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利用激波管产生入射正激波,然后采用Fluent软件的UDF功能在正激波前方实现单脉冲激光能量沉积。
选择圆形激波管,高压段(0.40 m < x <0.60 m)和低压段(0 m < x < 0.40 m)长度分别为0.2 m和0.4 m。为了提高计算效率,网格的x轴方向在0.07 m < x <0.10 m区域加密(达到30网格/mm),而在其他段采用较稀疏的网格。各段在y轴方向的网格划分是完全一样的,网格沿着y轴负方向渐密,在x轴附近,y方向网格同样达到30网格/mm。对称轴x轴为axis边界(采用二维网格计算三维问题),其余边界均为无滑移壁面边界条件。
采用上述激波管产生马赫数1.92的入射正激波。低压段为13800 Pa、163 K的空气,根据激波关系,可求出合适的高压段条件之一为:2.136×105 Pa、300 K的空气。验证计算得到的入射正激波马赫数1.92,速度491.08 m/s。接触界面的速度为298.22 m/s。
能量沉积区域选在x=0.085 m,y=0 m处,落在网格加密区中央。所模拟的激光入射方向为x轴负方向,能量大小约10.1 mJ。
正激波从x=0.4 m处产生后沿x轴负方向传播,与等离子体热核相互影响需要经历0.315 m的路程。根据正激波和接触界面的速度差,可求得正激波扫过热核后,热核不受接触界面干扰的自由演化时间达到270 μs,完全满足此节研究的要求。
文中计算了激光能量沉积8 μs (t=8 μs)后,热核与正激波相遇的情形。
由图5可知,在t=7 μs时,入射正激波(I)已经与激光能量沉积诱导的激波(Ⅱ)相交,但尚未与热核(Ⅲ)接触。正激波波后的一部分气体受到激波的再次压缩,压力由5.7×104 Pa上升至8.3×104 Pa。后续类似云图的横纵坐标单位均为m。
t = 22 μs时,正激波(I)刚刚完全穿透热核(Ⅲ),热核正在逐渐演变为涡环,如图6所示。密度梯度云图中仍能观察到热核受压缩而形成的微弱的稀疏波(Ⅳ)在传播。激波(Ⅱ)已经不再是连续曲面,在正激波左右已经割裂,这是由于激波在正激波前后的传播环境不一致所导致。正激波尚在热核内部时,称为透射激波(Transmitted shock wave),而当正激波完全穿透热核后,称为再透射激波(Ⅴ,Re-transmitted shock wave),再透射激波并不是平面,而是凸向正激波运动方向。透射激波转变为再透射激波之前,会与热核内表面相碰撞,从而产生再透射-反射波系(Ⅵ,Re-transmitted reflected shock waves)。由于热核内表面是近似对称的曲面,再透射-反射波系会形成交叉结构。再透射激波与热核之间会产生马赫杆(VII)。正激波、再透射激波和马赫杆相交于三波点(VIII),从三波点延伸出滑移层(Ⅸ)。结合压力云图可知,高压区主要有两个,一个是激波波后,压力约为正激波波后压力p2的114%;另一个则为再透射-反射波波后,压力约为p2的123%。低压区同样也有两个,一个是稀疏波波后,压力约为P2的80%;另一个为热核演化形成的涡环位置,压力约为P2的70%。
后续的计算结果表明,只有涡环所在的低压区是能够比较长时间地存在的。在文中算例中,涡环演化100 μs后涡环中心压力仍保持在p2的70%左右。随着稀疏波的衰减,对应的低压区压力逐渐回升;随着激波、再透射-反射波系的衰减,对应的高压区压力逐渐降低。
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此节选取的算例为Sasoh开展的实验[15]。Sasoh利用吸气式风洞产生1.92 Ma的实验段气流,冲击直径20 mm的圆柱形钝头体。在圆柱形钝头体上游21.2 mm处沉积单脉冲激光能量,入射激光能量为12.0 mJ。Sasoh采用纹影系统观察流场演化,并设计力天平测量波阻。此节数值模拟中拟采用的激光能量沉积率为0.167,即沉积的激光能量为2 mJ。计算中所需的参数如表1所示。
Static pressure p∞/Pa Static temperature T/K Mach number Ma Blunt diameter d/mm Deposited laser energy E/mJ Energy deposited position l/d 13800 163 1.92 20 2 1.06 Table 1. Calculation parameters of energy deposition by single pulse laser
所采用的计算网格和边界条件如图7所示。来流的方向为由左至右,设置为压力远场边界。右侧设置为压力出口,x轴上为axis边界(采用二维网格计算三维问题),圆柱形钝头体表面为无滑移壁面边界,采用C型网格。在axis边界均匀布置900个网格;压力出口边界作为与其相对应的边,同样设置900网格,并且在靠近钝头体的一端进行了加密处理。钝头体圆柱的高取为0.01 m。圆柱底面的半径和高分别均匀布置300网格;压力远场边界作为与二者相对应的边,设置为600网格,且在两端加密。这样设置可以保证热核与钝头体流场相互影响区域的网格密度达到30 网格/mm,经计算验证,满足网格无关性条件。
在无激光能量沉积时,文中计算得到的基准波阻DB为21.1 N,Sasoh实验测得基准波阻为(22.4±0.3) N,误差5.8%。相比于Sasoh的无粘、不考虑真实气体效应的数值结果20.6 N (误差8.0%),文中钝头体基准波阻的计算更准确。文中计算得到激波脱体距离为9.2 mm,实验值为9.0 mm,误差2.2%。同时,钝头体左端面边缘处的膨胀波以及由边缘延伸出的滑移层也与实验相当吻合,如图8所示。基准波阻、激波脱体距离、膨胀波以及滑移层的计算结果验证了上述数值方法的可靠性。
Figure 8. Comparison of density gradient contour and schlieren image without laser energy deposition
钝头体波阻变化曲线如图9所示。图中波阻由钝头体表面压力积分而得,并进行了归一化处理。t = 0 μs时,激光能量沉积到流场中。t = 33 μs,波阻第一次开始上升;t = 36.5 μs时,波阻达到最大值,约为DB (基准波阻,即无激光能量沉积时钝头体表面压力积分)的108.5%,此后波阻开始下降;t = 47.3 μs时波阻达到极小值,约为DB的90.4%。t = 53.2 μs时波阻达到极大值,此后波阻逐渐降低至DB的68.9%。t = 200.5 μs以后,波阻逐渐回升,并在t = 252.0 μs时达到极大值,约为DB的107.6%。此后波阻逐渐下降,最终在DB附近振荡,收敛于DB。
为分析波阻变化的原因,下面将抽取波阻曲线上各个峰和谷对应时刻的流场图像进行研究。见图10~图14。
激光能量沉积诱导的激波会使钝头体波阻增大,导致波阻曲线出现第一个上升沿。图10给出了这种情况下的流场密度梯度云图和压力云图。图中可见激波(Ⅱ)和激波的反射波(XI)。事实上,激波到达钝头体左端面的瞬间正是钝头体波阻开始上升的时刻,为t = 33 μs。由于激波是球形,靠近轴线部分的最先反射。钝头体左端面附近的气体经历了激波和激波的反射波两次压缩,从而使压力明显升高。随着激波往下游传播,激波的反射波覆盖钝头体左端面的范围越来越大。在t = 36.5 μs时,激波的反射波已经全部覆盖钝头体左端面,此刻钝头体波阻达到第一个极大值。
再透射-反射波系(见图11中的Ⅵ)使钝头体波阻再次增大,波阻曲线出现第二个上升沿。图11给出了波阻曲线第二个上升沿开始时刻的流场密度梯度和压力云图。再透射-反射波系正好传播到钝头体左端面,并逐渐反射(类似于图10中激波的反射),产生再透射-反射波系的反射波(见图12中的Ⅻ)。当再透射-反射波系的反射波(Ⅻ)完全覆盖钝头体左端面时(图12所示情形),波阻出现第二个极大值。
在钝头体波阻达到第二个极大值后,由于再透射-反射波系的反射波离开钝头体,原本被包围在钝头体左端面和反射波之间的高压气体开始膨胀,从而导致钝头体波阻小幅降低。随后,具有低压力特性的涡环(图13中的Ⅲ)不断接近钝头体左端面,使得钝头体波阻进一步降低,表现为t = 53.2~200.5 μs之间波阻的大幅减小。如图13所示,t=150 μs,波阻降低至DB的93%;而在t=200.5 μs时,钝头体波阻达到最小值,仅为DB的68.9%,此刻低压涡环恰好到达钝头体左端面的边缘。随后涡环将离开钝头体左端面,而波阻也逐渐上升。经上述分析可知,热核经过弓形激波后,由于Richtmyer-Meshkov不稳定性而形成的低压涡环,是减阻的最主要机理。
当低压涡环离开钝头体左端面后,钝头体左端面会经历一个再压缩过程,导致波阻回升。这个过程会在钝头体端面的边缘首先形成压缩波(图14中的XⅢ),压缩波不断向弓形激波传播,钝头体左端面压力逐渐回升。在t=252 μs时,压缩波达到弓形激波,波阻达到最大值,约为DB的107.6%。此后流场逐渐恢复到未受扰动的状态,波阻恢复到DB。再压缩过程会导致波阻超调,如果抑制这个再压缩过程,那么减阻效果将会持续,这是进一步研究高重频激光能量沉积的突破点。
下面分析减阻百分比η和能量效率S。Sasoh在实验中不仅研究了单脉冲激光能量沉积减阻,还研究了高重频激光能量沉积减阻。高重频激光频率为4 kHz,每个脉冲的入射激光能量和单脉冲情形一样,均为12 mJ/pulse。高重频情形下实验测得的波阻降低为3%。数值模拟发现,单脉冲激光能量沉积的阻力变化曲线周期正好为250 μs,即文中图9的t=33~283 μs。因此,在4 kHz的高重频激光能量沉积作用下,钝头体的阻力变化曲线即是图9的t=33~283 μs时间段曲线的不断重复,这个结论在Sasoh的论文中也有所体现。将该段曲线积分可得波阻冲量I:
因此图9的t=33~283 μs时间段波阻的时间平均值等于
可得减阻百分比η (由于能量沉积而减小的波阻与基准波阻之比):
文中数值模拟得到的减阻百分比(3.28%)稍大于实验测得的3%,表明数值模拟中沉积的单脉冲能量(2 mJ)大于实际值。这说明在Sasoh的实验工况下,当入射激光能量为12 mJ时,激光能量沉积率小于16.7%。而Sasoh的基于完全气体模型、求解欧拉方程的数值模拟方法,需要将能量沉积率提升至45%,才能得到与实验相符的减阻效果。这表明基于球形能量沉积模型和完全气体模型的数值模拟方法对于减阻效果的计算有较大误差,而文中的基于泪滴形能量沉积模型和真实气体效应的数值模拟方法具有较高的可靠性。
Numerical study of shock wave drag reduction mechanism by nanosecond-pulse laser energy deposition
doi: 10.3788/IRLA20200253
- Received Date: 2020-11-13
- Rev Recd Date: 2020-12-24
- Available Online: 2021-05-12
- Publish Date: 2021-03-15
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Key words:
- drag reduction /
- shock wave /
- nanosecond-pulse /
- laser energy deposition /
- supersonic
Abstract: To reveal the mechanism of shock wave drag reduction by single nanosecond-pulse laser energy deposition, the interactions between single laser energy deposition and normal shock wave, the single laser energy deposition and bow shock wave in supersonic flow field were studied numerically. Dissociation and ionization of air usually were not taken into consideration in typical simulation method, so appropriate space distribution of laser energy deposition induced plasma cannot be obtained. Tear-drop initial energy distribution and finite rate reaction model were adopted in this work. The simulation results of shock wave and hot core evolution processes are in good accordance with those of experiments, which verifies the rationality of the proposed simulation method. The normal shock and bow shock wave under the condition of Maher number 1.92 are selected respectively. The incident laser energy is 10.1 mJ and 12 mJ. Results show that the hot core of laser energy deposition induced plasma cloud turns into low pressure symmetrical vortex ring after the interaction with normal shock wave. In the condition of bow shock wave, the shock wave drag induced by low pressure vortex ring is reduced, which formed after the shock wave. It is the main mechanism of shock wave drag reduction.