2019, Vol. 38
随着高超声速技术的不断发展，超燃冲压发动机及其内部的超声速燃烧过程已经得到了持续和广泛的研究，获得了很多重要的研究成果[1]。超声速燃烧基础研究的关注热点，也逐渐从以火焰稳定过程为代表的准稳态过程，转到了以燃烧振荡过程为代表的非稳态过程[2]。实际上，这种非稳态燃烧过程在超燃冲压发动机内十分常见，如果对非稳态燃烧过程认识不清、不能实现有效调控，不仅会影响发动机的工作效率，还极有可能威胁发动机的安全可靠工作。近年来，非稳态超声速燃烧及其调控方法已经成为超燃冲压发动机迈向真正实用化所必需解决的问题。
非稳态超声速燃烧是指超声速化学反应流中由于湍流脉动、混合过程和化学反应的强耦合性使得燃烧状态在有限的时空内发生剧烈变化的燃烧过程。总结分析非稳态超声速燃烧领域的研究成果，可以将非稳态超声速燃烧过程的影响机制大致分为两大类，分别是流动过程为主要影响因素，改变混合和化学反应状态的非稳态燃烧，及化学反应过程为主要影响因素进而改变流动和混合状态的非稳态燃烧。学者们发现声波与火焰间的相互作用及流动主导的燃烧不稳定，是两种以流动过程为主要影响因素的非稳态燃烧机制。而在以化学反应过程为主要影响因素的非稳态燃烧中，点火、火焰闪回以及近熄火极限当量比的燃烧是具有代表性的非稳态燃烧现象。在真实发动机中，由于流场内存在复杂的激波串结构，还受到壁面边界层分离和喷注等过程的影响，如图 1所示。而这五种非稳态燃烧过程更加显著，需要全面开展相关研究。
超声速燃烧过程受到了超声速气流流动的重要影响。一般而言，由于气流内扰动以声速传播，在超燃冲压发动机燃烧室内，超声速气流中由燃烧产生的任何扰动都将向下游传播，并最终从燃烧室出口流出，而不会传递至上游形成导致非稳态燃烧的反馈回路。但大量研究表明超燃冲压发动机燃烧室内存在着多种亚声速流动区域，使得扰动引起的声波能够沿着嵌入在超声速流动中的亚声速区域向上游传播[4]。一旦声波与燃烧释热过程耦合，超燃冲压发动机燃烧室内火焰、激波和燃料喷注之间的相互作用可能形成持续的声学反馈回路，从而改变燃烧区上游的流动混合状态，进一步诱发超声速非稳态燃烧[5]。
在超声速气流中，燃烧区域的压力升高通常会引发上游大尺度的壁面边界层分离，还可在燃烧室中形成激波串[6]。而出现剧烈的边界层大尺度流动分离时，会常伴随着非对称流场结构的出现[7]。此时激波串及大分离区的振荡将剧烈改变燃烧室内的气流流动状态，引起以流动不稳定为主导的燃烧不稳定现象[8]。
非稳态超声速燃烧不仅受到气流流动状态改变的影响，还受到化学反应动态变化的重要影响。在燃烧室内混合气点火过程是从无化学反应状态到持续的化学反应状态间的过渡。作为燃烧的初始阶段，点火过程具有很强的非稳态特性，对后续的燃烧至关重要。多种强迫点火方法已在超燃冲压发动机燃烧室中广泛使用，很多学者也开展了对强迫点火影响因素方面的研究[9]，但针对超声速气流中的点火机理研究仍有待系统深入。在某些特定条件下，混合气的自点火过程也在超燃冲压发动机燃烧室内变得显著，并会影响到燃料点火和持续的化学反应状态，进而改变燃烧的非稳态特性[10]。
超燃冲压发动机燃烧室内混合气燃烧过程中，有时会观测到火焰向上游逆传又快速退回的现象[2]。这种火焰闪回，作为一个复杂的非稳态燃烧现象，是火焰振荡的一种典型子过程，其发生往往伴随着爆燃转爆震[11]、壁面边界层分离[12-13]和热壅塞[14-15]等条件的产生，还会引起流动和混合条件会产生剧烈变化。
近熄火极限当量比时的火焰不稳定行为也是一种典型的非稳态燃烧现象。该现象与超燃冲压发动机燃烧室中的燃烧动力学密切相关。已有研究表明熄火极限当量比附近的非稳态燃烧特性受到流场振荡[16]、再点火过程[17]以及极限状态下的热释放扰动[18]的影响。组织超声速条件下的火焰稳定必须要针对近熄火极限的非稳态燃烧特性进行研究。
本文通过梳理超声速燃烧非稳态特性和影响机制，将非稳态超声速燃烧领域的相关研究成果从五个方面进行总结，分别是声学振荡、流动诱导的燃烧不稳定、点火过程、火焰闪回和近熄火极限的火焰不稳定。对每个部分，分别介绍了非稳态超声速燃烧的最近的基础研究进展，以期为开展该方向的后续研究工作提供参考。
1 超燃冲压发动机燃烧室中的声学振荡在一定程度上，发动机燃烧室属于自激振荡系统，燃烧室的声振系统可以看作振荡器。燃烧产生的热量为自激振荡系统提供能量，只要燃烧过程提供的能量与声振系统之间形成一定的反馈过程，就会产生持续的热声振荡过程。通常来说，在超声速气流中声波无法向上游传播，也就无法形成声波和热释放间的闭环反馈。因此，在相当长的时间内超燃冲压发动机内热声不稳定的现象被忽略。然而超燃冲压发动机内存在亚声速区域，如边界层分离区及稳焰器内回流区等。在这些区域内，声波可以向上游传播，在局部区域内有可能形成声波与热释放间的闭环反馈。因此仍然有必要开展针对超燃冲压发动机内声学振荡问题的研究。本部分将围绕高频声学振荡和低频声学振荡两部分内容进行描述。本文中将200 Hz以下的振荡称为低频声学振荡，将频率位于200 Hz~1000 Hz的振荡称为中低频声学振荡，高于1000 Hz的为高频声学振荡[19]。
1.1 高频声学振荡壁面凹腔具有来流总压损失小、结构简单和热防护要求低等显著优势，已经成为广泛应用于超燃冲压发动机的稳焰装置，但凹腔同时也会诱发声学自激振荡现象[20]。凹腔的自激振荡特性与来流马赫数及凹腔的长深比有很大关系。Heller和Bliss[21]对Rossiter[22]提出的凹腔振荡机制进行了改进，改进后的半经验公式常被用于预测超声速冷流条件下凹腔内的振荡频率。
Choi[23-25]通过数值计算捕捉到了与凹腔自激振荡关联的燃烧高频振荡，如图 2所示。图 2显示出随着燃料喷注压降增加以及释热增强，凹腔剪切层、横向射流及激波都可能产生较强的不稳定，从图 2(a)中可以明显观察到流场大涡结构的变化。图 2(b)显示在低燃料喷注压降条件下，燃烧时凹腔内的主频不太明显；随着喷注压降的增加，受扰射流的穿透度和燃烧强度明显增加，凹腔下游出现明显的高频特征。Won等[26]对Hyshot发动机的燃烧特性进行了二维的数值模拟。研究发现：飞行高度在23~35 km时，壁面压力出现了主频大约在6 kHz左右的高频振荡。Won等认为燃烧室内Richtmyer-Meshkov不稳定的传播是引起高频振荡的主要原因。在上述研究中，对于凹腔激励振荡机制与燃烧流场不稳定之间的相互关联并未详细论述。
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图 2 Choi等数值模拟得到的凹腔高频振荡结果[23] Fig.2 High frequency oscillations of the cavity obtained by numerical simulation from Choi et al.[23] |
汪洪波等[20, 27-29]开展了三维大涡模拟研究射流发展与流场振荡之间的关系。结果表明：在超燃冲压发动机燃烧室内有两种过程可以引起高频压力振荡。一种是从凹腔剪切层到主流的非定常火焰传播过程，该过程主要受到射流-凹腔剪切层相互作用的影响。另一种是可燃气团的自点火过程，该过程中的可燃气团由射流边界的发卡涡产生的，这种机制往往导致一些与射流不稳定性相应的、相对较高频率的振荡。凹腔剪切层内温度的频谱图及高温气团的演化过程如图 3所示。由于凹腔剪切层的脉动以及射流涡的周期性产生，主流中的燃烧区出现明显的高频振荡。
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图 3 燃烧高频振荡条件下凹腔和射流剪切层的动态变化[29] Fig.3 Dynamic of the cavity and jet shear layer evolution in case of high frequency oscillation[29] |
汪洪波等[28, 30]针对凹腔超声速燃烧室的高频压力振荡测量实验研究表明：具有较大后缘倾角的凹腔内更容易产生高频压力振荡，压力振荡的幅值也相对较高。凹腔内压力频谱图及后缘倾角对压力振荡的影响见图 4所示。凹腔上游注入燃料的过程会抑制低频振荡，该过程会将振荡推向较高的频率(基本位于15~20 kHz)。此外，振荡频率会随着喷射压力增加而增加。振荡频率的变化可归因于凹腔上方射流混合层的不稳定以及燃烧释热量的变化。这些热量与凹腔剪切层的相互作用会改变燃烧室内的流场分布，进而产生更高频的压力振荡。同时，由于燃烧释放热量的影响，压力振荡的强度也显著增加。原因之一是由放热引起的平均压力增加，另一个原因可能是不稳定的热释放给振荡系统而引入了额外的能量。
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图 4 不同工况下超声速燃烧室凹腔燃烧高频压力振荡的频率分布[30] Fig.4 Frequency of the pressure oscillations of cavity combustion under varies cases in a supersonic combustor[30] |
田旭东[31-32]等的研究表明在双模态超燃冲压发动机燃烧室中，无论是超燃模态还是亚燃模态均可能发生高频燃烧振荡。亚燃模态时，高频振荡与凹腔剪切层和燃烧的相互作用有关，其频率与凹腔自激振荡的频率基本处于同一量级，振荡频率和振荡幅度受燃烧放热的影响较大。超燃模态时，低频振荡主频比亚燃模态时低，高频振荡出现在凹腔后缘附近，振荡频率与燃烧释热和燃料横向射流的动压比有关，当动压比低于1.47时高频振荡不易被激发。Fleifi[33]等的研究表明，高频扰动对燃烧过程的影响有限，火焰对于低频扰动响应强烈。然而，对于超燃冲压发动机内复杂的燃烧过程来说，高频振荡可以通过与剪切层相互作用，影响发动机内的混合过程；即使火焰对高频扰动的响应较弱，由于超燃冲压发动机内燃烧状态较强，较大幅度的压力振荡也会引起局部应变率的增强，进而造成发动机内出现局部熄火。高频振荡过程中引起的剪切层扰动及旋涡发展等过程有助于实现发动机的快速混合，这对于超燃冲压发动机来说是必须的，所以很难彻底地避免超燃冲压发动机内的高频振荡。由此可见，对超燃冲压发动机内高频振荡开展研究具有重要意义。通过揭示其物理机制，在此基础上对其施加适当的控制措施，可以使超燃冲压发动机内能更可靠地运行。
1.2 低频声学振荡已有研究表明超燃冲压发动机内存在低频声学振荡。超燃冲压发动机内的燃烧不稳定性会引起射流、凹腔火焰稳定区、主流燃烧区和预燃激波串之间的强烈相互作用，从而导致燃烧室中产生低频振荡。
欧阳浩等[34]的研究发现采用乙烯燃烧的超燃冲压发动机内存在明显低频振荡，振荡频率会受到凹腔长深比及燃料掺混状态的影响。在一定条件下，增加凹腔长深比会引起振荡主频的增加。这可能是由于长深比增加增强了凹腔剪切层和主流的质量及热量交换，缩短了燃料在凹腔内的停留时间造成的。当改变燃料掺混状态时，对于具有准稳态热力喉道或稳定激波串的情况，火焰振荡呈现一种宽频率范围的热声型振荡模式[34]。
Ma等[35]采用液态JP-7作为燃料，观察到超燃冲压发动机内的燃烧振荡主频为100 Hz~160 Hz。当燃料为气态燃料乙烯时，燃烧室中会出现主频为300 Hz~350 Hz的低频振荡。Ma的实验结果见图 5。Ma通过理论和准一维数值计算研究指出，驱动和维持低频振荡的物理过程是喷孔与火焰区之间的声学-对流相互作用：产生于火焰区的声学扰动将引起喷孔附近燃料当量比的波动，而燃料当量比的波动会引起下游燃烧区的释热量的变化。Li等[36]采用雷诺平均(Reynolds Averaged Navier-Stokes Simulation, RANS)方法针对Ma等[35]研究中的燃烧室内出现的低频振荡现象开展了数值研究。结果表明，闭环的声振荡主要集中在射流与下游热力喉部之间的亚声速区域。该区域内的非定常放热过程与当地流动振荡间的相互作用可能会引起燃烧室内大幅的压力振荡。
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图 5 JP7和乙烯作为燃料时燃烧室内振荡的频谱图[35] Fig.5 Typical pressure power spectra inside a scramjet combustor with gaseous ethylene fuel[35] |
Lin等[37-38]经过总结认为超燃冲压发动机燃烧室内存在两种低频振荡的物理机制：一种是Ma等[35]提到的燃料喷注与燃烧区之间的声学-对流相互作用，另一种是预燃激波串与燃烧区之间的声学-对流相互作用[39]。第二种机制产生的原因为：非定常燃烧产生的扰动通过声波的形式向燃烧室上游传播，扰动到达燃烧室上游后会与预燃激波串相互作用，在此过程中产生的扰动会以声波、旋涡或者熵波的形式向下游传播或对流至燃烧区，上述过程会增强当地的非稳态运动，在此基础上产生一个闭环反馈[39]，如图 6所示。
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图 6 Lin等的声学—对流不稳定反馈循环示意图[37-38] Fig.6 Acoustic-convective feedback loops and associated characteristic velocities in a scramjet combustor by Lin et al.[37-38] |
基于对低频声学振荡机制研究，学者们也建立了一些超燃冲压发动机低频振荡理论模型。Lin等[37-38]给出了激波-火焰的声学反馈循环、激波-火焰的声学/对流反馈循环、燃料喷注-火焰的声学/对流反馈循环等主导下的振荡频率，如下所示：
| $ \begin{array}{l} f_{s f 1}=1 / \tau_{s f 1} \end{array} $ | (1) |
| $ f_{s f 2}=1 / \tau_{s f 2} $ | (2) |
| $ f_{i f}=1 / \tau_{i f} \approx\left[\frac{L_{i f}}{a M(1-M)}\right]^{-1} $ | (3) |
其中τsf1、τsf2、τif分别为激波-火焰的声学反馈循环时间、激波-火焰的声学/对流反馈循环时间和燃料喷注-火焰的声学/对流反馈循环时间。fsf1、fsf2、fif分别为对应的振荡频率, M为流动马赫数，Lif为喷注区与燃烧区的距离，a是当地声速。
崔兴达等[39]认为超燃冲压发动机内存在热力喉道时，燃烧室内会形成闭环反馈。他们将火焰位置与压力扰动进行关联，并建立数学模型。在Lin等[37-38]提出的模型基础上，引入一个修正系数将火焰位置振荡与放热之间进行关联：
| $ {\left. {\frac{{{x^\prime }}}{{{x_{{\rm{reac }}}} - {x_{{\rm{shock }}}}}}} \right|_{{x_{f, t}}}} = {\left. {{C_s}\left( {\frac{1}{M} - 1} \right)\frac{1}{\gamma }\frac{{{p^\prime }}}{p}} \right|_{{x_{f, t - \Delta t}}}} $ | (4) |
其中，x′、xshock和xreact分别表示火焰位置脉动、激波位置及火焰位置(即反应位置)，γ为气体比热比，p和p′分别代表压力和脉动压力，修正系数Cs受当地流动马赫数、截面积(A)、面积变化率等多种因素的影响，其形式为
总的来说，目前已有大量超燃冲压发动机内声学振荡问题的研究，但是与航空发动机内声学振荡的研究相比，超燃冲压发动机内声学振荡方面的研究远远不够。后续需要关注超声速燃烧低频声学振荡的产生机制并进行深入研究，这种振荡可能和超声速燃烧室结构频率产生耦合并造成破坏。可以先从超声速燃烧声学特性入手，分析超声速来流条件下火焰与不同频率声波的耦合机制。在此基础上逐步向真实发动机燃烧室内的状态过渡。
2 流动诱导的燃烧不稳定性超声速边界层的分离经常伴随着低频的振荡，某些情况下这种流动的不稳定会成为超声速燃烧不稳定的主导机制。超声速燃烧室内的释热引起压升，会在超声速来流中引发大幅边界层分离[6]。激波诱导分离及其产生的振荡可能是不稳定燃烧的一个重要原因。
2.1 无反应流中激波诱导分离的不稳定流动分离的不稳定已在无反应流动中得到了广泛研究，例如激波/湍流边界层相互作用(Shock Wave / Boundary layer Interaction, SWBLI)、进气道不启动、强背压下的隔离段以及过膨胀工况下的喷管等。SWBLI中的激波通常会引起明显的边界层分离从而导致流场高度不稳定[40]。SWBLI的不稳定由高频分量和低频分量组成[41]。Piponniau等[42]开发了一个模型来描述分离激波下游产生的混合层不稳定特性。该模型很好地估计了在从马赫数0到5的各种激波诱导分离情况下的低频不稳定。由于SWBLI中低频不稳定的复杂性，到目前为止，其机理仍未完全阐明。
Koo等[43]基于大涡模拟方法研究了一个进气道-隔离段构型在不同攻角下的不启动动力学过程，结果表明壁面分离的边界层在不启动过程中起关键作用。Do等[44]向超声速进气道中注入横向射流以诱发不启动，发现在非对称边界条件下，较厚的湍流边界层会促进不启动激波的形成。Geerts等[45-46]使用背景取向纹影技术研究了马赫数2.5来流条件下矩形隔离段中激波在缓慢变化背压条件下的运动。观察到在整个不启动过程中，激波系表现出明显的振荡性质。Bruce等[47]采用RANS方法很好地捕获了马赫数1.4的平行管道中相对较低频率(40 Hz)的不稳定行为，发现跨声速通道流动中存在不对称性，这是由角区流动相互作用引起的。苏纬仪等[48-49]数值模拟研究了由反压引起的激波串自激振荡，结果表明当背压与自由流的静压比达到70时，会发生3107 Hz的振荡。Li等[50]研究了马赫数2.7来流中隔离段内激波串的振动特性，并在测试段的上游安装了一个楔形物以产生入射激波。结果发现，当激波前缘穿过SWBLI区域时，会出现流动不稳定的情况。熊冰等[51]研究了等截面矩形隔离段中的流动不稳定性，发现上游激波脚运动引起的低频扰动可以向下游传播，并且分离泡会放大该扰动的频率。在施加背压的强迫振荡后，分离激波振荡频率随着背压的增加而增加。
与进气道和隔离段相比，喷管中超声速流动的不稳定分离得到了更广泛的研究。Reijasse等[7]使用快速阴影和三维激光多普勒测速法对二维喷管中的分离进行了初步研究。发现流场随喉部收缩率的增加而从对称转换到非对称，并随着喉部收缩率的进一步增加而回到对称。于洋等[53]讨论了在过膨胀喷管中分离模式的转换。研究表明，在启动过程中，分离模式在受限激波分离和自由激波分离之间转化。同时，在分离过渡现象中发生了激波不稳定性[54]。Papamoschou等[55-56]发现在过膨胀工况的喷管中发生了非对称分离。Xiao等[57]采用RANS方法研究了同样的喷管，捕获了在中等落压比(喷管压比1.6~2.3)下的非对称分离。Johnson等[58]的研究指出剪切层自身的不稳定性与激波运动的不稳定过程密切相关。Britton等[59]基于针对壁湍流开发的各向异性人工流体特性模拟方法，以LES模拟结果系统描述了激波串非定常运动的过程，如图 7所示，并提出了基于准一维流动方程的描述模型。
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图 7 非对称激波串的周期运动模拟结果(红色区域表示Ma=0.1，可看作分离区边界)[52] Fig.7 Simulation results of periodic motion of asymmetric shock train (red area indicates Ma=0.1, which can be regarded as the boundary of separation zone)[52] |
分离引起的不稳定现象通常出现在流动部件的非设计工况(例如不启动的进气道和过膨胀的喷管)。与之相反，大尺度分离区往往存在于燃烧室的设计工况中(特别是燃料高当量比情况)。因此，研究超声速燃烧室中与分离相关的不稳定现象可能比其他流动部件内的相关现象更为重要。
目前有少数的研究关注了由流动不稳定主导的非稳态超声速燃烧过程。Laurence等[60]在高焓激波风洞中进行了一系列实验，以研究HyShot II超声速燃烧室在接近临界当量比(对应热壅塞)时的响应特性。对于当量比0.41的情况，流动在喷注一侧的壁面发生分离。在对纹影图像进行分析的基础上，捕捉到了激波的快速变化。Fotia等[14]对氢燃料的双模态冲压发动机在亚燃-超燃的过渡工况开展了实验研究，并发现在亚燃大面积分离的工况下火焰会发生低频的周期性振荡，这种振荡频率极低，峰值频率仅约5 Hz，如图 8所示。研究者认为自持的剪切层不稳定性是造成这种低频不稳定振荡的原因。Yuan等[61]研究了来流马赫数2.5的双模态超燃冲压发动机燃烧室内的火焰稳定特性，发现火焰在剪切层和射流尾迹模式间往复振荡。他们认为气动喉道的产生与猝灭可能是火焰振荡的原因。
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图 8 非稳态亚燃-超燃的过渡工况中激波串压力振荡历史及频谱分析[14] Fig.8 Static pressure traces and spectrum analysis of shock wave in unsteady ram-scram transition[14] |
孙明波等[62]在实验研究中发现，对于并联双凹腔构型、且在凹腔近上游喷注燃料的单边扩张矩形超声速燃烧室中，流场结构通常随着当量比的增加而从对称转变为非对称，并且在某一当量比之下会产生燃烧火焰分布在上下壁面切换，如图 9所示。高天运等[63]基于RANS方法进一步研究了非对称火焰的切换过程，如图 10所示。数值结果显示中等当量比条件下，流场会出现剧烈的燃烧不稳定现象，其特征为预燃激波串的流向大幅振荡和非对称火焰的异侧壁面切换，并指出其产生原因与激波诱导分离区和释热之间的相互作用有关。基于解耦分析，高天运等[64]进一步确定了这种不稳定燃烧的关键影响因素。研究表明，燃烧释热产生的背压是真正的关键因素。高天运等[65-66]基于无反应流实验再现了反压所引起分离流场的典型火焰结构，并基于数值模拟分析了反压引起分离流场非对称现象的机理。结果表明，低反压情况下出现对称分离，高反压下出现非对称分离，当反压处于某一阈值时，分离形态会在对称与非对称间往复切换。其中的物理机理是：由于扩张拐角处膨胀波及其在等直壁面的反射，扩张壁和等直壁的边界层形状因子存在交错分布，即存在一个上下壁面抵抗分离能力急剧变化的区域。当反压诱导的分离在形状因子交错区域下游时，总是呈现对称分离，如图 11(a)所示；当分离前传至超过交错区域时，总是呈现扩张壁面大分离主导的非对称分离，如图 11(b)所示；当分离区时均位置位于交错区域时，存在对称/非对称分离形态的往复切换。对称分离对应于放热量较低的纯超燃模态，非对称分离对应于放热量较高、甚至可能出现热壅塞的过渡模态。放热量处于阈值时，燃烧的非定常效应最强，非对称的火焰会在两侧壁面出现间歇性的往复切换。
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图 9 同一超声速燃烧过程中的上下壁面火焰分布区域切换现象[62] Fig.9 Flame region transition between upper wall and lower wall in the unsteady supersonic combustion process in a same test[62] |
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图 10 燃烧室上下壁面燃烧分离区切换过程中温度和马赫数的分布[63] Fig.10 Temperature and Mach number field distributions during the switching process of separation zone on upper and lower wall at the operating condition[63] |
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图 11 单边扩张燃烧室出现分离区对称以及不对称结构的机理示意图[65] Fig.11 Schematic of symmetric and axisymmetric separation zone in a single-side expansion supersonic combustor[65] |
激波诱导的分离是超燃冲压发动机中的传统问题。当燃烧释热足够强时，反应流场的特征结构通常由分离模式所决定。目前越来越多的研究人员研究了无反应超声速流动中的复杂非稳态现象。然而大多数研究仅着眼于不稳定现象的描述，并没有揭示其产生的根本原因。由于学术界对激波/边界层相互作用中的低频不稳定的驱动力仍然存在争议，目前还未能系统解释无反应流中低频振荡的原因。同时，以流动分离为主导的超声速燃烧不稳定尚未引起足够关注。由于激波/边界层相互作用的内在复杂性，由反压诱导分离驱动的不稳定燃烧是一个极具挑战性的问题，其机理有待进一步的系统研究。
3 点火过程超燃冲压发动机内的点火是一种典型的非稳态现象，包括了点火核形成、火焰传播到稳定火焰建立的过程。点火方式包括强迫点火和自点火两大类。当飞行马赫数较高时，发动机入口来流的总温很高，可直接引燃混合气，此类方式是自点火。当飞行器的飞行马赫数处于中、低范围时，燃料混合气无法自燃，需要结合强迫点火方式主动引燃混合气。超燃冲压发动机中的点火过程与其燃烧组织方式是直接相关的，本节重点讨论基于凹腔的点火过程研究。
3.1 不同点火方式的作用特性目前存在多种强迫点火方式，较为常见的是高能火花塞点火[14, 61, 67]，其优点包括结构集成和定制方便等，缺点是点火能量有限。在地面超声速燃烧实验中常用的一种强迫点火方式是引导点火。例如，当燃料为液态煤油时，可以向燃烧室或者凹腔内注入适量的引导燃料(常为氢气或乙烯)，借助引导燃料燃烧来点燃煤油-空气混合气。席文雄等[68]研究发现，除了提供大量的热和活性化学基团外，引导燃料的燃烧还可导致激波串前移，增强煤油横向射流与主流混合，促进点火。实际发动机飞行中使用较多的是炸药点火，通过引燃凹腔底部的爆炸物，在局部产生高温高压环境，同时生成大量的化学活性基团，实现凹腔内燃料-空气混合气的快速、可靠引燃[69-70]。
近年来等离子体点火成为超燃冲压发动机点火研究的一个热点[71-72]。其中，滑动弧等离子体属于非平衡态等离子体，可以选择性地激发大量的活性化学基团，缩短点火延迟，有较大的应用潜力[72-73]。Leonov等[74]研究了超声速射流中准直流放电等离子(类似于滑动弧)辅助点火，如图 12所示。另一种在文献中常见的点火方式是激光诱导等离子体(Laser Induced Plasma, LIP)点火[75]。相比于其它点火方式，LIP的点火能量、位置和点火时刻精确可控。这一特性使得LIP可以十分方便地同其它光学测量手段协作，常用于研究点火瞬态过程。
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图 12 凹腔燃烧室超声速气流中的准直流放电等离子体辅助点火[74] Fig.12 Quasi direct current discharge in a cavity-based supersonic combustor[74] |
当飞行马赫数足够高时，来流总温升高超过一定阈值，燃料的点火延迟时间明显缩短，此时有可能发生自点火效应，并与燃烧室内复杂的流场结构相耦合, 这加剧了超声速燃烧不稳定现象。目前，高马赫数下针对自点火瞬态过程的研究还比较少，主要关注自点火形成的条件。孙英英[76]对预混煤油的超声速燃烧火焰传播的实验研究中发现，随着来流静温逐渐升高，煤油的自点火延迟时间逐渐降低，当温升超过某一阈值时，可燃气有可能产生自点火。Micka等[77-80]对超声速燃烧室开展实验研究，结果表明当来流气体从中等总温向高总温切换时，自点火效应占据主导因素，导致火焰从凹腔剪切层向上游传播。Noh等[81]基于数值仿真研究了不同燃料在模拟飞行马赫数5条件下自点火瞬态过程，结果表明氢气可直接自燃，乙烯自点火需要空气节流阀的辅助，初始燃烧的建立与流场结构直接相关。氢气自点火过程的初始火核位于燃料射流迎风面，而乙烯自点火的初始火核位于空气节流阀附近。Liu等[82]基于大涡模拟分析了入口马赫数为7.5时氢气在模型发动机中的自点火瞬态过程。仿真结果表明自点火瞬态过程可分为五阶段——燃料空气混合、初始火焰建立、火焰前传、激波串前移和稳定燃烧，在自点火过渡阶段是预混燃烧模式占主导。进气道与燃烧室连接拐角处附近的激波直接诱导了初始火核形成，表明特殊流场结构在自点火瞬态过程发挥重要作用。
3.2 强迫点火过程中的火焰瞬态特征凹腔点火是一个非稳态的燃烧过程，其时间尺度一般为1 ~10 ms。来流条件、凹腔的几何构形、燃料喷注参数、燃料空气的混合、点火参数等都会影响点火过程。然而，凹腔及其附近的流场结构基本不变，这使得点火过程中的火焰发展具有一定规律。Miller等[83]针对凹腔火花塞点火过程开展了CH*火焰自辐射和CH2O-PLIF高速同步拍摄实验研究，实验中燃料为乙烯，采用凹腔后壁面喷注，见图 13。如图 13(b)所示，根据信号强度的变化，点火过程可分为4个阶段。阶段Ⅰ对应火花塞点火能量转化为初始火核；阶段Ⅱ指初始火核在凹腔内部发展，快速消耗凹腔内的燃料；在阶段Ⅲ中，凹腔内的高温燃烧产物逐渐与新鲜空气、新鲜燃料混合，达到平衡后进入阶段Ⅳ，点火过程结束。图 13(c)表明点火过程存在复杂的湍流-火焰相互作用。
安彬等[15]结合LIP和高速摄影技术，分析了点火能量和位置变化对凹腔点火过程的影响。实验发现提高点火能量会显著减小从初始火核形成至凹腔剪切层火焰建立所需的时间，这表明凹腔点火过程中存在强烈的湍流耗散效应。由于凹腔内存在主回流区和角回流区[84]，点火位置会影响剪切层火焰建立所需时间。图 14对比了不同点火位置下的点火过程，主流方向由左向右。当在凹腔底部中间位置(P2)点火时，火焰发展最为迅速；当点火位置向凹腔前沿(P1)或者后沿(P3)移动时，剪切层火焰建立所需时间大幅延长。值得注意的是，不同点火位置下的火焰传播过程基本相同。
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图 14 点火位置分别为P1、P2和P3时凹腔附近CH*自辐射的演化历程[15] Fig.14 CH* chemiluminescence images of ignition processes with ignition positions[15] |
蔡尊等[85]结合LIP和高速摄影技术分析了不同点火位置下凹腔内CH*信号积分强度的变化趋势。结果表明凹腔点火过程可分为4阶段，即等离子体激发、等离子体淬灭、火焰再燃和稳定火焰建立。他们[86]进一步分析了点火能量和当量比变化对凹腔点火过程的影响，发现凹腔点火过程可区分为弱点火、强点火模式，其对应的火焰结构示意图如图 15所示。这两种点火模式的差异主要源于凹腔内燃料分布，突出了燃料-空气混合和输运在点火过程中的重要性。
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图 15 弱、强点火模式下凹腔反应区结构示意图[86] Fig.15 Schematic of the reaction zone structure of the strong and weak ignition modes[86] |
超燃冲压发动机实际搭载的点火系统需要在尽可能低的能量输入下实现可靠点火。将点火过程中存在复杂的湍流-火焰相互作用机制、火核传播机理研究透彻，对特定构型下的可靠点火方案设计有着关键作用。另外，可重复点火方式的研究与燃烧过程的调控存在很大的相关性。例如，等离子体可以用于宽范围点火，也可用于燃烧调控[72]，可以拓宽超燃冲压发动机的工作边界，提升发动机的鲁棒性。因此后续的研究中，可以将可重复点火与点火系统应用于燃烧调控结合起来。
4 火焰闪回过程火焰闪回现象是指超燃冲压发动机燃烧室内的火焰沿着燃烧室壁面预混燃料一侧向上游传播的现象，如图 16所示[87], 火焰最开始附着于凹腔及其下游区域，由于某种原因，凹腔下游火焰燃烧急剧增强，产生的高压区推动着火焰快速向上游逆流传播，该现象会造成燃烧室喘振，严重时甚至导致进气道不启动，影响发动机正常工作。已有很多文献开展了针对超燃冲压发动机内燃料与空气充分混合、燃烧相关方面的研究[28-29, 37-38, 88-89]，但超声速燃烧室内存在的火焰闪回现象研究还很不够，主要是受到之前普遍认为超声速气流中扰动难以逆传的认识影响。近年来这方面开展的工作包括火焰闪回的现象、成因以及建模等。
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图 16 带凹腔的超声速燃烧室火焰闪回过程示意图[87] Fig.16 Schematic diagram of flame flashback process in cavity based supersonic combustor[87] |
许多学者认为燃烧室内的火焰闪回现象与边界层分离直接相关，特别是在强释热条件下形成热力壅塞是诱发火焰闪回的直接原因。Mathur等[90]在乙烯燃料发动机燃烧室实验中观察到火焰沿着分离的边界层越过底壁凹腔向上游持续扩散。李大鹏等[91]在液态煤油点火实验中发现火焰从凹腔下游边界层内的初始着火区域迅速向凹腔上游传播现象，该过程伴随壁面压力发生急剧变化。Vinogradov等[13]的研究认为燃料分布在边界层内促使剧烈燃烧，从而诱发火焰闪回现象在边界层内的发展。Frost[6]等的研究也认为由于燃烧引起的压力升高导致边界层分离从而引起火焰闪回现象。田野等[92]清晰地展示了火焰首先从凹腔和壁面边界层内发展并逐渐占据燃烧室流道后引起热力壅塞，亚燃情况下火焰燃烧强度得以进一步增大，推动热力喉道向上游移动，诱发火焰闪回的整个过程，如图 17所示。
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图 17 热壅塞导致的火焰闪回过程的高速纹影图像[92] Fig.17 High-speed schlieren images of flame flashback due to thermal choking[92] |
一些学者根据火焰闪回时火焰相对于燃烧室壁面的速度，认为火焰闪回过程可能存在爆燃转爆震现象(DDT)。李大鹏[93]发现在设置节流的超声速燃烧室点火过程中，火焰锋面相对于来流气体速度远高于最大CJ爆震波传播速度(1500 m/s)。孙明波等[88]在来流马赫数2.1、总温846 K条件下超燃冲压发动机燃烧室内观测到火焰从凹腔下游快速生成并闪回的现象。他们依据最大火焰闪回速度与CJ爆震速度对比，认为这种闪回速度超过了CJ爆震速度的1/2，可能与爆燃转爆震过程密切相关，见图 18。分析认为可能是燃料喷注到凹腔下游有一段距离，燃料和空气有比较长的混合距离，在凹腔附近已经达到了近似预混的状态，因此发生快速燃烧现象，类似于吸气式爆震发动机中爆燃转爆震的中间过程。赵国焱等[94]在模拟飞行马赫数5.5的条件下，采用实验高速摄影和高速纹影得到了带凹腔的超声速燃烧室内的火焰从凹腔下游闪回到射流位置的过程，经分析该过程并不是由自点火驱动的。采用大涡模拟在凹腔下游设置一定的诱发条件精细再现了该过程，特别是闪回过程火焰与边界层的相互作用，见图 19。
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图 18 火焰闪回速度与CJ爆震-爆燃速度对比图[88] Fig.18 Comparison figure between CJ detonation and deflagration speed and calculated flashback flame speed[88] |
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图 19 火焰从凹腔下游到射流的回传过程，高速摄影实验观测(左)与大涡模拟结果(右)[94] Fig.19 Flame flashback process between cavity and injection locations by high-speed luminosity and large eddy simulation. High-speed luminosity images (left) and large eddy simulation results (right)[94] |
火焰闪回诱发主要是火焰在燃烧室下游某处突然增强，针对火焰增强诱发的原因目前还没有定论，已有的文献研究表明可能与自点火、激波作用等相关[95-96]。
赵国焱等[94]利用理论建模方法归纳了几种诱发火焰闪回的因素，首先假设了火焰诱发的控制体，位于凹腔下游的分离边界层中，两端开口四周壁面绝热。体积V，长度L，初始温度为T0，预混气体的初始摩尔浓度为C0，质量流量为q。经过一段时间，控制体内温度上升到T，预混气摩尔浓度下降到C。假定控制体内的温度和预混气摩尔浓度是处处相等的。控制体内发生n级化学反应。
考虑预混气体在控制体中释放的热量全部用来加热气体并带出系统，建立能量平衡方程表示为：
| $ (\Delta H) V C^{n} k_{0} \exp \left(-\frac{E}{R T}\right)=q c_{p}\left(T-T_{0}\right) $ | (5) |
其中ΔH表示反应热。k0和E表示Arrhenius方程中的速率常数和活化能。
消耗的预混气体质量等于生成物质量，则质量平衡方程式如下：
| $ C^{n} k_{0} \exp \left(-\frac{E}{R T}\right)=\frac{q}{V \rho}\left(C_{0}-C\right) $ | (6) |
定义无量纲数：
| $ \varepsilon_{1}=\frac{1}{1+\frac{\exp \left(\frac{1}{\theta}\right)}{\tau_{d}}} $ | (7) |
| $ \varepsilon_{2}=\frac{1}{\psi}\left(\theta-\theta_{0}\right) $ | (8) |
依照式(7)和式(8)及典型参数可以分析无量纲总释热率、无量纲初始温度和无量纲作用时间对系统稳定性的影响。
图 20给出了典型状态条件下的无量纲总释热率对火焰闪回诱发的影响，例如全局当量比增加后，较多的燃料喷注必然增加系统的燃烧释热量，这会显著作用于无量纲总释热量ψ和无量纲初始温度θ0，对应的温度波动阈值均相比原方案有所降低，使得在相同温度波动范围条件下，超过系统不稳定点可能性大大增加，最终导致系统失稳。这些分析可以对应到实验中，燃烧放热产生的正反馈促使凹腔下游区域的边界层逐渐分离并压缩主流，形成热力学喉道推动火焰向上游移动。
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图 20 无量纲总释热值对无量纲散热率影响[97] Fig.20 Effect of dimensionless total heat release value on dimensionless heat dissipation rate[97] |
综上，虽然现阶段从实验观测、数值仿真和理论建模方面对火焰闪回现象开展了研究，获得了初步的认识。然而，受限于实验观测手段和数值仿真模型的限制，目前对于超声速气流中火焰闪回及燃烧不稳定认识仍然不足，对于复杂过程系统的实验观测、数值仿真和理论模型分析目前仍然不够充分。未来的研究工作应该着重于系统归纳火焰闪回影响因素及细致研究火焰闪回与超声速边界层的相互作用过程，以期摸清火焰闪回诱发以及回传机制，建立较为准确的理论分析模型，用以指导超声速燃烧冲压发动机稳定性设计。
5 近吹熄极限的火焰特征超燃冲压发动机燃烧室壁面凹腔稳焰性能的一个关键指标是吹熄极限，范围越宽则稳焰性能越好[98-99]。然而，近贫燃与富燃吹熄极限时，火焰会变得更为敏感，火焰动力特征对火焰稳定特性有着直接影响，深入探究该问题对于凹腔的稳焰范围拓宽以及优化设计具有重要价值。
5.1 吹熄极限模型吹熄极限是火焰稳燃与吹熄之间的边界，包括富燃吹熄极限(Rich blowout limit，RBO)与贫燃吹熄极限(Lean blowout limit，LBO)，分别定义为能够持续燃烧的最大与最小燃料流量或当量比。由于现有的测量手段所能够获得的表征吹熄极限的实验参数均是全局性的，局部参数还难以量化，上述定义均指代全局吹熄极限。
在吹熄极限的模型研究方面，Mitani与Izumikawa[100]研究了燃烧室中后向台阶的流动与反应特征时间，给出了实现稳焰所需的台阶高度的设计准则。Driscoll与Rasmussen[101-102]对凹腔内部喷注燃料的RBO和LBO进行了理论分析，给出了描述吹熄极限物理解释的示意图，如图 21所示，定义了Damokhler数与有效当量比ϕ0，并结合实验数据，拟合出凹腔后缘喷注燃料的LBO边界，即ϕ0=0.0043Da-0.26。Le等[103]基于Driscoll的思路分析了凹腔上游喷注的RBO边界。王振国等[104]系统地研究了凹腔上游喷注燃料的火焰稳定过程，从理论上分析了凹腔稳燃的贫/富燃吹熄机理。基于剪切层稳燃模式，考虑流场的三维结构，并结合横向射流穿透与混合模型，在有效当量比的计算、凹腔的卷吸过程以及燃料射流与凹腔剪切层/回流区的质量交换等方面改进了现有模型，基于Driscoll的观点重新定义了与吹熄过程密切相关的Damokhler数与有效当量比ϕ0，并以两者关系为准则建立了相应模型，RBO：
贫燃非预混燃烧是超声速燃烧的典型特征，吹熄极限附近的火焰特征与稳燃明显不同，局部条件的变化会显著地影响临界状态的变化。吹熄极限通常取决于进气条件、燃料类型、喷注方式、凹腔构型与燃烧模式[105]。现有研究主要针对其近LBO时的火焰特征开展，较少涉及近RBO时的内容，本节主要总结与LBO相关的研究。
Retaureau等[106]实验研究了甲烷(掺混氢气或乙烯)混合燃料在马赫数2.2条件下的吹熄过程，结果表明氢气会使稳定域更宽，而乙烯只有当静压较低时系统较为稳定。宋希亮等[107]采用实验与数值模拟研究了乙烯燃料在马赫数2.52条件下喷孔数量的影响。结果表明，单孔喷注时火焰基底在凹腔前后缘间剧烈振荡，而多孔喷注时火焰基底在凹腔前缘下游的剪切层中微幅振荡。Le等[103]研究了稳燃模式对于吹熄机理的影响。在凹腔剪切层稳燃模式中，火焰基底驻定在凹腔前缘下游。而在回流区稳燃模式中，火焰基底附着在凹腔前缘的顶部，火焰深入凹腔内，将剪切层抬举，扩大了燃料与空气的混合区域，使得更多的燃料进入腔内。
5.3 近吹熄极限的流场燃烧特征近吹熄极限时燃烧过程伴随着强烈的不稳定性，当流动或反应条件接近临界点时，某些参数会间歇性地越过稳燃的边界，从而耦合其它振荡源，加剧非稳态程度，其非定常特性可能与流场振荡、再点火过程和临界状态的放热波动等因素有关。首先被关注的是稳燃与临界状态下反应区分布的差异。Rasmussen等[102]采用PLIF研究了超声速流场中乙烯燃料在马赫数2.2条件下不同喷注位置对于火焰分布的影响，对于后缘前喷方式，近LBO时，燃料与空气混合不均匀，凹腔中部有一些火焰，而前部没有火焰，剪切层火焰位于凹腔的上下游拐角的中部位置，如图 22所示。而稳燃条件下，火焰“几乎附着”在燃料喷口，燃料射流进入再循环区，并沿顺时针方向旋转，火焰分布于整个剪切层。Tuttle等[16]进而分析了乙烯燃料在马赫数2.0条件下采用底壁前喷方式对于火焰分布的影响，给出了稳燃和近吹熄条件下的示意图，如图 23所示，近LBO时，会在凹腔底部产生一个热产物的低速区，而稳燃条件下，热产物区会脱离底部出现抬升。Lin[5, 108]等通过实验与数值研究了乙烯射流时的火焰结构，发现近LBO时，火焰驻定在凹腔底部，近RBO时火焰向下游移动到凹腔后缘。进一步分析发现，火焰分布的差异归因于燃料输运与对流。
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图 22 凹腔内燃料采用后缘前喷方式时平均火焰发光图像及反应区示意图[102] Fig.22 Time averaged chemiluminescence and schematic of the reaction zone in the cavity through aft wall fuel injection or floor fuel injection[102] |
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图 23 凹腔内燃料采用底壁前喷方式时反应区示意图[16] Fig.23 Schematic of the reaction zone in the cavity with front wall fuel injection[16] |
在近吹熄极限条件下，流场会发生显著变化。Ghodke等[109]指出，近吹熄条件下的局部涡流在燃料/空气混合与热产物输运方面作用有限，与稳燃状态明显不同。Allen等[110]基于标准差图像给出了火焰分布的波动结果。Gruber等[17]的频谱结果表明，近吹熄极限时振荡由再点火过程中250 Hz以下的低频振荡引起。Hammak等[111]采用OH-PLIF研究了近LBO时的非定常现象，结果显示火焰主要稳定在腔体后缘附近，并发生周期性对流且燃烧非常微弱。Allison等[112]用高速CH*化学发光法研究了近LBO时预混乙烯火焰的动态特性，发现火焰振荡与热释放过程有关。
近年来部分学者关注火焰从稳燃到完全吹熄的过程研究。宋希亮等[113]采用实验与数值计算的方法研究了乙烯燃料在马赫数2.52条件下的LBO特性。实验中通过控制喷注压力来降低当量比而逐渐逼近LBO。图 24(a)对应于采用单孔喷注在喷注压力0.8 MPa下获得的高速摄影的时均图像，当近LBO时，在燃料供应恒定的情况下，出现了火焰间歇性地熄灭和再燃过程，即火焰会部分熄灭并收缩到凹腔后部，腔内残余火焰会重新点燃可燃混合物，整个火焰随之重新稳定。图 24(b)对应于采用单孔喷注在喷注压力0.6 MPa下的时均图像，可以发现，当量比低于LBO时，单孔喷注会发生吹熄过程，即剪切层火焰变弱，火焰在尾缘附近部分熄灭并收缩到腔体的后半部分，火焰向腔体前壁移动，最终火焰吹熄。汪洪波等[114]采用大涡模拟研究了稳定预混火焰的近吹熄特性，通过改变自由来流的当量比，分别得到稳燃、近吹熄与吹熄条件，分析了不同阶段的凹腔火焰的流动与反应结构，并对近吹熄特性与吹熄过程进行了表征。火焰吹熄过程可以分为：凹腔剪切层与回流区一次涡中局部熄火，一次涡及其邻近剪切层的整体熄火，回流区二次涡的局部熄火，最终火焰吹熄。在一定条件下，凹腔内的火焰可以持续出现局部或间歇性的熄灭，随后二次涡中的残余火焰可能重新点燃整个凹腔。
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图 24 近LBO时单孔喷注凹腔内的火焰特征[113] Fig.24 Near lean blowout characteristics of the cavity flame for single-orifice injection[113] |
研究超声速燃烧中近吹熄极限的火焰动力学特征对于深入理解其熄火机理、拓宽稳焰范围进而实现稳燃极限调控具有重要意义。虽然这一领域已取得一定的研究进展，但对于吹熄极限附近的动态特征的系统研究仍然较少，火焰的近吹熄极限动力学过程涉及十分复杂的流动和反应机理，至今尚未定论，后续工作需要结合高精度的实验和数值方法进行进一步精细研究。此外，将近吹熄极限的研究和调控方法结合，采用激励方式使得稳燃范围在极限条件下能够拓宽，也是需要关注的方向。
6 结论超燃冲压发动机燃烧室中普遍存在着非稳态超声速燃烧过程，深入理解非稳态燃烧现象并进一步揭示其作用机理，对于开展非稳态燃烧过程调控并在超燃冲压发动机内实现鲁棒燃烧具有重要意义。本文分别针对超燃冲压发动机中的声学振荡、流动诱导的燃烧不稳定、点火过程、火焰闪回以及近吹熄极限的火焰不稳定这五个典型非稳态燃烧过程进行了综述研究，得到的结论如下：
1) 超燃冲压发动机内高频声学振荡的产生通常与凹腔内流动及凹腔剪切层关联，其主导频率与扰动从凹腔剪切层到主流的传播过程紧密相关。低频声学振荡的产生跟预燃激波串、燃料喷注与燃烧区之间的低速区反馈有关。下一步的工作需着重关注低频振荡特性，这种振荡最有可能和超声速燃烧室结构频率产生耦合并造成破坏。
2) 超声速燃烧中的流动不稳定性主要由燃烧释热导致的反压、反压引起的边界层分离以及激波/边界层的相互作用等复杂因素引起，流动不稳定在流道内往往诱导了燃烧的不稳定以及振荡。与无反应流相比，流动诱导的超声速燃烧非稳态过程尤其是低频振荡过程的研究还较为欠缺，其涉及到的物理机理还有待深入分析，特别是还没有相关模型。
3) 目前多种强迫点火方式、自点火方式都能在超声速气流中实现成功点火，但是相对于低能量、可靠、宽范围点火的需求，点火过程中复杂的湍流-火焰相互作用机制、点火核传播机理等都还需要深入研究，将点火方式与燃烧调控结合也是关注的方向。
4) 超声速燃烧室内火焰闪回目前的研究发现有多种形式和现象，但对于火焰闪回诱发、传播及燃烧不稳定的过程从机理、条件到判据还没有统一的认识，下一步的研究工作应该着重于多种工况下的火焰闪回影响因素、过程主导机制以及建模研究。
5) 近吹熄极限时燃烧存在明显的不稳定性，目前近吹熄极限影响参数、火焰结构以及熄火机理都取得了一定认识。但是仍有待加强近吹熄极限时的火焰非定常特性研究，为宽范围的火焰稳定设计提供依据，结合调控拓宽稳焰极限也是需要关注的方向。
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