低誘電体バリア放電アクチュエータの特性に基づく数値モデリング

Dec 03, 2023

Scientific Reports volume 12、記事番号: 10378 (2022) この記事を引用

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電気流体力学的流量制御システムは、過去数十年間で最も有望な流量制御戦略の 1 つであることが証明されています。 このようなシステムの効果を効率的に評価および説明するためのいくつかの方法が実際に利用可能です。 しかし、これらのシステムはさまざまな用途において重要な役割を果たしているため、改善の可能性は依然として調査されています。 低周波プラズモンの電気力学的特性に基づいたプラズマアクチュエータのシミュレーションのための新しい現象論的モデルを提示します。 このモデルは、プラズモン領域を分散媒としてシミュレートします。 この散逸エネルギーは、電場と分極場の分布を必要とする局所体積力ベクトルの観点から計算された高圧領域を導入することによって流れに追加されます。 このモデルは、ポアソン方程式に基づいて物体力ベクトルの計算のための電場を決定し、分極場に対して簡略化されたローレンツ モデルを実装します。 提示されたモデルの性能を完全に調査するために、流体の流れに対するプラズマ アクチュエータの観察された効果とモデルによって予測された結果とを比較する実験が行われました。 次に、周囲の中性帯電流体との交換運動量に基づいて、他の異なる実験の結果と除外された数値モデルに基づいてモデルが検証され、利用可能なモデルと比較してモデルの適応性と自己調整能力が向上していることが実証されます。

電気流体力学的流量制御システムは、過去数十年間で最も有望な流量制御戦略の 1 つであることが証明されています。 これらのシステムの中で、プラズマアクチュエータは、流量制御目的、フォトニクスおよびオプトエレクトロニクス、食品加工技術、がん治療、バイオテクノロジーなど、幅広い用途で有効であることが確認されています1、2、3、4、5、6。 文献には、いくつかの応用分野におけるさまざまなフロー制御方法の適用性と有効性を調査および改善する強力な背景が示されています 7、8、9、10、11、12、13、14、15、16。 ただし、結果として得られるシステムを実際のアプリケーションに組み込むには、徹底的な開発およびテストのプロセスが必要です。 実験的なアプローチではコストと時間のかかる試行錯誤を何度も繰り返す必要があるため、数値シミュレーションは伝統的に、複雑なフロー制御システムを設計、シミュレーション、理解するための高度なアルゴリズムを提供することを試みてきました。 誘電体バリア放電 (DBD) システムの効果を効率的に評価および説明するためのいくつかの方法が、現在文献を通じて入手可能です。 ただし、これらのシステムは多くのフロー制御問題において重要な役割を果たしているため、改善の可能性は常に検討する価値があり、アルゴリズムの改善は常に歓迎されます。

現在、プラズマ アクチュエータをシミュレートするモデルには 3 つのカテゴリがあります。 基本原理に基づくモデル17、18、19、20、21、経験的モデル22、23、および現象学的モデル24、25、26、27、28。 第一原理に基づく方法論のフレームワークを形成するために、最初のカテゴリのモデルは、流体力学的側面 20、21、29、30 とプラズマ側面 17、18、19 の両方からプラズマ アクチュエータの物理メカニズムを再現しようとします。 したがって、これらのモデルでは、電場のポアソン方程式とナビエ・ストークス方程式だけでなく、荷電種と中性種の両方の輸送方程式を考慮する必要があります。 これらのモデルは精度が高くなりますが、かなりの計算コストと時間を必要とします。 2 番目のカテゴリは、プラズマ アクチュエータの誘導体積力を運動量方程式で正確に記述しようとします。 これらのモデルは、迅速な設計、制御、最適化を目的とした DBD アクチュエータの実用的なモデリング ツールの開発を考慮しています。 モデルの最後のカテゴリでは、単純化された一連の微分方程式が使用され、単純化によって寄与する物理学を考慮し、許容可能なレベルの精度を維持しながら、計算量の要求が軽減されるシミュレーションが実現します。 近年、プラズマアクチュエータに関する研究が盛んに行われています。 まず、現在の研究では、プラズマアクチュエータに関する免除された過去の実験および数値研究の一部をレビューし、その後、アクチュエータと流れの相互作用の基礎となる物理的メカニズムをより深く理解し、新しい実践的な方法論を開発するために、考えと基礎について議論します。プラズマアクチュエータのシミュレーション用。 プラズマ アクチュエータをシミュレーションするためのさまざまなカテゴリのモデルに関する上記の説明に基づいて、この研究では、低周波プラズマ アクチュエータのシミュレーションのための現象論的モデルを提供します。 続いて、具体的には現象論的モデルが研究されます。

プラズマ アクチュエータは、図 1 に示すように、誘電体で分離された 2 つの電極で構成されています。DBD プラズマ アクチュエータに関しては、荷電粒子を生成する外部ソースを必要とするプラズマ アクチュエータと比較して、自己完結型として分類できます。電界または磁界の影響を受ける可能性があります。

内蔵型プラズマ アクチュエータは、独自の電場と荷電粒子を生成して、それらに電気力を加えます。 電極に交流電圧が印加されると、電極の周囲の空気が弱くイオン化します。 現象論的モデル間の違いは、プラズモニック媒体とみなされるこの弱電離媒体の結果を特徴づけて実装する方法に基づいて議論されます。 Shyy et al.26 は、プラズマアクチュエータの外部流動効果を、埋め込まれた電極の上の三角形の領域に広がる時間平均平均体積力として特徴付けました。 Suzen と Huang 27,31 は、実験データに基づいて Enloe ら 32 のプラズマ定式化を使用し、マクスウェル方程式を簡約し、プラズマ形成を準定常プロセスとして考慮し、磁力を無視したモデルを提案しました。 ナビエ・ストークス方程式では、誘導体積力がソース項として導入されました。 実験データに基づいて、誘電体表面上の電荷分布は 1 次元ガウス分布を持つと仮定されました 33。 この製剤に対する多くの改良点が文献 28、34、35、36、37 に示されています。 Orlov と Corke38,39 は集中パラメータ モデルを使用してプラズマ アクチュエータの効果をシミュレートしました。 文献 21、38、39、40、41、42 では、さまざまなモデルから計算された電荷と電場に基づいて得られた電気力のさまざまなバージョンが、流れ作動効果の計算に使用されてきました。

DBD プラズマ アクチュエーターの概略図。

文献レビューでは、計算コストを最適値近くに保ちながら、流体の流れに対するプラズマ作動効果を可能な限り正確にシミュレートするために多大な努力が費やされたと報告されています。 しかし、以前の研究では、プラズモニック領域を体積電荷密度分布として導入し、運動量を生成して流体の流れに伝達する電場にさらされています。 これらのモデルでは、アクチュエータの励起機能や構成の変化による実験に基づいて特性パラメータを調整する必要があります。 これらの制御デバイスの新しい応用分野が拡張性、レイアウト設計、最適化の課題に直面し、既存のモデルが十分な柔軟性を提供できない場合、懸念が生じます。

DBD アクチュエータの基礎となる物理学の計算による研究は非常に困難であるという事実にもかかわらず、プラズモニック領域をその領域の空間電荷密度分布を予測するのではなく、その周波数応答特性に基づいて励起された材料として扱うことで、調整可能なモデルが得られます。 。 私たちは、プラズマアクチュエータベースのアクティブフロー制御アプリケーションのための新しい数値手法を提示することを目指しています。 この革新的なアプローチでは、プラズモニック ゾーンは実用的な材料モデルであるローレンツ モデル 43 を使用して再現されます。 前述したように、このモデルは現象論的モデルのカテゴリーに分類されます。 表 1 は、比較しやすいように、モデリングの観点に近い以前の現象論的モデルの特徴をまとめたものです。 次のセクションでは、モデルの開発と実装について詳しく説明します。 単一のプラズマ アクチュエータの電気力学的計算と、単一のプラズマ アクチュエータを使用した静止流における流れ制御の計算は、「結果と考察」セクションに記載されています。 結論は「結論」セクションに記載されます。 「方法」セクションと題された最後のセクションには、実施された実験の詳細が記載されています。

DBD プラズマ アクチュエータはデバイスの表面に取り付けられ、一方の電極は環境に露出し、もう一方の電極は表面下の誘電体材料に埋め込まれます (図 1)。 プラズモニックゾーンは、高振幅の交流電圧が電極に供給されると生成され、電極の周囲の空気が弱くイオン化されます。 前述したように、現象論的モデル間の区別は、プラズモニック媒体と呼ばれるこの弱電離媒体の意味を記述し、その後適用する方法に基づいて議論されます。

プラズマ作動のプロセスを簡略化するために、自給自足型プラズマデバイスから、媒体のイオン化と必要な電界を通じて荷電粒子を自ら提供することでローレンツ力を生成することがわかっています。 この状況では、電場の分析と推定はかなり簡単ですが、荷電粒子の生成と分布をシミュレートするには 3 つの異なる方法があります。

荷電粒子の生成と分布を模倣する基本的な方法は、正確な分子相互作用をシミュレートし、荷電種と中性種の複雑な輸送方程式を解くことです。 この現象にアプローチする別の手法は、電荷密度分布を経験的または半経験的に計算することによって巨視的に行うことです。 この方法は、システムの統合機能が重要な場合に理想的なモデルを与える可能性があります。 それにもかかわらず、産業用途では、総揚力、総抗力、生成される総トルクなどの統合パラメータが重要です。 後者の手法に従うモデルには通常、各 DBD 構成および研究ケースごとに実験的に決定する必要がある定数が含まれています (たとえば、Shyy のモデルでは、固定プラズマ領域を持つだけでなく、実験からプラズマ領域の電荷密度を取得する必要があります。 Suzen のモデルでは、実験によりピーク電荷密度または荷電粒子正規分布の標準偏差を調整する必要があります)。

しかし、この研究は、最初の研究と比較して計算コストを最適近くに保ちながら、注入された運動量ベクトルの大きさと方向の両方に関してプラズマの作動に調整可能性を提供できるかどうかという、より大きな疑問に答えることを目的としています。原則に基づいたモデル。 この点で、物理ベースの制御パラメーターを提供するモデルを開発する必要があります。 この後者の仕様では、Suzen または Shyy のモデルの場合と同様に、調整パラメータを決定するために各スタディ ケースに対して実行される実験からモデルが独立します。

上記の説明で生じる課題は、モデル内でプラズモニック領域を自己構成可能にするために、プラズモニック領域をどのように記述するかということです。 この研究では、プラズマ領域を特定の周波数で励起される媒体であるかのように表現できることを提案します。 その結果、ドメインの誘電率と透磁率が変化します。 誘電率と透磁率は、一定の (周波数に依存しない) 値で説明されることがよくありますが、実際には、すべての材料特性は周波数に依存します。 材料の周波数応答を特徴付けるために、多数の材料モデルが開発されてきました。 ローレンツ モデルは、最もよく知られた材料モデルの 1 つです。 これは、駆動され減衰した調和振動子としての電子の運動の類似性に基づいて開発されました。 復元力が無視できる場合、ローレンツ モデルを単純化するとドルード モデルが得られ、これをモデリングに使用します。

プラズマが電磁場の変動に応答するには重すぎるイオンを含む準中性であると仮定すると、媒体の電磁応答とプラズマの間の結合は主に電子電流密度を通じて発生します。 電磁波が伝播する媒体の波動インピーダンスのため、通常、原子核の存在下で電場が電子の運動にどのような影響を与えるか、つまりこの系の基本双極子モーメントに焦点が当てられます。 この挙動に基づいて、媒体の電気感受性とその結果としての誘電率のモデルが開発されました。 前述したように、最も一般的な材料モデルの 1 つはローレンツ モデルです。これは、同じ電界成分に対する媒体の分極場の成分の時間的反応を表します。 ローレンツ モデルによれば、印加された電磁波によって励起された媒体は、生成された分極場によって定義され、その結果、その領域の誘電率が定義されます。 プラズマの誘電率、より正確には、電磁周波数、プラズマ周波数​​、および電子と中性粒子の衝突の周波数は、波の伝播、エバネッセンス、または減衰を制御します。 DBD プラズマ アクチュエータに関しては、プラズモニック領域の特徴的な誘電率が減衰し、その領域が分散媒体として導入されます。 このモデルでは、この分散エネルギーは体積力の観点から表現されます。 次に、流体の流れへのエネルギー伝達を模倣するためにナビエ ストークス方程式に組み込まれます。

電気流体力学 (EHD) 力は次のように定義されます。

ここで、 \(\vec {f_b}\) は単位体積あたりの物体力、 \(\rho _c\) は正味電荷密度、 \(\vec {E}\) は電界強度、 \ (\vec {V\ }\) は速度ベクトル、\(\vec {B\ }\) は磁場です。

この研究の数学的モデリングの詳細に入る前に、2 つの基本的な議論をさせてください。 これに関して、以下では、DBD アクチュエータ システムの電気力学的解析の概要を説明します。 その後、後の議論で使用するためにローレンツ モデルが導入されます。

一般に、システムの電気力学的特性を説明するには、次の 4 つのマクスウェル方程式が実装されます。

ここで、\(\vec {H}\) は磁場の強度、j は電流、\(\vec {D}\) は電気誘導ベクトルで、電場によって誘電体に誘導される力を表します。 さらに、上記の 4 つの方程式を解を得るのに十分なものとするためには、2 つの構成関係が必要です。 これらの方程式は通常、2 つの物質場ベクトル \(\vec {P}\) と \(\vec {M}\)、分極密度と磁化密度の観点から導入されます。

\(\varepsilon _0\) と \(\mu _0\) は、それぞれ自由空間の誘電率と透磁率を表します。 DBD プラズマアクチュエータでは、イオン化プラズモニック領域から周囲の流れへのエネルギー伝達に基づいて作動プロセスが研究されます。 本研究で重点を置いている、低速非圧縮性流体流アプリケーションの流体特性時間スケールは、動作中のプラズマ力学よりもかなり大きい。 言い換えれば、電場の生成とイオンの再配置は流れの応答よりもはるかに速いため、エネルギー生成部分は準安定プロセスと見なすことができ、流体物理とプラズマ物理の間のリンクを一方向で安全に扱うことができます。プラズマから流体の流れまで。 したがって、イオンの配置は一定とみなされ、電流はゼロになります21、38、40。 また、上記の方程式の時間微分はすべてゼロになり、残る方程式は次のものだけになります。

式 9 から、スカラー ポテンシャルの勾配を使用して電界を計算できることがわかります。

電気感受率は分極と電場に関連しており、次のようになります。

任意の媒体の実効誘電率を次のように定義します。

\(\varepsilon _r\) を媒体の比誘電率として使用すると、式 (1) のようになります。 10の収量、

ガウスの法則は次のようになります。

上記の定式化は、既知の電界強度を使用して、生成される体積力をもたらす電荷密度分布を記述する必要があることを示唆しています。 文献にある他のアプローチとは異なり、私たちは一歩下がって、特定の周波数での励起に応答する媒質の分極場を研究することを目的としています。 前述したように、この研究では、ローレンツ発振器モデルを使用して、媒体の誘電率に対する励起の影響を追跡します。 以下では、ローレンツ モデルを示し、さらに詳しく説明します。

ローレンツ振動子モデルによれば、電子は駆動される減衰調和振動子としてモデル化されます。 このシナリオでは、電子はバネ定数 C の仮想バネを介して原子核に接続されています。駆動力は振動電場です。 減衰力の発生源は不明ですが、駆動力が共振状態にあるときに際限なく振動することを避けるために存在します。 このモデルの目的は、ニュートンの第 2 法則を使用して電子の速度を決定し、そこから双極子モーメント、分極、感受率、誘電率の式を導き出すことです。

駆動振動電場を \(E = E_0 cos(-\omega t)\) として考えてみましょう (\(cos(-\omega t)\) のマイナスは、標準的な走行の時間依存性と一致することを保証するためです。電磁波）。 速度依存の減衰力を減衰係数 \(\Gamma _L\) で表すと、次のようになります。

後者の式を整理すると、次のようになります。

ここで、m は研究対象の物質の質量、q は電荷、\(\omega _0\) は系の固有振動数、\(\omega _0 = \sqrt{C/m}\) を表します。 この研究の目的のために、導入されたローレンツ モデルに基づいて偏光場を定式化する必要があります。 分極 P は、体積あたりの双極子モーメントです。 原子核が原点にあり、静止しているため双極子モーメントに寄与しない、原子内で説明されたのと同じように運動する電子によって誘起される複素双極子モーメントは、次のように与えられます。

体積あたり n 個の電子があると仮定すると、分極 P は次の方程式から導出されます。

ここで、 \(f_0 = \omega _0 / 2\pi\) は復元力の固有周波数を表し、 \(\chi _L\) は右辺駆動項の結合係数を表します。 この式は、標準の \(exp(+j\omega t)\) 時間依存性を仮定して、周波数応答を次のように示します。

応答は固有振動数で共鳴し、損失 \(f_0\) は無視できます。 12 より、ローレンツ モデルの電気感受率は次のようになります。

軽度にイオン化された領域では、復元力は無視できます。 その結果、Drude モデルが得られ、次のように表されます。

ここで、プラズマ周波数​​ \(\omega _p=\sqrt{\frac{e^2n_e}{\varepsilon _0m_e}}\) は、一般に結合係数 \(\chi _D={\omega _p}^2\) を表します。 ）。 ローレンツ・ドルーデモデルの誘電率は次のようになります。

このような単純な状況であっても、この方程式は複素誘電率をもたらし、それが複素波数ベクトルと屈折率をもたらすことに注意することが重要です。 これは、誘電率、したがって屈折率が周波数に依存することを意味し、分散を意味します。 この分散は、私たちが提案するモデルにおいて重要な役割を果たします。

DBD アクチュエータ構造の特定の問題の研究を進めるにあたって、最初に浮かぶ疑問は、動作する DBD セットアップについて正確に何を知っているのかということです。 DBD アクチュエータ設定の境界条件から、2 つの電極の電圧と、2 つの電極間の電圧の励起周波数がわかります。 私たちはそうするだろう、

ここで、 \(\varphi\) は時間に依存する電位、 \(\phi\) は時間に依存しない電位です。 時間依存性は、露出電極における印加電圧の境界条件によってのみ引き起こされるため、一定の境界条件を適用することにより、関連する方程式および電圧境界条件が時間独立となり、解決されます。 境界条件のこの時間依存性は、流れ場の流体力学的特徴から切り離されていると仮定していることに注意してください。 2 次元座標の正規化されたパラメータは次のとおりです。

ここで、f(t) は電圧の波形を表す関数です。 電極上の電位がわかったら、以下の支配積分方程式を解き、電極上の電位の原因となる 2 つの電極上の電荷密度分布を求める必要があります。

ここで、\(V_{applied}\) は上部電極に印加される電圧です。 下部電極が接地されるように設定されていると仮定します。 \(G\left( \vec {r},\vec {r^\prime }\right)\) は、領域内のディラック デルタ源に対する媒体の応答を提供する媒体のグリーン関数を表します。 電極上の電荷分布により、方程式の解は次のようになります。 図１５に示すように、ＤＢＤアクチュエータセットアップの周囲に電位場が生じる。 空間電位場を手元に置くと、式 (1) が得られます。 28 は、DBD アクチュエータ システムの周囲に空間電界強度フィールドをもたらします。 前述したように、プラズマ周波数​​は、電子密度 \(n_e\) と電子の電荷 e、自由空間誘電率 \(\varepsilon _0\) および電子質量 \(m_e\) によって決まります。 。 電子密度は、ガス流の圧力に基づいて \(10^{17}\) – \(10^{20}\) \(m^{-3}\) の範囲内で変化します。 励起周波数がわかったら、式を実装できます。 25. したがって、プラズモン媒質の実効誘電率は次のように定義できます。

Lorentz-Drude モデルの結果は次のようになります。

方程式から電気距離場の発散を求める。 10、次に 4 の結果、DBD セットアップの周囲の空間電荷分布が得られます。 目前の問題を逆算して考えると、DBD セットアップの周囲のこの空間電荷分布は、以前に発見された電場、電位、および電気距離場の原因となります。

空間電場と空間電荷分布の両方が得られたので、結果として生じる体積力は次のように表されます。

流体の流れのモデリングには、2 次元の非圧縮性レイノルズ平均ナビエ・ストークス (RANS) 方程式が利用されます。 プラズマアクチュエータによって提供されるエネルギーの大部分は、流体粒子を加速するために使用されることが予想されます。 したがって、流体の加温に寄与する量は重要ではないと考えられ、流れ場のエネルギー方程式は無視されます44。 以下は、流体の流れのシミュレーションに使用された運動量と質量保存の基本方程式です。

ここで、\(\rho\)、\(\vec {u}\)、\(\upsilon\)、P はそれぞれ密度、速度、動粘度、静圧であり、\(\vec {f} _b\) は、\(N/(m^3)\) 単位の単位体積あたりの体積力です。 式では、 図３３に示すように、プラズモン作動によって生成された体積力ベクトル成分が運動量方程式の右側に追加される（式３５）。 有限要素法とガラーキン法は、これらの方程式を解き、静電場との直接相互作用による流体の流れをシミュレートするために使用されます。 アルゴリズム コードは C++ プログラミング言語で記述されます。

実際の数値実装手順をよりわかりやすく説明するために、図 2 に各ステップの数学的プロセスの概略図と、各プロセスに関連する数値スキームを示します。 前述したように、ダイアグラムの境界条件からモデリングを開始しました。 2 つの電極間の電圧とその励起周波数は、それぞれ境界条件と初期条件からわかります。 前述の数学的手順の説明に加えて、この図では各ステップで使用される数値アルゴリズムも指定されています。 2 つの電極上の既知の電圧の原因となる電荷分布を与える積分方程式は、Galerkin 重み付け関数を備えた有限要素法を使用して解かれました。 空間電位場も、2 つの電極の電荷分布の数値積分を使用して計算されました。 再び有限要素法を用いて空間電位場の傾きを計算した。

新ローレンツ力 (体積体積力) 数学的手順の概略的な計算手順と、各ステップに関連する数値手順。

流れダイナミクスに対するプラズマ アクチュエータの影響を正確に模倣するには、プラズマに対応するドメインに 2 つの特性がなければなりません。1 つ目は、プラズマ形成物理学と互換性があること、2 つ目は自己拡張可能であることです。 モデルを領域に適用する場合、最初のステップは、作業領域が完全に認識されるように領域の境界と拡張を確立することです。 この研究では、DBD アクチュエータの構造を囲む領域に関連付けられた長方形を考慮します。この長方形は、その領域を周波数応答させるために正確に決定された寸法を持ち、モデルと物理学との互換性と作業領域の自己スケーラビリティを保証します。

単純な平行平面構造と比較すると、電極間の誘電体の存在と非対称性により、非対称アクチュエータ構成では質的に異なる電力線パターンが生じます。 電場は 2 つの電極の内側の縁付近で最も強くなります。 その結果、電界が強い領域ではプラズマが発生しやすくなります。 このレイアウトでは、アノード表面は電極ではなく誘電体となり、擬似アノードが形成されます。 この点に関して、擬似アノードに直接隣接するアノード領域は、電子が豊富なゾーンである。 カソードとは対照的に、誘電体はその表面での電荷の移動を妨げるため、カソードには電荷が集中し、擬似アノードには電子が比較的まばらに分布します26。

上記の議論から、プラズマ領域の幅は、誘電体層の全長、より正確には擬似アノードと、完全に決定するにはさらなる議論が必要な露出電極の一部から構成されることが理解されます。

デバイ長は、プラズマ放電の一般的な特徴的な長さスケールとしてプラズモン領域に寄与するもう 1 つの長さです。 電子の熱速度をプラズマ周波数​​で割った比として定義されるデバイ長は、プラズマ内でイオンと電子を分離できる特性的な距離です45。 したがって、プラズマ プラムは、境界のない空間でデバイ長の半径を持つ球を形成します。 しかし、DBD アクチュエータの構造によって境界が定められた領域では、プラズマ領域がデバイ長の半径と露出した電極の後縁を原点とする半球を満たすことが期待できます。

上記に基づいて、プラズモン領域の領域は、デバイ長に等しい高さと、デバイ長に等しい露出電極の部分から始まり埋め込み電極の後縁で終わる幅を有する長方形として推定されます。 。 図 3 は、説明したプラズモニック領域を示しています。 この領域は、モデルに自己スケーラビリティを提供します。 簡単にするために、プラズマはドメイン全体で一定の誘電率を有すると仮定されることに留意されたい。 誘電率のより正確な分布と、その印加電圧および励起周波数への依存性については、今後の研究で調査される予定です。 デバイ長 \(\lambda _D\) は、次の経験的関係から求められます 34,35:

前式に基づくと、印加電圧と励磁周波数の変化によりデバイ長が変化することがわかります。 プラズモニック領域とみなされる領域はデバイ長に基づいて定義されるため、この領域は電圧と周波数の変化の結果として変化します。

提示されたモデルによって定義されたプラズモニック領域を示す DBD プラズマ アクチュエータの概略図。

計算コストを最適値近くに保ちながら、プラズマアクチュエータの影響を受ける流体の流れをできるだけ正確にモデル化するために、集中的な作業が行われてきました。 これらのモデルは、プラズマ アクチュエータをシミュレートするための基本的なアルゴリズムを提供します。 しかし、彼らはプラズマ生成の複雑さを無視し、物理現象を適切に調査するための複雑さと高額な計算コストを回避するために、流れに対するプラズマジェットの積分効果をモデル化しています。 さらに、これらのモデルは実験データに依存してその特性を変更します。 文献ではさまざまな製剤が提案されています 23、26、27、28、31、35、36、38、39。 これらの定式化は最適化され、適用可能になっていますが、モデルの複雑さがさらに増し、依然としてプラズマ物理学の実装を回避しています。 提供されたアプローチを使用してプラズマ ダイナミクスの詳細が実装され、プラズマが流体の流れを生成するための基準を確立しながら、モデルをシンプルに保ち、基本原理に基づくモデルと比較して計算コストを低く抑えています。 それにもかかわらず、提案されたモデルは現在、作動体力成分を完全に制御できるように改良されています。 さらに、モデルは周波数 (1 ～ 14kHz) と印加電圧 (3k ～ 20kVpp) の範囲に制限されます。 経験上、この範囲はほとんどの工学用途に適切であることが示されていますが、より正確な推論は将来の研究で追求されます。

図 4 は、ポアソン方程式の解の境界条件を示しています。 電位方程式とガウスの法則の方程式 (式 15) は、外側領域と外側境界で解かれます。 前述したように、方程式と電圧境界条件は時間に依存しないように変更されます。 したがって、埋め込み電極には \(\phi \ =\ 0\) が設定され、\(\phi \ =\ \phi _{max}/\sqrt{2}\ =\ \phi _{rms}\) となります。 、露出した電極上にあります。 \(\phi _{max}\) は、印加される AC 電圧の振幅を指します。

静電シミュレーションの境界条件を含む DBD アクチュエータの回路図。

流体の流れに対するプラズマアクチュエータの影響を予測する際の、提示されたモデルのパフォーマンスを完全に調査するために実験が行われました。 さらに、モデルの適用性と調整可能性を分析するために、Kotsonis et al.46 の実験ケースが研究のために選択されました。 最終的な比較は、異なるアクチュエータ構成、印加電圧、および励起周波数を使用した、指定された数値モデリングのケースに関して、Palmeiro et al.47 による実験に基づいて行われました。

これらの研究は、実験データに基づいて提示されたモデルの適用性の包括的な理解を提供し、他の数値的アプローチに関する徹底的な比較を提供します。 以下に示すレポートは、議論の妥当性を保証するためのシミュレーションに基づいています。

シミュレーションを目的とする場合、DBD 構成の参照ジオメトリは、選択された状況に応じて異なります。 これらのジオメトリは、シミュレーションでは 2D 形状とみなされます。これは、すべての DBD の組み合わせの長さと厚さの比率がかなり大きいことを考慮すると、合理的な仮定です。 メッシュは三角形のピースで行われ、メッシュ設定は最初は「非常に細かい」に設定されていました。 グリッドの間隔はデバイ長以下に制限されました。 さらに、適応メッシュ改良を使用して、取得した結果のグリッド独立性を達成しながら、各ケースのシミュレーションの数値的コストを最小限に抑えて、各問題のマルチフィジックス特性に基づいたメッシュ生成を完璧に実現しました。 表 2 には、実施されたすべての実験および研究ケースのテスト条件と実験データが含まれています。 いずれの場合も、作動流体は標準状態の空気です (\(\nu = 1.75e5 m^{2} s^{-2}\) および \(\rho = 1.18 kgm^{-3}\))。

このセクションでは、実施された実験から得られた結果を示します。 実験のセットアップと測定システムの詳細については、「方法」セクションで説明します。 図 5 に、実験に使用した構成を示します。 速度プロファイルは、実験データと比較して、シミュレートされた誘導ジェットの強度および隣接する流体との相互作用を予測する際の、提案されたモデルの有効性を評価するために使用される指標です。 実験および対応するシミュレーションに適用される電圧と周波数は、それぞれ 6.7.2 kVpp および 6.8 kHz です。 表 2 に記載されているように、露出電極と埋め込み電極の長さはそれぞれ 10 mm と 30 mm です。 電極の厚さは 0.05 mm、誘電体は総厚 (接着層を含む) 0.6 mm、比誘電率 2.7 のポリイミド カプトン テープで構成されています。

研究で利用されたアクチュエータの配置が概略的に示されています。

このシナリオでは、コンピューティング ドメインは長さ 104 cm、高さ 50 cm の長方形です。 下部境界条件は滑りなしに設定され、上部境界は対称基準の対象となります。 左側の入口境界での速度はゼロに設定され、右側の出口境界での圧力も同様にゼロに設定されます。 アクチュエータは流入境界付近の約 30% で調整されます。

図6は、現在のモデルを使用して得られた誘導速度プロファイルを、それぞれ6 kVppの印加電圧と6、8 kHzの励起周波数で露出電極の先端から5 mm下流のステーションでの実験データと比較して表しています。 流れ特性に基づいて、デバイ長 (36) はそれぞれ 0.114 mm と 0.118 mm と計算されます。 提示された数値モデルはスケーリングされた速度を過小評価しているものの、速度プロファイルの一般的な傾向を捉えることができることが観察されます。 さらに、このモデルは最大速度が発生する高さを推定し、ジェット誘発境界層の厚さを許容可能な精度で特徴付けます。

実験からの速度プロファイルと、露出した電極の前縁の 5 mm 下流での a V = 6 kVpp、f = 6 kHz と b V = 6 kVpp、f = 8 kHz の提示された数値スキームの比較。

図 7 はまた、現在のモデルを使用して得られた誘導速度プロファイルを、印加電圧 6 kVpp、励起周波数 6、8 kHz で露出電極の先端から 12.5 mm 下流のステーションでの実験データと比較して表しています。それぞれ。 提示された数値モデルが速度プロファイルの一般的な傾向を捉えることができることが観察されます。 さらに、このモデルは最大速度が発生する高さを推定し、ジェット誘発境界層の厚さを許容可能な精度で特徴付けます。

実験からの速度プロファイルと、(a) V = 6 kVpp、f = 6 kHz、(b) V = 6 kVpp、f = 8 kHz、露出電極の前縁の 12.5 mm 下流での数値スキームの比較。 。

図 8 は、アクチュエータの周囲の電位場を示しています。 埋め込まれた電極と露出した電極の端の間で最大の電圧差が観察され、その結果、最大の電界の大きさが得られます。 図 9 は、アクチュエータ付近の流速場を示しており、運動量の増加の大部分が x 方向で発生していることを示しています。 電極の内縁の上流でも弱い吸引効果が見られ、アクチュエーター付近に大きな圧力差が存在する可能性があることを示しています。

V = 6 kVpp および f = 8 kHz の作動ケースにおける、アクチュエーターの周囲のボルト単位の電位場。

V = 6 kVpp および f = 8 kHz の作動ケースのアクチュエーター周囲の流速場 (\(ms^{-1}\))。

図 10 は、それぞれ 7.2 kVpp の印加電圧と 6、8 kHz の励起周波数に対する誘導速度プロファイルを示し、現在のモデルと露出した電極の前縁の 5 mm 下流のステーションでの実験結果を比較しています。 流れ特性に基づいて、デバイ長 (36) はそれぞれ 0.0228 mm と 0.0229 mm と計算されます。 提示された結果は、数値モデルが速度プロファイルの一般的な傾向を正確にシミュレートできるだけでなく、最大速度が発生する高度を予測できることを示しています。

実験からの速度プロファイルと提示された数値スキームの比較 (a) V = 7.2 kVpp、f = 6 kHz、および (b) V = 7.2 kVpp、f = 8 kHz、露出した電極の前縁の 5 mm 下流で。

さらに、図11は、それぞれ7.2 kVppの印加電圧と6、8 kHzの励起周波数に対する誘導速度プロファイルを示し、現在のモデルと露出した電極の前縁の12.5 mm下流のステーションでの実験結果を比較しています。 提示された結果は、数値モデルが速度プロファイルの一般的な傾向を正確にシミュレートできるだけでなく、最大速度が発生する高度を予測できることを示しています。

実験からの速度プロファイルと提示された数値スキームの比較 (a) V = 7.2 kVpp、f = 6 kHz、および (b) V = 7.2 kVpp、f = 8 kHz、露出した電極の前縁の 12.5 mm 下流。

前のケースと同様に、図 12 はアクチュエータの周囲の電位場を示しています。 埋め込まれた電極の端と露出した電極の端の間で最大の電圧差が発生し、その結果、最大の電界の大きさが得られることが観察されます。 図 13 は、アクチュエータ付近の流速場を表しており、運動量が主に x 方向に増加し、弱い吸引効果による潜在的に強い圧力勾配が電極の内縁の上流に存在することを示しています。

V = 7.2 kVpp および f = 8 kHz の作動ケースにおける、アクチュエーターの周囲のボルト単位の電位場。

V = 7.2 kVpp および f = 8 kHz の作動ケースにおける、アクチュエーターの周囲の流速場 (\(ms^{-1}\) 単位)。

提示された数値モデルを使用して得られた最大速度と、対応する実験結果を、x 方向に沿った 2 つの距離 5 mm で、それぞれ電圧 6 および 7.2 KVapp、周波数 6 および 8 KHz について表 3 に示します。露出した電極の先端から 12.5 mm 下流。 結果は、モデルが体全体の力の指標として最大速度を許容可能な精度で予測していることを明らかにしています。

DBD アクチュエータの身体力場に関する Kotsonis らの実験 46 がベンチマークとして選択され、モデルに確実性がもたらされます。 コトソニスら。 さまざまな入力電圧に対する PIV 観察から導出された体積力場を提供します。 Kotsonis らの研究で使用されたプラズマ アクチュエータ構成の詳細は、次のとおりです。 Kotsonis et al. が使用したプラズマ アクチュエータの構成を表 2 に示します。 幅 10 mm、厚さ 0.06 mm の電極で構成されます。 電極はゼロの水平ギャップによって分離されます。 さらに、総厚さ (接着層を含む) 0.11 mm のポリイミド カプトン テープの 2 つの誘電体層が電極を分離しています。 電極のピークツーピーク電圧は、8 kVpp から 16 kVpp まで 2 kVpp ステップで調整されました。 入力のピークツーピーク電圧ごとに、人体力場が監視されます。

計算領域と境界条件は前のセクションと同じに設定されます。 Kotsonis らによって提供された流れ特性に基づいています。 デバイ長は 2 mm とみなされます。 この点において、プラズモニック領域とみなされる領域は、デバイ長の高さとデバイ長に等しい露出電極の部分から始まり埋め込み電極の後縁で終わる幅をもつ長方形になります。 。

図 14 は、提示された数値モデルに基づく体積力成分の空間分布を示しています。 最大の水平物体力が 2 つの電極の端で生成されることが観察されます。予測どおり、この領域は電場の大きさが最も大きく、したがってイオン化の可能性が最も高い領域です。

提示された数値モデルに基づいて計算された体積水平成分の空間分布。

表 4 は、計算された統合水平体力成分を Kotsonis らの実験結果と比較しています。 それぞれさまざまな入力電圧に対応します。 比較は、プラズモニック領域の周囲の領域にかかる統合された物体力に基づいて行われます。 コトソニスら。 実験領域は、デバイ長のオーダーの高さと露出電極の 10% から始まり埋め込み電極の後縁から 70% で終わる幅をもつ長方形でした。 この結果は、提示されたモデルが体積力生成の積分効果を正確に予測できると解釈できるかもしれません。 結果として生じる体にかかる力は、実験結果からの最大偏差 7.69% で正確に予測されます。

文献によれば、発生する推力は \(V^{7/2}\)32 増加するはずです。 この比例関係は、生成される体全体の力 \(f_b\propto V^{7/2}\) にも当てはまります。 数値シミュレーションの結果から、得られた積分体力が文献に記載されている比例関係と一致することが明らかになりました。

提示されたモデリング戦略の適用可能性を調べるための最後のケースは、Palmeiro らの実験研究として選択されました。47。 さらに、Palmeiro らによって提供された数値研究を使用して、現在のモデルをさまざまな数値モデルと比較します。 彼の研究に続いて、3 つのテスト シナリオが検討されます。 すべてのケースの詳細を表 2 に示します。各テスト ケースについて、5 組の結果が表示されます。(A) 実験 47。 (B) 集中回路モデル25。 (C) ハイブリッドモデル24。 (D) 単純な体積力モデル 26、および (E) 現在の数値モデル。 対応する最大速度は、すべてのモデリング方法の速度プロファイルを正規化します。 表 2 に示すように、Palmeiro らのケース A ～ C に使用されたプラズマ アクチュエータの構成は次のとおりです。 幅はそれぞれ 6.35、12.7、5 mm、厚さはすべて 0.075 mm の電極で構成されます。 電極間に使用される水平ギャップは、それぞれ 1 mm、1 mm、ゼロに設定されます。 すべての場合において、電極は、合計厚さがそれぞれ 0.19、0.57、0.18 mm のポリイミド カプトン テープの誘電体層によって分離されています。 さらに、電極の入力ピークツーピーク電圧はそれぞれ 12、15、および 10 kVpp、励起周波数はそれぞれ 3、3、および 2.75 kHz です。 計算領域と境界条件は、前のセクションと同じように設定されます。 流れ特性に基づいて、ケース A ～ C のデバイ長 (36) は、それぞれ 0.46、0.74、0.28 mm と計算されます。 この点において、プラズモニック領域とみなされる領域は、デバイ長の高さとデバイ長に等しい露出電極の部分から始まり埋め込み電極の後縁で終わる幅を有する長方形となる。 図 15、16、17 は、Palmeiro らの実験結果と数値結果に基づいて得られた誘導速度プロファイルを示しています。 それぞれケース A、B、C について提示された数値モデルの結果と比較します。

ケース A (図 15) の結果に基づいて、提示された数値モデルは、速度プロファイルの推定において、単純体力モデルやハイブリッド モデルと同様に機能します。 3 つのモデルは正規化された速度を過剰に予測していますが、提示されたモデルは最良の結果を提供します。 集中回路モデルは、正規化速度を正確に予測する 1 つの方法ですが、アクチュエーターから離れると実験結果から逸脱します。

提示された数値モデルの結果を、ケース A のアクチュエータ形状に関する実験および他の数値垂直速度プロファイルと比較しました。

数値結果をケース B の図 16 の実験データと比較すると、提示された数値モデルが他の数値スキームと比較して速度プロファイルの最良の予測を提供することが観察されます。 提示された数値モデルと単純体力モデルはどちらもジェット境界層の厚さを正確に予測できますが、後者の結果はアクチュエーターから遠ざかるにつれて実験データから逸脱します。 この図は、ハイブリッド モデルが速度プロファイルを捕捉できず、集中回路モデルが一般的な傾向を捕捉しているにもかかわらず、正規化された速度を過小評価していることを示しています。

提示された数値モデルの結果を、ケース B のアクチュエータ形状に関する実験および他の数値垂直速度プロファイルと比較しました。

ケース C の結果 (図 17) は、提示された数値モデルが、単純体力モデルや集中回路モデルと比較して、最大速度が発生する位置によって特徴付けられるジェット境界層の厚さの最良の予測を提供することを示しています。 ただし、集中回路モデルと同様に、提示された数値モデルは、アクチュエーターから遠ざかるときの正規化された速度を過小評価します。 ハイブリッド モデルとは異なり、提示された数値モデルは、速度プロファイルの一般的な傾向を捉える点で、単純体力モデルや集中回路モデルと同様に機能します。

提示された数値モデルの結果を、ケース C のアクチュエータ形状に関する実験および他の数値垂直速度プロファイルと比較しました。

3 つの例すべてから得られた結果をレビューすると、特定のモデリング手法が他の現象論的モデルと比較して、さまざまなテスト ケースに対して最も一貫した予測能力を備えていることは明らかです。

提示されたモデルの可能性を他の数値手法とより詳細に比較するために、表 5 に、ケース A、B、および C のそれぞれについて、露出した電極の先端から x = 25 mm で得られた最大速度を示します。他の数値シナリオと比較して、3 つのケースすべてで最も一貫した予測能力と適切な精度が得られます。

この研究では、プラズマ アクチュエータの影響を受ける流体の流れの数値的研究のための新しいモデリング アプローチの概要が説明されています。 この新しいアプローチでは、実用的な材料モデルであるローレンツ モデルに基づいてプラズモニック領域をシミュレートし、領域を分散媒質として特徴付けるモデルを提示しました。 流れに追加される散逸エネルギーは、電場についてはポアソン方程式を解き、分極場については簡略化されたローレンツ モデルを実装することによって、局所的な物体力成分の観点から計算されます。 プラズモニック領域として考慮される領域は、特徴的なデバイ長に基づいて定義され、励起周波数と印加電圧の関数として変化します。 この点に関して、現在のアプローチは、プラズマ力学の詳細を考慮することによって、プラズマが流体の流れを誘発するための基準を確立しています。 これにより、基本原理に基づくモデルと比較してモデルをシンプルに保ち、計算コストを低く抑えながら、物理学に基づいて自己調整可能な作動の特徴パラメータを定義することが容易になりました。 提案されたモデルの妥当性と性能を評価するために、流体の流れに対するプラズマアクチュエータの観察された影響をモデルによって予測された結果と比較する実験を実施しました。 結果は、このモデルが速度プロファイルの一般的な傾向を捉え、ジェット誘起境界層の厚さを許容可能な精度で推定できることを示しました。 このモデルは、アクチュエーターに関する x 方向の運動量の大幅な増加と、アクチュエーター付近の潜在的に重大な圧力差も推定しました。 さらに、モデルの普遍性は、さまざまな実験と除外された数値モデルを使用して検証されました。 プラズマ作動の積分効果は、最大誤差約 8% で予測されています。 実験データと選択された数値モデルからの結果を使用して、速度プロファイルを取得し、ジェット誘発境界層の厚さを推定し、誘発ジェット強度を計算するモデルの能力を評価しました。 現在のモデルは、他の数値シナリオと比較して、すべてのテスト ケースに対して最も一貫した予測能力と適切な精度を示しています。 結果は、提案されたモデルと技術がプラズマ流量制御アプリケーションにおいて明るい未来を持っていることを示しています。

この研究で調査した実験装置とプラズマアクチュエータを図18に示します。プラズマデバイスは、2つの厚さ0.05 mmのアルミニウム電極と誘電体としての6層のカプトンフィルムで構成されています。 露出電極と埋め込み電極の幅はそれぞれ 10 mm、30 mm です。 流れ方向では、上部電極と下部電極の間の間隔はゼロに調整されます。 各アクチュエータの長さは 0.4 m で、速度場の測定はアクチュエータ デバイスの中心線に沿って実行されました。 測定値は、静止空気中で外径 1.6 mm のガラス ピトー管を使用して取得されました。 プローブは流れ方向の速度を測定するように指示され、0.01 mm の分解能で垂直トラバースに取り付けられました。 各速度データ ポイントは、10 秒間隔で 5 kHz で測定されたサンプルにわたって平均されました。 サンプル母集団は、PC に接続された NI-USB5239 データ収集デバイスを使用して記録されました。 各アクチュエータの露出した電極の後縁に対する測定の下流位置は、2 つの研究ケースでそれぞれ 5 mm と 12.5 mm に設定されます。 各励起信号は正弦波であり、Rigol DG1011 波形発生器を使用して配信されました。 電源の出力正弦波電圧と周波数範囲は、それぞれ 0 ～ 15 kV と 0 ～ 15 kHz でした。 すべての実験では定常波が使用されました。

実施された実験の実験セットアップの概略図。

ロドリゲス、JA 他光コンピューティングのためのプラズマ メタマテリアル デバイスの逆設計。 arXiv プレプリント arXiv:2102.05148 (2021)。

Kourtzanidis, K.、Pederson, DM & Raja, LL 調整可能かつ再構成可能な結合プラズマ スプリットリング共振器メタマテリアルを使用した電磁波エネルギー フロー制御: 基本的な条件と構成の研究。 Ｊ．Ａｐｐｌ． 物理学。 119、204904 (2016)。

記事 ADS Google Scholar

ハモウダ、I.、ラベイ、C.、Cvelbar、U.、Ginebra、M.-P. & Canal, C. 骨癌細胞株における直接血漿処理および血漿馴化培地の選択性。 科学。 議員第 11 号、1–12 (2021)。

記事 Google Scholar

Roy, ​​S.、Choudhury, B.、Johnson, J.、Schindler-Tyka, A. 食品の保存期間を改善し、腐敗を減らすための誘電体バリア放電の応用。 科学。 議員第 11 号、1–9 (2021)。

記事 Google Scholar

Deylami, HM、Amanifard, N.、Dolati, F.、Kouhikamali, R. & Mostajiri, K. 滑らかなチャネル内での ehd 強化熱伝達を増幅するためのさまざまな電極配置の使用に関する数値研究。 J.エレクトロスタット。 71、656–665 (2013)。

記事 Google Scholar

Kazemi, M.、Ghanooni, P.、Mani, M.、Saeedi, M. sdbd プラズマ アクチュエーターを使用した 3D ブラフ ボディの抗力低減。 手順研究所メカ。 工学パート D J. 自動車。 工学 235、1461–1480 (2021)。

記事 Google Scholar

佐藤 伸、古川 英、小室 明、高橋 正、大西 典。低電圧動作用の統合された誘電体障壁放電プラズマ アクチュエータによりイオン風を連続的に加速。 科学。 議員9、1-11（2019）。

ADS Google Scholar

Portugal, S.、Roy, ​​S. & Lin, J. 大気中の表面誘電体バリア放電における材料特性、印加周波数、およびオゾン生成の間の関数関係。 科学。 議員 7、1–11 (2017)。

記事 CAS Google Scholar

ピンチュク、M.ら。 ヘリウムdbdプラズマジェットにおける誘導ストリーマ進化における電荷蓄積の役割。 科学。 議員第 11 号、1–11 (2021)。

記事 Google Scholar

Rizzetta, DP & Visbal, MR 過渡期の高負荷低圧タービン向けのプラズマベースの流量制御戦略。 J. 流体工学 130、041104 (2008)。

記事 Google Scholar

Thomas, F.、Kozlov, A.、Corke, T. 着陸装置の騒音低減用プラズマ アクチュエータ。 第 11 回 AIAA/CEAS 航空音響会議、3010 (2005)。

Little, J.、Nishihara, M.、Adamovich, I.、Samimy, M. 単一の誘電体バリア放電プラズマ アクチュエータを使用した高揚力翼型後縁分離制御。 経験値流体 48、521–537 (2010)。

記事 Google Scholar

Whalley, RD & Walsh, JL 低温誘電体バリア大気圧プラズマ装置の下流で発生する乱流ジェット流。 科学。 議員6、1-7 (2016)。

記事 Google Scholar

Labergue, A.、Moreau, E.、Zouzou, N. & Touchard, G. プラズマアクチュエータを使用した分離制御: 自由乱流ジェットへの応用。 Ｊ．Ｐｈｙｓ． D アプリケーション物理学。 40、674 (2007)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Gibson, B.、Arjomandi, M. & Kelso, R. 直交配置された誘電体バリア放電アクチュエータに対する平板境界層の応答。 Ｊ．Ｐｈｙｓ． D アプリケーション物理学。 45、025202 (2011)。

記事 ADS Google Scholar

ジュークス、テネシー州 & チョイ、K.-S. 短時間のプラズマ励起を使用した、渦放出の長期にわたる修正。 物理学。 レット牧師。 102、254501 (2009)。

論文 ADS PubMed Google Scholar

Likhanskii, AV、Shneider, MN、Macheret, SO & Miles, RB 反復的なナノ秒パルスによって駆動される誘電体バリア放電プラズマ アクチュエータのモデリング。 物理学。 プラズマ 14、073501 (2007)。

記事 ADS Google Scholar

Likhanskii, AV、Shneider, MN、Macheret, SO & Miles, RB 空気中の誘電体バリア放電プラズマアクチュエータのモデリング。 Ｊ．Ａｐｐｌ． 物理学。 103、053305 (2008)。

記事 ADS Google Scholar

Hoskinson, AR、Hershkowitz, N. & Ashpis, DE 静止空気中でのシングルバリア dbd プラズマ アクチュエータおよびダブル バリア dbd プラズマ アクチュエータの力の測定。 Ｊ．Ｐｈｙｓ． D アプリケーション物理学。 41、245209 (2008)。

記事 ADS Google Scholar

Roy, ​​S. 部分的にイオン化された衝突プラズマにおける高周波を使用した流れの作動。 応用物理学。 レット。 86、101502 (2005)。

記事 ADS Google Scholar

Roy, ​​S. & Gaitonde, D. ガス流量制御に対する大気高周波の表面放電効果のモデル化。 第 43 回 AIAA 航空宇宙科学会議および展示会、160 (2005)。

ユン、J.-S. & ハン、J.-H. 流量制御用誘電体バリアプラズマアクチュエータの半経験的推力モデル。 Ｊ．エアロスプ． 工学 28、04014041 (2015)。

記事 Google Scholar

Amanifard, N.、Abdollahzadeh, M.、Moayedi, H. & Pascoa, J. ウォールジェット類似性アプローチを使用した dbd プラズマ アクチュエータの明示的な CFD モデル。 J.エレクトロスタット。 107、103497 (2020)。

記事 Google Scholar

Lemire, S., Vo, HD & Benner, MW プラズマ駆動による軸流圧縮機とファンの性能向上。 内部。 J.ロータット。 マッハ。https://doi.org/10.1155/2009/247613 (2009)。

記事 Google Scholar

Mertz、BE、単一誘電体バリア放電プラズマ アクチュエータの集中回路要素モデルの改良、検証、実装 (ノートルダム大学、2010)。

Shyy, W.、Jayaraman, B. & Andersson, A. グロー放電誘発流体力学のモデリング。 Ｊ．Ａｐｐｌ． 物理学。 92、6434–6443 (2002)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Suzen, Y.、Huang, G.、Jacob, J. & Ashpis, D. プラズマベースの流量制御アプリケーションの数値シミュレーション。 第 35 回 AIAA 流体力学会議および展示会、4633 (2005)。

Abdollahzadeh, M.、Pascoa, J. & Oliveira, P. 高高度流量制御における dbd プラズマ アクチュエータの効果をモデル化するための修正された分割ポテンシャル モデル。 カー。 応用物理学。 14、1160–1170 (2014)。

記事 ADS Google Scholar

Boeuf, J. & Pitchford, L. 表面誘電体バリア放電における電気流体力学的な力と空気力学的な流れの加速。 Ｊ．Ａｐｐｌ． 物理学。 97、103307 (2005)。

記事 ADS Google Scholar

Singh, KP & Roy, ​​S. 効果的な流量制御のための空気化学を使用したプラズマ アクチュエータのモデリング。 Ｊ．Ａｐｐｌ． 物理学。 101、123308 (2007)。

記事 ADS Google Scholar

Suzen, Y. & Huang, G. プラズマアクチュエータを使用した流れ分離制御のシミュレーション。 第 44 回 AIAA 航空宇宙科学会議および展示会、877 (2006)。

エンロー、CL et al. 誘電体バリアプラズマアクチュエータのメカニズムと応答: 幾何学的効果。 AIAA J. 42、595–604 (2004)。

記事 ADS Google Scholar

Enloe, C.、McLaughlin, T.、Van Dyken, R. & Fischer, J. 空力プラズマ アクチュエータのプラズマ構造。 第 42 回 AIAA 航空宇宙科学会議および展示会、844 (2004)。

Omidi, J. & Mazaheri, K. 風力エネルギー応用のための流体の流れと相互作用するマイクロプラズマアクチュエータ機構: 物理パラメータ。 物理学。 流体 32、077107 (2020)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Omidi, J. & Mazaheri, K. 微小電気機械システムとしてのマイクロ プラズマ アクチュエータの性能最適化のための微分進化アルゴリズム。 科学。 議員 10、1–18 (2020)。

記事 Google Scholar

Bouchmal、A. 誘電体バリア放電アクチュエータのモデリング。 デルフト工科大学理学修士論文 (2011)。

Ibrahim, I. & Skote, M. 修正された suzen-huang モデルを利用した線形プラズマ合成ジェット アクチュエータのシミュレーション。 物理学。 Fluids 24、113602 (2012)。

記事 ADS Google Scholar

Orlov, D. & Corke, T. 空気力学的プラズマアクチュエータ効果の数値シミュレーション。 第 43 回 AIAA 航空宇宙科学会議および展示会、1083 (2005)。

Orlov, D.、Corke, T.、Patel, M. 空力プラズマ アクチュエータの電気回路モデル。 第 44 回 AIAA 航空宇宙科学会議および展示会、1206 (2006)。

Jayaraman, B. & Shyy, W. 誘電体バリア放電による流体力学と熱伝達のモデリング。 プログレ。 エアロスプ。 科学。 44、139–191 (2008)。

記事 Google Scholar

Hall, K.、Jumper, E.、Corke, T. & McLaughlin, T. 揚力増強装置としてのプラズマ アクチュエータのポテンシャル フロー モデル。 第 43 回 AIAA 航空宇宙科学会議および展示会、783 (2005)。

Roy, ​​S. & Gaitonde, D. 大気圧での応用のための高周波誘起イオン化衝突流モデル。 Ｊ．Ａｐｐｌ． 物理学。 96、2476–2481 (2004)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Weile, DS 電磁メタマテリアル: 物理学と工学的探査 (engheta, n. および ziolkowski, rw; 2006) [書評]。 IEEE アンテナの伝播。 マグ。 49、137–139 (2007)。

記事 ADS Google Scholar

Corke、TC、Enloe、CL、Wilkinson、SP 流量制御用の誘電体バリア放電プラズマ アクチュエータ。 アンヌ。 Rev. Fluid Mech. 42、505–529 (2010)。

記事 ADS Google Scholar

チェン、FF 他。 プラズマ物理学と制御核融合入門 Vol. 1 (スプリンガー、1984)。

Google Scholar を予約する

Kotsonis, M. & Veldhuis, L. パルスモードで動作する誘電体バリア放電アクチュエータに関する実験的研究。 Ｊ．Ａｐｐｌ． 物理学。 108、113304 (2010)。

記事 ADS Google Scholar

Palmeiro, D. 流量制御シミュレーションのための誘電体バリア放電プラズマ アクチュエータのモデリング。 博士号論文（2011）。

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イラン、テヘランのアミルカビール工科大学航空宇宙工学部

D. ソルタニ テヘラーニ、GR アブディザデ、S. ヌーリ

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Tehrani, DS、Abdizadeh, GR & Noori, S. 低周波プラズモンの特性に基づく誘電体バリア放電アクチュエータの数値モデリング。 Sci Rep 12、10378 (2022)。 https://doi.org/10.1038/s41598-022-14370-z

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受信日: 2021 年 10 月 24 日

受理日: 2022 年 6 月 6 日

公開日: 2022 年 6 月 20 日

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科学レポート (2022)

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