Импульсный скользящий поверхностный разряд в газодинамическом потоке (1103045), страница 3
Текст из файла (страница 3)
Затем движение фронтазамедляется (в течение 5-6 мкс), и через ~10 мкс после разряда волнадвижется с постоянной скоростью около 450 м/с. Числа Маха ударныхволн на стадии установившегося движения ~1.3-1.4. Далее происходитвстречное взаимодействие ударных волн от двух плазменных листов ипоследующее их затухание.
На рис. 6 представлена зависимостьусредненной координаты фонта ударной волны от времени после разряда внеподвижном воздухе и в сверхзвуковом потоке с числом Маха 1.5.14координата, мм121086неподвижный воздух12сверхзвуковой поток воздуха342время, мкс00510152025Рис. 6. Зависимость положения фронта ударной волны от времени послеинициирования разряда (25 кВ): 1, 2 – в неподвижном воздухе приплотности 1 - 0.04 кг/м3, 2 - 0.42 кг/м3; 3- в сверхзвуковом потоке(плотность 0.09 кг/м3, скорость 950 м/с).Из полученной экспериментальной зависимости следует, что внеподвижной среде при одинаковом энерговкладе скорость движенияударных волн при повышении давления немного уменьшается.Во втором параграфе 4.2 исследована динамика движения ударныхволн от плазменных листов в потоке за ударной волной. Экспериментыпроводились в дозвуковых и сверхзвуковых потоках (скорости 300950 м/с). Установлено, что образование ударных волн от плазменных15листов в потоке воздуха происходит таким же образом, как и внеподвижном газе.
Встречное движение ударных волн накладывается надвижение в направлении потока.В потоках за фронтом ударной волны температура и скорость звукавыше, чем в неподвижном воздухе. Скорость движения ударных волн впотоках также была выше, чем в неподвижном воздухе (рис. 6). Прискорости потока 950 м/с и температуре 1000 К встречное взаимодействиеударных волн от плазменных листов происходило через 13-15 мкс. Приэтом числа Маха ударных волн в потоке составляли примерно 1.3-1.4, тоесть их интенсивность была такой же, как в неподвижном воздухе.Втретьемпараграфе4.3проведенаоценкаэнергии,трансформирующейся в тепло на стадии энергоподвода (за время разряда)на основе сравнения экспериментально определенной динамики движенияударных волн с численным расчетом.Численное исследование импульсного поверхностного энерговкладаи динамики образующихся возмущений (ударных волн) проводилосьЛуцким А.Е (ИПМ им.
Келдыша). Рассчитывалась газодинамическаякартина движения возмущений из области энерговложения.Численное моделирование в неподвижном воздухе было выполненов рамках математической модели нестационарных уравнений Эйлера(вязкость и теплопроводность среды не учитывались), в потоке – на основеуравнений Навье-Стокса.Ввод энергии моделировался в воздухе вложением энергии по0.36 Дж в два слоя протяженностью 100 мм вблизи двух твердыхповерхностей, расположенных на расстоянии 24 мм друг от друга.Рассматривалисьоднородныйиканалированныйэнерговкладпоповерхности. В зависимости от давления толщина плазменного слоя ирасстояние между каналами задавались в соответствии с экспериментальноопределенной структурой разряда.16На рис. 7 приведен обобщающий график зависимости долиэлектрической энергии разряда, трансформирующейся в тепло, отплотности среды.
На нем представлены результаты, полученные приинициировании разряда в неподвижном воздухе и в потоках воздуха.Очевидно, эти данные образуют единую зависимость, показывающую, чтодоля переходящей в тепло энергии разряда растет от 15 до 65% сувеличением плотности в диапазоне от 0.05 до 0.45 кг/м3.
Такуюзависимость можно объяснить тем, что при низкой плотности (и,соответственно, при высоких значениях приведенного электрическогополя) во внутренние степени свободы молекул переходит больше энергии,чем при высоких давлениях. При повышенных давлениях существеннаядоля энергии скользящего разряда переходит в тепловую энергию настадии энергоподвода, т.е. за время существенно меньше 1 мкс, чтопозволяет эффективно применять его для воздействия на поверхностныетечения.0,80,6неподвижный воздухпоток v=600 м/споток v=950 м/сΔT, K1200доля энерговложения110008006000,44000,2200ρ, кг/м3000,10,20,30,4ρ, кг/м300,50Рис. 7.
Доля электрической энергииразряда, переходящая в тепло.0.10.20.30.40.5Рис. 8. Нагрев приповерхностногослоя газа за время разряда.Переход энергии в поступательные степени свободы приводит кнагревугазавприповерхностнойобласти.Оцененноеизменениетемпературы в приповерхностном слое воздуха приведено на рис. 8. С17увеличением давления эта величина понижается из-за уменьшенияудельной энергии, приходящейся на частицу среды.Нагревгазаэкспериментальныхвиплазменномрасчетныхлистезначенийсущественновышедлятиповдругихповерхностных разряда (СВЧ, барьерный). За быстрый нагрев газа можетбыть ответственен механизм, связанный с эффективным образованиемэлектронно-возбужденных состояний молекул азота с последующим ихтушением при больших значениях приведенного электрического поля. Вкинетике быстрого нагрева газа значительную роль также играют такжереакциисучастиематомовкислорода.Классическиетеории,описывающие кинетику нагрева газа, не в состоянии объяснить механизмытакого быстрого нагрева.
Таким образом, проведенные исследования могутпослужить основой для построения усовершенствованныхмоделей ипоиску новых механизмов, объясняющих быстрый переход энергиивнутренних степеней свободы молекулы в поступательные.В четвертом параграфе 4.4 экспериментально исследована динамикадавления на стенке канала ударной трубы при инициировании импульсныхповерхностных скользящих разрядов в сверхзвуковых потоках (числа Махапотока 1.1-1.6).
Зарегистрированы периодические пульсации давления настенкеканалаударнойтрубы.Показано,чтодинамикадавлениясоответствует движению ударных волн из зоны разряда и сверхзвуковомутечению возбужденного разрядом газа вблизи стенки канала. Повышениедавления на стенке канала ударной трубы при этом составило 6-18% посравнению с давлением в невозмущенном потоке.В пятой главе описываются эксперименты по инициированию разрядав различных областях пограничного слоя. Показано, что свечениескользящего поверхностного разряда зависит от структуры течения впограничном слое, и на этой основе предложен новый метод визуализации.С помощью этого метода зарегистрирован ламинарно-турбулентный переходв пограничном слое течения воздуха в ударной трубе.18Первыйпараграф5.1посвященописаниюэкспериментовпорегистрации свечения разряда в различных областях потока. Экспериментыпроводились в потоках за ударной волной с числами Маха 1.7-4.2 (скоростипотока до 1200 м/с) в диапазоне плотностей 0.04-0.45 кг/м3.
В экспериментахобнаружено, что разряд сохраняет каналированную структуру в потоке (ср.рис. 9 а и б), но характер свечения разряда и его структура различаются вразличных областях течения.В условиях экспериментов длина однородного спутного течения зафронтом ударной волны (замыкающегося контактной поверхностью)составляла около 30 см. Протяженность разряда (10 см) меньше длиныспутного потока, это дает возможность инициировать разряд в различныхобластях течения. Очевидно, развитие импульсного разряда возмущаетструктуру потока. Однако время свечения диффузного слоя разряда (300 нс)много меньше характерных газодинамических времен, и за времярегистрацииинтегрального свечения разряда структура течения неизменяется. Распределение и интенсивность свечения дают информацию омгновенной структуре течения в пограничном слое.
Таким образом,свечение разряда можно использовать в качестве средства для визуализацииструктуры приповерхностного течения.Анализ полученных изображений интегрального свечения показал,что непосредственно за фронтом ударной волны, свечение разрядадостаточно однородное и гладкое, без видимых разрывов свечения (рис.9 б). По мере удаления фронта ударной волны и приближения кконтактной поверхности характер свечения разряда менялся (рис. 9 в, г).Оностановилосьнеоднородным,рыхлым,проявлялисьотдельныекриволинейные каналы, наблюдались завихрения свечения (в отличие отсвечения в неподвижном воздухе и в потоке непосредственно за фронтомударной волны). Вблизи контактной поверхности свечение разряда носилосугубо неоднородный характер (рис. 9 г).19Во втором параграфе 5.2 представлены результаты визуализацииламинарно-турбулентного перехода свечением скользящего разряда.Анализ свечения разряда в потоке убедительно показал, что характерсвечения разряда менялся с изменением структуры пограничного слоя – отламинарного за фронтом ударной волны к турбулентному ближе кконтактной поверхности.абвгРис.
9. Свечение плазмы разряда в неподвижном воздухе (а) при плотности0.11 кг/м3 и трансзвуковом потоке (б-г) при скорости 570 м/с и плотности0.20 кг/м3. Стрелкой показано направление потока.Аналогичная картина изменения свечения наблюдалась как втрансзвуковых,такэкспериментальныхивсверхзвуковыхизображенийбылипотоках.определеныПосериямрасстоянияламинарно-турбулентного перехода в пограничном слое.Положение области перехода в потоке за ударной волной можнохарактеризовать критическим числом Рейнольдса, определяемым какReкр = U ∞ ⋅ ρ ∞ ⋅ xкр μ∞20где U ∞ , ρ ∞ , μ ∞ – скорость, плотность и вязкость потока соответственно, xкр– расстояние от фронта ударной волны, на котором происходит переход.На рисунке 10 представлены экспериментально определенныезначенияприведеннойдлиныламинарно-турбулентногопереходаL* = xкр [ м] ⋅ p0 [атм ] (p0 – начальное давление в камере низкого давленияударной трубы) в зависимости от числа Маха ударной волны исоответствующая зависимость [10].Хорошее соответствие данным [10] показывает, что предложенныйметодвизуализациипограничного слоя свечениемповерхностногоскользящего разряда наносекундной длительности позволяет достаточноточно определять положение ламинарно-турбулентного перехода впограничном слое.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
