CC BY
38
Том X Ь
УЧЕНЫЕ ЗАПИСКИ ЦАГИ 2009
№ 6
УДК 533.6.071.4
533.6.011.315:536.4
ИССЛЕДОВАНИЕ ВОПРОСОВ ПРИМЕНЕНИЯ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ РАЗРЯДОВ ДЛЯ СНИЖЕНИЯ ВОЛНОВОГО СОПРОТИВЛЕНИЯ
В. В. СКВОРЦОВ
На основе экспериментов в классических аэродинамических трубах с хорошо известными и стабильными параметрами потоков исследован вопрос об основном механизме влияния электрических разрядов на волновое сопротивление тел при начальных значениях коэффициента сопротивления сх и статических давлениях, которые представляют интерес для авиационных приложений. Показано, что для типов разрядов, предполагавшихся к практическому использованию, таким основным механизмом является тепловой механизм. Показано также, что электрические разряды, создаваемые перед моделями, могут приводить к возбуждению нестационарности сверхзвукового потока. В свою очередь, это обуславливает существенно нестационарное обтекание тел потоком, которое при недостаточном временном разрешении оптического метода регистрации может выглядеть как исчезновение скачков уплотнения.
Ключевые слова: волновое сопротивление, электрический разряд, тепловой механизм снижения сопротивления, ионизационно-перегревная неустойчивость, нестационарность обтекания моделей, оптический метод регистрации, временное разрешение.
В конце прошлого и начале текущего столетия проблема применения электрических разрядов для снижения волнового сопротивления летательных аппаратов активно исследовалась и обсуждалась в ряде научных центров России, США и Великобритании [1—6]. Физические исследования, выполненные на моделях, которые имели высокие исходные значения коэффициента сопротивления сх, свидетельствовали о возможности значительного энергетически выгодного снижения волнового сопротивления при использовании этого метода. Демонстрировались эффекты исчезновения скачков уплотнения при создании разрядов перед моделями в сверхзвуковых потоках. Эти эффекты приписывались новым, ранее неизвестным свойствам плазмы.
Принципиальная позиция специалистов, придерживающихся классической точки зрения на роль разрядов, состояла в том, что если не учитывать слабых объемных сил, создаваемых электрическими полями, которые действуют в плазме вне пограничного слоя в отсутствии внешнего магнитного поля, то основным механизмом влияния разряда на волновое сопротивление является тепловой механизм с вытекающими отсюда следствиями относительно величины энергетических затрат. Данный механизм состоит в том, что при подводе тепловой энергии в области между ударной волной и телом происходит перераспределение давления в указанной области, в результате которого ударная волна изменяет форму и отходит от тела; при этом уменьшается наклон линий тока к оси тела и оказывается более низкой величина составляющей давления, действующей на тело в продольном направлении.
Необходимость ответа на проблему, поставленную физическими опытами, стимулировала проведение исследований в ЦАГИ в этом направлении. При этом необходимым условием их выполнения было требование проведения экспериментов в классических аэродинамических трубах с хорошо известными и стабильными параметрами потоков на моделях, коэффициенты сопро-
тивления которых представляют интерес для авиационных приложений, и при соответствующих статических давлениях. Была также исследована проблема исчезновения скачков уплотнения.
Среди различных концепций влияния электрических разрядов на аэродинамические характеристики тел концепция теплового влияния дает вполне определенное предсказание, что при создании разрядов перед телами величины эффектов снижения волнового сопротивления будут уменьшаться, а энергетические затраты на реализацию определенного уровня эффекта — расти при улучшении аэродинамической формы тела. Поэтому в рамках поставленной задачи представлялось важным провести сравнение энергетической эффективности данного метода для моделей, которые имеют разную аэродинамическую форму, и сравнить величину коэффициента сопротивления, которая может быть получена при создании разрядов около этих моделей, с коэффициентами сопротивления моделей, имеющих оптимальную аэродинамическую форму для соответствующих чисел Маха, без создания около них разрядов.
Интересующие исследования были выполнены в экспериментах двух типов. В первом — разряды создавались непосредственно на моделях плазменными генераторами, разработанными и изготовленными идеологами данного метода снижения волнового сопротивления [1, 2]. В ЦАГИ был выполнен независимый анализ полученных результатов и сделаны выводы, не совпадающие по ряду позиций, в частности по эффективности, с выводами сторонников данного метода снижения волнового сопротивления. Как правило, ссылки на выводы, полученные в ЦАГИ, в публикациях, особенно зарубежных, отсутствуют. Во втором — модели устанавливались в следе продольного разряда с низким уровнем пульсаций тока и подводимой к разряду мощности. Результаты, полученные автором в экспериментах последнего типа, по влиянию мощности, подводимой к данному разряду, на величину изменения сил аэродинамического сопротивления и энергетическую эффективность, ранее не публиковались в источниках, доступных для широкого круга читателей.
Эксперименты первого типа были выполнены в аэродинамической трубе ЦАГИ Т-113 при числах Маха, равных 4 и 2. Подводимая к разрядам мощность варьировалась в диапазоне от нескольких сот ватт до примерно 6.5 кВт. Как известно, данная труба имеет поперечные размеры рабочей части 600 х 600 мм; длина рабочей части равна 1.9 м. Эти размеры много больше характерного размера моделей, с которыми проводились эксперименты. Это обеспечивало отсутствие обратного влияния энергоподвода в окрестности моделей на характеристики потока в основной зоне течения. Для измерений использовались весы электромеханического типа, нечувствительные к наводкам со стороны разрядов. Труба имеет уровень пульсаций в сверхзвуковом потоке в рабочей части менее 1%.
В целом в АДТ Т-113 было проведено около 110 пусков, в которых была зарегистрирована одна и та же закономерность: при переходе от моделей с высокими начальными значениями сх к моделям с низкими их значениями наблюдалось существенное уменьшение энергетической эффективности в соответствии с прогнозом тепловой концепции влияния разрядов на волновое сопротивление.
Варианты моделей, с которыми проводились эксперименты при числе М = 4, представлены на рис. 1. Модели А1 и А2 имели полусферическое затупление носовой части [7], модели В1 и В2 с коническим ее затуплением отличались конструктивными деталями. Модели А1 и В1 были выполнены из капролона (полиамида 6.6), а модели А2 и В2 — из радиотехнической керамики. Цилиндрический участок моделей имел диаметр 40 мм. Кроме того, на рис. 1 показан профиль модели В3, головная часть которой имела форму, близкую к оптимальной для числа М = 4, описываемую формулой [8]:
Я=х3/4,
где Я и х — относительные координаты носовой части. Модели с коническим затуплением В1 и В2 и оптимальной формой носовой части В3 были предложены ЦАГИ как имеющие более низкие значения сх . Модели с полусферическим и коническим затуплением были оборудованы плазменными генераторами [9]. На модели с оптимальной формой носовой части генератор плазмы отсутствовал.
Рис. 1. Варианты моделей в экспериментах при М =4
Генераторы плазмы состояли из восьми электродов одной полярности, расположенных заподлицо на боковой диэлектрической поверхности модели, и одного электрода другой полярности, который представлял собой остроконечный металлический конус, расположенный в носовой части моделей. Плазменные генераторы моделей серии А питались как от источника квази-постоянного тока (батарея конденсаторов), так и от источника переменного тока. Для моделей серии В были реализованы разряды только на переменном токе. При использовании источника квазипостоянного тока напряжение между электродами оказалось недостаточно для пробоя разрядного промежутка. Электрическая схема плазменных генераторов на переменном токе была собрана так, что конический электрод находился под потенциалом АДТ. Один из интересных результатов экспериментов, проведенных под руководством А. И. Климова [9], состоял в том, что разряды переменного тока могли гореть при более низких напряжениях, чем разряды постоянного тока. Это было причиной более низких энергетических затрат при использовании разрядов на переменном токе.
Скорость набегающего потока Ж при числе М = 4 была равна 570 м/с, статические температура Тст и давление составляли соответственно 69 К и 29 Тор. Единичное число Рейнольдса было
равно 3.1 107 1/м.
Основные результаты анализа проведенных экспериментов приведены на рис. 2 и 3 и в таблице. В частности, на рис. 2 приведена зависимость параметра энергетической эффективности от исходных значений коэффициента сх моделей для случая, когда плазменные генераторы питались от источника переменного тока. Параметр эффективности определялся как отношение уменьшения работы силы сопротивления в единицу времени АХЖ при создании разряда к подведенной к разряду мощности N. Для корректности сравнения данные представлены для узкого диапазона значений отношения Асх/сх = 0.05 — 0.08, одинакового для разных моделей и близкого к максимальным значениям, полученным для моделей с коническим затуплением носовой части.
Рис. 2. Зависимость параметра энергетической эффективности от коэффициента сх в экспериментах при М =4
Рис. 3. Величина коэффициента сх при создании разрядов как функция этого коэффициента в отсутствии разряда в экспериментах при М =4
Из этих данных видно, что при переходе от моделей с полусферическим затуплением, которые имели достаточно высокие исходные значения коэффициента сх, к моделям с коническим затуплением, которые имели более низкие значения сх, происходило резкое уменьшение параметра эффективности в соответствии с тепловой концепцией влияния разрядов на волновое сопротивление. При этом модель с оптимальной формой носовой части без плазменного генератора имела значение коэффициента сх, более низкое, чем модели, оборудованные работающими генераторами плазмы. Это видно из данных таблицы и рис. 3, где величина коэффициента сопротивления при создании разряда построена как функция коэффициента сопротивления для тех же моделей при отсутствии разряда.
Аналогичные результаты были получены в экспериментах при числах Маха, равных 1.78—2 (( ~ 160 К, Ж ~ 500 м/с). Было проведено сравнение результатов, полученных для моделей, которые имели значения сх в диапазоне 0.14^0.2, с экспериментальными данными, полученными для укороченной модели носовой части самолета Р15, имеющей величину сх = 0.35 — 0.37 (рис. 4). Первые модели были оборудованы комбинацией многоэлектродного плазменного генератора тока и эрозионного генератора плазмы [10]. Их исходные значения сх отличались из-за конструктивных особенностей встраивания генераторов в модели, постепенного разрушения поверхности под действием разрядов или специально создаваемых бортиков. Вторая модель оборудовалась генераторами плазмы различного типа [11]. На рис. 4, б показан в качестве примера вариант модели с генератором, аналогичным использовавшемуся в экспериментах при числе М = 4 (размер 98 мм равен длине узла центрального электрода).
Тип носовой части Тип разряда с х нач Величина эффекта снижения сопротивления Дсх/сх , % Отношение уменьшения работы силы сопротивления в единицу времени к мощности, затраченной на создание разряда ЖАХ/Ы
Полусферическое затупление На постоянном токе 0.22 18 1.49
Полусферическое затупление На постоянном токе 0.192 36 1.2
Полусферическое затупление На постоянном токе 0.196 13.3 0.38
Полусферическое затупление На переменном токе 0.22 6.8 1.56
Полусферическое затупление На переменном токе 0.194 11.3 1.86
Коническое затупление На переменном токе 0.15 2.6 0.1
Тип носовой части Тип разряда с ‘-х нач Величина эффекта снижения сопротивления Дсх1сх , % Отношение уменьшения работы силы сопротивления в единицу времени к мощности, затраченной на создание разряда ШАХМ
Коническое затупление На переменном токе 0.155 3.2 0.1
Коническое затупление На переменном токе 0.122 6.1 0.48
Коническое затупление На переменном токе 0.128 7.8 0.4
Оптимальная форма носовой части, без разряда 0.095
Эксперименты были проведены при статических давлениях в диапазоне от 100 до 300 Тор (от 1.33 104 до 4 104 Па). На рис. 5 приведена зависимость параметра эффективности от коэффициента сопротивления сх для диапазона значений отношения Асх/сх = 0.045 — 0.06, соответствующих их предельным значениям, которые были получены для моделей, показанных на рис. 4, а. В этом случае особенно отчетливо проявилась важность выбора достаточно узкого диапазона значений этого отношения, одинакового для разных моделей, так как для модели с плохой аэродинамической формой могут быть получены высокие значения параметра эффективности [11]. Максимальное значение Асх/сх для последней модели было равно примерно 0.05. Из рис. 5 следует, что при переходе от модели с высоким начальным значением коэффициента сопротив-
Рис. 4. Варианты моделей в экспериментах при М = 2:
а — схема моделей, в которых применялась комбинация эрозионного генератора и генератора постоянного тока: 1 — эрозионный генератор, 2 — металлическая поверхность, 3 — аноды генератора постоянного тока, 4 — диэлектрическая поверхность; б — укороченная модель носовой части самолета Б15
Рис. 6. Величина коэффициента сх при создании разрядов как функция этого коэффициента в отсутствии разряда в экспериментах при М = 2:
1 — модель с формой, близкой к оптимальной; 2 — данные эксперимента; 3 — линия равных значений коэффициентов сопротивления с разрядом и без разряда
Рис. 5. Зависимость параметра энергетической эффективности от коэффициента сх в экспериментах при М = 2
ления к моделям с более низким его значением имеет место существенное уменьшение параметра эффективности, как это и вытекает из концепции теплового влияния. При этом модель ЦАГИ с оптимальной аэродинамической формой носовой части, контур которой в данном случае описывается соотношением
Ё=X
имела в большинстве случаев наиболее низкое значение сх, без дополнительных энергетических затрат по сравнению с моделями, которые были оборудованы работающими генераторами плазмы (рис. 6).
Аналогичные результаты были получены при установке моделей в следе продольного разряда с низким уровнем пульсаций тока и подводимой к разряду мощности, который создавался в сверхзвуковом потоке воздуха [12].
Схема создания разряда показана на теплеров-ской фотографии (рис. 7, пунктиром обозначен контур электродов). Разряд создавался между анодом из латуни 1, установленным на профилированной державке 2, концевой участок которого ориентирован вдоль потока, и профилированной державкой 3 из дюралюминия (катодом), которая имела два выступа. Ближний к верхнему электроду выступ предназначен для надежного пробоя разрядного промежутка. После зажигания разряда он сносился потоком вдоль пластины, при определенной длине разрядного промежутка испытывал контракцию (сжатие) и замыкался в основном на дальний от анода выступ. Ток разряда был равен 1 А, напряжение горения на разряде составляло ~ 1 кВ. Такой разряд имел много меньшую величину пульсаций тока по сравнению с разрядами, в которых канал разряда пересекал сверхзвуковой поток при замыкании тока от одного электрода к другому и в которых пульсации тока могли достигать 40—50% от среднего значения.
Эксперименты выполнены в сверхзвуковой аэродинамической трубе Т-42М с размером потока 120 X 120 X 400 мм, сформированного прямоугольным соплом и сопряженными с ним стен-
Рис. 7. Теплеровская фотография, иллюстрирующая схему создания разряда с низким уровнем пульсаций тока и подводимой к разряду мощности
ками установки при уровне пульсаций скорости ~ 0.6%. Пониженное статическое давление создавалось с помощью сверхзвукового эжектора. Единичное число Яе составляло от ~ 0.9 10 до
~ 2.1 • 107 1/м. Электроды не имели гальванического контакта со стенками установки.
Проведенные эксперименты показали, что режим наиболее стабильного горения разряда с низким уровнем пульсаций тока (~3%), мощности — 5% достигается тогда, когда расстояние поперек потока между точками привязки разряда к электродам не превышает 1.5—2 мм, что, по-видимому, является характерным радиусом разрядного канала, и разряд замыкается на переднюю кромку заднего выступа катода. При выносе разряда за пределы катода пульсации тока возрастали до 5%, мощности — до 7.5%.
Качественные исследования распределения температуры восстановления в следе за разрядом в области, где разряд отсутствовал и где устанавливались модели, показали, что нагретая разрядом зона в плоскости, нормальной к потоку, имела эллиптическую форму, причем большая ось эллипса была перпендикулярна плоскости катода, что связано с характером обтекания выступа катода. В результате исследований распределения полного давления в следе за разрядом было установлено, что поток являлся сверхзвуковым со значением числа М в центре распределения ~ 1.3 — 1.6.
Проведенные исследования продемонстрировали важную особенность электрического разряда в потоке газа — усиливать имеющиеся пульсации плотности нейтрального потока, которые неизбежно возникают, например, из-за отрыва потока, развития вихревой структуры течения даже при профилированной форме электродов. Учитывая изобаричность потока, это означает, что в зоне разряда имелись участки с различной температурой газа.
Некоторые результаты исследований влияния подогрева сверхзвукового потока продольным разрядом на сопротивление моделей разной геометрии, но одного миделя, которые устанавливались в следе разряда, и оценки энергетической эффективности приведены на рис. 8. Полученные результаты в полной мере согласуются с прогнозом концепции теплового влияния разряда на аэродинамические эффекты. А именно, с уменьшением сх моделей от величин порядка 1 (полусферическое затупление, конус с углом раскрытия 2а = 80°) до величины ~ 0.3 (конус с углом 2а = 40°) эффект влияния энергоподвода уменьшался; еще более резко снижалась эффективность энергоподвода. Для моделей с большим значением сх, как и в расчетах [13, 14], выполненных на основе уравнений газовой динамики с теплоподводом, т. е. тепловой концепции, величина ЬХЖ/Ы возрастала с увеличением отношения В/ёк, где В — диаметр модели, ёк — диаметр канала.
Вместе с тем, может быть отмечен ряд эффектов влияния разрядов на волновое сопротивление, которые, по-видимому, относятся к эффектам нетеплового влияния. А именно, при создании
Рис. 8. Изменение силы сопротивления (а) и энергетической эффективности (б) при установке моделей в следе за продольным разрядом в зависимости от подводимой к разряду мощности:
1 — полусфера, 2 — конус (2а = 80°), 4 — конус (2а = 40°) при рст = 58 Тор; 3 — полусфера, 5 — конус (2а = 40°) при рст = 85 Тор
разрядов на моделях — зависимость величины эффекта снижения сопротивления от полярности электродов, уменьшение энергетических затрат при питании разрядов переменным током и их импульсно-периодическом питании. Ряд авторов относит к эффектам нетеплового влияния особенности, которые возникают при одновременном использовании электрического разряда и электронного пучка [15, 16]. Сюда же относится возможность возникновения сильных электрических полей на скачках уплотнения, которая, в свою очередь, может влиять на газовую динамику обтекания [17, 18].
В выполненных экспериментах первого и второго типов вопрос о влиянии числа Маха на величину эффектов снижения волнового сопротивления для моделей одной и той же геометрии и при одном и том же энергоподводе в разряды специально не исследовался. Например, геометрия моделей в экспериментах в АДТ Т-113 при разных числах М выбиралась в большинстве случаев приближающейся к геометрии моделей с оптимальной формой носовой части и совместимой с технологическими возможностями размещения генераторов плазмы. Эти геометрии для разных значений числа М существенно различны. Экспериментальные данные о влиянии числа М на энергетическую эффективность метода при использовании генераторов, в которых струя плазмы выдувалась навстречу потоку воздуха, имеются в работе [10]. Из них следует, что при числах М >1.5 происходит значительное уменьшение указанной величины.
В экспериментах с использованием продольного разряда была исследована разрешенная по времени картина обтекания моделей сверхзвуковым потоком, подвергнутым воздействию указанного разряда. Картина обтекания регистрировалась прибором ИАБ-451 с ее разверткой по времени скоростным фоторегистратором СФР, который работал в режиме лупы времени. Кроме того, в качестве отправного пункта исследований было также проведено фотографирование картины обтекания теми же приборами при времени экспозиции ~ 0.01 с. Опыты этого типа в другой постановке проводились ранее в ЦАГИ Б. В. Калачевым и В. И. Алферовым.
Разряд создавался по схеме, показанной на рис. 7, в варианте установки электродов и подводимой к разряду мощности, при которых реализовался минимум их пульсаций. Расстояние между кончиком анода и передней кромкой дальнего от него выступа катода было равно ~ 70 мм. Число М холодного потока составляло 2.5; статическое давление в рабочей части установки было 3 тт
равно 7.7 10 Па (58 Тор). В качестве моделей использовались полусфера диаметром 15 мм и конус, который имел полуугол при вершине 20° и диаметр основания 6 мм. Модели во всех опытах располагались на оси рабочей части установки на расстоянии 20 мм от заднего среза катода.
При проведении экспериментов с разверткой картины обтекания во времени осветитель прибора Теплера работал в импульсном режиме и включался с пульта камеры СФР синхронно с моментом начала развертки изображения на фотопленке. Камера СФР работала с двухрядной вставкой, причем использовался один ряд линз.
Теплеровские фотографии обтекания модели холодным потоком, полученные с помощью СФР, при любых временах экспозиции дали классическую картину скачков уплотнения. На фотографиях обтекания тех же моделей при подводе энергии в поток с помощью продольного разряда (ток в разряде 1 А, напряжение на разряде 1 кВ) и большем (Аґ ~ 0.01 с) времени экспозиции картина обтекания в центральной зоне, где поток нагрет, оказалась размыта, как и в ряде других работ.
Но при уменьшении времени экспозиции до ~ 1.5 мкс и интервале времени между началом соседних кадров ~ 3 мкс отчетливо регистрировалась нестационарная картина обтекания модели (рис. 9). Период пульсаций этой картины был близок к периоду пульсаций градиента плотности потока, измеренного в экспериментах с использованием комбинации прибора Теплера и фотоэлектронного умножителя, который имел достаточно широкодиапазонную частотную характеристику. Кроме того, в потоке с подогревом ударная волна уходила в центральной части вперед, что соответствовало уменьшению здесь числа Маха. Такой характер обтекания наблюдался только в центральной, т. е. подогретой части потока, которая при воздействии разряда изменялась со временем, что с учетом постоянства давления свидетельствовало о неоднородности температуры, плотности, скорости звука и числа Маха вдоль оси течения. При этом возникали пространственные зоны с повышенной температурой, которые чередовались с зонами с более низкой температурой, и соответствующие перемещавшиеся знакопеременные градиенты плотности. Это приво-
Рис. 9. Высокоскоростная развертка картины обтекания модели, установленной в следе продольного разряда, иллюстрирующая нестационарный характер обтекания
дило к нестационарной картине обтекания. При натекании такого потока на модель область перед телом выглядела как зона «исчезновения» ударной волны, если метод оптической визуализации имел большое время осреднения.
Газодинамический анализ периодического натекания зон с различными значениями температуры и плотности на ударную волну, выполненный Ю. Е. Кузнецовым (ЦАГИ), дал удовлетворительное согласование с экспериментально наблюдаемой картиной явления. Возможной причиной нестационарного обтекания являются присущие разрядам механизмы неоднородного нагрева потока. Таким механизмом может быть ионизационно-перегревная неустойчивость [19]. Следовательно, проведенные эксперименты и их анализ показали, что причиной эффекта является не исчезновение скачков уплотнения перед телом при воздействии на набегающий поток электрического разряда, а возникающее существенно нестационарное обтекание тела.
Таким образом, проведенные эксперименты подтвердили прогнозы тепловой концепции влияния электрических разрядов на волновое сопротивление тел как основной при значениях коэффициента сопротивления сх и статических давлениях, которые представляют интерес для авиационных приложений. В экспериментах с моделями ЦАГИ, которые имели оптимальную форму носовой части и которые не были оснащены плазменными генераторами, были получены в большинстве случаев наиболее низкие значения коэффициента сопротивления по сравнению
с моделями, которые были оснащены работающими генераторами плазмы. Показано, что причиной демонстрировавшегося в ряде исследований исчезновения скачков уплотнения при воздействии разрядов на сверхзвуковой поток фактически могло быть возникновение существенно нестационарного обтекания моделей из-за развития в набегающем потоке чередующихся зон с различными плотностью и температурой газа.
Следует также отметить, что преобразование энергии электрического поля, которое поддерживает разряд в потоках воздуха, в тепловую энергию проходит через ряд стадий, что значительно снижает коэффициент полезного действия процесса. При тех значениях отношения напряженности электрического поля к концентрации нейтральных молекул, которые характерны для разрядов в воздухе, до 50—80% этой энергии идет в первую очередь на возбуждение колебательных степеней свободы молекул азота [19], которая затем постепенно релаксирует в поступательные степени свободы. Остальная часть энергии идет на возбуждение колебательных степеней свободы молекул кислорода и более низкая доля — на возбуждение вращательных и поступательных (непосредственно — тепловых) степеней свободы. Скорость процессов релаксации зависит от температуры газа в разряде и на начальной стадии нагрева, особенно для азота, может быть низкой [20]. В работе [21] экспериментально показано, что отношение величины энергии, идущей на нагрев, к полной энергии разряда в азоте может находиться на уровне 10%. Во многих численных расчетах, как результат осреднения различных экспериментальных данных, это отношение для разрядов в воздухе принимается равным 20%. Эти цифры указывают на то, что основное выделение тепловой энергии происходит ниже по потоку, а не перед телом.
Автор статьи выражает благодарность коллективу АДТ Т-113 ЦАГИ за значительный труд, затраченный на осуществление нестандартных аэродинамических экспериментов.
ЛИТЕРАТУРА
1. Магнитоплазменная аэродинамика в аэрокосмических приложениях // Труды международного совещания № 1—5. — М.: ИВТАН, 1999—2003.
2. Weakly ionized gases workshops N 1—6 // USAF Academy. Colorado. Norfolk, Anaheim, Reno. 1996—2004. USA.
3. Cain T., Boyd D. Electrodynamics and the effect of an electric discharge on cone/cylinder drag at Mach 5 // AIAA Paper 99-0602. 1999.
4. Fomin V., Tretyakov P., Taran J. D. Flow control using various plasma and aerodynamic approach (short review) // Aerospace Science and Technology. 2004. V. 8.
5. Macheret S. O., Shneider M. N., Miles R. B. Magnetohydrodynamic and Electrohydrodynamic Control of Hypersonic Flows of Weakly Ionized Plasmas // AIAA J. 2004.
V. 12, N 11.
6. Bletzinger P., Ganguly B. N., Van Wie D. Plasmas in high speed aerodynamics // J. Phys. D.: Appl. Phys. 2005. V. 38, N 4.
7. Klimov A., Bityurin V. Charged plasma formations in high-speed airflow // Proceedings of the 7th International workshop on Magneto-Plasma-Aerodynamics. — M.: IVTAN,
2007.
8. Аэромеханика сверхзвукового обтекания тел вращения, имеющих оптимальную аэродинамическую форму / Под ред. Г. Л. Гродзовского. — М.: Машиностроение, 1975. Теория оптимальных аэродинамических форм / Под ред. А. Миле. — М.: Мир, 1969.
9. Гридин А. Ю., Ефимов Б. Г., Забродин А. В., Климов А. И. и др. Расчетно-экспериментальное исследование обтекания тела с иглой при наличии разряда в его носовой части // Препринт ИПМ им. М. В. Келдыша. 1995, № 19.
10. Leonov S., Nebolsin V., Shilov V. Effectiveness of plasma jet effect on bodies in an airflow // Proceedings of Workshop «Perspectives of MHD and Plasma Technologies in Aerospace Applications». — M.: IVTAN, 1999.
11. Beaulieu W., Bityurin V., Klimov A., Kuznetsov A., Leonov S.
Plasma aerodynamic WT test with 1/6 scale model of nose part of flight test laboratory (F15) // Proceedings of Workshop «Perspectives of MHD and Plasma Technologies in Aerospace Applications». — M.: IVTAN, 1999.
12. Иванов В. В., Скворцов В. В., Кузнецов Ю. Е., Ефимов Б. Г.,
Пындык А. М., Киреев А. Ю., Крашенинников В. Н., Шиленков С. В. Спектроскопические исследования продольного разряда в сверхзвуковом потоке воздуха при инжекции пропана в зону разряда // ТВТ. 2008. Т. 46, № 1.
13. Георгиевский П. Ю., Левин В. А. Эффективное управление обтеканием различных тел с помощью энергоподвода в набегающий поток // Четвертое совещание по магнитоплазменной аэродинамике в аэрокосмических приложениях. Тезисы докладов. —
М.: ИВТАН, 2002.
14. Георгиевский П. Ю. Управление передними отрывными зонами при помощи локального энергоподвода в набегающий поток // IX Всероссийский съезд по теоретической и прикладной механике. Сб. аннотаций. Т. II. — Н. Новгород, 2006.
15. Klimov A., Bituirin V., Serov Yu. Non-thermal approach in plasma aerodynamics // AIAA Paper 2001-0348. 2001.
16. Bituirin V., Bocharov A., Klimov A.,Leonov S. Analysis of non-thermal plasma aerodynamic effects // AIAA Paper 2006-1209. 2006.
17. Алферов В. И. Исследование структуры разряда большой мощности в высокоскоростном потоке воздуха // МЖГ. 2004, № 6.
18. Kolesnikov A. F. Mechanism of ions thermal-baro diffusion pump in weakly ionized shock layer // AIAA Paper 2001-2871. 2001.
19. Райзер Ю. П. Физика газового разряда. — М.: Наука, 1971.
20. Агафонов В. П., Вертушкин В. К., Гладков А. А., Полянский О. Ю. Неравновесные физико-химические процессы в аэродинамике. — М.: Машиностроение, 1972.
21. Бушмин А. С., Дмитриев Л. М. Исследование распределения энергетических потерь электронов при электроразрядном возбуждении газов и их смесей. Установки для исследования аэродинамики и прочности летательных аппаратов // Труды ЦАГИ. 1978, вып. 1949.
Рукопись поступила 12/II2009 г.
