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--> --> -->超声速情况下转捩位置靠后, 转捩过程较长, 为了防止超声速流动情况下流动分离以及促进燃烧, 通常采用促进转捩的控制装置来达到预期目的[4,5]. 目前促进边界层转捩主要有被动控制和主动控制两种方法, 其中涡流发生器和粗糙元阵列作为典型的被动控制方法被广泛采用, 粗糙元阵列控制是目前使用最为普遍的方法[6]. 典型的如X-43A, 其下表面采用斜坡型转捩装置促进转捩, 以克服流动分离并增加发动机入口流量[7]. 赵慧勇等[8]使用钻石型涡流发生器对边界层进行强制转捩, 通过红外热图技术获得了壁面的热流分布. 董昊等[9]在常规高超声速风洞中开展了高超声速平板边界层转捩的油膜干涉测量技术研究. 当增加方形粗糙元后, 粗糙元在其后方产生的尾涡促进了边界层流动转捩为湍流状态.
涡流发生器以及粗糙元阵列等被动流动控制方法可以有效促进边界层转捩, 但是由于安装位置和几何型面固定, 难以在宽工况条件下取得良好效果, 并且还会产生附加阻力[10]. 而等离子体激励作为主动控制方法, 具有结构简单、响应快(μs量级)、频带宽(1 Hz—100 kHz)、强度大、功率低等技术优势, 同时等离子体激励具有热效应, 冲击效应、物性改变和频率耦合等多种控制机理[11,12], 在促进超声速边界层转捩方面具有广泛应用前景. 等离子体激励器主要包括介质阻挡放电、脉冲电弧放电以及等离子体合成射流等[12]. 张攀峰等[13]采用唯象模型模拟介质阻挡放电等离子激励器, 求解Navier-Stokes方程研究了等离子体非定常激励与平板边界层的相互作用. 结果表明, 非定常等离子体激励使边界层内形成系列涡对, 涡对的强度主要由等离子体激励强度决定. 陆纪椿等[14]在低速射流风洞中, 将等离子体激励器成功应用于低速光滑平板的边界层转捩控制上, 实验结果表明, 通过施加连续放电等离子体激励, 能够推迟边界层转捩发生. Grundmann和Tropea[15,16]进行了一系列等离子体转捩控制研究, 归纳等离子体控制边界层转捩的原理主要为, 等离子体激励器在流场中加入准定常动量直接作用于边界层平均速度型, 通过非定常激励器放电作用, 直接抵消边界层内不稳定波, 推迟边界层转捩. Duchmann等[17]成功进行了试飞验证工作, 研究表明, 利用等离子体激励器能够推迟大气环境下边界层转捩. 但是从目前国内外的研究进展来看, 等离子体激励如介质阻挡放电, 由于自身激励形式的限制, 激励强度难以提升, 在强相互作用流场中控制效果明显较弱, 现多用于低速流动控制且用于推迟边界层转捩.
脉冲电弧放电等离子体激励器(pulsed arc dis-charge plasma actuator, PADPA)的强度较大, 控制效果强, 是一种新型的等离子体激励器[18,19]. 激励器主要由两个相隔几毫米的钨电极所组成, 固定于平板表面. 一旦极间电压达到气体的击穿电压(通常为几千伏), 就会发生气体击穿并建立电弧. 电弧加热局部空气将电能转换为内能[20], 从而产生热的控制气体泡(control gas bulb, CGB)[21,22], CGB随主流向下游传播进入干扰区对流场结构施加流动控制, PADPA的放电过程如图1所示. Bletzinger等[23]在其综述中总结了脉冲电弧放电的一般控制原理. 激励区的能量沉积可以使局部声速增大, 马赫数降低, 从而达到使流场改性的控制效果. Webb等[24]发现尽管功率输入较小, 高频放电的热效应仍可以促使边界层改性, 弱小的扰动可以在边界层中被放大. 同时证明了PADPA在激波/边界层干扰流动中的控制力, 控制原理主要为通过控制流动分离来减弱干扰强度. 目前PADPA多用于激波/边界层控制, 且控制效果较好, 但尚未应用于超声速边界层转捩控制中. 因此本文将PADPA应用于促进超声速平板边界层转捩控制中, 探索PADPA在超声速边界层转捩控制的潜力, 为促进超声速平板边界层转捩提供一种主动控制方法.
图 1 PADPA的工作过程 (a) 施加高电压; (b) 气体击穿; (c) CGB产生Figure1. Working process of PADPA: (a) High voltage applied; (b) gas breakdown; (c) CGB generation.
针对超声速边界层转捩控制的重要需求, 本文首先采用高速纹影技术初步研究了脉冲电弧放电在不同激励频率下的流场演化特性; 然后采用纳米粒子平面激光散射(nano-particle planer laser scattering, NPLS)技术对放电前后平板边界层流场进行显示和测量, 通过改变等离子体激励频率研究频率对转捩效果的影响, 并对脉冲电弧放电促进边界层转捩的流动机制进行分析.
2.1.超声速风洞和实验模型
实验在国防科学技术大学设计马赫数为3的低湍流度风洞中进行. 风洞的运行方式为吸气式, 来流总压P0 = 1 atm (1 atm = 1.01 × 105 Pa), 总温T0 = 300 K. 关于超声速风洞的详细情况可参见文献[25].实验模型采用黑色尖前缘亚克力平板, 如图2所示, 其宽度为198 mm, 长度为400 mm, 高度为20 mm. 前缘夹角为20°, 亚克力平板距离实验段下壁面高度为85 mm. 电弧激励器结构简单, 由特氟龙圆柱和钨针(1 mm)两部分构成, 安装在距离平板前缘100 mm位置上, 电极间距为5 mm. 当电极被击穿, PADPA会产生热沉积区和前驱冲击波两个典型结构, 如图3所示, 前驱冲击波带有冲击效应, 而热沉积区则主要体现出热效应.
图 2 平板尺寸示意图Figure2. Plate size drawing
图 3 PADPA工作示意图Figure3. PADPA working diagram
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2.2.NPLS系统
实验采用NPLS技术测量流场结构. NPLS系统(图4)主要包括双曝光CCD相机、同步控制器、双腔脉冲激光器以及纳米粒子发生器等, 该系统以5 nm粒径量级的二氧化钛球形粒子作为示踪粒子, 以双腔脉冲平面激光作为光源, 通过CCD相机记录流场中的粒子图像实现超声速流动的高分辨率成像. NPLS系统具有很高的时间和空间分辨率以及高图像信噪比, 同时在超声速流动中具有良好示踪粒子跟随能力, 在超声速甚至高超声速流动的精细测量方面具有广阔的应用前景[26].
图 4 NPLS系统示意图Figure4. NPLS system diagram
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2.3.高速纹影系统
高速纹影系统主要部件包括: 光源、光学部件、刀口、高速相机. 光源选择氙灯, 一方面是因为氙灯功率大, 照射出来光强大, 可以降低高速相机曝光时间, 从而提高相机帧频; 另一方面是因为采用氙灯可以更好地满足连续拍摄的需要. 光学部件由双凹球面反射镜以及平面镜形成Z型光路, 如图5所示. 氙灯发出的光束经过两道凸透镜后成为标准点光源, 适当调整点光源、平面镜、纹影仪三者的距离, 使其总和等于纹影仪焦距, 使得通过纹影仪的光线平行通过激励器, 经过另一侧纹影仪的光线汇聚并经过刀口切割后, 由高速相机采集并存储. 选用Phantom?V2512高速CCD作为成像设备, 该相机在最大分辨率为1280 × 800下的拍摄帧频为25000帧/s, 在最小分辨率为128 × 8下的拍摄帧频为700000帧/s, 根据激励器尺寸及观察区域的大小, 拍摄分辨率选取为最大分辨率, 此时的相机帧频为25000帧/s, 帧间隔为40 μs, 曝光时间为1 μs.
图 5 高速纹影系统示意图Figure5. Schematic diagram of high-speed schlieren system
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2.4.纳秒脉冲电源
如图6所示, 本文采用的电源是西安交通大学研制的纳秒脉冲电源, 该电源采用自回路设计, 放电频率可调. 另外当放电通道开始放电时, 利用连接在电源高压端的P6015A型高压电压探头记录放电电压波形, 同时利用TCP0030A型电流探针测量电流随时间的变化. 所得电压电流数据被记录在示波器当中, 为满足微秒量级的放电时间尺度, 采用100 MHz的采样频率以保证记录下完整的单周期放电参数.
图 6 纳秒脉冲电源Figure6. Nanosecond pulse power supply
3.1.放电特性
图7为PADPA在Ma = 3流场中的放电特性. 设置放电电压为10 kV, 放电脉宽为100 ns, 上升沿和下降沿均为50 ns, 放电频率为60 kHz. 利用电压探针和电流探针采集放电特性, 示波器用来记录放电信号. 图7(a)反映了单次放电过程中, 电压电流随时间的演化规律, 可以看到放电的峰值电压为6 kV, 峰值电流为70 A, 放电的时间尺度大约为300 ns. 还能看出电流相比于电压有一个明显的滞后, 电压的变化对应的是击穿起弧的过程, 而击穿之后的能量沉积则对应电流的变化. 图7(b)为通过电压电流值计算出的放电功率P(t)的波形图, 沿时间t积分可得到单次的放电能量为70 mJ. 相比于大能量扰动控制方法, PADPA消耗的能量较少.
图 7 放电特性 (a) 电压电流波形; (b) 功率波形Figure7. Discharge characteristic: (a) Voltage current waveform; (b) power waveform.
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3.2.纹影流动显示
为了探索脉冲电弧放电对流场带来的影响, 通过高速纹影相机研究了单脉冲电弧放电的整个演化过程, 如图8所示. 图8(a)是利用高速相机直接捕捉到的放电过程中电弧形态演化, 当空气介质被极间高压击穿, 电极间会产生明亮的热沉积区, 激励器开始放电. 在t = 12.5 μs时, 激励器电极间可以观察到清晰的电弧形态, 但随后电弧形态迅速湮灭. 在t = 100 μs时, 放电过程基本完成, 极间电弧消失. 相比微秒量级的放电过程, 激励区域流场特性的演化周期相对较长. 电弧放电在短时间内释放了大量的热量, 产生了两种特征结构: 前驱冲击波和热沉积区. 前驱冲击波是由局部温度突升, 气体受热膨胀所产生, 速度较快, 拥有较大的瞬时推力, 主要对流场产生冲击效应; 热沉积区是由电弧加热当地空气产生, 携带大量的热量, 持续时间较长, 随着时间的演化向四周扩散, 扰动面积大, 主要对流场边界层施加热效应.
图 8 单脉冲电弧放电过程 (a) 电弧形态; (b) 激励区域演化过程Figure8. Process of monopulse arc discharge: (a) The shape of arc; (b) the evolution of the excitation area.
脉冲电弧放电的最大优势在于频率可控, 可以实现高频激励, 这对于持续控制超声速流动的气动问题具有重要意义. 图9给出了三种频率激励(f = 5, 10和20 kHz)的电弧放电纹影显示, 每帧时间间隔为100 μs. t = 20 μs时, 为脉冲电弧放电的第一个周期, 以上所述的两种特征结构都被清晰的捕捉, 前驱冲击波位于同一水平线上. t = 120 μs时, f = 10 kHz开始第二次放电, f = 20 kHz开始第三次放电, 第一次放电所产生的前驱冲击波仍在同一水平线上, 说明不同激励频率下, 前驱冲击波向上传播的速度比较接近. t = 220 μs时, 通过纹影图像可以得到d1 = d2 = d3, L1 = L2, 表明即使激励频率不同, 单次激励所产生的前驱冲击波速度仍比较接近. 这说明激励频率的改变并不会较大程度地影响单次脉冲的冲击波速度, 相反, 在相同时间内, 激励频率越高, 流场所得到的冲击次数越多, 累积的作用效果越明显.
图 9 不同激励频率下放电的纹影显示 (a) f = 5 kHz; (b) f = 10 kHz; (c) f = 20 kHzFigure9. Schlieren display at different excitation frequencies: (a) f = 5 kHz; (b) f = 10 kHz; (c) f = 20 kHz.
进一步通过高速相机的拍摄帧频和前驱冲击波在不同瞬时截面的位置, 计算出了静止放电时, 不同时刻前驱冲击波的头部传播速度, 如图10所示. 在t = 20 μs, 放电刚开始时, 前驱冲击波的冲击速度可以达到530 m/s, 冲击效应最强. 但随后前驱冲击波性能迅速下降, 在t = 40 μs时头部速度仅有400 m/s, 相比于20 μs前下降了25%, 是下降幅度最大的时间段, 前驱冲击波的冲击强度也在这段时间内被极大的消耗. 在t = 40 μs后, 前驱冲击波的头部速度基本随着时间平稳下降, 直至耗散. 可以推测在t = 20 μs前, 前驱冲击波冲击效应更强, 在放电的一瞬间有可能给边界层带来更大的扰动, 促使边界层改性, 但高强度的冲击效应有效时间很短, 前驱冲击波的速度在短时间内会被迅速的耗散.
图 10 前驱冲击波速度随时间的变化曲线Figure10. Velocity curve of precursor shock wave with time.
为了进一步加深对于脉冲电弧放电激励特性的认识, 进行超声速来流条件(Ma = 3)下的流场特性演化研究. 图11给出了f = 10 kHz以及f = 20 kHz激励频率下, 单组激励器在3个不同周期的流场特性图. 如图9(a)所示, f = 10 kHz情况下, 瞬时流场中可以同时捕捉到3次较强的前驱冲击波, 前驱冲击波间衔接紧密, 基本可以实现持续的冲击效应. f = 20 kHz的作用效果更加明显, 瞬时截面可以同时捕捉到5次前驱冲击波, 彼此之间相互衔接, 已经形成了一道类似于弱压缩波的波阵面. 同时注意到边界层的变化, 可以明显发现层流边界层在经过放电区域后开始转捩, 湍流化现象明显. 通过纹影图像初步显示, 脉冲放电的高频冲击效应可以在一定程度上促进转捩发生, 且频率越高, 效果越好.
图 11 激励器在来流条件下的流场特性演化 (a) f = 10 kHz; (b) f = 20 kHzFigure11. Evolution of flow field characteristics of the exciter under incoming flow conditions: (a) f = 10 kHz; (b) f = 20 kHz.
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3.3.转捩过程的NPLS流动显示
图12给出了超声速平板边界层基准流场结构图, 实际拍摄范围为40—168 mm, 像素分辨率为52.4 μm/pixel, 流场流动方向从左至右. 可以看出, 由于风洞来流存在较多扰动, 能够观察到边界层从层流发展到湍流的全过程. 在x < 140 mm范围内边界层皆处于层流状态, 随着层流边界层沿平板壁面不断发展, 边界层内部发生扰动并逐渐增大, 进入转捩阶段, 在140 mm < x < 168 mm范围内边界层处于转捩区, 边界层内部开始出现大尺度流动结构, 这些大尺度流动结构与平板壁面的法向距离逐渐提高, 边界层内部流动与主流之间的作用持续增强, 这些剧烈的相互作用导致边界层的厚度不断增加, 边界层流动进入完全发展的湍流边界层阶段.
图 12 基准流场图Figure12. Basic flow field diagram.
如图13所示, 当向流场施加频率为5 kHz激励时, 在放电区域之前边界层皆处于层流状态, 经过放电区域后, 边界层厚度较基准流场有所增加. 在x = 110 mm附近的区域发生转捩, 在110 mm < x < 140 mm范围内边界层处于转捩区, 具体特征为边界层开始失稳, 出现大尺度流动结构, 边界层的厚度增加, 但厚度增长速度较为缓慢. 在x = 140 mm附近破碎为小尺度结构. 之后湍流边界层流动进入充分发展阶段, 湍流边界层厚度达到20 mm.
图 13 激励频率为5 kHz时流场图Figure13. Flow field diagram when excitation frequency is 5 kHz.
如图14所示, 当向流场施加频率为10 kHz激励时, 在放电区域之前边界层皆处于层流状态. 经过放电区域后开始发生转捩, 在100 mm < x < 130 mm范围内边界层处于转捩区, 具体特征为边界层经过等离子体激励后, 迅速形成大尺度结构, 同时边界层的厚度也在不断呈线性增加, 厚度增长速率较激励频率为5 kHz时要快, 在x = 130 mm附近大尺度结构逐渐破碎为小尺度结构. 之后湍流边界层流动进入充分发展阶段, 湍流边界层厚度达到22 mm.
图 14 激励频率为10 kHz时流场图Figure14. Flow field diagram when excitation frequency is 10 kHz.
如图15所示, 当向流场施加频率为20 kHz激励时, 在x < 95 mm的范围内边界层皆处于层流状态, 但边界层厚度较基准流场有所增加. 在x = 95 mm附近的区域发生转捩, 在95 mm < x < 110 mm范围内边界层边界层处于转捩区, 具体特征为边界层在等离子体激励区域发生失稳, 同时出现涡的卷起, 并形成大尺度结构, 在x = 110 mm附近大尺度结构逐渐破碎为小尺度结构, 经过转捩区后边界层厚度急剧增加. 之后湍流边界层流动进入充分发展阶段, 湍流边界层厚度达到23 mm.
图 15 激励频率为20 kHz时流场图Figure15. Flow field diagram when excitation frequency is 20 kHz.
如图16所示, 当向流场施加频率为40 kHz激励时, 在x < 90 mm的范围内边界层皆处于层流状态, 但是边界层厚度较基准流场有所增加. 在x = 90 mm附近区域发生转捩. 在90 mm < x < 100 mm范围内边界层处于转捩区, 具体特征为边界层的厚度迅速增加, 同时出现涡的卷起, 并形成大尺度结构. 当大尺度结构经过等离子体放电区域后, 立即破碎为小尺度结构. 之后湍流边界层流动进入充分发展阶段, 湍流边界层厚度达到24 mm.
图 16 激励频率为40 kHz时流场图Figure16. Flow field diagram when excitation frequency is 40 kHz.
如图17所示, 当向流场施加频率为60 kHz激励时, 在x < 90 mm的范围内边界层皆处于层流状态, 但边界层厚度较基准流场有所增加, 可以清晰看到, 层流边界层经过等离子体放电区域后, 立即破碎为小尺度结构, 层流边界层直接转捩进入湍流边界层. 导致这种现象的原因可能是由于等离子体放电产生的扰动较大, 扰动直接越过了线性发展和非线性发展的过程, 而达到非线性饱和的阶段, 结果导致边界层内大尺度结构迅速破碎, 流动进入湍流. 之后湍流边界层流动进入充分发展阶段, 边界层厚度达到25 mm.
图 17 激励频率为60 kHz时流场图Figure17. Flow field diagram when excitation frequency is 60 kHz.
通过观察施加不同激励频率时的流场图, 可以得到, 如图18所示, 超声速平板边界层转捩位置随着激励频率的增大位置越靠前, 边界层转捩区长度随着激励频率的增加而变短, 当施加高频激励如60 kHz时, 转捩区长度为0. 分析原因可知, 高频的微秒量级的放电过程, 会产生速度较高的前驱冲击波和温度较高的热量, 给边界层施加连续不断的扰动. 在持续的冲击作用下, 边界层会发生一定的改性, 边界层容易失稳, 因此转捩位置靠前. 同时由于等离子体放电产生的扰动较大, 扰动直接越过了线性发展和非线性发展的过程, 而达到非线性饱和的阶段, 结果直接导致边界层状态直接由层流进入湍流, 转捩区长度变短.
图 18 转捩参数随激励频率的变化 (a) 转捩位置随激励频率的变化; (b) 转捩区长度随激励频率的变化Figure18. Transition parameters vary with excitation frequency: (a) Transition position varies with the excitation frequency; (b) length of transition zone varies with the excitation frequency.
边界层转捩的途径可以按照图19进行分类[27]. 当施加频率较低时(f = 5, 10和20 kHz), 对边界层的扰动相对较小, 此时边界层转捩途径符合途径4, 等离子体激励产生的冲击波进入到边界层触发不稳定波, 不稳定波随着边界层的增长而逐渐发展. 随着扰动波幅值的进一步增长, 边界层发展到非线性阶段. 最后, 层流边界层变为了湍流边界层. 当施加频率较高时(f = 40和60 kHz), 对边界层的扰动大且时间长, 此时边界层转捩途径符合途径5, 等离子体激励产生的冲击波进入到边界层触发不稳定波, 不稳定波的发展直接跳过线性增长阶段经过旁路转捩进入湍流.
图 19 边界层转捩到湍流的5种途径Figure19. Five ways for boundary layer transition to turbulence.
以上流动显示结果说明脉冲电弧放电的高频冲击效应可以促进转捩发生, 且频率越高, 效果越好. 分析可知, 高频的微秒量级的放电过程, 会产生速度较高的前驱冲击波, 给边界层施加连续不断的扰动. 在持续的冲击作用下, 边界层会发生一定的改性. 施加高频激励(f = 60 kHz)后, 在放电区域下游边界层出现明显的湍流化现象, 说明脉冲放电可以诱导边界层发生转捩. 且通过对比发现, 高频激励下的扰动, 相比于低频激励(f = 5 kHz)的扰动, 湍流化区域更大. 同时在高频激励下, 诱发边界层转捩的位置比低频激励更加靠前, 高频电弧放电在促使边界层转捩上拥有很大的潜力. 高频激励的湍流化区域大, 边界层开始转捩的位置靠前. 相比于f = 5 kHz时的边界层, f = 60 kHz激励频率下的边界层随主流向下游发展的更厚, 其湍流涡结构基本可见, 边界层厚度已经达到25 mm. 所以总体而言, 高频的脉冲放电在一定程度上拥有促进边界层转捩的能力. 激励频率越高, 单位时间的扰动次数越多, 边界层越容易失稳.
1)在Ma = 3流场中, 来流总压P0 = 1 atm, PADPA放电的峰值电压为6 kV, 峰值电流为70 A, 放电的时间尺度大约为300 ns, 单次的放电能量为70 mJ; 可以看到电流相比于电压有一个明显的滞后, 电压的变化对应的是击穿起弧的过程, 而击穿之后的能量沉积则对应电流的变化. 相比于大能量扰动控制方法, PADPA消耗的能量较少.
2)从流场演化特性来看, 单次放电主要在流场中诱导出两种结构特征: 前驱冲击波和热沉积区. 改变激励频率, 并不影响冲击波的传播速度, 激励频率越高, 流场所得到的冲击次数越多, 累积的作用效果越明显. 纹影图像初步显示, 脉冲放电的高频冲击效应可以在一定程度上促进转捩发生, 且频率越高, 效果越好
3)超声速平板边界层转捩位置随着激励频率的增大位置越靠前, 边界层转捩区长度随着激励频率的增加而变短, 当施加高频激励如60 kHz时, 转捩区长度为0. 当施加频率较低时(f = 5, 10和20 kHz), 此时边界层转捩途径为, 等离子体激励产生的冲击波触发不稳定波, 不稳定波逐渐发展. 随着扰动波进一步增长, 边界层发展到非线性阶段. 最后, 层流边界层变为了湍流边界层. 当施加频率较高时(f = 40和60 kHz), 此时边界层转捩途径为, 等离子体激励产生的冲击波触发不稳定波, 不稳定波的发展直接跳过线性增长阶段经过旁路转捩进入湍流.
重点感谢空军工程大学航空工程学院等离子体动力学重点实验室唐孟潇博士在实验中的指导和帮助. 感谢空军工程大学航空工程学院等离子体动力学重点实验室魏彪博士、苏志博士、谢理科博士在论文构思、撰写与修改中给予的帮助.
