滑动弧等离子体辅助超声速燃烧实验研究①

张川宇，冯 戎，朱家健，孙明波，汪洪波，蔡 尊

(国防科技大学 空天科学学院，长沙 410073)

0 引言

研制超燃冲压发动机所面临的主要挑战在于燃料与空气的混合不充分，火焰难以稳定[1-2]。在超燃冲压发动机成功点火后，超声速气流在发动机中的驻留时间短，导致火焰不稳定，燃烧不充分[3]。而拓宽超燃冲压发动机提升火焰稳定性和提高燃烧效率具有较大的工程意义[4]。非平衡等离子体应用于超声速燃烧近年来备受关注[5-6]。典型的非平衡等离子体包括准直流电，DBD放电等离子体，纳秒脉冲等离子体，滑动弧等离子体等。

国内，蔡尊等[7]研究了火花塞等离子体对超声速燃烧的助燃作用，发现持续施加等离子体能够显著增加燃烧室壁面压力。冯戎等[8]研究了超声速流动下滑动弧的点火和稳焰过程。实验发现滑动弧等离子体点火具有一定的延时性，具有明显的再点火特性。顾洪斌等[9]研究了微波增强滑移电弧等离子体对超声速燃烧的影响，发现等离子体使得火焰的初始位置前移。聂万胜等[10]通过仿真方式研究了准直流放电超声速燃烧助燃，结果表明燃烧效率提高1.77倍。

国外，Leonov等[11]研究了准直流放电对超声速燃烧的影响，运用 TDLAS吸收光谱技术测量温度和燃烧区域的H2O浓度。通过等离子体和燃料相互作用，使得燃料喷注下游形成了活性区域，并显著提升了壁面压力。Do等[12]开发了一套纳秒脉冲放电点火装置，脉冲放电电压峰值可达15 kV，放电频率50 kHz，放电脉冲宽度约为10 ns。2013年，Matsubara 等[13]将一个等离子体炬和一个绝缘栏放电 DBD 整合在一起用于点燃超声速气流中的氢气射流并实现了成功点火，实验结果表明等离子体炬P=3.8 kW时燃烧室壁面压力与增加DBD等离子体结合P=2.4 kW等离子体炬后壁面压力相同，而DBD放电功率仅为8 W，极大地节省了功耗。

滑动弧等离子体具有较强的热效应和化学效应。相比部分非平衡等离子体，其热效应更强(～1100 K)，有利于燃料的掺混，且点火时燃料更易到达化学反应的临界温度[14]。相比部分平衡类热等离子体，滑动弧等离子体的约合电场强度更强，化学动力学效应更好[14]。因其兼具部分平衡等离子体和非平衡等离子体的优点，所以选择滑动弧等离子体作为助燃超声速燃烧的研究对象。

虽然滑动弧等离子体在超声速燃烧中的点火过程已明晰，但滑动弧等离子体助燃超声速燃烧方面的相关研究较少，滑动弧等离子体针对超声速燃烧助燃效果的研究尚不完善。本文针对不同当量比研究了滑动弧等离子体对超声速火焰的助燃效果，运用高速CH*和电流电压波形分析了超声速火焰的燃烧过程和滑动弧等离子体的放电特性，并观测到滑动弧等离子体的稳焰现象。

1 试验

1.1 试验装置及工作原理

图1为凹腔喷注位置、点火位置和压力位置示意图，其中数字序号表示的是测压孔位置，A、B和C表示的是喷注位置。滑动弧点火器由钨针和陶瓷组成，钨针作为高压阳极，接入滑动弧电源产生高压后与距离其最近的铁壁(凹腔底部)击穿放电，钨针距离其最近的铁壁距离为3 mm，钨针距离凹腔前缘的距离为35.4 mm。测压孔共14个测压位置，其中测压位置9～12位于凹腔底部。

图1 凹腔喷注位置、点火位置和压力位置示意图

试验测量系统如图2所示。试验时由控制台发送脉冲信号控制滑动弧电源进行放电，电流电压由高压探针(P6015A)和电流探针(TCP0030A)测得，测得后数据传送至示波器，其中示波器设置电压触发，当电压到达预定阀值时，示波器会触发高速相机(FASTCAM SA-Z)进行拍摄。

图2 试验测量系统示意图

1.2 点火试验

表1为试验点火工况，所有工况的点火方式都为滑动弧等离子体点火，每种工况都进行了两次试验。本文共采用三种喷注方案，如图1所示，每种喷注方案尺寸都为3 mm×1 mm，喷注方案A为距离凹腔前缘30 mm处，喷注方案B和C均为凹腔内喷注，喷注方案B为凹腔底部距离凹腔前缘10 mm处，喷注方案C位于凹腔斜坡上，距离凹腔底壁直线距离12.6 mm。所有试验工况只有C-2点火失败，火焰燃烧不稳定。

2 结果与讨论

2.1 放电特性

图3为B-1工况下滑动弧等离子体凹腔内放电的电流电压波形。可看出放电波形中存在电流电压尖峰，而滑动弧spark-type放电模式的特征为电流电压波形伴随有脉冲尖峰，因此凹腔内较高的流速导致滑动弧放电转换为spark-type模式。滑动弧放电的平均功率为625 W。

表1 试验点火工况

图3 滑动弧等离子体放电波形

2.2 滑动弧等离子体增强燃烧

图4为A-2工况下位置1和位置13的壁面压力随时间的关系，位置1位于凹腔前端最靠近加热器出口的位置，位置13为凹腔后的第一个主流测压孔。由位置1可以看出在整个燃烧过程中加热器出口压力稳定。试验时序设定为在开启乙烯喷注后 187 ms后开启滑动弧电源，此时壁面压力开始上升，点火成功后壁面压力趋于稳定，407 ms后关闭滑动弧电源，可以看出关闭电源后火焰压力逐渐减小，说明凹腔中的滑动弧等离子体具有一定的燃烧增强效果。

图4 A-2工况下位置1和位置13的壁面压力随时间的关系

图5为A-1、A-2和A-3三种工况下的壁面压力平均值随压力测点位置的变化关系。从滑动弧开启的400 ms中和关闭滑动弧的300 ms中各选取前250 ms的压力数据，计算压力的平均值。其中实线表示的是开启滑动弧阶段的压力平均值，虚线表示的是关闭滑动弧阶段的压力平均值。由于为同一次试验，且乙烯压力和加热器燃烧稳定，因此具有对比意义。在A-1和A-2工况下，增加滑动弧等离子体后壁面压力显著上升，燃烧显著增强。A-1工况增加等离子体后壁面平均压力增大6.7%，B-1工况增加等离子体后壁面平均压力增大12%。而在A-3工况下，增加等离子体和不增加等离子体壁面压力十分接近，助燃效果不明显。A-3接近该喷注下的贫燃点火极限，全局当量比较低于0.06时滑动弧不能成功点火。说明滑动弧等离子体在较高当量比下具有明显助燃效果，而在临近贫燃的当量比下助燃效果不明显。

图5 A-1、A-2和A-3三种工况下的壁面压力分布

为研究滑动弧等离子体助燃对超声速火焰形态引起的变化，取关闭滑动弧电源的时刻，将该时刻下前800张高速CH*图像和后800张高速CH*图像进行时均图像处理，再进行伪彩色处理，分别得到滑动弧助燃下超声速火焰和普通超声速火焰的火焰形态，如图6(b)(d)(f)(h)(j)(l)所示。同时将瞬时的火焰图像进行对比，分别对A-1、A-2、A-3三种工况进行了处理，如图6(a)(c)(e)(g)(i)(k)所示。不同当量比下超声速火焰形态有较大差别，随着喷注压力的降低，火焰的主要释热区域逐渐后移。由于A-1的喷注压力较高，燃料更多的进入主流区域，因此火焰释放热量区域主要集中再凹腔前端上方，如图6(b)(d)所示。A-2工况下喷注压力降低，更多的乙烯进入凹腔内，因此火焰的释热区域主要集中在凹腔中段和凹腔上方，如图6(f)(h)所示。A-3工况下较为贫燃，火焰的释放热量区域主要集中在剪切层上方，如图6(j)(l)所示。

通过将图6(b)和6(d)，图6(f)和6(h)进行对比可以看出，A-1和A-2工况增加等离子体后，超声速火焰的火焰面积得到了明显提升，但核心释热区域强度减小。通过将图6(j)和6(l) 进行对比可以看出，A-3工况下增加等离子体后火焰面积和核心释热区域和不增加等离子体相比基本不变。图7表示的是图8三种当量比下的火焰面积对比，可以看出当量比为0.16时火焰面积差最明显，增加等离子体后超声速火焰的时均面积提升了27%。而A-3工况下超声速火焰时均面积基本相等，这也与图7的结论相同，在临近贫燃的工况下滑动弧没有助燃效果。

图6 A-1、A-2和A-3三种工况下的时均和瞬时CH*自发光图像对比

在凹腔内增加滑动弧等离子体后壁面压力和火焰面积显著提升得主要原因可能是等离子体和凹腔的结合作用，提高了超声速火焰的稳定能力。凹腔本身作为超声速火焰的稳定器，火焰燃烧后的燃烧产物进入凹腔中。凹腔作为活性池通过剪切层与主流火焰进行质量和能量交换，同时为主流火焰提供热量和自由基。而滑动弧等离子体强化了这一效果，滑动弧等离子体本身具有较好的热效应，滑动弧的温度为1100 K，增强了凹腔的热量[15]。同时，滑动弧等离子体能够电离生成更多自由基和活性粒子[16]。其中，产生的臭氧可能起到了助燃作用[17]。臭氧的存续时间在ms量级，足以被回流区的气流卷吸并补充到火焰中[18]。另外，滑动弧等离子体有明显的再点火作用[19]。在稳定的主流火焰形成后，滑动弧等离子体能够将凹腔中未燃烧的燃料重新点着，点燃的火焰将随着回流区气流补充到主流火焰中，增大火焰面积，实现助燃效果。

2.3 滑动弧等离子体稳焰

图8为C-2工况下的超声速火焰燃烧过程，该工况下火焰不能自持燃烧，点火失败。由于为斜坡喷注，乙烯喷出后跟随气流进入凹腔，导致更多的燃料进入凹腔，使得凹腔内富燃，因此当量比为0.12时凹腔内乙烯过多，导致点燃凹腔剪切层火焰后，火焰不稳定而熄灭。由于该次实验的滑动弧功率有限，在该工况下施加滑动弧等离子体后不能实现火焰的稳定，但实验现象可以证明滑动弧等离子体有助于火焰的稳定。t=0 μs时燃烧相对稳定，由于喷注在斜坡上，因此火焰的释放热量区域主要集中在凹腔后半段及其上方。350 μs后，驻留区火焰消失，超声速火焰趋于不稳定并向凹腔后传播。t=2525 μs时，凹腔内火焰因富燃而消失，主流火焰趋于熄灭。t=2950 μs时，主流火焰前传到凹腔后角回流区处，而此时主流和凹腔火焰变少，导致燃料未能完全燃烧，等离子体点火器周围乙烯达到了恰当当量比。此时，滑动弧发生再点火，发生了新的化学反应。25 μs后，部分火焰脱离滑动弧形成初始火核，并向凹腔前缘传播，主体火焰逐渐变大，但未能向凹腔驻留区传播。t=3000 μs时初始火核逐渐发展并合并，主体火焰向主流区后方传播。25 μs后，滑动弧新生成的初始火焰和主体火焰融为一体，共同向凹腔前缘传播。t=3125 μs时，火焰充满驻留区并传播到凹腔前缘，形成凹腔剪切层火焰，600 μs后，火焰再次趋于稳定。在滑动弧未生成新的火焰前，主体火焰虽在传播，但始终未能传播至凹腔驻留区处，滑动弧再点火后和主体火焰发生融合，传播至凹腔驻留区，增强了超声速火焰的稳定性。可以看出该工况下超声速火焰处于非常不稳定的状态，由于凹腔内的流速变化较为复杂，燃料的局部当量比不断变化，当凹腔中部底壁的局部当量比适中时，滑动弧等离子体点燃了凹腔底壁的乙烯，生成了新的初始火核，随着初始火核的发展，初始火核逐渐向凹腔前缘传播并形成驻留区火焰，而凹腔前缘驻留区火焰有助于凹腔火焰和超声速火焰的稳定[20]。因此,可以说明滑动弧等离子体在不稳定燃烧工况下起到了一定辅助火焰稳定的作用。

3 结论

本文针对不同当量比研究了滑动弧等离子体对超声速火焰的助燃效果，并观测到了滑动弧等离子体稳定超声速火焰现象。研究表明超声速燃烧中滑动弧等离子体在合适的喷注方案和当量比下具有一定的助燃效果和部分稳定火焰的作用，结论具有一定的普遍性。但需注意的是，在部分工况下(例如贫燃工况)没有助燃效果，而其具体原因目前尚未探究清晰。

与以往的研究相比，本文的研究重点为滑动弧等离子体在超声速燃烧中的助燃效果，而非之前的点火过程，具有一定的创新性。本研究为利用低功率等离子体提升超燃冲压发动机燃烧室性能提供了参考和拓展。下一步，计划运用更大功率的滑动弧等离子体实现更好的助燃效果。