减小熵增引起的激波阻力（波阻）和高空环境下的气动力控制是飞行器气动设计中所考虑的重要问题。巨大的波阻不仅降低了飞行器速度范围和有效航程，而且增加了其燃油消耗[1]；而飞行器处于稀薄大气时，舵面作动无法保证飞行器具有良好的机动能力[2]。研究表明，利用激波重构技术（激波针、质量注入、能量沉积和磁动力等）可改变激波附近的流动环境，重塑激波形态，从而达到高超声速气动减阻和气动力控制的目的[3]。激波重构技术中，激波针固定于钝体头部，可使弓形激波发生畸变而减小波阻[4-5]。该类研究聚焦于如何优化激波针的几何形状，以在各种飞行条件下获得更好的减阻效果[6-7]。Menezes等[8]开展的风洞试验验证了迎角较小时，激波针的减阻效果较好。Kurbatskii等[9]的研究表明，带气动盘的激波针适用于小迎角巡航条件下导弹的减阻装置，而在极端迎角下，由于激波干扰的影响，会加剧弹体的压力和热负荷，产生不利影响。因此，激波针在减阻的同时，其端面及由激波干扰引起的高热流仍是不可避免的问题。出于热防护的考虑，研究者提出了机体头部逆向喷流的方法，由于喷流既可形成类似激波针的形态，又可带有热量，具有减阻和降热的双重功效[10-12]。在此基础上，Huang等[13]提出了激波针与逆向喷流组合的新概念，Wang等[14]综述了采用该类组合方法的试验研究的发展现状。在主动流动控制技术中，能量沉积法在激波减阻和热防护方面也产生了较好的效果[15-17]。Kremeyer等[18]的数值研究获得的能量沉积作用下飞行器最大减阻率高达96%，且其推进增益始终为正，节约能源/投入能源的最高比率高达65倍，证明了能量沉积技术在飞行器减阻应用中具有重要潜力。Fang等[19]数值研究了单脉冲激光能量沉积与钝体弓形激波的相互作用（Ma=6），通过对相互作用过程中复杂非定常流动现象的详细刻画，深入分析了能量沉积作用下钝体表面压力变化的原因和激波减阻机理。近年来，等离子体能量沉积法在激波重构应用中得到了广泛关注。Yan等[20- 21]和Leonove等[22-23]通过数值模拟和试验均发现直流电弧等离子体能量沉积可使激波的位置和形态发生改变。Wang等[24]和Zhou等[25]研究了等离子体合成射流（等离子体能量沉积法的一种方式）对超声速激波的影响，发现被高温等离子体加热的低密度射流会使激波位置前移，激波强度减小。Schülein等[26]开展了高超声速风洞试验（Ma=5），研究位于钝头体上游的准直流电弧等离子体能量沉积对弓形激波的影响，在最佳的能量输出情形，发现了高达70%的阻力减少率。Shang[27]发现高超声速流动下的直流放电，会使近壁区产生无黏/黏性干扰效应，导致局部壁面压力升高而产生气动力。为实现对高超声速流可持续的控制，基于等离子体能量沉积的方法需具备强度大和持续时间长的特点。本文提出利用电弧等离子体能量沉积（APED）控制气动力的新方法，将飞行器气动舵等压缩面简化为斜坡模型[28]，开展高超声速风洞试验（Ma=6），利用高速纹影成像技术，探索APED对高超声速激波的影响。针对试验工况，利用数值模拟研究APED对斜坡诱导激波的控制效果，及其对激波减阻和气动力改变的控制能力和规律，为飞行器的减阻和气动力控制提供新思路。1　试验设置1.1　风洞和试验模型中国空气动力研究与发展中心超高速所的高超声速风洞开展试验研究如图1所示。风洞为暂冲式自由射流风洞，配备名义马赫数为6的型面喷管，其出口直径为D=0.24m。风洞试验段与体积为7000m3的真空球罐相连，使风洞核心区流场稳定时间长达30s，试验段的两侧装有用于流场观测光学玻璃。风洞的工作介质为氮气，将风洞整流段的稳定压力作为来流总压，试验中测得总压p0=1.3MPa，来流的总温为环境大气温度，即T0=300K。风洞来流参数及其数值见表1。10.12050/are20220106.F001图1高超声速风洞（Ma=6）Fig.1Ma6 hypersonic wind tunnel10.12050/are20220106.T001表1风洞来流参数Table 1Parameters of the freestream参数数值马赫数Ma6总压p0/MPa1.3总温T0/K300速度u∞/(m/s)713静压p∞/Pa823.4静温T∞/K35.14试验模型为平板与斜坡结构的组合体，其示意图如图2所示，平板总长为l=240mm，展宽为d=80mm。斜坡位于平板中心线的尾端，其倾角为A=42°，展宽为d=15mm。在平板上装有两对电极，电极对通过高压导线串联连接，沿平板中心线呈流向布置，其位置定义为S1和S2。电极的端面与平板表面平齐，其直径为1mm。每对电极之间沿流向的距离为50mm。电极端面的圆心距为de=6mm，则de/d=2/5。10.12050/are20220106.F002图 2试验模型示意图(单位：mm)Fig.2Schematic diagram of the test model1.2　等离子体能量沉积的产生装置基于高压脉冲电源的高频纳/微秒脉冲放电已在超声速激波控制中产生了显著的效果[29]。相比于超声速流动，高超声速来流的动量更大（总压高），即使放电的频率较高，受电源额定功率的限制，单脉冲放电的强度极其微弱，对高超声速流动的影响微乎其微，一般采用外加电容的方式来提高放电能量[30]。因此，本文试验采用高压脉冲电源和直流开关电源并联的方式产生电弧等离子体能量沉积[31]，如图3所示。在电路中，电容值为C=2μF，储存直流电源的能量，作为电弧等离子体能量沉积的主要器件。电容放电的能量输出可通过调节直流电源的功率输出实现。试验中，所选用的功率为P1和P2，P1＜P2。两种情形下的脉冲电源设置，除输入电压不同外，其他参数均保持一致，见表2。采用高频电压探头（Tectronix P0015A）测量放电端正极的电压变化，电流探头（Tectronix TCP0020）测量放电端负极的电流变化。10.12050/are20220106.F003图3电弧等离子体能量沉积装置示意图Fig.3Schematic diagram of the device of arc plasma energy deposition10.12050/are20220106.T002表2电源的输入参数Table 2Parameters of the power inputP1情形P2情形脉冲频率/kHz20脉冲频率/kHz20输入电压/kV20输入电压/kV10直流功率P1直流限位P2脉宽/ns500脉宽/ns500上升沿/ns50上升沿/ns501.3　双光程高速纹影成像系统采用双光程高速纹影成像系统对高超声速流场进行显示，其装置及光路示意图如图4所示。与采用单次平行光通过试验流场的单光程纹影系统相比，双光程纹影系统由于光束受到两次扰动，光线的偏折角加倍，灵敏度比单光程纹影系统更高[32]。系统由连续卤灯光源、分光镜、纹影镜、刀口和高速相机等组成。在试验中，成像的分辨率为512px×256px。为捕捉流动结构及其演化的细节，相机的曝光时间设置为1.25μs，帧频为50000帧/s，即成像的时间间隔Δt=20μs。风洞运行后流场达到稳定时，通过信号发生器驱动高压脉冲电源和高速相同步工作。10.12050/are20220106.F004图4双光程高速纹影成像系统示意图Fig.4Schematic diagram of the high speed schlieren imaging system with double light path2　试验结果与讨论2.1　等离子体能量沉积放电特性研究试验来流条件下放电的电压—电流波形图如图5所示。由图可知，放电波形呈现直流与脉冲相互叠加的形式，区分为准直流放电与脉冲放电。脉冲放电的击穿电压在1000~3200V之间，与输入电压和流场环境均有关。在P1和P2两种情形下，准直流放电的电压稳定在100V左右，而电流在20~40A范围内变化。在P1和P2两种情形下，电流分别在30A和40A附近波动。将电压与电流相乘即得到放电的瞬时功率。P1和P2两种情形下的准直流放电的功率分别约为PAPED=3000W和PAPED=4000W。相比于准直流放电，虽然脉冲放电的瞬时功率较大，但脉宽很短，仅为1μs，而电容放电的持续时间长达1ms。脉冲放电的能量输出仅为整个放电的2.9%。因此，电弧等离子体能量沉积对流场的作用可以等效为恒定的加热效应。10.12050/are20220106.F005图5来流条件下电压-电流波形图Fig.5Voltage-current waveform under incoming flow conditions2.2　等离子体能量沉积对激波的影响图6和图7分别给出了P1和P2情形下等离子体能量沉积对高超声速斜激波的影响。等离子体能量沉积由于热阻塞效应诱导出一道压缩波[27-28]，但由于来流动量较大，可以看到电弧放电加热区贴近壁面，其诱导的压缩波强度较弱。能量沉积持续加热其附近的流体，形成了高温低密度等离子体层。该等离子体层相互叠加沿着边界层向下游传播不断增厚，并与斜激波相互作用。被等离子体层扰动下的激波发生明显的弱化现象，伴随着激波再附点沿着斜坡向上移动，且能量沉积的瞬时功率（PAPED）越高，等离子体层越厚，其覆盖激波的区域就越大。可以预见，斜坡压缩面上被等离子体层覆盖的区域压力减小。10.12050/are20220106.F006图6P1情形下等离子体能量沉积对斜激波作用的纹影图Fig.6Schlieren images of the control effect of plasma energy deposition on oblique shock in the case of P110.12050/are20220106.F007图7P2情形下等离子体能量沉积对激波作用的纹影图Fig.7Schlieren images of the control effect of plasma energy deposition on oblique shock in the case of P23　数值模拟方法为研究等离子体能量沉积对高超声速流场的控制效果，与试验结果进行对比分析，本文通过求解三维量热完全气体Navier-Stokes方程，获取详细的流场及数据。其中，通过在能量方程中增加热源项（功率密度ρ）的方式模拟等离子体能量沉积，该项的定义式为ρ=γPAPED/V。其中，γ为能量转化率，即实际流体吸收的热量与放电总能量之比，PAPED为实际测得的瞬时放电功率。将等离子体能量沉积区域简化为矩形加热区，其尺寸为x×y×z=5mm×5mm×2mm，体积为V。计算中加热区的尺寸与γ值均会影响实际的加热效果。当V确定时，通过调节γ值可获得与实际相近的结果[33]，本文计算中取值为40%。根据试验模型的对称性，只采用其一半区域作为物理模型。计算物理模型及其边界条件如图8所示。算例的来流状态与试验保持一致。10.12050/are20220106.F008图8计算模型示意图Fig.8Numerical model and the boundary conditions试验结果表明，脉冲放电的脉冲宽度很短（1μs），最大电流小于准直流放电的两倍，其能量仅占总能量的2.9%，且试验纹影未观察到较高能量功率密度的脉冲放电对流场的扰动。因此，可认为准直流放电能量沉积在激波控制中起主要作用，在数值模拟中只考虑了恒定加热的作用。4　数值模拟结果与讨论4.1　数值计算和试验结果的对比为验证数值方法的有效性，选取P2情形的放电功率作为计算的输入，所得模型对称面上的密度梯度图与试验纹影结果（见图7）进行对比，如图9所示。由图可知，两者的波系结构、剪切层、激波再附点位置基本一致，说明数值模拟方法能准确模拟等离子体能量沉积作用下的流场状态，且γ的取值较为合理。10.12050/are20220106.F009图9P2情形下试验纹影和数值模拟密度梯度图对比Fig.9Comparison of the experimental schlieren image and the numerical density gradient contour in the case of P2图10为不同PAPED情形下对称面上的密度梯度云图，图11为相应的壁面压力云图。由图可知，随着PAPED的增大、位移层的厚度变大，激波再附点沿着斜坡移动的距离越远，即激波减弱的范围更大，即壁面压力减小的范围越大，这与试验纹影结果所获得的规律是一致的。10.12050/are20220106.F010图10不同情形下对称面上的密度梯度灰度云图Fig.10Density gradient contours in the symmetry plane of different cases10.12050/are20220106.F011图11不同情形下壁面压力云图Fig.11Pressure contours on the wall of different cases4.2　等离子体能量沉积对气动力的影响对无控和三种瞬时功率PAPED情形模型的气动力进行了计算，模型的拐点定义为压心。定义σ为气动力G（轴向力Fx、法向力Fy、俯仰力矩Mz）的变化率。σ=G- G0G0×100% （1）计算参数与结果见表3。结果表明，随着放电瞬时功率的增大，Fx（即模型的阻力）逐渐减小。当PAPED=4000W时，阻力的减小程度高达55.4%，这充分表明准直流的等离子体能量沉积可使激波持续减弱，导致斜坡压缩面上的压力降低；能量沉积对Fy的影响较小，最大仅改变了3.6%，这是因为能量沉积在减弱激波的同时也增大了加热区的局部压力，且局部压力的增大量与斜坡表面法向力的减小量相当，这也导致了Mz发生显著变化。10.12050/are20220106.T003表3模型气动力的数值计算结果Table 3Numerical results of the aerodynamic forcesPAPED/WFx /Nσ/%Fy /Nσ/%Mz /Nmσ /%—5.97—-23.59—-3.49—405.89-1.4-23.600.1-3.490.04005.20-13.0-23.57-0.1-3.42-2.140002.67-55.4-24.433.6-.25-6.9通过对比不同PAPED情形下对称面上的壁面压力分布（见图12）可以发现，等离子体能量沉积所在区域的壁面压力升高。随着PAPED的增大，压力也逐渐增大，而拐点后斜坡表面压力降低的区域变大，即能量沉积的控制能力增强，因此导致了Fx减小，而Fy的整体水平不变，即Fy是平板壁面压升和斜坡表面压降的综合结果，只有能量沉积点的压升占主导地位时，Fy才会发生显著变化[27]。此外，正是由于加热区局部压力的增大和斜坡表面法向力的减小，才导致俯仰力矩的显著变化。10.12050/are20220106.F012图12不同情形下对称面上的壁面压力分布Fig.12Pressure distribution along the wall in the symmetry plane of different cases4.3　控制原理图综合以上分析，本文归纳了准直流等离子体能量沉积控制高超声速气动力的原理图，如图13所示。一方面，能量沉积诱导压缩波，其所在区域压力升高，使局部法向力Fy增大；另一方面，能量沉积诱导的高温低密度等离子体层削弱了斜激波的强度，使得压缩面上的压力FN减小，其沿轴向和法向分解的力Fx和Fy均减小，从而导致总体的轴向力减小，即阻力减小，以拐点为压心的俯仰力矩Mz变化显著。该原理图给出了利用等离子体能量沉积法减阻和控制高超声速气动力的思路，而对能量沉积瞬时功率及位置等参数的优化工作还需进一步开展，由加热引起的摩擦阻力变化及对流动分离的影响还需进一步探讨。10.12050/are20220106.F013图13准直流等离子体能量沉积控制高超声速气动力原理图Fig.13Schematic diagram of hypersonic aerodynamic force control using Quasi DC arc plasma energy deposition5　结论本文对高超声速激波的主动流动控制方法进行了探索，发现准直流电弧等离子体能量沉积对高超声速激波产生了持续的控制效果，斜坡上游的等离子体能量沉积有效削弱了斜激波的强度，降低了斜坡表面的压力，并在激波减阻和气动力控制方面具有显著效果。研究表明，准直流等离子体能量沉积在高速飞行器气动力控制方面具有应用潜质。具体结论如下。（1）准直流等离子体能量沉积可在高超声速流场中诱导压缩波和高温低密度等离子体层。能量沉积使平板的局部压力升高。能量沉积的瞬时功率越大，其诱导的等离子层越厚。（2）当高温低密度位移层与激波相互作用时，与等离子体层相接触的部分，激波发生明显的减弱，导致斜坡表面压力显著降低，且随着等离子体层的逐渐增厚，激波再附点沿斜坡表面持续上移，激波减弱的区域越大，即斜坡表面压力减小的区域越大，模型气动力的改变量越显著。研究发现，当能量沉积的瞬时功率为4000W时，模型的减阻率高达55.4%，俯仰力矩变化率为6.9%。