Взаимодействие ударной волны с зоной импульсного поверхностного энерговклада (1102478), страница 3
Текст из файла (страница 3)
На основе сравненияэкспериментальных данных и результатов численного расчета в рамках модели11однородногоэнерговкладаанализируетсяэволюциятермодинамическихпараметров газа вблизи поверхности на послеразрядной стадии.В параграфе 3.1 приводится методика обработки имевшегося массива экспериментальных данных. Расчеты проводились для каждого эксперимента с известными параметрами: p0, М, t (время между завершением разряда и моментомрегистрации течения лазерным теневым методом) и tint (рассчитанное поэкспериментальным данным время движения ударной волны по разряднойобласти). Для сравнения картин течения, соответствующих определенной стадиивзаимодействия плоской ударной волны с зоной энерговклада, с численнымирезультатами использовался метод теневой расчетной визуализации (визуализацияфункции от второй производной плотности).В параграфе 3.2 описывается выбор оптимальной математической модели.Проводилась серия расчетов с использованием различных приближений играничных условий при одинаковых начальных условиях, в том числе попараметрам энерговклада.
Численные результаты по структуре и характернымразмерам образующегося течения сравнивались с одним теневым снимком. В итогенаилучшее совпадение с экспериментом давал расчет на основе уравнений НавьеСтокса с изотермическим граничным условием, позволяющим учесть наличиетеплового потока из области энерговклада через стенку канала ударной трубы, идальнейшие расчеты проводились уже в рамках только этой модели.В параграфе 3.3 описывается серия численных экспериментов, проведенных вмодели однородного «мгновенного» энерговклада, в которых варьировалась доляэнергии, мгновенно переходящая в тепло ( K = ΔW W ), и геометрия зоныэнерговклада (h(x)), до достижения максимального совпадения расчетных картинтечения с экспериментальными. Вся вкладываемая в «плазменный лист»электрическая энергия, W, принималась равной энергии, запасенной в основнойнакопительной емкости при рабочем напряжении, в предположении отсутствияпотерь в цепи за время разряда, и составляла W~0.33 Дж.И в расчетах, и в экспериментах до t ~ 250-300 мкс в структуре течениявыделялась характерная ударно-волновая конфигурация с предвестником (рис.
3).Схожая деформация ударного фронта описывалась в работах по «теплому слою»[8] и возникала при распространении ударной волны по узкому слою газа12пониженной плотности, созданному за счет теплопроводности от нагретойповерхности. Совпадение расчетной визуализации с соответствующим экспериментальным теневым снимком (рис. 3, б-в) позволило расшифровать основныечерты возникающего течения: косую ударную волну, обгоняющую основной фронт(предвестник), контактную поверхность, вихревое образование за фронтом, а такжеискривление основного фронта за счет взаимодействия с поперечной взрывнойволной от разряда.Рис. 3. Схема образования предвестника (а); теневой снимок течения в разрядной камере (б) исоответствующая расчетная теневая визуализация (в) при р0=25 Торр, М=2.5, t=74 мкс.
ТС –теплый слой; УВ0 – фронт основной ударной волны; УВТ – ударная волна в теплом слое; Пр –предвестник; КР – контактный разрыв; ВУВ — взрывная ударная волна от разряда.Принципиальные отличия исследованных процессов от задачи «теплого слоя»заключались, прежде всего, в скорости и механизме нагрева пристеночного газа(повышение поступательной температуры происходило за счет релаксации плазмыразряда, без предварительного нагрева поверхности), а также в существеннойнестационарности и неоднородности нагретого слоя. В результате возникающеегазодинамическое течение оказывалось более сложным, чем представленосхематически на рис. 3а.В целом, сравнение численных и экспериментальных данных показало, что вслучаеоднородногоимпульсногоэнерговкладавоздействиеразряданасверхзвуковое течение через t > 40-50 мкс происходит за счет «ударно-волнового»(связанного с распространением по разрядной камере взрывных волн игазодинамических возмущений от разряда) и «теплового» эффектов (связанного сналичием нестационарного высокотемпературного слоя вблизи поверхности).В параграфе 3.4 исследуются термодинамические параметры течения вразрядной камере, а также динамика остывания приповерхностного газового слоя,нагретого разрядом.
На основании полученных результатов определяются13характерные времена сохранения эффектов от различных механизмов воздействияимпульсного энергоподвода на течение.Приближеннаяоценкапоступа-тельной температуры газа в «тепломслое» (TTL) по экспериментальнымтеневым снимкам была выполнена спомощью формулы sin(α)= ω [8],связывающей отношение плотностигаза в «теплом слое» к плотностиневозмущенного газаω = ρTL / ρ0иугол косой ударной волны в вершинепредвестника, α:TTL =СогласноT0.sin 2 α(1)экспериментальнымоценкам (формула 1) и численнымданным,средняяпоступательнаятемпература вблизи поверхности через450-500мксприближаетсяккомнатной, т.е. исчезает «тепловой»эффект от инициирования разряда(рис.
4). В то же время в экспериментенаблюдаетсятенденциякболеебыстрому остыванию пристеночногослоя, чем предсказывает расчет врамкахмоделиоднородногоРис. 4. Средняя поступательная температура втеплом слое вблизи поверхности в зависимостиот времени после разряда, для М=2.4-2.6; p0=25Торр и h(x)=0.5 мм (а); p0=75 Торр и h(x)=0.3мм (б).
Пики на расчетных графиках(увеличение средней температуры вблизиповерхности) соответствуют моментам, когдавзрывные волны, отразившись от верхнейстенки, повторно проходят через зонуэнерговклада.энерговклада.Четвертаяглавапосвященаанализугазодинамическихявлений,сопровождающих движение ударной волны по области разряда в случаенеоднородного пространственного распределения начального энерговложения.Обсуждается механизм возникновения интенсивного вихревого течения и14турбулизации потока за фронтом.
Рассматриваются причины быстрого остыванияпристеночного слоя плазмы импульсного поверхностного разряда.В параграфе 4.1 представлены результаты численного моделирования с учетомслабой неоднородности свечения разряда для теневых снимков, полученных приt < 120-140 мкс и p0 = 25 Торр. В начальных условиях суммарная энергия отразряда перераспределялась таким образом, что в отдельных областях (местахприсутствияболееяркихканаловвкартинесвечения)температураприповерхностного газа увеличивалась до 1200-1400 К, в то время как ее среднеезначениеповсейзонеразрядасоответствовалослучаюоднородногоэнерговложения (рис. 5).
Расчет в рамках модели неоднородного энерговкладапозволил получить лучшее совпадение с экспериментальными теневыми снимкамив отношении структуры вихревого течения за ударной волной в конфигурации спредвестником, чем модель однородного энерговклада.В параграфе 4.2 рассматривается движение ударной волны по зоне разряда приt > 120-140 мкс в случае наличия существенной неоднородности в энерговложении.Отмечено, что в экспериментах с увеличением начального давления в камереусиливалась неоднородность разрядного слоя, что заметно усложняло картинувзаимодействия.Врезультате,помимохарактернойударно-волновойконфигурации с предвестником, наблюдалось возникновение интенсивноговихревого течения за фронтом ударной волны вблизи поверхности и последующаятурбулизация течения в спутном потоке (рис.
6, а-б). Двумерные расчеты в моделиРис. 5. Сравнение экспериментальных и расчетных полей течения; р0=25 Торр, М=2.5, t=67 мкс.(a) свечение разряда в начальный момент времени; (б) распределение температуры в численноммоделировании, t ~ 2 мкс; (в) теневой снимок; (г) теневая расчетная визуализация. Пунктиромвыделены области, видимые на экспериментальном и расчетном снимках, соответственно.Ударная волна движется слева направо.15неоднородного «мгновенного» энерговклада позволили получить качественноблизкие к теневым снимкам картины течения, однако не позволяли разрешитьмелкомасштабную неоднородность, наблюдавшуюся в экспериментах за фронтомпадающей ударной волны (рис.
6, в-г). Очевидно, что течение турбулизуется истановится существенно трехмерным, что осложняет прямое сравнение расчетныхи экспериментальных полей.В параграфе 4.3 исследуется механизм образования нестационарного, близкогок турбулентному течения при взаимодействии плоской ударной волны с зонойэнергоподвода от импульсного скользящего разряда.Известно, что уравнение эволюции завихренности (Ω) для сжимаемой средыможно представить в виде:ρD ⎛Ω⎞1= ... + 2 ( ∇ρ × ∇p ) ,⎜⎟ρDt ⎝ ρ ⎠(2)G G Gгде Ω ≡ ∇ × V , V - вектор скорости.Из (2) видно, что возникновение вихревого движения возможно за счетбароклинного механизма – когда градиент давления в потоке оказываетсянеколлинеарен градиенту плотности. Это происходит, например, если фронтРис.
6. Сравнение экспериментальных и расчетных полей течения; р0=75 Торр, М=2.53, t=152мкс. (a) свечение разряда в начальный момент времени; (б) теневой снимок; (в) распределениетемпературы в численном моделировании, t ~ 2 мкс; (г) теневая расчетная визуализация.Пунктиром выделены области, видимые на экспериментальном и расчетном снимках,соответственно. Ударная волна движется слева направо. 1 – неоднородность перед фронтом(«термик»); 2 – предвестник; 3 – вихревое течение за фронтом.16ударной волны набегает на локальную область нагретого, а значит, менее плотногогаза, возникающую на месте более ярких плазменных каналов при разряде (1 нарис.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
