PIV EXPERIMENT STUDY ON INTERACTION BETWEEN PULSED LASER PLASMA AND NORMAL SHOCK
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摘要: 脉冲激光等离子体与超声速流场相互作用在飞行器减阻隔热、点火助燃等方面具有重要的应用价值. 纹影实验方法只能定性或半定量地反映流动状态. 为定量研究速度分布和旋涡结构, 针对激光等离子体及其与正激波相互作用过程开展粒子图像测速PIV实验研究. 在激波管实验平台上建立了纳秒脉冲激光能量沉积系统和PIV测量系统, 通过定量测量, 探明了激光等离子体引致的激光空气泡以及热核的流动特性, 揭示了激光等离子体在正激波冲击下的流动特性与演化规律, 并给出了激光能量大小和位置对相互作用过程的影响. 结果表明: 激光空气泡内的速度分布在激光入射方向上并不关于击穿点对称, 而是在靠近激光入射方向一侧的流速略大于远离激光入射方向一侧; 斜压导致热核在演化初期产生涡环, 后期则由剪切主导; 正激波与激光空气泡界面、热核界面相互作用时, 产生斜压涡量, 当激光能量为87.8 mJ、正激波马赫数1.4时, 热核在正激波作用下产生的涡量比在静止空气中演化时大1个数量级; 激光与正激波相互作用的关键过程是热核在正激波冲击下演化成涡环, 在激波波前注入激光能量能够获得更加显著的涡环.Abstract: The interaction between pulsed laser plasma and supersonic flow field has important application value on aircraft drag reduction and heat insulation, ignition and combustion assistance. In order to quantitatively study the velocity field and vortex structure, particle image velocimetry (PIV) experiments were carried out on laser plasma and its interaction with normal shock wave. The nanosecond pulse laser energy deposition system and PIV measurement system were established on the shock tube experimental platform. By quantitatively measuring, the flow characteristics of laser air bubbles and hot core induced by laser plasma are explored. The flow characteristics and evolution of laser plasma under the impact of normal shock waves are revealed, and the influence of laser energy magnitude and deposition position on the interaction process is given. The results show that the velocity distribution in the laser air bubble is not symmetrical about the breakdown point in the laser incidence direction, but the flow velocity near the laser incidence direction is slightly larger than that far from the laser incidence direction. The baroclinic pressure leads to the generation of vortex rings in the early stage of hot core evolution, and the later stage is dominated by shearing force. When the normal shock interacts with the laser air bubble interface and the hot core interface, the baroclinic vorticity is generated. When the laser energy is 87.8 mJ and the normal shock Mach number is 1.41, the vorticity generated at the hot core interface is one order of magnitude larger than that in the static air. The key process of the interaction between the laser and the normal shock wave is that the hot core evolves into a vortex ring under the impact of the normal shock wave. The deposition of laser energy in front of the shock wave can obtain a more significant vortex ring.
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Keywords:
- pulsed laser /
- plasma /
- shock wave /
- PIV /
- flow control
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引 言
超声速/高超声速飞行是各航空航天大国竞相追逐的战略制高点[1], 超声速飞行会在飞行器表面产生影响气动性能的激波结构[2]. 头部的弓形激波和在进气道唇口形成的Ⅳ型激波干扰给飞行器带来极高的波阻和热载, 降低了飞行的经济性和安全性[3-5]; 激波脱离进气道唇口和超燃冲压发动机内部的马赫反射结构会导致进气捕获质量降低和高总压损失, 使超燃冲压发动机的性能急剧降低[6-8]. 流动控制被认为是解决以上问题的有效方法, 通过局部能量沉积既可以解决外部的空气动力学问题, 也可以用于控制通道流量、提高进气效率、加强混合并稳定燃烧[9-10]. 激光流动控制充分利用了激光开启速度快、能量大小和方向可控性强的优势, 得到学术界的广泛关注[11-13].
激光聚焦后电离空气产生激光等离子体, 激光等离子体在纳秒时间尺度内湮灭, 形成由电离点向外传播的球面冲击波和中心热核两个主要流动结构, 球面冲击波也称为激光空气泡. 学者们针对激光能量沉积、热核形貌变化、冲击波波速和强度等方面展开了大量研究, 但是目前的实验研究主要是通过纹影法获取定性结论, 缺少对激光空气泡内流动特性以及对热核演化过程中速度场和涡量场的定量测量, 涡环产生的机理仍不够清楚. Yan等[14]对激光能量在大气中沉积之后的流场进行实验和数值研究, 提出一种密度均匀、初始温度呈高斯分布的球形能量沉积模型, 结果展示了由于在激光入射方向上能量沉积的不均匀导致的冲击波不对称性特点. An等[15]采用纹影实验研究了静止空气中的激光能量沉积过程, 获得了激光空气泡和热核的时序纹影照片. Zheltovodov等[16]基于欧拉方程数值模拟了能量沉积区在静止空气中的演化以及能量沉积区与正激波的相互作用过程. Schülein等[17]采用纹影实验研究了脉冲激光与弓形激波相互作用过程, 当热核与弓形激波相互作用时, 会出现典型的“透镜效应”, 即由于热核内温度较高, 局部马赫数甚至降为亚声速, 导致与热核接触部分的弓形激波曲率发生变化, 在与弓形激波作用结束后, 热核在斜压梯度的作用下演化出涡环结构并向下游移动. Joarder等[18]则认为“透镜效应”的原因是冲击波穿过弓形激波时会导致波后压力跃变升高, 在逆压梯度的作用下热核区域产生与自由流方向相反的逆流. 王伟东等[19]利用基于激波管的实验系统, 采用纹影方法研究了正激波与热核相互作用过程, 得到了激光能量和正激波马赫数对热核尺寸的影响规律. 卿泽旭等[20]对单脉冲激光能量沉积产生的冲击波和热核进行了纹影实验研究, 并结合数值仿真结果, 认为激光能量沉积的不对称性导致热核尖刺的形成, Richtmyer–Meshkov (RM)不稳定性[21]则是涡环产生的原因.
RM不稳定性压力梯度和密度梯度方向不同引起的, 激波引入压力梯度, 与存在密度梯度的气体界面相互作用, 构成涡量方程中的斜压项, 进而产生涡旋. 自1969年, Meshkov等[22]首次在激波管开展RM不稳定性实验研究以来, 激波管就成为学者们实现压力梯度的主要实验装置, 激波与气体界面相互作用引起的不稳定现象引起了学者们的关注[23]. 纹影照片虽然可以提供清晰完整的全流场图像, 但其获得的数据是沿光线方向的叠加, 难以获得单个平面内的流动特性, 并且在逆流、涡旋等密度梯度变化较小的区域, 纹影测量结果欠佳. 粒子图像测速技术(particle image velocimetry, PIV)既实现了无干扰测量, 又突破了单点测速技术的局限性, 可获取流场任意平面或三维空间内的速度矢量, 并进一步得到涡量场、等速线、压力场等特性参数分布, 具有较高的测量精度, 现已成为流场测量的主要手段之一[24-25]. Schrijer等[26]认为PIV可以作为高超声速流动的定量测量技术, 但是示踪粒子在激波下游应具有较小的弛豫时间. Haas等[27]在激波管中研究了激波扫过圆柱或圆球形密度非匀质介质, 率先利用肥皂膜界面研究了RM不稳定性发展. Prestridge等[28]利用乙二醇/水液滴作为示踪粒子, 通过PIV技术获得了SF6气帘的演化特征. Ranjan等[29]研究了正激波与氦气泡相互作用的结果, 观察到次级涡环和三级涡环的形成, 认为高马赫数下的斜压涡量是该系列涡环产生的原因. 张斌等[30]利用PIV技术研究了反射激波与SF6重气柱界面相互作用后的涡量场, Zou等[31]利用PIV方法研究了激波冲击椭圆气柱引致的速度场.
纳秒脉冲激光脉宽短、峰值功率密度高, 极易电离空气形成等离子体. 而正激波是基础的激波形式, 斜激波、弓形激波等都是正激波与简单波的组合叠加. 激光与激波相互作用会产生明显的涡旋结构, 速度场、涡量场的定量测量对深入研究激光与激波相互作用的基本原理具有重要意义. 本工作与以往的数值模拟和纹影实验研究方法不同, 首次采用PIV技术对纳秒脉冲激光等离子体与正激波相互作用的流动特性展开定量的实验研究, 为超声速流场激光流动控制的工程应用提供理论基础.
1. 实验装置和方法
1.1 实验装置
激波管是产生正激波的通用实验设备. 在矩形截面激波管内进行实验, 激波管外截面尺寸为180 mm× 130 mm, 内截面尺寸为100 mm× 65 mm. 高压段长度为6 m, 可外接高压气瓶加气提升压力, 并装有压力计用于监测破膜压力; 低压段长度为7 m, 实验时内部为常温常压大气, 利用高压气体破膜产生入射正激波. 激光能量沉积采用Nd:YAG固体激光器(北京镭宝光电技术有限公司, Dawa-100), 波长1064 nm, 脉冲宽度8 ns. 激光经过焦距为100 mm的凸透镜聚焦后电离位于激波管实验段内部焦点处的空气.
在正激波将要到达实验位置时开启纳秒脉冲激光器, 电离空气形成脉冲激光等离子体. 正激波与激光等离子体在实验位置相互作用, 利用PIV系统获得相互作用过程的示踪粒子散射激光照片, 实验布局如图1所示, 图中数字标号分别表示: 1—高压段, 2—夹膜段, 3—低压段, 4—激波管, 5—正激波, 6—实验段, 7—PIV激光器, 8—PIV相机, 9—PIV图像处理软件, 10—纳秒脉冲激光器, 11—时序同步控制器, 12—数字示波器, 13—两个PCB传感器. 研究无激波作用下大气中脉冲激光空气泡及热核特性时, 不开启激波管.
1.2 时序同步控制
激波管、PIV激光器、纳秒脉冲激光器都是脉冲工作模式, 时序同步控制是关键实验技术. 低压段下游安装了两个距离为300 mm的PCB 111 A24型压电传感器, 灵敏度为0.73 mV/kPa, 响应时间小于1.5 μs, 采样率不小于400 kHz, 可以获得1 μs量级的压力变化. 当压电传感器头部接收到压力测量信号时, PCB信号调理器会将压力测量信号以电平高低的形式传到示波器上显示出来, 同时将电信号传到Stanford System Research研发的时序同步控制器DG 645, 作为DG 645的外触发信号. DG 645是实现各分系统时序同步的核心部件, 分别输出触发信号至纳秒脉冲激光器、PIV激光器、PIV相机, 保证在正激波到达观察窗实验位置时, 纳秒脉冲激光已聚焦电离空气形成等离子体, PIV激光器照亮示踪粒子, 同时打开PIV相机, 记录流场照片, 时序同步控制方案如图2所示, 图中数字标号分别表示: 1—激波管, 2—PIV相机, 3—PIV激光器, 4—纳秒脉冲激光器.
图中带箭头的竖线代表各分系统最终完全开启的时刻, PIV相机(2)开启后自动曝光两次, 两次曝光的时间内分别入射两束PIV激光(3), 在两束PIV激光入射前完成纳秒脉冲激光沉积(4)并电离空气产生激光等离子体. 研究无激波作用下大气中脉冲激光空气泡及热核特性时, 需手动触发DG 645, 将相机打开的时间作为DG 645的0时刻. 激光与正激波相互作用的实验中可将其中1个PCB传感器的压力信号作为DG 645的外触发信号, 同时将该时刻作为DG 645的0时刻. 根据PCB传感器与激光聚焦点的距离可以确定正激波到达击电离的时刻, 将此时刻作为整个系统的同步参考时刻, 然后根据调Q延时、PIV相机第一帧时刻、激光空气泡的演化时间倒推即可确定DG 645给各设备发送脉冲信号的时钟延时. 需要特别说明的是, 由于PIV相机(2)第一帧曝光时间为200 μs, 纳秒脉冲激光器(3)的调Q延时为150 μs, 因此当研究时间在电离后50 μs内时, 纳秒脉冲激光器(2)不得不在曝光时间内出光, 电离点的等离子体强光导致PIV相机的CCD过曝光, 无法记录示踪粒子散射照片, 因此在图像处理时将该过曝光区域剪去.
1.3 PIV实验
实验采用电阻丝加热甘油液滴发烟作为示踪粒子, 采用单脉冲能量可达400 mJ的合束激光器(北京镭宝光电技术有限公司, Vlite-Extra)作为PIV光源, 激光波长532 nm, 脉冲宽度8 ns, 脉冲间隔可调. PIV激光器发射的圆柱形激光束经扩束光路被扩展为0.3 mm厚的片光照亮实验区内的示踪粒子, 采用CCD跨帧PIV相机SM-CCDB4 M20采集示踪粒子的激光散射图像, 相机分辨率为2048 × 2048像素, 视场尺寸为30 mm × 30 mm. 采用Tokina MACRO 100F 2.8D微距镜头, 并在镜头前安装波长532 nm的窄频滤光片避免杂光干扰. 采用德国PIVTEC的PIVview 2C/3C粒子图像计算软件进行互相关分析, 查询窗口设置为32 × 32像素, 步长16 × 16像素, 图像放大率为每像素0.03 mm, 得到的速度场经过去除背景噪声、中值滤波算法等后处理, 并进一步计算得到涡量场.
通过测量激波管内典型的流动状态, 对PIV系统的性能进行验证. 正激波波前为1区, 是常温常压大气, 当地声速理论值为340 m/s, 流速理论值为0 m/s. 由前文所述的2个PCB传感器测得入射正激波波速为468 m/s, 马赫数为1.38, 由正激波理论计算得波后2区气流速度的理论值为184 m/s. PIV实验测量结果如图3所示, 从中可知, 1区速度测量值低于8.7 m/s, 与理论值接近; 2区速度测量平均值为180 m/s, 与理论值误差2.2%, 说明本PIV系统在此激波强度下可以取得较为精确的结果. 2区的测量结果中存在速度范围较大的区域, 尤其是远离激波阵面时更为显著, 这主要是由于在视场边缘的图像处理误差较大以及示踪粒子的均匀性和跟随性不足所致.
2. 实验结果与分析
2.1 激光空气泡速度特性
图4是单脉冲激光击穿静止大气后的速度云图, V代表速度大小的绝对值, 图中黑色箭头表示速度的方向. 激光入射方向为沿x轴自左向右, 如前文所述, 激光击穿区域在数据处理前剪去, 处理后用原始照片覆盖. t = 5 μs时, 激光空气泡内的高温高压气体不断膨胀, 方向指向激光空气泡外部. t = 10 μs时, 初始产生的高速气体向外膨胀并且形成了环状结构, 此时热核周围的速度值明显小于环状结构内的速度值. t = 15 μs时, 高温高压气体向外膨胀导致热核区域压力下降, 热核区域的压力显著小于环状结构区域的压力, 在压力差的作用下环带内的速度迅速下降. 由于等离子体屏蔽效应, 右侧的热核初始温度和压力小于左侧, 因此右侧的压力率先平衡, 但是环状区域仍具有一定速度, 激光空气泡内气体继续向外运动. t = 20 μs后, 环状结构的形状逐渐恢复并继续向外运动, 此时激光空气泡内部已达到压力平衡状态.
激光击穿中心点坐标为(16, −24), 为了定量研究激光空气泡内的速度演化规律, 选取两条轴线上的速度进行分析, 如图4(a)所示, 以x = 16 mm研究垂直激光入射方向上的速度分布, 以y = −24 mm研究沿激光入射方向上的速度分布. 定义激光入射方向上的最大速度的绝对值为Vx, 垂直激光入射方向上的最大速度的绝对值为Vy. 图5分别为Vx和Vy随时间的变化图, 图中L代表击穿点左侧, R代表击穿点右侧, U代表击穿点上方, D代表击穿点下方. 在t = 0 ~ 15 μs, 激光空气泡内的最大速度值迅速衰减, L, U和D的最大速度值降低了76%, R的最大速度值降低了69%, 并且t = 5 μs时击穿点左侧最大流速是击穿点右侧最大流速的1.2倍; t = 15 ~ 30 μs, 激光空气泡内的最大速度值衰减逐渐缓慢, L的最大速度值降低了31%, U和D的最大速度值降低了37%. 这是因为初始时刻在激光入射方向上激光能量沉积不均匀, 在垂直激光入射方向上较为均匀, t = 15 μs前在压力梯度的作用下激光空气泡内的速度衰减迅速. t = 15 μs后, 激光空气泡内的压力达到平衡状态, 气流速度衰减缓慢.
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图 5 激光空气泡内最大速度随时间变化图Figure 5. The variation of the maximum velocity in the laser air bubble with time图6是两条轴线上的最大速度位置与电离点的距离随时间的变化图. 最大速度的位置是以近似匀速的方式运动的, 电离点左侧最大速度位置向外运动的平均速度为427 m/s, 右侧为313 m/s, 这是由于等离子体屏蔽效应, 使得左侧沉积的激光能量大于右侧, 进而引起球面激波的左侧激波强度高于右侧. 上方和下方均为396 m/s. 结合图5可以发现, 最大速度位置向外运动的速度代表波速, 远大于激光击穿产生的球面冲击波波后伴随气流的速度, 激光空气泡内部的速度变化受到球面激波的影响, 最大速度位置跟随球面激波向外运动.
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图 6 激光空气泡内最大速度的位置随时间变化Figure 6. The position of the maximum velocity in the laser air bubble changes with time2.2 激光引致热核的涡量特性
激光空气泡内的速度矢量分布比较均匀, 方向由击穿点指向球面冲击波波面. 激光引致热核的膨胀速度远小于激光空气泡内流场向外传播的速度, 但其演化过程却较为复杂.
当注入激光能量为99.7 mJ时, t = 300 μs时热核演化出明显的涡环结构, 利用PIV测量得到t = 300 ~ 2000 μs激光空气泡击穿点所在截面内的涡量演化过程, 结果如图7所示, 其中黑色圆点代表激光注入位置坐标(16, −27), 即热核位置. 定义涡量的正方向垂直纸面向外, 图中黑色箭头代表速度矢量, 实验时的跨帧时间为50 μs. t = 300 μs时, 在该截面内存在两个方向相反的涡, 这是热核演化出的初始涡环, 初始涡环的最大涡量为2.5 × 103 s−1. 从速度矢量可以看出, 在初始涡环的诱导下, 热核周围的冷空气发生翻卷, 并从右侧刺入热核, 说明涡环是导致激光空气泡内冷空气刺入热核的主要原因.
t = 500 μs时, 两涡环的间距增大, 更多的冷空气刺入热核, 导致热核在垂直激光入射方向上的尺寸持续增长. 此时速度矢量集中在两涡环之间, 说明冷空气仍未穿透热核. 相比于t = 300 μs时涡环, t = 500 μs时涡环形状更为狭长, 并且涡心处的涡量值更大. 这是因为冷空气刺入热核会与热核表面发生剪切作用, 产生剪切涡, 涡量为4.4 × 103 s−1, 是初始涡量的1.8倍.
t = 900 μs时, 从速度矢量的分布情况看, 涡环诱导空气翻卷的效果更为明显, 是因为此时冷空气已经穿透热核, 涡环中心部分的热核已经被冷空气完全带出, 涡环诱导空气翻卷时的耗散更小.
t = 1100 μs时, 热核区域开始出现多个不规律的涡环, 说明此时热核已经破碎, 与空气发生湍流混合, 在黏性耗散作用下涡量进一步减小.
t = 1300 μs时, 流场中出现了新的涡环, 这是由之前被冷空气带出的热核演化而成的, 但由于该部分质量远小于热核, 因此新产生的涡环持续时间较短. t = 2000 μs时已经完全耗散.
2.3 激光空气泡在正激波冲击下的流动特性
激光诱导的空气泡与正激波相互作用, 既包括了激波诱导界面的不稳定性问题, 又蕴含了激光空气泡与高速流场的相互作用机理. 利用PIV技术对激光空气泡与正激波相互作用的速度场和涡量场进行定量测量, 实验时入射激光能量为87.8 mJ, 正激波马赫数1.4.
图8是两张示踪粒子散射照片, 跨帧时间为1 μs, 每像素为0.03 mm, 从中可以观察到激光诱导击穿空气产生亮度极高的等离子体区域和明显的正激波波面.
图9是PIV测量得到的激光空气泡在正激波冲击下的速度场和涡量场. 此时激光空气泡已经演化15 μs, 正激波与激光空气泡界面、热核界面的交点处存在大量涡量, 流线图也显示这些区域的速度方向发生剧烈变化. 并且根据后期演化结果可知, 这些涡环会紧跟正激波向下游移动.
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图 9 正激波冲击下的速度场和涡量场Figure 9. Velocity and vorticity field during the interaction of normal shock图10是正激波冲击热核后的涡量场, t = 40 μs. 此时在该PIV切面内, 热核区域存在两个方向相反的涡环, 并且随着正激波向下游移动, 其中上方逆时针旋转的涡环中心涡量为2.72 × 104 s−1, 下方顺时针旋转的涡环中心涡量为2.61 × 104 s−1, 两个涡环中心的涡量基本相同, 比在静止空气中演化的涡量大一个数量级, 并且此时流场速度大, 黏性影响较小, 因此在正激波冲击后热核迅速演化为环状涡结构, 而没有产生由于黏性作用导致部分热核被尖刺带出而形成的第三瓣结构.
在正激波波前注入激光能量并产生激光空气泡. 等离子体湮灭后形成的热核的密度为ρ1, 激光空气泡界面内的密度为ρ2, 激光空气泡外常温常压大气的密度为ρ3, 显然, ρ2 > ρ3 > ρ1. 当正激波与激光空气泡相互作用时, 正激波波面与激光空气泡界面、热核界面发生接触, 接触点处的密度梯度和压力梯度方向不同, 根据涡量动力学方程可知, 由斜压项
$\nabla \rho \cdot\nabla p$ 形成的力偶矩使流场内产生顺时针和逆时针的涡量. 热核在斜压涡量的作用下演化为涡环结构, 正激波波后流场的流速在涡环区域发生下降, 由于涡环内侧速度方向与正激波波后速度方向相同, 外侧速度方向与正激波波后速度方向相反, 所以涡环外侧速度值下降更多. 图10中, 除了在热核位置形成的涡量, 还在图像最右侧分布了覆盖y向区域的大量涡量, 其产生原因是激光空气泡界面与正激波界面相互作用, 并跟随正激波波后的气流向下游移动.2.4 激光能量大小和注入位置的影响
分别在静止大气和马赫数为1.4的正激波波后注入能量为72.0 mJ, 87.8 mJ, 99.7 mJ的单脉冲激光, 研究激光能量大小对激光空气泡及其与高速流场相互作用过程的影响, t = 15 μs时PIV实验结果如图11所示.
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图 11 (a) 静止大气和(b) 正激波波后的激光空气泡Figure 11. Laser air bubbles (a) in atmosphere and (b) at the behind of normal shock waves在静止大气中, 激光空气泡内气体从中心向四周运动, 最大速率约为20 m/s, 激光能量越大, 激光空气泡内气体运动速度越快. 在激光入射方向上, 随着激光能量增大, 前15 μs的最大速度值分别下降72%, 74%和64%, 后15 μs的最大速度值分别下降23%, 37%和52%. 在垂直激光入射方向上, 随着激光能量增大, 前15 μs的最大速度值分别下降78%, 76%和73%, 后15 μs的最大速度值分别下降42%, 38%和47%. 不同激光能量下, 激光空气泡内最大速度值的衰减规律相似, 在前15 μs内衰减迅速, 在后15 μs内衰减较为缓慢. 并且在演化至t = 30 μs时, 不同激光能量大小对应的激光空气泡内的最大速度几乎相同, 如图12所示.
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图 12 不同激光能量大小对应的激光空气泡内最大速度随时间变化Figure 12. Maximum velocity in laser air bubble varies with time corresponding to different laser energy在正激波后的伴随气流中, 当入射激光能量为72.0 mJ时, 很难从波后流场中分辨出激光空气泡界面, 随着能量增大, 激光空气泡界面逐渐明显, 激光能量注入对流场的影响更大. 从图11(b)中还可以观察到, 激光空气泡上游界面处的速度小于正激波波后的平均速度, 在下游界面处的速度大于正激波波后平均速度, 并且激光能量越大, 上游界面正激波波后速度值下降越大, 下游界面波后速度值上升也越大, 激光空气泡的非对称程度越大. 正激波波后流场区域的流线分布均匀, 速度方向基本不变, 这是因为构成RM不稳定性的前提条件是界面相互作用, 而激光空气泡与均匀流场相互作用不会诱导涡量产生.
为探究激光注入位置对激光空气泡与正激波相互作用速度场的影响, 分别在马赫数1.4的正激波波前、波面、波后注入87.8 mJ的单脉冲激光能量, 对t = 15 μs时的流场进行分析, 如图13所示, 其中y = −27 mm代表热核中心线, y = −7 mm代表激光空气泡外未受干扰的区域.
在正激波波前注入激光能量, 当t = 15 μs时, 正激波恰好到达热核位置, 如图13(a)所示, 热核上游边界处速度值降至47.3 m/s, 相比于未受干扰的波后速度值下降了73.7%. 在正激波波面注入激光能量时, 如图13(b)所示, 波后速度最小值发生在热核边界, 相比于未受干扰的波后速度值下降了15%. 在正激波波后注入激光能量时, 如图13(c)所示, 波后速度最小值发生在激光空气泡上游边界, 相比于未受干扰的波后速度值下降了7.5%. 在正激波波前或波面注入激光能量时, 激光空气泡都与正激波波面直接相互作用, 速度值下降最大的位置都在热核附近, 而在波后注入激光能量时, 激光空气泡未与正激波波面相互作用, 波后速度值下降最大的区域在激光空气泡的上游边界, 且下降程度很小. 对于激光等离子体流动控制方法的应用而言, 激光等离子体与激波相互作用产生的旋涡是实现流动控制效果的关键流动结构, 因而在激波波面上游注入激光能量, 有益于获得更加显著的流动控制效果.
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图 13 不同激光能量注入位置下的速度分布 (t = 15 μs)Figure 13. Velocity distributions at different laser energy deposition positions (t = 15 μs)3. 结 论
利用PIV测量方法, 在静止大气和激波管中实验研究了纳秒脉冲激光等离子体引致的激光空气泡和热核的速度分布特性, 并分析了在正激波冲击下的流动过程和机理, 得到结论如下.
(1)由于激光能量聚焦击穿空气形成等离子体时的非对称沉积现象, 激光空气泡内的速度分布在激光入射方向上并不关于击穿点对称, 而是在靠近激光入射方向一侧的波速略大于远离激光入射方向一侧的波速, 速度方向由热核指向周围, 大小随时间递减.
(2)在静止大气中沉积激光能量时, 斜压使热核在演化初期产生涡环, 涡量为2.5 × 103 s−1, 在初始涡环的诱导下, 热核周围的冷空气发生翻卷刺入热核, 与热核内表面发生剪切作用, 产生剪切涡的涡量为4.4 × 103 s−1, 是初始涡量的1.8倍.
(3)正激波与激光空气泡界面、热核界面相互作用时, 斜压项产生涡量, 当激光能量为87.8 mJ、正激波马赫数1.4时, 空气泡界面产生的涡量在105 s−1量级, 热核在正激波作用下产生的涡量在104 s−1量级, 比在静止空气中演化大1个数量级.
(4)激光与正激波相互作用产生的关键流动结构是激光空气泡内的热核在正激波冲击下演化成涡环, 在激波波前注入激光能量能够获得更加显著的涡环.
致谢
清华大学徐胜金教授、刘锦生博士在PIV实验方法上给予了指导和帮助, 在此表示感谢.
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图 5 激光空气泡内最大速度随时间变化图
Figure 5. The variation of the maximum velocity in the laser air bubble with time
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图 6 激光空气泡内最大速度的位置随时间变化
Figure 6. The position of the maximum velocity in the laser air bubble changes with time
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图 9 正激波冲击下的速度场和涡量场
Figure 9. Velocity and vorticity field during the interaction of normal shock
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图 11 (a) 静止大气和(b) 正激波波后的激光空气泡
Figure 11. Laser air bubbles (a) in atmosphere and (b) at the behind of normal shock waves
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图 12 不同激光能量大小对应的激光空气泡内最大速度随时间变化
Figure 12. Maximum velocity in laser air bubble varies with time corresponding to different laser energy
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