等離子體激勵氣動力學探索與展望

李應紅 吳 云 梁 華 朱益飛 張海燈 郭善廣

空軍工程大學等離子體動力學重點實驗室, 西安 710038

1 引 言

20 世紀50 年代, 航天技術(shù)研究中發(fā)現(xiàn)了“黑障”現(xiàn)象, 飛行器再入大氣層時由于氣動加熱在頭部形成等離子體層, 等離子體屏蔽電磁波進而導致通信中斷. 這一現(xiàn)象也引發(fā)了后續(xù)采用等離子體調(diào)控目標電磁特性以及氣動特性的大量研究. 由于高速氣動加熱產(chǎn)生等離子體的實驗難度較大, 施加高電壓放電產(chǎn)生等離子體調(diào)控氣動特性的研究逐漸興起. 蘇聯(lián)開展了大量實驗研究,Klimov 等(1982)發(fā)現(xiàn)在馬赫數(shù) 6 高超聲速流動中, 通過對氣流施加預電離, 可以將圓柱體的脫體激波推向上游, 激波阻力最多可減小40% (Klimov et al. 1982). 該現(xiàn)象被稱為“Plasma Magic”.由于激波阻力降低會帶來高超聲速飛行器升阻比和航程的顯著提升, 因此, 前蘇聯(lián)和美國對等離子體激波減阻給予了高度關(guān)注(Ganiev et al. 2000, Shang 2002, White & Subramaniam 2001). 20世紀60 年代, 前蘇聯(lián)科學家也進行了介質(zhì)阻擋放電等離子體激勵抑制分離流動的探索實驗. 20世紀90 年代, 大量前蘇聯(lián)科學家來到美國, 復現(xiàn)俄羅斯的實驗結(jié)果并開展機理研究. Meyer 等(2003)研究發(fā)現(xiàn), 激波阻力的降低與等離子體產(chǎn)生過程中的熱效應密切相關(guān), 氣體分子的裂解和電離并不起主導作用. 20 世紀末, Roth 等(2000)開展的介質(zhì)阻擋放電等離子體激勵及其抑制翼型流動分離的研究, 引起了國際上的廣泛興趣. 2002 年, 《簡氏防務(wù)周刊》曾將國外進行的等離子體可以大幅度改變飛行器空氣動力特性的研究評論為: 將期待一場軍用和商業(yè)飛行器的革命.2000 年之后, 國際上出現(xiàn)了等離子體空氣動力學 (plasma aerodynamics) .

早期研究中, 等離子體一般由封閉腔體內(nèi)的直流輝光/電弧放電產(chǎn)生, 或者以逆向射流形式覆蓋實驗模型表面, 與航天飛行器再入過程中頭部所產(chǎn)生的高溫等離子體鞘層具有一定相似性.由于產(chǎn)生這種全局、高溫等離子體所需要的能耗很高, 國際上逐步轉(zhuǎn)向采用局部的、非定常等離子體激勵進行流動控制. 隨著等離子體調(diào)控氣動特性研究的廣泛興起, 國際上逐漸將其稱為等離子體流動控制技術(shù), 等離子體激勵器放電產(chǎn)生等離子體激勵, 進而改善氣動特性. 與傳統(tǒng)方法如吹吸氣、振蕩壁面、壓電式合成射流等相比, 等離子體激勵器具有結(jié)構(gòu)簡單、頻響高、響應速度快等優(yōu)點, 在飛行器增升減阻、防除冰、擴大發(fā)動機穩(wěn)定裕度和提高推進效能等方面有著廣闊的應用前景(吳云和李應紅 2015). 2009 年, 美國航空航天學會將以等離子體激勵器為代表的主動流動控制技術(shù)列為十大航空航天前沿技術(shù)之一. 2011 年, 美國普林斯頓大學和DARPA 召開了等離子體在流動控制、能源技術(shù)和材料處理中的應用研討會.

等離子體流動控制的核心是通過等離子體激勵激發(fā)流動不穩(wěn)定性, 實現(xiàn)“四兩撥千斤”的效果. 為了系統(tǒng)研究等離子體流動控制的科學基礎(chǔ), 我們提出等離子體激勵氣動力學 (plasma-actuated gas dynamics, PAGD) , 定義為研究等離子體激勵與流動相互作用下, 繞流物體受力和流動特性以及管道內(nèi)部流動規(guī)律的科學, 屬于空氣動力學、氣體動力學與等離子體動力學交叉前沿領(lǐng)域. 等離子體激勵與氣流之間呈現(xiàn)復雜的相互作用, 一方面, 等離子體激勵通過加速、加熱和化學效應影響激波、分離流動、附面層流動等典型的氣動現(xiàn)象; 另一方面, 氣流的速度、壓力和溫度變化又會改變化學反應速率常數(shù)、約化場強等參數(shù), 進而影響放電形態(tài)和等離子體組分濃度, 如圖1 所示. 等離子體激勵氣動力學的基礎(chǔ)研究, 需要綜合運用等離子體物理、空氣動力學、氣體動力學、高壓放電等多學科知識, 求解包含N-S 方程、電磁方程、粒子輸運方程、化學反應方程在內(nèi)的復雜動力學體系(李應紅和吳云 2020, Unfer & Boeuf 2010, Zhu et al. 2013).

圖 1 等離子體激勵氣動力學的內(nèi)涵(吳云和李應紅 2015,李應紅和吳云 2020,Tang et al.2020a)

等離子體激勵氣動力學的研究內(nèi)容主要包含兩個方面, 一是等離子激勵的產(chǎn)生與演化機制,二是等離子體激勵調(diào)控氣流的機理與規(guī)律. 本文從等離子體激勵氣動力學角度, 對近20 年來國際上的等離子體流動控制研究探索進行綜述: 第2 節(jié)主要介紹等離子體激勵的基本原理, 介質(zhì)阻擋放電等離子體激勵和等離子體合成射流激勵的特性與演化機制; 第3 至5 節(jié)分別介紹等離子體激勵調(diào)控附面層、分離流動和含激波流動的機理與規(guī)律; 第6 節(jié)對等離子體激勵氣動力學的未來發(fā)展進行了展望.

2 等離子體激勵

2.1 基本原理

等離子體激勵是等離子體在電磁場力作用下運動或氣體放電產(chǎn)生的壓力、溫度、物性變化,對氣流施加的一種可控擾動, 主要包含三個效應: 動力效應、沖擊效應和物性改變(吳云和李應紅 2015), 如圖2 所示. 在等離子體激勵器的兩個電極之間施加高電壓形成強電場區(qū)域, 強電場加速電子并與中性粒子高速碰撞, 對氣體粒子激發(fā)活化, 形成放電等離子體區(qū)域(Leonov et al.2010).

圖 2 氣體放電等離子體形成流體動力學宏觀激勵的微觀原理

從微觀上看, 電子與中性氣體分子碰撞將引發(fā)分子的電離、解離和激發(fā), 而已被激發(fā)的氣體分子又會因為復合和碰撞熄滅等過程進一步解離, 對氣體成分影響顯著的典型過程包括: 電子碰撞電離: e+M2=>e + e +,電子碰撞激發(fā): e+ M2=>e +, 電子碰撞解離:e + M2=>e+M+M*,離子解離復合: e+=>M + M?,碰撞熄滅解離:+ N =>M + M*+ N. 這些碰撞過程使得氣體成分從以基態(tài)氮、氧分子為主轉(zhuǎn)變?yōu)榘藬?shù)十種分子、原子、離子、電子的混合物, 成分的變化直接引起氣體物性參數(shù)的變化. 由于帶電粒子增多, 等離子體區(qū)域具有很高的電導率, 高電流通量將引發(fā)焦耳加熱, 空氣溫度的增加又將進一步提高電導率, 加劇物性參數(shù)的重大變化.

從宏觀上看, 氣體放電的直接結(jié)果是溫度升高, 進而引起氣體密度和氣壓的顯著變化. 等離子體對氣體影響的微觀規(guī)律和宏觀規(guī)律是統(tǒng)一的, 宏觀溫度提升的本質(zhì)是粒子間非平衡碰撞過程釋放了能量; 密度和氣壓的變化一方面是溫度變化的聯(lián)動效應, 另一方面則是帶電重粒子受到電場力的驅(qū)動與中性粒子碰撞引發(fā)動量轉(zhuǎn)移造成的. 通過調(diào)節(jié)氣體放電等離子體的微觀過程, 實現(xiàn)對流體動力學宏觀過程的控制, 是等離子體激勵研究的重要內(nèi)容.

放電等離子體呈現(xiàn)高度非平衡特性, 表現(xiàn)為不同的成分 (電子、離子和中性粒子) 具有明顯不同的速度 (宏觀表現(xiàn)為溫度) . 等離子體體系中各成分的速度受到約化電場和沉積能量的控制.約化電場決定了處在各速度范圍中電子的概率 (電子能量分布函數(shù)) , 而電子溫度決定了等離子體體系中反應的發(fā)展方向和產(chǎn)物的主要類型; 沉積能量則決定了等離子體系統(tǒng)中碰撞/反應的多少. 不同的等離子體發(fā)生方式, 具有不同的約化電場和沉積能量范圍, 繼而決定了等離子體激勵作用于氣流時的復雜機理. 表1 列出了三種常用的等離子體激勵產(chǎn)生方式: 介質(zhì)阻擋放電、火花放電和電弧放電.

表 1 幾種典型等離子體激勵特性

2.2 介質(zhì)阻擋放電等離子體激勵

表面介質(zhì)阻擋放電 (surface dielectric barrier discharge, SDBD) 等離子體激勵, 是國際上研究最為廣泛深入的等離子體激勵方式. 典型的介質(zhì)阻擋放電等離子體激勵器構(gòu)型與放電形態(tài)如圖3所示. 按照驅(qū)動電壓波形的不同, 可以分為正弦交流、微秒脈沖、納秒脈沖介質(zhì)阻擋放電等離子體激勵, 如表2 所示.

表 2 幾種典型介質(zhì)阻擋放電等離子體激勵特性

圖 3 (a)表面介質(zhì)阻擋放電等離子體激勵器側(cè)視圖(吳云和李應紅 2015),(b)時空分辨的放電等離子體形態(tài)俯視圖(Starikovskii et al.2009)

對于正弦交流SDBD 等離子體激勵, 其基本機制是動力效應, 即通過離子在電場下的加速、離子與中性氣體分子之間的動量傳遞誘導近壁面射流. 國際上開展了大量的實驗、仿真和激勵器參數(shù)優(yōu)化工作, 發(fā)現(xiàn)放電通道呈隨機分布, 離子加速效應主要發(fā)生在電壓下降的負半周期(Unfer & Boeuf 2009, 2010), 隨著環(huán)境氣壓的下降, 放電模態(tài)從絲狀放電轉(zhuǎn)捩為輝光放電, 轉(zhuǎn)動溫度、振動溫度、電子溫度與電子密度等特性均發(fā)生顯著變化(Wu et al. 2008), 激勵首先誘導出啟動渦, 隨后演化為近壁面射流, 典型參數(shù)下激勵誘導的近壁面射流速度小于10 m/s (Alexandre et al.2010). 對于納秒脈沖SDBD 等離子體激勵, 其基本機制是沖擊效應, 即通過激發(fā)態(tài)粒子、離子與中性分子的碰撞, 產(chǎn)生快速加熱, 進而誘導壓縮波和旋渦. 激發(fā)態(tài)氮分子熄滅放熱量和離子碰撞放熱量的比例為7 : 3, 誘導產(chǎn)生約300 K 的快速溫升, 由于該加熱過程的時間尺度 (約200 ns) 與聲學時間尺度 (約300 ns) 相近, 沖擊波隨之產(chǎn)生, 隨后快速衰減(Zhu et al. 2013, Starikovskii et al. 2009, Keisuke et al. 2011). 放電電壓的上升沿時間對沖擊波特性影響顯著, 上升沿越短, 沖擊波強度越大. 納秒脈沖SDBD 等離子體激勵誘導旋渦的過程, 與快速加熱導致的流場渦量輸運方程的斜壓項變化有關(guān)(趙光銀等 2015, 杜海 2016). 對于黏性流體, 由N-S 方程有

式中,V為速度矢量,ρ為密度,p為壓力, 在二維條件下, 忽略納秒脈沖SDBD 產(chǎn)生體積力的影響, 對式 (1) 兩邊取旋度可得二維渦量輸運方程

其中,ωx為展向渦量, 方程左端為當?shù)販u量的時間變化率; 右端-(V ·?)ωx為渦量對流項, 即渦量遷移變化率, 對應對流引起的渦量轉(zhuǎn)移;-ωx(?·V)為渦量壓縮-膨脹項, 對應流體微團體積變化引起的渦量大小變化;?ρ×?p/ρ2為斜壓項, 即密度與壓力不滿足正交關(guān)系時發(fā)生熱對流從而引起的渦量變化; 最后一項為黏性應力引起的渦量擴散項, 對應流體黏性對渦量的影響. 納秒脈沖SDBD 誘導快速加熱導致激勵器表面流場中密度與壓力不再正交, 從而引起方程中斜壓項改變,在流場中誘導產(chǎn)生渦量變化. 納秒脈沖SDBD 誘導產(chǎn)生的渦量在分離流場中的發(fā)展與運動, 使大尺度分離渦破碎, 進而實現(xiàn)抑制流動分離的目的. 對于微秒脈沖SDBD 激勵, 其機制介于正弦交流與納秒脈沖激勵之間, 既有快速加熱引起的沖擊效應, 又有離子加速引起的動力效應.

近年來, 國際上針對表面放電的精細機理開展了深入研究, 在納秒時間尺度和微米空間尺度上, 精細分辨了表面放電的發(fā)展過程和氣動響應過程, 并建立了精準的數(shù)值模型 (圖4) (Zhu et al. 2017)電場測量研究手段(Huang et al. 2020); 得到了正弦交流和脈沖放電等離子體激勵體積力和沉積能量的解析解(Soloviev & Krivtsov 2015), 并發(fā)現(xiàn)放電飽和現(xiàn)象, 指出當放電頻率、電壓、介質(zhì)參數(shù)滿足特定數(shù)學物理關(guān)系時, 介質(zhì)阻擋放電等離子體將從準均勻態(tài)轉(zhuǎn)捩為絲狀放電, 放電均勻性的破壞會導致氣動激勵控制效果陡降, 通過提高注入能量、頻率或電壓等單一參數(shù)來提高激勵效果在物理上被證明不可行. 通過將正弦交流和脈沖激勵統(tǒng)一到共同的物理框架下, 提出了表面放電等離子體激勵相圖(Zhu & Wu 2020), 實現(xiàn)了等離子體激勵加速和加熱效應的范圍量化; 發(fā)展了SDBD 等離子體激勵參數(shù)設(shè)計軟件SDBDesigner (Zhu & Wu 2020), 大大降低了激勵器設(shè)計試錯成本, 如圖5 所示.

圖 4 高精度的表面介質(zhì)阻擋放電等離子體激勵診斷與計算結(jié)果.(a)表面介質(zhì)阻擋放電等離子體時空演化精細結(jié)構(gòu)側(cè)視圖,實驗與數(shù)值模擬,(b)等離子體激勵下的氣動響應高速拍攝圖像側(cè)視圖,實驗與數(shù)值模擬(Zhu et al.2017)

2.3 等離子體合成射流激勵

等離子體合成射流激勵器最早提出于2003 年, 其基本工作原理是利用脈沖電弧對半封閉腔體內(nèi)部的空氣進行快速增溫增壓, 最終誘導高速射流噴出(Grossman et al. 2003). 等離子體合成射流激勵器在一個周期內(nèi)的工作過程包含三個階段: 放電能量沉積、射流和吸氣恢復. 與介質(zhì)阻擋放電等離子體激勵器、脈沖電弧等離子體激勵器和傳統(tǒng)的壓電式/活塞式合成射流激勵器相比, 等離子體合成射流激勵器是唯一一個將結(jié)構(gòu)簡單 (若干電極 + 一個腔體) 、射流速度高(＞500 m/s) 和工作頻帶寬 (＞5 kHz) 結(jié)合在一起的新型激勵器(Reedy et al. 2013, Narayanaswamy et al. 2010). 因此, 自提出之后不久, 便引起了主動流動控制領(lǐng)域的廣泛關(guān)注(Narayanaswamy et al. 2010, Hardy et al. 2010, Anderson & Knight 2012).

等離子體合成射流激勵特性研究的目標是要從系統(tǒng)的角度, 厘清激勵器輸出擾動特征與輸入放電波形和激勵器幾何參數(shù)之間的復雜非線性關(guān)系. 根據(jù)這一非線性關(guān)系, 認知等離子體合成射流的形成演化機理和無量綱規(guī)律, 并對激勵器結(jié)構(gòu)進行優(yōu)化設(shè)計. 2003 年-2012 年期間的激勵特性研究主要采用高速紋影、測壓和RANS 數(shù)值仿真等, 得到的結(jié)果大部分是單次工作模式下射流頭部速度和出口總壓隨著時間的變化規(guī)律(Reedy et al. 2013, Narayanaswamy et al. 2010,Hardy et al. 2010, Anderson & Knight 2012). 2013 年至今的激勵特性研究主要依托定量紋影、PIV 等先進流動測量方法和簡化理論建模, 研究內(nèi)容包括激勵的形成演化機理和設(shè)計無量綱規(guī)律(Zong et al. 2015a, 2015b; Zhang et al. 2015; Wang et al. 2014; Laurendeau et al. 2014; Zong &Kotsonis 2016; 2017a, 2018; Kim et al. 2018; Shin et al. 2021). 經(jīng)過近20 年的發(fā)展, 目前國內(nèi)外對于等離子體合成射流激勵特性的認識已經(jīng)比較清晰, 如圖6 所示.

圖 5 (a)表面放電等離子體激勵相圖,(b)用于減阻激勵的定制化快升緩降電壓波形(Zhu &Wu 2020)

圖 6 等離子體合成射流激勵特性(Zong et al.2015b,2015a; Zhang et al.2015; Wang et al.2014; Laurendeau et al.2014; Zong &Kotsonis 2016; 2017a,2018; Kim et al.2018; Shin et al.2021)

等離子體合成射流激勵主要通過四大擾動特征來對外部流動進行控制: 沖擊波、渦環(huán)、高速射流和弱吸氣. 先驅(qū)強沖擊波形成的根本原因是脈沖電弧的不均勻加熱, 而后續(xù)多道沖擊波則為先驅(qū)沖擊波在腔體內(nèi)部多次反射后的余波(Zong et al. 2015a; Dong et al. 2019). 沖擊波的傳播速度、波后氣流密度均隨著傳播距離的增加而呈現(xiàn)出一種指數(shù)衰減的變化規(guī)律. 相同放電能量下, 放電電極越靠近出口/射流孔徑越大, 激波強度就越大(Zhang et al. 2015). 根據(jù)壁面渦量流理論, 渦環(huán)的渦量本質(zhì)上來源于射流喉道的邊界層渦量(Zong & Kotsonis 2016). 當射流無量綱沖程Ls小于4 時, 所有的邊界層渦量都會被卷吸到頭部渦環(huán)中. 而當Ls大于4 時, 除了頭部啟動渦環(huán)外, 在射流主體剪切層中還會由于K-H 不穩(wěn)定性而形成大量的相干渦結(jié)構(gòu)(Zong & Kotsonis 2017a, 2018). 這些相干渦環(huán)的脫落頻率與射流階段唇口壓力的脈動頻率一致(Laurendeau et al.2014, Shin et al. 2021). 渦環(huán)一旦形成后, 就會在自誘導作用下沿著激勵器軸向運動. 渦環(huán)的環(huán)量隨著傳播距離的增加呈現(xiàn)出一種先增加而后減小的變化趨勢. 最大環(huán)量在距離喉道出口2 倍直徑處獲得, 取值約為0.62UpD, 其中Up和D分別為射流峰值速度和出口直徑(Zong & Kotsonis 2018).

通過監(jiān)控高速紋影中射流頭部位置演化, 發(fā)現(xiàn)射流頭部速度隨著時間的延長呈現(xiàn)出一種先增大而后減小的變化規(guī)律, 最大射流速度與能量沉積呈正比(Zong et al. 2015a; Wang et al. 2014).利用PIV 手段對高速射流流場進一步捕捉發(fā)現(xiàn), 射流主體中存在多個高速區(qū)域和低速區(qū)域相間隔的結(jié)構(gòu), 說明出口速度存在著一定的脈動. 這種速度脈動與渦環(huán)的周期性脫落有關(guān), 從根本上都可歸結(jié)為腔體內(nèi)部的壓力脈動(Reedy et al. 2013, Zong & Kotsonis 2016). 射流的演化過程還受孔型的影響較大. 相同面積下, 狹縫孔的射流主體由與外界接觸面積較大, 卷吸的低能流體較多,因而擴張速率高、射流穿透深度低(Zong & Kotsonis 2017a). 在激勵特性研究初期, 國內(nèi)外對于激勵器吸氣機理的認知并不清晰. 部分學者認為當射流階段結(jié)束后, 腔體處于高溫狀態(tài), 隨著冷卻換熱過程中激勵器腔體溫度的降低, 腔內(nèi)壓力穩(wěn)步降低, 為吸氣過程提供動力(Haack et al. 2010). 根據(jù)這一機理建立的解析理論模型, 并沒有重現(xiàn)吸氣現(xiàn)象, 也并不能夠模擬激勵器工作的重頻過程. 進一步研究表明, 由于喉道內(nèi)氣體的慣性和腔體內(nèi)外的復雜換熱過程, 激勵器本質(zhì)上是一個帶阻尼的振蕩系統(tǒng)(Zong et al. 2015b). 在一個工作周期內(nèi)存在著多次射流和吸氣過程的輪換, 而吸氣過程的驅(qū)動力即為射流階段結(jié)束后的負壓. 吸氣的速度比射流速度低一個量級, 大約為10 ~ 20 m/s.

綜合以上機理分析和理論建模, 得到了大量可以指導設(shè)計的無量綱規(guī)律. 如圖6 最后一行所示, 最大的射流速度與無量綱的能量沉積有關(guān), 兩者呈1/3 次律關(guān)系(Zong & Kotsonis 2018); 激勵器的飽和頻率由腔體的Helmholtz 自然震蕩頻率決定, 與腔體體積呈反比、射流孔徑呈正比(Chiatto & Luca 2017); 射流持續(xù)時間與能量沉積和腔體體積呈正比, 與射流孔徑和腔體溫度呈反比(Anderson & Knight 2012); 激勵器腔體內(nèi)的密度隨著工作頻率的增大呈現(xiàn)出一種先基本不變, 隨后快速下降的變化趨勢; 轉(zhuǎn)折點處的截止頻率與腔內(nèi)外換熱系數(shù)、表面積等相關(guān).

3 等離子體激勵調(diào)控附面層

航空技術(shù)發(fā)展對附面層調(diào)控有著迫切的需求. 以大型民航客機、運輸機和大展弦比無人機為例, 整機的湍流摩擦阻力約占巡航過程中總飛行阻力的40% ~ 50%. 如果能夠推遲附面層轉(zhuǎn)捩或者降低湍流流動的壁面摩擦阻力, 飛機的最大航程、航時都會得到大幅提升. 對于臨近空間高超聲速飛行器, 附面層調(diào)控對于降低熱流、減弱激波/附面層干擾都有重要作用.

3.1 層流附面層轉(zhuǎn)捩調(diào)控

附面層轉(zhuǎn)捩是指附面層流動由層流狀態(tài)發(fā)展為湍流狀態(tài)的過程, 是一個多因素耦合影響的強非線性復雜流動物理現(xiàn)象. 從流動穩(wěn)定性角度看, 轉(zhuǎn)捩調(diào)控的機制可分為平均流修正和改變不穩(wěn)定波兩種方式, 這也是等離子體激勵調(diào)控附面層轉(zhuǎn)捩的基本思路. 國際上對等離子體激勵控制低速平板附面層展開了大量研究(Roth 1995, Roth & Sherman 1998), 主要通過施加正弦交流SDBD 等離子體激勵推遲附面層轉(zhuǎn)捩, 如圖7 所示. 等離子體激勵對附面層產(chǎn)生加速作用, 使平均流速度型更加飽滿, 抑制擾動產(chǎn)生的不穩(wěn)定性頻率的增長, 進而推遲低速附面層 (來流速度20 m/s)轉(zhuǎn)捩(Duchmann 2012, Riherd & Roy 2013, Grundmann & Tropea 2007). 利用等離子體激勵產(chǎn)生體積力對平均流的修正效果, 也可以有效抑制后掠翼模型附面層局部三維橫流分量的增長, 進而推遲轉(zhuǎn)捩(Yadala et al. 2018). 通過改變等離子體激勵頻率, 激發(fā)與附面層內(nèi)T-S 擾動波相位相反的非定常擾動波, 可以實現(xiàn)擾動幅值相互抵消的效果(Grundmann & Tropea 2008, Duchmann et al. 2013). 基于壁面剪應力測試的反饋, 通過調(diào)整等離子體激勵器布局產(chǎn)生流向渦量結(jié)構(gòu)進行閉環(huán)回路控制, 在來流速度5 m/s 時抑制了旁路轉(zhuǎn)捩的流向條帶結(jié)構(gòu), 進而推遲轉(zhuǎn)捩(Belson et al. 2012, Hanson et al. 2012). 對于超聲速附面層, 實現(xiàn)了3.5Ma來流條件下等離子體激勵推遲圓錐附面層橫流轉(zhuǎn)捩(Schuele et al. 2013), 其機制是產(chǎn)生成對的反向旋轉(zhuǎn)流向渦, 抑制高次諧波能量, 進而推遲轉(zhuǎn)捩.

等離子體激勵促進附面層轉(zhuǎn)捩也取得了明顯效果, 但是機理尚不清晰. 等離子體激勵促進層流附面層轉(zhuǎn)捩的效果和機理如圖8 所示. 納秒脈沖SDBD 等離子體激勵促進低速附面層轉(zhuǎn)捩方面, 等離子體激勵快速加熱形成的熱氣團向下游輸運, 在附面層內(nèi)形成類似于T-S 波的擾動波,最終導致附面層提前轉(zhuǎn)捩(Correale et al. 2013, 2014; Zhao & Cui 2018; Ullmer et al. 2015). 在調(diào)控超聲速附面層方面, 利用展向陣列式火花放電等離子體激勵實現(xiàn)了附面層強制轉(zhuǎn)捩, 觀測到了激勵誘導的人工發(fā)卡渦. 與由第一模態(tài)不穩(wěn)定波 (T-S 波) 主導的低速附面層轉(zhuǎn)捩不同, 高超聲速條件下第二模態(tài)的最大增長率超過第一模態(tài)擾動, 采用特定激勵頻率的輝光放電等離子體激勵激發(fā)第二模態(tài)不穩(wěn)定波, 并導致第一模態(tài)不穩(wěn)定波的快速放大, 有效促進了6Ma高超聲速附面層轉(zhuǎn)捩(Li et al. 2020, Zhang et al. 2020).

圖 7 正弦交流SDBD 等離子體激勵推遲層流附面層轉(zhuǎn)捩的效果和機理(Yadala &Srikar 2018,Duchmann et al.2013,Schuele et al.2013)

圖 8 等離子體激勵促進層流附面層轉(zhuǎn)捩的效果和機理(Correale et al.2013,Zhang et al.2020).(a)基準流場;(b)激勵后流場.自上而下,高超聲速和超聲速附面層的結(jié)果為NPLS 圖像,而亞聲速附面層的為仿真結(jié)果

3.2 湍流附面層減阻

流體流經(jīng)壁面產(chǎn)生的摩擦阻力與流體的動力黏度以及壁面處速度剖面的斜率成正比. 與層流附面層內(nèi)部有序分層的流動不同, 湍流附面層內(nèi)部存在著不斷上掃下洗的低速和高速條帶, 以及大量的發(fā)卡渦、發(fā)卡渦包以及更大尺度的條帶和渦結(jié)構(gòu), 這些結(jié)構(gòu)及其行為在耗散湍動能的同時, 促進湍流附面層內(nèi)部摻混, 使其底層速度剖面更加飽滿, 壁面處斜率更大, 進而產(chǎn)生遠大于層流附面層的摩擦阻力.

為減小湍流摩擦阻力, 國際上發(fā)展了包括復雜壁面 (溝槽、陣列凹坑等) 、壁面抽吸、展向壁面振動在內(nèi)的許多減阻方法, 其機理主要是通過抑制黏性壁區(qū)的條帶結(jié)構(gòu)運動及其所伴隨的流向渦實現(xiàn)減阻. SDBD 等離子體激勵可以在近壁區(qū)誘導產(chǎn)生射流與體積力, 模擬吹氣與展向壁面振動的效果, 進而實現(xiàn)湍流減阻(Du et al. 2002). SDBD 等離子體激勵可分為展向振動、展向射流、流向射流等三種, 均是通過控制近壁區(qū)相干結(jié)構(gòu)來產(chǎn)生作用. 展向振動方法通過對放電高壓波形進行調(diào)制, 在附面層底層產(chǎn)生周期性振動射流, 誘導產(chǎn)生流向渦, 干擾附面層原有流向渦發(fā)展, 從而在較低來流速度下 (1.75 m/s) 實現(xiàn)45%的減阻量(Jukes et al. 2016, Choi et al. 2011).展向射流方法能破壞附面層底層流向渦的生成與條帶結(jié)構(gòu)的法向運動之間的自持過程, 在52 m/s的來流下, 實現(xiàn)超過70%的減阻量(Thomas et al. 2019, Duong et al. 2021). 等離子體激勵減小湍流摩擦阻力的方法、規(guī)律和機理如圖9 所示. 展向單側(cè)射流等離子體激勵的減阻效果與相鄰兩組激勵器間的條帶數(shù)成反比, 有效減小湍流摩擦阻力要求激勵器組間距 (λz) 滿足經(jīng)驗公式(Thomas et al. 2019)

圖 9 等離子體激勵減小湍流摩擦阻力的方法、規(guī)律和機理(Jukes et al.2016,Choi et al.2011,Thomas et al.2019,Duong et al.2021,彭倩 2018,Cheng et al.2021)

其中,uτ為摩擦速度,ν為運動黏度. 此外, 展向射流還可以穩(wěn)定并聚攏低速條帶, 進而實現(xiàn)減阻(彭倩 2018, Cheng et al. 2021). 流向射流方法的作用機理尚不明晰, 推測是誘導沿面射流使近壁相干結(jié)構(gòu)抬升并減弱, 進而實現(xiàn)減阻(Bin et al. 2019).

3.3 湍流附面層摻混增強

在燃燒、降噪、流動分離控制等應用中, 等離子體激勵器一般安裝在壁面, 通過和附面層相互作用誘導旋渦來增強摻混. 等離子體合成射流激勵在增強摻混方面具有顯著優(yōu)勢. 受射流速度非定常性影響, 等離子體合成射流激勵與來流作用過程中所形成的旋渦結(jié)構(gòu)遠比定常射流復雜.采用SPIV 和tomo-PIV 手段對亞聲速附面層中的等離子體合成射流演化過程進行精細測量, 建立了圖10 所示的渦系譜圖(Zong & Kotsonis 2017b, 2019, 2020; Zhou et al. 2017; Yang et al.2016).

圖10 中的主要旋渦結(jié)構(gòu)包括頭部渦環(huán) (FVR) , 對轉(zhuǎn)渦對 (CVP) , 剪切層渦 (SVs) , 懸掛渦對等. 對于亞聲速圓形小孔, 當射流速度比小于1 時, 射流頭部渦環(huán)的穿透性能較弱, 射流主體不明顯; 受射流渦環(huán)的誘導效應, 在附面層底部 (渦環(huán)下方) 形成了次級對轉(zhuǎn)渦對. 當射流速度比大于1 時, 射流主體仍然保持直立狀態(tài), 在其兩側(cè)和背風面分別形成了懸掛渦對 (HVP) 和回流區(qū)域 (BFR) ; 隨著射流速度的降低, 懸掛渦對彎向主流, 演化為主對轉(zhuǎn)渦對, 主對轉(zhuǎn)渦對的下方又誘導出了次對轉(zhuǎn)渦對. 對于狹縫孔射流來說, 由于頭部渦環(huán)存在軸轉(zhuǎn)換現(xiàn)象, 因此射流主體頭部兩側(cè)還延伸出了肋渦.

圖 10 等離子體合成射流激勵與橫流附面層相互作用.FVR 為頭部渦環(huán),RVs 為肋狀渦,HVP 為懸掛渦對,SVs 為剪切層渦,CVP 為對轉(zhuǎn)渦對,BFR 為回流區(qū)(Narayanaswamy et al.2010,Zong &Kotsonis 2017b,2019,2020; Zhou et al.2017,Yang et al.2016)

超聲速來流條件下的等離子體合成射流演化與亞聲速條件存在著很大不同(Narayanaswamy et al. 2010, Zhou et al. 2017). 由于沖擊波速小于主流速度, 該沖擊波只能向下游傳播; 射流噴出后速度比相對較低, 穿透能力較弱, 基本保持貼壁狀態(tài); 脈沖直流電弧等離子體激勵在3Ma主流中, 可以穿透1.5 倍的邊界層厚度, 等效定常射流壓力比為0.6. 超聲速來流中的等離子體合成射流可以等效為虛擬旋渦發(fā)生器, 也有明顯的對轉(zhuǎn)渦對結(jié)構(gòu)(Zong & Kotsonis 2017b). 這些旋渦結(jié)構(gòu)的上掃和下洗效應, 促進了附面層內(nèi)部的摻混, 導致附面層速度剖面變得更加飽滿, 抵抗逆壓梯度的能力也更強. 等離子體合成射流的弱吸氣效應也能起到移除邊界層底部流體的作用(Zong & Kotsonis 2019).

4 等離子體激勵調(diào)控分離流動

分離流動是飛機、發(fā)動機面臨的一種典型流動現(xiàn)象, 抑制分離流動可以減小阻力、增大升力、降低噪聲、擴大穩(wěn)定性.

4.1 翼型/機翼分離流動調(diào)控

國際上圍繞等離子體激勵抑制翼型/機翼分離流動開展了大量研究(吳云和李應紅 2015). 早期主要采用正弦交流SDBD 等離子體激勵抑制二維翼型在大迎角下的流動分離, 在流動分離點上游施加激勵, 加速附面層底部的低速流體, 增強附面層抵抗逆壓梯度的能力, 進而抑制流動分離. 但是由正弦交流SDBD 等離子體激勵誘導的射流速度較小 (通常為幾米每秒) , 僅能抑制來流速度0.4Ma以下的流動分離, 限制了應用前景(Kelley et al. 2014). 必須提高等離子體激勵的強度, 進而提高其抑制流動分離的能力.

針對提高等離子體激勵抑制分離流動能力的需求, 借鑒高功率脈沖激光誘導等離子體沖擊波用于材料強化的研究工作, 提出了等離子體沖擊流動控制原理與方法, 通過納秒脈沖放電快速加熱產(chǎn)生等離子體沖擊波激勵, 通過沖擊波和旋渦促進附面層與主流摻混, 提高近壁面流動的動能, 進而抑制流動分離, 并使等離子體激勵的脈沖頻率接近流場的最佳響應頻率, 實現(xiàn)等離子體激勵和流場耦合. 風洞試驗表明, 納秒脈沖等離子體沖擊激勵可以在高亞聲速條件下有效抑制分離流動(李應紅等 2010, Wu et al. 2014). 低雷諾數(shù)下, 納秒脈沖SDBD 激勵誘導渦主要是促進前緣層流分離形成湍流以提高附面層抵抗逆壓梯度的能力, 從而抑制流動分離; 高雷諾數(shù)下, 前緣分離表現(xiàn)為湍流分離, 激勵誘導渦通過破碎分離剪切層, 促進附面層與主流摻混, 破壞大尺度分離渦, 同時提供渦升力等方式抑制流動分離, 提高翼型氣動性能, 如圖11 所示(趙光銀 2015).

圖 11 納秒脈沖等離子體激勵抑制翼型分離流動的演化過程(趙光銀 2015)

SDBD 等離子體激勵抑制分離流動的研究對象經(jīng)歷了從簡單到復雜, 從風洞實驗與數(shù)值計算到飛行試驗的過程, 如圖12 所示. 針對后掠翼、三角翼、飛翼等機翼或整機復雜三維流動分離, 通過優(yōu)化激勵位置、激勵器構(gòu)型與激勵參數(shù), 微秒脈沖、納秒脈沖SDBD 等離子體激勵均取得了良好的控制效果(李應紅等 2010, Wu et al. 2014, 趙光銀 2015, Patel et al. 2007, Greenblatt et al. 2007). 針對三角翼失速分離, 等離子體激勵周期性誘導的渦結(jié)構(gòu)能夠使三角翼前緣渦增強并再附, 從而推遲大迎角下渦破裂的發(fā)生(Greenblatt et al. 2007, Zhao et al. 2015, Wei et al.2020). 等離子體激勵抑制飛翼流動分離的機理與抑制翼型分離類似, 在增大升力、推遲失速的同時, 等離子體激勵也能使飛翼的飛行穩(wěn)定性與舵面效率得到提升(Han et al. 2015, Kaparos et al.2018, Li et al. 2018). 在實際飛行條件下, SDBD 等離子體激勵抑制無人機流動分離、提高無人機性能的能力也通過絲線、測壓、飛控參數(shù)判讀等手段得到了驗證(Sidorenko et al. 2008,Grundmann et al. 2009, 張鑫等 2018, Su & Li 2018).

圖 12 SDBD 等離子體激勵抑制翼型/機翼分離流動的發(fā)展脈絡(luò)(Greenblatt et al.2007,Zhao et al.2015,Han et al.2015,Kaparos et al.2018,Li et al.2018,Wei et al.2020,Sidorenko et al.2008,Grundmann et al.2009,張鑫 等 2018,Su &Li 2018)

作為一種綜合型的高能激勵方式, 等離子體合成射流激勵對于外界的擾動多式多樣: 沖擊波、高速射流、弱吸氣和渦環(huán). 根據(jù)這些擾動與分離流的作用方式不同, 可以總結(jié)出等離子體合成射流控制亞聲速流動分離的四大機理, 如圖13 所示.

圖 13 等離子體合成射流激勵抑制流動分離的四大機理(Caruana et al.2013,Zong &van Pelt et al.2018,Liu et al.2018,蘇志等 2018,李洋等 2018)

首先, 等離子體合成射流誘導的沖擊波和脈沖射流作為強擾動, 可以直接促使層流附面層通道轉(zhuǎn)捩, 形成不易分離的湍流附面層; 其次, 射流與橫流的相互作用會誘導產(chǎn)生一系列的復雜三維渦結(jié)構(gòu), 如流向?qū)D(zhuǎn)渦對、頭部渦環(huán)、剪切渦等; 這些渦結(jié)構(gòu)的上掃和下洗效應加快了湍流附面層內(nèi)部的摻混, 使得邊界層速度剖面變得更加飽滿; 再次, 沖擊波和脈沖射流作為周期性的擾動源, 可以激發(fā)分離區(qū)剪切層的K-H 不穩(wěn)定性, 誘導產(chǎn)生大尺度的展向渦, 實現(xiàn)分離區(qū)的動態(tài)重附; 最后, 激勵器弱吸氣恢復效應在一定程度上可以移除上游附面層底部的低能流體, 提高附面層抵抗逆壓梯度的能力. 在以上機理的指導下, 法國宇航院ONERA、荷蘭代爾夫特理工大學、廈門大學等都進行了相關(guān)的實驗驗證研究, 在最高風速為40 m/s、雷諾數(shù)為百萬量級的條件下,獲得了較好的前緣大尺度流動分離控制和后緣小尺度流動分離控制效果(Caruana et al. 2013,Zong & van Pelt et al. 2018, Liu et al. 2018, 蘇志等 2018, 李洋等 2018).

4.2 壓氣機分離流動調(diào)控

與翼型/機翼分離流動相比, 壓氣機分離流動在強逆壓梯度和旋轉(zhuǎn)葉片的影響下, 三維和非定常特性更加顯著, 等離子體激勵的非定常氣動效應更容易與壓氣機分離流動產(chǎn)生強耦合, 取得“四兩撥千斤”的流動控制效果. 等離子體激勵可有效控制壓氣機內(nèi)部分離流動、泄漏流動, 進而減小流動損失、提升壓氣機穩(wěn)定工作裕度, 其流動控制機理可歸納為動力效應和沖擊效應. 正弦交流等離子體激勵通過動力效應, 作用于葉片表面附面層可抑制流動分離, 作用于葉尖泄漏流動可抑制其沿流向的發(fā)展. 納秒脈沖等離子體激勵通過沖擊效應, 向流場中注入的局部強擾動與壓氣機內(nèi)部流動相互作用會誘導形成增強誘導摻混的旋渦結(jié)構(gòu), 可有效抑制高速壓氣機分離流動.

等離子體激勵通過提升流體動量可以抑制壓氣機內(nèi)部流動分離和泄漏流動的發(fā)展. 從公開文獻來看, 國內(nèi)最早進行了實驗驗證, 利用正弦交流等離子體激勵抑制了壓氣機葉柵流動分離、通過控制葉尖泄漏流動提升了壓氣機穩(wěn)定工作裕度(吳云等 2007, Li et al. 2010), 隨后國外也取得了類似的實驗結(jié)果(Saddoughi et al. 2014, Akcayoz et al. 2016). 對于壓氣機轉(zhuǎn)子葉尖泄漏流動控制 (圖14(a)) , 布置于葉尖區(qū)域的正弦交流等離子體激勵通過提高來流動量, 抑制泄漏流向葉片前緣的發(fā)展, 使得轉(zhuǎn)子葉尖區(qū)域流動堵塞維持在較低的水平, 進而擴大壓氣機穩(wěn)定工作裕度(Vo 2010; Ashrafi et al. 2016; Jothiprasad et al. 2011; Zhang et al. 2019c, 2019a; 張海燈等 2019). 非定常等離子體激勵可以更加有效地控制泄漏流動、實現(xiàn)高速壓氣機擴穩(wěn)(Saddoughi et al. 2014,Zhang et al. 2019c), 流動控制機理涉及到非定常等離子體激勵與非定常泄漏渦的耦合作用, 這也是壓氣機等離子體擴穩(wěn)研究需要進一步揭示的科學問題之一. 對于三維角區(qū)流動分離控制, 需要在壓氣機葉片吸力面和端壁同時施加正弦交流等離子體激勵, 葉片吸力面激勵 (圖14(b)) 通過提升葉表附面層動量, 可減小葉中部位壁面渦引起的流動損失, 端壁激勵 (圖14(c)) 通過抑制附面層由壓力面向吸力面的橫向流動可減小端區(qū)通道渦引起的流動損失(吳云等 2009; 趙小虎等2011; Zhao 2012a, 2012b, 2012c; Wu et al. 2012; 趙勤等 2013; 趙小虎等 2012; 張海燈等 2014c,Zhang et al. 2017a).

圖 14 等離子體激勵控制壓氣機內(nèi)部流動典型激勵布局(Zhang et al.2017a).(a)轉(zhuǎn)子葉頂端壁等離子體激勵,(b)葉片吸力面等離子體激勵,(c)端壁等離子體激勵

正弦交流等離子體激勵對流場的影響局限于離壁面1 ~ 2 mm 的區(qū)域, 提升流場動量的能力有限, 對高速壓氣機流動的控制仍面臨很大挑戰(zhàn). 國內(nèi)提出了壓氣機等離子體沖擊流動控制原理, 利用納秒脈沖等離子體激勵的快速加熱效應, 向流場中注入強擾動, 進而以較小的能量輸入達到控制高速壓氣機流動的目的(吳云和李應紅 2015, 吳云等 2017). 位于三維角區(qū)分離內(nèi)的納秒脈沖等離子體激勵可誘導產(chǎn)生壓縮波, 通過與流動分離相互作用, 可改變流動分離的拓撲結(jié)構(gòu), 誘導產(chǎn)生新的旋渦結(jié)構(gòu), 增強主流與分離區(qū)的流動摻混(張海燈等 2014b, 2014a). 如圖15 所示, 對于分離區(qū)外的納秒脈沖等離子體激勵, 向流場中注入的局部擾動與壓氣機內(nèi)部流動相互作用, 會在葉片流道中形成具有低密度、高溫度、強渦量復合特性的畸變團, 其會隨著主流向下游運動發(fā)展, 與強剪切流動相互作用, 激發(fā)剪切層K-H 不穩(wěn)定性, 使得剪切層提前失穩(wěn), 誘導產(chǎn)生連續(xù)的展向大渦結(jié)構(gòu), 促進流體摻混(Zhang et al. 2019b, 張海燈等 2020). 對于低雷諾數(shù)壓氣機環(huán)境, 內(nèi)部流動更易失穩(wěn), 納秒脈沖等離子體激勵通過施加擾動觸發(fā)流動失穩(wěn)更易實現(xiàn)流動分離的有效抑制. 將納秒脈沖等離子體激勵布置于葉片表面, 當激勵位置位于流動分離區(qū)上游時, 施加小能量等離子體激勵沒有促發(fā)葉片前緣附面層轉(zhuǎn)捩, 但激勵產(chǎn)生的沖擊波造成的壓力升和誘導產(chǎn)生的高能畸變團提高了前緣附面層的動量, 對抵抗逆壓梯度、推遲分離具有積極作用. 通過設(shè)定合適激勵頻率, 使得畸變團在向下游運動過程中, 與剪切層流場相互作用誘導產(chǎn)生連續(xù)的展向大渦結(jié)構(gòu), 促進流體摻混, 可增強主流與分離區(qū)的動量交換, 進而有效抑制流動分離. 在來流馬赫數(shù)為0.62 時, 可使得壓氣機葉型流動損失減小32.8%.

圖 15 分離區(qū)外納秒脈沖等離子體激勵與流體耦合作用機理.(a)等離子體激勵誘導的畸變團,(b)激勵觸發(fā)流動失穩(wěn)

5 等離子體激勵調(diào)控激波主導的流動

激波是高速流動中的特殊流動現(xiàn)象, 會導致阻力急劇增大、熱流增加等問題. 減弱激波強度、抑制激波/附面層干擾, 對于減小阻力、降低流動損失具有重要作用.

5.1 等離子體激勵減小激波阻力

激波減阻問題一直是超聲速/高超聲速飛行器設(shè)計過程中備受關(guān)注的問題. 20 世紀80 年代,Mishin 和Bedin (1995)在一次等離子體環(huán)境下的高超聲速球體飛行試驗中, 成功觀測到脫體激波的脫體距離增加, 使等離子體激勵激波減阻開始受到國際上的廣泛關(guān)注. 關(guān)于脫體激波與等離子體激勵的相互作用機制, 國際上存在著兩種不同的觀點, 一種認為是等離子體放電產(chǎn)生的熱效應, 另一種認為是由電場加速帶電粒子所產(chǎn)生的體積力(Shneider et al. 2008). 俄亥俄州立大學的研究學者為了揭示兩種機制中哪種機制起著主導作用(Meyer et al. 2003), 將電離效應和熱效應分開, 開展了控制二維尖劈誘導激波的實驗研究, 研究發(fā)現(xiàn)施加表征電離效應的直流放電時, 激波結(jié)構(gòu)沒有產(chǎn)生明顯變化, 但施加表征熱效應的射頻放電時, 激波角度發(fā)生明顯改變, 揭示了熱效應是等離子體激勵激波減阻的主要機制. 隨后, 激波與熱沉積區(qū)的相互作用理論被大量研究(Peter & Rodney 2003, Miles et al. 2001, Khorunzhenko et al. 2002). 擾動在熱沉積區(qū)中的傳播速度高于主流速度, 這導致在脫體激波前可以形成所謂的前體激波, 從而減弱激波阻力. 弓形激波與不同厚度的熱層相互作用時, 薄熱層和厚熱層對激波構(gòu)型的影響基本相同(Opaits et al. 2004), 說明在脫體激波前使用集中的、相對較弱的等離子體激勵來實現(xiàn)激波減阻是可能的.

近年來激波減阻的關(guān)注點逐漸轉(zhuǎn)變?yōu)樵诿擉w激波前產(chǎn)生相對集中的熱能量沉積區(qū). 等離子體激波減阻的機理與方法如圖16 所示. 國際上嘗試了不同的激勵形式, 包括微波放電(Kolesnichenko et al. 2004), 激光等離子體能量沉積(Adelgren et al.2001, Elias et al. 2018, Fang et al.2011), 表面直流電弧放電(Sun et al. 2013), 等離子體合成射流(Shang 2002), 納秒脈沖介質(zhì)阻擋放電(Nishihara et al. 2011)等, 取得了一定的減阻效果, 總結(jié)出了一些等離子體激波減阻的參數(shù)化規(guī)律, 例如關(guān)于激光等離子體無量綱能量參數(shù)對減阻性能的影響規(guī)律(洪延姬等 2016). 但都面臨著能量利用率低的突出問題. 如何進一步提高等離子體激波減阻的能量效率, 是未來發(fā)展的關(guān)鍵.

圖 16 等離子體激波減阻的機理與方法(Kolesnichenko et al.2004,Adelgren et al.2001,Elias et al.2018,Fang et al.2011,Sun et al.2013,Nishihara et al.2011)

5.2 等離子體激勵調(diào)控激波/附面層干擾

針對激波/附面層干擾控制, 早期研究沿用熱效應控制激波的思路, 使用表面準直流電弧放電在附面層產(chǎn)生能量沉積區(qū), 使入口斜激波向上游移動, 減小了流動損失(Leonov & Yarantsev 2008), 但是存在激勵器功耗大、控制區(qū)域小的問題. 為了減小功耗, 脈沖放電等離子體激勵控制激波/附面層干擾得到了廣泛重視. 脈沖電弧放電等離子體激勵可以在附面層上游誘導出流向渦結(jié)構(gòu), 進而抑制激波/附面層干擾(Webb et al. 2013, Gaitonde 2013). 與表面脈沖電弧放電相比,等離子體合成射流激勵會誘導出一組旋轉(zhuǎn)渦對, 促進附面層內(nèi)部的上洗和下掃運動, 實現(xiàn)了對流動分離和激波低頻不穩(wěn)定的有效控制(Narayanaswamy et al. 2012a, 2012b; Greene et al. 2015).

除了降低功耗, 增加驅(qū)動激勵器數(shù)量, 擴寬有效控制面積, 是等離子體激勵控制激波/附面層干擾面臨的另一項挑戰(zhàn). 文獻(Zhang et al. 2017b)突破了單電源驅(qū)動多路放電技術(shù), 最高實現(xiàn)一個電源同時驅(qū)動31 路激勵器工作, 并先后嘗試了單電源驅(qū)動單路激勵器和多路激勵器對激波/附面層干擾的控制(Gan et al. 2018), 證明了多路激勵器的技術(shù)優(yōu)勢, 揭示了多路等離子體激勵產(chǎn)生的熱氣團, 接力向下游遷移, 掃掠激波和附面層, 進而減弱激波強度、調(diào)制抖振頻率的流動控制機理.

綜觀國際上等離子體激勵控制激波/附面層干擾的研究, 呈現(xiàn)出從直流到脈沖、從單路到多路、從熱效應到渦效應的發(fā)展趨勢, 如圖17 所示. 但無論是脈沖電弧放電, 還是等離子體合成射流, 在主流來流速度較大時, 其產(chǎn)生的熱氣團或熱射流會很快的向下游遷移, 使控制效果存在明顯的非定常性, 無法在一定時間內(nèi)實現(xiàn)穩(wěn)定的流動控制. 為了解決這一問題, 文獻(Tang et al.2020a, 2020b)提出了流向陣列式高頻脈沖電弧等離子體激勵的新思路, 通過高頻和流向陣列式激勵的耦合作用, 實現(xiàn)空間布局和時間響應的相互配合, 增大等離子體激勵與激波的相互作用時間, 其控制效果和經(jīng)驗公式如圖18 所示. 實驗結(jié)果表明, 流向陣列式高頻脈沖電弧等離子體激勵可以將原來的一道強斜激波轉(zhuǎn)變?yōu)槎嗟懒飨蛉鯄嚎s波陣面, 實現(xiàn)對流體的預壓縮, 不僅有效減弱了分離激波的強度和低頻不穩(wěn)定性運動, 還將穩(wěn)定流動控制時長提升到毫秒量級, 為等離子體激勵控制激波/附面層干擾提供了一種新的思路.

圖 17 等離子體激勵控制激波/附面層干擾的發(fā)展脈絡(luò)(Leonov &Yarantsev 2008,Greene et al.2015,Gan et al.2018,Tang et al.2020a)

圖 18 流向陣列式高頻脈沖電弧等離子體激勵的控制效果和經(jīng)驗公式

6 展望

等離子體激勵氣動力學是描述等離子體激勵條件下繞流物體受力特性與氣體流動規(guī)律的科學, 是等離子體流動控制的科學基礎(chǔ), 屬于空氣動力學、氣體動力學與等離子體動力學交叉前沿領(lǐng)域, 由本文作者提出，目前還處在探索發(fā)展的初期階段. 發(fā)展高效能等離子體激勵方法、等離子體激勵及其與氣流耦合作用的描述模型和方法, 通過等離子體激勵與氣流耦合, 激發(fā)和利用氣流不穩(wěn)定性, 揭示耦合機理、提升調(diào)控效果, 是等離子體激勵氣動力學未來的發(fā)展方向.

等離子體激勵方面, 介質(zhì)阻擋放電等離子體激勵、表面電弧放電等離子體激勵、等離子體合成射流激勵等是未來發(fā)展的重點. 對于介質(zhì)阻擋放電等離子體激勵, 一是揭示表面介質(zhì)阻擋放電的物理-化學特性, 如高、低氣壓下的放電模式轉(zhuǎn)捩 (均勻-絲狀模式, 非平衡-平衡模式) 機理,高精度、高維度數(shù)值計算工具的開發(fā); 二是攻克介質(zhì)阻擋放電等離子體激勵進入實用化的關(guān)鍵問題, 如長壽命電源與耐燒蝕材料研發(fā), 針對具體應用對象的定制化波形與結(jié)構(gòu)設(shè)計等, 實現(xiàn)介質(zhì)阻擋放電激勵在湍流減阻、冰形調(diào)控等領(lǐng)域的實際運用. 對于等離子體合成射流激勵, 一個是需要研發(fā)面向?qū)嶋H飛行應用的高頻多路PSJA 電源; 另一個是為了實現(xiàn)超聲速飛行器的高效激波控制, 需要在低溫、低壓、高速極端環(huán)境下進一步提升等離子體激勵器的射流強度.

等離子體激勵調(diào)控附面層方面, 對于附面層減阻, 已有工作主要局限于實驗室條件下的低速準定常流動 (約10 m/s) . 在實際工程應用中, 飛行速度要比現(xiàn)有實驗條件高1 ~ 2 個量級、飛行工況也在不斷變化. 為了抑制層流轉(zhuǎn)捩中的T-S 波或湍流底層的上掃下洗脈動, 必須提升等離子體激勵強度、拓寬頻帶, 實現(xiàn)激勵誘導速度和邊界層各模態(tài)脈動速度 (10 ~ 100 m/s) 的匹配、激勵頻率和邊界層底部特征頻率 (100 kHz ~ 1 MHz) 的匹配. 對于促進附面層轉(zhuǎn)捩和增強摻混, 等離子體激勵方式和傳統(tǒng)旋渦發(fā)生器等手段均可以實現(xiàn), 能否應用, 主要取決于等離子體激勵所特有的無附加阻力優(yōu)勢能否抵消由于電源系統(tǒng)安裝所增加的體積、重量劣勢.

等離子體激勵調(diào)控分離流動方面, 對于外流控制, 需要進一步研究揭示等離子體激勵與襟翼等復雜部件分離流動的耦合作用機理, 提高等離子體電源與激勵器的技術(shù)成熟度, 開展大尺度模型的風洞實驗和飛行實驗; 對于內(nèi)流控制, 需要進一步研究揭示非定常等離子體激勵與壓氣機復雜流動的耦合作用機理, 包括: 非定常正弦交流等離子體激勵與壓氣機葉尖泄漏流動的耦合作用機理, 納秒脈沖等離子體激勵誘導產(chǎn)生旋渦結(jié)構(gòu)與泄漏流動、角區(qū)分離等壓氣機內(nèi)部復雜二次流動的耦合作用機理.

等離子體激勵調(diào)控激波主導流動方面, 一是進一步揭示流動控制機理, 探索激波減阻及分離抑制等流動控制效果的參數(shù)化規(guī)律, 關(guān)注梯度流場中等離子體激勵特性和規(guī)律; 二是將基礎(chǔ)構(gòu)型的研究結(jié)果推向?qū)嶋H構(gòu)型, 調(diào)控更加復雜的激波結(jié)構(gòu), 例如激波/激波干擾; 三是加強等離子體激勵電源或激勵方式的創(chuàng)新性研發(fā), 提高等離子體激勵器的能量利用效率, 實現(xiàn)激勵電源小型化,為工程應用打下基礎(chǔ).

致 謝感謝空軍工程大學等離子體動力學重點實驗室等離子體流動控制研究團隊老師和研究生的辛勤工作, 感謝各合作單位給予的支持幫助. 感謝國家自然科學基金 (52025064, 51790511,91941105, 91941301, 51522606, 51336011) 資助.