2. 航天工程大学 宇航科学与技术系, 北京 101416
2. Department of Space Science and Technology, Space Engineering University, Beijing 101416, China
航天技术发展日新月异, 航空航天飞行器动力系统的重要性日益凸显。液体火箭发动机, 特别是小推力姿轨控发动机液体燃料掺混的效果对燃烧过程至关重要。对燃料喷注射流进行主动控制可以提高掺混效果, 特别是对变推力发动机具有重要意义。
在主动控制过程中使用何种激励器是国内外研究者关注的重点。目前研究中使用的有流体式激励器、机械式激励器和等离子体激励器等类型。Davis[1]使用控制射流掺入被控射流来改变主流的掺混特性, 并且认为非稳态激励的控制效果优于稳态激励, 该结论在Raman等[2]的实验中也得到了验证。流体式激励器的不足之处在于, 控制射流本身的状态很难精确控制。国内罗振兵、李丙乾等[3-4]提出使用合成射流和脉冲微射流来达到流动控制的目的, 在一定程度上克服了传统流体式激励器的不足。Jun等[5]提出并设计了一种燃料驱动的形状记忆合金激励器系统, 实验表明该系统对射流掺混有较好的控制效果, 且与仿真结果相吻合。但是机械式激励器较大的质量和复杂的机构阻碍了其工程化应用。
等离子体流动控制技术是一种非常有发展潜力的主动控制技术[6], 利用激励器产生等离子体诱导射流对流体进行主动控制。该技术具有结构简单、响应迅速、附加质量小等优点[8], 在促进射流掺混方面有较大优势。国外在这方面的研究起步较早, 在射流控制方面, Samimy等[9-10]提出一种局部电弧等离子体激励器(Localized Arc Filament Plasma Actuators, LAFPA)控制亚声速和超声速射流的概念, 实验结果显示, 如果激励频率处在最优时, 射流的掺混性能将会显著增强, 与不施加等离子体时相比, 射流核心区长度减少6~8个特征长度。Benard等[11-12]在表面介质阻挡放电(Surface Dielectric Barrier Discharge, SDBD)等离子体激励器对喷管扩张段流动施加控制方面做了大量研究, 证明单个激励器能够有效进行喷管推力矢量控制, 同时给予多个激励信号合适的相位可以有效增强掺混特性。
国内等离子体流动控制技术研究起步较晚, 吴云等[13]对现有的几类等离子体激励器作了详细的介绍。航天工程大学车学科、聂万胜等[14-15]开展了一系列研究等离子体流动控制的实验和模拟工作, 初步揭示了等离子体体积力的作用机理。王斌等[16]利用粒子图像测速(Particle Image Velocimetry, PIV)技术研究了介质阻挡放电等离子体对流动湍动特性的控制效果, 开启激励器后剪切层及其附近区域雷诺应力和湍动能都发生较为明显的变化, 证明等离子体对流动的湍动特性产生了较大的影响。李刚等[17]将等离子体激励器沿轴向放置来产生周向旋流, 通过激励器实现机械式旋流器的效果, 取得较好的控制效果。
基于上述研究, 本文利用SDBD激励器对低压条件下的射流控制效果进行实验研究, 探究不同激励参数对射流掺混特性的影响。
1 实验系统与实验方法实验系统如图 1所示, 主要由低压实验舱及气压控制系统、PIV系统、激励电源系统、射流发生器和激励器组成。低压实验舱呈圆柱形, 长800mm, 内部直径600mm, 实验舱附属设备有充放气阀门及控制柜、薄膜规、温度传感器、隔断室和高压氮气瓶等。低压舱压力控制柜通过真空泵和放气阀调节气压, 抽气速度为14L/s, 精度为100Pa。激励电流通过2个铜质高压接线柱引入实验舱, 接线柱表面为聚四氟乙烯制作的绝缘外层, 表面加工为螺纹状以防止爬电现象。实验舱侧面和顶部分布的3个观察窗安装了5mm厚的石英玻璃, 顶部观察窗用于透过激光器产生的激光, 侧面观察窗用于CCD相机拍摄。
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| 图 1 实验系统与低压实验舱示意图 Fig.1 Experiment system and low-pressure vessel |
PIV系统主要由Nd:YAG双脉冲式激光器、同步控制器、Kodak科研级芯片CCD相机(分辨率为2048×2048px/in)、计算机和图像处理软件组成。激光重复频率为5Hz。PIV拍摄得到的图像使用MicroVec V3.1.1计算软件进行处理, 空间分辨率为2.62mm。电压测量使用安捷伦N2271B高压探头, 电流测量采用皮尔森电流线圈6595, 示波器为安捷伦DSO3024A。
激励电源采用中国科学院电工研究所研制的HFHV30-1型高频高压电源[18], 工作模式有连续和脉冲2种可选。脉冲模式下工作频率可在10~3000Hz之间调节, 占空比可在10%~90%间调节。本文使用脉冲工作模式, 电源载波频率为10kHz。
以矩形射流为研究对象, 单个喷口为宽27mm、高3mm的矩形, 宽高比为9, 喷口设计便于电极的布置(见图 2(a))。射流发生器整体使用石英材质制作以达到绝缘的目的。喷口采用上下双通道设计以适应后续实验要求, 本文实验采用单通道。激励器布置在射流发生器上方气流通道出口内侧(下表面), 电极采用铜箔制作, 实验时根据需要可调节暴露电极和植入电极的间距, 本实验中暴露电极宽5mm, 植入电极宽9mm, 两电极长均为27mm, 电极在x方向间隙为0, 构型为逆向构型(见图 2(b)上方构型)。示踪粒子使用烟饼燃烧产生, 利用低压舱内外压力差产生射流喷入低压舱。
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| 图 2 射流发生器与等离子体激励器尺寸示意图 Fig.2 Schematic diagram of jet generator and plasma actuator |
进行实验时, 关闭低压舱所有阀门, 将压力调节至80.0kPa, 打开进气管阀门使烟气进入低压舱, 烟气流量大小使用加装在阀门入口处的孔板进行调节。待射流稳定后利用PIV记录, 记录完成后使用后处理软件进行流场处理计算。
2 实验结果分析湍射流具有复杂的拟序结构, 其形成和发展过程会与周围流体发生卷吸作用, 存在较强的动量和质量交换和输运[19]。与此同时, 在射流发展过程中, 射流边界剪切层中的漩涡会出现生成、配对、合并等复杂现象[20]。射流的发展一般分为核心区、过渡段和充分发展段3个阶段, 其中充分发展段射流湍流度很高, 与周围流体的掺混效果最佳。对于单股射流, 可以用来考量其湍流程度的量很多, 如中心线速度衰减率、湍动能变化情况、雷诺应力[21]及流场中涡量变化等。矩形射流属于非圆型射流, 在射流发展过程中会出现"转轴"现象, 即沿流向的切面形状在发展过程中, 出口较窄的方向距离会急剧扩大, 湍射流不断与周围流体掺混和卷吸, 由此产生的旋涡具有促湍效果, 中心线速度衰减的程度则表明湍流程度的高低。根据本实验测得的实际效果, 选取中心线速度衰减率[21]和射流中心线速度一半处的总宽度b0.5(Full Width at Half Maximum, FWHM)[22]作为评价标准对施加等离子体控制前后的效果进行对比。
定义射流中心线速度衰减率K为:
(1)
其中, 
(2)
其中, A为过流面积, L为润湿周长。对于本实验所用的矩形喷口, 可以得到其当量直径的表达式为:
(3)
a和b分别是矩形喷口的宽和高, 利用式(3)计算得到D=5.4mm。
图 3为未施加激励和6kV-50Hz-50%(激励电压-脉冲频率-占空比)2种工况下, 对不同流向位置(沿x/D轴)的速度剖面(平行于y/D轴)进行积分的曲线。从绝对值来看, 施加激励后整体速度积分数值升高, 这是由于流场密度分布近似, 故流场动量在施加激励后升高, 符合激励器对射流流场的作用机理。从单个工况变化情况看, 无激励工况速度积分略有升高趋势, 但是幅度不大; 而有激励工况速度积分相对平稳。出现这种情况的原因是:无激励工况下, 射流在前半段还有较强的三维特性, 部分动量PIV捕捉效果不佳; 而有激励情况下, 射流在分析位置时已经大部分变为二维特性较强, 动量捕捉效果较好。所以认为在射流发展过程中, 动量损失较小, 基本保持不变, 说明使用中心线速度衰减率来反映射流掺混程度的高低较为合理。
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| 图 3 不同位置下速度横剖面速度积分曲线 Fig.3 Velocity integration of different profiles along different x/D |
实验舱内初始压强80.0kPa, 实验结束时压力升高至约80.6kPa, 理论射流出口速度为5.97m/s。由于设备性能限制, 不能对核心区进行直接观察得到其长度。文献[24]选取了保持初始速度96%以上的轴线区域为核心区, 可以在有效反映核心区长度的基础上简化测量工作。本文在分析实验结果时参照这种选取方法; 对于射流半宽度的分析也从x/D=10.0之后开始。
2.1 激励电压影响实验时保持占空比为50%, 脉冲频率为50Hz, 施加的激励电压分别为5、6和7kV, 选取未施加等离子体控制的情况作为对照, 时均流场如图 4所示, 其中, U为流场速度。
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| 图 4 不同激励电压下的射流流场 Fig.4 Flow fields in different voltages |
由于喷口出口处示踪粒子浓度较高, PIV系统的识别效果不佳, 加上实验系统(如喷口内表面平整度)、示踪粒子对射流质量的影响等, 相机拍摄到的最大速度相比理论计算值均有衰减。由图 4可以看出, 相比未施加等离子体的情况(图 4(a)), 施加等离子体之后射流流场有明显的变化。考察速度大于2.4m/s的区域长度, 并将其定义为高速核心区长度。当流场未受等离子体控制时, 高速核心区长度可以达到x/D=14.0左右; 当施加等离子体激励, 使激励电压分别为5、6和7kV时, 该长度分别为x/D=11.5、10.5和9.0, 可见施加等离子体激励后, 高速核心区长度发生了较为明显的变化, 由此可知, 核心区长度也受等离子体激励的影响缩短了。同时, 施加等离子体激励之后, 射流的发展速度变快, 直接导致射流宽度随着电压升高逐渐变大, 表明射流掺混效果得到增强。出现这种现象的原因是:等离子体诱导流体与射流掺混, 导致射流速度迅速衰减, 射流核心区和过渡段结束位置提前, 射流提前进入充分发展阶段。而当激励电压升高时, 注入射流边界的能量增加, 这种衰减效果更加明显。
从射流受扰动的角度分析, 等离子体激励器开启后产生体积力, 形成诱导流动(见图 5 (a)、(b), 其中, F为流场体积力)。并向射流边界层直接注入能量, 使射流上下边界产生一定速度差, 这样射流发展过程中就会形成非对称结构, 这是改变射流形态的主要原因。当电压较低时, 注入能量较低, 不能造成射流出现强烈非对称变化, 但是能使射流中心线速度衰减延缓。当电压升高到一定程度后, 注入能量足够引起上下边界显著差异时, 射流将会产生大尺度涡结构(见图 5(c), 以槽道流动的壁面流动为例, L和H分别代表高速区域和低速区域, δ代表近槽道半宽, μτ为壁面摩擦系数, υ为运动粘度), 射流湍流特性增强, 这些大尺度涡结构将会相互作用、破裂而后再配对, 与周围流体质量交换增强[25], 从而使得射流在发展过程中宽度显著增大, 掺混能力得到增强。这是等离子体激励器改变射流湍流特性的重要原因。
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| 图 5 等离子体激励器诱导流流场与体积力分布(7.0kV-50%-50Hz)及湍流流场中大尺度结构的影响 Fig.5 Flow field induced by plasma, bodyforce and large scale structures in turbulent flow field |
对射流宽度进行提取并进行定量分析, 如图 6(a)所示。图 6(a)展示了射流主体段不同激励电压下射流宽度的变化趋势。施加等离子体后的射流与原射流相比, 宽度均有所增大。随着电压的升高, 射流宽度不断增大, 特别是射流中后段(x/D=17.0~25.0), 在激励电压为7.0kV时, 射流宽度变为无激励情况的200%以上。射流宽度大幅度增大, 射流剪切层的卷吸掺混作用也同时增加, 增强了射流的掺混能力。说明电压的升高, 激励能量增大, 使激励器的控制能力提高。
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| 图 6 不同激励电压下射流半宽度及中心线速度衰减率 Fig.6 FWHM and K in different voltages |
图 6(b)显示了不同情况下中心线速度衰减率K的变化情况。总体来看, 施加等离子体激励后, 随着激励电压升高, 射流中心线速度的衰减率增大。在x/D=15.0处, 激励电压为5、6和7kV时, 速度衰减率相对未施加等离子体激励时分别增长了10.3%、13.4%和15.1%左右, 证明电压越高, 等离子体对中心线速度衰减作用越大。
2.2 占空比影响固定激励电压为6.0kV、脉冲频率为50Hz, 占空比分别为10%、50%、90%时, 流场的变化如图 7(a)、图 4(c)和图 7(b)所示。开启激励器后, 高速核心区长度相比未开启激励器时有所缩短。当占空比增加时, 高速核心区长度呈现先缩短后变长的变化趋势。证明占空比对于射流的衰减效果不是与占空比增长成正相关的, 而是存在一个最佳占空比区间使得衰减作用最强。
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| 图 7 不同占空比下射流流场速度云图 Fig.7 Flow fields in different duty cycles |
图 8所示为不同占空比下的射流宽度和射流中心线速度衰减率变化。图 8(a)中不同占空比下射流宽度的变化表明, 当占空比为50%和70%时, 射流宽度增加幅度最大; 而当占空比小于50%或大于70%时, 射流宽度虽然有增加但是幅度变小。可以初步看出等离子体激励器对射流的控制作用在50%~70%占空比时效果较好。在图 8(b)中也可以看出此种趋势。等离子体激励器的控制效果随占空比先升后降的这种趋势机理尚不明确, 但是包括文献[14]在内的研究表明, 等离子体诱导流动在占空比变化时均存在一个最佳效果区间, 当占空比低于这个区间时, 一个完整激励周期内有效注入射流边界层的能量较少, 不足以造成射流边界层与周围流体较强的卷吸效果; 当占空比高于这个区间时, 激励更加接近稳态激励, 激励效果反而不如非稳态激励, 导致控制效果不升反降, 该机理有待进一步研究。
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| 图 8 不同占空比下射流半宽度及中心线速度衰减率 Fig.8 FWHM and K in different duty cycles |
固定激励电压为6.0kV、电源占空比为50%, 分别测得脉冲频率为10、50、90和130Hz时的射流流场, 结果如图 9(a)、图 4(c)、图 9(b)和(c)所示。
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| 图 9 不同脉冲频率下射流流场速度云图 Fig.9 Velocity contours of flow fields in different frequencies |
当脉冲频率变大时, 图中高速核心区域长度明显缩短, 在图 4(a)中, 未开启激励器时的高速核心区域长度在x/D=20.0左右, 激励器开启后, 这一长度均缩短到了x/D=13.0左右, 证明等离子体对于射流有明显的衰减效果, 但是图 9无法定量表明脉冲频率增加对于衰减效果的影响, 仍需进一步分析。
对于不同脉冲频率下的流场, 提取位置x/D=10.0之后的射流宽度与中心线速度衰减率如图 10所示。从图 10(a)中可以看出, 在x/D=20.0之前, 随着脉冲频率增加, 射流宽度不断增大。这是由于脉冲频率增大后, 相同时间内脉冲数量增加导致产生诱导射流的能量增加, 射流剪切层失稳加剧且与周围流体卷吸强度增加, 产生涡结构使得射流主流能量加快耗散; 脉冲频率为50和90Hz时, 等离子体对射流宽度增加作用差别不大; 当脉冲频率进一步增大至130Hz时, 宽度增加明显。在x/D=20.0之后的区域, 各个脉冲频率下的射流宽度增加效果差别减小, 出现这种现象的原因是该段区域受激励器影响微弱, 所以射流宽度变化趋势主要受湍流自身发展规律影响。
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| 图 10 不同脉冲频率下的射流半宽度及中心线速度衰减率 Fig.10 FWHM and K in different frequencies |
射流中心线速度衰减率同样呈现出上述规律。在x/D=20.0之前的区域, 随着脉冲频率不断增加, 速度的衰减率也随之增大, 当脉冲频率为130Hz时, 衰减率明显增加。在x/D=20.0之后的区域, 随着激励器诱导射流能量的耗尽, 衰减率不再随脉冲频率的变化而产生明显的差异。
3 结论(1) 激励电压增大, 射流中心线速度呈现减小趋势, 射流宽度呈现增大趋势, 有利于射流发展为湍流, 增强其掺混特性。
(2) 随着占空比的增加, 射流宽度增加效果呈现先增大后减小的趋势, 中心线速度的衰减率先变大后减小, 证明存在最佳的占空比区间使得控制效果最优。本实验中该区间为50%~70%。
(3) 实验研究范围内, 脉冲频率增加, 等离子体对射流的衰减作用随之增加; 当脉冲频率达到130Hz时, 控制效果有明显提升。
| [1] |
Davis M R. Variable control of jet decay[J]. AIAA Journal, 1982, 20(5): 606-609. DOI:10.2514/3.7934 |
| [2] |
Raman G. Using controlled unsteady fluid mass addition[J]. AIAA Journal, 1997, 35(4): 647-656. DOI:10.2514/2.185 |
| [3] |
罗振兵, 夏智勋, 邓雄, 等. 合成双射流及其流动控制技术研究进展[J]. 空气动力学学报, 2017, 35(2): 252-264. Luo Z B, Xia Z X, Deng X, et al. Research progress of dual synthetic jets and its flow control technology[J]. Acta Aerodynamica Sinica, 2017, 35(2): 252-264. DOI:10.7638/kqdlxxb-2017.0053 |
| [4] |
李丙乾, 基于脉冲微射流控制的射流掺混特性研究[D].重庆: 重庆理工大学, 2016. LI B Q. Research of jet flow mixing characteristics based on pulse micro-jets controlled[D]. Chongqing: Chongqing University of Technology, 2016. http://cdmd.cnki.com.cn/Article/CDMD-11660-1016231723.htm |
| [5] |
Jun H Y, Rediniotis O K, Lagoudas D C. Development of a fuel-powered shape memory alloy actuator system:Ⅰ. Numerical analysis[J]. Smart Materials and Structures, 2007, 16(1): S81-S94. |
| [6] |
聂万胜, 程钰峰, 车学科. 介质阻挡放电等离子体流动控制研究进展[J]. 力学进展, 2012, 42(6): 722-734. Nie W S, Cheng Y F, Che X K. A review on dielectric barrier discharge plasma flow control[J]. Advances in Mechanics, 2012, 42(6): 722-734. |
| [7] |
邵涛, 严萍. 大气压气体放电及其等离子体应用[M]. 北京: 科学出版社, 2015.
|
| [8] |
Cheng Y F, Che X K, Nie W S. Numerical study on propeller flow-separation control by DBD-plasma aerodynamic actuation[J]. IEEE Transactions on Plasma Scinence, 2013, 41(4): 892-898. DOI:10.1109/TPS.2013.2248384 |
| [9] |
Samimy M, Kim J, Adamovich I, et al. Active control of high speed and high Reynolds number free jets using plasma actuators[J]. Journal of Fluid Mechanics, 2007, 578: 305-330. DOI:10.1017/S0022112007004867 |
| [10] |
Kearney-Fischer M, Kim J H, Samimy M. Control of a high Reynolds number Mach 0.9 heated jet using plasma actuators[J]. Physics of Fluids, 2009, 21(9): 095101. DOI:10.1063/1.3210771 |
| [11] |
Benard N, Bonnet J P, Touchard G, et al. Flow control by dielectric barrier discharge actuators:jet mixing enhancement[J]. AIAA Journal, 2009, 46(9): 2293-2305. |
| [12] |
Benard N, Balcon N, Touchard G, et al. Control of diffuser jet flow:turbulent kinetic energy and jet spreading enhancements assisted by a non-thermal plasma discharge[J]. Experiments in Fluids, 2008, 45(2): 333-355. DOI:10.1007/s00348-008-0483-7 |
| [13] |
吴云, 李应红. 等离子体流动控制研究进展与展望[J]. 航空学报, 2015, 36(2): 381-405. Wu Y, Li Y H. Progress and outlook of plasma flow control[J]. Acta Aeronautica et Astronautica Sinica, 2015, 36(2): 381-405. |
| [14] |
田希晖, 周朋辉, 聂万胜, 等. 表面介质阻挡放电等离子体体积力实验[J]. 航空动力学报, 2016, 29(6): 1428-1433. Tian X H, Zhou P H, Nie W S, et al. Experiment on plasma body force of SDBD[J]. Journal of Aerospace Power, 2016, 29(6): 1428-1433. |
| [15] |
车学科, 聂万胜, 周朋辉, 等. 亚微秒脉冲表面介质阻挡放电等离子体诱导连续漩涡的研究[J]. 物理学报, 2013, 62(22): 224702. Che X K, Nie W S, Zhou P H, et al. Study on continuous vortices induced by sub-microsecond pulsed surface dielectric barrier discharge plasma[J]. Acta Physica Sinica, 2013, 62(22): 224702. DOI:10.7498/aps.62.224702 |
| [16] |
王斌, 李华星. 等离子体对流动湍动能的控制[J]. 航空学报, 2015, 36(12): 3809-3821. Wang B, Li H X. Control of flow turbulent kinetic energy by plasma[J]. Acta Aeronautica et Astronautica Sinica, 2015, 36(12): 3809-3821. |
| [17] |
Li G, Jiang X, Zhao Y J, et al. Jet flow and premixed jet flame control by plasma swirler[J]. Physics Letters A, 2017, 381(13): 1158-1162. DOI:10.1016/j.physleta.2017.01.060 |
| [18] |
Shao T, Wang L, Zhang C, et al. A compact microsecond-pulse generator used for surface dielectric barrier discharges[J]. IEEE Transactions on Plasma Science, 2016, 44(10): 2072-2078. DOI:10.1109/TPS.2016.2537813 |
| [19] |
杨敏官, 闫龙龙, 王育立, 等. 自由圆湍射流不稳定性与界面拟序结构研究[J]. 农业机械学报, 2016, 47(2): 35-44. Yang M G, Yan L L, Wang Y L, et al. Instability and interfacial coherent structure of free round turbulent jet[J]. Transactions of the Chinese Society for Agricultural Machinery, 2016, 47(2): 35-44. |
| [20] |
林建忠. 湍流的拟序结构[M]. 北京: 机械工业出版社, 1995.
|
| [21] |
赵平辉, 叶桃红, 朱旻明, 等. 圆形射流湍流场的大涡模拟研究[J]. 工程热物理学报, 2012, 33(3): 529-532. Zhao P H, Ye T H, Zhu M M, et al. Study of the large eddy simulation of a circular jet[J]. Journal of Engineering Thermophysics, 2012, 33(3): 529-532. |
| [22] |
Alnahhal M. Turbulent rectangular jets[D]. Greece: University of Patras, 2010.
|
| [23] |
杨建国, 张兆营, 鞠晓丽, 等. 工程流体力学[M]. 北京: 北京大学出版社, 2010.
|
| [24] |
穆克进.射流剪切层及相关预混火焰的被动控制[D].北京: 中国科学院大学, 2006. Mu K J. Passive control of the shear layer of a jet and the related premixed flames[D]. Beijing: University of Chinese Academy of Sciences, 2006. http://www.cnki.com.cn/Article/CJFDTotal-RSKX200805011.htm |
| [25] |
Iwamoto K, Kasagi N, Suzuki Y J. Dynamical roles of large-scale structures in turbulent channel flow[C]//Proc of Computational Mechanics WCCM Ⅵ in Conjunction with APCOM'04, Beijing: Tsinghua University Press & Springer-Verlag, 2004.
|