieskonzentrationen verbessern könnte.
Ihr vorgeschlagenes PDF passt das klassische Flamelet-PDF an ein großes Intervall von c1∗ < c < c2∗ an, nimmt eine einheitliche Form bei größeren c > c2∗ in der
Radikalrekombinationszone an und verwendet ω̇c, um das angenommene PDF
zu kalibrieren, wobei die übliche Kalibrierungsbeschränkung basierend auf dem
zweiten Moment c2 durch eine in Gl. 32 gegebene ersetzt wird. Eine a prioriBewertung ihres neu formulierten PDFs für die Fälle A, B und C zeigt genaue Vorhersagen der mittleren Dichte, Temperatur und Molbrüche von H2, O2 und H2O in
allen drei Fällen. Mittlere Molbrüche der Radikale H, O und OH werden in den
Fällen A und B gut vorhergesagt. Im Fall C wird eine gute Übereinstimmung der
mittleren Radikalkonzentrationen bei c̄ ≤ 0.7 gefunden, während bei c̄ ≥ 0.95 die
Genauigkeit abnimmt und das Beta-Funktions-PDF es übertrifft.

6 Zusammenfassung, zusätzliche Herausforderungen und
zukünftige Aussichten
In diesem Kapitel wurden Modelle für die turbulente Flammengeschwindigkeit
und die lokale Verschiebung der Geschwindigkeit reiner magerer WasserstoffVormischflammen für ein breites Spektrum an Turbulenzniveaus diskutiert.
Darüber hinaus wurde die Vorhersagefähigkeit der PDF-Modellierung unter Verwendung des weit verbreiteten laminar Flamelet-Konzepts für RANS oder LES
a priori anhand eines Satzes modernster DNS-Daten bewertet. Die DNS-Daten
legen nahe, dass der Hauptturbulenzparameter, der die turbulente Flammengeschwindigkeit beeinflusst, die Größe der energiereichsten Wirbel ist und nicht
dimensionslose Zahlen wie Reynolds- oder Karlovitz-Zahlen. Die Modelle der
lokalen Verschiebung der Geschwindigkeit legen ebenfalls nahe, dass ein Modell,
das für ein moderates Turbulenzniveau (Ka ≈ O(10)) entwickelt wurde, die
Flammen mit Ka > O(1.000) genau vorhersagt. Die PDF-Modellierung unter Verwendung des Flamelet-Konzepts wurde bis zu Ka > O(100) bewertet, für die die
Massen- (Mol-) Brüche der Hauptspezies vernünftig gut vorhergesagt werden.

Turbulente Wasserstoffflammen: Physikalische und modellierungstechnische …

291

Eine Reihe von hochauflösenden Simulationen wurden für hohe KaBedingungen durchgeführt, in der Erwartung, dass die Kleinskalenturbulenz eine
wichtige Rolle spielen würde, insbesondere in der Nähe der ReaktionszonenSchicht. Die Gesamtergebnisse deuten jedoch darauf hin, dass, obwohl die Vorwärmzone durch die Wirkung der Turbulenz verbreitert wird, die Reaktionszone
intakt bleibt, da die Kleinskalenturbulenz durch die thermische Ausdehnung
über die Flammenfront schnell abklingt. In den oben berichteten Studien war
DNS bei großen Werten von u′ oft auf lT beschränkt, aufgrund der damit verbundenen Rechenkosten. Es wird jedoch erwartet, dass die Trends von ST für
große lT Bedingungen aufgrund der ausgeprägteren Effekte von thermodiffusiven
Instabilitäten unterschiedlich sein werden, was realistischere Wasserstoffflammen
liefert. Um das physikalische Verständnis der realistischen WasserstoffflammenGeschwindigkeitscharakteristika zu verbessern, ist es notwendig, den Parameterraum auf größere Werte von lT zu erweitern. Darüber hinaus drücken viele
Modelle der turbulenten Flammengeschwindigkeit in der Literatur ST in Bezug
auf u′ für einen gegebenen lT oder in Bezug auf dimensionslose Zahlen wie Da,
Re oder Ka aus. Wie bereits in Abschnitt 4 diskutiert, könnte die Skalierung
von ST mit lT eine universellere Methode sein, insbesondere wenn eine breite
Palette von turbulenten Parametern berücksichtigt wird. Für realistischere und
praktischere Bedingungen geht die zukünftige Richtung in Richtung erhöhter
Druckbedingungen, bei denen (1) erhöhte Diffusionseffekte erwartet werden, da
der Diffusionsterm der Spezies k, Dk = ∇ · (ρVk Yk ), proportional zur Dichte und
zum Gradienten von Yk ist, (2) eine erhöhte Präsenz von Zellstrukturen aufgrund
verstärkter hydrodynamischer Instabilität (erhöhtes ρu /ρb) erwartet wird und
(3) verstärkte chemische Reaktionen aufgrund häufigerer Kollisionen zwischen
Molekülen. Umfangreichere parametrische Studien für einen breiteren Druckbereich sind erforderlich, um die Rolle verschiedener Mechanismen bei der Verbesserung der turbulenten Flammengeschwindigkeit bei erhöhtem Druck zu
identifizieren.
Die Tabellierung und PDF-basierte Verbrennungsmodellierung sowie die
Modellierung der turbulenten Flammengeschwindigkeit von WasserstoffVormischflammen sind hauptsächlich aufgrund der hochdiffusiven Natur von
Wasserstoff schwierig. Hohe Diffusivität impliziert, dass die lokale Zusammensetzung empfindlich auf die Strömung des Fluids reagiert, da leichte Moleküle bei
gleicher Impulskraft empfindlicher reagieren. Diese „bevorzugte Diffusion“ der
mageren Wasserstoffflamme wird typischerweise auf verschiedenen Krümmungsniveaus beobachtet; Wasserstoff konzentriert sich entlang der Flammenregion,
die konvex zur Seite des unverbrannten Gases ist (häufig als positiv gekrümmte
Regionen definiert), und daher wird das lokale Äquivalenzverhältnis im Vergleich zum frischen Gemisch höher. Die lokale Anreicherung von Wasserstoff
führt zu einer Erhöhung der lokalen Flammengeschwindigkeit, was wiederum die
globale turbulente Flammengeschwindigkeit verstärkt. Ebenso wird die Wasserstoffdiffusion in den negativ gekrümmten Regionen defokussiert, wodurch die
lokale Flammengeschwindigkeit abnimmt. Gemäß Damköhlers erster Hypothese (ST /SL = AT /AL) wird die globale turbulente Flammengeschwindigkeit

W. Song et al.

292

durch die Flammenoberfläche bestimmt (siehe auch Abb. 4). Die Erhöhung der
lokalen Flammengeschwindigkeit vergrößert die Flammenoberfläche, entlang
derer mehr chemische Reaktionen stattfinden, und dieses gegenseitige Feedback
erhöht weiter die globale Flammengeschwindigkeit. Für magere Wasserstoffflammen mit viel schnellerer Massendiffusion als Wärmediffusion (Le ≪ 1,0)
fördern diffusive-thermische Effekte weiter das Niveau der Flammenwellung, wie
zuvor in [65–67] diskutiert, wo große Flammenwellung nur beobachtet wurde,
wenn die thermodiffusive Instabilität ausgeprägt war. Sobald die zelluläre Struktur
aufgrund von diffusive-thermischen und/oder hydrodynamischen Instabilitäten
gebildet wird, erhöht sich die Flammengeschwindigkeit, was die Vorhersage der
turbulenten Flammengeschwindigkeit noch schwieriger macht.
Wenn sich die lokale Flammengeschwindigkeit aufgrund der Wechselwirkung
zwischen Turbulenz und Flamme ändert, fügt die Veränderung der lokalen
Flammenstruktur auch mehr Unsicherheit zur globalen Flammenstruktur hinzu,
was die Vorhersagefähigkeit von Flammen- oder PDF-basierten Modellen verschlechtert. Während in Abschn. 5 diskutiert wurde, dass eine mittlere Größe ψ
für RANS (oder gefilterte Größe für LES) unter Verwendung einer Kombination
aus laminarer Flammenwert, der ψ entspricht, und der Wahrscheinlichkeit, dies in
turbulenten Strömungen zu finden, berechnet wird, hängt die PDF in Wirklichkeit
von einer größeren Anzahl von Variablen ab, die die thermochemischen Zustände
definieren [2], wie z. B. Speziesmassenfraktionen, Temperatur und Druck. Es wird
jedoch typischerweise angenommen, dass eine reduzierte Anzahl von Variablen
ausreicht, um das vollständige chemische System zu reproduzieren, und die Fortschrittsvariable wurde als die beste Einzelvariable angesehen, um die Entwicklung
des Systems für vorgemischte Flammen zu bestimmen (Mischungsbruch für nicht
vorgemischte Flammen). Bei signifikanten Niveaus der bevorzugten Diffusion
kann die Darstellung der thermochemischen Zustände mit einer einzigen Variablen
jedoch nicht ausreichen.
Eine Möglichkeit, das Ausmaß der präferenziellen Diffusionseffekte
zu bewerten, ist das lokale Äquivalenzverhältnis, das aus der Bilger’schen
Mischungsbruch-Formel (Z) [68] abgeleitet wird, die auf den elementaren
Massenfraktionen im Berechnungsgebiet basiert. Die Beziehung zwischen Z und
φ erfolgt durch [1]:

Z
φ=
1−Z



1 − Zst
Zst



(37)

wobei Zst die Mischungsbruch im stöchiometrischen Zustand ist. Idealerweise ist φ überall identisch, da die Elemente erhalten bleiben. Wie jedoch in
Abb. 15 gezeigt, ist das lokale φ selbst bei eindimensionalen Flammen aufgrund präferenzieller Diffusionseffekte nicht konstant. Bei einem Transport
mit einer Lewis-Zahl von eins ist φ wie erwartet konstant, was in der mit einer
roten Linie markierten Abbildung deutlich wird. Eine vorgeschlagene Lösung,
um genauere Modellierungsergebnisse für die Wasserstoffverbrennung zu
erzielen, könnte eine Tabellierung basierend auf dem Fortschrittsvariablen- und

Turbulente Wasserstoffflammen: Physikalische und modellierungstechnische …



/H 
/H 



ij>@

Abb. 15 Lokales
Äquivalenzverhältnis
berechnet aus Gl. 37 für
frei propagierende magere
Wasserstoffflammen mit
vollem Transport (rot) und
Annahme einer einheitlichen
Lewis-Zahl. cF bezieht sich
auf die Fortschrittsvariable
basierend auf der
Brennstoffspezies

293


















F)>@

­ ischungsbruch-Modell für die Flammenmodellierung und gemeinsame PDFs
M
der Mischungsbruch und Fortschrittsvariablen für die PDF-basierte Modellierung
sein. Eine weitere Bewertung verschiedener Modellierungskonzepte erfordert eine
größere Menge an DNS-Daten, die ein breiteres Spektrum relevanter Parameterbedingungen abdecken.
Für die Modellierungsstrategie für zukünftige Verbrennungsumgebungen
mit magerem Brennstoff und erhöhtem Druck berichteten Rieth et al. [69], dass
bei erhöhten Druckbedingungen die „Erweiterung“ der Vorwärmzone durch die
kleinräumige Turbulenz abgeschwächt wird und die Flamme dünner wird. Daher
könnten erhöhte Drücke das Konzept der „dünnen Reaktionszone“ begünstigen,
aber gleichzeitig werden aufgrund der verstärkten zellulären Struktur und des
noch stärker diffundierenden Wasserstoffs mehr präferentielle Diffusionseffekte
erwartet. Daher wird die Nutzung von mehr als einer Steuerungsvariablen für
Flamelet-Tabellen und PDFs ein vernünftiger Ansatz sein.
Danksagungen Die Autoren danken der King Abdullah University of Science and Technology
(KAUST) und dem KAUST Supercomputing Laboratory für ihre Unterstützung.

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Anwendungen

Wasserstoffbetriebene stationäre
Verbrennungssysteme
Alessandro Parente, Matteo Savarese und Saurabh Sharma

Zusammenfassung Stationäre Verbrennungssysteme sind eine weit verbreitete
Technologie in einer Vielzahl von industriellen Anwendungen. Um ihren Energiebedarf zu decken, verlässt sich die Industrie hauptsächlich auf die Verbrennung
fossiler Brennstoffe und wird so zu einem bedeutenden Verursacher der globalen
Kohlendioxidemissionen. Aus diesem Grund ist die Dekarbonisierung hoch
energieintensiver Industriesektoren von strategischer Bedeutung im Kampf gegen
den Klimawandel. Die Einführung von Wasserstoff als kohlenstofffreier Brennstoff zur Ersetzung fossiler Quellen erscheint als attraktive Lösung, um den CO2Fußabdruck stationärer Verbrennungssysteme zu reduzieren, aber viele technische
Herausforderungen müssen angegangen werden und waren in den letzten Jahren
Gegenstand umfangreicher Forschung. Ziel dieses Kapitels ist es, den aktuellen
Stand der Wasserstoffverbrennung in stationären Verbrennungssystemen aus
experimenteller und numerischer Perspektive zu überprüfen. Insbesondere werden
die Eigenschaften von Wasserstoff und wasserstoffangereicherten Brennstoffen
analysiert, die von Laborbrennern, in denen innovative Konzepte bewertet werden
können, bis hin zu quasi-industriellen und großindustriellen Anwendungen reichen.
Die wichtigsten numerischen Ansätze zur Modellierung der Wasserstoffverbrennung werden ebenfalls beschrieben. Abschließend werden Forschungstrends
und zukünftige Richtungen identifiziert, mit besonderem Fokus auf innovative
Konzepte wie maschinelles Lernen und digitale Zwillinge, die eine spannende
Gelegenheit für neue Ansätze im Design stationärer Verbrennungssysteme darstellen können.

A. Parente · M. Savarese (*) · S. Sharma
Université Libre de Bruxelles, Brussels, Belgium
E-Mail: matteo.savarese@ulb.be
A. Parente E-Mail: alessandro.parente@ulb.be
© Der/die Autor(en), exklusiv lizenziert an Springer Nature Switzerland AG 2025
E. Tingas, Wasserstoff für zukünftige Wärmekraftmaschinen,
https://doi.org/10.1007/978-3-031-76380-9_7

299

300

A. Parente et al.

1 Einführung: Herausforderungen und Chancen für
stationäre Verbrennungssysteme
Stationäre Verbrennungsgeräte werden in verschiedenen Sektoren eingesetzt,
wie z. B. in Wohnanwendungen, industriellen Kesseln und Öfen. Die Verbrennung war schon immer der bevorzugte Energieumwandlungsprozess für
diese speziellen Anwendungen, da Prozesswärme bei hohen Temperaturen bereitgestellt werden muss. Der Einsatz fossiler Brennstoffe als primäre Energiequelle
in diesen energieintensiven Sektoren hat zu erhöhten Emissionen von Treibhausgasen (THG) geführt, da die Industrie etwa 20 % der gesamten CO2-Emissionen
weltweit ausmacht [44], wobei der Großteil davon aus der Verbrennung fossiler
Brennstoffe stammt. In letzter Zeit drängen internationale Institutionen und
nationale Regierungen zunehmend auf Technologien zur Netto-Null-Emission,
da sie den Klimanotstand erkennen und die Notwendigkeit, Schadstoffemissionen
zu kontrollieren und Nachhaltigkeit durchzusetzen [22]. Es ist entscheidend für
unsere Gesellschaft, insbesondere für den Industriesektor, schnell zu handeln.
Allerdings müssen viele technische Herausforderungen bewältigt werden, um
solche tiefgreifenden Veränderungen umzusetzen, insbesondere für energieintensive Industrien.
Die Reduzierung des CO2-Fußabdrucks energieintensiver Industrien erfordert
einen höheren Anteil an Energie aus erneuerbaren Quellen, und Elektrifizierung
könnte eine gültige Option sein. Der Einsatz von Elektrizität ist jedoch nicht
immer eine technisch machbare Lösung, insbesondere für Anwendungen, bei
denen Hochtemperaturwärme geliefert werden muss (z. B. Schmelzen, Sintern
und Materialbehandlung). Wasserstoff als Energieträger stellt eine der Hauptchancen für die Industrie auf dem Weg zum Netto-Null-THG-Ziel 2050 dar, da
er Wärme auf sichere, nachhaltige und wirtschaftlich tragfähige Weise liefern
kann. Der Wechsel von stark verschmutzenden fossilen Brennstoffen zu grünem
Wasserstoff wird jedoch die Industrie vor mehrere technische Herausforderungen
stellen. Aus physikalischer Sicht zeigen die Eigenschaften von Wasserstoff tiefgreifende Unterschiede im Vergleich zu herkömmlichen Brennstoffen. Insbesondere zeichnet er sich durch höhere Reaktivität, höhere Flammentemperaturen
und höhere Temperaturgradienten aus. Darüber hinaus hat er einen anderen Heizwert und erfordert eine andere Menge an Oxidationsmittel, um die Verbrennung
abzuschließen, was die Betriebsbedingungen stationärer Verbrennungssysteme,
insbesondere die Eindüsgeschwindigkeiten, stark beeinflussen kann. Wenn nicht
angemessen gehandhabt, kann Wasserstoff potenziell zu erhöhten Schadstoffemissionen wie NOx und anderen Sicherheitsrisiken wie Rückzündung führen. Die
Materialverträglichkeit mit Wasserstoff ist ebenfalls ein potenzielles Problem, da
die Degradation von feuerfesten Materialien schneller erfolgt und das Risiko von
Versprödung oder erhöhter Korrosion höher ist. Durchbrüche in der Verbrennungsforschung sind daher notwendig, um der Industrie auf dem Übergangspfad zu
helfen.

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

301

In den letzten zwei Jahrzehnten war die Entwicklung effizienterer und nachhaltigerer Verbrennungskonzepte Gegenstand umfangreicher Forschung. Unter
den möglichen Lösungen erscheinen alternative Verbrennungsregime als vielversprechende Technologien zur Aufnahme kohlenstofffreier Brennstoffe. Die
sogenannte flammenlose Verbrennung [106], oder moderate oder intensive
sauerstoffarme Verdünnungsverbrennung (MILD) [13], oder leicht unterschiedliche Konzepte wie Hochtemperatur-Luftverbrennung (HiTAC) [53] oder farblose verteilte Verbrennung (CDC) [54], können hohe Energieeffizienz bei
niedrigen Schadstoffemissionen bieten, und diese Technologie ermöglicht es Verbrennungssystemen, eine große Vielfalt an Brennstoffen sicher und zuverlässig
zu verbrennen. Industrielle Sektoren, die auf Hochtemperaturbehandlungen in
geschlossenen Systemen angewiesen sind, werden besonders von der Einführung
dieses Regimes profitieren. In diesem Kapitel werden wir abwechselnd auf MILDoder flammenlose Verbrennung Bezug nehmen.
Ein Licht auf die Physik dieses speziellen Regimes zu werfen, war schon immer
eine Forschungsherausforderung. In jüngerer Zeit wird der Effekt der Wasserstoffzugabe auf die MILD-Verbrennung zu einem bedeutenden Forschungstrend, da die
MILD-Verbrennung optimale Bedingungen bietet, um Wasserstoff zu handhaben.
Durchbrüche in der Verbrennungsforschung sind von grundlegender Bedeutung,
um der Industrie und der Gesellschaft zu helfen, das Ziel einer CO2-emissionsfreien Wirtschaft bis 2050 zu erreichen.
In diesem Zusammenhang sind numerische Modelle und Simulationen von
größter Bedeutung für die Gestaltung neuer Systeme. Die Verbesserung ihrer Vorhersagefähigkeit und die Reduzierung der hohen Rechenzeit, die mit komplexen
Simulationen verbunden ist, sind von großem Forschungsinteresse, da diese
beiden Faktoren die Hauptengpässe für die Industrie während der Forschungs- und
Entwicklungsaktivitäten (F &E) darstellen.
Der Umfang dieses Kapitels besteht darin, den aktuellen Stand der Technik in
Bezug auf die Wasserstoffverbrennung in stationären Verbrennungssystemen zu
analysieren, zu überprüfen und kritisch zu bewerten, von Laboranlagen bis hin zu
industriellen und sogar Wohnanwendungen. Eine Überprüfung der Modellierungsansätze für stationäre Verbrennungssysteme wird ebenfalls durchgeführt.
Schließlich werden Forschungstrends und zukünftige Richtungen für stationäre
Verbrennungssysteme vorgestellt.

2 Stand der Technik
2.1 Laborsysteme: Verständnis der H2
-Verbrennungseigenschaften
Der Einsatz von Wasserstoff als Brennstoff kann eine technologische Lösung zur
Dekarbonisierung der Stromerzeugung in den Industrie- und Wohnsektoren dar-

A. Parente et al.

302

stellen. Die Verbrennungseigenschaften von Wasserstoff und seine Auswirkungen
auf die Flammenstabilität und Emissionen sind jedoch noch nicht vollständig
verstanden. Die Verbrennung von reinem Wasserstoff kann aus technischer Sicht
schwierig sein, aufgrund von Speicherproblemen und unerwünschten Phänomenen
wie Rückzündung, die die Betriebsfähigkeit des Brenners beeinträchtigen können
[101]. Andererseits sind Kohlenwasserstoffflammen schwerer zu entzünden,
und die geringere Reaktivität kann Fehlzündungen und erhöhte unverbrannte
Kohlenwasserstoffemissionen verursachen [101]. Laborsysteme stellen eine ausgezeichnete Referenz dar, um die Wasserstoffverbrennung zu untersuchen und die
Möglichkeit zu bieten, hochpräzise Daten zu sammeln [11, 25, 80].
Wasserstoff hat eine der niedrigsten beobachteten Zündgrenzen [101], und
seine Zugabe zu Kohlenwasserstoffbrennstoffen kann die obere Zündgrenze
dieser Gemische erheblich erhöhen [96, 104]. Darüber hinaus führt die Zugabe
von H2 zu einer erhöhten laminaren Flammengeschwindigkeit [109], was für die
Verbrennungsstabilität vorteilhaft sein kann, aber auch zu Rückzündungen und
erhöhten NOx-Emissionen aufgrund höherer Temperaturspitzen führen kann [103]
(Tab. 1).
Daher hat die Forschungsgemeinschaft ihre Bemühungen darauf ausgerichtet,
innovative Verbrennungsregime zu entwickeln, die in der Lage sind, Wasserstoff und wasserstoffangereicherte Brennstoffe vielseitiger und auf sauberere und
effizientere Weise zu handhaben. In diesem Zusammenhang scheint die moderate
oder intensive Niedrigsauerstoffverdünnung (MILD) Verbrennung [13], auch als
flammenlos [106] oder farblose verteilte [54] Verbrennung bezeichnet, eine vielversprechende Lösung zu sein, die Brennstoffflexibilität, thermische Effizienz
und niedrige Schadstoffemissionen kombiniert. Dieses Verbrennungsregime
kann durch die Rückführung von Abgasen in die Reaktionszone erreicht werden,
wodurch der Sauerstoffgehalt, bei dem die Reaktionen stattfinden, gesenkt wird.
Die Folge ist eine allmählichere Entwicklung des Verbrennungsprozesses, ohne
Temperaturspitzen und somit die Bildung von Hochtemperaturschadstoffen, z. B.
NOx [13], verhindert.
Die Analyse der Physik und Chemie hinter diesem Regime war in den letzten
zwei Jahrzehnten Gegenstand umfangreicher Forschung aus experimenteller und

Tab. 1 Untere (LFL) und obere (UFL) Zündgrenzen einiger Brennstoffe in Abhängigkeit vom
Äquivalenzverhältnis [101]
Brennstoff

φ

Wasserstoff
Kohlenmonoxid
Ammoniak
Methan
Ethane
Propan

LFL
0,1
0,34
0,63
0,5
0,52
0,56

UFL
7,14
6,8
1,4
1,67
2,4
2,7

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

303
Düsenauslass

Oxidationsmitteleinlass

Keramische
Abschirmung
Kraftstoffeinlass

Perforierte Platte
Interner Brenner

Auslass für
Kühlgas
Kühlgaseinlass
Oxidationsmitteleinlass

Abb. 1 Querschnitt des Adelaide Jet-in-Hot-Coflow [25]

numerischer Perspektive. Mehrere Labormaßstäbe wurden zu diesem Zweck
entwickelt, bei denen es möglich ist, mehr Einblicke in die Verbrennungsgrundlagen zu gewinnen, da optische und lokale Flammenmessungen in industriellen
Systemen nicht einfach durchzuführen sind.
Die Verbrennung von H2/CH4-Flammen unter MILD-Bedingungen wurde von
Dally et al. [25] in ihrer bahnbrechenden Arbeit an einem Labormaßstab-Jet-in-HotCoflow-Brenner (Abb. 1) bewertet, der zu einem Referenzpunkt in der MILD-Verbrennungsforschung geworden ist. Sie zeigten die Wirkung der O2-Konzentration im
oxidierenden heißen Coflow auf die Verbrennung eines äquimolaren CH4/H2-Brennstoffgemisches. Der Sauerstoffgehalt wurde von 9 auf 6 und auf 3 % nach Volumen
variiert (nämlich HM1-, HM2- und HM3-Flammen). Es wurde beobachtet, dass die
Spitzentemperatur um etwa 400 K sank, als der O2-Gehalt auf 3 % gesenkt wurde,
mit anschließender Unterdrückung der CO- und NO-Bildung (Abb. 2). Sie stellten
auch fest, dass bei 3 % O2 die Abhängigkeit der NO-Bildung von der Temperatur
weniger klar ist und andere chemische Wege als thermisches NOx für seine Bildung
unter MILD-Bedingungen verantwortlich sein könnten.
Choudury et al. [18] untersuchten auch die Wirkung der Wasserstoffzugabe
zu Erdgas in turbulenten Jet-Diffusionsflammen an einem Laborbrenner. In
ihrer Arbeit untersuchten sie die Korrelation der Flammenlänge, Schadstoffemissionen (NOx, CO und Ruß) und den Anteil des Strahlungswärmeverlusts
mit dem Wasserstoffgehalt des Brennstoffs. Sie beobachteten eine negative
Korrelation zwischen Flammenlänge und Wasserstoffkonzentration, die sie auf
die höhere Reaktivität von wasserstoffdotierten Gemischen zurückführten. Die
Folge der erhöhten Verbrennungsrate ist eine Verringerung der Verweilzeit des

A. Parente et al.

304
,
,
,
,
,

,
,

,
,

,

,

Abb. 2 Radiale Profile der mittleren Temperatur und Massenfraktion von CO, OH und H2 O
an axialer Position Z = 30 mm für die Flammen HM1 (schwarz), HM2 (rot) und HM3 (blau).
Adaptiert von Dally et al. [25]

,

,

,
,
,

,

Wasserstoff %

EI CO [g/kg Brennstoff]

Abb. 3 Abhängigkeit
des NO-, NO x - und
CO-Emissionsindex mit H 2 %
im Brennstoff. Adaptiert von
Chodhuri et al. [18]

EI NOx [g/kg Brennstoff]

Gemisches in der Reaktionszone; daher legt der Brennstoff eine kürzere Strecke
zurück, bevor er verbrennt, was die sichtbare Länge der Flamme reduziert. Ein
vergrößerter Radikalpool (OH, H und O), der durch Wasserstoff eingebracht wird,
kann diesen Effekt erklären, da er die Reaktivität des Gemisches erhöht. Bezüglich der Emissionen wurde ein positiver, exponentieller Trend des NO-Emissionsindex mit H2% beobachtet, sowie eine exponentielle Reduktion von CO (Abb. 3).
Der Anstieg von NOx wurde als Folge der höheren Temperatur angesehen, die
durch H2-angereicherte Gemische erreicht wird, da der Energiegehalt höher und

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

305

Abb. 4 Saubere flammenlose
Bereiche für die drei
verschiedenen Brennstoffe,
die von Derudi et al.
untersucht wurden [27]

Temperatur (°C)

die Flammenstrahlung geringer ist. Dies fördert die Bildung von O-, H- und
OH-Radikalen, die folglich die Bildung von NO durch den thermischen oder
Zeldovich-Mechanismus [110] begünstigen. Andererseits wird die CO-Bildung
reduziert, da der Kohlenstoffeintrag in die Flamme geringer ist.
Der Einfluss des Wasserstoffgehalts in Kohlenwasserstoffflammen wirkt sich
direkt auf die Möglichkeit aus, das MILD-Regime zu erreichen und aufrechtzuerhalten. Derudi et al. [27, 28] untersuchten die Auswirkungen der Wasserstoffzugabe zu Synthesegas auf die Stabilität der MILD-Verbrennung. Insbesondere
untersuchten sie die Wirkung von zwei wichtigen Betriebsparametern, dem
Rezirkulationsverhältnis Kv und der Luftvorwärmtemperatur. Sie beobachteten,
dass die Zugabe von H2 die Stabilität der MILD-Verbrennung erheblich beeinflussen kann, was die Notwendigkeit mit sich bringt, diese Betriebsparameter
entsprechend anzupassen. Sie identifizierten auch die MILD-Stabilitätsgrenzen
für Koksofengasgemische (CH4/H2 40/60 % nach Volumen) und verglichen
das Betriebsparameterfenster mit der Verbrennung von reinem Erdgas. Es
wurde festgestellt, dass das Wasserstoffgemisch die flammenlose Verbrennung
effizient aufrechterhalten konnte (Abb. 5). Es wurde auch festgestellt, dass eine
höhere Einmischung heißer Produkte für H2 im Vergleich zu Erdgas erforderlich war. Allerdings waren niedrigere Vorwärmtemperaturen ausreichend, um im
MILD-Bereich zu arbeiten, was eine weitere Senkung der Flammentemperatur
ermöglichte. Darüber hinaus wurde ein breiteres stabiles Fenster von Parameterkombinationen gefunden, das die MILD-Verbrennung für das Koksofengas im
Vergleich zu Erdgas ermöglicht (Abb. 4).
Die gleiche Fallstudie wurde auch von Galletti et al. [39] und Parente et al.
[81] untersucht. Sie verglichen reines Methan und ein Methan-WasserstoffGemisch von 40–60 % nach Volumen. Das zuvor erwähnte Verdünnungsverhältnis KV wurde variiert, und es wurde gezeigt, dass es die NO-Bildung erheblich
beeinflusste (Abb. 6). Sie hoben auch hervor, dass verschiedene NO-Bildungswege, nämlich der NNH- und der N2O-Weg, unter MILD-Bedingungen (hohes
Verdünnungsverhältnis) dominant werden. Die vorherige Arbeit zeigte, dass die
Zugabe von H2 helfen kann, die Verbrennungsstabilität von KohlenwasserstoffBrennstoffgemischen zu verbessern, und die Industrie kann besonders von diesem
Aspekt profitieren. Kleine Zugaben von H2 kann auch helfen, die Verbrennung
von niederkalorischen Brennstoffen, wie Biogas, dessen Verbrennung schwerer

CH4/H2 = 70/30 nach Volumen
CH4/H2 = 40/60 nach Volumen

A. Parente et al.

Temperatur (°C)

306

Abb. 5 Flammenlose Betriebskennfeld für den 40/60 CH 4 /H 2 -Brennstoff: Strahlgeschwindigkeit
größer als 75 m/s. Volle Symbole repräsentieren saubere flammenlose Verbrennung; A Mischzone und B saubere flammenlose Bereich, von Derudi et al. [27]

Abb. 6 Experimentelle
Ergebnisse im Vergleich mit
numerischen Simulationen
der NO-Emissionen von CH 4
/H 2 -Brennstoffgemischen
für verschiedene
Verdünnungsverhältnisse KV
. Adaptiert von Galletti et al.
[39]
stufig
stufig

a­ufrechtzuerhalten ist, zu stabilisieren. Insbesondere untersuchten Leung und
Wierzba [104] die H2-Zugabe zu Biogas in nicht-vorgemischten Strahlflammen,
um die Stabilität und die Abblasegrenzen zu untersuchen. Der hohe CO2-Gehalt
von Biogas macht die Stabilitätsgrenzen dieses Gemisches relativ eng (niedrige
Brennstoffaustrittsgeschwindigkeit und niedrige Mitströmgeschwindigkeit). Die
Zugabe einer kleinen Menge Wasserstoff, etwa 10 % im Volumen, hatte einen
erheblichen Einfluss auf die Flammenstabilität des Gemisches (Abb. 7). Insbesondere führte die Zugabe von 10 % H2 im Volumen zu einem konsistenten
Anstieg der Abblasegeschwindigkeit für jede untersuchte Biogaszusammensetzung (60/40 % CH4/CO2 und 50/50 % CH4/CO2). Eine weitere Zugabe von

307

Abblasgeschwindigkeit [m/s]

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

,
,
Geschwindigkeit der Mantelströmung [m/s]

Abb. 7 Abblasegeschwindigkeit von Biogas (60/40 %) CH 4 /CO 2 mit Wasserstoffzugabe
für zwei verschiedene Düsendurchmesser, nämlich 28 und 45 mm, für drei verschiedene
Wasserstoffzugabemengen. Adaptiert von [61]

Wasserstoff, von 10 auf 20 %, führte zu einer weniger ausgeprägten Verbesserung
der Flammenstabilität, mit einem Anstieg der Abblasegeschwindigkeit von etwa
80 % weniger als bei der vorherigen Zugabe. Die Gründe für dieses Verhalten
waren den Autoren nicht vollständig klar, da Abblasemechanismen noch eine
offene Forschungsherausforderung darstellen. In der Literatur wurden jedoch Versuche unternommen, die Abblasegrenzen mit den laminaren Brenngeschwindigkeiten von Luft-Brennstoff-Gemischen zu korrelieren [100].
Aus betrieblicher Sicht ist die Wirkung von Wasserstoff auf Kohlenwasserstoffflammen mehr oder weniger offensichtlich. Hochpräzise Experimente können
jedoch grundlegende Details zur Wasserstoffverbrennung sammeln, um ein
tieferes Verständnis zu erreichen. Mendez et al. [2] untersuchten beispielsweise die
Wirkung der H2-Zugabe zu Erdgas in einer Jet-in-Hot-Coflow-Konfiguration [80].
Sie verwendeten Flammenlumineszenz und Particle Image Velocimetry; es wurden
auch sofortige Temperaturmessungen durchgeführt. Wie in Abb. 8a gezeigt, wurde
bei H2-angereicherten Gemischen ein reduziertes Abheben der Flamme durch die
Langzeitbelichtungsbilder beobachtet. Die Bilder der Kurzzeitbelichtung zeigten
tiefgreifende Unterschiede im Flammenstabilisierungsbereich zwischen Erdgasund wasserstoffangereicherten Flammen: Insbesondere waren Selbstzündkerne
(deren Struktur hier genau beschrieben wird [80]) bei den NG- und den 5 % H2
-Fällen sichtbar, während sie bei den Flammen mit höherem Wasserstoffgehalt, bei
denen an jeder Stelle eine verbundene Flammenfront vorhanden war, nicht nachgewiesen werden konnten. Aus den PIV-Messungen wurde beobachtet, dass die
Anwesenheit von Wasserstoff dazu beiträgt, die Turbulenzintensitätsniveaus in
breiteren stromabwärts gerichteten Regionen aufrechtzuerhalten (Abb. 8b). Dies
deutet darauf hin, dass H2 chemische Reaktionen tiefer in der turbulenten Scherschicht stattfinden.
Darüber hinaus wurden in wasserstoffangereicherten Flammen höhere
Temperaturspitzen im Vergleich zu NG festgestellt, was darauf hindeutet, dass
differentielle Diffusion eine wesentliche Rolle spielen kann.

308

A. Parente et al.

,
,
,
,
,
,

Abb. 8 Experimentelle Ergebnisse von Artega Mendez et al. [2], a Bilder der Flammenwurzel,
aufgenommen mit einer Langzeitbelichtung von 1 s (links) und einer Kurzzeitbelichtung von
0,5 ms (rechts). Die rote Ellipse weist auf einen Selbstzündkern hin und die roten Kreuze kennzeichnen den Austritt des Brennstoffrohrs. Die Fensterbreite beträgt etwa 8 cm. b Farbkarte der
Turbulenzintensität der axialen Geschwindigkeitsfluktuationen (u′ /u)-Niveaus für die vier untersuchten Flammen

Medwell und Dally [77] verwendeten ebenfalls hochpräzise Diagnostik an
dem zuvor erwähnten Jet-in-Hot-Coflow-Brenner. Sie untersuchten die Eigenschaften von wasserstoffangereicherten Brennstoffen, nämlich NG, Ethylen
und LPG. Insbesondere wurden ICCD-Kameras eingesetzt, um hochauflösende
Bilder der Flammen bei unterschiedlichen Sauerstoffniveaus im Coflow (3 und
9 %) zu erhalten. Die Zugabe von Wasserstoff war notwendig, um die Flammen
zu stabilisieren und die Rußbildung zu reduzieren, die die Genauigkeit der Laserdiagnostik beeinträchtigen könnte.
Wie bereits erwähnt, kann die Rolle der differentiellen Diffusion beim
Flammenstabilisierungsmechanismus von H2-angereicherten Flammen erheblich
sein. Durch strukturelle Analysen wurde dieser Aspekt experimentell von Zhang
et al. [112] an quasi-laminar und turbulent mager-vorgemischten Flammen untersucht. Es wurden drei Brennstoffgemische aus Methan und Wasserstoff mit 0, 30
und 60 % H2 im Volumen (H1, H2 und H3, nämlich) verwendet. Das Äquivalenzverhältnis wurde geändert, um eine konstante laminare Flammengeschwindigkeit zu erreichen. Ein OH-PLIF-System wurde verwendet, um die Struktur der
Flammen zu erfassen, wie in Abb. 9 gezeigt. Die Falten in der Flammenfront,
die in der H1-Flamme vorhanden sind, werden durch Erhöhung des Wasserstoffgehalts im Brennstoff verstärkt. Dies zeigt, wie die bevorzugte Diffusion von H2
die lokale Krümmung der Flamme beeinflusst und somit die Brenngeschwindigkeit im Vergleich zu NG-Gemischen erhöht.

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme
Abb. 9 OH-PLIF-Bilder der
von Zhang et al. [112] an
quasi-laminaren Flammen
untersuchten Flammen

Gemisch H1

309
Gemisch H2

Gemisch H3

2.2 Wasserstoff in quasi-industriellen Öfen
Aus einer operativeren Perspektive stellt die Anpassung von wasserstoffangereicherten Brennstoffen in industriellen Systemen durch Nachrüstung
bestehender Verbrennungsanlagen eine bedeutende Herausforderung dar, die
angegangen werden muss. Während Laborsysteme tiefgehende Einblicke in die
Verbrennungseigenschaften und die Flammenstruktur bieten, ist es entscheidend,
die Komplexität zwischen Labor- und Industriegröße zu überbrücken, um eine
effiziente Skalierung innovativer Konzepte zu ermöglichen. In diesem Zusammenhang können Systeme im mittleren Maßstab, die realistische industrielle
Konfigurationen nachahmen können, wichtige Einblicke in den Betrieb praktischer
Geräte bieten. In der Literatur können diese Systeme austauschbar als quasiindustrielle oder halb-industrielle Systeme bezeichnet werden.
In der Literatur sind mehrere Beispiele für mittelbelastete, quasi-industrielle
Öfen (bis zu 100 kW) verfügbar. Sie zielen darauf ab, die Auswirkungen der
Wasserstoffzugabe auf die thermischen und umwelttechnischen Leistungen von
Verbrennungssystemen im realen Maßstab zu untersuchen. Besondere Aufmerksamkeit muss der NOx-Bildung gewidmet werden, die erheblich zunehmen kann,
wenn Wasserstoff nicht korrekt gehandhabt wird und hohe Temperaturspitzen in
der Flamme vorhanden sind. In diesem Zusammenhang untersuchten Yilmaz und
Ilbas [107] die Verbrennungsleistung von zwei Brennstoffgemischen: 30–70 % H2
/CH4 und 70–30 % H2/CH4 bei zwei verschiedenen Leistungsstufen von 40 und 60
kW an einem quasi-industriellen Brenner. Sie berichteten von einem Anstieg der
maximalen Temperatur um etwa 150 K, als H2 dem Brennstoff bei einem Luftüberschussverhältnis von 1,2 hinzugefügt wurde. Dieser Aspekt kann die NOBildung direkt beeinflussen, die in dem H2-angereicherten Gemisch höher war [47,
48], während die CO-Emissionen erheblich abnahmen.

A. Parente et al.

310

und

und

Abb. 10 Experimentelle
Messungen der
Schadstoffemissionen.
Adaptiert von Ayoub et al. [5]

Wasserstoff %

Ayoub et al. [5] untersuchten die Verwendung von H2/CH4-Gemischen, von
reinem Methan bis zu reinem Wasserstoff, in einem MILD-Quasi-Industrieofen
mit einer Nennleistung von 20 kW. Sie testeten drei verschiedene Fälle, indem sie
das Luftüberschussverhältnis und die Luftvorwärmtemperatur änderten. Im Fall
der vorgewärmten Luft beobachteten sie keinen Anstieg der NO-Emissionen durch
die Zugabe von Wasserstoff zum Gemisch (Abb. 10). Dies wurde dadurch erklärt,
dass der Brenner so ausgelegt war, dass er auch bei so hohen H2-Konzentrationen
unter flammenlosen Bedingungen betrieben werden konnte. Sie führten auch OH∗
-Chemilumineszenzmessungen durch, um die Wirkung der Wasserstoffzugabe auf
die Flammenstruktur zu zeigen, und die Ergebnisse sind in Abb. 11 berichtet. Wie
erwartet, nimmt die Abhebehöhe der Flamme bei höherem Wasserstoffgehalt ab,
aber die Abhebung ist ausreichend, um eine ausreichende Rauchgasansaugung
in der Reaktionszone zu ermöglichen, sodass das flammenlose Regime erreicht
werden kann.
Im Fall ohne Vorwärmung (Tair = 25 ◦ C), bei einem Luftüberschussverhältnis
von 1,11, wurde ein CO-Konzentrationsspitzenwert bei etwa 20 % H2 beobachtet,
wie in Abb. 12a gezeigt. Dies kann dadurch erklärt werden, dass die reduzierte
Sauerstoffkonzentration zu Fehlzündungen und somit zu erhöhten CO-Emissionen
bei solch hohen Verdünnungsbedingungen führen kann. Diese Bedingungen
können durch Erhöhung der Luftdurchsatz vermieden werden, wie in Abb. 12b
gezeigt, wo experimentelle Werte bei einem Luftüberschussverhältnis von 1,14
berichtet werden.
Ferrarotti et al. [32] untersuchten das Verhalten von Methan-WasserstoffGemischen in einem quasi-industriellen, flammenlosen Ofen. Das System, dargestellt in Abb. 13, hat ein Design, das einem industriellen System ähnelt, mit
Kühlrohren, die eine externe thermische Last simulieren, und verfügt über einen
selbstrekuperativen Industrie-Brenner [94]. Der Durchmesser des Luftinjektors
kann modifiziert werden, was mehr Flexibilität im internen fluiddynamischen
Regime ermöglicht. Methan-Wasserstoff-Gemische in variablen Anteilen, von

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

nicht
verfügbar

311

nicht
verfügbar

Wasserstoff %

(a) Experimentelle Ergebnisse bei 20 kW,
Luftüberschussverhältnis 1,11, Tair = 25 °C,
angepasst aus [8]

und

und

und

und

Abb. 11 Mittlere OH∗-Chemilumineszenzmessungen im Vergleich zur H 2 -Konzentration im
Brennstoff, von Ayoub et al. [5]

Wasserstoff %

(b) Experimentelle Ergebnisse bei 20 kW,
Luftüberschussverhältnis 1,14, Tair = 25 °C,
angepasst aus [8]

Abb. 12 Experimentelle Ergebnisse von Ayoub et al. [5]

reinem Wasserstoff bis zu reinem Methan, wurden mit verschiedenen Brennerkonfigurationen getestet, nämlich mit drei verschiedenen Luftinjektordurchmessern (ID) von 25, 20 und 16 mm, bei einer Nennleistung von 15 kW und
einem Äquivalenzverhältnis von 0,8. Die aus dem Kühlsystem entnommene
Leistung wurde auf 5,1 kW eingestellt, um eine Abgastemperatur von 1220
K sicherzustellen. Die Temperatur wurde an verschiedenen Stellen des Ofens

A. Parente et al.

312

Kühlungsrohr

Interner Bereich
700x700x700 mm

Sondenanschluss
Fenster

Luftdüse
Brennstoffdüse

Abgas
temperatur
Abgase
Luft

Brennstoff

Abb. 13 Quasi-industrielle Ofenkonfiguration, die von Ferrarotti et al. [32] verwendet wurde

gemessen, und die Ergebnisse mit dem ID 25 mm sind in Abb. 14 dargestellt.
Die Anwesenheit von Wasserstoff beeinflusst das Temperaturprofil im Ofen,
indem sie die Temperaturspitzen erhöht. Die Temperaturentwicklung mit reinem
Methan, bis zu 25 % H2 ist gleichmäßig, mit einer maximalen Temperatur von
etwa 1300 K, was bedeutet, dass das MILD-Regime korrekt erreicht wurde. Bei
H2-Konzentrationen von mehr als 50 % im Volumen wurden höhere Temperaturspitzen beobachtet, und der Ofen arbeitete nicht mehr im flammlosen Regime.
OH∗-Chemilumineszenzmessungen wurden durchgeführt, um die Wirkung von
Wasserstoff auf die Flamme zu analysieren, und sie sind in Abb. 15 dargestellt.
Es wurde beobachtet, dass mit der Zugabe von H2 zur Mischung das Flammenabheben reduziert wurde und die Flamme näher am Brenner haftete. Infolgedessen
wird bei hoher H2-Konzentration die Menge der rezirkulierten Gase im Reaktionsbereich geringer, und die Sauerstoffverdünnung wird weniger signifikant, was die
Stabilität des MILD-Regimes beeinträchtigt, wie in Tab. 2 berichtet.
Das Verhältnis zwischen rezirkulierten heißen Gasen und dem Einlassgemisch
in der Reaktionszone wurde aus CFD-Simulationen an der Stelle der OH-Spitzenkonzentration auf der Längsachse geschätzt. Der Wert von KV reichte von 13 für
reines CH4 bis 4 für reines H2.
Ein Luftinjektordurchmesser von 16 mm wurde verwendet, um die internen
Strömungsdynamiken des Systems zu modifizieren. Infolgedessen stieg das
Rezirkulationsverhältnis in dem Reaktionsbereich auf 28 für reines Methan und

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

313

Abb. 14 Experimentelle Temperaturprofile, gemessen von Ferrarotti et al. [32]

Abheben

Abb. 15 Gemittelte OH∗-Verteilung im Ofen bei verschiedenen H 2 -Konzentrationen, von
Ferrarotti et al. [32]

auf 4 für reines H2. Infolgedessen behielt der Ofen das MILD-Regime für einen
erweiterten Bereich von Zusammensetzungen bei. Die Bilder in Abb. 16 können
helfen, den Effekt des Injektordurchmessers auf die Flamme zu veranschaulichen. Die Abhebehöhe der Flamme wird erhöht, wenn der ID reduziert wird, da
die Geschwindigkeit des Strahls zunimmt. Dies begünstigt das Ansaugen heißer
Produkte in die Reaktionsregion.

A. Parente et al.

314

Tab. 2 Klassifizierung des MILD-Betriebs bei verschiedenen H 2 -Zusammensetzungen für den
Ofen von Ferrarotti et al. [32]
% H2
0
25
50
75
100
1
Tin = Tair
2

ID251
√
√
×
NA
NA

ID25 2
√
√
√
NA
NA

ID201
√
√
×
NA
NA

ID20 2
√
√
√

ID161
√
√
√

ID16 2
√
√
√

NA
NA

NA
NA

NA
NA

Tin = Tmix

Adaptiert von [32]

Abb. 16 Fotografien des
50–50 % CH 4 –H 2 -Falls
mit drei verschiedenen
Injektoren, nämlich 25 mm
(a), 20 mm (b) und 16 mm
(c) von Ferrarotti et al. [32]

Dieser Effekt beeinflusst direkt das Erreichen des MILD-Verbrennungsregimes und folglich die NOx-Emissionen. Niedrigere NOx-Emissionen wurden
beobachtet, wenn der ID16mm verwendet wurde, da die Temperaturspitzen
reduziert wurden, wie in Abb. 17 berichtet.
Cano Ardila et al. [12] untersuchten das transiente Verhalten eines Ofens, der
sowohl im konventionellen als auch im flammlosen Betrieb arbeiten kann. Die
betrachteten Gemische waren Mischungen aus Erdgas und Wasserstoff bis zu 45
% Volumenanteil. Die Experimente wurden unter subatmosphärischen Druckbedingungen bei 0,85 bar durchgeführt. Zuerst wurde ein stationärer Test mit
einer Nennleistung von 28 kW bei einem Luft-Brennstoff-Verhältnis von 1,17
durchgeführt. NO, Temperatur und Hauptbestandteile (nämlich CO2 und O2
) wurden gemessen. Es wurde beobachtet, dass eine erhebliche Reduktion der
NO-Emissionen erreicht wurde, wenn vom konventionellen auf den flammlosen

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

315

,
,
,
,
,
Zeit, s

Durchflussmenge Qa m3 st /h

,
,
,

Luft-Kraftstoff-Verhältnis, n

Durchflussmenge Qa m3 st /h

NO (trocken ppm

Abb. 17 NO x -Emissionen
aus verschiedenen Gemischen
mit unterschiedlichen
ID-Durchmessern, von
Ferrarotti et al. [32]

,

,

, , , , , , ,
Luft-Brennstoff-Verhältnis, n

,

Abb. 18 Dynamische Tests durchgeführt von Ardila et al. [12]. Adaptiert aus [12]

Betrieb umgeschaltet wurde, wobei die gemessenen NO-Werte in den Abgasen
von 60 auf etwa 5 ppm sanken. Das Hinzufügen von H2 führte zu einem leichten
Anstieg der mittleren Temperatur im Ofen, was zu einem leichten Anstieg der
NO-Emissionen führte. Trotz eines Anstiegs des H2-Gehalts um 45 % war die
Reduktion von CO2 nicht signifikant (etwa 1 %), da mindestens 75 % H2 vorhanden sein müssen, um eine erhebliche CO2-Reduktion (etwa 50 %) zu erreichen.
Bei Tests im transienten Modus wurde die Luftdurchsatz zeitlich verändert, von
einem Anfangswert von etwa 30 std m3/h auf einen Endwert von etwa 50 std m3/h,
während eines Zeitintervalls von 1 Minute, so dass das Luft-Brennstoff-Verhältnis zwischen 1,17 und 2,0 schwankte. Die Tests wurden über eine Dauer von 180
Sekunden durchgeführt, wobei das System zunächst in einem stabilen stationären
Zustand arbeitete, wie in Abb. 18 berichtet. Sie führten die Experimente für drei
verschiedene NG-H2-Mischungen durch.
Bei Betrieb unter flammenlosen Bedingungen wurden während des Übergangs
höhere NO-Emissionen beobachtet. Dies ist kontraintuitiv, da eine Erhöhung des
Luft-Brennstoff-Verhältnisses zu niedrigeren Temperaturen führt. Der in Abb. 19

A. Parente et al.

316

,

Zeit, s

Temperatur, K

Zeit, s

,
,
Zeit, s

,
,
,
Luft-Brennstoff-Verhältnis, n

,

Abb. 19 Experimentelle Ergebnisse des von Cano Ardila et al. [12] durchgeführten
transienten Experiments. a O 2 - und CO 2 -Profile, b NO-Verhalten, c O 2 - und NO-Profile im konventionellen Bereich und d Temperatur versus Luft-Brennstoff-Verhältnis, aus [12]

berichtete Trend wurde von den Autoren als Folge der plötzlichen Abkühlung des
Systems erklärt, die zu einer lokalen Störung des flammenlosen Regimes führen
kann. Dies ist auf Hotspots in der Flamme zurückzuführen, bei denen die NOBildung nach dem thermischen oder Zeldovich-Mechanismus gefördert wird [110].
Cano Aldila et al. [12] schlugen ebenfalls vor, dass die Erhöhung der Sauerstoffkonzentration aufgrund des höheren Luft-Brennstoff-Verhältnisses die Bildung von
NO durch den N2O-Weg fördern kann:

N2 + O + M −→ N2 O + M

(1)

N2 O + O −→ NO + NO

(2)

welcher als einer der Hauptbeiträge zur NO-Bildung unter flammenlosen
Bedingungen bekannt ist. Die Ergebnisse der experimentellen transienten
Kampagne sind in Abb. 19 zusammengefasst. Zusammenfassend lässt sich sagen,
dass die Zugabe von Wasserstoff einen erheblichen Einfluss auf die Flammenstruktur hat. Dies kann potenziell zu erhöhten NO-Emissionen führen, wenn das
Brenner-/Ofendesign nicht optimiert ist, um die erforderliche Rezirkulation auch
bei Anwesenheit von Wasserstoff zu gewährleisten. Es wurde auch beobachtet,
dass die Etablierung eines flammenlosen Regimes zu einem erheblich niedrigeren
Schadstoffniveau führen kann, ohne CO-Emissionen, da das C/H-Verhältnis auf

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

317

null sinkt. Allerdings wurde die CO2-Reduktion signifikant, wenn mehr als 75
% H2 zu konventionellem Erdgas hinzugefügt wurden, was impliziert, dass konventionelle Verbrennungstechnologien weiterentwickelt werden müssen, um einen
so hohen Wasserstoffgehalt ohne Beeinträchtigung des regulären Betriebs zu
bewältigen.

2.3 Strahlung
Es muss betont werden, dass die Verwendung von reinem Wasserstoff in Industrieöfen zu nicht leuchtenden Flammen mit schlechten Strahlungseigenschaften
führt1 [43], was zu Hochtemperaturabgasen und reduzierter Energieeffizienz führt
[43]. Dies impliziert, dass die Verwendung von Wasserstoff in Industrieöfen zwar
Kohlendioxidemissionen vermeidet, aber unweigerlich zu einem erhöhten Brennstoffverbrauch führt, was die Betriebskosten erheblich beeinflusst. Um dies auszugleichen, wurden in der Literatur Lösungen auf Basis der Eindüsung von
rußbildenden Brennstoffen (gasförmige/flüssige Kohlenwasserstoffe oder Pulverkohle) untersucht [43]. Alternative Lösungen umfassen die Eindüsung von Nanopartikeln zur Erhöhung der Flammenemissivität [91] und die Zugabe von CO2 und
Methan zur Brennstoffladung. Der erste Ansatz erfordert die Identifizierung von
Partikeln, die für die Umwelt unbedenklich sind. Kürzlich wurde der potenzielle
Einfluss von Silber-Wasser-Nanofluiden auf die Flammenstrahlung und NOx
-Emissionen erfolgreich für Erdgas [91] und Kerosinflammen [10] in einem Laborofen untersucht. Eine weitere Möglichkeit ist die Einspritzung von CO2 (idealerweise aus der Luft gewonnen oder aus industriellen Abgasströmen getrennt) in den
Brennstoffstrom. Dies scheint jedoch nur im Kontext der Oxy-Verbrennung eine
praktikable Lösung zu sein, um sicherzustellen, dass das eingedüste CO2 leicht
erfasst und im Prozess wieder eingedüst werden kann. Mischungen aus Wasserstoff und Methan können in aktuellen Öfen am Ende ihrer Lebensdauer verwendet
werden. Dies würde eine Übergangslösung zur Reduzierung der Kohlenstoffemissionen bieten, bevor eine vollständige Überholung erfolgt.

2.4 Wasserstoff in kommerziellen und industriellen
Systemen
In diesem Abschnitt werden aktuelle und potenzielle zukünftige Anwendungen
von Wasserstoff im industriellen Maßstab oder für Wohnzwecke überprüft.

1 Bei Verwendung einer vollständigen Wasserstoffladung beträgt der Emissionskoeffizient nur
0,1–0,2, während 0,5–0,7 der Mindestwert für eine leuchtende und effektiv strahlende Flamme
ist.

318

A. Parente et al.

Techno-ökonomische Aspekte von Erdgas (NG) und H2-Mischungen, von
reinem NG bis reinem H2, in einem industriellen Wärmebehandlungsöfen wurden
von Mayrhofer et al. analysiert [76]. Zwei Arten von Brennern wurden getestet:
ein offener Strahlbrenner, der im luftgestuft und im flammlosen Modus betrieben
wird, und ein Rekuperativbrenner für Strahlrohranwendungen. Die Auswirkungen
der Wasserstoffzugabe auf Emissionen und feuerungstechnische Wirkungsgrad
wurden untersucht.
Der Strahlbrenner-Prüfstand kann bis zu 1500 K betrieben werden und ermöglicht variable NG/H2-Mischungen, unterschiedliche Verbrennungsluft- und
Ofentemperaturen. Der Brenner war ein „ECOBURN FL“-Brenner mit einer
Nennleistung von 165 kW. Dieser Testfall ist repräsentativ für Blankglühlinien
für Edelstahl. Der Strahlrohrbrenner wurde bis zu 930 ◦C betrieben, was einer
typischen für Glühstufe entspricht. Der Brenner war ein „RECOTEB“-Brenner
mit einer Nennleistung von 140 kW. Es wurde festgestellt, dass für eine signifikante Reduzierung von CO2 (>50 %) der H2-Gehalt größer als 80 % vol. sein
muss. Wie bereits in Deutschland umgesetzt, könnte eine 10 %ige H2-Dopierung
in der NG-Leitung eine 10 %ige Reduzierung von CO2. Der Einfluss der H2
-Zugabe auf den feuerungstechnische Wirkungsgrad wurde auch unter Berücksichtigung der Abgasverluste bewertet, wobei ein höherer H2-Gehalt zu geringen
Abgasverlusten führt und dadurch den feuerungstechnische Wirkungsgrad erhöht.
Dies liegt daran, dass durch die H2-Zugabe die Abgasmassenstromrate schneller
abnimmt als die spezifische Wärme des Brennstoffgemisches zunimmt. Sowohl
der Strahlbrenner als auch der Strahlrohrbrenner zeigten ähnliche Verhaltensweisen. Die Experimente am Strahlrohrbrenner zeigten eine Steigerung des
thermischen Gesamtwirkungsgrad um etwa 1,2 %, wenn der Wasserstoffgehalt
auf bis zu 40 % erhöht wurde. Es wurde auch festgestellt, dass die Abgasverluste
um bis zu 7 % abnehmen, wenn reiner Wasserstoff verwendet wird, was direkte
Auswirkungen auf den thermischen Wirkungsgrad hat. Darüber hinaus wurden
zwei gut etablierte, kommerzielle Regelungssysteme für das Luft-Gas-Verhältnis
erfolgreich mit reinem Wasserstoff getestet. Für die NOx-Emissionen wurden die
erhöhten adiabatischen Flammentemperaturen aufgrund der Wasserstoffzugabe als
Hauptgrund für die erhöhten NOx-Werte betrachtet. Für den Luftstufenbrenner und
bei einer Nennleistung von 165 kW stieg NOx um etwa 6 % (von 275 auf 292 mg/
m3) im luftgestuften Brenner bei einem Wasserstoffgehalt von 30 Volumenprozent
im Vergleich zu reinem Erdgas, wie in Abb. 20 berichtet. In einem flammenlosen
Brenner wurde NOx für reines Erdgas mit 59 mg/m3 gemessen und stieg auf 90
mg/m3 bei 30 % Wasserstoff (Abb. 21).
Im Falle des Strahlrohrbrenners stieg NOx von 151 mg/m3 für reines NG auf
165 mg/m3 für 40 % vol H2 im Brenngas. Für die techno-ökonomische Bewertung
wurde ein Preis von 25,2 €/Tonne CO2 für drei Arten von Wasserstoff berücksichtigt, nämlich grau, blau und grün. Basierend auf dieser Analyse wurde
geschätzt, dass die Brenngaskosten um 1,4, 2,97 und 4,68 % für grauen, blauen
und grünen Wasserstoff im Vergleich zu Erdgas steigen. Eine typische Break-evenWirtschaftlichkeitsanalyse eines CO2-Zertifikats für eine Stahlglühlinie steigt von
25,2 €/Tonne CO2 für Erdgas auf 627,7 €/Tonne CO2 für grünen Wasserstoff.

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

319

Brennerleistung [kW]

Abb. 20 NO x -Emissionen aus der luftgestuften Verbrennung aus dem Ofen von Mayrhofer et al.
[76]. Adaptiert von [76]

Brennerleistung [kW]

Abb. 21 NO x -Emissionen bei flammenloser Verbrennung aus dem Ofen von Myrhofer et al.
[76]. Adaptiert von [76]

Zhao et al. [113] untersuchten die Wirkung der Wasserstoffzugabe zu Pipeline-Erdgas auf Temperatur, Emissionen und Brennerstabilität in einem zentralen
Luftheizungsofen für Wohngebäuden. Die Brenner für den Ofen waren selbstansaugende Brenner, wie in Abb. 22a gezeigt. Die Heizlast im Ofen konnte
zwischen 15,4 und 22 kW variieren. Bei wasserstoffverdünnten Gemischen ist
der Flammenrückschlag aufgrund der hohen Reaktivität von Wasserstoff ein
Hauptproblem. Es wurde beobachtet, dass die Wasserstoffzugabe die Zündzeit
nicht wesentlich verändert; jedoch trat Flammenrückschlag bei einer Wasserstoffzugabe von 20 % auf. Darüber hinaus, wenn der Brenner zuerst mit reinem Erdgas
gezündet wurde, gefolgt von der Zugabe von H2, wurde die Grenze für Flammenrückschlag auf 45 % H2 erweitert. Daher könnte eine erfolgreiche Zündung mit
NG, gefolgt von der Zugabe von H2, helfen, eine stabile Verbrennung bei höheren
H2-Konzentrationen zu erreichen. Bei solch hohen H2-Konzentrationen stabilisiert
sich die Flamme in der Nähe des Brenneraustritts und breitet sich dann weiter
stromaufwärts aus, was den Rückschlag verursacht. Eine konsistentere Zündleistung wurde durch die Zugabe von H2 erreicht, da sich die Zündzeit nicht

A. Parente et al.

320
Abb. 22 Experimenteller
Aufbau und experimentelle
Ergebnisse aus [113]
Brennöffnungen

Zünder
Sekundärluft
Brennstoffdüse

Primärluft

Brennstoffverteiler

wesentlich ändert. Es wurde berichtet, dass die Emissionen durch die Wasserstoffzugabe nicht signifikant beeinflusst wurden. Wie in Abb. 22b gezeigt, reduziert
sich NO x von 101 auf 97 ppm, und CO verringert sich von 18 auf 15 ppm, wenn
der H2-Gehalt von 0 auf 40 % steigt. Unverbrannte Kohlenwasserstoffe blieben auf
einem konstanten Niveau von etwa 5 ppm [113].
Gołdasz et al. [40] präsentierten techno-ökonomische und ökologische Analysen eines Ofens für die Produktion großer Schmiedestücke in der Eisen- und
Stahlindustrie. Die Heizrate des Ofens beträgt 230 ◦C/h mit einer maximalen Heiztemperatur von 1250 ◦C. Insgesamt wurden vier verschiedene Konfigurationen
untersucht, nämlich (i) Baseline (ohne Modernisierung-G0), bei der keine
Änderungen am Rekuperator und den feuerfesten Auskleidungen vorgenommen
wurden, (ii) Basic (niedrigere Kosten-G1), bei der die Feuerungsanlage ersetzt und
der Rekuperator gereinigt wurde, (iii) Extended (vollständige Modernisierung-G2),
bei der neben der Feuerungsanlage auch andere Komponenten wie Rekuperator und
Abgasabsaugung ersetzt wurden, und schließlich (iv) Wasserstoffvariante (H30 und
H100), bei der Wasserstoff in der vollständig modernisierten Konfiguration dem
Erdgas beigemischt wurde. Im G0-Fall hat der Ofen 24 Brenner mit einer Leistung
von jeweils 250 kW und sein Wirkungsgrad betrug 18,8 %. Darüber hinaus lagen
die Wirkungsgrade in G1 und G2 bei 31 % bzw. 50–55 %. Es wurde festgestellt,
dass ein Wasserstoffgehalt von 30 % (H30) im Brennstoffgemisch die machbarste

CO2 Emissionen [MgCO2 /Jahr]

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

321

Anzahl der Zyklen, -/rok

Abb. 23 CO 2 -Jahresemissionen für die verschiedenen Wasserstoffvarianten, geschätzt von [40],
reine H 2 -Emissionen sind null. Adaptiert von [40]

En. Inhalt

Sicherer Betrieb

Unsichere Operationen

Energiegehalt [MJ/m3]

Lösung ist. Zudem wurde der Betrieb mit 100 % H2 (H100) als herausfordernd und
weniger rentabel eingestuft. Für die CO2-Emissionen (Abb. 23) wurde CO2 von
2273 Mg CO2/Jahr im Baseline-Erdgasfall auf 598 Mg CO2/Jahr gesenkt, wenn 30
% H2 hinzugefügt wurden [113].
Andere interessante Arbeiten konzentrierten sich auf die Zugabe von Wasserstoff zu Erdgasleitungen für Wohn- und/oder kommerzielle Anwendungen.
Choudury et al. [19] untersuchten beispielsweise die Auswirkungen der Zugabe
von Wasserstoff zu Erdgas auf die Betriebsfähigkeit sowohl von Niedrig-NOx als
auch von herkömmlichen Brennern für Warmwasserboiler. Es wurde berichtet,
dass ein maximaler Grenzwert von 10 % H2 nach Volumen die Schwelle zwischen
sicherer und „unsicherer“ Betriebsfähigkeit darstellt. Die Autoren bezeichneten
„Betriebsfähigkeit“ als einen generischen Zustand, in dem keine Probleme wie
Rückschlag, Abblasen oder verzögerte Zündung auftraten. Insbesondere bei einer
Zugabe von 10 % H2 wurden Verbrennungsinstabilitäten während des Wiederentzündens des Brenners beobachtet (Rückschlag/Zündverzögerung), obwohl die
NO-Emissionen selbst bei höherem H2-Gehalt im Brennstoff unverändert blieben,
wie in Abb. 24 berichtet.

Abb. 24 Emissionen für herkömmliche Brenner zur Wassererwärmung und sichere Betriebsgrenzen, berichtet von Choudury et al. [19]. Adaptiert von [19]

322

A. Parente et al.

Derzeit sind nur wenige kommerzielle und/oder industrielle Anwendungen verfügbar. Es ist klar, dass hohe Konzentrationen von H2 in Brenngasen erforderlich
sind, um eine erhebliche Reduktion der CO2-Emissionen zu erreichen. Es müssen
jedoch noch mehrere technologische und wirtschaftliche Herausforderungen
bewältigt werden, um diese Option für stationäre Verbrennungssysteme realisierbar zu machen.

3 Numerische Modellierung in stationären
Verbrennungssystemen
Die numerische Modellierung spielt eine entscheidende Rolle bei der Entwicklung
neuer Verbrennungstechnologien, die in der Lage sind, Wasserstoff und wasserstoffangereicherte Brennstoffe zu handhaben. Aus einer allgemeinen Perspektive
betrachtet, ist die Entwicklung numerischer Modelle, die das Verhalten turbulenter
reaktiver Strömungen vorhersagen können, ein äußerst weites und komplexes
Thema, das in den letzten Jahrzehnten Gegenstand umfangreicher Forschung
war [89]. In jüngerer Zeit hat die Verbrennungsgemeinschaft begonnen, das Verständnis der Verbrennungseigenschaften wasserstoffangereicherter Brennstoffe,
insbesondere in fortgeschrittlichen Verfahren wie flammenloser oder MILD-Verbrennung, voranzutreiben. Es wurden große Fortschritte bei der Formulierung
numerischer Modelle erzielt, die in der Lage sind, mit den starken Wechselwirkungen zwischen Turbulenz und Chemie umzugehen, die für das MILD-Regime
charakteristisch sind [13, 64]. Eine Klassifizierung verschiedener Modellierungsansätze in einem allgemeinen Rahmen wurde durch die Arbeit von Pope [90]
bereitgestellt, der auch die Hauptherausforderungen für numerische Modelle
ansprach, um mit vielen verschiedenen Skalen und chemischen Spezies umzugehen. In diesem Zusammenhang haben die mit CFD-Simulationen verbundenen
Rechenkosten, die viele reaktive Spezies umfassen, die Verwendung eher niedrigauflösender Ansätze wie Reynolds-Averaged Navier-Stokes (RANS)-Simulationen
gefördert, die nach wie vor das Arbeitspferd für industrielle Anwendungen sind.
Mit zunehmender Rechenleistung wurden höher auflösende Werkzeuge wie
Large Eddy Simulations (LES) machbar, obwohl die Größe des Problems, das in
Systemen im vollen Maßstab auftritt, immer noch ein begrenzender Faktor dafür zu
sein scheint, dass LES zur üblichen Praxis wird.
Im Zusammenhang mit Wasserstoff werden weitere neue Herausforderungen
eingeführt, da die unterschiedlichen Strahlungseigenschaften und differentiellen
Diffusionseffekte wahrscheinlich die größten Auswirkungen auf stationäre Verbrennungssysteme haben.
Dieser Abschnitt bietet einen Überblick über den aktuellen Stand der Technik
der Modellierung der Verbrennung wasserstoffangereicherter Brennstoffe, mit
besonderem Fokus auf stationäre Verbrennungssysteme, von Laborbrennern bis
hin zu Industrieöfen.

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

323

3.1 Laborbrenner
Vorhersagen der Flammenstruktur und Emissionen werden stark von der Wahl des
detaillierten kinetischen Mechanismus beeinflusst. Darüber hinaus ist es bei MILDVerbrennung allgemein anerkannt, dass sich Mischungs- (τM) und chemische (τC)
Zeitskalen überlappen, da die Damköhler-Zahl, definiert als τM /τC, sich der Eins
nähert [1, 39, 49, 64]. Daher ist die Entwicklung von Modellen, die in der Lage
sind, detaillierte Kinetik und Effekte der endlichen Reaktionsrate zu berücksichtigen, entscheidend, um MILD-Bedingungen besser zu beschreiben [64].
In diesem Abschnitt werden die wichtigsten numerischen Konzepte, die auf
die Wasserstoffverbrennung angewendet werden, überprüft, mit besonderem
Fokus auf einige Laborbrenner im Labormaßstab, die zu Benchmark-Fällen für
die Modellierungsgemeinschaft geworden sind, da hochpräzise Daten verfügbar wurden [11, 25]. Die von Pope [90] bereitgestellte Klassifikation der Modelle
wird befolgt, aber besonderer Fokus wird auf reaktorbasierten Modellen gelegt,
da sie vielversprechende Ergebnisse und gute Vielseitigkeit bei der Vorhersage
verschiedener Brennstoffmischungen und Verbrennungsregime zeigten. Andere
Ansätze werden ebenfalls beschrieben, wie z. B. flammenähnliche und PDF-ähnliche Modelle, mit besonderem Fokus auf deren Modifikationen, um die unterschiedlichen Eigenschaften der Wasserstoffverbrennung zu berücksichtigen.
3.1.1 Reaktorbasierten Modelle
Reaktormodelle basieren auf der Annahme, dass jede Rechenzelle in eine
reaktive Struktur und eine nicht reaktive Zone unterteilt ist. Die reaktive Struktur
wird daher als Perfectly Stirred Reactor (PSR) oder Plug Flow Reactor (PFR)
modelliert, in dem die detaillierte Chemie gelöst wird. Das Eddy Dissipation
Concept (EDC)-Modell, das erstmals von Magnussen [71] eingeführt wurde,
modelliert das mittlere chemische Quellterm ω̇s als:

ω̇s = −



ργM χ
s − Y ∗
Y
s
N
− γ χ)

τ ∗ (1

(3)

wobei γ der Massenanteil der reaktiven Strukturen und τ ∗ die Verweilzeit ist. Hier
wird der Superskript  verwendet, um Favre-gemittelte Größen anzuzeigen:

 = ρΦ
Φ
ρ

(4)

Wobei Φ eine generische Größe ist, die in ihre mittleren und schwankenden
s und Y ∗ den
′′ = 0. Y
 + Φ ′′ mit Φ
Komponenten zerlegt werden kann Φ = Φ
s
mittleren Massenanteil der Spezies s in der Rechenzelle und den Massenanteil
von s in den feinen Strukturen darstellen.ρ ist die mittlere Dichte des Gemisches,

A. Parente et al.

324

während χ der reaktive Anteil des reaktiven Teils ist, der normalerweise auf 1
gesetzt wird. M und N sind konstante Exponenten (und keine Hochzahlen) und
gleich 2 bzw. 3. Die wichtige Annahme des Modells ist, dass γ und τ ∗ mit den
Eigenschaften der Strömung wie folgt verknüpft sind:

γ = Cγ

1/4

(5)

 1/2
ν
ǫ

(6)



τ ∗ = Cτ

νǫ
k2

Wo Cγ und Cτ die Modellkonstanten sind, die gleich 2.1377 und 0.4083 [41] sind,
während ν die Viskosität ist und ǫ die turbulente Dissipationsrate ist. Im Partially
Stirred Reactor (PaSR) wird der Abschluss in ähnlicher Weise formuliert:

ω̇s = κ



s
ρ Ys∗ − Y
τ∗

(7)

Wo κ der reaktive Anteil der Zelle ist und wie folgt berechnet wird:

κ=

τC
τC + τmix

(8)

wo τC und τmix die chemischen und mischenden charakteristischen Zeitskalen sind
[17]. Effekte der endlichen Reaktionsrate werden dann wie folgt einbezogen:


1
ω̇s∗
= ∗ Ys∗ − Y0
∗
ρ
τ

(9)

Wo ωs∗ undρ ∗ sind die Bildungsrate der Spezies s und die Dichte des Gemisches
im reaktiven Teil, beziehungsweise, und Y0 der Massenanteil in der umgebenden
Fluid.
Die Bedeutung der Annahme einer geeigneten Kombination aus detaillierter
Chemie und Turbulenz-Chemie-Interaktionsmodell im Kontext von H2/CH4
-Gemischen wurde von Parente et al. [81] in ihrer Studie eines Strahlrohrbrenners mit Abgasrückführung hervorgehoben. Wie in ihrer Arbeit berichtet
(Abb. 25), beeinflusst die Wahl des Verbrennungsmodells und des kinetischen
Schemas die Ergebnisse stark, wie wir aus Abb. 25 sehen können, wo das
Temperaturfeld viele Unterschiede in den verschiedenen Fällen zeigt. Dies hat
direkte Auswirkungen auf NOx-Vorhersagen, wie in Abb. 26 gezeigt. Es wurde
beobachtet, dass eine Kombination aus EDC und detaillierter Chemie erforderlich ist, um zuverlässige Ergebnisse zu erzielen, was bedeutet, dass vereinfachte
Modelle (wie ED/FR), die auf der Annahme einer unendlich schnellen Chemie
basieren, für MILD-Bedingungen nicht geeignet sind.
Das EDC-Modell wurde an Laborbrennern im Maßstab getestet, hauptsächlich Jet-In-Hot-Coflow (JHC)-Konfigurationen, die MILD-Bedingungen durch

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

325
stufig
stufig
,

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,

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,
,

,

Abb. 26 NO vorhergesagt
versus NO gemessen von
Parente et al. [81]. Adaptiert
von [81]

Vorausgesagtes NO [ppm]

Abb. 25 Temperaturkonturen im Brenner, untersucht von Parente et al. [81], vorhergesagt durch
a ED-FR mit globaler Kinetik, b EDC mit globaler Kinetik, c EDC mit DRM-19 und d EDC
mit GRI-3.0. Darüber hinaus werden verschiedene radiale Profile an verschiedenen axialen
Positionen berichtet: ex = 0,15 m, fx = 0,25 m und gx = 0,35 m, vorhergesagt mit verschiedenen
Verbrennungsmodellen und kinetischen Schemata

2Stufen
2Stufen
.

Gemessenes NO [ppm]

einen erhitzten und verdünnten Coflow mit niedrigem O2-Gehalt nachahmen.
Eine umfassende Überprüfung der Anwendung reaktorbasierten Modelle auf JHC
wurde von Li und Parente [68] durchgeführt. Mängel des Standard-EDC wurden
am Delft JHC von De et al. [26] sowie am Adelaide JHC von Aminian et al. [1]

A. Parente et al.

326

berichtet, die eine Unterschätzung des Flammenabhebens und eine Überschätzung
der Temperatur in mäßiger Entfernung vom Brennereinlass beobachteten. Mehrere
Modifikationen der EDC-Konstanten wurden in der Literatur vorgeschlagen [1,
26, 74, 95], um die Überschätzung der Temperatur unter MILD-Bedingungen zu
mildern. Parente et al. [82] schlugen vor, die EDC-Konstanten lokal als Funktion
der turbulenten Reynolds- und Damköhler-Zahlen auszudrücken. Das modifizierte EDC wurde am Adelaide JHC getestet, das mit einem H2/CH4-Gemisch im
gleichen molaren Verhältnis betrieben wird, und Temperaturvorhersagen sind in
Abb. 27 berichtet.
Der letzte Ansatz wurde von Evans et al. [30] weiter ausgebaut, indem
detaillierte Kinetiken in die Bewertung der chemischen Zeitskala τC einbezogen
wurden, so dass τC = max[Yi /(|ωi |/ρ)], wobei ωi die Reaktionsraten von CH4,
CO2, H2, O2 und CO sind, die die langsamsten Hauptspezies sind und daher die
feinstrukturellen Zeitskalen dominieren [49]. Diese Modifikation zeigte bessere
Vorhersagen im Vergleich zu [82], insbesondere hinsichtlich der OH-Spitzen und
des radialen Profils von CO in der Nähe des Brenners. Eine weitere Erweiterung
des EDC-Modells für MILD-Verbrennung wurde von Lewandowski und Ertesvåg
[62] vorgeschlagen, die eine Modifikation des reaktiven Anteils der Feinstruktur
χ einführten. Infolgedessen wurden die Vorhersagen auf der Delft JHC verbessert.

Exp
Standard
Bereinigt-1
Bereinigt-2

Mittelachse

Axiale Richtung [mm]

Abb. 27 Temperaturvorhersagen für den AJHC-Brenner an der Flamme HM1 (3 % O 2 im
Coflow, Re = 10000), mit dem Standard-EDC, dem von Parente et al. [82] modifizierten
(Adjusted-1) und dem von Li et al. [66]. Adaptiert von Li et al. [66]

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

327

Weitere Erweiterungen des Modells wurden von Lewandowski et al. [63, 64] vorgeschlagen, die lokal modifizierte EDC-Konstanten entsprechend der turbulenten
Reynolds-Zahl und der Damköhler-Zahl (Da) einführten, um niedrige Da- und
niedrige Reynolds-Bedingungen (Re) zu berücksichtigen. Die Schließung mit dem
imperfekten Rührkesselreaktoren wurde erstmals von Li et al. [66] an der Adelaide
JHC getestet und es wurden überlegene Vorhersagen im Vergleich zum StandardEDC beobachtet. In diesem Modell werden zwei Konstanten verwendet, um den
Zellreaktionsanteil zu schätzen (Gleichung 8), und ihre Formulierung kann einen
erheblichen Einfluss auf die Vorhersagen haben. In den Arbeiten von Li et al. [67]
und Ferrarotti et al. [33] wurden verschiedene Formulierungen für die Modelle
der Mischungszeitskala bewertet. In der statischen Formulierung wird τmix als das
Produkt einer Konstante (Cmix) und der Integrationszeitmaßstab (ǫk ) definiert:

τmix = Cmix

k
ǫ

(10)

Im fraktalen Ansatz hingegen:

τmix =



Cµ
Ret

 1−α
2

k
ǫ

(11)

Wo Cµ und α Modellkonstanten sind und Re t die turbulente Reynolds-Zahl ist.
Eine lokale Formulierung für die τmix wurde ebenfalls vorgeschlagen, als das Verhältnis zwischen der Varianz eines transportierten Skalars (φ ′′) und seiner Dissipationsrate ǫφ:

τmix = τφ =

′′2
φ
ǫφ

(12)

Unter den vorherigen Formulierungen des Zeitskala zeigte die letztere überlegene
Leistungen für die Adelaide JHC, wie in Abb. 28 berichtet.
LES-Simulationen des Adelaide JHC wurden von Li et al. [65] durchgeführt
und mehrere Verbrennungs-Schließungsmodelle wurden verglichen. Das EinGleichungs-Wirbelviskositätsmodell wurde für die Turbulenz verwendet. Die
konventionelle PaSR-Schließung für Turbulenz-Chemie-Interaktionen wurde mit
einem Quasi-Laminar-Finite-Rate (QLFR) und einem Laminar-Finite-Rate (LFR)
Schließung verglichen. Im QLFR wurde der Wert von κ (siehe Gleichung 8) auf
Eins gesetzt, während im LFR die Turbulenzeffekte nicht direkt berücksichtigt
werden, da der mittlere Reaktionsquellenterm einfach unter Berücksichtigung
der Arrhenius-Koeffizienten bewertet wird. Die Ergebnisse zeigten verbesserte
Resultate im Vergleich zu RANS-Simulationen, wie wir aus Abb. 29 sehen können.
Die Autoren hoben die Bedeutung der Auswahl eines ausreichend detaillierten
kinetischen Schemas hervor (der KEE-Mechanismus [8] wurde in ihrer Studie verwendet), da globale kinetische Mechanismen signifikante Abweichungen in den
Vorhersagen von Haupt- und Nebenspezies zeigten.

328

A. Parente et al.

Mittellinie

Axiale Richtung [mm]

Abb. 28 Mittlere Temperaturprofile der AJHC an verschiedenen axialen Positionen, die von Li
et al. [67] unter Verwendung statischer und dynamischer Abschätzungen der Mischungszeitskala
erhalten wurden. Aus [67]

Insgesamt erscheinen reaktorbasierten Modelle eine attraktive Lösung im
Kontext der Modellierung von Wasserstoffmischungen, insbesondere unter MILDBedingungen, da sie die Effekte der endlichen Reaktionskinetik berücksichtigen
können und detaillierte Chemie verwendet werden kann. Andererseits kann die
hohe Anzahl der zu transportierenden chemischen Spezies einen signifikanten Einfluss auf die CPU-Nutzung haben, da bekannt ist, dass die Rechenzeit exponentiell
mit der Anzahl der Spezies wächst [70].
3.1.2 Flamelet-Modelle
In Flamelet-Modellen wird nur eine begrenzte Anzahl von Strömungsvariablen
transportiert, sowie wenige skalare Erhaltungsgrößen und deren höhere Momente
(hauptsächlich Mischungsbruch f, deren Varianz f ′′2 und die Dissipationsrate χ).
Temperatur und Zusammensetzung werden zu einer Funktion dieser Skalare, und
deren momentaner Wert T (f , χ), Yk (f , χ) kann aus vorab berechneten Bibliotheken
(z. B. laminare Flammenberechnungen) abgerufen werden. Die gemittelten Werte
T und Yi können ausgedrückt werden als:

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

329

Mittelachse

Axiale Richtung [mm]
Abb. 29 LES-Simulationsergebnisse, die von Li et al. [65] am Adelaide JHC erhalten wurden.
Vergleich des Temperaturprofils, das mit verschiedenen Schließungsformulierungen für den
mittleren reaktiven Quellenterm in Vergleich mit experimentellen Daten, aus [65]

k =
ρ̄ Y
k =
ρ̄ T

ˆ+∞ˆ1
0

(13)

ρT (f , χ)p(f , χ)dfdχ

(14)

0

ˆ+∞ˆ1
0

ρYk (f , χ)p(f , χ)dfdχ

0

Wo p(f , χ) die gemeinsame PDF des Mischungsbruchs und der Dissipationsrate
ist, die oft mit der statistischen Unabhängigkeitshypothese vereinfacht wird, als
p(f , χ) = p(f )p(χ). Daher muss eine Wahrscheinlichkeitsdichtefunktion für die
Skalare bestimmt werden, welche üblicherweise angenommen wird.
Christo und Dally [21] wandten das f/PDF-Modell an, wobei f sich auf den
Mischungsbruch gemäß der Bilger-Formel [8] bezieht, und das Flamelet-Modell
am Adelaide JHC-Brenner. Beide Modelle zeigten große Mängel bei der Vorhersage der Verteilung der Hauptspezies. In ihrer Arbeit wurde auch der Effekt der
differentiellen Diffusion hervorgehoben, da die Hypothese der einheitlichenLewisZahl für Wasserstoff möglicherweise nicht genau ist.
Ein transientes Flamelet-Modell wurde von Pitsch et al. [88] vorgeschlagen,
um transiente Effekte zu berücksichtigen. Es wurde auf eine stationäre,

330

A. Parente et al.

Abb. 30 Numerische Vorhersagen der mittleren Temperatur und OH, die von Pitsch auf a axialen
und b radialen Profilen erhalten wurden, wobei die instationär (durchgezogen) und die stationär
(gestrichelt) Flamelet-Modelle verglichen werden. Adaptiert aus [88]

turbulente, stickstoffverdünnte Wasserstoff-Luft-Diffusionsflamme (genannt
H3-Flamme) angewendet. Das Modell zeigte eine vernünftige Übereinstimmung
mit experimentellen Daten, wie in Abb. 30 berichtet. Es wurde jedoch eine leichte
Abweichung in den Vorhersagen langsamer Spezies, nämlich NO, festgestellt.
In nachfolgenden Arbeiten wiesen Pitsch et al. [87] auf die Bedeutung
instationärer Effekte und differentieller Diffusion (nicht-einheitliche Lewis-Zahl)
bei einer stationären, turbulenten CH4–H2–N2-Luft-Diffusionsflamme hin. Das
Modell zeigte eine gute Übereinstimmung mit experimentellen Daten. Der Autor
wies auf eine interessante Diskussion über den beherrschenden Mechanismus der
differentiellen Diffusion hin, wie sie in den experimentellen Daten beobachtet
wurde. Es wurde festgestellt, dass die differentielle Diffusion aus der Existenz
einer laminaren Region nahe dem Brennereinlass resultierte, wo die unterschiedliche Diffusivität der Spezies eine bedeutende Rolle bei der Steuerung der Mischprozesse spielt.
Stationäre und instationäre Flamelet-Modelle wurden von Chitgarha und
Mardani [16] an der Adelaide JHC bewertet. In ihrer Arbeit wurde die von Pitsch
[88] vorgeschlagene Modellformulierung mit einheitlicher und nicht-einheitlicher
Lewis-Zahl verwendet. Eine instationäre Flamelet-Formulierung, die von Barth
et al. [6] vorgeschlagen wurde, wurde ebenfalls verwendet. Sie zeigten den Vergleich dieser Modelle mit dem EDC. Bessere Vorhersagen wurden mit letzterem
beobachtet, wie in Abb. 31 berichtet.
Flamelet-ähnliche Modelle sind besonders attraktiv in Large Eddy Simulations
(LES), da sie angemessene Rechenkosten ermöglichen. Ihme et al. [45, 46]
schlugen einen Flamelet/Progress Variable (FPV)-Ansatz mit einem zusätzlichen
skalare Erhaltungsgröße vor, um die Aufspaltung des Oxidationsmittels in der
Adelaide JHC-Konfiguration zu berücksichtigen. Ein vermuteter PDF-Abschluss
wurde für Turbulenz/Chemie-Interaktionen verwendet, und die Ergebnisse wurden
mit verschiedenen Verbrennungsmodellen verglichen. Der Effekt der Randbedingungen der Skalare wurde ebenfalls bewertet. Die Ergebnisse sind in Abb. 32

,

,

,
,
,

,

,

CO-Massenanteil

HM1
SLFM chi 0,01
SLFM chi 0,1
SLFM chi 0,3
SLFM Mehrfach
EDC-Modell [17]

,

,

,

OH-Massenanteil

,

,

Temperatur [K]

,
,
,

HM1
SLFM chi 0,01
SLFM chi 0.l
SLFM chi 0,3
SLFM Mehrfachflamme
EDC-Modell [17]

,

,

,

CO-Massenanteil

,

,

,

HM1
SLFM chi 0,01
SLFM chi 0,1
SLFM chi 0,3
SLFM Mehrfach
EDC-Modell [17]

,

,

OH-Massenanteil

Temperatur [K]

,

,

,

HM1
SLFM chi 0,01
SLFM chi 0.l
SLFM chi 0,3
SLFM Mehrfachflamme
EDC-Modell [17]

331

,

CO2 & H2O Massenanteil

,

CO2 & H2O Massenanteil

,

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

Abb. 31 Vorhersagen von Chitgarha und Mardani [16] an der HM1-Flamme an der AJHC.
Temperatur-, CO 2 - und H2 O-Vorhersagen entlang des radialen Profils bei a z = 30 mm und c z =
60 mm sowie CO- und OH-Vorhersagen bei b z = 30 mm und d z = 60 mm unter Verwendung
unterschiedlicher Formulierungen der skalaren Dissipationsrate im Vergleich zu EDC

dargestellt. Die Übereinstimmung mit experimentellen Daten ist im Vergleich zu
RANS-Simulationen verbessert.
Dieser Ansatz wurde anschließend auf die HM1- und HM2-Fälle des Adelaide
JHC angewendet, wobei bemerkenswerte Vorhersagen zu experimentellen Daten
für Temperatur und Spezies gezeigt wurden, wie in Abb. 33 dargestellt.
LES-Simulationen mit Flamelet-Modellen konnten gute Vorhersagen für den
Adelaide JHC liefern, während klassische Flamelet-Formulierungen im RANSKontext große Einschränkungen zeigten. Andererseits ist die geeignete Formulierung
von Fortschrittsvariablen sowie das Setzen korrekter Randbedingungen ein grundlegender Schritt, um zuverlässige Ergebnisse in LES-Simulationen zu erzielen,
und dieses Verfahren kann ziemlich herausfordernd sein. Darüber hinaus, wenn

A. Parente et al.

332
,

,

,

,
,
,
,
,
,

Fall 1
Fall 2
Fall 3
Fall 4

Abb. 32 Ergebnisse von Ihme et al. [45] an der HM3-Flamme der AJHC. Fall 1: Zwei-Ströme
FPV mit nominalen BCs, Fall 2: Drei-Ströme FPV mit nominalen BCs, Fall 3: Drei-Ströme FPV
mit experimentellem Mittelwert und Fall 4: Drei-Ströme FPV mit turbulenten BCs

wir ­Vorhersagen von gemittelten Größen aus LES-Flamelet mit PaSR in RANS
vergleichen (siehe Abschn. 3.1.1), können keine wesentlichen Unterschiede in
Temperatur und Hauptspezies am Adelaide JHC beobachtet werden. LES hat den
Vorteil, mehr Details über die Flammenstruktur und -dynamik zu liefern. Vergleicht
man PaSR und Flamelet-Modelle in LES, können wir aus Abschn. 3.1.1 sehen,
dass die PaSR-Formulierung [65] bessere Vorhersagen im Vergleich zu Fortschrittsvariablenansätzen [46] lieferte, insbesondere bei der Vorhersage von Nebenspezies.
Andererseits kann die hohe Anzahl von Spezies, die in LES-Simulationen mit PaSR
transportiert werden müssen, ein Hindernis aus rechnerischer Sicht darstellen. Daher
sind LES-Flamelet-Modelle, die Verdünnung berücksichtigen, ein guter Kompromiss
zwischen Genauigkeit und Rechenaufwand, aber reaktorbasierte Modelle können
potenziell verbesserte Ergebnisse liefern.

3.2 Conditional Moment Closure Modelle
In CMC-Modellen wird der bedingte Mittelwert der Massenanteile der
chemischen Spezies transportiert, wobei der bedingte Mittelwert definiert ist als:

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme
,

333
,

,

,
,
,

,
,
,

,
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,

Abb. 33 Ergebnisse, die von Ihme et al. [46] an den HM1-, HM2- und HM3-Flammen erzielt
wurden

Qi (η, x, t) = �Yi (x, t)|ξ(x, t) = η�

(15)

wobei x, t Raum- und Zeitorte sind, Yi ist der Massenanteil der Spezies i, ξ ist der
Bilger’sche Mischungsbruch und η ist dieselbe Variable im Abtastbereich. Der
bedingte reaktive Quellterm, da CMC Schwankungen von Skalaren unterdrückt,
kann dargestellt werden als:

�ωi (ρ, Y, T )|η)� = ωi (ρη , Q, QT )

(16)

wobei ρη und QT die bedingten Mittelwerte von Dichte und Temperatur sind.
Unbedingte, Favre-Mittelwerte werden aus bedingten Werten und einer
 , abgeleitet. Eine ausführangenommenen PDF für den Mischungsbruch, P(η)
lichere Beschreibung dieses Ansatzes findet sich hier [57].

A. Parente et al.

334

,

,

,

Mischungsbruch

,

,

CO-Massenanteil

T [K]

OH-Massenanteil

,

,

,

,

Mischungsbruch

,
,
,
,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

Mischungsbruch

T [K]

OH-Massenanteil

CO-Massenanteil

,

,

,

,

Mischungsbruch

,

,

,

,

,

Mischungsbruch

,

,
,
,
,
,

Mischungsbruch

Abb. 34 Bedingte Mitteltemperatur und Massenanteile von OH und CO (Quadrate, HM1Messung; Dreiecke, HM2-Messung; Kreise, HM3-Messung; durchgezogene Linie, HM1-Vorhersage; und gestrichelte Linie, HM2-Vorhersage; gestrichelte gepunktete Linie, HM3-Vorhersage)
von Kim et al. [56]

In der Arbeit von Kim et al. [56] wurde ein CMC-Modell auf die Adelaide
JHC HM1-, HM2- und HM3-Flammen angewendet, wobei die Wechselwirkungen
zwischen Luft und heißer Mantelströmung sowie zwischen Brennstoff und
Mantelströmung durch unterschiedliche Formen der PDF für den Mischungsbruch
getrennt dargestellt werden. Ein Vergleich mit experimentellen Daten ist in Abb.
34 dargestellt, und es wurde eine gute Übereinstimmung für Temperatur, OH und
CO erzielt. In derselben Arbeit wurde das Modell auch zur Vorhersage der NOBildung verwendet, wobei gute Ergebnisse erzielt wurden, wie in Abb. 35 gezeigt.

3.3 Transportierte PDF-Modelle
In transportierten Wahrscheinlichkeitsdichtefunktion (TPDF)-Modellen wird eine
gemeinsame Zusammensetzungs-PDF-Transportgleichung gelöst, anstatt jede Spezies
einzeln zu transportieren. Die Zusammensetzungs-PDF-Transportgleichung wird aus
den Navier-Stokes-Gleichungen abgeleitet und kann wie folgt geschrieben werden:

∂
∂
∂
(ρPφ )+ (ρui Pφ ) +
(ρSk Pφ ) =
∂t
∂xi
∂ψ

 k


∂
∂
1 ∂Ji,k
′′
−
ρ�ui |ψ� +
ρ�
|ψk �Pφ
∂xi
∂ψk
ρ ∂xi

,
,
,
Mischungsbruch

,

,

NO-Massenanteil

335

NO-Massenanteil

NO-Massenanteil

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

,

,
,
,
Mischungsbruch

,

,

,
,
,
Mischungsbruch

,

Abb. 35 Bedingter mittlerer NO-Massenanteil von Kim et al. [56]

In dieser Gleichung stellt Pφ die kumulative Wahrscheinlichkeitsdichtefunktion
der joint-Zusammensetzung dar, φ stellt den Zusammensetzungsvektor dar,
während ψ die Zusammensetzung im Abtastbereich darstellt und ui und ui′′ die
Geschwindigkeit entlang der i-ten Richtung und deren Schwankung darstellen.
Die Terme in �|� zeigen bedingte Erwartungen an und erfordern eine Schließung.
Andererseits erscheint dieser Ansatz in RANS-Simulationen besonders attraktiv,
da bei TPDF-Ansätzen der chemische Quellterm (Sk) in geschlossener Form
erscheint und keine Schließung erfordert. Allerdings sind die beiden Terme auf
der rechten Seite der Gleichung ungeschlossen und erfordern eine Modellierung.
Der erste Term ist der turbulente Skalartransport und wird üblicherweise mit einer
Gradienten-Diffusionsannahme gelöst:

−





∂ ρµt ∂P
∂
ρ�ui′′ |ψ� =
∂xi
∂xi Sct ∂xi

(17)

wobei µt und Sct die turbulente Viskosität und die turbulente Schmidt-Zahl darstellen. Im Mikromischungsterm erfordert die bedingte Erwartung der diffusen
Flüsse (Ji,k) besondere Aufmerksamkeit, da sie ein Mikromischungsmodell
erfordert, das einen starken Einfluss auf die TPDF-Leistungen haben kann. Christo
und Dally [20] wandten das Zusammensetzungs-PDF-Transportmodell auf das
Adelaide JHC an und wiesen darauf hin, dass unter verschiedenen Mischungsmodellen der Euklidische Minimal-Spannbaum [98] das einzige war, das vernünftige Ergebnisse liefern konnte. Simulationen der HM1- und HM2-Flammen
wurden unter Verwendung eines Eulerischen Monte-Carlo-Ansatzes zur Lösung
der TPDF-Gleichungen durchgeführt, und es wurden detaillierte Kinetiken verwendet. Das Modell zeigte bessere Leistungen im Vergleich zum EDC-Modell.
Die Autoren behaupteten jedoch, dass die Modifikation der Mischungsmodellkonstante Cφ [98] von ihrem Standardwert von 2–5 angemessen war, um eine
stabile Lösung für den Adelaide JHC HM1-Fall (3 % O2) zu erhalten. Darüber
hinaus stiegen die Rechenkosten im Vergleich zu Ansätzen mit endlicher Rate
drastisch an.

A. Parente et al.

336

Um die Rechenkosten zu verringern, wurde von Tang et al. [102] eine MultiEnvironment PDF (MEPDF)-Methode mit der Direct Quadrature Method Of
Moments (DQMOM) [36] vorgeschlagen. In dieser Formulierung kann die jointPDF für Ns Skalare durch das Produkt mehrerer Delta-Funktionen im thermochemischen Raum ersetzt werden, in der Form von:

Pφ (ψ; x, t) =

Ne

n=1

pn (x, t)

Ns


δ[ψα − �φα �n (x, t)]

(18)

α=1

wobei pn das Massengewicht der Umgebung n ist, und φα n die αte Komponente
des gemittelten Zusammensetzungsvektors der Umgebung n ist, während δ die
Delta-Funktion ist. Auf diese Weise können individuelle, eulerische Transportgleichungen für die PDF gelöst werden. Die Methode zeigte gute Leistungen bei
den HM1- und HM3-Flammen der JHC-Konfiguration.
In der Arbeit von Lee und Kim [59] wurde das MEPDF-Modell an einer
stickstoffverdünnten Wasserstoffstrahlflamme [11] getestet und zeigte gute
Ergebnisse, wie in Abb. 36 gezeigt. In derselben Fallstudie führten Larbi et al.
[58] einen interessanten Vergleich zwischen Lagrangian, Monte-Carlo TPDF
(LPDF) und Eulerian TPDF (EPDF) durch. Im eulerischen Ansatz wird die
PDF wie in Gl. 18 dargestellt, und die Modi ( pn) und das bedingte Mittel des
wahrscheinlichkeitgewichteten bedingten Mittels der Zusammensetzung k,
sk,n = pn �φk �n, können transportiert werden:

∂
∂
(ρpn ) (ρui pn ) = ∇(ρŴ∇pn )
∂t
∂xi

(19)

∂
∂
(ρsk,n ) +
(ρui sk,n ) = ∇(ρŴ∇sk,n ) + ρ(Mk,n + Sk,n + Ck,n )
∂t
∂xi

(20)

wobei  der Diffusionskoeffizient ist, Mk,n der Mischungsterm ist, der mit der
Interaktion durch Austausch mit dem Mittelwert (IEM) gelöst wird, Sk,n der
Reaktionsterm ist und Ck,n der Korrekturterm ist. Die Autoren stellten die Vor- und
Nachteile der Verwendung von EPDF oder LPDF vor, die in Tab. 3 aufgeführt
sind. Der Autor verglich die Ergebnisse an der Cabra-Flamme unter Verwendung
sowohl von EPDF als auch von LPDF, die in Abb. 37 dargestellt sind. In der Nähe
des Brenners (x/d = 10) überschätzen die Modelle jedoch sowohl die Temperatur
als auch OH. Die Autoren verglichen verschiedene Turbulenzmodelle (std k − ε,
mod k − ε und RSM) und verschiedene Werte von Cφ. Die modifizierte k − ε war
diejenige, die bessere Ergebnisse zeigte, zusammen mit einem Cφ von 1,8, leicht
abweichend vom Standardwert.
Normalerweise wird die Diffusion in TPDF-Ansätzen unter der Annahme
einer einheitlichen Lewis-Zahl behandelt, und es wird eine gleiche molekulare
Diffusivität für alle chemischen Spezies auferlegt. Wie bereits erwähnt, kann
jedoch die differentielle Diffusion eine bedeutende Rolle spielen, wenn Wasserstoff vorhanden ist. In dieser Hinsicht wurden mehrere Ansätze entwickelt,
um diesem Phänomen Rechnung zu tragen. In der Arbeit von Fiolitakis et al.

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

337
,

Massenanteil

,
,
,
,

,

,

,

,

Massenanteil

,
,
,
,

,
,
,

OH-Massenanteil

Temperatur (K)

Abb. 36 Axiale Profile entlang der Mittellinie von a mittlerer Temperatur und Mischungsbruch,
b Massenanteil von H 2 , H2 O, O 2 und OH und axiale Profile bei r/D = 1.5 von c Temperatur und
Mischungsbruch und d H2 O, O 2 und OH (Linie: Berechnung, Symbol: Experiment). Adaptiert
von Lee et al. [59]

Abb. 37 Temperatur- und OH-Axialprofil der Cabra-Flamme, erhalten mit EPDF und LPDF von
Larbi et al. [58]

[34] werden individuelle molekulare Flüsse ji,α und Wärmefluss qα in die
PDF-Gleichung eingeführt, indem ihre bedingten Mittelwerte mit dem IEMMischmodell modelliert werden, wie folgt:

  


3 

1
1 ∂jiα ′′ 

 ψ = 2 C φ ω Yi − Yi
ρ̄ xα
α=1

(21)

A. Parente et al.

338
Tab. 3 Vorteile und Nachteile von EPDF und LPDF. Wieder angepasst aus [58]
Vorteile

Nachteile

LPDF
Chemische Quellterm ist geschlossen
Genaue Transformation der chemischen
Quelle
Erfolgreich verwendet
Mit gutem Mechanismus, gute Kontrolle
von CO, NO x , Verlöschung und
Zündung
Die molekulare Mischung wird durch
drei Modelle (IEM, EMST, MC)
modelliert
In ANSYS FLUENT 15.0 kann ein
Mechanismus verwendet werden, der
mehr als 50 Spezies umfasst
Teuer in Bezug auf Berechnung
Erfordert eine große Anzahl von
Partikeln, um die PDF darzustellen
Eine große Anzahl von Iterationen zur
Reduzierung des statistischen Fehlers

EPDF
Chemische Quellterm ist geschlossen
Genaue Transformation der chemischen
Quelle
Erfolgreich verwendet
Mit gutem Mechanismus, gute Kontrolle
von CO, NO x , Auslöschung und
Zündung
Wirtschaftlich in Bezug auf Rechenleistung
Stochastische Fehler werden eliminiert

Die molekulare Mischung wird durch
das IEM-Modell modelliert
In ANSYS FLUENT 15.0 überschreitet
die Anzahl der Spezies nicht 50 Spezies

  


3 

1
1 ∂qα ′′ 

 ψ = 2 Cφ ω h − h
ρ̄ xα
α=1

(22)

wo ω ist die turbulente Frequenz. Einzelne Diffusionsgeschwindigkeiten und Wärmestromgeschwindigkeiten werden dann zu den LagrangePartikelgleichungen hinzugefügt. Sie führten auch ein Modell für die
Wärmeübertragung in geschlossenen Räumen ein und wandten die neue TPDFFormulierung auf die HM3-Flamme [86] an, die aus einem äquimolaren H2–N2
-Brennstoffstrahl besteht, der in einen Luftmantelströmung mit einer Strahl-ReZahl von 10000 austritt. Sie verglichen Lösungen mit unterschiedlicher Anzahl
von Gitterzellen und injizierten Partikeln. Vorhersagen von Temperatur und Hauptspezies sind in Abb. 38 dargestellt. Um die Effekte der differentiellen Diffusion
zu zeigen, die in der Nähe des Brenners, wo turbulente Durchmischung vernachlässigbar ist, ausgeprägter sind, verwendeten die Autoren zwei verschiedene
Definitionen für den Mischungsbruch:

ZO =

YO − YO,ox
YO,f − YO,ox

(23)

ZH =

YH − YH,ox
YH,f − YH,ox

(24)

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

339

Temperatur, K

Fall 1
Fall 2
Fall 3
Fall 4

,
,
,

,

,

,
,

,

,

,

,

,

,

,

,

O2 Massenanteil

,

,

H2 Massenanteil

,

H2O-Massenanteil

Experiment

,
,

,

OH-Massenanteil

N2 Massenanteil

,
,

,
,
,

,

NO-Molanteil, ppm

axiale Geschwindigkeit, m/s

,

dimensionslose Achsenkoordinate dimensionslose Achsenkoordinate

Abb. 38 Vorhersagen der Hauptgrößen von Interesse entlang der axialen Richtung, entnommen
aus [34]. Fall 1: 17250 Zellen und 64 Partikel pro Zelle, Fall 2: 17250 Zellen und 256 Partikel
pro Zelle, Fall 3: 35333 Zellen und 64 Partikel pro Zelle und Fall 4: 186484 Zellen und 64
Partikel pro Zelle

wobei ZO und ZH die O2- und H2-Mischungsbrüche sind, während ox und f sich auf
Oxidationsmittel bzw. Brennstoff beziehen und Y die elementaren Massenbrüche
anzeigen. Prinzipiell sollten die beiden Definitionen bei gleichen Diffusivitäten
der gleichen Transportgleichung gehorchen und linear korreliert sein, was jedoch

A. Parente et al.

340

bei differentieller Diffusion nicht der Fall ist. Um diesen Effekt zu zeigen,
plotteten die Autoren ZH als Funktion von ZO und beobachteten eine Abweichung
von der linearen Korrelation in der Region nahe dem Brenner, mit guter Übereinstimmung mit verstreuten experimentellen Daten, wie in Abb. 39 berichtet.
TPDF-Ansätze werden auch im LES-Kontext verwendet. Han et al. [42]
führten LES/PDF-Simulationen der Cabra-Flamme [11] unter Verwendung eines
erweiterten IEM-Mischmodells durch, das die differentielle Diffusion berücksichtigt. Ein lokaler Ansatz zur Definition der mechanischen Mischzeit wurde
ebenfalls verwendet. Sie untersuchten verschiedene Szenarien: einschließlich
oder ohne differentielle Diffusion und unter Berücksichtigung einer statischen
oder dynamischen Bewertung der Mischzeit. Sie beobachteten, dass Temperatur-,

elementarer Mischungsanteil H

elementarer Mischungsanteil H

zu gleichen Diffusivitäten
Experiment

elementarer Mischungsanteil H

Abb. 39 ZH als Funktion
von ZO an drei verschiedenen
axialen Positionen. 256
Partikel pro Zelle wurden
injiziert [34]

tpdf-Berechnung

,
,
,
,
,

,
,
,
,

,
,
,
,

,

,

,

,

elementarer Mischungsanteil O

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

341

Spezies- und Abhebehöhenvorhersagen sehr empfindlich auf differentielle
Diffusion reagierten. Insbesondere wurden H2 und H als kritische Spezies für ihre
hohe Diffusivität und starken Effekte bei Ketteninitiierungs- und Verzweigungsreaktionen identifiziert. Ein Vergleich der Fälle mit oder ohne differentielle
Diffusion ist in Abb. 40 dargestellt.
TPDF haben ihre Wirksamkeit in mehreren Fällen gezeigt, und die Erweiterungen
zur Berücksichtigung der differentiellen Diffusion in Mischmodellen sind ein
wichtiger Erfolg im Kontext der Wasserstoffverbrennung. Allerdings hat ihre hohe
Rechenkosten, die mit der Lösung stochastischer Differentialgleichungen verbunden
sind, ihre Anwendbarkeit irgendwie eingeschränkt.

4 Numerische Studien zu industriellen Konfigurationen
Die Entwicklung zuverlässiger numerischer Modelle ist von grundlegender
Bedeutung, um das Design neuer Verbrennungstechnologien zu unterstützen. Insbesondere wenn die Größe des Problems mit industriellen oder quasi-industriellen
Maßstäben vergleichbar wird, kann die Durchführung umfangreicher experimenteller
Kampagnen unpraktisch, teuer und zeitaufwendig werden. Aus diesem Grund
wurden neue Konzepte, die Wasserstoff in industrienahen Konfigurationen einbeziehen, numerisch untersucht, während die Verfügbarkeit experimenteller Daten
zur Validierung noch gering ist.
Fortunato et al. [35] untersuchten einen halb-industriellen Ofen, der mit 30 kW
und variabler Last betrieben wird, wodurch er einem industriellen Ofen ähnelt.
Der Ofen besteht aus Edelstahl und hat Innenmaße von 35 cm × 35 cm × 100 cm
(siehe Abb. 41). Eine keramische Dämmschicht von 10 cm an den Seiten und 20
cm oben/unten wird angewendet, um Wärmeverluste zu reduzieren. Während des
Ofenbetriebs betrug die Brennerleistung 30 kW, das Luftüberschussverhältnis 15
% und es wurden verschiedene Luftvorwärmtemperaturen von 670, 870 und 1070

,

ohne differentielle Diffusion

Mit differentieller Diffusion

,

,

,

,

,

Ohne Differentialdiffusion

Mit differentieller Diffusion

Abb. 40 Momentane Konturen von T und OH, berichtet von Han et al. [42] mit und ohne
differentielle Diffusion

A. Parente et al.

342
Abb. 41 Schematische
Ansicht des von Fortunato
et al. untersuchten Ofens.

Sammellöcher

Dicke der
Dämmung:
10 cm

te

en
Wand-Thermoelem

Wasser
gekühlte
Rohre

Brennstoff

Zünd
brenner
Luft Bre
nns

toff

K getestet. Koksofengas wurde als Brennstoff verwendet, das für seinen hohen
Wasserstoffgehalt bekannt ist. Für die numerische Simulation wurden RANSSimulationen unter Verwendung des Standard-k − ε-Modells für Turbulenz
durchgeführt, und die Diskrete-Ordinate-Methode (DO) mit der Weighted-SumOf-Gray-Gases-Methode (WSGGM) für den Absorptionskoeffizienten wurde
gewählt, um die thermische Strahlung zu modellieren. Das EDC-Modell wurde
verwendet, um Turbulenz-Chemie-Interaktionen zu behandeln, und der KEE58Mechanismus [8] wurde verwendet, um die detaillierte Verbrennungschemie zu
lösen. Verschiedene NOx-Bildungswege wurden berücksichtigt: thermisch, prompt,
N2O-Zwischenprodukt und NNH. NOx wurde durch Nachbearbeitung der Daten in
der ANSYS-Fluent-Software erhalten. Abb. 42 vergleicht die berechneten Wandtemperaturen mit den gemessenen, und obwohl sie gut übereinstimmen, wurde
eine leichte Überschätzung für alle Luftvorwärmungen durchgehend beobachtet.

Gemessen
Berechnet
,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

Abb. 42 Experimentelle Ergebnisse und numerische Vorhersage der Wandtemperatur bei unterschiedlichen Luftvorwärmtemperaturen [35]

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

343

Die Wärmefreisetzungsrate wurde auch für verschiedene Luftvorwärmungsstufen berechnet und mit den gemessenen verglichen.OH∗ Intensität, wie in Abb.
43 gezeigt. Es wurde beobachtet, dass sich die Reaktionszone nach oben bewegt,
wenn die Luftvorwärmtemperatur sinkt, und sowohl vorhergesagte Bereich der
Wärmefreisetzung als auch die gemessene OH∗ bestätigen dies. Schließlich
wurden NOx-Emissionen am Ofenausgang unter Verwendung eines in [38] vorgeschlagenen reduzierten Mechanismus vorhergesagt. Die Werte der gemessenen
und vorhergesagten NOx-Emissionen für 670, 870 und 1070 K Vorwärmung
betrugen 10/5, 12/13 und 14/17 ppm für zwei verschiedene untersuchte Koksofengaszusammensetzungen.
Abb. 43 Vergleich der
Wärmefreisetzungsrate a mit
gemessener OH∗ Intensität
b für unterschiedliche
Luftvorwärmungen [35]

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

A. Parente et al.

344

Leicher et al. [60] untersuchten die Auswirkungen der Beimischung verschiedener Wasserstoffkonzentrationen in Erdgas auf die Effizienz und Schadstoffemissionen in einem Glas-Schmelzofen, der mit Industrie-Brennern betrieben wird.
Der Brenner war ein nicht-vorgemischter Strahlbrenner und Wasserstoff wurde bis
zu 50 % in molaren Anteilen hinzugefügt. Die Brennerleistung betrug 120 kW,
und das Luftüberschussverhältnis lag bei 1,05. Dies bedeutet, dass die Brennstoffund Luftströmungsraten entsprechend angepasst wurden, um die Leistung und den
Luftüberschuss aufrechtzuerhalten. Für numerische Simulationen lösten sie nichtadiabatische RANS-Gleichungen in der Software Fluent. Die Strömungsturbulenz
wurde mit dem Shear Stress Transport (SST) Modell modelliert und ein auf der
Wahrscheinlichkeitsdichtefunktion (PDF) basierendes chemisches Gleichgewichtsmodell wurde für die Verbrennungsmodellierung gewählt. Die Strahlung wurde
mit der Methode der diskreten Ordinaten modelliert. Abb. 44 zeigt die Temperaturkonturkarten auf der horizontalen Ebene des Ofens für verschiedene Brennstoffmischungsbedingungen. Bei einem höheren Prozentsatz an H2-Zugabe sinkt die
Abgastemperatur und die maximale Temperatur im Ofen steigt. Darüber hinaus
bleiben bei 10 % H2-Niveaus diese Temperaturindikatoren nahezu gleich. Die
Beimischung von H2 in niedriger Konzentration (10 % vol.) hatte keinen Einfluss
auf die NOx-Emissionen; jedoch stiegen diese bei einem Wasserstoffgehalt von
50 % vol. um 1,1 %. Sie schlussfolgerten, dass es möglich war, die schädlichen
Auswirkungen von H2, wie hohe Temperaturen und erhöhte NOx-Niveaus, zu vermeiden, wenn die gesamte Eingangsleistung und der Luftüberschuss beim Hinzufügen von Wasserstoff zur Erdgasleitung aufrechterhalten wurden.

Temperatur [°C]

Abb. 44 Temperaturkarten eines regenerativen Glas-Schmelzofens für a reines Erdgas, b 10 %
vol. Wasserstoff und c 50 % vol. Wasserstoff [60]

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

345

Abb. 45 Experimenteller
Prüfstand, verwendet von
Cellek et al. [14]

Cellek et al. [14] untersuchten ein industrielles Brenner-Kessel-System im
Maßstab (Abb. 45) für wasserstoffhaltige Brennstoffmischungen.
Der Brenner arbeitete mit 1085 kW, und Erdgas, Wasserstoff und deren
Mischungen wurden als Brennstoffe verwendet. Das realisierbare k − ε Modell
wurde für die Strömungsturbulenzmodellierung verwendet. Für die Verbrennungsmodellierung wurde EDC mit einem Drei-Schritt-Mechanismus eingesetzt, wobei
die Reaktionen waren:

C1058 H4116 + 15580O2 = 1058CO + 2058H2 O

(25)

CO + 0, 5O2 = CO2

(26)

H2 + 0, 5O2 = H2 O

(27)

NOx Vorhersagen wurden mit einem Nachbearbeitungsansatz erzielt, der in der
kommerziellen Software Fluent® verfügbar ist. Das Modell konnte NOx, CO, CO2
und O2 vorhersagen; jedoch konnte es die Temperatur am Brennerauslass nicht
gut erfassen. Das Modell wurde dann auf Erdgas-Wasserstoff-Mischungen und
reinen Wasserstoff angewendet. Ein Vergleich der erhaltenen NO x Felder für verschiedene NG/H2 Mischungen ist in Abb. 46 dargestellt.
Es sagte einen Anstieg der NOx-Werte von 92,81, 219,72, 360 und 659,30 %
im Vergleich zu reinem NG voraus, jeweils für eine Wasserstoffzugabe von 25,
50, 75 und 100 %. Dies wurde durch einen signifikanten Temperaturanstieg in der
Flammenregion bei erhöhtem Wasserstoffgehalt erklärt, was zu einer verstärkten
thermischen NOx-Bildung führt. Der Vorteil der Verwendung von Wasserstoff
wurde auch in potenziellen Kraftstoffeinsparungen hervorgehoben, da der spezifische Kraftstoffverbrauch um 14,70, 29,40, 44,11 und 58,81 % gesenkt wurde,
jeweils für H2-Zugaben von 25, 50, 75 und 100 %.
Mayrhofer et al. [75] simulierten die MILD-Verbrennung von reinem
Wasserstoff und vorgeheizter Luft (450 ◦°C) in einem Testofen, der mit einem
industriellen Gasbrenner (ECOBURN FL) befeuert wurde. Der Ofen bestand aus
Edelstahl und hatte eine innere Dämmschicht von 375 mm. Sechs Strahlungsrohre wurden verwendet, um die Ofentemperatur zu regulieren, und verschiedene

A. Parente et al.

,

Axialer Abstand [m]
,
,

,

,

346

,
,
Radiale Entfernung [m]

Abb. 46 NO x Vorhersagen aus dem Teststand von Cellek et al. [14] mit fünf verschiedenen
NG-H 2 Mischungen: 100–0 % NG-H 2 , 75–25 %, 50–50 %, 25–75H 2 und reines H 2

Thermoelemente wurden eingesetzt, um die Ofentemperaturen zu überwachen.
Der Brenner war an der Vorderwand des Ofens positioniert, wie in Abb. 47
gezeigt. Die vorgeheizte Verbrennungsluft wurde bei 450 ◦°C zugeführt und die
Betriebstemperatur des Ofens wurde bei 1150 ◦°C gehalten. Die gesamte Eingangsleistung des Brenners betrug 155 kW.
Für die RANS-Simulationen wurde die kommerzielle Software Fluent® verwendet. Die Strömungsturbulenz wurde mit einem realisierbaren k − ǫ-Modell
mit Standardwandfunktionen modelliert. Sie verglichen verschiedene Varianten
der stationären Flammenlet-Verbrennungsmodelle sowie mehrere Formulierungen

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

347

Schornstein
Wand des Ofens
Thermoelemente zur Regelung
Thermoelement zur Überwachung
der Ofentemperatur

Kühlungsrohre

Innere Oberfläche

Kühl-/Heizrohre

Test Brenner

Abb. 47 Schematische Ansicht des in [75] verwendeten Testofens

der WSGGM-Koeffizienten, um die Strahlungseigenschaften des Gemisches
mit der DO-Methode für thermische Strahlung zu modellieren. Drei detaillierte
kinetische Mechanismen, nämlich GRI 3.0, San Diego Mechanism und O’Conaire
et al., wurden ebenfalls verglichen. Bezüglich der Verbrennungsmodelle konnte
das teilweise vorgemischte Flammenlet-generierte Manifold (PP-FGM) korrekte
Vorhersagen des Temperaturprofils liefern, während die nicht vorgemischten und
die teilweise vorgemischten stationären Flammenlet-Modelle (NP-SFM und PPSFM) die Temperatur unterschätzten. Es wurde jedoch eine leichte Abweichung
der Auslasstemperatur sowie ein zu hoher Restgehalt an H2 im Vergleich zu den
Experimenten beobachtet. Bezüglich der chemischen Mechanismen wurden GRI
3.0 [37], San Diego [15] und O’Conaire [79] getestet, wobei letzterer die besten
Leistungen zeigte. Der Vergleich zwischen verschiedenen Definitionen der
WSGG-Koeffizienten wurde unter denen von Smith [97], Boardbar [9] und Yin
[108] entwickelten, wie in Abb. 48 berichtet.

Abb. 48 Axiale
Temperaturvorhersagen
mit verschiedenen WSGGModellformulierungen
durchgeführt von [75]
Exp
CFD-Schmied
CFD Yin
CFD Bordbar

Axialer Abstand [mm]

348

A. Parente et al.

Die Definition der Absorptionskoeffizienten könnte potenziell eine Rolle
spielen, wenn Wasserstoff in Öfen hinzugefügt wird, aber in diesem Fall wurden
keine wesentlichen Unterschiede zwischen den verschiedenen Fällen beobachtet.
Ferroroti et al. [32] modellierten einen halb-industriellen flammenlosen Ofen
für verschiedene Mischungen aus Methan-Wasserstoff. Details zur Ofengeometrie wurden bereits in Abschn. 2.2 erklärt. Die Brennerleistung betrug für
alle Simulationen 15 kW und das Äquivalenzverhältnis wurde bei 0,8 gehalten.
Wasserstoff wurde Methan in 50 % und 100 % molaren Anteilen zugesetzt; daher
repräsentiert M50H50 50 % CH4 und 50 % H2 in molaren Anteilen, während
M0H100 sich auf 100 % H2 in molaren Anteilen bezieht. RANS-Simulationen
wurden unter Verwendung des Partially Stirred Reactor (PaSR)-Modells
durchgeführt, um die Turbulenz-Chemie-Interaktion zu modellieren. Für die
Turbulenzmodellierung wurden drei verschiedene Modelle mit verbesserter Wandbehandlung verwendet: Standard k − ε, modifiziert k − ε (Cǫ1 = 1.6), realisierbar k − ǫ und Reynolds-Stress-Modell (RSM). Zwei detaillierte kinetische
Mechanismen wurden für die Chemie verwendet: GRI-2.11 (31 Spezies und 175
Reaktionen) [37] ohne Stickstoffchemie und KEE [8] (17 Spezies, 58 Reaktionen).
Die Methode der diskreten Ordinaten wurde gewählt, um den Strahlungswärmetransfer zu modellieren, wobei die Methode der gewichteten Summe grauer Gase
(WSGG) zur Berechnung der Absorptionskoeffizienten verwendet wurde. Die
Einlasstemperatur des Brennstoffs betrug 343 K, jedoch wurden die Einlasstemperaturen für Luft als 920 K (M50H50) und 973 K (M0H100) basierend auf
der Wärmebilanz berechnet.
Abb. 49 vergleicht vorhergesagte und gemessene Temperaturen für M50H50und M0H100-Brennstoffgemische in Bezug auf verschiedene kinetische
Mechanismen. Im Vergleich zu KEE stimmte GRI-2.11 besser mit den
experimentellen Werten im Zündbereich überein. Darüber hinaus lieferten beide
zufriedenstellende Ergebnisse für die Nachflammenbereich. Es wurde kein
wesentlicher Unterschied bei der Verwendung verschiedener Turbulenzmodelle
beobachtet, und daher wurde das Standard-k − ǫ-Modell aufgrund seiner geringen
Rechenkosten verwendet. Es wurde festgestellt, dass die RANS-Simulation das
Verhalten der Vorzündzone nicht gut erfassen konnte, und Ansätze wie Large Eddy
Simulations (LES) und Detached Eddy Simulation (DES) wurden für weitere
Untersuchungen vorgeschlagen. Für die reine Wasserstoffsimulation zeigten
sowohl GRI-2.11 als auch KEE ähnliche Ergebnisse, wie in Abb. 50 gezeigt, da
die Verbrennung durch Mischung kontrolliert wurde und die Chemie eine untergeordnete Rolle spielte. Beide Mechanismen überschätzten die Temperatur an der
axialen Position von 100 mm und erfassten eine dünnere Reaktionszone im Vergleich zu den experimentellen Daten.
Ferrarotti et al. [32] berechneten in ihrer Studie auch NO-Emissionen unter
Verwendung verschiedener Ansätze. Sie verwendeten Nachbearbeitungstools in
Fluent®, um NO zu erfassen, indem sie thermische, prompte, N2O- und NNH-Wege
berücksichtigten. Für alle Fälle wurde der GRI-2.11-Mechanismus verwendet.
Sie berichteten, dass die Abweichung zwischen vorhergesagten und gemessenen
NO-Werten nach M50H50 begann. Beide Nachbearbeitungsmethoden konnten

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

349

Abb. 49 Vergleich zwischen vorhergesagten und gemittelten gemessenen Temperaturen
für KEE- und GRI-2.11-Mechanismen bei a z = 100 mm, b z = 150 mm, c z = 200 mm, d
z = 250 mm, e z = 300 mm und f z = 400 mm. M50H50, Cmix = 0,5, std k − ε. Gemittelte
experimentelle Unsicherheit von 10 K aus [32]

die ­
tatsächlichen Werte bei M50H50 und M25H75 nicht vorhersagen; jedoch
zeigte der GRI-Mechanismus mit eingeschlossener NOx-Chemie verbesserte
Ergebnisse. Dieses Verhalten war bei reinem Wasserstoff deutlicher, da der NNHWeg wichtiger wurde. Zusammenfassend half der vollständige GRI-2.11, die
Abweichung zwischen vorhergesagtem und gemessenem NO zu begrenzen. Darüber
hinaus wurde die chemische Zeitskala angepasst, da NNH sowohl in der Flammenals auch in der Nachflammenbereich gebildet wird. In einem solchen Fall gilt die
Annahme einer größeren chemischen Zeitskala als einer Mischungszeitskala. Die
folgende Anpassung zeigte eine signifikante Verbesserung der NO-Vorhersagen
(siehe Abb. 51a). Abb. 51b zeigt, dass NNH der bedeutendste Beitrag zur gesamten
NO-Emission für M50H50 und M0H100 bleibt; jedoch wird thermisches NO bei
der reinen Wasserstoffverbrennung relevant. N2O-Zwischenprodukt macht 7 % des
gesamten NO für M50H50 aus und wird bei reinem H2 unbedeutend.

5 Forschungstrends und zukünftige Richtungen
Die Verwendung numerischer Modelle ist ein wesentlicher Bestandteil des
Designprozesses. In den letzten Jahrzehnten wurden erhebliche Fortschritte in
der numerischen Strömungsmechanik (CFD) erzielt, wodurch dieses Werkzeug
zu einem leistungsstarken Instrument geworden ist, um wertvolle Einblicke in

A. Parente et al.

350

Abb. 50 Vergleich zwischen vorhergesagten und gemittelten gemessenen Temperaturen
für KEE- und GRI-2.11-Mechanismen bei a z = 100 mm, b z = 150 mm, c z = 200 mm, d
z = 250 mm, e z = 300 mm und f z = 400 mm. M0H100, Cmix = 0,5, std k − ε. Gemittelte
experimentelle Unsicherheit von 10 K aus [32]

(b)

Thermische

NO (trocken ppm)

(a)

Abb. 51 a Vergleich der gemessenen und berechneten NO-Emissionen unter Verwendung verschiedener Ansätze und b Beitrag jedes NO-Bildungswegs. In Abb. pp bezieht sich auf Nachbearbeitung [32]

realistische Verbrennungssysteme zu gewinnen. Dennoch wird die Integration von
eher niedrigauflösenden Modellen für stationäre Verbrennungssysteme zunehmend
notwendig, da die Größe und Komplexität von Systemen in voller Größe oft ein
Hindernis für die umfangreiche Nutzung hochauflösender Simulationen darstellen.

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

351

Da eine zunehmend große Menge an Daten verfügbar geworden ist, sind neue
spannende Möglichkeiten im Bereich der datengetriebenen Modellierung entstanden. Die Entwicklung von Reduced Order Models (ROM) und innovativen
Machine Learning (ML) Anwendungen wird in den letzten Jahren zu einem
intensiven Forschungsgegenstand in der Verbrennungswissenschaft. Eine
umfassende Übersicht über mehrere ML-Ansätze, die in der Verbrennungswissenschaft und -technologie verwendet werden, wurde von Zhou et al. [114]
durchgeführt. Mit einem besonderen Schwerpunkt auf stationäre Verbrennungssysteme, bei denen die mit der Simulation verbundenen Rechenkosten einen der
Hauptengpässe im Designprozess darstellen, ist die Möglichkeit, Black-Box- oder
Grey-Box-Modelle zu erstellen, besonders attraktiv [92]. Beim Black-Box-Ansatz
kann eine Input-Output-Karte eines gegebenen Systems unter Verwendung verschiedener numerischer Techniken durch Integration von Daten aus mehreren
Eingabe- und Ausgabesensoren erstellt werden. Das erstellte Modell kann eine
statische Darstellung des Systems sein, die es ermöglicht, sofort auf globale
Größen zuzugreifen, oder sogar ein Transientenmodell, das verwendet werden
kann, um das dynamische Verhalten einiger interessanter Variablen, z. B. Auslasstemperatur und Emissionen, abzurufen. Letzterer Ansatz, auch bekannt als
Systemidentifikation, wurde auf quasi-industrielle Öfen angewendet, indem
transiente CFD-Simulationsdaten mit linearen Übertragungsfunktionen integriert
wurden, um NOx-Emissionen in Echtzeit vorherzusagen [50, 111]. In Grey-BoxModellen werden die grundlegenden Gleichungen gelöst, jedoch in stark vereinfachter Form, und einige Parameter des Modells müssen geschätzt werden.
In diesem Zusammenhang stellen chemische Reaktornetzwerke [55] eine alternative und rechnerisch weniger aufwendige Methode dar, um Emissionen aus
realen Systemen wie industriellen Brennern und Öfen zu schätzen [7, 31]. Dieser
Ansatz ermöglicht es, realistische Systeme mit einem Netzwerk von chemischen
Reaktoren zu modellieren und dabei Erhaltungsgleichungen für Spezies und
Energie in einer geringen Anzahl von Elementen zu lösen. Auf diese Weise
können detaillierte Kinetiken verwendet werden und gleichzeitig eine drastische
Reduzierung der Rechenkosten erreicht werden.
Da Datenerfassung, ML-Tools und ROM-Entwicklung zunehmend an
Bedeutung gewinnen, taucht das neue Konzept des sogenannten Digital Twin (DT)
in vielen Industriebereichen auf [69, 105] und kann eine spannende Möglichkeit
für stationäre Verbrennungssysteme darstellen. Ein DT ist eine virtuelle Darstellung eines physischen Vermögenswerts, bestehend aus mehreren Modellen, die
es ermöglichen, seine Leistung kontinuierlich zu verfolgen und sofort auf kritische
Größen zuzugreifen. Eine spezielle Diskussion über die Entwicklung von DTs für
realistische Verbrennungssysteme wird unten berichtet.

352

A. Parente et al.

5.1 Digitale Zwillinge
Der umfangreiche Einsatz von CFD und detaillierten experimentellen Werkzeugen
hat eine große Menge an Daten geliefert, die, wenn sie mit aufkommenden datenintensiven Techniken verarbeitet werden, potenziell eine wertvolle Ressource
für Verbrennungssysteme darstellen können. In diesem Zusammenhang sind in
den letzten Jahren Machine Learning (ML) Tools innerhalb der Verbrennungsgemeinschaft aufgetaucht, die ein enormes Potenzial für mehrere Anwendungen
zeigen [114]. Eine der möglichen Anwendungen von ML für stationäre Verbrennungssysteme ist die Möglichkeit, Input-Output-Karten zu erstellen, indem
Daten direkt zur Modellbildung verwendet werden. Zum Beispiel kann durch
Variation der Eingabeparameter und Erhalt der Ausgangsantwort einiger ausgewählter Sensoren eine empirische Karte zwischen ihnen erstellt werden, deren
Auswertung rechnerisch kostengünstig ist. Darüber hinaus sind Verbrennungsdatensätze oft durch hohe Dimensionalität gekennzeichnet, da der thermochemische Zustand normalerweise durch Hunderte von chemischen Spezies
beschrieben wird. Die Möglichkeit, die Dimension des Problems zu reduzieren
und gleichzeitig die zugrunde liegende Physik zu bewahren, ist dann besonders
attraktiv, und aus diesem Grund werden Dimensionsreduktionstechniken in
Verbrennungsanwendungen immer wichtiger. Unter diesen Werkzeugen ist
die Hauptkomponentenanalyse (PCA [51]) eine der beliebtesten für eine Vielzahl von Anwendungen. PCA kann verwendet werden, um eine reduzierte und
kompaktere Darstellung eines n-dimensionalen Datensatzes zu finden, indem eine
„optimale“ Teilmenge von p Variablen ( p << n) gefunden wird, die eine lineare
Kombination der ursprünglichen sind. Im Kontext der Verbrennung enthalten die
ursprünglichen n-Zeilen die primitiven Variablen [T , P, Y1 , . . . , Yns ]. Die nach
der PCA beibehaltene Teilmenge stellt eine Reihe von linearen Kombinationen
der ursprünglichen Variablen dar, die eine bestimmte Menge der ursprünglichen
Varianz der Daten bewahren. Auf diese Weise kann PCA verwendet werden, um
niederdimensionale Mannigfaltigkeiten [84, 85] zu finden, die mit Transportgleichungen transportiert werden können [24, 29, 99], wodurch die Anzahl der zu
transportierenden Variablen reduziert wird.
PCA ist jedoch durch die starken nichtlinearen Beziehungen zwischen den
Variablen in typischen Verbrennungsproblemen irgendwie begrenzt, und dies hat
zur Entwicklung nichtlinearer Werkzeuge zur Neufassung des ursprünglichen
thermochemischen Zustandsraums geführt [24, 72, 73, 78, 83]. Die Möglichkeit,
Dimensionsreduktion mit nichtlinearen Regressionswerkzeugen zu kombinieren,
hat zur Entwicklung von digitalen Zwillingen (DT) für reaktive Strömungsanwendungen geführt. Nach der Methodik von Aversano et al. [3] ergibt eine Auswertung des Full Order Model (FOM) y(x) = F(x) ∈ RN einen Vektor y(j), der
Temperatur und Zusammensetzung an jedem Gitterpunkt enthält (sagen wir der
Länge N), für die Menge der Eingabeparameter x(j). Aus der beobachteten MatrixY
, kann PCA eine Menge von Basisfunktionen extrahieren Φ = {φ1 , φ2 , . . . , φq } mit
normalerweise q < N , genannt PCA-Modi, die invariant sind in Bezug auf x. Eine

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

353

Menge von Koeffizienten a(x) = {a1 (x), a2 (x, . . . , aq (x)} ist dann verfügbar, und
eine Interpolation ist erforderlich, um den Wert der Koeffizienten an einem unerforschten Parameterpunkt zu berechnen x∗. Die Autoren verwendeten Kriging [23],
eine Interpolationsmethode, die a(x) als:

a(x) = µ(x) + z(x) = fT (x)β + z(x)

(28)

Der Trend µ(x) kann durch eine niedriggradige polynomiale Regression erhalten
und als lineare Kombination von Polynomen ausgedrückt werden f mit Gewichten
β. Der Residual z(x wurde als Gaußscher Prozess mit einer Kernelfunktion
modelliert. Die Autoren wandten diese Methodik auf eine zweidimensionale
Flamme an und berücksichtigten zwei Eingabeparameter: die Zusammensetzung
von CH4 im Brennstoff und die Einlassgeschwindigkeit. Sie verwendeten 25
2-D-Simulationen mit unterschiedlichen Eingabeparametern und verglichen zwei
Techniken zur Dimensionsreduktion, PCA und Local PCA [52]. Die erzielten
Ergebnisse sind in Abb. 52 dargestellt.
In einer späteren Arbeit entwickelten Aversano et al. [4] ein physikbasiertes
Reduced Order Model (ROM) eines CH4-H2 MILD-Verbrennungsofens [32].
Das ROM wurde ausgehend von einem Satz von 45 3D-CFD-Simulationen mit
detaillierter Kinetik entwickelt. Die Proper Orthogonal Decomposition (POD)
wurde verwendet, um die Daten zu komprimieren, und die Koeffizienten wurden
mittels Gaussian Process Regression interpoliert. Mit dem entwickelten ROM
war es möglich, den gesamten thermo-chemischen Zustandsraum des Systems
innerhalb des Entwurfsraums zu rekonstruieren. Drei Eingabeparameter wurden
geändert: die Brennstoffzusammensetzung, von reinem CH4 zu reinem H2, das
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Abb. 52 Echte Daten (linke Hälften) und rekonstruierte Daten (rechte Hälften) der Temperatur
durch PCA (a), Temperatur mit Local PCA (b), CO 2 mit PCA (c) und CO 2 mit Local PCA (d)

A. Parente et al.

354

Äquivalenzverhältnis (von 0,7 bis 1,0) und der Injektordurchmesser (16, 20 und
25 mm). Die Autoren trainierten das ROM an einem Teil der 45 Simulationen,
indem sie eine Simulation-Left-Out-Strategie verwendeten, um Überanpassung zu
vermeiden. Quantitative Ergebnisse der Vorhersagen für alle Fälle sind in Abb. 53
dargestellt. Ein Beispiel für die Rekonstruktion des Temperaturfeldes des Ofens ist
in Abb. 54 zu sehen. Die mit dem ROM erzielten Ergebnisse stimmen gut mit den
ursprünglichen Simulationen überein.
Die Entwicklung datengetriebener, physikbasierter ROMs stationärer Verbrennungssysteme wird den Zugang zum thermo-chemischen Zustand eines
gegebenen Systems quasi-instantan ermöglichen. Die Potenziale dieser Modelle
sind enorm, da DTs potenziell Verbrennungsprozesse in Echtzeit überwachen und
vorhersagen können. Die Genauigkeit der DTs hängt stark von der Modelltreue ab,
die jedoch von Natur aus durch ein gewisses Maß an Unsicherheit gekennzeichnet
Abb. 53 a Leave-one-outRekonstruktionsfehler im
Eingabeparameterraum,
b durchschnittlicher
Rekonstruktionsfehler
unter Verwendung einer
unterschiedlichen Anzahl
von Left-Out-Simulationen
für das ROM-Training.
Übernommen von Aversano
et al. [4]

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Äquivalenz
verhältnis [-]

Durchschnittlicher NRMSE [-]

Luftinjektor [mm]

Anzahl der ausgelassenen Simulationen [-]

Wasserstoffbetriebene stationäre Verbrennungssysteme

355

Abb. 54 Originales (links)
und rekonstruiertes (rechts)
Temperaturfeld des Ofens
von Aversano et al. [4]

ist. Die Integration experimenteller Daten durch Data-Assimilation-Techniken
[93] in DTs kann potenziell die Zuverlässigkeit von ROMs verbessern, aber die
Gewinnung hochpräziser experimenteller Daten auf stationären Systemen ist aufgrund der rauen Betriebsbedingungen nicht immer machbar. Aus diesem Grund ist
es entscheidend, Design Of Experiments (DOE)-Strategien für das ROM-Training
zu optimieren und Informationen aus allen möglichen Quellen (Experimente und
Simulationen) zu überbrücken, während so wenige Bewertungen hochpräziser
Modelle (d. h. LES) wie möglich durchgeführt werden.

6 Schlussfolgerungen
Das vorliegende Kapitel überprüfte den aktuellen Stand der Technik hinsichtlich der Verwendung von Wasserstoff und wasserstoffangereicherten Brennstoffgemischen in stationären Verbrennungssystemen. Die meisten der innovativeren
Anwendungen sind derzeit im kleinen, labormaßstäblichen Bereich verfügbar.
Viele Herausforderungen müssen noch im industriellen Maßstab angegangen
werden, insbesondere um den unterschiedlichen Verbrennungseigenschaften
von Wasserstoff im Vergleich zu herkömmlichen Brennstoffen zu begegnen. Die
numerische Modellierung ist von entscheidender Bedeutung, da sie potenziell das
erforderliche Wissen für die Skalierung von Laboratorienkonzepten, bei denen
eine große Verfügbarkeit hochpräziser Daten vorhanden ist, auf den industriellen
Maßstab, bei dem Experimente schwierig oder teuer durchzuführen sind, überbrücken kann. Aus diesem Grund wurden auch die wichtigsten Modellierungswerkzeuge, die in der Wasserstoffverbrennung verwendet werden, zusammen mit
ihren Vor- und Nachteilen überprüft. Schließlich wurden zukünftige Richtungen
und neue Möglichkeiten für stationäre Verbrennungssysteme hin zu effizienten,
brennstoffflexiblen und sauberen Technologien unter Verwendung kuberphysischer Infrastrukturen und digitaler Zwillinge diskutiert.

356

A. Parente et al.

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Wasserstoffbetriebene Ottomotoren
Sebastian Verhelst und James W. G. Turner

Zusammenfassung Wasserstoff wird am einfachsten als Kraftstoff für einen Verbrennungsmotor in einem Ottomotor verwendet. Dieses Kapitel beginnt mit den
Eigenschaften von Wasserstoff und Wasserstoffgemischen, um die verschiedenen
Optionen für den Betrieb von Ottomotoren mit Wasserstoff darzustellen, wobei die
Leistungsdichte, Emissionen und Wirkungsgrad überprüft werden. Dies wird dann
mit der vergangenen und gegenwärtigen Forschung und Entwicklung von wasserstoffbetriebenen Fahrzeugen verknüpft, bevor mit den vielversprechendsten aufstrebenden Märkten abgeschlossen wird.

1 Einführung
Wasserstoff kann sowohl in Brennstoffzellen (BZ) als auch in Verbrennungsmotoren (VM) als Brennstoff verwendet werden, um in elektrische oder
mechanische Energie umgewandelt zu werden. Dieses Kapitel konzentriert sich
auf Letzteres, obwohl es einen kurzen Vergleich des Wirkungsgrads zwischen BZ
und VM in Abschn. 4 enthalten wird. Verbrennungsmotoren können nach verschiedenen Zyklen arbeiten, wobei die gebräuchlichsten der Ottomotor (SI) und
der Dieselmotor (CI) sind. Dieses Kapitel behandelt SI-Motoren, während CIMotoren in einem Begleitkapitel behandelt werden.

S. Verhelst (*)
Ghent University, Gent, Belgium
E-Mail: sebastian.verhelst@ugent.be
S. Verhelst
Lund University, Lund, Sweden
J. W. G. Turner
Clean Combustion Research Center, King Abdullah University of Science and Technology,
Thuwal, Saudi Arabia
E-Mail: james.turner@kaust.edu.sa
© Der/die Autor(en), exklusiv lizenziert an Springer Nature Switzerland AG 2025
E. Tingas, Wasserstoff für zukünftige Wärmekraftmaschinen,
https://doi.org/10.1007/978-3-031-76380-9_8

365

366

S. Verhelst und J. W. G. Turner

Mit Wasserstoff betriebene SI-Motoren gibt es schon seit langer Zeit, wie in
Abschn. 4 kurz überprüft wird. Die Übersichtsarbeiten von Verhelst und Wallner
[20] und Verhelst [22] behandeln H2VM ausführlich. Daher fasst dieses Kapitel
hauptsächlich die Grundlagen von Wasserstoff-SI-Motoren zusammen (die in [20]
viel detaillierter behandelt werden), wobei der Schwerpunkt auf den Informationen
liegt, die zum Verständnis der Entwicklungen seit der Zeit des Schreibens dieser
Arbeiten (2008 bzw. 2013) erforderlich sind, die als nächstes überprüft werden.
In jüngster Zeit hat das Interesse an H2-VM wieder zugenommen, was eine große
Anzahl von F &E-Bemühungen ausgelöst hat, die am Ende dieses Kapitels diskutiert werden. Diese „Wiederentdeckung“ von H2-VM ist hauptsächlich auf die
EU-Emissionsvorschriften für schwere Nutzfahrzeuge [1] und deren Fokus auf
Abgasemissionen zurückzuführen. Im Jahr 2019 trat eine Gesetzgebung in Kraft,
die Ziele zur Reduzierung der CO2-Emissionen von schweren Nutzfahrzeugen
(HD) festlegt, mit dem Ziel, die CO2-Emissionen bis 2025 und 2030 um 15 bzw.
30 % zu reduzieren, verglichen mit dem EU-Durchschnitt in einem Referenzzeitraum von Mitte 2019 bis Mitte 2020. Dies sind ehrgeizige Ziele, daher hat
die Europäische Kommission auch Anreize in Form von Super-Gutschriften für
„Null-Emissions-Fahrzeuge“ (ZEVs) bereitgestellt. Da die Elektrifizierung des
HD-Transports aufgrund der hohen Anforderungen an Reichweite und Nutzlast
als sehr herausfordernd erkannt wird, wird „sauberer“ Wasserstoff als notwendig
angesehen, um diese Ziele zu erreichen. Dieser Wasserstoff sollte mit keinen oder
sehr geringen CO2-Emissionen produziert werden und bietet eine höhere Energiedichte als Batterien.
Entscheidend ist, dass eine Fenster geöffnet wurde, die die Nutzung von H2ICEs
durch vorgeschlagene Änderungen der UNECE-R 49 SchadstoffemissionsTypgenehmigung ermöglicht. Diese Verordnung wird nämlich ein molaren
Kohlenstoff-Wasserstoff-Verhältnis für den Kraftstoff vorschreiben und wenn
dieses Verhältnis null ist (wie bei H2), dann wird die Konzentration von CO2 auf
null gesetzt. Somit werden H2ICEs zu einer Option für den Erhalt von Super-Gutschriften, obwohl CO2-Emissionen solcher Motoren in der Realität nicht genau null
sind, da es (wenn auch sehr geringe) Emissionen aus der Oxidation von Schmieröl
geben könnte. Dies wird auch durch die gesetzliche Definition eines „NullEmissions-Nutzfahrzeugs“ ermöglicht, das entweder ein Fahrzeug ohne ICE oder
mit einem ICE ist, das weniger als 1 g/kWh CO2 [1] emittiert. Dies ist der Hauptgrund für die sehr aktive F &E in Bezug auf H2ICEs, wie in Abschn. 4 überprüft
wird.
Wie später noch einmal darauf zurückgekommen wird, müssen neben CO2Emissionen auch Schadstoffemissionen (insbesondere Stickoxide, NOx) die
Emissionsvorschriften erfüllen, was einen wichtigen Einfluss auf die kommerziell
tragfähigen Betriebsstrategien hat. Obwohl der Rest des Kapitels sich auf die
technische Seite von H2ICEs konzentriert, ist es wichtig, sich der Entwicklungen
in den Vorschriften bewusst zu sein, da dies oft entweder das Marktpotenzial
schafft oder zerstört.
Der Umfang dieses Kapitels wird sich auf die Verwendung von reinem Wasserstoff als Kraftstoff für SI-Motoren konzentrieren. Es gibt eine Menge Literatur

Wasserstoffbetriebene Ottomotoren

367

über die Verwendung von Wasserstoff als Sekundärbrennstoff (entweder separat
gespeichert oder an Bord durch Brennstoffreformierung des Hauptbrennstoffs
produziert), zum Beispiel um die Verdünnungsgrenze von Kohlenwasserstoffbrennstoffen zu erhöhen, die Klopffestigkeit zu erhöhen oder bei der Reduzierung von
Schadstoffemissionen zu helfen. Angesichts der obigen Diskussion, bei der nur
Fahrzeuge, die mit reinem Wasserstoff als Kraftstoff betrieben werden, für SuperGutschriften zählen, gibt es jedoch derzeit wenig Anreiz, Wasserstoff neben einem
anderen (kohlenstoffbasierten) Brennstoff zu verwenden. Der folgende Abschnitt
befasst sich mit den Brennstoffeigenschaften von Wasserstoff und den Eigenschaften von Wasserstoff-Luft-Gemischen, die für den Betrieb von SI-Motoren
relevant sind. Dies liefert die „Grundlagen“, um dann die möglichen Betriebsstrategien für Wasserstoff-SI-Motoren in Abschn. 3 zu betrachten. Dies dient
wiederum als technischer Hintergrund für die Überprüfung der vergangenen und
gegenwärtigen F &E zu Wasserstoff-SI-Motoren und -Fahrzeugen in Abschn. 4.
Als abschließende Bemerkung: Wo Wege zur Reduzierung der Netto-Kohlenstoffemissionen aufgezeigt werden (wie im hier fokussierten Verkehrssektor), ist
es immer von größter Bedeutung, die Lebenszyklusauswirkungen jeder Option
zu betrachten. Für Wasserstofffahrzeuge bedeutet dies, dass eine Diskussion über
die Optionen zur Wasserstoffspeicherung an Bord ohne Untersuchung der „vorgelagerten“ Auswirkungen unvollständig ist. Darauf wird bei der Diskussion der
Betriebsstrategien und der aktuellen F &E-Bemühungen zurückgekommen.

2 Die Eigenschaften von Wasserstoff, die für den Betrieb
von SI-Motoren relevant sind
Potenzielle Betriebsstrategien für Wasserstoff-SI-Motoren und deren Anwendung
in Fahrzeugen werden durch die physikalischen und chemischen Eigenschaften
von Wasserstoff sowie durch die Eigenschaften von Wasserstoffgemischen (mit
Luft und zusätzlich in einigen Fällen mit Abgasen) bestimmt. Diese sind in den
folgenden Abschnitten aufgeführt.

2.1 Physikalische und chemische Eigenschaften von
Wasserstoff
Wenn man Wasserstoff als potenziellen Kraftstoff für den Transport diskutiert,
ist es angebracht, mit dem Energiegehalt von Wasserstoff zu beginnen. Der Einfachheit halber wird dieser typischerweise in Form eines unteren oder höheren
Heizwerts (LHV bzw. HHV) angegeben. Tab. 1 listet diese auf gravimetrischer
und volumetrischer Basis auf. Zur Referenz werden auch Werte für Methan (als
Hauptbestandteil von Erdgas) und Iso-Octan (als Referenzkraftstoff für Benzin)

S. Verhelst und J. W. G. Turner

368

Table 1 Wasserstoffeigenschaften im Vergleich zu Methan- und Iso-Octan-Eigenschaften. Daten
bei 293,15 K und 1 atm
Eigenschaft
Niederer Heizwert (MJ/kg)
Oberer Heizwert (MJ/kg)
Niederer Heizwert (MJ/Nm 3)
Oberer Heizwert (MJ/Nm3)
Molekulargewicht (g/mol)
Dichte (kg/m 3)
Verhältnis der spezifischen Wärmekapazitäten
Entzündungsgrenzen in Luft (Vol%)
Entflammbarkeitsgrenzen ()
Entflammbarkeitsgrenzen (φ)
Stöchiometrisches Luft-Kraftstoff-Verhältnis (kg/kg)
Stöchiometrisches Luft-Kraftstoff-Verhältnis (kmol/
kmol)
Minimale Zündenergie (mJ)
Minimale Löschabstand (mm)

Wasserstoff
120
142
10

Methan
50
55,5
33

Iso-Octan
44,3
47,8
30656

12

37

33078

2,016
0,08

16,043
0,67

114,236
692

1,405
4–75
10–0,14
0,1–7,1
34,2
2,39

1,304
5–15
2–0,6
0,5–1,67
17,1
9,55

1,047
1,1–6
1,51–0,26
0,66–3,85
15,0
59,67

0,02
0,64

0,28
2,03

0,28
3,5

angegeben. Der enorme Unterschied zwischen den Heizwerten auf gravimetrischer
und volumetrischer Basis und zwischen den drei Kraftstoffen wird leicht verständlich, wenn man ihre Dichten vergleicht, die ebenfalls in der Tabelle angegeben
sind. Die extrem niedrige Dichte von Wasserstoff (erklärt durch sein sehr geringes
Molekulargewicht, ebenfalls aufgeführt) im Vergleich zum flüssigen Kraftstoff
Iso-Octan und sogar im Vergleich zum gasförmigen Kraftstoff Methan hat viele
Auswirkungen sowohl auf die Speichersysteme als auch auf den Motorbetrieb,
wie weiter unten erläutert wird. Als nächstes wird das Verhältnis der spezifischen
Wärmen aufgeführt (für Iso-Octan bezieht sich dies auf die Dampfphase). Wenig
überraschend hat das zweiatomige Wasserstoffmolekül ein signifikant höheres Verhältnis als die komplexeren Methan- und Iso-Octan-Moleküle. Dies beeinflusst
das Verhältnis der spezifischen Wärmen des Kraftstoff/Luft-Gemisches, wie im
nächsten Abschnitt besprochen wird.
Bei der Diskussion von Wasserstoff als Brennstoff für Verbrennungsmotoren
sind seine Entflammbarkeitsgrenzen in Luft wichtig, da dies die möglichen
Betriebsstrategien beeinflusst, wie später besprochen wird. Tab. 1 gibt diese
in Volumenprozent von Wasserstoff in Luft und in Bezug auf das Luft-Kraftstoff-Äquivalenzverhältnis  und (Kraftstoff-Luft-)Äquivalenzverhältnis φ an.
Ein weiteres herausragendes Merkmal von Wasserstoff wird deutlich, wenn man
diese Grenzen mit den beiden anderen angegebenen Brennstoffen vergleicht:
Die Entflammbarkeit erstreckt sich über einen viel größeren Bereich. Dies
bietet neue Möglichkeiten in der Lastregelung (siehe Abschn. 3), verglichen mit
dem SI-Betrieb mit gängigen aktuellen Brennstoffen. Diese Entflammbarkeitsbereiche zeigen die Toleranz gegenüber Verdünnung mit Luft an, sind aber auch

Wasserstoffbetriebene Ottomotoren

369

ein Indikator für die Toleranz gegenüber Verdünnung mit Abgasen, wie sie in
Strategien mit Abgasrückführung (EGR) verwendet werden.
Das stöchiometrische Luft-Kraftstoff-Verhältnis ist auch für Wasserstoff im
Vergleich zu den beiden Kohlenwasserstoff-Referenzbrennstoffen sowohl auf
Massen- als auch auf Volumenbasis sehr unterschiedlich. Der nächste Abschnitt
wird die Auswirkungen davon auf die Gemischeigenschaften zeigen.
Schließlich vergleicht Tab. 1 die minimale Zündenergie und den minimalen
Löschabstand zwischen den drei Brennstoffen. Wiederum erweist sich Wasserstoff
als sehr unterschiedlich zu „regulären“ Brennstoffen. Die minimale Zündenergie
ist um eine Größenordnung niedriger für Wasserstoff; und die Spalte, in die eine
Wasserstoffflamme eindringen kann, und der Abstand, den eine solche Flamme
zu einer Wand erreichen kann, bevor sie erlischt, sind viel kleiner als bei Kohlenwasserstoffflammen. Die Konsequenzen daraus sind besonders deutlich, wenn es
um anormale Verbrennung geht, die in Abschn. 2.3 besprochen wird. Der kleinere
Löschabstand beeinflusst auch die Wärmeverluste und damit der Wirkungsgrad
des Motors, siehe Abschn. 2.4.
Beachten Sie, dass einige der in Tab. 1 angegebenen Eigenschaften sich
mit Druck und Temperatur ändern. Die Tabelle listet ihre Werte bei Standardtemperatur und Standarddruck (NTP) auf, daher ist es wichtig zu überprüfen, wie
sie sich bei Motorbedingungen ändern. Die Entflammbarkeitsgrenzen erweitern
sich bei erhöhter Temperatur, und der minimale Löschabstand verringert sich,
wenn Temperatur und Druck steigen. Außerdem sind einige dieser Eigenschaften
tatsächlich Gemischeigenschaften von Wasserstoff in Luft, wobei die tatsächliche
Zündenergie und der Löschabstand eine Funktion des Luft-Kraftstoff-Verhältnisses sind. Daher werden als nächstes die Gemischeigenschaften besprochen.

2.2 Eigenschaften von Wasserstoffgemischen
Fremdzündungsmotoren verbrennen den Kraftstoff durch Flammenausbreitung,
wobei der Kraftstoff normalerweise mit der Verbrennungsluft vorgemischt wird.
Daher sind die Eigenschaften von Luft-Kraftstoff-Gemischen von Bedeutung. Tab.
2 listet solche Eigenschaften für Wasserstoff und erneut auch für Methan und Isooctan auf. Da der vorherige Abschnitt den weiten Zündbereich für Wasserstoff
zeigte, enthält die Tabelle Eigenschaften sowohl für stöchiometrische ( = φ = 1
) als auch sehr magere Wasserstoffflammen ( = 4, oder φ = 0.25). Der Volumenanteil des Kraftstoffs in einem stöchiometrischen Gemisch kann leicht aus dem
stöchiometrischen Luft-Kraftstoff-Verhältnis auf volumetrischer Basis berechnet
werden (angegeben in Tab. 1). Aufgrund ihrer niedrigen Luft-Kraftstoff-Verhältnisse auf volumetrischer Basis nehmen die bei NTP gasförmigen Kraftstoffe mit
niedrigem Molekulargewicht ein viel größeres Volumen ein als der schwerere
Kohlenwasserstoff (Isooctan, flüssig bei NTP), mit einem viel höheren volumetrischen Luft-Kraftstoff-Verhältnis. Auch hier ist Wasserstoff das extremere
Beispiel, mit fast 30 Vol% Wasserstoff in einem stöchiometrischen Gemisch.

S. Verhelst und J. W. G. Turner

370

Tab. 2 Gemischeigenschaften von Wasserstoff-Luft, Methan-Luft und Isooctan-Luft. Daten
angegeben bei 293,15 K und 1 atm (mit Ausnahme der laminaren Brenngeschwindigkeit,
angegeben bei 360 K und 1 atm)
Eigenschaft

Volumenanteil Brennstoff (%)
Mischungsdichte (kg/m3)
Selbstzündtemperatur (K)
Adiabatische Flammentemperatur (K)
Verhältnis der spezifischen Wärmekapazitäten
Molverhältnis vor/nach der Verbrennung
Laminare Brenngeschwindigkeit, ∼360
K (cm/s)
Gravimetrischer Energiegehalt (kJ/kg)
Volumetrischer Energiegehalt (kJ/m3)
a

H 2 -Luft,

H 2 -Luft,

CH 4 -Luft,

C8H18-Luft,

=1

=4

=1

=1

φ=1
29,5
0,850

φ = 0.25
9,5
1,068

φ=1
9,5
1,123

φ=1
1,65
1,229

858 a
2390
1,401

>858 a
1061
1,400

813 a
2226
1,354

690 a
2276
1,389

0,86

0,95

1,01

1,07

290

12

48

45

3758
3189

959
1024

3028
3401

3013
3704

Siehe Text

Selbst ein sehr mageres Gemisch enthält noch fast 10 Vol% Wasserstoff. Da viele
Wasserstoffeigenschaften sich stark von denen der Luft unterscheiden, werden die
Gemischeigenschaften somit stark beeinflusst und weichen von denen der Luft ab
(während bei flüssigen Kohlenwasserstoff-Kraftstoffen die Gemischeigenschaften
denen der Luft sehr nahe kommen), wie durch die Gemischdichte in der Tabelle
veranschaulicht wird (wobei die der Luft 1,2 kg/m3 beträgt).
Für die Diskussion über anormale Verbrennungsphänomene im nächsten
Abschnitt ist die Selbstzündungstemperatur wichtig. Tab. 2 zeigt, dass sie für
Wasserstoff höher ist als für Methan und Isooctan.
Die adiabatische Flammentemperatur, die als nächstes in Tab. 2 gezeigt wird,
gilt für Verbrennung bei konstantem Druck und gibt einen Hinweis auf Spitzentemperaturen während des Motorzyklus, die Wärmeverluste und Emissionsbildungsprozesse (hauptsächlich die von NOx, siehe unten) beeinflussen. Abhängig
von der verwendeten Betriebsstrategie kann die adiabatische Flammentemperatur
höher oder niedriger sein als bei stöchiometrischen Methan- oder Isooctanflammen. Darauf wird später zurückgekommen. Das Verhältnis der spezifischen
Wärmekapazitäten, das als nächstes aufgeführt wird, ist eine Funktion des Verhältnisses der spezifischen Wärmekapazitäten des Kraftstoffs (siehe Tab. 1) im Verhältnis zu dem der Luft und der Menge des Kraftstoffs im Luft/Kraftstoff-Gemisch.
Für Wasserstoff ergibt dies ein Verhältnis der spezifischen Wärmekapazitäten,
das fast dem der Luft entspricht. Dies ist ein gutes Zeichen für den theoretischen
Motorenwirkungsgrad. Die nächste Zeile gibt jedoch das molare Expansionsverhältnis an (das Verhältnis der Molzahlen der Produkte zu den Molzahlen der
Reaktanten). Die volumetrische „Kontraktion“ bei der Wasserstoffverbrennung hat

Wasserstoffbetriebene Ottomotoren

371

einen negativen Effekt auf den Motorenwirkungsgrad [14]. Dieser Effekt nimmt
mit der Verdünnung des Gemisches ab, wie am  = 4 Beispiel zu sehen ist.
Die laminare Brenngeschwindigkeit von Wasserstoffgemischen, die in Tab. 2
aufgeführt und in Abb. 1 über einen Bereich des Luft-Brennstoff-Äquivalenzverhältnisses dargestellt ist, hebt ein weiteres Merkmal hervor, das Wasserstoff von
gebräuchlicheren Brennstoffen unterscheidet. Um die Stöchiometrie herum brennt
Wasserstoff über 5-mal schneller als Methan und Isooctan, und eine  = 2 Wasserstoffflamme brennt immer noch 50 % schneller als eine stöchiometrische Methanoder Isooctanflamme. Dies beeinflusst die Verbrennungsdauer in Motoren und
somit die optimalen Zündzeitpunkte und den Motorenwirkungsgrad. Beachten
Sie, dass sich die Wasserstoffflammen in Richtung der mageren Entzündbarkeitsgrenze (die, wie bereits erwähnt, sehr mager ist) stark verlangsamen und die Verbrennungsdauer daher erheblich zunimmt.
Schließlich gibt Tab. 2 den Energiegehalt von Brennstoff-Luft-Gemischen
sowohl auf gravimetrischer als auch auf volumetrischer Basis an. Die volumetrischen Energiegehaltsunterschiede zwischen den Brennstoffen können als
Hinweis auf das Leistungsdichtepotenzial eines gemischansaugenden Konzepts
verwendet werden, z. B. eines Motors mit Saugrohreinspritzung (PFI). Aufgrund
der großen Menge an niedrigdichtem Wasserstoff in einem stöchiometrischen
Gemisch kann ein solcher Motor nicht denselben Energiegehalt aufnehmen wie
beispielsweise Benzin, was die theoretisch erreichbare Leistung auf etwa 86 % der
von Benzin begrenzt (aus der Tabelle: 3189 kJ/m3 gegenüber 3704 kJ/m3). Wenn
man jedoch warten kann, bis der voluminöse Brennstoff eingeführt wird, nachdem
der Zylinder mit Frischluft gefüllt ist, d. h. wenn ein Direkteinspritzsystem (DI)
verwendet wird, steigt der volumetrische Energiegehalt auf 4528 kJ/kg. Dies ist
ein Anstieg von 42 % gegenüber PFI und bedeutet, dass das Leistungspotenzial
im Vergleich zu einem Benzin-Referenzfall tatsächlich um etwa 22 % höher ist
[21]. Die Auswirkungen hiervon auf die Betriebsstrategien für Wasserstoffmotoren
werden in Abschn. 3 behandelt.

Abb. 1 Vergleich
der laminaren
Brenngeschwindigkeit
(LBV) von Wasserstoff-,
Methan- und Isooctan-LuftGemischen in Abhängigkeit
vom Äquivalenzverhältnis bei
1 bar und 360 K

Wasserstoff - Luft
Iso-Oktan - Luft
Methan - Luft

S. Verhelst und J. W. G. Turner

372

Äquivalenzverhältnis Luft/Kraftstoff
,

,

,

,

,

NOx Emissionen [ppm]

,

,

,

,

,

,

,

,

,

Kraftstoff-Luft-Äquivalenzverhältnis

Abb. 2 Trend der NO x -Emissionen des Motors in Abhängigkeit vom Äquivalenzverhältnis

Ein sehr wichtiger Teil der Wahl der richtigen Betriebsstrategie hat mit Schadstoffemissionen zu tun. Wie bei jedem Motor, der ein Kraftstoff-Luft-Gemisch
verbrennt, erreicht auch bei Wasserstoffmotoren die thermische NOx-Bildung
ihren Höhepunkt bei der richtigen Kombination aus (Nach-)Flammentemperatur
und Sauerstoffverfügbarkeit. Abb. 2 zeigt den Trend der NOx-Emissionen des
Motors als Funktion des Äquivalenzverhältnisses. Die Abbildung zeigt zwei sehr
wichtige Merkmale: Erstens, dass der NOx-Gipfel hoch ist, höher als bei den
meisten Kohlenwasserstoffen. Dies hängt mit der höheren Flammentemperatur um
die Stöchiometrie zusammen. Zweitens, dass die weiten Entzündbarkeitsgrenzen
von Wasserstoff einen ausreichend mageren Betrieb ermöglichen, um unter der
NOx-Bildungstemperatur zu bleiben. Daher bieten sich sowohl Herausforderungen
als auch Chancen durch den Trend in Abb. 2, wie in Abschn. 3 erörtert wird.

2.3 Abnormale Verbrennungsphänomene
Der Wirkungsgrad von Ottomotoren wird typischerweise durch das Auftreten
abnormaler Verbrennungsphänomene begrenzt. Wasserstoff erweist sich jedoch
erneut als ziemlich anders als herkömmliche Kohlenwasserstoffkraftstoffe. Die
Selbstzündung des Endgases, die Hauptgrenze für den Wirkungsgrad von Benzinmotoren, ist bei Wasserstoff viel weniger problematisch, wie aus der in Tab. 1
angegebenen Selbstzündungstemperatur und den zuvor diskutierten hohen Brenngeschwindigkeiten hervorgeht. Problematischer sind jedoch die weiten Entflammbarkeitsgrenzen in Kombination mit der niedrigen Mindestzündenergie und dem

Wasserstoffbetriebene Ottomotoren

373

kleinen Löschabstand. Dies führt zu vielen berichteten Problemen mit Rückzündungen und Oberflächenzündungen.
In Motoren mit externer Gemischbildung war die Zündung und anschließende
Verbrennung der frischen Kraftstoff-Luft-Ladung während der Ansaugphase, die
zu einer Flamme führt, die (zurück) im Ansaugkrümmer reist (Rückzündung), eine
praktische Begrenzung der erreichbaren Leistungsdichte vieler in der Literatur
berichteter Wasserstoffmotoren. Dies hat dazu geführt, dass das Verdichtungsverhältnis oder das Äquivalenzverhältnis begrenzt wurde, um die Gesamttemperaturen im Zaum zu halten. Während die tatsächlichen Mechanismen
nicht vollständig geklärt sind, haben sich eine Reihe von Gegenmaßnahmen als
erfolgreich erwiesen, um dies zu verhindern. Diese ähneln den Maßnahmen zur
Verhinderung oder Verzögerung des Auftretens von Oberflächenzündungen und
umfassen:
• Zündkerzenwahl: Die Wahl des richtigen Wärmewerts und des Elektrodenmaterials für die Zündkerzen ist wichtig [20]. Bei Kohlenwasserstoffkraftstoffen ist der Wärmewert der Kerze typischerweise ein Kompromiss zwischen
dem Erreichen einer ausreichenden Hitze (um Ablagerungen zu verbrennen, die
durch Kraftstoffwandbenetzung während des Kaltstarts entstehen) und nicht zu
heiß zu werden, um Oberflächenzündungen zu verhindern. Offensichtlich ist die
Kraftstoffwandbenetzung bei Wasserstoff kein Problem, sodass diese Wahl auf
eine „kalte“ Zündkerze vereinfacht wird. Für das Elektrodenmaterial werden
manchmal Edelmetalle wie Platin verwendet, um die Haltbarkeit der Zündkerze zu erhöhen, aber diese katalysieren die Wasserstoffoxidationsreaktion und
fördern somit Oberflächenzündungen, weshalb sie vermieden werden müssen.
• Einspritzphasen: Die zeitlich Abstimmung der Einspritz- und Ventilereignisse
so zu gestalten, dass zuerst kühle Luft in die Brennkammer eintritt oder diese
spült, senkt die Gesamttemperaturen der Wände. Man muss auch sicherstellen,
dass der gesamte eingespritzte Wasserstoff in die Brennkammer gelangt und
keiner im Ansaugkrümmer zurückbleibt, da dieser sonst in die (heiße) Brennkammer gelangt, sobald das Einlassventil für den nächsten Zyklus öffnet. Dies
erfordert Injektoren mit ausreichend hohen Durchflussraten und schnellen
Reaktionszeiten.
• Ölkontrolle: Eine ordnungsgemäße Ölzusammensetzung und -kontrolle (durch
das Design des Kolbenringpakets), ähnlich den vorgeschlagenen Maßnahmen
zur Verhinderung des Auftretens von Niedriggeschwindigkeitsfrühndungen
(LSPI) in Benzinmotoren [11], kann die Neigung zu Oberflächenzündungen
verringern. Bei Benzinmotoren wurde LSPI intensiv untersucht, da es eine
wichtige Grenze für die Verkleinerung von Motoren darstellt. Aufgrund der
stochastischen Natur bleibt es eine Herausforderung, das Auftreten von LSPI
vorherzusagen und ausreichende Gegenmaßnahmen zu gewährleisten. Im Fall
von Wasserstoff sind die genauen Mechanismen größtenteils unbekannt und
dies verdient zusätzliche Forschung. Das Design eines Kolbenringpakets, das
minimiert, dass Öltropfen in die Brennkammer gelangen (die als Hotspots Frühzündungen induzieren können), ist wahrscheinlich vorteilhaft. Andererseits sind

S. Verhelst und J. W. G. Turner

374

Mechanismen, die in Benzinmotoren auftreten, bei denen beispielsweise der
Kraftstoff nach langen Verzögerungen in Spalten kondensiert und das Schmieröl
verdünnt, in Wasserstoffmotoren unwahrscheinlich.
Die meisten dieser Maßnahmen sind bereits in den neuesten SI-Motordesigns
integriert, da die Hersteller versucht haben, LSPI in verkleinerten, turbogeladenen
Benzinmotoren zu verhindern, könnten jedoch zusätzliche Aufmerksamkeit
erfordern, wenn man von einer Plattform mit Kompressionszündung ausgeht
(wie bei schweren Nutzfahrzeugen), bei der beispielsweise das Kolbenringpaket
nicht dafür ausgelegt ist, mit einem potenziell unteratmosphärischen Ansaugdruck
(bei gedrosseltem Betrieb) zu arbeiten. Für eine umfassendere Behandlung der
Motordesignmaßnahmen wird der Leser auf [20] verwiesen.

2.4 Wärmeübertragung im Zylinder
Ein weiteres Ergebnis der einzigartigen Eigenschaften von Wasserstoff wird in
diesem Abschnitt hervorgehoben: die Wärmeverluste vom Arbeitsmedium zu
den Wänden der Brennkammer. Diese beeinflussen den Wirkungsgrad und die
Temperaturhistorie und damit auch die NOx-Emissionen des Motors. Abb. 3 zeigt
den momentanen Wärmestrom durch die Wände der Brennkammer, gemessen für
den Betrieb mit Methan und Wasserstoff [4]. Zwei Lasten wurden eingestellt, die

,
,
,
Wärmestrom [W/cm2]

,

Kurbelwinkel [°CA]

Abb. 3 Gemessener momentaner Wärmestrom durch die Wände der Brennkammer, für Methan
und Wasserstoff, für zwei Lastfälle. Durchgezogene Linien sind für Wasserstoff, gestrichelte
Linien sind für Methan. Schwarz ist für den 4,7 bar IMEP-Fall, rot für 6,1 bar IMEP. Der Übergang von 4,7 auf 6,1 bar IMEP führt zu einem viel höheren Anstieg des Wärmeverlusts bei
Wasserstoff im Vergleich zu Methan

Wasserstoffbetriebene Ottomotoren

375

durch Drosselung für die Methanfälle und durch Variation des Äquivalenzverhältnisses für die Wasserstofffälle erreicht wurden (um die weiten Entflammbarkeitsgrenzen zu nutzen). Optimale (MBT) Zündzeitpunkte wurden für jeden Fall
verwendet. Beachten Sie, dass der Bereich des Wärmeflusses bei Wasserstoff
viel größer ist. Wenn der Wärmestrom über den Zyklus integriert wird, führt der
Methanfall vom niedrigeren Lastfall zum höheren Lastfall zu einer Verringerung
des Wärmeverlusts von 29 auf 27 %. Im Fall von Wasserstoff steigt er von 24
auf 37 %. Dies zeigt, wie die Wärmeverluste bei Wasserstoff viel höher sein
können, was auf den kleinen Löschabstand (siehe Tab. 1) zurückgeführt wurde,
der dazu führt, dass eine Wasserstoffflamme näher an eine Wand gelangt und zu
höheren Temperaturgradienten führt; und die erhöhte Konvektion aufgrund der
hohen Brenngeschwindigkeiten. Es ist jedoch auch möglich, die Wärmeverluste
durch die Fähigkeit des (sehr) mageren Betriebs erheblich zu reduzieren, was die
Spitzentemperaturen senkt.

3 Betriebsstrategien für Wasserstoff-SI-Motoren
Im Folgenden werden wir zunächst die wichtigsten Hardware-Entscheidungen
vorstellen, die die verfügbaren Betriebsstrategien beeinflussen, bevor wir diese
Strategien überprüfen. Der Fokus wird auf erreichbarer Leistungsdichte, Spitzenund Teillastwirkungsgrad und (NOx)-Emissionen liegen.

3.1 Einführung: Hardware-Optionen
Obwohl der Fokus hier auf der Motorhardware und deren Einfluss auf die verfügbaren Betriebsstrategien liegt, ist es bemerkenswert, dass die verfügbare Motorhardware selbst durch die Fahrzeughardware beeinflusst wird – insbesondere
durch die Wasserstoffspeichermethode. Die Motorhardware und die Wasserstoffspeichermethode sind durch den verfügbaren Wasserstoffdruck verbunden. Die
Bedeutung dieser Verbindung hängt vom Gemischbildungssystem ab, für das es
mehrere Optionen gibt:
• Saugrohreinspritzung (PFI): Dies ist das einfachste System zu implementieren.
Wasserstoff wird durch elektronisch gesteuerte Einspritzdüsen, die im Ansaugkrümmer montiert sind, mit einer oder mehreren Einspritzdüsen pro Zylinder
eingeführt. Dies kann sowohl für Neuentwicklungen als auch für die Umrüstung
von Motoren auf Wasserstoffbetrieb oder Zweistoffbetrieb (Betrieb mit Wasserstoff und/oder dem ursprünglichen Kraftstoff, z. B. Benzin) verwendet werden.
• Direkteinspritzung (DI): Dies erfordert typischerweise ein spezielles Zylinderkopfdesign und/oder beschränkt den Betrieb auf einen einzigen Kraftstoff.
Wasserstoff wird direkt in die Brennräume eingespritzt, und die Einspritzdüsen
sind daher den Verbrennungsdrücken und -temperaturen ausgesetzt.

376

S. Verhelst und J. W. G. Turner

Letzteres ermöglicht die Kraftstoffeinspritzung nach dem Schließen des Einlassventils (IVC) und kann weiter unterteilt werden in:
• Niederdruck-DI (LP-DI): Mit Einspritzdrücken, die auf etwa 20 bar begrenzt
sind, sind diese Systeme auf eine frühe Einspritzung (bevor der Zylinderdruck
zu hoch wird) beschränkt.
• Hochdruck-DI (HP-DI): Mit Einspritzdrücken von bis zu 200–300 bar ermöglichen diese Systeme eine sehr späte Einspritzung (um den oberen Totpunkt –
TDC) oder – wenn sie mehrere Einspritzungen pro Zyklus ermöglichen – eine
Einspritzung in eine brennende Flamme.
Für die Saugrohreinspritzung wird typischerweise ein Einspritzdruck von 3–8
bar verwendet. Dies ist mit jeder Wasserstoffspeichermethode kompatibel. Hochdruck-Direkteinspritzung hingegen benötigt eine Wasserstoffversorgung mit viel
höherem Druck. Komprimierte Wasserstoffspeicherung für Fahrzeuge liegt derzeit
meist bei 700 bar, sodass diese Einspritzdrücke erreicht werden können. Natürlich
sinkt der Druck in den Speichertanks, während der Wasserstoff verbraucht wird,
sodass entweder die Reichweite des Fahrzeugs begrenzt ist, wenn die Drücke
hoch genug für die Hochdruckeinspritzung gehalten werden müssen, oder die
Einspritzstrategien angepasst werden müssen, wenn die Speicherdrucke abfallen.
Bei der Speicherung von flüssigem Wasserstoff sind die Drücke normalerweise
niedrig (weniger als 10 bar), sodass bei gewünschten hohen Einspritzdrücken
eine Onboard-Kompression erforderlich ist. In der Vergangenheit wurde an der
Entwicklung einer Flüssigwasserstoffpumpe gearbeitet, die Drücke hoch genug
für DI erzeugt [7]. Dies wäre eine effizientere Methode zur Erzeugung hoher
Drücke an Bord als die Komprimierung von gasförmigem Wasserstoff mit einem
Kompressor. Allerdings erfordert die Verflüssigung von Wasserstoff mehr Energie
als die Komprimierung von Wasserstoff auf 700 bar, sodass die Speicherung von
flüssigem Wasserstoff nur in Betracht gezogen wird, wenn die Anforderungen
an die Energiedichte am höchsten sind, wie z. B. bei Langstrecken-Lkw oder
Schiffen. Für die meisten Straßenfahrzeuge wird die komprimierte Speicherung
zum Standard.
PFI- und LP-DI-Systeme zielen darauf ab, homogene Wasserstoff-LuftGemische zum Zündzeitpunkt (IT) zu erzeugen. Dies ist mit PFI leichter zu
erreichen, da die Kraftstoff-Luft-Mischung vom Gemisch profitiert, das über
die Einlassventile strömt. Mit HP-DI ist eine Gemischschichtung zum IT möglich, was einen zusätzlichen Freiheitsgrad einführt. Es wurde berichtet, dass
die Schichtung möglicherweise den Kompromiss zwischen Motorwirkungsgrad und NOx-Emissionen (behandelt in Abschn. 3.5) verbessern könnte. Es
könnte auch eine Möglichkeit sein, Wärmeverluste zu reduzieren (diskutiert
in Abschn. 2.4), indem die Flamme von den Wänden ferngehalten wird. Wie
Verhelst jedoch überprüfte [22], ist die Gestaltung des Verbrennungssystems für
die Schichtung komplex, aufgrund der Wechselwirkung des Wasserstoffstrahls
mit dem Strömungsfeld im Zylinder, den Kammerwänden und dem Kolben. Dies
ändert sich im gesamten Betriebsbereich, da beispielsweise die Motordrehzahl

Wasserstoffbetriebene Ottomotoren

377

(und damit die Turbulenzniveaus im Zylinder) und die Luftdichte im Zylinder (mit
Drosselung oder Aufladung) variieren.
Neben dem Gemischbildungssystem ist auch das Luftmanagementsystem ein
wesentlicher Faktor für die Fähigkeiten des Motors. Wie bei jedem Kraftstoff ist
ein natürlich aspirierter Betrieb möglich, ebenso wie ein aufgeladener Betrieb – für
den sowohl Kompressor- als auch Turboaufladung verfügbar ist. Die Aufladung ist
relativ einfach und wurde bei Wasserstoffmotoren angewendet [12, 15], erfordert
jedoch Wellenleistung. Die Turboaufladung kann Abwärme zurückgewinnen, um
den Gesamtwirkungsgrad zu steigern, ist jedoch schwieriger: Wie bei anderen
Kraftstoffen besteht die Herausforderung darin, einen Turbolader an den Motor
anzupassen, entsprechend seinen Leistungszielen (mit dem Kompromiss zwischen
Leistungsdichte und Ansprechverhalten, siehe nächsten Abschnitt). Zusätzlich
gibt es bei wechselnden Gesamtabgasströmen, schneller Verbrennung und/oder
mageren Gemischen (und damit Änderungen der Abgastemperaturen) weniger
Abgasenthalpie im Wasserstoffbetrieb, um die Turbine anzutreiben.
Wir werden nun erörtern, wie die Wahl des Gemischbildungssystems und
der Strategie die erreichbare Leistungsdichte, Wirkungsgrad und Emissionen
in erster Linie beeinflusst, bevor die inhärenten Kompromisse zwischen diesen
Entwicklungszielen diskutiert werden. Abschn. 4 erklärt dann, wie diese
Kompromisse angegangen werden können.

3.2 Leistungsdichte und Ansprechverhalten
Wie bereits erwähnt, wenn man warten kann, bis der voluminöse gasförmige
Wasserstoff in den Motor eingeführt wird, bis das Einlassventil geschlossen
ist, profitiert die Leistungsdichte davon. Wenn also die Leistungsdichte für die
Anwendung wichtig ist, sind PFI-Systeme keine Option (siehe Abschn. 2.2, zu den
Unterschieden im volumetrischen Energiegehalt). Der zusätzliche Vorteil eines
DI-Systems und der Einspritzung nach IVC besteht darin, dass das Auftreten von
Rückzündungen vermieden werden kann. Da viele demonstrierte PFI-Fahrzeuge
mager laufen mussten, um die Temperaturen niedrig genug zu halten und somit
Rückzündungen zu verhindern, war ihre Leistungsdichte stark beeinträchtigt.
Beispielsweise hat ein natürlich aspirierter (NA) PFI-Motor, der bei  = 2 läuft,
nur die halbe Leistungsdichte eines stöchiometrischen NA-Benzinmotors [20].
Dennoch haben bisher alle demonstrierten Fahrzeuge PFI verwendet, da DI-Einspritzdüsen bis vor kurzem nicht verfügbar waren (siehe Abschn. 4.3). Dies lässt
sich durch die Herausforderung erklären, Einspritzdüsen zu entwerfen, die in der
Lage sind, große Mengen Wasserstoffgas in begrenzter Zeit zu liefern und eine
ordnungsgemäße Abdichtung für diesen sehr wenig schmierenden Kraftstoff zu
gewährleisten, während die Haltbarkeitsanforderungen in der rauen Umgebung der
Brennkammer erfüllt werden.
Wo Wasserstoffmotoren Dieselmotoren ersetzen sollen, wie sie in den meisten
kommerziellen Anwendungen verwendet werden, sind die Anforderungen an

378

S. Verhelst und J. W. G. Turner

die Leistungsdichte hoch, mit einem maximalen mittleren effektiven Bremsdruck (BMEP) von über 25 bar (etwa 200 Nm Drehmoment pro Liter Hubraum).
Daher ist neben DI auch eine Aufladung erforderlich. Ebenso wichtig in solchen
Anwendungen ist das Ansprechverhalten: Wie schnell kann der Motor eine plötzliche Änderung der Drehmomentanforderung erfüllen?

3.3 Wirkungsgrad
Wie bei jeder Anwendung ist auch bei Wasserstoffmotoren der erreichbare
Wirkungsgrad wichtig. Dies ist vielleicht noch wichtiger, wenn man die Kosten
für die Wasserstoffproduktion und die Herausforderung der Speicherung an Bord
berücksichtigt (der Wirkungsgrad beeinflusst die Fahrzeugautonomie). Wasserstoffmotoren wurden in Bezug auf die Effizienz meist gegenüber WasserstoffBrennstoffzellen heruntergespielt. Dies ignoriert jedoch die vielen Merkmale,
die es Wasserstoffmotoren ermöglichen, höhere Wirkungsgrade als mit konventionelleren Kraftstoffen zu erreichen:
• Hohe Brenngeschwindigkeit: Die daraus resultierende kürzere Verbrennungsdauer ist vorteilhaft für einen verlängerten Expansionshub.
• Hohe Verdünnungstoleranz: Die Fähigkeit, sehr mager oder mit hohen EGRRaten zu arbeiten, ermöglicht niedrigere Spitzentemperaturen und somit
reduzierte Wärmeverluste.
• Das hohe Verhältnis der spezifischen Wärmen: Da das Verhältnis der spezifischen Wärmen von Wasserstoff dem von Luft sehr nahe kommt, wird das Verhältnis der spezifischen Wärmekapazitäten des Luft-Kraftstoff-Gemisches durch
Luftverdünnung kaum beeinflusst, im Gegensatz zu konventionellen Kraftstoffen, bei denen der theoretische Wirkungsgrad durch den Betrieb nahe dem
stöchiometrischen Verhältnis leidet.
• Die weiten Entflammbarkeitsgrenzen: Bei konventionellen Kraftstoffen ist das
Abmagern des Luft-Kraftstoff-Gemisches für den Teillastbetrieb schwierig.
Dies ist bei Wasserstoff nicht der Fall, wo ein sehr magerer Betrieb möglich ist.
Daher muss man nicht auf Drosselung zurückgreifen, um den Teillastbetrieb zu
ermöglichen, und kann somit das Einführen von Pumpverlusten vermeiden.
• Kein Kohlenstoff in seiner molekularen Zusammensetzung: Dies eröffnet
zusätzliche Möglichkeiten in der Gemischschichtung – mit Hochdruck-DI, das
Mehrfacheinspritzungen ermöglicht, ist es möglich, Kraftstoff in eine Flamme
zu injizieren, die von einer früher gezündeten Einspritzung stammt, ohne sich
um z. B. Rußbildung zu sorgen (dies wird auch durch die weite Entflammbarkeitsgrenze auf der fetten Seite erleichtert). Dies kann potenziell genutzt
werden, um die Flamme von den Wänden des Brennraums fernzuhalten und
somit Wärmeverluste zu reduzieren.
• Hohe Selbstzündungstemperatur: Dies verzögert den Beginn der Selbstzündung
des Endgases und ermöglicht somit höhere Verdichtungsverhältnisse (unter der

Wasserstoffbetriebene Ottomotoren

379

Bedingung eines Motordesigns, das geeignet ist, Oberflächenzündung zu vermeiden, wie zuvor erklärt).
• Hoher Speicherdruck: Bei Verwendung von komprimierter Wasserstoffspeicherung bietet dies auf Fahrzeugebene das Potenzial für einen erhöhten
Motorwirkungsgrad durch Rückgewinnung eines Teils der Verdichtungsarbeit,
wenn ein Hochdruck-Direkteinspritzsystem verwendet wird, mit Einspritzung
bei oder nach dem oberen Totpunkt.
Beim Vergleich mit Brennstoffzellen ist es auch wichtig zu bedenken, dass der
Wirkungsgrad von Verbrennungsmotoren mit zunehmender Größe steigt (größere
Motoren haben Brennräume mit einem vergleichsweise geringeren Verhältnis von
Oberfläche zu Volumen und somit reduzierte Wärme- und Reibungsverluste) und
je höher sie belastet sind (vergleichsweise reduzierte Reibungsverluste). Dies wird
in Abschn. 4 wieder aufgegriffen.
Andererseits können einige Merkmale der Wasserstoffverbrennung zu zusätzlichen Verlusten und einer Verringerung des Wirkungsgrad führen:
• Wärmeverluste: Die hohen Flammentemperaturen und der kleine Löschabstand
von nahezu stöchiometrischen Wasserstoffflammen können zu erhöhten Wärmeverlusten führen (siehe Abschn. 2.4).
• Molarkontraktion: Bei der Verbrennung von Wasserstoff ist die Anzahl der Mole
der Verbrennungsprodukte kleiner als die Anzahl der Mole der Reaktanten, was
den Druckanstieg bei der Verbrennung verringert [13]. Dieser Effekt ist am
stärksten, wenn nahe dem stöchiometrischen Verhältnis gearbeitet wird.
• Niedrigere Leistungsdichte: Der Luftverdrängungseffekt von Wasserstoff bei Verwendung von externen Gemischbildungssystemen (PFI) verringert die erreichbare Leistungsdichte, wie bereits erwähnt. Dies verringert
des mechanischen Wirkungsgrad des Motors, da die relative Bedeutung der
Reibungsverluste zunimmt. Die Wiederherstellung der Leistung durch Aufladung verbessert die mechanische Effizienz, kann jedoch Pumpverluste einführen.
Abschn. 4 wird einige Werte zu den bisher nachgewiesenen Wirkungsgrad liefern.

3.4 Emissionen
Unabhängig von der Anwendung des Wasserstoffmotors müssen NOx-Emissionen
kontrolliert werden. Es gibt mehrere Möglichkeiten, entweder die NOx-Bildung
ganz zu vermeiden oder ihre Emissionen auf sehr niedrige Werte zu bringen.
Erstens, wie in Abb. 2 gezeigt, können Wasserstoffgemische kühl genug brennen,
um unter der NOx-Bildungstemperatur zu bleiben. Dies kann durch Verdünnung
erreicht werden, entweder durch einen ausreichend mageren Betrieb oder durch
Verdünnung mit rezirkuliertem Abgas (EGR). Dies ist also eine Möglichkeit,
sehr niedrige Emissionen sicherzustellen: eine Strategie anzuwenden, die die

380

S. Verhelst und J. W. G. Turner

­Verbrennungstemperaturen unter der NOx-Bildungstemperatur hält (und somit die
Notwendigkeit einer Nachbehandlung vermeidet).
Ein alternativer Ansatz besteht darin, NO x-Emissionen des Motors zu
akzeptieren, diese jedoch durch Nachbehandlung zu behandeln, um die Abgasemissionen auf ausreichend niedrige Werte zu reduzieren. Ein „Zwei-WegeKatalysator“ (TWC) hat sich als sehr effektiv erwiesen, da er mit Hilfe eines
Lambdasensors im Bereich der Stöchiometrie arbeitet und eine Umgebung
schafft, in der NO x mit unverbranntem Wasserstoff reagieren kann, wobei NO x
-Umwandlungsgrade von über 99 % erreicht werden, wodurch die NO x-Abgasemissionen auf ultraniedrige Werte gesenkt werden [10]. Für die höchsten
Umwandlungsgrade müssen die Abgastemperaturen 400 °C oder höher
erreichen und das Äquivalenzverhältnis sollte leicht fett sein, um ausreichend
Abgaswasserstoff für die Reaktion mit NO x sicherzustellen [3].
Ein weiterer Ansatz, wenn man die Vorteile des mageren Betriebs nutzen
möchte (weiter unten näher erläutert), besteht darin, magere NOx-Nachbehandlungssysteme zu verwenden, wie sie von Dieselmotoren oder Benzinmotoren mit Schichtbetrieb bekannt sind: entweder durch Verwendung eines NOx
-Speicherkatalysators, der mit unverbranntem Wasserstoff regeneriert wird, oder
mit einem System zur selektiven katalytischen Reduktion (SCR). Ein solches
SCR-System kann wie bei Dieselmotoren eine Harnstofflösung als Reagenz verwenden. Leider enthält Harnstoff – CO(NH2)2 – Kohlenstoff, sodass bei der
Reaktion CO2 entsteht. Wie in der Einleitung erklärt, werden wasserstoffbetriebene HD-Fahrzeuge als emissionsfrei eingestuft, wenn ihre CO2-Abgasemissionen unter 1 g/kWh liegen, was bedeutet, dass der Harnstoffverbrauch
begrenzt bleiben muss. Dober et al. [5] erwähnen, dass dies die zulässigen NOx
-Emissionen des Motors auf durchschnittlich etwa 2 g/kWh begrenzt.
Kohlenstoffemissionen aus der Harnstoffreaktion können vermieden werden,
indem stattdessen der Kraftstoff als Reagenz für SCR verwendet wird: Wasserstoff selbst kann diese Rolle übernehmen. Wie bei jedem SCR-System gibt
es jedoch ein Temperaturfenster für den maximalen Umwandlungsgrad. Die
Temperaturen müssen ausreichend hoch sein, damit die Reaktionen schnell genug
ablaufen, aber nicht zu hoch, da dies zu unerwünschten Reaktionen führen und der
Umwandlungsgrad verringern kann. Bei herkömmlichen, harnstoffbasierten SCRSystemen müssen die Abgastemperaturen 250 °C erreichen. Wasserstoffbasiertes
SCR wurde bisher noch nicht gründlich untersucht, sodass nur wenige Daten vorliegen, aber es wurde berichtet, dass es seinen höchsten Umwandlungsgrad bei
niedrigeren Temperaturen erreicht [18].
Für Anwendungen im Straßenverkehr sind die Emissionsstandards jetzt sehr
streng und umfassen auch Gesetze zu realen Fahrtemissionen, was bedeutet, dass
das Emissionskontrollsystem auch mit schnellen Transienten umgehen können
muss. Dies kann zu schnellen Änderungen der Äquivalenzverhältnisse führen
(abhängig von der verwendeten Betriebsstrategie) und somit (siehe Abb. 2) zu
schnellen Änderungen der Motor-x-NOx-Werten, begleitet von sich ändernden
Abgastemperaturen und somit Umwandlungsraten im Nachbehandlungssystem.
Um mit Motor-x-NOx-Emissionen umzugehen, die vorübergehend in einem

Wasserstoffbetriebene Ottomotoren

381

TWC- oder SCR-System nicht abgebaut werden können, beispielsweise weil
dessen Temperatur zu stark gesunken ist, sollte eine NOx-Speicherfunktion
integriert werden.
Dober et al. [5] geben an, dass, obwohl das Temperaturmanagement entscheidend ist, um ein optimal funktionierendes Nachbehandlungssystem zu gewährleisten (wie bei jedem Motor), der Betrieb mit Wasserstoff einige Vorteile bietet. Es
gibt keine Kompromisse hinsichtlich des Katalysator-Ansprechverhaltens: Späte
Verbrennung zur Erhöhung der Abgastemperaturen leidet nicht unter Verbrennungsinstabilität und kann nicht zu erhöhten HC-Emissionen führen. Außerdem haben
platinbasierte Oxidationskatalysatoren eine sehr niedrige Ansprechtemperatur für
Wasserstoff (in der Größenordnung von 100 °C).
Schließlich, neben der Sicherstellung einer ordnungsgemäßen Ölkontrolle zur
Vermeidung abnormaler Verbrennung (siehe früher), ist dies auch wünschenswert,
um die Kohlenwasserstoff-(HC)-Emissionen auf das niedrigstmögliche Niveau
zu begrenzen, indem die Menge an Schmieröl begrenzt wird, die entweder direkt
oder nach (teilweiser) Oxidation in das Abgas gelangen kann. Unvollständige Verbrennung oder Pyrolyse von Schmieröl kann auch Nanopartikel erzeugen. Ein Vergleich zwischen Wasserstoff-, Methan- und Benzinmotoren zeigte die niedrigsten
Partikelzahlen und Partikelmassen im Fall von Wasserstoff [16], wenn auch nicht
vernachlässigbar.
Für weiterführende Literatur zu Konzepten von Emissionskontrollsystemen für
Wasserstoffmotoren wird der Leser auf Sterlepper et al. [18] verwiesen.

3.5 Kompromisse
Wie bei jedem Kraftstoff- und Motortyp erfordert das Motordesign und der
Betrieb Kompromisse, die sich aus Abwägungen zwischen verschiedenen
Optimierungszielen ergeben. Idealerweise ist eine hohe Leistungsdichte möglich,
mit gutem Spitzen- und Teillast-Wirkungsgrad, gutem Ansprechverhalten und
all dies mit minimalen Schadstoffemissionen. Ebenso erfordert das Design eines
Wasserstoff-SI-Motors und die Optimierung seines Betriebs die Anerkennung
der inhärenten Abwägungen zwischen diesen Zielen. Diese werden hier in allgemeinen Begriffen diskutiert, bevor Abschn. 4 erörtert, wie diese grundlegenden
Prinzipien in die Praxis umgesetzt werden:
• Leistungsdichte versus NOx: Da der dominierende NOx-Bildungsmechanismus thermisch ist, führt jede Erhöhung der Leistungsdichte zu erhöhten NOx
-Emissionen durch erhöhte Spitzentemperaturen im Zylinder.
• Leistungsdichte versus Spitzenwirkungsgrad: Hier beeinflussen verschiedene
Elemente den endgültigen Kompromiss. Eine erhöhte Leistungsdichte verbessert den Spitzenwirkungsgrad durch verbesserten mechanischen Wirkungsgrad (verringerte relative Bedeutung der Reibungsverluste, vgl. Downsizing).
Die höchste Leistungsdichte wird jedoch bei stöchiometrischem Betrieb

382

S. Verhelst und J. W. G. Turner

erreicht, was zu erhöhten Wärmeverlusten und damit zu einer verringerten
Gesamteffizienz führt. Auch das Aufladen mit Druck führt zu Pumpverlusten.
• Ansprechverhalten versus NOx: Abhängig von der gewählten Motorsteuerungsstrategie kann eine plötzliche Änderung der Drehmomentanforderung durch
eine Erhöhung des Äquivalenzverhältnisses, eine erhöhte Drosselklappenöffnung oder einen erhöhten Ladedruck erfüllt werden. Dies kann zu einem
NOx-Spitze führen, entweder weil die NOx-Bildungstemperatur überschritten
wird, was zu erhöhten NOx-Emissionen führt, oder aufgrund eines momentanen
Mangels an Luft-Kraftstoff-Verhältnis-Kontrolle und einer daraus resultierenden
Verringerung der Nachbehandlungseffizienz. Auch ein magerer Ansatz zur
Senkung der NOx-Werte führt zu einer niedrigen Abgasenthalpie und stellt
somit eine Herausforderung für die Turboaufladung dar.
• Leistungsdichte versus Ansprechverhalten: Die Dimensionierung eines Turboladers für maximalen Leistungswirkungsgrad führt zu einer niedrigen Turbolader-Effizienz bei niedrigen Durchflussraten und ist somit nachteilig für das
Ansprechverhalten (wie bei jedem turbogeladenen Motor).
• Wirkungsgrad versus NOx: Einige Maßnahmen erhöhen sowohl den Wirkungsgrad als auch senken NOx, wie z. B. die Senkung der Spitzentemperaturen
(Reduzierung der Wärmeverluste). Einige Maßnahmen führen jedoch zu
einem Kompromiss zwischen diesen beiden Zielen, z. B. die Verzögerung
des Zündzeitpunkts, die sehr effektiv zur Reduzierung von NOx ist, da sie
die Spitzentemperaturen senkt, aber die verzögerte Verbrennungsphase führt
zu einem verringerten Wirkungsgrad. Spezieller für Wasserstoffmotoren ist
ein geschichteter Betrieb mit möglicherweise Einspritzung in eine Flamme
(siehe Abschn. 3.3) möglich und potenziell ein Weg zu erhöhtem Wirkungsgrad, muss jedoch gegen die erhöhten NOx-Emissionen aus den lokal heißeren
Flammen abgewogen werden. Schließlich, wie im ersten Punkt oben erwähnt:
Der Wirkungsgrad kann mit der Leistungsdichte steigen, was typischerweise zu
erhöhten NOx-Emissionen führt.

4 Vergangene und gegenwärtige F &E an Wasserstoff-SIMotoren und -Fahrzeugen
4.1 Einführung
Hier wird ein Überblick über vergangene und aktuelle Forschungs- und
Demonstrationsbemühungen zu Wasserstoff-SI-Motoren und -Fahrzeugen
gegeben. Es ist nicht beabsichtigt, umfassend zu sein, sondern vielmehr auf die
vorherigen Abschnitte zurückzuverweisen, um die Auswirkungen der Grundlagen
der Wasserstoffverbrennung und der oben genannten Kompromisse zu veranschaulichen. Verschiedene Konzepte werden erforscht, jedes mit seinen Vor- und Nachteilen.

Wasserstoffbetriebene Ottomotoren

383

Vergangene Arbeiten werden stark zusammengefasst, da jüngste technologische
Entwicklungen diese Arbeiten größtenteils veraltet gemacht haben (wie unten
beschrieben). Die Übersichtsarbeiten von Verhelst und Wallner [20] und Verhelst [22]
haben die meisten H2ICE-Fahrzeugdemonstratoren bis 2008 bzw. 2013 aufgelistet.
Alle diese Fahrzeuge verwendeten entweder Vergaser- oder Saugrohreinspritzmotoren und hatten daher im Vergleich zur ursprünglichen, meist benzinbetriebenen
Version eine geringere Leistungsdichte. Sie erfüllten die damaligen Schadstoffemissionsgrenzwerte und konnten in den Fällen, in denen der Motor für den Wasserstoffeinsatz optimiert war, einen höheren Gesamtwirkungsgrad des Motors als die
Benzinversion aufweisen (aufgrund von magerem Betrieb, höheren Verdichtungsverhältnissen, reduzierten Pumpverlusten bei Teillast usw., siehe Abschn. 3.3).
In den letzten Jahren haben technologische Entwicklungen bedeutende Fortschritte für Wasserstoffmotoren ermöglicht, wie von Keppy [8] dargelegt:
• Turboladersysteme haben sich stark entwickelt, zum Beispiel mit jetzt verfügbaren E-Boost-Systemen (elektrisch angetriebene Kompressoren, die leistungsdichteoptimierte Turbolader durch Bereitstellung eines transienten Ladedrucks
ermöglichen).
• Wasserstoffspeichersysteme wurden weiterentwickelt, mit einer Fahrzeug-Bordlagerung jetzt bis zu 700 bar Wasserstoffdruck.
• Direkteinspritzgeräte werden für Wasserstoff verfügbar (obwohl derzeit auf
niedrigen Druck begrenzt, wie unten zurückgekehrt wird).
• NOx-Nachbehandlungstechnologie hat sich enorm weiterentwickelt, insbesondere für Dieselmotoren. Somit haben sich die Fähigkeiten zur Behandlung
von NOx in einer sauerstoffreichen Umgebung erweitert und ihre Umwandlungsgrade haben zugenommen. Zum Zeitpunkt der oben genannten Übersichtsarbeiten [20, 22] wurden SCR-Systeme gerade für schwere Nutzfahrzeuge
eingeführt. Jetzt sind sie auch für leichte Nutzfahrzeuge weit verbreitet, ergänzt
durch NOx-Speicherkatalysatoren.
Auch im Vergleich zu den in den oben zitierten Übersichtsarbeiten zusammengefassten Arbeiten hat sich der Fokus verschoben: von damals hauptsächlich
Anwendungen im Pkw-Bereich zu jetzt Anwendungen im Schwerlastbereich.
Somit sind die Zielmotorspezifikationen jetzt die von schweren Dieselmotoren,
anstatt von leichten Benzinmotoren (die Anfang der 2000er Jahre meist noch ohne
Aufladung waren). Dies bedeutet beispielsweise viel höhere Anforderungen an
die Leistungsdichte (oder in Motorbegriffen, den maximalen mittleren effektiven
Druck, BMEP).
Im Folgenden überprüfen wir aktuelle Veröffentlichungen von Original
Equipment Manufacturers (OEMs), die Wasserstoffmotorprototypen vorstellen;
Motorenlieferanten, die Motorkomponenten präsentieren; und diejenigen, die
Marktfaktoren berücksichtigen. Wiederum ist die Idee, die in den vorherigen
Abschnitten skizzierten Schlüsselkonzepte zu veranschaulichen, um ein besseres
Verständnis der Designherausforderungen und -möglichkeiten für Wasserstoff-SIMotoren zu ermöglichen.

384

S. Verhelst und J. W. G. Turner

4.2 OEM-Prototypen von Wasserstoffmotoren
Die Deutz AG, ein bedeutender Motorenlieferant, hat über ihr Wasserstoffmotorenentwicklungsprogramm berichtet [14]. Die Entwicklungsziele für die von
Deutz anvisierten mobilen Maschinen umfassen einen BMEP zwischen 20 und
25 bar in einem bestimmten Drehzahlbereich, die Einhaltung der EU-Stage-VEmissionsvorschriften und weniger als 1 g/kWh CO2-Emissionen (siehe Abschn.
1). Der Basismotor ist ein 7,8-L-Dieselmotor, dessen Kolben ersetzt wurden, um
das Verdichtungsverhältnis auf 10:1 zu senken, und die Dieselinjektoren wurden
durch Zündkerzen ersetzt, wobei das Vierventil-pro-Zylinder-Layout beibehalten
wurde. Wasserstoff wird in der ersten Iteration des Motors durch PFI eingeführt,
der aufgeladen und zwischengelagert ist und mit einem gekühlten HochdruckEGR-System ausgestattet ist. Die Lastregelung erfolgt durch eine Kombination
aus Drosselung, Ladedruckregelung und variablem Luft/Kraftstoff-Äquivalenzverhältnis. Das Papier berichtet über den aktuellen Stand der virtuellen Entwicklung des Motors, unter Verwendung einer Simulationsumgebung, die mit
Daten aus Einzylinder-Messungen gespeist wird. Nach der Berichterstattung über
die Spitzenleistung, das Drehmoment und das Potenzial des Wirkungsgrads des
Motorkonzepts, wie sie aus der stationären Optimierung erhalten wurden (234 kW
bei 2250 U/min, 1325 Nm bei 1300 U/min und 40 %), geht es auf die Herausforderungen der dynamischen Optimierung ein (Sicherstellung, dass der Motor
Lastwechsel ausreichend schnell bewältigen kann). Insbesondere diskutieren
die Autoren den Kompromiss zwischen der Erfüllung eines Transientenzieles
durch ein vorübergehend fetteres Gemisch (während der Ladedruck aufgebaut
wird) und der daraus resultierenden erhöhten NOx-Produktion (siehe Abschn.
3.5). Erste Ergebnisse zeigen, dass eine schnelle Reaktion zu unakzeptabel
hohen NOx-Emissionen führt, selbst bei Zündzeitpunktverzögerung und SCRNachbehandlung. Im Papier nicht explizit diskutiert werden die durch die Verwendung eines PFI-Systems auferlegten Leistungsdichtebeschränkungen, da es
sehr schwierig ist, Rückzündungen aus 0D/1D-Motorsimulationen vorherzusagen. Die Autoren kommen jedoch zu dem Schluss, dass zur Erreichung der Entwicklungsziele ein Direkteinspritzsystem erforderlich sein wird.
MAN Truck & Bus SE hat kürzlich auch ihr Wasserstoffmotor-Konzept vorgestellt [17]. Ihre Zielanwendung ist ein Langstrecken-Lkw, was zu einem
16,8-L-Motor mit 368 kW (500 PS) Leistung und 2300 Nm Spitzendrehmoment
führt. Die Leistungs- und Drehmomentwerte sind etwas niedriger als bei dem
15,2-L-Dieselmotor, den der Wasserstoffmotor ersetzen soll. Der Grund für diese
„Motorvergrößerung“ (durch eine vergrößerte Bohrung) ist, ein akzeptables Drehmomentverhalten sicherzustellen, ohne die NOx-Ziele zu überschreiten. Das
Verdichtungsverhältnis für den wasserstoffbetriebenen Zündstrahlmotor wird
im Bereich von 11–13 angegeben, und Wasserstoff wird durch ein NiederdruckDI-System (maximaler Kraftstoffdruck beträgt 22 bar) zugeführt, wodurch die
Möglichkeit einer Rückzündung ausgeschlossen wird. Die Autoren diskutieren
die Änderungen des Wasserstoffmotors im Vergleich zum Basismotor Diesel.

Wasserstoffbetriebene Ottomotoren

385

Bemerkenswert sind die neuen Kolbenringe zur Reduzierung des Ölverbrauchs,
die „kalte“ Zündkerze und Anpassungen am Kühlkreislauf zur Begrenzung
der Materialtemperaturen (diese drei Maßnahmen stehen wahrscheinlich im
Zusammenhang mit der Verhinderung abnormaler Verbrennung, siehe Abschn.
2.3). Sie vergleichen auch die Gemischhomogenität zwischen einem PFI- und
einem DI-Konzept und stellen fest, dass letzteres aufgrund der kürzeren Mischzeit
und des -raums sowie der fehlender turbulenter Strömung des Gemisches über das
Einlassventil mehr Herausforderungen hat, ein homogenes Gemisch zu erreichen.
Die Optimierung der Gemischhomogenität bei Verwendung der Direkteinspritzung
nach dem Schließen des Einlassventils (IVC) ist noch im Gange.
Interessanterweise verwendet das vorgeschlagene Konzept sowohl DI vor
als auch nach IVC. Wenn es möglich und vorteilhaft ist, wird die Einspritzung
vor IVC verwendet, um den volumetrischen Wirkungsgrad zu beeinflussen
(siehe Abschn. 2.2), um die Abstimmung des Turboladers zu erleichtern. Die
Gaswechselarbeit kann dann reduziert werden. Zu diesem Zweck wurde auch
der Einsatz von EGR untersucht. Die Verbesserung des Gaswechsels ist auch
wichtig, um die Menge an heißen Rückständen zu reduzieren, die zu Frühzündungsproblemen führen könnten. Daher wird behauptet, dass eine 10 %ige
Steigerung der erreichbaren Leistungsausgabe durch den Einsatz von EGR möglich ist, da es dann möglich ist, die Frühzündungsgrenzen zu verschieben. Der
Mehrzylinder-Prototyp zeigte einen effektiven Spitzenwirkungsgrad von 44 %,
von dem die Autoren behaupten, dass er durch zusätzliche Optimierung weiter
gesteigert werden kann. Es ist bemerkenswert, diesen Motor mit den früher bei
MAN demonstrierten Wasserstoffmotoren zu vergleichen, was zeigt, dass die
Leistungsdichte von 16 kW/L Hubraum auf etwa 22 kW/L gestiegen ist. Neben
den Fortschritten im Gaswechsel ist der Wechsel von PFI zu DI der Hauptfaktor
für diesen 37 %igen Anstieg (der mit dem theoretischen Anstieg von 42 % verglichen werden kann, der in Abschn. 2.2 erwähnt wird). Dieser Anstieg ging mit
erhöhten NOx-Emissionen am Motorausgang einher, sodass ein Nachbehandlungssystem erforderlich ist. Das Diesel-Nachbehandlungssystem wurde übernommen,
jedoch ohne den Dieseloxidationskatalysator (DOC) und den Dieselpartikelfilter
(DPF). Neben dem SCR-System wurde auch der Ammoniakschlupfkatalysator
(ASC) beibehalten, der eine zusätzliche Funktion erhält: die Umwandlung von
unverbranntem Wasserstoff in Wasser. Es wird festgestellt, dass die Einhaltung der
EURO-VI-Vorschriften erreichbar ist.
Die Keyou GmbH hat ein Nachrüstkonzept für eine erste Generation von
Wasserstoffmotoren entwickelt, ausgehend von einer Dieselmotorkonstruktion und
deren Anpassung, um sie für Wasserstoff geeignet zu machen [6]. Dies beinhaltet
den Austausch der Dieselinjektoren durch Zündkerzen, die Reduzierung des Verdichtungsverhältnisses mit neuen Kolben und die Montage eines PFI-Systems. Die
von den Autoren angegebene Motorgeometrie entspricht der von Deutz, die von
[14] diskutiert wird, da beide Unternehmen bei der Wasserstoffmotorentechnologie zusammenarbeiten. Der Einspritzzeitpunkt ist so gewählt, dass Wasserstoff
während der offenen Periode der Einlassventile eingespritzt wird, um die Wahrscheinlichkeit einer Rückzündung zu verringern. Der reduzierte volumetrische

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S. Verhelst und J. W. G. Turner

Wirkungsgrad wird durch geeignete Turboaufladung kompensiert. Wie bei den
oben diskutierten Motoren werden die Herausforderungen der Turboaufladung
ausführlich behandelt, wie der Kompromiss zwischen Drehmomentverhalten
und NOx-Emissionen. Es werden mehrere Steuerungsstrategien diskutiert, um
das Ansprechverhalten bei Übergängen zu handhaben, einschließlich der Beeinflussung der Kraftstoffzufuhr (Beeinflussung des Äquivalenzverhältnisses), des
Zündzeitpunkts und der Positionen des EGR-Ventils (hochdruckgekühltes EGR),
des Drosselklappenventils und des Wastegates. Auch die kurze und magere Verbrennung mit Wasserstoff senkt die Abgastemperaturen und damit die Abgasenthalpie. In einem Versuch, die Enthalpie, die die Turbine erreicht, zu erhöhen,
untersuchten die Autoren die Wirkung eines isolierten Abgaskrümmers. Obwohl
eine Erhöhung des Motordrehmoments bei niedrigeren Motordrehzahlen gezeigt
wurde, waren die Ergebnisse hinsichtlich der Motordynamik nicht schlüssig.
Interessanterweise zeigte frühere Arbeit einiger Autoren, wie das hochdruckgekühlte EGR nicht nur zur Reduzierung der NOx-Emissionen beitrug, sondern
auch das Klopfen milderte [9].

4.3 Motorkomponenten
Automobilzulieferer untersuchen auch den sich entwickelnden Markt für H2
ICEs und demonstrieren Motorkomponenten dafür. Wie oben mehrfach erwähnt,
bieten DI-Injektoren einen Sprung in der Leistungsdichte von Wasserstoffmotoren,
daher ist dies ein sehr aktiver Entwicklungsbereich. BorgWarner [5] diskutiert
die spezifischen Komponenten eines Wasserstoffmotors und konzentriert sich auf
das Einspritzsystem. Da frühe DI am einfachsten zu erreichen ist (im Vergleich
zu später DI), da nur ein moderater Einspritzdruck erforderlich ist und bereits
die Beseitigung von Rückzündungen und den Sprung in dem volumetrischen
Wirkungsgrad ermöglicht, ist dies der Hauptweg, den die meisten OEMs derzeit einschlagen. Höhere Drücke sind attraktiv, da sie einen kompakteren Injektor
ermöglichen, aber die Entwicklungsherausforderung erhöhen, da es nicht einfach ist, das sehr leichte Wasserstoffmolekül abzudichten, insbesondere in
Abwesenheit von Kraftstoffschmierfähigkeit. BorgWarner hat sich entschieden,
eine Reihe von Injektoren für einen Einspritzdruck von 20–40 bar zu entwickeln
[5]. Die Abdichtungsherausforderung wird durch ein nach außen öffnendes
Ventil angegangen, das auch die erforderlichen hohen Durchflussraten ermöglicht. Interessanterweise ermöglicht das Design die Montage einer Deflektorkappe, um eine gewisse Flexibilität bei der Sprühzielrichtung zu ermöglichen, je
nachdem, wie der Injektor in der Brennkammer montiert werden kann – es wird
behauptet, dass dies entscheidend ist, um eine gute Kraftstoff-Luft-Mischung zu
erreichen: Reduzierungen von Motor-aus NOx um 50 % werden als durch eine
ordnungsgemäße Gemischbildung erreichbar angegeben.

Wasserstoffbetriebene Ottomotoren

387

Die meisten Konzepte gehen von einer komprimierten Wasserstoffspeicherung
aus, sodass keine Kraftstoffpumpe erforderlich ist, da der Hochdruckkraftstoff somit bereits verfügbar ist. Eine Reihe von Komponenten im Kraftstoffversorgungssystem sind denen von Brennstoffzellenfahrzeugen gemeinsam, sodass
sie übernommen werden können.
Was definitiv erforderlich ist, ist ein angepasster Turbolader. Grundsätzlich
erfordern alle Konzepte eine Verdünnung, um die Temperaturen in der Brennkammer zu senken und so eine anormale Verbrennung zu vermeiden (neben der
Senkung der Wärmeverluste und Motor-aus NOx). Dies stellt hohe Anforderungen
an den Turbolader: hohe Massenstromraten und Druckverhältnisse sind erforderlich. Dies kann etwas gemildert werden, wenn es mit einem Hochdruck-EGRSystem kombiniert wird. Wie in der Einleitung dieses Abschnitts erwähnt, können
die Entwicklungen im Bereich der Aufladung (zweistufig, VGT, e-Boost usw.)
genutzt werden, um inhärente Kompromisse zu verbessern.
Wenn EGR verwendet wird, muss berücksichtigt werden, dass dieses viel
Wasser (das Hauptverbrennungsprodukt) enthalten wird. Um eine übermäßige
Verdünnung des Schmieröls zu vermeiden, muss dieses kondensiert und entfernt werden. Schmieröle müssen neu formuliert werden, teilweise aufgrund der
Änderung der Verbrennungsprodukte (mehr Wasser, aber keine Kohlenstoffablagerungen oder Ruß, die gelöst/aufgehängt werden müssen), und teilweise
um mit Blowby kompatibel zu sein, das Wasserstoff enthalten kann – was gezeigt
wurde, dass es mit Viskositätsverbesserern reagiert und somit die Ölqualität verschlechtert [19].
Strategien, die Schritte im Äquivalenzverhältnis beinhalten, wie in den vorherigen Abschnitten diskutiert, erfordern eine ordnungsgemäße Kontrolle des
Luft-Kraftstoff-Verhältnisses. Daher ist eine genaue Ablesung des Abgas-LambdaSensors erforderlich. Dies wird durch die Wirkung von unverbranntem Wasserstoff
(wie z. B. durch Wasserstoffschlupf während Transienten) auf das Signal solcher
Sensoren kompliziert [19].

4.4 Marktüberlegungen
Hier überprüfen wir einige aktuelle Veröffentlichungen, die sich weiterhin auf
technische Merkmale konzentrieren, aber ihre Auswirkungen auf Anwendungsbereiche diskutieren, in denen Wasserstoffmotoren wettbewerbsfähig werden
könnten. Teilweise wurde dies bereits früher diskutiert, wie in der Einleitung, die
den Anreiz für Wasserstoffmotoren durch die kürzlich eingeführte EU-Gesetzgebung für schwere Nutzfahrzeuge erklärt; und in Abschn. 4.2, der einige aktuelle
Entwicklungsbemühungen von OEMs überprüft, die alle aus dem Schwerlastsektor stammen. Langstrecken-Lkw und Geländefahrzeuge sind Beispiele für
Anwendungen, die schwer zu elektrifizieren sind und bei denen Wasserstoffverbrennungsmotoren attraktiver sein könnten als Brennstoffzellen, wie im Folgenden
weiter erläutert wird.

388

S. Verhelst und J. W. G. Turner

Der Hersteller von mobilen Maschinen für den Nicht-Straßenverkehr (NRMM)
Liebherr GmbH präsentierte die Ergebnisse einer Studie, die verschiedene
Antriebsstränge für einen ihrer Teleskoplader untersuchte [2]. Es gibt auch im
NRMM-Sektor einen starken Antrieb in Richtung ultraniedriger Emissionen,
wobei einige der Maschinen manchmal in Gebäuden betrieben werden (z. B. im
Bauwesen oder in der Landwirtschaft). Gleichzeitig wird ein Teil der Arbeit an
abgelegenen Standorten durchgeführt, sodass batterieelektrisch dann keine Option
ist, da dies zu einer zu begrenzten Autonomie führen würde, und selbst in Städten
könnte dies problematisch sein, da für einige der Maschinen kontinuierlich hohe
Lasten üblich sind, die von lokalen Netzen schwer zu bewältigen sind.
Diese kontinuierlich hohen Lasten bringen auch einen Wettbewerbsvorteil
von Wasserstoffverbrennungsmotoren gegenüber Brennstoffzellen: Erstens sind
die Wirkungsgrade von Verbrennungsmotoren bei hohen Lasten am höchsten,
während sie umgekehrt bei Brennstoffzellen unter diesen Bedingungen am
niedrigsten sind. Für Anwendungen im mittleren und schweren Bereich (d. h.
Leistungsabgaben über etwa 200 kW) gibt es daher einen Schnittpunkt, an dem
Wasserstoffmotoren genauso effizient oder effizienter sind als Brennstoffzellen
(bei etwa 80 % der Nennleistung). Zweitens haben sowohl ICEs als auch FCs
(auf Systemebene) Wirkungsgrade unter 50 %, sodass viel Abwärme abgeführt
werden muss. Bei Verbrennungsmotoren wird ein großer Teil dieser Abwärme von
den Abgasen getragen; und selbst die in das Kühlmittel abgegebene Wärme steht
bei relativ hohen Temperaturen zur Verfügung. Brennstoffzellen hingegen haben
kühleres Kühlmittel (80 gegenüber 110 ◦C) und viel weniger Wärme in ihren
Abgasen. Dies erhöht die erforderliche Kühleroberfläche erheblich, was bereits für
viele NRMM-Anwendungen ein Problem darstellt: Sie arbeiten oft in staubigen
Umgebungen, bei sehr niedrigen Geschwindigkeiten (was viel Leistung für den
Kühlerlüfterantrieb erfordert); und die Maschinengröße muss aus Gründen des
Standortzugangs und der Sicht des Bedieners begrenzt sein. Das Verpacken des
Antriebsstrangs ist daher für die Wasserstoffmotoroptionen einfacher.
MAN [17] stellt ebenfalls fest, dass es einen Markt für Wasserstoffmotoren
gibt, wo ein „robuster Antriebsstrang, der in rauen Umgebungen betrieben werden
kann“, benötigt wird. BorgWarner [5] weist darauf hin, dass Verbrennungsmotoren
keinen Wirkungsgradverlust im Laufe der Zeit erleiden, während Brennstoffzellen
dies tun, und dass es immer noch Bedenken hinsichtlich der Haltbarkeit von FCs
gibt.

5 Schlussfolgerungen und Ausblick
Dieses Kapitel führte Wasserstoff-Fremdzündungsmotoren ein, beginnend mit
den Grundlagen der Wasserstoffverbrennung. Ein gutes Verständnis dieser Grundlagen ist entscheidend, um die derzeit sehr aktive Entwicklung von Wasserstoff-FZ-Motoren und deren Hauptmerkmale zu verstehen. Wie bei jedem
Verbrennungsmotor wird das Design von mehreren Kompromissen bestimmt.

Wasserstoffbetriebene Ottomotoren

389

Diese sind teilweise zwischen Wasserstoffmotoren und herkömmlichen Motoren
ähnlich (zum Beispiel der Kompromiss zwischen Drehmomentverhalten und
Schadstoffemissionen) und teilweise unterschiedlich (z. B. aufgrund des Fehlens
von Kohlenstoff im Kraftstoff, aber auch der Anfälligkeit für Frühzündung),
und wurden ausführlich diskutiert. Der Hauptansatz, der derzeit von Motorenentwicklern verfolgt wird, ist das Fremdzündungskonzept, da es die einfachste
Option ist, um die gesetzliche Definition von „Null-Emissionen“ zu erfüllen. Das
Design dieser FZ-Motoren strebt nach perfekter Homogenität des Kraftstoff-LuftGemisches, was eine Herausforderung darstellen kann, da Direkteinspritzung
erforderlich ist, um Leistungsdichteziele zu erreichen, und notwendig ist aufgrund
der exponentiellen Abhängigkeit der Verbrennungstemperatur vom Äquivalenzverhältnis und somit NOx-Emissionen und abnormalen Verbrennungsphänomenen.
Im Vergleich zu älterer Literatur wurde in diesem Kapitel mehr Aufmerksamkeit auf Anwendungen im mittleren und schweren Bereich, wie Lkw und
NRMM, als auf Anwendungen im leichten Pkw-Bereich gelegt, die zuvor meist
im Fokus standen. Auch dies wird durch die aktuellen Trends in der Gesetzgebung
erklärt, bei denen der leichte Sektor elektrifiziert wird, was sich jedoch als viel
schwieriger erweist für Anwendungen mit höheren Anforderungen an Leistung
und Autonomie. Die Stärken von Wasserstoffverbrennungsmotoren gegenüber
Brennstoffzellen für (einige) dieser Anwendungen wurden ebenfalls diskutiert,
einschließlich Verpackung, Haltbarkeit und Wirkungsgrade, die wettbewerbsfähig
sind für Anwendungen, die häufig hohe Leistung erfordern.
Danksagungen Die Autoren möchten den zahlreichen Projekten danken, die es ihnen
ermöglichten, Wasserstoff als Brennstoff für Verbrennungsmotoren zu untersuchen, sowie den
daraus resultierenden Diskussionen mit Kollegen, die ebenfalls daran arbeiten. Insbesondere
wird das BEST-Projekt – Belgian Energy SysTem, unterstützt durch den Energiewendefonds
des Föderalen Öffentlichen Dienstes für Wirtschaft, KMU, Selbständige und Energie, anerkannt.
Ebenso wird das CHyPS-Projekt – Clean Hydrogen Propulsion for Ships, unterstützt durch
Flanders Innovation and Entrepreneurship (VLAIO), und das Baekeland-Ph.D.-Stipendium, das
von VLAIO vergeben und von der Anglo Belgian Corporation nv. (Baekeland HBC.2019.2574)
mitfinanziert wird, sowie allgemeine grundlegende Wasserstoffverbrennungsprojekte, die von
der King Abdullah University of Science and Technology und dem Saudi Aramco Research and
Development Center unterstützt werden, anerkannt.

Literatur
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Wasserstoffbetriebene Ottomotoren

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Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren
Pavlos Dimitriou

Zusammenfassung Der Kompressionszündungsmotor (CI) ist seit mehreren Jahrzehnten das Arbeitspferd der globalen Wirtschaft. Aufgrund der Notwendigkeit,
den globalen Klimawandel zu bekämpfen, hängt das langfristige Überleben des
CI-Motors jedoch von seiner Fähigkeit ab, mit alternativen kohlenstoffneutralen
Kraftstoffen zu arbeiten. Wasserstoff hat ausgezeichnete Verbrennungseigenschaften, die ihn für den Einsatz in CI-Motoren geeignet machen. Er hat jedoch
eine hohe Selbstzündungstemperatur, die seinen Betrieb als Sekundärbrennstoff
in einem Zweistoffmotor einschränkt, es sei denn, es ist eine Zündquelle wie
eine Glühkerze vorhanden. Wasserstoff-Zweistoff-CI-Motoren zeigen dieselähnliche Verbrennungseigenschaften und sind weniger anfällig für den Verlust der
Kontrolle des Verbrennungsprozessesg bei hohen Lasten oder das Auftreten von
abnormalen Verbrennungsereignissen, die häufig in Wasserstoff-Fremdzündungsmotoren auftreten. Die größte Herausforderung bei der Implementierung von
Wasserstoff-Zweistoffmotoren ist die hohe Verbrennungstemperatur, die zur
Produktion von hohen Stickoxidemissionen (NOx) führt, die mit Nachbehandlungstechnologien behandelt werden müssen. Nichtsdestotrotz sind Wasserstoff-Zweistoff-CI-Motoren eine kostengünstige und ausgereifte Technologie, die die
Kohlenstoffemissionen erheblich reduzieren kann. In den letzten Jahrzehnten
wurde umfangreiche Forschung zur Anpassung dieser Technologie als mittelfristige Dekarbonisierungslösung durchgeführt.

P. Dimitriou (*)
Department of Mechanical Engineering (Robotics), Guangdong Technion-Israel Institute of
Technology, Shantou, China
E-Mail: pavlos.dimitriou@gtiit.edu.cn
P. Dimitriou
Technion – Israel Institute of Technology, Technion City, Israel
P. Dimitriou Guangdong Provincial Key Laboratory of Materials and Technologies for Energy
Conversion, Guangdong Technion-IsraelInstitute of Technology, Shantou, China
© Der/die Autor(en), exklusiv lizenziert an Springer Nature Switzerland AG 2025
E. Tingas, Wasserstoff für zukünftige Wärmekraftmaschinen,
https://doi.org/10.1007/978-3-031-76380-9_9

393

394

P. Dimitriou

1 Einführung/Frühe Jahre
Der Kompressionszündungsmotor (CI) ist seit mehreren Jahrzehnten das Arbeitspferd der globalen Wirtschaft und unterstützt die Stromerzeugungs-, Automobilund Schifffahrtsindustrie. CI-Motoren – oft als Dieselmotoren bezeichnet – sind
die bevorzugte Technologie für Anwendungen mit hohem Drehmomentbedarf.
Sie sind robust und widerstandsfähig, können einem hohen Verdichtungsverhältnis (CR) standhalten und werden für ihre Kraftstoffeffizienz, Langlebigkeit und
die Fähigkeit geschätzt, mit einer Vielzahl von Kraftstoffen mit unterschiedlichen
Eigenschaften zu arbeiten.
Seit der Erfindung des Dieselzyklus besteht ein erhebliches Interesse daran, CIMotoren mit Kraftstoffen mit unterschiedlichen Eigenschaften zu betreiben. Dementsprechend wurden verschiedene Arten von Kraftstoffen mit unterschiedlichen
Heizwerten, Flammgeschwindigkeiten und Selbstzündungseigenschaften getestet,
um ihre Zündfähigkeit unter hohen Verdichtungsbedingungen zu bewerten. Im
Jahr 1918 klassifizierte Herbert Hass in seinem Buch mit dem Titel „The Diesel
Engine—Its Fuels and Its Uses“ [1] drei Gruppen von flüssigen Kraftstoffen, die
für den Betrieb in Dieselmotoren geeignet sind. Dazu gehören Kraftstoffe, die
aus gesättigten und ungesättigten Kohlenwasserstoffen bestehen, die relativ reich
an Wasserstoff sind; aromatische Kohlenwasserstoffe oder Benzolderivate; und
Pflanzenöle, die Glyceride von Fettsäuren sind. Das gemeinsame Merkmal dieser
drei Kraftstoffkategorien ist die Leichtigkeit, mit der das Ölgas bei niedrigen
Temperaturen entsteht. Mehrere gasförmige Kraftstoffe wie Propan und Wasserstoff wurden ebenfalls für den Einsatz in CI-Motoren bewertet; jedoch stellten
Forscher schnell die Kompressions- und Selbstzündungsgrenzen des Dieselmotors
mit diesen Kraftstoffen fest. Kraftstoffe mit hohen Selbstzündungstemperaturen
wie Wasserstoff sind bei den Standard-CRs und nicht beheizten Ansaugbetriebsbedingungen von Dieselmotoren nicht verbrennbar. Daher ist die Kraftstoffflexibilität von Dieselmotoren stark eingeschränkt.
Wasserstoff – das häufigste Element im Universum – ist ein kohlenstofffreies
Gas, das auf verschiedene Weise gewonnen werden kann und als eine tragfähige
Energiequelle zur Versorgung der globalen Wirtschaft angesehen wird. Das
Interesse an der Nutzung von Wasserstoff zur Erzeugung von Antriebskraft reicht
zwei Jahrhunderte zurück, als Wasserstoff zur Erzeugung von Antriebskraft in
Maschinen verwendet wurde [2]. Zu Beginn des 19. Jahrhunderts baute François
Isaac de Rivaz den ersten Verbrennungsmotor, der mit einem Gemisch aus Wasserstoff und Sauerstoff betrieben wurde, das durch einen elektrischen Volta-Starter
gezündet wurde. Dieser Motor wurde anschließend verwendet, um das erste vierrädrige Prototypfahrzeug zu betreiben, das mit Wasserstoff und Sauerstoff lief.
Fast zwei Jahrzehnte später wurde Wasserstoff als Brennstoff für den Antrieb
von Dampfmaschinen unter Verwendung der durch die Wasserstoffverbrennung
erzeugten Wärme in Betracht gezogen. Andere Ansätze zur Verbrennung von
Wasserstoff in einem Verbrennungsmotor umfassen den Wasserstoff/AmmoniakNork-Hydro-Motor, der 1933 entwickelt wurde [3]. Im Jahr 1941, während

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

395

des Zweiten Weltkriegs, prüften die Deutschen aufgrund der Turbulenzen in der
globalen Ölversorgung die Machbarkeit der Verwendung von Wasserstoff zur
Betankung ihrer Militärlastwagen. Ebenso führte die von der Organisation erdölexportierender Länder (OPEC) angeführte Ölkrise in den 1970er Jahren zu Untersuchungen über die Machbarkeit der Nutzung von Wasserstoff zur Versorgung von
Maschinen und Fahrzeugen. Die meisten dieser Bemühungen konzentrierten sich
jedoch auf Ottomotoren, bei denen Wasserstoff mit einer Zündquelle verbrannt
wurde.
Untersuchungen zur CI von gasförmigen Kraftstoffen wie Wasserstoff für
Hilfsanwendungen reichen bis in die frühen 1900er Jahre zurück; zum Beispiel
die von Dixon und Crofts [4] und Tizard und Pye [5]. Die hohe Selbstzündungstemperatur von Wasserstoff und sein relativ leichtes Detonationsverhalten wurden
bereits in dieser frühen Phase beobachtet. Ein erster Versuch, die Wasserstoffverbrennung in einem CI-Motor zu implementieren, wurde in [6] berichtet. Die
Studie zielte darauf ab, die Möglichkeit zu bewerten, einen Teil des volumenbeschränkten Öls, das während des Fluges in einem Luftschiff gelagert wird,
durch den aus dem Abgas des Motors freigesetzten Wasserstoff zu ersetzen.
Mucklow [6] verwendete einen Einzylinder-Crossley-FeststoffeinspritzSchwerölmotor – Typ 0122 – für seine experimentelle Untersuchung; der Motor
hatte eine normale Drehzahl von 211 U/min und eine Herstellerbewertung
von 66 PS. Eine Reihe von Versuchen wurde mit einer maximalen Wasserstoffsubstitutionsrate von etwa 3 % des Luftversorgungsvolumens und 14 % des ÖlKraftstoffversorgungsgewichts unter verschiedenen Lasten durchgeführt. Die
Ergebnisse waren zufriedenstellend, mit nur einer geringfügigen Reduzierung
des thermischen Wirkungsgrads aufgrund einer langsameren Verbrennungsrate
während des Expansionshubs.
Die positiven vorläufigen Ergebnisse der ergänzenden Wasserstoffverbrennung
führten zu einem erhöhten Interesse an der Bewertung der Auswirkungen höherer
Wasserstoffsubstitutionsraten, trotz des Bedarfs an zusätzlicher Wasserstoffspeicherung im Flugzeug. Forscher glaubten, dass, wenn Wasserstoff die gleiche
Verbrennungseffizienz wie flüssiger Kraftstoff bieten könnte, das erforderliche
Kraftstoffgewicht erheblich abnehmen würde, mit einem proportionalen Anstieg
der Nutzlastkapazität aufgrund der höheren Wärmeenergie des gasförmigen
Kraftstoffs im Vergleich zu Öl. Im Jahr 1930 versuchten Helmore und Strokes
[7], einen Einzylinder-CI-Motor mit reinem Wasserstoff bei einem CR von 11,6
zu betreiben, mit dem Ziel, den im Luftschiff gelagerten Kraftstoff erheblich zu
reduzieren. Dieser Ansatz erwies sich jedoch als katastrophal, mit Fehlzündungen
und heftigen Detonationsmustern, und der Versuch musste aufgegeben werden.
Im Jahr 1936 präsentierte das National Advisory Committee for Aeronautics
(NACA) eine wissenschaftliche Studie über die Verwendung von Wasserstoff
als Kraftstoff in CI-Motoren [8]. Ziel der Untersuchung war es festzustellen, ob
eine bestimmte Menge Wasserstoff in einem CI-Motor verwendet werden könnte,
um den Anstieg des Auftriebs eines Luftschiffs aufgrund des Kraftstoffölverbrauchs auszugleichen. Der entworfene Einzylinder-Viertakt-CI-Motor und die
Hilfsausrüstung, die für die Bereitstellung eines kontrollierten Wasserstoffflusses

396

P. Dimitriou

Abb. 1 Einzylinder-Wasserstoff-Kompressionszündungs-Testmotor und Hilfsausrüstung, verwendet vom National Advisory Committee for Aeronautics (NACA) [8]

erforderlich sind, sind in Abb. 1 dargestellt. Der Motor arbeitete bei allen Lasten
zufriedenstellend mit Wasserstoff-Luft-Gemischen von bis zu 12 % und Öl-Kraftstoffmengen von 0,07–3,5 × 10−4lbs pro Zyklus. Der Motor lief jedoch nicht nur
mit Wasserstoff, und jede Abschaltung der Ölversorgung stoppte den Betrieb des
Motors sofort. Als der Motor mit Wasserstoff bei einem CR von 13,4 im Leerlauf betrieben wurde, reduzierte sich der effektive Wirkungsgrad um bis zu 9 %
im Vergleich zu dem mit nur Kraftstofföl; jedoch stieg der effektive Wirkungsgrad bei hohen Motorlasten um bis zu 19 %. Bei einem CR von 15,6 betrug
die Reduzierung des effektiven Wirkungsgrads im Leerlauf nur 4 %, mit einem
Anstieg von bis zu 13 % bei hohen Motorlasten. Die Studie kam zu dem Schluss,
dass das Verbrennen von Wasserstoff- und Kraftstoffölmischungen bei CRs von
13,4 und 15,6 den Gewichtsverlust eines Luftschiffs aufgrund des Kraftstoffölverbrauchs und den daraus resultierenden Auftriebsanstieg ausgleichen könnte.
Die 1940er Jahre waren ein bedeutendes Jahrzehnt für den Verbrennungsmotor.
Die von den Alliierten während des Zweiten Weltkriegs gegen die Besatzungstruppen durchgeführte Öl-Kampagne umfasste die Zerstörung von Ölraffinerien
und Lagerdepots, was zu gefährlich niedrigen Ölbeständen führte [9]. Dies führte
zu einem erneuten Interesse an der Verwendung von Wasserstoff als Kraftstoff
zur Versorgung von Militärausrüstung und Fahrzeugen. Der 1941 GAZ-AALkw, der mit einem wasserstoffbetriebenen Ottomotor lief, und die wasserfreien
Ammoniakbusse, die 1943 in Belgien betrieben wurden, sind Beispiele für die
Forschung, die darauf abzielte, durch die Verwendung alternativer Kraftstoffe in
Verbrennungsmotoren unabhängig von fossilen Brennstoffen zu werden. Dennoch
blühten das Interesse und die Forschung zur Verwendung von Wasserstoff in CIMotoren nicht auf.

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

397

Elliot und Davis [10] untersuchten die Auswirkungen des Ersatzes eines
Teils des in einem Zweitakt-CI-Motor verwendeten Dieselkraftstoffs durch verschiedene gasförmige Brennstoffe wie Wasserstoff, Erdgas, Propan und Butan.
Ihre Forschung hob die Bedeutung der unteren Entzündungsgrenze des gasförmigen Brennstoffs für eine optimale Verbrennung ohne Verlust der Kontrolle
des Verbrennungsprozesses hervor. Für Wasserstoff wurde die untere Zündungsgrenze auf etwa 10 % Volumenanteil geschätzt; oberhalb dieser Grenze wird das
System unfähig, die umgewandelte Energie produktiv zu nutzen, und zerstreut
sie als thermische, Reibungs- und Schwingungsenergie. Der Verlust der Kontrolle
des Verbrennungsprozesses in einem Dual-Fuel-CI-Motor aufgrund der spontanen
Zündung des Endgases ist dasselbe wie das Klopfphänomen, das in Ottomotoren
beobachtet wird [11]. Die Grenzen der klopffreien Leistung stehen in direktem
Zusammenhang mit den Klopfeigenschaften des primären gasförmigen Brennstoffs, während andere Parameter wie Einspritzzeitpunkt, Menge, Pilotkraftstoffqualität (Cetanzahl) und Vorwärmung und Drosselung der Ansaugladung einen
geringeren Einfluss haben [12]. Der Erfinder des Dieselmotors, Rudolf Diesel,
erkannte diesen Kontrollverlust des Verbrennungprozesses bereits vor 1900. Wie
von Felt und Steele [11] enthüllt, erklärte Rudolf Diesel in seinem britischen
Patent, dass, wenn seine Erfindung als Dual-Fuel-Motor mit Stadtgas betrieben
wurde – das hauptsächlich aus Methan und Wasserstoff besteht – die Menge an
Leuchtgas, die mit Luft verwendet werden konnte, aufgrund des Kontrollverlusts
des Verbrennungsprozesses begrenzt war.
In den 1960er Jahren wurden mehrere Forschungsarbeiten zum Betrieb von
Wasserstoff-Dual-Fuel-Motoren veröffentlicht, wobei sich die meisten Forscher
darauf konzentrierten, das Problem der Verbrennungskontrolle zu überwinden, das
durch eine hohe Rate an gasförmigem Brennstoff verursacht wurde. Im darauffolgenden Jahrzehnt gab es erhebliche Bedenken hinsichtlich der Verfügbarkeit
von Öl aufgrund der von der OPEC ausgelösten Ölkrise im Jahr 1973. In dieser
Zeit, aufgrund der Notwendigkeit, alternative nicht-fossile Brennstofflösungen zu
finden, gab es ein erneutes Interesse an der Forschung zur Wasserstoffverbrennung
in Ottomotoren und CI-Motoren.
Seit den 1960er Jahren wurde eine große Menge an Literatur zu Wasserstoffverbrennungsmotoren veröffentlicht. In jüngster Zeit, aufgrund der Notwendigkeit,
die globalen Treibhausgasemissionen zu reduzieren und auf grüne Energie umzusteigen, haben mehrere entwickelte Nationen Fährpläne für die Wasserstoffwirtschaft entwickelt, was die Forschung zu Wasserstoffverbrennungsmotoren weiter
vorangetrieben hat. In den folgenden Abschnitten versuchen wir, einen Überblick über die bestehende Literatur zu geben, wobei wir uns auf die Hauptherausforderungen und -beschränkungen, die vorgeschlagenen Motorenmodifikationen
und die Verbrennungseigenschaften von Wasserstoff als primären oder zusätzlichen Brennstoff konzentrieren, wobei CI-Motoren berücksichtigt werden.

398

P. Dimitriou

2 Herausforderungen und Beschränkungen
2.1 Ein-Brennstoff-Betrieb
Frühe Forschungen zum Betrieb eines Wasserstoffmotors mit hohem CR und
thermischer Wirkungsgrad wurden durch das Potenzial zur Reduzierung des
Kraftstoffspeichergewichts motiviert, das durch den Ersatz des schweren,
energieärmeren Öls durch Wasserstoffgas erreicht werden konnte. Im Jahr 1930
unternahmen Helmore und Strokes [7] einen der ersten Versuche, einen CI-Motor
mit Wasserstoff bei einem CR von 11,6 zu betreiben; ihr Versuch war jedoch
erfolglos. Es folgten mehrere Studien – darunter eine mit einem maximalen CR
von 15,6 [8] – die die Komplexität der Kompressionszündung von WasserstoffLuft-Gemischen aufgrund der Eigenschaften von Wasserstoffgas bestätigten.
Folglich richteten die Forscher ihre Aufmerksamkeit auf die Verwendung von
Glüh- oder Zündkerzen zur Zündung.
Im Jahr 1975 behaupteten Ikegami et al. [13], dass sie erfolgreich einen CIMotor mit einem CR von 18,6 nur mit Wasserstoff betrieben hätten. Homan et al.
[14] stellten diese Ergebnisse in Frage und glaubten, dass die Zündung aufgrund
der Anwesenheit kleiner Mengen Öl oder eines heißen Punktes in der Brennkammer erfolgte. Fünf Jahre nach ihrem ersten Bericht veröffentlichten Ikegami
et al. [15] die Ergebnisse ihrer Studie an einem umgebauten Einzylinder-Viertakt-Wasserstoffmotor. Der Betriebsbereich des natürlich angesaugten Motors mit
Direkteinspritzung von Wasserstoff war aufgrund der hohen Widerstandsfähigkeit gegen Selbstzündung begrenzt. Die Autoren berichteten jedoch, dass, wenn
die Drallkammer des Motors durch ein kleines Leck des Brennstoffs oder durch
die Einführung eines Pilotbrennstoffs verunreinigt wurde, eine gleichmäßige Verbrennung über einen erweiterten Betriebsbereich erreicht werden konnte. Eine
plausible Erklärung für dieses Phänomen war, dass das Brennstoffleck zu einem
„ruhigen Brennprozess“ beitrug, der durch die Glut, die vom vorherigen Arbeitstakt in Form eines heißen Kerns in der Drallkammer verblieb, unterstützt wurde.
Die Einspritzung von Pilotbrennstoff gewährleistete die Zündung, verkürzte die
Zündverzugszeit und sorgte für einen ausreichend gleichmäßigen Motorbetrieb
[16]. Die Einführung einer übermäßigen Menge an Pilotbrennstoff führte jedoch
zu Selbstzündung und resultierte in einer rauen Verbrennung.
Zahlreiche Forscher [17–21] konzentrierten sich darauf, die Wasserstoffverbrennung durch Erhöhung der Ansaugladung zu initiieren, um die Verbrennung
des Gemisches bei herkömmlichen Dieselmotorkompressionsverhältnissen zu
fördern. Rosati und Aleiferis [17] erreichten die Zündung eines Wasserstoff-LuftGemisches bei einem CR von 17,5, mit einer Ansaugtemperatur von 200–400 °C
und λ = 3. Aufgrund der erhöhten Ansaugtemperatur erhöhte die Verbrennung des
Gemisches jedoch die Bildung von Stickoxiden (NOx); zudem stieg der Gesamtenergieverbrauch aufgrund der zusätzlichen Energie, die zum Erhitzen des
Ansauggases erforderlich war.

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

399

Lee et al. [22] stellten die Überzeugung in Frage, dass die Kompressionszündung eines Wasserstoff-Luft-Gemisches bei niedrigen Ansaugtemperaturen
unmöglich sei, indem sie eine Machbarkeitsstudie an einem variablen Hochkompressionsforschungsmotor durchführten, bei dem das CR auf über 40 erhöht
werden konnte. Die Studie ergab, dass ein Mindest-CR von 26 für die Wasserstoffverbrennung erforderlich ist, der unter Kaltstartbedingungen auf 32 ansteigt.
Das minimale Äquivalenzverhältnis (ϕ) für die Kompressionszündung betrug ϕ
= 0,11–0,22, wobei ein ultramageres Gemisch unter allen Betriebsbedingungen
berücksichtigt wurde. Der schnelle Druckanstieg, der durch die große Menge
an Wärme verursacht wurde, die bei einem hohen CR aus Wasserstoffbrennstoff
freigesetzt wurde, führte jedoch zu abnormaler Verbrennung (Klopfen und Rückzündung), und der stabile Betriebsbereich war bei ϕ = 0,04–0,06 extrem schmal.
Homan et al. [14] versuchten ebenfalls, die Kompressionszündungsbeschränkungen von Wasserstoffgas zu überwinden, indem sie einen Cooperative
Fuel Research (CFR)-Motor bei einem erhöhten CR von 29 betrieben. Trotz des
hohen CR konnten sie die Wasserstoffverbrennung nicht allein durch Kompression
erreichen und setzten eine Glühkerzenzündquelle ein, um eine normale Verbrennung sicherzustellen. Sie kamen zu dem Schluss, dass die Verwendung eines
Glühkerzenzündsystems in einem Wasserstoff-CI-Motor ein attraktiver Ansatz
ist, um eine zuverlässige Zündung und einen gleichmäßigen Motorbetrieb zu
gewährleisten, mit einer kurzen Zündverzugszeit und deutlich höheren mittleren
effektiven Drücken als bei Dieselkraftstoff.
Eine Glühkerze ist ein Heizgerät, das üblicherweise in CI-Motoren während
des Startvorgangs verwendet wird, um die Verbrennung des Luft-KraftstoffGemisches zu unterstützen, wenn die Temperaturen im Zylinder relativ niedrig
sind. In Wasserstoff-CI-Motoren muss die Glühkerze kontinuierlich arbeiten,
um während jedes Motorzyklus eine Oberflächenzündung des WasserstoffLuft-Gemisches zu gewährleisten. Angesichts der hohen Mindestoberflächentemperaturanforderung für die Wasserstoffverbrennung (1200–1400 K) [14, 23]
kann die Verwendung einer Glühkerze die Umgebungstemperatur und die Ansaugladung erhöhen, was letztendlich die Motorleistung im Vergleich zur Wasserstoffverbrennung ohne Heizquelle verringern kann.
Der überzeugende Vorteil der Glühkerzen-Wasserstoffverbrennung besteht
darin, dass kein sekundärer Kraftstoff zur Einleitung der Verbrennung benötigt
wird. Im Vergleich zu Wasserstoff-Diesel-Dual-Kraftstoffmotoren, bei denen der
Beginn des Verbrennungsprozesses vom Zeitpunkt der Dieseleinspritzung abhängt,
erfolgt bei glühkerzenunterstützten Wasserstoffmotoren die Verbrennung, sobald
die Wasserstoffeinspritzdüse öffnet, unmittelbar nach dem Auftreffen des Wasserstoffs auf die Glühkerze. Angesichts des relativen Mangels an technologischen
Fortschritten bei Wasserstoff-Direkteinspritzern und der Notwendigkeit von Saugrohr- oder Sammelrohreinspritzern ist die Steuerung des Verbrennungsbeginns
in Wasserstoff-Diesel-Dual-Kraftstoffmotoren oft ein schwierigerer Prozess
als in herkömmlichen CI-Motoren, die moderne hochpräzise Common-RailDieseleinspritzer verwenden. Darüber hinaus ist aufgrund der hohen Oberflächentemperaturen die Haltbarkeit von Glühkerzen für kommerzielle Anwendungen

P. Dimitriou

400

Nadelhub [mm]

Druck in der Flasche

,

Nadelhub

,

Kurbelwinkel [deg.ATDC]

Rate der Wärmefreisetzung [J/deg.CA]

(B) Zündkerze

Zündzeitpunkt

Temperatur im Zylinder [K]

Temperatur des Zylinders

Druck in der Flasche

Zylinderinnendruck [bar]

Temperatur im Zylinder [K]

Temperatur des Zylinders

Geschwindigkeit
der Wärmeabgabe

,
,

Zylinderinnendruck [bar]

(A) Glühkerze

Nadelhub [mm]

Geschwindigkeit
der Wärmeabgabe

Rate der Wärmefreisetzung [J/deg.CA]

fraglich; folglich wurde diese Technologie in der jüngsten Motorenentwicklung
selten verwendet [24].
Im Vergleich zu einem Mehrfachzündfunken-System ist die GlühkerzenWasserstoffverbrennung eine bevorzugte Zündmethode, die optimale Zykluszu-Zyklus-Variationen in der Zündverzugszeit aufgrund der Druckwellen mit
geringen Amplituden im Brennraum bietet. Abbildung 2vergleicht den Zylinderdruck, die Wärmefreisetzungsrate und die Zylindertemperaturen eines Zündkerzen- und eines Glühkerzen-unterstützten Motors, der bei 2000 U/min mit
einem CR von 18 arbeitet. Eine doppelte Wasserstoffeinspritzstrategie wird in der
Regel in Mehrfachzündfunken-unterstützten Motoren eingesetzt. Die erste Einspritzung erzeugt das Luft-Kraftstoff-Gemisch, das durch einen Funken gezündet
wird, um eine Vorverbrennung zu verursachen. Die zweite Einspritzung erfolgt
während der Vorverbrennung, um die Hauptverbrennungsphase einzuleiten.
Dieses System umfasst mehrere unabhängige Parameter, wie Zündzeitpunkt, Einspritzzeitpunkt und die Verteilung des Kraftstoffs zwischen den beiden Einspritzimpulsen, die moduliert werden können, um eine optimale Verbrennungseffizienz

Nadel
hub

Kurbelwinkel [deg.ATDC]

Abb. 2 Vergleich des Verbrennungsprozesses mit (A) Glühkerze gegenüber (B) einem Zündkerzenmotor mit zwei Einspritzimpulsen. Neu gezeichnet aus [25]

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

401

zu erreichen. Im Gegensatz dazu beginnt bei einem glühkerzenunterstützten Motor
die Verbrennung, sobald die Einspritzdüse öffnet, unmittelbar nach dem Auftreffen des Wasserstoffs auf die Glühkerze, was zu einer schnellen Verbrennung
führt, die die Wandtemperatur, die Wärme und schließlich die Leistungsverluste
des Motors erhöht. Im Vergleich zu einem zündkerzenunterstützten Motor wird
die Gefahr einer klopfartigen Verbrennung durch das schnelle Verbrennungsereignis eliminiert. Aufgrund der begrenzten Anzahl unabhängiger Parameter bietet die
glühkerzenunterstützte Verbrennung jedoch weniger Flexibilität zur Optimierung
der Motorleistung.
Trotz des erfolgreichen Betriebs von Wasserstoff-CI-Motoren, wie denen von
Ikegami et al. [15, 16] unter Verwendung der „leisen Verbrennungsmethode“ oder
solchen, die bei hohen CRs oder mit erhöhten Ansaugtemperaturen verbrennen,
bleibt der Betrieb von CI-Motoren mit Wasserstoff als Einzelfuel bis heute eine
herausfordernde Aufgabe. Daher wird Wasserstoff derzeit als eine praktikable
Option als Hilfskraftstoff betrachtet, der einen Teil des Primärkraftstoffs ersetzen
kann oder als dominanter Kraftstoff zusammen mit bis zu 2% eines sekundären
Kraftstoffs [26] verwendet wird, der dazu dient, das Luft-Kraftstoff-Gemisch zu
zünden. Aufgrund der Notwendigkeit der Dual-Kraftstoffspeicherung werden
diese Ansätze nicht bevorzugt und gelten nur in Fällen als ideal, in denen der Stauraum kein kritischer Faktor ist, wie z. B. bei der Stromerzeugung, im maritimen
Bereich und bei Schwerlastanwendungen.

2.2 Energiedichte
Wasserstoff, das leichteste Element im Universum, hat ein geringes spezifisches
Volumen und eine extrem niedrige volumetrische Energiedichte, sowohl als Kraftstoff als auch als Gas. Die volumetrische Energiedichte von Wasserstoff ist ein
kritischer Faktor, der für Anwendungen mit begrenztem Stauraum, wie z. B. in der
Automobil- und Luftfahrtindustrie, berücksichtigt werden muss. Weniger Kraftstoffspeicherplatzanforderungen bieten mehr Platz für Passagiere oder Fracht,
wie in Abb. 3 gezeigt. Die mit der Wasserstoffspeicherung verbundenen Probleme
können durch den Einsatz von Hochdruck bei 350 oder 700 bar, Verflüssigung
oder Umwandlung in materialbasierte Speichersysteme, wie komplexe chemische
Hydride, gelöst werden [27].
Die niedrige Energiedichte von Wasserstoff ist nicht nur ein begrenzender
Faktor für seine Speicherung, sondern kann auch die spezifische Leistungsabgabe eines Verbrennungsmotors begrenzen. Die niedrige volumetrische Energiedichte von Wasserstoff bei niedrigem Druck führt zu hohen Gasvolumina in den
Zylindern des Motors. Dies reduziert seine Luftaufnahmefähigkeit und begrenzt
die Leistungsabgabe. Wie in Abb. 4 gezeigt, ist die spezifische Leistungsabgabe
auf nur 83% eines Standard-Benzinmotors begrenzt, wenn Wasserstoff in die
Zylinder eingespritzt wird, vder gleiche volumetrische Wirkungsgrad vorausgesetzt. Diese Einschränkung kann behoben und die spezifische Leistungsabgabe

P. Dimitriou

402

,

,

,

RELATIVES VOLUMEN PRO ENERGIEEINHEIT

Abb. 3 Relatives Volumen pro Energieeinheit von Wasserstoff im Vergleich zu Ammoniak und
Flüssigerdgas (LNG) für Schiffe. Modifiziert aus [28]

Abb. 4 Vergleich des Energie- und volumetrischen Wirkungsgrad von Wasserstoff und Benzin.
Modifiziert aus [30]

um bis zu 17% verbessert werden, indem entweder kryogene Wasserstoff-PortEinspritzung oder Direkteinspritzsysteme verwendet werden [29]. Diese Ansätze
führen jedoch auch zu zusätzlichen betrieblichen Herausforderungen, die in den
folgenden Abschnitten analysiert werden.

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

403

2.3 Anormale Verbrennung
Die Leistungsdichte von Wasserstoff-Verbrennungsmotoren wird oft durch die
niedrige Energiedichte von Wasserstoff, wie im vorherigen Abschnitt besprochen,
und durch anormale Verbrennungsereignisse, die in Wasserstoffmotoren auftreten, begrenzt. Komplexe anormale Verbrennungsereignisse werden häufig in
Wasserstoff-CI-Motoren aufgrund der Eigenschaften von Wasserstoff wie hoher
Entflammbarkeit, niedriger Zündenergie, kleinem Löschabstand und hoher
Flammenausbreitungsgeschwindigkeit beobachtet [31]. Anormale Verbrennungsereignisse treten sowohl in Einzelfuel- als auch in Dual-Kraftstoffmotoren auf,
wenn auch in letzteren in geringerem Maße. Diese Ereignisse können den Kontrollverlust des Verbrennungsprozesses oder Frühzündung, Klopfen und Rückzündung
in das Ansaugrohr umfassen. Diese anormalen Verbrennungsereignisse können
zumindest theoretisch durch den Einsatz eines direkten Wasserstoffeinspritzsystems
in die Brennkammer und die Verzögerung des Einspritzzeitpunkts bis nach dem
Schließen des Einlassventils zur Vermeidung von Rückzündungen gelöst werden.
Bei Dual-Kraftstoff-Betrieben ist Fehlzündung bei hohen Wasserstoffsubstitutionsverhältnissen ein weiterer begrenzender Faktor, der berücksichtigt werden muss.
2.3.1 Vorzündung und Klopfen
Eine primäre Anforderung an Wasserstoff-Dual-Kraftstoffmotoren ist, dass der
gasförmige Kraftstoff erst nach der Einspritzung des Sekundärkraftstoffs zündet,
der das Verbrennungsereignis auslöst. Eine Selbstzündung des gasförmigen LuftKraftstoff-Gemisches muss vermieden werden, da sie zu unkontrollierbaren Verbrennungsereignissen mit Klopfcharakteristik führen kann. Wie von Felt [11]
angegeben, ist der Kontrollverlust des Verbrennungsprozesses aufgrund der
spontanen Zündung des Endgases mit einem abnormalen Druckanstieg in DualKraftstoff-CI-Motoren dasselbe Phänomen wie das Klopfen in Ottomotoren.
Aufgrund der niedrigen Zündenergieeigenschaften von Wasserstoff neigen
wasserstoffbetriebene Motoren zu Frühzündung und Klopfen oder Detonation des
Motors, insbesondere bei höheren Motorlasten, aufgrund der erhöhten Zylindertemperaturen. Die schnelle Verbrennung der Wasserstoff-Luft-Ladung begrenzt
die Betriebsbelastung des Motors und verhindert eine Erhöhung des Wasserstoffsubstitutionsverhältnisses. Motorklopfen wird oft von unerwünschten Effekten
begleitet, wie z. B. einer begrenzten Leistungsabgabe, hohem Spitzendruck und
Druckanstiegsrate sowie Überhitzung der Zylinderwand des Motors. Diese Effekte
können zu Fehlfunktionen führen und katastrophale Auswirkungen auf den Motor
haben.
Abbildung 5 vergleicht die Zylinderdruckverläufe und Wärmefreisetzungsraten von zwei Fällen: einem mit einem Wasserstoffsubstitutionsverhältnis
von 80 % und normalem Verbrennungsbetrieb und einem anderen mit einem

Zylinderinnendruck [bar]

mit Vorzündung
ohne Vorzündung

Rate der Wärmefreisetzung [J/deg]

P. Dimitriou

404

Kurbelwinkel [deg.ATDC]

Abb. 5 Vergleich der Verbrennungszyklen mit und ohne Vorzündung für eine 80% H2-Rate. Neu
gezeichnet aus [33]

Wasserstoffsubstitutionsverhältnis von 80 % und abnormalem (Frühzündungs-)
Verbrennungsbetrieb. Wie gezeigt, kann Frühzündung zu übermäßigen Zylinderdrucken aufgrund des unkontrollierten Beginns der Verbrennung führen. Dies
ist die Hauptursache für das begrenzte Drehmoment in wasserstoffbetriebenen
Motoren [32].
Die Ursachen für Frühzündung in Wasserstoff-Verbrennungsmotoren können
das Vorhandensein von Hotspots in der Brennkammer (d. h. Zündkerze für SIMotoren, Auslassventile, hochtemperierte Zylinderwände) oder Kohlenstoffablagerungen sein [34, 35]. Pyrolyse—die chemische Zersetzung von Öl, das in
der Brennkammer suspendiert ist oder durch Spalten am oberen Kolbenring bei
erhöhten Temperaturen eindringt—kann ebenfalls Frühzündung in WasserstoffVerbrennungsmotoren verursachen [30].
Das maximale Wasserstoffsubstitutionsverhältnis vor dem Auftreten abnormaler
Verbrennung in Wasserstoff-Dual-Kraftstoff-CI-Motoren variiert erheblich. Studien
haben einen erfolgreichen Motorbetrieb mit maximalen Wasserstoffsubstitutionsraten von 10–30 % [36–41] und 30–60 % [42–47] berichtet. Erfolgreicher Motorbetrieb wurde auch mit Wasserstoffsubstitutionsraten von über 60 % [48–53] und
bis zu 98 % [26] berichtet. Einer der Hauptfaktoren, die das maximale Wasserstoffsubstitutionsverhältnis vor dem Auftreten von Klopfen beeinflussen, ist das
Betriebsäquivalenzverhältnis und damit die Motorlast des CI-Motors—höhere
Lasten begrenzen das maximale Wasserstoffsubstitutionsverhältnis. Beispielsweise wurde ein Vierzylinder-Schwerlastmotor mit 6,2 L erfolgreich mit 98 %
Wasserstoffsubstitution bei niedriger Last (20 kW), 85 % Wasserstoffsubstitution
bei mittlerer Last (40 kW) und 54 % Wasserstoffsubstitution bei hoher Last (60
kW) betrieben [26, 54]. Im Gegensatz dazu erreichten Saravanan und Nagarajan

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

405

[55] Wasserstoffsubstitutionsraten von 12 %, 8,9 % und 6,8 % bei Motorlasten von
50 %, 75 % und 100 % unter Verwendung eines Einzylinder-Dual-Kraftstoff-CIMotors mit einem Hubraum von 553 cc.
Eine Erhöhung der Motorlast erhöht oft die Verbrennungstemperatur im
Zylinder, was die Wahrscheinlichkeit abnormaler Verbrennung erhöht. Ebenso
haben andere Motorparameter, die tendenziell die Verbrennungs- und Zylinderwandtemperaturen erhöhen, wie der Ladedruck und die Temperatur des Ansauggases sowie das Verdichtungsverhältnis des Motors, ebenfalls einen signifikanten
Einfluss auf das Auftreten von Klopfen. Die klopfbegrenzte Leistungsabgabe eines
Dual-Kraftstoffmotors mit gasförmigem Kraftstoff und einem flüssigen Pilotkraftstoff nimmt logarithmisch mit dem Kehrwert der absoluten Ansaugtemperatur
ab [56]. Im Gegensatz dazu können kalte Ansaugtemperaturen die Klopfneigung
unterdrücken und das Klopfen bei einigen gasförmigen Kraftstoffen sogar
eliminieren [57].
Des Ansaugluftgemisches erhöht den Ladedruck und die Temperatur und trägt
effektiv zu verschiedenen Frühzündungsphänomenen bei. Berckmüller et al. [58]
berichteten über eine signifikante Verringerung des klopffreien Betriebsbereichs
eines Einzylinder-Ottomotors mit Wasserstoff. Im Vergleich zu einem Saugmotor
verringerte sich das maximale Betriebsäquivalenzverhältnis von 1 auf 0,6, als der
Ansaugdruck auf 1,85 bar anstieg. Ebenso berichteten Nagalingam et al. [59] über
eine Verringerung des maximalen Äquivalenzverhältnisses für klopffreien Betrieb
von 1 auf 0,5 bei einem Ladedruck von 2,6 bar. Das Verdichtungsverhältnis des
Motors beeinflusst auch die Ansauggastemperatur. Masood et al. [48] berichteten
über einen Zylinderdruckanstieg von 33 % begleitet von einem entsprechenden
Temperaturanstieg, als das Wasserstoffsubstitutionsverhältnis in einem Einzylinder-Direkteinspritzmotor mit einem Verdichtungsverhältnis von 24,5 von 10
auf 90 % variiert wurde; im Vergleich dazu betrug der Zylinderdruckanstieg nur 24
%, als das Verdichtungsverhältnis auf 18,35 reduziert wurde. Dies führte jedoch zu
einer signifikanten Reduzierung des maximalen Wasserstoffsubstitutionsverhältnisses, um einen klopffreien Betrieb zu gewährleisten, wie in Abb. 6 gezeigt.
Wenn Wasserstoff mit einem sekundären flüssigen Brennstoff wie Diesel oder
Biodiesel verbrannt wird, bietet die Einspritzung des flüssigen Brennstoffs zusätzliche Flexibilität für das Timing und das Muster der Einspritzungen, wie in Abb. 7
gezeigt. Die Einspritzung von Pilotflüssigbrennstoff kann verwendet werden, um
die Zündung des Luft-Kraftstoff-Gemisches zu unterstützen und den Zündverzug bis zu einem gewissen Grad zu reduzieren [60]. Die Einspritzung von Pilotbrennstoff kann ähnliche Zündungsvorteile bieten wie die, die aus einem kleinen
Leck des Brennstoffs aus dem Injektor im Zylinder resultieren [16, 61]. Mehrfache
Flüssigbrennstoffeinspritzungen sind eine alternative Lösung, die oft angenommen
wurde, um eine optimale Kontrolle des Verbrennungsbeginns zu erreichen.
Allerdings ist die zweistufige Verbrennung oft ein Vorläufer der klopfenden Verbrennung, insbesondere wenn vor der zweiten Brennstoffeinspritzung ein schneller
Kompressionsanstieg auftritt [62].

P. Dimitriou

Abb. 6 Maximale
Wasserstoffsubstitution bei
unterschiedlichen Lasten und
Verdichtungsverhältnissen.
Neu gezeichnet aus [48]

Wasserstoffsubstitution [%]

406

,
,
,
Belastung [%]

(2) Wasserstoffflamme
breitet sich aus

(3) Die zweite Einspritzung
von Dieselkraftstoff
beginnt

H2 Fraktion
(Input-Energiebasis) %:
Motordrehzahl:
1500 U/min
IMEP:
0,7 MPa

R.H.R. J/deg.CA

Zylinderinnendruck MPa

(1) Selbstzündung
von Dieselkraftstoff

Dieselkraftstoff
Einspritzsignal

Kurbelwinkel deg.ATDC

Abb. 7 Schematisches Diagramm typischer Verbrennungsverhalten im Wasserstoff-Diesel-DualBrennstoff-Betrieb. (1) Erste Dieseleinspritzung und Zündung des Wasserstoffgemisches. (2)
Flammenausbreitung durch das Wasserstoffgemisch. (3) Zweite Dieseleinspritzung und Durchdringung durch das verbrannte Gas [63]

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

407

2.3.2 Rückzündung
Rückzündung—auch Rückschlag genannt—ist ein weiteres begrenzendes,
anormales Verbrennungsphänomen, das in Saugrohreinspritzungs-Ottomotoren
und CI-Motoren auftritt. Es ist ähnlich wie Frühzündung, aber die Verbrennung
des frischen Wasserstoff-Luft-Gemisches erfolgt früher während des Ansaugtakts.
Nachdem die Einlassventile geöffnet sind, entzündet sich das frische WasserstoffLuft-Gemisch aufgrund der Existenz von Hotspots im Zylinder. Wenn eine frühe
Zündung in der Nähe der Einlassventile auftritt, verursachen die hohe Flammenausbreitungsgeschwindigkeit und der geringe Löschabstand von Wasserstoff, dass
die Flamme in das Ansaugrohr des Motors zurückschlägt, was zu unkontrollierter
Verbrennung außerhalb der Zylinderkammer und zu Fehlzündungen des
Motors führt. Wenn übermäßige Rückzündungen auftreten, können die Folgen
katastrophal sein und zum Ausfall der Kraftstoffeinspritz- und Ansaugsysteme des
Motors führen.
Die Ursachen für Rückzündungen sind ähnlich wie die für Frühzündungen
durch Oberflächenzündung an Hotspots des Motors wie der Zündkerze, den Auslassventilen, Motorablagerungen und heißen Gasen in der Brennkammer. Ein
positiver Überlapp zwischen der Öffnung der Einlass- und Auslassventile kann
Rückzündungen fördern und sollte in wasserstoffbetriebenen Verbrennungsmotoren vermieden werden [62, 64, 65]. Das Vorhandensein von Restenergie
im Zündkreis und Induktion im Zündkabel kann ebenfalls Rückzündungen in
Wasserstoffmotoren verursachen [66, 67]. Rückzündungen sind oft das Ergebnis
von Frühzündungen in den vorherigen Zyklen, die zu einer erhöhten Zylinderwandtemperatur beitragen, was die Wahrscheinlichkeit der Zündung des frischen
Wasserstoff-Luft-Gemisches während des Ansaugtakts erhöht.
Rückzündungen können durch Verhinderung der Bildung von Hotspots in der
Brennkammer eliminiert werden. Die Verhinderung der frühen Induktion der vorgemischten Ladung während des Ansaugtakts sowie das Spülen und Verdünnen
der Restgase können ebenfalls Rückzündungen verhindern. Die Verwendung
magerer Wasserstoff-Luft-Gemische und die Kühlung der Ansaugluft sowie die
Reduzierung der Ventilüberschneidung können ebenfalls die Wahrscheinlichkeit
von Rückzündungen in CI-Motoren verringern [68].
Das Wasserstoffinduktionssystem spielt eine bedeutende Rolle bei der Wahrscheinlichkeit von Rückzündungen. Furuhama und Kobayashi [69] schlugen vor,
dass Wasserstoff nur während des Ansaugens in das Ansaugsystem eingespeist oder
direkt bei relativ niedrigem Druck in den Zylinder eingespritzt werden sollte, um
Rückzündungen zu verhindern. In einem Saugrohreinspritzmotor können Rückzündungen vermieden werden, indem das Einspritzereignis verzögert wird, sodass
die Einspritzung kurz vor dem Schließen des Einlassventils endet. Dies stellt sicher,
dass genügend Zeit vorhanden ist, damit die Restgase durch die Frischluftladung
vor dem Einspritzereignis gekühlt werden [58]. Die Direkteinspritzung von Wasserstoff in den Zylinder nach dem Schließen der Einlassventile ist ein effizienter
Ansatz, um Rückzündungen in wasserstoffbetriebenen Verbrennungsmotoren zu
vermeiden [70]. Allerdings können Wasserstoff-Direkteinspritzmotoren einen

408

P. Dimitriou

Rückgang ihrem thermischen Wirkungsgrad aufgrund der Heterogenität des LuftKraftstoff-Gemisches erfahren.

2.4 NOx-Emissionen
Die physikalischen und chemischen Eigenschaften von Wasserstoff—der einen
fast dreimal höheren Energiegehalt als Diesel hat—kombiniert mit seiner hohen
Flammgeschwindigkeit und Brennrate neigen dazu, erhöhte Verbrennungstemperaturen im Zylinder bei den hohen Verdichtungsverhältnissen (CRs) zu
erzeugen, die in CI-Motoren verwendet werden. Obwohl hohe Verbrennungstemperaturen den Motorenwirkungsgrad verbessern und den erfolgreichen Betrieb
mit mageren Gemischen ermöglichen [71], können sie zu einer Zunahme der NOxBildung führen, insbesondere unter hohen Lastbedingungen.
Stickoxide (NOx), einschließlich NO und NO2, sind eine Familie von giftigen,
hochreaktiven Gasen, die durch Reaktionen zwischen dem in der Luft vorhandenen Stickstoff und Sauerstoff während der Verbrennung entstehen. Die
Hauptmechanismen der NOx-Bildung während der Verbrennung umfassen die
thermischen, Kraftstoff- und prompten NOx-Mechanismen. Die thermische NOxBildung macht den Großteil der NOx-Emissionen von Wasserstoff-CI-Motoren
aus. Die thermische NOx-Produktion erfolgt bei hohen Temperaturen über 1300 K.
Die hohe Verbrennungstemperatur ermöglicht es den Stickstoff- und Sauerstoffmolekülen, Bindungen zu bilden, was zur Bildung von NOx führt.
In CI-Motoren sind die Hauptfaktoren, die die NOx-Bildungsrate beeinflussen,
das Verhältnis und die Homogenität des Luft-Kraftstoff-Gemisches, das CR und
die Geschwindigkeit des Motors, der Zündzeitpunkt und die thermische Verdünnung, falls vorhanden. Bei stöchiometrischen Luft-Kraftstoff-Verhältnissen ist
die Verbrennungstemperatur von Wasserstoffmotoren außergewöhnlich hoch und
erreicht Temperaturen von 3000 K oder mehr. Neben der Bildung von NOx führen
solche hohen Temperaturen zu erhöhten Wandwärmeverlusten und verringern den
thermodynamische Wirkungsgrad. Darüber hinaus, wie bereits früher in diesem
Kapitel diskutiert, macht die Verwendung von fetten Luft-Kraftstoff-Gemischen
den Motor anfälliger für anormale Verbrennungsereignisse [72].
Wasserstoffmotoren sind im Allgemeinen so ausgelegt, dass sie mit mageren
Luft-Kraftstoff-Verhältnissen betrieben werden, um eine effiziente Leistung
und niedrige Schadstoffemissionen zu gewährleisten. Allerdings sind oft eine
Ladedruckerhöhung oder eine Vergrößerung des Motors erforderlich, um den
resultierenden Leistungsverlust auszugleichen. In Wasserstoff-Dual-Fuel-Motoren
hängt die NOx-Bildung weitgehend von der Wasserstoffsubstitutionsrate und der
Motorlast ab. Bei niedrigen Motorlasten geht die Wasserstoffsubstitution unvermeidlich mit einem geringfügigen Emissionsnachteil einher, obwohl einige
Studien eine geringe Reduktion der NOx-Emissionen bei Wasserstoffsubstitutionsraten von weniger als 10% berichtet haben [73, 74]. Laut Talibi et al. [74] kann die
Reduzierung der Menge des flüssigen Kraftstoffs, der in der Nähe des Sprühnebels

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

409

verbrannt wird—einem Bereich, in dem das Diesel-Luft-Äquivalenzverhältnis
ungefähr stöchiometrisch ist—die NOx-Bildung reduzieren, da das WasserstoffLuft-Äquivalenzverhältnis nicht signifikant genug ist, um eine entsprechende
NOx-Produktion zu verursachen. Bei höheren Motorlasten kann die Wasserstoffsubstitution die NOx-Bildung dramatisch erhöhen [75]. NOx-Kontrolltechniken
wie Abgasrückführung (EGR) und Wasservernebelung/-einspritzung werden
häufig angewendet, um den Anstieg der NOx-Emissionen auszugleichen. Die verschiedenen NOx-Kontrolllösungen werden später in dieser Übersicht ausführlich
analysiert.

2.5 Unvollständige Verbrennung bei niedrigen Lasten
Wasserstoffbetriebene CI-Motoren, die bei niedrigen Lasten betrieben werden,
leiden oft unter einer relativ ineffizienter Verbrennung, mit hohen Anteilen
an unverbranntem Wasserstoff im Abgas des Motors [44, 76, 77]. Trotz des
hohen Energiegehalts des gasförmigen Kraftstoffs kann ein hoher Wasserstoffsubstitutionsanteil den Beginn der Verbrennung bei relativ niedrigen Lasten
und unter kalten Bedingungen verzögern, wodurch der Spitzendruck und der
effektive Wirkungsgrad des Motors verringert werden. Der verringerte effektive
Wirkungsgrad des Motors kann direkt auf die ineffiziente Verbrennung zurückgeführt werden, wie durch die hohen Mengen an unverbranntem Wasserstoff im Abgas des Motors angezeigt wird [52, 78, 79]. Die schlechte Effizienz
in der Kraftstoffverbrennung kann auf die relativ langsame Reaktion zurückgeführt werden, die durch die niedrigere Verbrennungsrate und das Versagen,
eine ausreichend kräftige Flamme zur vollständigen Verbrennung des außerhalb
des Dieselsprühnebels eingeschlossenen Wasserstoffs zu initiieren und zu unterstützen, verursacht wird [31]. Die schlechte Verbrennungsleistung führt zu relativ
niedrigen Abgastemperaturen, die für katalytische Anwendungen oder kombinierte
Wärme- und Kraftsysteme (CHP) ungeeignet sind [80].
Die niedrige Verbrennungseffizienz von Wasserstoff-CI-Motoren kann teilweise durch die Anwendung hoher EGR-Raten und die Anpassung des Einspritzzeitpunkts des flüssigen Kraftstoffs gelöst werden. Der Zweck der Einführung
von EGR und der Vorverlegung der Einspritzung des flüssigen Kraftstoffs besteht
darin, das Kraftstoff-Sauerstoff-Verhältnis zu erhöhen und ausreichend Zeit für
die Verbrennung in der Nähe des oberen Totpunkts (TDC) zu bieten. Dimitriou
et al. [81] versuchten, die Verbrennungseffizienz eines schwerlastigen Motors
bei niedriger Last zu maximieren, indem sie verschiedene EGR-Raten und Einspritzstrategien anwendeten, wie z. B. die Änderung des Hauptspritzzeitpunkts,
der Pilotmenge und des Einspritzdrucks des flüssigen Kraftstoffs. Trotz mehrerer
Bemühungen erreichten sie jedoch eine maximale Verbrennungseffizienz von
nur 93%. Daher kamen die Autoren zu dem Schluss, dass höhere Wasserstoffsubstitutionsraten vermieden werden sollten, da die Vorteile des Dual-FuelBetriebs unter niedrigen Lastbedingungen geschwächt werden.

410

P. Dimitriou

2.6 Sicherheit
Wasserstoff ist ein einzigartiger, vielseitiger Energieträger mit drastisch
anderen Verbrennungseigenschaften im Vergleich zu herkömmlichen, auf Erdöl
basierenden Brennstoffen. Aufgrund seiner Eigenschaften und Verbrennungseigenschaften ist Wasserstoff einer der entzündlichsten und explosivsten Brennstoffe
und wird von der National Fire Protection Association (NFPA) in die gefährlichste
Gruppe von brennbaren Flüssigkeiten, Gasen und flüchtigen Feststoffen eingestuft
[82].
Wasserstoffspeichertechnologien haben sich im Laufe der Jahre erheblich
weiterentwickelt [83] und moderne Wasserstoffspeichertanks unterliegen einigen
der höchsten Sicherheitsanforderungen und einem gründlichen Zertifizierungsprozess. Dennoch muss die Nutzung von Wasserstoff von einem hohen Maß an
inhärenten Sicherheitsmerkmalen begleitet werden. Laut einem detaillierten
Bericht von Das [84] sollten die Sicherheitsmaßnahmen und möglichen
Risikominderungsmaßnahmen die Bereitstellung einer ausreichenden Belüftung
im Betriebsraum, die Verhinderung möglicher Leckagen, die Beseitigung
unerwünschter Zündquellen im System und die Installation von Sicherheitseinrichtungen zum Schutz von Ausrüstung und Personal umfassen.
Das Testen von Wasserstoff im Freien reduziert das Risiko katastrophaler
Unfälle aufgrund von Wasserstofflecks erheblich. Wasserstoff ist das leichteste
Element in der Natur und hat eine hohe Diffusionsrate, die es ihm ermöglicht,
sich schnell in der Luft zu verteilen, was die Wahrscheinlichkeit eines explosiven
Ereignisses minimiert. Im Gegensatz dazu kann sich bei Tests in geschlossenen
Räumen ausgetretener Wasserstoff an der Decke des geschlossenen Raums
ansammeln, was katastrophale Folgen haben kann, wenn eine Zündquelle vorhanden ist. Obwohl eine Belüftung für den sicheren Betrieb in geschlossenen
Räumen obligatorisch ist, reichen die Belüftungssysteme möglicherweise nicht
aus, um Unfälle zu minimieren oder zu verhindern.
Wenn es zu einem Wasserstoffleck kommt, ist eine explosive Reaktion in
Anwesenheit einer schwachen Zündquelle wie einem elektrostatischen Funken
aufgrund der breiten Entzündungsgrenzen und der minimalen Zündenergie von
Wasserstoff äußerst wahrscheinlich [85]. Daher muss ein Wasserstoffleck vermieden werden. Wasserstofflecks resultieren oft aus fehlerhaften und schlecht
konstruierten mechanischen Komponenten wie Rohrleitungen, Verbindungen,
Anschlüssen und Flanschen. Wasserstoffversprödung kann auch zu Materialversagen und Gaslecks führen [86]. Die in Wasserstoffsystemen verwendeten
Materialien sollten sorgfältig unter Verwendung von Qualitätskontrollverfahren ausgewählt werden. Im Allgemeinen sind austenitische rostfreie Stähle,
Aluminiumlegierungen, Kupfer und Kupferlegierungen für Wasserstoffsysteme
geeignet, während Nickel, die meisten Nickellegierungen, graues, duktiles und
schmiedbares Gusseisen vermieden werden sollten, da sie anfällig für schwere
Wasserstoffversprödung sind [87, 88].

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

411

Im Falle eines Wasserstofflecks ist ein Frühwarnsystem unerlässlich, um
eine Katastrophe zu verhindern. Da Wasserstoff ein farbloses, geruchloses und
geschmackloses Gas ist, müssen spezielle Wasserstoffsensoren an geeigneten
Stellen platziert werden, um potenziell gefährliche Konzentrationen des ausgetretenen Gases in geschlossenen Räumen oder an der Decke des Testraums zu
erkennen. Geeignet platzierte Wasserstoffsensoren sind entscheidend, um eine
schnelle Warnung zu geben und sicherzustellen, dass das Kraftstoffversorgungssystem so schnell wie möglich abgeschaltet wird. Die Position der Sensoren kann
durch mehrere Parameter beeinflusst werden, wie das Design des Testraums und
das Vorhandensein von Feuchtigkeit und anderen Gasen wie Stickstoff, CO2 und
Helium.
Auch ohne Wasserstoffleck können während des Betriebs eines wasserstoffbetriebenen Verbrennungsmotors verschiedene unvorhergesehene Ereignisse
auftreten. Abnormale Verbrennungsereignisse können oft zufällige Ereignisse auslösen. Um die Häufigkeit und Schwere von Unfällen und deren Auswirkungen
auf das Motorsystem und seine Umgebung zu verringern, müssen zusätzliche
Sicherheitsmaßnahmen ergriffen werden. Flammensperren und Druckentlastungsventile können potenzielle Explosionen im Ansaugsystem im Falle eines
Rückzündens unterdrücken [89]. Ein Druckentlastungsventil, das bei einem vordefinierten Druck öffnet, kann zwischen dem Ansaugkrümmer und der Flammensperre installiert werden, um Schäden im Falle einer Rückzündung zu minimieren,
während die Flammensperre die durch die Rückzündung verursachte Flamme
löscht. Rückschlagventile werden auch in Wasserstoffversorgungssystemen verwendet, um den Rückfluss von Wasserstoff aus dem Motorzylinder in den Ansaugkrümmer zu verhindern. Alle abnormalen Verbrennungsereignisse sollten sofort
beendet werden, und falls erforderlich, sollte die Gaszufuhr zum Motor sofort
unterbrochen werden.
Wasserstoffexplosionen können auch in anderen Teilen des Motors auftreten.
Wie bereits erwähnt, treten Wasserstoffexplosionen eher in Bereichen auf, in
denen sich Wasserstoff in großen Mengen ansammelt. Kurbelgehäuseexplosionen
wurden in großen Zweistoffmotoren gemeldet, die eine ernsthafte Bedrohung
für den sicheren Betrieb von Wasserstoff-CI-Motoren darstellen [90, 91]. Blowby-Gase, einschließlich Wasserstoff und Kohlenwasserstoffgase, können sich im
Kurbelgehäuse des Motors ansammeln. Das Vorhandensein von Wärmequellen
oder die thermische Zersetzung von Ölnebeltröpfchen kann eine schnelle Verbrennung dieser Gase auslösen, mit katastrophalen Folgen. Daher sollte das
Kurbelgehäuse im experimentellen Maßstab angemessen belüftet werden, um das
Risiko eines explosiven Ereignisses zu minimieren.
Der im Labor verwendete Wasserstoffmotor und die Kraftstoffleitungen müssen
ordnungsgemäß gespült werden, um das Risiko eines katastrophalen Ereignisses während der Nichtbetriebszeiten oder des Systemstarts, der eine relativ
risikoreiche Zeit darstellt, zu verringern [84]. Dimitriou et al. [92] verwendeten
Stickstoffgas in Verbindung mit mehreren Druckreglern und Notabsperrventilen,
um den Wasserstoff am Ende jedes Tages aus ihrem experimentellen Zweistoffmotor zu spülen, um die Sicherheit zu gewährleisten (Abb. 8).

P. Dimitriou

412
zum Motor

Bereich:
~50L/min

Luftbetrieb
enes
Ventil

Verteiler für Gasinjektor

Injektor-Treiber

Reichweite:
~100L/min

Reichweite:
~250L/min

zum Gebläse

N2-Regler
H2-Regler

Manometer

Bereich:
~500L/min

Reichweite:
~1000L/min
Reichweite:
~2000L/min

H2-Volumendurchflussmesser
und Absperrventil

Abb. 8 Schematische Darstellung des experimentellen Aufbaus von Dimitriou et al. [92] zur
Spülung des Wasserstoffmotors und der Gasleitungen mit Stickstoff, um potenzielle Risiken
während der Nichtbetriebszeiten und beim Systemstart zu vermeiden

Insgesamt ist das Testen von Wasserstoffmotoren ein gefährlicher Prozess,
der gemäß den höchsten Sicherheitsstandards durchgeführt werden muss, um
potenzielle Risiken, die zu tödlichen Unfällen führen können, zu reduzieren und
die Sicherheit von Ausrüstung und Personal zu gewährleisten. Daher muss ein
robustes Testprotokoll von geschultem Personal erstellt und implementiert werden.
Das Testprotokoll sollte angemessene Verfahren für die Raumlüftung, Materialbeständigkeitsprüfungen, Leckagetests und die Reaktion auf Katastrophen im
Falle abnormaler Verbrennungsereignisse oder Unfälle umfassen.

3 Motordesign/Modifikationen
Die erforderlichen Designänderungen für Wasserstoff-Dual-Fuel-CI-Motoren sind
moderat und umfassen hauptsächlich die Hinzufügung eines Kraftstoffeinspritzsystems,
das für die Versorgung des Motors mit Wasserstoff erforderlich ist. Zusätzliche Modifikationen zur Optimierung der Leistung und zur Vermeidung abnormaler Verbrennungsereignisse sollten ebenfalls berücksichtigt werden; dazu gehören die
Beseitigung von Materialien und Designs, die als Hotspots innerhalb der Motorzylinder
wirken können, die Reduzierung des Kolbenrings und der Spaltvolumina sowie die
Vermeidung der Verwendung von Materialien, die anfällig für Wasserstoffversprödung
sind. Die folgenden Abschnitte bieten weitere Details zu den Motordesignkriterien und
Modifikationen, die erforderlich sind, um die optimale Leistung von Wasserstoff-DualFuel-CI-Motoren sicherzustellen.

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

413

3.1 Wasserstoffeinspritzsysteme
Das Kraftstoffeinspritzsystem ist ein kritischer Bestandteil des Motors, der die
Verbrennungsleistung des Motors und die Wahrscheinlichkeit unerwünschter Verbrennungsereignisse erheblich beeinflussen kann. In CI-Motoren kann Wasserstoff entweder direkt in den Zylinder mittels Direkt- oder Saugrohreinspritzung
während des Ansaugtakts eingespeist oder in das Ansaugrohr des Motors eingespritzt werden. Abbildung 9vergleicht die drei Haupt-Einspritztechnologien, die
in Wasserstoff-Diesel-Dual-Fuel-CI-Motoren verwendet werden.
In Motoren mit Saugrohreinspritzung wird Wasserstoff nach Beginn des
Ansaugtakts in der Nähe des Einlassventils mittels eines mechanisch oder
elektronischen gesteuerten Einspritzventils – für höhere Präzision – eingespritzt.
Eine präzise Steuerung ermöglicht die Einspritzung von Wasserstoff nach dem
Öffnen des Einlassventils, wodurch sichergestellt wird, dass die Frischluft das
Zylindervolumen abkühlt und somit die Wahrscheinlichkeit einer abnormalen Verbrennung begrenzt.
Kontinuierliche Saugrohreinspritzung (CMI) und zeitgesteuerte Saugrohreinspritzung (TMI) bieten eine präzise Steuerung der Wasserstoffeinspritzung innerhalb des Ansaugrohrs des Motors und bieten ausreichend Platz und Zeit für die
Bildung eines homogenen Luft-Wasserstoff-Gemisches, bevor das Gas in den
Zylinder des Motors eingeleitet wird. Der Einspritzzeitpunkt ist ein wesentlicher
Faktor für TMI. Ähnlich wie bei Motoren mit Saugrohreinspritzung ermöglicht
eine leicht verzögerte Einspritzung nach dem Öffnen des Einlassventils, dass
Frischluft in die Brennkammer strömt und somit einen Vorkühleffekt vor der Einleitung von Wasserstoff bietet, wodurch die Wahrscheinlichkeit eines abnormalen
Verbrennungsereignisses begrenzt wird. Um die Homogenität des Gases in
Motoren mit Saugrohreinspritzung zu verbessern, haben mehrere Forscher LuftWasserstoff-Mischer implementiert [26, 41, 93–95].
DieselH2
Einspritzdüse Einspritzdüse

DieselEinspritzdüse

H2
DieselEinspritzdüse Einspritzdüse

H2
Einspritzventil

Abb. 9 Vergleich der drei Wasserstoffeinspritzsysteme, die in Wasserstoff-Dual-FuelKompressionszündungsmotoren verwendet werden, a H2-Saugrohreinspritzung, b H2-Saugrohreinspritzung, c H2-Direkteinspritzung

414

P. Dimitriou

Die direkte Wasserstoffeinspritzung in den Zylinder nach dem Schließen des
Einlassventils begrenzt die Möglichkeit einer Rückzündung und bietet die Vorteile
einer späten Einspritzung. Die Hauptbeschränkung dieser Technologie besteht
jedoch in der Herausforderung, hochzuverlässige Wasserstoffinjektoren zu entwickeln, die unter extrem harten Bedingungen im Zylinder eine lange Lebensdauer haben. Darüber hinaus leiden Motoren mit direkter Wasserstoffeinspritzung
oft unter einer relativ schlechten Homogenität des Wasserstoff-Luft-Gemisches
im Zylinder, da die verfügbare Zeit zum Mischen unzureichend ist. Bei hohen
Wasserstoffsubstitutionsverhältnissen kann die Inhomogenität des WasserstoffLuft-Gemisches zu unvollständiger Verbrennung und erhöhter Zyklusvariation
führen, die sich mit steigender Motordrehzahl aufgrund einer höheren Turbulenzintensität im Zylinder fortsetzt. Darüber hinaus muss aufgrund des begrenzten
Platzes am Zylinderkopf ein einzelner Hochdurchflussinjektor anstelle mehrerer
Injektoren verwendet werden, die in anderen Systemen üblicherweise eingesetzt
werden, um hohe Durchflussanforderungen zu erfüllen.
Direkteinspritzungsmotoren können sowohl Niederdruck-Direkteinspritzung
(LPDI) unmittelbar nach dem Schließen des Einlassventils als auch HochdruckDirekteinspritzung (HPDI) am Ende des Verdichtungstakts verwenden. HPDI
reduziert die Neigung des Motors zur Vorzündung, erhöht jedoch die Komplexität und
die Kosten des Kraftstoffeinspritzsystems erheblich, da Hochdruckeinspritzsysteme
erforderlich sind, um innerhalb eines minimalen Zeitraums ausreichend Wasserstoff
bereitzustellen. Bis vor kurzem wurden Dual-Direktsysteme nur rechnerisch untersucht [96, 97]. Liu et al. [98] betrieben erfolgreich das erste Wasserstoff-DieselDual-Direkteinspritzsystem in einem CI-Motor. Der Motorbetrieb zeigte, dass frühe
Einspritzzeitpunkte eine verbrennungsvorgemischte Wärmefreisetzung und Abgaseigenschaften aufweisen, während spätere Einspritzzeitpunkte ein wasserstoffmischungskontrolliertes Verbrennungsverhalten zeigen. Darüber hinaus führen frühe
Einspritzzeitpunkte zu einem Anstieg des Endverdichtungsdrucks um bis zu 10 %,
was mit zusätzlicher Verdichtungsarbeit verbunden ist, während dieser Effekt bei
späteren Einspritzzeitpunkten weniger ausgeprägt ist.
Die Auswahl eines geeigneten Einspritzsystems für einen Wasserstoff-CIMotor ist entscheidend, um einen optimalen Motorbetrieb sicherzustellen und
abnormale Bedingungen zu vermeiden. Die direkte Wasserstoffeinspritzung kann
potenziell erhebliche Vorteile bieten, wie verbesserte volumetrische Effizienz,
robuste Verbrennungssteuerung und die Vermeidung abnormaler Verbrennungsereignisse, mit erheblichen Leistungsdichtevorteilen im Vergleich zu anderen
Wasserstoffeinspritzsystemen. Aufgrund der Eigenschaften von Wasserstoff, wie
seiner hohen Diffusivität und geringen Schmierfähigkeit, bleibt die Entwicklung
eines stabilen, präzisen und leckagefreien Wasserstoffdirekteinspritzers jedoch eine
erhebliche Herausforderung. Daher sind bedeutende technologische Fortschritte
erforderlich, bevor direkte Wasserstoffinjektoren die derzeit in Wasserstoff-DualFuel-CI-Motoren verwendeten Saugrohr- und Saugrohreinspritzsysteme ersetzen
können.

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

415

3.2 Weitere Modifikationen
Zusätzlich zu den Wasserstoff-Kraftstoffversorgungs- und Einspritzsystemen
können weitere Motoränderungen implementiert werden, um die Verbrennungseffizienz zu verbessern und den normalen Betriebsbereich von Wasserstoff-DualFuel-Motoren zu erweitern.
Ein wichtiger Aspekt ist die Beseitigung potenzieller Hotspots, die Motorklopfen und Rückzündung initiieren und fördern können. Die Auslassventile und
andere unzureichend gekühlte heiße Oberflächen können unkontrollierte Zündungen
auslösen. Daher ist es vorzuziehen, Mehrventil-Motorenköpfe und optimierte
Motorenschmier- und Kühlsysteme zu verwenden, mit zusätzlichen Kühlmittelkanälen um die Ventile und andere Bereiche mit hoher thermischer Belastung.
Darüber hinaus muss das Ventilsteuerungssystem des Wasserstoffmotors modifiziert
werden, um lange positive Überlappungen zu vermeiden. Eine positive Überlappung
kann nicht nur zu erheblichen unverbrannten Wasserstoffverlusten in den Abgasen
führen, sondern auch zu abnormaler Verbrennung aufgrund der frühen Zündung von
Wasserstoff im Zylinder durch die heißen Abgase beitragen.
Weitere Maßnahmen zur Vermeidung abnormaler Verbrennungsereignisse
umfassen die Verwendung von aschefreien Schmierölen, die mit erhöhten Wasserstoffkonzentrationen im Kurbelgehäuse kompatibel sind, um die Bildung von
Ölrückständen zu vermeiden, die oft als Hotspots wirken [99, 100]. Variable
Ventilsteuerung kann eingesetzt werden, um die Spülung zu optimieren, wodurch
die Restgastemperatur gesenkt und das maximale Wasserstoffsubstitutionsverhältnis vor dem Auftreten abnormaler Verbrennung erhöht wird [32, 58]. Im Allgemeinen sollten Materialien, die anfällig für Wasserstoffversprödung sind, im
Motor und seinen Systemen vermieden werden. In Motoren, die mit sehr hohen
Wasserstoffsubstitutionsverhältnissen oder nur mit Wasserstoff betrieben werden,
müssen die Ventilsitzmaterialien unter Berücksichtigung der geringen Schmierfähigkeit von Wasserstoff ausgewählt werden. In CI-Motoren, die mit Glühkerzen
ausgestattet sind, müssen Platin-basierte Spitzen vermieden werden, da sie katalytisch aktiv bei der Oxidation von Wasserstoff sind. Schließlich muss, wie bereits
erwähnt, eine ausreichende Kurbelgehäuseentlüftung bereitgestellt werden, um
das Risiko eines explosiven Ereignisses aufgrund der Ansammlung von Wasserstoff im Kurbelgehäuse zu minimieren.

4 Wasserstoff als Zusatzkraftstoff
4.1 Wasserstoff-Diesel-Dual-Fuel-Motor
Die hohe Selbstzündungstemperatur von Wasserstoff (858 K) begrenzt seine
Zündfähigkeit allein durch Kompression bei den in herkömmlichen Dieselmotoren

416

P. Dimitriou

verwendeten Verdichtungsverhältnissen. Daher muss ein Hilfskraftstoff, der als
Verbrennungsauslöser fungiert, eingespritzt werden, um die Wasserstoffverbrennung in CI-Motoren zu erreichen. Diesel ist der am gründlichsten untersuchte
Sekundärkraftstoff für den Einsatz in CI-Motoren, und zahlreiche Studien haben
über seine Eignung für CI-Motoren berichtet.
Die Forschung an Wasserstoff-Diesel-Motoren kann in drei Kategorien unterteilt werden, basierend auf dem Wasserstoffsubstitutionsverhältnis. Einige Studien
haben sich darauf konzentriert, Wasserstoff als Kraftstoffzusatz mit Substitutionsraten von etwa 10 % oder weniger zu verwenden, um die Effizienz des Motors zu
verbessern. Die meisten Studien haben die Mitverbrennung von Wasserstoff und
Diesel unter Berücksichtigung niedriger bis mittlerer Wasserstoffsubstitutionsraten
von 10–60 % der gesamten Eingangsenergie untersucht. Schließlich haben einige
wenige Studien die Verwendung von Wasserstoff als Hauptkraftstoff untersucht,
wobei nur ein kleiner Teil des Dieselkraftstoffs zur Zündung verwendet wurde.
Dimitriou et al. [26] erreichten den Betrieb eines Zweistoffmotors mit nur 2 %
Diesel, wobei der Rest der Energie aus erneuerbarem Wasserstoff stammte.
In Zweistoffmotoren wird Diesel oft direkt in den Zylinder eingespritzt,
bevor der Kolben den oberen Totpunkt (TDC) erreicht, unter Verwendung eines
herkömmlichen Common-Rail-Direkteinspritzsystems. Wasserstoff wird normalerweise in den Einlasskanal oder das Saugrohr eingespritzt. Liu et al. [98] verwendeten jedoch die Einlasskanaleinspritzung sowohl für Diesel als auch für
Wasserstoff. Die Einlasskanaleinspritzung bietet eine optimale Kraftstoffeffizienz
und niedrigere Emissionen im Vergleich zur Vergasung oder Saugrohreinspritzung
von Wasserstoff [73, 76, 101]. Bemerkenswerterweise kann die Direkteinspritzung
die Vorzündungs- und Klopfgrenzen umgehen, die bei wasserstoffbetriebenen
Motoren mit Einlasskanaleinspritzung inhärent sind.
Mehrere Forscher haben den Einfluss der Wasserstoffsubstitution auf die
Leistung, den Kraftstoffverbrauch und die Emissionen von Zweistoffmotoren
bewertet. Die meisten dieser Studien haben signifikante Verbesserungen der
effektiver Wirkungsgrad des Motors mit zunehmendem Wasserstoffsubstitutionsverhältnis berichtet [38, 48, 73, 102–105]. Diese Steigerung des effektiven
Wirkungsgrad kann den Eigenschaften von Wasserstoff und seinem Einfluss auf
den Verbrennungsprozess zugeschrieben werden, insbesondere bei hohen Motorlasten. Wasserstoff hat einen deutlichen Einfluss auf die Verbrennung, indem
er den Spitzendruck im Zylinder und die Wärmefreisetzung stark erhöht [106,
107]. Daher hat die teilweise Ersetzung von Diesel durch Wasserstoff trotz einer
Abnahme des volumenspezifischer Wirkungsgrad um bis zu 6 %—wie von
Sandalci und Karagöz [75] gezeigt—keine Auswirkungen auf den Kraftstoffverbrauch oder den Motorwirkungsgrad. Die Hauptbegrenzung von WasserstoffDiesel-Zweistoffmotoren ist die Tendenz zur Vorzündung und zum Klopfen bei
relativ hohen Wasserstoffsubstitutionsverhältnissen, die weit unter dem stöchiometrischen Wasserstoff-Luft-Verhältnis liegen.
Gopal et al. [53] betrieben einen umgebauten Wasserstoff-Diesel-ZweistoffEinzylinder-Viertaktmotor mit Wasserstoff-Saugrohreinspritzung. Sie zeigten,
dass ein zufriedenstellender Wasserstoff-Diesel-Zweistoffbetrieb bei Wasser-

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

417

stoffsubstitutionsraten von bis zu 50 % möglich ist, mit thermischen Wirkungsgraden, die mit denen herkömmlicher Dieselmotoren vergleichbar sind. Tsujimura
und Suzuki [63] berichteten, dass ein umgebauter Schwerlast-Zweistoffmotor bei
hohen Motorlasten einen höheren thermischen Wirkungsgrad als ein herkömmlicher Dieselmotor aufwies. Im Gegensatz dazu zeigte der Motor bei niedrigen
Lasten relativ hohe Raten an unverbranntem Wasserstoff und einen reduzierten
thermischen Wirkungsgrad. Eine höhere Wasserstoffdurchflussrate bei niedrigen
Lasten führt zu einem erhöhten spezifischen Kraftstoffverbrauch (BSFC), was zu
höheren Kraftstoffanforderungen führt, um die erforderliche Leistung zu erzielen.
Darüber hinaus neigt die Wasserstoffsubstitution bei niedrigen Lasten dazu, den
Beginn der Verbrennung zu verzögern und den Spitzendruck des Motors zu verringern, was den Reaktionsfortschritt aufgrund einer niedrigeren Verbrennungsrate
verlangsamen kann. Diese Verschlechterung der Verbrennung kann auf das Versagen zurückgeführt werden, eine ausreichend kräftige Flamme zur vollständigen
Verbrennung von Wasserstoff außerhalb des Dieselsprühstrahls zu initiieren und
zu unterstützen.
Karagöz et al. [105] berichteten, dass die effektive Bremsleistung um 1,26
% und 2,1 % bei Wasserstoffsubstitutionsraten von 40 % bzw. 75 % stieg. Die
Gewinne bei der effektive Bremsleistung wurden durch erhebliche Reduzierungen
der CO-, THC- und Rauchemissionen unterstützt. Im Vergleich zu einem reinen
Dieselmotor reduzierten sich die Emissionen bei einer Wasserstoffsubstitutionsrate
von 75 % um mehr als 60 %. Talibi et al. [108] berichteten ebenfalls über signifikante Reduzierungen der CO-Emissionen, wenn Diesel teilweise durch Wasserstoff ersetzt wurde, der kein CO als Nebenprodukt der Verbrennung erzeugt.
Bemerkenswerterweise verglichen die Autoren die CO-Emissionen von leichten
und schweren Wasserstoff-Diesel-Zweistoffmotoren und beobachteten, dass die
CO-Emissionen des Schwerlastmotors niedriger waren; dies kann auf die höheren
Gastemperaturen im Zylinder des Schwerlastmotors zurückgeführt werden, die
die Oxidation von Diesel zu CO2 fördern, mit einer entsprechenden Reduzierung
der CO-Emissionen. Insgesamt, wie in Abb. 10gezeigt, führt die Verwendung von
Wasserstoff in Dieselmotoren zu erheblichen Reduzierungen von Kohlenwasserstoffen, Rauch, CO und CO2-Emissionen [94].
Barrios et al. [109] bewerteten den Einfluss der Wasserstoffsubstitution auf
die Partikelemissionen eines 2,0-Liter-Turbodieselmotors mit Direkteinspritzung.
Bei einer Wasserstoffsubstitutionsrate von 25 % beobachteten sie signifikante
Reduzierungen—bis zu 63 %—bei den Emissionen von Partikeln mit Größen
von 5,6–560 nm. Varde und Frame [38] beobachteten, dass die Zugabe kleiner
Mengen Wasserstoff in den Motoransaugtrakt bei Teillast zu einer erheblichen
Rauchreduzierung führte, während die Rauchreduzierung bei Volllast begrenzt
war. Eine Wasserstoffsubstitutionsrate von 10–15 % bei Teillast führte zu Rauchreduzierungen von bis zu 50 % im Vergleich zu einem herkömmlichen Dieselmotor. Bei Volllast betrug die maximale Reduzierung der Rußemission etwa 17
%. Obwohl die Rauchreduzierung ohne Auswirkungen auf die Kohlenwasserstoffemissionen erreicht wurde, nahm die NOx-Bildung zu, insbesondere bei höheren
Motorlasten.

P. Dimitriou

418


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Abb. 10 Auswirkungen des Wasserstoffenergieanteils auf Rauch-, CO2-, CO- und THCEmissionen [31]

Der Anstieg der NOx-Bildung in Wasserstoff-Diesel-Dualkraftstoffmotoren
kann auf den hohen Energiegehalt von Wasserstoff zurückgeführt werden,
der eine schnelle Verbrennung fördert. Wie in Abb. 11 gezeigt, reduziert die
Erhöhung des Wasserstoffsubstitutionsverhältnisses die Zündverugszeit und die
Verbrennungsdauer und erhöht die Wärmefreisetzungsrate, was wiederum die
Zylindertemperaturen und die NOx-Bildung erhöht [110]. Wie in Abb. 11 gezeigt,
kann ein Wasserstoffsubstitutionsverhältnis von sogar 10% die Zündverzugszeit
des Motors im Vergleich zum reinen Dieselbetrieb erhöhen. Die Ergebnisse von
Sharma und Dhar [111] bestätigen diesen Anstieg der Zündverzugszeit, der auch
die Verbrennungsdauer bei niedrigen Motorlasten erhöht und dadurch sowohl den
maximalen Zylinderdruck als auch die Wärmefreisetzungsrate reduziert.
Der Anstieg der NOx-Emissionen aufgrund der Wasserstoffsubstitution ist oft
relativ gering, da der Wasserstoff einen erheblichen Teil der Luft im Zylinder
ersetzt und die Sauerstoffkonzentration im Ansauggas verringert. Bemerkenswerterweise haben mehrere Studien [33, 44, 63, 74, 76, 101] einen Rückgang
der NOx-Emissionen aufgrund der Wasserstoffsubstitution berichtet, wie in Abb.
12 gezeigt. Dieser Rückgang der NOx-Emissionen kann auf die niedrigere Verbrennungstemperatur und den geringeren Sauerstoffgehalt zurückgeführt werden,
der zur Oxidation des in der Luft vorhandenen Stickstoffs zur Verfügung steht.

,
,
,

Zeitspanne des Zündverzugs
Verbrennungsdauer

,

,

,
,
,
Wasserstoff-Verhältnis

,

Wärmeabgabe in der schnellen
Verbrennungszeitraum [J]

,

Dauer der schnellen Verbrennung [deg.CA]

419

Dauer der Verbrennung [deg.CA]

Zeitspanne des Zündverzugs [deg.CA]

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

,
,
,
,

schnelle Verbrennungsdauer

,

,
,
,
Wasserstoff-Verhältnis

,

Abb. 11 a Verbrennungsdauer und Zündverzugszeit und b Dauer und Wärmeabgabe der
schnellen Verbrennungsperiode bei verschiedenen Wasserstoffverhältnissen. Neu gezeichnet aus
[110]

nur H2
2% O2 rot.

1% O2 rot.
3% O2 rot.

H2 Energie [%]
Abb. 12 NOx-Emissionen für verschiedene Wasserstoffenergie- und EGR-Raten bei 11,5 bar
IMEP. Neu gezeichnet aus [74]

Karagöz et al. [112] beobachteten eine bemerkenswerte Reduktion der NOxEmissionen um 50% bei Teillasten mit einem Wasserstoffsubstitutionsverhältnis von 30%. Talibi et al. [74] führten den Rückgang der NOx-Emissionen auf
die Reduktion des Diesels zurück, der nahe dem Sprühkegel verbrannt wird, wo
das Diesel-Luft-Äquivalenzverhältnis ungefähr stöchiometrisch ist. Talibi et al.
[108] verglichen auch die NOx-Bildung in leichten und schweren Motoren und
beobachteten, dass die NOx-Bildung mit zunehmender Wasserstoffsubstitution
im leichten Motor zunahm, während sie im schweren Motor konstant blieb oder

P. Dimitriou

420

Abb. 13 Leistungsspezifische
NOx-, NO- und NO2Emissionen im Vergleich zum
Energieanteil aus Wasserstoff.
Neu gezeichnet aus [39]

Bremsspezifisches NOx, NO, NO2 [g/kWhr]

leicht abnahm. Die Diesel-Diffusionsflamme trägt erheblich zu den gesamten
NOx-Emissionen bei, während die magere, homogene Verbrennung des Wasserstoff-Luft-Gemisches nur minimal dazu beiträgt. Die Reduktion der NOxEmissionen im schweren Motor wurde auf die niedrigeren Temperaturen während
der diffusionskontrollierten Verbrennung zurückgeführt, trotz des Anstiegs der
maximalen Wärmefreisetzungsrate während der vorgemischten Verbrennung.
Bei höheren Motorlasten führt die Wasserstoffsubstitution oft zu einem
starken Anstieg der NOx-Emissionen aufgrund des Anstiegs des Zylinderdrucks
und der maximalen Wärmefreisetzungsrate. Mit zunehmender Motorlast nimmt
der verstärkende Effekt von Wasserstoff auf die Umwandlung von NO–NO2 ab;
folglich wird das optimale NO2/NOx-Verhältnis bei niedrigeren Wasserstoffkonzentrationen beobachtet. Wie in Abb. 13 gezeigt, steigt das NO2/NOx-Verhältnis erheblich mit zunehmender Wasserstoffkonzentration. Dies kann auf eine
Zunahme der Oxidationsraten von unverbranntem Wasserstoff zurückgeführt
werden, die die Konzentration von HO2 erhöhen und die Umwandlung von
NO–NO2 fördern [113, 114]. Die Verbrennungseigenschaften des Motors, wie
der Beginn der Verbrennung, die Verbrennungsdauer und die maximale Wärmefreisetzung, tragen nicht wesentlich zum Anstieg der NO2-Emissionen bei. Im
Gegensatz dazu haben die Motorlast und die maximale durchschnittliche Mischtemperatur einen moderaten Einfluss auf die NO2-Bildung.
Mehrere simulationsbasierte Studien wurden durchgeführt, um die Leistung
und Emissionen von Wasserstoff-Diesel-CI-Motoren zu untersuchen [77, 96, 115–
119]. Ghazal [116] verwendete einen Motorsimulationscode, um zu beweisen,
dass Wasserstoffsubstitutionsraten von bis zu 40% die Bremsleistung des Motors
signifikant verbessern—um etwa 14%—im Vergleich zum reinen Dieselbetrieb,
ohne dass die Wahrscheinlichkeit abnormaler Verbrennung steigt. An et al. [115,

H2 Substitution [%]

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

421

118] zeigten, dass der indizierte thermische Wirkungsgrad eines teilweise mit
Wasserstoff betriebenen Motors im Vergleich zu einem herkömmlichen Dieselmotor, insbesondere bei niedrigen Lasten, zunahm; dies ging jedoch mit einem
Anstieg der NOx-Emissionen einher. Hosseini und Ahmadi [120] berichteten, dass
der Ersatz von Diesel durch Wasserstoff die Druckanstiegsrate und die Wärmefreisetzung erhöht, aber die Intensitätszunahme unter dem kritischen Wert von 5 MW/
m2 bleibt, was zu abnormalen Verbrennungsereignissen wie Klopfen führen kann,
wie von Dec und Yang [121] gezeigt wurde. Koten [122] beobachtete, dass eine
Erhöhung des Wasserstoffsubstitutionsverhältnisses den BSFC und den effektiven
Wirkungsgrad aufgrund der Bildung eines homogeneren Gemisches und einer
Erhöhung der Flammgeschwindigkeit erhöhte.

4.2 Wasserstoff-Biokraftstoff-Dual-Fuel-Motor
Biokraftstoffe gelten als vielversprechende kurz- bis mittelfristige Lösung zur
Dekarbonisierung der globalen Wirtschaft, insbesondere für die Luftfahrt, die
Schifffahrt und schwere Nutzfahrzeuge, für die es keine unmittelbaren Alternativen gibt [123]. Die erste Generation von Biokraftstoffen—die Mehrheit der
heute verwendeten Biokraftstoffe—wird aus Nahrungspflanzen hergestellt, die
Zucker, Stärke und Pflanzenöl wie Mais, Weizen und tierische Fette liefern können
[124]. Da diese Biokraftstoffe aus Biomasse—Nahrungsquellen—gewonnen
werden, beeinträchtigt ihre Produktion die Nahrungsmittelproduktion, die zur
Ernährung einer schnell wachsenden Weltbevölkerung erforderlich ist. Die zweite
Generation von Biokraftstoffen kann dieses Problem lösen, da sie aus nicht essbaren Quellen wie Abfallbiomasse, landwirtschaftlichen Rückständen und Maisund Weizenstängeln hergestellt werden. Die dritte und vierte Generation von
Biokraftstoffen, die derzeit entwickelt werden, gelten als neuartige alternative
Kraftstoffe, die aus Algen und der Verschmelzung von genomisch vorbereiteten
Mikroorganismen und gentechnisch veränderten Rohstoffen bestehen [125].
Ein großer Nachteil der Verwendung von Biokraftstoffen als alternative Kraftstoffe besteht darin, dass begrenzte Landressourcen auf Kosten der Nahrungsmittelproduktion genutzt werden. Laut einer techno-ökonomischen Analyse, die
2006 von Hill et al. [126] veröffentlicht wurde, würden nur 12% des Benzinbedarfs und 6% des Dieselbedarfs in den USA gedeckt, wenn die gesamte Maisund Sojabohnenproduktion des Landes der Biokraftstoffproduktion gewidmet
würde. Biokraftstoffe können jedoch mit anderen umweltfreundlichen Kraftstoffen
wie Wasserstoff kombiniert und in Dual-Fuel-Betrieben verwendet werden; dies
würde die erforderliche Biokraftstoffproduktion erheblich reduzieren und den
Betrieb solcher Systeme in einem breiten Anwendungsspektrum unterstützen. Biokraftstoff kann auch mit herkömmlichen Kraftstoffen gemischt werden, um die
erforderliche Produktion weiter zu reduzieren und gleichzeitig eine kurzfristige
Lösung für den Aufbau einer Unabhängigkeit von fossilen Brennstoffen zu bieten.

422

P. Dimitriou

Der Ersatz fossiler Brennstoffe durch Biodiesel wird als nachhaltige Lösung
angesehen, die zur Dekarbonisierung beitragen kann, da er im Vergleich zu
fossilen Brennstoffen geringere Mengen an CO2 freisetzt. Die CO2-Vorteile sind
erheblich höher, wenn man eine Lebenszyklusanalyse berücksichtigt, da das bei
der Verbrennung von Biokraftstoffen freigesetzte CO2 von den zur Herstellung
von Biokraftstoffen angebauten Pflanzen absorbiert würde [127]. Der Betrieb von
CI-Motoren mit verschiedenen Arten von Biodiesel oder Biodiesel-Mischungen
wurde in der Literatur ausführlich diskutiert [128, 129]. Die Ergebnisse verschiedener experimenteller Studien zu CI-Motoren mit Biodiesel zeigen jedoch
einen Mangel an Konsens über deren Emissionen, Verbrennungseigenschaften und
Motorleistungseigenschaften. Die in der Literatur berichteten Ergebnisse variieren
je nach Motortyp, Betriebsbedingungen und Testmethoden. Dennoch haben
Forscher festgestellt, dass CI-Motoren, die mit Diesel, Biodiesel-Mischungen oder
vollständig mit Biodiesel betrieben werden, ähnliche Verbrennungseigenschaften
aufweisen [128].
Mehrere Forscher haben die Synergie von Biodiesel aus verschiedenen Quellen
mit Wasserstoff untersucht. Rapsmethylester (RME) Biodiesel wurde in der
Literatur ausführlich bewertet. Aldhaidhawi et al. [130] betrieben einen CI-Motor
mit Biodiesel RME20 (20% Mischung aus RME) und Wasserstoff und verglichen
ihn mit einem Diesel-Wasserstoff-Dual-Fuel-Motor. Der Biodiesel RME20Wasserstoff-Dual-Fuel-Motor hatte eine verringerte Motorleistung, Effizienz
und Emissionen, mit Ausnahme der NOx-Emissionen, die leicht anstiegen. Eine
Verkürzung der Zündverzugs wurde ebenfalls aufgrund der höheren Cetanzahl von RME20 im Vergleich zu Diesel beobachtet. Bemerkenswert ist, dass
der höhere Sauerstoffgehalt in RME20 den Verbrennungsprozess verbesserte
und die Emissionen von CO, THC und Rauch verringerte. Der BSFC stieg ebenfalls aufgrund des niedrigeren Heizwerts von RME20 im Vergleich zu Diesel.
Juknelevicius et al. [131] verglichen die Leistung eines Wasserstoffmotors mit entweder reinem RME oder 7% RME-gemischtem Dieselkraftstoff (RME7). Wie in
Abb. 14 gezeigt, verringerte eine Erhöhung der Wasserstoffsubstitution die Rauchemissionen, aber die maximale Wasserstoffsubstitutionsrate war aufgrund des Einsetzens von Klopfen auf etwa 40% begrenzt. Die NO-, HC- und CO-Emissionen
des RME7-Motors waren in allen experimentellen Tests höher als die des reinen
RME-Motors. Korakianitis et al. [132] zeigten, dass der Ersatz von Diesel durch
reines RME in einem Wasserstoff-Dual-Fuel-Motor ähnliche Emissions- und
thermische Effizienztrends erzeugt, da die physikalischen und chemischen Eigenschaften der beiden Kraftstoffe ähnlich sind.
Geo et al. [47] verglichen die Leistung eines Wasserstoff-Diesel-Dual-Kraftstoffmotors mit der Leistung, die durch den Ersatz von Diesel durch entweder
Gummisamenölmethylester (RSOME) oder Gummisamenöl (RSO) erzielt wurde.
Der Wasserstoffersatz erhöhte den effektiven Wirkungsgrad des Motors um etwa
2%, unabhängig vom im Motor verwendeten Primärkraftstoff, wie in Abb. 15
gezeigt. Die maximale Wasserstoffersatzrate, die der Motor bei Volllast vor dem
Auftreten von Klopfen unterstützte, betrug 12,69%, 11,20% und 10,76% mit
Diesel, RSOME und RSO. Der Wasserstoffersatz reduzierte die Rauchemissionen

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren
RME7_geringe Last
RME7_mittlere Last
RME7_Nennlast
RME_geringe Last
RME_mittlere Last
RME_Nennlast

Rauchentwicklung [%]

Abb. 14 Rauchentwicklung
im Vergleich zum
Wasserstoffenergieanteil
für RME und RME7 bei
verschiedenen Motorlasten.
Neu gezeichnet aus [131]

423

Abb. 15 Effektiver
Wirkungsgrad im Vergleich
zum Wasserstoffenergieanteil
bei 75% und Volllast für
Diesel, RSOME und RSO
mit oder ohne Wasserstoff.
Neu gezeichnet aus [47]

Effektiver Wirkungsgrad [%]

Anteil des Energieträgers Wasserstoff [%]

Diesel 100

Diesel 75

Anteil des Energieträgers Wasserstoff [%]

um über 30%, unabhängig vom Primärkraftstoff, und HC und CO nahmen ebenfalls ab. Die NOx-Emissionen des Dual-Kraftstoffmotors stiegen, wenn Diesel
durch entweder RSO oder RSOME ersetzt wurde, aufgrund der erhöhten Verbrennungstemperatur durch die hohe Vormischverbrennung.
Ein 20% Sojabiodiesel-Gemisch wurde in einem wasserstoffunterstützten
53 kW CI-Motor von Shrik et al. [133] implementiert. Eine 10% Wasserstoffersatzrate reduzierte die NOx-Emissionen, ohne dass es zu einer signifikanten
Verschlechterung der Effizienz und Verbrennungseigenschaften des Motors
oder zu einem Anstieg anderer schädlicher Emissionen kam. Verma et al. [134]
untersuchten experimentell die Verwendung von Jatropha curcas-Biodiesel als

424

P. Dimitriou

Pilotkraftstoff zusammen mit Wasserstoff. Die Synergie zwischen den beiden
Kraftstoffen führte zu erheblichen Reduzierungen der Kohlenwasserstoff-, COund Rauchemissionen im Vergleich zu einem Ein-Kraftstoff-Dieselmotor. Die Einführung von AGR erhöhte das maximal zulässige Wasserstoffersatzverhältnis bei
allen Lasten und reduzierte die NOx-Emissionen. Bei niedrigen Motorlasten betrug
die maximale Wasserstoffersatzrate etwa 80%, während sie bei hohen Lasten vor
dem Auftreten abnormaler Verbrennungsereignisse etwa 25% betrug. Die Autoren
kamen zu dem Schluss, dass die Verwendung von Biodiesel mit Wasserstoff als
Primärkraftstoff niedrigere Emissionen erzielen und eine Leistung bieten kann,
die der eines Dieselmotors entspricht. Kanth et al. [135] untersuchten ebenfalls
die Wirkung des Wasserstoffersatzes auf ein Honge-Biodiesel-Gemisch (B20)
in einem CI-Motor. Das Honge-Biodiesel-Gemisch erhöhte den thermischen
Wirkungsgrad und die Verbrennungseigenschaften des Motors um etwa 2,2%
im Vergleich zu einem Dieselmotor, während der Kraftstoffverbrauch bei einer
Wasserstoffzufuhrrate von 13 L/min um 6% abnahm. Der Wasserstoffersatz führte
auch zu Reduzierungen von über 20% bei CO- und HC-Emissionen, erhöhte
jedoch leicht die NOx-Emissionen.
Kumar et al. [136] bewerteten die Kombination von Jatropha-Pflanzenöl und
Wasserstoffgas in einem CI-Motor. Wasserstoff wurde als Zusatz verwendet,
um den effektiven Wirkungsgrad des Motors zu verbessern, der in Biodiesel-CIMotoren oft reduziert ist. Der Wasserstoffersatz erhöhte den effektiven Wirkungsgrad des Motors um 2% bei Volllast, sorgte für eine 20%ige Reduzierung der
Rauchemissionen und reduzierte signifikant die HC- und CO-Emissionen. Der
Spitzendruck und der maximale Druckanstieg des Motors nahmen mit Wasserstoffersatzraten von bis zu 7% zu, während die Verbrennungsdauer abnahm, mit
einem längeren Zündverzug und einer höheren Vormischverbrennungsrate. Folglich stiegen die NOx-Emissionen des Motors um etwa 20%.
Im Gegensatz dazu erreichten Bika et al. [137] eine Reduzierung der NOxEmissionen eines Sojamethylester-Biodieselmotors durch den Einsatz einer
niedrigen Wasserstoffersatzrate (etwa 5%). Bei höheren Wasserstoffersatzraten
(bis zu 40%) blieben die NOx-Emissionen weitgehend unverändert, aber das NO2/
NOx-Verhältnis stieg mit dem Anstieg des Wasserstoffs. Die Autoren beobachteten
identische Emissionstrends sowohl bei Wasserstoff-Diesel- als auch bei Wasserstoff-Biodiesel-Motorbetrieben.

4.3 Alternative Wasserstoffersatzsysteme
In den meisten bestehenden Studien zu Wasserstoff-CI-Motoren wurde das
Wasserstoffgas in Hochdrucktanks gespeichert und dem Verbrennungsmotor entweder durch Saugrohreinspritzung oder Direkteinspritzsysteme zugeführt. Verschiedene alternative Wasserstoffkraftstoffsysteme wurden ebenfalls in der
Literatur berichtet, einschließlich Systeme, bei denen Wasserstoff in flüssiger
Form bei extrem niedrigen Temperaturen gespeichert wird [138], aus der

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

425

Reformierung oder Dehydrierung von Wasserstoffträgern gewonnen wird [139,
140] oder mit Onboard-Wasserstofferzeugungstechnologien wie Abgas-KraftstoffReformierung [141, 142] oder Wasserelektrolyse [143, 144] produziert wird.
Die kryogene Flüssigwasserstoffspeicherung vermeidet die Notwendigkeit
schwerer Druckbehälter zur sicheren Speicherung von Hochdruckwasserstoffgas.
Die Verflüssigung von Wasserstoff erfordert eine erhebliche Menge an Energie und
der flüssige Wasserstoff muss bei kryogenen Temperaturen gelagert werden, um
zu verhindern, dass er bei -252,8 °C wieder in Gas übergeht. Flüssiger Wasserstoff kann entweder verdampft und auf Umgebungstemperatur erwärmt werden,
bevor er im Ansaugkrümmer gemischt wird, oder kryogen in die Zylinder
des Motors eingespritzt werden. Die Verdampfung von Wasserstoff, bevor er
dem Motor zugeführt wird, ist der bequemste Ansatz, da er die Notwendigkeit kryogener Komponenten wie thermisch isolierter Leitungen, Ventile und
Dichtungen eliminiert. Allerdings ist das große Volumen an gasförmigem Wasserstoff (etwa 30%) im stöchiometrischen Gemisch ein erheblicher Nachteil [145].
Die kryogene Kraftstoffeinspritzung kann einen erheblichen Kühleffekt bieten, der
die Verbrennungstemperatur senkt, was wiederum die NOx-Emissionen reduziert
[145]. Darüber hinaus ist flüssiger Wasserstoff für die Einspritz-, Misch- und Verbrennungsprozesse im Motor vorteilhaft [146].
Arnold und Wolf [147] überprüften die bestehenden Technologien für
flüssigen und komprimierten Wasserstoff für Automobilanwendungen und
berichteten über die Vorteile der Flüssigwasserstoffspeicherung unter Berücksichtigung der Speichereinrichtungen und des Energiegehalts auf volumetrischer
Basis. Sie kamen jedoch zu dem Schluss, dass Flüssigwasserstoff nicht für alle
Anwendungen geeignet ist, da er durch unvermeidbare Verdampfungsverluste
gekennzeichnet ist. Daher empfahlen sie die Anwendung kombinierter Technologien für flüssigen und komprimierten Wasserstoff. Für zukünftige Tankstellen
schlugen sie vor, dass Wasserstoff in flüssiger Form gespeichert werden sollte, der
dann entweder direkt in Flüssigwasserstoffspeichersysteme gefüllt oder verdampft,
komprimiert und in komprimierte Wasserstoffspeichersysteme eingespeist werden
kann, wie in Abb. 16 gezeigt. Sie stellten auch fest, dass Wasserstoffspeichertechnologien basierend auf der Leistung und dem Fahrmuster des Fahrzeugs
ausgewählt werden sollten. Angesichts des Problems der volumetrischen Energiedichte, das mit Wasserstoff verbunden ist, empfahlen sie, dass Flüssigwasserstoffspeicherung nur in Personenkraftwagen mit einer Motorleistung von über 150 kW
und in anderen Fahrzeugen, die täglich genutzt werden, wie Taxis, Lieferwagen,
Linienbusse, Reisebusse und Lastwagen, die in der Regel zu einer Basis zurückkehren, die sie für Wartung und Betankung anfahren, verwendet werden sollte.
Für Fahrer, die ihre Fahrzeuge selten nutzen, empfahlen sie die Verwendung von
komprimierten Wasserstoffspeichern, um häufige Verdampfungsverluste zu vermeiden.
Wasserstoffträger wie flüssige oder Metallhydrid bieten einen einzigartigen
Mechanismus für die Massenlagerung und den Transport von Wasserstoff, da
Wasserstoff in einem veränderten chemischen Zustand und nicht als freier Wasserstoff vorliegt. Ein idealer Wasserstoffträger hat eine hohe Wasserstoffdichte und

P. Dimitriou

426
Entlüftung
LH2
Zapfsäule

CGH2
Spender

Versorgungsanschluss

CGH2
HochdruckSpeicher

CGH2
HochdruckVerdampfer

Kompressor

Befüllung der LH2 Entlüftungsgas

LH2
Förderpumpe

Verdampfungsheizung

LH2 Lagertank
Kryokolbenpumpe

Abb. 16 Mögliches Wasserstoffwirtschaftsszenario—Layout einer Wasserstofftankstelle für
Flüssigwasserstoff (LH2) und kryogen komprimierten Gaswasserstoff (CGH2) [147]

kann bei niedrigen oder Umgebungstemperatur- und Druckbedingungen gelagert
werden. Einige der am häufigsten verwendeten Wasserstoffträger in CI-Motoren
sind Ammoniak (Wasserstoffspeicherkapazität von 17,64 Gew.%), Methanol
(Wasserstoffspeicherkapazität von 12,5 Gew.%) und Methylcyclohexan (MCH,
Wasserstoffspeicherkapazität von 6,2 Gew.%). Ein Wasserstoffträger kann entweder im Motor als Kraftstoff verbrannt [148–154] oder reformiert werden, um
Wasserstoff zu gewinnen [155, 156].
Die In-situ-Dehydrierung eines Wasserstoffträgers ist ein alternatives endothermes Verfahren, das durch Nutzung der Abwärme eines Dual-Fuel-Motors
zur Erzeugung von Wasserstoff durchgeführt werden kann, der dem Motor
zugeführt wird, um einen Teil des Primärkraftstoffs zu ersetzen. Die Chiyoda
Corporation [157] schlug ein System vor, das die Dehydrierung von MCH
durch Nutzung der Abwärme eines Verbrennungsmotors umfasst, wie in Abb.
17 gezeigt; dieser Ansatz wurde von Kojima et al. [140] im Detail untersucht.
In diesem System wird MCH durch chemische Kombination von Wasserstoff
mit Toluol—einem organischen Kohlenwasserstoff—gebildet. MCH kann entweder unter Umgebungstemperatur- und Druckbedingungen gelagert oder
sicher zum Leistungsbedarfspunkt transportiert werden. Am Leistungsbedarfspunkt wird die Abwärmeenergie eines Diesel- oder Biodiesel-Dual-Fuel-Motors
zur Dehydrierung von MCH zu Wasserstoff verwendet, der in das Ansaugrohr
des Motors eingespritzt wird, um den primären flüssigen Kraftstoff teilweise
zu ersetzen und CO2-Einsparungen zu erzielen. Das verbleibende Toluol kann
recycelt und in nachfolgenden MCH-Produktionszyklen wiederverwendet werden.
Die Onboard-Wasserstofferzeugung ist ein alternativer Ansatz, um kleine
Mengen Wasserstoff zu einem CI-Motor hinzuzufügen, um dessen Verbrennungsleistung zu verbessern und die Schadstoffemissionen zu reduzieren. Einige in der

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

427

Alkalischer
Wasserelektrolyseur
Elektrizität

Hydrierungs
reaktor
Toluol-Tank
20 kL

Verflüssiger

MCH-Tank
20 kL

Abscheider

MCH

Toluol

Abscheider
Verflüssiger

Toluol

Abgas
Dehydrierungs
MCH
reaktor
Motor mit KraftAbgas mit hoher Temperatur
Wärme-Kopplung
Elektrizität 60 kW

Luft
Dieselkraftstoff
Biokraftstoff

Wärme 35 kW

Abb. 17 Schematische Darstellung eines Systems zur Produktion und Nutzung von Wasserstoffenergieträgern [140]

Literatur berichtete Onboard-Wasserstofferzeugungssysteme umfassen die Wasserstofferzeugung durch Wasserelektrolyse und die Abgasbrennstoffreformierung
unter Verwendung eines Katalysators.
Matienzo [144] rüstete einen stationären Dieselmotor mit einer kommerziellen
Elektrolysezelle aus, um Oxy-Wasserstoff zu erzeugen, der als Zusatzstoff verwendet wurde. Die Zelle lieferte eine feste Menge Oxy-Wasserstoff in Abhängigkeit vom Strom; der Oxy-Wasserstoffgehalt in der Ansaugladung war abhängig
von der Motorlast und -drehzahl. Im Durchschnitt erhöhte die Zugabe von OxyWasserstoff den BSFC und die thermische Effizienz des Motors um 3,81% bzw.
2,79%. Samuel und McCormick [143] rüsteten einen Einzylinder-Dieselmotor
mit einem Oxy-Wasserstoff-Generator aus. Der Generator führte kleine Mengen
Wasserstoff und Sauerstoff, die aus Wasser extrahiert wurden, in den Luftstrom
des Motors ein, ohne dass zusätzliche Änderungen am Motor oder Einspritzsystem
erforderlich waren. Je höher das Wasserstoffsubstitutionsverhältnis, desto höher
der Anstieg der Druckanstiegsrate ohne Änderung des Verbrennungsortes, was
eine verzögerte Verbrennungszeit ermöglichte, die die negative Arbeit verringerte
und die Kraftstoffökonomie erhöhte. Die Kraftstoffökonomie stieg um 5,4%,
während die CO2-Emissionen mit der Einführung des Oxy-Kraftstoffs abnahmen.
Allerdings hatte die Oxy-Wasserstoff-Zufuhr einen negativen Effekt auf die
Rauchbildung im Motor.
Tsolakis et al. [141, 142, 158] rüsteten einen Abgasbrennstoffreformer in das
EGR-System eines Dieselmotors ein. Das Arbeitskonzept umfasste die Einspritzung
von Diesel in den Reaktor, um durch eine katalytische Reaktion zwischen Diesel
und Abgasen ein wasserstoffreiches Gas zu erzeugen. Das wasserstoffreiche Gas

428

P. Dimitriou

wurde als reformiertes EGR zurück in die Ansaugung geleitet. Die Vorteile dieses
Ansatzes umfassten eine Reduzierung der Partikelemissionen und eine Erhöhung
der Partikeloxidation, wodurch die typischen Partikelemissionsprobleme im
Zusammenhang mit EGR überwunden wurden. Die Reduzierung der Partikelemissionen wurde auf eine Erhöhung der Rate der vorgemischten Verbrennungsphase, den Ersatz des Kohlenwasserstoffkraftstoffs durch Wasserstoff und den
reduzierten Kraftstoffverbrauch zurückgeführt. Im Vergleich zu Standard-EGRSystemen bot der reformierte EGR-Ansatz jedoch eine geringere Reduzierung der
NOx-Emissionen.

5 Strategien zur Verbrennungsregelung
5.1 Abgasrückführung
Die Abgasrückführung ist ein hervorragender Ansatz zur Reduzierung der NOxEmissionen in CI-Motoren und eine praktische Methode zur Unterdrückung von
Klopfen in Wasserstoff-Diesel-Dual-Fuel-Motoren [114, 159, 160]. EGR-Systeme
arbeiten, indem sie einen Teil der Abgase des Motors zurück in die Ansaugung
leiten, wo sie sich mit Frischluft vermischen, bevor sie in die Zylinder des Motors
gelangen. Die Abgase, die hauptsächlich aus CO2, N2 und Wasserdampf bestehen,
haben eine höhere spezifische Wärme als die verdrängte Frischluft, wodurch der
Anstieg der Flammentemperatur bei gleicher Wärmefreisetzung verringert wird
[161]. Darüber hinaus reduziert die Verdrängung einer großen Menge an Ansaugluft die Sauerstoffkonzentration in der Brennkammer, was mit einer Verringerung
des effektiven Luft-Kraftstoff-Verhältnisses und der Flammentemperatur einhergeht und somit die NOx-Emissionen verringert.
In Wasserstoff-Dual-Fuel-Motoren kompensiert EGR den erhöhten Druck und
die erhöhte Wärmefreisetzungsrate, die durch den Wasserstoffersatz entstehen.
Neben der Reduzierung der NOx-Emissionen verringert EGR oft die Effizienz
des Motors, die mit zunehmender EGR-Menge abnimmt [154]. Im Gegensatz dazu erhöht EGR der effektive Wirkungsgrad des Motors unter bestimmten
Bedingungen, indem es den Beginn der Verbrennung näher an den OT verzögert und somit die entgegenwirkenden Kräfte auf den Kolben reduziert, die zu
Leistungsverlusten führen. Dimitriou et al. [26] erhöhten den effektiven Wirkungsgrad eines Dual-Fuel-Motors, der bei niedrigen Lasten läuft, um 3%, indem sie
etwa 30% der Ansaugluft durch Abgase ersetzten; wie in Abb. 18gezeigt, verschob
dies den CA50 des Motors näher an den OT und reduzierte die entgegenwirkenden
Leistungsverluste.
EGR-Verdünnung führt oft zu einem Anstieg der CO- und HC-Emissionen
aufgrund der reduzierten Sauerstoffgehalte in den Zylindern des Motors und der
erhöhten zyklischen Druckschwankungen des Motors, die mit zunehmender
EGR-Menge zunehmen [162]. Die Verringerung der Sauerstoffverfügbarkeit führt

60% H2 DDF mit EGR
80% H2 DDF mit EGR
Konventioneller Diesel

Einlaß O2 Konzentration [%]

429

CA50 [deg. ATDC]

Effektiver Wirkungsgrad [%]

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

Einlaß O2 Konzentration [%]

Abb. 18 Effektiver Wirkungsgrad und CA50 für verschiedene EGR-Raten und Wasserstoffraten von 60 und 80% im Vergleich zu konventionellem Diesel—Werte in Klammern stellen die
EGR-% dar. Neu gezeichnet aus [78]

unweigerlich zu einer schlechten Rußoxidation, was den Ruß im Abgas erhöht.
Dieser Anstieg der Schadstoffemissionen von Dual-Fuel-Motoren durch EGR ist
oft deutlich geringer als die Gesamtreduktion der Emissionen durch den Wasserstoffersatz im Vergleich zu den Emissionen eines konventionellen Dieselmotors
[163].
Zahlreiche Studien haben die Auswirkungen von EGR auf Wasserstoff-DualFuel-CI-Motoren bewertet. Unter geeigneten Bedingungen kann der Wasserstoffersatz in Kombination mit EGR sowohl NOx- als auch Rauch-Emissionen im
Vergleich zu konventionellen Ein-Kraftstoff-Motoren gleichzeitig reduzieren. Wu
und Wu [164] erreichten eine gleichzeitige Reduzierung der NOx- und RauchEmissionen eines Einzylinder-DI-Motors im Vergleich zu einem konventionellen
Dieselmotor, indem sie eine Wasserstoffersatzrate von 20% und eine Verdünnung
der Ansaugladung um 40% durch EGR verwendeten. Ebenso reduzierten Suzuki
und Tsujimura [33] sowohl NOx- als auch Rauch-Emissionen durch den Einsatz
hoher Wasserstoffersatzraten von über 70% zusammen mit EGR.
Wasserstoff-Diesel-Dual-Fuel-Motoren reduzieren den BSFC im Vergleich
zu konventionellen Ein-Kraftstoff-Motoren aufgrund der verbesserten Mischung
zwischen Wasserstoff und Luft, was zu einer vollständigen Kraftstoffverbrennung
führt. Laut Singhyadan et al. [163] verschlechtert die EGR-Verdünnung jedoch
den BSFC, aber er nimmt mit zunehmender EGR-Rate ab. Nag et al. [165] untersuchten die kombinierten Effekte von Wasserstoffersatz und EGR an einem
Einzylinder-Dual-Fuel-CI-Motor. Sie berichteten, dass es aufgrund der synergistischen Effekte von Wasserstoffersatz und EGR keinen wesentlichen Rückgang des irkungsgrads gab. Bei einer Wasserstoffersatzrate von 30% und EGR
von 10% gab es eine deutliche Reduzierung der NOx-, CO2-, CO-, THC- und
PM-Emissionen im Vergleich zu einem konventionellen Dieselmotor. Nag [166]
beobachtete auch, dass der Wasserstoffersatz zwar unterschiedliche Auswirkungen
auf die Verbrennung bei niedrigen und hohen Motorlasten hatte, EGR jedoch den
Spitzenverbrennungsdruck unabhängig von der Motorlast verringerte und somit

430

P. Dimitriou

die NOx-Emissionen des Motors reduzierte. Darüber hinaus verbesserte EGR die
Verbrennungsvariabilität des Motors. Obwohl EGR zu höheren Motorvibrationen
führte, wurde das Verbrennungsgeräusch durch Wasserstoffersatz und EGR bei
niedrigeren Lasten reduziert.
Bose und Maji [102] verglichen die Leistung und Emissionen eines Dieselmotors mit denen eines Wasserstoff-Diesel-Dual-Fuel-Motors, sowohl mit als auch
ohne EGR. Sie stellten fest, dass der Dual-Fuel-Motor ohne EGR eine um 12,9%
höhere Leistung als der konventionelle Dieselmotor erreichte. EGR war jedoch
erforderlich, um die Auswirkungen des Wasserstoffersatzes zu kompensieren,
was unweigerlich zu unkontrollierter Verbrennung und Motorproblemen führte,
sowie um den starken Anstieg der NOx-Emissionen zu begrenzen. Mit 20%
EGR reduzierten sich die NOx-Emissionen des Dual-Fuel-Motors um 40%.
Chaichan [167] betrieb einen Wasserstoff-Biodiesel-CI-Motor unter schweren
EGR-Bedingungen mit einem modifizierten EGR-System, um die höchstmögliche Kontrolle über die EGR-Rate zu erreichen. Obwohl hohe EGR-Raten die
Bremswärmewirkungsgrad des Motors verringerten, reduzierten sie effektiv die
NOx-Emissionen, die mit zunehmendem Wasserstoffersatz im Vergleich zu denen
eines reinen Biodieselmotors dramatisch anstiegen. Der Autor beobachtete auch,
dass der Einsatz von Wasserstoff das übermäßige Motorgeräusch, das durch die
Dual-Fuel-Anwendung erzeugt wurde, reduzierte. Talibi et al. [74] untersuchten
die Auswirkungen variierender EGR-Raten und Ansaugdruckerhöhung in einem
Wasserstoff-Dual-Fuel-Motor. Bei hohen EGR-Raten (entsprechend einer 2%igen
Reduktion der Sauerstoffkonzentration in der Ansaugluft) und einer Wasserstoffersatzrate von 15% reduzierte sich die Partikelmasse im Abgas um bis zu 75%.
Jabbr et al. [168] erreichten eine Reduktion der NOx-Emissionen um 88% bei
einer EGR-Rate von 15% im Vergleich zum Fall ohne EGR. Allerdings erhöhte
EGR die Rußemissionen des Motors.
Christodoulou und Megaritis [169] bewerteten die Auswirkungen der Verdünnung eines Wasserstoff-Diesel-Motors mit Stickstoff, der zwischen 2 und
8 % der gesamten Ansaugladung ausmacht. Der Wasserstoffersatz verringerte
die Rauch- und CO-Emissionen des Motors, hatte jedoch den gegenteiligen
Effekt auf die NOx-Emissionen. Die Stickstoffverdünnung trug nicht nur zu
einer signifikanten Reduktion der NOx-Emissionen bei, sondern reduzierte auch
die Rauch- und CO-Emissionen sowie den Kraftstoffverbrauch des Motors. Das
kombinierte Wasserstoff- und Stickstoffsystem erhöhte den Beffektiven Wirkungsgrad bei hohen Geschwindigkeiten, verringerte ihn jedoch leicht bei niedrigen
Geschwindigkeiten.
Insgesamt kann die Kombination von Wasserstoffersatz und AGR die
Emissionen reduzieren, ohne den effektiven Wirkungsgrad des Motors zu beeinträchtigen [165]. Obwohl dies ein vielversprechender Ansatz zur Erfüllung der
niedrigen Emissions- und BSFC-Abwägungskontingenzen eines Dieselmotors ist
[170], ist eine weitere Entwicklung der Einspritz- und Ladestrategien erforderlich,
um die Hauptbegrenzung zu überwinden – die hohe NOx-Bildung bei höheren
Motorlasten [171].

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

431

5.2 Einspritzstrategien
Moderne Common-Rail-Einspritzsysteme bieten erhebliche Flexibilität bei
den Einspritzmustern von flüssigen Kraftstoffen wie Diesel und Biodiesel. Verschiedene Einspritzstrategien wie Vor-, Haupt- und Nacheinspritzung können eine
fortschrittliche Kontrolle über die Luft-Kraftstoff-Schichtung in den Zylindern
und die Homogenität des Luft-Kraftstoff-Gemisches in modernen CI-Motoren
verbessern. Die Steuerung des Einspritzzeitpunkts und -musters von flüssigem
Kraftstoff in Wasserstoff-Dual-Fuel-Motoren bietet einen zusätzlichen Freiheitsgrad zur Steuerung des Verbrennungsbeginns und des gesamten Verbrennungsprozesses, was wiederum zur Steuerung der Leistungs- und Emissionsausgabe von
CI-Motoren genutzt werden kann. Mehrere Forscher haben die Auswirkungen von
Mehrfacheinspritzungen und Einspritzzeitstrategien auf die Leistung, Emissionen
und das anormale Verbrennungsverhalten von Wasserstoff-Diesel-Dual-FuelMotoren analysiert [50, 172–175].
Miyamoto et al. [173] bewerteten die Auswirkungen des DieselKraftstoffeinspritzzeitpunkts in einem CI-Motor mit niedrigen Wasserstoffersatzraten von bis zu 10,1 Vol.-%. Ihre experimentelle Untersuchung ergab, dass die
Druckanstiegsrate im Zylinder und die NOx-Bildung signifikant vom DieselKraftstoffeinspritzzeitpunkt beeinflusst werden, wie in Abb. 19 gezeigt. Ein
vorverlegter Diesel-Einspritzzeitpunkt erhöhte die Druckanstiegsrate und die NOxBildung. Die NOx-Bildung nahm auch mit der Zunahme des Wasserstoffersatzes
aufgrund des höheren Energiegehalts von Wasserstoff zu, was zu einem vorverlegten und schnellen Verbrennungsbeginn im Zylinder führt. Im Gegensatz dazu
reduzierte ein späterer Einspritzzeitpunkt näher am OT die NOx-Emissionen signifikant, verringerte jedoch auch den effektiven Wirkungsgrad des Motors.
Wie in Abb. 20 gezeigt, beobachteten Jabbr und Koylu [176] bei höheren
Wasserstoffersatzraten von etwa 50 % einen ähnlichen Trend, bei dem eine frühe
Diesel-Einspritzung die NOx-Bildung und die angezeigte thermische Effizienz aufgrund einer vorverlegten Verbrennungsphase erhöhte. Ein früher Verbrennungsbeginn bietet ausreichend Zeit für eine vollständige Verbrennung, was zu einem
erhöhten Zylinderdruck und einer erhöhten Temperatur führt und somit die Ausgangsleistung und Effizienz verbessert. Ein späterer Verbrennungsbeginn reduziert
die NOx-Werte, erhöht jedoch die Rußbildung.
Tomita et al. [50] beobachteten ebenfalls einen Anstieg des Zylinderdrucks und
der NOx-Bildung aufgrund einer frühen Diesel-Einspritzung bei etwa 10° BTDC.
Als die Diesel-Einspritzung jedoch noch weiter vorverlegt wurde, stellten sie
eine Veränderung der NOx-Emissionen fest. Die Rußbildung und CO-Emissionen
waren unabhängig vom Einspritzzeitpunkt, während die HC-Emissionen bei
sehr frühen oder späten Einspritzungen zunahmen. Die experimentelle Untersuchung ergab, dass die Diesel-Kraftstoffeinspritzung bei 33°–60° BTDC die
NOx-Emissionen aufgrund der verlängerten Zeitspanne, die für die Mischung von
Diesel, Wasserstoff und Luft vor dem Verbrennungsbeginn zur Verfügung steht,
reduzierte. Folglich wurde ein mageres Gemisch im gesamten Zylinder erreicht,

P. Dimitriou

432
,

0 Vol.%H2
6 Vol.%H2
8 Vol.%H2
10,1 Vol.%H2

0 Vol.%H2
6 Vol.%H2
8 Vol.%H2
10,1 Vol.%H2

,
,
,
,

,
,
Einspritzzeitpunkt für Dieselkraftstoff [deg.ATDC]

Einspritzzeitpunkt für Dieselkraftstoff [deg.ATDC]

Angabe des effektiven Wirkungsgrads [%]

Abb. 19 Variationen von NOxund dP/dθmax mit Diesel-Kraftstoffeinspritzzeitpunkt für verschiedene Wasserstoffanteile. Neu gezeichnet aus [173]

Einspritzzeitpunkt [deg.CA ATDC]

NOx
NOX [ppm]

Ruß [Filter-Rauchzahl]

Ruß

Einspritzzeitpunkt [deg.CA ATDC]

Abb. 20 a Wirkung von EGR auf die Motoreffizienz bei 50 % Wasserstoff und 10 CA BTDC
Einspritzzeitpunkt und b Wirkung des Einspritzzeitpunkts auf NOx- und Rußemissionen bei 50 %
Wasserstoff und 0 % EGR. Neu gezeichnet aus [176]

und der Diesel-Kraftstoff fungierte als Zündquelle für einen weiten Bereich des
Zylinders, mit langsamer Verbrennung und einer gleichmäßigen Wärmefreisetzungsrate. Die Autoren stellten jedoch klar, dass eine frühe Diesel-Einspritzung
wahrscheinlich den effektiven Wirkungsgrad des Motors verringert und nur bei
niedrigen Äquivalenzverhältnissen angewendet werden kann, mit einer erhöhten
Wahrscheinlichkeit für instabile Verbrennungsleistung.
Bhowmik et al. [177] variierten die Biodiesel-Pilot-Einspritzung von 8° bis
18° BTDC bei einem Einspritzdruck von 210 bar mit konstanten Wasserstoff-Einspritzdauern von 1200, 2500 und 3700 μs und einer konstanten Durchflussrate von
0,9 kg/h. Das Vorverlegen der Pilot-Kraftstoffeinspritzung verbesserte die Motorleistung signifikant, mit einer 13,36%igen Steigerung des BTE, einer 9,28%igen
Reduktion der HC-Emissionen und einer 11%igen Reduktion der CO-Emissionen

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

433

bei einer Wasserstoff-Einspritzdauer von 3700 μs. Diese Leistungsverbesserung
ging jedoch mit einer 11%igen Zunahme der NOx-Emissionen einher. Kanth et al.
[178] beobachteten ähnliche Ergebnisse bei einem Einzylinder-Viertakt-Direkteinspritzmotor, der mit Wasserstoff- und Reiskleie-Biodiesel-Mischungen von
bis zu 20 % betrieben wurde. Andere Studien haben ebenfalls berichtet, dass das
Vorverlegen des Einspritzzeitpunkts, das Erhöhen des Einspritzdrucks und die
Anwendung einer Split-Einspritzstrategie die Motorleistung steigern und die
Emissionen reduzieren können [179].
Roy et al. [172] untersuchten die Wirkung des Diesel-Einspritzzeitpunkts eines
Zweistoffmotors auf die maximale Leistung vor dem Auftreten von Klopfen unter
Berücksichtigung verschiedener Äquivalenzverhältnisse. Der Einspritzzeitpunkt
wurde von 23° v.OT bis 5° n.OT variiert, während die Einspritzmenge und der
Einspritzdruck in allen Experimenten konstant gehalten wurden. Eine Vorverlegung des Einspritzzeitpunkts erhöhte den IMEP des Motors bei gleichem Äquivalenzverhältnis; der maximale IMEP trat bei einem Einspritzzeitpunkt von 7°
v.OT mit einer Wasserstoffsubstitutionsrate von 13,7% auf. Bei hohen Äquivalenzverhältnissen war die früheste Einspritzung vor dem Auftreten von Klopfen bei 5°
v.OT, was den IMEP leicht reduzierte. Darüber hinaus verringern späte Kraftstoffeinspritzungen im Vergleich zu Einspritzzeitpunkten, die nahe oder nach dem OT
liegen, das Motorgeräusch [180].
Forscher haben auch die Wirkung der Wasserstoffeinspritzstrategie auf die
Verbrennungs- und Emissionseigenschaften von Wasserstoff-Zweistoffmotoren
untersucht. Saravanan und Nagarajan [174] erforschten die Auswirkungen
des Wasserstoffeinspritzzeitpunkts auf einen Zweistoffmotor, der mit einem
zeitgesteuerten Saugrohr-Wasserstoffeinspritzsystem ausgestattet war. Der
Wasserstoffeinspritzzeitpunkt wurde von 5° vor dem oberen Totpunkt des Gasaustauschs (BGTDC) bis 25° nach dem oberen Totpunkt des Gasaustauschs
(AGTDC) variiert, mit Einspritzdauern von 30° Kurbelwinkel (CA), 60° CA
und 90° CA und einer Motordrehzahl von 1500 U/min. Die Ergebnisse zeigten,
dass jede Wasserstoffeinspritzstrategie bei niedrigen, mittleren und hohen Motorlasten unterschiedliche Ergebnisse lieferte. Bemerkenswerterweise konnte keine
Strategie gleichzeitig eine optimale Motoreffizienz und Emissionsreduzierung
bieten. Die Wasserstoffeinspritzung bei GTDC mit einer Einspritzdauer von 30°
CA erwies sich unter allen Motorbedingungen als die bevorzugte Lösung. Im Vergleich zum reinen Dieselbetrieb erhöhte diese Einspritzstrategie die Bremswärmeeffizienz um 9%, erhöhte jedoch auch leicht die NOx-Emissionen des Motors.
Liu et al. [98] bewerteten die Wirkung des Wasserstoff-Direkteinspritzzeitpunkts
auf einen Wasserstoff-Diesel-Zweistoff-Direkteinspritz-Einzylinder-CI-Motor.
Der Motor wurde bei mittlerer Last mit einer festen Brennstoffenergiezufuhr unter
Verwendung eines Energie-Substitutionsprinzips betrieben; der Diesel-Einspritzzeitpunkt wurde angepasst, um eine feste Verbrennungsphasenlage zu erreichen.
Der Wasserstoff-Direkteinspritzzeitpunkt wurde von 180° bis 20° v.OT variiert,
mit Wasserstoffsubstitutionsraten von 20–50%. Bei frühen Wasserstoffeinspritzungen zeigten die Wärmefreisetzungsrate und die Motorauslass-Emissionen
Trends, die auf eine vorgemischte Verbrennung hinwiesen, während spätere

434

P. Dimitriou

­ inspritzzeitpunkte eine wasserstoffmischungskontrollierte Verbrennung zeigten.
E
Eine Verzögerung der Wasserstoffeinspritzung führte zu einer erhöhten Wasserstoffschichtung, wobei die geschichtete Wasserstoffladung außerhalb der Dieselstrahlen schneller verbrannte und dadurch die Zylindertemperaturen erhöhte;
dies, zusammen mit der hohen adiabatischen Flammentemperatur von Wasserstoff, erhöhte die NOx-Bildung. Spätere Wasserstoffeinspritzungen reduzierten
auch den Endverdichtungsdruck um bis zu 10% aufgrund der Direkteinspritzung
von Wasserstoff in den Zylinder. Der beste Kompromiss zwischen Effizienz und
Emissionen wurde mit einem Wasserstoffeinspritzzeitpunkt von 40° v.OT und einer
Wasserstoffsubstitutionsrate von 50% erreicht. Abgesehen von der Erhöhung der
NOx-Emissionen führte der Motorbetrieb unter diesen Bedingungen nicht zu einer
signifikanten Erhöhung der Effizienz, uHC- und CO-Emissionen im Vergleich zu
einem herkömmlichen Dieselmotor. Wie in Abb. 21 gezeigt, reduzierte sich jedoch
der Rauch um das Zehnfache und das Motorgeräusch um 6 dB.
In einer Simulationsstudie entwickelte und validierte Gurbuz [181] ein
1D-Modell eines Wasserstoff-Diesel-Motors unter Verwendung experimenteller
Daten, um die Auswirkungen mehrerer Wasserstoffeinspritzstrategien auf die
Motorleistung und die Emissionsausgabe zu bewerten. Gurbuz beobachtete, dass
die Pilot-Wasserstoffeinspritzung den Verbrennungsbeginn verschiebt und diese
Verschiebung mit der Zunahme der Anzahl der Piloteinspritzungen zunimmt.
Trotz der Veränderung des Verbrennungsbeginns brachte die Pilot-Wasserstoffeinspritzung keine signifikanten Verbesserungen bei der Motorleistung und den
Rußemissionen; im Gegensatz dazu verbesserte die Einführung der WasserstoffNacheinspritzung beide erheblich.

5.3 Verdichtungsverhältnis
Die Bestimmung des optimalen CR für einen wasserstoffbetriebenen DualFuel-CI-Motor ist ein kritischer Teil des Motorabstimmungsprozesses, um eine
hohe Leistungsabgabe zu gewährleisten und die Betriebsgrenzen des Motors
zu erweitern, ohne abnormale Verbrennungsereignisse auszulösen. Bei der
Umrüstung eines Diesel-CI-Motors auf den Betrieb als wasserstoffbetriebener
Dual-Fuel-Motor kann das CR des Motors häufig modifiziert werden, um die
optimalen Betriebsbedingungen zu erreichen und die Bremsleistung zu erhöhen.
Chaichan und Al-Zubaidi [175] beobachteten, dass das höhere nützliche CR
eines herkömmlichen Dieselmotors von 17,7 auf 18,1 mit einer Wasserstoffsubstitutionsrate von 10% anstieg. Der Anstieg des höheren nützlichen CR folgte
demselben Trend für Wasserstoffsubstitutionsraten von bis zu 40%, mit einem
maximalen CR von 19, wie in Abb. 22gezeigt. Als die Wasserstoffsubstitutionsrate auf 50% anstieg, erhöhte sich das CR bei Motorbetrieben mit Äquivalenzverhältnissen über 0,4 nicht, da die verzögerte Einspritzzeit verwendet wurde, um
Klopfen zu vermeiden; dies führte zu einer Reduktion der Bremsleistung.

Netto indizierter Wirikungsgrad [%]

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

435

180 Grad CA BTDC
140 Grad CA BTDC
90 Grad CA BTDC
60 Grad CA BTDC
40 Grad CA BTDC
20 Grad CA BTDC
Diesel

Wasserstoffanteil [%]

Wasserstoffanteil [%]

,
,
,
,
,

Wasserstoffanteil [%]

,

180 Grad CA BTDC
140 Grad CA BTDC
90 Grad CA BTDC
60 Grad CA BTDC
40 Grad CA BTDC
20 Grad CA BTDC
Diesel

Geschätzer Lärmpegel [dB]

Rauch [%]

,

Wasserstoffanteil [%]

,
,

Wasserstoffanteil [%]

Wasserstoffanteil [%]

Abb. 21 Die Wirkung des Wasserstoffenergieanteils und des Einspritzzeitpunkts auf den netto
indizierte Wirkungsgrad, NOx, CO, uHC, Rauch und Motorgeräusch. Neu gezeichnet aus [98]

Sharma und Dhar [111] untersuchten numerisch die Auswirkungen verschiedener CRs auf das maximale potenzielle Wasserstoffsubstitutionsverhältnis in einem Dual-Fuel-Motor. Das CR wurde von 14,5 auf 19,5 variiert, und die
port-fuel injizierte Wasserstoffsubstitutionsrate wurde von null auf 55% variiert.

P. Dimitriou

Abb. 22 Der Einfluss des
Wasserstoffvolumenanteils
(HVF) auf die
effektive Leistung für
eine breite Palette von
Äquivalenzverhältnissen. Neu
gezeichnet aus [175]

Effektive Leistung [kW]

436

,

,

,

,

Äquivalenzverhältnis [-]

Die Ergebnisse zeigten, dass ein klarer Kompromiss zwischen dem maximalen
Wasserstoffsubstitutionsverhältnis und dem CR besteht, da bei höheren CRs eher
abnormale Verbrennungen auftreten. Die maximale Wasserstoffsubstitutionsrate sank von 45% bei einem CR von 14,5 auf 20% bei einem CR von 19,5.
Unabhängig vom CR nahmen alle Emissionen außer NOx ab, wenn das Wasserstoffsubstitutionsverhältnis anstieg.
Masood et al. [48] untersuchten experimentell die Auswirkungen des CR
auf die Effizienz und Emissionsausgabe des Motors. Das CR eines wasserstoff-dieselbetriebenen Dual-Fuel-Motors wurde von 16,35 auf 24,5 erhöht. Mit
zunehmendem CR und Wasserstoffsubstitutionsverhältnis stieg der effektive
Wirkungsgrad des Motors signifikant, wie in Abb. 23 gezeigt. Darüber hinaus
verringerte eine Erhöhung des CR die CO-Emissionen, die bei höheren Wasserstoffsubstitutionsverhältnissen weiter abnahmen. Ebenso reduzierten sich HC
und Partikel bei hohen Wasserstoffsubstitutionsverhältnissen. Im Gegensatz dazu
erhöhten sich die NOx-Emissionen aufgrund des hohen Heizwerts von Wasserstoff
bei steigenden CR und Wasserstoffsubstitutionsverhältnissen. Bei 90% Wasserstoffsubstitution stiegen die NOx-Emissionen um 38%, als das CR von 16,35 auf
24,5 anstieg.
Sharma und Dhar [111] führten eine parametrische numerische Studie mit
dem CONVERGE CFD-Tool durch und beobachteten einen klaren Kompromiss
zwischen dem CR und dem maximalen Wasserstoffsubstitutionsverhältnis vor
dem Einsetzen des Klopfens. Die Simulationsergebnisse zeigten, dass bei einer
Abnahme des CR von 19,5 auf 14,5 das maximale Wasserstoffsubstitutionsverhältnis von 20 auf 45% anstieg. Bei niedrigeren CRs war das maximale Wasserstoffsubstitutionsverhältnis noch höher, aber die Dieselverbrennung war aufgrund
extrem niedriger Temperatur- und Druckbedingungen ineffizient.

Thermischer Wirkungsgrad der Bremse [%]

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

437

,
,
,

,

Wasserstoffsubstitution [%]

Wasserstoffsubstitution [%]

Wasserstoffsubstitution [%]

Wasserstoffsubstitution [%]

CO [% Vol.]

,
,
,
,

Abb. 23 Der Einfluss der Wasserstoffenergiesubstitution und des Verdichtungsverhältnisses auf
den effektiven Wirkungsgrad des Motors, NOx, CO und HC. Neu gezeichnet aus [48]

5.4 Wassereinspritzung
Die Wassereinspritzung ist eine vielversprechende Technik zur Reduzierung der
Zylinder- und Abgastemperatur in Verbrennungsmotoren. Jüngste Studien haben
gezeigt, dass die Wassereinspritzung ein wirksamer Ansatz zur Minderung von
Klopfen, zur Verbesserung der Verbrennungsphasen und zur Verringerung der
NOx-Emissionen in verschiedenen Motortypen ist [182]. Wasser kann mit verschiedenen Einspritztechniken in den Brennraum eingebracht werden, um eine
ausreichende Kühlung der Zylinder-Hotspots zu gewährleisten, die die Zündverzugszeit, die Verbrennungsdauer und die maximale Verbrennungstemperatur sowie
andere Motorparameter beeinflussen. Die häufigsten Wassereinspritztechniken
sind: (a) Einzeleinspritzung vor oder nach dem Verdichter oder Ladeluftkühler; (b)
Mehrfacheinspritzung in den Ansaugkanal oder das Ansaugrohr; und (c) Direkteinspritzung in den Zylinder [182].
Die Anwendung der Wassereinspritztechnologie in Wasserstoffmotoren wurde
ebenfalls untersucht, um die Betriebsgrenzen des Motors zu erweitern, den

438

P. Dimitriou

­ raftstoffverbrauch zu verbessern und die Schadstoffemissionen zu reduzieren.
K
In Wasserstoff-Dual-Fuel-CI-Motoren kann die Wassereinspritzung in den Brennraum verwendet werden, um die Verbrennungsphasen direkt zu steuern und den
klopffreien Betrieb des Motors zu verlängern. Da Wasserstoffmotoren einen
hohen Wassergehalt in ihren Abgasen haben, kann diese Technologie ohne zusätzlichen Wassertank angewendet werden. Lambe und Watson [183] setzten Wassereinspritzung in einem Wasserstoff-Diesel-Dual-Fuel-Motor ein, um Klopfen zu
bekämpfen, das durch heiße Oberflächenkomponenten bei hohen Lastbedingungen
verursacht wird. Sie führten Wasser in Form eines „festen“ Strahls in den Ansaugkanal ein. Die Autoren zeigten, dass die maximale Menge an Wasser, die erforderlich ist, um Klopfen unter extrem hohen Lastbedingungen zu verhindern, etwa
40% des in den Abgasen des Motors vorhandenen Wasserdampfs betrug. Daher
kann der Abgaswasserdampf nach der Kondensation verwendet werden, selbst bei
Temperaturen unter null, was eine bedeutende Erkenntnis ist, da das Einfrieren
von Wasser eine wesentliche Einschränkung dieser Technologie darstellt.
Prabhukumar et al. [184] beobachteten, dass die Wassereinspritzung in einem
Wasserstoff-Diesel-Dual-Fuel-Motor die maximalen Wasserstoffsubstitutionsraten um bis zu 3,5% und 5% bei hohen und mittleren Lasten erhöhte. Aufgrund
seiner hohen Verdampfungswärme wirkte das eingespritzte Wasser als internes
Kühlmittel, senkte die Temperatur des unverbrannten Gemisches und erhöhte die
klopfbegrenzte Leistung des Motors bei Volllastbedingungen um bis zu 39%. Die
Wassereinspritzung verlängerte auch die Zündverzugszeit, indem sie die Ladung
am Ende des Verdichtungshubs kühlte. Die maximale Druckanstiegsrate und die
Spitzendrücke nahmen aufgrund einer langsameren Verbrennungsrate ab. Im
Gegensatz dazu verringerte sich der Kraftstoffverbrauch des Motors aufgrund
einer Erhöhung des Löschabstands, was das Entweichen von unverbranntem gasförmigem Kraftstoff während der Verbrennung förderte. Dennoch ermöglichte
die Wassereinspritzung einen effizienteren Betrieb, der die klopffreien Betriebsgrenzen eines herkömmlichen Wasserstoff-Diesel-Dual-Fuel-Motors überschritt,
was die Bremswärmewirkungsgrad erhöhte.
Chintala und Subramanian [45, 46] bewerteten den Einfluss des spezifischen
Wasserverbrauchs eines Wasserstoff-Dual-Fuel-CI-Motors. Sie kamen zu dem
Schluss, dass ein spezifischer Wasserverbrauch von 200 h/kWh eine optimale
Verbrennung und Emissionsreduzierung ermöglichte, mit einer Steigerung der
Energieeffizienz um 5,7% und einer Reduzierung der NOx-Emissionen um 24%
bei einer Wasserstoffsubstitutionsrate von 20%. Allerdings nahmen die COEmissionen aufgrund des Verdünnungseffekts von Wasser und der Abnahme der
Verbrennungstemperatur zu. Die Wassereinspritzung in Kombination mit verzögerter Dieseleinspritzung ermöglichte einen klopffreien Betrieb bei höheren
Wasserstoffsubstitutionsraten, die sich von 18% ohne Wassereinspritzung auf 36%
mit Wassereinspritzung erheblich erhöhten.
Adnan et al. [185] untersuchten den Einfluss des Wassereinspritzzeitpunkts
auf einen wasserstoffbetriebenen CI-Motor. Der Wassereinspritzzeitpunkt wurde
von 20° v.OT bis 20° n.OT variiert, mit Einspritzdauern von 20° KW und 40°
KW. Frühe und kurze Wassereinspritzung bot optimale Leistung aufgrund einer

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

439

Erhöhung der Bruttoarbeit und des indizierten thermischen Wirkungsgrads. Im
Gegensatz dazu bot frühe, verlängerte Wassereinspritzung die höchste Wärmefreisetzungsrate und die längste Zündverzugszeit. Trotz der Leistungsvariation bei
verschiedenen Wassereinspritzstrategien kamen die Autoren zu dem Schluss, dass
die Wasserverschneidung eine vielversprechende Technik zur Leistungssteigerung
und Emissionskontrolle in wasserstoffbetriebenen Motoren ist.

5.5 Inerte und reaktive Gasverdünnung
Eine der Hauptherausforderungen von Wasserstoff-Dual-Fuel-CI-Motoren ist
der Verlust der Verbrennungskontrolle bei hohen Motorlasten. Um diese Herausforderung zu bewältigen, haben Forscher verschiedene alternative Ansätze untersucht, wie z.B. die Verdünnung der Ansaugladung mit inerten Gasen. Ähnlich wie
bei der Abgasrückführung und der Wassereinspritzung wurden inerte Gase wie
Helium und Stickstoff in die Ansaugladung von Wasserstoff-Dual-Fuel-Motoren
eingebracht, um den Beginn der Verbrennung zu steuern und die klopffreie
Betriebsgrenze von Motoren unter wasserstoffreichen und hohen Lastbedingungen
zu erweitern.
Mathur et al. [42, 186, 187] untersuchten die Auswirkungen der Zugabe von
Helium und Stickstoff auf den Betrieb eines Wasserstoff-Diesel-Dual-FuelMotors. Sowohl Helium als auch Stickstoff unterdrückten die Klopfneigung des
Motors. Im Vergleich zu Helium erhöhte Stickstoff auch den effektiven Wirkungsgrad des Motors und das maximale Wasserstoffsubstitutionsverhältnis. Patro
[188] beobachtete, dass Helium die Zündverzugszeit der Wasserstoff-Diesel-Verbrennung wirksam reduzieren kann, aber das maximale Wasserstoffsubstitutionsverhältnis nicht erhöhte. Die Stickstoffverdünnung reduzierte die Zündverzugszeit
wirksam und verkürzte die Flammenlänge, was die Zykluseffizienz und die
Leistungsausgabe erhöhte.
Forscher am Indian Institute of Technology (IIT), Delhi [42, 186, 187, 189]
führten eine vergleichende Bewertung von Helium, Stickstoff und Wasser durch
und bestätigten, dass alle drei Verdünnungsmittel den klopfbegrenzten Motorbetrieb verbessern. Sie kamen zu dem Schluss, dass Stickstoff den ruhigsten
Motorbetrieb, Helium den optimalen Motorbetrieb und Wasser die höchste
Reduktion der Abgasemissionen bot. Mit jedem der drei Verdünnungsmittel
gelang es den Autoren, den Betrieb eines herkömmlichen Dieselmotors mit dem
eines Wasserstoff-Diesel-Dual-Fuel-Motors mit Wasserstoffsubstitutionsraten von
bis zu 38% zu konvergieren, ohne dass eine Reduzierung der Motorleistung und
Effizienz eintrat.
Neben der Verbesserung der Verbrennungskontrolle und der Erweiterung des
klopffreien Betriebs eines Motors kann die Gasverdünnung erhebliche Vorteile bei
der Emissionsreduzierung bieten. Roy et al. [159] berichteten von einem ruhigen,
rauchfreien Motorbetrieb mit Wasserstoffsubstitutionsraten von bis zu 90% durch
Verdünnung der Zylinderladung mit Stickstoff. Im Vergleich zum Basismotor bot

440

P. Dimitriou

eine 60%ige Stickstoffverdünnung eine 100%ige Reduktion der NOx-Emissionen
und eine 10%ige Erhöhung des IMEP.
Hochreaktive Gase wie Ozon, Stickstoffmonoxid und Stickstoffdioxid werden
als alternative Lösung zur Unterstützung und Förderung der Wasserstoffverbrennung betrachtet, während möglicherweise die Notwendigkeit eines Sekundärbrennstoffs entfällt. Unter diesen drei oxidierenden chemischen Spezies bietet
Ozon die höchste Empfindlichkeit, während Stickstoffdioxid die niedrigste bietet,
indem es die Selbstzündung verbessert und die CA50-Verbrennungsphase vorverlegt [190]. Trotz dieser Vorteile ist jedoch eine minimale Ansaugtemperatur von
150 °C erforderlich, um die Selbstzündung von Wasserstoff zu ermöglichen, was
wiederum die NOx-Emissionen des Motors erhöht [190].

6 Zukünftige Richtung
Der globale Klimawandel aufgrund menschlicher Aktivitäten ist eine der
größten Bedrohungen für die Zivilisation. Weltweit haben Regierungen und
Organisationen begonnen, Schritte zu unternehmen, um zu einer Wirtschaft
überzugehen, die von Energiequellen angetrieben wird, die geringe oder keine
Treibhausgasemissionen verursachen. Trotz dieser Bemühungen ist jedoch ein
plötzlicher und schneller Übergang zu „grüner Energie“ ohne die Nutzung fossiler
Brennstoffe unmöglich, und ein vollständiger Übergang könnte erst nach einigen
Jahrzehnten erfolgen.
Der Verbrennungsmotor ist für die Luftverschmutzung verantwortlich, die
die menschliche Gesundheit beeinträchtigen kann. Das Hauptproblem bei Verbrennungsmotoren ist jedoch der im Motor verbrannte Kraftstoff und nicht die
Technologie selbst. Der Verbrennungsmotor ist eine kostengünstige und ausgereifte Technologie, die noch mehrere Jahrzehnte genutzt werden kann, wenn
alternative kohlenstoffneutrale Kraftstoffe eingeführt werden können.
Wasserstoff ist ein ausgezeichneter Kraftstoff für Verbrennungsmotoren aufgrund seiner kohlenstofffreien, sauberen und ungiftigen Eigenschaften sowie
seiner günstigen Verbrennungseigenschaften. In letzter Zeit gab es großes
Interesse an der Verwendung von Wasserstoff als Kraftstoff in Verbrennungsmotoren. Derzeit wird umfangreiche Forschung betrieben, um die Hindernisse bei
der Entwicklung von Wasserstoff-Verbrennungsmotoren zu überwinden, wie den
Kontrollverlust der Verbrennung, das Auftreten abnormaler Verbrennungsereignisse und die hohen Verbrennungstemperaturen, die zu hohen NOx-Emissionen
führen. Ein Großteil dieser Forschung konzentriert sich auf Wasserstoff-Fremdzündungsmotoren, die aufgrund der hohen Selbstzündungstemperatur von Wasserstoff für Anwendungen in der Automobilindustrie, im Motorsport und in der
Stromerzeugung eingesetzt werden können; diese Eigenschaft von Wasserstoff
macht ihn jedoch auch ungeeignet für den Einsatz in Ein-Kraftstoff-CI-Motoren.
Der CI-Motor wird für Anwendungen mit hohem Drehmoment bevorzugt, bei
denen hohe Effizienz und niedrige Kraftstoffkosten entscheidend sind. Um die

Wasserstoffbetriebene-Dieselmotoren

441

Selbstzündungsbegrenzung von Wasserstoff zu überwinden, haben Dual-FuelMotoren, die Wasserstoff mit einem Hilfskraftstoff (wie Diesel) kombinieren,
der eine niedrigere Selbstzündungstemperatur hat, erhebliche Aufmerksamkeit erhalten. Die Hauptbegrenzung dieser Technologie ist die Notwendigkeit,
einen zusätzlichen Kraftstoff zu lagern, was sie für Anwendungen mit begrenzten
Speicherkapazitäten weniger geeignet macht. Folglich ist es unwahrscheinlich,
dass Wasserstoff-Dual-Fuel-Motoren für Automobilanwendungen eingesetzt
werden, insbesondere in Ländern und Gebieten wie der Europäischen Union, wo
Verbote für die zukünftige Nutzung von Verbrennungsmotoren in Kraftfahrzeugen
bereits genehmigt wurden.
Die Mitverbrennung von Diesel und Wasserstoff kann die negativen Umwelt- und
Gesundheitseffekte der von Dieselmotoren ausgestoßenen Schadstoffe verringern.
Trotz der Herausforderung der Zündfähigkeit können herkömmliche Dieselmotoren
nachgerüstet werden, um als Wasserstoff-Diesel-Dual-Fuel-CI-Motoren zu arbeiten.
Dual-Fuel-Motoren arbeiten mit dieselähnlicher Leistung und reduzieren direkt den
Verbrauch fossiler Brennstoffe und die Treibhausgasemissionen. Sie können einen
zuverlässigen Betrieb mit optimaler Verbrennungskontrolle bei höheren Lasten und
weniger häufigen abnormalen Verbrennungsereignissen im Vergleich zu SI-Motoren
erreichen. Folglich betrachten die meisten multinationalen Schwerlast- und Energieindustrien, wie Mitsubishi Heavy Industries, Cummins Inc. und MAN Energy
Solutions, Wasserstoff-Dual-Fuel-Motoren als optimale mittelfristige Lösung zur
Erreichung der Dekarbonisierung. Am 10. Mai 2022 war MAN Energy Solutions
das erste Unternehmen, das zwei Wasserstoff-Dual-Fuel-Motoren in Arbeitsschiffen
betrieb [190].
Der Trend, herkömmliche Dieselmotoren durch Wasserstoff-Dual-FuelMotoren zu ersetzen, wird sich voraussichtlich in den kommenden Jahren fortsetzen. Diese Meinung basiert auf der Tatsache, dass mehrere Forschungsstudien
zu Wasserstoff-Dual-Fuel-Motoren – die stetig zunehmen – zufriedenstellende
Ergebnisse erzielt haben, die die Nachhaltigkeit dieser Technologie hervorheben.
Es wird erwartet, dass Wasserstoff-Dual-Fuel-Motoren eine kritische mittelfristige Rolle in der Stromerzeugung, im Schwerlast-Offroad-Transport und in
der Schifffahrtsindustrie spielen werden. Diese Industrien haben keine kritischen
Speicherbeschränkungen und können die Einführung von NOx-Nachbehandlungstechnologien unterstützen, um den Hauptschadstoff zu bekämpfen, der von
Wasserstoff-Dual-Fuel-Motoren ausgestoßen wird.
In Zukunft kann die Dual-Fuel-Wasserstoffverbrennung einen Weg zur signifikanten Reduzierung der Kohlenstoffemissionen bieten. Darüber hinaus wird
die laufende Forschung zu Wasserstoff-Energieträgern die Einführung von
Wasserstoff-Dual-Fuel-Motoren weiter unterstützen. Für optimale Leistung
und reduzierte Emissionen ist die Dehydrierung/Reformation von Wasserstoffträgern vor ihrer Verbrennung als Hauptkraftstoff unerlässlich. Um die langfristige
Nachhaltigkeit dieser Technologie zu gewährleisten, sollten kohlenstoffneutrale
Kraftstoffe wie Biokraftstoffe oder synthetische Kraftstoffe als Zündkraftstoff verwendet werden. Die Hauptherausforderung bei der Einführung dieser Kraftstoffe

442

P. Dimitriou

sind die derzeit begrenzten Produktionskapazitäten und die großen Investitionen,
die für eine breitere Nutzung erforderlich sind.

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Wasserstoffverbrennung in Gasturbinen
Savvas Gkantonas, Midhat Talibi, Ramanarayanan Balachandran
und Epaminondas Mastorakos

Zusammenfassung Die Entwicklung von Gasturbinen, die 100 % Wasserstoff als
Brennstoff verwenden, ist ein wichtiger Schritt in Richtung der Entwicklung neuer
Energie- und Antriebstechnologien mit kohlenstofffreien Brennstoffen. Dieses
Kapitel überprüft einige Elemente der Verbrennungswissenschaft und -technik, die
bei diesen Entwicklungen helfen können. Stabile und NOx-arme Wasserstoffbrenner
stehen vor erheblichen Herausforderungen. Die Stabilisierung der Flamme an der
richtigen Stelle ohne Selbstzündung oder Rückschlag, mit niedriger NOx-Produktion
und ohne thermoakustische Schwingungen ist wichtig zu erreichen. Einige neue
Brennerdesigns, die diese Anforderungen erfüllen, werden überprüft. Die Bedeutung
der Mischhistorie wird betont und einige neuartige Werkzeuge, die zur Bewertung
der Auswirkungen der Mischung auf NOx verwendet werden können, werden
­diskutiert.

1 Einführung
Die Entwicklung von Gasturbinen, die mit 100 % H2 betrieben werden, ist ein
wichtiger Schritt hin zu aufkommenden Energie- und Antriebstechnologien, die
kohlenstofffreie Brennstoffe verwenden. Daher gibt es derzeit erhebliche Aktivitäten von Seiten der Wissenschaft und Industrie zu diesem Thema [1, 2]. Obwohl

S. Gkantonas · E. Mastorakos (*)
Department of Engineering, University of Cambridge, Cambridge, UK
E-Mail: em257@eng.cam.ac.uk
S. Gkantonas
E-Mail: sg834@cam.ac.uk
M. Talibi · R. Balachandran
Department of Mechanical Engineering, University College London, London, UK
E-Mail: m.talibi@ucl.ac.uk
R. Balachandran
E-Mail: r.balachandran@ucl.ac.uk
© Der/die Autor(en), exklusiv lizenziert an Springer Nature Switzerland AG 2025
E. Tingas, Wasserstoff für zukünftige Wärmekraftmaschinen,
https://doi.org/10.1007/978-3-031-76380-9_10

453

S. Gkantonas et al.

454

es heute keine kommerziell verfügbare Gasturbine gibt, die reines H2 verbrennt,
scheint der Tag, an dem solche Produkte erscheinen werden, nicht mehr fern zu
sein.
Eine historische Anmerkung ist aufschlussreich. Eine der ersten Gasturbinen,
die in den 1930er Jahren von Hans van Ohain in Deutschland entwickelt wurde,
verwendete Wasserstoff als Brennstoff, bevor auf Kohlenwasserstoffe umgestellt
wurde [3]. In den 1950er Jahren entwickelte Pratt & Whitney ebenfalls ein Strahltriebwerk mit 100 % H2 und 1988 flog in Russland ein Testflugzeug mit drei Triebwerken, von denen eines mit flüssigem Wasserstoff betrieben wurde [4]. Daher
sind Wasserstoff-Gasturbinen nicht ohne Präzedenzfälle. Es gibt jedoch erhebliche Probleme bei der Verwendung von H2 in Verbrennungssystemen, die stabil
brennen, ohne dass Metalloberflächen überhitzen und mit minimalen Emissionen,
und dieses Kapitel untersucht einige Elemente der Verbrennungswissenschaft und
-technik, die bei diesen Entwicklungen helfen können.
Typischerweise umfasst ein flüssigbrennstoffbetriebener Gasturbinen-Verbrennungsanlage (Abb. 1) einen Zerstäuber, einen Drallerzeuger (oder mehrere),
das Brennkammergehäuse und dessen Kühlung. Die typischen Phänomene, die
für den Konstrukteur von Interesse sind, aber auch diejenigen, die den Betrieb des
Brenners und der Gasturbine im Allgemeinen beeinflussen, sind die Brennstoffverteilung in der Gasphase (die von der primären und sekundären Zerstäubung,
der turbulenten Mischung und der Verdunstung abhängt, was wiederum von der
Platzierung der Tröpfchen relativ zur Flamme abhängt), die Schadstofferzeugung
(NOx, Partikel), die Wandtemperaturen und die Temperatur- und Geschwindigkeitsprofile am Ausgang. Der Brenner muss stabil sein (sowohl im Sinne von Auslöschung als auch von Schwingungen) und leicht zu zünden sein, wobei letzteres
Primär- und Sekundär
zerstäubung, Dispersion

Wärmeübertragung
Emissionen
(NOx, CO, Ruß, unverbrannt)

Kraftstoff

Luft

Verdünnung
primär

Brennkammer-TurbinenKopplung (Druck-, Temperatur-,
Geschwindigkeits- und
Wirbelstromprofile)
Betriebsfähigkeit
(Zündung, Abblasen & Thermoakustik)

Flammenstandort/Verankerung

Turbulenz-Chemie-Wechselwirkungen

Abb. 1 Beschriftetes Schema eines herkömmlichen Gasturbinen-Verbrennungssystems
für flüssige Kohlenwasserstoffbrennstoffe. Die für die Verbrennungsforschung relevanten
physikalischen Phänomene und die Kopplung des Brenners an die Turbine sind angegeben. Eine
einzelne zentrale Brennstoffeinspritzung und ein einzelner Luftstrom sind dargestellt, obwohl in
der Praxis die Luft aus zahlreichen Drallerzeugern kommen kann und der Brennstoff aus einer
Vielzahl von Zerstäubertypen (z. B. Druck- oder Luftzerstäuber [5]) eingespritzt werden kann.

Wasserstoffverbrennung in Gasturbinen

455

besonders wichtig für Flugzeug-Gasturbinen ist. Ähnliche Überlegungen gelten
für gasbrennstoffbetriebene Turbinen, obwohl es nicht mehr notwendig ist, zweiphasige Strömungsphänomene zu berücksichtigen, und die Brennstoffeinspritzung
tendenziell viele kleine Einspritzpunkte umfasst. Oft stehen die oben genannten
Anforderungen im Widerspruch zueinander: Zum Beispiel sind lange Verweilzeiten und eine hohe Wahrscheinlichkeit, stöchiometrische Zusammensetzungen
im Brenner zu finden, gut für Stabilität und Zündfähigkeit, aber sehr nachteilig für
NOx -Emissionen.
Konventionelle Flugzeug-Gasturbinen-Verbrennungsdesigns basieren auf der
gut etablierten Konzept, die als „RQL“ (Rich-Quench-Lean) bezeichnet wird,
wobei eine relativ fette Primärzone eingerichtet wird, um eine gute Stabilität zu
gewährleisten, gefolgt von einer schnellen Mischung, die die Temperatur senkt,
um die Produktion von NOx zu reduzieren, aber nicht so sehr, dass die Oxidation
des Rußes gestoppt wird. Die endgültige Turbineneintrittstemperatur wird durch
weitere Mischung stromabwärts erreicht. Neuere Bemühungen basieren auf
dem Konzept „magere Verbrennung“ (auch mager vorgemischt und vorverdampft genannt), bei dem die Brennstoffdüse zurückgezogen oder die Brennstoffeinspritzung kreisförmig verteilt wird, sodass ein relativ gut verdampftes
Gemisch in die Brennkammer eintritt. Der Flammenort hängt von einem Gleichgewicht zwischen Flammengeschwindigkeit und Durchflussrate ab, wie bei vorgemischten Flammen. Solche Konzepte erzeugen wenig NOx und wenig Ruß, da
sie eine Verringerung der Größe von Bereichen mit stöchiometrischen oder fetten
Zusammensetzungen ermöglichen. Sie sind jedoch anfälliger für thermoakustische
Schwingungen und mageres Abblasen.
Erdgasbetriebene stationäre Turbinen sind eine gut etablierte Technologie und
verfügen über relativ saubere Verbrennungssysteme aus einer NOx-Perspektive.
Die meisten Erdgasarten sind im Vergleich zu schwereren Kohlenwasserstoffen
relativ schwer selbstentzündlich; daher ist die Vormischung leichter zu erreichen,
ohne das Risiko einer Selbstzündung im Mischer vor dem Brenner. Daher verwenden die meisten erdgasbetriebenen stationären Turbinen vormischende Verbrennungssysteme, mit Variationen, wie genau das Mischen erreicht wird.
Der Wechsel zu einem neuen Brennstoff bei gleichzeitiger Sicherstellung
niedriger Emissionen und Betriebsfähigkeit ist nicht einfach. Kleine Änderungen
in der Stöchiometrie oder der Wärmefreisetzungsverteilung entlang des Brenners
oder geringfügige Modifikationen der Brennstoffeindüsungsstrategie können tiefgreifende Auswirkungen auf Stabilität, thermoakustische Schwingungen, Schadstoffe und Temperaturprofile am Ausgang haben [2]. Bei Wasserstoff entsteht
zusätzlich das Risiko eines Rückschlags aufgrund der hohen Flammengeschwindigkeit von Wasserstoff, was die Möglichkeit erhöht, dass sich die Flamme sehr nahe
an den Eindüsungspunkten verankert. Diese erhöhte Neigung wird sehr überzeugend durch die Betrachtung der Abhebehöhe von Strahldiffusionsflammen
demonstriert [6]: Es sind viel höhere Strahlgeschwindigkeiten erforderlich, um
eine Wasserstoffflamme von der Düse zu lösen, verglichen mit Kohlenwasserstoffbrennstoffen. Dieses Risiko war ein zentrales Anliegen bei der Entwicklung von
Wasserstoffverbrennungssystemen und macht Wasserstoffgasturbinen grundsätzlich

456

S. Gkantonas et al.

schwer zu entwerfen: wie man die oben genannte Leistung in Bezug auf Betriebsfähigkeit und Emissionen sicherstellt, aber gleichzeitig die Möglichkeit eliminiert,
dass sich die Flamme ankert und somit die Oberflächen des Brenners zerstört.
Dieses Kapitel zielt darauf ab, die oben genannten Punkte detaillierter
zu diskutieren, mit Bezug auf moderne Praxis, Forschungsbemühungen und
die zugrunde liegenden Verbrennungsgrundlagen. Einige Kommentare zur
Modellierung von turbulenten Wasserstoffflammen mittels Computational Fluid
Dynamics (CFD) sind ebenfalls enthalten.

2 Herausforderungen bei Wasserstoff-GasturbinenVerbrennungssystemen
2.1 Stabilisierung und Rückschlag
In einem Erdgasbrenner ist es üblich, den Brennstoff in einem Winkel zum Luftstrom in einiger Entfernung stromaufwärts der Flamme einzudüsen. Wenn die
Länge des Vormischbereichs sehr klein oder null ist, haben wir eine rein nichtvorgemischte Flamme mit einer Reaktionsrate, die bei Stöchiometrie ihren
Höhepunkt erreicht. Aber wenn der Vormischbereich nicht zu kurz ist, können wir
den Brennstoff und die Luft ohne Reaktion mischen, sodass sich ein relativ homogenes Gemisch entwickelt, bevor es in die Brennkammer eintritt. Dies ermöglicht wiederum eine magere Verbrennung in einem stärker vorgemischten Modus.
Der Grad des Vormischens kann eine Reihe von Flammen hervorrufen, von rein
nicht-vorgemischt bis rein vorgemischt, wobei geschichtete Flammen (d. h. mit
Äquivalenzverhältnissen innerhalb der nominalen Entflammbarkeitsgrenzen) eine
deutliche Möglichkeit darstellen.
In beiden Fällen wird die Flammenstabilisierung durch eine große Rezirkulationszone gesichert, die typischerweise durch Drallzerfall aufgrund stark verdrallter
Luft erreicht wird [7]. Dies ist das übliche Konzept der Drallstabilisierung und
wird schematisch in Abb. 1 dargestellt. Der Schlüssel zum erfolgreichen Betrieb
dieses Konzepts ist, dass die Flamme vom Brennstoffeinspritzpunkt fernbleibt, was
teilweise durch die Eliminierung des Rückschlagrisikos aufgrund der niedrigen
Flammengeschwindigkeit relativ zu den mit typischen Brennerluftströmen verbundenen Luftgeschwindigkeiten sichergestellt wird.
Stellen Sie sich nun vor, dieser Erdgasbrenner wechselt ohne weitere Modifikation zu Wasserstoffbrennstoff. Aufgrund der höheren Flammengeschwindigkeit von H2 ist das Risiko, dass die Flamme zurückschlägt und sich am
Brennstoffeindüsungspunkt verankert viel höher. Dies impliziert, dass sehr kleine
Einspritzlöcher oder sehr hohe Geschwindigkeiten erforderlich sind oder besondere
Vorsicht geboten ist, um Grenzschichten und Ablösungen zu vermeiden [8]. Mögliche Lösungen umfassen die Aufteilung der Luft in viele separate Ströme in

Wasserstoffverbrennung in Gasturbinen

457

parallelen Kanälen, wobei Wasserstoff in einer Querströmungs- oder Parallelkonfiguration eingedüst wird. Dies hilft, die Flamme aufgrund der relativ hohen Luftund H2-Geschwindigkeiten zu lösen. Allerdings ist der Stabilisationsmechanismus in
solchen Situationen nicht gut verstanden.
Die meisten heutigen Verbrennungssysteme, die auf Kohlenwasserstoffbrennstoffen basieren, verwenden eine Stabilisierung durch eine Rezirkulationszone,
die durch einen Staukörper (z. B. wie in Nachbrennern) und/oder Drall erreicht
wird. Die grundlegende Physik dieses Problems wird seit langem untersucht. Trotz
mehr als 70 Jahren Forschung zum einfachsten möglichen Stabilisationsproblem,
nämlich der Etablierung einer turbulenten Vormischflamme hinter einer Scheibe,
gibt es jedoch immer noch kein theoretisches Werkzeug, das die Stabilitätsgrenzen
vorhersagen kann. So scheitern beispielsweise Damköhler-Zahl-Ideen, die für CH4
entwickelt und getestet wurden, wenn sie auf schwerere Kohlenwasserstoffe, H2 /
CH4-Gemische und H2 /NH3-Gemische angewendet werden [9–13]. Daher muss
die Stabilität der Brennkammer selbst bei kleinen Änderungen des Brennstoffs
innerhalb der Kohlenwasserstofffamilie neu bewertet werden.
Die Stabilitätsgrenzen von 100 % H2-Flammen wurden aus der Perspektive
solcher Korrelationen noch nicht im Detail untersucht. Die Stabilisierung einer
vollständig vorgemischten H2-Flamme durch eine Rezirkulationszone ist immer
noch ein Thema der Grundlagenforschung. Die Stabilität von nominal nicht vorgemischten Systemen oder geschichteten Flammen ist noch weniger gut verstanden. Trotz des Mangels an grundlegendem Verständnis wird jedoch der
konventionelle, durch Drall induzierte Stabilisationsmechanismus zusammen mit
der Brennstoff- oder Luftstufung von verschiedenen Gruppen in Betracht gezogen
[14] und General Electric hat als Beispielhersteller einen 100 % H2-Drallbrenner
auf einem Prüfstand vorgestellt [15]. Der genaue Ort der Wasserstoffinjektion
relativ zum Eintritt des Drallluftstroms in die Brennkammer wird eindeutig einen
grundlegenden Einfluss auf die Gemischverteilung haben, was wiederum einen
tiefgreifenden Einfluss auf die Flammenform, den Ort, die Thermoakustik und
NOx haben kann [16].
Die Idee, Wasserstoff durch viele kleine Löcher zu injizieren und Luft durch
zahlreiche nahegelegene Kanäle zuzuführen, liegt neuen Brennkammerarchitekturen wie dem Micromix-Konzept [17] zugrunde, wobei viele Varianten in
Entwicklung sind (einige davon wurden in Ref. [1] überprüft). Hier haben wir
keine einzelne zentrale große Rezirkulationszone zur Stabilisierung einer einzelnen Flamme, sondern es kann viele kleine geben, die mit den Nachläufen der
einzelnen Luftströme auf der Brenner-Einlassplatte (Abb. 2) verbunden sind, die
viele kleine Flammen stabilisieren. Der H2-Strahl(e) kann in Gleich- oder Querströmung zu den Luftströmen sein, und Abheben und teilweise Vormischung
können vor der Flamme erreicht werden. Es kann eine einzelne große abgehobene
Flamme oder viele einzelne kleine Flammen unter einem nicht-rotierenden oder
rotierenden Strömungsfeld geben. Die Natur solcher kleinen Flammen ist nicht
klar, und es gibt erhebliche Unterschiede in Flammenform und -position zwischen
den verschiedenen Konzepten. Ein gemeinsames Merkmal ist jedoch, dass
zur Erreichung niedriger NOx-Werte eine signifikante Durchmischung vor der

S. Gkantonas et al.

458
Möglichkeit eines Rückschlags

H2

Art und Kinematik der Flamme
(geschichtet, angehoben, verankert)
Emissionen (NOx , unverbrannt)

Luft
H2

innere und äußere
Rezirkulationszonen

Wärmeübertragung (Kühlung)

abgehobene Schichtflammen
(Flammenverankerung)
H2
Rezirkulationsfluß
Luft
Turbulenz-ChemieWechselwirkung

konvergierende,
wirbelnde Strömung

divergierende
Wirbelströmung

Abb. 2 Schemata von H 2 -Verbrennungssystemen aus der Literatur, annotiert mit möglichen
Forschungsthemen, die untersucht werden müssen. Oben: H 2 in einer Querströmungsanordnung
injiziert (basierend auf Ref. [17]). Unten: H 2 in einer Gleichstromanordnung injiziert (Mitsubishi
Heavy Industries Multicluster-Design, wie in Ref. [1] dargestellt). Im oberen Diagramm sind nur
zwei Flammen und im unteren einige Düsen gezeigt, aber in Wirklichkeit wird der Brenner viel
mehr haben. Andere Konzepte beinhalten viele kleine angehobene Flammen anstelle einer einzigen zusammengeführten, wie im unteren Diagramm angegeben

Flamme abgeschlossen sein muss, sodass stöchiometrische Mischungsbrüche nicht
beobachtet werden (siehe auch die Diskussion in Abschn. 2.3). Die Mischungsrate wird hauptsächlich durch den Luftstrom und die relativen Geschwindigkeiten zwischen den beiden Strömen sowie durch die Größe der H2- und
Luftstrahlen bestimmt. Die Möglichkeit einer abgehobenen Flammen kann das
System anfällig für selbsterregte Schwingungen machen [2]. Eine große Anzahl
kleiner Rezirkulationszonen unmittelbar stromabwärts der Kanalauslässe und ihre
Beteiligung an der Stabilisierung der Flamme erfordern besondere Aufmerksamkeit bei der Kühlung der Injektorplatte. Der Prozentsatz der Luft, die durch die
Mischkanäle strömt, im Verhältnis zur für die Kühlung benötigten Luft wird wahrscheinlich anders sein als bei den RQL-Konzepten, was Änderungen in Form und
Länge der Brennkammer ermöglicht, die wiederum die Thermoakustik [2], Zündfähigkeit, Magerabblasegrenze und NOx beeinflussen werden.

Wasserstoffverbrennung in Gasturbinen

459

Aus der obigen Diskussion geht hervor, dass es erhebliche Herausforderungen
bei der Entwicklung solcher H2-Verbrennungssysteme gibt. Es kann argumentiert
werden, dass diese Brennkammern heute noch auf niedrigen technologischen
Reifegraden stehen. Die Flammenstrukturen, die in solchen Mehrfachflammenkonzepten beobachtet werden, sind ein intensives Forschungsthema. Ähnlich
wie bei den konventionelleren drallstabilisierten Flammen: Die H2-Injektionsgeschwindigkeit und -position sind entscheidend für den Betrieb der Flamme, und
die resultierenden Verhaltensweisen sind noch nicht vollständig verstanden [18].

2.2 Thermoakustik
Magerverbrennungstechnologien werden häufig sowohl in industriellen (lstationären)
als auch in Luftfahrttriebwerken eingesetzt, um ultra-niedrige NOx-Emissionen zu
erreichen, hauptsächlich um teure Abhilfemaßnahmen zu vermeiden. Obwohl die
Verbrennung von Wasserstoff am Einsatzort keine Kohlenstoffemissionen erzeugt,
sind NOx-Emissionen bei der Wasserstoffverbrennung aufgrund seiner höheren
adiabatischen Flammentemperatur im Vergleich zu Erdgas weiterhin ein Problem
[2, 19]. Daher müssen Wasserstoffbrennkammern bei magereren Äquivalenzverhältnissen betrieben werden als erdgasbetriebene Motoren, um ähnliche NOx-Leistungsniveaus zu erreichen [20] (mehr Diskussion dazu ist später in diesem Kapitel
enthalten).
Magerverbrennungssysteme sind jedoch anfällig für Verbrennungsschwingungen
(Verbrennungsinstabilitäten oder Verbrennungsdynamik) [21]. Thermoakustische/
Verbrennungsinstabilitäten beziehen sich auf unerwünschte, großamplitudige
Schwingungen eines oder mehrerer natürlicher akustischer Modi einer Brennkammer, die aus resonanten Wechselwirkungen zwischen oszillierendem Strömungs­
feld und ungleichmäßigen Wärmefreisetzungsprozessen resultieren [22]. Diese
hochamplitudigen Schwingungen können das Material stark beschädigen und führen
oft zu einer vollständiger Zerstörung der Anlagen [23].
Der Rückkopplungsprozess für selbsttragende Verbrennungsinstabilitäten kann
in Abb. 3 veranschaulicht werden. Störungen im Strömungs-/Mischungsverhältnis
werden durch einen treibenden Prozess erzeugt. Diese Strömungs-/Mischungsstörungen erzeugen Wärmefreisetzungsschwingungen, die Schwankungen im
akustischen Druck und in der Geschwindigkeit induzieren. Die akustischen
Schwingungen erzeugen wiederum weitere Strömungs-/Mischungsstörungen und
schließen so den Rückkopplungskreis.
Wenn die Variation der Wärmefreisetzungsrate und die Druckschwingungen
in Phase sind, neigt die durch die Verbrennung erzeugte Schwingung dazu, zu
wachsen (Rayleigh-Kriterium). Die Energiedissipation des Verbrennungssystems
beeinflusst die Wachstumsrate. Wenn die Energiedissipation durch die Energiezufuhr ausgeglichen wird, wird ein Grenzzyklus erreicht. Die mathematisch modifizierte Wärmefreisetzungs-Druckschwingung für das Rayleigh-Kriterium ist in
Gl. (1) [2] dargestellt,

S. Gkantonas et al.

460

Fläche der Flamme.
Reaktionswärme,
Flammengeschwindigkeit

Akustische
Schwingungen

Schwankungen des
Durchflusses und des
Äquivalenzverhältnisses

Abb. 3 Rückkopplungsmechanismus der Verbrennungsdynamik

ˆ ˆ
V

T

′

′

p (x, t)q (x, t)dtdV ≥

ˆ ˆ 
V

T

Li (x, t)dtdV

(1)

i

wo p′ (x, t), q′ (x, t), Li, t, x, V und T sind jeweils die akustischen Druckschwingungen, periodischen Wärmefreisetzungsschwingungen, der i-te Prozess
des akustischen Energieverlusts, die Zeit, die Position im Brenner, das Brennervolumen und die Schwingungsperiode.
Um NOx zu minimieren, muss der Brenner so mager wie möglich betrieben
werden, vielleicht sogar nahe an den Bedingungen des mageren Abblasens, und
aufgrund der glockenförmigen Beziehung zwischen Flammengeschwindigkeit
(und Wärmefreisetzungsrate) und Äquivalenzverhältnis (Abb. 4) könnten kleine
Schwankungen im Äquivalenzverhältnis zu großen Variationen in der Wärmefreisetzung führen. Daher sind mager brennende Brenner sehr anfällig für Verbrennungsschwingungen.
Es gibt mehrere mögliche Mechanismen, die die Verbrennungsinstabilität
auslösen, nämlich Schwankungen der Gemischkonzentration, die Empfindlichkeit der Flammengeschwindigkeit gegenüber dem Druck und am häufigsten bei
vorgemischten Flammen die Bildung und das Ablösen von Wirbeln [25]. Die
Anforderung an die Flammenstabilisierung von Wasserstoffbrennern zur Vermeidung von Rückschlägen, wie im vorherigen Abschnitt beschrieben, könnte
erhebliche Auswirkungen auf die Art der Flammen-Akustik-Interaktionen haben,
die die Brennerdynamik steuern. Die grundlegenden Steuermechanismen, die
für drallstabilisierte Flammen identifiziert wurden, wie Flammen-Wirbel-Interaktion, Flammenvernichtung usw., wären jedoch auch für einen Wasserstoffbrenner relevant. Die Beobachtung der Flammendynamik in einem mageren
Direkteinspritzungs-Wasserstoffbrenner (LDI) [26] weist auf eine FlammenWirbel-Interaktion hin. Jüngste Studien [27, 28] haben die Bedeutung von
Verlöschungssdehnraten in der Verbrennungsdynamik gezeigt. Da WasserstoffLuft-Flammen höhere Extinktionsdehnraten aufweisen als Erdgasflammen, sollte

Abb. 4 LaminarflammenGeschwindigkeit eines
Wasserstoff/Luft-Gemisches
bei 1 atm und 300 K.
Nachgedruckt aus Ref.
[24], mit Genehmigung von
Elsevier

Flammengeschwindigkeit [m/s]

Wasserstoffverbrennung in Gasturbinen

461

,

,

,

Äquivalenzverhältnis

der daraus resultierende Einfluss dieses Parameters auf die Verbrennungsdynamik
sorgfältig berücksichtigt werden.
Es ist gut dokumentiert, dass Variationen in der Kraftstoffzusammensetzung
zu Verschiebungen in den dynamischen Stabilitätseigenschaften eines Brenners
führen. Zum Beispiel führte in einem drallstabilisierten Brenner die Zugabe
von Wasserstoff zu Methanflammen zu einer erhöhten Amplitude und Frequenz
der selbsterregten Oszillation [29, 30]. Beita et al. [30] (siehe Abb. 5) zeigten
den Effekt der zunehmenden Wasserstoffzugabe, der Strömungsgeschwindigkeit und der adiabatischen Flammentemperatur auf die dynamische Stabilität eines Labormaßstabs-Radialdrallbrenners. Diese Beobachtungen stimmen
mit den in [29] präsentierten Ergebnissen überein. Es wird erwartet, dass die
dynamische Stabilität von Wasserstoffbrennern ein ähnliches Verhalten aufweist. Es ist auch wichtig, den Einfluss von Druck und Temperatur auf das
thermoakustische Verhalten von Wasserstoffflammen zu verstehen. Ezenwajiaku
et al. [26] beobachteten, dass sich die dynamischen Stabilitätseigenschaften
mit steigenden Eintrittsgastemperaturen in einem LDI-Wasserstoffbrenner verbesserten (siehe Abb. 6). Computergestützte Studien haben gezeigt, dass sich die
intrinsischen Stabilitätseigenschaften von Wasserstoffflammen auch bei steigenden
Temperaturen für atmosphärische Drücke verbesserten [31].
Wie im vorherigen Abschnitt beschrieben, könnten die Flammendynamiken
eines mageren Direkteinspritzung-Verbrennungssystems mit der Flammenstabilisierung (d. h. Flammenabhebehöhe) in Zusammenhang stehen. Die in Ref.
[32] präsentierten Ergebnisse deuten darauf hin, dass es einen starken Zusammenhang zwischen Abhebe-/Stabilisierungseigenschaften und dem dynamischen
Verhalten des Brenners gibt. Wie im Fall von Drallbrennern [29, 30], wurden
magere Ausblascharakteristiken (LBO) und Grenzzyklusoszillationen (LCO) auf

S. Gkantonas et al.

462

,

Frequenz [Hz]

,

Frequenz [Hz]

,

Frequenz [Hz]

Abb. 5 Dynamische Stabilitätskarten (links) und FFT des dynamischen Drucks bei U = 22
m/s und Tad = 2100 K (rechts) für 0 Vol.-% H 2 (oben), 10 Vol.-% H 2 (Mitte) und 20 Vol.-% H 2
(unten) Mischungen in CH 4 . Aus Ref. [30]

,

,

,

,

,

,
,

,
,

,
,

,
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,
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,
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,
,

,
,
,
,

,
,
,
,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

Abb. 6 Einfluss der Eintrittsgastemperatur auf die dynamische Stabilität eines LDIWasserstoffbrenners. Aus Ref. [26]

den mageren und reicheren Äquivalenzverhältnis-Seiten des stabilen Bereichs
beobachtet. Die Leistungsdichtespektren von Druck und globaler Wärmefreisetzungsrate zeigten jedoch, dass LDI-Brenner (Abb. 6) im Vergleich zu Drallbrennern (Abb. 5) eine ausgeprägte niederfrequente Komponente aufwiesen.
Diese Beobachtungen zeigen deutlich, dass das dynamische Verhalten von Wasserstoffbrennern komplex ist und eng mit der Flammenstabilisierung verknüpft ist
(Abb. 7).

Wasserstoffverbrennung in Gasturbinen
(a)

40 m/s - Luft

40 m/s

463

Enc.

(b)

80 m/s

Luft

80 m/s

Enc.

40 m/s - PMT
80 m/s - PMT

(c)

120 m/s

Luft

120 m/s

Enc.

120 m/s - PMT

Abb. 7 Die Leistungsdichtespektren (PSD) von Druck und Wärmefreisetzung in einem LDIBrenner für verschiedene Strömungsgeschwindigkeiten. Die PSD-Diagramme stammen aus
Druckschwankungsdaten, die im Gehäuse (Enc.) und im Luftzufuhrrohr (Air) gemessen wurden,
sowie aus globalen Wärmefreisetzungsschwankungsdaten, die aus Photomultiplier-Rohr (PMT)Messungen gewonnen wurden. Aus Ref. [32]

2.3 Stickoxide
Kohlenwasserstoff-Brennstoffe erzeugen NOx durch die Prompt-NO-, NNH-, N2
O- und thermischen (Zel’dovich) Produktionspfade [33]. Als kohlenstofffreier
Brennstoff wird Wasserstoff kein NOx aus dem Prompt-NO-Weg erzeugen, sodass
nur drei aktive Wege verbleiben [34], wobei der thermische Weg im Allgemeinen
dominant ist. Dies liegt hauptsächlich daran, dass der Zel’dovich-Mechanismus
eine hohe Aktivierungsenergie hat und die Wasserstoff-Luft-Verbrennung bei
stöchiometrischen Zusammensetzungen hohe Temperaturen erreichen kann.
Letzteres impliziert auch, dass die NOx-Kontrolle durch Minimierung der Größe
der nicht sehr mageren Bereiche und durch Verkürzung der Verweilzeit so weit
wie möglich erreicht wird. Daher sind die üblichen Ansätze zur Reduzierung von
NOx aus H2-Flammen wie folgt:
• Reduzierung der Flammentemperatur, was durch mageres Verbrennen und/oder
durch zusätzliche Verdünnung durch einen inerten Strom wie Dampf erreicht
wird (siehe z. B. [35, 36])

464

S. Gkantonas et al.

• Verkürzung der Verweilzeit;
• Kontrolle der Mischhistorie.
Diese werden nun ausführlicher besprochen. Das Wissen über die Mischhistorie
ist entscheidend für nicht-vorgemischte Verbrennungssysteme, aber auch für
Magerbrennkammern, da es im Allgemeinen schwierig sein wird, aufgrund von
Sicherheits- und Rückschlagrisiken eine vollständige Vormischung am Brennkammer-Eintritt zu erreichen. Eine weitere Überlegung betrifft die Menge der
Luftstufung entlang der Brennkammer, die die Verweilzeiten der Strömung bei
verschiedenen Stöchiometrien beeinflusst. Für H2-Brennkammern ist es denkbar, dass aufgrund der weiten Entflammbarkeitsgrenzen von H2 die Primärregion
bereits sehr mager sein kann, sodass die gewünschte Turbineneintrittstemperatur
ohne zu viel nachgeschaltete Verdünnung erreicht werden kann. Dies ändert dann
drastisch die Anforderungen an die Luftverteilung, was den Antrieb zu völlig
neuen Konzepten wie den in Abb. 2 skizzierten erklärt.
Wir sollten beachten, dass die obige Diskussion nicht ohne Berücksichtigung
des gesamten Zyklus und insbesondere der Druck- (p) und Temperaturänderungen
(T) aufgrund der unterschiedlichen Eigenschaften des Arbeitsfluids geführt werden
kann. Überlegungen zum Zyklus und zur Turbinenkühlung werden das (p, T) der
Brennkammer und die Turbineneintrittstemperatur (TET) diktieren, die wiederum
die Luftstrom- und Stöchiometrieverteilungen (und damit die NOx-Produktion) in der
Brennkammer diktieren. Zum Beispiel könnten wir in Bezug auf die Luftfahrt einfache Joule-Zyklus-Berechnungen durchführen, um die erwarteten NOx-Emissionen
in Bezug auf die nutzbare Arbeit für eine mit Kerosin und eine zu 100 % mit H2
betriebene Gasturbine zu schätzen [37, 38]. Bedingungen an den thermodynamischen
Stationen 1-2-3-4 des Zyklus (Abb. 8) könnten leicht mit Cantera [39] und realen
thermodynamischen Eigenschaften gefunden werden, aber auch spezialisiertere Software und Zyklustypen könnten verwendet werden.
Um diese Punkte zu veranschaulichen, betrachten Sie den Fall von konstanten
Reiseflugbedingungen für ein Flugzeug, das in 9000 m Höhe fliegt ( p1 = 0,3
bar; T1 = 233 K). Es wird angenommen, dass der Kompressor und die Turbine
das gleiche Druckverhältnis (rp) und der gleiche isentrope Wirkungsgrad teilen,
während der Brenner mit einem adiabatischen gut durchmischten Reaktor (WSR)
bei konstantem Druck modelliert wird, gefolgt von einem Druckverlust (p) bis
zum Turbineneinlass und einer Verweilzeit τr, die die Wirkung der endlichen
Reaktionsgeschwindigkeit auf die Flammentemperatur und die NOx-Emissionen
bestimmen wird. Hier verwenden wir den „hybriden Chemie“-Ansatz (HyChem)
[40–42], um die Verbrennung von Kerosin zu modellieren, wobei ein nominaler
Jet-A1-Destillatkraftstoff angenommen wird, während das zugrunde liegende
NOx-Bildungsmodell auf der Arbeit von Glarborg et al. [34] basiert. Für die
H2-Verbrennung verwenden wir den Kern-H2 /O2-Mechanismus von Metcalfe
et al. [43] und das NOx-Modul von Song et al. [44]. Beachten Sie, dass alle
Verbrennungs- und NOx-Modelle durch erhebliche Unsicherheiten gekennzeichnet sind (siehe z. B. [45]), aber dennoch von großem Vorteil sein können,
um die wichtigsten Trends zu demonstrieren.

Wasserstoffverbrennung in Gasturbinen

heiße Luft
(p2,T2)

g NOx/kWh-netto
10

0,6
Produkte
(p2- p,T3)

WSR
r

n

st.

h
p

=

co

3

2
4
1
s

=0,3

Wirkungsgrad des Zyklus

kalter H 2
(p2,Tfuel)

465

H2

TET (T3)

=0,8

1
0,55
0,1
rp

0,5

0,01
Jet A-1

0,001

0,45
0

500

1000 1500
wnet (kJ/kg-Luft)

2000

Abb. 8 Kennfeld des Zyklus-Wirkungsgrad gegenüber spezifischer Turbinenarbeitsleistung bei
Reiseflugbedingungen für nominales Jet A1-Destillat-Kraftstoff und 100 % H 2 für eine Reihe
von Druckverhältnissen und Äquivalenzverhältnissen. Ein isentroper Wirkungsgrad von 95 %,
ein Druckverlustverhältnis �p/p = 5 % und eine Verweilzeit τr = 5 ms im Brenner (modelliert
als WSR) werden angenommen. Die Farbe der Linien zeigt das emittierte NO x in Bezug auf die
nutzbare Arbeit (rechte Farblegende) an.

Das Kennfeld des Zykluswirkungsgrads gegenüber der spezifischen Turbinenarbeitsleistung für die beiden Kraftstoffe ist in Abb. 8 dargestellt, wobei eine
Reihe von Druckverhältnissen und globalen Äquivalenzverhältnissen (die TET
bestimmen) berücksichtigt wird. Betrachten wir zum Beispiel ein relativ hohes
Druckverhältnis rp = 50 (was zu p2 = 15 bar; T2 = 720 K führt). Um die gleiche
Leistung zwischen den beiden Systemen zu erreichen, muss die Nettoarbeit
(wnet) des Kerosinzyklus wird an den des H2-Zyklus angepasst. Für ein globales
Äquivalenzverhältnis von φ ≈ 0,6 für Kerosin, wobei wnet ≈ 1000 kJ/kg-Luft
beträgt, wird die gleiche Arbeit mit φ ≈ 0,47 im H2-Zyklus erreicht. Unter dieser
Bedingung steigt der Zykluswirkungsgrad um etwa 2 Prozentpunkte mit einem
Wechsel des Brennstoffs (von ≈55,5 auf ≈57,5 %) und die TET sinkt von etwa
2040 auf 1930 K. Infolgedessen wird die NOx-Emission von 0,4 auf ≈ 0,19 g/
kWh-netto reduziert. Diese und andere Bedingungen in Abb. 8 zeigen, dass
niedrigere NOx-Werte bei H2-Gasturbinen zu erwarten sind, während die Zykluswirkungsgrade ähnlich (wenn nicht höher) wie bei Kerosin bleiben. Wenn kürzere
Verweilzeiten auch mit H2 erreicht werden können, könnte die Reduktion der
NOx-Emissionen noch größer sein.
Obwohl diese Beobachtungen auf dem WSR-Paradigma basieren, das ein vorgemischtes Luft-Kraftstoff-Gemisch im Brenner annimmt, und trotz der großen
Unsicherheit darüber, wie die Mischung im Brenner durchgeführt wird, deuten
die obigen Berechnungen darauf hin, dass niedrige NOx durch H2-Verbrennungssysteme erreichbar sein könnten. Es ist jedoch große Sorgfalt bei der Systemgestaltung erforderlich, um eine schnelle Durchmischung zu erreichen, damit

466

S. Gkantonas et al.

überall nur im erforderlichen Äquivalenzverhältnis verbrannt wird. Dies zeigt
auch, dass die Überlegungen zum Zyklus- und Brennerdesign nicht unabhängig
voneinander sind: Kleine Unterschiede in den Eintrittsbedingungen können große
NOx-Änderungen verursachen. Obwohl dies auch bei herkömmlichen Kohlenwasserstoff-Kraftstoffen der Fall ist, scheint es, dass für H2 mehr Aufwand
erforderlich ist, um die Integration der Kraftstoffaufbereitung, der Zyklusdefinition
und des Verbrennungssystems zu erreichen.
Lassen Sie uns nun die Auswirkungen der Unvermischtheit genauer erörtern,
um die Schlüsselrelevanz der Mischung für die NOx-Emission zu demonstrieren.
Der Mischungsbruch, als passiver (konservierter) Skalar, der sich durch Diffusion
und Konvektion, aber nicht durch Reaktion ändert, ist eine Schlüsselgröße zum
Verständnis der anfänglich nicht vorgemischten Verbrennung [46, 47]. Selbst
wenn der H2-Einspritzkanal klein und stromaufwärts der Flamme sein mag, ist es
wichtig, die Entwicklung des Mischungsbruchs (im Folgenden als ξ bezeichnet)
zu verstehen, um das Verbrennungsverhalten zu verstehen. Da Gasturbinenströme hohe Reynolds-Zahlen haben und daher turbulent sind, sollten wir auch die
Schwankungen des Mischungsbruchs betrachten. Aus statistischer Sicht können
wir, wenn wir Verbrennung in einem Bereich von Mischungsbrüchen haben (das
heißt, äquivalent zu einem Bereich von lokalen Äquivalenzverhältnissen), die
durchschnittliche NOx-Emission erhöhen, wenn die Wahrscheinlichkeit, stöchiometrische Mischungsbrüche zu finden, groß ist. Daher müssen wir die gesamte
Breite der Wahrscheinlichkeitsdichtefunktion (PDF) von ξ, P(ξ ) berücksichtigen.
Um das Obige besser zu erläutern, zeigt Abb. 9 ein Beispielsystem, das einen
Brenner und einen vorgelagerten Mischer umfasst, der für das Mischen von
heißer Luft aus dem Kompressor und kälterem H2-Brennstoff verantwortlich ist.
Die Funktion des Mischers besteht darin, ein Zieläquivalenzverhältnis innerhalb
einer bestimmten Entfernung zu erreichen. Selbst wenn jedoch eine vollständige
Vormischung gewünscht wird und das Ziel im Durchschnitt erreicht wird, wird
es immer Schwankungen geben. Dies kann besser verstanden werden, wenn
man die Entwicklung des mittleren Mischungsbruchs (ξ ) und dessen Varianz
(�ξ ′2 � ≡ �ξ 2 � − �ξ �2) betrachtet, die zusammen repräsentativ für das Ausmaß von
P(ξ ) sind (zum Beispiel, wenn man eine abgeschnittene Gaußsche Verteilung
oder eine β-Verteilung als Modell für P(ξ ) betrachtet [48]). Wenn am Ausgang
des Mischers Schwankungen vorhanden sind (das heißt, �ξ ′2 � ist endlich), werden
sie nicht sofort innerhalb der Brennkammer abklingen, selbst wenn ξ  konstant
bleibt. Infolgedessen könnte P(ξ ) breit genug sein, sodass die Wahrscheinlichkeit,
unter stöchiometrischen Bedingungen zu verbrennen, die für die NOx-Bildung
günstig sind, zunehmen kann und in einigen Fällen dramatisch (beachten Sie das
optimale Betriebsfenster für niedrige NOx, dargestellt in Abb. 9). Im Falle einer
nicht vorgemischten Verbrennung, was das Fehlen eines Mischers und die direkte
Einführung von Brennstoff und Luft in die Brennkammer impliziert, ist die Wahrscheinlichkeit des Verbrennens bei allen Äquivalenzverhältnissen (Mischungsbrüchen) endlich. Daher sollte die NOx-Bildung immer erwartet werden und
müsste kontrolliert werden.

Wasserstoffverbrennung in Gasturbinen

467

Mischer

H2/Luft

Verbrennungsanlage

Produkte

(Mittelwert)
Mischer

Verbrennungsanlage
(Varianz)

Strömungskoordinate

YNOx (ppm)

heiße Luft

8000

3000

6000

2500

4000

2000

2000

1500

0

T (K)

optimales
Betriebsfenster

kalt H2

1000
0

1

2

Abb. 9 Links: Schematische Darstellung eines H 2 /Luft-Brenners und eines vorgelagerten
Mischers, zusammen mit der erwarteten mittleren Mischungsbruchsentwicklung und den
Mischungsbruchsschwankungen entlang einer Strömungskoordinate. Es wird angenommen,
dass der Mischer bei der Nullkoordinate mit Luft (ξ = 0) beginnt und stromabwärts schrittweise H 2 -Brennstoff (ξ = 1) hinzufügt, wo ξ  (das massenmittelte) den gut durchmischten Zielwert erreicht. Rechts: Gesamte NO x -Massenfraktion und adiabatische Flammentemperatur als
Funktion des Äquivalenzverhältnisses, berechnet mittels WSR-Berechnungen unter der Annahme
von τr = 5 ms und Anfangsbedingungen im Reiseflug, wie in Abb. 8 (p = 15 bar; T = 720 K). Ein
optimales Betriebsfenster für niedrige NO x -Emissionen ist ebenfalls angegeben

Natürlich stellt sich die Frage, wie wir die Auswirkungen von Unvermischtheit berücksichtigen können, um einige Vorhersagen über die erwarteten NOx
-Emissionen aus H2-Verbrennungssystemen zu machen. Zu diesem Zweck
sind in der Regel CFD und Modellierung von Turbulenz-Chemie-Interaktionen
erforderlich, was jedoch mit mehreren Herausforderungen verbunden ist, wie
in Abschn. 2.4 hervorgehoben wird. Hier werden wir einen einfacheren und
rechnerisch weniger aufwendigen Ansatz basierend auf dem Modell des unvollständig gerührten Reaktors (ISR) betrachten, um einige Schätzungen für ein
System ähnlich dem in Abb. 9 zu liefern. Ein ISR kann als Verallgemeinerung
des zuvor verwendeten WSR betrachtet werden, da er die Einbeziehung von
chemischen Reaktionen und Unvermischtheitseffekten in die Entwicklung von
NOx [38]. Insbesondere wird ein ISR als ein Volumen V (hier die Brennkammer)
definiert, innerhalb dessen bedingte Mittelwerte der reagierenden Skalare (wie
Temperatur), bedingt auf ξ, homogen sind [48–51]. Im Gegensatz zu einem WSR,
bei dem einfache Mittelwerte als homogen angenommen werden, ermöglicht die
bedingte Mittelung die Berücksichtigung von Mischungsbruchs- (oder allgemeiner
Zusammensetzungs-) Inhomogenitäten und die volle Breite von P(ξ ). Das anfänglich nicht vorgemischte Problem in Abb. 9 kann dann in zwei Teilprobleme aufgeteilt werden: i) Beschreibung des Mischungszustands und ii) Lösung der
Gleichungen, die die Entwicklung der bedingten Mittelwerte unter Berücksichtigung des Mischungszustands und der chemischen Kinetik beschreiben.
Betrachten Sie Q ≡ �Y |ξ � als der bedingte Durchschnitt des Massenanteils
einer generischen Spezies (z. B. NO) mit der Konditionierungsvariablen als

S. Gkantonas et al.

468

Mischungsbruch. Die Ableitungen, die zur Gleichung für Q führen, und die
Implementierungsstrategie sind in verschiedenen Arbeiten mit unterschiedlichen Anwendungen leicht verfügbar (siehe z. B. [48, 51, 52]), daher werden sie
hier nicht wiederholt. Unter der Annahme einer hohen Reynolds-Zahl und vernachlässigbarer differentieller Diffusion lautet die Gleichung für Q wie folgt:

(2)
Einlass

Chemie

Mikromischung

wobei [P∗ (ξ )]in die Mischungsbruch-PDF (massenstromgewichtet) für den
Reaktoreinlassstrom, P∗∗ (ξ ) die gemittelte PDF (massengewichtet) des Reaktorkerns und τr die Reaktorverweilzeit. Beachten Sie, dass an jedem Ort der (einfache) Durchschnitt des Skalars durch Integration seines bedingten Durchschnitts
mit seiner
Mischungsbruch-PDF an diesem Ort gefunden werden kann, wie in
´1
Y = 0 QP(ξ )dξ. In Gl. 2 steht �ω̇|ξ � für einen chemischen Quellterm, der auf der
Grundlage der bedingten Durchschnitte der Massenanteile und der Temperatur
bewertet wird (dies wird auch als Erstmoment-Schließung bezeichnet [48]),
während �N|ξ �∗∗ die durchschnittliche bedingte skalare Dissipationsrate des
Reaktors ist. Beachten Sie, dass N ≡ D∇ξ · ∇ξ (D ist die Massendiffusivität der
Mischung) den Zerfall der Mischungsbruchschwankungen diktiert; daher ist sein
jeweiliger bedingter Durchschnittswert entscheidend für die Entwicklung aller
reagierenden Skalare durch den Mikromischungsterm der Gl. 2. Eine genaue
Schätzung von �N|ξ �∗∗ entspricht dem Wissen über die Mischhistorie innerhalb der
Brennkammer, und hier basiert der beste Ansatz auf der doppelten Integration der
Transportgleichung für P(ξ ) [52]. Dies ergibt:

∗∗

�N|ξ �

1
=

τr P∗∗ (ξ )

′
ˆξ ˆη 

0

′′

∗

′′



[P (η )]in − [P (η )]out dη′ dη′′ ,

0

∗

(3)

wobei [P∗ (ξ )]out die Mischungsbruch-PDF (massenstromgewichtet) für den
Reaktorauslassstrom. Gemäß den Gl. 2–3 sind der Zugang zu einem chemischen
Mechanismus (der ω̇ bereitstellt) und das Wissen über die PDFs des Mischungsbruchs am Einlass, im Kern und am Brennkammerauslass ausreichend, um
die Entwicklung der reagierenden Skalare, einschließlich NO, abzuschätzen.x.
Beachten Sie, dass die Verweilzeit τr ebenfalls eine Schlüsselgröße ist, die sowohl
in den Gl. 2 als auch 3 erscheint.
Das Obige könnte rational auf der Grundlage von experimentellen oder CFDDaten definiert werden, die den Mischprozess beschreiben (siehe z. B. [38,
52]). Als Demonstration werden wir hier das Niveau der Schwankungen des
Mischungsbruchs unter Verwendung eines konstanten Niveau der Entmischung
I ≡ �ξ ′2 �[�ξ �(1 − �ξ �)]−1 für den Einlass, den Kern und den Brennkammerauslass parametrisieren und P(ξ ) mit einer β Verteilung modellieren. I = 1 stellt die
maximal mögliche Unvermischtheit dar, während I = 0 null Schwankungen im

Wasserstoffverbrennung in Gasturbinen

469

Mischungsbruch darstellt. Eine Änderung von I kann auch als eine Änderung des
Mischprozesses verstanden werden, wobei niedrige Werte von I im Allgemeinen
bedeuten, dass bereits viel (schnelle) Mischung erreicht wurde. Für ein festes ξ 
(ausgehend vom Mischer-Auslass in Abb. 9 und entlang der Brennkammer beibehalten), wird ein Beispiel von P(ξ ) für verschiedene Niveaus von I in Abb. 10a
gezeigt. Beachten Sie, wie P(ξ ) sich einer Dirac-Delta- (δ) Funktionsform nähert,
die um den mittleren Mischungsbruch ξ  konzentriert ist, wie I → 0 und wie
sich die Wahrscheinlichkeit des stöchiometrischen Mischungsbruchs (siehe rote
vertikale Linie) mit I ändert.
Die Lösung der ISR-Gleichungen (siehe Gl. 2), die einen adiabatischen
Reaktor mit konstantem Druck für verschiedene Stufen von I annehmen (mit
dem chemischen Mechanismus und allen anderen Parametern, die den gleichen
wie die WSR-Berechnungen in Abb. 8 sind), führt zu einer Veränderung der
durchschnittlichen Flammenstruktur und folglich zur erwarteten bedingten Verteilung von NOx. Abb. 10b zeigt Beispielverteilungen des NOx-Massenanteils als
Funktion von ξ. Wie erwartet, werden Spitzenmassenanteile nahe den stöchiometrischen Bedingungen beobachtet, aber ihr jeweiliger Wert sowie die gesamte
Verteilung ändern sich nichtlinear mit Variationen in I am Einlass und Kern des
Brenners. Dies ist eine Manifestation der unterschiedlichen Mischhistorie, die das
ISR-Modell zu charakterisieren versucht. Ein besonderer Bereich von Interesse im
Mischungsbruchsraum ist die Lage der mittleren Mischungsbruch ξ  .
Hier nehmen wir an, dass bis zum Auslass eine perfekte Durchmischung
erreicht wird, sodass [P∗ (ξ )]out → δ(�ξ �). Infolgedessen ist der durchschnittliche
NOx-Massenanteil am Brennkammereinlass gleich dem jeweiligen
bedingten Wert
´1
an diesem ξ = �ξ � (erinnern Sie sich daran, dass Y = 0 QP(ξ )dξ). Beachten
Sie, dass YNOx ,out bei höheren Iinlet zunimmt, aber unempfindlich gegenüber einer
Änderung der Unvermischtheit des Kerns ist (Icore). Weitere Bedingungen sind in
Abb. 10c als Funktion von Iinlet und Icore /Iinlet dargestellt. Ähnlich wie zuvor diskutiert, wird deutlich, dass jede Anwesenheit von Inhomogenität im Mischer zu
einer Erhöhung von NOx führt (siehe auch die blaue horizontale Linie, die einem
(a)

5 10-3
5 10-2

)
(

1
10-2

0

0,05

core /

(c)

inlet

0,1

2000

0,2
inlet

0,01
0,05

1000
0

core /

600

0,1

YNOx (ppm)

10-4
10-3

102

(b)

stoi

3000
QNOx (ppm)

stoi

104

inlet

0,05
0,1

0,2
0,4

400
200

schnelles Mischen
guter Mischwert

0
0

0,05

0,1

0
idealer
Mischer

0,05
inlet

0,1
schlechter
Mischer

Abb. 10 Verteilung der bedingten Erwartung von NO x . Wir nehmen an p = 15 bar, Tfuel = 300
K, Tair = 720 K, τ = 5 ms und ein globales Äquivalenzverhältnis φg = 0,47. Die Ausgangs-PDF
wird als Dirac-Funktion angenommen

470

S. Gkantonas et al.

gut durchmischten Reaktor mit I = 0 überall entspricht). Ein interessanter Trend
wird dann offensichtlich. Schnellere Durchmischung (niedrigeres I) innerhalb
der Brennkammer kann helfen, die NOx-Emission zu verringern, aber nur bei
geringen Niveau der Entmischung am Einlass (näher an einem idealen Mischer).
Bei höheren Niveau der Entmischung am Einlass (näher an einem „schlechten“
Mischer) könnte sich der Effekt der Durchmischung (innerhalb der Brennkammer)
auf die Emission umkehren (hauptsächlich aufgrund des �N|ξ �∗∗-Profils, das die
Mikrodurchmischung beeinflusst), was die Notwendigkeit unterstreicht, die
Mischhistorie zu charakterisieren.
Die oben vereinfachten Modellierungsergebnisse zeigen Folgendes. Erstens ist
der durchschnittliche Mischungsanteil nicht ausreichend, um die NOx-Neigung
zu bewerten, sondern es wird der gesamte Bereich der Schwankungen und deren
Entwicklung benötigt. Zweitens kann in zukünftigen H2-Brennkammern die
Menge des emittierten NOx sehr empfindlich auf die Eindüsungsmethode sowie
die Turbulenz und Durchmischung in der Brennkammer reagieren. Schließlich
beeinflussen verschiedene Konstruktionsparameter wie das Volumen der Brennkammer, die Verweilzeit, der Stabilisationsmodus und die Einspritzstrategie
die NOx-Emission auf schwer vorhersehbare Weise. Trotz der Attraktivität von
Niedrigordnungsansätzen wie dem hier vorgestellten, ist auch eine detaillierte
Modellierung mit fortschrittlichen turbulenten Verbrennungsansätzen für genauere
Ergebnisse erforderlich.

2.4 Modellierung
Die rechnergestützte Modellierung turbulenter Verbrennungsprozesse nimmt
weiterhin an Umfang, Anwendungsbreite und Genauigkeit der vorhergesagten
Geschwindigkeits- und Skalarfelder zu [53]. Wie jedoch an anderer Stelle in
diesem Band diskutiert, weist die H2-Verbrennung einige besondere Merkmale
auf, die den Stand der Technik in der Verbrennungs-CFD herausfordern. Diese
sind (nicht in der Reihenfolge der Wichtigkeit):
• Große Diffusivität: Die kleinen Größen des H2-Moleküls und des H-Atoms
machen sie im Vergleich zu anderen Spezies und zu Wärme sehr diffusionsfreudig. Dies bedeutet differentielle Diffusion, Anfälligkeit für Dehnung,
Entwicklung von heißen und kalten Stellen aufgrund von Krümmung und
thermodiffusive Instabilitäten. All diese Phänomene treten auf kleinen Skalen
der Turbulenz auf und müssen daher in jedes turbulente Verbrennungsmodell
einbezogen werden. Einige Modelle und rechnerische Ansätze sind verfügbar,
aber sie sind nicht vollständig.
• Kleine Skalen: In Bezug auf den obigen Punkt erfordern die kleinen Skalen,
die sich in den Reaktionsfronten von H2 entwickeln, und die kleinen
Eindüsungslöcher, die in Wasserstoff-Gasturbinen erwartet werden, besondere
Aufmerksamkeit, um eine gute Auflösung der fluidmechanischen Felder mit
CFD zu erreichen.

Wasserstoffverbrennung in Gasturbinen

471

• Chemische Kinetik bei hohen Drücken: Obwohl die H2-Verbrennung umfassend
untersucht wurde, haben wir noch kein vollständiges Bild der Kinetik unter
Gasturbinenbedingungen.
Bei Gasturbinenanwendungen ist es üblich anzunehmen, dass der Massentransport durch molekulare Diffusion im Vergleich zum Transport durch Turbulenz
vernachlässigbar ist, was die Annahme gleicher molekularer Diffusivität für alle
beteiligten Spezies und Wärme rechtfertigt. Dies wird typischerweise der hohen
Reynolds-Zahl dieser Strömungen zugeschrieben. Wenn sie ausreichend groß
ist, sind kleine und große Skalen der Turbulenz gut getrennt, sodass molekulare
Diffusionseffekte, die im hohen Wellenzahlbereich des Spektrums der turbulenten
kinetischen Energie eingeschlossen sind, statistische Beobachtungen der
reagierenden Spezies (z. B. Mittelwerte und Varianzen der Massenanteile), die
hauptsächlich mit größeren Skalen der Turbulenz verbunden sind, nicht beeinflussen. Mit anderen Worten, die differentielle Diffusion von Spezies ist ein
Phänomen kleiner Skalen, und ihr Effekt wird in hoch turbulenten Strömungen allgemein als vermindert angesehen [54 –56]. Es gibt jedoch starke Hinweise darauf,
dass die differentielle Diffusion nicht immer vernachlässigt werden kann (siehe z.
B. [57–60]) und dies sollte insbesondere für die Wasserstoffverbrennung wichtig
sein, aufgrund der hohen Diffusivität des Brennstoffs und der höheren Wärmefreisetzung im Vergleich zu Kohlenwasserstoffbrennstoffen, die die Reynolds-Zahl
lokal reduzieren kann.
In nicht-vorgemischten Flammen hat die bevorzugte Diffusion von H2 und H
einen signifikanten Einfluss auf die kleinräumige Skalarmischung, die wichtig für
Selbstzündung, Verlöschung, Wiederzündung [59, 61] und die gesamte Mischhistorie ist, wodurch nicht nur die gesamte Hydrodynamik, sondern auch die Entwicklung von NOx beeinflusst wird. Mehrere Methoden wurden vorgeschlagen, um
die differentielle Diffusion im Kontext der Reynolds-gemittelten Navier-StokesGleichungen (RANS) entweder mit Flamelet-Modellen (siehe z. B. [62, 63]),
Conditional Moment Closure [60, 64, 65] oder transportierten PDF-Turbulenzverbrennungsmodellen zu modellieren (siehe z. B. [66, 67]). Zeitgemittelte Ansätze
können nützlich sein, haben jedoch Einschränkungen bei der Darstellung von
inhärent instationären Phänomenen und turbulenten Strömungen mit mehr als einer
Längenskala, die typischerweise in Gasturbinendrallströmungen wie dem Wirbelzerfall oder dem präzessierenden Wirbelkern sowie bei Turbulenz-Chemie-Interaktionen vorhanden sind, da Fluktationskorrelationen auf allen Skalen modelliert
werden müssen. Solche turbulenten Strömungen können im Allgemeinen besser
durch Large-Eddy-Simulation (LES)-Modellierung behandelt werden, bei der
großskalige energiehaltige Strömungsstrukturen explizit aufgelöst werden. In
solchen Simulationen müssen differentielle Diffusionseffekte dennoch modelliert
und in ein Sub-Gitter-Verbrennungsmodell integriert werden, das TurbulenzChemie-Interaktionsphänomene auf den kleineren (nicht aufgelösten) Skalen
berücksichtigen kann. Derzeitige Modellierungsansätze können jedoch derzeit nur differentielle Diffusion auf großen (aufgelösten) Skalen berücksichtigen,
indem einfach die Annahme der gleichen Diffusivität (wie typischerweise für hohe

472

S. Gkantonas et al.

Reynolds-Zahlen angenommen) für einige der wichtigsten beteiligten Spezies
gelockert wird (siehe z. B. [68–72]). Ein Modell mit der Fähigkeit, differentielle
Diffusion auf allen Skalen einzubeziehen, könnte das lineare Wirbelmodell (LEM)
sein [73], bei dem variable Diffusivitäten prinzipiell in den 1D-„Rührprozess“ des
Modells integriert werden können, der die Turbulenz-Chemie-Interaktion simuliert.
Ein allgemein anerkanntes Modell für differentielle Diffusion auf der Sub-GitterSkala ist jedoch im Allgemeinen nicht verfügbar. Dies könnte eine wichtige
Forschungsaktivität sein, um das Gleichgewicht zwischen molekularem Transport
und Sub-Gitter-Fluktuationen in verdrallte H2-Flammen und unter Gasturbinenbedingungen zu verstehen.
Differentielle Diffusionseffekte finden sich auch in vorgemischten Flammen.
Magere Wasserstoff/Luft-Flammen sind anfällig für Verbrennungsinstabilitäten
und insbesondere für thermodiffusive Instabilitäten. Die große Diffusivität des
Brennstoffs im Verhältnis zur Diffusivität der Wärme kann zu einer Trennung
zwischen der lokalen Brennstoffmassenfraktion und der Temperatur führen, die
einander nicht mehr so eng folgen wie bei Flammen von Kohlenwasserstoffbrennstoffen [74]. Dies könnte die lokale Wärmefreisetzungsrate und die Flammengeschwindigkeit erheblich verändern. Die differentielle Diffusion von Wasserstoff
führt zu einer Verstärkung der Flammenfrontstörungen, was zu einer Faltenbildung
der Flammenfront führen kann, die wiederum zu höheren Flammengeschwindigkeiten im Vergleich zur ungestreckten Geschwindigkeit in laminar mageren
Wasserstoff/Luft-Gemischen führen kann [31]. Eine Untersuchung der Größe
dieser Falten durch direkte numerische Simulation (DNS) zeigt das Vorhandensein
einer kleinsten und einer größten intrinsischen Flammenlängenskala. Die kleinste
Länge wird durch lokale Spitzen und Zellen entlang der Flammenfront begrenzt,
während die größte Flammenstruktur aus der Interaktion mehrerer kleinräumiger
Spitzen entsteht [75].
Im Fall einer turbulenten vorgemischten Flamme ist der Nettoeffekt der größeren
Flammenfläche auf die gesamte turbulente Flammengeschwindigkeit nicht gut verstanden. In der transportierten PDF-Methode sind die Modelle zwischen nicht-vorgemischten und vorgemischten Flammen ähnlich [76], und Versuche, Effekte von
Lewis-Zahlen ungleich eins in das CMC-Modell für vorgemischte Flammen einzubeziehen, wurden durchgeführt [77]. Obwohl Korrelationen der turbulenten
Flammengeschwindigkeit für Wasserstoff/Luft-Gemische bereits auf der Grundlage
von sphärisch expandierenden Flammenexperimenten existieren, sind die Effekte
hoher Drücke, die die Instabilitätslängenskalen verändern, in den turbulenten Verbrennungs-Sub-Gitter-Modellen, die in der CFD verwendet werden, noch nicht enthalten. Dies ist eine wichtige aktuelle Forschungsaktivität.
Die Wasserstoffkinetik bei hohen Drücken, die zuvor in diesem Band diskutiert
wurde, begrenzt auch den Genauigkeitsbereich der aktuellen Gasturbinen-Verbrennungsmodellierungsbemühungen. Obwohl einige Modelle nur die laminare
Brenngeschwindigkeit als Eingabe benötigen, ist für sehr magere Verbrennung, NOx
-Vorhersagen und um schwierige Phänomene wie Wand- oder aerodynamisches Verlöschen zu erfassen, die in neuartigen Wasserstoffstabilisierungssystemen vorhanden

Wasserstoffverbrennung in Gasturbinen

473

sein können, der Zugang zu vollständiger Kinetik wichtig [34]. Auch dies stellt eine
wichtige aktuelle Forschungsrichtung dar.

3 Zukunftsaussichten
Wenn man rational die potenziellen Einsatzmöglichkeiten von Wasserstoff in
einer zukünftigen kohlenstoffarmen Welt betrachtet und aufgrund der hohen
Kosten für die Produktion und Handhabung von Wasserstoff, kann erwartet
werden, dass Wasserstoff in einigen wenigen Schlüsselanwendungen verwendet
wird, die schwer zu elektrifizieren oder anders zu dekarbonisieren sind. Die
Gasturbine spielt dabei eine wichtige Rolle. Anders als ein 100 %iger Wasserstoffbrenner für Stahl-, Zement-, Glas- oder Aluminiumöfen (die ihre eigenen
praktischen Probleme haben und heute ohnehin auf einem niedrigen Technologiereifegrad sind, aber auf Forschungs- und Entwicklungsebene weitgehend
untersucht werden), bringt das Verbrennen von Wasserstoff in einer Gasturbine
zusätzliche Probleme aufgrund von Betriebsüberlegungen mit sich. Daher können
die Verbrennungssysteme, die untersucht werden, wie wir in diesem Kapitel
gesehen haben, grundlegend anders sein als die, die in Kohlenwasserstoffflammen verwendet werden. Thermoakustik, Stabilisierung (d. h. die Flamme an
der richtigen Stelle zu halten und Rückschlag und Ankerung an der Düse zu vermeiden) und NOx sind die wichtigsten Interessenschwerpunkte. Für Gasturbinen
in der Luftfahrt ist auch eine reibungslose Wiederzündung in großer Höhe von entscheidender Bedeutung, da H2 möglicherweise heftig entzünden kann.
CFD kann eine zentrale Rolle bei der schnellen Entwicklung von WasserstoffGasturbinen spielen, jedoch müssen die Modelle für turbulente Verbrennung, die
wir heute in der Verbrennungs-CFD haben, verbessert werden. Dies stellt derzeit eine wichtige Forschungsrichtung dar. Auf einer praktischeren Ebene sollten
konventionelle Drallstabilisierung, die neuartigen Methoden wie die zuvor diskutierten Mehrfachflammenkonzepte, aber auch „exotischere“ Ideen wie MILDVerbrennung oder plasmastabilisierte magere Verbrennung in Betracht gezogen
werden.

4 Schlussfolgerungen
Der Wechsel von Kohlenwasserstoffbrennstoffen zu 100 % H2 für Gasturbinen
erscheint machbar, basierend auf historischen und aktuellen Erfahrungen mit
H2–CH4-Gemischen und Forschungsergebnissen mit Wasserstoffflammen. Verschiedene neue Verbrennungsarchitekturen wurden vorgeschlagen und werden
intensiv erforscht. Es gibt jedoch erhebliche Hindernisse, die überwunden werden
müssen, bevor die Entwicklung von Wasserstoff-Gasturbinen ein hohes Maß an
Reife erreichen kann. Einige dieser Probleme wurden in diesem Kapitel diskutiert.

474

S. Gkantonas et al.

Diese waren: i) Thermoakustik; ii) NOx-Emissionen; iii) Stabilisierung; und
iv) CFD-Modellierung, die differentielle Diffusionseffekte und thermodiffusive
Instabilitäten einschließen muss. Derzeit ist das physikalische Verständnis dieser
Phänomene nicht auf dem für R&D-Ingenieure erforderlichen Reifegrad, um
Wasserstoff-Gasturbinen zu entwerfen. Dennoch werden in der Industrie erhebliche Anstrengungen unternommen, hauptsächlich durch Versuch und Irrtum. Der
Beitrag des grundlegenden Wissens über turbulente Verbrennung und Thermoakustik zur Entwicklung von Wasserstoff-Gasturbinen wird betont.
Danksagungen Die Erfahrungen der Autoren mit der Verbrennung von WasserstoffGasturbinen, die zu den in diesem Kapitel geäußerten Meinungen geführt haben, basieren
auf Forschung, die von der Europäischen Union, dem UK Engineering and Physical Sciences
Research Council, dem UKRI Future Leaders Fellowship und langjährigen Industriepartnern
(Rolls-Royce Group, Siemens Energy, Reaction Engines Ltd) finanziert wurde.

Ergänzungsmaterial
H2ools [78] ist ein MATLAB-basiertes Paket, das eine Reihe von Routinen enthält,
um Ergebnisse aus numerischen Simulationen grundlegender Verbrennungsgrößen
für Ammoniak-Wasserstoff-Luft-Flammen unter Gasturbinenbedingungen zu
analysieren und Vergleiche mit Kerosin durchzuführen, um das Design von
kohlenstofffreien Luftfahrtantrieben zu unterstützen. Das Paket enthält Daten zu
thermodynamischen und Transporteigenschaften von Kraftstoff-Luft-Gemischen,
Flammentemperaturen, Zündverzugszeiten, laminaren Brenngeschwindigkeiten,
Stickoxid (NOx, N2O) Schadstoffbildung und Berechnungen im gut durchmischten
Reaktor. In seiner aktuellen Form können die Daten spezifische Trends zwischen
Kraftstoffen und Betriebsbedingungen aufzeigen, die für den F & E-Ingenieur oder
Wasserstoffverbrennungsforscher nützlich sind, um Designregeln und -methoden
sowie Brennkammerkonzepte von Kerosin auf Ammoniak-Wasserstoff- und
Wasserstoffkraftstoffe zu extrapolieren. Darüber hinaus kann es verwendet werden,
um aufwendige Simulationen der laminar/turbulenten Verbrennung dieser Kraftstoffe durch geeignete Extraktion von Korrelationen (z. B. für die laminare Brenngeschwindigkeit als Funktion von Temperatur und Druck) und Tabellierung von
Eigenschaften oder chemischen Reaktionsquellenbegriffen, die typischerweise von
CFD-Modellen verwendet werden, zu informieren.

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Plasmaunterstützte
Wasserstoffverbrennung
Yiguang Ju, Xingqian Mao, Joseph K. Lefkowitz und Hongtao Zhong

Zusammenfassung Die plasmaunterstützte Wasserstoffverbrennung ist eine vielversprechende Technik in der Entwicklung von fortschrittlichen Wärmekraftmaschinen.
Dieses Kapitel präsentiert aktuelle Studien und Fortschritte im Verständnis des
Mechanismus und der Anwendung der plasmaunterstützten Wasserstoffverbrennung.
Zunächst werden die Chemie und Dynamik der plasmaunterstützten Wasserstoffverbrennung analysiert. Zweitens werden die Anwendungen der plasmaunterstützten
Wasserstoffverbrennung in fortschrittlichen Motoren vorgestellt. Schließlich werden
die Zusammenfassung und zukünftige Forschung zur plasmaunterstützten Wasserstoffverbrennung in fortschrittlichen Wärmemotoren diskutiert.

1 Einführung
Die Reduzierung von Treibhausgas- und Schadstoffemissionen, die Kosten für
Energie und die Energiesicherheit sind Schlüsselherausforderungen für die heutige
Welt. Das Pariser Abkommen über den Klimawandel, das auf der 21. Konferenz
der Vertragsparteien (COP21) angenommen wurde, zielt darauf ab, die globale
Erwärmung auf deutlich unter 2 °C, vorzugsweise auf 1,5 °C im Vergleich zu
vorindustriellen Werten, zu begrenzen. Daher ist es dringend notwendig, die

Y. Ju (*) · X. Mao · H. Zhong
Department of Mechanical and Aerospace Engineering, Princeton University, Princeton, NJ
08544, USA
E-Mail: yju@princeton.edu
X. Mao
E-Mail: xingqian@princeton.edu
H. Zhong
E-Mail: hongtaoz@princeton.edu
J. K. Lefkowitz
Faculty of Aerospace Engineering, Technion I.I.T, Haifa, Israel
E-Mail: joseph.lef@technion.ac.il
© Der/die Autor(en), exklusiv lizenziert an Springer Nature Switzerland AG 2025
E. Tingas, Wasserstoff für zukünftige Wärmekraftmaschinen,
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479

Y. Ju et al.

480

Treibhausgasemissionen zu reduzieren, um eine klimaneutrale Welt vor Mitte
des Jahrhunderts zu erreichen. Heutzutage wird mehr als 80 % der weltweiten
Energieerzeugung durch Verbrennung umgewandelt [1, 2]. Der energetische
Wirkungsgrad bestehender Verbrennungsmotoren ist jedoch immer noch deutlich
niedriger als die thermodynamischen Grenzen. Gleichzeitig stammen über 80 %
der globalen Energie aus fossilen Brennstoffen, die eine Hauptquelle für Luftverschmutzung und Klimawandel sind [1].
Um das anspruchsvolle Ziel der Treibhausgasreduktion zu erreichen, bietet die
plasmaunterstützte Wasserstoffverbrennung (H2) eine vielversprechende Möglichkeit und neue Dimension für Verbrennung und Emissionskontrolle. Plasma ist der
vierte Aggregatzustand der Materie, der als Gleichgewichtsplasma (vollständig
ionisiertes Plasma) und Nichtgleichgewichtsplasma (schwach ionisiertes Plasma)
klassifiziert wird [3]. Beim Gleichgewichtsplasma ist der Ionisationsgrad (d. h. das
Verhältnis der Dichte geladener Teilchen zur Dichte des neutralen Gases) nahezu
eins und der kollisionale Energietransfer zwischen Elektronen, schwingungsangeregten Zuständen und neutralen Molekülen ist sehr schnell. Daher entspricht
die Gastemperatur der Elektronen- und Schwingungstemperatur (Tg = Te = Tv), die
bis zu 10.000–1.000.000 K erreichen kann. Beim Nichtgleichgewichtsplasma ist
der Ionisationsgrad niedrig (typischerweise 10–7–10–4). Die Gastemperatur ist weit
niedriger als die Elektronentemperatur und Schwingungstemperatur (Tg < Tv ⪡ Te).
Die chemisch aktiven Spezies im Plasma, wie energiereiche Elektronen,
schwingungs- und elektronisch angeregte Spezies, Ionen und Radikale in einem
Nichtgleichgewichtsplasma, können in das Verbrennungssystem eingeführt und
somit die Oxidationskinetik und -wege des Brennstoffs modifizieren [4–6].
In den letzten Jahrzehnten hat sich die nichtgleichgewichtige plasmaunterstützte
Verbrennung als vielversprechende Technik zur Verbesserung der Verbrennung in
Verbrennungsmotoren und Antriebssystemen sowie zur Entwicklung fortschrittlicher Motoren erwiesen [4–7] (siehe Abb. 1 [4]). Es hat sich auch als effizienter
Weg zur Kontrolle von Verbrennungsemissionen [8], zur Aufrechterhaltung von

ScramjetTriebwerk

Milde
Verbrennung

Niedrige
Emissionen

Plasmaunterstützte
Verbrennung

Neue Motoren
technik

KrastoffReformierung

Kalte
Flammen

Abb. 1 Schematische Darstellung der plasmaunterstützten Verbrennung und Anwendungen [4]

Plasmaunterstützte Wasserstoffverbrennung

481

kalten Flammen [9, 10] und zur Anwendung in der chemischen Synthese erwiesen
[11, 12]. Die Anwendungen verschiedener Entladungstypen in der Verbrennung,
wie Gleichstrom [13], Wechselstrom [14], Mikrowelle [15], Hochfrequenz (RF)
[16], Nanosekunden-Impulsentladung (NSD) [17–22], und Hybrid-NSD und
Gleichstromentladung [23, 24], haben gezeigt, dass das Nichtgleichgewichtsplasma
die Zündung verbessern [13, 15–17, 20–24], Flammen stabilisieren [15, 19] und
Verbrennungsgrenzen erweitern [14, 18, 20] kann über thermische, kinetische
und Transportwege [4]. Jüngste Studien [25–35] haben gezeigt, dass Plasma auch
die Brennstoffoxidation beschleunigen und die Zündung bei extrem niedrigen
Temperaturen erreichen kann, was die Verbrennungseffizienz erheblich verbessert
und Wärmeverluste reduziert.
In den letzten Jahren hat die Nutzung von Wasserstoff in der Entwicklung fortschrittlicher Motoren große Aufmerksamkeit erregt. Kürzlich wurden elektrische
Antriebsstränge, die von Batterien angetrieben werden (mit Energie aus erneuerbaren Quellen wie Wind, Solar und Wasserkraft), weit verbreitet im öffentlichen
Verkehr und in industriellen Gesellschaften eingesetzt, um die Treibhausgasemission zu reduzieren. Diese Technologie kann jedoch nicht auf alle Bedürfnisse
der Verkehrs- und Energiespeichersektoren skaliert werden aufgrund von persönlicher Mobilität, geringer Energiedichte, Nachhaltigkeit und Machbarkeit [36].
Wasserstoff ist ein nachhaltiger Brennstoff mit hoher Energiedichte (nach Masse)
und null Kohlenstoffemission, sowie ein flexibler Energieträger zur Speicherung
erneuerbarer elektrischer Energie. Die Anwendung der NichtgleichgewichtsPlasma-unterstützten H2-Verbrennungstechnologie in fortschrittlichen Wärmekraftmaschinen ist von großer Bedeutung und Interesse.
In diesem Kapitel werden zunächst die Chemie und Dynamik der plasmaunterstützten Wasserstoffverbrennung in Abschn. 2 eingeführt. Die chemischen
Mechanismen der durch Plasma verbesserten kinetischen Wege (Abschn. 2.1.1)
sowie schnelle und langsame Gasaufheizung (Abschn. 2.1.2) durch Plasma
werden in Abschn. 2.1 vorgestellt. Die Dynamik für eine erfolgreiche Zündung
und Flammenausbreitung in der plasmaunterstützten H2-Verbrennung wird in
Abschn. 2.2 diskutiert. Abschn. 2.3 präsentiert ein interessantes Phänomen
der Plasma-Thermochemischen Instabilität in der plasmaunterstützten H2-Verbrennung. Dann führt Abschn. 3 die Anwendung der plasmaunterstützten
Wasserstoffverbrennung in fortschrittlichen Wärmekraftmaschinen ein. Die
Mechanismen der plasmaunterstützten Zündung werden in Abschn. 3.1 untersucht. Die Anwendung der plasmaunterstützten Verbrennung in Antriebssystemen
und der plasmaunterstützte Übergang von Deflagration zu Detonation werden
in den Abschn. 3.2 und 3.3 vorgestellt. Schließlich werden Diskussionen über
die Herausforderungen der plasmaunterstützten Wasserstoffverbrennung für die
Entwicklung zukünftiger fortschrittlicher Wärmekraftmaschinen in Abschn. 4
zusammengefasst.

Y. Ju et al.

482

2 Chemie und Dynamik der Plasmaunterstützten
Wasserstoffverbrennung
In plasmaunterstützten Verbrennungsprozessen erzeugt Plasma Wärme und
chemisch aktive Spezies wie Elektronen, Ionen, schwingungs- und elektronisch
angeregte Spezies, Radikale, langlebige Zwischenspezies, Kraftstofffragmente
sowie ionischen Wind und akustische Wellen, Coulomb- und Lorentzkräfte, es
kann den Verbrennungsprozess auslösen und beschleunigen.
Um die Chemie und Dynamik der plasmaunterstützten Verbrennung zu verstehen, haben Ju et al. [4] die drei Hauptwege der Wechselwirkungen zwischen
Plasma und Verbrennung zusammengefasst, wie in Abb. 2 gezeigt. Plasma beeinflusst die Verbrennung über thermische, kinetische und Transportwege. Im
thermischen Verbesserungsweg erhöhen die schnelle Gasaufheizung (aufgrund der
schnellen elektronisch angeregten Zustandsauslöschung) und die langsame Gasaufheizung (aufgrund der schwingungsangeregten Zustandsrelaxation) aus dem
Plasma die Temperatur und beschleunigen chemische Reaktionen und Kraftstoffoxidation nach dem Arrhenius-Gesetz. Im kinetischen Verbesserungsweg werden
bei Vorhandensein eines starken elektrischen Feldes hochenergetische Elektronen
erzeugt, die mit neutralen Spezies in einer Vielzahl von Kollisionstypen
kollidieren. Dies fördert die Produktion von aktiven Radikalen (wie O, H und
OH) durch direkte Elektronenstoßdissoziation, Ionisation und Rekombinationsdissoziation von Ionen (z. B., H2+ and O+
2 ), und
 nachfolgende Reaktionen mit
elektronisch angeregten Spezies (z. B. O2 a1 g , N2∗ und O(1D)). Darüber hinaus
beschleunigen die langlebigen reaktiven (O3) und katalytischen (NO) Zwischenspezies, die im Plasma erzeugt werden, die Oxidation von Brennstoff bei niedriger
Temperatur. Im Transportverbesserungsweg dissoziiert das Plasma die Brennstoff-

Plasma-Entladung
Instabilität des
ionischen Windes

Ionen/Elektronen

Temperatur
anstieg

Thermisch

Radikale
Zwischenspezies

Brennstofffragemente

Angeregte
Spezies
Kinetisch

Transport

Verbesserung der Verbrennung
Abb. 2 Schematische Darstellung der wichtigsten Verbesserungswege der plasmaunterstützten
Verbrennung [4]

Plasmaunterstützte Wasserstoffverbrennung

483

moleküle in Brennstofffragmente, was die Brennstoffdiffusivität ändert und daher
den Verbrennungsprozess modifiziert. Darüber hinaus können der ionische Wind
sowie die akustischen Wellen, die thermische Ausdehnung und hydrodynamische
Instabilitäten, die durch das Plasma erzeugt werden, die lokale Strömungsgeschwindigkeit ändern und die Strömungsturbulenz und Mischung erhöhen.

2.1 Chemie der Plasmaunterstützten
Wasserstoffverbrennung
2.1.1 Plasma Verbesserte Kinetische Wege
Tab. 1 zeigt die Schlüsselreaktionen im plasmaunterstützten H2/O2/N2-Verbrennungssystem [4]. Es beinhaltet die Ketteninitiation, Verzweigung, Fortpflanzung und Abbruch von Reaktionen in der Verbrennungskinetik sowie
Elektronenstoßanregung, Dissoziation und Ionisation, Schwingungs-Translations
(VT) Relaxation, Schwingungs-Schwingungs- (VV) Austausch, Abspaltung von
schwingungsangeregten Spezies, Auslöschung von elektronisch angeregten Spezies,
Elektron-Ion-Rekombination und NOx-katalytische Reaktionen, die durch Plasma
aktiviert werden. Ohne Plasma sind die Radikale (wie H und HO2) werden
zunächst langsam durch die Reaktion (R1) erzeugt. Dann erzeugt ein H-Radikal
durch die Kettenverzweigungsreaktion (R2) zwei Radikale (O und OH). Die
Beschleunigung der Reaktion (R2) erfordert jedoch eine hohe Temperatur
(~1100 K bei 1 atm) aufgrund der hohen Aktivierungsenergie. Dann erzeugt die
Produktion von O und OH schnell drei Radikale (zwei H und ein OH) über eine
schnellere Kettenverzweigungsreaktion (R3) und Kettenfortpflanzungsreaktion
(R4), was zu einem exponentiellen Anstieg der Radikalkonzentration für Zündung
und Verbrennung führt. Zusammenfassend werden bei hohen Temperaturen
Radikale über (R1)–(R4) erzeugt und der Verbrennungsprozess wird hauptsächlich
durch die langsame Ketteninitiierungsreaktion (R1) und die Kettenverzweigungsreaktion (R2) gesteuert.
In einem Plasma, mit einem externen elektrischen Feld, werden die Elektronen
beschleunigt und übertragen Energie auf die internen Freiheitsgrade der Moleküle
durch Elektronenstoßkollisionen. Die Produktion verschiedener chemisch aktiver
Spezies im Plasma wird durch das reduzierte elektrische Feld (E/N, wobei E das
elektrische Feld und N die Gaszahldichte ist) bestimmt. E/N ist ein wichtiger Parameter in einer Plasmaentladung, der die Elektronenenergieverteilung und den
Energietransfer steuert [5]. Abb. 3a zeigt die Anteile der Elektronenenergie, die
in verschiedene molekulare Freiheitsgrade in einer stöchiometrischen H2/LuftMischung als Funktion von E/N abgegeben werden [5]. Wenn das E/N unter 10
Td (1 Td = 10–17 V cm2) liegt, wird die Energie hauptsächlich auf die Rotationsanregung (H2(rot), O2(rot) und N2(rot)) und Schwingungsanregung (H2(v) und
O2(v)) übertragen. Zwischen 10 und 100 Td geht jedoch die meiste Energie zu

e + N2 → e + N2(A)/N2(B)/N2(a ′)/N2(C) (R12)
e + H2 → e + H + H (R13)
e + O2 → e + O + O (R14)
e + O2 → e + O + O(1D) (R15)
e + N2 → e + N + N(2D) (R16)
e + M → e + e + M+ (M = H2, O2, N2) (R17)

H2 + O2 = HO2 + H (R1)
Kettenverzweigung/-fortpflanzung
H + O2 = O + OH (R2)
O + H2 = OH + H (R3)
H2 + OH = H2O + H (R4)
HO2 + H = OH + OH (R5)
H2O2(+M) = OH + OH(+M) (R6)
Kettenabbruch
H + O2(+M) = HO2(+M) (R7)
HO2 + H = H2 + O2 (R1b)
Elektronenstoß
e + H2 → e + H2(v = n) (R8)
e + O2 → e + O2(v = n) (R9)
e + N2 → e + N2(v = n) (R10)


e + O2 → e + O2 a1 g (R11)

Ketteninitiierung

e + O2+ → O + O/O(1D) (R30)
e + N2+ → N + N(2D) (R31)
NOxkatalytische Verzweigung
H + NO2 = NO + OH (R32)
NO + HO2 = NO2 + OH (R33)

e + H2+ → H + H (R29)

N2(a ′)/N2(C) + O2 → N2 + O + O(1D) (R26)
N2(a ′) + H2 → N2 + H + H (R27)
N2(C) + H2 → N2 + H + H (R28)
Elektron-Ionen-Rekombination

Schwingungs-translational (VT) Relaxation
N2(v = n) + H2 → N2(v = n − 1) + H2 (R18)
Schwingungs-Schwingungs (VV) Austausch
N2(v = n) + N2(v = m) → N2(v = n − 1) + N2(v = m + 1) (R19)
Abspalten von schwingungsangeregten Spezies
O + H2(v = n) → OH + H (R20)
H2(v = n) + OH → H2O + H (R21)
H + O2(v = n) → O + OH (R22)
Auslöschung von elektronisch angeregten Spezies


H + O2 a1 g → O + OH (R23)
O(1D) + H2 → H + OH (R24)
N2(A)/N2(B) + O2 → N2 + O + O (R25)

Tab. 1 Schlüsselreaktionen im plasmaunterstützten H2/O2/N2 Verbrennungssystem [4] (n und m bezeichnen das Vibrationsniveau)

484
Y. Ju et al.

485

Anteil des Energieverlusts

Plasmaunterstützte Wasserstoffverbrennung

Abb. 3 a Anteile der Elektronenenergie, die in verschiedene molekulare Freiheitsgrade als
Funktion des reduzierten elektrischen Feldes (E/N) in einer stöchiometrischen H2/Luft-Mischung
abgegeben werden (rot: Rotationsanregung; v: Schwingungsanregung; el: elektronische
Anregung; dis: Dissoziation; ion: Ionisation) [5]; b Geschwindigkeitskonstanten für Grundzustandsreaktionen und angeregte Zustandsreaktionen als Funktion der Temperatur (Die
Geschwindigkeitskonstante der druckabhängigen Reaktion H + O2(+M) = HO2(+M) wird bei
1 atm als Reaktion zweiter Ordnung dargestellt); und c Schwellenenergien für verschiedene
Elektronenstoßreaktionen

N2(v). Ein Teil der Energie wird auf die elektronisch angeregten N2*(N2(A),
N2(B), N2(a′) und N2(C)) und die Dissoziation von O2 und H2 übertragen. Mit
weiterer Erhöhung von E/N über 100 Td sind die wichtigsten Elektronenenergieübertragungspfade die elektronische Anregung von N2 und Dissoziation und
Ionisation von H2, O2 und N2.
Abb. 3b zeigt die Geschwindigkeitskonstanten von Grundzustandsreaktionen
((R1)–(R3), (R7) und (R1b)) und angeregten Zustandsreaktionen ((R20) und
(R23)–(R25)) als Funktion der Temperatur. Die Geschwindigkeitskonstanten
von Reaktionen,
die
schwingungsangeregte (H2(v = 1)) und elektronisch


angeregte (O2 a1 g , O(1D) und N2(B)) Spezies betreffen, sind um mehrere
Größenordnungen höher als die von Ketteninitiierungs- und Kettenverzweigungsreaktionen, insbesondere bei niedrigen Temperaturen. Bei niedrigerer Temperatur
wird die Radikalproduktion durch die Kettenverzweigungsreaktion (R2) schnell
durch die Abbruchsreaktion (R7) und die Rückwärtsreaktion von (R1b) unterdrückt. Mit Plasma werden zusätzlich zu den Radikalen im Grundzustand,
Elektronen,
Zwischenspezies, Ionen und langlebige Spezies wie
 angeregte

H2(v), O2 a1 g , O(1D), N2∗ , H2+ und NO, durch Reaktionen (R8)–(R33) bei viel
niedrigerer Temperatur als die von (R2) neue Reaktionswege hinzugefügt und die
Radikalproduktion beschleunigt.
Abb. 3c zeigt die Schwellenenergien für die Produktion verschiedener plasmaaktivierter Spezies durch Elektronenstoßvibration (R8)–(R10) und elektronische
Anregung (R11)–(R12), Dissoziation (R13)–(R16) und Ionisierungsreaktionen
(R17). Im Vergleich zu Grundzuständen haben die schwingungs- und elektronisch
angeregten Spezies höhere potenzielle Energien, die die Reaktionsaktivierungsenergie [3] reduzieren und die Geschwindigkeitskonstante der Reaktion nach
dem Arrhenius-Gesetz beschleunigen können, wie z. B. Reaktionen (R20)–(R24).

Y. Ju et al.

486

Abb. 4 Schematische
Darstellung der Zeitskalen
und Schlüsselkinetikpfade
in verschiedenen Stadien
der plasmaunterstützten H2Verbrennung [4]

Charakteristische Temperatur (K)

Die Wege der Auslöschung von elektronisch angeregten Spezies, wie Reaktionen
(R25)–(R28), sowie die Rekombination von Elektronen und positiven Ionen
(R29)–(R31) erzeugen ebenfalls mehr Radikale und angeregte Spezies. Darüber
hinaus können in H2/Luft-Plasma erzeugtes NO und NO2 inaktive Radikale in
energetischere umwandeln, wie z. B. HO2 in zwei OH-Radikale über die Niedertemperatur-NOx-katalytischen Reaktionen (R32) und (R33). Dies fördert weiter
die Kettenverzweigungsreaktionen. Daher können die durch Plasma erzeugten
angeregten Spezies und Radikale die Kettenverzweigungs- und Propagationsreaktionen erheblich fördern und die Verbrennung durch Umgehung der Ketteninitiierungsreaktionen und Beschleunigung des Radikalpoolaufbaus verstärken.
Abb. 4 zeigt die Zeitskalen und Schlüsselkinetikpfade in verschiedenen Stadien
der plasmaunterstützten H2-Verbrennung [4]. Im Nanosekunden-Zeitmaßstab
(<100 ns) tragen die schnellen Elektronenstoßreaktionen in einer Plasmaentladung zur Produktion von Elektronen und chemisch aktiven Spezies bei niedrigen
Temperaturen (300 K) bei. Zwischen Nanosekunden- und MikrosekundenZeitmaßstäben fügen die Reaktionen von angeregten Spezies, Ionen und
Elektronen neue Reaktionswege hinzu und beschleunigen den Verbrennungsprozess bei niedrigen und mittleren Temperaturen (300–1100 K). Bei höheren
Temperaturen (>1100 K) dominieren die Kettenverzweigungs- und Propagationsreaktionen den Verbrennungsprozess im Millisekundenbereich.
Um die plasma-kinetischen Verstärkungswege bei der H2-Verbrennung
zu verstehen, haben Light [37] und Glass et al. [38] die Geschwindigkeitskonstanten von O + H2(v = 1) → OH + H und H2(v = 1) + OH → H2O + H bei Raumtemperatur gemessen. Die Ergebnisse zeigten, dass diese Schlüsselreaktionen
bei Raumtemperatur um einen Faktor von ~1000 bzw. 155 verstärkt wurden,
wenn das H2-Molekül in den ersten Schwingungszustand H2(v = 1) angeregt
wurde.
Die

 Reaktions- und Auslöschwege von H mit Singulett-Delta-Sauerstoff
O2 a1 g wurden von Starik und Sharipov [39, 40] und Chukalovsky et al.
Verbrennungs
kinetik
Plasmaunterstützte
Verbrennung
PlasmaChemie

es
ale
ezi
off
dik
Sp
nst
e
r
en
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erm n vo
Int
tio
a
d
i
Ox

Ra

Charakteristische Zeit

Plasmaunterstützte Wasserstoffverbrennung

487

 1 
[41] untersucht. Obwohl
 1 die Hauptwege vonO2 a g Verbrauch sind das
 Aus-
löschen von H + O2 a g → H + O2 und die Kettenabbruch H + O2 a1 g
(+M) → HO2(+M),
 die
 Geschwindigkeitskonstante der Kettenverzweigungsreaktion H + O2 a1 g → O + OH (R16) ist viel höher als die des Grundzustands

reaktion H + O2 = O + OH (R2), was auf die kinetische Verbesserung von O2 a1 g
hinweist. Das Experiment in einem Unterschall-H2/O2-Strömung unter Unterdruck
Torr) von Smirnov et al. [42] zeigte, dass eine kleine Anzahl von
 (10–20

O2 a1 g (~1 %) das Gemisch bei niedrigeren Temperaturen (<800 K) entzünden
und die Zündverzugslänge drastisch

reduzieren kann. Später untersuchten Popov
et al. [43] den Einfluss von O2 a1 g und Sauerstoffatom O, das in einer Plasmaentladung erzeugt wurde,
 auf H
 2/O2 und H2/Luftzündung. Sie fanden heraus, dass
O effizienter war als O2 a1 g bei der Zündungsverbesserung. Die Geschwindigkeitskonstante von elektronisch angeregtem O(1D) mit H2, gemessen von Vranckx
et al. [44], zeigte, dass mehr als 99 % von O(1D) durch O(1D) + H2 → H + OH
(R24) verbraucht wurden, anstatt durch Auslöschreaktionen, die etwa 1 × 107mal schneller als (R3) bei Raumtemperatur sind. Tsolas et al. [45] untersuchten
die plasmaunterstützten Eigenschaften der Wasserstoffoxidation in hoch-Ar-verdünnten H2/O2-Gemischen (0,003 H2/0,002 O2/0,995 Ar) bei Atmosphärendruck
im Bereich von 420 bis 1100 K und stellten fest, dass ein diffuses Plasma die H2Oxidation bei Temperaturen weit unter der thermischen Initiierungstemperatur
(T = 860 K) einleitete, mit einem allmählichen Anstieg des H2-Verbrauchs ab
470 K und vollständiger Oxidation bei 840 K. Die kinetische Modellierung und
Sensitivitätsanalyse, die von Togai et al. [46] durchgeführt wurde, identifizierte
die wichtigen Reaktionswege für die plasmaunterstützte H2-Oxidation unter den
Bedingungen der Tsolas et al. Studie [30]. Sie fanden heraus, dass bei niedrigen
Temperaturen unterhalb der zweiten Explosionsgrenze (878 K bei 1 atm) der
Mechanismus, der eine geradlinige Kettenreaktionssequenz (R5) vermittelt
durch HO2-Radikale beinhaltet, eine wichtige Rolle bei der H2-Oxidation spielte,
beschleunigt durch plasmaerzeugte Radikale. Bei Temperaturen über der zweiten
Explosionsgrenze lösen O und H Atome, die durch die Dissoziation von H2 und
O2 mit elektronisch angeregtem Ar* erzeugt werden, die KettenverzweigungsKinetik aus und reduzieren den Zündverzug erheblich.
Kürzlich haben Mao et al. [24] die Plasma-unterstützte Niedertemperatur-H2/
O2/He-Verbrennungskinetik in einer wiederholt gepulsten Nanosekunden-Entladung sowohl experimentell als auch numerisch untersucht. Abb. 5a, b zeigen die
zeitabhängige Messung der H2O-Teilchendichte und der Temperatur, gemessen
in situ durch mittlere IR-stimmbarer Diodenlaser-Absorptionsspektroskopie
(TDLAS) während und nach dem 1500-Puls, 30 kHz-Nanosekunden-Plasma im
Burst-Modus. Abb. 5a zeigt, dass die H2O-Teilchendichte mit Entladungspulsen
von Raumtemperatur ansteigt. Dies liegt daran, dass die O- und H-Radikale sowie
elektronisch angeregtes O(1D), erzeugt durch Elektronenstoßdissoziationsreakti
onen (R13)–(R15), die Brennstoffoxidation durch Kettenverzweigungsreaktionen
(R2)–(R3) und Kettenfortpflanzungsreaktionen (R4)–(R5) und plasma-verstärkten
kinetischen Weg (R24) bei niedrigen Temperaturen beschleunigen. Mit der Brennstoffoxidation steigt die Temperatur mit Plasmaimpulsen, wie in Abb. 5b gezeigt.

Y. Ju et al.

,
,
,

Letzter Impuls

,

,

,

Zeit (s)

,

Letzter Impuls

,

,

,

Zeit (s)

Modell
Modell
Modell

Modell

Temperatur (K)

Modell

Modell

,

,

Molarer Anteil (x1000 ppm)

,
,

Temperatur (K)

Anzahl Dichte (x1016 Moleküle/cm3)

488

,

Frequenz (Hz)

Abb. 5 Zeitabhängige Messung. a H2O-Teilchendichte und b Temperatur mit angepasster
Linie mit Modellvorhersage während und nach dem 1500-Puls, 30 kHz-Nanosekunden-Plasma
im Burst-Modus; und c Spezieskonzentration zwischen Messung im stationären Zustand und
Modellvorhersage sowie gemessene Temperatur in einem kontinuierlichen NanosekundenPlasma im Bereich von 200 Hz bis 30 kHz für ein 0,1667 H2/0,0833 O2/0,75 He-Gemisch bei 60
Torr [24]

Es ist zu beachten, dass die Temperatur vor dem Ende des Entladungsstoßes aufgrund von Wärmeverlusten aus dem He-verdünnten Gemisch ihren Höhepunkt
erreicht. Wenn das Plasma ausgeschaltet ist, sinkt die Temperatur schnell auf
Raumtemperatur, was auf die Beendigung der H2-Oxidation hinweist. Abb. 5c
zeigt die gemessene Spezieskonzentration ex situ durch Gaschromatographie (GC)
Messungen und Temperatur als Funktion der Puls-Wiederholungsfrequenz (PRF).
Es ist zu sehen, dass der Brennstoffverbrauch und die Temperatur mit der PRF
steigen, da mehr Energie in das Plasma mit mehr Pulsen (bei einer festen Durchflussrate) eingeleitet wird.
2.1.2 Schnelle und langsame Gasaufheizung
Aufgrund des Ausöschens und der Relaxation von elektronisch und schwingungsangeregten Zuständen von Atomen und Molekülen bei unterschiedlichen
Lebensdauern bietet die Plasmaentladung auch eine schnelle und langsame Gasaufheizung für das Gemisch. Einerseits kann die Gassaufheizung chemische
Reaktionen beschleunigen und die Zündung und Verbrennung verbessern.
Andererseits kann der durch die Gaserhitzung erzeugte Temperaturgradient die
Plasmauniformität ändern und zu Instabilität führen [47].
Mit einem externen elektrischen Feld übertragen die Elektronen im Plasma
Energie über elastische und inelastische Kollisionen. Die im Plasma pro Volumeneinheit eingetragene elektrische Leistung, Pext, wird berechnet durch,
(1)

Pext = jE = ene vdr E
10–19

wo j die Stromdichte ist, e die Elektronenladung (1602 ×
C), ne die
Elektronenteilchendichte und vdr die Driftgeschwindigkeit der Elektronen ist.
Die Pext besteht aus drei Teilen, die von Flitti und Pancheshnyi [48] untersucht
wurden: die auf den Translationsfreiheitsgrad der Elektronen Pelec, den Translationsfreiheitsgrad des Gases Pgas und den internen Freiheitsgrad des Gases Pint

Plasmaunterstützte Wasserstoffverbrennung

489

verteilte Leistung. Daher kann die Gasaufheizleistung Pgas aus Plasma berechnet
werden durch,

Pgas = Pext − Pelec − Pint
Pelec =

Pint =

3 d(ne Te )
kB
2
dt

k

ǫk

dnk
dt

(2)
(3)

(4)

wo kB die Boltzmann-Konstante (1,38 × 10–23 J·K−1), Te die Elektronentemperatur
(Einheit in K), t die Zeit, ǫk und nk die innere Energie und Teilchendichte der
Spezies k sind.
Der Mechanismus der schnellen Gasaufheizung in N2/O2-Mischungen wurde
gut untersucht von Flitti und Pancheshnyi [48], Popov [47, 49], Aleksandrov
et al. [50], Nudnova et al. [51], Rusterholtz et al. [52] und Lanier et al. [53]. Die
schnelle Gasaufheizung wird hauptsächlich durch die Dissoziationsreaktionen
von O2 (R14)–(R15) und die Ausöschreaktionen von elektronisch angeregten
Spezies wie Stickstoff (N2*) über (R25)–(R26) und atomarem Sauerstoff O(1D)
über O(1D) + N2 → O + N2 bei hohen E/N-Werten (>50 Td) auf der Zeitskala von
10 ns–1 μs dominiert. Das Temperaturprofil, gemessen durch reine RotationsPikosekunden-Breitband-kohärente Anti-Stokes-Raman-Spektroskopie (R-CARS)
während und nach dem Entladungsimpuls in Luftplasma, zeigt, dass es zwei
klar definierte Stufen des Temperaturanstiegs gibt, wie in Abb. 6a [53] gezeigt.
Die Ergebnisse zeigen, dass der schnelle Temperaturanstieg nach dem Entladungsimpuls in der ersten Stufe auf der gleichen Zeitskala (10 ns–1 μs) der
Auslöschung von elektronisch angeregtem N2* erfolgt, was auf die schnelle

Zeit, s

Beitrag zur schnellen Gasaufheizung, %

Abb. 6 a Zeitliche Entwicklung der Gastemperatur, der ersten N2-Schwingungstemperatur, der
O-Teilchendichte und der Gesamtteilchendichte von elektronisch angeregtem N2* während und
nach dem Entladungsimpuls in Luft (Punkte zeigen die experimentell gemessene Temperatur;
Linien zeigen die vorhergesagten Ergebnisse) bei 40 Torr [53]; und b Vergleich der Energieverteilung durch schnelle Gasaufheizung der Reaktionen mit angeregten Spezies und Elektronen bei
verschiedenen E/N-Werten in einer stöchiometrischen H2/Luft-Mischung [47]

Y. Ju et al.

490

­ asaufheizung durch Plasma hinweist. Beachten Sie, dass die zweite Stufe des
G
Temperaturanstiegs zur gleichen Zeit auftritt, wenn die N2-Vibrationstemperatur
abnimmt (10 μs–1 ms). Wie später diskutiert wird, wird diese Stufe durch die
langsame Gasaufheizung durch die Relaxation von vibrationell angeregtem N2(v)
verursacht.
In H2/Luft-Mischungen fügen die Plasma-Reaktionen, die H2 betreffen, neue
Reaktionswege für die schnelle Gasaufheizung hinzu. Abb. 6b zeigt den Vergleich der Energieverteilung durch verschiedene Reaktionen der schnellen Gasaufheizung in einer stöchiometrischen H2/Luft-Mischung bei 60, 100 und 200 Td [47].
Neben der Löschung von elektronisch angeregtem N2* mit O2 ((R25)–(R26)) spielt
die Elektronenstoßdissoziation von H2 (R13) und die Löschung von elektronisch
angeregten Spezies O(1D) (R24) und N2(C) (R28) mit H2 eine wichtige Rolle bei
der Gasaufheizung. Der Anteil der Reaktionen, die H2-Moleküle betreffen, steigt
von 43 % auf 60 % mit einer Erhöhung von E/N von 60 auf 200 Td.
In H2/Luft-Plasmen wird ein signifikanter Prozentsatz der Entladungsenergie auf das schwingungsangeregte Stickstoff N2(v) übertragen, insbesondere
bei niedrigen E/N-Werten (<100 Td). Aufgrund der langen Lebensdauer des
schwingungsangeregten Stickstoffs führt der VT-Relaxationsprozess bei 10 μs–1
ms zu einer langsamen Gaserwärmung des Gemisches. Winters et al. [54] maßen
die N2-Schwingungstemperatur und die Gastemperatur in der Entladung und
im Nachglühen mittels Nanosekunden-Breitband-CARS in Luft und H2/LuftGemischen. Abb. 7a zeigt den Abfall der Schwingungstemperatur bei t > 100–200
μs im Luftgemisch [54]. Dies ist hauptsächlich auf die VT-Relaxation durch
O-Atome zurückzuführen. Gleichzeitig steigt die Gastemperatur entsprechend
an, wie in Abb. 7b gezeigt. Es ist auch zu sehen, dass die Gastemperatur mit der
Zunahme der H2-Konzentration steigt. Dies liegt daran, dass die Wärmeabgabe
durch H2-Oxidation ebenfalls mit der H2-Konzentration zunimmt, neben der VTRelaxation, die durch H2 (R18) verursacht wird [5, 55]. Beachten Sie, dass die
Gastemperatur nach 1 ms aufgrund von Diffusion abnimmt.

Luft

Temperatur (K)

Schwingungstemperatur (K)

Luft

Zeit (s)

Zeit (s)

Abb. 7 Experimentell und vorhergesagt. a N2-Schwingungstemperatur und b Gastemperatur als
Funktion des zeitlichem Verzugs nach dem Entladungsimpuls in Luft und H2/Luft-Gemischen bei
10 Torr. Gekoppelte Impulsenergie 7,5 mJ [54]

Plasmaunterstützte Wasserstoffverbrennung

491

2.2 Dynamik der Plasma-unterstützten
Wasserstoffverbrennung
In Abschn. 2.1 wurden die Chemie und die Gasaufheizung in der plasmaunterstützten Verbrennung diskutiert. In vielen instabilen Verbrennungsprozessen, wie
in Verbrennungsmotoren, beinhaltet die durch Plasma eingeleitete Zündung und
Verbrennung einen instabilen Übergang von der Funkenzündung zur Flammenausbreitung. Daher ist es notwendig, die Dynamik zu verstehen, die eine erfolgreiche Zündung und Flammenausbreitung in der plasmaunterstützten Verbrennung
bestimmt.
Die minimale Zündenergie (MIE) ist die kleinste Energiemenge, die zu einer
erfolgreichen Zündung führt [56]. Chen et al. [57] und Kim et al. [58] untersuchten den Mechanismus der MIE theoretisch und experimentell. Diese Arbeiten
zeigten, dass eine erfolgreiche Flammeninitiierung durch die Fähigkeit eines
entstehenden Zündkerns bestimmt wird, einen kritischen Flammenradius zu
erreichen. Daher muss eine externe Energiequelle den anfänglichen Flammenkern auf eine Größe größer als den kritischen Flammenradius treiben, damit die
Zündung zu einer selbstausbreitenden Flamme übergeht.
Abb. 8a zeigt die Flammengeschwindigkeit eines kugelförmigen Flammenkerns, normalisiert durch die adiabatische Flammengeschwindigkeit einer
planaren Flamme, U, als Funktion des Flammenradius R (normalisiert durch die
Flammendicke) mit verschiedenen Werten der normalisierten Zündleistung Q im
Zentrum des ruhenden Gemisches [59]. Q ist gegeben durch

,

Kritischer Zündradius




Q

4π 

δf0 T̃ad − T̃∞

(5)


,

,
,

,
,
,
,

Flammenradius, R

Mindestzündleistung, Qmin

Flammenausbreitungsgeschwindigkeit, U

Q=

,

,

,

,

,

,
,

,
,

,

,

,
,

,

,

,

Aktivierungsenergie

,
,

,

Kubus des kritischen Flammenradius, Rc3

Abb. 8 a Theoretische Vorhersage der normalisierten Flammengeschwindigkeit eines kugelförmigen Flammenkerns, der durch verschiedene normalisierte Zündenergien Q als Funktion des
normalisierten Flammenradius für die Lewis-Zahl Le = 1,2 initiiert wird [4, 59]; und b minimale
Zündleistung und Kubus des kritischen Flammenradius für Gemische mit verschiedenen LewisZahlen und Zeldovich-Zahlen [4, 57]

492

Y. Ju et al.

 die abgelegte Zündleistung, 
δf0 die Flammenwo Q
 die Wärmeleitfähigkeit, 


dicke, Tad die adiabatische Flammentemperatur und T∞ die Temperatur des unverbrannten Gemisches ist.
Die theoretischen Ergebnisse zeigen, dass die Flamme bei einem normalisierten
Flammenradius unter R = 2,5 (Punkt c) ohne externe Energiezufuhr (Q = 0) aufgrund der Streckung durch Flammenkrümmung nicht existieren kann. Mit einer
geringen Leistungszufuhr (Q = 0,1) wird ein Flammenkern vom Zentrum aus
initiiert. Die Flammengeschwindigkeit nimmt schnell ab und der Flammenkern erlischt an Position f, bevor er den sich selbst ausbreitenden Flammenzweig
erreicht, der bei Punkt d beginnt. Daher schlägt die Flammenausbreitung fehl.
Mit der Zunahme der Zündenergie, bei Q = 0,15, zeigt Abb. 8a, dass die innere
Flammenkerntrajektorie (gh) und die äußere sich ausbreitende Flammentrajektorie
(hb) am Punkt h zusammenlaufen, wo der Flammenradius am kleinsten ist. Dann
nimmt die Flammengeschwindigkeit mit dem Flammenradius zu, während der
Flammenkern sich nach außen ausbreitet und eine erfolgreiche Zündinitiierung
erreicht wird. Bei jeder größeren Zündenergie (wie Q = 0,6) tritt immer eine
erfolgreiche Zündung auf. Daher beträgt die minimale Zündleistung Q = 0,15 und
der kritische Flammenradius ist Rc am Punkt h [4, 59].
Chen et al. [57] untersuchten die Korrelation zwischen MIE und Rc, wie in Abb.
8b gezeigt. Die minimale Zündenergie Qmin als Funktion des Kubus des kritischen
Flammenradius Rc für Gemische bei verschiedenen Lewis-Zahlen (Le) und
Zeldovich-Zahlen (Z) wird dargestellt. Die Ergebnisse zeigen, dass sowohl Qmin
als auch Rc stark von der Le abhängen. Die minimale Zündenergie ist linear zum
Kubus des kritischen Flammenradius (d. h. Qmin ~ Rc3). Daher ist Rc ein geeignetes
Maß für MIE. Darüber hinaus nimmt Qmin mit der Le monoton zu. Die Ergebnisse
bei verschiedenen Zeldovich-Zahlen zeigen, dass die Aktivierungsenergie auch
die minimale Zündleistung beeinflusst. Dies deutet darauf hin, dass Plasma die
Chemie und daher die globale Aktivierungsenergie ändern und die MIE kinetisch
reduzieren kann [57].
Abb. 9 zeigt die kritischen Radien und Lewis-Zahlen für H2/Luft-Flammen
bei verschiedenen Äquivalenzverhältnissen [60]. Die Ergebnisse zeigen, dass
der kritische Radius nicht monoton unabhängig vom Äquivalenzverhältnis ist,
was dem Trend zwischen Flammendicke und Äquivalenzverhältnis ähnelt. Dies
ist auf die Dauer der anfänglichen Flammenübergangsperiode zurückzuführen
(proportional zum kritischen Radius), die stark von der Flammendicke abhängt. Es
zeigt sich, dass der minimale kritische Radius für H2/Luft-Flammen beim Äquivalenzverhältnis von ϕ = 2,0 erreicht wird, bei dem die größte laminare Flammengeschwindigkeit und die kleinste Flammendicke vorliegen.
Die obige Diskussion zeigt, dass der kritische Radius und die minimale Zündenergie die Schlüsselparameter für die Zündinitiierung und Flammenausbreitung
in ruhenden Gemischen sind. Daher können die Auswirkungen von Plasma auf die
Verbesserung der H2-Verbrennung wie folgt zusammengefasst werden: (1) Nichtgleichgewichts-Plasma kann die Aktivierungsenergie für die Brennstoffoxidation
reduzieren und daher den kritischen Radius und die Flammendicke sowie die

493

Le (Law)
Le (Joulin, et al.)
Rc (Simulation)
Rc (Experiment)

Lewis-Zahl, Le

Abb. 9 Kritische
Flammenradien und
Lewis-Zahlen für H2/LuftGemische bei verschiedenen
Äquivalenzverhältnissen [60]

Kritischer Radius, Rc (mm)

Plasmaunterstützte Wasserstoffverbrennung

Äquivalenzverhältnis, φ

minimale Zündenergie reduzieren; (2) die Temperaturerhöhung durch Plasma kann
die Flammendicke verringern und zu einem kleineren kritischen Flammenradius
führen; und (3) Plasma kann ein größeres Entladungsvolumen als den kritischen
Radius erzeugen, um die Zündung zu verbessern [4].

2.3 Plasma-Thermochemische Instabilität
Die Diskussion in den Abschn. 2.1 und 2.2 zeigt, dass das volumetrische Plasma
eine effiziente Methode zur Kontrolle der Chemie und Dynamik in Verbrennungsprozessen ist. In vielen Fällen ist jedoch eine bogenähnliche HochtemperaturEntladung erforderlich, um die Zündung unter mageren Brennstoffbedingungen
zu verbessern. Daher ist es notwendig, den Übergang von einer volumetrischen
Nichtgleichgewichtsentladung zu einer Bogenentladung in einem reaktiven
Gemisch zu verstehen. In einer kürzlichen Studie wurde vorgeschlagen, dass
in einem Brennstoff/Luft-Gemisch ein neuer Plasma-Instabilitätsmechanismus
namens „Plasma-Thermochemische Instabilität“ [13, 61] aufgrund der Kopplung
zwischen der Plasma-Chemie und der Brennstoff-Chemie existiert. Abb. 10a
zeigt die ICCD-Kamera-Bilder eines stöchiometrischen H2/Luft-Plasmas bei
verschiedenen Temperaturen und Drücken [62]. Die verschiedenen Drücke bei
T = 20, 100 und 200 ℃ werden verwendet, um die gleiche Anfangsgasanzahldichte für alle Bedingungen zu halten. Es ist zu sehen, dass bei Raumtemperatur
mehrere eingeschnürte Filamente im Plasma gebildet werden, was auch durch
die Emissionsintensitätsverteilung entlang der Mittellinie der Entladung aus den
ICCD-Bildern gesehen werden kann. Wenn jedoch das H2/Luft-Gemisch auf
100–200 ℃ vorgeheizt wird, wird das Plasma im Entladungskanal aufgrund der
Zunahme der Diffusion bei höheren Temperaturen gleichmäßig.

Y. Ju et al.

494

Wasserstoff-Luft

Raumtemperatur

Abb. 10 a ICCD-Kamera-Bilder von filamentären und gleichmäßigen NanosekundenImpulsen in einem stöchiometrischen H2/Luft-Plasma [62]; und b schematische Darstellung des
gekoppelten Plasma-Thermochemischen Instabilitätsmechanismus in einem Plasma-unterstützten
H2/Luft-reaktiven Fluss [13]

Die Plasma-thermochemische Instabilität [13, 61] ist ein interessantes
Phänomen, das die thermischen, kinetischen und Transporteffekte über die
Plasma-Chemie-Kopplung integriert. Um den Mechanismus der Plasma-thermochemischen Instabilität zu verstehen, haben Rousso et al. [63] die Instabilitätsentwicklung in CH4/O2/Ar-Gemischen mittels Hochgeschwindigkeitsbildgebung
untersucht. Die Ergebnisse zeigten, dass die thermochemische Instabilität die
Plasmaparameter durch die Bildung mehrerer sekundärer Entladungen veränderte
und zu mikrometergroßen nicht einheitlichen elektrischen Feldverteilungen führte.
Die Studien zur Plasma-unterstützten CO2-Umsetzung von Wolf et al. [64] und
Viegas et al. [65] sowie zur N2-Fixierung von Kelly et al. [66] legen nahe, dass
die Thermochemie (3000–7000 K) eine wichtige Rolle bei der Kontraktionsdynamik in den Mikrowellenplasmen spielte. Kürzlich haben Zhong et al. [13] die
dynamische Kontraktion in einem mageren H2/O2/N2-Gemisch mit einem vereinfachten Plasma-unterstützten Verbrennungs-Kinetikmodell theoretisch untersucht.
Der gekoppelte Plasma-thermochemische Mechanismus in einer Nichtgleichgewichts-DC-Entladung wurde untersucht, wie in Abb. 10b gezeigt. Die thermochemische Instabilität in der Plasma-unterstützten Verbrennung kann wie folgt
beschrieben werden: Mit der Plasmaentladung führt die Gaserwärmung durch die
VT-Relaxation der schwingungsangeregten Spezies zu einer Erhöhung der lokalen
Temperatur (T↑) und verstärkt die Verbrennung. Dies führt zur thermischen Ausdehnung und zur Abnahme der Gasanzahldichte (N↓). Dadurch erhöht sich das
lokale reduzierte elektrische Feld (E/N↑) sowie die hohe Elektronentemperatur
(Te↑) und die Elektronenstoßionisationsrate. Eine schnellere Ionisation erhöht

Plasmaunterstützte Wasserstoffverbrennung

495

weiterhin die Elektronenanzahldichte (ne↑) und den Entladungsenergieeintrag
( jE↑), was die Produktion von schwingungsangeregten Zuständen weiter fördert.
Der oben genannte Plasma-thermochemische Instabilitätsmechanismus behandelt
das positive Rückkopplung und die Kopplung zwischen Nichtgleichmäßigkeit der
Entladung und Plasma-verstärkten chemischen Reaktionen.
Kürzlich führten Zhong et al. [61] eine thermisch-chemische Modusanalyse
(TCMA) durch, um die Wechselwirkung zwischen chemischer Kinetik und
Plasma-Instabilität von Millisekunden bis zu Sub-Mikrosekunden aufzudecken.
Die Analyse basiert auf der Theorie der rechnerischen singulären Störung (CSP)
[67, 68]. Die Eigenwerte der Differentialgleichungssysteme werden zu verschiedenen Zeitpunkten berechnet. Eigenwerte mit positiven Realteilen (Re(i) > 0)
bedeuten, dass der Modus instabil ist, und die in diesem Modus beteiligten Spezies
tendieren dazu, mit der Zeitskala von i −1 zu wachsen. Wenn keine positiven
Eigenwerte vorhanden sind, nähert sich das System dem chemischen Gleichgewicht, da alle chemischen Modi dazu neigen, zu zerfallen.
Abb. 11 zeigt den Vergleich zwischen thermischer Ionisationsinstabilität in
Luft, der thermisch-chemischen Plasma-Instabilität und homogener Zündung in
einem stöchiometrischen 80 N2/6,7 O2/13,3 H2-Gemisch [61]. Die zeitabhängigen
positiven thermisch-chemischen Modi (TCMs), Temperatur, Hauptarten und
Elektronenproduktions-/Verbrauchsreaktionsraten werden in jedem Fall verglichen. Bei der thermischen Ionisationsinstabilität in Luft (siehe Abb. 11a, d und
g) erhöht sich die Temperatur langsam durch Joulesche Wärme und alle positiven
TCMs werden unterdrückt, die alle unter 10 s−1 liegen. Aufgrund des niedrigen
E/N (~40 Td) wird die Entladungsenergie hauptsächlich in die Schwingungsniveaus von N2 und O2 durch Elektronenstoßanregung eingelagert. Die Mischtemperatur erhöht sich langsam durch VT-Entspannung von N2(v) und O2(v). Bei
der homogenen Zündung in H2/O2/N2-Gemischen beträgt der maximale TCM
zu jedem Zeitpunkt etwa 102 s−1, wie in Abb. 11c gezeigt. Die Zündung erfolgt
etwa bei 60 ms und die positiven Eigenwerte steigen von 102 auf 103 s−1 an.
Es ist zu sehen, dass die positiven TCMs nach der Zündung aufgrund des konvektiven Wärmeverlusts dramatisch abnehmen. Daher konvergiert das System zum
chemischen Gleichgewicht. Bei der thermisch-chemischen Plasma-Instabilität
erhöht die Joulesche Wärme aus der Entladung die Temperatur und aktiviert die
TCMs der H2/O2/N2-Mischung. Im Vergleich zum Fall der homogenen Zündung
in Abb. 11c zeigt Abb. 11b, dass es einen klaren Wachstumstrend für die Größe
der TCMs im Bereich von 10° bis 104 s−1 in den ersten 7 ms gibt. Dies ist auf
die VT-Entspannung von schwingungsangeregten Spezies (H2(v), O2(v) und N2(v))
zurückzuführen, die stark zur Gaserhitzung beitragen und den Übergang vom
homogenen Zustand zum kontrahierten Zustand verstärken. Es ist zu sehen, dass
die plasmaunterstützte Zündung mit einem scharfen Temperaturanstieg über 400
K bei etwa 7 ms eintritt und die Größe der TCMs prompt zunimmt. Die Ergebnisse zeigen, dass die verschiedenen chemischen Modi aus chemischem Wärmeungleichgewicht und elementarer Kinetik die Zeitdynamik und die Stabilität des
schwach ionisierten Plasmas erheblich verändern können, was darauf hindeutet,
dass die Plasma-Instabilität durch die Verwendung von chemischer Kinetik
kontrolliert werden kann.

Y. Ju et al.

496
Thermisch-chemische Instabilität

Homogene Zündung

Temperatur, (K)

Thermische Ionisierungsinstabilität

Reaktionsgeschwindigkeit, cm-3 s-1

Maulwurfsfraktion

Temperatur

Wege der Elektronenproduktion

Wege des Elektronenverbrauchs

Zeit, ms

Zeit, ms

Abb. 11 Vergleiche zwischen thermischer Ionisationsinstabilität (T = 800 K; N2/O2 = 80/20): a,
d, g thermisch-chemischer Instabilität (T = 800 K; N2/O2/H2 = 80/6.7/13.3): b, e, h homogene
Zündung (T = 825 K; N2/O2/H2 = 80/6.7/13.3): c, f für elementare Kinetik. Nur positive Eigenwerte (explosive TCMs) werden in der logarithmischen Skala dargestellt. Druck p = 200 Torr.
Konvektive Zeitskala τ = 5 ms. Der Strom für die Simulation von Plasma-Instabilitäten beträgt
I = 0.5 mA [61]

3 Anwendung von Plasma-unterstützter
Wasserstoffverbrennung in fortschrittlichen
Wärmekraftmaschinen
3.1 Plasma-unterstützte Wasserstoffzündung
Für die Anwendung von plasmaunterstützter Wasserstoffverbrennung in Wärmekraftmaschinen wurden viele Studien durchgeführt, um den plasmaunterstützten
H2-Zündprozess zu verstehen. Die Zündung ist ein exothermer und kettenverzweigender Prozess, der zu einer exponentiellen Zunahme der Wärmeabgabe
und der Brennstoffoxidation führt. Daher gibt es zwei Schlüsselprozesse für
eine erfolgreiche Zündung: Einer ist, dass die Temperatur eine Schwelle eines

Plasmaunterstützte Wasserstoffverbrennung

497

Verzögerung der Zündung, μs

exothermen Kettenverzweigungsprozesses erreichen muss und der andere ist,
dass die Radikalproduktion durch den Kettenverzweigungsprozess schneller ist
als der Kettenabbruchprozess [4]. Wie in Abschn. 2.1 diskutiert, können sowohl
die Gasaufheizung als auch die durch Plasma erzeugten chemisch aktiven Spezies
diese beiden Schlüsselprozesse beschleunigen. Darüber hinaus kann das Plasma
ein großes Entladungsvolumen und daher Zündkernvolumen erzeugen, was die
Zündung verbessert, wie in Abschn. 2.2 diskutiert.
Abb. 12(a) zeigt die Zündverzugszeit als Funktion der Temperatur in
den H2/Luft/Ar-Mischungen für die Selbstzündung und die nanosekundenunterstützte Zündung bei einer festen Spannung U = 160 kV, gemessen in
Stoßrohrexperimenten von Bozhenkov et al. [69]. Die Zündverzugszeit wird durch
die OH-Emission bestimmt. Im Vergleich zur thermischen Selbstzündung wird
der Zündverzug mit der Anwendung von Plasma drastisch verkürzt. Zum Beispiel
wird die Zündverzugszeit um den Faktor 4,8 von 860 auf 140 μs mit einer Eingangsenergie von 0,09 J/cm3 in einer nanosekunden Plasmaentladung bei T = 1000
K verringert. Die Ergebnisse zeigen auch, dass die Mischung bei niedrigeren
Temperaturen in der nanosekundenunterstützten Zündung im Vergleich zur
thermischen Zündung gezündet werden kann. Beachten Sie, dass 2 µs die untere
Grenze des verwendeten Messsystems ist, wie durch die gestrichelte Linie in Abb.
12a angezeigt.
Um die Zündverbesserung durch Plasma zu verstehen, haben Zuzeek et al.
[70] die thermische Energieabgabe und Zündung in einem nanosekunden repetitiv
gepulsten H2/Luft-Plasma durch reine Rotations-CARS untersucht. Die Ergebnisse zeigten, dass die Energieabgabe aus exothermen Reaktionen von Wasserstoff
mit O und H-Radikalen, die im Plasma erzeugt wurden, ein Schlüsselfaktor in
der Zündkinetik war. Mao et al. [24] untersuchten die Nichtgleichgewichtseffekte
auf H2/O2/He bei der Zündung durch eine hybride repetitive Nanosekunden- und

5 bar, Experiment
3 bar, Experiment
Zündung mit Kernen

Quasi-gleichmäßige
Zündung

Energieeintrag, mJ

Abb. 12 a Gemessene Zündverzugszeit als Funktion der Gastemperatur für die Mischung H2/
O2/N2/Ar = 6/3/11/80. 1—Selbstzündung, 2—nanosekundenunterstützte Zündung. U = 160 kV
(Gestrichelte Linie zeigt die Begrenzung für die Messung der Zündverzugszeit an) [69]; und b
Zeitpunkt der Verbrennungsinitiierung im gesamten Volumen als Funktion der Energieeintrag bei
verschiedenen Drücken für H2/Luft-Mischung, ϕ = 0,6 [74]

498

Y. Ju et al.

Gleichstromentladung. Die Ergebnisse zeigten,
dass
die schwingungsangeregten


H2(v) und O2(v), elektronisch angeregte O2 a1 g und O(1D), sowie Radikale wie
O, H und OH können die Zündung bei niedrigen Temperaturen (<800 K) erheblich verbessern. Die Zündung ist effizienter durch kinetische Verbesserung im Vergleich zur thermischen Zündung, wenn die gleiche Menge an Entladungsenergie
als thermischer Beitrag angewendet wird. Die Ergebnisse zeigten auch, dass die
optimierte Zündverbesserung erreicht wurde, wenn sowohl angeregte Spezies
als auch Radikale effizient bei einer geeigneten Gleichstromfeldstärke erzeugt
wurden, was die Auswirkungen von E/N auf die Radikalproduktion und Zündverbesserung adressiert. Die experimentellen und numerischen Studien, die von Yin
et al. [71], Nagaraja et al. [72] und Wang et al. [73] durchgeführt wurden, zeigten
auch die signifikante kinetische Verbesserung von Plasma auf H2-Zündung, insbesondere bei niedrigen Temperaturen.
Da der Energieeintrag in Plasma die Elektronenzahldichte, die Menge
chemisch aktiver Spezies und die Temperaturerhöhung bestimmt, wurden die Auswirkungen des Energieeintrags auf die Zündungsverbesserung von Shcherbanev
[74] untersucht. Abb. 12b zeigt die Zeit der Zündungsinitiierung (τcomb) im
gesamten Volumen als Funktion des Energietrags bei verschiedenen Drücken
für ein H2/Luft-Gemisch (ϕ = 0,6) durch eine nanosekundäre Oberflächendielektrische Barrierenentladung (nSDBD). Hier ist τcomb definiert als der Zeitpunkt für den Beginn eines starken Anstiegs der OH-Emission. Es ist zu sehen,
dass bei geringerem Energieeintrag die Zündung in einigen kleinen Bereichen
um die Elektrode beginnt und τcomb relativ hoch ist. τcomb sinkt dramatisch, wenn
der Energieeintrag zunimmt. Die Kurve dieses Trends ist als „(1)“ markiert, was
dem Regime entspricht, dass eine Zunahme der Anzahl der Zündkerne um die
Elektrode zu Wechselwirkungen zwischen den Zündkernen führte und so das
effektive Zündvolumen erhöhte und den Übergangsprozess von der Zündung zur
Flamme beschleunigte. Beachten Sie, dass, wenn die eingetragene Energie 13 mJ
bei 3 bar und 5 mJ bei 5 bar erreicht, die Abnahme von τcomb mit der Zunahme der
eingetragenen Energie verlangsamt. Dieser Teil entspricht einer gesättigten Kette
(Volumen) von Zündkernen um die Elektrode, die als „(2)“ in Abb. 12b markiert
ist. Hier wird τcomb hauptsächlich durch die Flammenausbreitungsgeschwindigkeit
bestimmt. In diesem Bereich wird eine quasi-uniforme Zündung erzeugt.
Kürzlich untersuchten Mao et al. [55] die Auswirkungen des Entladungsvolumens auf die Zündverbesserung, indem sie die plasmaunterstützte H2/
Luft-Zündung numerisch mit verschiedenen Elektrodengeometrien in einer
Nanosekunden-Plasmaentladung studierten. Abb. 13a zeigt die zeitlichen Entwicklungen der Temperatur mit zylindrischen und parabolischen Elektroden bei
U = 5000 V. Mit den zylindrischen Elektroden wird der Zündkern zuerst in der
Nähe der Elektrodenkanten gebildet, aufgrund der lokalen elektrischen Feldverstärkung. Die hohen Konzentrationen von angeregten Spezies und Radikalen
sowie der schnelle Temperaturanstieg in dieser Region beschleunigen die
Zündung. Dann breitet sich der Zündkern in die unverbrannten Gasregionen aus
und ein großes Volumen des Zündkerns wird bei t = 90 μs gebildet. Im Vergleich
zum großen Entladungsvolumen, das zwischen den zylindrischen Elektroden

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

,

Zylindrische Elektroden

,

,

,

499

Entzündung Kernvolumen (cm3)

Entzündung Kernvolumen (cm3)

Plasmaunterstützte Wasserstoffverbrennung

ohne Wärmeverlust
mit Wärmeverlust

,

,

,

,

,

,

Elektroden-Durchmesser (mm)

,

Zylindrische Elektroden

,
,
,
,
,
,

ohne Wärmeverlust
mit Wärmeverlust

,

,

,

,

,

,

,

,

Größe des Elektrodenspalts (mm)

Abb. 13 a Zeitliche Entwicklung der Gastemperatur während der plasmaunterstützten H2/
Luft-Zündung mit zylindrischen und parabolischen Elektroden bei U = 5000 V; und b Zündkernvolumen bei t = 90 μs in der plasmaunterstützten H2/Luft-Zündung mit einem Paar
zylindrischer Elektroden in Abhängigkeit vom Elektrodendurchmesser bei U = 5000 V und c
Elektrodenspaltgröße bei U = 2000 V, ϕ = 1,0, T = 800 K, p = 1 atm. Die Entladungsenergie in
allen Fällen beträgt 0,4 mJ [55]

erzeugt wird, bildet sich mit den parabolischen Elektroden bei gleicher Entladungsenergie ein sehr schmaler Entladungskanal. Der Zündkern breitet sich zur
unverbrannten Gasregion aus den Hotspots aus, die an den Spitzen von Anode
und Kathode gebildet werden. Es ist zu beachten, dass die anfänglichen Zündkerne schneller mit sphärischen und parabolischen Elektroden gebildet werden,
jedoch sind die endgültigen Zündkernvolumina bei t = 90 μs kleiner als die der
zylindrischen Elektroden. Abb. 13b und c zeigen das Zündkernvolumen bei t = 90
μs mit verschiedenen Elektrodendurchmessern und Spaltgrößen eines Paares von
zylindrischen Elektroden. Die Ergebnisse zeigen, dass die plasmaunterstützte
Zündung erheblich von der Elektrodengeometrie beeinflusst wird, aufgrund der
Umverteilung des elektrischen Feldes und der Plasmadichte. Es gibt eine nichtmonotone Abhängigkeit der Zündkerngröße vom Elektrodendurchmesser und
der Spaltgröße. Die Erhöhung des Elektrodendurchmessers und der Spaltgröße
über den optimalen Bedingungen führt zur Reduzierung des Zündkernvolumens,

500

Y. Ju et al.

a­ ufgrund der Abnahme der Konzentration aktiver Spezies und der Gastemperatur,
selbst bei größerem Entladungsvolumen. Gleichzeitig verringert die Erhöhung
der Elektrodenspaltgröße das E/N und damit die Produktion von elektronisch
angeregten Spezies und Radikalen. Bei einem größeren Elektrodendurchmesser
und einer kleineren Elektrodenspaltgröße spielt auch der Wärmeverlust an die
Elektroden eine größere Rolle bei der Reduzierung der Zündkerngröße und der
Verlangsamung der Zündkernentwicklung.

3.2 Anwendung der Plasma-unterstützten
Wasserstoffverbrennung in Antriebssystemen
In Antriebssystemen sind die größten Herausforderungen die Brennstoff-/Luftmischung, Zündung, Flammenstabilisierung und Kühlung. Zum Beispiel ist in
Staustrahltriebwerken mit Überschallverbrennung (Scramjet-Triebwerke) die Verweilzeit der Strömung im Triebwerk (~0,5 ms) kürzer als die Selbstzündzeit von
typischen kerosinbasierten Kraftstoffen (~1–2 ms) bei 900 K. Selbst nachdem der
Treibstoff gezündet wurde, kann die Verweilzeit des Flusses immer noch kürzer
sein als die Zeit für die vollständige Verbrennung. Im Vergleich zu Kerosin kann
Wasserstoff verwendet werden, um die Zündverzögerungszeit zu reduzieren und
die Flammenausbreitungsgeschwindigkeit zu erhöhen. Wenn jedoch die Wärmeabgabe der Verbrennung zu schnell ist, kann die schnelle Wärmeabgaberate zu
thermischer Verkokung des Strömung und einem Triebwerksversagen führen.
Daher ist es wichtig, die Zündung und die Wärmeabgabe der Verbrennung gleichzeitig zu kontrollieren [4].
Es wurde gezeigt, dass der Plasmabrenner eine effektive Methode ist, um
Flammen in Hochgeschwindigkeitsströmungen zu zünden und zu stabilisieren.
Kimura [75] war der Erste, der einen Plasmabrenner zur Verbesserung der Wasserstoffzündung in einer Überschallströmung anwendete. Die Ergebnisse zeigten,
dass die Injektion von Plasma, das mit relativ geringer elektrischer Leistung
erzeugt wurde, sehr effektiv für die Flammenstabilisierung und Verbrennungsverbesserung war. Takita et al. [76] entwickelten einen Plasma-Zünder, um die
Zündcharakteristiken von Plasmabrennern für einen Wasserstoffstrahl in einem
Luftstrom zu untersuchen. Abb. 14 zeigt Schlierenfotografien für die Zündung
in einem 20 m/s Luftstrom mit unterschiedlichen H2-Injektionshöhen (Yi) zu
einem Sauerstoff-Plasmabrenner (dj gibt den Durchmesser der PlasmabrennerDüse an). Die drei Fälle werden in der Zündregion (Yi/dj = 10,0), in der Nähe der
Zündgrenzregion (Yi/dj = 20,0) und außerhalb der Zündgrenzregion (Yi/dj = 26,7)
durchgeführt. Abb. 14a zeigt, dass die Zündung effektiv erfolgt, wenn der Wasserstoffstrahl mit dem Plasmastrahl kollidiert. Wenn jedoch der Brennstoff an einer
höheren Position als der Zündgrenze injiziert wird (siehe Abb. 14c), war der Zündbereich sehr klein. Aus dem Vergleich der Zündung unter den drei verschiedenen
Bedingungen ist deutlich zu sehen, dass die Hochtemperatur-Zündregionen in

Plasmaunterstützte Wasserstoffverbrennung

501

Luftstrom

a) Im Bereich der Zündung (Yi /dj = 10)

b) Nahe der Entzündungsgrenze (Yi /dj = 20)

c) Außerhalb der Zündgrenze ((Yi /dj = 27)

Plasmabrenner

Abb. 14 Schlierenfotografien für verschiedene Brennstoff (H2) Injektorhöhen (Yi) zum Sauerstoff-Plasmabrenner. Die Luftstromgeschwindigkeit parallel zur Wasserstoffinjektion beträgt 20
m/s. dj gibt den Durchmesser der Plasmabrenner-Düse an [76]

den oberen Bereichen des Plasmastrahls vergrößert sind, was auf die signifikante
Verbesserung des Plasmabrenners bei der Wasserstoffverbrennung in Hochgeschwindigkeitsströmungen hinweist. Der Plasmabrenner ist ein Gleichgewichtsbogen, der die Zündung hauptsächlich durch den thermischen Effekt und die
reichliche Produktion aktiver Spezies verbessert. Da die Temperatur des Plasmabrenners bis zu 10,000 K betragen kann, übersteigen die thermischen Effekte auf
die Zündverbesserung die kinetischen Effekte.
Um zu untersuchen, ob Nichtgleichgewichts-Plasma die Zündung in Hochgeschwindigkeitsströmungen verbessern kann, verwendeten Do et al. [77] eine
Nanosekunden-Impuls-Plasmaentladung innerhalb einer Wandhöhle, um H2Jetflammen in Überschall-Querströmungen zu zünden. Ein Expansionstube
wurde verwendet, um vergleichbare Bedingungen der Überschallströmung im
Brenner eines Scramjet-Triebwerks zu erzeugen. Abb. 15 zeigt die OH-PLIFBilder von kavitätsstabilisierten selbstzündenden Flammen und Plasma-unterstützten Flammen unter verschiedenen Strömungsbedingungen der Mach-Zahl
(Ma) und des Jet-Impulsverhältnisses (Jn). Jn wird als das Verhältnis der normalen
Komponente des Jet-Impulsflusses zum Impulsfluss des freien Strömung
definiert. Abb. 15a, c zeigen, dass selbstzündende Flammen innerhalb der Kavität ohne Plasmaenergiezufuhr verbleiben und die Flammenausbreitung in die freie
Strömung ohne die Entladung begrenzt ist. Mit der Plasmaentladung werden die
kavitätsstabilisierten Flammen verstärkt und breiten sich zur freien Strömung
auf der Leeseite des Brennstoffstrahls aus, wie in Abb. 15b, d gezeigt. Die durch
die Nanosekunden-Impuls-Plasmaentladung erzeugte Wärme und Radikale verkürzen die Zündverzugszeit des Gemisches. Die im Rahmen der Studie durchgeführte numerische Modellierung zeigte, dass die Zündverzugszeit aufgrund der
Produktion von H- und O-Radikalen durch Elektronenstoßdissoziationsreaktio
nen e + H2 → e + H + H (R13) und e + O2 → e + O + O (R14) verkürzt wird, was auf
die signifikante kinetische Verbesserung des Nichtgleichgewichts-Plasmas bei
der Zündung hinweist. Die signifikante Zündungsverbesserung von Überschallströmungen über einer flachen Wand wurde auch von Do et al. [78] beobachtet.
Die Studien von Dutta et al. [79] und Matsubara et al. [80] zeigten ebenfalls
die signifikanten kinetischen Effekte auf die Zündungsverbesserung in Hochgeschwindigkeitsströmungen.

Y. Ju et al.

502
ohne Plasma, Ma = 2,9, Jn ~ 4

mit Plasma, Ma = 2,9, Jn ~ 4

ohne Plasma, Ma = 2,6, Jn ~ 3,5

mit Plasma, Ma = 2,6, Jn ~ 3,5

Luftstrom
Brennstoffdüse

Kathode Anode

Abb. 15 OH-PLIF-Bilder von selbstzündenden kavitätsstabilisierten Flammen und Plasmaunterstützten Flammen unter zwei verschiedenen Strömungsbedingungen: a ohne Plasma und b
mit Plasma bei Ma = 2,9, Jn ~ 4 des H2-Jets, und c ohne Plasma und d mit Plasma bei Ma = 2,6,
Jn ~ 3,5 des H2-Jets [77]

In jüngster Zeit hat die Anwendung von Nanosekunden-Impuls-Hochfrequenzentladungen (NPHFD) in reaktiven Strömungen eine signifikante thermische und
kinetische Verbesserung der Zündung gezeigt [81]. Gleichzeitig kann die Nanosekundenentladung bei verschiedenen Frequenzen die Energieeintrag und damit
die Zündung in Zeitskalen von Nanosekunden bis Millisekunden steuern [82].
Lefkowitz et al. [82–85] untersuchten die Plasma-unterstützte Zündung durch
NPHFD in fließenden Gemischen über einen weiten parametrischen Bereich in
CH4/Luft-Gemischen. Die Ergebnisse zeigten, dass die PRF die Zündwahrscheinlichkeit und die minimale Zündleistung beeinflusst. Drei Regime der „Inter-PulsKopplung“, bezeichnet als „entkoppelt“, „teilweise gekoppelt“ und „vollständig
gekoppelt“, wurden verwendet, um die Entladung und die nachfolgenden Zündkerninteraktionen zu klassifizieren. Im vollständig gekoppelten Regime mit den
höchsten PRFs (bis zu 300 kHz) tritt eine Synergie zwischen den Entladungen
in der Elektrodenlücke auf und erzeugt signifikant erhöhte Temperaturen und
Radikalkonzentrationen. Dies kann im Kern anhalten, um eine erhöhte Zündwahrscheinlichkeit und eine schnellere Kernwachstumsrate zu erzeugen. Mao
et al. [81] führten eine numerische Modellierung durch, um den Mechanismus
der Inter-Puls-Kopplungseffekte auf die NPHFD-Zündung in einem fließenden
H2/Luft-Gemisch (ϕ = 4,0) zu verstehen. Die Ergebnisse zeigten, dass der OHRadikalpool zwischen den Entladungsimpulsen und die Zunahme des chemischen

Plasmaunterstützte Wasserstoffverbrennung

503

Effekts ­aufgrund der Zunahme von E/N im vollständig gekoppelten Regime zur
Zündungsverbesserung beitragen. Eine erfolgreiche Zündung und Flammenausbreitung kann erreicht werden, wenn der Kern das kritische Zündvolumen
bei hohen Puls-Wiederholungsfrequenzen erreichen kann. Für eine gegebene
Gesamtentladungsenergie mit mehreren gepulsten Entladungen kann die effektive
Zündungsverbesserung mit einer optimalen PRF und Pulsenzahl erreicht werden.

3.3 Übergang von Deflagration zu Detonation
Da Plasma die Zündung erheblich verbessern kann, wurde das Nichtgleichgewichts-Plasma zur Untersuchung der Beschleunigung des Übergangsprozesses
von Deflagration zu Detonation (DDT) eingesetzt. Dies kann weiterhin in der Entwicklung von Detonations- und Raketentriebwerken angewendet werden.
Lefkowitz et al. [86] untersuchten die Auswirkungen von nanosekundenlang
wiederholt gepulsten Entladungen auf gepulste Detonationstriebwerke (PDE). Die
Zündverzugszeiten und die Hochgeschwindigkeitsvisualisierung des Wachstums
des Zündkerns werden mit der nanosekundenlang gepulsten Entladung und der
herkömmlichen Mehrfachfunkenentladung verglichen. Die Ergebnisse zeigten,
dass die Zündverzugszeit in der PDE mit einer Vielzahl von Treibstoffen und
Äquivalenzverhältnissen unter Verwendung der nanosekundenlang gepulsten Entladung erheblich verkürzt wurde. Die optische Emission und die Ergebnisse der
numerischen Modellierung zeigten, dass die Reaktionen der angeregten Spezies
die Produktion von O-Atomen und die Erhöhung der Gastemperatur förderten. Die
kinetische und thermische Verbesserung durch Plasma verkürzt die Induktionschemie-Zeitskalen und reduziert die Flammenentwicklungszeit.
Kürzlich untersuchten Vorenkamp et al. [87] die kinetische Verbesserung
von nanosekundenlangen dielektrischen Barrierenentladungen (ns-DBD)
Plasma auf Detonationsübergangs (DDT) Experimente in einem Mikrokanal bei
atmosphärischem Druck. Eine Funkenentladung, die in einem Abstand von 50 mm
von den DBD-Elektroden installiert war, wurde verwendet, um eine Verbrennungswelle zu initiieren. Eine variable Anzahl von Vorimpulsen mit dem letzten Impuls
100 μs vor der Funkenzündung wurde angewendet, wie in Abb. 16a gezeigt.
Abb. 16b zeigt die zeitliche Entwicklung der Flammenfrontausbreitung durch
die Hochgeschwindigkeitsvisualisierung. Im Vergleich zu den Bedingungen ohne
Plasma breitet sich die Flammenfront mit 15 Plasma-Vorimpulsen viel schneller
aus. Dies ist auf die Produktion von aktiven Spezies und Radikalen sowie auf
die langsame und schnelle Gaserwärmung durch Nichtgleichgewichts-Plasma
zurückzuführen. Abb. 16c zeigt die durchschnittliche DDT-Einsetzzeit und -Entfernung als Funktion der Anzahl der Vorimpulse. Es zeigt sich, dass die stärkste
Plasma-Verbesserung auf DDT durch 15–30 Vorimpulse erreicht wird. Die DDTEinsetzentfernung und -Zeit können im Vergleich zu den Bedingungen ohne

Y. Ju et al.

504

Ausbreitungsrichtung der Flammenfront [cm]
Flammenfront
erreicht
5 cm-Marke

DDT-Einsatz
zeitpunkt

Kein Plasma

Zeit nach Zündung [μs]

Vorimpulse

Funken
zündung

15 Pulse

5000 Impulse

Chapman
JouguetVermehrung
Vermehrung
nach
Chapman
Jouguet

Entfernung

Anzahl der Vorimpulse

Zeit
Entfernung

Anfangsabstand[mm]

Zeit

DDT Beginn Zunahme
Einschaltzeit [μs]

Einschaltzeit [μs]

DDT Beginn Reduktion

Anfangsabstand[mm]

Zeit

Anzahl der Vorimpulse

Abb. 16 a Zeitliche Abfolge der Plasmaentladung, Zündung und Beginn des DDT; b Hochgeschwindigkeitsbildaufnahmen der Flammenfrontfortschritte ohne (links) und mit (rechts)
15 Plasma-Vorimpulsen; und c durchschnittliche DDT-Einsetzreduktion (links) und Zunahme
(rechts) in Entfernung und Zeit für DME/O2/Ar-Mischungen (30 % Ar, ϕ = 0,7) [87]

Plasmaentladung um 33 % bzw. 48 % reduziert werden. Daher ist es vielversprechend, Plasma zur Steuerung des DDT für die Entwicklung von Detonationsund Raketentriebwerken zu verwenden. Es ist interessant zu sehen, dass die
weitere Erhöhung der Anzahl der Vorimpulse zu einer Erhöhung der DDT-Einsetzzeit und -Entfernung führt. Der verwendete Treibstoff ist Dimethylether (DME),
der ein negatives Temperaturkoeffizienten (NTC) Verhalten und eine niedrige
Temperatur Verbrennungschemie aufweist. Dieser nichtlineare Effekt ist auf den
Wettbewerb zwischen den durch Plasma verbesserten kinetischen Effekten auf die
Zündung und die reduzierte Wärmeabgabe der Verbrennungswellenfront aufgrund
der Treibstoffoxidation mit mehr Plasma-Vorimpulsen zurückzuführen.
Gray et al. [88, 89] führten Experimente durch, bei denen eine nanosekundenlang wiederholt gepulste Entladung verwendet wurde, um eine sich ausbreitende
turbulente Wasserstoff/Luft-Flamme bei nahezu Umgebungsbedingungen (1 bar
und Raumtemperatur) zu beschleunigen. Die Verbesserung des Übergangs von
Deflagration zu Detonation und eine signifikante Reduzierung der Anlaufstrecke
wurden beobachtet. Abb. 17a zeigt ein Schema des experimentellen Aufbaus. Eine
Zündkerze wird verwendet, um die anfängliche Verbrennungswelle zu erzeugen.
Die Plasmaentladung wird durch sechzehn rostfreie Stahlelektroden erzeugt, die
in das Acrylrohr eindringen und mit Epoxidharz fixiert sind. Die Flammenausbreitung wird verstärkt und beschleunigt, wenn sie durch die Plasmaentladung
hindurchgeht. Abb. 17b zeigt die Flammenausbreitungsgeschwindigkeit, die
durch Zeitmessungen mit den Ionisationssonden an verschiedenen Stellen stromabwärts der Plasmaentladung ermittelt wurde. Zehn Experimente wurden mit und

Plasmaunterstützte Wasserstoffverbrennung
I1-I8: Ionisierungssonden
Ventil

NFP entlädt
Generator

Zündan
lage

HV-

HV+

d: Eindringtiefe
g: Spaltabstand

Vorderansicht

PXI
Daten
erfassungssystem

Druck
sensor
Wasserstoff

Luft
spülung
Zünd
kerze

Umwälz
pumpe

Abgasspülung
Lochplatte

Acrylglas mit
Elektroden

Luft

Vakuum
pumpe

Ausbreitungsgeschwindigkeit, m/s

Impuls-/
Verzögerungs
generator

505

Plasma
Kein Plasma

,

,
,
Position, m

,

Abb. 17 a Schema des experimentellen Aufbaus; und b Zeitmessungen mit einer angelegten
Spannung von 21 kV, einer Eindringtiefe der Elektrode von 1 mm und einem Elektrodenabstand
von 9,1 mm für eine stöchiometrische H2/Luft-Mischung [89]

ohne Plasmaentladung durchgeführt. Ohne Plasma geht die Flamme nicht vor I7
in eine Detonation über. Mit Plasma wird die Flammenausbreitungsgeschwindigkeit dramatisch beschleunigt und die Flamme geht in allen Fällen vor der Sonde
I7 in eine Detonation über und die Ausbreitungsgeschwindigkeit übersteigt die
Chapman-Jouguet (CJ) Geschwindigkeit. Die Ergebnisse zeigen auch, dass zwei
Arten von Verbesserungsmechanismen in plasmaunterstützten Fällen identifiziert werden können. Beachten Sie, dass zwischen I3 und I4 die Ausbreitungsgeschwindigkeit von 50 % der Experimentfälle die CJ-Geschwindigkeit übersteigt
und dann zwischen I4 und I5 abnimmt. Dies liegt daran, dass die erste sichtbare
Entladung deutlich vor der Flamme auftritt. Die Wechselwirkung des Plasmakerns und der führenden Stoßwelle vor der Hauptflamme führt zur Erhöhung
der Flammenausbreitungsgeschwindigkeit. In den anderen 50 % der Fälle
beträgt die Flammenausbreitungsgeschwindigkeit etwa 1000 m/s unter der CJGeschwindigkeit. In diesen Fällen tritt die erste Entladung auf, wenn die Flamme
die Elektrodenlücke erreicht und beschleunigt die Flamme lokal.

4 Zusammenfassung und zukünftige Forschung
Dieses Kapitel fasst das grundlegende Verständnis von plasmaunterstützter Wasserstoffverbrennung und deren Anwendung auf Wärmekraftmaschinen zusammen.
Sowohl die experimentellen als auch die numerischen Studien zeigen, dass Nichtgleichgewichts-Plasma die Wasserstoffzündung und -verbrennung über thermische,
kinetische und Transportwege erheblich verbessern kann. Im NichtgleichgewichtsPlasma ist die Radikalproduktion durch Elektronen, Ionen und schwingungs- und
elektronisch angeregte Spezies viel schneller als die wichtige Kettenverzweigungsund Kettenfortpflanzungsreaktionen von erbrennungsreaktionen im Grundzustand,
insbesondere bei niedrigen Temperaturen oder in den Anfangsstadien des Verbrennungsprozesses. Das Auslöschen und die Relaxation von elektronisch und

506

Y. Ju et al.

schwingungsangeregten Zuständen von Atomen und Molekülen von der Nanosekunde bis zur Millisekunde bietet schnelle und langsame Gasaufheizung für das
Gemisch. Ein größerer Entladungsraum als der durch eine Nichtgleichgewichtsentladung erzeugte kritische Radius kann auch die Zündung zur Flammenübergang
beschleunigen und die Zündgrenze erweitern. Die Ergebnisse zeigen, dass Plasma
die Aktivierungsenergie für Wasserstoffoxidation sowie den kritischen Flammenradius und die minimale Zündenergie reduziert. Die plasma-thermochemische
Instabilität in der plasmaunterstützten H2-Verbrennung zeigt, dass es eine positive
Rückkopplung und Kopplung zwischen Entladungsungleichmäßigkeit und plasmaunterstützten chemischen Reaktionen gibt. Die verschiedenen chemischen Modi
aus chemischem Wärmenichtgleichgewicht und elementarer Kinetik können die
Zeitdynamik und die Stabilität des schwach ionisierten Plasmas erheblich verändern. Darüber hinaus zeigen die Ergebnisse, dass die plasma-thermochemische
Instabilität durch chemische Kinetik kontrolliert werden kann. Für die Anwendung
von plasmaunterstützter Wasserstoffverbrennung in Wärmekraftmaschinen zeigen
die Ergebnisse, dass die Zündverzugszeit drastisch verkürzt werden kann und das
Gemisch sogar bei niedrigeren Temperaturen gezündet werden kann. Die Energieabgabe aus exothermen Reaktionen von Wasserstoff mit O und H-Radikalen, die
im Plasma erzeugt werden, ist ein Schlüsselfaktor in der Zündkinetik, was auf die
signifikante kinetische Verbesserung des Plasmas bei der H2-Zündung hinweist.
Diese starke kinetische Verbesserung verbessert die Zündung im Antriebssystem
erheblich und beschleunigt den Deflagrations- zu Detonationsübergangsprozess. Es
wird auch gezeigt, dass die maximale Zündverbesserung bei geeigneter elektrischer
Feldstärke, Elektrodengeometrie und Entladungscharakteristika, wie Pulswiederholungsfrequenz und Pulszahl, erreicht wird.
Die Nutzung von Wasserstoff zur Energiespeicherung und als Brennstoff für
Verbrennungsmotoren wird zweifellos eine wichtige Rolle in der Zukunft der
Energie- und Antriebssektoren spielen, was durch die Reduzierung von Kohlenstoffemissionen zur Bekämpfung des Klimawandels sowie die Entwicklung
neuer Antriebstechniken wie Scramjets und Detonationsantrieben erforderlich
ist. Daher ergeben sich neue Möglichkeiten für den Einsatz von plasmaunterstützten Verbrennungskonzepten, und es gehört zu den Technologien, die den
Übergang zu einer robusten H2-betriebenen Zukunft ermöglichen werden. Die
Entwicklung effizienter Plasmaentladungen für die Zündung großer Volumen
bei hohen Drücken ist jedoch der Schlüssel, der in Wärmekraftmaschinen gelöst
werden muss. Die Entwicklung und Anwendung neuer Entladungstechniken
zur Steuerung der Entladungscharakteristika in Wärmekraftmaschinen ist ebenfalls eine Herausforderung. Darüber hinaus bleibt die genaue Modellierung von
plasmaunterstützter Verbrennung in mehrdimensionalen Simulationen, selbst für
H2-Verbrennung mit ihrem kleinen kinetischen Mechanismus, schwierig. Daher ist
die plasmaunterstützte Verbrennung von H2 ein Thema, das weiterer Erforschung
bedarf, wie die in diesem Kapitel skizzierten Studien belegen.

Plasmaunterstützte Wasserstoffverbrennung

507

Lireratur
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Plasmaunterstützte Wasserstoffverbrennung

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Anormale Verbrennung
in wasserstoffbetriebenen
Verbrennungsmotoren
Nobuyuki Kawahara und Ulugbek Azimov

Zusammenfassung Wasserstoff ist einer der attraktivsten alternativen Kraftstoffe für Verbrennungsmotoren (IC), da er kein Kohlendioxid (CO2) oder
andere Treibhausgase produziert. Es gibt jedoch einige Herausforderungen im
Zusammenhang mit der Wasserstoffverbrennung in Verbrennungsmotoren. Wenn
ein Verbrennungsmotor mit durch den Einlasskanal zugeführtem Wasserstoff
betrieben wird, kann die Verbrennung vor der Zündkerzenzündung (SI) beginnen.
Dies wird als Rückzündung bezeichnet und bezieht sich auf den Beginn der Verbrennung während des Verdichtungsprozesses. Darüber hinaus wird der als
Rückzündung bezeichnete Prozess beobachtet, der sich auf den Beginn der Verbrennung während des Ansaugprozesses bezieht. Auch das Verringern des LuftKraftstoff-Verhältnisses, um eine höhere Ausgangsleistung zu erzielen, kann zu
Motorklopfen führen, was bei indirekten Einspritz-SI-Motoren und CI-Motoren
auftreten kann. Während eines klopfenden Verbrennungsprozesses kann es aufgrund der turbulenten Flammenausbreitung nach der Zündung zu einer Selbstzündung im Abgasbereich kommen. Ein solcher Selbstzündungsprozess des
Abgases erzeugt Druckwellen und hochfrequente Schwingungen des Zylinderdrucks. Diese Selbstzündung und Druckwellen können dazu führen, dass die
thermische Grenzschicht in der Nähe der Zylinderwand und des Kolbenkopfes
zusammenbricht, was zu Schäden an der Zylinderwand und am Kolbenkopf führen
kann. In diesem Kapitel werden Frühzündung/Rückzündung und klopfende Verbrennung von Wasserstoff-Verbrennungsmotoren im Detail erklärt.

N. Kawahara (*)
Nobuyuki Kawahara, Okayama University, Tsushima-Naka 3, Kita-Ku, Okayama, Japan
E-Mail: kawahara@okayama-u.ac.jp
U. Azimov
Ulugbek Azimov, Northumbria University, Newcastle Upon Tyne, UK
E-Mail: ulugbek.azimov@northumbria.ac.uk
© Der/die Autor(en), exklusiv lizenziert an Springer Nature Switzerland AG 2025
E. Tingas, Wasserstoff für zukünftige Wärmekraftmaschinen,
https://doi.org/10.1007/978-3-031-76380-9_12

513

514

N. Kawahara und U. Azimov

Abkürzungen
CFD	Numerische Strömungsmechanik
CI	Selbstzündung
CO	Kohlenmonoxid
CO2	Kohlendioxid
DME	Dimethylether
FFT	Fast Fourier Transformation
HC	Kohlenwasserstoff
HCCI	Homogene Kompressionszündung
H2	Wasserstoff
IC	Verbrennungsmotor
IMEP	Angegebener mittlerer effektiver Druck
Kint	Klopfintensität
NO	Stickstoffmonoxid
NO2	Stickstoffdioxid
NOx	Stickoxide
NTP	Standardbedingungen
PCC	Plume Ignition Combustion Concept
PPP	Maximale Druckpulsation
PREMIER	Vorgemischte Gemischzündung im Endbereich
SI	Fremdzünder
SOx	Schwefeloxide
θIT	Zündzeitpunkt

1 Übersicht
Ab April 2021 haben 125 Länder und Regionen ihre Absicht erklärt, kohlenstoffneutral zu werden, das heißt, ihre Treibhausgasemissionen insgesamt auf null
zu reduzieren. Der Begriff „Null-Emissionen insgesamt“ bezieht sich auf die
Gesamtmenge an Kohlendioxid (CO2) und anderen Treibhausgasen, die praktisch
auf null reduziert werden müssen, indem die durch Aufforstung und Waldmanagement absorbierte Menge von der insgesamt emittierten Menge abgezogen
wird. Um Kohlenstoffneutralität zu erreichen, ist es notwendig, die Treibhausgasemissionen zu reduzieren und die Absorption von Treibhausgasen zu erhalten
und zu verbessern. Um Treibhausgasemissionen zu reduzieren, wird erwartet,
dass alternative Kraftstoffe wie Wasserstoff, komprimiertes Erdgas, Alkohole
(Methanol und Ethanol), Flüssiggas, Biogas, Generatorgas und Biodiesel unter
anderem in Verbrennungsmotoren (IC) verwendet werden. Wasserstoff ist einer
der attraktivsten alternativen Kraftstoffe für Verbrennungsmotoren, da er kein
Kohlenmonoxid (CO), keine Kohlenwasserstoffe (HC), keinen Rauch, keine
Schwefeloxide (SOx), kein Blei oder andere giftige Metalle, keine Schwefelsäure,
kein Ozon und andere Oxidationsmittel, kein Benzol oder andere ­krebserregende

Anormale Verbrennung in wasserstoffbetriebenen …

515

­erbindungen, kein CO2, kein Formaldehyd oder andere Treibhausgase
V
produziert. Die einzigen unerwünschten Emissionen infolge der Wasserstoffverbrennung könnten Stickstoffmonoxide (NO) und Stickstoffdioxide (NO2) sein, die
zusammen als Stickoxide (NOx) bezeichnet werden.
Dennoch hatten Forscher/Entwickler von Wasserstoffmotoren immer Probleme
mit der abnormalen Verbrennung von Wasserstoff. Downs et al. [1] untersuchten
die Betriebsbedingungen eines wasserstoffbetriebenen SI-Motors mit Motorklopfen; sie stellten fest, dass die Selbstzündung mit einem fetteren Gemisch früh
im Verdichtungshub auftritt, sodass es schließlich im Ansaugkrümmer zündet
und eine Rückzündung verursacht. Kondo et al. [2] identifizierten ein abnormales
elektrisches Entladungssignal vor der Rückzündung. Sie fanden heraus, dass die
abnormale elektrische Entladung im Ansaugtakt eine der Ursachen für die Rückzündung war. Es wurde auch festgestellt, dass die abnormale elektrische Entladung
durch die hohe Energie verursacht wurde, die im Zündsystem aufgrund niedriger
Ionenstromflüsse infolge niedrigerer Ionenkonzentrationen in Wasserstoffflammen
im Vergleich zu Benzinflammen zurückgehalten wurde. Die Motorleistung
wurde durch die Modifikation des Zündsystems zur Vermeidung von Restenergie
dramatisch verbessert. Sie entdeckten jedoch, dass Rückzündungen immer noch
auftreten würden, wenn das Luftüberschussverhältnis λ 1,6 oder höher war. Sie
schlussfolgerten, dass die Rückzündungsschwelle durch Kühlung der Zündkerzenelektrode mit Wasser zur Senkung der Temperatur verbessert werden könnte.
Wasserstoff wurde auch in Dieselmotoren (CI) verwendet [3–5]; jedoch ist die
Selbstzündungstemperatur von Wasserstoff so hoch, dass eine spezifische Zündquelle erforderlich ist, während die minimale Zündenergie ziemlich niedrig ist.
Dies bedeutet, dass es schwierig ist, Wasserstoff nur durch den Verdichtungsprozess
zu zünden. Dimitriou und Tsujimura [6] gaben einen Überblick über die Wasserstoffverbrennung in Dieselmotoren; sie zeigten die Schwierigkeit der Nutzung von
Wasserstoff allein in Dieselmotoren, was den Einsatz von Glühkerzen und Kraftstoffen erfordert, die bei niedrigeren Temperaturen selbstzünden. Die Konzepte
hinter Zweistoffmotoren mit Pilot-Dieseleinspritzung wurden auch auf wasserstoffbetriebene Verbrennungsmotoren angewendet [7–9]. Liu und Karim [7] zeigten,
dass die Frühzündreaktivität von Wasserstoff im Motor, die sich deutlich von der
anderer Kraftstoffe unterscheidet, tendenziell niedrig ist, aber mit der Erhöhung der
Wasserstoffkonzentration im Zylinderladungsvolumen verstärkt wird. Die Bereiche
für den Klopfbetrieb mit Wasserstoffzufuhr waren jedoch breiter als die bei anderen
gasförmigen Kraftstoffen. Tomita et al. [8] untersuchten einen Zweistoffmotor, der
mit Wasserstoff als Hauptkraftstoff betrieben wurde, der in ein Einlassventil eingespritzt wurde, und Dieselöl als Zündquelle, das in den Zylinder eingespritzt
wurde. Sie stellten fest, dass, wenn der Einspritzzeitpunkt des Dieselkraftstoffs in
den Zylinder vorverlegt wurde, das Dieselöl gut mit dem Wasserstoff-Luft-Gemisch
vermischt wurde und die anfängliche Verbrennung tendenziell mild wurde. NOxEmissionen nahmen aufgrund der mageren Vormischverbrennung ohne den Bereich
hoher Temperaturen des verbrannten Gases ab. Roy et al. [9] untersuchten die
Motorleistung und Emissionen eines Kompressormotors, der mit Wasserstoff und
drei anderen wasserstoffhaltigen gasförmigen Kraftstoffen betrieben wurde (wie

516

N. Kawahara und U. Azimov

Hauptkraftstoffe und Diesel als Pilotkraftstoff im Zweistoffmodus); der Betrieb mit
reinem H2 erzeugte weniger maximale Leistung als die anderen Kraftstoffe, aufgrund seiner viel magereren Betriebsweise. Die zweistufige Verbrennung, die die
Zündung des vorgemischten Gemisches im Endgasbereich (PREMIER) umfasst,
wie später in diesem Kapitel ausführlicher besprochen wird, liefert Hinweise auf
die maximalen Leistungsbedingungen und Vorläufermerkmale der klopfenden Verbrennung. Die Emissionen von CO und HC beim Betrieb mit reinem H2 waren
98–99,9 % und NOx etwa 85–90 % weniger als die anderer wasserstoffhaltiger gasförmiger Kraftstoffe.
Direkteinspritzende SI-Motoren [10–12] haben aufgrund ihrer hohen volumetrischen Effizienz und ihres Potenzials zur Vermeidung von Frühzündung
und Rückzündung, die die größten Probleme bei wasserstoffbetriebenen Verbrennungsmotoren darstellen, viel Aufmerksamkeit erregt. Untersuchungen haben
gezeigt, dass die späte Einspritzung von Wasserstoff die NOx-Emissionen aufgrund des resultierenden geschichteten Betriebs erheblich reduziert, selbst unter
hohen Motorlastbedingungen. Rottengruber et al. [10] untersuchten die Betriebsstrategie und die Leistungsdichtepotenziale eines wasserstoffdirekteinspritzenden
SI-Motors. Sie stellten fest, dass mit Direkteinspritzung ein Hochlastbetrieb bei
stöchiometrischen Gemischen möglich war. Die maximale Motorleistung konnte
um mehr als 20 % über die eines herkömmlichen Benzinmotors in Kombination
mit einem indizierten Wirkungsgrad von mehr als 33 % gesteigert werden.
Mohammadi et al. [11] untersuchten ebenfalls die Leistung und Verbrennungseigenschaften eines direkteinspritzenden SI-Wasserstoffmotors. Sie stellten fest,
dass die Direkteinspritzung von Wasserstoff Rückzündung verhindert und dass
durch die Einspritzung von Wasserstoff während des späten Verdichtungshubs
eine hohe teffektiven Wirkungsgrad und Ausgangsleistung erreicht werden
konnte. White [12] untersuchte experimentell die Gemischbildung in einem
direkteinspritzenden wasserstoffbetriebenen Motor. Die Experimente umfassten
Messungen des Motorbetriebs mit Wasserstoffeinspritzung im Zylinder entweder
vor oder nach dem Schließen des Einlassventils (IVC). Um die Auswirkungen
des Einspritzdrucks auf die Gemischbildung zu bewerten, wurden zwei Einspritzdrücke für die Einspritzung nach IVC verwendet. Er stellte fest, dass bei
später Einspritzung und für beide Einspritzdrücke Wasserstoff überwiegend in
kleinen Volumina konzentriert war, die räumlich nahe der Zylinderwand lagen.
Dies deutete darauf hin, dass die Geometrie der Einspritzdüse (oder der Standort der Einspritzdüse) für späte Einspritzstrategien nicht ideal war, aufgrund
eines erwarteten erhöhten Wärmeverlusts durch die Verbrennung lokal reicher
Bereiche nahe der Zylinderwand. Takagi et al. [13] schlugen das Plume Ignition
Combustion Concept (PCC) vor, bei dem das Schweif des Wasserstoffstrahls
nach Abschluss der Kraftstoffeinspritzung durch einen Funken gezündet wird,
um die Verbrennung eines fetten Gemisches in direkteinspritzenden SI-Motoren
zu ermöglichen. Sie untersuchten die Wirkung der Verzögerung des Einspritzzeitpunkts bis spät im Verdichtungshub, jedoch leicht vor dem ursprünglichen
PCC, um unverbrannte Wasserstoffemissionen zu reduzieren und den effektiven
Wirkungsgrad zu verbessern. Diese Effekte resultieren aus einem zentroidal axial

Anormale Verbrennung in wasserstoffbetriebenen …

517

geschichteten Gemisch, das eine relativ hohe Ladung in der Nähe der Zündkerze
positioniert, wie durch funkeninduzierte Plasma-Spektroskopie gemessen [14].
Zu den bei Wasserstoff-Verbrennungsmotoren gemeldeten Problemen gehören
Frühzündung, Rückzündung und Klopfen bei höheren Leistungen [15]. Eine
Erhöhung des Äquivalenzverhältnisses (durch Verringerung des Luft-Kraftstoff-Verhältnisses, insbesondere bei einem stöchiometrischen Gemisch), um
eine höhere Ausgangsleistung zu erzielen, verursacht Klopfen im Motor, selbst
bei Direkteinspritzung in SI-Motoren. Die höhere Flammgeschwindigkeit von
Wasserstoff führt zu einem guten teffektiven Wirkungsgrad, da eine schnelle Verbrennung im Wasserstoff-SI-Motor erreicht werden kann; sie erhöht jedoch auch
den Wärmeverlust an der Zylinderwand und kann unter hohen Lastbedingungen
Klopfen verursachen.
In diesem Kapitel werden Frühzündung, Rückzündung und Klopfen von
Wasserstoff-Verbrennungsmotoren im Detail erklärt. Wie oben erwähnt, ist dem
Autor zufolge wenig über anormale Verbrennung in CI-Motoren bekannt, da
Forscher Schwierigkeiten haben, die optimalen Bedingungen für die Erreichung
der Motorlebensfähigkeit nur mit Wasserstoff zu identifizieren. Aus diesem Grund
konzentrieren wir uns hier auf SI-Motoren und die Eigenschaften der anormalen
Motorverbrennung, wie folgt:
Frühzündung: Die Verbrennung beginnt im Brennraum während des Verdichtungshubs des
Motors vor der Zündung durch den Funken.
Rückzündung: Das Wasserstoff-Luft-Gemisch wird während des Ansaugtakts verbrannt,
typischerweise in den Ansaugkrümmern.
Klopfen: Selbstzündung tritt im Endgasbereich aufgrund turbulenter Flammen auf, die
sich nach der Funkenzündung ausbreiten. Diese Selbstzündung des Endgases erzeugt auch
Druckwellen und hochfrequente Schwingungen des Zylinderdrucks.

Experimentelle Ergebnisse zu anormalen Verbrennungsbedingungen werden
vorgestellt. Anschließend wird die Modellierung der anormalen Motorverbrennung erklärt. Eine aktuelle Studie über thermisch effizienteren Betrieb ohne
Klopfen unter Verwendung der Endgas-Selbstzündung wird ebenfalls untersucht.
Schließlich wird die effektive Nutzung der Endgas-Selbstzündung diskutiert.

2 Frühzündung/Rückzündung
Wie im vorherigen Abschnitt beschrieben, beginnt die Verbrennung, wenn ein
Verbrennungsmotor mit Wasserstoff betrieben wird, der durch das Einlassventil
zugeführt wird, vor der SI. Frühzündung bezieht sich auf den Beginn der Verbrennung während des Verdichtungsprozesses, während Rückzündung den Beginn
der Verbrennung während des Ansaugprozesses bezeichnet. Wenn die Frühzündung während der Verdichtung vor dem Zündzeitpunkt auftritt, schreitet der
Zeitpunkt der Frühzündung allmählich voran, und die Verbrennung beginnt, bevor

518

N. Kawahara und U. Azimov

das Einlassventil schließt. Dies kann zu einem Übergang zur Rückzündung führen.
Bei der Rückzündung, wenn die Verbrennung im Zylinder während des Ansaugtakts beginnt, breitet sie sich durch das Einlassventil auf das Luftgemisch im Einlassrohr aus und erzeugt ein lautes Explosionsgeräusch.
Bezüglich der Phänomene der Frühzündung und Rückzündung schlugen
King et al. [16, 17] 1949 eine Partikeltheorie vor und nahmen an, dass die Verbrennung vor dem Zündzeitpunkt als Frühzündung oder Rückzündung aufgrund
des Kohlenstaubs (feine Partikel) aus dem Schmieröl beginnt. Er erklärte, dass die
Installation eines Luftfilters im Einlass des Motors das Eindringen von Staub verhindern kann. Obwohl die Reibungselektrifizierung von Partikeln als Ursache der
Frühzündung angenommen wurde, verhinderte die Verwendung eines Luftfilters
die Frühzündung, sodass das Phänomen wahrscheinlich nicht durch die Reibungselektrifizierung von Partikeln verursacht wurde. Andererseits führte Heywood
die Frühzündung/Rückzündung auf Oberflächenzündung zurück [18]. Die Oberflächenzündung tritt vor der Zündung auf, wenn die Zündung des Luft-KraftstoffGemisches durch heiße Einlass-/Auslassventile, heiße Zündkerzenelektroden,
Schmieröl im Brennraum usw. gestartet wird. Die Einlass- und Auslassventile und
Zündkerzenelektroden werden durch die Verbrennung über mehrere Zyklen heiß,
sodass die Kraftstoffzündung eingeleitet wird und die Verbrennung von den heißen
Metallteilen oder Kohlenstoffablagerungen ausgeht.
Lee et al. [19] untersuchten die Rückzündung eines Wasserstoff-SI-Motors, bei
dem sie Wasserstoff in den Ansaugkanal einführten. Vorgemischte Luft wurde in
den Motorzylinder gezogen; sie verwendeten den Ausdruck „Rückschlag“, um
die Rückzündung im Wasserstoff-SI-Motor zu beschreiben, die sie auf die hohe
Temperatur der Brennkammerwand zurückführten. Der 115te Zyklus der Zylinderdruckhistorie, der dem Rückschlagzyklus entspricht, ist in Abb. 1 [19] gezeigt;
der Rückschlag wurde in der Frühzündungsphase während des Verdichtungshubs
eingeleitet und führte zur Zündung des Ansauggemisches. Dies wurde von der
Flammenausbreitung in das Einlassrohr gefolgt. Da kein brennbares Gemisch in
den Brennraum gelangen kann, stoppte der Motor.
Im Gegensatz zu experimentellen Studien, die die Oberflächenzündung als
Ursache der Rückzündung/Frühzündung anführen, betrachteten Kondo et al. [2]
die folgenden drei Ursachen für Rückzündung/Frühzündung in Wasserstoff-SIMotoren:
1. Abnormale Funkenentladung während der Ausstoss- und Ansaugtakte;
2. Höhere Temperatur der seitlichen Elektrode der Zündkerze;
3. Kontinuierliche Verbrennungsreaktion an der oberen Kolbenringsfläche.
Diese Phänomene werden im Folgenden genauer untersucht.
1.

Abnormale Funkenentladung während der Ausstoss- und Ansaugtakte

Nach dem Funkenentladung bleibt eine hohe elektrische Energie im Zündkerzenkabel und in der Hochspannungseinheit. Die Restentladungsspannung kann
während der Ausstoss- und Ansaugtakte zu abnormalen Funkenentladungen führen.

519

Zylinderdruck (MPa)

Anormale Verbrennung in wasserstoffbetriebenen …

Kurbelwinkel (deg.)

Abb. 1 Zylinderdruckvariation bei 1500 U/min, WOT, Äquivalenzverhältnis ist 1,0 [19]

Wenn eine abnormale Funkenentladung in Anwesenheit eines Wasserstoff/LuftGemisches im Brennraum auftritt, wie während der Ansaug- und Verdichtungstakte,
kommt es aufgrund der abnormalen Funkenentladung zu Rückzündungen/Frühzündungen. Kondo et al. [2] maßen die Entladungsspannungen im Zündkerzenkabel
und in der Hochspannungseinheit (Abb. 2). Sie erklärten, dass die für die normale
Zündung erforderliche Spannung und die Restenergie im Fall eines HC-basierten
Kraftstoffs niedriger sind als bei einem wasserstoffbetriebenen Motor, da Ionen
wie H3O+ und C3H3+ in der Flamme des HC-Kraftstoffs reichlich vorhanden sind,
wie in Abb. 3 gezeigt [2]. Die Restenergie wird auch in Form eines Ionenstroms
von den reichlich vorhandenen Ionen leicht verbraucht, was zu einer Reduktion der
Restenergie im HC-basierten Kraftstoff führt. Im Fall eines wasserstoffbetriebenen
Motors sind hingegen der Widerstand der Flamme, die erforderliche Spannung
und die Restenergie größer als bei einem Benzinmotor, aufgrund des geringeren
Ionenstroms in der Flamme. Darüber hinaus fließt der Ionenstrom kaum aufgrund
der geringeren Ionenkonzentration und bleibt bis zum nächsten Zyklus unverändert.
Sie schlussfolgerten, dass eine abnormale Funkenentladung auftritt, wenn die
erforderliche Spannung in der Funkenstrecke aufgrund des Endes der Verbrennung
und/oder einer Reduktion des Zylinderdrucks abfällt, was mit der Menge der verbleibenden elektrischen Energie übereinstimmt. Sie kamen zu dem Schluss, dass
Rückzündungen/Frühzündungen durch die Restentladungsspannung verursacht
werden. Tatsächlich wurde bestätigt, dass die Verhinderung der Entwicklung einer
Restentladungsspannung das Auftreten von Rückzündungen/Frühzündungen verhindert.

N. Kawahara und U. Azimov

520

Wasserstoffmotor

Normaler
Zündzeitpunkt

Zylinderdruck (MPa)

Motordrehzahl;2000rpm
λ=2.78

Elektrische Restenergie

TDC-Markierung

Motordrehzahl:2000rprn

Elektrische Restenergie
Zylinderdruck (MPa)

Normaler
Zündzeitpunkt

Benzinmotor

TDC-Markierung

Wasserstoffmotor (λ =2,3)

Zündsignal

Zündsignal
Ionenstrom
TDC-Markierung

Ionenstrom
TDC-Markierung

Ionenstrom
(μ A)

Ionenstrom
(μ A)

Motordrehzahl: 1600rpm
B.M.E.P.:0.445MPa
Benzinmotor

Zylinderdruck (MPa)

Abb. 2 Vergleich der Restenergie zwischen Wasserstoff- und Benzinmotoren [2]

Abb. 3 Vergleich des Ionenstroms zwischen Benzin- und Wasserstoffmotoren [2]

2.

Höhere Temperatur der seitlichen Elektrode der Zündkerze

Die Frühzündung, die unter hoher Last zu Rückzündungen führt, ist vermutlich
auf das Vorhandensein von Hochtemperaturbereichen zurückzuführen, in denen
Hotspots im Brennraum existieren. Unter Hochlastbetriebsbedingungen tritt Rückzündung/Frühzündung aufgrund der hohen Temperatur der seitlichen Elektroden
der Zündkerze auf. Tatsächlich ist die hohe Temperatur der seitlichen Elektroden
der Zündkerze die Ursache für die Oberflächenzündung, wie von Heywood vorgeschlagen [18]. Um dies zu testen, installierten Kondo et al. Thermoelemente an
den seitlichen Eelektroden der Zündkerze und maßen die Temperatur [2]. Unter

Anormale Verbrennung in wasserstoffbetriebenen …
Abb. 4 Auswirkungen
einer wassergekühlten
Zündkerze auf die
Rückzündungsschwelle [2]

521

Luftzahl (λ)

Normales Kabel

Geändertes Kabel
Wassergekühlter Stecker

Motordrehzahl (U/min)

Hochlastbetrieb überschritt die Temperatur der seitlichen Elektroden der Zündkerze 900 °C, und das Gemisch aus Wasserstoff und Luft entzündete sich leicht.
Kondo et al. [2] zeigten auch, dass die Verwendung einer wassergekühlten Zündkerze ohne seitlichen Elektrode das Auftreten von Rückzündung/Frühzündung
unterdrücken kann, wie in Abb. 4 gezeigt [2].
3.

Kontinuierliche Verbrennungsreaktion an der oberen Kolbenringfläche

Koyanagi et al. [20] installierten einen Halter für eine fotografische Linse in einem
Zylinderkopf eines Motors, um die Verbrennung in einem Wasserstoffmotor zu
visualisieren. Aus diesen Experimenten wurde bestätigt, dass die Flamme auf der
gegenüberliegenden Seite der Zündkerze, nahe der Zylinderwand, erzeugt wurde.
Die leichte Verbrennungsreaktion, die in der oberen Kolbenringfläche verbleibt,
war die Ursache für die Frühzündung. In dieser Art von Wasserstoffmotor trat
die Frühzündung bei einem Bereich von mageren Gemischen auf. Daher wurde
die Beziehung zwischen dem Auftreten von Rückzündungen und der Temperatur
an der Spitze der Zündkerzenelektrode sowie die Erkennung des Lumineszenzspektrums der Flamme in der Nähe der Zündkerze untersucht und im Zusammenhang mit der Zündkerzentheorie, die vielversprechend erschien, studiert. Dann
wurden das Frühzündungsszeitpunkt und der Ort durch Erkennung des Flammenlumineszenzspektrums untersucht. Es wurde auch versucht, den Mechanismus der
Frühzündung, die die Rückzündung verursachen würde, zu klären.
So können diese drei Faktoren Rückzündungen/Frühzündungen verursachen,
wenn Wasserstoff in das Einlassventil zugeführt wird und die Verbrennung des
Wasserstoff-Luft-Gemisches im Motorzylinder durch Funken oder andere Mittel
gestartet wird. Methoden zur Unterdrückung abnormaler Verbrennung werden im
Detail in Abschn. 5 beschrieben.

522

N. Kawahara und U. Azimov

3 Klopfende Verbrennung
Im vorherigen Abschnitt haben wir Rückzündung/Frühzündung in Wasserstoff-SIMotoren und einige der beitragenden Faktoren untersucht. Beide Effekte beziehen
sich auf die abnormale Verbrennung, die in Wasserstoffmotoren beobachtet wird
und durch Zündung im Verdichtungs-/Ansaugprozess vor dem SI-Zeitpunkt verursacht wird. Klopfen hingegen tritt nach dem SI-Zeitpunkt auf.
In letzter Zeit sind Zylinder-Direkteinspritzsysteme zum Mainstream
geworden, da diese Konfiguration Rückzündungs-/Frühzündungsprobleme und
den sogenannten Aufladungseffekt aufgrund eines hohen Wasserstoffgaseingangs
vermeidet [10–12]. Direkte Wasserstoffeinspritzsysteme im Zylinder können
NOx-Emissionen unter mageren Bedingungen reduzieren. Allerdings tritt Klopfen
zusammen mit NOx-Emissionen auf, wenn der Kraftstoffdurchfluss erhöht wird,
um die Leistung zu steigern. Daher ist Klopfen in Wasserstoff-SI-Motoren schwer
zu vermeiden. Ein detailliertes Verständnis des Klopfphänomens ist notwendig.
Wenn ein homogenes Kraftstoff-Luft-Gemisch in einem Zylinder verbrennt,
steigen Druck und Temperatur des unverbrannten Gemischs (Endgas) mit der
Flammenausbreitung. Höhere Temperaturen und Drücke können eine spontane
Zündung eines Teils des unverbrannten Endgasgemischs verursachen. Wenn diese
Selbstzündung im Endgas schnell erfolgt, steigt der Druck im Endgasbereich aufgrund der schnellen Freisetzung der chemischen Energie des Endgaskraftstoffs
erheblich an. Der Erosionsschaden, den das Klopfen verursachen kann (aufgrund
von spannungsinduzierter Materialermüdung), fällt mit dem Ort dieses Hochdruckbereichs zusammen. Die Selbstzündung im Endgasbereich erzeugt auch
Druckwellen und Hochfrequenzoszillationen des Zylinderdrucks, die Motorklopfen verursachen. Klopfen ist der Name für das Geräusch, das durch die
Motorstruktur übertragen wird, wenn im Wesentlichen eine spontane Zündung
eines Teils des Endgases auftritt [18]. Die Selbstzündung und die Druckwellen
führen dazu, dass die thermische Grenzschicht in der Nähe der Zylinderwand und
des Kolbenkopfes zusammenbricht. Das Klopfen wird durch die Zündzeitpunktsteuerung kontrolliert. Eine Vorverlegung des Zündzeitpunkts erhöht die Klopfintensität [21].
Klopfen wird üblicherweise in Bezug auf seine Intensität definiert [22]. Die
Klopfintensität eines SI-Motors hängt von der Druckänderungsgeschwindigkeit im Brennraum ab. Abb. 5 zeigt Beispiele für den Druckverlauf unter Klopfbedingungen in einem Wasserstoff-SI-Motor in Bezug auf die Klopfintensität.
Bemerkenswerterweise wurden größere Druckoszillationen im Zylinder nach
der SI-Zeit unter Klopfbedingungen beobachtet. Die maximale Amplitude der
Hochfrequenzkomponente des Drucks (>2,5 kHz) wurde als Klopfintensität Kint
genommen.
Szwaja et al. [23] untersuchten die Klopfeigenschaften bei der Verbrennung
von Wasserstoff und Benzinkraftstoffen in einem funkengezündeten EinzylinderForschungsmotor mit Saugrohreinspritzung. Sie verwendeten einen Hochpassfilter mit einer Grenzfrequenz von 4 kHz, um die Druckverläufe im Zylinder

Anormale Verbrennung in wasserstoffbetriebenen …

523

Druck, MPa

Klopfintensität: Kint

Zeit, ms

Kurbelwinkel, Grad ATDC

Abb. 5 Definition der Klopfintensität

Abb. 6 Die APPP, bestimmt
aus der Testreihe von 300
aufeinanderfolgenden
Verbrennungsereignissen
gegen das
Motorkompressionsverhältnis
[24]

APPP - Av. Peak Pres.
Pulsationen (MPa)

bei der Verbrennungsklopfung in Wasserstoff- und Benzin-SI-Motoren zu
erfassen. Sie beobachteten nur geringe Unterschiede im Klopfen von Wasserstoff und Benzin basierend auf schnellen Fourier-Transformationsanalysen (FFT).
Darüber hinaus zeigten ihre Ergebnisse, dass die für Benzinmotoren verwendeten
Klopferkennungstechniken, wie z. B. ein im Block montierter piezoelektrischer
Beschleunigungsmesser, auch auf wasserstoffbetriebene SI-Motoren angewendet
werden können.
Szwaja und Naber [24] demonstrierten zwei Arten von Motorklopfen in
Wasserstoff-SI-Motoren, d. h. leichtes und schweres Klopfen, bei denen die
maximale Druckpulsation (PPP) und die durchschnittliche PPP (APPP) zur
Definition des Motorklopfens verwendet wurden. Abb. 6 zeigt die APPP für die
Zeitreihe, die bei verschiedenen Verdichtungsverhältnissen erfasst wurde. Leichtes
Klopfen wird durch die schnelle und instabile Verbrennung erzeugt, die durch die
Funkenentladung initiiert wird, aufgrund der schnellen Brenngeschwindigkeit
von Wasserstoff. Schweres Klopfen tritt aufgrund der Selbstzündung von unverbranntem Wasserstoff am Ende der Verbrennung auf.

Leichtes Klopfen
(ohne EndgasSelbstzündung)

Schweres Klopfen
(Endgas- Selbstentzündung)

Verdichtungsverhältnis (-)

N. Kawahara und U. Azimov

524

Druck, MPa

Druck, MPa

Abb. 7 Typische
Druckoszillationen im
Zylinder während des
Motorklopfens in einem
Wasserstoff-SI-Motor [25]

Druck, MPa

Klopfen, das vor der SI in Benzindirekteinspritzmotoren auftritt, wird als
Superklopfen bezeichnet. Superklopfen wird auch als Frühzündung, MegaKlopfen, langsame Frühzündung, stochastische Frühzündung usw. bezeichnet.
Wenn Superklopfen auftritt, steigt der Druck im Motorzylinder schneller an, was
zu Zylinder- und Kolbenschmelzen führt. Superklopfen wird durch Schmieröl
und feste Ablagerungen verursacht, die vom Zylinderwand in den Motorzylinder
gelangen [21]. In Wasserstoff-SI-Motoren kann die Frühzündung als Superklopfen
behandelt werden, wie in diesem Kapitel beschrieben.
Kawahara und Tomita untersuchten die Auswirkungen des SI-Zeitpunkts auf
die Klopfintensität [25]. Abb. 7 zeigt die Auswirkungen des SI-Zeitpunkts auf die
Druckoszillationen im Zylinder unter Klopfbedingungen. Nach dem Zündzeitpunkt steigt der Druck im Zylinder schnell an und beginnt stark zu oszillieren.

Anormale Verbrennung in wasserstoffbetriebenen …

525

Die Klopfintensitäten waren höher als die unter n-Butan-Bedingungen gefundenen
[26]. Die Klopfintensität KINT wurde bei jedem Zündzeitpunkt berechnet, indem
der Zündzeitpunkt θIT in Schritten von 5 Grad von 330 bis 370 Grad in einem
Gemisch mit einem Äquivalenzverhältnis f = 1,0 erhöht wurde. Die Klopfintensität KINT hatte einen maximalen Spitzenwert von 1,44 MPa bei 355° und wurde
kleiner, wenn der SI-Zeitpunkt θIT vor- oder nachverlegt wurde.
Fotografische Beobachtungen von Verbrennungsklopfen sind seit den 1930er
Jahren verfügbar und verbessern sich weiterhin mit Fortschritten in der Hochgeschwindigkeitskameratechnologie [27, 28]. Fotografische Bilder waren eine
wichtige Quelle für Einblicke in die Grundlagen des Verbrennungsklopfens, da der
Verbrennungsprozess, der zum Klopfen führt, extrem schnell abläuft. Wasserstoffbetriebene Flammen sind jedoch aufgrund ihrer geringen Strahlungsniveaus und
schnellen Ausbreitung schwer in Fotografien festzuhalten.
Kawahara et al. [26] visualisierten selbstentzündete Kerne während des Motorklopfens und führten eine spektrale Analyse der Niedertemperaturkinetik innerhalb des Endgasmischung durch. Kawahara und Tomita [25] visualisierten
ebenfalls Selbstzündung und Druckwellen in einem Wasserstoff-SI-Motor, bei
dem eine Hochgeschwindigkeitsfarbkamera verwendet wurde, um Klopfgeräusche
zu erfassen, während das Endgas durch die turbulente Flammenausbreitung
komprimiert wurde. Abb. 8 zeigt Zeitreihenbilder bei einem bestimmten Kurbelwinkel für sowohl normale als auch klopfende Motorzyklen, zusammen mit den
Zylinderdruckverläufen. Diese Bilder wurden mit einer Kamerageschwindigkeit von 60 kframes/s aufgenommen. Die oberen Bilder der Abbildung entsprechen dem normalen Motorzyklus (H2 + Luftgemisch, Äquivalenzverhältnis
φ = 1,0, Anfangsdruck P0 = 60 kPa, Zündzeitpunkt θIT = 360°), während die
unteren Bilder dem klopfenden Motorzyklus entsprechen (H2 + O2 + Ar-Gemisch,
Äquivalenzverhältnis φ = 1,0, P0 = 40 kPa, θIT = 360°). Die Klopfintensität,
Kint, betrug 1,53 MPa. Nach dem Auftreten des Funkens breitete sich eine vorgemischte Flamme von der unteren rechten Seite zur oberen linken Seite des
Motors aus (Bilder a–g) im normalen Zyklus. Es gab eine gewellte Flammenfront, und es traten keine selbstentzündeten Kerne im Endgasbereich auf. Bezüglich des klopfenden Zyklus ist die Selbstzündung des Endgases in der oberen
linken Ecke des Motors in Bild D zu sehen; sie wuchs in der Größe, wie in Bild
E gezeigt. Die Druckwellenbewegung von der oberen linken zur unteren rechten
Seite wird durch den Bereich von bläulich-weißer hoher Intensität in den Bildern
D und E angezeigt. Die Druckwelle passierte den Visualisierungsbereich in Bild
F. Der Kern in der oberen linken Ecke des Motors berührte die sich ausbreitende
reguläre Flammenfront, die in Bild E gezeigt wird, was auf eine höhere Leuchtkraft der Flamme hinweist. Die leuchtende Wasserstoffflamme war unerwartet, da
der Kraftstoff keinen Kohlenstoff enthielt; jedoch verwendeten sie ein Schmieröl,
das Molybdändisulfid und Fettöl an der Zylinderwand enthielt, um den Kolbenring zu schmieren. Flammen aus dem Schmieröl sind in Abb. 9 sichtbar. Nach
der Selbstzündung der Endgasmischung traten starke Oszillationen des Zylinderdrucks auf. Abb. 9 zeigt die Druckwellenbewegung, beginnend mit der Selbstzündung der Endgasmischung (H2 + O2 + Ar-Gemisch, Äquivalenzverhältnis

Selbstzündung

Kurbelwinkel, deg.

Normaler Zyklus

Druckwelle

Kurbelwinkel, deg.
Klopfzyklus

Abb. 8 Zeitreihe von Hochgeschwindigkeits-Direktaufnahmen für sowohl normale als auch klopfende Motorzyklen [25]

Flammenfront

Druck, MPa

Flammenfront

526
N. Kawahara und U. Azimov

Selbstzündung

Aufnahmegeschwindigkeit=250.000fps(4μs/Bild)
Belichtungszeit=2μs

Druckwelle

Druck, MPa

Druckwelle

Abb. 9 Visualisierung der durch die initiale Selbstzündung im Endgas induzierten Druckwelle [25]

Druck, MPa

Druckwelle

Druckwelle

Anormale Verbrennung in wasserstoffbetriebenen …
527

528

N. Kawahara und U. Azimov

φ = 1,0, P0 = 40 kPa, θIT = 340°), zusammen mit den Zylinderdruckverläufen.
Diese Bilder wurden direkt mit einer Monochromkamera aufgenommen, die mit
einer Geschwindigkeit von 250 kframes/s arbeitete. Starke Selbstzündung der
Endgasmischung trat auf der oberen linken Seite der Brennkammer unter Timing
A auf, aufgrund der schnellen Ausbreitung der regulären Flammenfront und des
schnellen Anstiegs des Zylinderdrucks. Der große Dichtegradient der Druckwelle breitete sich dann zur unteren rechten Seite des Motors aus und passierte
den Visualisierungsbereich unter Timing F. Der Phasenunterschied zwischen den
visualisierten Bildern und dem Zylinderdruck, der in der Abbildung gezeigt wird,
ist das Ergebnis unterschiedlicher Messorte und der Schallgeschwindigkeit, die
durch die Druckwelle erzeugt wird. Eine FFT-Analyse des Zylinderdrucks zeigte
Oszillationsfrequenzen von 7,1 und 12,1 kHz. Die 7,1 kHz-Frequenz ist die natürliche Schwingungsfrequenz des ersten transversalen Modus des Zylindergases,
und 12,1 kHz entspricht dem zweiten transversalen Modus. Diese Oszillationsfrequenz des Zylinderdrucks wurde durch die Ausbreitungsgeschwindigkeit der
Druckwelle bestätigt, die etwa 1147 m/s betrug (aus den Bildern gewonnen).
Daher wurde die Oszillation des Klopfdrucks durch eine stehende Welle verursacht, die von dem selbstentzündeten Kern ausging und zwischen den Zylinderwänden schwankte. Die Oszillationen der Druckwelle in den Bildern waren mit
den Zylinderdruckoszillationen synchronisiert.
Die Selbstzündung im Endgasbereich, der durch die sich ausbreitende
Flammenfront komprimiert wird, kann mit einer Hochgeschwindigkeitsvideokamera visualisiert werden. Klopfen wird durch Selbstzündung im unverbrannten Endgas verursacht, das durch eine vorgemischte Ausbreitungsflamme
aufgrund des SI komprimiert wird. Da Wasserstoff mit hoher Geschwindigkeit verbrennt, wird das Endgas schnell durch die vorgemischte Ausbreitungsflamme komprimiert. Der schnelle Druckanstieg, der durch die Selbstzündung
im Endgas verursacht wird, erzeugt eine Druckwelle, die zu starken Oszillationen
des Zylinderdrucks führt. In der Studie von Kawahara und Tomita [25] wurde
während des Verbrennungsklopfens eine starke leuchtende Flamme aufgrund des
Abbaus von Schmierfett, das auf den Kolbenring aufgetragen wurde, beobachtet.
Die resultierende Selbstzündung und Druckwelle verursachten den Abbau der
thermischen Grenzschicht in der Nähe der Zylinderwand und des Kolbenkopfes,
was diese Komponenten beschädigte. Bemerkenswerterweise wurde dieser
Schaden sowohl bei herkömmlichen Kraftstoffen (wie Benzin) als auch bei
Wasserstoffkraftstoff beobachtet.

4 Modellierung von abnormaler Verbrennung
In Wasserstoffmotorsimulationen bietet die Verwendung eines einfachen, eindimensionalen (1-D) Modells eine Grundlage für dreidimensionale (3-D) Modellsimulationen und Optimierungsprozesse. Li und Karim [29] entwickelten ein
Zwei-Zonen-Modell, das in der Lage ist, die Leistung von Wasserstoffmotoren

Anormale Verbrennung in wasserstoffbetriebenen …

529

vorherzusagen, einschließlich des Auftretens von Klopfen. Sie untersuchten die
Auswirkungen des Verdichtungsverhältnisses, der Ansaugtemperatur und des
Zündzeitpunkts auf die klopfbegrenzenden Äquivalenzverhältnisse. Ihre Ergebnisse zeigten, dass das Verdichtungsverhältnis und die Ansaugtemperatur die
Hauptparameter sind, die das klopfbegrenzende Äquivalenzverhältnis beeinflussen, und dass das klopfbegrenzte Äquivalenzverhältnis als Funktion des Verdichtungsverhältnisses vorhergesagt werden kann. Sie stellten auch fest, dass sich
der klopffreie Betriebsbereich der Mischung mit zunehmendem Verdichtungsverhältnis und/oder Ansaugtemperatur erheblich verengt.
Song und Song [30] verwendeten ein Motorsimulationsprogramm, das auf 1-D
Strömungsdynamik basiert, um die Strömung und den Wärmetransfer in den Rohrleitungen und anderen Strömungskomponenten von Motorsystemen darzustellen.
Der Verbrennungsprozess basierte auf einem chemischen Kinetikmechanismus.
Durch den Vergleich mit experimentellen Ergebnissen konnten sie die Motorleistung und Emissionen über einen weiten Parameterbereich vorhersagen.
Wasserstoff ist ein effektiver Regler für die homogene Kompressionszündung
(HCCI) von methanbetriebenen Motoren. Die Zugabe von Wasserstoff ermöglicht den Motorbetrieb mit verbesserter Leistung und Emissionen und neigt dazu,
die Klopfintensität zu reduzieren. Mit Fortschritten in der Computertechnologie
wurde 3-D Computational Fluid Dynamics (CFD) verwendet, um ausgeklügelte
Modelle von Verbrennungsmotoren zu erstellen [31–33]. Mehrdimensionale
Modelle wenden Massen-, Impuls-, Energie- und Artenerhaltung an, um Motorzyklen, Strömung und Leistung genau vorherzusagen. CFD wurde auch auf
Selbstzündungsphänomene im Endgasbereich angewendet, um den Verdichtungszyklus, chemische Reaktionen von Wasserstoff-Luft-Gemischen und Flammenausbreitung zu simulieren. Liu und Karim [31] entwickelten ein turbulentes,
transientes 3D-Vorhersagemodell und wandten es auf das HCCI-Motorsystem an.
Sie nutzten detaillierte chemische Kinetiken der Oxidation und Selbstzündung
von Wasserstoff, um die Zündverzugszeit von Wasserstoff-Luft-Gemischen vorherzusagen. Ye et al. [32] und Li et al. [33] verwendeten kommerzielle 3D-Verbrennungssimulationswerkzeuge, um das Klopfen in Wasserstoff-SI-Motoren
vorherzusagen. Sie verwendeten eine RANS-Simulation als Turbulenzmodell und
detaillierte chemische Reaktionsmechanismen. Um Druckoszillationen bei Auftreten von Klopfen zu erfassen, wurde die Courant-Friedrichs-Lewy-Zahl während
der Verbrennungsperiode angepasst, was die Vorhersage der Klopfintensität aus
den Selbstzündungsparametern ermöglichte, die im Endgasbereich nach der SI
gemessen wurden.
Der Mechanismus der Druckwellenerzeugung durch Selbstzündung im
Endgas ist wichtig für das Verständnis von Klopfphänomenen. Bradley et al.
[34–37] vermuteten, dass die Selbstzündung und die Druckimpulse, die an Hotspots entstehen, mit dem Klopfen in Benzinmotoren und Wasserstoffsystemen
zusammenhängen [37]. Sie untersuchten die Selbstzündung an Hotspots und den
Einfluss der Selbstzündungsverbrennungsrate auf die Amplitude der induzierten
Druckwellen. Ihre Forschung ergab ein Detonationshalbinsel-Regime basierend
auf der Zündverzug und der Anregungszeit, wie im Diagramm in Abb. 10 des

530

N. Kawahara und U. Azimov

Abb. 10 Entwicklung der
Detonationshalbinsel im
Diagramm von ξ gegen ε [35]

ENTWICKLUNG
DER DETONATION

ξ/ε-Koordinatendiagramms gezeigt, wobei ξ die durch die Selbstzündungsgeschwindigkeit normalisierte Schallgeschwindigkeit und ε die Aufenthaltszeit der
Schallwelle im Selbstzündungshotspot ist, normalisiert durch die Anregungszeit.
Dieses Diagramm ist nützlich zur Bewertung des Motorklopfens. Die Amplitude
und Frequenz der induzierten Druckwellen nehmen mit dem Temperaturgradienten
zu; der Temperaturgradient hängt vom Verhältnis der Schallgeschwindigkeit durch
das Gemisch zur lokalen Geschwindigkeit der selbstzündenden Front ab [38]. Sie
bestätigten Folgendes aus ihren Analysen:
1. Entwicklung der Selbstzündung an einem einzelnen Hotspot in einem Motor;
und
2. Selbstzündungsfronten, die von mehreren Hotspots initiiert werden.
Bemerkenswerterweise zeigten ihre Ergebnisse, dass höhere selbstzündende Ausbreitungsgeschwindigkeiten zu zunehmend schwerwiegendem Motorklopfen
führen, selbst in einem Wasserstoff-SI-Motor.

5 Methoden zur Verhinderung abnormaler Verbrennung
Da Frühzündung ein stochastisches Ereignis ist, sind detaillierte Untersuchungen
der Frühzündung kompliziert, und die tatsächliche Ursache der Frühzündung ist
oft nichts weiter als Spekulation. Quellen für die Verbrennung der Frischladung
während des Verdichtungstakts umfassen heiße Zündkerzen oder Zündkerzenelektroden, heiße Auslassventile oder andere Hotspots in der Brennkammer,
Restgas oder verbleibende heiße Ölpartikel aus vorherigen Verbrennungsereignissen [39] sowie Restladung des Zündsystems. Im Allgemeinen können sowohl

Anormale Verbrennung in wasserstoffbetriebenen …

531

hohe Temperaturen als auch Restladung Frühzündung verursachen. Aufgrund der
Abhängigkeit der minimalen Zündenergie vom Äquivalenzverhältnis ist die Frühzündung ausgeprägter, wenn sich die Wasserstoff-Luft-Gemische den stöchiometrischen Werten nähern. Auch Betriebsbedingungen bei erhöhter Motordrehzahl
und Motorlast sind aufgrund höherer Gas- und Bauteiltemperaturen anfälliger für
das Auftreten von Frühzündung.
Rückzündung, oder Rückschlag, beschreibt die Verbrennung der frischen
Wasserstoff-Luft-Ladung während des Ansaugtakts in der Brennkammer des
Motors und/oder im Ansaugkrümmer [40]. Mit der Öffnung der Einlassventile
wird das frische Wasserstoff-Luft-Gemisch in die Brennkammer angesaugt.
Wenn die frische Ladung an heißen Stellen der Brennkammer, heißem Restgas
oder Partikeln oder verbleibender Ladung im Zündsystem gezündet wird, tritt
eine Rückzündung auf, ähnlich wie bei Frühzündung. Der Hauptunterschied
zwischen Rückzündung und Frühzündung ist der Zeitpunkt, zu dem die Anomalie
auftritt. Frühzündung findet während des Verdichtungstakts statt, wenn die Einlassventile bereits geschlossen sind, während Rückzündung bei geöffneten Einlassventilen auftritt. Dies führt zu einer Verbrennung und einem Druckanstieg im
Ansaugkrümmer, was nicht nur deutlich hörbar ist, sondern auch das Ansaugsystem beschädigen oder zerstören kann. Aufgrund der geringeren Zündenergie
ist das Auftreten von Rückzündungen wahrscheinlicher, wenn sich die Gemische
der Stöchiometrie nähern. Da die meisten Betriebsstrategien mit Wasserstoff-DI
die Einspritzung nach dem Schließen der Einlassventile starten, ist das Auftreten
von Rückzündungen im Allgemeinen auf Konzepte der externen Gemischbildung
beschränkt. Die folgenden Methoden wurden vorgeschlagen, um Rückzündungen/
Frühzündungen oder Motorklopfen in Wasserstoff-SI-Motoren zu vermeiden [3, 7,
15, 41]:
1.
2.
3.
4.
5.
1.

Optimale Zündkerzengeometrie;
Reduktion der Restzündenergie im Zündsystem;
Optimale Kühlung des Motorenkopfs;
Direkte Wasserstoffeinspritzung in den Motorzylinder; und
Magerbetrieb und Abgasrückführung.
Optimale Zündkerzengeometrie

Wie in früheren Abschnitten erklärt, tritt Rückzündung/Frühzündung auf, wenn
die Zündkerzen heiß werden und das Wasserstoff-Luft-Gemisch im Motorzylinder
gezündet wird, bevor der Funke ausgelöst wird. Es ist notwendig, die Position
der Zündkerze am Motorzylinderkopf zu optimieren, damit die Zündkerze nicht
übermäßig überhitzt. Fontanesi et al. [42] untersuchten den Effekt der Zündkonfiguration auf die Zyklus-zu-Zyklus-Variabilität der Verbrennung und des
Klopfens mittels Large-Eddy-Simulation. Sie fanden heraus, dass die Ausrichtung
der Zündkerzenelektroden das Strömungsfeld für jeden Zyklus beeinflusst, aber
eine vernachlässigbare Rolle bei der statistischen zyklischen Variabilität spielt,
was indirekt das Fehlen einer vorgeschriebenen Ausrichtung rechtfertigt. Was
die Position der Zündkerze betrifft, so zeigt die numerische Analyse, dass das

N. Kawahara und U. Azimov

532

Verschieben der Elektroden zur Einlassseite hin das Klopfgrenze leicht verbessert, hauptsächlich aufgrund einer Reduktion des Spitzendrucks im Zylinder.
Im Allgemeinen wird davon ausgegangen, dass Verbesserungen nur durch eine
gleichzeitige Modifikation der Kraftstoffstrahlausrichtung und -phasen erreicht
werden können. Forte et al. [43] bewerteten die Auswirkungen eines Zwillingszündsystems auf die Verbrennungsstabilität eines Hochleistungs-Motoren mit
Saugrohreinspritzung. Sie wendeten eine numerische Methodik an, die auf einer
Störung des initialen Kerns durch eine statistische Bewertung der Gemischbedingungen am Zündort basiert, und verwendeten ein Lagrange-Zündmodell, um
die statistische Verteilung des Gemischs um die Zündkerzen zu berücksichtigen.
Die Analyse der Druckverläufe in der gesamten Brennkammer ermöglichte es,
die Hauptmerkmale des Klopfens des Motors zu definieren. Es wurde festgestellt,
dass die Zwillingszündungsentwicklung nicht achsensymmetrisch war, sodass die
Selbstzündungszone hauptsächlich die tangentialen natürlichen Frequenzen der
Kammer und dann die radialen aktivierte.
2.

Reduktion der Restzündenergie im Zündsystem

In Wasserstoffmotoren führt die Verwendung von Wasserstoff als Kraftstoff zu einer
abnormalen Ladungsansammlung im Zündsystem, was zu Rückzündung/Frühzündung führt. Rückzündung/Frühzündung kann vermieden werden, indem die
Zündkodierung und das Zündsystem verbessert werden, um die Restzündenergie
zu minimieren. Chen et al. [44] untersuchten den Einfluss der Zündenergiephasen
und der Funkenstrecke auf die Verbrennung in einem homogenen DirekteinspritzBenzin-SI-Motor. Die Ergebnisse zeigten, dass die Größe der Funkenstrecke der
dominierende Faktor ist und dass die Zündkerze mit kleinerer Funkenstrecke eine
geringere EGR-Toleranz als die mit größerer Funkenstrecke aufweist. Die Ergebnisse zeigten auch, dass die Erhöhung der Gesamtdauer durch kontinuierliche oder
diskontinuierliche Entladungen die Verbrennungsstabilität und die EGR-Toleranz
verbessert. Aleiferis et al. [45] untersuchten die Auswirkungen der Zündenergie
und der Wärmeverluste an die Elektroden auf die Flammenkernentwicklung in
einem Magerbetrieb-SI-Motor. Sie schlugen vor, dass die zyklischen Variationen
in der Zündenergie und -dauer nicht die Hauptursachen für die beobachtete
zyklische Variabilität im Flammenkernwachstum sind, sondern möglicherweise das
Strömungsfeld, das inhärent mit Variationen in den Funkenspuren gekoppelt ist, der
Faktor ist, der selbst die damit verbundene Flammenkernvariabilität verursacht.
Ein mageres Luft-Kraftstoff-Gemisch reduziert die Wahrscheinlichkeit, eine
entzündbare Zusammensetzung zum Zündzeitpunkt zwischen den Zündkerzenelektroden zu haben; die Verdünnung reduziert die Verbrennungsgeschwindigkeit
und stark verdünnte Gemische sind schwer zu zünden; höhere Verdichtungsverhältnisse verursachen höhere Druckwerte im Zylinder am Ende des Verdichtungstakts, was sich auf die Durchbruchseigenschaften auswirkt. Folglich
arbeitet die Zündkerze unter strengeren Bedingungen in der Brennkammer
und der Einsatz konventioneller Zündsysteme kann zu unvollständiger Verbrennung oder Fehlzündungen führen. Bemühungen konzentrierten sich auf die

Anormale Verbrennung in wasserstoffbetriebenen …

533

Verbesserung konventioneller Zündsysteme oder die Entwicklung alternativer
Methoden zur Einleitung der Verbrennung. Eine dieser Methoden wurde von
Mariani und Foucher [46] vorgeschlagen, die die Ergebnisse von Experimenten
an einem mit einem Hochfrequenz-Plasma-Zündsystem (RFSI) ausgestatteten
Ottomotor zeigten. Die Ergebnisse zeigten, dass das RFSI den Wirkungsgrad
des Motors verbesserte, die Magergrenze der Verbrennung erweiterte und die
zyklische Variabilität im Vergleich zur konventionellen Zündkerze für alle Testbedingungen reduzierte. Der Einsatz des RFSI hatte auch positive Auswirkungen
auf die Emissionen von Kohlenmonoxid und unverbrannten Kohlenwasserstoffen, während die Stickoxidemissionen aufgrund höherer Temperaturen in der
Brennkammer anstiegen. RFSI könnte ein innovatives Zündgerät für moderne
Verbrennungsmotoren darstellen und die Kompatibilitätsprobleme anderer nichtkonventioneller Zündsysteme überwinden.
3.

Optimale Kühlung des Motorenkopfs

Oberflächenzündung im Motorenkopf und an den Auslassventilen verursacht
Rückzündung/Frühzündung. Oberflächenzündung tritt vor der Zündung auf, wenn
der Motorenkopf und die Auslassventile unter hoher Last heiß werden. Es ist
wichtig, die Zündung zu vermeiden. Trenc et al. [47] untersuchten die Strategien
zur optimalen Zylinderkühlung für fortschrittliche Dieselmotoren. Sie kamen zu
dem Schluss, dass eine variable Umfangskühlkanalgeometrie (konvergierend und
divergierend) oder ein asymmetrischer geteilter Strömung mit angepasster Einlasskühlmitteldüse angewendet werden kann, um eine bessere Umfangstemperaturverteilung zu erreichen, insbesondere im oberen Teil des Zylinderliners.
4.

Direkte Wasserstoffeinspritzung in den Motorzylinder

Um Rückzündungen/Frühzündungen zu vermeiden, muss in einem WasserstoffSI-Motor ein Direkteinspritzssystem verwendet werden. Die Direkteinspritzung
eliminiert das brennbare Gemisch aus dem Ansaugtrakt und ist auch wirksam
zur Steigerung der Motorleistung und zur Reduzierung der NOx-Emissionen.
Untersuchungen haben gezeigt, dass eine späte Einspritzung von Wasserstoff die
NOx-Emissionen aufgrund des resultierenden geschichteten Betriebs erheblich
reduziert, selbst unter hohen Motorlastbedingungen. Die Direkteinspritzung wird
als eine effektive Methode für Wasserstoff-SI-Motoren angesehen, um Rückzündungen/Frühzündungen oder Motorklopfen zu unterdrücken. Takagi et al. [13]
untersuchten die Möglichkeiten zur Verbesserung des effektiven Wirkungsgrads
und Reduzierung der NOx-Emissionen durch Verbrennung eines kontrollierten
Strahlwolke in Hochdruck-Direkteinspritz-Wasserstoffmotoren. Diese Technik
wurde vorgeschlagen, um die Verbrennung eines fetten Gemisches zu erreichen.
Aus diesen Ergebnissen haben die Autoren festgestellt, dass bei hohem λ und
niedrigem Lastbetrieb eines Direkteinspritz-Wasserstoffmotors das Verzögern des
Einspritzbeginns (SOI) die Bildung von unverbrannten Wasserstoffemissionen
deutlich reduzieren und der effektive Wirkungsgrad erheblich verbessern kann,
verglichen mit der Verbrennung in einem frühen Stadium der Einspritzzeit,

N. Kawahara und U. Azimov

534

wie zum Beispiel zu Beginn des Verdichtungshubs, die auf die Bildung eines
­homogenen Gemisches abzielt. Ein fettes Gemischplume wurde nahe der Mitte
der Brennkammer gebildet, wo sich die Zündkerze befand, und war vermutlich durch eine zentroidale axiale Ladungsschichtung gekennzeichnet. Diese
Schichtung wurde durch eine Kombination von Faktoren wie: dem Drallfluss des
Gasströmungsfeldes in der Brennkammer des Testmotors, der Einspritzung des
Wasserstoffstrahls in Richtung des Drallflusses und der Schalenform der Brennkammergeometrie erreicht.
5.

Magerverbrennung und Abgasrückführung

Rückzündungen/Frühzündungen werden durch höhere Temperaturen des verbleibenden Abgases im Motorzylinder verursacht. Motorklopfen wird durch die
Selbstzündung des Endgases verursacht, das durch die turbulente Flammenausbreitung nach der Zündung komprimiert wird. Die Magerverbrennungstechnologie und die Abgasrückführung (EGR) sind wirksame Ansätze zur Kontrolle
von Rückzündungen/Frühzündungen oder Motorklopfen. Ein mageres Gemisch
oder eine Gemischverdünnung im Endgasbereich kann die Selbstzündung im
Endgasbereich unterdrücken. Takagi et al. [13] schlugen das Plume Ignition
Combustion Concept (PCC) vor, bei dem die Wolke des Wasserstoffstrahls nach
Abschluss der Kraftstoffeinspritzung gezündet wird. Sie untersuchten die Wirkung
der Verzögerung des Einspritzzeitpunkts bis spät in den Verdichtungshub, jedoch
leicht vor dem ursprünglichen PCC, um den effektiven Wirkungsgrad zu verbessern. Diese Effekte resultierten aus einem zentroidal axial geschichteten
Gemisch, das eine relativ hohe Ladung in der Nähe der Zündkerze positioniert.
Ein sehr mageres Gemisch oder eine Gemischverdünnung des Endgasbereichs,
das durch die Flammenfrontausbreitung komprimiert wird, ist wirksam, um
Motorklopfen zu vermeiden. Berntsson und Denbratt [48] untersuchten die
HCCI-Verbrennung mit einem zündkerzengezündeten geschichteten mageren
Wasserstoffgemisch und erhielten OH-Chemilumineszenzbilder mittels Hochgeschwindigkeitsvisualisierung, um die turbulente Flammenausbreitung von der
Zündkerze zu erkennen. Sie zeigten, dass die Flammenfrontausbreitung durch die
Wasserstoffladung verwendet werden kann, um den Betriebsbereich der HCCIVerbrennung, insbesondere bei niedrigeren Lasten, zu erweitern. Sakashita et al.
[49] versuchten, den Beginn der Wärmefreisetzung in wasserstoffbetriebenen
HCCI-Verbrennungen durch die Verwendung von SI zur Unterstützung der Selbstzündung zu steuern. Sie zeigten, dass einen verbesserten effektiven Wikrungsgrad,
reduzierte Verbrennungsschwankungen und ein erweiterter stabiler Betriebsbereich gleichzeitig durch die Hinzufügung von SI-Unterstützung zu einem
wasserstoffbetriebenen HCCI-Motor erreicht werden können. Die zündkerzenunterstützte wasserstoffbetriebene HCCI-Verbrennung zeigt einen stabilen Betrieb
unter magereren Gemischbedingungen und einen klopffreien Betrieb unter fetten
Gemischbedingungen, indem die DME-Mischrate reduziert wird.

Anormale Verbrennung in wasserstoffbetriebenen …

535

Wie in 13.3 beschrieben, haben die meisten Studien zur Selbstzündung des
Endgases festgestellt, dass Klopfen Motoren negativ beeinflusst. In letzter Zeit
wurden Versuche unternommen, den effektiven Wirkungsgrad durch Kontrolle der
Selbstzündung des Endgases, die durch Flammenkompression verursacht wird,
zu verbessern. Wenn die Druckwelle nicht erzeugt wird, wird die Temperaturgrenzschicht nicht zerstört und es besteht keine Gefahr des Schmelzens von
Zylinder/Kolben. Daher kann die Anpassung der Selbstzündung des Endgases
die Verbrennungseffizienz und den effektiven Wirkungsgrad verbessern. Beispielsweise wurde die PREMIER-Verbrennung als Mittel zur Selbstzündung im
Endgasbereich in Zweistoffmotoren vorgeschlagen [50]. Die PREMIER-Verbrennung könnte signifikante Verbesserungen des effektiven Wirkungsgrads
des Motors bringen. Die PREMIER-Verbrennung wird hauptsächlich bei aufgeladenen Gasmotoren angewendet, wie z. B. dieselbetriebenen Zweistoffmotoren. Während die durch Dieseleinspritzung oder eine Zündkerze induzierte
Zündung fortschreitet, tritt im Endgasbereich eine Selbstzündung auf, da dieser
durch die Hauptverbrennung erhitzt wird. Während des Hauptverbrennungszyklus wird die Wärmefreisetzung von der Flammenausbreitung dominiert. Die
PREMIER-Verbrennung ist der normalen Verbrennung hinsichtlich Leistung und
effektiven Wirkungsgrad deutlich überlegen. Sie verursacht keine großen Druckschwankungen, die einer der Hauptverursacher von Motorklopfen sind.
Roy et al. [51] untersuchten die Motorleistung und Emissionen eines aufgeladenen Motors, der im Zweistoffbetrieb mit Wasserstoff betrieben und durch
eine Pilotmenge Dieselkraftstoff gezündet wurde. Ihre Strategie bestand darin, den
Einspritzzeitpunkt zu optimieren, um die Motorleistung für verschiedene Kraftstoff-Luft-Äquivalenzverhältnisse zu maximieren, ohne Klopfen und innerhalb der
Grenzen des maximalen Zylinderdrucks. Der Motor wurde zuerst unter Wasserstoffbetriebsbedingungen getestet, bis zum maximal möglichen Kraftstoff-LuftÄquivalenzverhältnis von 0,3, wie in Abb. 11 gezeigt. Ein maximaler mittlerer
effektiver Druck (IMEP) von 908 kPa und ein effektiver Wirkungsgrad von etwa
42 % wurden im Wasserstoff-Zweistoffmotor erreicht. Das Äquivalenzverhältnis konnte aufgrund des Klopfens des Motors nicht weiter erhöht werden. Daher
wurde durch die Verdünnung mit N2-Gas mehr Energie aus Wasserstoff ohne
Klopfen zugeführt, und ein IMEP, der etwa 13 % höher war als der ohne Ladungsverdünnung, wurde erreicht.
Daher kann eine effektive Nutzung der Selbstzündung des Endgases in Wasserstoff-Verbrennungsmotoren die Verbrennungseffizienz verbessern und somit zu
einem höheren effektiven Wirkungsgrad beitragen. Durch eine effektive Kontrolle
der Selbstzündungsprozesse des Endgases wird es möglich sein, den effektiven
Wirkungsgrad gleichzeitig zu verbessern und Frühzündungen/Rückzündungen und
Klopfen zu vermeiden.

N. Kawahara und U. Azimov

Zylinderdruck (MPa)

Zylinderdruck (MPa)

Abb. 11 Zylinderdruck und
Wärmefreisetzungsrate von
Wasserstoff [51]

Zylinderdruck (MPa)

536

Kurbelwinkel (deg.)

6 Zusammenfassung
In diesem Kapitel wurden Vorzündung/Rückzündung und Klopfen in Wasserstoff-Verbrennungsmotoren ausführlich erklärt. Wenn ein Verbrennungsmotor mit
Wasserstoff betrieben wird, der durch das Einlassventil zugeführt wird, beginnt die
Verbrennung, bevor der Funke ausgelöst wird. Frühzündung bezieht sich auf den
Beginn der Verbrennung während des Verdichtungsprozesses, und Rückzündung
bezieht sich auf den Beginn der Verbrennung während des Ansaugprozesses. Die
folgenden drei Faktoren sind Hauptursachen für die Rückzündung/Vorzündung
von Wasserstoff-Verbrennungsmotoren: 1) Abnormale Funkenentladung während
des Ausstoss- und Ansaugtakts; 2) Höhere Temperatur der seitlichen Elektrode der
Zündkerze; 3) Kontinuierliche Verbrennungsreaktion an der oberen Kolbenringfläche.
Die Erhöhung des Äquivalenzverhältnisses durch Verringerung des LuftKraftstoff-Verhältnisses, insbesondere für ein stöchiometrisches Gemisch,

Anormale Verbrennung in wasserstoffbetriebenen …

537

um eine höhere Leistung zu erzielen, verursacht Klopfen im Motor, selbst in
Direkteinspritz-SI-Motoren. Daher ist es wichtig, die Mechanismen zu verstehen,
die dem Klopfen in wasserstoffbetriebenen Motoren zugrunde liegen, um deren
Leistung und effektiven Wirkungsgrad zu verbessern. Die höhere Flammengeschwindigkeit während der Wasserstoffverbrennung führt zu einem guten
effektiven Wirkungsgrad, da eine schnelle Verbrennung erreicht werden kann; dies
geschieht jedoch auf Kosten eines erhöhten Wärmeverlusts durch die Zylinderwand sowie der Entwicklung von Motorklopfen unter Hochlastbedingungen.
Während der klopfenden Verbrennung tritt Selbstzündung im Endgasbereich
auf, bedingt durch turbulente Flammen, die sich nach der Funkenzündung ausbreiten. Solche Selbstzündungen des Endgases erzeugen auch Druckwellen und
hochfrequente Schwingungen des Zylinderdrucks, die die thermische Grenzschicht in der Nähe der Zylinderwand und des Kolbenkopfes aufbrechen. Dies ist
bemerkenswerterweise der Hauptmechanismus, der zu Schäden an der Zylinderwand und am Kolben führt, die mit dem Motorklopfen verbunden sind. Kürzlich
wurden einige Versuche unternommen, den effektiven Wirkungsgrad des Motors
zu verbessern, indem die Selbstzündung des Endgases, die durch Flammenausbreitungskompression verursacht wird, kontrolliert wird. Diese Studien kamen
zu dem Schluss, dass es wichtig ist, die Selbstzündung des Endgases effektiv zu
kontrollieren, was dazu beitragen würde, den effektiven Wirkungsgrad zu verbessern und gleichzeitig Vorzündung/Rückzündung und Klopfen zu vermeiden.

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Wasserstoffbetriebene NiedertemperaturVerbrennungsmotoren
Mohit Raj Saxena und Rakesh Kumar Maurya

Zusammenfassung Energieversorgungssicherheit, der rasche Abbau der Rohölreserven und strenge Emissionsnormen erfordern sauberere und effizientere
Verbrennungstechnologien für Motoren. Fortschrittliche Niedertemperatur-Verbrennungsregime (LTC) wie HCCI, RCCI usw. haben einen verbesserten effektiven
Wirkungsgrad und eine gleichzeitige Reduktion von NOx und Rußemissionen
gezeigt. Diese Verbrennungsregime sind kraftstoffflexibel. Die Eigenschaften von
Wasserstoff (wie breitere Zündgrenzen, höhere laminare und turbulente Brenngeschwindigkeiten und bessere Flammenstabilität) und seine verbesserte Leistung
motivieren seine Anwendung in LTC-Motoren. Wasserstoff kann effektiv als Kraftstoff in CI-Motoren mit fortschrittlichen LTC-Strategien verwendet werden. Dieses
Kapitel stellt die Eigenschaften von wasserstoffbetriebenen konventionellen Zweistoff-, HCCI- und RCCI-Motoren vor. Zuerst wird die Kraftstoffeinspritzstrategie
für konventionelle Zweistoff-, HCCI- und RCCI-Verbrennungsmodi diskutiert.
Zweitens wird eine detaillierte Analyse der Leistungsmerkmale (einschließlich
spezifischem Kraftstoffverbrauch, effektiver Wirkungsgrad), der Verbrennung
(einschließlich Zündverzugszeit, Wärmefreisetzungsrate, Verbrennungsphasen und
-dauer, Klingelintensität) und der Emissionen (einschließlich NOx, Ruß, CO und
HC) präsentiert. Schließlich werden die Herausforderungen im Zusammenhang mit
Wasserstoff in HCCI- und Zweistoffmotoren sowie die zukünftigen Perspektiven
von Wasserstoff mit LTC-Motoren ebenfalls diskutiert.

M. R. Saxena · R. K. Maurya (*)
Advanced Engine and Fuel Research Laboratory, Department of Mechanical Engineering, Indian
Institute of Technology Ropar, Bara Phool, IndienE-Mail: rakesh.maurya@iitrpr.ac.in
© Der/die Autor(en), exklusiv lizenziert an Springer Nature Switzerland AG 2025
E. Tingas, Wasserstoff für zukünftige Wärmekraftmaschinen,
https://doi.org/10.1007/978-3-031-76380-9_13

541

542

M. R. Saxena und R. K. Maurya

1 Einführung: Wasserstoffbetriebener NiedertemperaturVerbrennungsmotor
Eine Zunahme strenger Vorschriften für Abgase und das Bestreben, die Erdölreserven in zunehmendem Maße zu erschöpfen, bieten starke Motivation
für die Forschung an alternativen Kraftstoffen und Verbrennungsstrategien.
Kompressionszündungsmotoren (CI-Motoren, auch Dieselmotoren genannt)
werden aufgrund ihrer hohen Leistungsdichte und Wirkungsgrad häufig im
Transportwesen eingesetzt; sie stoßen jedoch auch NOx und Ruß in höheren
Konzentrationen aus. Trotz der Spekulationen über ein bevorstehendes Ende der
CI-Motoren in naher Zukunft ist es den sich ständig weiterentwickelnden Verbrennungsmotoren gelungen, die Emissionen auf einem regelmäßig niedrigeren
Niveau zu halten. In diesem Zusammenhang haben in den letzten Jahren fortschrittliche Niedertemperatur-Verbrennungsstrategien (LTC) mit verschiedenen
alternativen Kraftstoffen das Interesse der Forschungsgemeinschaft geweckt. Bei
LTC-Strategien wird eine ausreichende Vormischung von Luft und Kraftstoff
erzeugt, um eine Diffusionsverbrennung in einer global verdünnten Umgebung zu
verhindern. Die magere Vormischladung neigt dazu, die Verbrennungstemperatur
im Zylinder zu senken. In LTC-Regimen wird die Ladungsverdünnung (entweder
mit EGR oder Luft) allgemein verwendet, um die Bildung von NOx im Zylinder
in höheren Konzentrationen zu verhindern, indem die Verbrennungstemperatur
gesenkt wird. Bei LTC-Strategien verhindert die Vormischung von Luft und
Kraftstoff für mehr als 3–20 ms die Bildung von Ruß im Zylinder in höheren
Konzentrationen aufgrund des niedrigeren lokalen Äquivalenzverhältnisses, das
durch die Mischung erreicht wird. Verschiedene alternative Kraftstoffe mit LTCStrategien wie Ethanol, Methanol, Erdgas, Biogas, Wasserstoff und Biodiesel
(aus verschiedenen Rohstoffen) wurden untersucht [1–4]. Die physikalischen
Eigenschaften von Wasserstoff und die verbesserte Leistung von Wasserstoffmotoren wecken mehr Interesse an Anwendungen in Verbrennungsmotoren.
Wasserstoff hat einen höheren Heizwert, einen breitere Zündgrenzen, höhere
laminare und turbulente Brenngeschwindigkeiten und eine bessere Flammenstabilität als herkömmliche Kohlenwasserstoffkraftstoffe, alles Eigenschaften, die
für Verbrennungsmotoren von Vorteil sein können [5]. Die Zugabe von Wasserstoff verbessert die Leistung von Benzin- und CI-Motoren, indem sie die Brenngeschwindigkeit erhöht, den Bereich der mageren Verbrennung verbessert und
zyklische Verbrennungsvariationen verringert [5–9]. Sie verbessert auch den
effektiven Wirkungsgrad (aufgrund der höheren Energiedichte von Wasserstoff)
und reduziert die CxHy-, CO-, CO2, und Rußemissionen (aufgrund des geringeren
Kohlenstoffanteils im wasserstoffangereicherten Kraftstoff) [5–11]. Wenn Wasserstoff in Ottomotoren (SI-Motoren) verwendet wird, verringert er die Ausgangsleistung. Bei höherer Motorlast traten Probleme wie Rückzündung, Frühzündung
und Klopfen auf, die den Betriebsbereich von Wasserstoff in SI-Motoren einschränken [5, 9, 12]. Die Selbstzündungstemperatur von Wasserstoff ist im Vergleich zu Diesel höher. Wenn Wasserstoff als Einzelkraftstoff in einem CI-Motor

Wasserstoffbetriebene Niedertemperatur-Verbrennungsmotoren

543

verwendet wird, ist die Ladungstemperatur am Ende des Verdichtungshubs
nicht ausreichend, um den Verbrennungsprozess zu starten. Daher kann Wasserstoff als Einzelkraftstoff in herkömmlichen CI-Motoren verwendet werden, er
erfordert jedoch entweder eine Vorwärmung der Ladung oder den Einsatz eines
erhöhten Verdichtungsverhältnisses oder einer Glühkerze [13–16]. Wasserstoff
kann effektiv als Kraftstoff in CI-Motoren mit fortschrittlichen LTC-Strategien
verwendet werden. Eine Möglichkeit besteht darin, einen Motor im homogenen
Ladungsverdichtungszündungsmodus oder im Zweikraftstoff-Verbrennungsmodus (konventioneller Zweikraftstoff- und reaktivitätsgesteuerter Verdichtungszündungsmodus) zu betreiben.
Der HCCI-Verbrennungsmodus ist eine vielversprechende Methode zur gleichzeitigen Reduzierung von NOx und Rußemissionen im Zylinder aufgrund der
niedrigeren im Zylinder erreichten Verbrennungstemperatur und der Verbrennung
der mageren Ladung. Die HCCI-Verbrennung hat einen verbesserten Kraftstoffumwandlungswirkungsgrad im Vergleich zum herkömmlichen CI-Motorbetrieb.
Bei HCCI zündet die vorgemischte homogene Ladung an mehreren Stellen in
der Brennkammer aufgrund der Verdichtung durch den Kolben während des
Verdichtungshubs selbst. Die intensive Selbstzündung der vorgemischten Ladung
führt zu einer kürzeren Verbrennungsdauer und einer höheren Druckanstiegsrate.
Die Verbrennung der mageren Ladung führt zu einer niedrigeren mittleren Verbrennungstemperatur im Zylinder, was zu einer geringeren NOx-Bildung führt.
Die Verbrennung der fetten Ladung führt zu einer höheren Druckanstiegsrate,
was zu einem erhöhten Verbrennungsgeräusch führt. Die HCCI-Verbrennung hat
einen engen Betriebsbereich (im Vergleich zum herkömmlichen CI-Betrieb), die
Komplexität der Verbrennungssteuerung zwischen Klopfen bei fettem Gemischbetrieb (hohe Last) und Fehlzündungen bei magerem Gemischbetrieb (niedrige
Last) [17, 18]. Im HCCI-Modus bestimmt die Reaktivität des Kraftstoffs seine
Eignung für die Verbrennung. Niedrig reaktive Kraftstoffe wie Ethanol, Methanol,
Wasserstoff usw. erfordern entweder ein hohes Motorverdichtungsverhältnis oder
eine höhere Ladungstemperatur am Einlass, um den Selbstzündungsprozess zu
starten. Höher reaktive Kraftstoffe erfordern eine niedrigere Ladungstemperatur
am Einlass und eine höhere Abgasrückführung (AGR) für eine optimale Verbrennungsphase [19, 20]. Die gesamte Ladung wird vor dem Verdichtungshub
im HCCI-Verbrennungsmodus vorgemischt und der Motor wird mit einer
mageren Ladung betrieben. Eine weitere Hauptart der LTC-Strategie ist die teilweise geschichtete Ladungsverdichtungszündung (SCCI), die auf dem Grad der
Vormischung der Luft-Kraftstoff-Ladung basiert. Diese Schichtung gibt es in
zwei Arten: Kraftstoffkonzentration und thermische Schichtung. Die thermische
Schichtung wird in der thermisch geschichteten Verdichtungszündung und der
funkenunterstützten Verdichtungszündungsstrategie verwendet. Es ist bekannt,
dass die Verbrennungsphasen verzögert und daher die Wärmefreisetzungsrate geglättet werden kann, indem die thermische Schichtung verbessert wird,
was durch verschiedene Weise wie die Senkung der Kühlmitteltemperatur oder
die Erhöhung der Turbulenz des Dralls im Zylinder durch Änderung des geometrischen Gestaltung des Zylinders erreicht werden kann [34, 75]. Im thermisch

544

M. R. Saxena und R. K. Maurya

geschichteten Kompressionszündung wird eine direkte Wassereinspritzung
verwendet, um sowohl die Durchschnittstemperatur als auch die Temperaturverteilung vor der Zündung zu steuern, wodurch eine zyklusweise Steuerung
des Beginns und der Wärmefreisetzungrate in LTC ermöglicht wird [76]. Die
Schichtung der Kraftstoffkonzentration kann sowohl mit Zweikraftstoff als
auch mit Einzelkraftstoff durchgeführt werden. Die Schichtung der Kraftstoffkonzentration umfasst die teilweise vorgemischte Verbrennung von Benzin und die
reaktivitätsgesteuerte Verdichtungszündung mit Zweikraftstoff (RCCI) [25].
Im Dual-Fuel-CI-Motorbetrieb werden zwei Kraftstoffe mit stark unterschiedlicher Reaktivität im gleichen Motorzyklus verwendet. Im Fall von wasserstoffbetriebenen Dual-Fuel-Motoren wird der Wasserstoff (niedrige Reaktivität) während
des Ansaugtakts in den Luftstrom eingeleitet/vergast oder eingespritzt. Ein hochreaktiver Kraftstoff wie Diethylether, Diesel usw. dient als Zündquelle für Wasserstoff und wird direkt in den Zylinder eingespritzt. Basierend auf dem Grad der
Ladungsschichtung kann der Dual-Fuel-Betrieb in konventionellen Dual-FuelBetrieb und reaktivitätsgesteuerten Kompressionszündungsbetrieb (RCCI) kategorisiert werden. Im RCCI-Verbrennungsmodus ist die gesamte Ladung nahezu
vorgemischt und die vorgemischte Verbrennungsphase dominiert. Andererseits
wird im konventionellen Dual-Fuel-Betrieb die Ladung in den vorgemischten
und mischungskontrollierten Verbrennungsphasen verbrannt. Der RCCI-Betrieb
hat auch einen höheren effektiven Wirkungsgrad und Potenzial zur Reduktion
von NOx und Rußemissionen im Zylinder. Der RCCI-Verbrennungsmodus verwendet mehrere Einspritzstrategien und einen geeigneten EGR-Prozentsatz zur
Steuerung der Reaktivität im Zylinder, um die Verbrennungsphasen und die Verbrennungsdauer zu optimieren, was zu einem höheren effektiven Wirkungsgrad bei
gleichzeitiger Reduktion von NOx und Rußemissionen führt [25]. Der Reaktivitätsgradient des Kraftstoffs (Verteilung von Kraftstoffen mit niedriger und hoher
Reaktivität in der Brennkammer) und die Ladungsschichtung (Zusammensetzungsschichtung oder lokale Verteilung des Äquivalenzverhältnis) werden verwendet,
um die Phasen und die Dauer der Verbrennung im RCCI-Verbrennungsmodus zu
steuern. Wasserstoff hat eine hohe Energiedichte und eine kohlenstofffreie Struktur;
er reduziert die Kohlenstoffemissionen im Dual-Fuel-CI-Motor erheblich [21, 22].
Wenn ein wasserstoff-dieselbetriebener Dual-Fuel-Motor mit einer niedrigeren Last
und einem 98%igen Vormischungsverhältnis betrieben wird, führt dies zu einer
97%igen Reduktion von CO2 im Vergleich zu einem konventionellen CI-Motor [22,
23]. Bei 100% Motorlast führte der wasserstoff-dieselbetriebene Dual-Fuel-Betrieb
mit einem niedrigeren Vormischungsverhältnis zu einer 17%igen Reduktion der
Rußemissionen, während die Kohlenwasserstoffemissionen nicht wesentlich verbessert wurden [22, 24]. Weitere Details zu den Grundlagen der LTC-Regime sind
in Ref. [25] verfügbar.
Dieses Kapitel stellt die Kraftstoffeinspritzstrategie für wasserstoffbetriebene
HCCI- und RCCI-Verbrennungsmodi vor. Die Auswirkungen verschiedener
Motorbetriebsparameter auf die Leistung (Motorkennfeld, effektiven /volumetrischer Wirkungsgrad, Verteilung des Äquivalenzverhältnis usw.), Verbrennung
(Wärmefreisetzung, Verbrennungsphasen und -dauer, Klingelintensität usw.) und

Wasserstoffbetriebene Niedertemperatur-Verbrennungsmotoren

545

Emissionscharakteristika von Wasserstoff-HCCI- und Wasserstoff-Diesel-RCCIMotoren werden in diesem Kapitel ausführlich diskutiert.

2 Kraftstoffeinspritzstrategie: HCCI- und RCCIVerbrennungsmodus
Es gibt drei Haupttypen von Motorverbrennungsmodi: Fremdzündungs- (SI)
Verbrennung, CI-Verbrennung und HCCI-Verbrennungsmodus (Abb. 1a). Konventionelle SI-Motoren arbeiten mit einer homogenen stöchiometrischen Ladung,
und Benzinkraftstoff wird während des Ansaugtakts in den Luftstrom eingeleitet/
eingespritzt. Die vorgemischte Ladung verbrennt im Brennraum mit Hilfe einer
externen Zündquelle wie einer Zündkerze. Die Verbrennung einer homogenen
stöchiometrischen Ladung und der Drosselbetrieb im SI-Motor führen zu einem
geringeren Kraftstoffumwandlungswirkungsgrad. Darüber hinaus wird das höhere
Verdichtungsverhältnis in SI-Motoren durch anormale Verbrennung (Klopfen)

Funkenzündung

Verbrennung
von zwei
Brennstoffen

Kompressionszündung

Port-Injektion
von Wasserstoff

Port-Injektion
von Wasserstoff

Reaktivitätsgesteuerte
Kompressionszündung

Konventionelle Dual-FuelEinspritzstrategie

Port-Injektion
von Wasserstoff

Kompressionszündung
mit homogener Ladung

Rate der Wärmefreisetzung (J/CAD)

HCCI-Kraftstoffeinspritzstrategie

Vorgemischte
Verbrennungsphase
Konventioneller dualer
Brennstoff

Diesel SOI

RCCI-Injektionsstrategie

Diffusionsverbrennungsphase

Vorgemischte
Verbrennung

Kurbelwinkel (CAD)

Abb. 1 a Darstellung verschiedener Motorverbrennungsmodi. Adaptiert von [25]; b
Kraftstoffeinspritzstrategie und; c Wärmefreisetzungsrate im konventionellen Dual-Fuel-CIMotor und RCCI-Motor

546

M. R. Saxena und R. K. Maurya

eingeschränkt, was ebenfalls zu einem reduzierten Wirkungsgrad führt [25].
Konventionelle CI-Motoren arbeiten mit einer global magereren Ladung und
höheren Verdichtungsverhältnissen. Der Dieselkraftstoff wird am Ende des Verdichtungstakts (nahe TDC) direkt in den Zylinder eingespritzt; somit wird eine
geschichtete Ladung vorbereitet. Diese geschichtete (heterogene) Ladung verbrennt in den vorgemischten und mischungskontrollierten Verbrennungsphasen.
CI-Verbrennung hat einen höheren effektiven Wirkungsgrad als SI-Motoren, aber
die Verbrennung der heterogenen Ladung führt zur Bildung von Ruß und NOx in
höheren Konzentrationen [26]. Der Motor sollte mit einer homogenen magereren
Ladung bei einem höheren Verdichtungsverhältnis betrieben werden, um einen
höheren effektiven Wirkungsgrad und eine Reduktion der NOx- und Rußbildung
im Zylinder zu erreichen; das HCCI-Verbrennungsregime basiert auf demselben
Konzept. Homogen eingespritzte magerere Ladung zündet am Ende der Verdichtung (aufgrund erhöhter Temperatur und Druck) in einem Motor mit hohem
Verdichtungsverhältnis selbst.
Der konventionelle Dual-Fuel-Betrieb ist ein intermediärer Verbrennungsmodus
zwischen der SI- und der CI-Verbrennung (Abb. 1a). Der Kraftstoff mit niedriger
Reaktivität (Primärkraftstoff) wird ähnlich wie beim SI-Motor eingeleitet, und der
hochreaktive Kraftstoff wird wie beim CI-Motor eingespritzt. Die Verbrennung
erfolgt ähnlich wie beim konventionellen CI-Motor (vorgemischte und mischungskontrollierte Verbrennung). Die RCCI-Verbrennung ist ein intermediärer Verbrennungsmodus zwischen der CI- und der HCCI-Verbrennung (Abb. 1a) [25].
Der Kraftstoff mit niedriger Reaktivität (Primärkraftstoff) wird in das Saugrohr
eingespritzt, und der hochreaktive Kraftstoff wird ähnlich wie beim CI-Motor
direkt eingespritzt. Der RCCI-Verbrennungsmodus hat eine Reaktivitäts- und
Ladungsschichtung, die durch Variation des Vormischungsverhältnisses von Kraftstoffen mit niedriger und hoher Reaktivität und der Einspritzstrategie des hochreaktiven Kraftstoffs gesteuert wird. Die gesamte Ladung ist fast vorgemischt und
hauptsächlich vorgemischte Verbrennung erfolgt ähnlich wie beim HCCI-Motor.
Die Kraftstoffeinspritzstrategie, die vorgemischte Ladung und der Grad der
Ladungsschichtung unterscheiden den konventionellen Dual-Fuel- und den RCCIVerbrennungsmodus. Die Kraftstoffeinspritzstrategie und die Wärmefreisetzung
im konventionellen Dual-Fuel- und RCCI-Verbrennungsmodus sind in Abb. 1b, c
dargestellt.
Im konventionellen Dual-Fuel-Betrieb wird der Primärkraftstoff (niedrig
reaktiver Kraftstoff wie Ethanol, Methanol usw.) während des Ansaugtakts (etwa
350° bTDC) in das Ansaugrohr eingespritzt, und dieselähnlicher Kraftstoff (hoch
reaktiv) wird in die vorgemischte Ladung aus niedrig reaktivem Kraftstoff und
Luft am späteren Ende des Verdichtungstakts (nahe TDC-10–20° bTDC) direkt
eingespritzt. Die Dieseleinspritzung dient als Zündquelle, um den Verbrennungsprozess zu initiieren. Die Verbrennung beginnt mit der Selbstzündung des Diesels
und die Ladung verbrennt in der vorgemischten und mischungskontrollierten
Verbrennungsphase wie beim konventionellen CI-Betrieb (Abb. 1c). Im RCCIVerbrennungsmodus wird der niedrig reaktive Kraftstoff ähnlich wie beim konventionellen Dual-Fuel eingespritzt, aber Diesel wird während des frühen/

Wasserstoffbetriebene Niedertemperatur-Verbrennungsmotoren

547

mittleren Verdichtungstakts eingespritzt. Somit wird Diesel vorgemischt, um die
Reaktivität und Verteilung der Ladung im Zylinder zu verbessern. Die gesamte
Ladung verbrennt hauptsächlich in der vorgemischten Verbrennungsphase
(Abb. 1c). Kraftstoffreaktivität und Ladungsschichtung werden verwendet, um die
Verbrennungsphasen und -dauer im RCCI-Verbrennungsmodus zu steuern.

3 Wasserstoffbetriebener HCCI-Motor
Dieser Abschnitt stellt die Eigenschaften eines wasserstoffbetriebenen HCCIMotors vor. Dieser Abschnitt ist in zwei Unterabschnitte unterteilt. Erstens werden
die Leistungs- und Verbrennungseigenschaften diskutiert, einschließlich Zylinderdruck, Wärmefreisetzung, Verbrennungsphasen und -dauer, Äquivalenzverhältnis
und Analyse des effektiven Wirkungsgrads. Der zweite Unterabschnitt stellt die
Emissionseigenschaften des Wasserstoff-HCCI-Motors vor.

3.1 HCCI-Motor: Leistungs- und
Verbrennungseigenschaften
3.1.1 Einfluss der Zugabe von Wasserstoff und Sauerstoff auf das
Äquivalenzverhältnis
Die Zündcharakteristik des Kraftstoffs beeinflusst erheblich die Leistungs- und
Verbrennungseigenschaften des HCCI-Motors. Sauerstoff- und Wasserstoffmoleküle sind im Kraftstoff vorhanden und verursachen die Bildung von OHRadikalen, die eine führende Rolle im Fortschritt des Verbrennungsprozesses im
HCCI-Motor spielen. Um die Verbrennungseigenschaften des Erdgases-HCCIMotors zu verbessern, können Wasserstoff- und Sauerstoffzugaben als Kraftstoffbzw. Oxidationsmittelzusätze verwendet werden [18]. Der Einfluss der Zugabe
von Wasserstoff in Methan, Sauerstoff in der Luft und Wasserstoff + SauerstoffMischung auf das Äquivalenzverhältnis wird in Abb. 2 dargestellt. Die Ergebnisse
zeigen, dass die Zugabe von Sauerstoff und Wasserstoff zu einem verringerten
Äquivalenzverhältnis führt. Ein verringertes Äquivalenzverhältnis verursacht
eine Verbrennungsverdünnung und erhöht die untere Betriebsgrenze des Motors
[18]. Allerdings ist die Reduktion des Äquivalenzverhältnisses für verschiedene
Mischkombinationen unterschiedlich. Beachten Sie, dass die Abbildung nur den
Vergleich des Einflusses der Zugabe von Wasserstoff und Sauerstoff auf das Äquivalenzverhältnis zeigt und keine Schlussfolgerung über die tatsächliche Leistung
des Motors gezogen werden kann [18].

M. R. Saxena und R. K. Maurya

548

H2 Zusatz
O2 Zusatz
H2+O2 Zugabe

Äquivalenzverhältnis

Abb. 2 Einfluss der
Zugabe von Wasserstoff
in Methan, Sauerstoff in
der Luft und Wasserstoff +
Sauerstoff-Mischung auf
das Äquivalenzverhältnis im
Erdgases-HCCI-Motor [18]

Fall Nr.

3.1.2 Zündzeitpunkt
Der Zündzeitpunkt steuert den Verbrennungsprozess und seine Kontrolle ist entscheidend für die Verbesserung der Motorleistung. Im HCCI wird der Selbstzündungsprozess durch chemische Kinetik gesteuert, und es gibt keine direkte
Kontrolle des Zündzeitpunkts und der Verbrennungsphasen (CA50). Die Kurbelwellenposition (Winkel), bei der 5 oder 10 % der gesamten Kraftstoffenergie
freigesetzt werden, wird als Zündzeitpunkt betrachtet [27, 28]. In verschiedenen
Studien haben Autoren unterschiedliche Kriterien zur Definition des Zündbeginns/
Zündzeitpunkts verwendet. Abb. 3 zeigt den Einfluss des Äquivalenzverhältnisses
(φ) und der Einlassgastemperatur (Tint ) auf den Zündzeitpunkt. Abb. 3 zeigt, dass
der Zündzeitpunkt mit zunehmendem Äquivalenzverhältnis vorverlegt wird. Mit
Ansauggastemperatur, Tint (K)
Zündzeitpunkt (CA10 ), CAD aTDC

Abb. 3 Einfluss des
Äquivalenzverhältnisses und
der Einlassgastemperatur
auf den Zündzeitpunkt im
wasserstoffbetriebenen
HCCI-Motor. Adaptiert von
[28]

Äquivalenzverhältnis (ϕ)

Wasserstoffbetriebene Niedertemperatur-Verbrennungsmotoren

549

zunehmendem Äquivalenzverhältnis (die Ladung wird reicher) bei konstanter
Einlasstemperatur beginnen die Selbstzündungs-Oxidationsreaktionen früher
im Motorzyklus aufgrund einer schnelleren Reaktionsrate. Die Reaktionsrate
hängt von dem Anteile der Spezies im Zylinder und der mittleren Verbrennungstemperatur des Gases ab. Daher hängen die Reaktionsraten im Prinzip vom LuftKraftstoff-Verhältnis ab [20]. Eine Studie berichtete, dass der Zündzeitpunkt
vergleichsweise empfindlicher auf das Äquivalenzverhältnis reagiert, wobei keine
signifikanten Variationen in den Verbrennungsphasen bei konstanter Einlasstemperatur für relative Äquivalenzverhältnisse zwischen 2 und 8 gefunden wurden
[20, 29]. Der Zündbeginn ist relativ empfindlicher gegenüber der Temperatur (im
Vergleich zum Äquivalenzverhältnis), da sich die Reaktionsraten exponentiell
mit der Temperatur ändern [20]. Der Zündzeitpunkt ist ungefähr linear abhängig
von der Einlasstemperatur für den wasserstoffbetriebenen HCCI-Motor, was
bedeutet, dass die Einlasstemperatur zur Steuerung des Zündzeitpunkts verwendet
werden kann [30]. Eine Erhöhung der Einlasslufttemperatur verringert das Luftüberschussverhältnis [30]. Mit zunehmender Einlassgastemperatur wird der
Zündzeitpunkt vorverlegt. Der Zündzeitpunkt ist empfindlich gegenüber der Einlassgastemperatur, was offensichtlich ist, da die Reaktionsrate exponentiell von
der Temperatur abhängt [20].
3.1.3 Zylinderdruck und Wärmefreisetzungsrate

Abb. 4 Auswirkung des
Äquivalenzverhältnisses und
der Ansaugladungstemperatur
auf den
Verbrennungsdruck und die
Wärmefreisetzungsrate für
einen Wasserstoff-HCCIMotor. Adaptiert aus [31]

Wärmefreisetzungsrate (J/CAD)

Die Auswirkung der Ansaugladungstemperatur (ICT) auf die Wärmefreisetzungsrate bei verschiedenen Äquivalenzverhältnissen ist in Abb. 4 dargestellt. Eine
Erhöhung der Ladungstemperatur führt zu einem früheren Zündbeginn und einer
erhöhten Verbrennungsrate. Die Abbildung zeigt, dass mit einer Erhöhung der ICT
die Wärmefreisetzungsrate zunimmt und der Zündbeginn vorverlegt wird. Diese
Beobachtung gilt für beide Äquivalenzverhältnisse (Abb. 4). Die Temperatur der
Ladung während der Kompression ist bei einer höheren ICT relativ höher. Dies

Motordrehzahl: 1500 U/min; Verdichtungsverhältnis: 16
Kühlmitteltemperatur: 50°C

Kurbelwinkel (CAD)

550

M. R. Saxena und R. K. Maurya

ermöglicht es der Ladung, eine frühere Selbstzündungstemperatur zu erreichen.
Wie oben diskutiert, hängt das Zündzeitpunkt hauptsächlich von der ICT ab. Die
höhere ICT führt zu einer vorverlegten CA50, was zu einer höheren Wärmefreisetzungsrate bei konstantem Äquivalenzverhältnis führt. Eine niedrigere ICT ab
einem bestimmten Grenzwert (abhängig von den Betriebsbedingungen und dem
verwendeten Kraftstoff) führt zu einem extrem verzögerten Zündbeginn (nach
TDC) aufgrund einer langsameren Oxidationsreaktionsrate. Dies impliziert, dass
die Ladungstemperatur nicht ausreicht, um die Zündung zum richtigen Zeitpunkt
einzuleiten. Es verursacht eine zu verzögerte CA50 und führt zu einer unvollständigen Verbrennung. Daher ist es notwendig, die CA50 durch Erhöhung der ICT
anzupassen, um einen höheren Kraftstoffumwandlungswirkungsgrad zu erzielen
[31].
Abb. 4 zeigt auch, dass die Spitzenwärmefreisetzung mit der Ansaugladungstemperatur zunimmt und die Verbrennung vor TDC endet. Dies führt zu
einem steilen Anstieg der Verbrennungstemperatur im Zylinder und resultiert in
einem niedrigeren effektiven Wirkungsgrad (ηt ) [31]. Der bestmögliche Zündzeitpunkt zur Erzielung des maximalen ηt ist, wenn der Zündbeginn bis zum
äußersten machbaren Limit verzögert wird, ohne Fehlzündungen zu verursachen.
Aber dieser verzögerte Zündbeginn ist auch mit einer verringerten Wärmefreisetzungsrate verbunden. Wenn der Zündbeginn zu stark verzögert wird, neigt
dies dazu, die CA50 übermäßig zu verzögern, und mehr Ladung wird während
der Expansion verbrannt, was zu einer Verringerung der Wärmefreisetzungsrate führt. Daher kann, wenn es möglich ist, die hohe Wärmefreisetzungsrate
beizubehalten, aber den Zündbeginn zu verzögern, das maximale ηt erreicht
werden [31]. Die Wärmefreisetzungsrate nimmt ab und der Zündbeginn verzögert sich, wenn die Ansaugladungstemperatur abnimmt. Das höchste ηt wird
bei niedrigeren Ansaugladungstemperaturen in beiden untersuchten Äquivalenzverhältnissen erreicht. Eine weitere Abnahme der Ansaugladungstemperatur führt
zu Fehlzündungen. Obwohl hohe Wärmefreisetzungsraten wünschenswert sind,
führt die frühe CA50 zu einer niedrigen ηt. Daher kann die Strategie, die die Verwendung höherer Ladungstemperaturen ohne Klopfen oder die Verbrennung bei
niedrigeren Temperaturen ermöglicht, verwendet werden, um den Betriebsbereich
zu erweitern [31].
3.1.4 Verbrennungsphasen und -dauer
Wie oben besprochen, beeinflusst CA50 direkt den Kraftstoffumwandlungswirkungsgrad des HCCI-Motors. Der höchste Zykluswirkungsgrad wird erreicht,
wenn die Wärmefreisetzung nahe am TDC erfolgt [32]. Der Einfluss der Wasserstoffzugabe auf CA50 und die Verbrennungsdauer (CA10–90) bei verschiedenen
Verdichtungsverhältnissen (rc) ist in Abb. 5 dargestellt. Bei konstantem rc wird
mit einer Erhöhung des Wasserstoffanteils das CA50 verzögert (Abb. 5). Dies
bedeutet, dass die Wasserstoffzugabe das CA50 des Diesel-HCCI-Motors verzögert. Es gibt drei mögliche Gründe, d. h. thermischer Effekt, chemischer Effekt

Wasserstoffbetriebene Niedertemperatur-Verbrennungsmotoren

Verdichtungsverhältnis

551

Verdichtungsverhältnis

Abb. 5 Einfluss der Wasserstoffzugabe auf CA50und CA10–90 bei verschiedenen Verdichtungsverhältnissen. Adaptiert von [32]

und Verdünnungseffekt, die die Änderung des CA50 mit der Zugabe des Kraftstoffadditivs verursachen können. Der thermische Effekt hängt mit den Änderungen
der thermischen Eigenschaften zusammen, die durch das Kraftstoffadditiv eingeführt werden. Wasserstoff hat jedoch eine geringere spezifische Wärme als
Diesel. Daher ist die Verzögerung des CA50 aufgrund der Wasserstoffanreicherung
im Diesel-HCCI nicht auf einen thermischen Effekt zurückzuführen, sondern
auf die chemischen und Verdünnungseffekte [32]. Der chemische Effekt steht im
Zusammenhang mit dem Beitrag des Wasserstoffmoleküls zu den Reaktionen.
Der Verdünnungseffekt hängt mit den Änderungen der Reaktantenkonzentration
zusammen [32]. Im Diesel-HCCI wird die Zündung durch den Abbau von H2O2
gesteuert [33]. Jede Variation, die dazu führt, dass das reaktive Kraftstoff/LuftGemisch die H2O2-Zersetzungstemperatur (etwa 1000 K) später erreicht, wird
das CA50 verzögern [32]. Für die Diesel-Selbstzündung stammt die Energie, die
erforderlich ist, damit eine Ladung die H2O2-Zersetzungstemperatur erreicht,
hauptsächlich aus der Wärmefreisetzung von Niedertemperaturoxidationsreakt
ionen, die im Allgemeinen mit Abstraktionsreaktionen des H-Moleküls beginnen
[32]. Wenn Wasserstoff hinzugefügt wird, wird der Anteil von Sauerstoff und
Diesel reduziert, da die Zündung von Wasserstoff weniger Sauerstoff benötigt
als Diesel. Dies führt zu einer Verringerung der Fortschrittsrate der Niedertempe
raturoxidationsreaktionen, die mit der Dieselchemie zusammenhängen, und verzögert das CA50. Dies ist die Art und Weise, wie die Wasserstoffanreicherung das
CA50 durch den Verdünnungseffekt verzögert. CA50 wird auch durch die Wasserstoffanreicherung aufgrund des chemischen Effekts verzögert, da Wasserstoff zu
einigen Niedertemperaturoxidationsreaktionen wie H2 + OH = H2 O + H beiträgt
[32]. Die während dieser Reaktion freigesetzte Wärme ist unbedeutend, während
gleichzeitig OH-Radikale verbraucht werden. Letzteres ist sehr wichtig, da sie an
mehreren wichtigen Diesel-Kraftstoffoxidationsreaktionen während der Niedertemperaturphase beteiligt sind. Daher wird eine Erhöhung oder Verringerung der
OH-Radikale in der Ladung die Niedertemperatur-Chemiekinetik beschleunigen
oder verlangsamen [32]. Abbildung 5 zeigt auch, dass eine Erhöhung des

M. R. Saxena und R. K. Maurya

552

Wasserstoffanteils zu einer Verringerung des Betriebsbereichs von rcführt. In der
ursprünglichen Studie wurde der analysierte Bereich von rcdurch die maximal
akzeptable COVIMEP und die maximal akzeptable PRR für niedrige und hohe rc
begrenzt [32]. Die Studie berichtete, dass das niedrige rc-Limit erhöht und das
hohe rc-Limit verringert wurde, wenn der Wasserstoffanteil erhöht wurde [32].
Der CA10–90 beeinflusst auch den Kraftstoffumwandlungswirkungsgrad des
HCCI-Motors. Der CA10–90wird allgemein als das Intervall zwischen zwei Kurbelwinkeln definiert, bei denen 10 und 90 % der Gesamtenergie freigesetzt werden.
Abbildung 5zeigt, dass bei einem festen Prozentsatz der Wasserstoffanreicherung
mit einer Abnahme von rcder CA10–90 zunahm. Die Zunahmerate des CA10–90bei
einer Abnahme von rcverstärkt sich, wenn die Wasserstoffanreicherung zunimmt.
Dies zeigt, dass die Wasserstoffanreicherung die Empfindlichkeit des CA10–
90gegenüber rcerhöht, was dazu führt, dass die Wasserstoffanreicherung den CA10–
90bei niedrigeren rcerhöht, während er bei höheren rcabnimmt [32]. Der Einfluss
von Kraftstoff- und Temperaturinhomogenität wird in Abb. 6dargestellt. Die
Ergebnisse zeigen, dass größere Kraftstoffinhomogenität zu längeren CA10–90
führt; der Effekt ist jedoch nicht sehr signifikant. Andererseits nimmt der CA10–90
bei einem bestimmten Grad an Temperaturinhomogenität stark zu (Abb. 6) [28].
3.1.5 Leistung des Wasserstoff-HCCI-Motors
Abbildung 7a zeigt die Wirkung von φauf die effektive Leistung (BTE) bei verschiedenen ICT. Die Ergebnisse zeigen, dass der Motor mit einer magereren
Ladung betrieben werden kann, wenn der ICT steigt. Bei einem höheren φ(d. h.
reiche Ladung verbrennt), erhöht der höhere ICT die Rate der Selbstzündungsreaktionen und verursacht zu fortgeschrittenes CA50und einen steilen Anstieg
der Wärmefreisetzungsrate. Der BMEP, der φentspricht (wie in Abb. 7a auf der
X-Achse gezeigt), wird in Abb. 7b auf der X-Achse gezeigt. Der niedrigere BMEP
wird durch Fehlzündungen eingeschränkt, während der höhere BMEP durch

Abb. 6 Einfluss
von Kraftstoff- und
Temperaturinhomogenität
auf die Verbrennungsdauer.
Adaptiert von [28]
Verbrennungsdauer,

Inhomogenität der Temperatur

Inhomogenität der Brennstoffe

Effektiver Wirkungsgrad [%]

Motordrehzahl = 1500 U/min
Verdichtungsverhältnis = 16
Kühlmitteltemperatur = 50°C

Äquivalenzverhältnis

Thermischer Wirkungsgrad der Bremse [%]

Wasserstoffbetriebene Niedertemperatur-Verbrennungsmotoren

553

Motordrehzahl = 1500 U/min
Verdichtungsverhältnis = 16
Kühlmitteltemperatur = 50°C

BMEP [bar]

Abb. 7 Wirkung von φund BMEP auf BTE bei verschiedenen Ansaugladetemperaturen [31]

Motorklopfen eingeschränkt wird. Abbildung 7b zeigt, dass ein niedrigerer BMEP
für einen niedrigeren φBetrieb erreicht wird, was zu einer niedrigeren BTE führt.
Die maximal erreichte BTE beträgt etwa 24% bei 2,2 bar BMEP mit einem ICT
von 80 °C. Die maximale BTE wird für höheren BMEP (der ohne Klopfen verwendet werden kann) für alle ICT erreicht. Dies zeigt, dass es für jeden gegebenen
φbesser ist, mit dem niedrigstmöglichen ICT zu arbeiten, um eine verbesserte BTE
zu erzielen, was auf ein optimales CA50 zurückzuführen ist [31]. Bei optimalem
CA50kann die maximale Arbeit erzielt werden und die Wärmeverluste werden
geringer sein. Bei einem gegebenen φführt ein erhöhter ICT zu einer zu fortgeschrittenen Wärmefreisetzung und einer verringerten BTE.
Der Einfluss des relativen Äquivalenzverhältnisses ()und der Ansaugventil­
schließtemperatur (Tivc )auf den Wirkungsgrad des Verbrennung (ηc )ist in Abb. 8
dargestellt. Es wird daran erinnert, dass das ηcmisst, wie gut der Kraftstoff
im Motor verbrennt. Das ηcnimmt mit einer Zunahme von bei festem Tivcab
(Abb.8a). Dies geschieht aufgrund der geringeren Ladungsreaktivität während des
mageren Betriebs. Bei einem niedrigeren (fettere Ladung) Betrieb wird der fortgeschrittene CA50aufgrund des erhöhten Verbrennungsdrucks und der Temperatur
im Zylinder erreicht, was zu einer verbesserten ηcführt. Abbildung 8a zeigt, dass
für Tivc =420 K, die ηcnach von 5 schnell abnimmt und ein Minimum bei von
8 erreicht. Das Minimum wird durch das Auftreten von Fehlzündungen begrenzt,
d. h. die unzureichende Ansauglufttemperatur, um die magere Ladung selbstzuzünden [20]. Bei magerem Ladungsbetrieb führt eine Erhöhung von Tivczu einer
verbesserten ηc, weil eine Erhöhung von Tivczur Vorverlegung von CA50 führt (bei
höherem Tivc ,ist die Rate der Oxidationsreaktionen höher). Eine höhere mittlere
Gastemperatur im Zylinder wird für einen früheren CA50 erreicht, was zu einer
höheren ηcführt. Die ηcVariation mit Tivcund im HCCI-Betriebsbereich ist in
Abb. 8b dargestellt. Die Abbildung zeigt, dass höhere ηcfür höhere Tivcnahe der

M. R. Saxena und R. K. Maurya

Angegebene Leistung (kW)

η-Verbrennung

554

Ansauglufttemperatur (Ta), °C

Motordrehzahl (U/min)

Abb. 8 a, bEffekt des relativen Äquivalenzverhältnisses () und Tivcauf den Wirkungsgrad der
Verbrennung [20]; c Effekt der Einlasslufttemperatur auf IMEP und angegebene Leistung [30]; d
Variationen des IMEP, die bei unterschiedlichen Geschwindigkeiten im Wasserstoff-HCCI-Motor
für verschiedene Verdichtungsverhältnisse (CR) oder (rc )erreicht wurden [20]

Hochlastgrenze erreicht wird. Der Einfluss der Ansauglufttemperatur (Ta) auf
IMEP und angezeigte Leistung ist in Abb. 8c dargestellt. Abbildung 8c zeigt, dass
eine Erhöhung von Ta zu einer reduzierten Motorleistung führt. Der BTE und
IMEP nehmen mit einer Erhöhung von T ab.a ist auf eine Verringerung des volumetrischen Wirkungsgrads zurückzuführen (ηv )[30]. Der Bereich des erhaltenen
IMEP in Wasserstoff-HCCI bei verschiedenen Geschwindigkeiten für unterschiedliche Verdichtungsverhältnisse (CR oder rc) wird in Abb. 8d dargestellt. Der IMEP
wurde so gewählt, dass der Wasserstoff-HCCI-Motor bei jedem Tivcund den
maximalen ηterreicht. Abbildung 8d zeigt, dass bei festem rcmit einer Erhöhung
der Motordrehzahl der Betriebsbereich abnahm. Die Abbildung zeigt auch, dass
der Betriebsbereich mit einer Erhöhung des rcbreiter wird. Höheres rcerhöht den
Spitzendruck und die Temperatur im Zylinder, was zu einer verbesserten ηcführt.
Ein höheres Expansionsverhältnis führt auch zu einer höheren geleisteten Arbeit
[20]. Bei niedrigerem rckann dasselbe Tivcmöglicherweise nicht ausreichen, um die
Selbstzündungsreaktionen zu initiieren. CA50 wird auch durch die Erhöhung der
Zylindertemperatur aufgrund des höheren rcbeeinflusst. Das CA50beeinflusst den

Wasserstoffbetriebene Niedertemperatur-Verbrennungsmotoren

555

unteren und oberen Lastbereich und mit der Änderung des rcvariiert auch das CA50.
Für dieselben Kriterien für den unteren und oberen Lastbereich erweitert sich der
Betriebsbereich mit zunehmendem rc[20].
3.1.6 Klingelintensität
Die Klingelintensität (RI) wird allgemein verwendet, um die Wahrscheinlichkeit
eines Motorklopfbetriebs zu charakterisieren. Das maximal zulässige Limit von
RI für einen stabilen HCCI-Betrieb beträgt 5 MW/m2[34]. Die unten angegebene
Gleichung wird zur Berechnung der RI verwendet.

RI =

√
   2
dP
γ RTmax
β
2γ Pmax
dt max

 
wo dP
der Spitzen-PRR ist, Tmax and Pmaxsind die maximale Zylinderdt max
temperatur und der maximale Zylinderdruck. γ ist das spezifische Wärmeverhältnis, Rist die Gaskonstante und βist der Abstimmfaktor, der die Druckoszillationen
und den PRR korreliert [35].
Einfluss der Zugabe von Wasserstoff und Sauerstoff
Der Einfluss von Wasserstoff, Sauerstoff und deren Kombination auf einen HCCIMotor mit Erdgas ist in Abb. 9dargestellt. Es wird gezeigt, dass die Anreicherung
mit Wasserstoff, Sauerstoff und deren Kombination keine signifikante Auswirkung auf das Motorklopfen hat. Der RI steigt nur leicht mit einem Anstieg des

Klopfbegrenzung
Klingelintensität [MW/m ]2

Abb. 9 Einfluss der
Zugabe von Wasserstoff
und Sauerstoff auf die
Ringintensität [18]

H2 Zusatz
O2 Zusatz
H2+O2 Zugabe

Fall Nr.

556

M. R. Saxena und R. K. Maurya

Wasserstoffanteils in einem HCCI-Motor mit Erdgas. Auch eine Erhöhung des
Anteils der Sauerstoff- und H2 + O2-Mischung verringert den RI. Abbildung 9
zeigt, dass der RI für Wasserstoff höher ist als bei anderen Kraftstoffzusätzen (O2
und O2+ H2), und die Sauerstoffanreicherung wird dazu führen, dass der Motor
ruhiger läuft [18]. Wasserstoff hat einen höheren Heizwert und eine höhere
Flammgeschwindigkeit, was die Brenngeschwindigkeit während der Wasserstoffanreicherung im Vergleich zu Sauerstoff und seinen Mischungen erhöht.
Dies führt zu einem Anstieg des Spitzen-PRR. Im Allgemeinen führt ein höherer
Spitzen-PRR zu höherem Verbrennungsgeräusch [18]. Eine Studie berichtete, dass
eine Vorkammer den schnellen Druckanstieg der HCCI-Verbrennung verringern
und folglich die Wahrscheinlichkeit des Klopfens/Klingelns verringern könnte
[36]. Das Drallverhältnis und die Turbulenz spielen eine entscheidende Rolle bei
CA50, hauptsächlich durch den lokalen Effekt der Wärmeverluste auf die Ladungstemperatur [36]. Die Vorkammer erzeugt das interne Drallverhältnis und den
Turbulenzfluss im gesamten Brennraum. Die Drallströmung der Vorkammer und
des Brennraums sind durch einen Verbindungskanal so verbunden, dass der Kanal
tangential mit der Vorkammer verbunden ist. Das Drallmuster mischt systematisch
die Luft mit verbranntem und unverbranntem Kraftstoff in der Vorkammer und
verringert die Wahrscheinlichkeit der Bildung lokal reicher Kraftstoffregionen.
Die Verbrennung der gut durchmischten Ladung durch die Vorkammer reduziert
die Verbrennungstemperatur im Zylinder und verringert die HRR und die Druckanstiegsrate [36].
Einfluss der Ansauglufttemperatur
Die Wirkung von Tivcund φauf RI wird in Abb. 10 dargestellt. Bei konstantem Tivc
steigt der RI mit einer Zunahme von φ(da die Ladung fetter wird). Bei höherem
φwird mehr Kraftstoff in der Brennkammer verbrannt, was zu einer höheren
Wärmefreisetzungsrate und einem höheren Spitzen-PRR führt. Mit einer
Erhöhung der Motordrehzahl steigt die Verbrennungstemperatur, was zu einer
Erhöhung der Empfindlichkeit des RI führt, wie durch die steileren Steigungen der
Kurven in Abb. 10 gezeigt wird. Dies geschieht, weil bei höherer Geschwindigkeit
weniger Zeit für den Wärmetransfer zur Verfügung steht, was zu einem höheren
RI und einer erhöhten Empfindlichkeit führt. Zusätzlich steigt der RI mit einer
Erhöhung von Tivcbei festem φ(Abb. 10). Die Rate der Oxidationsreaktion erhöht
sich mit einer Zunahme von Tivc, was zu einem früheren Beginn der Verbrennung
führt, während auch eine erhöhte Wärmefreisetzungsrate und ein höherer SpitzenPRR erreicht werden, was zu einem höheren RI führt [35].
Die obere Betriebsgrenze der HCCI-Verbrennung hängt von der maximalen
Menge an Kraftstoff ab, die im Motorzyklus innerhalb der Grenze des maximalen
PRR oder RI verbrannt wird. Abbildung 10zeigt viele Betriebsbedingungen,
bei denen der RI extrem höher als die Grenze von 5 MW/m2 ist. Dies deutet
darauf hin, dass das Verbrennungsgeräusch für diese Betriebsbedingungen stark
sein wird. Bei festem φhängt das Verbrennungsgeräusch auch vom Tivcab. Für

Wasserstoffbetriebene Niedertemperatur-Verbrennungsmotoren

Äquivalenzverhältnis

557

Äquivalenzverhältnis

Abb. 10 Wirkung von φauf RI bei verschiedenen Tivc[35]

niedrigere φist ein höherer Tivcerforderlich, um eine ordnungsgemäße Verbrennung
zu gewährleisten, und das Verbrennungsgeräusch kann innerhalb der akzeptablen
Grenze von 5 MW/m2 gehalten werden, während ein Motor mit niedrigerem
Tivcfür höheren φBetrieb laufen muss, um das Verbrennungsgeräusch innerhalb der akzeptablen Grenze zu halten. Im Allgemeinen verbessert erhöhter Tivc
das ηc, jedoch führt eine erhöhte Temperatur über ein bestimmtes Limit hinaus
zu einem höheren als akzeptablen RI. Daher existiert bei der HCCI-Verbrennung
ein optimales Tivcfür jedes φ[35]. Abbildung 10 zeigt auch, dass mit zunehmender
Motordrehzahl der RI für einige Betriebsbedingungen höher als die akzeptable
Grenze ist. Bei höherer Motordrehzahl steht weniger Zeit für Selbstzündungsreaktionen zur Verfügung. Daher ist ein höherer Tivcerforderlich, um die Rate der
Oxidationsreaktionen zu erhöhen, was zur Erhöhung des RI führt.
Einfluss des Verdichtungsverhältnisses
Der Einfluss des Zündbeginns (CA10) und CA50 auf RI für verschiedene rc
wird in Abb. 11 gezeigt. Der RI steigt schnell mit einem vorverlegten CA10 und
CA50für alle rc. Abbildung 11 zeigt, dass bei erhöhtem Äquivalenzverhältnis
(fette Ladung) ein vorverlegtes CA10und CA50 erreicht wird. Wenn mehr Kraftstoff (fette Ladung) im Motorzyklus verbrennt, wird der für die Selbstzündung
benötigte Radikalpool bei einer früheren Verbrennungsphase gebildet, was zu

558

M. R. Saxena und R. K. Maurya

Abb. 11 Variationen des RI mit aCA10 und b CA50 für verschiedene rcbei einer Motordrehzahl
von 1500 U/min und 450 K von Tivc[35]

Abb. 12 Variation der spezifischen HC- und CO-Emissionen in Abhängigkeit von CA50.
Adaptiert von [32]

einem ­vorverlegten CA50 führt [35]. Zusätzlich wird bei der Verbrennung von
mehr Kraftstoff (fette Ladung) im Motorzyklus vergleichsweise mehr Wärme im
Brennraum freigesetzt. Dies erhöht die Verbrennungstemperatur im Zylinder, was
zu einem vorverlegten CA50 und einem höheren RI führt [35]. Abbildung 11zeigt
auch, dass mit einer Erhöhung des rcdie CA10 und CA50 bei festem φvorverlegt
werden, was zu einem höheren RI führt.

3.2 HCCI-Motor: Emissionsmerkmale
Eine der Hauptherausforderungen beim HCCI-Verbrennungsmodus sind die deutlich höheren CO- und HC-Emissionen, hauptsächlich aufgrund der niedrigeren
Verbrennungstemperatur im Zylinder. Abbildung 12zeigt die Variation der spezifischen HC- und CO-Emissionen in Abhängigkeit von CA50 für verschiedene
Wasserstoffzusatzprozentsätze. Es wird gezeigt, dass der Wasserstoffzusatz die
CO- und HC-Emissionen bei festem CA50(hauptsächlich wenn CA50 nach TDC
erreicht wird) verringert. Dies ist auf eine Verringerung des Kohlenwasser-Anteils
im Kraftstoff bei Wasserstoffanreicherung zurückzuführen. Die Studie ergab,
dass die Wasserstoffanreicherung auch zu einer Verringerung der normierten CO-

Wasserstoffbetriebene Niedertemperatur-Verbrennungsmotoren

559

Emissionen bei festem CA50 führt, was darauf hinweist, dass der Wasserstoffzusatz die gesamten CO- und CO-Emissionen pro verbrannter Kraftstoffmasse
reduziert [32]. Dies ist möglicherweise auf die Zunahme der Hochtemperaturkinetik der Dieselverbrennung mit der Zugabe von Wasserstoff zurückzuführen
und verstärkt daher die primäre Reaktion CO + OH = CO2 + H [32]. Die Studie
berichtete auch, dass es in den meisten Fällen keinen signifikanten Einfluss auf
die normierten HC-Emissionen bei Wasserstoffanreicherung gibt [32]. Dies deutet
darauf hin, dass mit einer Zunahme des Wasserstoffzusatzes die Verringerung der
HC-Emissionen auf die reduzierte Menge an eingespritztem Diesel im Motorzyklus zurückzuführen ist. Dies ist möglicherweise darauf zurückzuführen, dass
die Wasserstoffzugabe zwar die Hochtemperaturkinetik verbessert, aber auch die
Niedertemperaturkinetik der Dieselverbrennung verlangsamt [32].
Die Stickoxidemissionen (NOx) des Wasserstoff-HCCI-Motors umfassen NO2
und NO-Spezies. Die Bildung von NOx hängt hauptsächlich von der Verbrennungstemperatur im Zylinder und der Verfügbarkeit von Sauerstoff im Brennraum ab.
Wenn die Verbrennungstemperatur im Zylinder über 1900 K steigt, nimmt die
Bildung von NOx exponentiell zu [37]. Der HCCI-Motor läuft typischerweise mit
einer vorgemischten mageren Ladung, wobei der damit verbundene Verbrennungsprozess zu einer niedrigeren Verbrennungstemperatur im Zylinder führt, was zu
geringeren NOx-Emissionen führt. Wenn die Ladung jedoch fetter wird, nehmen
die NOx-Emissionen zu [20]. Im Allgemeinen nehmen die NOx-Emissionen bei
konstanter Tivc ab, wenn die Ladung magerer wird, aufgrund der niedrigeren Verbrennungstemperatur im Zylinder. Intuitiv führt dann eine Erhöhung von Tivc zu
einer Zunahme der NOx-Emissionen, hauptsächlich aufgrund der höheren Verbrennungstemperatur im Zylinder, die bei höherem Tivcerreicht wird [20].
Abbildung 13 zeigt das spezifische NOx-Kennfeld für weite Last- und Drehzahlbedingungen bei verschiedenen rc für einen Wasserstoff-HCCI-Motor.
Bei bestimmten φ wurde das Tivcausgewählt, das zum maximalen thermischen
Wirkungsgrad führt, um die NOx-Emissionen zu berechnen [20]. Abbildung 13
zeigt, dass die NOx-Emissionen bei höheren Motorlastbedingungen höher sind.
Dies liegt hauptsächlich an der höheren mittleren Gastemperatur im Zylinder aufgrund der Verbrennung einer größeren Menge an Kraftstoff im Motorzyklus. Die
Abbildung zeigt auch, dass die NOx-Emissionen hauptsächlich von der Motorlast abhängen (kann als konstante horizontale Konturlinien dargestellt werden)
und weniger von der Motordrehzahl. Mit einer Erhöhung des rc nehmen die NOxEmissionen aufgrund der höheren mittleren Gastemperatur im Zylinder zu.

4 Wasserstoffbetriebener Dual-Fuel- und RCCI-Motor
Dieser Abschnitt stellt die Leistungs-, Verbrennungs- und Emissionseigenschaften
des konventionellen Dual-Fuel- und vorgemischten RCCI-Verbrennungsmotormodus
vor. Der Dual-Fuel-RCCI-Verbrennungsmodus hat eine bessere Zündsteuerung als
der HCCI-Motormodus. Mehrere Studien haben die verschiedenen Aspekte der oben

M. R. Saxena und R. K. Maurya

560

Spezifische
NOx
(g/KWh)

IMEP (bar)

IMEP (bar)

Spezifische
NOx
(g/KWh)

Motordrehzahl (U/min)

Motordrehzahl (U/min)

IMEP (bar)

Spezifische NOx
(g/KWh)

Motordrehzahl (U/min)

Abb. 13 Kennfeld der spezifischen NOxmit Motorlast und -drehzahl bei verschiedenen rc[20]

genannten Verbrennungsmodi untersucht. Eine kurze Beschreibung ihrer Eigenschaften wird in diesem Teil des Kapitels präsentiert.

4.1 Dual-Fuel- und RCCI-Motor: Leistungseigenschaften
4.1.1 Auswirkung der Wasserstoffzugabe auf die Wirkungsgrade
Die Variation des Wasserstoffenergieanteils mit der effektive Leistung für verschiedene Wasserstoffzusatzprozentsätze in einem herkömmlichen Zweistoffmotor
wird in Abb. 14a dargestellt. Die Ergebnisse zeigen, dass mit einer Erhöhung der
Wasserstoffmenge der Wasserstoffenergieanteil zunimmt. Gleichzeitig nimmt
der Wasserstoffenergieanteil mit zunehmender effektive Leistung ab, was ausgeprägter wird, je höher der Wasserstoffenergieanteil ist. Der Anstieg des Wasserstoffenergieanteils bei niedriger Last ist auf den höheren Heizwert von Wasserstoff
im Vergleich zu Diesel zurückzuführen. Das Motorklopfen und die Frühzündung
begrenzen den maximalen Bereich des Wasserstoffenergieanteils bei niedrigen und

561

effektive Leistung (kW)

Wirkungsgrad der Verbrennung Erdgas/Diesel RCCI
Angegebener Brutto-Wirkungsgrad

Angegebener Brutto-Wirkungsgrad (%)

Verbrennungswirkungsgrad (%)

effektive Leistung (kW)

Effektiver thermischer Wirkungsgrad (%)

Wasserstoff-Energieanteil (%)

Wasserstoffbetriebene Niedertemperatur-Verbrennungsmotoren

Abb. 14 a Variation des Wasserstoffenergieanteils mit der effektiven Leistung bei verschiedenen
Wasserstoffzusatzanteilen [40]; b Auswirkung des Wasserstoffzusatzes auf BTE und BSEC
[40]; c Verbrennungwirkungsgrad und Bruttoanzeigewirkungsgrad im RCCI-Motor [63]

hohen Lastbedingungen [38–40]. Abbildung 14b zeigt die Auswirkung der Wasserstoffanreicherung auf den effektiven Wirkungsgrad (BTE) und den spezifischen
effektiven Energieverbrauch (BSEC) unter verschiedenen effektiven Leistungsbedingungen. Bei höherer Motorlast (effektive Leistung) steigt der BTE mit
einem höheren Prozentsatz an Wasserstoffzusatz im Vergleich zu reinem Diesel,
und das Maximum wird bei 30 LPM Wasserstoffsubstitution erreicht. Das spezifische Wärmeverhältnis von Wasserstoff ist höher als das von Diesel, was zu einer
Erhöhung des BTE führt [40, 41]. Die Wasserstoffanreicherung verbessert den
Grad der Homogenität (mit zunehmendem Wasserstoffanteil wird eine stärker
vorgemischte homogene Ladung vorbereitet), was zu einer besseren Ladungsverteilung im Zylinder und einer Verbesserung des Verbrennungsprozesses führt.
Außerdem hat Wasserstoff einen höheren Heizwert und eine höhere laminare
Flammengeschwindigkeit, was den BTE verbessert [40, 42]. Weniger Wasserstoff
muss im Motorzyklus zugeführt werden, um die gleiche effektive Leistung zu
erzeugen, da Wasserstoff einen höheren Heizwert hat. Dies gewährleistet somit die
Reduktion von CA10–90durch hohen Energiegehalt und verbessert den thermische
Wirkungsgrad, hauptsächlich bei Teil- und Volllast [40].

562

M. R. Saxena und R. K. Maurya

Mit zunehmender efektiver Leistung nimmt der BSEC für einen festen Wasserstoffenergieanteil ab. Zusätzlich zeigt Abb. 14auch, dass mit zunehmendem
Wasserstoffanteil der BSEC bei gegebener effektiver Leistung abnimmt. Von allen
verschiedenen eingespritzten Wasserstoffmengen wurde bei 30 LPM Wasserstoffanreicherung eine bessere Leistung festgestellt. Dies war auf die verbesserte Verdampfung und Interaktion mit der Luft im Zylinder zurückzuführen, die tief in
die Brennkammer bis zur Zylinderwand eindringen konnte [40] und stimmte gut
mit dem vorherigen Bericht über eine Wasserstoffdurchsatz von 18 LPH bei allen
Motorlasten überein [43]. Mit zunehmendem Wasserstoffanteil nimmt der BSEC
aufgrund besserer Vermischung ab [44]. Wasserstoff hat einen höheren Heizwert
und eine höhere laminare Flammengeschwindigkeit, was den Verbrennungsprozess verbessert und zu einer verbesserten Motorleistung führt [42].
Der Einfluss der Wasserstoffzugabe (auf Volumen-%-Basis) auf den ηcund
den indizierten thermischen Bruttowirkungsgrad (ηG )des Erdgas/Diesel-RCCIMotors ist in Abb. 14c dargestellt. Die dortigen Ergebnisse zeigen, dass eine
Erhöhung des Wasserstoffanteils zu einer Erhöhung von ηcführt. Außerdem
führt die Anreicherung mit Wasserstoff zu einem höheren Verbrennungsdruck
[63]. Die verbesserte ηcist hauptsächlich auf den höheren Heizwert von Wasserstoff und die vollständigere Verbrennung (aufgrund der höheren laminaren
Flammengeschwindigkeit, die den Verbrennungsprozess verbessert) zurückzuführen. Im Falle keiner Wasserstoffzugabe bleibt ein vergleichsweise größerer
Anteil der vorgemischten Ladung unverbrannt und führt zu einer niedrigeren
ηcund erhöhtem Kraftstoffverbrauch [63]. Wasserstoff hat eine höhere und
schnellere Brenngeschwindigkeit, was die Verbrennungsrate erhöht und die ηc
erhöht [63]. Abbildung 14c zeigt, dass die ηGmit der Anreicherung von Wasserstoff zunimmt. Anfangs nimmt der Zündverzug mit einer Erhöhung des Wasserstoffanteils zu und später nimmt sie bei weiterer Wasserstoffanreicherung ab
[63]. Eine Erhöhung des Wasserstoffanteils führt zu einer Erhöhung der spezifischen Wärme des Gemisches, was die Gemischtemperatur am Ende des
Verdichtungshubs senkt und die Zündverzug erhöht. Wasserstoff hat eine höhere
Flammenbrenngeschwindigkeit, die die Verbrennungsrate erhöht und die Verbrennungsdauer verkürzt. Es verringert den Wärmeverlust durch die Zylinderwand
(aufgrund der kürzeren Zeit, die für den Wärmeübergang zur Verfügung steht, und
die Verbrennung kann nahe dem OT stattfinden, wo weniger Oberfläche für den
Wärmeübergang zur Verfügung steht) und führt zu einer höheren ηG.
Die Wirkung der Wasserstoffzugabe auf den volumetrischen Wirkungsgrad
(ηv) für den konventionellen Zweistoffbetrieb ist in Abb. 15dargestellt. Es wird
gezeigt, dass die Anreicherung mit Wasserstoff im Zweistoff-CI-Motor zu einem
geringeren volumetrischen Wirkungsgrad als der reine Dieselbetrieb führt. Dies
geschieht aufgrund der Verdrängung von Luft durch die Zugabe von Wasserstoff,
die sonst angesaugt würde [45–47]. Eine Erhöhung der Wasserstoffanreicherung
führt zu einer Verringerung der Ansaugluftmasse aufgrund des Ersatzes von Luft
durch Wasserstoffinduktion. Die Abbildung zeigt auch, dass mit einer Erhöhung
der Motorlast die ηvabnimmt. Mit einer Erhöhung der Motorlast steigt die

100% Last (BMEP: 5,3 bar)
75% Last (BMEP: 3,99 bar)

563

VOLUMETRISCHER WIRKUNGSGRAD (%)

Volumetrischer Wirkungsgrad (%)

Wasserstoffbetriebene Niedertemperatur-Verbrennungsmotoren

Anteil von Wasserstoff an der Energieversorgung (%)

LASTLEISTUNG (kW)

Abb. 15 Einfluss der Wasserstoffzugabe auf die ηv. Adaptiert von [45, 48]

Wärmefreisetzungsrate, was die Temperatur des Ansaugkrümmers erhöht und
dadurch die Dichte der Ansaugluft verringert, wodurch die ηvreduziert wird [48].
4.1.2 Leistungs- und Äquivalenzkennfeld
Die Leistungskennfeld dem indizierten thermischen Wirkungsgrad (ITE) bei unterschiedlichen Motorlasten (IMEP) für den herkömmlichen Dual-Fuel-Motor ist in
Abb. 16 dargestellt. Die horizontale und vertikale Achse repräsentieren die Motordrehzahl bzw. den Wasserstoffanteil. Die Farbe in der Kontur zeigt die ITE an.
Abbildung 17zeigt das Äquivalenzverhältnis-Kennfeld der ITE bei unterschiedlichen Motorlasten, die die Beziehung zwischen Wasserstoffanteil und Äquivalenzverhältnis des Wasserstoffgemisches darstellt. Die horizontale und vertikale Achse
repräsentieren die Motordrehzahl bzw. den Wasserstoffanteil. Die Farbe in der
Kontur zeigt das Äquivalenzverhältnis des Wasserstoffgemisches an. Eine Erhöhung
der Wasserstoffmenge führt zu einem Anstieg des Äquivalenzverhältnisses des

IMEP: 0,3 MPa

Motordrehzahl U/min

IMEP: 0,7 MPa

Motordrehzahl U/min

IMEP: 0,9 MPa

Indizierter thermischer Wirkungsgrad
(Kohlenstoffbilanzmethode) %

H2 Anteil (auf energetischer Basis) %

Abnormale Verbrennung begrenzt den Wasserstoff-DDF-Betrieb

Motordrehzahl U/min

Abb. 16 Leistungskennfeld des indizierten thermischen Wirkungsgrad unter IMEP von 0,3, 0,7
und 0,9 MPa [49]

M. R. Saxena und R. K. Maurya

564

IMEP: 0,3 MPa

IMEP: 0,7 MPa

IMEP: 0,9 MPa
Äquivalenzverhältnis der
Wasserstoffmischung

H2 Anteil (auf energetischer Basis) %

Abnormale Verbrennung begrenzt den Wasserstoff-DDF-Betrieb

Motordrehzahl U/min

Motordrehzahl U/min

Motordrehzahl U/min

Abb. 17 Äquivalenzverhältnis-Kennfeld des indizierten thermischen Wirkungsgrad unter IMEP
von 0,3, 0,7 und 0,9 MPa [49]

Gemisches in der Ansaugladung. Der rot schattierte Bereich zeigt eine anormale
Verbrennung oder Frühzündung an, die den Motorbetrieb einschränkt.
Abbildung 16 zeigt, dass bei niedrigeren Motorlastbedingungen keine anormale
Verbrennung/Frühzündung auftritt, aber die maximale Anreicherung von Wasserstoff begrenzt ist. Die begrenzte Wasserstoffanreicherung liegt daran, dass die
Menge an Diesel zu gering wird, um stabil zu zünden, wenn der Wasserstoffanteil
steigt und der Dieselanteil sinkt [49]. Darüber hinaus ist der niedrigere Bereich
der Wasserstoffanreicherung ebenfalls eingeschränkt, da der Wasserstoffanteil zu
gering ist, um vollständig zu verbrennen, was zu einem höheren Anteil an unverbranntem Wasserstoff im Abgas führt. Bei niedriger Last und Geschwindigkeit
führt die Wasserstoffanreicherung zu einer schlechten ITE. Bei niedrigen Motorlasten wird weniger Kraftstoff benötigt; daher wird die Verbrennung beider
Kraftstoffe instabil [49]. Bei höherer Motordrehzahl steht weniger Zeit für die Verbrennung beider Kraftstoffe zur Verfügung, sodass die vollständige Verbrennung
der Ladung schwierig ist, ein Phänomen, das bei höherem Wasserstoffanteil ausgeprägter wird.
Bei höheren Motorlasten wird eine anormale Verbrennung/Frühzündung
beobachtet, wenn ein hoher Wasserstoffanteil verwendet wird. Bei höherer Last
mit hohem Wasserstoffanteil bestehen günstige thermische Bedingungen für die
Selbstzündung der Endgasladung, was das System anfälliger für Frühzündung
macht. Für 0,7 MPa IMEP kann die anormale Verbrennung in Abb. 16beobachtet
werden, wenn die Motordrehzahl unter 1000 U/min liegt. Wenn die Motordrehzahl über 1000 U/min erhöht wird, kann ein höherer Wasserstoffanteil verwendet
werden, und eine verbesserte ITE kann erzielt werden. Für etwa 50% Wasserstoffanteil bei einer Drehzahl von über 1000 U/min wird eine ITE von mehr als
40% berichtet [49]. Die ITE kann bei höherer Motorlast (0,9 MPa IMEP) weiter
verbessert werden. Eine höhere ITE kann durch die Verwendung eines höheren
Wasserstoffanteils erzielt werden, aber der maximale Bereich der Wasserstoffanreicherung wird durch anormale Verbrennung eingeschränkt.

Wasserstoffbetriebene Niedertemperatur-Verbrennungsmotoren

565

4.2 Dual-Fuel- und RCCI-Motor:
Verbrennungseigenschaften
4.2.1 Zündverzug
Der Zündverzug wird typischerweise als die Zeitdauer zwischen dem Einspritzzeitpunkt des Kraftstoffs und dem Beginn der Zündung definiert. Abbildung 18a zeigt
den Einfluss des energetischen Wasserstoffanteils auf die Zündverzugszeit bei der
RCCI-Verbrennung von Erdgas/Diesel. Die Verzugszeit nimmt mit zunehmendem
energetischen Wasserstoffanteil zu. Während die Verzugszeit bei der Zugabe von
Synthesegas im Vergleich zu Wasserstoff höher ist, was hauptsächlich auf die
erhöhte Verfügbarkeit von Kohlenmonoxid im Synthesegas zurückzuführen ist, die
den Zündprozess verzögert. Mit zunehmendem energetischen Wasserstoffanteil
und Synthesegaszugabe steigt der Kohlenmonoxidanteil in der Ladung. Dies kann
zu einer weiteren Erhöhung der Verzugszeit im Vergleich zur reinen Wasserstoffzugabe führen.
Der Einfluss der Wasserstoffsubstitution auf den Zündverzug im Dual-FuelCI-Motor bei unterschiedlichen Lasten ist in Abb. 18b dargestellt. Die Ergebnisse
zeigen, dass mit zunehmender Motorlast den Zündverzug für alle Bedingungen
der Wasserstoffsubstitution abnimmt. Mit zunehmender Motorlast wird mehr
Kraftstoff in der Brennkammer verbrannt, was zu einer Erhöhung der Verbrennungstemperatur im Zylinder führt. Dies führt zu einem früheren Zündbeginn und einem kürzeren Zündverzug. Abbildung 18b zeigt den variierenden
Trend des Zündverzugs mit zunehmender Wasserstoffsubstitution im DualFuel-Motor. Ein anfänglich längerer Zündverzug ist wahrscheinlich auf den
Rückgang des Sauerstoffpartialdrucks mit zunehmendem Wasserstoffanteil
zurückzuführen. Ein weiterer möglicher Grund ist die Abnahme der Temperatur

H2-Zusatz
Syngas-Zusatz

Energetischer Wasserstoffanteil (%)

Zündungsverzögerung (0CA)

Verzugszeit beim Auftreten
der RCCI-Verbrennung, μs

Zündverzug (0CA) vs.
Wasserstoffsubstitution (%)

10% Belastung
40% Last
80% Last

Substitution durch Wasserstoff
als Kraftstoff (%)

Abb. 18 Zündverzugszeit bei RCCI-Verbrennung für alle genannten Fälle in zwei verschiedenen
Strategien [50, 51]

566

M. R. Saxena und R. K. Maurya

des Wasserstoff-Luft-Gemisches aufgrund der hohen spezifischen Wärme von
Wasserstoff [51]. Eine Studie berichtete über einen kürzeren Zündverzug mit
zunehmendem energetischen Wasserstoffanteil bei höheren und moderaten Lasten
[46, 52], während bei niedrigeren Lasten die Zündverzugszeit zunahm [46, 53].
Eine Erhöhung des Wasserstoffanteils führt zur Bildung von freien Radikalen in
höheren Konzentrationen, was die für die Zündentwicklung wichtigen Reaktionen
verbessert und somit zu einem kürzeren Zündverzug führt [46].
4.2.2 Wärmefreisetzungsrate
Die Wirkung der Wasserstoffzugabe auf die Wärmefreisetzungsrate in DualFuel-PCCI (Premixed Charge Compression Ignition) ist in Abb. 19 dargestellt.
Abbildung 19a zeigt den Einfluss der Wasserstoffanreicherung in einem DualFuel-PCCI-Motor ohne EGR. Der D100-Betrieb in der Abbildung zeigt den
Diesel-PCCI-Modus an. Mit zunehmendem Wasserstoffanteil sinkt und verzögert
sich der Höhepunkt der Wärmefreisetzungsrate. Mit der Zugabe von Wasserstoff
nimmt die Niedertemperatur-Wärmefreisetzung ab, was auf die Reduzierung
der pro Zyklus eingespritzten Dieselmenge und den chemischen Effekt von
Wasserstoff zurückzuführen ist [54]. Die pro Zyklus eingespritzte Dieselmenge nimmt mit der Wasserstoffzugabe ab, da die zugeführte Energie konstant
gehalten wird. Die Niedertemperatur-Selbstzündungsreaktionen werden von
RH + O2 = HO2 + Ṙinitiiert und die Niedertemperatur-Wärmefreisetzung wird
hauptsächlich von RH + OH = H2 O + Ṙdominiert [32, 54, 55]. Es wird darauf
hingewiesen, dass „(R.)“ die Alkylradikale sind und radikale Spezies als Symbol
(.) neben dem Zeichen dargestellt werden. Zusätzlich stört Wasserstoff während
der Niedertemperatur-Selbstzündung den Verbrauch von Diesel durch die Reaktion
H2 + OH = H2 O + H[32, 56]. Während einer Niedertemperatur-Oxidationsreaktion verbraucht das Wasserstoffmolekül das OH-Radikal. Mit der Zugabe
von Wasserstoff nimmt die Niedertemperatur-Wärmefreisetzung ab. Aufgrund
der verringerten Niedertemperatur-Wärmefreisetzung sinkt die für die Selbstzündung der vorgemischten Ladung während Hochtemperaturreaktionen erforderliche Temperatur, was zu einem längeren Zündverzug und einer Verzögerung des
CA50führt.
Der Einfluss der Wasserstoffzugabe auf die Wärmefreisetzung bei einem
festen CA50 von 2,4° nOT ist ebenfalls in Abb. 19 dargestellt. Die Ergebnisse
zeigen, dass im Fall von Diesel-PCCI die Verbrennung zu einem früheren Zeitpunkt beginnt und später endet im Vergleich zum Dual-Fuel-PCCI-Betrieb mit
Wasserstoff-Diesel. Die Wasserstoffanreicherung verringert das CA10–90 im DualFuel-PCCI-Modus und erhöht den Höhepunkt der Wärmefreisetzungsrate nahe
dem OT. Wasserstoff hat eine höhere laminare Flammengeschwindigkeit, was die
Verbrennungsrate (Oxidationsreaktionen) erhöht und zu einem kürzeren CA10–90
führt. Dies führt auch zu einer Erhöhung des IMEP, da ein höherer Wasserstoffanteil die Reaktivität der Hochtemperatur-Oxidationsreaktionen verbessert und die
Hochtemperatur-Wärmefreisetzung erhöht [54, 56, 57]. EGR wird verwendet, um

Wasserstoffbetriebene Niedertemperatur-Verbrennungsmotoren
600J_EGR 0% Diesel SOI:'-32° aTDC
Wärmefreisetzungsrate (J/CAD)

Abb. 19 Einfluss der
Wasserstoffzugabe auf die
Wärmefreisetzungsrate in
einem Dual-Fuel-PCCIMotor [54]

567

,

Kurbelwinkel (CAD)

das konstante CA50 aufrechtzuerhalten. Der Bedarf an EGR zur Aufrechterhaltung
des konstanten CA50nimmt mit zunehmendem Wasserstoffanteil ab. Daher ist die
Nutzung von Wasserstoff im Dual-Fuel-PCCI vorteilhaft für die CA50-Kontrolle.
4.2.3 Verbrennungsphasen und -dauer
Der Einfluss der Wasserstoffzugabe auf CA5(Zündbeginn), CA50, CA90 (Ende
der Verbrennung) und CA5–90 (Verbrennungsdauer) bei verschiedenen rcfür DualFuel-CI-Motoren ist in Abb. 20dargestellt. CA5 und CA90 kennzeichnen die
Kurbelwinkelpositionen des 5% und 90% massebezogenen Ausbrands [27]. Der
Effekt des energetischen Wasserstoffeanteils bei CA5 und CA50 ist in Abb. 20a
gezeigt, während CA90 und CA5–90 in Abb. 20b dargestellt sind. Abbildung 20a
zeigt, dass mit einer Erhöhung des energetischen Wasserstoffanteils der Zündbeginn für alle Werte von rcvorverlegt wird. Der vorverlegte Zündbeginn mit
Wasserstoffanreicherung wird bei höherem rc-Betrieb deutlicher. Die Zylinderdrucktemperatur ist bei höherem rcrelativ höher. Wasserstoff hat eine höhere
Flammgeschwindigkeit und Wasserstoffmoleküle im Zylindergemisch führen
zu einer Erhöhung der Oxidationsreaktionsrate in der Brennkammer, was zu
einem früheren Verbrennungsbeginn führt. Das geringere Volumen bei höherem
Druck ermöglicht einen schnelleren Wärmeaustausch zwischen den Gemischmolekülen und führt auch zu einer kürzeren CA5–90 (Abb. 20b) [27]. Aufgrund
der schnelleren Verbrennungsrate von Wasserstoff verringert sich der Abstand
zwischen CA5 und CA50 mit zunehmendem energetischen Wasserstoffeanteil. Die
Reduktion von CA5–90 mit zunehmender Motorlast und rcwurde durch weitere
Studien bestätigt [27, 58]. Die erhöhte Verbrennungsrate des Gemisches führt auch
zu einem höheren PRR. Für rcvon 14,5 wird der Zündzeitpunkt mit zunehmendem
energetischen Wasserstoffanteil leicht verzögert, aber CA50 beginnt nach einem
energetischen Wasserstoffanteil von 30% vorzurücken [27]. Der verbesserte
CA50 wird mit einer Erhöhung des energetischen Wasserstoffanteils bei einem
niedrigeren rcerreicht [27].

M. R. Saxena und R. K. Maurya

Verbrennungsdauer, deg CA

568

Versuchswert - 25 Grad CA

H2-Zusatz
Zugabe von
Synthesegas

H2-Zusatz
Zugabe von
Synthesegas

Energetischer Wasserstoffanteil (%)

Energetischer Wasserstoffanteil (%)

Abb. 20 Einfluss der Wasserstoffzugabe auf aCA5 und CA50; bCA90 und CA5–90 in konventionellen Dual-Fuel-CI-Motoren [27]; c CA50; d Verbrennungsdauer in RCCI-Motoren [50]

Der Einfluss des energetischen Wasserstoffeanteils auf CA50und die Verbrennungsdauer bei der RCCI-Verbrennung von Erdgas/Diesel wird in Abb. 20c,
d gezeigt. Wie in Abb. 18a diskutiert, erhöht sich die Verzögerungszeit mit einem
Anstieg des energetischen Wasserstoffanteils (%), was schließlich zur Verbrennung
der Ladung im Expansionshub führt. Im Falle der Zugabe von Wasserstoff und
Synthesegas zeigt CA50 einen deutlichen Trend (Abb. 20c). Wenn Wasserstoff
zur vorgemischten Ladung hinzugefügt wird, erhöht sich die Verzugszeit mit dem
Wasserstoffenergieanteil (%) (siehe Abb. 18a) und es wird erwartet, dass CA50 zu
aTDC verschoben wird. Jedoch erhöht ein Anstieg des energetischen Wasserstoffanteils (%) die laminare Brenngeschwindigkeit der Ladung und erhöht die Verbrennungsrate, was zu einer Verschiebung von CA50zu bTDC führt. Andererseits,
wenn Synthesegas zur Ladung hinzugefügt wird, reduziert das im Synthesegas
verfügbare CO die Brenngeschwindigkeit, was zu einer Verzögerung von CA50
(mehr während des Expansionshubs) führt (Abb. 20c). Die Zugabe von Wasserstoff zur Methan- und Luftladung erhöht die Brenngeschwindigkeit der Ladung.
Die erhöhte Brenngeschwindigkeit erhöht die Verbrennungsrate und führt zu einer

Wasserstoffbetriebene Niedertemperatur-Verbrennungsmotoren

569

kürzeren Verbrennungsdauer (Abb. 20d). Andererseits, wenn Synthesegas zur vorgemischten Ladung hinzugefügt wird, verringert sich die Brenngeschwindigkeit
der Ladung aufgrund des im Synthesegas verfügbaren CO. Zusätzlich wird durch
die Erhöhung des CO-Anteils im Synthesegas die Flammengeschwindigkeit weiter
reduziert im Vergleich zur Zugabe von Wasserstoff, was zu einer vergleichsweise
längeren Verbrennungsdauer im Falle der Synthesegaszugabe als bei der Wasserstoffzugabe führt (Abb. 20d).
4.2.4 Klingelintensität
Wie besprochen, hat Wasserstoff eine höhere Flammengeschwindigkeit, die Zugabe
von Wasserstoff führt zu einer Erhöhung der Brennrate und des PRR. Übermäßige
Wasserstoffanreicherung erhöht das Verbrennungsgeräusch und folglich die Wahrscheinlichkeit von Klopfen [59, 60]. Der Effekt der Wasserstoffzugabe auf die
Klingelintensität in RCCI und konventionellem Diesel wird in Abb. 21 illustriert,
wobei das rote Symbol das Auftreten von Klopfen darstellt. Die Zugabe von Wasserstoff (1208-Add) (1208 U/min-Zugabe) in höherem Prozentsatz bei konventioneller
Dieselverbrennung ist nicht machbar, da Klopfen oder Rückzündung aufgrund
von Hotspots/Wasserstoff-reichen Kraftstoffzonen in der Brennkammer auftreten
können [60]. Die Verbrennung von lokal reichhaltigem Wasserstoff in der Brennkammer führt zu einem steilen Anstieg des PRR und folglich zu einer Erhöhung
des Verbrennungsgeräuschs. Höhere Verbrennungstemperaturen im Zylinder
können auch zur Frühzündung verschiedener lokal reichhaltiger Wasserstoffstellen
in der Brennkammer führen und Klopfen verursachen. Eine Studie berichtete, dass
der maximal zulässige Wasserstoffzugabeanteil 42% beträgt [9]. Während der

1208-Teil

1300-Add-Diesel

1208-Zusatz

1300-Sub-Methan

H2 Aktie

Abb. 21 Einfluss der Wasserstoffzugabe auf die Klingelintensität [60]

570

M. R. Saxena und R. K. Maurya

Experimente überschritt der energetischen Wasserstoffgehalt des gesamten Kraftstoffs nicht 42%, um Klopfen zu verhindern [9]. Darüber hinaus ergab die Studie,
dass die maximale BTE und die maximale Reduktion von BSFC, CO2 und COEmissionen für einen Wasserstoffenergieanteil von 42% erreicht werden [9]. Daher
kann gesagt werden, dass präzise Design-/Modifikationen (wie Kolbenschalenform,
Ansaugkrümmerabstimmung, Kraftstoffeinspritzsystem usw.) im Motor und in der
Kraftstoffeinspritzstrategie erforderlich sind, um einen Motor mit 50–70% Wasserstoffsubstitution der Eingangsenergie während der experimentellen Prüfung des Setups zu betreiben [60]. Wenn der Einspritzzeitpunkt des Pilotkraftstoffs vorverlegt
wird, kann es bei einem höheren Prozentsatz an Wasserstoffsubstitution zu Klopfen
kommen [60]. Die numerische Untersuchung zeigt, dass die Wasserstoffsubstitution
(1208-sub) (1208 U/min-Substitution) theoretisch nicht zu Klopfen führt; es kann
jedoch auftreten, wenn die Wasserstoffzugabe (1208-Add) höher als 60% der Eingangsenergie ist [60]. Bei RCCI kann es zu Klopfen kommen, wenn die Wasserstoffsubstitution höher als 11% der Methaneingangsenergie (1300-sub-Methan) (1300 U/
min-Substitution-Methan) oder die Zugabe von mehr als 50% Wasserstoff basierend
auf Dieselenergie (1300-Add-Diesel) (1300 U/min-Zugabe-Diesel) ist [60].

4.3 Dual-Fuel- und RCCI-Motor: Emissionscharakteristik
Die NOx-Emissionsprofile der Verbrennungszone für Einzel- und Doppel-Einspritzungen für 10%, 20% und 30% Pilotmasse sind in Abb. 22 dargestellt. Die
NOx-Emissionsprofile werden bei 1°, 9°, 23° und 39° Kurbelwinkel präsentiert,
um die NOx-Produktion vor, während, am Ende und weit nach Abschluss des Verbrennungsprozesses zu verstehen [61]. Die Temperatur im Zylinder ist verantwortlich für die Einleitung chemischer Reaktionen, die zur Verbrennung führen, die
Gesamtgeschwindigkeit von Niedrig- und Hochtemperaturreaktionen und die
Bildung von Spezies im Verbrennungsraum. Höhere Verbrennungstemperaturen
führen typischerweise zu höheren NOx-Emissionen, einem verbesserten Verbrennungsprozess und der Produktion von weniger Rußemissionen. Abbildung 22
zeigt, dass die Doppel-Einspritzung höhere NOx-Emissionen als die Einzel-Einspritzung aufweist und die Bildung der NOx-Region mit zunehmendem Pilotmassenanteil zunimmt. Die Produktion von NOx-Emissionen ist hauptsächlich auf
die erhöhte Verbrennungstemperatur mit der Zunahme der eingespritzten Pilotmasse zurückzuführen [61]. Das Mischen von Pilotdiesel mit der vorgemischten
Ladung aus Wasserstoff und Luft erzeugt die homogene vorgemischte Ladung.
Dies ermöglicht eine verbesserte und gleichmäßige Verbrennung und führt zu
höheren Verbrennungstemperaturen im Zylinder [61]. Darüber hinaus führt
eine Erhöhung des Pilotdiesels zur Bildung verschiedener lokaler Stellen für die
Selbstzündung des vorgemischten Wasserstoffs, was zu höheren Verbrennungstemperaturen führt [61].

Wasserstoffbetriebene Niedertemperatur-Verbrennungsmotoren

571

NOx Emission

Einmalige Injektion

Pilot-Injektion 10%

Pilot-Injektion 20%

Pilot-Injektion 30%

Abb. 22 Vergleich des NOx-Profils für Einzel- und Doppel-Einspritzungen im Dual-Fuel-CIMotor [61]

Abbildung 23 zeigt die Rußemissionsprofile der Verbrennungszone für Einzelund Doppel-Einspritzungen für 10%, 20% und 30% Pilotdiesel. Die Ergebnisse
zeigen, dass der Betrieb mit Doppel-Einspritzung zu weniger Rußemissionen führt
als der Betrieb mit Einzel-Einspritzung, aufgrund der verbesserten ηc, was die Verbrennungstemperatur im Zylinder weiter erhöht. Die Temperatur und die NOxBildung haben einen maximalen Wert am äußeren Rand des Kolbens (im Vergleich
zu anderen Teilen des Kolbenschalenprofils) (Abb. 22) [61].
Jedoch wird die höchste Temperatur im zentralen Bereich des Randes der
Schale erreicht, obwohl vergleichsweise niedrigere NOx-Emissionen gebildet
werden [61]. In diesem Fall ist die höchste Verbrennungstemperatur nicht auf die
verbesserte Verbrennung zurückzuführen, sondern auf die Übertragung oder den
Impuls der Wärme aufgrund des Sauerstoffmangels [61]. Abbildung 23 zeigt, dass
die Rußbildung am höchsten im seitlichen Bereich des Zylinderkopfes und in der
Mitte der Kolbenschale ist. Eine fette Ladung ist verantwortlich für die erhöhte
Rußbildung in der Mitte der Schale aufgrund eines Sauerstoffmangels [61]. Auch

M. R. Saxena und R. K. Maurya

572
Rußemission
Einmalige
Injektion

Pilot-Injektion 10%

Pilot-Injektion 20%

Pilot-Injektion 30%

Abb. 23 Vergleich der Rußprofile für Einzel- und Doppel-Einspritzungen im Dual-Fuel-CIMotor [61]

die Oxidation von Ruß wird im Zylinderkopfbereich aufgrund der niedrigeren
Temperatur reduziert [61].
Abbildung 24 zeigt die Wirkung der Wasserstoffzugabe auf CO, UHC und NOMassenanteil bei EVO in einem Erdgas/Dimethylether-RCCI-Motor [62]. Die
Anreicherung von Erdgas mit Wasserstoff führt zu einer Verringerung der CO- und
unverbrannten HC-Emissionen beim Öffnen des Auslassventils. Dies geschieht
hauptsächlich aufgrund der Verringerung der Reaktivität zwischen Wasserstoff
und dem Rest des Kraftstoffs [62]. NO-Emissionen bei geöffnetem Auslassventil nehmen mit dem Wasserstoffanteil zu, hauptsächlich aufgrund der erhöhten
Zylindertemperatur, die während der Verbrennung erreicht wird. Die höhere Verbrennungstemperatur im Zylinder führt zu einer verbesserten Verbrennung von
Methan und verringert die Bildung von CO- und Kohlenwasserstoffemissionen
im Zylinder. Die Studie berichtete, dass das höchste NO bei einer Wasserstoffzugabe von 50% erreicht wird; diese NO-Emissionen liegen jedoch innerhalb der
zulässigen Grenzen der Euro-6-Normen [62].

Wasserstoffbetriebene Niedertemperatur-Verbrennungsmotoren

573

H2 Prozentsatz

Abb. 24 Wirkung der Wasserstoffzugabe auf CO-, UHC- und NO-Massenanteil bei EVO in
einem Erdgas/Dimethylether-RCCI-Motor [62]

5 Herausforderungen bei der Verwendung von
Wasserstoff in HCCI- und Dual-Fuel-Motoren
Es gibt zwei Hauptprobleme im Zusammenhang mit der Anwendung von Wasserstoff in CI-Motoren—eines ist die Modifikation/Anforderung der Hardware zum
Einspritzen und Steuern des Wasserstoffgases und das zweite sind die betrieblichen Einschränkungen. Im HCCI-Motor wird zur Vermeidung von Rückzündungen in der Regel ein Feuergitter im Lufteinlasskrümmer installiert, und
eine Flammensperre wird in der Wasserstoffleitung direkt nach dem Nadelventil
und vor dem Injektor installiert [30]. Zusätzlich wird zur Vermeidung der Wasserstoffansammlung im Kurbelgehäuse aufgrund von Kolbenblasen (eine Situation,
die eine Kurbelgehäuseexplosion verursachen kann) ein Rohr installiert, das das
Kurbelgehäuse mit dem Lufteinlasskrümmer nach dem Lufterhitzer verbindet
[30]. Als Sicherheitsvorkehrung für die Wasserstoffzufuhrleitung im Zweistoffmotor werden üblicherweise ein Flammendurchschlagsicherung und eine
Flammensperre installiert [40]. Das mit Wasser gefüllte Flammensperre wird verwendet, um die Explosion innerhalb der Baugruppe zu verhindern. Es ist vorteilhaft, Rückzündungen in der Wasserstoffzufuhrleitung zu vermeiden [40]. Dieses
Instrument wird typischerweise im Druckbereich von 0–10 bar betrieben. Der

574

M. R. Saxena und R. K. Maurya

Flammendurchschlagsicherung umfasst Druckauslösung, Flammensperrelement,
thermische Auslösung und Rückschlagventil [40]. Dieses Gerät wird auch verwendet, um den Wasserstofffluss zu schließen/regulieren und die Flamme zu
kontrollieren, um vor unerwünschter Verbrennung zu schützen [40]. Während
Rückzündungsbedingungen liegt der maximal zulässige Betriebsdruck dieses
Geräts typischerweise bei etwa 5 bar [40]. Zusätzlich wird auch ein Rückschlagregelventil verwendet, um die Rückströmung von Wasserstoff aus dem Motorzylinder zu kontrollieren [40].
Im Allgemeinen sind die Hauptprobleme, die die Kommerzialisierung des
HCCI-Motors einschränken, die Steuerung der Verbrennungsphasen und -dauer,
der begrenzte Betriebsbereich, der Kaltstart und die höhere Druckanstiegsrate/raue Verbrennung, die homogene Ladungsvorbereitung und die höheren
unverbrannten HC- und CO-Emissionen [64]. Wie besprochen, hängt die obere
Betriebsgrenze des Wasserstoff-HCCI-Motors von der maximalen Menge an
Kraftstoff ab, die im Motorzyklus innerhalb des angemessenen Limits des
maximalen PRR oder RI verbrannt wird. Die höhere Druckanstiegsrate oder
Klingelintensität begrenzt die Betriebsgrenze des Wasserstoff-HCCI-Motors. Der
Betriebsbereich des Wasserstoff-HCCI-Motors wird in einer Studie berechnet,
indem der zulässige ηc > 85% und RI < 5 MW/m2 berücksichtigt werden [35].
Der zulässige Bereich der HCCI-Verbrennung ist sehr eng und hängt von der
Einlassventilschließtemperatur und dem Äquivalenzverhältnis ab. Der RI steigt
stark bei höherer Einlassventilschließtemperatur und Äquivalenzverhältnis. Der
Betriebsbereich des Wasserstoff-HCCI-Motors hängt auch von der Motordrehzahl ab und wird bei höheren Drehzahlen sehr eng [35]. Die RI-Empfindlichkeit
wird bei höherer Drehzahl verstärkt; daher kann nur ein magerer Betrieb die RI
innerhalb des zulässigen Limits halten [35]. Der Betriebsbereich des WasserstoffHCCI-Motors verringert sich mit steigender Motordrehzahl [35].
Es gibt mehrere Herausforderungen für Zweistoffmotoren, die mit Wasserstoff betrieben werden, d. h. erhöhte Stickoxidemissionen (NOx), Klopfen bei
hohem Wasserstoffanteil und begrenzter energetischer Wasserstoffanteil [46]. Die
Anreicherung mit Wasserstoff führt zu einem Anstieg der Verbrennungstemperatur
im Zylinder, was zu einer Erhöhung der NOx-Bildung führt. Bei höherer Verbrennungstemperatur im Zylinder reagiert der im Gemisch vorhandene Stickstoff
leicht mit den Sauerstoffmolekülen und führt zu einem starken Anstieg der NOxEmissionen. Die Niedertemperaturverbrennung ist eine nützliche Methode zur
Reduzierung der NOx-Emissionen in CI-Motoren. Abgasrückführung, Wassereinspritzung, verzögerte Einspritzzeitpunkte, HCCI/RCCI-Verbrennungsregime usw.
sind einige effektive Methoden zur Reduzierung der NOx-Emissionen [46].
Die Klopfphänomene/abnormale Verbrennung begrenzen die maximale Wasserstoffanreicherung im Zweistoffbetrieb. Das Gas-Kraftstoff-Luft-Gemisch zündet
im Zweistoffbetrieb nicht sofort selbst. Das Versagen der Selbstzündung bei den
richtigen Kurbelwinkelpositionen kann die Wahrscheinlichkeit von Klopfen, höherer
Druckanstiegsrate und Überhitzung der Zylinderwand erhöhen [53]. Die Wasserstoffanreicherung im CI-Motor neigt dazu, die Möglichkeit einer abnormalen Verbrennung aufgrund seines breiteren Zündbereichs, der niedrigeren Zündenergie und

Wasserstoffbetriebene Niedertemperatur-Verbrennungsmotoren

575

der kürzeren Verlöschstrecke zu erhöhen [65]. Mit Wasserstoffkraftstoff kann eine
abnormale Verbrennung sowohl am Endstadium der Verbrennung (ähnlich wie bei
SI-Motoren) als auch in früheren Stadien auftreten [66, 67]. Eine Studie verglich
den HCCI-Motor, der mit 100% Wasserstoff betrieben wird, und den Zweistoffbetrieb mit unterschiedlichen Wasserstoffenergieanteilen [68]. Sie berichteten, dass
sich die Amplitude der Frequenzschwankungskomponente mit steigendem Wasserstoffenergieanteil signifikant ändert [68]. Der HCCI-Verbrennungsmodus zeigt eine
relativ ultrahohe Amplitude der Hochfrequenzkomponente des Zylinderdrucks [68].
Sie kamen zu dem Schluss, dass ein energetischen Wasserstoffanteil von etwa 17%
das höchste Limit im Motor bei Nennlast im Zweistoffmotor (mit einem Basisverdichtungsverhältnis von 17:1) ist [68]. Eine andere Studie berichtete, dass der RI
mit steigendem Wasserstoffenergieanteil drastisch zunimmt [69]. Sie berichteten,
dass ein Wasserstoffenergieanteil von etwa 19% die höchste Grenze ist, die ohne
abnormale Verbrennung (Klopfen) bei 100% Last verwendet werden kann [69]. Aber
der klopfbegrenzte Wasserstoffenergieanteil steigt mit einer Abnahme von rc [69].
Der Ersatz von Energie durch Wasserstoff ist im Dual-Fuel-Betrieb begrenzt.
Bei höheren Motorlasten liegt der maximale energetische Wasserstoffanteil im
Bereich von 6–25%, kann jedoch bei niedrigeren Lasten auf 30% erweitert werden
[46]. Die Anreicherung mit Wasserstoff im Dual-Fuel-CI-Motorbetrieb führt zu
mehreren Problemen: höhere Druckanstiegsrate, zu frühe Verbrennungsphasen,
höhere Verbrennungstemperatur im Zylinder, Frühzündung des vorgemischten
Wasserstoff-Luft-Gemisches und Verlust an verfügbarer Arbeit aufgrund früher
Verbrennung [46, 52, 70, 71]. Die Selbstzündung des vorgemischten Wasserstoffs und der Luft bei höherem Wasserstoffanteil im Dual-Fuel-Betrieb ist auf
die höhere Verbrennungstemperatur im Zylinder und den hohen polytropen Index
von Wasserstoff zurückzuführen. Die Selbstzündung der vorgemischten Wasserstoff-Luft-Ladung (im Ansaugkrümmer) ist bei der Krümmer-Einspritztechnik
anfälliger, aber dieses Problem kann durch die Verwendung der Saugrohreinspritztechnik verringert werden [46]. Die für die Wasserstoffanreicherung im Dual-FuelBetrieb diskutierten Probleme können jedoch bis zu einem gewissen Grad mit
Niedertemperatur-Verbrennungsstrategien angegangen werden.

6 Zukunftsaussichten
Die Notwendigkeit eines CO2-neutralen Antriebs mit minimalen Emissionen im Vergleich zu anderen regulierten Spezies ist entscheidend für die Erweiterung möglicher
zukünftiger Kraftstoffe. Der alternative Kraftstoff muss die giftigen Emissionen,
einschließlich CO2, auf ein Minimum reduzieren und gleichzeitig technisch und
wirtschaftlich machbar sein. In den letzten Jahrzehnten wurden mehrere alternative
Kraftstoffe wie Methanol, Ethanol, Erdgas, Wasserstoff und Synthesegas untersucht,
die die Emissionen in unterschiedlichem Maße im Vergleich zu herkömmlichen
Kohlenwasserstoffkraftstoffen reduzieren können. Unter diesen Kraftstoffen ist nur
Wasserstoff frei von Kohlenmonoxid-, Kohlenwasserstoff- und CO2-Emissionen

576

M. R. Saxena und R. K. Maurya

[72]. Die einzigartigen Eigenschaften von Wasserstoff machen ihn zu einem der
wichtigsten Kraftstoffe der Zukunft, und seine Nutzung in Verbrennungsmotoren
wird es ermöglichen, zunehmend strengere Emissionsnormen zu erfüllen. Wasserstoff ist ein potenzieller Kraftstoffkandidat der Zukunft, der die globale Abhängigkeit von fossilen Brennstoffen und die Menge der von Fahrzeugen ausgestoßenen
Schadstoffe reduzieren kann [73, 74]. In Übereinstimmung mit dieser Aussicht
werden fortschrittliche LTC-Techniken untersucht, die das Potenzial haben, die
zukünftigen Gesetzesnormen zu erfüllen. Der Einsatz von Wasserstoff als Kraftstoff
im LTC-Motor erfordert eine ordnungsgemäße Anpassung der Motorsteuerungseinheit und die Materialverträglichkeit der Motorkomponenten mit Wasserstoff.
Wasserstoffbetriebene LTC-Motoren haben das Potenzial, den Wirkungsgrad
zu verbessern. Die LTC-Regime haben einen besseren Kraftstoffumwandlungswirkungsgrad als herkömmliche Verbrennungsmotoren. Die Nutzung der Vorteile
von Wasserstoff in LTC-Motoren kann den mechanischen Wirkungsgrad weiter verbessern. Darüber hinaus haben Niedertemperaturmotoren, die mit herkömmlichen
Kraftstoffen betrieben werden, ein Problem mit höheren CO- und HC-Emissionen.
Dieses Problem kann durch die Verwendung von Wasserstoff in LTC-Motoren mit
einem leichten Nachteil bei den NOx-Emissionen gemildert werden. Es ist jedoch
eine optimale Kraftstoffeinspritzstrategie erforderlich, um die Verbrennung in LTCMotoren sorgfältig zu steuern, was weiter untersucht werden muss. Andererseits hat
die Implementierung von LTC-Motoren auf Basis von Wasserstoff viele Herausforderungen, wie frühe/späte Frühzündung, Verbrennungsvariationen, optimales
Verdichtungsverhältnis; Optimierung der Gemischbildung und Einspritzstrategie;
Laststeuerungsstrategie usw., die weiter untersucht werden müssen.
Der Betrieb von wasserstoffbetriebenen LTC-Motoren ist durch höhere Druckanstiegsraten und Klingelintensität begrenzt. Dies schränkt die höhere Betriebsgrenze dieser Motoren ein. Um den Wasserstoff während des Ansaugtakts mit
Luft einzuleiten, muss ein geeignetes Saugrohreinspritzsystem entwickelt werden,
um Rückzündungen und Frühzündungen zu vermeiden. Darüber hinaus müssen
optimale Direkteinspritz- und Saugrohreinspritzstrategien entwickelt werden, um
den stabilen Motorbetrieb mit Wasserstoff als Hauptkraftstoff in LTC-Motoren
zu gewährleisten. Die hohe laminare Flammengeschwindigkeit der Wasserstoffanreicherung bei höherer Last kann in LTC-Motoren zu Klingel-/dröhnende Verbrennungen führen, was den höheren Energieanteil von Wasserstoff einschränkt.
Die mögliche Lösung zur Bewältigung dieses Problems ist die Hybridisierung
von Elektrofahrzeugen, die in LTC-Regime integriert sind, nachdem der bestmögliche Betriebsbereich von wasserstoffbetriebenen LTC-Motoren bestimmt wurde.
Die serielle Hybridisierung eines wasserstoffbetriebenen LTC-Motors mit einem
Elektrofahrzeug wird vorteilhaft sein, um einen Motor in einem breiten Betriebsbereich zu betreiben. Ein Hybrid-Elektrofahrzeug (HEV), das mit einem wasserstoffbetriebenen LTC-Motor integriert ist, kann eine Lösung sein, um eine höhere
Kraftstoffeffizienz und niedrigere Abgasemissionen als der herkömmliche Motor
zu erreichen. Die vorgeschlagene Lösung ist ein Zwischenschritt zwischen dem
Verbrennungsmotor und einem vollständig elektrischen Fahrzeug. Es könnte in
naher Zukunft eine teilweise oder vollständige Ablösung eines herkömmlichen

Wasserstoffbetriebene Niedertemperatur-Verbrennungsmotoren

577

Dieselmotors sein. Darüber hinaus kann die Entwicklung einer auf WasserstoffBrennstoffzellen basierenden Batterie untersucht werden, die in einem HEV mit
wasserstoffbetriebenem LTC-Motor verwendet werden kann. Die fortschrittlichen Zündtechniken wie plasmaunterstützte wasserstoffbetriebene HCCI- und
Dual-Fuel-RCCI-Verbrennungsmodi müssen weiter untersucht werden. Der Einsatz einer Vorkammer für HCCI- und Dual-Fuel-RCCI-Verbrennungsmodi muss
weiter erforscht werden. Thermisch geschichtete Kompressionszündung unter Verwendung von Wasserstoff bleibt bisher ein unerforschtes Gebiet und erfordert Aufmerksamkeit von der Forschungsgemeinschaft.
Danksagungen Die finanzielle Unterstützung der CSIR-HRDG durch SRA im Rahmen des
Scientists Pool Scheme für Dr. Mohit Raj Saxena wird dankbar anerkannt. Diese Unterstützung
ermöglicht seinen Aufenthalt zur Arbeit im Advanced Engine and Fuel Research Laboratory,
Department of Mechanical Engineering, IIT Ropar, Indien.

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Detonative Antriebstechnik
P. Wolański, M. Kawalec und K. Benkiewicz

Zusammenfassung Dieses Kapitel bietet kurze Beschreibungen der Triebwerken/Antriebssysteme, in denen detonative Verbrennung zur Steigerung der
Leistung und des Wirkungsgrads eingesetzt werden kann. Pulsierende Detonation
(PD) und kontinuierlich rotierende Detonation (CRD) Antriebssysteme bieten die
höchste Verbesserung des mechanischen Wirkungsgrads sowie Reduzierung der
Größe und -gewichts der Antriebssysteme. Da PD auch ein hohes Maß an Lärm
und Vibrationen erzeugt, ist die wahrscheinlichste Anwendung solcher Triebwerke
für den Antrieb von unbemannten Fahrzeugen und insbesondere für die Attitude
Control Systems auf Satelliten und sogar auf Raumstationen, wo die Produktion
von gasförmigem Wasserstoff und Sauerstoff mittels Wasserelektrolyse erreicht
werden kann. Die vielversprechendste Anwendung ist jedoch die Anwendung der
CRD auf alle Arten von Antrieben, von luftatmenden Gasturbinen und TurbojetTriebwerken bis hin zu Raketen und kombinierten Zyklus-Antriebssystemen.
Zusätzlich werden in diesem Kapitel auch numerische Modellierungen zur Untersuchung von Methoden zur Verbesserung der Gemischbildung, Detonationsinitiierung und Struktur von rotierenden Detonationswellen in verschiedenen
Geometrien sowie zur Berechnung des Druckgewinns in der Detonationskammer
und des mechanischen Wirkungsgrads vorgestellt. Auch die Vorteile der Verwendung von Wasserstoff als Treibstoff in solchen Antriebssystemen werden
diskutiert und erste verfügbare Ergebnisse der Anwendung von Wasserstoff in
zukünftigen Antriebssystemen werden präsentiert und diskutiert.

P. Wolański (*) · M. Kawalec · K. Benkiewicz
Łukasiewicz Research Network-Institute of Aviation, al. Krakowska 110/114, Warszawa,
02-256, Poland
E-Mail: Piotr.Wolanski@ilot.lukasiewicz.gov.pl
M. Kawalec
E-Mail: Michal.Kawalec@ilot.lukasiewicz.gov.pl
K. Benkiewicz
E-Mail: Krzysztof.Benkiewicz@ilot.lukasiewicz.gov.pl
© Der/die Autor(en), exklusiv lizenziert an Springer Nature Switzerland AG 2025
E. Tingas, Wasserstoff für zukünftige Wärmekraftmaschinen,
https://doi.org/10.1007/978-3-031-76380-9_14

583

584

P. Wolański et al.

1 Einführung
Die erste Idee über die Möglichkeit, den Wirkungsgrad von Antriebssystemen
durch die Anwendung der detonativen Verbrennung zu erhöhen, stammte von
Zeldovich [1], aber zu dieser Zeit war niemand an dieser Idee interessiert und
selbst Zeldovich war nicht begeistert von einer solchen Anwendung. Aber Mitte
der fünfziger Jahre des letzten Jahrhunderts führten Nicholls et al. an der Universität von Michigan [2] die erste Forschung zur Anwendung von Detonation
auf ein Antriebssystem durch und testeten das erste Labor-Modell des Pulsed
Detonation Engine (PDE). Ende der fünfziger und Anfang der sechziger Jahre
des letzten Jahrhunderts wurde die kontinuierlich rotierende Detonation (CRD)
(auch in Russland als kontinuierliche Spin-Detonation bezeichnet) am Institut für
Hydrodynamik der Sowjetischen Akademie der Wissenschaften in Novosibirsk
entdeckt und diese Forschungsarbeiten sind in vielen Publikationen beschrieben
[3–5].
Einige Jahre später wurde solche Forschung zur Anwendung von CRD
auf Raketentriebwerke an der Universität von Michigan durchgeführt, aber
leider konnten sie zu dieser Zeit keinen Erfolg erzielen. Adamson et al. [6, 7]
konnten nur eine theoretische Analyse der CRD-Struktur in einer ringförmigen
Detonationskammer des Rotating Detonation Engine (RDE) für Raketensystemanwendungen durchführen. Seit dieser Zeit wurde die Forschung zur Anwendung
der CRD auf Antriebssysteme aufgegeben und erst Ende des letzten Jahrhunderts
von Eidelman et al. wieder aufgenommen [8, 9]. Solche Forschungen dominierten
die Anwendungen von Detonation auf Antriebssysteme bis zum Beginn des einundzwanzigsten Jahrhunderts. Weitere Informationen zu diesen Forschungsarbeiten finden Sie auch in Übersichtsartikeln zum PDE [10, 11, 13].
Erst Ende des letzten Jahrhunderts und Anfang des einundzwanzigsten Jahrhunderts wurde die Forschung zur möglichen Anwendung der CRD auf Antriebssysteme fast gleichzeitig in Russland, Polen, Frankreich und Singapur wieder
aufgenommen und dann stieg das Interesse an solchen Systemen erheblich [13–
15]. Seit dieser Zeit wurden viele Initiativen unternommen, um die Natur der
detonativen Fortbewegung besser zu verstehen und Antriebssysteme auf Basis von
Detonation zu entwickeln. Die zunehmende Anzahl von Publikationen, die dem
RDE zu Beginn des XXI. Jahrhunderts gewidmet sind, ist in Abb. 1 dargestellt.
Es ist allgemein bekannt, dass die Verbrennung von gasförmigen Gemischen in
zwei verschiedenen Modi stattfinden kann: Deflagration und Detonation. Während
der Deflagration ist die Verbrennung normalerweise langsam und die Flammengeschwindigkeit ist immer unterschall, während im detonativen Modus die
Flamme mit Überschallgeschwindigkeit ausbreitet. Bei deflagrativer Verbrennung
nimmt der Druck hinter der Flammenfront immer ab, während er bei detonativer
Verbrennung immer zunimmt. Typischerweise kann bei einer Detonation von
Brennstoff-Luft-Gemischen der Druck etwa 15-mal erhöht werden, während bei
einer Detonation von Brennstoffen mit gasförmigem Sauerstoff der Druck mehr
als 30-mal erhöht werden kann.

Wolański präsentiert die RDE bei P&W (2008)
und P&W Rocketdyne (2009)

Erster internationaler Workshop zum
Thema Detonation für Antriebssysteme (2011)

585

Erfolgreicher Labortest der RDE durch Bykovskii
(1975) und Edwards (1977)

Erste theoretische Analyse eines ringförmigen
Raketentriebwerks unter Verwendung von CRD
durch Adamson et al. (1965-1966)

Entdeckung von CRD in Novosibirsk durch
Voitcekhovskii et al. (1959-1960)

Nummer der Veröffentlichung

Detonative Antriebstechnik

Jahr

Abb. 1 Grafische Darstellung der Anzahl der Veröffentlichungen zur RDE-Forschung seit der
Entdeckung der kontinuierlich rotierenden Detonation bis heute. Mit freundlicher Genehmigung
von Elżbieta Zocłońska

Eine wichtige Eigenschaft der detonativen Verbrennung ist die sogenannte
Detonationszelle. Detonationszellen sind diamantähnliche Strukturen (in Bezug
auf ihre Form) geschrieben auf den Detonationsrohrwänden durch Druckspitzen.
Historisch gesehen waren die Wände der Detonationsrohre mit Ruß bedeckt. Die
entlang des Rohres bewegende Detonationsfront ist tatsächlich keine flache Oberfläche. Die Flammenfront ist dreidimensional und besteht aus mehreren kleineren
gekrümmten Wellen, die miteinander interagieren. Ihre lokalisierten Kollisionen
führen zu lokalen Druckspitzen, die schließlich den Ruß entlang ihrer Pfade von
der Wand entfernen. Die Größe der Zellen ist charakteristisch für das Gemisch aus
Brennstoff und Oxidationsmittel, das Verhältnis von Brennstoff zu Oxidationsmittel und die Anfangsbedingungen.
Details zur detonativen Verbrennung von gasförmigen Gemischen finden Sie in
vielen Publikationen [4, 5, 14–17]. Ein Vergleich der deflagrativen zur detonativen
Verbrennung wird in Tabelle 1 präsentiert.
Aus Tab. 1 geht hervor, dass die Anwendung von detonativer Verbrennung auf
Strahltriebwerke oder Gasturbinen immer vorteilhaft sein wird. Darüber hinaus wird
aufgrund des Druckgewinns im detonativen Verbrennungszyklus der (Antriebs-/
Gasturbinen-) Wirkungsgrad erheblich erhöht. Die Berechnung des theoretischen
Wirkungsgrads des thermodynamischen detonativen Zyklus (Fickett-Jacobs) und
der Vergleich mit der klassischen isobaren Verbrennung (der Joule-Brayton-Zyklus)
oder isochoren Verbrennung (Humphrey) wurde von J. Kindracki in seiner Doktorarbeit [18] durchgeführt und kann auch in Wolański et al. gefunden werden [14].
Abb. 2 stellt einen Vergleich der theoretischen Zyklen dar, die verschiedene
Verbrennungsprozesse verwenden. Die konstanten Druck-, konstanten Volumenund detonativen Zyklen sind typischerweise als Joule-Brayton-, Humphrey- und

P. Wolański et al.

586

Tab. 1 Vergleich von deflagrativer Verbrennung gegenüber detonativer Verbrennung
Deflagration
Verbrennungsgeschwindigkeit von der
Größenordnung Dutzend m/s
Verbrennungskammer sollte groß sein
Verbrennung normalerweise im stöchiometrischen Mischungsverhältnis, sonst wird die
Kammer viel größer sein
Für die Verbrennung im stöchiometrischen Verhältnis ergibt sich eine sehr hohe Verbrennungstemperatur
Hohe Verbrennungstemperatur und längere
Verweilzeit unter solchen Bedingungen sind
verantwortlich für hohe Emissionen von NO x
Wenn es auf Gasturbinen angewendet wird, ist
es notwendig, mit zusätzlicher Luft zu mischen,
um die Temperatur vor der ersten Stufe der
Turbine zu senken
Während der Deflagration fällt der Druck
immer ab

Joule - Brayton
isochor - Verbrennung
mit konstantem Volumen
Detonationsverbrennung

log p

Abb. 2 Thermodynamische
Zyklen bei konstantem Druck
(Joule-Brayton), konstantem
Volumen (Humphrey)
und Detonation (FickettJacobs). Mit freundlicher
Genehmigung von M.
Kawalec

Detonation
Detonationsgeschwindigkeit von der
Größenordnung km/s
Detonationskammer wird kurz/klein sein
Detonation könnte für magere, fette oder
stöchiometrische Gemische sein und dennoch
wird die Reaktionszone klein sein
Für die Detonation von mageren oder fetten
Gemischen wird die Temperatur niedriger sein
und die Verweilzeit in der Hochtemperaturzone
viel kürzer als bei der Deflagration
Aufgrund der sehr kurzen Zeit in der
Reaktionszone wird die Emission des NO x
kleiner sein
Wenn ein mageres/fettes Gemisch detoniert
wird, dann wird es nicht notwendig sein,
zusätzliche kalte Luft vor der Turbine hinzuzufügen
Während der Detonation steigt der Druck
immer an

Fickett-Jacobs-Thermodynamikzyklen bekannt. In Abb. 2 p1 ist der Druck am Einlass des Antriebssystems (atmosphärisch). Die Luft strömt durch den Kompressor
und ihr Druck steigt auf p2. Dann werden der Brennstoff und das Oxidationsmittel
(Luft) verbrannt, was zum Zustand (3) führt. Im Joule-Brayton-Zyklus findet die
Verbrennung bei konstantem Druck statt, obwohl er in der Realität typischerweise
um 4–5 % abfällt, und der Endzustand ist durch p3 = p2 gekennzeichnet. In den

Detonative Antriebstechnik

587

Systemen, in denen die Verbrennung bei konstantem Volumen stattfindet, steigt
der Druck auf p3cv > p2, aber in Systemen, die Detonation verwenden, steigt der
Druck sogar noch höher auf p3D >> p2. Die Verbrennungsprodukte werden dann
von Punkt (3) zu Punkt (4) expandiert und die Energie wird für den Antrieb der
Turbine oder die direkte Schuberzeugung verwendet.
Der Wirkungsgrad des Joule-Brayton-Zyklus kann aus der Formel berechnet
werden:

1
ηcp = 1 −   k−1
k
p2
p1

(1)

Wie oben erwähnt, ist p1 der atmosphärische Druck, p2 = p3 sind die Drücke, bei
denen die Verbrennung stattfindet (siehe Abb. 2), und k ist das Verhältnis der spezifischen Wärmen bei konstantem Druck (cp) und konstantem Volumen (cv):

k=

cp
cv

(2)

In diesem Ansatz werden die Wirkungsgrade des konstanten Volumen- und
Detonationszyklus durch die Verwendung realistischerer und einfacherer Beziehungen
der Kompressionsenergie, die zur Arbeitserzeugung verwendet wird, zur Gesamtenergie des Zyklus berechnet. Der Wirkungsgrad des konstanten Volumenzyklus
(CV), unter der Annahme konstanter spezifischer Wärmen bei konstantem Volumen
zwischen den Zykluspunkten (3) und (4) (cv(3,4)), sowie (3) und (1) (cv(3,1)):

ηcv =

cv(3,4) · (T3cv − T4cv )
cv(3,1) · (T3cv − T1 )

(3)

und für den Detonationszyklus, der detonative (D) Verbrennung annimmt:

ηD =

cv(3,4) · (T3D − T4D )
cv(3,1) · (T3D − T1 )

(4)

wo:
• T1—Anfangstemperatur des Gemisches,
• T3cv, T3D—die Temperaturen am Ende der konstanten Volumenphase und
Detonationsphase, jeweils,
• T4cv, T4D—die Temperaturen am Ende der Expansion jedes Zyklus.
Unter der Annahme konstanter spezifischer Wärmekapazitäten:

cv(3,4) = cv(3,1) = cv

(5)

für jeden Expansionsprozess werden die Gleichungen vereinfacht zu:

ηcv =

T3cv − T4cv
T3cv − T1

(6)

ηD =

T3D − T4D
T3D − T1

(7)

und

P. Wolański et al.

588

Tab. 2 Vergleich der berechneten Effizienz für Wasserstoff-Luft-Gemisch mit einem Äquivalenzverhältnis von 0,5 (unsere Berechnungen)
p2 /p1

4
6
8

pcv (bar)
19,1
26,0
32,5

Tcv (K)
2083
2120
2149

pD (bar)
33,5
44,8
55,5

TD (K)
2305
2343
2372

ηcp (%)
32,7
40,1
44,8

ηcv (%)
49,3
52,9
55,3

ηD (%)
55,1
58,1
60,2

Der Druck und die Temperatur können durch einen geeigneten numerischen
Gleichgewichtscode wie NASA CEA [114] und T4cv und T4D können unter Verwendung adiabatischer Expansion mit k berechnet werden, das aus numerischen
Berechnungen (Tab. 2) ermittelt wurde.
Es wurde bereits in vielen Studien gezeigt, dass die Anwendung von
detonativer Verbrennung in Antriebssystemen zu einer erheblichen Steigerung der
Antriebsleistung führen kann. Wenn beispielsweise die detonative Verbrennung
auf den Turbojet-Triebwerk angewendet wird, könnte die theoretische Triebwerksleistung um mehr als 20 % erhöht werden [14, 18]. Selbst wenn in der Realität
dieser Wirkungsgrad nur um 10% erhöht wird, führt die Kraftstoffeinsparung für
ein Jahr zu einem erheblichen finanziellen Vorteil. Bei flüssigen Kohlenwasserstoffbrennstoffen wie Jet-A führt die Reduzierung des Gesamtkraftstoffverbrauchs
zu reduzierten globalen Emissionen von CO2, selbst wenn die CO2 Produktion pro
Kilogramm verbranntem Kraftstoff unverändert bleibt. Aufgrund der sehr kurzen
Verweilzeit haben die NOx Partikel keine Zeit zur Bildung. Experimentell wurde
die NOx Reduktion in [19, 20] bestätigt.
Fassen wir also die Faktoren zusammen, warum detonative Verbrennung auf
Antriebssysteme oder Gasturbinen angewendet werden sollte, die im Energiesektor verwendet werden:
• höhere Energiefreisetzungsraten als bei deflagrativer Verbrennung oder Verbrennung bei konstantem Volumen,
• geringere NOx Emissionen,
• keine Notwendigkeit, ein ausgeklügeltes System zur Kühlung der Turbinenstufe
im Falle einer mageren Kraftstoff-Luft-Gemisch-Detonation zu verwenden,
• kleinere Größe und Gewicht der Detonationskammer als die klassische, in der
deflagrative Verbrennung stattfindet.

2 Arten von Antriebssystemen
Es gibt einige Möglichkeiten, Detonation in Antriebs- und Energieerzeugungssystemen zu nutzen. Die Antriebssysteme, die Detonation für den Antrieb nutzen,
können in fünf Kategorien unterteilt werden, die sich in der Art der Nutzung
der Detonation in dem Triebwerk unterscheiden. Die Kategorien von Antriebssystemen sind also wie folgt:

Detonative Antriebstechnik

589

• Stehende Detonationswellen-Antriebssysteme, kurz SDWE, Triebwerke, bei denen
die Detonationswelle, in der alle Energie freigesetzt wird, am Rahmen des Triebwerks befestigt ist und die Detonation in Bezug auf die Triebwerke stationär ist,
• RAMAC-Beschleuniger, ein System, das zur Beschleunigung von Projektilen in
speziell konstruierten Röhren verwendet wird, die deflagrative und detonative
Verbrennung nutzen,
• Pulsierende Detonations-Antriebssysteme, kurz PDE, Triebwerke, die
pulsierende Detonation in der Schubkammer des Triebwerks nutzen,
• Rotierende Detonations-Antriebssysteme, kurz RDE, Triebwerke, die in der
Schubkammer der Triebwerke kontinuierlich rotierende Detonationswellen
nutzen. Solche Triebwerke werden manchmal als Triebwerke mit kontinuierlichen Detonationswellen oder sogar als Triebwerke mit kontinuierlicher SpinDetonation bezeichnet,
• Kombinierte Zyklus-Detonations-Antriebssysteme, Triebwerke, bei denen eine
Komponente ders Triebwerke im detonativen Modus arbeitet.

2.1 Stehende Detonationswellen-Antriebssysteme
Das einfachste System, das Detonation für den Antrieb nutzt, ist der SDWE. In
solchen Triebwerken findet die Verbrennung in einer stationären, bezogen auf
den Triebwerksrahmen, schrägen Detonationswelle statt. Schematische Diagramme solcher Triebwerke sind in den Abb. 3 und 4 dargestellt. Solche Triebwerke könnten verwendet werden, um Hyperschallflugzeuge anzutreiben, die
mit einer Geschwindigkeit höher als Mach = 5, aber nicht höher als Mach =
7 fliegen. Die niedrigere Mach-Zahl ist durch die Mach-Zahl der stationären
Detonationswelle begrenzt. Eine solche Mach-Zahl kann nicht kleiner sein als
die Detonations-Mach-Zahl, da es unter solchen Bedingungen nicht möglich sein
Abb. 3 Schematisches
Diagramm der ursprünglichen
Idee des stehenden
Detonationswellentriebwerks

Abb. 4 Schematische
Darstellung des HyperschallStaustrahltriebwerks
integriert mit
Hyperschallflugzeug [14, 21]

Detonationswelle
Einspritzdüsen

Luft

Kraftstoff
Verbrennung

Fließweg

Produkte

Schräge Stoßwelle
Schräge Detonationswelle

P. Wolański et al.

590

wird, eine Detonationswelle am Einlass des Verbrennungs-/Düsenabschnitts zu
stabilisieren. Zusätzlich wird bei einer Mach-Zahl höher als 7 der externe Widerstand, der auf das Hyperschallflugzeug ausgeübt wird, höher sein als der erzeugte
Schub. Daher wird die Anwendung von stehenden/stationären Detonationswellen
nur einen sehr begrenzten, engen Betriebsbereich haben. Es könnte nur für den
Geschwindigkeitsbereich zwischen Mach = 4 und Mach = 5 möglich sein, wo
der Überschallverbrennungs-Staustrahltriebwerk, oder wie üblicherweise genannt,
SCRAMJET anwendbar sein wird. Es gibt nun eine intensivierende internationale
Anstrengung, robuste Antriebssysteme für Hyperschall- und Überschallflüge
zu entwickeln. Ein solches System würde Flüge durch unsere Atmosphäre mit
sehr hohen Geschwindigkeiten ermöglichen und einen effizienten Ein- und Austritt aus planetaren Atmosphären erlauben. Die Möglichkeit, ein solches System
mit Detonation, der leistungsfähigsten Form der Verbrennung, in Verbindung
zu bringen, hat das Potenzial, einen höheren thermodynamische Wirkungsgrad,
verbesserte Zuverlässigkeit und reduzierte Emissionen zu bieten. Eine Gruppe
von der Central University Florida—Sosa, Rosato et al. [22, 23] berichtete
über einen bedeutenden Schritt in Richtung dieses Ziels: die Entdeckung einer
experimentellen Konfiguration und Strömungsbedingungen, die eine stabilisierte
schräge Detonation erzeugen, ein Phänomen, das das Potenzial hat, den Hochgeschwindigkeitsantrieb der Zukunft zu revolutionieren.

2.2 RAMAC-Beschleuniger
Ein weiteres mögliches Antriebssystem, das für die Beschleunigung von
Projektilen in Betracht gezogen wurde, wurde von einer Gruppe der University
of Washington unter der Leitung von Hertzberg vorgeschlagen [24, 25]. Es wird
RAMAC genannt, für RAM ACcelerator. Ein schematisches Diagramm des RAMBeschleunigers ist in Abb. 5 dargestellt. Anstatt eines typischen Staustrahltriebwerks, das Treibstoff nutzt, der an Bord eines fahrenden Fahrzeugs mitgeführt
wird, trägt RAMAC den Treibstoff nicht mit sich. Eine Verbrennungsmischung aus

stoßartige Verbrennung/
schräge Detonation
Einlass/Diffusor
Expansion der Produkte

Projektil

Rohrwand

Abb. 5 Schematisches Diagramm des RAMAC-Betriebs im detonativen Verbrennungsmodus
[14, 26]

Detonative Antriebstechnik

591

Treibstoff und Oxidationsmittel ist in einem Beschleunigungsrohr verteilt (siehe
Abb. 5). Das Projektil wird zunächst durch eine speziell konstruierte Kanone
beschleunigt, in der die Verbrennung einer Wasserstoff-Sauerstoff-Mischung mit
Zugabe von Helium das Projektil auf Überschallgeschwindigkeit beschleunigt.
Eine speziell entworfene Form des Projektils und die Zusammensetzung der
Mischung können die detonierbare gasförmige Mischung, die im Rohr platziert
ist, komprimieren und eine schräge Detonation in einem bestimmten Bereich des
Projektils initiieren, wodurch ein Druckanstieg und positiver Schub erzeugt wird,
der das Projektil beschleunigt. Je nach Geschwindigkeit des Projektils können verschiedene Antriebsmodi realisiert werden. Eine detailliertere Beschreibung des
RAMAC-Betriebs kann in vielen Veröffentlichungen gefunden werden, in denen
Theorie, Forschung und numerische Simulationen eines solchen Systems analysiert wurden [14, 26].
In einer Variation des RAMAC-Konzepts wurde eine kondensierte Sprengstoffschicht auf die Rohrwand aufgetragen, anstatt eines gasförmigen Treibmittels.
Dieser Ansatz musste mit einem geeigneten elektronischen Steuerungssystem
und einem Vakuum im Inneren des Beschleunigungsrohrs kombiniert werden.
Allerdings haben diese und andere Optionen bisher noch nicht die Beschleunigung
von Projektilen auf Geschwindigkeiten höher als die C-J-Detonationsgeschwindigkeit ermöglicht [27, 28]. Daher ist die Technologie der Beschleunigung von
Projektilen mit solchen Techniken auf Orbitalgeschwindigkeit immer noch nur
theoretisch.
Realistischere Anwendungen von detonativer Verbrennung für Antriebssysteme
sind pulsierte Detonation oder kontinuierlich rotierende Detonation, wie unten
dargestellt.

2.3 Gepulster Detonations-Antriebssysteme (PDE)
Ein schematisches Diagramm des Betriebs der PDE wird in Abb. 6 [14, 29] dargestellt. Der Zyklus beginnt, wenn die Detonationskammer mit dem detonierbaren
Gemisch gefüllt ist (t1). Nachdem die Kammer mit dem detonierbaren Gemisch
gefüllt ist, wird die Öffnung in der Detonationsrohr/Kammer geschlossen und die
Detonation wird durch eine ausreichend starke Zündquelle (t2) eingeleitet, und die
Detonationswelle breitet sich aus, bis das gesamte Gemisch von der Detonationswelle verbraucht ist. Während die Detonation sich im Rohr ausbreitet, werden
Entspannungswellen erzeugt und Druck wird auf die Verschlussplatte des Rohrs
ausgeübt, wodurch Schubkraft erzeugt wird (t3). Dann verlassen die HochdruckDetonationsprodukte die Kammer mit hoher Geschwindigkeit und die Expansionswelle erzeugt einen sehr niedrigen Druck in der Kammer (t5–t6). Dies schafft
geeignete Bedingungen für das Einsaugen eines neuen Teils des Brennstoff-Luft
(Brennstoff-Oxidationsmittel) Gemisches und der neue Zyklus beginnt. In Wirklichkeit ist der Prozess komplexer und nicht der ideale. Das Detonationsrohr, das
als Schubrohr dient, ist meist nur teilweise mit dem frischen Gemisch gefüllt,

P. Wolański et al.

592
Füllen der Kammer

Auslösung der Detonation
RarefactionWelle

Verbrennungsprodukte

Detonationswelle

KraftstoffLuft-Gemisch

Abb. 6 Schematisches Diagramm des PDE-Betriebs. Mit freundlicher Genehmigung von M.
Kawalec

dann ist die Einleitung der Detonation nicht sofort und erfordert einige Zeit für
den Übergang in die Detonation. Da das Gemisch im Detonationsrohr nicht homogen ist, sind die Detonationsgeschwindigkeit und der Druck in der Regel niedriger
als die theoretischen. Auch die Evakuierung des Rohrs ist in der Regel weit von
perfekt und wenn der neue Zyklus eingeleitet wird, bleiben einige Produkte aus
dem vorherigen Zyklus im Rohr und verdünnen das neue Gemisch, so dass die
erzeugte Detonationswelle schwächer sein wird als im idealen Zyklus.
Die wichtigsten Aspekte, die für den erfolgreichen Betrieb der PDE verantwortlich sind, sind die Vorbereitung des einheitlichen (gut gemischten) detonierbaren
Gemisches und die Sicherstellung einer schnellen Einleitung der Detonation. Der
beste Weg wäre die direkte Einleitung der Detonationswelle, aber ein solcher
Prozess würde eine ausreichend starke Zündquelle erfordern, die mit hoher
Frequenz arbeiten sollte. Dies würde eine leistungsstarke Energiequelle erfordern,
die die Detonation direkt einleiten sollte, sowie ein langlebiges Quellgerät
(typischerweise eine Zündkerze), das eine lange Betriebszeit aushalten könnte.
Viel attraktiver ist es, eine Flamme durch eine typische Zündkerze mit relativ
geringer Energie zu zünden, aber den Prozess so zu organisieren, dass er eine
schnelle Flammenbeschleunigung und Selbstübergang in die Detonation fördert,
genannt Deflagration in Detonation Übergang oder kurz DDT. DDT wurde von
zahlreichen Forschern untersucht und es gibt viele Arbeiten, die verschiedene
Aspekte von DDT beschreiben. Die wichtigsten Arbeiten, die den Hauptmechanismus, der für den DDT verantwortlich ist, offenlegen, sind die von A. K. Oppenheim, die zeigen, dass ein solcher Übergang plötzlich erfolgt und er diesen Prozess

Detonative Antriebstechnik

593

Explosion in der Explosion genannt hat [30, 31]. Weitere Forschungen und
numerische Simulationen haben bewiesen, dass die Explosion in der Explosion
immer in der Grenzschicht eingeleitet wird und es wurde sogar experimentell
dokumentiert, dass es keine Möglichkeit des Übergangs in die Detonation ohne
Wandeinflüsse gibt [32–34].
Es gibt jedoch einige Möglichkeiten, den Übergang zur Detonation zu
beschleunigen. Die bekannteste Methode ist die Verwendung der sogenannten
Schelkin-Spirale, die die Erzeugung von Turbulenzen erhöht und einen schnellen
Übergang in die Detonation ermöglicht [35]. Ein ähnlicher Effekt kann durch das
Platzieren von Hindernissen in Rohren erzielt werden, was den Übergang in die
Detonation erheblich beschleunigen kann [36]. Aber der beste Weg, eine schnelle
Beschleunigung in die Detonation zu erreichen, besteht darin, ein sehr empfindliches Gemisch (leicht zu zünden) in einem Rohr zu erzeugen, das durch sehr
schwache Zündquellen schnell in die Detonation beschleunigen kann. Solche
Gemische sind Oxy-Acetylen oder Oxy-Wasserstoff, aber die Verwendung von
Sauerstoff zur Verbesserung von DDT ist für PDE nicht praktisch. PDE arbeitet
typischerweise mit externer Luft als Oxidationsmittel, was es zu einem einfachen
Design macht. Die Verwendung von Sauerstoff würde ein zusätzliches Sauerstoffversorgungssystem erfordern, das die Komplexität der PDE erheblich erhöhen
würde. Auch Acetylen wird keine praktische Lösung als Brennstoff sein, da es in
reiner Form instabil ist und eine Tendenz zur schnellen und spontanen Zersetzung
hat. Wasserstoff ist der geeignetste Brennstoff, da er bei Mischung mit Luft ein
empfindliches Gemisch bildet, das zu einer schnellen DDT führt, insbesondere
unter stöchiometrischen Bedingungen.
2.3.1 Grundlagenforschung zu PDE
Die erste PDE wurde vor mehr als 60 Jahren an der Universität von Michigan
von Nicholls et al. gebaut und getestet [2]. Ein schematisches Diagramm ist
in [2, 14] zu finden. Aber zu dieser Zeit gab es kein Interesse an einem solchen
Antriebssystem, aufgrund der sehr niedrigen Preise für Flugzeugtreibstoff, und die
Forschung an PDE wurde für fast dreißig Jahre unterbrochen. Erst in der zweiten
Hälfte der 80er Jahre, als die Preise für Flugzeugtreibstoff erheblich stiegen,
nahmen Eidelman et al. [8, 9] die Forschung an der PDE wieder auf und zeigten,
dass mit einem solchen System eine erhebliche Steigerung des Wirkungsgrads
erzielt werden könnte. Der Hauptgrund für die Wiederaufnahme der Forschung an
der PDE war die Möglichkeit, sie für den Antrieb von Flugzeugen und Raketen
zu nutzen. Theoretisch kann die PDE in einem weiten Flug-Mach-Zahlenbereich
arbeiten, der von 0 bis zu 4–5 reicht. Wie bereits erwähnt, kann sie ein höherer
Wirkungsgrad und ein viel einfacheres Design als üblicherweise verwendete
Turbojet-Antriebe haben und auch ein kleineres Gewicht, daher könnte sie
weniger teuer sein als herkömmliche Antriebe.
Seitdem wurden viele Forschungsstudien zu verschiedenen Aspekten des PDEBetriebs sowie zu sehr unterschiedlichen Größen von PDEs durchgeführt [10–12,

P. Wolański et al.

594
<Turbineneinlass>

<Turbineneinlass>

Thermoelement
Luft

Druckwandler (piezoelektrisch)
Manometer (Membrane)

Luft

Zündkerze

Arbeiten
Gas
Luft

Ionen-Sonde

Kfz-Turbolader

Wasser

Druck [MPaG]

Detonationsrohr

Luft

Puffer

Turbineneintritt

Die Kompressorarbeit
wird gemessen
Tachometer

Puffer

Ausgang der
Turbine

Zeit [ms]

Abb. 7 Demonstrator der Universität Hiroshima für die Mikrogasturbine: schematische Ansicht
des Systems (oben) und Druckaufzeichnungen vor und nach der Turbine (unten) [14, 37]

14]. Die Mikro-PD-Gasturbine, die mit einem Wasserstoff-Luft-Gemisch betrieben
wird, wurde von der Universität Hiroshima gebaut und getestet [14, 37] (Abb. 7),
und viele PDEs wurden unter Laborbedingungen getestet [14, 38–46].
Diese grundlegenden Untersuchungen führten zu speziellen Forschungsstudien
über die Anwendung von Pulsed Detonation in einem Gasturbinenbrenner und
zur Entwicklung einer PDE für den Flugzeugantrieb [42–46]. Die möglichen
praktischen Anwendungen der PD werden im Folgenden diskutiert.
2.3.2 Entwicklung des luftbetriebene und raketentreibenden PDE
Wie bereits erwähnt, führte die intensive Forschung an dieser Art von Antrieben
zur Konstruktion einiger Systeme, die in der Praxis anwendbar sein könnten.
Eine solche Anwendung war die Verwendung des PD in einer Gasturbine. GE

Detonative Antriebstechnik

595

unterstützte experimentelle Untersuchungen eines Systems, in dem PD-Verbrennungskammern (PDC) verwendet wurden, um einen höheren Druck (PG) in
einem System zu erzeugen, das zur Antriebskraft einer Gasturbine bestimmt war.
Da die PDC am Auslass Produkte mit sehr hoher Temperatur und hohem Druck
erzeugt, war es notwendig, die Detonationsprodukte auf eine für die erste Stufe
der Turbine zulässige Temperatur zu kühlen. Zusätzlich wird in der PDC auch
der Druck erhöht (PGC), um die Produkte aus der PDC abzukühlen, war es notwendig, einen zusätzlichen Luftkompressor zu installieren (siehe [44]). Die
Hochdruckluft aus dieser Umgehungs-Pumpe, deren Temperatur viel niedriger
ist als die Temperatur der Detonationsprodukte aus der PDC, muss gut mit den
Detonationsprodukten vermischt werden, um die Temperatur auf ein für die erste
Stufe der Turbine akzeptables Niveau zu senken. Dies kompliziert zusätzlich den
Betrieb eines solchen Systems. Darüber hinaus muss der PD-Verbrenner in einer
wünschenswerten Reihenfolge gezündet werden, um die Druckschwankungen
am Einlass zur Gasturbine zu minimieren. Da es schwierig ist, Vibrationen und
Druckschwankungen, die durch die PDC eingeführt werden, zu eliminieren,
wird die Lebensdauer eines solchen Systems aufgrund der Ermüdung und des
Verschleißes vieler mechanischer Teile des Systems minimiert. Eine detaillierte
Beschreibung eines solchen Systems finden Sie in [42–44].
Zu Beginn des einundzwanzigsten Jahrhunderts wurde der PDE entwickelt,
um experimentelle Flugzeuge anzutreiben, und der erste experimentelle Flug
eines solchen Flugzeugs fand im Januar 2008 auf dem Mojave Air and Space Port
statt. Während dieses Tests wurde das Flugzeug zunächst von einem klassischen
Turbojet-Triebwerk angetrieben, aber der PDE wurde aktiviert, als das Flugzeug
bereits flog (Abb. 8, [115]). Da der PDE im gepulsten Modus arbeitet, variierte der
Schub in der Zeit und es wurden erhebliche Vibrationen und Geräusche erzeugt,
so dass das Triebwerk nach 10 Sekunden Betrieb abgeschaltet wurde. So dauerte
dieses historische Ereignis nur sehr kurze Zeit und es wurden keine weiteren Flüge
durchgeführt, und nach diesem Flug wurde das Flugzeug im Museum abgestellt
und die Versuche, den PDE für den Flugzeugantrieb zu verwenden, wurden
beendet [45]. Die Einstellung der meisten PDE-Forschungen hing auch mit der

Abb. 8 Erster und einziger
Flug eines Flugzeugs mit
PDE-Antrieb (31. Januar
2008). Der PDE für dieses
Flugzeug wurde von einem
Team des US Air Force
Research Laboratory
entwickelt [115]

596

P. Wolański et al.

raschen Entwicklung der RDE zusammen, die mehr Vorteile gegenüber der PDE
bietet. Dies wird im nächsten Abschnitt dieses Kapitels beschrieben.
Mögliche zukünftige Anwendungen des PDE könnten für Lageregelungssysteme (ACS) sein. Ein kleiner PDE, der mit gasförmigem Methan und
gasförmigem Sauerstoff angetrieben wird, wurde kürzlich während eines parabolischen Fluges der JAXA-Experimentierrakete in einer Höhe von 165 km
getestet und eine erste Analyse hat gezeigt, dass ein solches System für Weltraumanwendungen sehr effektiv sein kann [47]. Ein solcher PDE könnte in Zukunft
zur Lageregelung von Raumfahrzeugen oder sogar Raumstationen verwendet
werden. Ein realistischerer Ansatz für diesen Zweck wäre jedoch die Verwendung
des PDE, der mit gasförmigem Wasserstoff und gasförmigem Sauerstoff betrieben
wird. Solche gasförmigen Treibstoffe könnten in der Umlaufbahn durch Wasserelektrolyse mit einem speziell dafür konzipierten System erzeugt werden, das auf
elektrischer Energie von Solarzellen des Raumfahrzeugs basiert. Die NASA plante,
ein solches System im Weltraum zu testen, aber mit einem kleinen klassischen
Raketentriebwerk [48]. In der Zukunft könnte anstelle des klassischen Raketentriebwerks ein PDE oder RDE verwendet werden und würde mit viel höherem
Wirkungsgradarbeiten. Allerdings sollten solche Antriebe vor dem Betrieb
auf Temperaturen von etwa 100 ◦C vorgeheizt werden, um eine Kondensation
von Wasserdampf an den Wänden des Antriebs zu verhindern, da eine solche
Kondensation offensichtlich den Wirkungsgrad des Antriebs senken würde.
Da die kontinuierliche rotierende Detonation im Vergleich zur gepulsten
Detonation vielversprechender erschien, wurde die Arbeit an PDs eingestellt. Es
wird erwartet, dass die CRD bald für Anwendungen sowohl für industrielle Gasturbinen als auch für Flugzeugantriebssysteme entwickelt wird.

2.4 Rotierende Detonations-Antriebssysteme (RDE)
In den frühen 1960er Jahren führten Voitsekhovskii, Mitrofanov und Topchiyan
Experimente mit kontinuierlich rotierenden Detonationen durch [3, 4]. Sie
konnten eine rotierende Detonationskammer in Ringform stabilisieren, die mit
einer Sauerstoff-Acetylen-Mischung versorgt wurde. Detonationsprodukte aus
der Kammer wurden in einen Niederdruck-Auffangbehälter abgegeben. Ein
schematisches Diagramm der scheibenförmigen Detonationskammer ist in Abb. 9
dargestellt. Einige Jahre später schlugen Adamson et al. einen Raketentriebwerk mit kontinuierlich rotierender Detonation in einer ringförmigen Kammer
vor (siehe Abb. 10) [6] und konnten auch die Grundstruktur der rotierenden
Detonationswelle berechnen. Leider waren die Versuche, eine stabile rotierende
Detonation an der University of Michigan zu erzielen, nicht erfolgreich [49]. Aus
diesem Grund wurde die Forschung an kontinuierlich rotierenden Detonationen
(CRD) für viele Jahre unterbrochen. Erst am Ende des letzten Jahrhunderts und
zu Beginn des einundzwanzigsten Jahrhunderts wurde die Forschung an CRD
fast gleichzeitig in Russland, Polen und Frankreich wieder aufgenommen. Später

Detonative Antriebstechnik

597

Abb. 9 Schematisches
Diagramm einer
scheibenförmigen Kammer,
in der die erste kontinuierlich
rotierende Detonation erreicht
wurde: 1—ringförmige
Detonationskammer, 2—
Köpfe der rotierenden
Detonationswellen,
3—Zufuhr von frischer
detonierbarer gasförmiger
Mischung, 4—Abgas von
Detonationsprodukten zum
Auffangbehälter, 5—PMMAFenster

wurde solche Forschung auch in Singapur, Japan, USA und China begonnen [50–
62]. Heutzutage wird solche Forschung auch in Deutschland und Korea durchgeführt, aber die meisten Labore, die solche Forschung betreiben, befinden sich in
den USA.
2.4.1 Grundlagenforschung zu RDE
Die meisten Forschungen zu CRD werden in ringförmigen Detonationskammern durchgeführt. Als gasförmige Brennstoffe werden oft Wasserstoff oder
Methan verwendet, gelegentlich aber auch andere gasförmige Kohlenwasserstoffe. Ein schematisches Diagramm einer solchen Kammer ist in Abb. 11 dargestellt. Die Luft oder das gasförmige Oxidationsmittel wird in der Regel durch
einen schmalen Schlitz am Eingang der Kammer zugeführt, während der gasförmige Brennstoff durch viele kleine Löcher nahe dem Einlass an der Kammerwand zugeführt wird. Eine solche Anordnung reicht in der Regel aus, um eine
gleichmäßigere Mischung zu erzeugen. Der Initiator der Detonation befindet
sich ebenfalls in der Nähe des Kammer-Eintritts. Als Initiator wird am häufigsten
eine kleine Hilfsdetonationsrohr verwendet. Ein solcher Detonationsrohr ist an

P. Wolański et al.

598
Treibstoffe

Rotierende Welle(n)
in einer ringförmigen
Kammer

Abgase

Aerospike-Düse

Abb. 10 Schematisches Diagramm des Raketentriebwerks mit ringförmiger Detonationskammer, vorgeschlagen von Adamson und rekonstruiert von M. Kawalec

Abb. 11 Schematisches
Diagramm einer
Detonationskammer, die
am häufigsten für die
Grundlagenforschung zu
RDE verwendet wird [14, 60]

Druckmessumformer
Initiator

Abgase

Kraftstoffeinspritzung
Kontaktfläche
Schock

Luft

Rotierende Detonationsfront

der Seitenwand des RDE befestigt. Die ruhende stöchiometrische brennbare
Mischung im Rohr wird gezündet, was zur schnellen Entwicklung der Detonation
im Zündrohr führt. Die Detonation breitet sich in Richtung des Endes aus, das
mit dem RDE verbunden ist, wo sie sich in die frische Mischung ausdehnt, sie
zündet und eine tangentiale Ausbreitungsrichtung der Detonation erzwingt.
Andere Zündoptionen sind elektrische Entladung, Funken mit ausreichender
Energie, um die Detonation direkt zu initiieren, oder um den Prozess der schnellen

Detonative Antriebstechnik

599

Flammenbeschleunigung und den Übergang in die Detonation einzuleiten. In der
experimentellen Kammer können normalerweise einige Druckwandler installiert
werden, um den Druck und die Struktur der rotierenden Welle/Wellen sowie die
Stabilität oder verschiedene Betriebsmodi der Kammer zu messen. Eine typische
Druckhistorie, die während des stabilen Betriebs der Kammer aufgezeichnet
wurde, die mit einer Wasserstoff-Luft-Mischung versorgt wurde, ist in Abb. 12
dargestellt.
Die ringförmige Detonationskammer ist nur eine von vielen möglichen
Konfigurationen von Detonationskammern, die zur Unterstützung der Ausbreitung
der CRD verwendet werden könnten. Einige verschiedene Konfigurationen, die
am häufigsten für experimentelle Forschung verwendet werden, sind in Abb. 13
dargestellt. Neben diesen Konfigurationen gibt es auch andere Konfigurationen
wie ringförmige mit unterschiedlichen Durchmessern der Einsätze, konische Einsätze und viele andere mögliche Geometrien [16]. Am häufigsten wird sowohl gasförmiger Brennstoff als auch Oxidationsmittel unter kritischen oder überkritischen
Bedingungen zugeführt, um die Anwesenheit von zwei Phasen im Versorgungssystem zu vermeiden, da flüssige und gasförmige Phasen des gleichen Materials in
der Regel recht unterschiedliche thermische Eigenschaften haben. Manchmal kann
eine der Komponenten, wie der Brennstoff (z. B. Kerosin), in flüssiger Form eingespritzt werden, wenn seine Siedetemperatur hoch ist. In diesem Fall beginnt die
Verdampfung des Brennstoffs nach der Einspritzung in die Brennkammer. Bis jetzt
wurde flüssiges Oxidationsmittel nicht mit gasförmigen Brennstoffen verwendet.
Aber für Studien von Gemischen mit flüssigen Brennstoffen wird oft gasförmiger
Sauerstoff sowie sauerstoffangereicherte Luft verwendet, um die für eine stabile
Detonation notwendigen Bedingungen zu erreichen. Die typischsten Bedingungen
für die Einspritzung der detonierbaren Gemischkomponenten sind in Abb. 14 dargestellt. Wenn die Detonationsfront entlang des Injektor bewegt, sind drei Fälle
von Strömung möglich, abhängig vom verwendeten Injektor. Wenn der Druckabfall über den Injektor (P0 − Pw) hoch genug ist, um die Strömung vom Injektor

Abb. 12 Typische Druckmessungen in einer ringförmigen Detonationskammer während
der stabilen Detonation der Wasserstoff-Luft-Mischung am Institut für Wärmetechnik der
Technischen Universität Warschau [14]

P. Wolański et al.

600
Kraftstoff

Kraftstoff

Kraftstoff

Oxidationsmittel

Oxidationsmittel

Oxidationsmittel

Oxidationsmittel

Oxidationsmittel

Oxidationsmittel

Kraftstoff

Kraftstoff

Kraftstoff

Kraftstoff
Oxidationsmittel

Oxidationsmittel

Kraftstoff

Kraftstoff

Oxidationsmittel

Oxidationsmittel

Kraftstoff

Kraftstoff

Oxidationsmittel

Oxidationsmittel

Kraftstoff

Abb. 13 Grundkonfigurationen der am häufigsten verwendeten Geometrie von Detonationskammern, von M. Kawalec

Injektor
Kraftstoff/
Oxidationsmittel

Wand der
Einspritzdüse

Injektor
Kraftstoff/
Oxidationsmittel

Detonationswelle

Injektor
Kraftstoff/
Oxidationsmittel

Detonationswelle

Detonationswelle

Wand der
Einspritzdüse

Wand der
Einspritzdüse

Abb. 14 Mögliche Einspritzbedingungen für Brennstoff und Oxidationsmittel: a Einspritzung im
Überschall (Pw < Pcr), b Einspritzung im Unterschall (Po > Pw > Pcr), und c keine Einspritzung
(Pw > Po) (umgekehrte Strömung) [61]

zu drosseln, dann ist die Einspritzung im Überschall (a). Dies kann passieren,
wenn die Detonationswelle sich dem Ort der Brennstoff- und OxidationsmittelEinspritzung nähert. Wenn der Druck an der Wand Pw höher ist als im Fall (a)
aber immer noch niedriger als der Versorgungsdruck P0 dann ist die Einspritzung
im Unterschall (b). Dies tritt nur für den Fall auf, wenn der Versorgungsdruck Po
höher ist als der Druck hinter der Detonationsfront. Der letzte Fall (c) tritt auf,
wenn die Detonationswelle vor den Injektoren vorbeizieht. Der Druck an der
Wand Pw ist für kurze Zeit höher als der Versorgungsdruck P0 und es findet keine
Injektion oder umgekehrte Strömung statt. Eine detailliertere Beschreibung der
Einspritzbedingungen in die Detonationskammer finden Sie in [61].

Detonative Antriebstechnik

601

Das Einspritzsystem ist verantwortlich für die Mischbildung und die verbesserte Vermischung beider Gemischkomponenten ist wichtig für die Wirksamkeit und Stabilität der Detonation. Andererseits haben die Druckverluste bei der
Einspritzung der Mischung in die Detonationskammer einen erheblichen Einfluss
auf den Gesamtdruckgewinn, der durch detonative Verbrennung erzeugt werden
könnte, so dass das richtige Design des Einspritzsystems eines der wichtigsten
Elemente des RDE ist.
Wie bereits erwähnt, wurde die experimentelle Forschung an CRD zu Beginn
des einundzwanzigsten Jahrhunderts hauptsächlich am Institut für Hydrodynamik in Novosibirsk, Russland [50, 51, 53, 56], an der Technischen Universität Warschau, Polen [52, 54, 55, 60, 61], ENSMA und MBDA, Frankreich
[57–59], Singapur [61], und später in Laboren in den USA, China, Japan und
anderen Ländern wieder aufgenommen. Die meisten Forschungen wurden in
zylindrischen Kammern durchgeführt, aber auch der Einsatz von Scheibenkammern wurde berichtet. Am Institut für Hydrodynamik in Novosibirsk wurde
die Kompensationsfotografietechnik verwendet, um die Detonationsstruktur aufzuzeichnen [56, 62], während in anderen Laboren die Druckaufzeichnung meist
die primäre Informationsquelle für den Prozess in der Detonationskammer war.
Auch Hochgeschwindigkeitsfotografie ist eine zusätzliche Informationsquelle,
insbesondere für die Struktur der Detonationswelle(n). Ein typisches Bild, das
die Struktur und die Stabilität der Detonation zeigt, ist in Abb. 15 [56] dargestellt.
Es ist zu sehen, dass die Struktur der rotierenden Detonation für die getesteten
Mischungen regelmäßig und stabil ist.
Auch am Institut für Wärmetechnik der Technischen Universität Warschau
wurden viele grundlegende Forschungsarbeiten zu CRD in ringförmigen
Detonationskammern für verschiedene gasförmige Gemische wie Mischungen
aus Acetylen oder Wasserstoff mit Luft durchgeführt. Mehr als zehn verschiedene
Kammergeometrien wurden getestet und eine erhebliche Menge an Daten
wurde gewonnen. Ein schematisches Diagramm einer für diese Forschung verwendeten ringförmigen Detonationskammer ist in Abb. 16 [14, 16, 18] dargestellt.
Exemplarische Druckaufzeichnungen aus den Experimenten sind in den Abb. 17,
18 und 19 dargestellt.
Die Stabilität der Detonationswelle ist ein Problem, das seit dem frühen Beginn
der Entdeckung der Detonationsprozesse diskutiert wird. Campbell und Woodhead
[63, 64] waren die ersten, die die rotierende Detonationswelle entdeckten und
Voitsekhovskii, Mitrofanov und Topchiyan [4, 65] beschrieben erstmals im Detail
die komplexe Struktur der gasförmigen Detonation. Die anfängliche Forschung
konzentrierte sich auf die Etablierung von kontinuierlich rotierenden Detonationswellen in ringförmigen Kammern. Die anfängliche experimentelle und numerische
Forschung zeigt, dass zur Erzielung einer stabilen kontinuierlichen Rotationsdetonationswelle geeignete Anfangsbedingungen erforderlich sind. In einigen
Fällen kann jedoch eine zweiköpfige rotierende Detonation, gegenläufige und sehr
instabile Detonation erreicht werden. Wenn die Einlassbedingungen nicht ausreichen, um die Detonation zu unterstützen, kann die rotierende Detonation versagen und es kann nur eine deflagrative Verbrennung erreicht werden.

P. Wolański et al.

602

(c) Aceton/O2

(a) Detonationsdiagramm (d) Kerosin/O2 (flüssig)

Abb. 15 Kontinuierliche rotierende Detonationswellenstruktur in einer zylindrischen Kammer,
ermittelt für verschiedene Gemische [56]

Abb. 16 Ringförmige Detonationskammer am Institut für Wärmetechnik der TU Warschau:
schematisches Diagramm einer ringförmigen Detonationskammer (links) und Ansicht des Luftund Brennstoffversorgungssystems und der ringförmigen Detonationskammer, die mit dem Auffangbehälter verbunden ist (rechts) [14, 16, 18]

Um das Kriterium für die Stabilität der Detonationswelle zu bewerten,
betrachten wir ein einfaches System einer rotierenden Detonationswelle, die sich
im ringförmigen Kanal ausbreitet. Brennstoff und Oxidationsmittel werden von
einem Ende in die ringförmige Kammer eingespeist und die Detonation breitet
sich in tangentialer (umlaufender) Richtung aus, wobei sie das Gemisch vor ihr
(oder hinter der zuvor fortschreitenden Detonationsfront) verbraucht. Um einen
solchen Prozess kontinuierlich fortsetzen zu können, ist es notwendig, ein ausreichendes Volumen an frischem Gemisch zu erzeugen, in dem die herannahende
Detonationsfront sich ausbreiten kann. Ist dieses Volumen nicht ausreichend

Detonative Antriebstechnik

P [bar]

603

P [bar]

Zeit [s]

V[m/s]

Zeit [s]

Zeit [s]

Abb. 17 Kammerdurchmesser 140/150 mm, C 2 H 2 -Luft Gemisch, Po = 1 bar [16, 18]

groß, wird die Detonation fehlschlagen. Es kann angenommen werden, dass das
Volumen, in dem die Detonation sich ausbreiten kann, die Größe haben sollte, um
eine kritische Anzahl von Detonationszelle(n) aufzunehmen, die bei gegebener
Geometrie die Ausbreitung der Detonation unterstützen wird. Ist das erzeugte
Gemischvolumen zu klein, wird die Detonation fehlschlagen, jedoch können nahe
den kritischen Bedingungen instabile Ausbreitungen beobachtet werden [14, 16,
66]. Andererseits, wenn die Zufuhr von frischem Gemisch ausreichend groß ist,
wird eine Multi-Detonationfronten gebildet (zwei oder mehr Detonationsfronten

P. Wolański et al.

P [bar]

604

P [bar]

Zeit [s]

V[m/s]

Zeit [s]

Zeit [s]

Abb. 18 Kammerdurchmesser 140/150 mm, H 2 -Luft Gemisch, Po = 1 bar [16, 18]

breiten sich in eine oder entgegengesetzte Richtung(en) aus). So kann in dem ringförmigen Kanal eine einzelne oder mehrfrontige Detonationswelle sich ausbreiten.
Aber wenn die Zufuhr von frischem Gemisch nicht ausreichend sein wird, dann
wird zunächst eine Oszillation beobachtet und die Detonation wird fehlschlagen.
Abb. 20 [16] zeigt ein einfaches System unter Betrachtung. Von der linken
Seite wird frisches Gemisch in die ringförmige Kammer eingespeist und die
Detonationsfront breitet sich in Umfangsrichtung von rechts nach links aus (im
Uhrzeigersinn drehend, hinten nach vorne schauend (ALF)). Um eine stabile

Detonative Antriebstechnik

605

Abb. 19 Kammerdurchmesser 85/95 mm, C 2 H 2 -Luft Gemisch, Po = 1 bar [18]

Detonation aufrechtzuerhalten, muss das Gemisch eine Zone besetzen, in der die
kritische Anzahl von Detonationszellen erzeugt werden kann. Die Länge dieser
Zone ist als lcr markiert. Wenn die Länge dieser Zone kleiner ist als lcr, wird die
Detonation zunächst instabil sein und dann fehlschlagen. Wenn diese Zone größer
ist, werden schließlich zwei Detonationsfronten erzeugt und somit wird die Länge
der Zone auf einen Wert nahe dem kritischen reduziert (weniger Zeit wird zur Verfügung stehen, um die Zone mit dem frischen Gemisch zu füllen).
Wenn man die kritische Länge (Volumen) kennt, die mit der frischen Mischung
gefüllt werden muss, kann man die notwendigen Bedingungen zur Unterstützung
einer stabilen Ausbreitung der CRD in einer ringförmigen Kammer bewerten.
Durch eine detaillierte Analyse kann man die folgende Bedingung für die Stabilität der CRD [67] ermitteln.

W=

Vmix
lcr · h · uD

(8)

wo: Vmix ist das kritische Volumen des frischen Gemisches, das vor einer
Umdrehung der Detonationswelle um den Umfang der ringförmigen Kammer
zugeführt werden muss, lcr ist die kritische Länge der Detonationsfront, uD ist
die Geschwindigkeit der rotierenden Detonationswelle, und h ist die Kanalhöhe.
Eine detailliertere Erklärung findet sich in [67]. Kennt man alle Parameter, kann
man leicht die Anzahl der Detonationswellen berechnen. Wenn W gleich 1, 2,

P. Wolański et al.

606
Schicht aus
brennbarem Gas

Ausgang

Kontaktfläche
Schock

Rotierende Detonationsfront

Abb. 20 Schematische Darstellung einer ringförmigen Detonationskammer mit angegebenen
Abmessungen und auch kritischer Länge (Volumen) der Detonationsfront, die notwendig ist, um
CRD zu unterstützen [16]

…, oder n ist, dann wird man in der Kammer 1, 2, …, oder n Detonationsfronten
beobachten, die sich in eine Richtung ausbreiten. Wenn W etwas kleiner als eins
ist, dann wird zuerst eine instabile Detonation beobachtet. In diesem Fall wird nach
einer Umdrehung der Detonationswelle in der ringförmigen Kammer das frische
Gemisch nicht in der Lage sein, ein ausreichendes Volumen der Kammer zu füllen
und die Detonation wird beginnen zu zerfallen (und sich somit mit geringerer
Geschwindigkeit ausbreiten). Die geringere Ausbreitungsgeschwindigkeit wird
dazu führen, dass die Zeit für eine Umdrehung der Detonationswelle zunimmt und
somit mehr frisches Gemisch in die Kammer gelangt. Daher wird die Detonation
beschleunigen und der Prozess wird sich immer wieder wiederholen, was eine Art
von galoppierender Rotationsdetonation erzeugt. Typische Beispiele für einen
solchen Prozess sind in [67] dargestellt. Der Mechanismus solcher galoppierenden
Rotationsdetonationen unterscheidet sich von der klassischen galoppierenden
Detonation, aber das Verhalten der Frontwellengeschwindigkeit ist sehr ähnlich.
Wenn W viel kleiner als eins ist, wird die rotierende Detonation versagen und eine
Deflagrationsverbrennung wird beobachtet. Um W genau zu bewerten, ist es notwendig, alle Parameter zu kennen, die für diese Berechnung verwendet werden.
Die meisten dieser Parameter können relativ leicht ermittelt werden, aber der einzige unsichere Parameter, der für diese Berechnungen verwendet werden sollte,
ist lcr. Die kritische Länge dieser Zone wird von vielen Parametern abhängen, im
Grunde aber von dem Anfangsdruck und der Temperatur, der Gemischzusammensetzung und ihrer Gleichmäßigkeit (oder nicht-idealen Vermischung von Brennstoff

Detonative Antriebstechnik

607

und Oxidationsmittel) und der Kanalgeometrie. Daher wird die Bewertung des lcr
für verschiedene Gemische, verschiedene Anfangsdrücke und Temperaturen, verschiedene Geometrien und verschiedene Systeme der Mischungsbildung eine
der wichtigsten Aufgaben für die zukünftige Entwicklung von Antriebssystemen
auf Basis von rotierender Detonation sein. Der zuvor beschriebene Mechanismus der Detonationswellenstabilität wird als Wolanski-Wellenstabilitätskriterium
bezeichnet [69].
Eine detaillierte Analyse der Detonationswellenstabilität als Funktion der
Massenzufuhr des Gemischs wurde erstmals von Xie et al. durchgeführt [71,
72]. Mehrere Tests wurden an einer kleinen ringförmigen Brennkammer (Durchmesser von 70 mm) eines Raketentriebwerks durchgeführt. Das Triebwerk wurde
mit einem Gemisch verschiedener Zusammensetzungen und unterschiedlicher
Massenströme versorgt. Während der Tests mit einem sehr niedrigen Massenstrom
wurde nur der Deflagrationsmodus beobachtet. Nach Erhöhung des Massenstroms
wurden einige Detonationsinstabilitäten beobachtet, wie hochfrequente chaotische
Instabilität, niederfrequente Bulk-Modus-Instabilität, Reinitiierung der Detonation
und sogenannte Wachs-Schwinden-Instabilität (siehe Abb. 21). Hohe Massenströme (höher als 200 g/s für die getestete Brennkammer) führten zu einer stabilen
Detonation (siehe Abb. 21 (unten rechts)) für ein breites Spektrum der Mischungszusammensetzung (φ = 0,6–1) (Abb. 22). In diesem Diagramm werden vier verschiedene Regime unterschieden: schnelle Deflagration, darüber das Regime
der instabilen Detonation, dann quasi-stabile Detonation und schließlich stabile
Detonation.
Ähnliche experimentelle Studien der Wasserstoff-Luft-Mischung wurden von
Yuhui Wang et al. durchgeführt [73]. Eine etwas größere Brennkammer (Durchmesser von 100 mm) wurde mit einem unterschiedlichen Massenstrom von Luft
und einem konstanten Massenstrom von Wasserstoff (10 g/s, Abb. 23) versorgt.
Als der Luftmassenstrom bei konstantem Wasserstoffstrom erhöht wurde, variierte
der Verbrennungsmodus. Deflagration und diffusive Verbrennung, mehrere gegenläufig rotierende Detonationswellen, longitudinale gepulste Detonation und eine
einzelne rotierende Detonationswelle traten auf. Sowohl longitudinale gepulste
Detonation als auch eine einzelne rotierende Detonationswelle wurden zu unterschiedlichen Zeiten im gleichen Betrieb beobachtet. Sie konnten zwischen
einander wechseln, und die Entwicklung der Richtung hing von dem Luftdurchfluss ab. Bei einem festen Massenstrom von Wasserstoff in allen Experimenten
traten die Betriebe mit einer einzelnen rotierenden Detonationswelle bei Äquivalenzverhältnissen unter 0,60 auf.
Auch Anand et al. [74] führten Experimente an einem H2-Luft RDE durch und
beobachteten verschiedene Modi der instabilen Detonation, die als chaotisch,
wachsend und schwindend sowie als longitudinale Pulsation in der ringförmigen
Detonationskammer bezeichnet werden. Detaillierte Analysen vieler Probleme,
die mit verschiedenen Aspekten von CRD-Betrieben für gasförmige Gemische
zusammenhängen, sowie einige Forschungen, die für verschiedene flüssige
Brennstoffe, wie Propan und andere, durchgeführt wurden, finden sich in vielen
Publikationen [13, 14, 16].

P. Wolański et al.

608

Druck [MPa]

Verteilerdruck [MPa]

Druck [MPa]

Verteilerdruck [MPa]

Verbrennungswelle
Druck im Luftplenum
Druck im Plenum H2

Verbrennungswelle
Druck im Luftplenum
Druck im Plenum H2

Zeit(ms)

Druck [MPa]

Verteilerdruck [MPa]

Druck [MPa]

PCB1
PCB4
Druck im Luftplenum
Druck im Plenum H2

Verteilerdruck [MPa]

Zeit(ms)

Verbrennungswelle
Druck im Luftplenum
Druck im Plenum H2

Zeit(ms)

Zeit(ms)

Abb. 21 Aufzeichnungen von schnell wechselnden Drücken verschiedener Verbrennungsprozesse: schnelle Deflagration (oben links), hochfrequente chaotische Instabilität (oben rechts),
niederfrequente Bulk-Modus-Instabilität (unten links), stabiler Detonationsprozess (unten rechts)
[71]

Massendurchsatz der Luft (g/s)

Stabile Detonation
Quasistabile Detonation
Instabile Detonation
Schnelle Deflagration

Grenze der schnellen Deflagration

,

,

,

,

,

,

,

Abb. 22 Betriebsdiagramm der Stabilität für eine getestete kleine Detonationskammer, die mit
Wasserstoff und Luft versorgt wird [71]

Detonative Antriebstechnik

609
,

Luft: 350 g/s RDW-Zyklus: 0,360 ms

,

,

Druck [MPa]

Druck [MPa]

,

,
,
,

,

,

,
,
Zeit (s)

,
,

,

,
,

Luft: 510 g/s

,

,

,

,

,

Luft: 636 g/s RDW-Zyklus: 0,256 ms

,

Druck [MPa]

Druck [MPa]

Ein LPD-Zyklus
,

,

,

,

,
,

,

,

Zeit (s)

,

,

,

,

,

,

,

,
Zeit (s)

,

,

Abb. 23 Verschiedene Verbrennungsmodi: Deflagration und diffusive Verbrennung (oben
links), mehrere gegenläufig rotierende Detonationswellen (oben rechts), longitudinale gepulste
Detonation (LPD) (unten links) und einzelne rotierende Detonation (unten rechts) [73]

2.4.2 Forschung zu Anwendungen des CRD auf Gasturbinen
Flugzeugtriebwerke haben bereits nahezu maximalen Wirkungsgrad erreicht,
daher gibt es nun Versuche, eine neue Technologie zu finden, die die Leistung des
Antriebs verbessern kann. Im Allgemeinen konzentriert sich die Forschung auf
die Entwicklung der neuen Verbrennungstechnologie, die zu einer Erhöhung des
Drucks in den Brennkammern führen wird, der sogenannten Druckgewinnverbrennung (PGC) [14, 16]. PGC hat das Potenzial, die Zyklusleistung des Antriebs
erheblich zu verbessern. Wie bereits erwähnt, ist eines der vielversprechendsten
PGC-Systeme die Anwendung von Detonation anstelle von Deflagration in der
Brennkammer und der vielversprechendste Weg ist die Verwendung von CRD.
Die erste Forschung zu möglichen Anwendungen des CRD auf Gasturbinen wurde am Institut für Luftfahrt in Warschau (jetzt ŁukasiewiczForschungsnetzwerk-Institut für Luftfahrt) durchgeführt [75]. Die Forschung
dauerte fünf Jahre und endete mit Tests der ringförmigen Detonationskammern, die
mit dem GTD-350-Triebwerk integriert waren. Der GTD-350 wurde ausgewählt, da
es bei dieser Triebwerkskonfiguration möglich war, die klassische Verbrennungskammer ohne jegliche Modifikationen an der rotierenden Struktur des Triebwerks
durch die Detonationskammer zu ersetzen. Ein schematisches Diagramm dieses
Triebwerks ist in Abb. 24 dargestellt. Für die Erprobung einer neuen Detonations-

610

P. Wolański et al.

Abb. 24 Schematisches Diagramm des ursprünglichen GTD-350 Turbinenhubschrauberantrieb,
der für die Erprobung der Detonationskammer verwendet wurde: 1—Verbrennungskammer,
2—Starter-Injektor und Zündkerze, 3—Kompressor-Luftzufuhrrohr, 4—Kompressorturbine,
5—Leistungsturbine, 6—Abgasauslass, 7—Getriebe (Antriebswellen-Drehzahlreduzierer), 8—
Antriebswelle, 9–Elektrostarter, 10—Pumpen-Regler, 11—Kompressor [75]

kammer war es notwendig, ein neues Kraftstoffversorgungssystem und eine neue
und leistungsfähigere Zündvorrichtung zu entwickeln. Einige Detonationskammern
wurden entworfen und getestet, um die optimale Konfiguration zu finden. Anfangs
wurde die Kammer nur mit Jet-A-Kraftstoff getestet, aber da es schwierig war, eine
stabile Detonation für ein Gemisch dieses Kraftstoffs mit Luft zu erzielen, wurde
die Detonierbarkeit für Jet-A-Kraftstoff mit Zusätzen getestet. Die Zugabe von
Isopropyl Nitrat (IPN), das zur Verbesserung der Detonationsstabilität verwendet
wurde, war nicht effektiv. Um die Detonationsstabilität zu verbessern und die Verdampfung von zerstäubten Jet-A-Tröpfchen zu erhöhen, wurde der Kraftstoff auf
eine Temperatur von etwa 170 ◦C vorgeheizt. Aber auch das brachte keine positiven
Ergebnisse. Nur die Zugabe von Wasserstoff ermöglichte es, bei fast allen getesteten
Detonationskammern, die stabile detonative Verbrennung zu initiieren und aufrechtzuerhalten. Aber die besten Ergebnisse wurden für die Gemische von gasförmigem
Wasserstoff mit Luft erzielt. Die schematischen Diagramme der verschiedenen ringförmigen Detonationskammern, die während der Projektdauer getestet wurden,
finden Sie in [14, 16, 75, 76]. Detonationskammern wurden auf dem speziell entworfenen Prüfstand getestet, auf dem komprimierte Luft aus der Hochdruckanlage zugeführt wurde. Die Luftzufuhr konnte im Bereich von 1–4 kg/s variiert
werden und der Anfangsdruck konnte bis zu 4 bar betragen. Zusätzlich konnte
die zugeführte Hochdruckluft auf eine Temperatur von bis zu 130 ◦C vorgeheizt
werden, um die Bedingungen der Luft vor der Verbrennungskammer des GTD-350Triebwerks zu simulieren. Ein schematisches Diagramm des Prüfstands mit einer
der vielen getesteten Kammern ist in den Abb. 25 und 26 dargestellt.
Um die Gleichmäßigkeit der Gemischbildung zu verbessern, wurden die
Jet-A-Injektoren vor die Düse verlegt, an der der gasförmige Wasserstoff eingespritzt wurde. In den Abb. 27 und 28 kann man Schwankungen des gemessenen

Detonative Antriebstechnik

Wasserstoff

611

DURCHFLUSSMESSER

Stickstoff

Luft

Abb. 25 Diagramm der ringförmigen Detonationskammer, die an die Luftversorgungsanlage
und die Versorgungssysteme der gasförmigen und flüssigen Kraftstoffe angeschlossen ist: 1—
Ansaugluft aus der Hochdruckanlage, 2—Wasserstoffversorgungssystem, 3—ringförmige
Detonationskammer, 4—Druckluft-Jet-A-Versorgungssystem [75]

Drucks in der Detonationskammer als Folge der Wasserstoffzugabe sehen. Auch
in einer Kammer wurde die Außenhülle mit der gleichen Menge an zusätzlicher
Luft aus der Hochdruckdämmung gekühlt. Diese Kühlungsluft wurde hinter
der Detonationszone in die ringförmige Kammer eingespritzt und bildete eine
Kühlungsschicht an der Außenwand der Kammer. Die in den Abb. 25 und 29 dargestellten Kammern wurden für die abschließenden Tests mit an den Turbinenteil
des GTD-350-Triebwerks angeschlossenen Kammern verwendet.
Details zu den Tests einer ausgewählten ringförmigen Detonationskammer,
die mit dem Turbinenteil des Triebwerks verbunden ist, und eine Beschreibung
dieser Tests finden Sie in [16, 75]. Während der Tests war es notwendig, den
Kompressor ähnlich zu belasten, wie wenn er die Luft in die Brennkammer in einer
konventionellen Gasturbine komprimiert, da in diesen Tests die die ringförmige

P. Wolański et al.

612

Abb. 26 Bild der Flamme am Ausgang der Forschungskammer für den Fall der deflagrativen
Verbrennung des Jet-A-Luftgemisches (links) und der detonativen Verbrennung des gasförmigen
Wasserstoff-Luftgemisches (rechts). Beachten Sie den signifikanten Unterschied in der aus der
Kammer austretenden Flamme [75]

Test 10. K1

JetA Ende

Druck [bar]

Druck [bar]

JetA Start

Zeit [s]

Zeit [s]

Abb. 27 Aufgezeichnete Druckverläufe in der ringförmigen Detonationskammer für das Jet-ALuftgemisch. Luftmassenstrom beträgt 0,75 kg/s, Kraftstoffmassenstrom beträgt 0,035 kg/s und
Äquivalenzverhältnis (φ) beträgt 0,68 [16]

H2 Ende

Druck [bar]

Prüfung 05, K1 JetA Ende

Druck [bar]

H2 Start JetA Start

Zeit (s)

Zeit (s)

Abb. 28 Aufgezeichnete Druckverläufe in der ringförmigen Detonationskammer für das Jet-AWasserstoff-Luft-Gemisch. Die Luftmassendurchfluss beträgt 2,0 kg/s, die Jet-A-Massendurchfluss beträgt 0,021 kg/s, die Wasserstoffmassendurchfluss beträgt 0,025 kg/s und das Äquivalenzverhältnis (φ) beträgt 0,58 [16]

Detonative Antriebstechnik

613

Wasserstoff

Abb. 29 Steuerungssystem des Wellenturbine mit Detonationsverbrennung: 1—Luftkompressoreinheit,
2—Luftstromregler,
3—Einlassstrom-Verteilungsgitter,
4—VenturiLuftmassenstrommessung,
5—Detonationsbrennkammer,
6—Wellenturbine
GTD-RD,
7—Bremse, 8—Bremsenregler, 9—Jet-A-Einspritzsystem (mit Stickstoff unter Druck), 10—JetA-Durchflussmesser, 11—elektrohydraulischer Verstärker WLP-4, 12—Computer, 13—Luftstromdifferenzdruck, 14—Wasserstoffversorgungssystem, 15—Wasserstofffluss-Differenzsensor,
16—Luftauslass mit Rückschlagventil (aus [75])

Detonationskammer speisende Luft von einem externen Hochdruckversorgungssystem kam. Zu diesem Zweck wurden Drosseldüsen (Position 16 in Abb. 29) in
den Kompressorauslässen angebracht, deren Kapazität so gewählt wurde, dass der
Luftdruckverlauf stromabwärts des Kompressors dem im konventionellen System
des GTD-350-Triebwerks entsprach.
Vor jedem Test wurde die Luft von der Hochdruckinstallation geliefert und
durchlief die ringförmige Detonationskammer ohne Verbrennung und expandierte
dann durch alle Turbinenstufen. Unter diesen Bedingungen lief der Kompressor
des Triebwerks mit einer Geschwindigkeit nahe dem Leerlaufbereich auf Meereshöhe. Etwa 5 s nach der Kraftstoffeinspritzung und Zündung in der ringförmigen
Kammer wurde das Triebwerk in den Betriebsbereich ähnlich „Cruise II“ gebracht
(die Drehzahl des Kompressorrotors sollte 84 % der maximalen Geschwindigkeit
betragen). Unter diesen Bedingungen arbeitete das Triebwerk stabil und reagierte
auf Änderungen des Kraftstoffdurchflusses. Start-ups der Rotationsdetonation
in der ringförmigen Kammer waren immer erfolgreich, wenn Wasserstoff in die
Kammer zugeführt wurde. Detonation trat nur in Fällen auf, in denen das Gemisch
sehr mager war, aber die Stabilität der CRD war unterschiedlich für Jet-A-Kraftstoff und Wasserstoff (siehe Abb. 30).
In solcher Konfiguration wurde die ringförmige Detonationskammer unter verschiedenen Kraftstoffzufuhrmengen stetig betrieben und die Abhängigkeit der
Triebwerkleistung als Funktion des Kraftstoffverbrauchs konnte ermittelt werden.
Dies ermöglichte die Berechnung der tatsächlichen Abhängigkeit der Triebwerkleistung als Funktion der Kraftstoff(zufuhr)rate und ermöglichte die Bewertung
des Wirkungsgrads des Systems, das mit verschiedenen Kraftstoffen arbeitet.
Es wurde festgestellt, dass unter den getesteten Bedingungen die detonative

P. Wolański et al.

614

­ erbrennung von Jet-A-Kraftstoff weniger effektiv ist als die Verbrennung solchen
V
Kraftstoffs in der klassischen Kammer, die einen deflagrativen Verbrennungsmodus verwendet (siehe Abb. 26). Dies ist höchstwahrscheinlich auf die teilweise
Verbrennung des flüssigen Kraftstoffs in der Detonationsfront zurückzuführen,
aber auch Wärmeverluste können zum geringen Wirkungsgrad beitragen. Der
ursprüngliche Brenner wurde für deflagrative Verbrennung optimiert, während
für die detonative Verbrennung keine Optimierung durchgeführt wurde. Im Falle
der Detonation von gasförmigem Wasserstoff zeigte das Triebwerk einen um
mindestens 5–7 % höheren Wirkungsgrad [16, 75, 76] (siehe Abb. 31), was auf die
unverbrannten Kohlenwasserstoffe und CO im Falle von Jet-A-Kraftstoff zurückzuführen sein könnte. Die Produktion von CO ist schnell, während sein Ausbrennen zu CO2 eine langsame Reaktion ist.
Neue Initiativen des Unternehmens Airbus zur Entwicklung eines mit Wasserstoff betriebenen Flugzeugs werden den Weg für die Einführung eines TurbojetTriebwerks mit Detonationsbrennkammer ebnen, da, wie bereits bewiesen
wurde, einen wesentlich höheren Wirkungsgrad bei Anwendungen von TurbojetTriebwerken erreicht werden kann, die CRD in der Brennkammer nutzen [13–16].
2.4.3 Entwicklung des Raketen RDE

,

,

Zeit [S]

,

,

Geschwindigkeit [m/s]

Geschwindigkeit [m/s]

Der erste Versuch für mögliche Anwendungen des CRD in Raketentriebwerken wurde an der University of Michigan durchgeführt [6, 7], aber wie
bereits erwähnt, war der Versuch nicht erfolgreich [71]. Erst zu Beginn des
aktuellen Jahrhunderts wurde solche Forschung an der Technischen Universität
Warschau in Polen wieder aufgenommen [14, 16, 54, 55, 116] und bei ONERA,
MBDA und ENSMA in Frankreich [57–59]. Am Institut für Wärmetechnik der
Technischen Universität Warschau wurden zwei verschiedene Modelle von
gasförmigen Raketentriebwerken gebaut und in speziellen Vakuumkammern
für verschiedene Kombinationen von gasförmigen Treibstoffen getestet [16].
Ein schematisches Diagramm und ein Bild eines solchen Triebwerks sind in
Abb. 32 dargestellt. Das Triebwerk hat eine ringförmige Detonationskammer

,

,

Zeit [S]

,

,

Abb. 30 Vergleich der Stabilität der CRD für dden Betrieb mit Jet-A (links) und Wasserstoff
(rechts) [75]

Detonative Antriebstechnik

615

Jet-A1-Kraftstoff
Werk GTD-350
Treibstoff
Wasserstoff

Q Strahl-A1 [kg/h]
(gleichwertig)

Abb. 31 Vergleich des Kraftstoffverbrauchs des GTD-350-Triebwerks mit einer ringförmigen
Detonationskammer, die mit Jet-A-Kraftstoff und mit Wasserstoff betrieben wird. (Wasserstoff
reduziert auf Kerosin im Verhältnis 1 kg H 2 entspricht 2,8 kg Kerosin) [16, 75]

Kraftstoff

Abb. 32 Schematisches Diagramm des Raketendetinationstriebwerks (links) und Bild der Triebwerkmontage vor dem Anschluss an den Entsorgungstank (rechts) [16, 18, 116]

und eine Aerospike-Düse. Das Triebwerk wurde an die Vakuumkammer
angeschlossen und die simulierten Höhentests wurden für verschiedene Treibstoffkombinationen durchgeführt. Typische Druckaufzeichnungen aus den durchgeführten Tests sind in Abb. 33 dargestellt, aber detailliertere Beschreibungen
dieser Experimente finden sich in [14, 16].

P. Wolański et al.

Druck

616

Zeit [ms]

Zeit [ms]

Zeit [ms]

Druck

Zeit [ms]

Abb. 33 Beispielhafte Druck-Zeit-Historie für rotierende Detonation in Detonationskammer
mit Durchmesser 38/46 mm (42/46 mm für Wasserstoff); links-unten: Wasserstoff/SauerstoffGemisch, links-oben: Propan/Sauerstoff-Gemisch, rechts-unten: Methan/Sauerstoff-Gemisch,
rechts-oben: Ethan/Sauerstoff-Gemisch [16, 18]

Die am häufigsten getesteten Formen von Detonationskammern sind die ringförmigen Kammern, mit der Zufuhr auf der einen Seite und der Düse auf der
anderen Seite der Kammer. In einem solchen System scheint eine Aerospike-Düse
eine offensichtliche Wahl zu sein, da der Ausgang des Brenners die Form eines
Rings hat und die Aerospike-Düse perfekt in die Mitte dieses Rings passt.
Numerische Berechnungen der Leistung der Aerospike-Düse mit verschiedenen
Längen wurden am Institut für Luftfahrt von Folusiak [77–79] durchgeführt und
die Ergebnisse sind in den Abb. 34 und 35 dargestellt.
Aus Abb. 35 geht hervor, dass bei reduzierter innerer Pfropfen der Düse der
relative Schub nur leicht abnimmt, sodass die Größe und Gewicht der AerospikeDüse erheblich reduziert werden können. Die Anpassung der Düsenleistung an
den variierenden Außendruck könnte jedoch die Triebwerksleistung während
des atmosphärischen Fluges der Rakete erheblich verbessern. Ein Vergleich der
Triebwerksleistung mit verschiedenen Düsen ist in Abb. 36 dargestellt. Man kann
erwarten, dass ein Raketentriebwerk, das CRD nutzt, die Brennkammer in Form
eines Rings hat, der leicht mit Aerospike-Düsen gekoppelt werden kann. Die
Leistung eines solchen Triebwerks wird viel besser sein als die des klassischen
Raketentriebwerks mit Glockenformdüse (siehe Abb. 36).
Umfangreiche Forschungen zur Leistung des wasserstoffbetriebenen Betriebs
einer ringförmigen Detonationskammer wurden am Łukasiewicz-Institut für
Luftfahrt durchgeführt. Das Hauptziel dieser Forschung war die Entwicklung

Detonative Antriebstechnik

617
Machzahl-Konturen

Relative Schubkraft

Abb. 34 Theoretische Berechnung der Leistung der Aerospike-Düse für verschiedene Längen
des inneren Abschnitts: a100% Länge, b50% Länge, c25% Länge, d20% Länge, e15% Länge, und
f10% Länge [77]

Relative Länge der Aerospike-Düse

Abb. 35 Theoretische Berechnungen der Schubvariation als Funktion der Länge der AerospikeDüse [77]

einer Methode zur Steuerung der Drehrichtung der Detonationswelle(n) in einer
ringförmigen Detonationskammer. Dies ist eine der Herausforderungen, die
während der Entwicklung der zukünftigen kontinuierlich rotierenden Detonationsantrieben bewältigt werden müssen [81, 82]. Die Kontrolle der Wellenrotationsrichtung und folglich die Abweichungsrichtung der Ströme der heißen Gase wird
es ermöglichen, die Form der Statorschaufeln in einer Turbinenmaschine mit
rotierender Detonation zu optimieren. Für Raketentriebwerke wird die Kenntnis

618

P. Wolański et al.

ISP [m/s]

BELL(pc/pe=48.8,
Ae/At=6.67)

AEROSPIKE IDEAL
IN VOLLER LÄNGE

AEROSPIKE FULL
LENGTH
(DesignPoint pc/pe=300)

Abb. 36 Variationen des spezifischen Impulses als Funktion der Höhe für verschiedene Düsenkonfigurationen. Düsenleistung (Kammerdruck beträgt 20 bar) und Annahme der Expansion bei
isothermen Bedingungen [78]

der ­Ausströmrichtung der Gase für eine präzise Steuerung des Raketenflugs notwendig sein. Zunächst wurden Bedingungen für einen stabilen Betrieb gefunden.
Ein schematisches Diagramm der experimentellen ringförmigen Kammer ist in
Abb. 37 dargestellt und die Druckvariation ist in Abb. 38 zu sehen.
Es wurden einige verschiedene Methoden zur Steuerung der Wellenbewegungsrichtung getestet. Die erste war die sequenzielle Initiation. Diese Idee beinhaltete
die Verwendung von synchronisierten Initiatoren im Abschnitt des Kanals. Die
Initiatoren wurden asymmetrisch an der Außenwand der ringförmigen Kammer
platziert. Es wurden einige verschiedene Initiationssequenzen getestet, aber die
Ausbreitung der Welle in die gewünschte Richtung war nicht reproduzierbar.
Effektiver war die Unterteilung des ringförmigen Kanals. Die einfachste Unterteilung war die Platzierung von Aluminiumfolie im Kanal, aber dieses System
konnte in einem Verhältnis von 80% reproduziert werden. Der beste Weg zur
Steuerung der Wellenbewegungsrichtung wurde jedoch durch die Einführung einer
geringen Kammerexzentrizität im ringförmigen Kanal erreicht. Ein schematisches
Diagramm einer solchen Anordnung ist in Abb. 39 dargestellt. Je nach Initiationspunkt (1 oder 2) wurde eine korrekte Ausbreitung der Wellen mit 100%
Reproduzierbarkeit aufgezeichnet. Der aufgezeichnete Druck für die Initiation
am Punkt 1 ist in Abb. 40 dargestellt. Es ist zu sehen, dass die Reaktionssequenz
der Hochgeschwindigkeitsdrucksensoren während des gesamten Prozesses der
stabilen rotierenden Detonation gleich bleibt.
Die Purdue University [70] hat einen experimentellen Hochdruck-RDE entwickelt und Tests mit Wasserstoff/Luft sowie Methan/Luft-Gemischen durch-

Detonative Antriebstechnik

619

Computer

Zündanlage
Drucksensoren

Initiator

Verstärkerkarte

O2 /Luft

Dynanometer
Manometer

Druck [bar]

Abb. 37 Schematische Darstellung des Prüfstands [91]

,

,

Zeit [s]

,

,

Abb. 38 Druckvariation für die CRD in der ringförmigen Kammer für Wasserstoff-LuftGemisch mit φ = 0,96 [91]

geführt. In ihren Forschungen wurden mehrere verschiedene Arten von
Detonationswellenverhalten beobachtet. Eine anschließende chemische kinetische
Analyse des Zündverzug in der Einspritzphase ermöglichte es, die relativen
Größenordnungen der Wärmeabgabe in einem RDE zwischen den Detonationszyklen zu charakterisieren. Diese Analyse zeigt, dass die Wärmeabgabe in
der Einspritzphase das Kammerverhalten dominieren und eine stabile Grenzzyklusdetonation bei bestimmten Treibstoffkombinationen über bestimmten
Drücken verhindern kann. Diese chemisch-kinetischen Ergebnisse unterstützen
die beobachtete Unterschiede im Betriebsverhalten des Antriebs zwischen Tests
mit Wasserstoff und Erdgas und sie geben Einblick in die potenziellen Betriebsgrenzen von gasphasigen RDEs in der Zukunft.

P. Wolański et al.

620

Abb. 39 Detonationskammer mit exzentrischem Kanal [91]

Initiator

Abb. 40 Beispiel für ein Experiment mit dem Initiator Nr. 1. Drei zufällig ausgewählte Zeitfenster. Farbige Punkte - Positionen der piezoelektrischen Sensoren [91]

In [67], konzentrierte sich die Studie auf die Identifizierung und Minimierung
der Druckverluste bei gleichzeitiger Gewährleistung einer effizienten Mischung.
Die direkte numerische Simulation des linearisierten Modells des Detonationsantriebs wurde mit experimentellen Ergebnissen verglichen, und das Wellenverhalten wurde mit der Wellenstruktur und der Strömungsturbulenz korreliert.
Die Strömungseigenschaften und die chemische Zusammensetzung der Gase
über die Detonationswelle hinweg wurden untersucht, um die Eigenschaften der

Detonative Antriebstechnik

621

Kern x Region:
10,21 cm = 40x/dinj

Offener Ausgang

ρ [kg/m3]
0,60
0,55

Wandeinlass
6,25 cm = 25 y/dinj

Umgebungsluft
T0 =297K

0,50
0,45
Offener
Ausgang

Zulauf vom
Vorzündtunnel

Vorgemischte Injektoren

14 cm = 56x/dinj

7,6 mm = 3 z/dinj

Abb. 41 Voll entwickelte Einspritzstrahlen in einem linearisierten Modell eines Detonationsantriebs, eingefärbt nach Dichte [68]

Reaktionszone zu untersuchen. Die Analyse zeigte, dass eine effektive Mischung
eine stabile Detonation fördert, und die Einspritzung muss viele verschiedene Einschränkungen erfüllen (Abb. 41).
Zusammenfassend ergab die Anwendung von CRD in verschiedenen Antriebssystemen, die Wasserstoff als Treibstoff nutzen, die folgenden wichtigen
Errungenschaften:
1. Entwicklung der Detonationsbrennkammer für den GTD-350-Triebwerks,
der bei Betrieb mit gasförmigem Wasserstoffkraftstoff eine Verbesserung
des Wirkungsgrads um 5–7% im Vergleich zum herkömmlichen Triebwerks, der
mit Jet-A-Kraftstoff versorgt wird, zeigte.
2. Effektiver Labortest des gasförmigen RDE mit ringförmiger Detonationskammer und Aerospike-Düsen.
3. Entwicklung einer effektiven Methode zur Steuerung der Detonationswellenrotation in einer Raketentriebwerksbrennkammer.
Eine weitere Entwicklung dieser sehr vielversprechenden Technologie ist erforderlich, da sie die Möglichkeit einer effektiven Anwendung der detonativen Verbrennung in vielen industriellen und luft- und raumfahrttechnischen Anwendungen
erweitert. Da das Auftreten von Detonationen den Druck erheblich erhöht, ist
weniger Kompression vom Kompressor erforderlich. Wenn die zeitgenössische
Gasturbine z. B. 10+ axiale Stufen benötigt, um die Luft auf den am Brenner
erforderlichen Druck zu komprimieren, dann könnte die Turbine, die mit
detonativer Verbrennung arbeitet, nur 2 oder 3 Stufen benötigen. Das bedeutet
auch, dass weniger Energie von der Turbine zurückgewonnen werden muss, um
den Verdichter anzutreiben, und mehr Energie em Kunden zur Verfügung steht.
Daher ist auch der Einsatz von rotierender Detonation für industrielle Gasturbinen
erwünscht.

622

P. Wolański et al.

3 Numerische Methoden zur Simulation von
Detonationsantrieben
Wie bereits beschrieben, können Verbrennungswellen durch reaktive Gemische
(homogene und heterogene) in zwei signifikant unterschiedlichen Modi
propagieren: Deflagration oder Detonation. Deflagration ist eine Verbrennungswelle, die sich mit Unterschallgeschwindigkeit ausbreitet (typischerweise Zentimeter bis Meter pro Sekunde), und der Druck und die Dichte nehmen über die
Flammenfront ab. Detonation erzeugt eine starke Stoßwelle, gefolgt von der
Reaktionsfront und breitet sich immer mit einer Geschwindigkeit aus, die in Kilometern pro Sekunde gemessen wird. Sie zeichnet sich durch einen signifikanten
Anstieg von Druck und Dichte über die Flammenfront aus. Auch die Temperatur
ist hinter der Detonationswelle höher als bei der Deflagration, vorausgesetzt, die
Mischungszusammensetzung und die Bedingungen vor diesen Wellen sind gleich.
Trotz der stark unterschiedlichen Physik dieser Prozesse werden sie durch die
gleichen Gesetze der Fluiddynamik beschrieben.
Im Allgemeinen wird die unbeständige Fluidbewegung vdurch einen Satz
von partiellen Differentialgleichungen beschrieben, die die Erhaltung von
Masse, Impuls und Energie des Fluids mathematisch ausdrücken, begleitet
von der Zustandsgleichung. Diese Gleichungen werden oft als Navier-Stokes
(N-S) Gleichungen bezeichnet, obwohl formal die von Claude-Luis Navier und
George Gabriel Stokes abgeleitete Gleichung die Impulserhaltungsgleichung
ist. Alle diese Gleichungen beschreiben im Allgemeinen die Bewegung einer
unbeständigen, viskosen (laminaren und turbulenten), wärmeleitenden und
kompressiblen Fluid. Wenn chemische Reaktionen vorhanden sind, müssen
zusätzliche Spezieserhaltungsgleichungen hinzugefügt werden, zusammen mit
Speziesdiffusion und chemischen Reaktionsquelltermen. Da es keine analytische
Lösung für diese Gleichungen gibt, benötigt man eine Rechenmethode, um sie
numerisch zu lösen. Insbesondere ist die Direkte Numerische Simulation (DNS)
die Methode zur Lösung der Gleichungen ohne Turbulenzmodell, so dass alle
Turbulenzskalen aufgelöst werden müssen. Von DNS kann man Momentanwerte
der interssierenden Größen an jedem Ort des Fluids erhalten. Dies bedeutet sehr
hohe Rechenkosten, insbesondere wenn Strömungen bei höheren Reynolds-Zahlen
betrachtet werden. Ein kostengünstigerer Ansatz ist die Large Eddy Simulation
(LES) Methode und Methoden, die von LES abgeleitet sind, bei denen größere
Wirbel direkt gelöst werden und die Existenz kleinerer Wirbel über ein SubskalenTurbulenzmodell berücksichtigt wird. Der kaskadierende Prozess der turbulenten
Energieübertragung von großen Wirbeln auf kleineren Wirbeln wird bis zu einer
bestimmten Größe von Wirbeln berechnet (abhängig von der lokalen Gitterauflösung). Das Submodell ist verantwortlich für die Berechnung des kaskadierenden
Prozesses bei kleineren Skalen, wo die turbulente kinetische Energie der kleinsten
Wirbel in Wärme umgewandelt wird. Kürzlich haben LES-Typ-Methoden in
industriellen Anwendungen erhöhte Aufmerksamkeit erhalten, aber noch kostengünstigere Methoden sind weiterhin in Gebrauch.

Detonative Antriebstechnik

623

Diese effizienten und kostengünstigen Methoden basieren auf der Lösung
einer ensemble-gemittelten Version der Navier-Stokes-Gleichungen, bei denen
die momentanen Größen in gemittelte und fluktuierende Teile aufgeteilt werden.
Diese Gleichungen sind als Unsteady Reynolds-Averaged Navier-StokesGleichungen (URANS) bekannt und finden sich in nahezu allen Lehrbüchern
zur Strömungsdynamik, Computational Fluid Dynamics und in vielen Doktorarbeiten. Der ensemble-gemittelte Teil der Gleichungen bewahrt die langfristige Variation des Strömungsfeldes und der fluktuierende Teil erfordert eine
Art von Turbulenzmodell, das das gesamte Spektrum der Wirbel abdeckt. Es
wurden mehrere Turbulenzmodelle entwickelt: 1-Gleichungs-Spalart-AllmarasModell, 2-Gleichungs-k − ǫ und k − ω Modelle, 4-Gleichungs-Übergangs-SSTModell, 7-Gleichungs-Reynolds-Stress-Modell, usw. Diese wurden auf mehrere
kanonische Tests abgestimmt mittels Modellkonstanten. Die 1- und 2-Gleichungsmodelle sind die beliebtesten, da sie ein Gleichgewicht zwischen Modelltreue und
moderaten Rechenkosten darstellen. Das k − ωSST-Modell wird auch oft verwendet, da es in der Lage ist, einige der Einschränkungen der 2-Gleichungs-k − ǫ
und k − ω Modelle zu bewältigen.
Die URANS-Gleichungen enthalten mehrere zweite Ableitungen, die mit
viskose Spannungen, Diffusion und Wärmeleitungstermen verbunden sind. Diese
Terme haben einen gewissen, lokalen, Einfluss auf die Lösung. Wenn diese Terme
weggelassen werden, kann man die nichtviskosen Euler-Gleichungen erhalten
und das System erheblich vereinfachen. Die Euler-Gleichungen liefern oft
zufriedenstellende Ergebnisse für sehr günstige Rechenkosten. Dieses günstige
Kosten-Nutzen-Verhältnis der Euler-Gleichungen macht sie besonders beliebt
bei Forschern, die an der Modellierung von Detonationen arbeiten. Die EulerGleichungen können anderswo gefunden werden (siehe z. B. Folusiak [86]) und
werden hier nicht zitiert.
Da die URANS- und Euler-Gleichungen bei der numerischen Analyse der
Detonation beliebt sind, wurden spezielle numerische Methoden für effiziente
Berechnungen entwickelt. Es gibt bestimmte Aspekte, die berücksichtigt werden
müssen, bevor ein numerisches Modell ausgeführt wird. Zur Vereinfachung
werden wir eine einphasige Strömung betrachten, aber die Erkenntnisse sind auch
auf Mehrphasenströmungen anwendbar. Unter vielen kann man auf die folgenden
hinweisen:
•
•
•
•
•
•

System von Gleichungen, das zur Beschreibung des Problems verwendet wird
Geometrie des Kanals
Dimensionalität des Problems
Verbrennungsmodell
Lösungsstrategie, numerische Methoden und Diskretisierung
Rand- und Anfangsbedingungen.

Diese Liste kann nicht als abgeschlossen betrachtet werden, da einige Fragen von
Fall zu Fall geklärt werden müssen.
Der Kompromiss zwischen der erforderlichen Genauigkeit des Modells und
den akzeptablen Kosten führt zu mehreren Annahmen und Vereinfachungen. In

P. Wolański et al.

624

bestimmten Fällen kann die Anwesenheit von viskosen, diffusiven und Wärmeleitungstermen in den zugrunde liegende Gleichungen notwendig sein, um die
grundlegende Physik zu erfassen. Ein Beispiel könnte eine Wechselwirkung des
Verbrennungsprozesses mit der Grenzschicht sein, die eine Rolle beim Übergang
von Deflagration zu Detonation (DDT) spielen kann. Dies könnte die Verwendung
von URANS-Gleichungen erfordern. Die Detonationswelle, einmal voll entwickelt, breitet sich mit hoher Geschwindigkeit aus und in solchen Fällen können
die instationäre Euler-Gleichungen verwendet werden, um die Physik ohne Verlust
der Allgemeingültigkeit der Lösung zu erfassen.
Die Mehrheit der detonativen Antriebssysteme basiert auf einer sehr einfachen
ringförmigen Brennkammergeometrie. In vielen Fällen besteht sie aus zwei
koaxialen Zylindern mit konstantem Radius. In einigen Fällen werden konische
Wände verwendet. Solche einfachen Geometrien erleichtern die schnelle und
einfache Vorbereitung des Gitters, erfordern jedoch entweder einige Annahmen
bezüglich der einströmenden Mischungsbedingungen (Arten, Geschwindigkeitsund Temperaturprofile, Turbulenzen usw.) oder eine separate Analyse, die der Vorbereitung der Verbrennungsmischung vor dem Detonationsantrieb gewidmet ist.
Es ist möglich, beides in einem Modell zu kombinieren, aber Mischvorrichtungen
haben in der Regel komplexe Geometrien, die die Vorbereitung des Gitters
schwierig und zeitaufwendig machen. Oft müssen Geometrievereinfachungen
hinzugefügt werden, um kleine Merkmale zu entfernen, die zu einer erheblichen
Erhöhung der Gittergröße führen würden, aber nur geringe Auswirkungen auf die
berechneten Ergebnisse haben. Eine Option könnte ein hybrides Tet-Hex-PolyGitter sein, das verschiedene Gittertypen in einem Modell kombiniert. Dieser
Ansatz ist in mehreren kommerziellen Codes beliebt.
Ein weiterer gängiger Ansatz ist die Reduzierung des Modells auf einen
2-dimensionalen Fall, der oft verwendet wird, wenn die Krümmung des Kanals
klein ist (d. h., großer Rohrradius) und die Höhe des Kanals klein ist im Vergleich
zur Kanallänge und zum Umfang. Der Vorteil dieser Annahme ist natürlich der
geringere Rechenaufwand aufgrund der erheblich reduzierten Zellenanzahl. Ein
weiterer Vorteil ist auch die viel einfachere Nachbearbeitung der Ergebnisse, die
das Verständnis der Dynamik der Detonationswelle, der Wechselwirkung zwischen
kollidierenden Stoßwellen, Wellen mit Wänden, Diskontinuitäten usw. erleichtert.
Die 2-dimensionalen Modelle zeigen ihre Stärke, wenn sie mit ein- oder zweistufigen globalen Reaktionen kombiniert werden, die qualitativ und quantitativ
gute Ergebnisse liefern.
Die Rechenkosten steigen schnell mit der Zunahme der Anzahl der Spezies und
chemischen Reaktionen, die von der Analyse verfolgt werden (sowohl in 2D- als
auch in 3D-Analysen). Am günstigsten sind die ein- und zweistufigen globalen
Reaktionsmechanismen, bei denen die Anzahl der Arten im Modell klein ist. Ein
Beispiel könnte eine einfache 1-stufige, 3-Spezies reversible Reaktion sein, die
von Świderski [84] betrachtet wurde:

1
H2 + O2 ↔ H2 O
2

(9)

Detonative Antriebstechnik

625

Die Wasserstoffverbrauchsrate wird durch die Arrhenius-Reaktionsgeschwindigkeitsgleichung beschrieben:

kH2



Ea
= A · exp −
B·T



(10)

Der präexponentielle Faktor A ist negativ, da der Wasserstoff verbraucht wird. Der
Verbrauch von O2 und die Produktion von H2 O stehen in Beziehung zum H2 Verbrauch über die Reaktionsstoichiometrie. Andererseits könnte man ein 9-Spezies,
28-Schritte Reaktionsmodell von Yi et al. [85] für H2–O2–N2 Systeme in
Betracht ziehen. Jede Reaktion in [85] wird durch eine Arrhenius-Typ-Gleichung
beschrieben, so dass mehrere Auswertungen von rechenintensiven Exponentialfunktionen erforderlich sind, was die Gesamtrechenkosten erhöht. Eine weitere
Schwierigkeit, die mit mehrstufigen Reaktionsmodellen verbunden ist, ist, dass sie
Änderungen der Spezieskonzentrationen beschreiben, die sehr kleine Zahlen sein
können. Daher sind diese Berechnungen anfällig für numerische Fehler, die sich
im Laufe des Simulationslaufs ansammeln. Sie sind nur für bestimmte Bereiche
von Anfangsdrücken, Temperaturen und Zusammensetzungen des Gemischs
anwendbar und decken möglicherweise nicht alle Bedingungen ab, die im
Detonationsantrieb auftreten. Die Abhängigkeit der Eigenschaften der Spezies von
der Temperatur (siehe JANAF-Tab. [83]) trägt auch stark zum nichtlinearen Verhalten der reagierenden Strömung bei. Bisher wurde kein chemisches Reaktionsmodell für Detonationen optimiert und die Mehrheit der Analysen stützt sich auf
einfachere 1- oder 2-Schritt-Modelle.
Es wird erwartet, dass CFD-Simulationen eine präzise, physikalische Lösung
liefern können, die frei von numerischen Fehlern ist. In Wirklichkeit sind die
numerischen Methoden nicht perfekt und führen einige Fehler in die Lösung ein,
die sich ansammeln, während die Analyse mit der Zeit voranschreitet (denken Sie
daran, dass die Detonation, insbesondere die rotierende, ein instabiler Prozess ist,
der die Lösung in Raum- und Zeitdomänen erfordert). Die Qualität der Methode
wird durch ihre Ordnung definiert, d. h. die Methode der n-ten Ordnung hat den
Abbruchfehler der Ordnung O(hn ) (oder ist proportional zu hn), wo h die Gitteroder Zeitschrittgröße ist. Die Methoden erster Ordnung führen zu einem zu hohen
Fehler, erfordern ein sehr feines Gitter, um ihn zu reduzieren, und werden im Allgemeinen nicht verwendet. Mindestens eine Auflösung zweiter Ordnung für Raum
und Zeit ist erforderlich. Viele Codes zielen auf Methoden höherer Ordnung ab,
aber das bedeutet nicht unbedingt einen kleineren absoluten Fehler, es bedeutet
aber immer höhere Rechenkosten als die Methoden zweiter Ordnung. Auch die
räumlichen und zeitlichen Ordnungen der numerischen Methoden müssen nicht
gleich sein. Zum Beispiel kann die numerische Methode vierter Ordnung im Raum
mit der Methode zweiter Ordnung in der Zeit kombiniert werden.
Der zugrunde liegende Gleichungssystem ist aufgrund der Anwesenheit der Quellbegriffe inhomogen. Eine gängige Strategie zu ihrer Lösung ist
die Anwendung eines geteilten Operators: Die Gleichungen werden in die
homogenen partiellen Differentialgleichungen (PDE) aufgeteilt, die für den

626

P. Wolański et al.

Fluidtransport ­verantwortlich sind, und den Satz von gewöhnlichen Differentialgleichungen (ODE) mit Quellbegriffen der chemischen Kinetik. Für jeden Satz
von Gleichungen wird ein spezieller, optimaler Solver angewendet und sie werden
innerhalb eines gegebenen Zeitschritts verflochten. Eine Anwendung dieses
Ansatzes findet sich in vielen Codes und Arbeiten (siehe zum Beispiel Świderski
[84] und Folusiak [86]).
Die partiellen Differentialgleichungen enthalten alle konvektiven Begriffe
und beschreiben die Hauptbewegung des Fluids einschließlich Stoßwellen, Diskontinuitäten und Flammenfront. Viele numerische Methoden 2. Ordnung und
höherer Ordnung funktionieren in der Nähe solcher Diskontinuitäten schlecht
und erzeugen falsche Oszillationen, die zu Simulationsdivergenzen und Codeabstürzen führen. Es gibt eine Klasse von Methoden, die mit solchen hohen
lokalen Gradienten umgehen können. Eine solche Klasse von Methoden wird
als Total Variation Diminishing (TVD) Methoden bezeichnet (siehe Toro [87]).
Diese Methoden sind typischerweise räumlich 2. Ordnung, reduzieren sich aber
automatisch auf eine Methode 1. Ordnung an der Diskontinuität. Eine andere
Klasse ist die Schock-Erfassungsmethode, Weighted Essentially Non-Oscillatory
(WENO) Methode. Diese Methode kann sogar höher als 2. Ordnung weit von
der Diskontinuität haben und reduziert sich nicht auf 1. Ordnung an der Diskontinuität. Dies reduziert die numerische Diffusion erheblich. Ein Beispiel für
die Anwendung der WENO-Methode findet sich bei Davidenko et al. [88]. Diese
Methoden werden mit Zeitintegrationsmethoden wie den Runge-Kutta-Schemata
2. oder 3. Ordnung kombiniert.
Die gewöhnlichen Differentialgleichungen beschreiben alle Quellterme, die mit
den chemischen Reaktionen verbunden sind. Diese Reaktionen verlaufen mit sehr
unterschiedlichen Geschwindigkeiten, abhängig von Druck und Temperatur, was
die Lösung des Problems rechenintensiv macht (numerisch steif). Die effiziente
Lösung dieser steifen ODEs erfordert die Anwendung spezieller Solver wie dem
impliziten DVODE (Double precision Variable-coefficient Ordinary Differential
Equation solver, siehe Brown et al. [89]) oder dem expliziten CHEMEQ [90].
Abhängig von der Gleichungsformulierung können zwei Gruppen von
Methoden entwickelt werden: Finite-Volumen- und Finite-Differenzen-Methoden.
Die Finite-Volumen-Methoden sind in der Detonationsforschung beliebt. Der
3-dimensionale Bereich, in dem die Detonation sich ausbreiten kann, wird
in kleine Zellen (hexagonal, tetragonal, prismatisch, polyedrisch oder deren
Kombination) aufgeteilt und die Gleichungen der Fluidbewegung werden für jede
Zelle und ihre Grenzen definiert. Betrachten wir ein Beispiel für eine Detonationsröhre, bestehend aus zwei konzentrischen Zylindern mit einem Durchmesser von
0,13 und 0,15 m und einer Länge von 0,2 m, gefüllt mit einer ruhenden brennbaren Mischung. Ihr Volumen beträgt etwa 8,8 ×10−4 m3. Wenn man diesen
Bereich mit Zellen mittlerer Kantenlänge von 100 µm diskretisieren möchte, dann
wären 2000 Zellen in axialer Richtung, 100 Zellen in radialer Richtung und 4400
Zellen in Umfangsrichtung erforderlich. Die Gesamtzahl der Zellen würde 880
Millionen Zellen betragen. Ein gleichmäßiges Netz dieser Größe würde enorme
Rechenressourcen erfordern. Es ist erwähnenswert, dass 100 µm Zellen ausreichen

Detonative Antriebstechnik

627

würden, um die Detonation einer Mischung unter Normalbedingungen (1 atm,
20 ◦C) zu modellieren. Bei höherem Anfangsdruck der unverbrannten Mischung
ist die erforderliche Zellgröße sogar noch kleiner und erreicht 10 µm bei 7 bar
Anfangsdruck (siehe Davidenko et al. [88]). Eine weitere Überlegung ist die
Anzahl der Zeitschritte. Wenn die Welle sich mit einer Geschwindigkeit von 1500
m/s umfangsmäßig und mit einer Geschwindigkeit von 200 m/s axial bewegt, dann
wäre die Geschwindigkeit der Chapman-Jouguet (CJ) Detonationswelle 1513 m/s,
und die Detonation würde von einem Ende zum anderen Ende des Rohrs in 10−3
s reisen und dabei weniger als 3,5 Umdrehungen um den Kanalumfang machen.
Für 100 µm Zellen würde die explizite numerische Methode erfordern, dass die
Welle nicht mehr als eine Zelle in einem gegebenen Zeitschritt überquert. Wenn
die Schallgeschwindigkeit und die Gasgeschwindigkeit (heiße Verbrennungsprodukte) in der Größenordnung von 1000–2000 m/s liegen, dann kann der Zeitschritt nicht größer als 10−7 s sein. Mit einem solchen Zeitschritt (oder kleiner,
erforderlich durch die Stabilität des chemischen Reaktionsmodells) wären
mindestens 10 Tausend Zeitschritte notwendig, um den Prozess zu berechnen.
Sind 3–4 Umdrehungen der Detonationswelle ausreichend, um sie als stabil zu
bezeichnen? Wahrscheinlich nicht. Man würde viele weitere Zyklen benötigen,
um zu bestätigen, dass die Lösung stabil ist. Wenn man die Mindestanzahl der
Umdrehungen auf 10 festlegt, müsste die Länge des Brenners 3 Mal länger sein,
was die Anzahl der Zellen und die Anzahl der Zeitschritte um den gleichen Faktor
erhöht. Daher müssen einige andere Methoden in Betracht gezogen werden.
Die erste Option besteht darin, die Anzahl der physischen Dimensionen von
3D auf 2D zu reduzieren. Im obigen Beispiel würde die Gittergröße 100 Mal
auf 8,8 Millionen Zellen sinken, was die Analyse mit angemessenen Ressourcen
ermöglicht. In diesem Fall wäre die Größe des Bereichs 0,2 m lang × 0,44 m
hoch (Azimutrichtung) und die periodischen Randbedingungen wären an den
oberen und unteren Grenzen anwendbar (unter der Annahme, dass links und
rechts Einlass- und Auslassrandbedingungen sind, jeweils). Andererseits würde
die Herstellung eines 3D-Sektors mit periodischen Randbedingungen auch die
Gittergröße reduzieren, aber es könnte physikalisch falsch sein. Die angewendeten
periodischen Bedingungen könnten das Modell überkonstruieren, da sie eine
feste Anzahl von Detonationswellen im Modell erzwingen würden (gleich 360/
Sektorwinkelgröße), während in der Realität die Anzahl der Detonationswellen
unterschiedlich sein kann oder sie können im Kanal ungleichmäßig verteilt sein.
Eine weitere Option zur Überlegung ist die Änderung eines Referenzsystems. In der vorherigen Analyse war das Referenzsystem stationär und die
Detonationswelle bewegte sich. Wenn das Referenzsystem mit der Detonationswelle verbunden wird, wird die Welle in axialer Richtung stationär und das zuvor
ruhende Gemisch würde auf die Detonationsfront zufließen. Dieser Ansatz ist bei
Forschern sehr verbreitet. Beispiele finden sich bei Folusiak [86], Davidenko et al.
[88], oder Hishida et al. [100]. Dies würde perfekt zu den Detonationsantrieben
passen, da sie auf ein kontinuierlich während des Betriebs zugeführtes Frischgemisch angewiesen sind. Dennoch wäre das gleichmäßig dimensionierte Gitter
auch mit hoher Auflösung noch groß, selbst in Bereichen, in denen es tatsächlich

628

P. Wolański et al.

nicht benötigt wird, wie beispielsweise frisches Gemisch vor der Detonationswelle.
Unter Berücksichtigung begrenzter Ressourcen möchte man ein dichtes Gitter
in den Bereichen von Interesse wie Stoßwellen und ein grobes Gitter anderswo
haben und es an die sich ändernde Lösung anpassen, d. h. sich bewegende
Wellen über den Bereich. Eine solche Methode wird als Adaptive Mesh Verfeinerung (AMR) bezeichnet. Bei diesem Ansatz besteht die Netzstruktur aus
mehreren Ebenen. Die erste Ebene (manchmal als Ebene 0 bezeichnet) ist ein
grobes Gitter. Jede höhere Ebene ist dichter als die vorherige Ebene mit einem
Zellgrößenverhältnis von 2 (oder mehr). So sind in der 2-Schicht-AMR die
Zellen in der 2. Schicht 22 = 4 mal kleiner als Zellen auf dem groben Gitter,
für 4-Schicht-AMR unterscheiden sich die Zellen um den Faktor 24 = 16, und
so weiter. Natürlich decken die feineren Gitter nicht den gesamten Bereich ab,
sondern nur die Bereiche von Interesse. Wenn beispielsweise die Stoßwellenfront
an einer bestimmten Zelle des groben Gitters liegt, werden die feinen Gitter auf
diese Zelle gelegt und die benachbarten groben Zellen sind nicht betroffen. Dies
wird in Abb. 42 [86] veranschaulicht.
Ein nützliches Kriterium für die Auswahl der Zellen zur Verfeinerung ist
der Dichtegradient, da die Dichteänderung gut Stoßwellen, Verbrennungsfront (Detonation und Deflagration) und Diskontinuitäten darstellt. Wenn der
Gradient an einer gegebenen Zelle einen vordefinierten Wert überschreitet, wird
das Gitter verfeinert, wenn er unter eine vordefinierte grobe Grenze fällt, werden
die kleineren Zellen zu größeren Zellen zusammengefasst, wodurch die Gesamtzellzahl und der Rechenaufwand reduziert werden. Wenn der Gradient zwischen
diesen beiden Grenzen liegt, bleibt das Gitter unverändert. Da die Wellen sich
bewegen und mit den Wänden und einander interagieren, muss das Gitter den
Änderungen folgen. Daher verfeinert und vergröbert es ständig die Regionen im
Bereich und sorgt für ein Gleichgewicht zwischen Auflösung und Rechenkosten
innerhalb akzeptabler Grenzen. Der Nachteil der AMR ist der viel kompliziertere
Code, aber die Vorteile der AMR-Anwendung sind die Mühe wert. Diese Technik

Abb. 42 Zellteilung in der
Adaptive Mesh Verfeinerung
(AMR) Technik - große Zelle
in der oberen rechten Ecke
der Frontschicht wird in 8
kleinere Zellen aufgeteilt,
um die Gitterauflösung zu
verbessern [86]

Detonative Antriebstechnik

629

findet man in vielen hausinternen Codes sowie in praktisch allen kommerziellen
Codes.
Die bisher betrachteten Detonationsantriebe arbeiten mit gasförmigen Brennstoffen. Viel weniger Forschung wurde über Detonationsantriebe veröffentlicht, die mit heterogenen Gemischen arbeiten, d. h. flüssigem oder festem
Brennstoff (oder Oxidationsmittel), der in gasförmigem Oxidationsmittel (oder
Brennstoff) dispergiert ist, siehe zum Beispiel Cheatham [105]. Das Vorhandensein der kondensierten Phase hat einen erheblichen Einfluss auf die numerische
Modellierung der Detonation, da es die Rechenkosten erhöht und den Simulationscode kompliziert. Die heterogene Strömung ist durch die Wechselwirkung
zwischen der Gas- und Flüssigkeitsphase gekennzeichnet, die im Allgemeinen
Masse (Verdampfung), Impuls (Zugkraft aufgrund der Geschwindigkeitsdifferenz zwischen Gas und Tröpfchen) und Energie (Tröpfchenerwärmung) austauschen können. Alle diese Phänomene müssen als Quellterme in den zugrunde
liegenden Gleichungen modelliert werden. Einfache Handrechnungen zeigen, dass
selbst in einem kleinen Volumen Millionen von Tröpfchen existieren können. Die
Tröpfchen können eine gewisse Verteilung von Größe (von Mikronen bis Millimeter), Geschwindigkeit, Temperatur haben. Daher ist die Modellierung von
heterogenen Detonationen eine herausfordernde Aufgabe. Zwei Ansätze können in
Betracht gezogen werden. Der erste ist der sogenannte Eulerian-Eulerian-Ansatz,
bei dem die Flüssigkeitsphase ähnlich wie die Gasphase als Kontinuum (sehr verdünnt) behandelt wird [106–109]. Natürlich wäre selbst bei Millionen von Tröpfchen in einem gegebenen Volumen ihr Volumenanteil immer noch klein, aber eine
solche Vereinfachung ermöglicht eine relativ kostengünstige Lösung eines Mehrphasen-Strömung. In diesem Ansatz haben die zusätzlichen Gleichungen für die
Flüssigkeitsphase eine ähnliche Form wie die Bewegungsgleichungen für die Gasphase (Euler-Gleichungen). Die Austauschbegriffe zwischen beiden Sätzen sind
gekoppelt, d. h., was aus der Flüssigkeitsphase als Verlust von Masse, Impuls und
Energie verschwindet, erscheint wieder als Quellterme in den Gleichungen der
Gasphase und umgekehrt. Die Lösung für das Flüssigkeitskontinuum erfordert
spezielle interne Solver [110–112]. Die Situation, in der die Tröpfchen vollständig
verdampfen und der lokale Strömung zu einer einzigen Phase wird, muss ebenfalls berücksichtigt werden. Der Nachteil dieses Ansatzes ist, dass die Information
über die Tröpfchengröße verloren geht und welcher Wert auch immer aus den
Strömungsvariablen berechnet wird, keine physikalische Bedeutung hat.
Der zweite Ansatz zur Mehrphasenmodellierung ist der sogenannte EulerianLagrangian-Ansatz, bei dem die Tröpfchen direkt als materielle Punkte modelliert
werden, die sich im gasförmigen Medium bewegen (siehe Subramaniam [113]).
Dies ermöglicht die Einbeziehung der Tröpfchengrößenverteilung. Die Verteilung
ist diskret, d. h., für einen gegebenen Durchmesserbereich kann man mehrere
Gruppen von Tröpfchen (Bins) mit dem gleichen Durchmesser definieren und die
Anzahl der Tröpfchen innerhalb des Bins schätzen, z. B. mit den Rossin-RammlerGleichungen. Um die Rechenkosten zu reduzieren, kann ein einzelnes Tröpfchen eine Gruppe oder Wolke von Tröpfchen der gleichen Größe repräsentieren.
Dies reduziert die Anzahl der zu verfolgenden Tröpfchen von Millionen auf

630

P. Wolański et al.

Zehntausende, was von modernen Computern bewältigt werden kann. Für jedes
Tröpfchen werden die Quellterme berechnet und auf die Gasphase in der Zelle
übertragen, in der sich das Tröpfchen derzeit befindet. Die Bewegung jedes Tröpfchens wird mit den Standardbewegungsgleichungen berechnet und mit bekannten
numerischen Methoden gelöst (wie der 4. Ordnung Runge-Kutta-Methode). Der
Vorteil dieser Methode ist, dass die Tröpfchendurchmesser verfolgt werden und es
viel einfacher ist, den Einfluss der Tröpfchengröße auf lokale Bedingungen, Ausbreitung oder Auslöschung der Detonationswelle zu verstehen.
Das nächste Problem, das zu diskutieren ist, sind Anfangs- und Randbedingungen. Anfangsbedingungen scheinen einfach zu sein - alle Variablen wie
Geschwindigkeitskomponenten, Druck, Temperatur, Speziesverteilung usw. müssen
vor dem Start der Analyse festgelegt werden. Diese können aus bekannten Testdaten oder bestimmten Annahmen wie gleichmäßig ruhendem Gemisch, vordefinierter Brennstoff-Oxidationsmittel-Verhältnisverteilung usw. gewonnen
werden. Die Anfangsbedingungen können auch als Initiator der Detonation verwendet werden, wie eine lokale Wärmequelle oder eine lokale Region mit hohem
Druck. In allen Fällen sollten sie physisch sein. Randbedingungen sind schwieriger.
Einlassbedingungen sind in der Regel aus Testbedingungen bekannt und können
Drucktyp, aufgezwungene Geschwindigkeit oder Massendurchfluss usw. sein.
Auslassbedingungen werden in der Regel als Drucktyp definiert. Wand-Randbedingungen können als Slip (Euler) oder No-Slip (N-S) Wandgrenzen modelliert
werden. Wichtig ist, dass die Ein- und Auslassrandbedingungen im Code so
implementiert werden sollten, dass sie keine nicht-physischen Druckwellenreflexionen an der Grenze erzeugen. Solche Wellen können stromaufwärts reisen
und die Stärke der Wellen beeinflussen, die analysiert werden müssen. In vielen
Codes sind nicht reflektierende Randbedingungen eine echte Herausforderung.
Das Letzte, aber nicht das Geringste, ist die Initiation der Detonation. Die
Zündung eines brennbaren Gemisches kann numerisch durch Hinzufügen einer
Energiequelle (Wärme) an einem bestimmten Punkt erreicht werden, aber dies
garantiert nicht die Entwicklung der Detonation. Oft wird dieser Flammenkern erlöschen, oder es wird sich eine langsam fortschreitende deflagrative Verbrennungswelle entwickeln, die vom einströmenden Strömung weggeblasen wird.
Der Übergang zur Detonation kann viel mehr Zeit erfordern als die Anwesenheit
der Flamme innerhalb des Rechenbereichs. Die Kombination von Druckquelle
mit Wärmequelle kann viel besser funktionieren, aber das Ergebnis kann in Form
von zwei Detonationswellen sein, die in entgegengesetzte Richtungen reisen. Die
beste Methode, um eine erfolgreiche Initiation der Detonation in die gewünschte
Richtung zu erreichen, ist die Platzierung der Lösung der 1-D-Detonation in den
3-D-Bereich, aber die Ausrichtung der 1-D-Lösung in Bezug auf das Koordinatensystem des 3-D-Modells kann entscheidend sein, um die Detonation im Antrieb
aufrechtzuerhalten.
Wie zu Beginn dieses Kapitels festgestellt wurde, deckt dieses Kapitel nicht alle
Themen ab, die mit der numerischen Modellierung von Detonationsantrieben verbunden sind. Es kratzt nur an der Oberfläche. Ein interessierter Leser sollte in die
Welt der rechnergestützten Physik eintauchen, seine eigene Forschung betreiben,

Detonative Antriebstechnik

631

Literatur analysieren und Schlussfolgerungen ziehen. Die Codes erfordern eine
gründliche Überprüfung, Sanity-Checks und einen kritischen Blick auf die
erzeugten Ergebnisse. Die Benutzer, Forscher und Wissenschaftler sollten immer
daran denken, dass alle Modelle falsch sind, aber einige von ihnen sind nützlich.

4 Anwendung von numerischen Methoden zur
Simulation von Detonationsantrieben
Die oben beschriebenen Methoden erschöpfen nicht alle Möglichkeiten, aber sie
haben Anwendung in mehreren hausinternen Codes gefunden, die Einblick in
die Dynamik der Detonationswellen geben. Die untenstehenden Beispiele sind
nur Auszüge aus veröffentlichten Forschungsarbeiten, können aber ein guter
Ausgangspunkt für eine weitere Erkundung des Themas sein. Es gibt mehrere
Konzepte von Antriebssystemen, die Detonationswellen zur Erzeugung von Schub
implementieren. Wenn die Welle stationär ist, dann wird der Antrieb als Standing
Detonation Wave Engine (SDWE) bezeichnet. Das Prinzip seiner Arbeit wurde
kurz von Wolański [14] mit mehreren Verweisen auf die Originalforschung und in
den obigen Kapiteln beschrieben. Der Brennstoff wird in die Überschallströmung
eingespritzt, eine Detonationswelle wird im Inneren des Antriebs durch einen Keil
oder andere Mittel stabilisiert und die Produkte werden in einer Düse expandiert.
Ein typisches Schema eines solchen Antriebs ist in Abb. 3 dargestellt.
Die Wechselwirkung des Überschallströmung mit dem Keil ist entscheidend
für die Stabilisierung der schrägen Detonationswelle [21]. Abb. 43 zeigt eine
hohe Unstetigkeit der Stoßwelle und den Aufbau der Detonationswelle, was auf
Bereiche hinweist, in denen man Schwierigkeiten bei der Gestaltung eines solchen
Antriebssystems erwarten sollte. Shatalov et al. [92] simulierten den Betrieb eines
Antriebssystems mit einer schrägen Detonationswelle und zeigten, dass dieses
Konzept machbar ist und dass es mit der klassischen de Laval-Düse kombiniert
werden kann ([92]).
Wolański [14] stellte auch ein Konzept eines Ram-Beschleunigers (RAMAC)
vor, bei dem das beschleunigte Projektil, das von einer brennbaren Mischung
umgeben ist, keinen Treibstoff mit sich führen muss. Die theoretische Studie
zeigte, dass bei bestimmten RAMAC-Konzepten das beschleunigte Projektil
Geschwindigkeiten von mehr als 20 km/sec erreichen kann, aber diese Art von
Antrieb erfordert noch sowohl experimentelle als auch numerische Forschung. Eine
schematische Beschreibung des RAMAC-Betriebs in zwei Verbrennungsmodi ist in
Abb. 44 dargestellt [93].
Abb. 45 zeigt ein Beispiel für Simulationen des RAMAC-Betriebs, die von
Choi et al. durchgeführt wurden [21]. Ein kleiner Unterschied in der Mischungszusammensetzung und den Einlassbedingungen kann einen anderen Verbrennungsmodus erzeugen. Im oberen Fall von Abb. 45 wird die Verbrennung
verzögert und tritt weit hinter der Stoßwelle auf, während im unteren Fall eine
schräge Detonationswelle aufgebaut wird, was zu einem höheren Druck stromabwärts des Projektils führt.

P. Wolański et al.

632

Abb. 43 Numerische Berechnung des schrägen Detonations-Überschallantriebs - instabiles Verhalten der Detonation im Überschall-Detonationsantriebs. Mit freundlicher Genehmigung von
Choi et al. [21]

Einlass/Diffusor

Kehle

Schocksystem

Verbrennung

Einlass/Diffusor

Projektil

Rohrwand

stoßartige Verbrennung/
schräge Detonation

Expansion der Produkte

Projektil

Rohrwand

Abb. 44 Schematische Darstellung des RAMAC-Betriebs im Unterschall-Verbrennungsmodus
(links) und im detonativen Verbrennungsmodus (rechts) [93]

Detonative Antriebstechnik

633

2H +O +8N :25atm, 300K

Tempe
ra

turvert
eilung

U=2500+18.33m/sec, f=1.47
a=8090G, TC=7,62, ηb =21,44%

2H +O +7N :25atm, 300K

kontu

Druck

Tempe
ra

turvert
eilung

U=2500+17.84m/sec, f=1.42
a=6493G, TC=6,50, ηb =16,22%

r

kontu

Druck

r

Abb. 45 Numerische Berechnungen der RAMAC-Leistung bei stoßinduzierter Verbrennung
(oben) und bei schräger Detonationswelle (unten). Mit freundlicher Genehmigung von Choi et al.
[21]

Ein weiteres Antriebssystem, das auf Detonationswellen basiert, ist der Pulsed
Detonation Engine (PDE). Lange Zeit galt der PDE als das vielversprechendste
Druckgewinn-Antriebssystem. Im Gegensatz zu den zuvor beschriebenen
Antriebssystemen basiert der PDE auf einem Übergang von der deflagrativen Verbrennung zur Detonation (Deflagration to Detonation Transition, DDT). Wolański
[14] lieferte eine kompakte Beschreibung des PDE-Betriebs sowie des DDTProzesses. Aus numerischer Sicht kann man auf zwei Schwierigkeiten hinweisen,
die mit einer solchen Analyse verbunden sind. Die erste Schwierigkeit ergibt
sich aus der Tatsache, dass der PDE in einem zyklischen Modus arbeitet, dessen
Frequenz 100 Hz nicht überschreitet. Das bedeutet, dass ein einzelner Zyklus
des Befüllens des PDE mit brennbarer Mischung, seiner Zündung, Deflagration,
Übergang zur Detonation und dann Ausstoß der Verbrennungsprodukte mehr als
1/100 Sekunde dauert und sich mehrmals wiederholt. Um den stabilen Betrieb
des PDE numerisch darzustellen, müsste man mehrere solche Zyklen modellieren.
Die Modellierung mehrerer Zyklen mit sehr kleinen Zeitschritten, die erforderlich
sind, um stabile Berechnungen mit ausreichender räumlicher Auflösung zu haben,
können schlichtweg unerschwinglich sein.
Die zweite Schwierigkeit ist der DDT-Prozess selbst. Sein Verständnis ist entscheidend, um zu verstehen, wie der PDE-Antrieb funktioniert und wie man
seinen Betrieb steuert. Eine zweidimensionale numerische Simulation des DDTProzesses wurde von Dziemińska et al. durchgeführt [94], wobei die Wechselwirkung der Stoßwelle mit der Grenzschicht hervorgehoben wurde, die zu einer
lokalen Selbstzündung in der Grenzschicht führt. Letztere entwickelt sich zu
einer lokalen Explosion und Stoßwelle, die schließlich DDT auslöst. Abb. 46
zeigt die Temperatur- und Druckverteilungen bei DDT einer Wasserstoff-Sauerstoff-Mischung [94]. Eine weitere interessante Analyse wurde von Oran [95]
beim Combustion Webinar des Georgia Institute of Technology vorgestellt, wo

634

P. Wolański et al.

man Ergebnisse der numerischen Modellierung von DDT im Kanal mit Hindernissen sehen kann. Diese Analyse unterstrich die Bedeutung der akustischen
Wellenreflexionen von Hindernissen, der erzeugten Turbulenz und schließlich
einer plötzlichen Beschleunigung der Flamme zur Detonationswelle. So geben
uns numerische Simulationen Einblick in die Dynamik des DDT, wie Druckwellen
mit den Wänden und einander interagieren, wie dies lokal den Reaktionsfortschritt
beeinflusst und wie andere Faktoren wie Hindernisse helfen, die Detonation zu
entwickeln.
In den letzten Jahren sind die Rotierenden Detonationsantriebe (RDE) zum
heißesten Thema im Bereich der detonativen Antriebssysteme geworden. Mehrere
wissenschaftliche Einrichtungen in den USA, Russland, Japan, China, Frankreich,
Singapur und Polen haben sich mit der Forschung an solchen Geräten beschäftigt.
Seit den frühen Arbeiten von Zel’dovich, von Neumann und Döring, den Autoren
der ZND-Theorie der Detonation [96–99], war die Struktur der Detonationsfront von primärem Interesse. Vereinfachte Analysen wurden verwendet, um
dieses Phänomen zu verstehen, da sie ein Gleichgewicht zwischen Rechenkosten,
Codekomplexität und Genauigkeit der Lösung bieten, die mit verfügbaren Testdaten verglichen werden kann. Zum Beispiel ist das numerische Modell, das von
Hishida et al. [100] ausgeführt wurde, eine Annäherung an einen toroidalen Kanal,
der zwischen zwei koaxialen Zylindern erstellt wurde. In dieser einfachen Geometrie wird das frische Gemisch kontinuierlich durch das Kopfende eingespritzt
und die Verbrennungsprodukte werden durch das andere Ende ausgestoßen. Eine
solche Geometrie wurde in mehreren erfolgreichen Experimenten verwendet
(siehe z. B. Wolański et al. [55]). Wenn die Brennkammerhöhe im Vergleich zu
ihrem Durchmesser klein genug ist, um die Zentrifugaleffekte zu vernachlässigen,
ist es sinnvoll, die Geometrie durch ein planares 2-dimensionales Modell der
Größe 200 × 200 mm mit periodischen Randbedingungen zu approximieren,
die einen zylindrischen Charakter eines realen Brenners nachahmen. Die Analyse wurde für ein Wasserstoff-Sauerstoff-Argon-Gemisch durchgeführt und
der Verbrennungsmechanismus wurde durch ein modifiziertes KorobeinikovLevin-Modell beschrieben. Die Fluidbewegung wurde durch 2-dimensionale
Euler-Gleichungen beschrieben (siehe [100]) diskretisiert auf einem Rechengitter mit einer Gittergröße von nur 100 µm. Der Gleichungssatz wurde mit dem
TVD-MUSCL-Schema in Kombination mit einer 4. Ordnung Runge-KuttaZeitintegration gelöst. Dieser Ansatz bewahrte die insgesamt hohe Ordnung der
numerischen Methode bei nur lokaler Reduktion zur Dämpfung von Scheinschwingungen in unmittelbarer Nähe von hohen Gradienten (Stoßwellen). Eine
weitere Annahme war das Fehlen von Wärmeverlusten an die Wände und keine
Interaktion der frischen Gemischzufuhr mit der Detonationswelle stromaufwärts
der Gemischinjektion. Die Randbedingungen am Ausgang waren eingeschnürte
Strömungsbedingungen. Die kurze Beschreibung oben zeigt mehrere Vereinfachungen, die im vorherigen Kapitel erwähnt wurden, aber das Modell ist immer
noch in der Lage, die Dynamik der Detonationsfront mit angemessener Genauigkeit vorherzusagen.

Detonative Antriebstechnik

635

Vorstufenschock

Selbstzündung

Abb. 46 Numerische Simulation von DDT in Wasserstoff-Sauerstoff-Mischung: Temperatur
(links), Druck (rechts). Dziemińska et al. [94]

Zunächst sollte man bemerken, dass das Modell in der Lage ist, die Ausbreitung der Detonation über Hunderte von Umdrehungen zu berechnen.
Die Welle neigt sich zum einströmenden frischen Gemisch und die Hauptbewegung der Welle erfolgt in der azimutalen (umfangsmäßigen) Richtung mit
einer Geschwindigkeit in der Größenordnung von 1400–1500 m/s. Die axiale
Komponente ist viel langsamer als die Chapman-Jouguet (CJ) Geschwindigkeit, bei etwa 260 m/s, und entspricht der Einspritzsgeschwindigkeit des
frischen Gemisches. Daher ist die Welle von quasi-stationärem Charakter, da

P. Wolański et al.

636

sie sich in axialer Richtung nicht viel bewegt, während sie sich immer noch in
umfangsmäßiger Richtung ausbreitet. Die Gesamtdetonationsgeschwindigkeit in der Richtung normal zur Welle beträgt 1525,8 m/s, was 4% unterhalb der
idealen CJ-Geschwindigkeit liegt. Ein solcher Unterschied wird recht häufig in
CFD-Simulationen beobachtet. Die 2-Dimensionalität des Modells erleichtert die
Untersuchung der Struktur der Detonationsfront. Und hier können einige sehr
interessante Erkenntnisse beobachtet werden.
Abb. 47 zeigt ein Beispiel für die Temperaturverteilung in der Detonationsfront. Die dreieckige Struktur oben links ist ein unverbranntes Gemisch. Die
Detonationsfront berührt auf der linken Seite den Brennerkopf und auf der rechten
Seite interagiert sie mit den Verbrennungsprodukten. Diese Interaktion erzeugt
eine schiefe Stoßwelle und eine Kelvin-Helmholtz (K-H) Instabilität, die aus dem
Kontakt der Detonationswelle mit den Verbrennungsprodukten hervorgeht. Die
K-H-Instabilität entwickelt sich an der Kontaktdiskontinuität, die in Abb. 48 deutlich sichtbar ist. Eine detaillierte Analyse der Entwicklung der K-H-Instabilität in
der Arbeit von Hishida et al. [100] zeigte eine Tasche mit unverbranntem Gemisch,
die am Verbindungspunkt der Detonations-Stoßwelle gefangen war. Diese
Taschen explodieren anschließend und tragen zur Stärke der Detonation und der
Stoßwellen bei. Eine Kelvin-Helmholtz-Instabilität wurde auch in der aufgerollten
Wasserstoff-Luft-RDE-Simulation von Schwer et al. [101] vorgestellt.

Schicht aus
brennbarem Gas

Kontaktfläche
Detonationsfront

Abfluss

Zufluss
Verbranntes Gas (>1000K)

Schockwelle
Expansionsfächer

Abb. 47 Detaillierte Temperaturverteilung in der Detonationswellenfront [100]

Detonative Antriebstechnik
Abb. 48 Detaillierte
Geschwindigkeitsverteilung
in der Detonationsfront [100]

637
Geschwindigkeit
t= 1495.9μs

Schicht aus
brennbarem
Gas
Kontaktfläche
Schock
Rotierende
Detonationsfront

Verbranntes
Gas

Ein ähnlicher Ansatz, der jedoch in mehreren Bereichen erweitert wurde, wurde
von Yi et al. veröffentlicht [85]. Die Autoren untersuchten 2- und 3-dimensionale
Fälle eines rotierenden Detonationsantriebs, der mit gasförmigen WasserstoffSauerstoff-Argon- und Wasserstoff-Luft-Gemischen arbeitet. Das System der
zugrunde liegenden Gleichungen wurde durch Vernachlässigung der viskosen,
Diffusions- und Wärmeleitungsterme auf instationäre Euler-Gleichungen
reduziert. Die Gleichungen wurden mit ein- und mehrstufigen chemischen
Reaktionen vom Arrhenius-Typ kombiniert. Das chemische Reaktionsschema
(9-Spezies, 28-Stufen-Reaktionen von H2-Luft) wurde aus dem beliebten GRI
Mech-Mechanismus abgeleitet. Um eine breite Palette von räumlichen und zeitlichen Skalen abzudecken, wurden die Gleichungen mit einer adaptiven Gitterverfeinerung (AMR) diskretisiert, die es ermöglichte, ein feines Gitter in der
Nähe der Detonationsfront zu erhalten und deren Details zu erfassen. Der homogene Teil der zugrunde liegenden Gleichungen wurde mit 2. Ordnung MUSCLSchemata gelöst und mit einer 2. Ordnung Runge-Kutta-Methode integriert. Der
chemische Mechanismus wurde durch ein System von gewöhnlichen Differentialgleichungen dargestellt, das numerisch schwierig zu lösen ist, und ein spezieller
Solver (VODE) wurde verwendet, der für steife Gleichungssysteme optimiert ist.
Die oben beschriebene Methodik wurde von Yi et al. angewendet [85] um
die experimentelle Versuchsanlage von Wolański et al. zu modellieren [55]. Der
experimentelle RDE war 177 mm lang und der innere und äußere Durchmesser
des Kanals betrugen jeweils 130 und 150 mm. Eine Kanalhöhe von 10 mm wurde
als klein genug angesehen, um die Annahme einer 2-dimensionalen Modellierung
zu verwenden. Das Wasserstoff-Luft-Gemisch war zunächst bei 1 atm und 300
K. Die Detonation wurde so eingeleitet, dass ihre Energie in azimutale Richtung
auf das Fluid übertragen wurde, was die Entwicklung der rotierenden Detonation

P. Wolański et al.

638

ermöglichte. Abb. 49 zeigt die Struktur der Detonation nach mehreren Rotationen
der Welle. Die Struktur der Detonation war voll entwickelt und stabil mit den
gleichen charakteristischen Merkmalen wie in der zuvor beschriebenen Forschung.
Man kann auch in Abb. 49 ein Hintergrundgitter von AMR-Zellen sehen (jede
gezeigte Zelle ist ein Block von 20 × 20 Gitter). Wenn mehr als ein Initiator verwendet wird, dann kann eine Mehrwellen-Detonation erzeugt werden (siehe linkes
Bild in Abb. 49). Interessanterweise stellten die Forscher fest, dass der NettoSchub, obwohl die Bedingungen am Ausgang des Brennkammers mit der Anzahl
der Detonationswellen in der Brennkammer variierten, auf den gleichen Wert konvergierte.
Eine Erweiterung der oben genannten Analyse ist eine 3-dimensionale Studie
der gleichen Autoren [85]. Diese Studie zeigte die Anwendbarkeit der Verwendung eines 2D-Setups zur Modellierung eines 3D-Phänomens. Abb. 50 zeigt
die Druck- und axiale Geschwindigkeitsverteilungen in einer voll entwickelten
2-Wellen-Detonation, die sich im 10 mm hohen Kanal ausbreitet. Zunächst kann
man einen kleinen Unterschied zwischen den maximalen Drücken an den inneren

,

,
,

,

Kraftstoff/
Oxidator-Gemisch

,
Azimutale Entfernung (m)

Azimutale Entfernung (m)

,
,
Ausbreitungsrichtung

,

Kontaktfläche

,
Detonationswelle

,

,
,
,
,

Stosswelle

,
,

,
,

,

,

,

Axialer Abstand (m)

,

,

,

Axialer Abstand (m)

Abb. 49 Dichtegradient von ein- und zweiwelligen RDE in einer 2-dimensionalen rechteckigen
Kammer [85]

Detonative Antriebstechnik

639

Abb. 50 Druck (links) und axiale Geschwindigkeit (rechts) in der zweiwelligen RDE erfasst bei
t = 3, 1 × 10−3 s [85]

und äußeren Wänden des Kanals feststellen (linkes Bild in Abb. 50). Der Unterschied resultiert aus der Anwesenheit der in der 2-dimensionalen Analyse vernachlässigten Zentrifugalkraft. Auch die axiale Geschwindigkeitskontur an den
inneren und äußeren Wänden ist unterschiedlich, aber dies kann auch durch kleine
Unterschiede zwischen beiden Wellen verursacht werden, die nie identisch sind.
Daher kann man schlussfolgern, dass die Höhe des Kanals für die Genauigkeit der
Lösung wichtig werden kann.
Abb. 51 [102] zeigt den Einfluss der Kanalhöhe auf die Struktur der Detonationsfront. Wie man sehen kann, führt eine Erhöhung der Kanalhöhe zur Entwicklung
komplexer Reflexionen der Welle von den inneren und äußeren Wänden. Diese
Interaktionen können wichtig sein, wenn sich mehrere Detonationswellen im Kanal
entwickeln. Die Wellen können in die gleiche Richtung laufen und sich gegenseitig verfolgen. Wenn sie in entgegengesetzte Richtungen laufen, werden sie
kollidieren, was starke lokale Druckspitzen erzeugt, die die strukturelle Integrität
des Brenners beeinträchtigen. Daher ist die Struktur nicht mehr 2-dimensional und
3-dimensionale Effekte müssen berücksichtigt werden.
Die bisher gezeigten Beispiele basierten auf einer einfachen Geometrie: zwei
koaxiale Zylinder mit konstanter Kanalhöhe entlang des gesamten Kanals und
einem perfekt vorgemischten Gemisch, das dem Brenner zugeführt wird. In der
Praxis ist dies kaum der Fall. Wolański et al. [75] entwickelten und testeten einen
Brenner für Gasturbinenanwendungen. Folusiak und Świderski [103] führten eine
numerische Studie für eine ähnliche Geometrie durch. Abb. 52 zeigt ein Schema
der betrachteten Geometrie. Die Luft wird von links in den Brenner eingeleitet
und der Auslass befindet sich rechts. Der gasförmige Wasserstoff wird durch 90
Düsen mit einem Durchmesser von 0,7 mm, die am Hals befinden, eingespritzt.
Der Brenner kann auch mit einem konventionellen Kohlenwasserstoffbrennstoff
(wie Jet-A) versorgt werden, zum Beispiel zum Starten, aber dieser Fall wird hier
nicht berücksichtigt.

P. Wolański et al.

640

Abb. 51 Einfluss der Kanalhöhe auf die Struktur der Detonationsfront (Gesamtdruckverhältnis
p/p0, p0 = 25 atm) einer vorgemischten stöchiometrischen Wasserstoff-Luft-Mischung, Liu et al.
[102]

Dmean =0,2m

Jet-A Einspritzdüsen

H2-Injektoren
SENSOR

Abb. 52 Geometrie der gestuften ringförmigen Brennkammer des RDE (die Luftströmungsrichtung ist von links nach rechts) [103]

Das in Abb. 53 gezeigte Rechengitter mag sehr grob erscheinen, aber hier
kommt das AMR praktisch zum Einsatz, das eine lokale hohe Auflösung der
Strömungsmerkmale ermöglicht. Die Analyse wurde für Einlassdrücke von 2–6
bar, Temperaturen von 357–490 K und Äquivalenzverhältnisse φ von H2-LuftGemischen im Bereich von 0,5–1,0 durchgeführt. Die chemischen Reaktionen
wurden mit einem globalen Ein-Schritt-Reaktionsmechanismus beschrieben.
Die Verbrennungsprodukte wurden unter Standardbedingungen (1 atm, 20 ◦C)
abgeführt.

Detonative Antriebstechnik

641

Brennkammauslass

Lufteinlass/Vormischung

numerischer Sensor
Chemie

Einspritzung

erster ringförmiger
Abschnitt

zweiter ringförmiger
Abschnitt

Abb. 53 Längsschnitt des Rechenmodells der gestuften Geometrie des RDE [103]

Die vergleichende Studie umfasste nichtviskose und viskose Fälle sowie vorgemischte und nicht vorgemischte Fälle. Der viskose Fall basierte auf dem k − ǫ
Turbulenzmodell. Für den vorgemischten Fall wurde das H2-Luft-Gemisch durch
die linke Grenze des Bereichs eingespritzt. Im nicht vorgemischten Fall wurde
der Wasserstoff lokal durch die Öffnungen im Hals eingespritzt, wie es in der
experimentellen Studie von Wolański et al. [75] der Fall war. Abb. 54 zeigt ein
Beispiel für die Ergebnisse für die nichtviskos-vorgemischten, nichtviskos-nicht
vorgemischten und viskosen-nicht vorgemischten Fälle. Alle Fälle wurden unter
den gleichen Einlassbedingungen (4,2 bar, 390 K, φ = 0,5) durchgeführt. Es ist
interessant zu bemerken, dass die Einbeziehung von viskosen Begriffen in die
Gleichungen die Lösung qualitativ nicht verändert. Das mittlere und das rechte
Bild in Abb. 54 sind vergleichbar und die Anwendung der Euler-Gleichungen
anstelle des vollständigen Satzes von Navier-Stokes-Gleichungen scheint gerechtfertigt.

Abb. 54 Iso-Oberflächen des statischen Drucks, Isolinien der Dichte und Konturen des Massenanteils von Wasserstoff. Ergebnisse der Simulationen: nichtviskos und vorgemischt (links), nichtviskos (Mitte) und viskos (rechts) mit Wasserstoffinjektion. Die Hauptströmungsrichtung ist von
oben nach unten [103]

642

P. Wolański et al.

5 Zukünftige Anwendung von Detonationsantrieben
Detonationsantriebe, die Wasserstoff als Treibstoff nutzen, werden für alle möglichen Arten des Lufttransports anwendbar sein, einschließlich Unterschall-,
Überschall- und Hyperschallflugzeuge, sowohl für zivile als auch für militärische
Anwendungen. Sie werden bedeutende Verbesserungen der Kraftstoffeffizienz
sowie eine Reduzierung der Größe und Gewicht der Antriebe bieten. Für die
Anwendung des Unterschall-Turbofan-Antriebs wird die Anwendung der Druckgewinnverbrennung (PGC) auch zu einer geringeren Anzahl von Kompressorund Turbinenstufen führen. Ein Vergleich eines modernen Turbofan-Turbine mit
einem Turbofan-Turbine, der PGC nutzt, wird in Abb. 55 dargestellt. In diesem
Beispiel besteht der Kompressor eines herkömmlichen Turbojet-Triebwerks aus 14
Stufen: 1 für den Fan, 3 für den Niederdruckkompressor und 9 für den Hochdruckkompressor. Mit dem durchschnittlichen Druckverhältnis von 1,3 pro Stufe beträgt
das Gesamtkompressordruckverhältnis etwa 40 (Berechnungen vereinfacht nur zu
Demonstrationszwecken). Die Brennkammer wird dann mit Luft versorgt, die 40
Mal höheren Druck als der externe (Umgebungs-)Druck und höhere Temperatur
hat, da die Luftkompression auch zu einer Temperaturerhöhung führt. Wenn der
klassische Brenner durch den kontinuierlich rotierenden Detonationsbrenner
ersetzt wird, bei dem der Druckgewinn über die Detonation etwa 6 beträgt, dann
kann die Anzahl der Kompressorstufen halbiert werden, und die Temperatur
der in den Brenner eintretenden Luft wird viel niedriger sein. Dies wird zur
Reduzierung des Turbinengewichts/-größe und zur Steigerung des Wirkungsgrads
beitragen. Eine sehr ähnliche Analyse kann für Industriegasturbinen durchgeführt
werden und es könnte tatsächlich sogar noch besser sein. Die Industriegasturbinen
erreichen ein geringeres Druckverhältnis über die Kompressorstufe und benötigen
daher mehr Stufen. Mit dem CRD-Brenner würde die Gasturbine ein ähnliches
Gesamtdruckverhältnis mit nur 40% der Kompressorstufen des herkömmlichen
Designs erzeugen. Andere Konzepte der RDE-Turbine und Raketentriebwerke
sind in Abb. 56 dargestellt, aber die technische Erfindung ist hier nicht begrenzt.
Die wichtigste Verbesserung für die Überschall- und Hyperschallantriebssysteme wird die Verkleinerung der Brennkammer sein, so dass die vollständige

Abb. 55 Künstlerische Darstellung eines modernen Turbofan-Triebwerks (links) und eines
Turbofan-Triebwerks mit Detonationsbrennkammer (rechts). Bilder von M. Kawalec

Detonative Antriebstechnik

643

Abb. 56 Künstlerische Darstellung der möglichen Konfiguration der kleinen RDE-Turbine und
des Raketentriebwerks. Bild von M. Kawalec

Freisetzung von Energie aus der Wasserstoffverbrennung in einer relativ kleinen
Detonationskammer stattfindet. Die Triebwerke werden kleiner, leichter und
effizienter sein. Die Anwendung von Druckgewinnbrennkammern auf Raketentriebwerke wird zu einem verbesserten thermischen Wirkungsgrad und geringerem
Gewicht führen. Ihre Kombination mit Aerospike-Düsen wird zu einer signifikanten Verbesserung der Antriebseffizienz während des atmosphärischen Fluges
führen.
Die praktische Anwendung der Detonationsverbrennung steht vor vielen
Herausforderungen, die noch gelöst werden müssen. Die wichtigsten sind die Verbrennungsstabilität, die Kühlung des Brenners und die Inbetriebnahme des Triebwerks. Forschungs-RDEs arbeiten in der Regel nur für kurze Zeit, manchmal
Bruchteile einer Sekunde. Ein transatlantischer Flug kann jedoch 2 Stunden
dauern (vorausgesetzt, es handelt sich um einen Überschallflug), und während
dieser 2 Stunden muss der Antrieb kontinuierlich arbeiten und einen stabilen
Schub liefern. Der Abstand zwischen diesen beiden kann mit dem Abstand
zwischen dem Wright Flyer und dem modernen Jumbo Jet verglichen werden. Um
alle Probleme im Zusammenhang mit dem Betrieb von RDEs und ihrer Stabilität
zu verstehen, sind viel längere Betriebszeiten erforderlich und werden schließlich
untersucht. Hier wird die zweite Schwierigkeit eine Rolle spielen. Obwohl die
aktuellen RDEs nur sehr kurz arbeiten, wird an den Testständen oft eine signifikante thermische Verzerrung des Brenners, Erosion oder sogar Durchbrennen
in ihren Wänden beobachtet. Bei längerem Betrieb wird dieses Problem verstärkt und wird die Forschung in den damit verbundenen Bereichen Kraftstoff und
Oxidator (Luft) Mischung, Brennerkühlung, Akustik, Materialwissenschaft und
Fertigungstechnologie vorantreiben. Das letzte auf der Liste ist die Zündung der
Detonation, die einfach, aber dennoch zuverlässig sein muss, d. h. die Detonation
sollte innerhalb einer festgelegten, kurzen Zeitspanne mit fast 100% Wahrscheinlichkeit erreicht werden. Dies wird sicherstellen, dass Flugzeuge mit zwei Triebwerken (was auch ein aktueller Trend ist) nicht das Risiko haben, nur einen
RDE-Triebwerk in Betrieb zu haben und dadurch erhebliche Lasten auf die Flugzeugstruktur auszuüben und das Flugzeug zur Seite zu drehen.

644

P. Wolański et al.

Der RDE-Antrieb scheint sehr vielversprechend zu sein und die Technologie entwickelt sich im 21. Jahrhundert schnell. Additive Fertigung, Verbundwerkstoffe, neue Materialien für Hochtemperaturanwendungen, Computational
Fluid Dynamics, Finite Element Analysis, Künstliche Intelligenz und Computersimulationen werden den Fortschritt vorantreiben und neue Möglichkeiten für die
Wissenschaft eröffnen.

6 Zusammenfassung und Schlussfolgerungen
Die Anwendung der detonativen Verbrennung auf Antriebssysteme ist bereits seit
fast 80 Jahren bekannt und der Prozess der CRD seit mehr als 60 Jahren. Erste
Versuche, den Detonationsprozess für den Antrieb zu nutzen, wurden Mitte
der fünfziger Jahre des letzten Jahrhunderts unternommen, als experimentelle
und theoretische Arbeiten zur stehenden Detonation, gepulsten Detonation und
CRD begonnen wurden. Da die anfänglichen Bemühungen in diesem Bereich
nicht erfolgreich waren, wurde die Forschung für einige Zeit unterbrochen. In
der Zwischenzeit entstand eine neue Idee und intensive Studien über RAMAC
wurden unternommen, aber auch nach einiger Zeit wurden sie unterbrochen, da
die Beschleunigung von Projektilen nur auf die C-J-Detonationsgeschwindigkeit der verwendeten Treibmittel beschränkt war. Die Forschung an PDE wurde
Mitte der achtziger Jahre des letzten Jahrhunderts wieder aufgenommen, aber
obwohl umfangreiche Forschungen durchgeführt wurden und die PDE 2008 an
einem experimentellen Flugzeug getestet wurde, wurden die Arbeiten an diesem
Antriebssystem im Wesentlichen aufgrund des hohen Lärms und der Vibrationen,
die durch große PDE erzeugt wurden, eingestellt. Derzeit sind die möglichen
Anwendungen der PDE kleine Hilfsantriebssysteme wie diejenigen, die für das
Lageregelungssystem in kleinen Satelliten oder Raumfahrzeugen verwendet
werden. Zu Beginn des einundzwanzigsten Jahrhunderts wurde die Forschung
an der RDE in Russland, Polen, Japan, Frankreich, Singapur und später in vielen
anderen Ländern wieder aufgenommen, was zu einem exponentiellen Wachstum
des Interesses an solchen Antriebssystemen führte. Dies führte zu einer erheblichen Erweiterung unseres Wissens über solche Antriebssysteme. Viele wichtige
Probleme im Zusammenhang mit der Entwicklung der RDE sind bereits gut verstanden, aber viele weitere müssen noch gelöst werden. Wir müssen noch lernen,
wie man die Druckverluste minimiert und den Druckgewinn in der detonativen
Kammer verbessert, eine effektive Kühlung der Detonationskammer unter sehr
hoher thermischer Belastung entwickelt sowie Materialien findet, die einer lang
anhaltenden hohen Temperatur und hohem Druck in der Detonationskammer
standhalten. Diese Probleme und möglicherweise andere müssen gelöst werden,
bevor solche Triebwerke kommerziell genutzt werden können.
Es sollte auch darauf hingewiesen werden, dass erst kürzlich der erste erfolgreiche Flug einer experimentellen Rakete mit Flüssigtreibstoffantrieb durchgeführt

Detonative Antriebstechnik

645

Abb. 57 Start der
experimentellen Rakete mit
Flüssigtreibstoff-RDE, die
CRD auf dem militärischen
Testgelände in WITU,
Zielonka nutzt [104]

wurde [104] (siehe Abb. 57). Dieser Raketentriebwerk wurde mit lagerfähigen
Treibmitteln versorgt, aber es ist nur eine Frage der Zeit, dass Raketen, die
kryogene Wasserstoff-Sauerstoff- oder Methan-Sauerstoff-Treibmittel im
detonativen Verbrennungsmodus nutzen, effektiv in Raumfahrtanwendungen eingesetzt werden und dabei die erheblichen Vorteile gegenüber den herkömmlichen
Luft- und Raumfahrtantriebssystemen demonstrieren.

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