激波/邊界層干擾對等離子體合成射流的響應特性?

王宏宇 李軍 金迪 代輝 甘甜 吳云

(空軍工程大學航空航天工程學院,西安710038)

激波/邊界層干擾對等離子體合成射流的響應特性?

王宏宇 李軍?金迪 代輝 甘甜 吳云

(空軍工程大學航空航天工程學院,西安710038)

(2016年10月28日收到;2017年1月26日收到修改稿)

利用高速紋影系統和數值模擬方法研究了激波/邊界層干擾對逆流噴射的等離子體合成射流的響應特性,并揭示了流動控制機理.實驗在來流馬赫數Ma=3.1的風洞中進行,測試模型采用鈍頭體和壓縮斜坡的組合模型,等離子體合成射流激勵器安裝在鈍頭體頭部.紋影系統捕捉了放電頻率為f=1 kHz和f=3 kHz的激勵對附體激波形態和分離激波運動的控制效果.等離子體合成射流使壓縮斜坡激波/邊界層干擾區域的起始點向下游移動,分離泡尺寸減小,附體激波強度減弱,發生彎曲,再附點移向上游,與此同時分離激波向附體激波逼近.與f=3 kHz激勵相比,f=1 kHz激勵的射流流量更大,對激波/邊界層干擾的影響范圍更廣、控制效果更好.通過數值模擬,揭示了射流與來流相互作用對下游流場的作用機理:射流與來流相互作用誘導出大尺度旋渦,大尺度旋渦耗散發展增強了近壁面流場的湍流度;壓縮斜坡上游近壁面的流場性質發生變化,進而導致了壓縮斜坡激波/邊界層干擾區域流動的變化.

激波/邊界層干擾,等離子體合成射流,高速紋影,流動控制

1 引言

激波/邊界層干擾是高速飛行器與動力裝置氣動設計面臨的重要問題.其流動現象和作用機理復雜,會帶來強烈的激波阻力、摩擦阻力和表面過熱,其引起的邊界層分離還會使分離激波發生大尺度非定常運動,導致較大的氣動載荷.通過流動控制手段,減小激波阻力,抑制激波/邊界層干擾導致的邊界層分離,是改善飛行器氣動特性與推進效率的重要途徑[1,2].

目前對激波/邊界層干擾的控制手段可以分為機械式、氣動式和等離子激勵式.機械式控制方法包括在表面開設空腔、鼓包、渦流發生器[3?5]等;氣動式控制方法包括噴射、吹除和抽吸[6?8]等.與前兩者相比,等離子體氣動激勵具有響應快、頻率寬、強度大等優勢,在超聲速流動控制領域具有廣泛的應用前景[9].目前對等離子體控制超聲速流動的研究主要包括如下幾個方面:1)利用直流電弧等離子體的熱堆積效應產生虛擬型面改變激波角或減弱激波強度[10,11];2)通過增加磁場(MHD)或電場(EHD)使等離子體增速,吹除低能流體,改變邊界層性態,提高邊界層抗逆壓梯度的能力以減小分離或摩擦阻力[12,13];3)在干擾區附近施加高頻擾動,如局部表面電弧絲狀放電或等離子體合成射流對流場的間歇性干擾,通過熱效應或其他耦合機理改變分離激波的非定常特性,抑制分離激波的低頻高幅振蕩;在高超聲速領域對層流邊界層施加高頻激勵,以強制轉捩的方式使層流邊界層失穩來抑制大尺度分離,避免高超聲速進氣道不起動的問題[14?18].

等離子體合成射流激勵器是一種快速響應的自吸式激勵器,具有結構簡單的優點.其工作介質來自于周圍的空氣而不需要添加額外的供氣系統,對于減輕飛行器重量具有重要意義.因而,該激勵器在超聲速流動控制領域具有潛在的應用前景.目前對等離子體合成射流的研究主要集中在對其單個周期特性和性能的優化上[19?22],對射流作用于超聲速流動的機理研究還很少.國外方面,Narayanaswamy等[17,18]的研究主要關注于該激勵器的頻率特性,讓激勵器的頻率與斜坡誘導的分離激波的頻率產生一種耦合的效果,以抑制分離激波大尺度運動的振幅,研究結果表明等離子體射流的熱效應可以使激波發生前移,提高激勵頻率就能達到控制目的.Greene等[23]采用油流顯示技術發現,等離子體射流產生的流向渦結構可以將激波誘導的分離線推向下游,減小分離區的尺寸;通過粒子成像測速(PIV)技術測量到邊界層受到射流的影響而變得飽滿.Yang等[24]通過大渦模擬的方法辨識出等離子體合成射流在超聲速流場中誘導的流向渦結構,其對分離泡的作用機理類似于微型渦流發生器.Emerick等[25]的研究發現等離子體合成射流無論在單脈沖周期或多脈沖周期工作時都具有改變激波角度的能力.國內方面,國防科技大學王林[26]發展了兩電極和三電極高能等離子合成射流激勵器,研究了射流在超聲速流動中的衍化過程及其對激波的影響,發現射流的熱沖擊效應可以明顯地削弱激波,改變干擾形態.

作為一種新型超聲速流動控制方式,射流本身的熱效應會使分離激波發生前移或削弱激波強度,但是對于射流與超聲速流動的耦合的物理機理研究還非常少,射流對如何改變超聲速流動性態的物理過程還不是很清楚.為進一步研究等離子體合成射流對超聲速流場的操控能力以及加深對射流如何改變激波/邊界層干擾的物理過程的認識,本文提出了一種逆流噴射的激勵方式,通過時間分辨的紋影系統研究激波/邊界層干擾對這種激勵方式的響應特性.通過數值仿真的方法研究了射流逆流噴射對下游流場的影響以揭示對激波/邊界層干擾控制的機理.本文的研究結果可以深化射流對激波/邊界層干擾作用的認識,對于超聲速減阻具有重要的工程意義.

2 實驗裝置

2.1 風洞

實驗在空軍工程大學暫沖吸氣式風洞中進行,風洞氣源來自于環境大氣.該風洞由進氣口、穩定段、噴管、真空倉(試驗段)、擴壓段和真空罐等部分組成,如圖1所示.穩定段夾有多層鋼絲網對氣流整流,提高進入噴管氣流的均勻性,減小紊流度.噴管的出口直徑為300 mm,設計Ma=3,實驗測得噴管菱形區實際Ma=3.1.真空倉左右兩邊和上端各帶有一個直徑為250 mm的光學觀察窗,用于流動顯示測量.風洞的啟動采用破膜的方式.真空罐總體積約為120 m3,通過真空泵系統將真空罐的壓力抽到100 Pa以下可使風洞穩定工作3 s左右.實驗中,風洞的來流總壓為P0=95.6 kPa,總溫為T0=300 K,計算可得風洞的單位雷諾數為Re?1=6.72×106.風洞穩定段上裝有動態壓力傳感器用以形成同步控制系統的初始信號.

圖1 風洞結構圖Fig.1.W ind tunnel.

2.2 實驗模型

實驗模型由鈍頭體、楔形塊、等離子體合成射流激勵器組成一體化結構.該模型的設計思路來源于參考文獻[27],該科研團隊主要致力于基于激光能量沉積控制激波邊界層干擾的研究,本文將激光誘導能量替換為電弧驅動的等離子體射流.為提高圖像分辨率和擴大視場,測試模型尺寸為文獻模型尺寸的2倍.測試模型整體為鋁合金材料,激勵器的正極為直徑為2mm的鎢電極,通過絕緣芯絕緣埋在鈍頭體內,絕緣芯的材料為聚四氟乙烯,陰極為鈍頭體頭部本身.由陽極的頭部表面和鈍頭體內壁面形成的空間為合成射流激勵器的腔體,鎢電極與模型頭部形成放電通道,加熱腔體空氣,驅使高溫高壓空氣經鈍頭體前緣的孔道噴出.通過調節正電極在絕緣芯的位置可改變腔體體積和電極間距.經過前期對激勵器的優化發現,小腔體及小孔徑的激勵器能夠保證激勵強度且具有良好的重頻激勵特性,因而腔體體積僅調節為5.024×10?8m3,孔道直徑為1 mm,并且設置孔道長度為1 mm可保證射流具有一定的均勻性,激勵器的結構示意圖如圖2所示.模型后緣通過螺紋固定于固定機構上.經風洞實驗,后緣機構不會對其上游流場產生干擾.在風洞啟動初始階段,孔道會對下游流場產生干擾,待流場穩定后,干擾消失.經過正激波的氣流在楔形塊的作用下產生激波與邊界層相互干擾結構.

圖2 測試模型示意圖Fig.2.ScheMatic diagraMof the test Model.

2.3 等離子體產生和同步控制系統

注入激勵器腔體內的等離子體通過高壓脈沖微秒電源(KGD-NSPS3U30F2)和高壓直流電源(3 kV,4000 VA)的組合電路放電來實現.高壓脈沖電源主要起擊穿空氣的作用,使電極間產生放電通道,高壓直流電源用于增加電極間能量輸出[21].當高壓脈沖電源擊穿空氣連通電路時,已被高壓直流電源補充好能量的電容開始放電,在電極間產生電弧,腔體內的空氣受熱膨脹,由鈍頭體前緣的孔道噴出,產生高速氣流.由于風洞的運行時間僅有2—3 s,放電和測試設備的開啟必須同步控制.同步控制系統的初始信號靠壓力傳感器感受風洞啟動時穩定段的壓力突升產生,初始信號觸發示波器產生5 V信號,示波器再觸發延時系統DG535和高速CCD相機工作.通過DG535產生0.1 s的延時,保證放電發生于風洞起動階段,其輸出信號觸發波形發生器工作,從而驅動高壓脈沖電源運行,產生電弧等離子體.具體的等離子體生成及同步控制系統如圖3所示.放電過程中,用電壓探針(Tectronix TCP0030 A)測量電路中總電勢,用電流探針(Tectronix DPO4104)測量整個回路的電流.根據測得的電壓和電流波形可計算單個脈沖周期放電所產生的能量.

2.4 高速紋影系統

采用時間分辨的紋影系統來捕捉等離子體合成射流在環境大氣和超聲速流場中的發展情況以及射流對激波邊界層干擾的影響.實驗中采用典型的Z型光學系統,如圖3所示.系統由光源、紋影鏡、刀片和高速CCD攝像機組成.光源采用連續的氙燈光源(zolix LSP-x500 A).紋影鏡由兩個焦距為3 m,直徑為30 mm的凹透鏡組成.采用高速CCD攝像機(PHANTOMV 2512)來捕捉瞬時流場.拍攝時設置圖象分辨率為768 pixel×512 pixel,幀頻為58000 fps,兩幀之間的時間間隔為?T=17.2μs,曝光時間設置為1μs.相機前放置刀片以調節紋影圖像的靈敏度.

圖3 等離子體生成和同步控制系統工作示意圖Fig.3.ScheMatic diagraMof p lasMa generation and synchronous control system.

3 實驗結果

3.1 等離子體合成射流靜止特性

圖4為靜止大氣條件下放電頻率f=1 kHz時電壓電流波形.由圖4(a)可知,激勵器電極的擊穿電壓大約為20 kV,瞬時電流高達20 A,放電較為穩定,說明激勵器可持續地提供等離子體射流.選擇單個脈沖周期的放電波形研究其伏安特性,如圖4(b),可以看到電極擊穿時產生的初始電壓電流峰,隨后電壓突降,電流持續下降,這是因為放電通道建立以后,整個回路的電阻值減小,電容持續放電.單個脈沖周期的放電脈寬大約為200μs,可見單脈沖能量大部分是高壓直流電源提供的.計算可得單個脈沖周期的放電能量為45.7—51.8MJ.

圖5為激勵器單脈沖周期在靜止大氣中產生高速射流過程的紋影圖象,反映了射流由初始生成到耗散的發展狀態.圖5(a)呈現了射流噴出噴口瞬間產生的爆炸波及二次激波的生成,該現象與文獻[21]的結果相符.圖5(b)顯示了爆炸波向遠處傳播和射流的發展,可知射流的形狀為橢錘狀,且射流的傳播速度小于爆炸波的傳播速度.從圖5(c)可以看出,在喉部的摩擦力和射流剪切力的作用下,射流擴散為尺度不一的渦團結構.圖5(d)顯示了射流快速耗散,逐漸減弱的狀態.整個射流發展過程歷時大約344.8μs.通過監測射流前鋒傳播的距離x可計算射流發展的平均速度(x/t),如圖6所示.可知射流的初始速度高達200 m/s,射流的速度不斷減小,這和文獻[20]得到的射流速度變化趨勢是一致的,因而射流在初始階段的瞬時動量很大,可對氣流產生很強的穿透效應.另一方面,射流速度變化的斜率減小,說明在初始階段,射流承受更大的阻力.

圖4 (網刊彩色)靜止大氣的電壓電流波形(a)連續脈沖;(b)單個脈沖Fig.4.(color on line)W aveforMof the d ischarge voltage and current in quiescent air:(a)Continuous pu lses;(b)a single pu lse.

圖5 靜止大氣等離子體合成射流特性紋影圖Fig.5.Characteristics of the p lasMa synthetic jet in quiescent air:sch lieren iMages.

圖6 靜止大氣等離子體合成射流平均速度變化Fig.6.Average velocity of the p lasMa synthetic jet in quiescent air.

3.2 激勵器工作的實現條件

由于實驗中來流的密度較低,僅為0.0758 kg/m3,在這樣的條件下放電更容易出現輝光狀態,而輝光放電提供的能量低,對超聲速流場的作用十分微弱,但氣流經過正激波會被壓縮,壓強、溫度和密度均增大,電極兩端在激波后更易于建立起能量水平較高的等離子體電弧.本實驗正是利用了氣流經過激波密度增大這一物理事實,使得在低氣壓低密度的來流條件下,氣體放電得以發生且產生較高能量.由正激波的一維計算公式(1),(2),(3)式,根據實驗來流條件即可估算正激波后的放電環境參數,溫度為Ts=287.61 K,壓力為ps=22832 Pa,密度為ρ=0.2765 kg/m3.經過激波后,密度提高到3.65倍,給氣體放電提供了良好的工作環境.

其中,ρ1,ρ2分別為正激波前后氣流密度;p1,p2為正激波前后靜壓;T1,T2分別為正激波前后氣流溫度;Ma1,Ma2為來流馬赫數;k為絕熱指數.

3.3 附體激波對射流的響應

Narayanaswamy等[28]發現射流經過來流馬赫數Ma=2斜坡誘導的分離激波前移的現象,分析原因是射流降低了當地馬赫數,考慮了射流的熱效應.王林[26]歸納了等離子體合成射流使激波減弱的若干機理,除了熱效應以外還考慮了射流的湍流度和射流誘導的斜激波的作用.本文考察射流對激波邊界層干擾整體結構的影響.首先考察等離子體射流對附體激波的影響.圖7為單脈沖放電周期附體激波對射流響應的紋影圖,此時放電頻率f=1 kHz.可以看出,射流經過分離泡時使分離泡分解,分離泡消失(T0+12?T);射流經過附體激波時,激波強度減弱(T0+15?T,T0+18?T),在恢復的過程中變彎,再附點前移(T0+19?T),隨后激波和激波再附點逐漸恢復到起始位置,分離泡再次形成(T0+28?T).分析分離泡消失的原因可能是射流與主流相互摻混,增加了近壁面流場的湍流度,從而增強了邊界層抗逆壓梯度的能力.激波消失的原因則可能是因為射流的熱效應,改變了周圍流動性態.然而射流是逆流噴射,將射流誘導激波的因素排除在外.當放電頻率f=3 kHz時,同樣選擇一個周期的紋影圖進行分析,如圖8所示.在這種情況下并沒有看到分離泡分解消失的現象,但同樣有激波部分消失的現象(T0+18?T),激波發生局部彎曲(T0+19?T),但再附點前移不明顯.由于頻率為3 kHz的放電脈寬小于頻率為1 kHz的放電脈寬,注入腔體的能量有所減小,再考慮激勵器的吸氣恢復時間的影響,射流的流量也有所減小(E1kHz=51 MJ,E3kHz=16 MJ).此時,雖然一定程度上增加了湍流度,但湍流脈動到達分離泡位置已大量耗散,射流對激波/邊界層干擾的控制能力也有所降低.

3.4 分離激波對射流的響應

增強紋影圖的對比度即可分辨出分離激波的位置,分離激波的位置變化如圖9所示,此時放電頻率f=1 kHz.可以看到,分離激波隨著分離泡的縮小逐漸向附體激波逼近,分離點也向下游移動,這再次說明射流增加了近壁面流動的湍流度,增加了邊界層抗逆壓梯度的能力.在本實驗中并沒有發現分離激波前移的現象,相反地,分離激波隨著分離泡的縮小而向后移動,在激勵器的連續激勵下,分離激波做循環往復運動.分離激波自上游移向下游所經歷的時間為T0+12?T—T0+21?T,歷時154.8μs,而分離激波恢復到起始位置所需時間為T0+21?T—T0+44?T,歷時395.6μs,說明分離激波恢復時間長于其受擾動的時間,也就是說如果激勵器達到一定頻率就可以使分離激波穩定在一定范圍內.當激勵頻率為3 kHz時,確實發現分離激波沒有回到起始位置,而是穩定在起始位置下游的一段距離內,但由于流量的減少,激波移向楔形塊的最大距離?xmax僅為激勵頻率為1 kHz時的14%.

圖7 射流對附體激波影響的紋影圖(f=1 kHz)Fig.7.Sch lieren Movie sequence of the disturbance eff ect on attached shock(f=1 kHz).

圖8 射流對附體激波影響的紋影圖(f=3 kHz)Fig.8.Sch lieren Movie sequence of the disturbance eff ect on attached shock(f=3 kHz).

圖9 射流對分離激波位置影響的紋影圖(f=1 kHz)Fig.9.Schieren Movie sequence of the separation shock Motion(f=1 kHz).

3.5 射流對激波/邊界層干擾的控制機理分析

綜合以上分析提出了射流控制激波/邊界層干擾的原理模型,如圖10所示.激波/邊界層對射流的響應可歸因于兩大機理:一是射流與主流相互作用增加近壁面流動的湍流度,提高了邊界層抵抗逆壓梯度的能力,致使邊界層分離推遲,分離泡減小,分離激波向下游移動,由于分離泡的減小,再附點會發生前移;二是射流本身或射流與來流相互作用改變了近壁面的流動性態,如流速、密度或溫度的改變,從而導致激波的減弱.從紋影圖中雖然發現附體激波減弱的現象,但并不能證明熱效應是直接原因.

圖10 射流對激波/邊界層干擾的控制原理圖Fig.10.ScheMatic diagraMof the jet’s control eff ect on shock wave/boundary layer interaction.

4 數值仿真

4.1 數值方法和計算網格

實驗中無法捕捉到射流與正激波后來流相互干擾的流動細節和對下游流動的影響機理,為進一步揭示射流對激波/邊界層干擾影響的物理機理,采用了數值模擬的方法.使用基于有限體積法的計算流體力學軟件FLUENT16.1軟件求解加入熱源項的二維非定常可壓縮N-S方程,N-S方程建立在柱坐標系上.湍流模型選用SST k-ω模型,這種湍流模型的基本原理是在靠近固體壁面采用高雷諾數形式的W ilcox的k-ω模型,在邊界層外部的自由剪切流區域采用Jones Launder的k-ε模型.該模型不僅占據了k-ω方程求解壁面邊界層流動的優勢,提高了在各種壓力梯度條件下解得精確性和黏性底層的數值穩定性,而且一定程度上又保留了k-ε公式求解自由剪切流的精確性.因為考慮高速射流流動過程的可壓縮性,選擇通常用于求解高速可壓縮流動的基于密度的求解器進行計算.時間精度采用二階隱式格式,空間項采用三階MUSCL(monotonic upw ind scheme for conservation laws)格式離散,對流通量項采用AUSM(advention upstreaMsplittingmethod)離散.

文獻[29]將電弧放電加熱過程?；癁榍惑w內能量的注入,通過改變加熱效率以達到與測得的腔體內壓力變化結果的符合;文獻[30]將所測得的電弧放電電壓電流波形轉化成功率波形,經過簡化計算的功率密度代入N-S方程求解,所得數值云圖與紋影實驗結果符合較好.本文根據Jin等[30]提出的方法,首先將放電的V-I特性曲線轉化為放電功率曲線,經過濾波后進行五階多項式擬合,將擬合后的功率曲線表達式以功率密度的形式代入能量方程(5)中,其中熱源項由功率密度決定,其表達式為

其中,功率P(t)為擬合后功率曲線,η為能量轉化率,V(x,y,z)為圓柱加熱區域的體積,本文取η為20%[30],加熱區域占圓柱中心區域的10%.

網格劃分使用ICEM軟件劃分為結構化網格,如圖11所示.壁面網格經過加密處理,貼于壁面的第一層網格高度為10?5m,保證y+<10.射流腔體、孔道壁面和鈍頭體及圓柱邊界為無滑移壁面條件,來流邊界為壓力遠場邊界條件,出口為壓力出口邊界條件,中心線為軸對稱邊界條件.計算初始值與實驗條件一致,如表1所列.計算時先求解穩態流場,收斂后再加入熱源項進行非定常計算.計算時間步長為10?8s,每個時間步長迭代20步以內即可滿足計算精度.

圖11 (網刊彩色)計算網格Fig.11.(color on line)Calculation grid.

表1 計算初始條件Tab le 1.Initial cond ition of the siMu lation

4.2 網格無關性驗證

本文對算例分別設置了4.5萬(coarse grid),12萬(mediuMgrid),24萬(fine grid_1)和32萬(fine grid_2)四種不同數量的網格進行網格無關性驗證.圖12是鈍頭體前緣以不同網格穩態計算得到的壓力分布曲線.從圖12可以看出以coarse grid網格和mediuMgrid網格計算得到的結果壓力值出現波動,而fine grid_1和fine grid_2網格計算得到的結果幾乎一致,且曲線較為平滑.所以采用fine grid_1數量的網格就可以達到精度要求.

圖12 網格無關性驗證Fig.12.Certifi cation of grid independence.

4.3 仿真結果

圖13為不同時刻密度的等值線圖.與實驗紋影圖對比可知,仿真所得到的鈍頭體前脫體激波的形態與實驗符合良好.這里給出了二維圖像相當于旋狀體的一個剖面,可知射流與正激波相互作用形成一對渦環,射流初始階段較大的瞬時推力將正激波頂起,形成弓形激波,如圖13(a)所示;隨著射流推力的逐漸減小,弓形激波呈現出向兩邊拓展回落的發展態勢,并形成激波與激波相互干擾的現象,隨著正激波回落,橫向旋渦向鈍頭體壁面拉長延伸,如圖13(b)和圖13(c)所示;最后擴散到整個下游,如圖13(d)所示.整個過程揭示了旋渦的產生與擴散,實際上正激波后的流動十分復雜,而該仿真只是揭示了一個平均的狀態,但旋渦的產生與擴散這一規律與實際是相符合的.

通過壓力云圖和流線圖可進一步解釋旋渦的形成與擴散現象,如圖14所示.可見,射流與來流速度方向相反,在剪切力的作用下必然會形成旋渦.如圖14(a),形成初始渦核,渦核在斜壓矩的作用下發展變大.實際上根據渦動力學,渦和其周圍的壓力滿足渦壓耦合關系

這個方程建立在流線坐標系上,κ是流線的曲率,在旋渦邊緣法向量指向旋渦中心,旋渦運動會導致能量損失,導致壓力下降.從這個角度來看,鈍頭體前緣形成的旋渦利用前緣高壓優勢可以得到增強,從而增加了壁面附近流體的動量和湍流度.

圖13 密度梯度等值線圖(a)T=51.72μs;(b)T=68.96μs;(c)T=86.2μs;(d)T=103.44μsFig.13.Contou rs of theMagnitude of density grad ient:(a)T=51.72μs;(b)T=68.96μs;(c)T=86.2μs;(d)T=103.44μs.

圖14 壓力云圖和流線圖(a)T=42μs;(b)T=52μsFig.14.Contou rs of static p ressure and the streaMlines:(a)T=42μs;(b)T=52μs.

為驗證以上觀點,圖15和圖16分別給出了流場不同時刻的湍動能云圖和速度的等值線圖.由圖15可知,湍動能大的地方集中在旋渦處(圖15(a)),隨著旋渦的增大,湍動能加強(圖15(b)),說明渦運動在斜壓矩的作用下提高了能量,但在旋渦繼續向下游運動的過程中,旋渦逐漸耗散(圖15(c)),但最后在壁面處湍動能依然是加強的(圖15(d)).另一方面,如圖16,很顯然,射流增加了下游流場的流速,改變了邊界層的性態.

圖17為有無射流激勵距壁面1 mm處流動參數的變化.可知,射流與來流相互作用改變了近壁面流體的性質,表現為溫度降低、密度增加、速度提升.而附體激波的減弱可能是這些參數發生變化的結果.此時,不能用熱效應解釋激波減弱的機理.換一種思路來解釋激波減弱的原因,由于近壁面區域的密度和速度都變大,即近壁面的動量很大,一方面也可以解釋分離區減小,分離點向下游移動的現象;另一方面,附體激波可能受到近壁面流體局部沖擊的作用,激波的減弱可能是激波對高動量、高脈動流動的一種響應,具體的作用機理還有待進一步研究.

圖15 湍動能云圖(a)T=62μs;(b)T=82μs;(c)T=105μs;(d)T=137μsFig.15.Contours of the turbu lent kinetic energy:(a)T=62μs;(b)T=82μs;(c)T=105μs;(d)T=137μs.

圖16 速度等值線圖(a)T=62μs;(b)T=90μsFig.16.Contours of theMagnitude of velocity:(a)T=62μs;(b)T=90μs.

圖17 壁面附近參數的變化曲線Fig.17.Variation of the paraMeters near the wall,y=0.011 m.

5 討論

利用等離子體射流控制激波/邊界層干擾最大的優勢是既可以利用它的氣動性,也可以利用它自身的擾動特性,射流不僅會產生極大的瞬時推力,而且自身具有較高溫度.較大的瞬時推力會對流場造成極大的擾動,在流動失穩時,甚至會改變整個流場的氣動狀態.本文提出了一種逆氣流噴射的設計思路,將等離子體合成射流激勵器安裝在鈍頭體前部,超聲速條件下,鈍頭體前緣產生的正激波波后的流動參數為等離子體射流的形成創造了良好條件,正激波會在射流推力的作用下向上游形成凸起,之后會發生一系列的流動現象的改變.射流與主流的流動方向相反,在強剪切力的作用下必然有渦的產生,渦與壓力相互耦合,在正激波后斜壓矩的作用下,旋渦得到增強.旋渦向下游耗散,并增加近壁面邊界層的湍流度,從而增強了邊界層抗逆壓梯度的能力,所以發生了分離泡縮小,分離點后移的現象.同時由于射流與來流相互作用,改變了斜坡上游近壁面流體的性質,表現出密度和速度的大幅增加,溫度減小.仿真的結果可以證明射流促使流體湍流度的增加,但并不能證明熱效應作為激波減弱的影響因素.激波減弱的物理機理通過本文的研究工作還不能完全揭示出來.

6 結論

本文通過時間分辨的紋影系統和數值仿真的方法研究了等離子體逆向射流對激波邊界層干擾的影響,揭示了影響機理.研究結果表明,射流與來流的耦合作用可以對激波/邊界層干擾進行控制.具體表現和解釋如下.

分離泡縮小,分離點向下游移動.原因一方面是射流本身具有一定的脈動特質;另一方面從數值仿真的結果看,逆向射流與來流相互作用形成旋渦,旋渦在正激波后斜壓矩作用下增強,旋渦向下游耗散發展增大了邊界層湍流度,并且斜坡上游近壁面附近動量增大,使邊界層抗逆壓梯度能力增強.

在等離子體合成射流的激勵下,附體激波強度減弱,發生彎曲,再附點前移.本文的結果可以證明等離子體本身或與來流相互作用能夠減弱激波強度,但其機理還有待進一步研究.

射流流量是影響控制程度的關鍵因素.射流流量大對激波/邊界層干擾的作用更加顯著.而受激勵器吸氣恢復時間的影響,射流流量增大會導致激勵器頻率的降低,所以如何在保證激勵器頻率的同時增加射流流量是今后研究的重要方向.

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(Received 28 October 2016;revised Manuscrip t received 26 January 2017)

PACS:47.85.L–,52.35.Tc,47.11.–j,52.30.–qDOI:10.7498/aps.66.084705

*Project supported by the National Natural Science Foundation of China(Grant Nos.51522606,51507187,51276197,51407197,11472306).

?Corresponding author.E-Mail:kltbwhy@126.com

Response o f the shock w ave/boundary layer in teraction to the p lasMa synthetic jet?

Wang Hong-Yu Li Jun?Jin Di Dai Hui Gan Tian Wu Yun

(Aeronautics and Astronautics Engineering College,A ir Force Engineering University,X i’an 710038,China)

Control of shock wave/boundary layer interaction(SW BLI)is of high practical iMportance for supersonic aircraft drag reducing.Lots of flow control strategies including passive and active control techniques have been put forward to MiniMize negative eff ect of SW BLI.PlasMa aerodynaMic control technique is considered as a potential one due to its flexibility in Manipu lating the supersonic flow.The goal of this research is to investigate the control eff ect of the novel actuator called p lasma synthetic jet on the SWBLI.

The eff ect of counter-flow p lasMa synthetic jet actuator on the SW BLI is investigated experiMentally in this paper.The experiments are conducted in a supersonic w ind tunnel at Mach number Ma=3.1.The testmodel is a blunt body w ith a p lasMa synthetic jet actuator installed inside its head which is used to create aerodynaMic perturbations,and w ith a conical coMpression raMp in the rear,enab ling the creation of SW BLI flow con figuration.The p lasMa synthetic jet actuator is designed to in ject pu lsed hot gas by arc discharge into a small cavity in the direction perpendicular to the norMal shock wave induced by the b lunt body.The schlieren Method is used for fl ow MeasureMent and the flow characteristics are studied according to a sequence of schlieren iMages(1024×512 pixel resolution)cap tured by a high speed charge-coup le device camera w ith a fraMing rate of 58 kHz,triggered externally,and an exposure time of 1μs.Additionally,theMechanisMof this control strategy on the SW BLI induced by the raMp is revealed by using the nuMericalMethod.

The characteristics of the p lasma synthetic jet in quiescent air are fi rstly studied.The resu lts show a sudden reduction of averaged jet velocity under the resistance of the air.In addition,soMe sMall-scale flow structures in the jet are observed which may enhance the turbu lence in the upstreaMboundary layer.The flow topology of interaction Modified by actuation w ith frequencies of f=1 kHz and f=3 kHz are respectively analyzed.It is shown that by using this type of control strategy,the attached shock is locally degraded w ith the attachMent point Moving upward.The separation bubb le is suppressed,hencemaking the separation shock move downstream.In addition,an extensive iMpact eff ect is exerted to the interaction region by actuation at f=1 kHz because More hot gas is produced by the actuator.Therefore,the actuator is found to be capab le of signifi cantly Mitigating the negative eff ects induced by the SW BLI.The numericalwork focuses on the interaction between the jet and the flow after the normal shock.The results show that large-scale vortex is induced by the interaction which increases turbulence and accelerates the flow near the wall during itsMoving downstreaMand dissipation,deMonstrating turbulence enhanceMent in the boundary layer and a variation of upstreaMflow characteristics are the key factors for separation reduction and shock waveMitigation.

shock wave/boundary layer interaction,plasma synthetic jet,numerical simulation,flow control

10.7498/aps.66.084705

?國家自然科學基金(批準號:51522606,51507187,51276197,51407197,11472306)資助的課題.

?通信作者.E-Mail:k ltbw hy@126.com

?2017中國物理學會C h inese P hysica l Society

http://w u lixb.iphy.ac.cn