高超声速冲压发动机技术中，燃料空气混合、点火、火焰稳定和冷却^[1-2]是具有挑战性的工作。在高马赫数下，空气在燃烧室停留时间(t_flow≈0.5 ms)甚至比典型的燃料射流自点火时间(t_ig≈1~2 ms)还要短^[3]。传统的被动稳焰方式如凹腔稳焰和支板稳焰将火焰稳定在涡结构中达到稳定燃烧目的。而这种由燃烧室超声速来流主导的、被动形成的稳焰模式，来流状态的不稳定与燃烧不稳定的相互作用，会对火焰结构产生影响^[4-8]。因此需要更为有效的稳焰方式，在来流状态发生改变的时候主动稳定火焰。

等离子体助燃一直是燃烧研究的重要方向，近年来的研究认为等离子增强燃烧主要有4种路径^[9]: ①加热作用，是由电子传递给分子动能整体加温，直接提高化学反应速率；②动力学路径，主要是电子与分子作用产生激发态离子或原子，例如O₂⁺，N₂(^*)，O₂(¹Δ₂)等，这部分直接参与反应，使得反应路径发生变化，加快关键中间产物的反应速率，最终使总体反应加速；③通过电子碰撞直接离解燃料，使燃料大分子被分解转化成小分子，从而改变燃料化学性质，增加混合燃料扩散率；④等离子体产生离子风和动态不稳定性作用，通过库仑力和洛伦兹力改变局部流动速度，增加湍流度和混合而增强输运。

对于等离子体增强超声速燃烧国内已经有大量研究。中国科学院力学研究所的余西龙等^[10]利用1.5 kW电弧放电火炬等离子体成功进行了液体煤油超燃点火，在马赫数为1.8、总温为950 K、液体煤油喷射压力范围为1.5~2.5 MPa、当量比为0.2~0.3的实验条件下，利用N₂为馈料的等离子炬点火成功。国防科技大学的孙明波等^[11]进行了多种等离子体点火实验，利用火花放电、滑移电弧和激光等进行了乙烯凹腔稳焰研究。李俊等^[12]利用滑移电弧结合凹腔结构进行了超燃冲压发动机点火和稳焰实验，燃烧室来流马赫数为2.52，电弧功率为1 199 W，实验发现滑移电弧将贫燃点火极限扩展了17%。李晓辉等^[13]成功利用激光诱导的等离子体进行了超燃冲压发动机凹腔稳焰结构液态煤油的点火试验。国防科技大学的安斌等^[14]进行了超燃冲压发动机激光等离子体点火实验，实验来流马赫数为2.92，总温为1 650 K，总压为2.6 MPa，乙烯燃料当量比为0.152，实验成功进行了激光点火，证实了通过增加点火能量，可以缩短点火时间，提高激光脉冲点燃燃烧室的可能性。

在超燃的应用中，无论是等离子炬还是在燃烧室直接产生等离子体，研究多为单一放电方式，而这些方法仅能够在单一位置产生等离子体，不能形成全场助燃或多点点火的效果。Khodataev^[15]的研究认为，微波可以在空间、物体表面或通过天线进行放电。而亚临界微波放电由于其能在高压气体中产生的特征而有希望作为燃烧应用的最有前途的放电类型。亚临界微波放电可以有效地耦合到电离初始区域，存在一个体积分布的飘带式电离区，这能够作为容积燃烧的点火火源引燃整个燃烧区域，这对于超燃或者高速亚燃都是最具有应用前途的。另外，微波放电区可以作为火焰稳定器，不使用凹腔或其他几何稳焰结构，从而避免高热流问题^[16-19]。然而微波产生等离子体需要利用天线集中能量，在燃烧室放置尖锐的凸起物不够现实，若单靠微波电场助燃，效果不够理想。所以需要一种新的能够大面积产生等离子体且容易实现的助燃方式。

双脉冲激光是产生等离子体的一种方式，第一次激光脉冲产生等离子体，第二次脉冲增强。但对于这种方式，激光束几何形状起到了关键作用，且需要较高的能量密度和控制精度^[20]，造价非常高，并且产生的等离子体扩展区域非常有限。Michael等^[21]利用微波增强激光等离子体并给出了动力学特征，表明微波对等离子体具有扩展作用，能够产生大面积的等离子体。Ikeda等^[22-23]开发了一种微波增强火花放电的等离子体产生方法，微波使火花等离子体产生了大范围的扩展。Elsabbagh等^[24]研究认为，微波对等离子体中激发的N₂转动温度具有增强作用，并且显著增大等离子体中离子基数量。目前微波增强火花放电等离子体点火方式在内燃机中已经有大量研究，包括增强点火和多点点火等^[2]。而在超燃中，关于微波增强等离子体点火或助燃的研究较少，尤其在国内少有研究。

微波增强等离子体需要两部分结构，一是产生等离子体的源，二是微波。滑移电弧等离子体是由电弧经气流等作用扩展拉长，电弧起始位置热效应明显，随电弧拉长出现非平衡反应区域，因此滑移电弧的助燃作用同时具有平衡和非平衡特点^[25]，相对于火花放电和激光等离子体具有范围更大的优势，且容易实现。因此本文将利用微波增强滑移电弧等离子体辅助燃烧的方法，采用火焰观测等测量手段，期望验证一种较单一等离子体助燃更为有效的助燃方式。

1 实验设计

本实验在中国科学院力学研究所直连式变马赫数超声速燃烧实验台进行。实验台由气源、加热器、发动机模型和控制系统等组成。加热器通过气源供气，由烧氢补氧的方法产生高温高压气体，经喷管加速达到实验要求的马赫数。

实验发动机模型采用矩形横截面结构，单面扩张，扩张角为2°，隔离段入口高度为40 mm，宽度为80 mm。稳焰模式采用单级凹腔，在凹腔对面利用W430波导和角锥喇叭天线馈入2.45 GHz的微波，模型结构如图 1所示。燃烧室内共布置两套电极，位于凹腔前部，如图 2所示。电极由高压电源供电，电源最大电压为10 kV，电流为1 A，电源与电极之间分别加装15 kΩ的保护电阻。微波场强在凹腔中的分布计算结果在之前的研究中^[26]已有介绍。

壁面静压测点布置在发动机模型上壁面，间距为30 mm。通过内径为1 mm的测压导管连接到压力模块上，压力模块的测压量程为0~690 kPa。压力信号通过PSI公司的DTC Initium数据采集系统进行采集，采样频率约为637 Hz。在图 2中测点CH02和CH03位置布置高频压力测点，采用KULITE XTEL传感器，采样频率为100 kHz。

在碳氢燃料火焰的测量中，CH^*自发光主要生成位置处于火焰锋面区域。CH^*由激发态跃迁到基态时会发射431 nm波长的光线，CH^*自发光强度代表该基团的浓度。通过加了滤光片的高速相机直接对火焰进行拍摄，即可捕捉到431 nm波段的图像，即CH^*在燃烧区域的发光强度。滤光片的通过波长为430±15 nm，峰值透过率为0.882。实验中使用的高速相机由PHANTOM公司生产，型号为v1612，最大可用分辨率为1 280 pixel×800 pixel。实验拍摄曝光时间为10 μs，帧率为20~60 kHz，实际使用像素为512 pixel×256 pixel。

燃烧室入口来流马赫数为2.5，总温为1 249 K，总压为1.55 MPa，总流量为1.77 kg/s。

实验时序如图 3所示，文中所提及时序以此为参照标准。在2 s之前所有实验及采集设备趋于稳定，2~4 s为正式实验时间段。微波功率和滑移电弧参数如表 1所示，表中Φ为当量比，本文实验分为实验组B组(Case B1、Case B2、Case B3)和对照组A组(Case A1，Case A3，Case A4，Case A5)。

2 结果与讨论 2.1 滑移电弧在超声速气流中的放电特征

当电压作用于电极上时，首先两电极相隔最近的位置被击穿形成电弧，接着由于气流的作用，电弧会沿着电极滑移并拉长，形成滑移电弧。当电流不能够支持电弧的长度时，电弧断裂，并同时在起始位置重新形成电弧，如此周期往复。并且由于电弧的长度变化改变了电弧电阻，因此电极两端表现出电压的周期规律。在超声速气流中，如图 2所示，流动方向自左向右，滑移电弧起始位置在左侧，随气流扩展，当电流不能支持电弧长度的时候断裂，同时在电极左侧重新形成电弧。图 4给出了电极两端电压和电流的周期特征，电压的高点和低点分别代表电弧生成和扩展，电流则与电压趋势相反。电压周期约为8 μs，频率约为125 kHz。经计算电弧平均功率约为102.8 W，最大瞬时功率为3 934.9 W，最小为0 W。

2.2 等离子体对超燃发动机燃烧室压力特征的影响

为进一步节约能量，实验采用脉冲微波，因此实验首先在已有研究的基础上研究了脉冲微波对火焰的影响，并研究了单纯的滑移电弧对火焰的影响，进行了对照组A组实验，分别为Case A1、Case A3、Case A4、Case A5这4种工况。

实验首先研究了凹腔后缘测点CH03位置的压力结果，如图 5所示。可以发现在脉冲微波峰值功率为1 kW、占空比为10%、平均功率为100 W的工况下压力抬升时刻较700 W连续微波的工况靠后，而只加入电弧的火焰并没有引起压力抬升，压力曲线与没有等离子体工况的曲线重合。从火焰稳定结构的变化^[26]分析可知，是在微波加入后才使得燃烧室火焰分布发生改变，即火焰由凹腔剪切层位置转换为射流和剪切层同时存在位置，转换时刻即压力迅速抬升处。在当量比为0.15的条件下，CH03处压力没有变化也就是没有引起火焰燃烧结构的变化。因此通过实验得到了单独使用滑移电弧或微波对火焰的影响结果：滑移电弧由于功率相对燃烧功率过小，没有对火焰起到有效作用，而脉冲微波对火焰分布及其转换有作用；且相对于连续微波，脉冲微波条件下压力抬升位置靠后，由于压力抬升位置与微波功率相关^[26]，因此表明脉冲微波的作用较弱。

Case B1同时开启微波(峰值功率为1 kW，平均功率为100 W)和滑移电弧(电压为8 kV)，得到图 6所示压力。在同时开启平均功率为100 W的微波和滑移电弧之后，其压力特征与单纯加入足够功率的微波相似，只是压力在初始稳定时刻就已经保持在较高位置。压力的抬升与火焰和释热息息相关，在仅加入微波的条件下，压力抬升位置与微波功率相关，功率大则压力抬升靠前，但仅开启滑移电弧不能使压力抬升。而微波和滑移电弧的共同作用使压力在初始稳定时刻就达到了高位，说明二者的共同作用起到了更显著的助燃效果。

将当量比提高至0.18进行Case B2和Case B3实验，关注测点CH02位置的压力，结果如图 7所示。在加入等离子体之后，燃烧预燃激波串前移，跨过压力测点，从而使该位置压力上升。从图中可以看到在没有等离子体的工况压力高点也能够跨过测点，但不能够稳定；加了等离子体的工况也会出现压力高点在测点下游的情况。总体上压力在测点前后来回振荡，等离子体的加入使火焰更容易稳定在测点上游。

同样，考察测点CH03处压力，发现此时在有和无等离子体的情况凹腔后缘压力并没有差别，如图 8所示。图 9给出了当量比为0.15时加入等离子体前后燃烧室沿程压力(实验时段平均值)的对比，结合图 9分析可知，等离子体造成的压力变化表现在射流位置和凹腔中部位置，而在凹腔后缘并没有明显的差异，测点CH03恰好处于压力表现相近的位置。

局部压力升高是由燃烧释热区域变化引起的，而释热变化必然会引起燃烧室压力分布的变化。图 10给出了当量比为0.18时加入等离子体前后燃烧室沿程压力(实验时段平均值)的对比。当量比为0.15时，在加入微波电弧之后压力升高，燃烧室起始压升点更靠前。同样，在当量比为0.18的工况下，发动机压力更为均匀，燃烧室压升点提前。压力分布与来流状态、燃料喷射压力、燃烧室结构以及燃料特性有关，在本实验中以上所述条件均没有改变，所以等离子体的加入改变了燃料的燃烧特性。在射流前端加入滑移电弧等离子体产生的自由基诱导火焰更容易在射流前的回流区形成稳焰，从而使燃烧室预燃激波串前移。

2.3 等离子体对平均火焰结构特征的影响

压力变化的直接原因之一是火焰结构的改变。对每个工况提取100幅图像进行灰度平均，得到图 11和图 12左侧灰度图像，经过伪彩处理得到右侧伪彩图。归一化的CH^*发光强度、压力分布和热流损失共同决定燃烧释热分布，且释热强度与CH^*强度成正比^[27]。

图 11给出了当量比为0.15时两种火焰结构的平均图像。火焰区域可以根据凹腔剪切层大致分布分为2个燃烧区域，2个工况采用几何一致的划分：凹腔剪切层主燃区(白色点划线下侧)和剪切层上侧射流稳焰区(白色点划线上侧)。从CH^*的发光强度对比可以看到，无等离子体条件下，凹腔稳焰区域燃烧强度大于射流稳焰区域，两部分相互交叉融合。在加入等离子体之后，火焰高强度区完全由凹腔稳焰区域转移到了射流稳焰区域，并且火焰前锋面向前端延伸。火焰整体释热区域变大，强释热区核心变小并集中在射流稳焰区域，造成该区域壁面压力上升。

同样，在当量比为0.18的工况下，等离子体的加入使火焰结构发生巨大变化，如图 12所示。在加入等离子体之前火焰稳定在两个区域，如图中黄色和红色椭圆标记。黄色标记可以认为是射流形成的稳焰区域，红色标记认为是由凹腔稳定火焰形成的稳焰区域。在加入等离子体之后，两个区域重组，黄色区域向前收缩，射流稳焰区几乎全部转移到射流前的回流区，凹腔剪切层火焰上移。

在超声速气流中，滑移电弧产生等离子体，并由微波的作用而扩展，随超声速气流向下游流动并遇到燃料射流，从而产生相互作用。图 13给出了等离子体在超声速燃烧中与火焰的相互作用示意图。首先微波的加入使滑移电弧产生的等离子体扩展，使离子基转动温度和密度增加。然后等离子体中的自由基团或激发态的分子，如N₂、CN、O等，作用于燃料分子，又由于火焰也是一种等离子体，电弧等离子体与火焰相互作用，加快反应速率，从而使火焰能够存在于射流前的回流区，燃烧室反压前推。而在剪切层火焰位置，该区域是微波谐振的位置，电磁场能量最高，微波电磁场能够有效增强火焰内自由基(OH、CO)活性和数量^[28]，因此对化学反应速率具有有效作用，增强火焰稳定性。

正因为如此，在加入等离子体之后，在凹腔位置微波稳定了该区域的火焰，将该处压力前推，从而射流稳焰区域向前发展，又由于自由基的作用，化学反应速率加快，从而形成了图 12所示的火焰结构。

3 结论

1) 与单一的微波或滑移电弧等离子体增强燃烧方法比较，微波与滑移电弧的结合可在较低的能耗下，实现与高功率微波等效的效果。

2) 从加入与未加入微波与滑移电弧的火焰结构变化结果可以认为，由于火焰在射流位置更容易稳定，火焰在燃烧室整体位置前移，表明火焰的燃烧速率提高了。

3) 微波与等离子体的相互作用及其对火焰的增强机理十分复杂，既包括等离子体的作用，又包括微波的作用，但从机理上主要还是活性离子及其在微波场中运动、增能以及化学反应过程，只是因为微波的加入使得运动和能量变化更为复杂，同时微波对离子能量的提升过程机理目前还不明确。

目前的研究仅仅是探索开始，本研究结果表明了新型助燃方式的前景和研究价值。

致谢

感谢实验过程中各实验人员的帮助与支持。