孟宇，顧洪斌，孫文明，張新宇

1. 中國科學院大學 工程科學學院，北京 100049 2. 中國科學院 力學研究所 高溫氣體動力學國家重點實驗室，北京 100190

高超聲速沖壓發(fā)動機技術中，燃料空氣混合、點火、火焰穩(wěn)定和冷卻[1-2]是具有挑戰(zhàn)性的工作。在高馬赫數(shù)下，空氣在燃燒室停留時間(tflow≈0.5 ms)甚至比典型的燃料射流自點火時間(tig≈1～2 ms)還要短[3]。傳統(tǒng)的被動穩(wěn)焰方式如凹腔穩(wěn)焰和支板穩(wěn)焰將火焰穩(wěn)定在渦結構中達到穩(wěn)定燃燒目的。而這種由燃燒室超聲速來流主導的、被動形成的穩(wěn)焰模式，來流狀態(tài)的不穩(wěn)定與燃燒不穩(wěn)定的相互作用，會對火焰結構產(chǎn)生影響[4-8]。因此需要更為有效的穩(wěn)焰方式，在來流狀態(tài)發(fā)生改變的時候主動穩(wěn)定火焰。

對于等離子體增強超聲速燃燒國內(nèi)已經(jīng)有大量研究。中國科學院力學研究所的余西龍等[10]利用1.5 kW電弧放電火炬等離子體成功進行了液體煤油超燃點火，在馬赫數(shù)為1.8、總溫為950 K、液體煤油噴射壓力范圍為1.5～2.5 MPa、當量比為0.2～0.3的實驗條件下，利用N2為饋料的等離子炬點火成功。國防科技大學的孫明波等[11]進行了多種等離子體點火實驗，利用火花放電、滑移電弧和激光等進行了乙烯凹腔穩(wěn)焰研究。李俊等[12]利用滑移電弧結合凹腔結構進行了超燃沖壓發(fā)動機點火和穩(wěn)焰實驗，燃燒室來流馬赫數(shù)為2.52，電弧功率為1 199 W，實驗發(fā)現(xiàn)滑移電弧將貧燃點火極限擴展了17%。李曉輝等[13]成功利用激光誘導的等離子體進行了超燃沖壓發(fā)動機凹腔穩(wěn)焰結構液態(tài)煤油的點火試驗。國防科技大學的安斌等[14]進行了超燃沖壓發(fā)動機激光等離子體點火實驗，實驗來流馬赫數(shù)為2.92，總溫為1 650 K，總壓為2.6 MPa，乙烯燃料當量比為0.152，實驗成功進行了激光點火，證實了通過增加點火能量，可以縮短點火時間，提高激光脈沖點燃燃燒室的可能性。

在超燃的應用中，無論是等離子炬還是在燃燒室直接產(chǎn)生等離子體，研究多為單一放電方式，而這些方法僅能夠在單一位置產(chǎn)生等離子體，不能形成全場助燃或多點點火的效果。Khodataev[15]的研究認為，微波可以在空間、物體表面或通過天線進行放電。而亞臨界微波放電由于其能在高壓氣體中產(chǎn)生的特征而有希望作為燃燒應用的最有前途的放電類型。亞臨界微波放電可以有效地耦合到電離初始區(qū)域，存在一個體積分布的飄帶式電離區(qū)，這能夠作為容積燃燒的點火火源引燃整個燃燒區(qū)域，這對于超燃或者高速亞燃都是最具有應用前途的。另外，微波放電區(qū)可以作為火焰穩(wěn)定器，不使用凹腔或其他幾何穩(wěn)焰結構，從而避免高熱流問題[16-19]。然而微波產(chǎn)生等離子體需要利用天線集中能量，在燃燒室放置尖銳的凸起物不夠現(xiàn)實，若單靠微波電場助燃，效果不夠理想。所以需要一種新的能夠大面積產(chǎn)生等離子體且容易實現(xiàn)的助燃方式。

雙脈沖激光是產(chǎn)生等離子體的一種方式，第一次激光脈沖產(chǎn)生等離子體，第二次脈沖增強。但對于這種方式，激光束幾何形狀起到了關鍵作用，且需要較高的能量密度和控制精度[20]，造價非常高，并且產(chǎn)生的等離子體擴展區(qū)域非常有限。Michael等[21]利用微波增強激光等離子體并給出了動力學特征，表明微波對等離子體具有擴展作用，能夠產(chǎn)生大面積的等離子體。Ikeda等[22-23]開發(fā)了一種微波增強火花放電的等離子體產(chǎn)生方法，微波使火花等離子體產(chǎn)生了大范圍的擴展。Elsabbagh等[24]研究認為，微波對等離子體中激發(fā)的N2轉動溫度具有增強作用，并且顯著增大等離子體中離子基數(shù)量。目前微波增強火花放電等離子體點火方式在內(nèi)燃機中已經(jīng)有大量研究，包括增強點火和多點點火等[2]。而在超燃中，關于微波增強等離子體點火或助燃的研究較少，尤其在國內(nèi)少有研究。

微波增強等離子體需要兩部分結構，一是產(chǎn)生等離子體的源，二是微波。滑移電弧等離子體是由電弧經(jīng)氣流等作用擴展拉長，電弧起始位置熱效應明顯，隨電弧拉長出現(xiàn)非平衡反應區(qū)域，因此滑移電弧的助燃作用同時具有平衡和非平衡特點[25]，相對于火花放電和激光等離子體具有范圍更大的優(yōu)勢，且容易實現(xiàn)。因此本文將利用微波增強滑移電弧等離子體輔助燃燒的方法，采用火焰觀測等測量手段，期望驗證一種較單一等離子體助燃更為有效的助燃方式。

1 實驗設計

本實驗在中國科學院力學研究所直連式變馬赫數(shù)超聲速燃燒實驗臺進行。實驗臺由氣源、加熱器、發(fā)動機模型和控制系統(tǒng)等組成。加熱器通過氣源供氣，由燒氫補氧的方法產(chǎn)生高溫高壓氣體，經(jīng)噴管加速達到實驗要求的馬赫數(shù)。

實驗發(fā)動機模型采用矩形橫截面結構，單面擴張，擴張角為2°，隔離段入口高度為40 mm，寬度為80 mm。穩(wěn)焰模式采用單級凹腔，在凹腔對面利用W430波導和角錐喇叭天線饋入2.45 GHz的微波，模型結構如圖1所示。燃燒室內(nèi)共布置兩套電極，位于凹腔前部，如圖2所示。電極由高壓電源供電，電源最大電壓為10 kV，電流為1 A，電源與電極之間分別加裝15 kΩ的保護電阻。微波場強在凹腔中的分布計算結果在之前的研究中[26]已有介紹。

圖1 微波和滑移電弧設備配置示意圖與發(fā)動機模型

壁面靜壓測點布置在發(fā)動機模型上壁面，間距為30 mm。通過內(nèi)徑為1 mm的測壓導管連接到壓力模塊上，壓力模塊的測壓量程為0～690 kPa。壓力信號通過PSI公司的DTC Initium 數(shù)據(jù)采集系統(tǒng)進行采集，采樣頻率約為637 Hz。在圖2中測點CH02和CH03位置布置高頻壓力測點，采用KULITE XTEL傳感器，采樣頻率為100 kHz。

圖2 電極和凹腔模型

在碳氫燃料火焰的測量中，CH*自發(fā)光主要生成位置處于火焰鋒面區(qū)域。CH*由激發(fā)態(tài)躍遷到基態(tài)時會發(fā)射431 nm波長的光線，CH*自發(fā)光強度代表該基團的濃度。通過加了濾光片的高速相機直接對火焰進行拍攝，即可捕捉到431 nm波段的圖像，即CH*在燃燒區(qū)域的發(fā)光強度。濾光片的通過波長為430±15 nm，峰值透過率為0.882。實驗中使用的高速相機由PHANTOM公司生產(chǎn)，型號為v1612，最大可用分辨率為1 280 pixel×800 pixel。實驗拍攝曝光時間為10 μs，幀率為20～60 kHz，實際使用像素為512 pixel×256 pixel。

燃燒室入口來流馬赫數(shù)為2.5，總溫為1 249 K，總壓為1.55 MPa，總流量為1.77 kg/s。

實驗時序如圖3所示，文中所提及時序以此為參照標準。在2 s之前所有實驗及采集設備趨于穩(wěn)定，2～4 s為正式實驗時間段。微波功率和滑移電弧參數(shù)如表1所示，表中Φ為當量比，本文實驗分為實驗組B組(Case B1、Case B2、Case B3)和對照組A組(Case A1，Case A3，Case A4，Case A5)。

圖3 實驗時間順序

表1 實驗參數(shù)

2 結果與討論

2.1 滑移電弧在超聲速氣流中的放電特征

當電壓作用于電極上時，首先兩電極相隔最近的位置被擊穿形成電弧，接著由于氣流的作用，電弧會沿著電極滑移并拉長，形成滑移電弧。當電流不能夠支持電弧的長度時，電弧斷裂，并同時在起始位置重新形成電弧，如此周期往復。并且由于電弧的長度變化改變了電弧電阻，因此電極兩端表現(xiàn)出電壓的周期規(guī)律。在超聲速氣流中，如圖2所示，流動方向自左向右，滑移電弧起始位置在左側，隨氣流擴展，當電流不能支持電弧長度的時候斷裂，同時在電極左側重新形成電弧。圖4給出了電極兩端電壓和電流的周期特征，電壓的高點和低點分別代表電弧生成和擴展，電流則與電壓趨勢相反。電壓周期約為8 μs，頻率約為125 kHz。經(jīng)計算電弧平均功率約為102.8 W，最大瞬時功率為3 934.9 W，最小為0 W。

圖4 滑移電弧電壓和電流的周期特征

2.2 等離子體對超燃發(fā)動機燃燒室壓力特征的影響

為進一步節(jié)約能量，實驗采用脈沖微波，因此實驗首先在已有研究的基礎上研究了脈沖微波對火焰的影響，并研究了單純的滑移電弧對火焰的影響，進行了對照組A組實驗，分別為Case A1、Case A3、Case A4、Case A5這4種工況。

實驗首先研究了凹腔后緣測點CH03位置的壓力結果，如圖5所示?？梢园l(fā)現(xiàn)在脈沖微波峰值功率為1 kW、占空比為10%、平均功率為100 W的工況下壓力抬升時刻較700 W連續(xù)微波的工況靠后，而只加入電弧的火焰并沒有引起壓力抬升，壓力曲線與沒有等離子體工況的曲線重合。從火焰穩(wěn)定結構的變化[26]分析可知，是在微波加入后才使得燃燒室火焰分布發(fā)生改變，即火焰由凹腔剪切層位置轉換為射流和剪切層同時存在位置，轉換時刻即壓力迅速抬升處。在當量比為0.15的條件下，CH03處壓力沒有變化也就是沒有引起火焰燃燒結構的變化。因此通過實驗得到了單獨使用滑移電弧或微波對火焰的影響結果：滑移電弧由于功率相對燃燒功率過小，沒有對火焰起到有效作用，而脈沖微波對火焰分布及其轉換有作用；且相對于連續(xù)微波，脈沖微波條件下壓力抬升位置靠后，由于壓力抬升位置與微波功率相關[26]，因此表明脈沖微波的作用較弱。

圖5 Φ=0.15時不同工況下CH03位置的壓力

Case B1同時開啟微波(峰值功率為1 kW，平均功率為100 W)和滑移電弧(電壓為8 kV)，得到圖6所示壓力。在同時開啟平均功率為100 W的微波和滑移電弧之后，其壓力特征與單純加入足夠功率的微波相似，只是壓力在初始穩(wěn)定時刻就已經(jīng)保持在較高位置。壓力的抬升與火焰和釋熱息息相關，在僅加入微波的條件下，壓力抬升位置與微波功率相關，功率大則壓力抬升靠前，但僅開啟滑移電弧不能使壓力抬升。而微波和滑移電弧的共同作用使壓力在初始穩(wěn)定時刻就達到了高位，說明二者的共同作用起到了更顯著的助燃效果。

圖6 Φ=0.15時同時開啟微波和滑移電弧后CH03位置的壓力

圖7 Φ=0.18時CH02位置的壓力

將當量比提高至0.18進行Case B2和Case B3實驗，關注測點CH02位置的壓力，結果如圖7所示。在加入等離子體之后，燃燒預燃激波串前移，跨過壓力測點，從而使該位置壓力上升。從圖中可以看到在沒有等離子體的工況壓力高點也能夠跨過測點，但不能夠穩(wěn)定；加了等離子體的工況也會出現(xiàn)壓力高點在測點下游的情況?？傮w上壓力在測點前后來回振蕩，等離子體的加入使火焰更容易穩(wěn)定在測點上游。

同樣，考察測點CH03處壓力，發(fā)現(xiàn)此時在有和無等離子體的情況凹腔后緣壓力并沒有差別，如圖8所示。圖9給出了當量比為0.15時加入等離子體前后燃燒室沿程壓力(實驗時段平均值)的對比，結合圖9分析可知，等離子體造成的壓力變化表現(xiàn)在射流位置和凹腔中部位置，而在凹腔后緣并沒有明顯的差異，測點CH03恰好處于壓力表現(xiàn)相近的位置。

圖8 Φ=0.18時CH03位置的壓力

局部壓力升高是由燃燒釋熱區(qū)域變化引起的，而釋熱變化必然會引起燃燒室壓力分布的變化。圖10給出了當量比為0.18時加入等離子體前后燃燒室沿程壓力(實驗時段平均值)的對比。當量比為0.15時，在加入微波電弧之后壓力升高，燃燒室起始壓升點更靠前。同樣，在當量比為0.18的工況下，發(fā)動機壓力更為均勻，燃燒室壓升點提前。壓力分布與來流狀態(tài)、燃料噴射壓力、燃燒室結構以及燃料特性有關，在本實驗中以上所述條件均沒有改變，所以等離子體的加入改變了燃料的燃燒特性。在射流前端加入滑移電弧等離子體產(chǎn)生的自由基誘導火焰更容易在射流前的回流區(qū)形成穩(wěn)焰，從而使燃燒室預燃激波串前移。

圖9 Φ=0.15燃燒室沿程壓力

圖10 Φ=0.18時燃燒室沿程壓力

2.3 等離子體對平均火焰結構特征的影響

壓力變化的直接原因之一是火焰結構的改變。對每個工況提取100幅圖像進行灰度平均，得到圖11和圖12左側灰度圖像，經(jīng)過偽彩處理得到右側偽彩圖。歸一化的CH*發(fā)光強度、壓力分布和熱流損失共同決定燃燒釋熱分布，且釋熱強度與CH*強度成正比[27]。

圖11 Φ=0.15時火焰CH*平均圖像

圖12 Φ=0.18時火焰CH*平均圖像

圖11給出了當量比為0.15時兩種火焰結構的平均圖像?；鹧鎱^(qū)域可以根據(jù)凹腔剪切層大致分布分為2個燃燒區(qū)域，2個工況采用幾何一致的劃分：凹腔剪切層主燃區(qū)(白色點劃線下側)和剪切層上側射流穩(wěn)焰區(qū)(白色點劃線上側)。從CH*的發(fā)光強度對比可以看到，無等離子體條件下，凹腔穩(wěn)焰區(qū)域燃燒強度大于射流穩(wěn)焰區(qū)域，兩部分相互交叉融合。在加入等離子體之后，火焰高強度區(qū)完全由凹腔穩(wěn)焰區(qū)域轉移到了射流穩(wěn)焰區(qū)域，并且火焰前鋒面向前端延伸?；鹧嬲w釋熱區(qū)域變大，強釋熱區(qū)核心變小并集中在射流穩(wěn)焰區(qū)域，造成該區(qū)域壁面壓力上升。

同樣，在當量比為0.18的工況下，等離子體的加入使火焰結構發(fā)生巨大變化，如圖12所示。在加入等離子體之前火焰穩(wěn)定在兩個區(qū)域，如圖中黃色和紅色橢圓標記。黃色標記可以認為是射流形成的穩(wěn)焰區(qū)域，紅色標記認為是由凹腔穩(wěn)定火焰形成的穩(wěn)焰區(qū)域。在加入等離子體之后，兩個區(qū)域重組，黃色區(qū)域向前收縮，射流穩(wěn)焰區(qū)幾乎全部轉移到射流前的回流區(qū)，凹腔剪切層火焰上移。

在超聲速氣流中，滑移電弧產(chǎn)生等離子體，并由微波的作用而擴展，隨超聲速氣流向下游流動并遇到燃料射流，從而產(chǎn)生相互作用。圖13給出了等離子體在超聲速燃燒中與火焰的相互作用示意圖。首先微波的加入使滑移電弧產(chǎn)生的等離子體擴展，使離子基轉動溫度和密度增加。然后等離子體中的自由基團或激發(fā)態(tài)的分子，如N2、CN、O等，作用于燃料分子，又由于火焰也是一種等離子體，電弧等離子體與火焰相互作用，加快反應速率，從而使火焰能夠存在于射流前的回流區(qū)，燃燒室反壓前推。而在剪切層火焰位置，該區(qū)域是微波諧振的位置，電磁場能量最高，微波電磁場能夠有效增強火焰內(nèi)自由基(OH、CO)活性和數(shù)量[28]，因此對化學反應速率具有有效作用，增強火焰穩(wěn)定性。

正因為如此，在加入等離子體之后，在凹腔位置微波穩(wěn)定了該區(qū)域的火焰，將該處壓力前推，從而射流穩(wěn)焰區(qū)域向前發(fā)展，又由于自由基的作用，化學反應速率加快，從而形成了圖12所示的火焰結構。

圖13 等離子體與火焰相互作用示意圖

3 結 論

1) 與單一的微波或滑移電弧等離子體增強燃燒方法比較，微波與滑移電弧的結合可在較低的能耗下，實現(xiàn)與高功率微波等效的效果。

2) 從加入與未加入微波與滑移電弧的火焰結構變化結果可以認為，由于火焰在射流位置更容易穩(wěn)定，火焰在燃燒室整體位置前移，表明火焰的燃燒速率提高了。

3) 微波與等離子體的相互作用及其對火焰的增強機理十分復雜，既包括等離子體的作用，又包括微波的作用，但從機理上主要還是活性離子及其在微波場中運動、增能以及化學反應過程，只是因為微波的加入使得運動和能量變化更為復雜，同時微波對離子能量的提升過程機理目前還不明確。

目前的研究僅僅是探索開始，本研究結果表明了新型助燃方式的前景和研究價值。

致 謝

感謝實驗過程中各實驗人員的幫助與支持。