等離子體合成射流激勵器及其流動控制技術研究進展

周巖，羅振兵，王林，夏智勛，高天翔，謝瑋，鄧雄，彭文強，程盼

國防科技大學 空天科學學院，長沙 410073

自20世紀90年代開始，氣體放電等離子體及其應用技術發展迅速，相關研究和應用領域涵蓋從材料處理到生物醫學等諸多領域，等離子體流動控制技術便是其中之一。等離子體流動控制指的是利用等離子體在電磁場力作用下運動或氣體放電引起壓力、溫度變化的特性，對流場施加可控擾動的一種新概念主動流動控制技術，它具有激勵頻帶寬、響應時間短、無運動部件等優點，有望顯著提升飛行器/發動機氣動特性。《簡氏防務周刊》指出，等離子體流動控制對于飛行器空氣動力特性的改變將引發一場“軍用和商業飛行器的革命”。以等離子體氣動激勵為代表的主動流動控制技術被美國航空航天學會(AIAA)列為10項航空航天前沿技術之一。

根據激勵器結構、放電原理和等離子體特性的不同，等離子體流動控制激勵器分為介質阻擋放電(Dielectric Barrier Discharge, DBD)等離子體激勵器、電弧放電等離子體激勵器、電暈放電等離子體激勵器、微波放電等離子體激勵器、激光電離等離子體激勵器、組合放電和其他新型等離子體激勵器。其中DBD和電弧放電等離子體激勵器是目前國內外研究最為廣泛的兩類等離子體激勵器。DBD激勵器由被絕緣介質材料覆蓋的植入電極和暴露在大氣環境下的暴露電極組成，其主要機理是電流體動力(EHD)效應，由于DBD放電產生的電動力學體積力較小，誘導形成的射流速度一般較低，因此主要應用于低速流場的流動控制研究。電弧放電等離子體激勵器主要機理是通過電弧放電產生氣體焦耳加熱，對流場形成溫度、壓力擾動，主要分為兩種類型，一類是通過表面裸露的陽極、陰極在開放空間電弧放電的激勵器，另一類是在半封閉容腔內電弧放電的等離子體合成射流(Plasma Synthetic Jet, PSJ)激勵器。

等離子體合成射流激勵器又稱為火花射流(SparkJet)激勵器或脈沖等離子體射流(Pulsed-Plasma Jet)激勵器，它由一個開有出口孔縫的絕緣腔體和一組電極組成，放電是在小腔體內進行，氣體焦耳加熱作用使得腔內氣體的溫度和壓力快速升高，升溫加壓后的腔內氣體從出口高速噴出，形成用于流場操控的等離子體射流。其結構及工作過程如圖1所示，工作周期分為以下3個階段：① 能量沉積階段，通過外接驅動電源給激勵器充電，當電極間電勢差達到激勵器腔體內空氣擊穿電壓時，形成火花電弧放電使得腔體內空氣發生電離，實現電能向熱能的轉化；② 射流噴出階段，氣體焦耳加熱導致腔體內溫度和壓力急劇升高，高溫高壓氣體通過激勵器孔/縫高速噴出，形成高速熱射流、渦環及前驅激波；③ 吸氣復原階段，由于射流噴出及腔體內氣體與外部環境之間的對流和輻射傳熱，腔體內氣體的溫度和壓力下降，外部氣體重新充填腔體，為下一個循環做準備。需要說明的是，激勵器的能量沉積與射流噴出兩個階段可能會存在重疊，例如當火花電弧放電的時間較長或者放電位置離出口較近時，在放電結束之前已經有部分氣體從出口噴出。射流噴出與吸氣復原階段并非只有一次，而是可能交替出現多次，這是由于射流的慣性作用，吸氣復原(或射流噴出)階段的末尾，激勵器腔體內氣壓會略高于(或略低于)外界環境氣壓，激勵器構成一個欠阻尼系統。激勵器啟動后經過若干工作循環，將到達穩定工作狀態，在出口處產生速度、溫度周期性變化的脈沖射流。盡管激勵器能夠對外部流場施加動量注入，但在一個工作循環中通過激勵器出口的靜質量流量為零，因此所產生的射流是一種零質量合成射流。按照內外壓差建立方式分類，PSJ激勵器是一種升溫型合成射流激勵器。需要注意的是，圖2所示的由環形電極構成的DBD激勵器，由于能夠誘導形成垂直于壁面的射流，因此在文獻[26-28]中也被稱之為等離子體合成射流激勵器，這種激勵器不在本文的介紹范圍內。

圖1 等離子體合成射流激勵器結構及工作過程Fig.1 Structure and working process of PSJ actuator

圖2 介質阻擋放電等離子體合成射流激勵器[26-28]Fig.2 Dielectric barrier discharge plasma synthetic jet actuator[26-28]

作為一種應用前景廣泛的新型主動流動控制裝置，PSJ激勵器具有射流速度高(接近600 m/s)、邊界層穿透能力強、響應速度快(幾十微秒)、激勵頻帶寬(0 Hz～10 kHz)、無活動部件等優勢。相比于有源射流、邊界層抽吸，PSJ激勵器通過加熱環境流場中的氣體工質產生控制射流，因此無需輸氣管路、控制閥門以及高壓氣瓶、空氣壓縮機、真空泵等供應裝置，有利于減小系統的體積和重量。相比于表面電弧放電等離子體激勵器，PSJ激勵器的放電電弧位于半封閉腔體內，不存在電弧被高速氣流吹向下游直至熄滅的問題，因此放電過程更為穩定。自2003年出現以來，PSJ激勵器經歷了快速發展，吸引了國內外數十個研究機構的廣泛關注，包括約翰霍普金斯大學應用物理實驗室(JHU-APL)、德克薩斯大學奧斯汀分校(UTA)、法國航空航天科研局(ONERA)、佛羅里達州立大學和佛羅里達農工大學、伊利諾伊大學香檳分校、羅格斯大學新布朗斯維克分校、代爾夫特理工大學、國防科技大學、空軍工程大學、南京航空航天大學、廈門大學、北京航空航天大學、中國科學院電工研究所、南京理工大學和其他眾多機構的研究團隊開展了大量工作。

本文對PSJ激勵器近些年來的研究進展進行了綜述：第1節對PSJ系統(包括激勵器及電路設計)的發展進行了介紹，第2節總結了PSJ技術研究中發展的理論分析、數值模擬和實驗測量手段，第3節和第4節介紹了PSJ激勵器的能量效率特性和靜態流場工作特性，第5節介紹了PSJ技術在橫向主流干擾、分離流控制、射流噪聲抑制、激波控制和激波/邊界層干擾控制等方面的應用研究。

1 等離子體合成射流激勵器系統

1.1 單個激勵器系統

1.1.1 兩電極和三電極激勵器

約翰霍普金斯大學應用物理實驗室的Grossman等在2003年首先開展了PSJ激勵器的研究，第1代用于概念驗證的激勵器構型如圖3(a) 所示，激勵器腔體為絕緣陶瓷，尖端陰極從腔體底面插入，頂部為開有射流出口的陽極，腔體底部嵌入了一層柵極。高壓電源最初加載于陽極與陰極之間，在需要放電時通過一個低功率、限流的轉接開關短暫的加載于柵極與陰極之間，使得柵極與陰極之間產生微弱放電，產生大量電子，觸發陽極與陰極之間的主放電。第1代激勵器氣體擊穿放電為非可控放電方式，擊穿電壓較低，頻率不可任意調整，實驗測量射流速度100 m/s 左右，頻率100 Hz，為了實現激勵器陣列工作，JHU-APL團隊還提出了如圖3(b)所示的激勵器陣列設計方案。為了簡化系統結構和提升放電的穩定性及靈活性，JHU-APL團隊在2004年又設計了如圖4所示的第2代激勵器及驅動電源。第2代激勵器為兩電極結構，移除了壁面底部的柵極，由于多次放電對第1代激勵器尖端陰極燒蝕嚴重，基于激勵器壽命的考慮將陰極改用鈍頭，陶瓷基地與金屬陽極之間不再用粘合劑而是采用螺紋安裝，簡化了裝配過程，使其更加堅固耐用，此外增加了可替換部件以方便改變腔體體積和出口孔徑。采用了如圖4(b)所示簡單靈活的電路設計，高壓直流源與放電電容和激勵器組成的并聯電路連接，高壓直流源以限流模式工作，其安全電壓設定為放電電容的最大工作電壓；可調功率電阻用于改變電容的充電速度，同時為電路提供短路保護。

圖3 約翰霍普金斯大學第1代PSJ激勵器[24]Fig.3 The first generation PSJ actuator of JHU[24]

圖4 約翰霍普金斯大學第2代PSJ激勵器[30-31]Fig.4 The second generation PSJ actuator of JHU[30-31]

德克薩斯大學奧斯汀分校的Narayanaswamy等針對JHU-APL兩電極激勵器系統的放電電路進行了優化，設計了如圖5所示的PSJ激勵器高頻放電電路，在系統中增加了基于MOSFET(金屬-氧化物半導體場效應晶體管)的開關電路來控制放電通斷，這種方式可以較為精確地控制放電持續時間，并且憑借MOSFET器件的快速響應特性可以大大提升激勵器放電的頻率，在不考慮腔體回填速率限制的情況下，電路系統自身的放電頻率可以達到100 kHz量級。此外，UTA研究團隊還對激勵器壁面材料進行了改進，發現氮化硼壁面材料相比陶瓷材料具有更好的散熱能力，采用氮化硼制作的激勵器在相同放電條件下能夠產生更高速度的射流。

圖5 德克薩斯大學奧斯汀分校兩電極PSJ激勵器高頻放電電路[45]Fig.5 High-frequency discharge circuit of UTA two-electrode PSJ actuator[45]

法國航空航天科研局與圖盧茲大學的研究團隊研制了與JHU-APL結構相似的兩電極PSJ激勵器，如圖6所示，對JHU-APL的PSJ激勵器腔體結構和材料進行了改進，加強了腔體壁面散熱，提高了放電頻率與能量沉積速度，使激勵器工作頻率提高到kHz，射流速度達到300 m/s。此外，ONERA研究團隊針對PSJ激勵器的驅動電源開展了深入研究，對比了如圖7所示2種類型驅動電路，即電感供能型電路(Inductive Power Supply, IPS)和電容供能型電路(Capacitive Power Supply, CPS)。IPS是脈沖變壓器的副邊直接與PSJ激勵器相連，能量積累在線圈的電感上，放電時將電感上儲備的能量釋放。CPS是脈沖變壓器副邊串聯一個電阻，并聯一個儲能電容，然后連接PSJ激勵器，能量積累在電容上，放電時將電容上的能量快速釋放。實驗中使用的PSJ激勵器電極間距為1.2 mm，結果表明IPS在PSJ激勵器上放電的峰值電流約為30 A，CPS的放電峰值電流約為250 A。IPS在放電時可以等效為一個恒壓源，放電電壓較低，放電電流小，放電時間長，能量釋放速度慢，對激勵器壁面的加熱更為嚴重。CPS可以產生脈沖放電，放電方式類似于火花放電，放電電流大，能量釋放速度極快。能量釋放速度越快，射流噴射速度越高，噴射時間越短，通過壁面的熱損失越小，因此CPS類型的驅動電源能夠有效提高射流速度和激勵器能量效率，目前PSJ激勵器的研究中也絕大多數采用CPS類型的驅動電源。

圖6 法國航空航天科研局兩電極PSJ激勵器[56, 61]Fig.6 Two-electrode PSJ actuator of ONERA[56, 61]

圖7 兩電極PSJ激勵器電路類型[56]Fig.7 Circuit type of two-electrode PSJ actuator[56]

綜合JHU-APL、UTA與ONERA研究團隊的驅動電源電路可以發現，有兩種基本電路方案可以用于PSJ激勵器：第1種是采用將整流后的高壓電源、IGBT或MOSFET開關直接與PSJ激勵器連接(圖4(b)、圖5)；第2種是由低壓直流電源、高壓脈沖變壓器、開關電路組成，通過逆向變換電路為PSJ激勵器供電(圖7)。第1種方式結構相對簡單，但是對于開關器件的要求較高，并且由于鎮流電阻通常直接連接于高壓電源、激勵器之間，因此放電效率較低。

在前期研究中，JHU-APL、UTA與ONERA研究團隊普遍采用了兩電極PSJ激勵器，這種激勵器結構簡單，但也存在一些缺陷：兩電極激勵器依靠在陽極、陰極之間施加較高電壓直接觸發氣體放電，擊穿電壓較高，增加了驅動電路成本、復雜度和放電帶來的電磁干擾；為了減小空氣擊穿的難度，電極間距一般較小因而限制了電弧加熱區域和激勵器腔體體積大小；激勵器的放電電容能量與擊穿電壓的平方呈正比，擊穿電壓主要取決于電極間距與環境氣壓，因此無法通過調節電路參數改變擊穿電壓從而改變輸入能量；由于腔內氣體溫度和壓力的波動、電極尖端的燒蝕和氧化、氣體擊穿過程本身的不確定性等原因，激勵器的擊穿電壓存在顯著的波動(可高達千伏量級)，這使得每次放電的能量大小也產生較大波動，不利于激勵器的穩定重復工作，為實驗測量和實際使用增加了不確定性；此外，擊穿放電時刻的不確定性也給激勵器與實驗診斷設備(如高速相機、PIV)之間的同步帶來了困難。

為了增大電極間距、降低擊穿電壓以及更為精確的控制放電時刻，受JHU-APL團隊第1代激勵器中柵極電極的啟發，Haack以及羅振兵等開展了新型三電極PSJ激勵器的研究，三電極PSJ激勵器外形及其驅動電源系統如圖8所示，該激勵器的組成仍包括兩個部分：電極和絕緣介質，但相對于兩電極PSJ激勵器的結構，增加了一個觸發電極。三電極PSJ激勵器通過在觸發電極和陰極間形成電子流并在兩電極間建立微放電通道，誘導激勵器陽極/陰極間低電壓大功率的電弧放電，實現了高頻、高電壓與大電流放電的解耦，實驗結果顯示激勵器工作擊穿電壓大幅降低(從3 kV/mm降至0.8 kV/mm)，最大射流速度超過500 m/s。當驅動電源輸出高壓范圍有限時，在相同擊穿電壓的條件下，三電極PSJ激勵器的陽極/陰極間距可以做的更大，因此放電電弧長度增大，此外對比如圖9所示兩電極與三電極放電電弧結構可以發現，三電極激勵器的放電電弧通道并不是在原有的陽極/陰極間建立，而是沿陰極-觸發電極-陽極的路徑建立，這進一步增大了放電電弧的長度，進而增大放電電弧電阻，提高了放電效率與電弧能量；電弧長度的增大使得激勵器腔內氣體加熱更為充分，提高了氣體加熱效率，增大了激勵器腔體體積。

圖8 三電極PSJ激勵器[94]Fig.8 Three-electrode PSJ actuator[94]

1—陽極; 3—陰極; 5—點火電極圖9 PSJ激勵器電弧Fig.9 Arc of PSJ actuator

JHU-APL聯合佛羅里達州立大學(FSU)團隊進一步對三電極激勵器做了改進，提出了偽串聯(Pseudo-Series)點火三電極PSJ激勵器，如圖10所示，將三電極激勵器的陽極和點火電極合二為一，使兩套電源共用一個輸出，在保留三電極激勵器性能的同時簡化了結構、提高了可靠性。偽串聯點火激勵器驅動電路如圖11所示，電路分為主放電電路與觸發點火電路，采用各自獨立的直流源供電。主放電電路直流電源直接為并聯在陽極、陰極的儲能電容充電，充電電流的大小決定了儲能電容的充電時間，進而決定了激勵器的放電頻率，實驗中電源最大頻率約為1 kHz。主放電電路直流電源輸出電壓通常設置為600 V，其原因是600 V是常用電壓，器件成本低、便于選擇。觸發點火電路如圖中藍色虛線框內所示，當輸入高電平為10 V的脈沖信號時，MOSFET開關將會閉合，因此電流將通過變壓器原邊，并在副邊產生10 kV的高壓，從而擊穿陽極、陰極之間空氣，進而使得主放電進行。為了防止觸發點火電路的高電壓輸出信號對主放電電路產生干擾，在連接處加入了高電壓大電流阻流二極管。偽串聯點火激勵器由于點火火花(Trigger Spark)更長，可以更加有效的降低空氣擊穿起弧的電壓，在電源電壓一定時增大電極的間距。電源輸出電壓為600 V時，原三電極激勵器陽極/陰極間距最大1.7 mm，偽串聯點火激勵器可達4 mm以上。由于電弧長度變長、電阻增大，激勵器能量效率進一步提高，在相同注入能量條件下，由腔體峰值壓強測量得到的激勵器效率從30%提升至75%。

圖10 三電極激勵器與偽串聯點火三電極激勵器[42]Fig.10 Three-electrode and pseudo-series three-electrode PSJ actuator[42]

圖11 偽串聯點火三電極激勵器電路[44]Fig.11 Circuit of pseudo-series three-electrode PSJ actuator[44]

為了降低PSJ激勵器的擊穿電壓和提高激勵器的放電效率，Miao等提出了一種半導體增強型等離子體合成射流激勵器，該激勵器在氧化鋁陶瓷放電腔體的內壁面增加了一層特殊的半導體材料包覆層，包覆層的主要成分為CuO，通過高溫燒結方法包覆在放電腔體內壁面上。由于半導體材料存在的表面閃絡(Surface Flashover)現象，該包覆層的存在會顯著改變氣體間隙的放電特性。對于無包覆、電極間距6 mm的激勵器，理論上的擊穿電壓高達16.8 kV，而對于有包覆、電極間距6 mm的激勵器，實驗結果表明其擊穿電壓僅有2.64 kV，并且在環境壓力50～100 kPa范圍內擊穿電壓相對保持穩定，不會出現大幅下降。由于該方法能夠大大延長電極間距，因此可以在不改變電源的情況下大幅提升激勵器的放電效率，為PSJ激勵器的發展提供了一種新的技術路徑。

1.1.2 腔體增壓型激勵器

作為一種合成射流激勵器，PSJ激勵器需要利用腔體內已經存在的工質產生控制射流，因此保證腔體內有足夠的工質是激勵器有效工作的核心要素之一。但是，由于兩個方面的原因，激勵器常常面臨使用工質不足的困境。一方面源于激勵器的吸氣復原速率。兩電極及三電極PSJ激勵器都存在吸氣復原速率較低、飽和工作頻率受限的問題，激勵器的能量沉積、射流噴出階段進行時間短、工作效率較高，而最后一個階段即腔體復原階段是依靠腔體內的負壓完成的，所需時間長且回填效率較低，導致激勵器高頻條件工作時性能下降，甚至出現所謂的“啞火”現象，并且數值結果顯示，在超聲速條件下工作時由于主流的慣性作用，激勵器將更加難以利用腔體內的負壓將主流氣體吸入腔體，因此腔體回填速率要比在靜止條件下工作時進一步。另一個導致激勵器使用工質不足的原因來自于高空稀薄流場環境的挑戰，這也暴露了激勵器在環境適應性方面的問題。風洞試驗顯示激勵器在高超聲速流場中工作性能大幅降低，這是由于在高空、高超聲速稀薄流場環境下，一方面激勵器腔體內氣體工質減少、產生射流流量減小，另一方面放電強度減弱且電能到氣體內能轉化效率降低，因此激勵器的控制能力大大減弱。

為了提高激勵器的吸氣復原速率，劉汝兵等提出了一種單向閥補氣的激勵器構型，如圖12所示，在常規火花放電式等離子體射流發生器腔體上連接單向閥，改善發生器吸氣復原階段的補氣量和射流的連續性，以獲得能量更高的合成射流，其優點是可選用構造小巧、安裝簡單的單向閥來實現對火花等離子體射流發生器的補氣，而且無需外加動力。實驗結果顯示加入單向閥后PSJ最大速度可提高20%以上，不同單向閥測試結果表明，對于確定構型的PSJ激勵器存在最佳的單向閥公稱通徑。

圖12 單向閥補氣的激勵器構型[143]Fig.12 Configuration of one-way check valve air supply actuator[143]

李晉峰等提出了一種將壓電振子與氣體放電組合的合成射流激勵器構型，通過壓電振子對腔體體積的調控作用提高腔體吸氣復原的能力，激勵器結構示意圖如圖13所示。組合型激勵器一方面通過壓電振子與氣體放電壓縮腔體的組合作用進一步提高了激勵器的射流速度，另一方面，在吸氣復原階段通過壓電振子擴張腔體可以一定程度上增大腔體吸氣的能力，提高吸氣復原的速率。初步數值模擬結果顯示，壓電振子振幅越大，改善效果越明顯，當壓電振子振幅為0.35 mm時，激勵器的射流峰值速度相比PSJ激勵器提高1.82倍，在第一個吸氣周期內，激勵器腔體內氣體便可恢復至放電前初始狀態，吸氣復原速率提高約5.78%。

圖13 壓電振子與氣體放電組合的合成射流激勵器[151]Fig.13 A combination of piezo-driven and air discharge synthetic jet actuator[151]

圖14 沖壓式PSJ激勵器[104]Fig.14 Ram-air plasma synthetic jet actuator[104]

借鑒沖壓發動機的原理，羅振兵等提出了如圖14所示的沖壓式PSJ激勵器。相比傳統PSJ激勵器，沖壓式激勵器的主要特點是增加了安裝于主射流出口上游、朝向來流方向的沖壓進氣道，其工作原理是通過沖壓進氣道引入一股高速來流，并經電弧放電向其注入能量，通過“借力過程”(高速來流沖壓)和“接力過程”(電弧放電的氣體加熱)的作用，形成一股用于高速流場控制的高能脈沖射流。激勵器的工作過程分為沖壓進氣、能量接力和射流噴出3個階段，如圖14(b)所示：① 沖壓進氣階段，上游的高速氣流被激勵器的沖壓進氣道收集入腔體，使腔體內氣體工質迅速填滿并增壓(氣體工質主要從沖壓進氣道進入腔體，少部分從主射流出口進入腔體)；② 能量接力階段，氣體擊穿放電，放電過程實現了外部電能到氣體內能的接力，使得氣體迅速加熱和膨脹，致使得腔體內壓力進一步升高；③ 射流噴出階段，氣體膨脹升壓后從主射流出口高速噴出形成PSJ。理論計算顯示沖壓式PSJ激勵器如果能夠充分利用高超聲速來流動壓，其增壓效果將十分明顯，在30 km高度馬赫數=5流動條件下，靜壓只有1 200 Pa，而動壓則高達21 000 Pa(17.5倍靜壓)。周巖等開展了初步數值仿真，結果顯示沖壓式激勵器在=4超聲速流中放電前的腔體初始氣體密度增加60%，腔體回填階段平均質量流率可提高約85%。下一步，沖壓式激勵器的進氣道還需要進一步優化設計，以減小不同飛行姿態、馬赫數條件下來流波系的影響，以及邊界層流動對尺寸較小的沖壓進氣道入口的影響，達到較優的增壓進氣效果。

為增加激勵器腔體的工質，Emerick等設計并實驗了新型充氣式PSJ激勵器(如圖15所示)，通過外部高壓氣源(氣體壓縮機或高壓氣瓶)為激勵器腔體供氣以提高其控制性能，氣源與腔體之間加入一個Swagelok單向提升閥防止回流，初步實驗結果顯示激勵器在高頻工作時的性能顯著改善，但外部高壓氣源的存在大大增加了系統的體積、重量。對此，羅振兵等提出了一種基于高超聲速流能量綜合利用的三電極PSJ系統方案，如圖16(a)所示，由集氣腔、管道、閥門、熱電材料、PSJ激勵器和電源系統等組成。其能量綜合利用過程示意如圖16(b)所示：① 集氣腔將高超聲速來流動能轉化為集氣腔內氣體的勢能(壓能)，并通過管路對PSJ激勵器提供高壓氣源，即通過高超聲速流氣動力增壓供氣；② 高超聲速流對飛行器頭部氣動加熱，其動能轉化為熱能，通過頭部的熱電轉換材料將熱能轉化為電能，并儲存在電源系統中，電源系統對PSJ激勵器提供電能，即通過高超聲速流氣動熱轉化供能；③ PSJ激勵器通過電極放電，將電能轉化為激勵器腔內氣體勢能(壓能)，高壓氣體從激勵器出口噴出轉化為高速合成射流的動能。簡而言之，高超聲速流通過能量綜合利用轉化成了高能合成射流。該系統無需額外能源和氣源，避免了系統體積、重量的增加，是一種全新的“零能耗、零質量”合成射流技術。基于高超聲速流能量綜合利用PSJ激勵器的設計思想，筆者團隊設計了如圖17所示高超聲速流場增壓PSJ激勵器，并在高超聲速流場中開展了實驗驗證。結果顯示高超聲速流場增壓設計可以顯著提升激勵器的流場控制能力，但發現充氣射流與氣體放電射流控制效果之間存在耦合，并且充氣氣壓較高時充氣射流與三電極放電之間存在復雜干擾作用導致放電異常。

圖15 佛羅里達州立大學充氣式PSJ激勵器[68-70]Fig.15 Air supply plasma synthetic jet actuator of Florida State University[68-70]

圖16 基于高超聲速流能量綜合利用的PSJ系統[91]Fig.16 PSJ system based on energy comprehensive utilization[91]

圖17 高超聲速流場增壓PSJ激勵器[107]Fig.17 Hypersonic flowfield pressurized plasma synthetic jet actuator[107]

1.2 激勵器陣列系統

對于介質阻擋放電(DBD)等離子體激勵器，單個激勵器可以制作很長，在縱向布滿整個機翼或壓縮拐角，從而實現空間大范圍的流動控制。但是單個PSJ激勵器的控制區域十分有限，只能覆蓋射流出口附近區域，而為了產生較高速度的射流，射流出口尺寸不能太大。因此，在實際應用中為了拓展控制范圍、提高控制能力，需要采用多個PSJ激勵器構成的陣列進行協同工作。在研究早期，對于PSJ的研究基本局限在單個激勵器，但是隨著對PSJ實用化要求的不斷提高，近年來國內外學者逐漸開展了PSJ激勵器陣列的研究。根據連接方式不同，PSJ激勵器陣列可以分為串聯式與并聯式兩種類型，下面分別展開介紹。

1.2.1 串聯式陣列

周巖等在兩電極PSJ激勵器基礎上開展了激勵器陣列研究，實驗中發現將多個兩電極PSJ激勵器串聯后接入容性放電電源(圖18(a))，當施加電源電壓足夠高時，激勵器可以被同時擊穿，產生PSJ陣列，通過這種方式可以實現結構最簡單的直接串聯式PSJ激勵器陣列。不同串聯參數工況的實驗發現，直接串聯式陣列擊穿所需要的電壓與串聯的總的氣體間隙長度成正比，與串聯激勵器的數目、串聯序列中最大或最小電極間距、不同間距激勵器的連接順序等因素無關。結合高速攝影與電壓/電流測量兩者的結果發現，直接串聯式陣列在大電流電弧放電之前，直連電極(直接與電源連接的兩個電極)和懸浮電極之間首先發生微弱的預放電，正是由于預放電使得懸浮電極上出現正或負的脈沖電勢，懸浮電極之間產生大的電勢差，導致其中空氣擊穿。通過對開關器件性能的升級，中國科學院電工研究所設計了基于開關切斷原理的納秒脈沖兩電極PSJ激勵器串聯電路，實現了串聯式陣列的納秒脈沖(上升沿≤20 ns，脈寬150 ns)放電，重復頻率可達5 kHz，陣列各激勵器之間的擊穿延遲在20 ns以內，該電路的核心是采用了德國BEHLKE公司生產的HTS B2系列開關，該高性能開關具有高重復頻率、納秒級上升時間、開關恢復時間短、延遲抖動小、耐受電流大、開關阻抗低、電磁兼容性能好等優勢，因此十分適合用于PSJ陣列大電流放電的脈沖源研制。基于圖11所示的偽串聯(Pseudo-Series)點火三電極PSJ激勵器，代爾夫特理工大學研究團隊開展了偽串聯點火三電極PSJ激勵器串聯放電的研究，其電路如圖18(b)所示，對不同串聯激勵器個數的研究顯示，在相同電容能量條件下，多個激勵器串聯后產生的總沖量和總射流動能均高于單個激勵器，表明串聯激勵器的能量利用效率高于單個激勵器，且串聯個數為4時候的激勵器陣列工作效率最佳。

圖18 串聯式PSJ激勵器電路Fig.18 Series circuit of PSJ actuator

圖18所示的直接串聯式陣列具有結構簡單、易于實現的優點，但缺點是會導致擊穿電壓增大，特別是在串聯激勵器數目較多的時候。張志波等提出了如圖19(a)所示的基于電壓接力(Voltage Relay)的兩電極PSJ激勵器串聯電路，此方式采用放電回路阻抗主動調控的方法，推遲負載(即PSJ激勵器)由正阻抗向負阻抗轉化的時間，使得輸入高壓依次加載到串聯的各個氣體間隙，在多個氣體間隙順次發生擊穿后同步進行能量沉積。電壓接力串聯陣列的擊穿電壓僅由第一級電極間隙決定，接力電容、卸荷電阻的引入并不會增加所需電壓。基于電壓接力電路，張志波等開展了多激勵器串聯陣列研究，此外，基于此種放電方式，張志波等還提出了圖19(b)的單腔多電極PSJ激勵器，這種激勵器可以使得電弧長度增加、電阻增大，并提高電弧對腔體氣體加熱的均勻度，因此有助于提高激勵器的能量效率。

圖19 電壓接力兩電極PSJ激勵器串聯電路及其單腔多電極PSJ激勵器[129]Fig.19 Series circuit of voltage relay two-electrode PSJ actuator and multi-electrode PSJ actuator[129]

1.2.2 并聯式陣列

與表面電弧放電激勵器相同，PSJ激勵器的放電形式主要為脈沖電弧放電(火花電弧放電)。放電過程中，等離子體通道的伏安特性曲線表現出明顯的負阻抗特性，即隨著空氣擊穿、放電電流增大，電弧兩端電壓迅速下降。若將多個PSJ激勵器直接并聯在一起的話，擊穿放電一般只能發生于一個激勵器(即第1個發生擊穿的激勵器)，其余并聯的激勵器由于電壓迅速下降而無法擊穿放電。因此，PSJ激勵器無法像介質阻擋放電激勵器一樣并聯工作，需要對電路進行特殊設計。

ONERA首先開展了PSJ激勵器并聯陣列的研究，為了實現并聯放電，研究人員采用了多個獨立的電源，每一個PSJ激勵器都配備一個獨立的高壓電源電路。根據文獻[23]，為了將PSJ并聯陣列用于射流噪聲抑制，實驗中采用了6個獨立的高壓電源驅動6個PSJ激勵器工作。這種并聯方式簡單直接，其優點是各個激勵器的開閉狀態、工作頻率、工作相位等都可單獨控制，因此其控制特性更加靈活、控制效果更為可控，例如多個激勵器以一定相位差工作的方式可以實現激勵頻率的倍增，突破吸氣復原對激勵頻率的限制，但是這種方式會帶來電源體積重量大、系統復雜的問題。

美國俄亥俄州立大學在表面電弧等離子體激勵器研究中采用了電阻鉗流型并聯驅動模式，這種模式通過在并聯電路中增加大阻值的電阻，減小放電單元伏安特性對并聯單元的影響，從而實現了并聯式驅動多個電弧放電通道，但由于放電回路中引入大阻值電阻，導致放電效率很低，大部分能量被電阻消耗，僅有少部分轉化為電弧能量，并且由于限流電阻功率很大、溫度很高，為了保證電阻正常工作需要采用風冷散熱降溫。采用類似的電阻限流型并聯驅動模式，UTA的Greene等實現了兩電極PSJ激勵器的并聯工作，并將其用于入射激波/邊界層干擾控制。其電路如圖20所示，采用1個2.75 kV的直流電源驅動三路并聯PSJ激勵器，每個并聯支路中加入1個1 kΩ的限流電阻對放電電流進行限制，保證了3個激勵器同時工作。在主回路中通過1個IGBT開關控制通斷，利用2 Ω的采樣電阻對電流波形進行采集，激勵器陽極和陰極間距8 mm，電源最高運行頻率3 kHz，最大功率10 kW。

圖20 UTA電阻限流型三路PSJ激勵器并聯工作電路[51]Fig.20 UTA three PSJ actuator parallel circuit base on current limiting resistor[51]

中國科學院電工研究所與國防科技大學聯合開展了并聯PSJ激勵器的研究，提出了“一拖三”與“三拖三”兩種并聯放電方法，并設計了兩臺脈沖源。其中“一拖三”型電路如圖21(a)所示，電源由脈沖觸發器、高壓脈沖電源、RLC負載匹配電路以及3個PSJ激勵器負載構成。脈沖形成方式是大開關切斷式，輸出一路高壓對3個電容充電，同時連接3個激勵器實現放電，3個激勵器的一端分別與RLC負載匹配電路連接，另一端與地相連，主要原理是放電電容通過RLC匹配電路對PSJ激勵器放電。圖21(b)為“三拖三”型電路，電源采用脈沖整形壓縮式，主要由同步觸發模塊、3個高壓脈沖模塊以及3個PSJ激勵器負載構成，激勵器的一端與一個高壓模塊的高壓端相連，另一端與地相連。同步觸發模塊主要作用是產生三路同步觸發信號使3個高壓脈沖模塊同步工作；3個高壓脈沖模塊主要作用是產生三路同步高壓脈沖，三路高壓分別連接3個激勵器實現并聯放電。此電源共用了低壓調壓模塊與電橋式整流模塊，而高壓模塊則是完全隔離，由3個完全相同的高壓模塊構成，其并聯思路與ONERA基本類似。實驗對比發現，“一拖三”電源結構簡單、成本低、能耗小，不需要多個高壓模塊，但其中核心部件RLC負載匹配電路的設計難度大，并且激勵器不能同時放電，會有大約160 μs的放電延遲。“三拖三”電源成本較高，為了增加放電通道數量，需要不斷增加高壓模塊，但原理簡單、設計難度低，電放電延遲在納秒級別，可實現精確同步。

圖21 中國科學院電工研究所與國防科技大學PSJ并聯電路[146]Fig.21 PSJ parallel circuit of Institute of Electrical Engineering, Chinese Academy of Science and National University of Defense Technology[146]

2 研究手段

2.1 理論計算方法

PSJ激勵器工作空間狹小、電磁干擾強、射流持續時間很短且射流流場變化劇烈，這使得激勵器的腔體溫度、射流溫度、質量流量等關鍵參數不易精確測得。因此，在進行激勵器設計和深入揭示激勵器工作機理時，采取一定的理論計算及數值仿真方法是十分必要的。按照PSJ激勵器的3個工作階段，文獻[84]對激勵器的理論分析方法進行了介紹，與之相區分，本文對PSJ激勵器研究過程中經常采用的用于評估激勵器性能的實用理論計算方法進行了匯總介紹，這些方法常常與實驗結果結合使用，以獲得對射流峰值速度、腔體參數變化、帶電粒子存在時間尺度等特性的初步評估。

射流速度是PSJ最重要的參數之一，為了估算射流速度，ONERA和UTA分別提出了兩種理論分析方法。ONERA的方法利用了射流總壓與靜壓關系式，射流速度計算公式為

(1)

UTA的方法借鑒了激波管問題的分析，將PSJ激勵器腔體等效為激波管的驅動段，將PSJ的快速能量沉積過程等效為激波管的膜片破裂(兩者都會產生運動激波)。獲得的射流速度計算公式為

(2)

式中：為放電結束后腔體內的聲速；為放電結束后腔體內的壓強，兩者可以通過估計放電后的溫升與壓升獲得；為前驅激波后的壓強，可以利用實驗中獲得的前驅激波傳播速度通過激波關系式計算。

為了獲得PSJ參數隨時間的變化，研究人員將激勵器視為零維控制體，建立了不同的非定常零唯解析模型。JHU-APL團隊首先開展了這項工作，Grossman等通過對控制體的能量方程進行簡化，得到了模擬PSJ激勵器能量沉積、氣體噴射階段的非定常零唯解析模型，計算中假設腔體內的狀態參數均勻分布，射流出口處于壅塞狀態，流動滿足等熵關系，氣體滿足理想氣體狀態方程，忽略了壁面對流和輻射傳熱。氣體噴射階段的封閉方程組為

(3)

(4)

式中：表示喉道體積。在氣體噴射階段，和表示腔體內的密度和溫度，在腔體復原階段，密度和溫度表示環境氣體的密度和溫度(此時兩者均為常數)。

壅塞和非壅塞過程的出口壓強表示為

(5)

文獻[39]模型壁面傳熱計算較為簡單，吸氣復原很微弱，計算結果沒能反映振蕩過程，因此僅適合單次射流模擬，不適合模擬連續工作，宗豪華等對文獻[39]模型進行了改進，建立了更為詳細的集總參數模型(Lumped-Element Model，LEM)，該模型基于有限差分法進行熱力學方程求解，實現了對壁面對流傳熱更為準確的計算，將等熵過程改進為多變膨脹過程從而改善了計算的準確性。2015年宗豪華對上述模型進一步完善，為了對脈沖直流放電(放電時間較長)激勵器的能量沉積過程進行更為精確的計算，將能量沉積過程視為非定常過程而不是瞬時加熱，并且在計算中考慮了比熱比和定容比熱隨溫度的變化，采用擬合公式(適用溫度范圍60～60 000 K，壓強范圍1 kPa～10 MPa)進行了比熱比和定容比熱的計算。2018年黃勝方等發展了適用于PSJ激勵器陣列的非定常零維解析模型，在以上模型中耦合了多通道放電模型，用于模擬能量沉積過程，計算每個放電通道內的能量沉積。

(6)

(7)

其中：為光譜分析獲得的電子溫度;反應的指前因子為2.54×10，經驗系數為-0.5，兩者通過查表獲得。

粒子的復合反應時間尺度(帶電粒子消耗的時間尺度)采用式(8)計算：

(8)

Narayanaswamy估計帶電粒子存在的時間尺度在10 μs量級，阿雷烏斯復合反應速率系數約為1.6×10m。考慮到質量較大的正離子受中性粒子作用較大、隨射流噴出較快，而電子受作用較小、噴出速度較低，兩者沒有很好地混合在一起，因此實際復合反應速率系數會變低，等離子體的生存時間可能會更長。

為了評估放電頻率對激勵器性能的影響，分析不同放電頻率下的激勵器腔體內氣體平均密度與溫度，宗豪華和Kotsonis提出了PSJ激勵器熱截止頻率的概念，其計算方法為

(9)

式中：為腔體內壁面的對流換熱系數(PSJ激勵器通常約為100 W/(k·m))；表示腔體內壁面面積；表示放電加熱能量(即第3節中的腔體內氣體內能增量)；表示環境溫度(即腔體內初始溫度)。熱截止頻率表征的是腔體內對流換熱速率與放電加熱速率之比，基于可以計算得到不同放電頻率下的激勵器腔體內氣體平均密度、溫度與環境密度、溫度的比值：

(10)

羅格斯大學團隊理論分析了PSJ用于飛行控制的可行性，理論計算了單個PSJ激勵器的沖量特性，得到了激勵器所能產生的無量綱沖量?與激勵器無量綱加熱能量之間的關系，其中無量綱沖量?、無量綱加熱能量的定義為

(11)

(12)

由于射流噴射階段可以分為壅塞(聲速射流)階段與非壅塞(亞聲速射流)階段，因此無量綱沖量也由兩部分組成，式(11)中?表示壅塞階段的無量綱沖量，?表示非壅塞階段的無量綱沖量。如前所述式(12)中的分子項表示放電加熱能量(即腔體內氣體內能增量)，分母項是放電前腔體內氣體內能的表征。在一維無黏準定常層流流動的假設下，羅格斯大學團隊得到了?、?與之間的解析關系式：

(13)

(14)

式中：因數、的計算方法為

(15)

(16)

此外，筆者團隊為評估高超聲速流場增壓PSJ激勵器可行性，分析其腔體增壓效果，將激勵器簡化為如下模型：高壓氣體經過一個收縮噴管進入激勵器腔體，激勵器腔體內氣體經過一個收縮噴管噴入外界大氣。在以上假設條件下可以理論計算得到高超聲速流場增壓激勵器腔體內壓強以及進氣、出氣的質量流量，理論計算得到的腔體內壓強與實驗測量結果吻合良好，誤差小于2.6%，驗證了計算方法的可行性。

2.2 數值仿真

PSJ激勵器的數值模擬方法主要包括針對激勵器放電電壓/電流特性的等效電路模擬和針對激勵器射流流場特性的空氣動力學模擬、等離子體動力學模擬。

2.2.1 等效電路模擬

等效電路模擬由ONERA提出，該模擬方法認為在空氣擊穿(時間很短，約ns量級)發生以后，電弧可以等效為一個阻值很小的純電阻元件，整個放電電路的反應可以近似等效為一個欠阻尼的串聯RLC電路。基于以上假設，ONERA采用SPIC軟件進行了電路的模擬，得到了放電過程中的電壓、電流變化曲線，結果與實驗測量較為吻合(圖22)。該電路由電容器、電感器和對應于連接線寄生參數的固定電阻器組成，兩個串聯的可變電阻器分別代表電弧等離子體上的電壓降和等離子體鞘層中的能量損失。由于該模型無法捕捉氣體擊穿過程，應指定在電極間隙(對應于剛剛點燃的放電通道)之間具有非均勻薄高溫區初始條件來啟動模擬。

圖22 等效電路模擬[62-63]Fig.22 Equivalent circuit simulation[62-63]

2.2.2 空氣動力學模擬

空氣動力學模擬是目前研究最多的一種，它不考慮等離子體放電過程中的復雜粒子反應，認為PSJ產生的物理機制主要為氣體放電的焦耳加熱作用，因此將放電過程簡化為對流場局部小空間的單純加熱過程，通過求解N-S方程模擬加熱后激勵器腔體內氣體的膨脹、噴出、回填過程。第1代空氣動力學模擬采用了瞬時加熱模型，認為等離子體放電的加熱過程相比于射流的形成、發展過程而言很短，可以認為是在瞬間完成的，因此計算時直接在加熱區域賦予一個高溫高壓的初始條件，然后模擬射流流場的形成和演化。發展后的第2代空氣動力學模擬認為加熱過程是在一定時間內完成的，將放電的能量沉積添加到控制方程的能量源項中，從而模擬氣體加熱過程和PSJ形成。王林等采用此方法首次開展了PSJ激勵器三維流場數值模擬，通過將激勵器腔體內放電區域單獨定義為一控制體，并且將氣體放電過程簡化為控制體內的時間、空間均勻能量注入過程(加熱功率密度約為4.97×10W/m)，實現了PSJ激勵器的唯象模擬，PSJ工作周期內速度及渦量的變化過程見圖23(a)，將計算結果與實驗紋影圖像進行對比，驗證了計算方法的可行性(圖23(b)、圖23(c))。

第2代空氣動力學模擬雖然考慮了有限時間的氣體加熱過程，但是其加熱功率密度的給定比較隨機，缺乏依據。ONERA進一步發展了第3代空氣動力學模擬方法——基于電磁流體力學(EMHD)的PSJ數值模擬，該方法通過輸入實驗測得的電壓、電流變化曲線，求解電磁場方程，進而計算得到放電過程的焦耳加熱量，然后模擬射流的形成過程，相比于第2代模擬方法，其氣體的加熱過程更加接近實際情況，焦耳加熱功率的給予也更有依據。該方法計算模型分為圖24所示兩個耦合子模型。第1個子模型用于處理陰陽電極之間的電弧放電引起的能量沉積過程，此時模型不包括放電腔體和外部流場，模型描述了陰陽電極之間等離子體的形成，由于電流密度很高、磁場很強，因此假設細長電弧基本保持在軸線附近，簡化為二維軸對稱問題；這個模型與上述串聯RLC等效電路模擬相結合，為RLC模擬提供電導率數據，而串聯RLC等效電路模擬為這個模型提供放電電流數據。第2個子模型關注放電腔體內氣體的加熱以及激勵器的實際工作過程，利用第1個子模型中計算的能量沉積分布作為能量源項，計算由此導致的激勵器響應結果。

Sary等基于EMHD數值模擬方法和RNS湍流模型開展了PSJ激勵器啟動后初始25周期連續工作過程的數值模擬，為了較好地捕捉高速射流傳播進入低速環境的過程，采用了隱式激波捕捉方法(Roe方法)用于求解流體方程組，放電能量為7 mJ，重復頻率為1 kHz，結果顯示腔體壓強、密度、射流總焓等參數大約在啟動后第10個周期達到動態平衡。Laurendeau等基于EMHD數值模擬方法和高精度LES湍流模型捕捉了PSJ激勵器單個周期的瞬態發展過程，采用了1 128萬非結構網格，時間步長1 ns。數值模擬較好地再現了射流前緣的發展和射流誘導的主要渦結構。圖25(a)所示為識別三維射流渦結構和法向密度梯度云圖，從中可以觀察到射流出口渦環二次渦結構的生成和破碎，以及壓力波的存在，圖25(b)顯示射流前緣的瞬態發展過程與實驗取得了很好的吻合。Laurendeau等也將該模型結果與采用恒定能量源項的第2代模擬方法進行了對比，結果顯示恒定能量源項模擬得到的射流前緣位置與實驗存在更大誤差，射流前緣位置相比實驗值偏小。相比第2代模擬方法，EMHD數值模擬方法會在能量沉積開始階段產生更高的能量輸入，模擬獲得的溫升更為迅速，腔體最大壓強更大，射流產生更快(約提前2 μs)。對比拉瓦爾出口處的質量流量，兩個模型獲得的出口質量流量的曲線形狀是相似的，只是存在一個時間差，EMHD數值模擬方法獲得的質量流量變化幅度更大，導致模擬的噴射質量更大。

圖23 PSJ唯象仿真結果[91, 104]Fig.23 Phenomenological simulation results of PSJ[91, 104]

圖24 ONERA基于電磁流體力學(EMHD)的PSJ數值模擬計算模型[63]Fig.24 PSJ simulation model of ONERA based on EMHD[63]

除上述3種空氣動力學模擬方法之外，對于未來可能的工程應用，JHU還提出了一種更為簡化、適合工程實踐的空氣動力學模擬方法，即虛擬源項(Virtual Source)模型。當模擬PSJ激勵器在真實飛行器中的控制效果時，激勵器微小尺度(毫米量級)擾動源模擬與外部環境大尺度(米量級或更大)流場干擾模擬之間存在著空間耦合難題，前者時間步長、網格尺寸要比后者精細的多，兩者一起模擬導致計算耗費巨大，特別是對于多個激勵器協同工作的情況。因此為了在大尺度計算(如真實飛行器流場計算)中加入激勵器的模擬，并使得計算量保持在可忍受的范圍內，就需要采用這種方法。虛擬源項就是將射流這一擾動源通過邊界條件的方式植入，具體射流是怎樣產生的不予考慮，邊界條件形式通過對單個激勵器的精確模擬獲得。這種方法曾經用于低速的壓電式、電磁式合成射流激勵器，但應用于PSJ激勵器面臨的問題是激勵器工作性能(尤其是氣體回填階段的性能)受外部流動環境(如主流速度、邊界層等)的影響較大，因此采用一種自適應的虛擬源項，即每一次模擬射流前，通過分析外部流動環境，在模板數據庫中找到與之對應的最臨近模板。

圖25 EMHD數值模擬方法結合高精度LES湍流模型計算結果[64]Fig.25 Simulation results combining EMHD and LES[64]

2.2.3 等離子體動力學模擬

PSJ激勵器的等離子體動力學模擬方法是基于電磁學、流體力學、等離子體物理等基本定理，考慮氣體放電發生的復雜物理化學過程后的一種更為精確的計算模型。相比于空氣動力學模擬，該方法可以獲得激勵器工作過程中的電磁場分布、粒子數密度、能量傳遞機制等更為豐富的信息，缺點是計算過程復雜、計算量較大，并且目前對于較大能量、持續時間較長(微秒放電)的放電過程模擬存在一定困難。朱益飛等基于Comsol多物理場耦合求解軟件開展了PSJ激勵器的等離子體動力學模擬，模擬條件是干空氣中納秒脈沖放電，考慮空氣電離時候44個主要粒子反應，對泊松方程(求解電勢和電場強度)、化學反應方程、電子能量方程、漂移擴散方程(模擬帶電粒子的漂移、擴散運動)和流體力學方程進行了耦合求解，獲得了電子密度、約化電場強度、能量沉積的空間分布和時間演化。模擬的PSJ激勵器電極間距為3 mm，納秒脈沖源的上升時間為20～100 ns，放電電壓約10 kV，放電電流約20 A。結果顯示，氣體加熱主要來源是粒子碰撞加熱和激發態粒子退熄加熱，兩者的比例約維持在3∶7。在等離子體鞘層內的加熱功率密度要遠高于在放電通道內，最高可以達到10～10W/m。退熄加熱功率密度在大多數區域比粒子碰撞加熱功率密度高27～30倍，但是在等離子體鞘層區域，粒子碰撞加熱功率密度要高10～1 000倍。PSJ激勵器不同時刻的氣體加熱功率密度如圖26所示，在擊穿過程中，流注從陰極形成后向上傳播，穿透放電間距，在25 ns到達頂面電極，形成放電通道和加熱通道。在流注階段(圖26(a)) 能量沉積主要集中于流注頭部，一旦放電通道被流注所連接，激勵器進入圖26(b)和圖26(c)所示的火花電弧階段，能量沉積區域保持穩定，呈現為陰極陽極之間直徑1.5 mm左右的圓柱體，加熱功率隨著電場強度而升高，靠近陰極等離子體鞘層的局部區域具有較高的加熱功率密度。脈沖放電結束后，火花電弧階段結束，加熱通道耗散，如圖26(d)所示，加熱功率降低到10W/m量級，僅僅集中于陰極附近。對不同電壓上升沿的模擬結果顯示，上升沿縮短，加熱能量將顯著增加，射流速度、腔體壓力和溫度隨之增大。

圖26 等離子體動力學模擬PSJ激勵器內部氣體加熱功率密度(對數坐標，從1012.5～109.5 W/m3)[118]Fig.26 Gas heating power inside PSJ actuator calculated by plasma kinetics model (logarithmic coordinates, 1012.5-109.5 W/m3)[118]

2.3 實驗測量

為了獲得PSJ激勵器的流場結構、射流速度、腔體壓力和溫度等信息，研究人員采用了紋影/陰影、粒子圖像測速法(Particle Image Velocimetry, PIV)、動態壓力測量、放電光譜分析等多種多樣的測試手段，并且針對PSJ激勵器射流持續時間短、流場參數變化劇烈、電磁干擾強等特點，對現有的測試手段的測量精度、時空分辨率、數據后處理方法等進行了改進與創新。

2.3.1 紋影/陰影測量

紋影/陰影測量是針對PSJ激勵器最早采用的一種觀測方法，也是目前最常用的實驗方法之一。紋影/陰影測量基于流體運動導致穿過流體的平行光線發生偏折的原理來實現流場顯示的技術，是一種非接觸式光學診斷技術，因此受PSJ激勵器電磁干擾影響很小，并且由于PSJ屬于高溫低密度的膨脹氣體，與周圍氣體密度相差較大，因此十分適合通過紋影/陰影進行顯示，當紋影/陰影技術與高速相機結合時方可對PSJ流場結構進行較高時空分辨率的觀測。通過紋影/陰影觀察激勵器出口射流狀態可估算射流持續時間，通過識別不同時刻射流頭部與激波位置，可估算出射流速度與激波速度，從而衡量PSJ的激勵強度。但是需要說明的是，紋影/陰影所計算的僅僅是射流鋒面的推移速度，PIV測量與數值仿真證明該速度要小于射流的真實速度，宗豪華等研究認為射流鋒面速度約等于射流出口峰值速度的一半。

JHU-APL早在2003年就開展了紋影測試，可以明顯看到PSJ的噴出，但是圖像還不太清晰。王林等采用激光陰影進行了觀測，結果顯示射流流場包含一道或幾道“前驅激波”和之后的射流。為了對PSJ出口附近微小空間局部流場進行精細觀測，美國佛羅里達州立大學發展了先進的激光微紋影系統(Laser-Based Micro-schlieren System, LBMS)，LBMS采用激光誘導的氬氣放電作為紋影光源，氬氣放電的發光強度比空氣放電強3～4倍，并且可以減小激光束方向光強的抖動。激光器采用脈寬很窄(約3～5 ns)的PIV激光，可以維持氬氣等離子體存在時間(即光源存在時間、曝光時間)約10 ns，該方法可以提供極短時間內的瞬態高強度光源，大大縮短曝光時間，而曝光時間越短越能捕獲PSJ瞬時流場。通過LBMS拍攝并經過MATLAB程序去除背景干擾后的PSJ流場如圖27所示，可以清晰的觀測到PSJ蘑菇狀湍流射流及半球形前驅激波。史志偉等采用鎖相紋影對納秒脈沖PSJ激勵器的腔體內部流場進行了觀測，該方法可以觀測到內部快速放電產生的沖擊波、反射激波、一系列衍射激波、電弧核心狀態與外部流場之間的對應(圖28)，結果顯示由于快速放電產生的沖擊波在腔體內很快不斷反射，并與電弧熱源相互作用，可以使得腔體內的氣壓快速升高，沖擊波經過射流出口發生衍射，產生激勵器外部的前驅激波。實驗還觀測到了PSJ激勵器產生的前兩級渦環的獨特現象，即典型的兩軸向渦環的蛙跳現象(Leapfrogging Phenomenon)：二級渦環尺寸略小，但速度較快，在剛出現時位于初級渦環下面，但隨后超越初級渦環。

為了獲得PSJ流場更多信息，研究人員除了改進紋影/陰影觀測方法外，還對結果的后處理進行了創新。Narayanaswamy等開發了一套激波追蹤程序用于從大量紋影圖像中捕捉分離激波的運動。程序通過在距離壁面不同高度處沿流向的相對像素灰度變化來識別激波的位置。激波位置定義為在分離激波運動窗口范圍內在一排像素中具有最低灰度的那一個像素點。在距離壁面約0.5(邊界層厚度)以上的范圍，程序可以明確的識別分離激波的位置，激波瞬時位置定義為距離壁面0.5～0.7范圍內激波片段的平均位置。這種方法可以定性的分析分離激波的運動特性，但是無法對分離激波腳的位置進行定量的推斷。宗豪華等提出了一種用于計算軸對稱流場密度場分布的定量紋影方法，并將其用于深入分析PSJ的流場結構，通過這種方法可以計算前驅激波后的最大密度增量、單次脈沖噴射質量及沖量，進而評估前驅激波和射流的強度。這種方法將時均射流紋影圖像與基態紋影圖像進行對比，獲得時均圖像灰度差，進而通過圖像灰度差、光線偏折角、流場折射率和流場密度之間的函數運算，求解亞伯變換(Abel Inversion)問題得到密度場分 布。該方法避免了背景紋影(Background Oriented Schlieren，BOS)密度場定量測量技術存在的位移分析導致分辨率降低、所獲得位置矢量數量遠低于圖像像素數量的問題，能夠獲得具有更高的空間分辨率的PSJ密度場，典型測量結果如圖29所示，所采用PSJ激勵器的射流前緣最大速度約270 m/s，計算可得前驅激波后的最大密度增量約0.12 kg·m(實驗環境密度約1.15 kg·m)，最大質量流率約0.35 g/s，單脈沖噴射出的質量約26%，沖量約5 μN·s。

圖27 美國佛羅里達州立大學紋影圖[70]Fig.27 PSJ schlieren images of Florida State University[70]

圖28 激勵器內部流場紋影[140]Fig.28 Schlieren images of flowfield inside PSJ actuator[140]

圖29 放電后43 μs PSJ時均紋影圖像、時均圖像灰度差和密度場計算結果[121]Fig.29 Averaged schlieren image, averaged grayscale difference image and calculated density contour of PSJ 43 μs after discharge[121]

圖30 美國伊利諾伊大學香檳分校PIV實驗結果(放電后30、50、70、90 μs時刻)[71-72]Fig.30 PIV results of PSJ by University of Illinois at Urbana-Champaign (30, 50, 70 and 90 μs after discharge)[71-72]

2.3.2 PIV測量

紋影/陰影測量僅能夠獲得PSJ鋒面的推移速度，PIV測量則可以獲得PSJ空間流場的速度分布。2005年，JHU-APL首先嘗試了PSJ的PIV測量，最初采用的是二氧化硅粒子(粒徑850 nm)，結果顯示粒子無法以足夠濃度在測試倉內懸浮，后來改用粒徑較大的煙顆粒(粒徑1～3 μm)，但發現大粒徑煙顆粒在高速射流的核心區域分布很少，導致射流核心區的速度無法準確測量，且大粒徑粒子對高速射流的跟隨性較差，會導致速度測量誤差。2012年，美國伊利諾伊大學香檳分校研究團隊采用先進的納米粒子發生器(粒徑200～300 nm，Stocks數0.06～0.14)進行了PIV測量，獲得了較好的實驗結果(圖30，其中表示出口直徑)，結果顯示PSJ核心區的最高速度接近500 m/s，但實驗中發現由于放電過程產生較強的電磁干擾，在放電電容較大的情況下容易導致PIV同步控制系統誤觸發造成無法測量。為了解決射流區域示蹤粒子濃度較低導致速度場計算困難的問題，代爾夫特理工大學研究團隊改進了粒子播撒方式，在試驗倉和PSJ激勵器腔體內同時播撒粒子(圖31)，粒子為絕緣礦物油粒子(平均粒徑1 μm)，激勵器腔體粒子播撒通過快響應閥門控制，閥門在放電前1.2 s(0.6工作周期)和放電時閉合，以減小對射流的影響；此外為了獲得PSJ在空間中的速度分布，開展了立體PIV的測量，獲得了多個流向/展向截面的的速度場，進而對PSJ三維流場進行了重構。ONERA對PIV測量的誤差進行了詳細分析，將測量誤差歸結于4個方面，即高速氣流中粒子的跟隨性帶來的誤差、相平均過程誤差、激勵器嵌入壁面垂直位置估測誤差、片層激光平面位置估測誤差；借助耦合拉格朗日離散相求解器數值模擬深入分析了第1個誤差的影響，結果顯示即使是Stokes數很低的粒子，在高渦量區域，粒子濃度也會比其他地方低很多，隨著Stokes數增大，粒子濃度分數進一步下降。粒子濃度的差異導致PIV出現較大的計算誤差，在渦環核心附近，速度誤差十分顯著，達到25%～30%。ONERA分析認為，對于PSJ這種瞬態高速旋渦流，今后在PIV實驗時不能夠僅考慮一個標準全局Stokes數，否則將無法確保較低的測量誤差。

圖31 放電腔體PIV粒子播撒實驗裝置[79]Fig.31 PIV seeding system for PSJ actuator chamber[79]

2.3.3 壓力測量

PSJ實驗研究中采用的壓力測量主要包括出口附近射流總壓測量、放電腔體非定常壓力測量以及受控流場的脈動壓力測量。

ONERA開展了出口附近射流總壓測量，由于射流時間很短且參數變化快，需要采用頻率響應較高的傳感器進行測量，實驗中采用了美國Kulite半導體有限公司生產的XCQ-062小型高頻壓力傳感器，將傳感器正對激勵器出口放置，如圖32所示。測量結果顯示，相對于放電時間，射流的持續時間要長的多，大約持續1～2 ms，因此在數值模擬時可以將放電能量沉積過程近似為定容過程。基于測量所得射流總壓，利用2.1節理論分析式(1)即可粗略估算不同工況下的射流速度大小。

圖32 PSJ激勵器出口附近射流總壓測量[23]Fig.32 Total pressure measurement around PSJ actuator exit[23]

JHU-APL和國防科技大學開展了PSJ激勵器放電腔體非定常壓力測量。由于Kulite傳感器不便于進行絕緣處理，在靠近電弧的地方有可能會損壞，并且耐溫性相對較差，不太適合測量放電腔體的壓力，因此采用了美國PCB公司生產的尺寸略大一些的壓電式高頻動態壓力傳感器。PCB傳感器響應時間小于2 μs，可承受的熱沖擊溫度高達1 649 ℃，且抗電磁干擾能力強，其安裝方法如圖33所示，傳感器通過一個固定螺栓進行安裝緊固，由于固定螺栓所需要的咬合力矩(～1.69 N·m)超過了激勵器腔體材料(六方氮化硼或樹脂)的強度，因此未在激勵器腔體材料上加工內螺紋，而是在激勵器腔體下面連接了一個不銹鋼的傳感器座，通過傳感器座上的內螺紋與傳感器固定螺栓外螺紋配合。傳感器與安裝座之間放置紫銅材料的環形密封圈進行密封，安裝座與激勵器腔體之間采用硅橡膠進行密封。為了避免激勵器的正極與接地的傳感器測壓頭之間發生放電，或者激勵器正負極的放電火花對傳感器測壓頭造成損害(如熱沖擊)，傳感器測壓頭與激勵器腔體之間放置了一個陶瓷絕緣墊片，絕緣墊片的底面與傳感器測壓頭通過硅膠粘接。JHU-APL評估了絕緣墊片對測量結果的影響，結果顯示絕緣墊片的加入造成的測量誤差在3.4%以內。

圖33 PSJ激勵器腔體壓力測量[108]Fig.33 Pressure measurement of PSJ actuator chamber[108]

UTA開展了超聲速壓縮拐角激波/邊界層干擾區域受控流場的脈動壓力測量，在壓縮拐角壁面壓力的測量中，Kulite傳感器尺寸較小因而更容易放置。UTA研究中發現，直接采用Kulite傳感器進行測量時會存在十分強烈的電磁干擾，分析認為這是由于等離子體合成射流在向下游運動到傳感器位置時，射流中仍然存在帶電粒子，帶電粒子與與傳感器有一定的接觸從而影響了傳感器的正常工作，對于時間分辨率較高的脈動壓力傳感器，這種作用甚至可能直接使得傳感器損毀。為此，UTA專門針對PSJ激勵器開發了一種抗電磁干擾的脈動壓力測量方法，即“脈沖接地”方法，如圖34所示，通過使用一個脈沖接地電極，在帶電粒子到達壓力傳感器之前，將它們從射流中導出。實驗中的壓力傳感器位于分離點平均位置附近，脈沖接地電極位于傳感器上游4.5 mm處，PSJ出口位于傳感器上游27 mm處。UTA分析了射流從形成到完全經過脈沖接地電極的時間，確定脈沖接地電極的導通時間為放電開始30～130 μs。從圖34中脈沖接地電極處的“輝光”可以看出，該電極的確可以導出射流中的帶電粒子。實驗結果顯示，在脈沖接地電極的作用下，電磁干擾得到了很好地抑制，傳感器不再被損壞，但測量結果依然存在一定的電磁干擾，需最終通過數據后處理得到較為理想的結果。

圖34 抗電磁干擾脈沖接地測壓方法[48]Fig.34 Pressure measurement using pulsed-ground electrode to reduce electromagnetic interference[48]

2.3.4 放電光譜測量

光譜分析是獲得等離子體電子密度、電子及重粒子溫度等信息的常用方法。ONERA采用光譜儀與ICCD相機對PSJ激勵器放電光譜進行了測量，獲得了N、Cu、Fe等原子譜線，通過多譜線斜率法(Boltzmann圖線法)獲得了原子的激發溫度，在局部熱力學平衡狀態下該溫度近似等于電子溫度，結果顯示PSJ激勵器電子溫度可達15 000 K，電子密度約10m。ICCD相機獲得的放電等離子體圖像如圖9(a)所示，放電電弧呈圓柱形，通過分析發光強度判斷電弧的直徑約為1 mm。賈敏等基于光譜診斷技術研究了納秒脈沖PSJ的溫度特性，結果顯示射流宏觀溫度約為800 K。UTA通過光譜分析獲得了N的振轉光譜，分析得到PSJ激勵器放電時分子的轉動溫度約800 K，振動溫度約3 100 K，不確定度約10%～15%，其中轉動溫度基本等于氣體分子的平動溫度，也即通常所說的宏觀熱力學溫度，轉動溫度的分析方法是假設若干轉動溫度值后基于偶極輻射的躍遷幾率和光譜儀響應函數求得對應不同轉動溫度的譜帶形狀，通過與實驗測量的N譜帶對比確定最接近的轉動溫度值，振動溫度的分析方法是假設若干振動溫度值后觀察光譜帶頭或帶邊(即光譜譜帶中強度突變的銳邊一側)的變化，通過與實驗測量的N譜帶對比確定最接近的振動溫度值。

2.3.5 沖量測量

為了評估PSJ用于飛行器姿態控制的可行性，JHU-APL在2006年首先開展了激勵器的沖量測量，為此專門研制了基于邁克爾遜干涉儀的微推力測試平臺，平臺尺寸為30 mm×30 mm，采用4個硬懸臂梁懸掛，通過邁克爾遜干涉儀測量位移響應，通過定制的微小搖動臺進行校準，在測試平臺上加載已知質量，測定共振頻率的改變，得到系統的有效剛度常數和無載時的原質量，利用該平臺測得PSJ激勵器在注入能量為30～90 mJ時的沖量為1～3 μN·s。

張宇等采用自主研制的單絲扭擺微沖量測量系統開展了激勵器的沖量測量，該系統由扭擺架、夾具、扭絲、扭擺桿、配重螺桿、激光器、平面鏡、標尺和高速相機等組成，如圖35所示。激勵器外壁面粘接于扭擺桿圓弧凹面，扭擺桿中部蓋板用于固定扭擺桿與扭絲的位置，扭絲兩端由夾具固定連接于扭擺架。扭絲材料選用直徑為0.2 mm的高強度、高彈性65 Mn彈簧鋼，組裝過程中可以通過拉伸扭絲來改變扭絲的扭轉彈性系數，從而控制單絲扭擺的抗干擾性及其測量精度，扭絲拉伸越大，其扭轉彈性系數越大，單絲扭擺系統受其他振動的影響越小，系統抗干擾性越強，但測量精度越低，故系統測量精度與抗干擾性存在矛盾，需依據具體實驗要求對其進行調節。配重螺桿用于調節扭擺平衡，可依據激勵器的質量旋進或旋出。平面鏡貼于扭擺桿正中部，激光器出光孔、平面鏡、標尺在同一平面上，保證激光器發射光線與平面鏡反射光線在同一平面內。PSJ激勵器工作時產生噴流反作用力直接作用于扭擺桿一端，致使扭擺桿繞扭絲發生偏轉，同時貼于扭擺

圖35 單絲扭擺微沖量測量系統示意圖[110]Fig.35 Schematic of single line torsion pendulum[110]

桿中部的平面鏡隨之偏轉，激光器發射光線經平面鏡反射后在標尺上的光斑產生位移，該位移變化由高速相機記錄。扭絲最大扭轉角度與扭擺桿所受沖量大小成正比，因此光斑最大位移與PSJ沖量具有如下關系：

(17)

式中：為平面鏡光線反射點與標尺的距離；為通過力錘施加標準沖量時產生的光斑最大位移；實驗顯示兩電極PSJ激勵器沖量>70 μN·s，三電極激勵器沖量接近500 μN·s。

2.3.6 其他測量手段

PSJ激勵器研究中使用的其他測量手段還包括用于放電電壓/電流、電路參數的測量，用于高超聲速流場顯示的平面激光散射(Planar Laser Scattering，PLS)，以及用于激勵器壁面和射流溫度測量的紅外熱像儀、數字散斑成像(Digital Speckle Tomography，DST)技術等。激勵器的放電電壓/電流通常采用高壓探頭和電流互感線圈測量，并通過示波器進行信號采集，由于放電的時間尺度為微秒量級，測量時必須采用100 MHz量級以上的采樣頻率才能捕捉完整的單周期電壓和電流波形。網絡分析儀和LCR測試儀是常用的電路參數測量方式，ONERA采用網絡分析儀測量了放電電路的阻抗、電感等參數，為等效電路模擬提供了輔助，筆者團隊采用LCR測試儀獲得了放電電路的電容、電阻等參數用于計算激勵器的能量轉換效率。為了獲得PSJ在高超聲速氣流中的精細流場結構，筆者團隊在風洞試驗中采用了PLS流場顯示技術，在風洞穩定段前添加CO作為示蹤粒子，CO在噴管擴張段靜溫大幅下降成為固體粒子組成的CO微粒霧，CO微粒霧會在流場溫升環境(如激波波后和邊界層內)中發生蒸發，通過照射激光并拍攝微粒霧上散射的激光可以獲得高精度、高對比度的流場結構顯示。Haack和Ko等采用DST技術研究了射流溫度特性，結果顯示放電結束后75 μs、激勵器出口下游1.85 mm處的射流溫度高達1 600 K。ONERA采用紅外熱像儀測量了激勵器腔體溫度，分析了腔體壁面的傳熱特性，為選擇合適腔體材料提供了指導。

3 能量效率特性

作為一種主動流動控制激勵器，PSJ激勵器需要引入額外輔助能量對流場施加擾動，在達到控制效果的前提下如何盡可能減小能量消耗是激勵器需要解決的關鍵問題；并且PSJ激勵器的應用對象主要為各類飛行器，由于載荷和空間的限制，飛行器所能攜帶的能源十分有限，因此激勵器的能量效率問題更加突出。

為便于分析，根據PSJ激勵器的能量傳遞過程，可以將其總能量效率分解為3個部分，即放電效率，加熱效率和噴射效率，如圖36所示。激勵器開啟后，高壓電源為放電電容充電，直至電容兩端電壓達到激勵器正負電極之間氣體間隙的擊穿電壓，此時放電電容中所儲存的能量達到最大值，這一部分能量稱之為電容能量，是單次放電過程中激勵器消耗的總能量，其計算公式為

(18)

式中：為放電電容；為擊穿電壓。空氣擊穿之后，激勵器腔體內正負電極之間產生放電電弧，電弧所具有的能量稱之為電弧能量，其計算公式為

(19)

其中：為放電持續時間；表示電弧兩端電壓；表示經過電弧的電流。電容能量到電弧能量之間的轉化效率稱之為放電效率。放電電弧的出現使得激勵器腔體內產生大量由電子及正負離子組成的等離子體，正負帶電粒子在電場的作用下被加速并發生相互碰撞，將一部分電能迅速轉化為氣體的內能，在宏觀上表現為氣體溫度升高(焦耳加熱效應)、壓力增大，這一部分對于實現氣體膨脹和射流產生有用的能量稱之為氣體內能增量，其計算公式為

圖36 PSJ激勵器能量傳遞過程及能量效率定義[108]Fig.36 Energy transfer process and energy efficiency definition of PSJ actuator[108]

(20)

電弧能量到氣體內能增量的轉化效率稱之為加熱效率。腔體內氣體受熱膨脹后從出口噴出，產生高溫高速射流，射流所攜帶的熱能及射流的動能之和稱之為射流能量，其計算公式為

=+

(21)

(22)

(23)

式中：表示噴流開始時間；表示噴流結束時間。由氣體內能增量到射流能量的轉化效率稱之為噴射效率。需要注意的是，盡管等離子體合成射流激勵器的工作特征與熱機類似，而熱機的效率計算應該僅考慮機械能部分，如航空發動機的效率指的是尾流的機械能與燃燒所釋放熱能的比值。但是，由于等離子體合成射流的熱能在主動流動控制中發揮了不可忽視的作用，如引起局部溫升進而導致流動阻塞、聲速線上移等，本文在計算射流效率時將射流熱能的貢獻考慮在內。

為了獲得PSJ激勵器能量效率變化規律、實現激勵器能量效率優化提升，多個研究團隊開展了激勵器能量效率特性的研究。JHU-APL最早開展了PSJ激勵器能量效率的研究，通過測量激勵器腔體壓力估算的放電效率與加熱效率之積約為10%～35%。UTA詳細分析了輸入電能轉化為氣體熱能的途徑，如圖37所示：氣體放電過程中電弧沉積的電能大部分用于電子焦耳加熱，使得電子溫度升高至，電子與中性粒子碰撞可以使其溫度升高至振動激發溫度；另有一部分用于重離子焦耳加熱，使得離子溫度達到；由于等離子體的非平衡性，電子溫度遠大于宏觀氣體溫度，而重離子溫度則約等于氣體實際溫度；重離子進而通過與中心粒子碰撞傳遞能量，高溫電子通過彈性或非彈性碰撞(振動激發等)傳遞能量。UTA分析指出，由于振動-平動弛豫時間較長，因此分子振動能無法轉化為PSJ激勵器可以有效利用的氣體內能，在風洞試驗較低靜壓(約4.7 kPa)情況下，分子振動能占比較高，電弧能量中僅有約10%用于激勵器腔體氣體的加熱，此時理論計算得到僅有約0.06%的總能量轉化為氣體動能。宗豪華等對于一種新型序列放電(觸發放電+脈沖直流放電)電源驅動的PSJ激勵器的能量效率進行了全面分析。研究結果表明該種放電形式激勵器的總能量效率小于0.1%；其中放電效率與電弧兩端電壓呈正比；加熱效率(約為10%～60%)與放電電流、放電時間、腔體長度呈反比；噴射效率(文中定義為理想熱力循環效率)是制約總能量效率的主要一點，一般低于30%。需要說明的是該研究中總能量效率的計算未將射流熱能考慮在內，因此其計算結果偏低。文中指出能量效率較低是PSJ激勵器面臨的瓶頸問題之一，在放電特性上提高能量沉積速率、在激勵器結構上加大電極間距和減小腔體體積是未來優化激勵器能量效率的主要思路。

圖37 輸入電能到氣體內能轉化過程[25]Fig.37 Transfer process from electric energy to gas internal energy[25]

ONERA通過仿真研究了加熱效率與氣體噴射效率，通過引入虛擬電阻模擬等離子體鞘層，研究了鞘層能量損失(Sheath Energy Loss)對效率的重要影響，仿真結果顯示鞘層能量損失約占電容儲存能量的60%，而輻射損失只有2%；數值仿真計算的氣體噴射效率約40%，氣體內能增量39%轉化為射流熱能，只有約1%轉化為射流動能，60%仍然保留在激勵器腔內。基于耦合磁流體力學控制方程和RLC(Resistor-Inductor-Capacitor)電路方程的計算方法，張志波等對容性放電PSJ激勵器的能量效率進行了分析，特別是對等離子體鞘層、放電電弧區域的電壓降隨時間的變化過程，以及加熱過程中等離子體鞘層能量損失的重要性開展了深入研究，其研究結果進一步印證了ONERA的結論，即在電弧能量到氣體內能增量的轉化過程中，等離子體鞘層能量損失是能量損耗的主要組成部分。對于毫秒尺度的容性放電，等離子體鞘層能量損失占據了電弧能量的40%～60%，而輻射能量損失僅占據了不到5%，為了降低鞘層能量損失需要壓縮放電時間、提高能量沉積速率，這也與文獻[123]中的結論相一致。

Shin分析了腔體體積對加熱效率的影響，指出由于放電直接加熱體積有限，當腔體體積較大時加熱形成腔內激波，激波會不斷反射造成加熱效率降低。通過對比數值仿真與紋影實驗得到的射流速度，王林等得到放電效率與加熱效率之積約為5%，激勵器總輸入能量(即電容能量)到射流動能的轉化效率約為1.6%。Golbabaei-Asl等設計單擺裝置進行了激勵器能量效率計算，通過比較實驗測試與理論計算的單擺角度計算了激勵器的電能向腔內氣體內能的轉化效率，結果表明轉化效率低于10%，而且效率隨著激勵器電容的增大而降低。

借鑒多個單位的研究成果，周巖等結合理論分析與多種實驗測量手段對PSJ激勵器的能量效率開展了系統研究，得到了PSJ激勵器的完整能量傳遞過程，結果顯示典型工況下PSJ激勵器的總能量利用效率約為11.3%，其中放電、加熱及噴射各過程的轉化效率分別為40%、64%和44.2%。在PSJ的能量構成中，射流熱能占據主體，占比>90%，射流動能對總能量效率的貢獻僅為1.04%。對激勵器能量損失的分析顯示，由于放電過程處于能量傳遞路徑的上游，因此放電過程中由附加電阻帶來的損失較為顯著，占總輸入能量的60%。加熱過程中能量損失的主要來源為電極和腔體壁面的對流換熱損失，以及分子振動激發帶來的損失，在放電參數一定的條件下，增大腔體體積可以一定程度上提高加熱效率。噴射過程中能量損失的主要來源為對流換熱損失及腔體內剩余未噴出氣體帶來的損失，隨著出口直徑的增大，主射流噴射時間縮短，對流換熱損失減少，且腔體內剩余氣體較少，因此噴射效率遞增，隨著輸入氣體內能增量的加大，盡管主射流噴射時間及對流換熱損失略有增加，但噴射出的氣體質量大幅提高，因此噴射效率同樣隨之提高。此外正負電極間距(影響擊穿電壓)和放電電容容量是決定放電能量大小的兩個主要參數，對于激勵器電極間距與電容容量參數匹配優化研究顯示，在放電能量一定的條件下，相比“小電極間距+大電容容量”的方式，“大電極間距+小電容容量”的參數匹配對于提高放電效率和加熱效率均有幫助。

4 靜態流場工作特性

在無來流的靜態流場中獲得PSJ激勵器工作特性的變化規律，進而對激勵器的工作參數進行優化設計，是開展激勵器流動控制應用前的必要工作。大體而言，影響PSJ激勵器靜態流場工作特性的影響因素可以歸為結構參數、放電參數和環境參數3類，其中包含的具體影響因素如表1所示，本節將對這些因素的影響規律研究進行歸納與總結。

表1 PSJ激勵器靜態流場工作特性影響因素

4.1 結構參數影響規律

PSJ激勵器結構主要由射流出口、腔體、電極3個部件組成，這些部件參數的改變會對激勵器性能產生不同程度影響。

在激勵器的結構參數中，出口直徑是其中影響最顯著的因素之一。早在2005年，JHU-APL就開展了射流出口直徑影響的數值仿真，結果顯示射流出口直徑范圍在0.13～0.66 mm時，射流最大速度隨出口直徑增加而增大，分析認為原因是射流出口過小，黏性力影響較大，所以當射流出口直徑增加時最大速度增大。宗豪華等對單個激勵器不同射流出口直徑的影響進行了實驗研究，得到了類似的結果，即隨著射流出口直徑的增大，射流鋒面移動速度提高。筆者團隊對串聯激勵器陣列不同射流出口直徑的影響進行了實驗研究，結果顯示這一關系僅在射流出口直徑較小時成立，當出口直徑超過臨界值后，射流鋒面移動速度會出現下降。這是由于當射流出口直徑較小時，出口喉道邊界層的“阻塞作用”占據主導，導致射流質量流率較小，增大出口直徑后，射流質量流率大幅增加，射流速度相應提高。然而當射流出口直徑增大超過臨界值后，射流質量流率達到飽和，進一步增加出口直徑使得出口截面積增加，在射流質量流率基本不變的情況下，射流速度會因而減小。因此，為了獲得最大的射流速度，射流出口直徑存在一個最優值，最優值主要由輸入能量大小和放電腔體體積決定。王林分析了射流出口直徑對“前驅激波”的影響，研究表明噴射前期階段“前驅激波”的速度特性幾乎不受激勵器出口直徑的影響，但大的出口直徑可以產生衰減較慢的“前驅激波”和衰減較快的射流，“前驅激波”會在放電開始后50 μs左右衰減為以當地聲速傳播的壓縮波。放電開始50 μs內，不同激勵器出口直徑的“前驅激波”具有相同的運動距離；而放電開始50 μs之后，大的射流出口直徑使得“前驅激波”具有更大的運動距離，可知大的激勵器出口直徑產生的“前驅激波”耗散更慢、平均運動速度更快。宗豪華等基于非定常零唯解析模型認為PSJ激勵器的理論極限工作頻率隨孔口直徑線性增加，隨著出口直徑的增加，高質量流率導致噴流持續時間縮短。此外，射流出口形狀、長度等也會對激勵器產生影響。ONERA數值模擬結果表明收縮-擴張的噴口對于高超聲速流動控制具有更佳的控制效果。宗豪華等理論計算表明出口長度的變化不影響單次噴射模式下的峰值射流速度和射流持續時間，然而更長的出口長度導致激勵器腔體的亥姆霍茲頻率降低，使得激勵器高頻工作時的射流強度快速惡化。

腔體體積大小是影響激勵器性能的另一個顯著因素。2003年JHU-APL開展了腔體體積影響的數值仿真，模擬腔體體積范圍28～52 mm，結果顯示隨著腔體體積增大，射流持續時間先增加后減小，射流速度及沖量均減小。宗豪華與Kotsonis研究表明，激勵器腔體體積越大，射流速度越慢。在相同容積下，腔體直徑與高度的比值(徑高比)對激勵器性能也會發揮作用，王林等數值仿真結果顯示隨著徑高比的減小，射流最大速度增加，飽合頻率降低。更多的研究顯示，腔體體積的影響與放電能量存在一個耦合作用，放電能量與腔內氣體內能(取決于腔體體積與氣體密度)之比所定義的無量綱參數是決定激勵器性能更本質的因素，當較大時，在一定范圍內隨著腔體體積增加，射流最大速度都只能達到當地聲速，射流持續時間延長，當較小時，隨著腔體體積增加，射流速度降低，因此腔體體積必須與放電能量匹配，否則射流強度會降低，3.2節中將對無量綱參數的影響進一步深入分析。此外，ONERA和法國圖盧茲大學還研究了腔體材料對激勵器性能的影響，指出當激勵器工作頻率高于750 Hz后，不同材料的差異將開始顯現，熱傳導系數高的材料有利于激勵器散熱，能夠改善激勵器的重頻性能。

PSJ激勵器能量輸入位置與區域大小由放電電極直接決定。多個機構開展的研究表明，隨著電極間距的增加，電弧加熱區域擴大，PSJ激勵器整體效率提高，導致更高的峰值噴射速度和更長的噴射持續時間。文獻[115]將電弧加熱體積與腔體體積之比定義為無量綱加熱體積，無量綱加熱體積量化了電弧加熱的均勻性。當無量綱加熱體積保持不變時，不同腔體體積的激勵器會具有相似的噴流軌跡；隨著無量綱加熱體積的增加，電弧加熱均勻性提高，激勵器效率增加。ONERA研究了激勵器電極位置的影響，發現當電極靠近激勵器出口時形成的射流速度更大。JHU-APL還對不同電極尖端構型(尖點、半球形、圓柱形、球形、截斷圓錐)、不同電極材料(純鎢、多種鎢合金)進行了電極壽命試驗，試驗結果表明，電極尖端構型對激勵器壽命影響顯著，半球形電極雖然減弱尖端效應，增加了擊穿電壓，但不容易燒蝕，穩定性最好，使用壽命較長，而電極材料對激勵器壽命的影響不大。同時對不同激勵器電極長徑比的試驗結果表明，增大電極長徑比能夠提高激勵器點火的最大截止頻率。

4.2 放電參數影響規律

影響PSJ激勵器性能的主要放電參數是放電能量、放電頻率、放電時間和電壓上升沿。早在PSJ激勵器提出的時候，JHU-APL就開始了對放電能量影響的研究，理論分析、實驗測量與數值仿真結果都表明隨著放電能量的增加，射流速度與噴射射流質量都將增大，這是由于放電能量增大后，放電對激勵器腔內氣體的加熱增強，氣體溫升與壓升增大。為了更好地表征放電能量對氣體溫升和激勵器工作特性的影響，JHU-APL提出了放電能量與腔內氣體內能E之比所定義的無量綱參數，研究表明在一定范圍內激勵器腔內可達到的峰值壓力比基本與無量綱參數呈正比。Reedy和王林等開展的紋影和PIV數據初步顯示了峰值射流速度與的非線性關系：隨著無量綱參數增大，峰值射流速度單調增加，但增幅逐漸放緩。宗豪華與Kotsonis通過理論計算發現，當假設噴射效率恒定且出口速度變化自相似時，峰值射流速度與的非線性關系可表示為∝()13，這意味著峰值射流速度加倍將需要能量沉積增加八倍；進一步的結果表明排出的氣體質量、射流沖量和射流機械能將隨著無量綱參數單調增加。宗豪華等進一步研究了無量綱參數對射流形態的影響，實驗的在0.044～22.1之間，紋影實驗發現在不同的條件下存在3種流場發展形態：① 在較小時(小于0.35)，激勵器只能產生較明顯的激波結構；② 在中等水平時(0.35～1.1)，激勵器產生激波與弱射流結構，而在射流演化過程中，射流前緣會從射流主體中分離，形成渦對；③ 在較大時(大于1.1)，激勵器產生激波與強射流結構，射流前緣在整個演化過程中不會與射流主體分離。

激勵器的放電頻率影響腔體吸氣復原、腔體壁面散熱的時間，進而對激勵器性能產生影響。當放電頻率增大時，由于熱量累積，激勵器腔體內氣體的平均溫度增加，平均密度減小。如果激勵器的放電電壓不由電路進行控制，而由激勵器的擊穿電壓控制，則平均密度的減小將會導致擊穿電壓降低，進而使得放電電流、放電能量降低，射流速度下降。例如ONERA研究結果發現，峰值出口速度在<1 kHz時略有變化，在>1 kHz之后顯著下降。

眾多研究表明，PSJ激勵器存在“飽和工作頻率”，超過該頻率，脈沖射流的強度會顯著惡化，甚至將無法正常工作。例如Narayanaswamy等設計的激勵器實驗結果顯示，當放電頻率在10 kHz以上時，激勵器出現嚴重的“啞火”現象，宗豪華在測量PSJ平均射流總壓(相當于推力)時發現，超過一定頻率時，總壓將出現飽和，不再隨激勵器工作頻率增加。這是由氣體噴射與吸氣交替的衰減振蕩過程決定的。在激勵器氣體噴射階段，腔體壓力下降，噴射速度降低，然而由于氣體的慣性，噴射階段不會在腔體壓力等于外界壓力的時刻終止，腔體內將會出現負壓，隨后由于負壓的存在激勵器將進入吸氣復原階段。噴射階段和吸氣復原階段將交替進行，直到所有的擾動能量被黏性力耗散掉。從理論上講，激勵器正常工作至少需要在噴射階段和吸氣復原階段之間交替一次，按照一次噴射和一次吸氣復原計算的激勵器工作頻率就是其理論極限工作頻率，也被定義為激勵器的“飽和工作頻率”。王林等在PSJ激勵器數值模擬研究中首次提出了“飽和工作頻率”的概念。宗豪華與Kotsonis進一步研究發現，激勵器腔體類似于一個赫姆霍茲共振腔，激勵器的“飽和工作頻率”接近此腔體的赫姆霍茲固有頻率，其計算式為

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式中：和表示環境密度和環境壓強；表示腔體體積；表示喉部長度；表示出口截面積。隨后的PIV測試結果證明，在一個工作周期內噴射與吸氣復原多次交替的過程中，PSJ出口速度的振蕩頻率接近腔體的赫姆霍茲共振頻率。

放電的持續時間、電壓的上升沿等對激勵器工作特性亦有重要影響。ONERA采用2.1節所述CPS和IPS兩種類型電源對放電持續時間的影響進行了實驗研究，結果顯示相比CPS電源(放電持續時間一般小于10 μs)，IPS電源(放電持續時間在百μs量級)產生的PSJ具有較低的峰值噴射速度，但是噴射持續時間較長。宗豪華研究表明對于固定放電能量的脈沖DC放電，加熱效率和噴射效率隨著放電持續時間的增加而降低。朱益飛等基于2.2.3節所述等離子體動力學模擬的研究表明，放電的上升沿較短時，可以在更短的時間內產生更高的電場強度，因此縮短了電離端面的傳播時間，產生了更強的電離。當電壓信號幅值和脈寬相同時，更短的上升時間可以使得退激反應時間延長，放電時更多的激發態粒子和正負離子會產生和耗散，因此輸入能量可以提升77%，代價是能量效率降低2.4%。由于輸入能量提升，射流速度、出口處壓力和溫度均隨上升沿縮短而提高。

4.3 環境參數影響規律

包括環境壓力、溫度、濕度(水蒸氣含量)等在內的環境參數對激勵器工作特性具有不同程度影響，特別是對于高空巡航飛行器中使用的激勵器，環境應力的影響至關重要。對于文獻[95]中的電源系統，環境壓力決定了電極間隙的擊穿電壓，進而決定了放電能量，峰值射流速度隨環境壓力略有變化。例如王林等實驗結果表明，隨著氣壓的降低，激勵器工作擊穿電壓及放電峰值電流減小。對于三電極激勵器，在某一環境壓強下，激勵器工作過程中存在一個有效擊穿電壓范圍，如果電源電壓超過其最大擊穿電壓或小于其最小擊穿電壓，激勵器無法安全可靠工作。從1～0.1 atm，擊穿電壓及峰值電流均減小約63%，放電電容及火花電弧沉積能量同步減小，但電容向火花電弧的能量傳遞效率基本維持不變，三電極激勵器約為85%左右；隨著激勵器工作環境壓強的降低，腔體內氣體密度減小，射流流場中“前驅激波”密度梯度降低，但速度基本不變；三電極激勵器產生的射流及“前驅激波”速度峰值不隨工作環境氣體壓強的變化而發生明顯的改變，但激波強度(圖像灰度比所得)卻在=0.6×10Pa時達到最大。對于文獻[39, 69]中的電源系統，電極間隙的擊穿電壓由電源控制，不受環境壓力的影響，此時在不同的環境壓強下放電能量是固定的，因此隨著環境壓力/密度的降低，激勵器的無量綱能量沉積增加，峰值射流速度和峰值噴嘴壓力比(相當于峰值射流馬赫數)呈上升趨勢。李洋等也開展了環境壓力(變化范圍7～100 kPa)對PSJ激勵器性能影響的研究，對比結果發現：在較高氣壓條件下，一個旋渦對將與前驅激波同時出現，旋渦對與射流的發展保持同步，射流鋒面速度表現為持續下降；在較低氣壓條件下，射流與前驅激波仍然出現，但是沒有明顯的旋渦對產生，此外射流鋒面速度并不是持續下降，而是存在振蕩。此外，周巖對于環境溫度的影響進行了初步研究，實驗結果顯示環境溫度由500 K升至700 K左右時，激勵器擊穿電壓下降約800 V。更多關于環境溫度、濕度影響的規律還需進一步開展詳細研究。

5 流動控制應用

5.1 橫向主流干擾

射流與橫向主流的相互作用涉及流體的卷吸、渦結構的形成、射流的穿透和動量交換等，對橫向主流的有效干擾在邊界層轉捩控制、射流摻混增強、推力矢量等方面具有潛在的應用價值，是流動控制應用研究的起點和基礎問題。

5.1.1 低速橫向主流干擾特性

在PSJ與低速橫向主流干擾特性方面，ONERA首先開展了初步探索，基于PIV和三維數值模擬觀測到了PSJ誘導流向渦對的形成，邊界層速度剖面結果顯示射流激勵作用下邊界層的動量增加，由于來流速度較低(約20～40 m/s)，因此觀測到的射流穿透特性很強，影響區域到達下游10倍孔徑處，不同參數研究顯示放電能量對PSJ穿透深度和誘導渦軌跡的影響較小，但會影響誘導渦的渦量，放電能量較低時，渦量較小，渦耗散更快。

宗豪華與Kotsonis對垂直噴射PSJ與低速湍流邊界層(20 m/s，動量厚度雷諾數3 000)的相互干擾作用機理開展了深入研究，并分析了速度比(PSJ速度與主流速度之比)、無量綱沖程(PSJ沖程與出口直徑之比)對干擾特性的影響。激勵器的平均速度比范圍0.7～1.6，峰值速度比范圍1.2～3.5，對應工況的無量綱沖程范圍2.0～5.4，放電頻率為200 Hz(對應斯特勞哈爾數0.02)。結果顯示射流與低速主流的干擾作用涉及四種典型渦結構的產生：緊靠射流的上游處產生的馬蹄渦(Horseshoe Vortices)、在射流剪切層卷起形成的環形渦(Ring-type Vortices)、在射流后緣偏斜的混合層形成的一對準定常懸掛渦(Hanging Vortices)以及在遠場形成的準流向的逆向漩渦對(Ounter-Rotating Vortex Pair)。在不同的速度比和無量綱沖程下，射流渦環的動力學特性顯示出兩種截然不同的模式(圖38所示)。

圖38 PSJ與低速湍流邊界層相互作用流動狀態[87]Fig.38 Flow regime of the interaction between PSJ and low-speed turbulent boundary layer[87]

在平均速度比、無量綱沖程大于1.0、2.6時為A模式，發展初期，渦環后面跟隨一個高速尾跡射流柱，由于渦環的上游側和下游側受到了不均勻的動量注入，渦環將向下游傾斜；當尾跡射流柱從渦環上切斷后，受到庫塔-儒科夫斯基升力的驅動，渦環轉而向上游的傾斜。相比之下，在平均速度比、無量綱沖程小于1.0、2.6時為B模式，渦環從一開始就向上游傾斜，俯仰角單調增加。渦環動力學特性直接決定了射流的穿透特性，A模式的射流穿透度要普遍高于B模式；在A模式中，渦環先下游傾斜、后上游傾斜，兩個過程相互抵消使得平均俯仰角接近0°時，射流具有最大的穿透度，此時射流的無量綱沖程稱之為過渡無量綱沖程。PSJ的過渡無量綱沖程范圍約3.7～5.4，高于一般脈沖射流。

宗豪華與Kotsonis進而對橫向主流干擾中影響邊界層形狀因子和壁面剪切應力的近壁面流場結構開展了研究。結果顯示對于A模式，在射流體的迎風側和背風側，分別形成了若干個剪切渦(Shear-Layer Vortices，SVs)和一個回流區。回流區內存在一個懸掛渦對(Hanging Vortex Pair，HVP)，噴射過程結束后懸掛渦對演化為一個準流向的初級逆向漩渦對(Primary Rotating Vortex Pair，p-CVP)。在p-CVP的腿部兩側產生下洗速度，導致腿部兩側出現低形狀因子的區域，源于回流的低動量流體被困在p-CVP和前渦環(Front Vortex Ring，FVR)之間，導致在對稱平面出現高形狀因子的邊界層區域。對于B模式，沒有p-CVP產生，然而在FVR縱向(展向)兩側邊緣的附近，存在著類似的流體下洗效果，因此也存在相似的低形狀因子空間分布。對于壁面剪切應力的計算顯示，在射流對稱平面上，PSJ流場的時均壁面剪切應力總是高于無射流基準流場，原因可能是PSJ吸氣復原過程去除了部分低能量的流體；隨著PSJ速度比、無量綱沖程的增大，其時均壁面剪切應力也會增大。

5.1.2 高速橫向主流干擾特性

JHU-APL的Cybyk等首先開展了PSJ與超聲速橫向主流干擾特性的研究，數值模擬驗證了PSJ可以穿透馬赫數3的超聲速流場邊界層，引起橫向主流邊界層轉捩，首次驗證了PSJ激勵器用于超聲速流場主動流動控制的可行性。UTA的Narayanaswamy等利用自己設計的兩電極激勵器對PSJ與超聲速主流的干擾特性進行了研究，通過鎖相紋影技術得到的結果表明峰值電流1.2 A的PSJ激勵器在馬赫數3超聲速主流中垂直噴射時射流穿透度達到6 mm，并在上游誘導一道激波，初步估計得到射流與主流的動量通量比約為0.6，但是由于觀測手段和觀測能力的限制，實驗結果未能深入分析PSJ與超聲速來流相互干擾的細節和詳細過程，如射流誘導的流動分、射流激波的強度和演化過程，以及射流的動量變化和腔體回填過程等。Emerick等開展了圖10所示偽串聯點火三電極激勵器與馬赫數1.5超聲速主流干擾作用的研究，實驗驗證了PSJ對超聲速主流的控制能力，PSJ可以使得主流發生偏轉，最大偏轉時刻出現在觸發放電275 μs后，主流的最大偏轉角約為5°，與壓比為3.2的定常微射流所產生的氣流偏折角類似，但是定常射流能夠產生持續的偏轉，而PSJ的作用時間約為0.7～1 ms，激勵器單次放電與700 Hz重頻工作顯示了相似的結果。韓國蔚山大學開展了PSJ與馬赫數3超聲速主流干擾作用的研究，顯示射流可以穿透進入邊界層很深的距離，在射流出口誘導產生弓形激波，PSJ的作用大約在放電后10 μs開始顯現。

國防科技大學、空軍工程大學等也開展了相關研究，實驗結果顯示PSJ可以實現對超聲速主流的有效擾動，在超聲速主流中產生近壁面射流大尺度渦結構和馬赫波、壓縮波、干擾激波等多道強度不同的擾動波，如圖39所示，其中近壁面射流和干擾激波在PSJ超聲速流動控制中發揮主要作用。馬赫波的產生是由于PSJ產生的強擾動穿過邊界層后向上游傳遞，在演化過程中馬赫波將保持直線型并不斷上游移動，馬赫波波后為超聲速。干擾激波的產生一方面源于PSJ與主流的強相互作用，另一方面根據干擾激波的產生時間和形狀發展過程推斷，PSJ靜態流場中的前驅激波在干擾激波的產生過程中也發揮重要作用，在開始階段干擾激波為一道弓形激波，隨后演化為一道斜激波。不同工況對比顯示，激勵器出口直徑的增加會增大前驅激波強度和近壁面射流尺度，但對射流穿透度的影響較小，而射流的有效作用時間則會降低。出口傾角的減小會導致前驅激波強度的降低、射流大尺度渦空間尺寸的減小和射流作用時間的縮短。具有較大能量沉積的三電極PSJ可以產生更強的干擾激波、更大的射流穿透度和更長的射流作用時間，當放電電容由1.0 μF增大到3.0 μF時，無量綱參數由75增大到205，射流與主流的動量通量比由0.6增大到1.3。對PSJ激勵器在超聲速流場中工作特性的數值仿真進一步揭示，由于超聲速主流較大的慣性作用以及對激勵器腔體氣體的引射作用，氣體在激勵器吸氣復原階段更難以被吸入腔體，因此超聲速條件下的腔體回填速率相比靜態條件下大幅降低，激勵器的高頻工作性能下降。

圖39 PSJ與超聲速橫向來流相互作用[103-126]Fig.39 Iinteraction between PSJ and supersonic crossflow[103-126]

5.2 流動分離控制

與傳統的壓電式、電磁式合成射流類似，PSJ也可以實現流動分離的抑制。用于流動分離控制時，PSJ通常放置于分離區上游。垂直壁面噴射時候PSJ可以誘導產生準流向逆向漩渦對，以一定偏斜和俯仰角噴射時可以產生單個主流向漩渦，這些渦結構可以將邊界層上部的高動量流體輸運到邊界層底部，使得邊界層速度型更為飽滿，形狀因子減小，因此抵抗流動分離的能力增強。

ONERA團隊將5個PSJ激勵器分兩排布置于一個20°角擴張斜面的上游，用來控制擴張斜面帶來的流動分離，激勵器出口設計為30°俯仰角和60°偏斜角，實驗來流速度37 m/s，雷諾數6.2×10(基于斜面高度計算)，結果發現PSJ激勵頻率在500 Hz以下時，隨著激勵頻率提高，分離區不斷減小，激勵頻率超過500 Hz時，分離區不再顯著變化。Caruana等采用20個PSJ激勵器的陣列來控制NACA0015翼型尾緣的流動分離，射流最大速度大約200 m/s，單個周期持續時間150 μs，激勵器被放置于離前緣32%弦長位置，出口俯仰角和偏斜角分別為30°和60°，來流速度40 m/s，雷諾數1.2×10(基于弦長計算)，攻角為11.5°，分離區范圍覆蓋弦長的一半，結果顯示隨著激勵頻率提高，分離區不斷萎縮，當激勵頻率大于250 Hz時，分離區消失，流體完全附著。不同攻角結果表明，來流攻角11°時由于分離區較小，導致控制效果不明顯，來流攻角12.5°時由于分離點到了激勵器上游，導致控制效果較差。代爾夫特理工大學研究團隊進一步開展了PSJ控制NACA-0015翼型流動分離的實驗研究，與Caruana等實驗不同的是其控制對象是翼型前緣的流動分離，且流場雷諾數為更低的中等雷諾數水平(1.7×10)，實驗結果進一步證實了PSJ的控制能力，在26個PSJ激勵器的作用下，翼型的失速攻角由15.5°延遲到約22°，峰值升力系數較無控狀態下增加了21%。

廈門大學團隊開展了PSJ控制NACA-0012翼型流動分離的研究，共采用了2個激勵器，來流速度40 m/s，雷諾數3.4×10(基于弦長計算)，將激勵器放置于15%和45%弦長兩個位置，俯仰角為45°、60°兩種，結果顯示激勵器位于15%弦長位置時能夠使得失速攻角推遲2°，峰值升力系數增大約9%，阻力系數降低31.5%，兩種俯仰角時的控制效果類似。空軍工程大學團隊開展了高升力翼型流動分離控制的研究，高升力翼型由EET(Energy Efficient Transport)翼型主翼和偏角30°無縫簡單襟翼組成，結果顯示PSJ可以抑制主翼流動分離，使主翼升力增大，但襟翼吸力面壓力增大、升力減小，總體效果使得總升力增大、失速推遲，此外還發現激勵器關閉后增升效果不會馬上消失，而是存在延遲效應，延遲時間不小于585 s，來流速度提高后，激勵器控制效果會顯著弱化。

UTA的Greene等進一步將PSJ流動分離控制的范圍拓展到超聲速，開展了馬赫數3超聲速流場20°壓縮拐角流動分離控制的研究，如圖40所示，油流測試顯示位于壓縮拐角上游1.5(表示邊界層厚度)、俯仰角20°、偏航角0°、激勵頻率3 200 Hz(斯特勞哈爾數=0.018)工況下的PSJ具有最佳控制效果，可使得分離線到壓縮拐角的距離平均縮短40%，結果暗示激勵的頻率需要與分離區的固有頻率相互耦合才能發揮較好的控制效果，當PSJ與壓縮拐角距離大于3時控制效果將急劇弱化。王宏宇等開展了馬赫數2超聲速流場中利用頭部噴射PSJ與鈍頭體弓形激波的相互作用來控制鈍頭體下游流動分離的研究，實驗結果顯示PSJ與鈍頭體弓形激波的相互作用可以使得激勵效果放大，使得鈍頭體下游的邊界層湍流度增強，進而導致邊界層流動分離減小，研究結果也發現激勵頻率對于控制效果影響顯著，當PSJ的激勵頻率更接近分離泡的固有頻率時控制效果更好。

圖40 超聲速壓縮拐角流動分離控制效果[51-52]Fig.40 Control effect of flow separation induced by compression corner in supersonic flow[51-52]

5.3 激波控制

國防科技大學在2014年首先開展了PSJ控制有限高圓柱激波的實驗研究，結果顯示PSJ使得圓柱弓形激波強度減弱，圓柱前分離區減小。根據PSJ位置可以將其分為布置于分離激波上游的U型射流和布置于分離激波下游的D型射流，對比顯示U型射流比D型射流具有更好的激波控制效果，而對于U型射流，隨著射流至分離激波距離的減小，PSJ控制效果增強。周巖等隨后開展了PSJ控制壓縮斜面激波的實驗研究，控制過程如圖41所示，結果顯示在干擾激波和大尺度渦結構的雙重作用下，壓縮斜面激波強度減弱，近壁面部分被消除，從射流前緣到達斜激波左側到控制作用基本結束，PSJ的作用持續時間約為400 μs。基于實驗現象分析，國防科技大學將PSJ控制激波的機理歸結為3種效應：① 波控效應，PSJ在超聲來流下產生干擾激波，干擾激波降低了壓縮斜面上游的馬赫數，改變了氣流方向，使得壓縮斜面激波強度減弱，形狀改變；② 熱控效應，PSJ加熱近壁面區域，增大當地聲速，降低當地馬赫數，使得聲速線向上抬升，增加了激波的產生高度；③ 虛擬外形效應，PSJ在壓縮斜面形成虛擬氣動外形，虛擬外形后掠角度與壓縮斜面后掠角相比變小，使得斜面激波角度和強度隨之變小。南京航空航天大學開展了類似的壓縮斜面激波控制研究，進一步發現射流干擾激波與壓縮斜面激波發生相交，產生折射激波與透射激波，一開始的相交是一種常規的激波-激波干擾，隨后會出現不規則的激波-激波干擾，產生連接干擾激波與壓縮斜面激波的“馬赫莖”結構。空軍工程大學王宏宇等研究了PSJ對馬赫數2超聲速流場30°壓縮拐角分離激波、再附激波的控制特性，結果顯示PSJ對主流的阻滯作用使得分離區附近發生了一個“再壓縮”過程，再壓縮過程中，PSJ誘導產生壓縮波，壓縮波向分離區聚集、強度增強，形成新分離激波，使得分離激波角變大、強度增強，三叉點(分離激波與再附激波的交點)持續上升直到達到峰值。再附激波由于射流的熱效應和上游馬赫數減小而減弱，整體向上游移動，再附激波角度同樣變大，再附激波、分離激波相向運動，聚集靠攏。此外張志波等研究了激勵器陣列對激波的控制，結果發現流向陣列射流在演化過程中相互摻混，可以增加射流的穿透深度和射流角，對激波產生更強的擾動效果。

圖41 PSJ控制壓縮斜面激波流場陰影顯示結果[103]Fig.41 Shadowgraph images of control effect on compression ramp shock wave by using PSJ[103]

5.4 激波/邊界層干擾控制

Narayanaswamy等首先開展了PSJ激波/邊界層干擾控制的研究，實驗對象為馬赫數3條件下的24°壓縮拐角流場。壁面壓力測量得到的功率譜顯示，在對應于激波/邊界層干擾低頻不穩定性的范圍內，干擾區某些位置的壓力功率譜密度在控制作用下顯著降低(圖42(a))，而某些位置則未發生明顯變化(圖42(b))，其中表示分離區長度。分析認為其深入機理與分離泡的內部流場組織關系密切，需要進一步開展研究。高速紋影得到的流場結果顯示，在PSJ沖擊作用下，壓縮拐角分離激波首先發生短時間快速上游移動(上移約1)，如圖43所示，之后激波位置慢慢恢復至下游。激波上游移動的現象有兩個可能的原因：一是激勵器向邊界層內噴射了低動量(相對主流來說)的流體；二是局部流動加熱導致當地馬赫數降低，而較低的馬赫數會導致激波到斜坡拐角的距離更大(即激波的脫體距離更大)，之前對于激光能量沉積等流動控制技術的研究也發現了類似現象，即當熱流體流過激波時，激波會發生上移。

圖42 PSJ控制前后不同位置壓力功率譜變化[49-50]Fig.42 Power spectra of wall pressure at different locations with and without PSJ[49-50]

1—激波時均位置; 2—激波瞬時位置圖43 PSJ控制分離激波紋影結果[49-50]Fig.43 Schlieren images of control effect on separation shock by using PSJ

Narayanaswamy進一步研究了激勵位置、出口構型、激勵頻率對激波/邊界層干擾控制效果的影響。激勵位置對激勵效果存在很大影響，實驗顯示當射流噴射位置在分離激波上游時控制效果顯著，但是在分離泡內時則沒有效果，其結果可能是由于對剪切層的作用不同所致，PIV結果發現PSJ在上游引起的擾動將在剪切層放大，而在下游引起的擾動則沒有這種效果，這也暗示了分離泡上邊界剪切層在分離激波動力學特性中扮演著關鍵作用。對PSJ激勵器出口構型的研究顯示，垂直型、傾斜型和偏斜型3種出口構型的激勵器均可以使得激波上移，不同的是偏斜型激勵器還會使激波在上移前先向下游微弱移動(下移約0.25)，其可能原因有兩點：一是PSJ起到了與微型渦流發生器類似的作用效果，即誘導產生了流向渦結構，使得邊界層抵抗逆壓梯度的能力增強，因此分離區減小；二是射流含能渦結構作用于剪切層，使得剪切層失穩破壞，進而使得分離區減小，分離激波下移。利用2.3.1節介紹的激波捕捉程序獲得的分離激波運動軌跡顯示，當PSJ以一定頻率工作時，分離激波的運動頻率將被鎖定為PSJ激勵頻率，并且當PSJ頻率較高(約3.3 kHz)時，分離激波能夠相對穩定地向上游偏移，激波運動幅值減小(運動幅度小于0.5)，分離激波的運動被PSJ控制在一定范圍內，而沒有恢復到初始位置。

此外，Greene等還研究了PSJ對入射激波/邊界層干擾流場的控制效果，初步的PIV測量結果表明PSJ對入射激波/邊界層干擾區上游的流動分離有一定作用，但是由于PSJ的作用因為邊界層的湍流耗散而急劇衰減，PSJ對干擾區下游的再附邊界層等流場幾乎沒有影響。方劍等通過大渦模擬方法研究了馬赫數2.3來流條件下PSJ對激波(由8°斜劈產生)入射邊界層干擾流場的控制效果，表面摩擦系數分布結果顯示施加PSJ激勵時，分離泡尺寸減小了約35%，數值仿真捕捉到PSJ在超聲速流場中誘導的流向渦結構，揭示了PSJ對分離泡的作用機制與機械式微型渦流發生器相類似，瞬時和時間平均流場結果顯示，PSJ誘導流向渦的作用增加了上游邊界層的混合，提高了邊界層對流動分離的抵抗能力。

5.5 射流噪聲抑制

射流噪聲抑制是未來新型飛行器發展的重要挑戰之一。根據20世紀60年代逐漸發展起來的渦聲理論，射流噪聲的產生源于流體中的渦與勢流以及渦之間的相互作用。研究表明射流噪聲中低頻噪音的重要來源之一是射流與外部流場剪切作用產生的大尺度渦結構，通過在噴管上增加被動式的條帶結構或者施加定常/脈沖射流等方式可以促進大尺度渦結構的破碎，進而降低射流噪聲中的低頻部分。

作為一種新型無源脈沖射流產生裝置，PSJ激勵器在射流噪聲抑制方面具有潛在的應用前景，ONERA在這方面開展了初步的探索。文獻[23，54]中介紹了6個PSJ組成的激勵器陣列控制馬赫數0.3～0.9亞聲速射流剪切層的研究，射流噴管直徑50 mm，呈環形布置的PSJ激勵器陣列被放置在射流噴管的唇口位置，對射流與環境流體的剪切層和大尺度渦結構施加擾動，紋影流場顯示觀察到了PSJ激勵對射流剪切層的顯著作用，但消聲室內的射流噪聲測量發現，150 Hz、300 m/s和2 500 Hz、150 m/s兩種激勵器陣列對噪聲的抑制效果均不理想，原因可能是激勵器數目較少。文獻[65]將激勵器陣列數目增加到12個，開展了馬赫數0.6射流噪聲抑制的研究，噴管直徑同樣為50 mm，PSJ激勵的斯特勞哈爾數為0.3，結果顯示當相鄰激勵器以180°相位差工作時，射流噪聲略微減小了約0.3 dB，但是以同相位工作時，射流噪聲反而增加了3～4 B。為深入分析PSJ的控制機理，Chedevergne等開展了相應的數值仿真，為減小計算量采用混合RANS-LES計算方法進行了小空間尺度單個激勵器的模擬，結果顯示在對射流剪切層大尺度渦結構的擾動過程中，火花電弧放電產生的壓力波擾動發揮了主導作用，脈沖射流的作用處于次要位置。目前PSJ在射流噪聲抑制方面的研究仍處于起步階段，噪聲抑制效果有待提高，未來需要進一步增大激勵器陣列數目和激勵頻率，并且借助更大空間尺度的數值模擬對PSJ陣列與射流剪切層和大尺度渦結構的作用機理開展深入研究，以實現控制效果的優化。

5.6 快響應氣動力控制

高效快響應氣動力控制對于高超聲速飛行器至關重要，對于馬赫數5的飛行器，控制每時延1 ms，就會產生15 m的脫靶量。傳統的舵翼作動機構響應時間較長(約100～500 ms)，并且隨著飛行高度增加舵面的效率急劇下降。PSJ激勵器依靠氣體放電方式產生高速射流，響應時間相比常規機械機構大大縮短，基于PSJ激勵器側向噴流的快響應氣動力控制技術是替代舵翼作動機構實現高超聲速飛行器高機動飛行的潛在手段之一。美國羅格斯大學開展了PSJ進行飛行器氣動力控制的理論分析，假設放電在腔體均勻進行，射流噴射進入靜止環境，通過理論分析獲得了PSJ激勵器單個脈沖的力和沖量特性，并簡化分析了PSJ用于氣動力控制的可行性，計算結果顯示PSJ陣列產生的作用力足夠取代傳統氣動襟翼，但該結果僅是在PSJ激勵器放電時間尺度上對比了PSJ與傳統氣動襟翼，在這個時間尺度上襟翼未完全偏折，因此對比的襟翼直接力并不是其完全偏折時候的效果。楊瑞等開展了PSJ進行高超聲速飛行器氣動力控制的數值模擬，將PSJ激勵器布置于飛行器頭錐、中部和尾部3個位置，分析飛行器表面壓力分布、升阻特性以及俯仰力矩特性變化。結果表明PSJ控制響應時間約為0.2 ms，飛行器流場結構及氣動特性隨著射流激勵出現周期性變化，通過合理布置PSJ激勵器的位置，可以使得飛行器表面壓力快速變化，從而實現飛行器姿態的快速控制。

5.7 其他應用

王鵬與沈赤兵開展了PSJ陣列控制馬赫數2.39與1.37超-超混合層的實驗與數值模擬，將PSJ激勵器安裝于混合層隔板上下表面以及隔板末端兩個位置，結果顯示PSJ可以有效增強混合層的厚度，如圖44所示，但無法提高分形維數值，即無法增加小尺度渦結構的脈動強度。單個激勵器的展向作用范圍約為20 mm(6.67倍出口直徑)，激勵器位于隔板末端時對混合層擾動效果較好，且控制響應時間較短。分析認為這是由于隔板上下表面布置的PSJ工作機理是通過作用來流進而影響混合層，而隔板末端布置的PSJ是直接作用在混合層上，進行實現混合增強。Natarajan等開展了PSJ用于飛行器推力矢量控制(Thrust Vector Control，TVC)的研究，將PSJ激勵器放置在拉瓦爾噴管的擴張段用于取代傳統的二次射流，利用PSJ產生不同強度的激波以生成合適的推力矢量。土耳其卡拉德尼斯科技大學Seyhan等開展了PSJ用于質子交換膜(Proton Exchange Membrane，PEM)燃料電池流場控制的研究，將PSJ激勵器放置于燃料電池陰極附近用于產生流動的振蕩。結果顯示在較高氫氣-空氣流量條件下，PSJ的影響在到達陰極流道前就已經衰減。在較低流量條件下(氫氣0.1 L/min、空氣0.3 L/min)，PSJ可以發揮較好效果，使得燃料電池的性能提升，峰值功率輸出增大11%，推測原因可能是由于PSJ引起的流動振蕩增強了在陰極通道內的氧氣濃度和擴散速率。Seyhan等還認為目前實驗較大的空氣濕度使得PSJ激勵器性能降低，在優化環境濕度的情況下PSJ可以達到更好控制效果。

圖44 PSJ對超聲速混合層作用的NPLS結果[112]Fig.44 NPLS results of control effect on supersonic mixing layer by using PSJ[112]

6 結 論

1) PSJ激勵器是一種應用前景廣泛的新型主動流動控制裝置，兼具合成射流激勵器的零質量通量特性和等離子體激勵器的寬頻帶、快響應特性，同時克服了二者誘導射流速度偏低的不足，為亞聲速乃至高超聲速流動控制提供了一種新的技術手段。

2) 單個PSJ激勵器最初為兩電極構型，后來逐漸發展為擊穿電壓較低、能量效率較高的三電極構型；為了改善高頻放電和高空低密度環境下的工作性能，進而出現了單向閥補氣式、沖壓式、流場增壓式等腔體增壓型PSJ激勵器；為了解決單個PSJ激勵器控制范圍有限的問題，近年來針對串聯式(如直接串聯、電壓接力串聯)、并聯式PSJ激勵器陣列系統的研究逐漸增多。

3) 針對PSJ激勵器工作特點，多種改進的實驗測量手段(如激光微紋影、高速定量紋影、脈沖接地動態壓力測量等)在研究中得到了應用，但是由于工作空間狹小、電磁干擾強、射流持續時間很短且射流流場變化劇烈等原因，實驗測量還無法獲得PSJ激勵器較為全面的信息，非定常零唯理論分析模型以及空氣動力學模擬、等離子體動力學模擬方法在深入揭示激勵器工作機理方面仍發揮著不可替代的作用。

4) PSJ激勵器能量效率可以分為放電效率、加熱效率和噴射效率3個部分，總體而言PSJ激勵器的能量效率水平依然偏低，如何提升能量效率是激勵器設計面臨的關鍵問題；針對影響PSJ激勵器性能的結構參數(如出口直徑、腔體體積、電極間距)、放電參數(如放電能量、放電頻率)、環境參數(如環境壓強)目前已進行了大量研究，為PSJ流動控制應用及控制效果優化奠定了堅實基礎。

5) PSJ激勵器在抑制流動分離、減弱激波強度、降低激波/邊界層干擾區域低頻壓力脈動等方面的控制效果已經得到了充分地面實驗驗證，在增強超-超摻混、降低射流噪聲、快響應直接力控制等方面也展現出應用前景。未來需要在高效長壽命激勵器、小型化電源等方面進行關鍵技術攻關，推進PSJ原理性飛行試驗驗證和工程應用，并且進一步探索PSJ在其他應用場景(如無人機防除冰、轉捩陣面控制、燃料電池流場摻混增強、飛行器動態流場閉環實時控制)下的控制效果及可行性。