發(fā)動機稀燃條件下納秒脈沖等離子體助燃甲烷/空氣的數(shù)值模擬

班楊楊，張 帆，鐘生輝，朱家健

(1.天津大學內(nèi)燃機燃燒學國家重點實驗室，天津 300072；2.國防科技大學高超聲速沖壓發(fā)動機技術重點實驗室，長沙 410073)

內(nèi)燃機的發(fā)展極大地改善了人類的出行方式，隨著排放法規(guī)的日趨嚴格，亟需發(fā)展新型燃燒技術以實現(xiàn)高效清潔燃燒.均質壓燃(HCCI)是目前最具前景的燃燒方式之一.HCCI 發(fā)動機通常采用高壓縮比、稀燃等技術實現(xiàn)高效燃燒，但在高負載工況下，難以控制放熱率和點火正時，導致運行工況狹窄[1].稀燃技術可有效改善熱效率，提高燃油經(jīng)濟性，減少NOx排放，但滯燃期延長，限制了火焰?zhèn)鞑ニ俣?天然氣被認為是最有潛力的發(fā)動機替代燃料，其主要成分是甲烷，可以用于火花點火的均質混合氣天然氣發(fā)動機[2].破壞甲烷的C—H 鍵需要較高的點火能量，火花放電產(chǎn)生的平衡等離子體，形成局部高溫區(qū)[3]點燃混合氣，不具有化學選擇性且基電極的存在限制了高溫區(qū)范圍，大部分能量被用于加熱電極，導致火花塞放電需要消耗更高的能量點燃天然氣.此外，可以采用新型點火技術，如納秒脈沖點火系統(tǒng)產(chǎn)生非平衡等離子體實現(xiàn)助燃[4-5].納秒脈沖放電能克服傳統(tǒng)火花點火系統(tǒng)面臨的大多數(shù)限制[5]，是在技術上用于點燃稀燃料/空氣混合氣的可行的點火系統(tǒng).

大量工作對比了平衡和非平衡等離子體助燃，例如Adamovich 等[6]通過研究平衡加熱和非平衡放電助燃低溫C2H4/空氣，發(fā)現(xiàn)后者產(chǎn)生了較多的自由基，使點火時間縮短了兩個數(shù)量級，點火溫度降低300 K.文獻[7]表明，沉積到非平衡等離子體的能量(50 mJ/cm3)導致點火溫度比自燃降低600 K，而如果這些能量全部用于加熱混合氣(類似于平衡等離子體)，點火溫度只能降低20 K.

在非平衡等離子體中，電子溫度遠高于中性氣體的溫度，只有少部分沉積能量用于加熱混合氣.電子在外加電場的作用下，與中性氣體分子發(fā)生非彈性碰撞，產(chǎn)生大量活性粒子.激發(fā)態(tài)粒子的活性遠高于其基態(tài)，對于同一個反應，激發(fā)態(tài)的參與可降低反應活化能，提高化學反應速率.Uddi 等[8]通過雙光子激光誘發(fā)熒光技術，發(fā)現(xiàn)氧原子是等離子體點火、提高火焰?zhèn)鞑ニ俣鹊年P鍵粒子.除了具有化學選擇性，非平衡等離子體中電子通過非彈性碰撞離解大分子，可增強擴散輸運效應；另外，放電過程中產(chǎn)生的離子風或電離波可增強對流輸運效應[9-10].描述非平衡等離子體動力學的模型主要有3 種：①基于統(tǒng)計理論發(fā)展了動理學模型[11]；②流體模型[12-13]，將等離子體視為導電流體，求解動力學方程和麥克斯韋方程組；③全局模型即零維模型[14]，基于玻爾茲曼二項近似求解電子能量分布函數(shù).大量工作基于零維模型開展，模擬結果表明，在非平衡放電過程中，O 原子[8,15]、單態(tài)氧原子O(1D)[16]和單態(tài)氧分子[17]是等離子體助燃的關鍵組分，Starik 等[18]證實了單態(tài)氧分子對HCCI 發(fā)動機的燃燒增強作用比O 原子更顯著.空氣中的放電模擬表明，激發(fā)態(tài)N2與O2的淬滅反應生成了大量有助于燃燒的O 原子[19].而且，等離子體可將生成的HCO 直接分解，降低HCO 對H 原子的消耗[20].

非平衡等離子體可通過電暈放電[21]、納秒脈沖放電[22]等方式產(chǎn)生.電暈放電或納秒脈沖放電與火花塞放電的區(qū)別在于前兩者電子溫度遠高于氣體溫度，產(chǎn)生非平衡等離子體形成體積點火源，主要通過化學動力學效應助燃，還可以減小劉易斯數(shù)，提高火焰?zhèn)鞑ニ俣龋欢鸹ㄈ烹姇r電極間形成高溫熱電弧，產(chǎn)生平衡等離子體，主要通過熱效應點燃混合氣.文獻[23]實驗對比了火花放電和電暈放電，結果表明后者可以較低的能量實現(xiàn)高效點火.單缸汽油機的實驗表明，與傳統(tǒng)火花塞相比，納秒脈沖放電的點火延遲縮短3～4 倍，燃燒持續(xù)期縮短13%～17%[24].納秒脈沖非平衡等離子體還可以減少敲缸現(xiàn)象[25]，具有實現(xiàn)稀燃發(fā)動機穩(wěn)定燃燒的潛力.

除了零維計算，基于漂移擴散模型的二維模擬表明非平衡等離子體的助燃效果受壓力、初始溫度[13]和放電電壓[26]的影響.目前大多數(shù)發(fā)動機內(nèi)的非平衡等離子體助燃模型將助燃作用簡化成部分自由基的添加[18,27]，而更詳細的助燃機理對實現(xiàn)發(fā)動機稀燃狀態(tài)下高效穩(wěn)定點火至關重要，仍有待研究.本文通過耦合等離子體動力學、燃燒動力學和實際內(nèi)燃機的壓縮/膨脹過程，對比了相同放電能量條件下納秒脈沖放電和火花放電的助燃效果及不同電流密度下納秒脈沖放電等離子體對稀甲烷/空氣混合物的助燃作用，分析了關鍵組分的生成速率和燃料的主要消耗路徑，旨在研究給定條件下，納秒脈沖放電非平衡等離子體如何拓展發(fā)動機稀燃極限及其背后的物理化學機制，對于更好地實現(xiàn)稀燃發(fā)動機的穩(wěn)定點火、控制點火時間具有一定的理論指導意義.

1 模型與計算方法

本文首先建立了CH4/空氣的等離子體助燃機理，包含了Defilippo 等[28]的空氣等離子體模型和O3的相關反應；考慮了激發(fā)(E＋A→E＋A*)、電離(E＋A→E＋A+)、激發(fā)態(tài)馳豫(A*＋BC→A＋B＋C，A*＋BC→A＋BC 等)、離解(E＋AB→E＋A＋B)、電子-離子再附(E＋A+→E＋A)、電荷交換(A+＋B→A＋B+)等反應，甲烷的氧化反應基于GRI Mech 3.0.電子碰撞反應的速率常數(shù)基于電子與不同組分的碰撞截面，利用BOLSIG+[29]求解Boltzmann 方程得到，其中O2和N2的碰撞截面取自LXcat 的Phelps[30]和SIGLO[31]數(shù)據(jù)庫，CH4的電子激發(fā)態(tài)導致離解，因此忽略其電子激發(fā)態(tài)，CH4的離解碰撞截面根據(jù)文獻[32]計算.放電過程中忽略電子與產(chǎn)物的碰撞、電子與電子的碰撞[29].最終得到的等離子體助燃CH4/空氣的詳細化學反應動力學機理包含兩部分：等離子動力學機理和燃燒動力學機理，共計103 個組分和1 907 個反應，其中電子碰撞反應64 個，機理中所包含的組分如表1 所示，O2(A3)是的集合.

表1 詳細機理中包含的組分Tab.1 Particles included in detailed kinetic mechanism

在等離子體動力學中[33]，只考慮焦耳熱引起的溫度變化，壓縮/膨脹引起的溫度和壓力變化包含在燃燒動力學中.放電過程求解方程如下：

式中：Ni為組分i 的數(shù)密度；Qij為第j 個反應中組分i的生成速率；kj是反應j 的速率常數(shù)；Rj是反應j 的進程速率；δε 是化學反應放熱.

在氧化階段，將反應系統(tǒng)簡化為一個封閉的零維系統(tǒng)，壓縮/膨脹引起的密度變化簡化為源項Sρ[34]加入組分方程.Sρ是氣缸體積變化的函數(shù)，與曲軸轉角、行程、轉速、壓縮比、缸徑等發(fā)動機參數(shù)相關，具體形式見文獻[34].活塞運動引起的組分k 的密度變化為SρYk，其質量分數(shù)隨時間的變化率為

混合氣的能量方程為：

式中：ωk和hk分別表示組分k 的凈生成速率和比焓，dp/dt 為壓力變化率.聯(lián)立方程(7)和理想氣體狀態(tài)方程可得系統(tǒng)溫度、壓力隨時間的變化.氧化階段存在Ns＋2 個常微分方程，均由Chemkin-Ⅲ[35]求解.

大多數(shù)納秒脈沖放電等離子體助燃的零維模擬[8,36-37]，將等離子體動力學和燃燒反應動力學解耦，脈寬內(nèi)只求解方程(1)～(5)計算等離子體動力學.主要原因為：①等離子體動力學和燃燒反應動力學的構建機理通常是兩種格式的動力學參數(shù)，且涉及不同的時間尺度；②放電時間短、脈沖次數(shù)少、放電溫度低，可忽略脈寬內(nèi)的化學反應速率[37].與之相比，本文模擬的內(nèi)燃機條件下，初始放電溫度相對較高且脈沖數(shù)多(接近700 個脈沖)，忽略脈寬內(nèi)的化學反應過程會造成一定誤差，因此在脈寬內(nèi)耦合求解了等離子體動力學和燃燒反應動力學，即求解方程(1)～(7)及狀態(tài)方程.如圖1 所示，每個放電脈沖內(nèi)，通過ZDPlasKin 進行等離子體動力學的計算，得到的組分濃度、溫度等參數(shù)繼續(xù)通過Chemkin VODE求解器進行燃燒反應動力學的計算，再將計算相同時間步長后的結果輸入等離子體動力學求解器，反復推進直至放電結束.脈沖間隔內(nèi)約化場強為0 Td，因此只進行燃燒動力學的計算.

圖1 納秒脈沖等離子體動力學耦合燃燒動力學示意Fig.1 Sketch of the coupled plasma dynamics and combustion dynamics for nanosecond pulsed discharge

2 實驗驗證與模型對比

圖2 首先對比了本文模型與實驗[8]在空氣及CH4/空氣兩個不同邊界條件下單脈沖放電后O 原子摩爾分數(shù)隨時間的變化.與文獻[8]一致，納秒脈沖簡化為脈寬為25 ns 的方形波.如圖所示，本模型較好地預測了O 原子的摩爾分數(shù)變化，特別是放電后的峰值以及氧原子的衰減過程，與實驗結果吻合較好，驗證了放電模型和助燃機理的有效性.

圖2 O原子摩爾分數(shù)隨時間的變化Fig.2 Temporal evolution of O atom mole fraction

根據(jù)文獻[34]理論，首先在Chemkin-Ⅲ開源代碼中建立了零維發(fā)動機模型，并與Chemkin-Pro 發(fā)動機模型進行了對比，如圖3 所示.其中，發(fā)動機參數(shù)如表 2 所示[38]，進氣溫度和壓力分別為 300 K 和0.1 MPa，進氣為當量比0.5 的CH4/空氣混合氣.p-Chemkin-Ⅲ和T-Chemkin-Ⅲ表示本文發(fā)動機模型計算得到的壓力和溫度.可以看出，本模型的計算結果完全與Chemkin-Pro 重合，表明該模型可準確預測發(fā)動機壓縮/膨脹引起的缸內(nèi)壓力和溫度變化.

圖3 純壓縮條件下本模型與Chemkin-Pro 發(fā)動機模塊的缸內(nèi)壓力和溫度的對比Fig.3 Cylinder pressure and temperature traces in a motor run(pure compression)case from current model and Chemkin-Pro with same engine parameters

表2 發(fā)動機參數(shù)Tab.2 Engine parameters

3 結果與討論

3.1 電子能量分布函數(shù)和能量損失分數(shù)

電子能量分布函數(shù)(EEDF)表示各能級電子所占電子總數(shù)的比例，圖4 所示為根據(jù)玻爾茲曼方程求解器BOLSIG+[29]求得不同約化場強(電場強度與氣體數(shù)量密度之比，E/N)下，化學當量比為0.5 的CH4/空氣等離子體中的電子能量分布函數(shù)，橫坐標為電子能量，縱坐標表示概率密度.從圖4 可以看出，隨E/N的增加，能量分布函數(shù)右移，高能電子的概率密度增加，低能電子所占比例減小，因此平均電子能量逐漸增加.電子溫度定義為2/3 倍的平均電子能量[29]，因此電子溫度也隨E/N 的增加而升高，更高的電子溫度將改變能量沉積方向，導致更多的電離、離解反應發(fā)生.

圖4 不同約化場強下的電子能量分布Fig.4 Electron energy distribution function as functions of reduced electric fields for CH4/air plasma

圖5 所示為相同條件下CH4/空氣等離子體各碰撞反應的電子能量損失分數(shù)隨約化場強的變化.可以發(fā)現(xiàn)，低約化場強下(E/N＜100 Td)，大部分能量用于激發(fā)氮氣振動態(tài)N2(vib)；在E/N＜6 Td 時，大部分能量用于激發(fā)CH4和O2的振動態(tài).隨E/N 增大，沉積到振動激發(fā)態(tài)的能量分數(shù)逐漸減小，用于激發(fā)N2、O2電子激發(fā)態(tài)的能量分數(shù)增加，E/N 繼續(xù)增加，高能電子的增加允許電子離解、電離中性組分.根據(jù)文獻[39]，本文取約化場強為100 Td，大約50%的沉積能量用于激發(fā)N2的振動態(tài).因此與文獻[13,39]不同，本文的化學反應機理特別考慮了8 種氮氣分子振動態(tài)及其371 個相關反應.

圖5 CH4/空氣等離子體中電子能量損失分數(shù)Fig.5 Electron energy loss fractions as a function of reduced electric fields in CH4/air plasma

3.2 等離子體助燃的動力學效應

發(fā)動機運行參數(shù)如第2 節(jié)所示，納秒脈沖的放電頻率為1 MHz，放電時刻為上止點前10°CA，持續(xù)5°CA[39].脈寬為25 ns，脈寬內(nèi)約化場強為100 Td，脈間內(nèi)約化場強為零[39].本文研究了稀燃發(fā)動機中不同電流密度對納秒脈沖等離子體助燃的影響，初始電子數(shù)密度和電流密度如表3 所示.電流密度根據(jù)公式(8)計算：

表3 不同算例的參數(shù)Tab.3 Parameters of simulation cases

式中：e 為元電荷；ne為電子數(shù)密度；vdr為電子漂移速度，通過EEDF[33]計算.

首先進行了關于算例2 的時間步長的無關性分析，時間步長Δt 分別為10-9s 和10-10s，壓力和溫度隨曲軸轉角的變化如圖6 所示.結果表明兩者完全重合，但是前者在Intel Xeon E5-2680 處理器上計算花費約8 核時，后者是前者的8 倍，因此后續(xù)計算設置時間步長為10-9s.通常，多維等離子動力學計算的時間步長為10-13～10-12s 的量級，而大部分化學反應動力學發(fā)生在毫秒量級，巨大的差異會增加系統(tǒng)剛性，如何處理快反應和慢反應也是一個重要的問題[11-12].本文的零維模型忽略流場、空間電荷的影響，且ZDPlasKin 和Chemkin 分別通過剛性隱式ODE 求解器DASAC、VODE 求解動力學方程，這些求解器具有自適應時間步長的特點，可以對等離子體動力學和燃燒反應動力學的詳細反應過程進行準確求解[16]，因此可以采用較大的時間步長.

圖6 不同時間步長下缸內(nèi)壓力和溫度隨曲軸轉角的變化Fig.6 Temperature and pressure as a function of crank angle for different time intervals

為了對比相同能量密度條件下納秒脈沖非平衡等離子體助燃與火花放電平衡等離子體助燃對缸內(nèi)溫度、壓力的影響，將火花放電簡化為高溫恒定源項加入溫度方程(7)，放電時刻與算例2 相同，持續(xù)時間也為5°CA，其中納秒脈沖放電的功率密度根據(jù)公式(9)計算：

圖7 所示為納秒脈沖放電(算例2)、火花放電和純壓縮條件下的壓力溫度曲線.可以看出，電流密度為0.302 A/cm2時，納秒脈沖放電可成功點火且燃燒相位接近上止點.但在相同能量密度條件下，火花放電產(chǎn)生的高溫無法點燃混合氣.另外，火花放電條件下，上止點處溫度最高，比純壓縮條件下的最高溫度高約124 K.該結果說明，若將納秒脈沖放電的能量全部用于加熱混合氣，只會引起124 K 的溫升，但無法實現(xiàn)點火.

圖7 純壓縮、納秒脈沖放電和火花放電條件下，缸內(nèi)壓力、溫度隨曲軸轉角的變化Fig.7 The comparison of cylinder pressure and temperature profiles among motor run，nanosecond pulsed discharge and spark discharge conditions

圖8 為不同電流密度條件下溫度和總釋熱率(total heat release rate，THRR)、壓力和壓力升高率隨時間的變化，點火延遲定義為從開始放電到達到最大釋熱率的時間間隔.圖中顯示算例1～3 對應的點火時刻分別為：358.3°CA、359.7°CA 和373.8°CA，即隨電流密度增加，點火延遲時間縮短，放電過程總釋熱率增加，最高溫度增加.特別是算例1(高電流密度)相比于算例3(低電流密度)，最高溫度增加約200 K.算例3 點火相位推遲到膨脹沖程，總釋熱率峰值大大降低，最大爆發(fā)壓力也相應降低，不利于熱效率的提高.如圖 8(b)所示，當電流密度從0.378 A/cm2降低到0.302 A/cm2時，壓力峰值降低，但最大壓升率增加，且接近上止點.繼續(xù)降低電流密度到0.227 A/cm2，壓力曲線在上止點附近緩慢上升，且峰值壓力大幅下降，壓升率出現(xiàn)兩個峰值，缸內(nèi)出現(xiàn)不完全燃燒.

圖8 不同電流密度下溫度和總釋熱率、壓力和壓力升高率隨曲軸轉角的變化Fig.8 Temperature，heat release rate and pressure，pressure rising rate as a function of crank angle for cases 1—3

圖9(a)為算例1～3 中部分活性組分摩爾分數(shù)隨曲軸轉角的變化.圖9(b)為圖9(a)在前5 個脈沖內(nèi)的放大圖.通常，低溫條件下氣體分子間的碰撞概率降低，鏈的激發(fā)難以實現(xiàn)；高活性的H、O 原子生成較少且容易重新結合形成穩(wěn)定的化合物.納秒脈沖放電提供了CH4低溫氧化的可能.圖9(b)顯示從放電開始到放電結束(350～355°CA)，O、H、OH 活性基團的摩爾分數(shù)隨時間呈周期性變化(放電開始時刻設為零時刻)，放熱率呈周期性增加趨勢，導致溫度不斷升高.而且，對比3 個算例發(fā)現(xiàn)高電流密度會產(chǎn)生高濃度的自由基.因此，圖9(a)顯示放電結束后，算例1 累積的自由基(O、OH、H)最多，溫度最高且最先達到峰值.放電結束后算例1～3 的溫度分別為1 043.5 K，988.1 K 和943.3 K.其中，算例3 電流密度過小，導致自由基濃度和溫度大大減小，放電結束后的化學反應明顯較慢，大量對化學釋熱起主要作用的中間組分O、OH 等經(jīng)歷了緩慢的生成階段，直到約375°CA 時達到峰值，隨后放出部分熱量.

圖9 算例1～3中不同電流密度下O、H、OH摩爾分數(shù)、溫度和總釋熱率隨曲軸轉角/時間的變化Fig.9 The evolution of O，H and OH mole fractions，temperature and HRR with crank angle or time for cases 1—3

為了進一步揭示等離子體動力學對組分生成的影響，圖10 顯示了第1 個放電脈沖期間算例1、3 中O、H 原子主要生成路徑的反應速率.由圖10(a)可以看出，對氧原子生成貢獻最大的兩個反應是的馳豫反應(R421)和(R475)，說明N2含量較多的稀混合氣中更容易生成大量氧原子[19].第3個重要反應是激發(fā)態(tài) O(1D)與氮氣的反應，而O(1D)的生成也與有關.第4 個反應是電子直接碰撞氧氣分子離解為O 原子，該反應對其生成貢獻率較低.隨電流密度增加，這4 個反應的反應速率均增大，因此高電流密度導致放電過程生成了較多的O 原子.類似地，低溫下H 原子的生成較為困難，但圖10(b)顯示電子和分別通過反應(R1817)、(R401)離解CH4，因此第1 個放電脈沖結束時，電子和N2激發(fā)態(tài)對甲烷的離解有效地促進了H 原子的生成.另外，所有反應都表現(xiàn)出相同的趨勢，即電流密度越大，H 原子生成速率越大.總體而言，算例1 在放電結束后可以生成更多的H 原子.

圖10 第1 個脈沖內(nèi)算例1 和3 中O 原子和H 原子的生成速率隨時間的變化Fig.10 The production rates of O atom and H atom as a function of time for case 1 and case 3 in the first pulse

除了分析自由基的生成路徑，圖11(a)還對比了第1、10、30 個放電脈沖中主要反應的放熱率.可以看出第1 個脈沖內(nèi)，高電流密度導致電子的再附反應O2＋E＋O2→＋O2(R1412)釋放出較多的熱量，高于非等離子體反應的放熱量.第1 個放電脈沖結束，混合氣溫度略有增加.隨放電的進行，小組分濃度不斷 累 積，反 應 H ＋O2＋N2→HO2＋N2(R36)和2CH3(＋M)→C2H6(＋M)(R158)的釋熱率逐漸增加.而且電流密度越大，自由基濃度越大，相關反應的釋熱率越大.第30 個放電脈沖結束后，算例1 的溫度比算例3 高2 K.

圖11(b)所示為放電結束(355°CA)后部分反應的放熱率，曲線的截斷表明某些組分消耗殆盡，該反應不再發(fā)生.圖中顯示算例1 在356°CA 之前，氮氣、氧氣激發(fā)態(tài)參與的反應(R1397)和(R352)的釋熱率比化學反應(R99)：OH＋CO=H＋CO2的大.這是由于 N2(vib1)和 O2(vib1)分別具有 0.29 eV 和0.196 eV 的激發(fā)能量，N2(vib1)通過反應(R1397)在馳豫過程中釋放出0.094 eV 的能量，而此時缸內(nèi)溫度和活性組分不足以促使主要的氧化反應放熱.但隨活塞上行，缸內(nèi)溫度和壓力繼續(xù)升高，356°CA 后反應(R99)的放熱開始占據(jù)主要地位.一般來說，對于碳氫燃料的燃燒過程，反應(R99)標志著鏈的終止，同時也是高溫區(qū)最主要的放熱反應之一.圖11(b)也顯示，隨電流密度減小，反應(R99)、(R352)和(R1397)的放熱率峰值時刻推遲，燃燒相位滯后.綜上所述，等離子體的存在添加了新的放熱反應路徑，有助于提高混合氣溫度.

圖11 部分反應的放熱率和溫度隨時間/曲軸轉角的變化Fig.11 The variation of temperature and HRR of partial reactions with time/crank angle

以上研究說明非平衡等離子體放電不僅會產(chǎn)生激發(fā)態(tài)、自由基等活性組分，也會增加、改變?nèi)剂系南穆窂?圖12(a)和(b)分別是放電結束后算例2中CH4的主要消耗路徑和O 原子的主要生成路徑，且量化了各主要反應的貢獻率[8].通過路徑通量分析可以看出，OH 和O 是消耗CH4的主要組分，N2激發(fā)態(tài)消耗了5.17%的CH4，而電子對CH4消耗的直接影響僅占 0.31% .圖 12(b)指出 N2激發(fā)態(tài)與氧氣的反應對O 原子的生成貢獻率為58.45%，是最主要的O 原子生成路徑.其次，單態(tài)氧O(1D)與氮氣的反應貢獻了30.69%的O 原子，大約4.77%的O 原子來自電子和氧分子的直接碰撞，與圖10(a)結論類似，這說明在發(fā)動機稀燃條件下，納秒脈沖放電產(chǎn)生的N2激發(fā)態(tài)和單態(tài)氧原子極大地促進了O 原子生成.

圖12 放電結束后燃料的主要消耗路徑和O 原子的主要生成路徑Fig.12 The main consumption path of fuel and path flux integrated over time for O atom at the end of discharging

4 結論

本文通過耦合等離子體動力學和燃燒反應動力學，在發(fā)動機條件下計算了納秒脈沖放電非平衡等離子體對稀CH4/空氣(φ=0.5)的助燃過程；對比了相同能量密度條件下納秒脈沖放電和火花放電對稀混合氣的助燃效果；研究了納秒脈沖放電條件下，不同電流密度導致的活性組分、溫度和燃燒相位隨發(fā)動機曲軸轉角的變化.得出以下結論：

(1) 隨約化場強增大，平均電子能量增加.在稀混合氣、低約化場強條件下，大部分放電能量沉積于N2的振動激發(fā)態(tài)和電子激發(fā)態(tài).

(2) 給定相同的能量，納秒脈沖放電可以在上止點附近成功點燃稀混合氣，但火花放電只能使最高溫度升高約124 K，無法成功點火.

(3) 在納秒脈沖放電過程中，O 原子的生成與等離子體密切相關.在馳豫過程中離解O2，為CH4的低溫氧化提供了大量氧原子，單態(tài)氧原子O(1D)的存在也促進了O 原子的生成，且低溫下促使CH4離解生成H 原子和CH3，引發(fā)了鏈式反應.放電初期電子再附反應的釋熱對溫度貢獻較大，放電后期累積的N2振動激發(fā)態(tài)在馳豫過程釋放出了較多的熱量，在電子、自由基和激發(fā)態(tài)的共同作用下，混合氣溫度升高，有利于稀燃條件下的點火.

(4) 隨著電流密度增加，納秒脈沖放電過程產(chǎn)生了更多的激發(fā)態(tài)如、O(1D)等，進而生成了較多的自由基如H、O、OH，促進了鏈式反應的進行，導致放電結束后較高的自由基濃度和溫度，縮短了點火延遲時間.