Modelado numérico de actuadores de descarga de barrera dieléctrica basados ​​en las propiedades de baja

Dec 03, 2023

Scientific Reports volumen 12, Número de artículo: 10378 (2022) Citar este artículo

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Los sistemas de control de flujo electrohidrodinámico han demostrado estar entre las estrategias de control de flujo más prometedoras en décadas anteriores. De hecho, están disponibles varios métodos para la evaluación y descripción eficientes del efecto de tales sistemas. Sin embargo, debido al papel crítico de estos sistemas en varias aplicaciones, aún se investigan posibles mejoras. Se presenta un nuevo modelo fenomenológico para la simulación de actuadores de plasma basado en las propiedades electrodinámicas de plasmones de baja frecuencia. El modelo simula la región plasmónica como medio dispersivo. Esta energía disipada se suma al flujo introduciendo una región de alta presión, calculada en términos de vectores de fuerza del cuerpo local, que requiere la distribución del campo eléctrico y el campo de polarización. El modelo determina el campo eléctrico para el cálculo del vector de fuerza corporal basado en la ecuación de Poisson e implementa el modelo de Lorentz simplificado para el campo de polarización. Para explorar completamente el rendimiento del modelo presentado, se realizó un experimento que proporciona una comparación entre el efecto observado de los actuadores de plasma en el flujo de fluido con los resultados predichos por el modelo. Luego, el modelo se valida en función de los resultados de otros experimentos distintos y modelos numéricos exentos, en función del intercambio de impulso con el fluido ambiental con carga neutra, lo que demuestra que el modelo ha mejorado la adaptabilidad y la capacidad de autoajuste en comparación con los modelos disponibles.

Los sistemas de control de flujo electrohidrodinámico han demostrado estar entre las estrategias de control de flujo más prometedoras en décadas anteriores. Entre estos sistemas, se ha confirmado que los actuadores de plasma son efectivos en una amplia variedad de aplicaciones, incluidos fines de control de flujo, fotónica y optoelectrónica, tecnologías de procesamiento de alimentos, tratamiento del cáncer y biotecnología1,2,3,4,5,6. La literatura muestra un sólido antecedente, investigando y mejorando la aplicabilidad y efectividad de diferentes métodos de control de flujo en varios campos de aplicación7,8,9,10,11,12,13,14,15,16. Sin embargo, se requiere un proceso completo de desarrollo y prueba para incorporar los sistemas resultantes en aplicaciones reales. Tradicionalmente, las simulaciones numéricas han intentado proporcionar algoritmos avanzados para diseñar, simular y comprender sistemas de control de flujo complicados, ya que el enfoque experimental requiere varias iteraciones de prueba y error costosas y que consumen mucho tiempo. Varios métodos para la evaluación y descripción eficientes del efecto de los sistemas de descarga de barrera dieléctrica (DBD) están actualmente disponibles a través de la literatura. Sin embargo, debido al papel crítico de estos sistemas en muchos problemas de control de flujo, siempre vale la pena investigar posibles mejoras, y un algoritmo mejorado siempre es bienvenido.

Actualmente existen tres categorías de modelos para simular actuadores de plasma; modelos basados ​​en principios fundamentales17,18,19,20,21, modelos empíricos22,23 y modelos fenomenológicos24,25,26,27,28. Con el fin de formar marcos para metodologías basadas en primeros principios, los modelos de la primera categoría intentan reproducir los mecanismos físicos de un actuador de plasma, tanto desde el lado hidrodinámico20,21,29,30 como desde el lado del plasma17,18,19. Por lo tanto, estos modelos deben considerar ecuaciones de transporte tanto para especies cargadas como neutras, así como la ecuación de Poisson para el campo eléctrico y las ecuaciones de Navier-Stokes. Estos modelos son más precisos y requieren un tiempo y un costo computacional notables. La segunda categoría intenta imponer una descripción precisa de la fuerza corporal inducida de los actuadores de plasma en las ecuaciones de momento. Estos modelos consideran el desarrollo de herramientas prácticas de modelado para actuadores DBD con fines de diseño, control y optimización rápidos. La última categoría de modelos utiliza conjuntos simplificados de ecuaciones diferenciales, lo que da como resultado simulaciones menos exigentes desde el punto de vista computacional, al tiempo que considera la contribución física con simplificaciones y mantiene un nivel aceptable de precisión. En los últimos años, ha habido mucha investigación sobre actuadores de plasma. En primer lugar, el trabajo actual revisa algunas de las investigaciones experimentales y numéricas pasadas exentas sobre los actuadores de plasma, luego analiza los pensamientos y los fundamentos para comprender mejor los mecanismos físicos subyacentes de la interacción del actuador con el flujo y desarrollar una nueva metodología práctica. para simular actuadores de plasma. Basado en las descripciones anteriores sobre las diferentes categorías de modelos para simular actuadores de plasma, este estudio proporcionará un modelo fenomenológico para la simulación de actuadores de plasma de baja frecuencia. En lo que sigue, específicamente, se estudiarán los modelos fenomenológicos.

Los actuadores de plasma se componen de dos electrodos separados por una sustancia dieléctrica, como se muestra en la Fig. 1. Cuando se trata de actuadores de plasma DBD, se pueden clasificar como autosuficientes en comparación con los actuadores de plasma que necesitan una fuente externa para crear partículas cargadas. que pueden ser impactados por un campo eléctrico o magnético.

Los actuadores de plasma autónomos generan su propio campo eléctrico y partículas cargadas para aplicarles fuerza eléctrica. El aire alrededor de los electrodos se ioniza débilmente cuando se les aplica un voltaje de CA. Las diferencias entre los modelos fenomenológicos entran en discusión a partir de formas de caracterizar y luego implementar las consecuencias de este medio débilmente ionizado, considerado como el medio plasmónico. Shyy et al.26 caracterizaron los efectos de flujo exterior de los actuadores de plasma como una fuerza corporal media promediada en el tiempo distribuida en un área triangular por encima del electrodo incrustado. Suzen y Huang27,31 propusieron un modelo utilizando la formulación de plasma de Enloe et al.32 basado en los datos experimentales, reduciendo las ecuaciones de Maxwell, considerando la formación de plasma como un proceso cuasi-estacionario e ignorando las fuerzas magnéticas. En las ecuaciones de Navier-Stokes, la fuerza corporal inducida se introdujo como término fuente. Se supuso que la distribución de carga sobre la superficie dieléctrica tenía una distribución gaussiana 1-D basada en los datos experimentales33. En la literatura se han presentado muchas mejoras a esta formulación28,34,35,36,37. Orlov y Corke38,39 utilizaron un modelo de parámetros agrupados para simular los efectos del actuador de plasma. Se han empleado diferentes versiones de la fuerza eléctrica obtenida en base a las cargas y campos eléctricos calculados de diferentes modelos para calcular el efecto de actuación del flujo en la literatura21,38,39,40,41,42.

Esquema del actuador de plasma DBD.

Una revisión de la literatura informa que se ha invertido mucho esfuerzo en simular el efecto de activación del plasma en el flujo de fluido con la mayor precisión posible, manteniendo el costo computacional cerca del óptimo. Sin embargo, los trabajos anteriores introducen la región plasmónica como una distribución de densidad de carga volumétrica, estando expuesta a un campo eléctrico que produce y transfiere cantidad de movimiento al flujo del fluido. Estos modelos requieren que los parámetros de caracterización se regulen en función de los experimentos debido a cambios en las características o configuración de excitación del actuador. Las preocupaciones surgen cuando los nuevos campos de aplicación para estos dispositivos de control enfrentan desafíos de escalabilidad, diseño de diseño y optimización, y los modelos existentes no brindan suficiente flexibilidad.

A pesar de que la investigación computacional de la física subyacente de los actuadores DBD ha sido extremadamente difícil, tratar la región plasmónica como un material excitado en función de sus propiedades de respuesta de frecuencia, en lugar de predecir una distribución de densidad de carga espacial para la región, conduce a un modelo modulable. . Nuestro objetivo es presentar una nueva metodología numérica para aplicaciones de control de flujo activo basadas en actuadores de plasma. En este enfoque innovador, la zona plasmónica se replica usando un modelo de material práctico, el modelo de Lorentz43. Como se dijo anteriormente, este modelo entra en la categoría de modelos fenomenológicos. La Tabla 1 resume las características de los modelos fenomenológicos anteriores que se acercan a nuestra perspectiva de modelado para una mejor comparación. La siguiente sección trata en detalle el desarrollo y la implementación del modelo. Los cálculos electrodinámicos para un solo actuador de plasma y los cálculos de control de flujo en flujo inactivo utilizando un solo actuador de plasma se dan en la sección "Resultados y discusión". Los comentarios finales vendrían en la sección titulada "Conclusión". La sección final titulada "Método" proporciona detalles de los experimentos realizados.

Un actuador de plasma DBD se monta en la superficie de cualquier dispositivo, con un electrodo expuesto al medio ambiente y el otro incrustado en el material dieléctrico debajo de la superficie (Fig. 1). La zona plasmónica se crea cuando se suministra voltaje alterno de gran amplitud a los electrodos, lo que hace que el aire que los rodea se ionice débilmente. Como se mencionó anteriormente, las distinciones entre modelos fenomenológicos se discuten en base a métodos de descripción y posterior aplicación de las implicaciones de este medio débilmente ionizado, denominado medio plasmónico.

Para simplificar el proceso de activación del plasma, sabemos por dispositivos de plasma autosuficientes que generan la fuerza de Lorentz al proporcionarse partículas cargadas a través de la ionización del medio, así como su campo eléctrico requerido. Si bien analizar y estimar el campo eléctrico es bastante sencillo en este contexto, existen tres métodos distintos para simular la generación y distribución de partículas cargadas.

La forma fundamental de imitar la generación y distribución de partículas cargadas es simular la interacción molecular exacta y resolver ecuaciones de transporte complicadas para especies cargadas y neutras. Otra técnica para abordar este fenómeno es macroscópicamente, calculando empírica o semiempíricamente la distribución de densidad de carga. Este método puede dar un modelo ideal cuando las características integrales de un sistema son importantes; sin embargo, para aplicaciones industriales, los parámetros integrales como la fuerza de sustentación total, la fuerza de arrastre total y el par total generado son críticos. Los modelos que siguen la última técnica suelen contener constantes que deben determinarse experimentalmente para cada configuración DBD y caso de estudio (p. ej., en el modelo de Shyy, debemos obtener la densidad de carga de la región de plasma a partir de un experimento, además de tener una región de plasma fija, o en el modelo de Suzen, debemos ajustar la densidad de carga máxima o la desviación estándar de la distribución normal de partículas cargadas con el experimento).

Este estudio, sin embargo, tiene como objetivo responder a una pregunta más importante, si podemos proporcionar capacidad de ajuste a la actuación del plasma en términos tanto de la magnitud como de la dirección del vector de momento inyectado, mientras mantenemos el costo computacional cerca del óptimo, en comparación con el primero. modelos basados ​​en principios. En este sentido, existe esta necesidad de desarrollar un modelo que nos proporcione parámetros de control basados ​​en la física. Esta última especificación hace que el modelo sea independiente de los experimentos realizados para cada caso de estudio con el fin de determinar los parámetros de sintonía, como es el caso de los modelos de Suzen o Shyy.

Con la explicación anterior, el desafío que surge es cómo describir la región plasmónica para que sea autoconfigurable dentro del modelo. Proponemos en este estudio que podemos representar la región del plasma como si fuera un medio que se excita a una determinada frecuencia. Como consecuencia, la permitividad y la permeabilidad del dominio se alterarían. Si bien la permitividad y la permeabilidad a menudo se describen en términos de valores constantes (independientes de la frecuencia), de hecho, todas las características del material dependen de la frecuencia. Se han desarrollado numerosos modelos de materiales para caracterizar la respuesta de frecuencia de los materiales. El modelo de Lorentz es uno de los modelos de materiales más conocidos. Se desarrolla a partir de una analogía con el movimiento del electrón como un oscilador armónico amortiguado y accionado. Cuando las fuerzas de restauración son insignificantes, una simplificación del modelo de Lorentz produce el modelo de Drude, que se emplea en nuestro modelo.

Suponiendo que el plasma es casi neutro con iones demasiado pesados ​​para responder a las fluctuaciones del campo electromagnético, el acoplamiento entre la respuesta electromagnética del medio y el plasma se produce principalmente a través de la densidad de corriente de electrones. Debido a la impedancia de onda del medio en el que se propaga una onda electromagnética, la atención suele centrarse en cómo el campo eléctrico afecta el movimiento de los electrones en presencia del núcleo y, por lo tanto, el momento dipolar básico de este sistema. A partir de este comportamiento se han desarrollado modelos de susceptibilidad eléctrica del medio y, en consecuencia, de permitividad. Como se dijo, uno de los modelos de materiales más populares es el modelo de Lorentz, que representa la reacción temporal de un componente del campo de polarización de un medio al mismo componente del campo eléctrico. Según el modelo de Lorentz, un medio excitado por una onda electromagnética aplicada está definido por el campo de polarización creado y, en consecuencia, la permitividad de la región. La permitividad del plasma, o más exactamente, la frecuencia electromagnética, la frecuencia del plasma y la frecuencia de las colisiones de electrones neutros, gobierna la propagación, la evanescencia o la atenuación de las ondas. Cuando se trata de actuadores de plasma DBD, la permitividad característica de la región plasmónica se vuelve atenuante, introduciendo la región como un medio dispersivo. En este modelo, esta energía dispersa se expresa en términos de una fuerza de cuerpo de volumen. Luego se incorpora a las ecuaciones de Navier Stokes para imitar la transferencia de energía al flujo de fluido.

La fuerza electrohidrodinámica (EHD) se define como,

donde \(\vec {f_b}\), es la fuerza del cuerpo por unidad de volumen, \(\rho _c\), es la densidad neta de carga, \(\vec {E}\), es la intensidad del campo eléctrico, \ (\vec {V\ }\), es el vector de velocidad, y \(\vec {B\ }\), es el campo magnético.

Antes de entrar en los detalles del modelo matemático de este estudio, proporcionemos dos discusiones básicas. En este sentido, lo que sigue proporciona una descripción general del análisis electrodinámico de un sistema de actuador DBD. Posteriormente, se presenta el modelo de Lorentz para ser utilizado en discusiones posteriores.

En general, para explicar las propiedades electrodinámicas de cualquier sistema se implementan las siguientes cuatro ecuaciones de Maxwell:

donde \(\vec {H}\), es la intensidad del campo magnético, j, es la corriente eléctrica, \(\vec {D}\), el vector de inducción eléctrica, que representa la fuerza inducida al dieléctrico por el campo eléctrico. Además, se requieren dos relaciones constitutivas para que las cuatro ecuaciones anteriores sean suficientes para permitir una solución. Estas ecuaciones generalmente se han introducido en términos de los dos vectores de campo de material \(\vec {P}\) y \(\vec {M}\), la densidad de polarización y la densidad de magnetización,

con \(\varepsilon _0\), y \(\mu _0\) representando la permitividad y la permeabilidad del espacio libre, respectivamente. En los actuadores de plasma DBD, el proceso de actuación se estudia en base a la transferencia de energía desde la región plasmónica ionizada hacia el flujo ambiental. Las escalas de tiempo características de los fluidos para aplicaciones de flujo de fluidos incompresibles a baja velocidad, que es el énfasis del presente estudio, son considerablemente mayores que la dinámica operativa del plasma. En otras palabras, como la generación del campo eléctrico y el reordenamiento de los iones son mucho más rápidos que la respuesta del flujo, la parte de generación de energía se puede considerar como un proceso casi estable, y el vínculo entre la física del fluido y del plasma se puede tratar con seguridad en una dirección, del plasma al flujo de fluido. Por lo tanto, la disposición de los iones se considerará constante y la corriente será cero21,38,40. Además, todas las derivadas temporales en las ecuaciones anteriores se vuelven cero, y la única ecuación restante será la siguiente,

La ecuación 9 arroja que el gradiente de un potencial escalar se puede utilizar para calcular el campo eléctrico,

La susceptibilidad eléctrica está relacionada con la polarización y los campos eléctricos como,

Definiendo la permitividad efectiva de cualquier medio como,

con \(\varepsilon _r\), como la permitividad relativa del medio, Eq. 10 rendimientos,

Entonces la ley de Gauss da

La formulación anterior sugiere que, al tener una intensidad de campo eléctrico conocida, es necesario describir la distribución de la densidad de carga para dar como resultado la fuerza del cuerpo producido. A diferencia de otros enfoques en la literatura, nuestro objetivo es dar un paso atrás para estudiar el campo de polarización de un medio en respuesta a su excitación con una frecuencia particular. Como se indicó anteriormente, en este estudio utilizaremos el modelo del Oscilador de Lorentz para seguir las consecuencias de la excitación en la permitividad eléctrica del medio. A continuación, se presenta el modelo de Lorentz y se discutirá más adelante.

De acuerdo con el modelo de oscilador de Lorentz, un electrón se modela como un oscilador armónico amortiguado accionado. En este escenario, el electrón está conectado al núcleo a través de un resorte hipotético con una constante de resorte de C. La fuerza impulsora es el campo eléctrico oscilante. Aunque se desconoce la fuente de la fuerza de amortiguación, existe para evitar oscilaciones interminables cuando la fuerza impulsora está en resonancia. El objetivo de este modelo es determinar la velocidad del electrón usando la Segunda Ley de Newton, de la cual se pueden derivar fórmulas para el momento dipolar, la polarización, la susceptibilidad y la constante dieléctrica.

Consideremos el campo eléctrico oscilante impulsor como \(E = E_0 cos(-\omega t)\) (el menos en \(cos(-\omega t)\) es para garantizar que coincide con la dependencia del tiempo de un viajero estándar onda electromagnética). Describiendo la fuerza de amortiguamiento dependiente de la velocidad por el coeficiente de amortiguamiento \(\Gamma _L\), tendríamos,

Reorganizando la última ecuación, tendríamos,

donde m representa la masa del material en estudio, q la carga eléctrica y \(\omega _0\) la frecuencia natural del sistema y \(\omega _0 = \sqrt{C/m}\). Para el propósito de este estudio, necesitamos formular el campo de polarización, basado en el modelo de Lorentz introducido. La polarización, P, es el momento dipolar por volumen. El momento dipolar complejo inducido por un electrón que se mueve como se explicó en un átomo, con el núcleo en el origen, estacionario por lo que no contribuye al momento dipolar se da como,

Si asumimos que hay n electrones por volumen, la polarización P se deriva de la siguiente ecuación,

donde \(f_0 = \omega _0 / 2\pi\), representa la frecuencia característica de las fuerzas restauradoras, y \(\chi _L\) el coeficiente de acoplamiento del término conductor del lado derecho. La expresión da la respuesta de frecuencia, asumiendo la dependencia del tiempo estándar \(exp(+j\omega t)\), como,

La respuesta es resonante a la frecuencia natural con pérdidas despreciables \(f_0\). De 12 La susceptibilidad eléctrica del modelo de Lorentz sería,

La fuerza restauradora es insignificante en una región ligeramente ionizada. Como resultado se obtiene el modelo de Drude, representado como,

donde la frecuencia del plasma, \(\omega _p=\sqrt{\frac{e^2n_e}{\varepsilon _0m_e}}\), generalmente representa el coeficiente de acoplamiento, \(\chi _D={\omega _p}^2\ ). La permitividad del modelo de Lorentz-Drude viene entonces como,

Es fundamental tener en cuenta que incluso en una situación tan sencilla, la ecuación da como resultado una permitividad compleja, que da como resultado vectores de onda e índices de refracción complejos. Esto implica que la permitividad y, por lo tanto, el índice de refracción dependen de la frecuencia, lo que implica dispersión. Esta dispersión juega un papel crítico en nuestro modelo propuesto.

Para proceder a estudiar el problema particular de una estructura de actuador DBD, la primera pregunta que surge es, ¿qué sabemos exactamente sobre una configuración DBD operativa? A partir de las condiciones de contorno de la configuración de un actuador DBD, conocemos el voltaje en los dos electrodos, así como la frecuencia de excitación del voltaje entre los dos electrodos. tendríamos,

donde \(\varphi\) es el potencial eléctrico dependiente del tiempo, y \(\phi\) el potencial eléctrico independiente del tiempo. Dado que la dependencia del tiempo es causada únicamente por la condición límite para el voltaje aplicado en el electrodo expuesto, al aplicar una condición límite constante, las ecuaciones relacionadas y las condiciones límite de voltaje se vuelven independientes del tiempo y se resuelven. Tenga en cuenta que asumimos que esta dependencia del tiempo de las condiciones de contorno está desacoplada de las características hidrodinámicas del campo de flujo. Los siguientes son los parámetros normalizados para coordenadas 2-D:

donde f(t) es una función que representa la forma de onda del voltaje. Teniendo el potencial eléctrico en los electrodos, necesitamos resolver la siguiente ecuación integral gobernante para encontrar la distribución de densidad de carga eléctrica en los dos electrodos que son responsables del potencial eléctrico en los electrodos.

donde \(V_{aplicado}\) es el voltaje aplicado en el electrodo superior. Suponemos que el electrodo inferior está configurado como tierra. \(G\left( \vec {r},\vec {r^\prime }\right)\) representa la Función de Green del medio que proporciona la respuesta del medio a una fuente Delta de Dirac en el dominio. Con la distribución de carga eléctrica en los electrodos, la solución de la Ec. 15, da como resultado el campo de potencial eléctrico alrededor de la configuración del actuador DBD. Con el campo de potencial eléctrico espacial disponible, la Ec. 28 da como resultado el campo de intensidad eléctrica espacial alrededor del sistema de actuador DBD. Como se señaló anteriormente, la frecuencia del plasma está determinada por la densidad electrónica, \(n_e\), y la carga de un electrón, e, la permitividad del espacio libre, \(\varepsilon _0\), y la masa del electrón, \(m_e\) . La densidad electrónica cambia dentro del rango de \(10^{17}\)–\(10^{20}\) \(m^{-3}\) según la presión del flujo de gas. Conociendo la frecuencia de excitación, ahora podemos implementar la ecuación. 25. En consecuencia, podemos definir la permitividad efectiva del medio plasmónico como,

El modelo de Lorentz-Drude entonces resulta como sigue,

Encontrar la divergencia del campo de distancia eléctrica a partir de las Ecs. 10, y luego 4, da como resultado la distribución de carga eléctrica espacial alrededor de la configuración DBD. Para pensar en el problema en cuestión, esta distribución de carga eléctrica espacial alrededor de la configuración DBD es responsable de los campos eléctricos, de potencial eléctrico y de distancia eléctrica encontrados anteriormente.

Ahora que tenemos tanto el campo eléctrico espacial como la distribución de carga eléctrica espacial, la fuerza del cuerpo de volumen resultante se expresa como,

Para el modelado de flujo de fluidos, se utilizan las ecuaciones de Navier-Stokes promediadas de Reynolds (RANS) incompresibles en 2-D. Se anticipa que la mayor parte de la energía proporcionada por el actuador de plasma se usa principalmente para acelerar las partículas de fluido; por lo tanto, se considera que la cantidad que contribuye al calentamiento del fluido no es importante y se desprecia la ecuación de energía del campo de flujo44. Las siguientes son las ecuaciones fundamentales de conservación de la cantidad de movimiento y la masa que se utilizaron para la simulación del flujo de fluidos:

donde \(\rho\), \(\vec {u}\), \(\upsilon\) y P son la densidad, la velocidad, la viscosidad cinemática y la presión estática, respectivamente, y \(\vec {f} _b\) es la fuerza del cuerpo por unidad de volumen en \(N/(m^3)\). En la ecuación. 33, los componentes del vector de fuerza del cuerpo de volumen creados por la actuación plasmónica se agregan al lado derecho de la ecuación de cantidad de movimiento (Ec. 35). El método de elementos finitos, con el método de Galerkin, se utiliza para resolver estas ecuaciones y simular el flujo de fluidos con interacción directa con el campo electrostático. El código del algoritmo está escrito en el lenguaje de programación C++.

Para explicar mejor el procedimiento de implementación numérica en la práctica, la Fig. 2 ilustra un esquema del proceso matemático en cada paso, así como el esquema numérico asociado con cada uno de los procesos. Como se indicó anteriormente, comenzamos a modelar a partir de las condiciones de contorno del diagrama. El voltaje entre los dos electrodos y su frecuencia de excitación se conocen a partir de las condiciones de contorno y las condiciones iniciales, respectivamente. Además de describir el procedimiento matemático descrito anteriormente, el diagrama también especifica el algoritmo numérico utilizado en cada paso. La ecuación integral que proporciona la distribución de carga eléctrica responsable de los voltajes conocidos en los dos electrodos se resolvió mediante el método de elementos finitos con la función de ponderación de Galerkin. El campo de potencial eléctrico espacial también se calculó mediante la integración numérica de las distribuciones de carga eléctrica de los dos electrodos. El método de elementos finitos se usó nuevamente para calcular el gradiente del campo potencial eléctrico espacial.

El procedimiento de cálculo esquemático del procedimiento matemático New Lorentz Force (Fuerza corporal volumétrica) con el procedimiento numérico asociado para cada paso.

Para imitar con precisión la influencia del actuador de plasma en la dinámica del flujo, el dominio dirigido al plasma debe tener dos características: primero, debe ser compatible con la física de formación de plasma y, segundo, debe ser autoescalable. Al aplicar cualquier modelo a un área, el primer paso es establecer los límites y la extensión de la región para que el dominio de trabajo se reconozca por completo. Este estudio considera un rectángulo asociado al área que rodea la estructura del actuador DBD, con dimensiones determinadas con precisión para hacer que la región responda a la frecuencia, garantizando la compatibilidad del modelo con la física, así como la autoescalabilidad de la región de trabajo.

Cuando se compara con una estructura de plano paralelo simple, la existencia de un dieléctrico entre los electrodos y la asimetría da como resultado un patrón cualitativamente diferente de líneas de campo eléctrico en una configuración de actuador asimétrica. El campo eléctrico es más intenso cerca de los márgenes internos de los dos electrodos. Como resultado, la generación de plasma es más probable en áreas con campos eléctricos más fuertes. En este diseño, la superficie del ánodo es el dieléctrico en lugar del electrodo, lo que da como resultado un pseudoánodo. A este respecto, la región del ánodo directamente adyacente al pseudoánodo es una zona rica en electrones. Dado que el dieléctrico, a diferencia del cátodo, prohíbe la movilidad de las cargas en su superficie, tenemos una concentración de cargas en el cátodo y una distribución comparativamente escasa de electrones en el pseudoánodo26.

De la discusión anterior, uno entiende que el ancho de la región de plasma consiste en la longitud total de la capa dieléctrica, o más exactamente, el pseudo ánodo, y una parte del electrodo expuesto que necesita más discusión para determinarse completamente.

La longitud de Debye es otra longitud que contribuye al área plasmónica como una escala de longitud característica general para las descargas de plasma. La longitud de Debye, definida como la relación entre la velocidad térmica del electrón dividida por la frecuencia del plasma, es una distancia característica sobre la cual se pueden separar iones y electrones en un plasma45. Por lo tanto, una ciruela de plasma formará una esfera con el radio de la longitud de Debye en un espacio ilimitado. Sin embargo, en una región delimitada por la estructura del actuador DBD, podemos esperar que la región de plasma llene una semiesfera, con el radio de la longitud de Debye y el origen en el borde posterior del electrodo expuesto.

Con base en lo anterior, el dominio del área plasmónica se estima como un rectángulo con una altura igual a la longitud de Debye y un ancho que comienza en una porción del electrodo expuesto igual a la longitud de Debye y termina en el borde posterior del electrodo embebido. . La figura 3 ilustra la región plasmónica descrita. Esta región proporciona la autoescalabilidad del modelo. Cabe señalar que se supone que el plasma tiene una permitividad constante para todo el dominio en aras de la simplicidad. La distribución más precisa de la permitividad, así como su dependencia del voltaje de aplicación y la frecuencia de excitación, se llevarán a cabo en futuras investigaciones. La longitud de Debye \(\lambda _D\) viene dada por la siguiente relación empírica34,35:

Es claro que con base en la ecuación anterior, la longitud de Debye cambia debido al cambio en el voltaje aplicado y la frecuencia de excitación. Dado que el área considerada como la región plasmónica se define en función de la longitud de Debye, esta área cambiará como consecuencia de los cambios en el voltaje y la frecuencia.

El esquema de un actuador de plasma DBD para ilustrar la región plasmónica definida por el modelo presentado.

Se ha realizado un trabajo intensivo para modelar el flujo de fluido impactado por los actuadores de plasma con la mayor precisión posible, manteniendo el costo computacional cerca del óptimo. Estos modelos proporcionan algoritmos básicos para simular actuadores de plasma. Sin embargo, ignoran las complejidades de la creación de plasma, modelando los efectos integrales del chorro de plasma en el flujo para evitar la complejidad y el alto gasto computacional de una investigación adecuada de los fenómenos físicos. Además, estos modelos se basan en datos experimentales para cambiar sus propiedades características. En la literatura se han ofrecido varias formulaciones23,26,27,28,31,35,36,38,39. Estas formulaciones se han vuelto optimizadas y aplicables, pero agregan complejidad al modelo y aún evitan la implementación de la física del plasma. Los detalles de la dinámica del plasma se han implementado utilizando el enfoque proporcionado para establecer un criterio para que el plasma genere un flujo de fluido manteniendo el modelo simple y de bajo costo computacional en comparación con los modelos basados ​​en principios fundamentales. No obstante, el modelo propuesto se está refinando actualmente para proporcionar un control completo sobre los componentes de fuerza del cuerpo de actuación. Además, el modelo está restringido a los rangos de frecuencia (1–14kHz) y voltaje aplicado (3k–20kVpp). Si bien la experiencia ha demostrado que los rangos son adecuados para la mayoría de las aplicaciones de ingeniería, se buscará un razonamiento más preciso en estudios futuros.

La figura 4 ilustra las condiciones de contorno para la solución de la ecuación de Poisson. La ecuación del potencial eléctrico y la ecuación de la Ley de Gauss (Ec. 15) se resuelven en los dominios exteriores y los límites exteriores. Como se mencionó anteriormente, las ecuaciones y las condiciones de contorno del voltaje se modifican para que sean independientes del tiempo; por lo tanto, \(\phi \ =\ 0\) se establece en el electrodo incrustado, y \(\phi \ =\ \phi _{max}/\sqrt{2}\ =\ \phi _{rms}\) , en el electrodo expuesto. \(\phi _{max}\) se refiere a la amplitud del voltaje de CA aplicado.

Un esquema de actuador DBD que incluye las condiciones límite para la simulación electrostática.

Se ha realizado un experimento para explorar completamente el rendimiento del modelo presentado en la predicción de los efectos de un actuador de plasma en el flujo de fluidos. Además, para analizar la aplicabilidad y ajustabilidad del modelo, se ha seleccionado para el estudio el caso experimental de Kotsonis et al.46. Se realizó una comparación final basada en un experimento de Palmeiro et al.47 con respecto a casos de modelado numérico nominados con diferentes configuraciones de actuadores y voltajes aplicados y frecuencias de excitación.

Estos estudios brindan una comprensión integral de la aplicabilidad del modelo presentado en función de los datos experimentales y una comparación exhaustiva con respecto a otros enfoques numéricos. Los informes presentados a continuación se basan en simulaciones para garantizar la validez de la discusión.

Para fines de simulación, la geometría de referencia de la configuración DBD varía según las situaciones elegidas. Estas geometrías se consideran formas bidimensionales para la simulación, lo cual es una suposición razonable dada la considerable relación entre longitud y espesor de todas las combinaciones de DBD. La malla se hizo con piezas triangulares y la configuración de la malla se estableció inicialmente en "extremadamente fina". El espacio de la cuadrícula se limitó a no más de la longitud de Debye. Además, se utilizó un refinamiento de malla adaptable para lograr la independencia de la cuadrícula de los resultados adquiridos y, al mismo tiempo, minimizar el costo numérico de la simulación de cada caso para proporcionar la perfección con la malla basada en la naturaleza multifísica de cada problema. La Tabla 2 contiene las condiciones de prueba y los datos experimentales para todos los experimentos realizados, así como los casos de estudio. En todos los casos, el fluido de trabajo es aire en condiciones estándar (\(\nu = 1,75e5 m^{2} s^{-2}\) y \(\rho = 1,18 kgm^{-3}\)).

Los resultados obtenidos de los experimentos realizados se presentan en esta sección. Los detalles sobre la configuración experimental y los sistemas de medición se analizan en la sección titulada "Método". La figura 5 proporciona la configuración utilizada para el experimento. Los perfiles de velocidad son la métrica utilizada para evaluar la eficacia del modelo propuesto en la predicción de la fuerza del chorro inducido simulado y su interacción con el fluido vecino en comparación con los datos experimentales. Las tensiones y frecuencias aplicadas para los experimentos y las correspondientes simulaciones son de 6,7,2 kVpp y 6,8 kHz, respectivamente. Como se menciona en la Tabla 2, la longitud de los electrodos expuestos e integrados es de 10 mm y 30 mm, respectivamente. El espesor de los electrodos es de 0,05 mm, y el dieléctrico está constituido por cinta de poliimida Kapton de espesor total (incluida la capa adhesiva) de 0,6 mm y permitividad relativa de 2,7.

La disposición del actuador utilizada en los estudios se representa esquemáticamente.

Para este escenario, el dominio de computación es un rectángulo de 104 cm de largo y 50 cm de alto. La condición del límite inferior se establece en sin deslizamiento y el límite superior está sujeto al criterio de simetría. La velocidad en el límite de entrada izquierdo se establece en cero, y la presión en el límite de salida derecho también se establece en cero. El actuador se ajusta alrededor del 30 % cerca del límite de entrada.

La Figura 6 representa los perfiles de velocidad inducida obtenidos utilizando el modelo actual, en comparación con los datos experimentales en una estación 5 mm aguas abajo del borde de ataque del electrodo expuesto para los voltajes aplicados de 6 kVpp y la frecuencia de excitación de 6, 8 kHz, respectivamente. Basándose en las características del flujo, la longitud de Debye (36) se calcula en 0,114 mm y 0,118 mm, respectivamente. Se observa que aunque el modelo numérico presentado subestima la velocidad escalada, es capaz de capturar la tendencia general del perfil de velocidad. Además, el modelo estima la altura donde se produce la velocidad máxima, caracterizando el espesor de la capa límite inducida por el chorro con una precisión aceptable.

Comparación de los perfiles de velocidad de los experimentos y el esquema numérico presentado para a V = 6 kVpp, f = 6 kHz y b V = 6 kVpp, f = 8 kHz, a 5 mm aguas abajo del borde de ataque del electrodo expuesto.

La figura 7 también representa los perfiles de velocidad inducida obtenidos usando el modelo actual, en comparación con los datos experimentales en una estación 12,5 mm aguas abajo del borde de ataque del electrodo expuesto para los voltajes aplicados de 6 kVpp y la frecuencia de excitación de 6, 8 kHz. respectivamente. Se observa que el modelo numérico presentado es capaz de capturar la tendencia general del perfil de velocidad. Además, el modelo estima la altura donde se produce la velocidad máxima, caracterizando el espesor de la capa límite inducida por el chorro con una precisión aceptable.

Comparación de los perfiles de velocidad de los experimentos y el esquema numérico presentado para (a) V = 6 kVpp, f = 6 kHz y (b) V = 6 kVpp, f = 8 kHz, a 12,5 mm aguas abajo del borde de ataque del electrodo expuesto .

La figura 8 proporciona el campo de potencial eléctrico alrededor del actuador. La máxima diferencia de voltaje se observa entre los bordes de los electrodos incrustados y expuestos, lo que da como resultado la máxima magnitud del campo eléctrico. La figura 9 proporciona el campo de velocidad de flujo alrededor del actuador, lo que indica que la mayoría de los aumentos de momento ocurren en la dirección x. También se encuentra un efecto de succión débil aguas arriba del borde interior de los electrodos, lo que indica la presencia de un diferencial de presión potencialmente grande cerca del actuador.

El campo de potencial eléctrico alrededor del actuador en voltios, para el caso de actuación de V = 6 kVpp y f = 8 kHz.

El campo de velocidad de flujo alrededor del actuador en \(ms^{-1}\), para el caso de actuación de V = 6 kVpp y f = 8 kHz.

La Figura 10 proporciona los perfiles de velocidad inducida para los voltajes aplicados de 7,2 kVpp y la frecuencia de excitación de 6, 8 kHz, respectivamente, comparando el modelo actual con los resultados experimentales en una estación 5 mm aguas abajo del borde de ataque del electrodo expuesto. Basándose en las características del flujo, la longitud de Debye (36) se calcula en 0,0228 mm y 0,0229 mm, respectivamente. Los resultados presentados muestran que el modelo numérico es capaz de simular con precisión la tendencia general del perfil de velocidad, así como predecir la altura donde ocurre la velocidad máxima.

Comparación de los perfiles de velocidad de los experimentos y el esquema numérico presentado para (a) V = 7,2 kVpp, f = 6 kHz y (b) V = 7,2 kVpp, f = 8 kHz, a 5 mm aguas abajo del borde de ataque del electrodo expuesto .

Además, la Fig. 11 proporciona los perfiles de velocidad inducida para los voltajes aplicados de 7,2 kVpp y la frecuencia de excitación de 6, 8 kHz, respectivamente, comparando el modelo actual con los resultados experimentales en una estación 12,5 mm aguas abajo del borde de ataque del electrodo expuesto. Los resultados presentados muestran que el modelo numérico es capaz de simular con precisión la tendencia general del perfil de velocidad, así como predecir la altura donde ocurre la velocidad máxima.

Comparación de los perfiles de velocidad de los experimentos y el esquema numérico presentado para (a) V = 7,2 kVpp, f = 6 kHz y (b) V = 7,2 kVpp, f = 8 kHz, a 12,5 mm aguas abajo del borde de ataque del electrodo expuesto .

Al igual que los casos anteriores, la Fig. 12 proporciona el campo de potencial eléctrico alrededor del actuador. Se observa que la máxima diferencia de voltaje ocurre entre el borde de los electrodos incrustados y expuestos, lo que resulta en la máxima magnitud del campo eléctrico. La Figura 13 representa el campo de velocidad del flujo alrededor del actuador, mostrando que el impulso aumenta principalmente en la dirección x, y existe un gradiente de presión potencialmente fuerte debido a un débil efecto de succión aguas arriba del borde interior de los electrodos.

El campo de potencial eléctrico alrededor del actuador en voltios, para el caso de actuación de V = 7,2 kVpp y f = 8 kHz.

El campo de velocidad de flujo alrededor del actuador en \(ms^{-1}\), para el caso de actuación de V = 7,2 kVpp y f = 8 kHz.

Las velocidades máximas obtenidas usando el modelo numérico presentado y los resultados correspondientes de los experimentos están tabulados en la Tabla 3, para voltajes de 6 y 7.2 KVapp y frecuencias de 6 y 8 KHz, respectivamente, a dos distancias a lo largo de la dirección x, 5 mm y 12,5 mm aguas abajo del borde de ataque del electrodo expuesto. Los resultados revelan que el modelo predice la velocidad máxima, como una indicación de la fuerza total del cuerpo, con una precisión aceptable.

El experimento de Kotsonis et al.46 sobre el campo de fuerza del cuerpo de los actuadores DBD se selecciona para que sirva como punto de referencia, proporcionando certeza con el modelo. Kotsonis et al. proporcionar campos de fuerza del cuerpo derivados de observaciones PIV para varios voltajes de entrada. Los detalles de la configuración del actuador de plasma utilizados en el trabajo de Kotsonis et al. se presentan en la Tabla 2. La configuración del actuador de plasma utilizada por Kotsonis et al. consta de electrodos con un ancho de 10 mm y 0,06 mm de espesor. Los electrodos están separados por un espacio horizontal de cero. Además, dos capas dieléctricas de cinta de poliimida Kapton con un espesor total (incluida la capa adhesiva) de 0,11 mm separan los electrodos. El voltaje de pico a pico en los electrodos se ajustó de 8 a 16 kVpp en pasos de 2 kVpp. Para cada voltaje pico a pico de entrada, se monitorea el campo de fuerza del cuerpo.

El dominio computacional y las condiciones de contorno se establecen para que sean los mismos que en la sección anterior. Con base en las características de flujo proporcionadas por Kotsonis et al. la longitud de Debye se considera de 2 mm. En este sentido, el área considerada como la región plasmónica sería un rectángulo con la altura de la longitud de Debye y un ancho a partir de una parte del electrodo expuesto que es igual a la longitud de Debye y termina en el borde de fuga del electrodo embebido. .

La Figura 14 proporciona la distribución espacial de los componentes de la fuerza del cuerpo según el modelo numérico presentado. Se observa que la máxima fuerza de cuerpo horizontal se produce en el borde de dos electrodos donde, como se predijo, es la región con mayor magnitud de campo eléctrico, por lo tanto, con mayor probabilidad de ionización.

Distribución espacial del componente de fuerza del cuerpo horizontal calculada en base al modelo numérico presentado.

La Tabla 4 compara el componente de fuerza del cuerpo horizontal integrado calculado con los resultados experimentales de Kotsonis et al. para varios voltajes de entrada, respectivamente. Se hace una comparación basada en las fuerzas del cuerpo integrado en el área que rodea la región plasmónica. Los Kotsonis et al. El área del experimento fue un rectángulo con la altura del orden de la longitud de Debye y un ancho que comenzaba desde el 10% del electrodo expuesto y terminaba en el 70% desde el borde posterior del electrodo incrustado. Uno puede interpretar los resultados diciendo que el modelo presentado es capaz de predecir con precisión el efecto integral de la producción de fuerza del cuerpo. Las fuerzas resultantes del cuerpo se predicen con precisión con una desviación máxima del 7,69 % de los resultados experimentales.

Según la literatura, el empuje generado debería aumentar en \(V^{7/2}\)32. Esta proporcionalidad también se aplica a la fuerza total del cuerpo generada, \(f_b\propto V^{7/2}\). Los resultados de la simulación numérica revelan que las fuerzas del cuerpo integradas obtenidas concuerdan con la proporcionalidad encontrada en la literatura.

El caso final para examinar la aplicabilidad de la estrategia de modelado presentada ha sido seleccionado para ser el trabajo experimental de Palmeiro et al.47. Además, comparamos el modelo actual con varios modelos numéricos utilizando los trabajos numéricos ofrecidos por Palmeiro et al. Siguiendo sus estudios, se exploran tres escenarios de prueba. Los detalles de todos los casos se dan en la Tabla 2. Para cada caso de prueba, se presentan cinco conjuntos de resultados: (A) el experimento47; (B) el modelo de circuito concentrado25; (C) el modelo híbrido24; (D) el modelo de fuerza de cuerpo simple26, y (E) el modelo numérico actual. La velocidad máxima correspondiente normaliza los perfiles de velocidad para cada método de modelado. Como se tabula en la Tabla 2, la configuración del actuador de plasma utilizada para los casos A–C de Palmeiro et al. consta de electrodos con anchos de 6,35, 12,7 y 5 mm, respectivamente, todos con un espesor de 0,075 mm. El espacio horizontal utilizado entre los electrodos se establece en 1 mm, 1 mm y cero, respectivamente. Los electrodos, en todos los casos, están separados por una capa dieléctrica de cinta de poliimida Kapton con un espesor total de 0,19, 0,57 y 0,18 mm, respectivamente. Además, la tensión pico a pico de entrada en los electrodos es de 12, 15 y 10 kVpp, respectivamente, con frecuencias de excitación de 3, 3 y 2,75 kHz, respectivamente. El dominio computacional, así como las condiciones de contorno, se establecen de la misma manera que en las secciones anteriores. Según las características del flujo, la longitud de Debye (36) para los casos A–C se calcula en 0,46, 0,74 y 0,28 mm, respectivamente. En este sentido, el área considerada como región plasmónica sería un rectángulo con la altura de la longitud Debye y un ancho que parte de una porción del electrodo expuesto igual a la longitud Debye y termina en el borde de salida del electrodo embebido. Las Figuras 15, 16 y 17 proporcionan los perfiles de velocidad inducida obtenidos con base en los resultados experimentales y numéricos de Palmeiro et al. en comparación con los resultados del modelo numérico presentado para los casos A, B y C, respectivamente.

Con base en los resultados para el caso A (Fig. 15), el modelo numérico presentado funciona tan bien como los modelos de fuerza de cuerpo simple e híbrido en la estimación del perfil de velocidad. Si bien los tres modelos predicen en exceso la velocidad normalizada, el modelo presentado proporciona el mejor resultado. El modelo Lumped Circuit es el único método que predice correctamente la velocidad normalizada mientras se desvía de los resultados experimentales cuando se aleja del actuador.

Los resultados del modelo numérico presentado en comparación con los perfiles de velocidad vertical numéricos experimentales y otros en la geometría del actuador del Caso A.

Al comparar los resultados numéricos con los datos experimentales de la Fig. 16 para el caso B, se observa que el modelo numérico presentado proporciona la mejor predicción del perfil de velocidad en comparación con los otros esquemas numéricos. Tanto el modelo numérico presentado como el modelo Simple Body Force pueden predecir con precisión el grosor de la capa límite del chorro, mientras que los resultados de este último se desvían de los datos experimentales a medida que nos alejamos del actuador. La figura muestra que el modelo híbrido no logra capturar el perfil de velocidad, y el modelo Lumped Circuit subestima la velocidad normalizada aunque captura la tendencia general.

Los resultados del modelo numérico presentado en comparación con los perfiles de velocidad vertical numéricos experimentales y otros en la geometría del actuador del Caso B.

Los resultados del caso C (Fig. 17) muestran que el modelo numérico presentado proporciona la mejor predicción para el grosor de la capa límite del chorro caracterizado por la ubicación donde ocurre la velocidad máxima en comparación con los modelos de fuerza de cuerpo simple y circuito agrupado. Sin embargo, al igual que el modelo Lumped Circuit, el modelo numérico presentado subestima la velocidad normalizada cuando se aleja del actuador. A diferencia del modelo híbrido, el modelo numérico presentado funciona tan bien como los modelos de fuerza de cuerpo simple y de circuito agrupado al capturar la tendencia general del perfil de velocidad.

Los resultados del modelo numérico presentado en comparación con los perfiles de velocidad vertical numéricos experimentales y otros en la geometría del actuador del Caso C.

Una vez que se revisan los hallazgos de los tres ejemplos, queda claro que el método de modelado dado tiene la capacidad predictiva más consistente para los diversos casos de prueba en comparación con los otros modelos fenomenológicos.

Para comparar la potencialidad del modelo presentado con otros métodos numéricos más detalladamente, la Tabla 5 ofrece la velocidad máxima obtenida en x = 25 mm desde el borde de ataque del electrodo expuesto, respectivamente, para los casos A, B y C. El presente modelo muestra la capacidad predictiva más consistente y la precisión adecuada para los tres casos en comparación con otros escenarios numéricos.

En este estudio, se ha esbozado un nuevo enfoque de modelado para la investigación numérica del flujo de fluido afectado por un actuador de plasma. En este nuevo enfoque, presentamos un modelo que simula la región plasmónica basado en el modelo material práctico, el modelo de Lorentz, para caracterizar la región como un medio dispersivo. La energía disipada añadida al flujo se calcula en términos de los componentes de la fuerza del cuerpo local resolviendo la ecuación de Poisson para el campo eléctrico e implementando el modelo simplificado de Lorentz para el campo de polarización. El área considerada como la región plasmónica se define en base a la longitud de Debye característica, cambiando en función de la frecuencia de excitación y el voltaje aplicado. En este sentido, el enfoque actual establece un criterio para que el plasma induzca el flujo de fluido al considerar los detalles de la dinámica del plasma. Esto nos facilitó definir los parámetros de caracterización de la actuación para que sean autoajustables en función de la física, manteniendo el modelo simple y de bajo costo computacional en comparación con los modelos basados ​​en principios fundamentales. Realizamos un experimento para comparar la influencia observada de los actuadores de plasma en el flujo de fluidos con los resultados predichos por el modelo para evaluar la validez y el rendimiento del modelo propuesto. Los resultados indicaron que el modelo podía capturar la tendencia general del perfil de velocidad y estimar el espesor de la capa límite inducida por el chorro con una precisión aceptable. El modelo también estimó el aumento significativo en el impulso en la dirección x con respecto al actuador y un diferencial de presión potencialmente significativo cerca del actuador. Además, se validó la universalidad del modelo mediante diversos experimentos y modelos numéricos exentos. Los efectos integrales de la actuación del plasma han sido predichos con un error máximo de aproximadamente el 8%. La capacidad del modelo para capturar el perfil de velocidad, estimar el grosor de la capa límite inducida por el chorro y calcular la fuerza del chorro inducido se evaluó utilizando datos experimentales y resultados de los modelos numéricos seleccionados. El presente modelo muestra la capacidad predictiva más consistente y la precisión adecuada para todos los casos de prueba en comparación con otros escenarios numéricos. Los resultados muestran que el modelo y la técnica propuestos tienen un futuro brillante en aplicaciones de control de flujo de plasma.

La configuración experimental y el actuador de plasma investigados en este estudio se ilustran en la Fig. 18. El dispositivo de plasma consta de dos electrodos de aluminio de 0,05 mm de espesor y seis capas de película Kapton como dieléctrico. El electrodo expuesto y el electrodo incrustado tienen anchos de 10 mm y 30 mm, respectivamente. En la dirección de la corriente, el espacio entre los electrodos superior e inferior se ajusta a cero. Cada actuador tiene 0,4 m de largo y las mediciones del campo de velocidad se realizaron a lo largo de la línea central del dispositivo actuador. Las medidas se obtuvieron utilizando un tubo Pitot de vidrio de 1,6 mm de diámetro exterior en aire en reposo. La sonda se dirigió para medir la velocidad en el sentido de la corriente y se montó en un travesaño vertical con una resolución de 0,01 mm. Cada punto de datos de velocidad se promedió sobre una muestra medida a 5 kHz durante un intervalo de 10 s. La población de la muestra se registró utilizando un dispositivo de adquisición de datos NI-USB5239 conectado a una PC. La ubicación aguas abajo de la medición en relación con el borde posterior del electrodo expuesto para cada actuador se establece en 5 mm y 12,5 mm respectivamente, para dos casos de estudio. Cada señal de excitación era sinusoidal y se entregó usando un generador de forma de onda Rigol DG1011. El voltaje de onda sinusoidal de salida y el rango de frecuencia de la fuente de alimentación fueron, respectivamente, 0–15 kV y 0–15 kHz. La onda de estado estacionario se utilizó en todos los experimentos.

Representación esquemática de la configuración experimental del experimento realizado.

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Departamento de Ingeniería Aeroespacial, Universidad Tecnológica de Amirkabir, Teherán, Irán

D. Soltani Tehrani, GR Abdizadeh y S. Noori

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DST: conceptualización, investigación, prueba experimental, software, validación, curación de datos, redacción—preparación del borrador original, redacción—revisión y edición. GRA: Conceptualización, investigación, prueba experimental, metodología, software, curación de datos, edición. SN: Supervisión.

Correspondencia a GR Abdizadeh.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Reimpresiones y permisos

Tehrani, DS, Abdizadeh, GR & Noori, S. Modelado numérico de actuadores de descarga de barrera dieléctrica basados ​​en las propiedades de los plasmones de baja frecuencia. Informe científico 12, 10378 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-14370-z

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Recibido: 24 de octubre de 2021

Aceptado: 06 junio 2022

Publicado: 20 junio 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-14370-z

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