等离子体控制边界层流动仿真研究

󰀁第28卷󰀁第3期空气动力学学报Vol.28,No.3󰀁󰀁2010年6月ACTAAERODYNAMICASINICAJun.,2010󰀁文章编号:0258󰀁1825(2010)03󰀁0279󰀁06等离子体控制边界层流动仿真研究车学科1,2,聂万胜2,屠恒章2(1.装备指挥技术学院研究生管理大队,北京󰀁101416;2.装备指挥技术学院航天装备系,北京󰀁101416)摘󰀁要:使用泊松方程、漂移󰀁扩散模型和N󰀁S方程对介质阻隔面放电等离子体控制边界层流动进行了一体化数值模拟。仿真结果表明介质阻隔面放电等离子体通过推󰀁拉空气可以对低速气流进行控制,正向推力和反向拉力均可以在距壁面一定高度处形成射流,正向射流自身增加边界层动量,更重要的是通过引射主流将主流中的能量输运到边界层中,从而减小边界层厚度;反向射流与来流相撞后形成回流区将边界层向外推,能够增加边界层厚度。关键词:介质阻隔面放电;平均静电场力;边界层;流动控制;推󰀁拉中图分类号:V211.3󰀁󰀁󰀁文献标识码:A

󰀁*收稿日期:2009󰀁01󰀁13;󰀁修订日期:2009󰀁06󰀁23基金项目:国家自然科学基金(50576105)作者简介:车学科(1980󰀁),男,山西平陆人,助教,博士生,主要研究方向:飞行器设计与流动控制.0󰀁引󰀁言󰀁󰀁介质阻隔面放电(SurfaceDielectricBarrierDis󰀁charge󰀁DBDs)是一种重要的大气压放电形式,可以作为一个电流体力学激励器用于控制内外流动。DBDs激励器的两个电极均设置在物体表面,加载适当电压后进行放电产生等离子体,等离子体在静电场以及外加磁场的作用下将电能转化、添加到物体壁面的边界层中,边界层流动状态的变化能够对主流造成可观影响,从而达到流动主动控制的目的。国外对DBDs飞行器转捩分离控制[1󰀁3]、激波控制[4󰀁5]以及降低表面摩擦阻力[6]等方面进行了基础性研究,国内研究还处于起步阶段[7󰀁9]。󰀁󰀁本文以平板边界层为对象,采用数值计算方法对DBDs等离子体控制边界层流动过程进行研究。由于放电过程和流动过程在物理尺度、时间尺度上存在很大差别[10],耦合计算成本高,目前的DBDs仿真研究分属两个不同的领域,或者关注放电过程[10],主要通过求解漂移󰀁扩散方程研究DBDs激励器各种工作参数的影响,或者忽略放电过程而仅考虑流动控制效果[2,9],同时计算放电过程和流动控制效果的仿真研究还比较少。本文首先耦合求解泊松方程和漂移󰀁扩散方程,计算DBDs放电过程中电子和正离子数密度的发展变化,结合电场分布得到时间平均离子静电场力,然后将该静电场力作为流动控制方程的源项进行流动控制计算,在降低成本的同时实现DBDs等离子体放电过程与流动控制一体化计算。1󰀁DBDs流动控制计算模型1.1󰀁DBDs激励器模型󰀁󰀁本文仿真的DBDs激励器结构如图1所示,电极厚度均为0.1mm,其中植入电极宽1.0mm,暴露电极宽3.0mm,电极间隙为0mm。

图1󰀁DBD面放电电极示意图Fig.1󰀁SketchmapofDBDsurfacedischarge󰀁selectrodes󰀁󰀁等离子体微放电时间为几个ns,而流体对等离子体激励器的响应时间为0.01s,可以假设等离子体的形成和电荷的重新排列过程是瞬间的,忽略外部电源的变化过程而将其认为是准直流电源[10],因此本文计算放电过程时将不考虑电源波形的变化。介质层厚度为2.0mm,相对介电常数󰀁d=3.0。1.2󰀁DBDs放电模型󰀁󰀁等离子体放电计算模型可以分为流体模型、粒子模型和混合模型等三类,对于高于13.3kPa的高压放电,速度的可能分布函数被假设接近平衡,因此流体模型可以充分捕捉相关物理现象[11],大气压条件下的气体放电可以以此为根据加上边界条件构建合适的流体模型[12]。本文中DBDs是在大气压条件下进行放电的,放电控制方程包括计算电场的泊松方程和计算电子、正离子密度的漂移󰀁扩散方程。泊松方程为:󰀂2󰀂󰀂x2+󰀂2󰀂󰀂y2=-e(n+-ne)/󰀁0󰀁d(1)式中󰀂、e、n+、ne、󰀁0、󰀁d分别为电场电势(单位V)、元电荷(单位C)、离子数密度(单位1/m3)、电子数密度(单位1/m3)、真空介电常数(单位F/m)和相对介电常数。相应的电场强度则为:E=- 󰀂(2)󰀁󰀁漂移󰀁扩散方程为:󰀂ne󰀂t- 󰀂( eneE)- 2(Dene)=!(E)|∀e|-#en+ne(3)󰀂n+󰀂t- 󰀂( +n+E)- 2(D+n+)=!(E)|∀e|-#en+ne(4)󰀁󰀁DBDs放电参数具有多种表述方式,在数值上也不完全一致,这可能与放电过程的非定常特性以及实验条件不同有关。本文综合采用文献[13󰀁14]中给出的大气压放电参数进行计算,其中: e=5600/p*为电子迁移系数(单位m2/V󰀂s), +=30.4/p*为离子迁移系数(单位m2/V󰀂s),p*=p 293/T(p为大气压力),!(E)=9.0p exp(-256.5/(E󰀂p-1))为电离系数,#e=2.0 10-13为电离复合系数(单位m3/s),Te、T分别为电子和离子温度,∀e为电子通量。󰀁󰀁采用文献[15󰀁16]中的有限元方法进行计算,放电计算区域为30.0mm 22.7mm的矩形区域,图2仅给出了电极附近的计算网格。在未对电极施加电压前,空气中的带电粒子并不受影响,可以将其看作是一个弱电离空气,本文在整个计算域中使用低密度准中性等离子体作为初始计算条件。边界条件为:暴露电极:󰀂=!5000V,ne=0,󰀂n+/󰀂y=0(上表面),󰀂n+/󰀂x=0(侧面);植入电极:󰀂=0V;介质层上表面:󰀂n+/󰀂y=󰀂ne/󰀂y=0。1.3󰀁流体动力学控制方程󰀁󰀁等离子体动量传输机理目前还没有定论,本文与Enloe等人的看法[17]一致,认为离子和中性粒子的碰撞将电场能量转化为流体的动能,主要考虑离子静电场力对空气的控制作用,N󰀁S方程为:󰀂U󰀂t+󰀂F󰀂x+󰀂F󰀂y=S(5)图2󰀁放电过程计算网格Fig.2󰀁Thegridfordischargecalculation其中:

U=∃∃u∃vEt,F=∃u∃u2+p-%xx∃uv-%xy(Et+p)u-u%xx-v%xy-k󰀂T󰀂x,

E=∃v∃vu-%xy∃v2+p-%xy(Et+p)v-u%xy-v%xy-k󰀂T󰀂y,

S=(0,Fx,fy,0),Fx和Fy为时间平均离子静电场力源项。等离子体激励器驱动频率远高于流动响应频率,高频诱导力在宏观上表现为稳定的力作用,故可以假定稳定力分布[18󰀁19]。本文中DBDs放电过程计算了40.0ns,实际上相当于25MHz的方波放电,并且20.0ns以后时均静电场力已经基本保持不变,因此文中采用20.0ns时的离子时均静电场力作为控制力源项。󰀁󰀁自由流速度为2.0m/s,但是等离子体激励器诱导的流动速度比较大,因此引入标准k󰀁&湍流模型,并采用耦合隐格式进行计算。实验表明电极厚度对性能没有影响,在计算等离子体流动控制中可以假设电极是无限薄的[20],将不考虑电极对流场的干扰,计算域为图2中介质层上面50.0mm 50.0mm的正方形区域,流动的入口、出口以及上边界均采用压力远场边界条件,下面的平板表面为无滑移壁面。2󰀁计算结果和讨论2.1󰀁等离子体静电场力计算󰀁󰀁暴露电极的长度对放电形式具有重要影响。电压不高时,如果暴露电极较宽则通常只有与植入电极280空󰀁气󰀁动󰀁力󰀁学󰀁学󰀁报第28卷相邻的一侧放电[21];如果暴露电极较窄则两侧都会发生放电[22],电极结构的对称性不同也会造成放电微观尺度的不均匀性[23]。本文中激励器在暴露电极下游发生单侧放电,图3和图4给出的是暴露电极为-5000V时的电场强度和离子浓度,为了节约篇幅省略了其它放电情况的电场和电荷云图。

图3󰀁NF20.0ns电场强度(单位:V/m)Fig.3󰀁ElectricfieldintensityofNFat20.0ns(unit:V/m)

图4󰀁NF20.0ns离子浓度(单位:1/m3)Fig.4󰀁IonnumberdensityofNFat20.0ns(unit:1/m3)󰀁󰀁图5给出了两种情况下离子受到的静电场力。从图中可以看到,x方向即流向静电场力密度比y方向即法向静电场力密度高一个量级,这与Dyken等人[24]的实验结论一致,因此本文用流向静电场力的方向定义放电控制作用类型。当暴露电极电势为-5000V时,等离子体体积力为向左的反向力,称为反向力控制(negativeforce,NF);当暴露电极电势为+5000V时,等离子体体积力为向右的正向力,称为正向力控制(positiveforce,PF)。当电势为-5000V时,流向和法向力比较饱满,以暴露电极后缘上顶点为中心呈扇形分布,分布范围相对更大;当电势为+5000V时,最大电场力密度比反向力要高一个量级,但是分布范围非常小,比较扁平。这与电子的漂移󰀁扩散过程有关。󰀁󰀁当电势为-5000V时,电子受到暴露电极排斥力的作用而迅速向外扩散,导致发生电离的范围扩大,生成的正离子密度自然要低一些,从而电场力密度小。电子在移动过程中有两种作用机理,即浓度梯度造成的扩散和电场力造成的对流漂移。浓度扩散没有方向性,因此电子的分布区域以及由此造成的离子分布区域和电场力分布区域比较饱满。对流漂移则存在强烈的方向性,这在初始电离阶段表现的尤其明显,主要以暴露电极后缘顶点为中心向右上角漂移,最终造成电场力在中心处变成部分扁圆形状,这可以从图5(a)中曲线2看到,在电势为正时也存在这种现象,并且表现的更为突出,这从图5(b)中可以看到。流向电场力的这种方向性对流动控制效果有重要的影响。

(a)NFx方向力

(b)PFx方向力

(c)NFy方向力

(d)PFy方向图5󰀁等离子体静电场力密度(单位:N/m3)Fig.5󰀁Electrostaticforcedensity(unit:N/m3)󰀁󰀁当电势为+5000V时,电子受到暴露电极的吸引作用,不断向暴露电极移动,在暴露电极吸收一部分电子后电子浓度仍然富集,因此加剧了放电过程,但是产生的离子质量较大,短时间内无法在漂移󰀁扩散281第3期󰀁󰀁󰀁󰀁󰀁󰀁󰀁󰀁󰀁󰀁󰀁󰀁󰀁车学科等:等离子体控制边界层流动仿真研究作用下扩散开,使得离子浓度很高,因此静电场力密度大;而外部区域则由于缺少种子电子无法进一步电离,导致离子浓度很低,再考虑到放电过程中存在的方向性,静电场力的分布范围就比较小而扁平。󰀁󰀁从图5(c)和图5(d)中可以看到,法向静电场力以从暴露电极顶点出发的一条略向上弯曲的曲线为0密度线,这主要是由y方向电场强度决定的。法向静电场力或者指向0密度线或者背离0密度线,对流动控制效果会有一定影响。2.2󰀁边界层流动控制仿真󰀁󰀁图6给出了反向力控制下的平板边界层流动速度剖面和流场图。流向等离子体控制力以暴露电极后缘顶点为中心、具有一定方向性呈扇形分布,法向力推动空气向0密度线聚集,因此等离子体控制力对边界层中部的控制作用最强。从图6(a)的边界层速度剖面图中可以看到反向控制力对边界层流动产生减速作用,在距壁面0.2mm处产生一束反向射流,该射

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压气机角区分离流动机理及控制方法研究

压气机角区分离是一种常发生于轴流压气机“吸力面—端壁”角区的三维分离现象。压气机角区分离会引起流场堵塞及流动损失，严重时更会引起角区失速，对压气机的性能产生极大影响。随着压气机单级负荷的不断提升，压气机角区分离问题变得日趋严重。

压气机角区分离流动机理

截至目前，针对压气机角区分离现象已进行了大量的试验与数值模拟研究。普遍认为，压气机角区分离的形成源于快速增长的端壁边界层与二次流的相互作用，导致大量低能流体在角区附近堆积，由此引发了角区分离。端壁边界层的快速增长与压气机通道中的流向强逆压梯度密切相关，而二次流的形成属于压气机叶片通道中典型的三维流动现象，不仅与通道内的压力梯度相关，还与通道中各种涡系的产生与发展密切相关。

压气机叶片通道内存在流向、展向和周向的压力梯度。例如，假设忽略周向压力梯度在叶高方向的变化时，在子午面中的主流流线上，周向的离心力与压力梯度处于平衡状态，然而在边界层内，由于边界层内较低的流体速度，周向的离心力不能与压力梯度相平衡，这就导致了向吸力面运动的二次流的产生。

在叶片前缘处产生的马蹄涡也是影响叶片通道内二次流的重要涡系。由于在叶片前缘滞止点处压力梯度大于0，流体在靠近前缘的部位会产生减速。边界层外的高速流体会进入边界层取代其中的低速流体，在压力作用下，流动会向端壁发展。与此同时，原先靠近端壁的流体在强逆压梯度下无法继续附着在端壁上，流动产生了分离。这两种流动现象的相互作用导致了马蹄涡的形成，并在叶片通道内分成两支发展，如图1所示。靠近叶片压力面的马蹄涡分支在周向压力梯度的作用下被推向相邻叶片的吸力面。由于马蹄涡与通道涡的旋转方向相同，马蹄涡被增强，靠近叶片和端壁的低能流体被吸入马蹄涡内。因此，马蹄涡和通道涡成为了影响叶片通道内流动损失的重要涡系。

图1 通道内马蹄涡的发展

一个典型的角区分离流场结构如图2所示。分离在流向逆压梯度下，端壁上的涡结构形成了一个封闭的分离区，这个分离区由吸力面上的分离线和端壁上的分离线包裹构成。同时，还可以清楚地观察到分离区内产生的回流现象。通过端壁上的极限流线来观察三维角区分离时不难发现，在吸力面和端壁上同时存在逆向回流，分离区内的流动是极为复杂的。

VORPAL软件NAUTILUS软件在电推进领域的应用

等离子体仿真软件VORPAL/NAUTILUS在电推进领域的应用

上海锦科信息科技有限公司 info@

摘要：数值模拟对于等离子体推进器的研究和设计是重要的辅助手段。目前，Particle-In-Cell(PIC)和磁流

体力学方法都是常用的数值方法。Tech-X公司提供的VORPAL和Nautilus软件可以提供对低气压环境下

的等离子体的仿真能力，用于小型等离子体发动机的设计和优化。其中，VORPAL软件提供PIC和DSMC

模拟能力，除了研究发动机内等离子体行为外，还可以用于研究发动机壁面的侵蚀。Nautilus提供磁流体

力学模拟能力，可以用于等离子体流动的较大尺寸分析。

关键词：等离子体推进，VORPAL，Particle In Cell, Nautilus

1 引言

在等离子体推进器的设计和研究中，数值模拟可以用来分析等离子体的产生和流动，估计设备性能，

优化系统设计，以及对设备的寿命等关键问题进行预测校核。通常，由于卫星用等离子体推进系统工作在

真空中，数值模拟方法和低气压放电问题中的模拟方法较为类似，都是以粒子云网格模拟

(Particle-In-Cell，PIC)和电磁流体模拟方法为主要手段。

美国Tech-X公司[1]针对等离子体研究的需要，提供多种商业等离子体数值模拟软件，并承担了能源、

国防部门的多项课题。其中，VORPAL软件[2]提供PIC和DSMC(直接模拟蒙特卡洛）模拟能力，能够有效

地分析霍尔/离子发动机内的流动、粒子的运动和加热以及离子对发动机壁面的侵蚀过程等。

此外，Tech-X公司还提供电磁流体模拟软件Nautilus[1]，这一软件具有研究含化学反应的电磁流体

/气体运动的能力，可以用于较高密度的等离子体、电弧推进系统的研究。

2 VORPAL软件及其基本特性

VORPAL是一款电磁场粒子模拟软件，是等离子体、微波与真空电子器件、脉冲功率与高电压、加速器、

不同迎角下前体涡流动的等离子体控制特性

２０１２年６月　第３０卷第３期　西北工业大学学报　Ｊｏｕｒｎａｌ　ｏｆ　Ｎｏｒｔｈｗｅｓｔｅｒｎ　Ｐｏｌｙｔｅｃｈｎｉｃａｌ　Ｕｎｉｖｅｒｓｉｔｙ　Ｊｕｎｅ　２０１２　Ｖｏ１．３０　Ｎｏ．３　

不同迎角下前体涡流动的等离子体控制特性　

孟宣市　，李华星　，唐花蕊　，罗时钧。，刘　锋　

／１．西北工业大学翼型叶栅空气动力国家级重点实验室，陕西西安７１００７２　、　＼２．昆明精密机械研究所，云南昆明６５０１１８；３．美国加州大学尔湾分校机械与宇航工程系，９２６９７．３９７５／　

摘要：应用一对单介质阻挡放电等离子体激励器对２０。顶角圆锥．圆柱组合体圆锥段分离涡流场进　

行了主动控制研究。实验在３．０　ｍ×１．６　ｉｎ低速风洞中进行，迎角３５。一７Ｏ。，基于圆锥段底面直径的　

雷诺数为５．０×１０　。实验结果包括７个测量截面周向压力分布、由周向压力分布推断得到的截面处　

空间涡结构以及积分得到的截面当地力和圆锥段力。实验结果表明：（１）在３５。一５０。迎角范围内，圆　

锥段流场只有一对非对称的主涡，圆锥段分离涡流动呈现近似锥型流特性，随着迎角增大，圆锥段侧　

向力系数符号不变；（２）在５０。一７０。迎角范围内，圆锥段流场呈现多涡结构，圆锥段分离涡流动不再呈　

现锥型流特性，此时随着迎角增大，圆锥段侧向力系数会发生多次变号；（３）等离子体控制使得圆锥段　

对涡流场中第１个新涡出现的迎角推迟。　

关键词：细长圆锥体，大迎角空气动力学，非对称分离涡，等离子体，主动流体控制　

中图分类号：Ｖ２１１　文献标识码：Ａ　文章编号：１０００．２７５８（２０１２）０３－０４０２－０５　

现代高机动战斗机、导弹等飞行器通常具有类　

似尖头旋成体的细长前体，当迎角增大到一定程度，　

其前体分离涡流场会从对称变得非对称，同时伴随　

有方向和大小均无法预估的侧向力和力矩…，这对　

飞行器的操纵性和稳定性有很大影响。由于大迎角　

下细长前体分离涡对尖头处小的扰动非常敏感，所　

并联放电等离子体合成射流激励器工作特性

王林;周岩;罗振兵;夏智勋;邵涛;邓雄

【摘要】等离子体合成射流激励器凭借射流速度高、工作频带宽、响应迅速等优势在高速流场主动流动控制领域具有良好的应用前景.为了克服单个激励器控制能力弱、控制范围窄的缺点,开展了并联放电等离子体合成射流激励器的研究,搭建了最多支持三路并联放电的微秒脉冲电源.测试结果表明,电源在空载及负载条件下可以实现1000 Hz稳定放电.随着放电电容的增大,放电电能的提高,等离子体电弧的温度升高,激励器腔体内气体被加热得更剧烈,产生的射流速度增大.随着工作频率的提高,激励器的击穿电压降低,放电电能减小,射流速度减小.通过对触发信号的调制,可以实现每个激励器的独立控制,使得并联式激励器具有更强的流动控制灵活性.试验结果显示,激励器工作相位与触发相位具有较好的对应关系.

【期刊名称】《国防科技大学学报》

【年(卷),期】2018(040)004

【总页数】8页(P59-66)

【关键词】等离子体合成射流;两电极;主动流动控制;并联式阵列;放电频率;放电电容

【作者】王林;周岩;罗振兵;夏智勋;邵涛;邓雄

【作者单位】国防科技大学空天科学学院,湖南长沙 410073;国防科技大学空天科学学院,湖南长沙 410073;国防科技大学空天科学学院,湖南长沙 410073;国防科技大学空天科学学院,湖南长沙 410073;中国科学院电工研究所,北京 100190;国防科技大学空天科学学院,湖南长沙 410073 【正文语种】中文

【中图分类】V211.3

优良的空气动力学特性是实现飞行器性能跨越的必要条件。研究表明，主动流动控制技术对于改善飞行器的气动力特性具有重要作用，是未来新型飞行器以及发动机气动设计中的关键手段[1-3]。高超声速是未来飞行器的重要发展方向[4-6]，为了实现高超声速条件下的流动控制，需要开发响应时间短、流场控制作用强、工作频带宽的新型高速主动流动控制技术。