磁加速等離子體激勵器激勵特性

陽鵬宇, 唐 坤, 張 鑫, 賴慶仁

(1. 中國空氣動力研究與發(fā)展中心空氣動力學(xué)國家重點實驗室, 四川綿陽 621000; 2. 中國空氣動力研究與發(fā)展中心低速空氣動力研究所, 四川綿陽 621000)

引 言

等離子體主動流動控制技術(shù)以其響應(yīng)時間短、 激勵頻帶寬等技術(shù)優(yōu)點, 在改善飛行器空氣動力性能方面具有潛在應(yīng)用前景[1-5]. 分離流等離子體氣動激勵控制研究是等離子體流動控制研究領(lǐng)域中的重要分支. 大量研究表明等離子體在低風(fēng)速下可有效抑制翼型/機翼的前緣失速分離、 推遲失速迎角、 提高升阻比[6-11]. 但是在較高風(fēng)速下,等離子體的控制效果嚴重下降. 一個重要原因是高風(fēng)速下, 等離子體激勵器產(chǎn)生的擾動強度降低. 如何增強激勵器的擾動強度, 是等離子體激勵器在高風(fēng)速下實現(xiàn)分離流控制的關(guān)鍵.

已有研究從等離子體激勵器的材料、 結(jié)構(gòu)、 布局和放電波形等方面進行優(yōu)化, 以期望提高氣動擾動強度[12-18]. 另一種思路是引入磁場, 改變等離子體激勵器工作時的能量分配比例. 具體講, 等離子體激勵器在工作時, 放電電源輸出的電能主要轉(zhuǎn)換為氣體電離能, 氣體Joule熱和氣體動能. 而通過磁場對等離子體施加Lorentz力, 可定向加速等離子體. 加速后的等離子體與中性粒子碰撞, 將更多動能傳遞給氣體, 從而提高放電電能轉(zhuǎn)換為氣體動能的比例, 實現(xiàn)等離子體氣動激勵強度的提升.

采用以上思路設(shè)計的激勵器結(jié)構(gòu)一般如圖1所示, 在壁面布置一對平行的正負電極, 沿垂直于壁面的方向施加磁場, 磁場覆蓋電極所在區(qū)域. 當(dāng)正負電極間施加高電壓并出現(xiàn)放電時, 產(chǎn)生的等離子體受到正交電磁場作用, 沿著電極軌道定向運動, 并將動能傳遞給周圍氣體, 形成氣動激勵效果.

利用磁加速等離子體改善航空/航天推進器性能的研究已有很多報道, 例如俄羅斯提出的AJAX項目中采用磁流體加速提高超燃沖壓發(fā)動機推進效率[19], 航天領(lǐng)域中采用磁加速等離子體方式為航天器提供推力[20]. 對于提高等離子體氣動激勵強度的研究, Pafford等利用磁場加速等離子體使放電電弧滑動速度達到約100 m/s, 在來流16 m/s流場下誘導(dǎo)壁面射流達到32 m/s[21]. Zaidi等通過磁場加速方式將超聲速來流附面層中放電電弧的速度由350 m/s加速到2 000 m/s[22].

已有研究結(jié)果表明通過引入磁場提高等離子體擾動強度具有較大潛力. 然而, 目前, 此方面的研究還處于初步探索階段, 尤其是對磁加速等離子體激勵器誘導(dǎo)流場的研究鮮有報道. 本文針對不同磁場強度下放電等離子體的電學(xué)特性和誘導(dǎo)流場的結(jié)構(gòu)形態(tài)開展實驗研究, 摸清磁場強度對激勵器電學(xué)特性與誘導(dǎo)流場特性的影響規(guī)律, 為提高等離子體在較高風(fēng)速下的控制效果提供支撐.

1 實驗系統(tǒng)

實驗系統(tǒng)由激勵器、 放電電源、 磁場產(chǎn)生設(shè)備和測量系統(tǒng)組成. 如圖2所示, 等離子體激勵器由陶瓷板和電極組成. 電極的內(nèi)邊緣呈現(xiàn)喇叭形狀, 以提高激勵器放電穩(wěn)定性, 內(nèi)邊緣長度長約 30 mm, 擴張角約為6°, 最小間距dmin有 1 mm 和2.5 mm兩種. 放電電源輸出電壓為準DC, 波形是半正弦波, 頻率為6 kHz, 峰值在6 kV以內(nèi)連續(xù)可調(diào). 磁場產(chǎn)生設(shè)備采用鐵釹硼磁鐵和電磁鐵, 磁場覆蓋激勵器的整個放電區(qū)域, 方向垂直于激勵器陶瓷板, 強度B在2 000 mT內(nèi)可調(diào). 測量系統(tǒng)采集獲得激勵器的電壓/電流波形、 磁場強度、 等離子體圖像和近壁面的誘導(dǎo)流場. 等離子體圖像采用高速相機拍攝, 拍攝頻率為10 kfps. 近壁面誘導(dǎo)流場采用煙流流場顯示技術(shù)和PIV技術(shù)獲得, 示蹤粒子為橄欖油發(fā)煙顆粒, 拍攝頻率為0.05 kfps, 流場拍攝區(qū)域有橫向截面1和縱向截面2, 3(如圖2所示).

2 激勵器放電特性

2.1 放電形態(tài)

圖3給出了激勵器工作時的典型放電圖像, 放電覆蓋的區(qū)域從電極喉道(電極間距最小處)到電極末端, 放電產(chǎn)生的等離子體貼于壁面.

圖4給出了高速相機拍攝到的一系列放電圖像. 相鄰兩張圖像的時間間隔為0.1 ms. 由圖可知, 當(dāng)激勵器工作時, 電極間實際產(chǎn)生了一條電弧. 電弧受到空間正交電磁場力的作用, 沿著電極從喉道滑動到電極末端. 電弧在末端熄滅后重新在喉道產(chǎn)生, 并向下運動, 由此重復(fù)進行.

圖3 激勵器工作時放電圖像Fig. 3 Discharge image of the plasma actuator

圖4 B=270 mT, dmin=1 mm不同時刻電弧空間位置Fig. 4 Discharge arc position with B=270 mT, dmin=1 mm at different time instants

2.2 等離子體定向運動速度

根據(jù)高速相機拍攝的電弧圖像, 由不同時刻電弧的位置可計算電弧移動速度, 即放電等離子體定向運動速度. 圖5展示了dmin=1 mm電極在不同磁場強度B下電弧的平均移動速度v, 兩者大致成線性關(guān)系. 同樣dmin=2.5 mm時得到一組電弧速度與磁場強度的數(shù)據(jù)見表1. 與dmin=1 mm電極相比, 電弧移動速度明顯提高, 例如在B=360 mT時v由3.92 m/s增加到4.98 m/s, 但對比同一磁場條件下測試的3組數(shù)據(jù)發(fā)現(xiàn)其速度波動較大. 實驗得到的最大電弧速度約6.76 m/s. 進一步提高電弧移動速度, 須增加磁場強度或極間電場強度. 實驗發(fā)現(xiàn)提高電場強度, 電極容易燒蝕, 使放電穩(wěn)定性降低; 當(dāng)磁場強度大于1 000 mT時, 電弧在電極上移動出現(xiàn)不連續(xù)情況, 難以通過電弧的位置推算等離子體移動速度.

圖5 電弧移動速度隨磁場強度的變化曲線(dmin=1 mm)Fig. 5 Curve of arc moving speed with magnetic field intensity(dmin=1 mm)

表1 不同磁場強度電弧移動速度(dmin=2.5 mm)

2.3 電壓電流波形分析

2.3.1 放電電壓電流特性

圖6為典型條件下的放電電壓/電流波形圖, 可看到波形具有明顯周期性, 頻率為6 kHz, 這與放電電源輸出電壓頻率一致. 電壓/電流波形的一個周期從電流脈沖峰值開始, 此時電極間氣體剛被擊穿, 并產(chǎn)生電弧. 電弧使放電回路導(dǎo)通, 電源輸出電壓幾乎全部加載到限流電阻兩端, 電極間電壓從擊穿前的最大值直接下掉到接近零. 隨后電極間電壓逐漸升高, 回路電流則保持在幾十毫安量值, 對應(yīng)圖6中第1階段. 此階段電流波形穩(wěn)定, 量值較小, 可認為放電處于正常輝光放電模式, 放電通道大致分為陰極區(qū)和正柱區(qū). 陰極區(qū)電壓在小電流狀態(tài)時由電極材質(zhì)決定, 在幾百伏量值, 不隨電流變化. 在6 kHz低頻條件下, 正柱區(qū)可等效為一純電阻, 阻值與放電等離子體密度、 遷移率等參數(shù)有關(guān). 因為電極間電壓逐漸上升, 而電流基本保持不變, 表明正柱區(qū)電阻在不斷增大, 推知等離子體密度在逐漸減小. 當(dāng)?shù)入x子體密度減小到一定程度后, 放電通道變得不穩(wěn)定, 電壓波形出現(xiàn)鋸齒形波動, 而電流逐漸降低, 隨后降為零, 電弧熄滅, 放電

進入如圖6所示第2個階段. 在第2個階段, 電極間電壓逐漸升高, 當(dāng)達到擊穿電壓時, 氣體再次被擊穿, 產(chǎn)生電弧, 放電進入下一個周期.

圖6 典型條件下激勵器放電電壓電流波形Fig. 6 Discharge voltage and current waveform of plasma actuator under typical conditions

以上周期性的放電特征在電弧亮度上也有體現(xiàn), 圖7給出了時間間隔為0.05 ms的一組電弧圖像. 從圖上可以看出, 電弧亮度呈現(xiàn)強弱交替變化. 由于圖像采集頻率為20 kHz, 與放電電壓頻率6 kHz 并不是成倍數(shù), 所以圖片展示的電弧亮度變化存在相移, 周期性不明顯, 但基本反映了放電的周期性特征. 圖7中第7張照片上沒有電弧圖像, 該拍攝時刻對應(yīng)放電波形中第2階段, 此時電流為零, 電弧熄滅. 值得注意的是, 雖然電弧熄滅, 但該區(qū)域依然存在放電產(chǎn)生的殘余等離子體. 當(dāng)下一個放電周期的輸出電壓達到一定幅值時, 殘余等離子體會促使電弧在當(dāng)?shù)禺a(chǎn)生, 這使得電弧在周期性產(chǎn)生和熄滅的同時依然沿著電極向下移動, 而不至于駐留在電極的喉道.

圖7 間隔0.5 ms電弧發(fā)光強度變化Fig. 7 Change of arc luminous intensity attime interval of 0.5 ms

2.3.2 不同參數(shù)下放電波形

圖8為Un=4 000 V,B=400 mT條件得到的多個放電周期波形(Un為電源輸出有效電壓值,B為施加的磁場強度). 由圖可知, 波形的包絡(luò)也存在周期性. 每個周期內(nèi)包絡(luò)的電壓逐漸增大, 包絡(luò)的電流逐漸減小. 這一周期性的變化對應(yīng)圖4中電弧沿電極移動的過程. 電弧向電極末端移動時當(dāng)?shù)胤烹婇g距離增大, 用于維持放電的電壓也越大. 當(dāng)Un降到2 700 V時, 由圖9可知, 維持電壓的包絡(luò)周期變短, 此時Un難以維持較大的極間距離放電, 使得電弧未移動到電極的末端就返回電極喉道開始下一個周期的運動.

圖8 Un=4 000 V, B=400 mT放電電壓電流波形Fig. 8 Discharge voltage and current waveform at Un=4 000 V,B=400 mT

圖9 Un=2 700 V, B=400 mT放電電壓電流波形Fig. 9 Discharge voltage and current waveform at Un=2 700 V,B=400 mT

當(dāng)磁場強度由400 mT增加到1 000 mT時, 由圖10， 11可知電壓波形包絡(luò)的原有周期性基本消失, 此時電弧不再周期性地沿著電極移動.

圖10 Un=3 000 V, B=1 000 mT放電電壓電流波形Fig. 10 Discharge voltage and current waveform at Un=3 000 V,B=1 000 mT

圖11 Un=4 000 V, B=1 000 mT放電電壓電流波形Fig. 11 Discharge voltage and current waveform at Un=4 000 V,B=1 000 mT

根據(jù)電壓電流波形數(shù)據(jù)可由公式計算激勵器的能耗, 表2展示了4種工況下放電功耗大小, 初步規(guī)律是隨著Un和B的增大功耗會隨之增大. 消耗的能量一部分轉(zhuǎn)化為Joule熱, 一部分用于氣體電離所需， 一部分能量轉(zhuǎn)化為等離子體以及周圍氣體的定向運動.

表2 不同激勵條件下激勵器功耗

3 激勵器誘導(dǎo)流場特性

3.1 誘導(dǎo)流場形態(tài)

圖12給出了流場拍攝截面1的煙流圖像. 從圖中可以看到激勵器誘導(dǎo)的流場包含了不同尺度的旋渦. 這些旋渦在電極周圍產(chǎn)生, 并貼著壁面運動, 通過卷入上層氣體逐漸變大, 最后脫離壁面向上發(fā)展. 另外, 圖13和14展示了截面2和3的煙流圖像, 同樣可以看到有明顯的旋渦產(chǎn)生, 但旋渦僅僅分布在靠近陰極的一側(cè). 對比截面2和3的旋渦區(qū)域可知, 該方向的旋渦同時平行于電極向外發(fā)展. 結(jié)合以上3個截面的煙流圖像可知, 激勵器誘導(dǎo)的流場區(qū)域形狀如圖15陰影部分所示.

該激勵器誘導(dǎo)渦產(chǎn)生的基本原理是通過等離子體定向運動誘導(dǎo)近壁面射流, 射流與周圍靜止氣體相互剪切形成旋渦. 根據(jù)橫向和縱向截面的煙流圖像, 可將激勵器誘導(dǎo)的射流細分為兩種, 一是電弧沿電極導(dǎo)軌滑動, 帶動附近氣體運動形成沿縱向射流; 二是電弧形成過程中, 氣體擊穿產(chǎn)生的大量正離子從陽極遷移到陰極, 帶動附近氣體運動形成沿橫向射流. 兩種激勵方式同時作用, 使誘導(dǎo)的流場具有較強的三維效應(yīng). 另外, 由于激勵器工作時等離子體的產(chǎn)生和運動具有明顯的周期性, 射流具有脈沖特點, 因此誘導(dǎo)的流場呈現(xiàn)強非定常性.

圖12 典型條件下在截面1上的誘導(dǎo)煙流圖Fig. 12 Induced flow smoke visualization image of actuator on plane 1 under typical conditions

圖13 典型激勵條件下在截面2上的誘導(dǎo)煙流圖Fig. 13 Induced flow smoke visualization image of conditionson plane 2 under typical condition

圖14 典型激勵條件下在截面3上的誘導(dǎo)煙流圖Fig. 14 Induced flow smoke visualization image of actuator on plane 3 under typical conditions

圖15 激勵器誘導(dǎo)流場區(qū)域形狀示意圖Fig. 15 Shape of flow field induced by actuator

3.2 誘導(dǎo)流場強度

采用PIV技術(shù)獲得了激勵器誘導(dǎo)流場的速度分布, 以此分析等離子體激勵強度. 圖16為截面1某個時刻的流場速度云圖和流線, 可以看到射流從左向右發(fā)展. 由于射流區(qū)域靠近壁面且速度變化大, 使得這一區(qū)域的示蹤粒子濃度非常低, 難以準確計算出射流速度大小. 就當(dāng)前測試結(jié)果, 最大誘導(dǎo)氣流速度出現(xiàn)在圖中紅色區(qū)域, 約為 0.15 m/s. 圖17為截面3得到的速度場, 得到了類似結(jié)果, 最大誘導(dǎo)氣流速度約0.2 m/s, 顯然測得的最大氣流速度并不能反映射流速度大小. 為進一步確定激勵產(chǎn)生的射流速度大小, 實驗采用了粒子跡線法進行估算. 圖18為給定曝光時間典型激勵條件下的示蹤粒子移動軌跡. 通過軌跡長度(依據(jù)壁板尺寸得到)除以曝光時間可大致估算近壁面射流速度大小, 統(tǒng)計結(jié)果表明射流速度在1～2 m/s, 與等離子體定向運動速度(3～7 m/s)在一個量級.

圖16 典型激勵條件下在截面1上的誘導(dǎo)流場速度場圖Fig. 16 Velocity field on plane 1 under typical conditions

圖17 典型激勵條件下在截面3上的誘導(dǎo)流場速度場圖Fig. 17 Velocity field on plane 3 under typical conditions

圖18 截面1上的粒子跡線圖Fig. 18 Particle trace on plane 1

鑒于該激勵器誘導(dǎo)的流場伴隨大量旋渦, 為高度非定常流, 因此僅通過射流大小評估激勵強度顯然不夠, 對此須引入時間量, 通過誘導(dǎo)流場變化的劇烈程度(擾動能力)來評估激勵強度將更為合理, 此項工作要求流場采樣頻率和精度更高, 有待改進測量手段后進一步開展.

4 結(jié)論

當(dāng)激勵器以6 kHz頻率工作時, 放電電弧與產(chǎn)生的等離子體在電磁場作用下沿電極定向運動, 運動速度約5 m/s. 激勵器誘導(dǎo)流場存在兩種作用方式, 一是放電等離子體產(chǎn)生時誘導(dǎo)近壁面橫向射流, 二是等離子體沿電極運動時誘導(dǎo)近壁面縱向射流. 誘導(dǎo)射流速度約2 m/s. 兩種激勵方式同時作用, 誘導(dǎo)的流場具有明顯三維特征. 兩種激勵方式均為周期脈沖, 使得誘導(dǎo)的流場具有顯著非定常性.

增大電源輸出電壓和增大磁場強度可以提高等離子體的激勵強度, 所產(chǎn)生的能耗也會隨之增大. 之后將通過改變激勵器材料、 優(yōu)化激勵器布局、 提高電場強度及磁場強度的方式, 進一步提高磁加速等離子體激勵器的擾動強度. 此外, 通過層析PIV對激勵器誘導(dǎo)三維流場進行進一步刻畫.