cabaleiro2004control

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UUNNIIVVEERRSSIIDDAADD DDEE BBUUEENNOOSS AAIIRREESS 
Facultad de Ingeniería 
 
 
TTEESSIISS DDEE IINNGGEENNIIEERRÍÍAA MMEECCÁÁNNIICCAA 
 
 
Presentada por: 
 
Juan Martín CABALEIRO 
 
 
CCOONNTTRROOLL DDEE FFLLUUJJOOSS CCOOMMPPRREESSIIBBLLEESS 
CCOONN AACCTTUUAADDOORREESS EEHHDD 
 
 
Director: 
 
Dr. Ing. Guillermo ARTANA 
 
 
Julio de 2004 
 
 
 
CONTROL DE FLUJOS COMPRESIBLES CON 
ACTUADORES EHD 
 
 
Alumno: Juan Martín CABALEIRO 
 
Padrón: 76258 
 
 
Lugar de Trabajo: Laboratorio de Mecánica de Fluidos, 
 
 Dto. de Ingeniería Mecánica, 
 
 Facultad de Ingeniería. UBA. 
 
 
Director: Dr. Ing. Guillermo ARTANA. 
 
 
Fecha de Presentación: Informe final aprobado por: 
 
__________________________ _____________________________ 
 Alumno 
 
__________________________ _____________________________ 
 Director 
 
 _____________________________ 
 
 
Agradecimientos 
Deseo agradecer al Dr. Ing. Guillermo Artana por su guía a lo largo de todo este tra-
bajo, por el empeño puesto en mi formación y por su interés en mi persona, más allá de 
lo profesional. 
Al Ing. Guillermo DiPrimio por sus enseñanzas y su contribución al diseño y cons-
trucción del dispositivo experimental. 
A los Ing. Roberto Sosa y Juan D’Adamo, por su colaboración y compañerismo en 
el Laboratorio. 
A mis padres, Ana y Raúl, y a mis hermanos, Pablo, Santiago y José, por ser pacien-
tes, y acompañarme siempre. 
A mis amigos, por los momentos compartidos. 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
ÍNDICE 
 
 
Índice 
 
 
4 
INTRODUCCIÓN............................................................................................................ 7 
Nomenclatura.............................................................................................................. 10 
1. LAS ONDAS DE CHOQUE Y SU CONTROL........................................................ 11 
1.1. Introducción......................................................................................................... 12 
1.2. Interés del estudio................................................................................................ 13 
1.3. Estrategias de control de ondas de choque .......................................................... 15 
1.3.1. Métodos de control pasivos .......................................................................... 16 
1.3.2. Métodos de control activos........................................................................... 17 
1.4. Conclusiones........................................................................................................ 18 
2. ACTUADORES EHD ................................................................................................ 19 
2.1. Introducción......................................................................................................... 20 
2.2.Descargas en gases ............................................................................................... 21 
2.2.1. Inestabilidades de las descargas en gases ..................................................... 21 
2.3. La Descarga Corona ............................................................................................ 23 
2.3.1. Corona Negativa........................................................................................... 24 
2.3.2. Corona Positiva ............................................................................................ 27 
2.3.3. Corona bipolar .............................................................................................. 29 
2.3.4. Algunos valores característicos de la descarga Corona................................ 30 
2.4. La Descarga Deslizante ....................................................................................... 32 
2.5. La Descarga con Barrera Dieléctrica................................................................... 36 
2.6. Conclusiones........................................................................................................ 39 
3. MECANISMOS DE ACOPLE Y USO DE ACTUADORES EHD EN CONTROL 
DE FLUJOS COMPRESIBLES..................................................................................... 40 
3.1. Introducción......................................................................................................... 41 
3.2. Mecanismos de acople entre la descarga y el flujo ............................................. 42 
3.2.1. Interacción entre la descarga y ondas de choque.......................................... 45 
3.3. Empleo de actuadores EHD en flujos a alta velocidad........................................ 47 
3.4. Conclusiones........................................................................................................ 53 
4. MONTAJE EXPERIMENTAL.................................................................................. 54 
4.1. Introducción......................................................................................................... 55 
4.2. Dispositivos para las mediciones fluidodinámicas.............................................. 56 
4.2.1. Túnel de viento ............................................................................................. 56 
4.2.2. Perfiles utilizados ......................................................................................... 59 
4.2.3. Sensores de presión ...................................................................................... 61 
Índice 
 
 
5 
4.2.4. Sistema Schlieren ......................................................................................... 64 
4.3. Dispositivos para la medición de corriente ......................................................... 70 
5. RESULTADOS Y DISCUSIÓN................................................................................ 73 
5.1. Introducción......................................................................................................... 74 
5.2. Descripción de las experiencias........................................................................... 75 
5.3. Medidas de corriente ........................................................................................... 77 
5.3.1. Perfil 1 .......................................................................................................... 77 
5.3.1.1. Descarga difusa ..................................................................................... 77 
5.3.1.2. Descarga filamentar “itinerante” ........................................................... 77 
5.3.1.3. Descarga filamentar “fija” ..................................................................... 78 
5.3.1.4. Curva I(t) típica ..................................................................................... 78 
5.3.1.5. Curvas Corriente-Tensión ..................................................................... 79 
5.3.2. Perfil 2 .......................................................................................................... 81 
5.3.2.1. Curvas Corriente-Tensión ..................................................................... 82 
5.3.3. Potencia consumida .......................................................................................... 83 
5.4. Medidas de presión e imágenes Schlieren........................................................... 84 
5.4.1. Perfil 1 .......................................................................................................... 84 
5.4.1.1. Tobera Ma 1.8, posición 1..................................................................... 84 
5.4.1.2. Tobera Ma 1.8, posición 2..................................................................... 86 
5.4.1.3. Tobera Ma 1.4, posición 1..................................................................... 88 
5.4.1.4. Tobera Ma 1.4, posición 2..................................................................... 89 
5.4.1.5. Tobera Subsónica, posición 1................................................................91 
5.4.1.6. Tobera Subsónica, posición 2................................................................ 92 
5.4.2. Perfil 2 ...................................................................................................... 94 
5.4.2.1. Tobera Ma 1.8 ....................................................................................... 94 
5.4.2.2. Tobera Ma 1.4 ....................................................................................... 95 
5.4.2.3. Tobera Subsónica .................................................................................. 96 
5.5. Análisis de los resultados fluido dinámicos ........................................................ 98 
5.5.1. El problema temporal ................................................................................... 98 
5.5.2. El problema espacial..................................................................................... 98 
5.6. Conclusiones........................................................................................................ 99 
CONCLUSIONES GENERALES ............................................................................... 100 
BIBLIOGRAFÍA.......................................................................................................... 103 
Índice 
 
 
6 
ANEXO A. DESCRIPCIÓN DE LAS PRINCIPALES CARACTERÍSTICAS DE UN 
FLUJO SUPERSÓNICO.............................................................................................. 109 
A.1. Características de un flujo supersónico ............................................................ 110 
A.1.1. Descripción del flujo compresible alrededor del un perfil supersónico .... 116 
ANEXO B. COMPARACIÓN DE IMÁGENES SCHLIEREN.................................. 120 
ANEXO C. ARTÍCULO PRESENTADO EN LA S.F.E. 2004................................... 139 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
INTRODUCCIÓN 
 
 
Introducción
 
 
8 
Este trabajo comprende el estudio experimental de los efectos producidos sobre la 
estructura de un flujo a alta velocidad alrededor de perfiles “supersónicos”, mediante la 
aplicación de actuadores EHD (electrohidrodinámicos). 
En los últimos años se ha desarrollado un interés creciente en el uso de gases débil-
mente ionizados (plasmas) en el control de flujos a alta velocidad. Las tecnologías EHD 
han sido consideradas como buenos candidatos para la reducción del arrastre por onda 
(wave drag) y viscoso (viscous drag), la reducción del “boom” sónico, el control de ca-
pa límite y la transición turbulenta. 
El escurrimiento considerado en este trabajo es supersónico o transónico. Este flujo 
alrededor de los perfiles considerados da lugar a ondas de choque u ondas de expansión. 
El interés del trabajo radica en la exploración de los cambios posibles que pueden ser 
alcanzados con estos actuadores sobre estas ondas bajo las distintas configuraciones 
consideradas. 
El control de las ondas de choque tiene aplicación en varias áreas, como en vehícu-
los hipersónicos, supersónicos y transónicos, turbinas de gas, motores de reacción, etc. 
La descripción del trabajo en esta memoria se organiza de la siguiente manera: 
En el capítulo 1 se presenta el interés del presente estudio, así como el marco en que 
se encuentra envuelto. Además se describen distintos criterios de clasificación de méto-
dos de control, y se citan algunos métodos pasivos y activos que han sido estudiados 
dentro de este mismo marco. 
En el capítulo 2 se describen tres tipos descargas en gases, conocidas como la Des-
carga Corona, la Descarga Deslizante (Sliding Discharge), y la Descarga con Barrera 
Dieléctrica (Dielectric Barrier Discharge), debido a su frecuente utilización en Actua-
dores Electrohidrodinámicos. Se hace hincapié en las dos primeras, ya que presentan 
similitudes con el tipo de descarga que se desarrolla en el actuador utilizado en la pre-
sente Tesis. 
En el capítulo 3 se presenta la discusión existente sobre los posibles mecanismos de 
acople entre la descarga y el flujo, además se presenta un resumen de algunos trabajos 
en los cuales se utilizaron actuadores EHD para el control de flujos a alta velocidad y se 
describe el actuador utilizado en este estudio. 
En el capítulo 4 se describe el montaje experimental utilizado para la realización de 
las diferentes experiencias de este trabajo. 
En el capítulo 5 se presentan los resultados obtenidos en este trabajo a partir de di-
chas experiencias. La primer parte del capítulo corresponde a los resultados de las me-
Introducción
 
 
9 
diciones eléctricas, que permiten caracterizar los distintos tipos de descarga obtenidos. 
La segunda parte del capítulo corresponde a los resultados de las mediciones fluidodi-
námicas, que incluyen medidas de presión sobre las caras de los perfiles y en distintas 
posiciones en el túnel de viento, y también imágenes obtenidas mediante la técnica 
Schlieren que permiten observar gradientes de densidad en el flujo. 
Luego se presentan las conclusiones generales. 
En el anexo A se realiza una descripción de las principales características de un flujo 
supersónico, y se presentan las ecuaciones que gobiernan su comportamiento, mediante 
una teoría de flujo no viscoso. 
En el anexo B se presentan para cada configuración estudiada, imágenes correspon-
dientes a corridas sin y con descarga. 
Finalmente se muestra en el anexo C el artículo correspondiente a este estudio, pre-
sentado en la S.F.E. 2004. 
Nomenclatura
 
 
10 
Nomenclatura 
 
a velocidad del sonido 
cp calor específico a presión constante 
cv calor específico a volumen constante 
h entalpía por unidad de masa, u + p.v 
Ma número de Mach,
a
V 
p0 presión de estancamiento 
pi presión estática en la región i 
T0 temperatura [K] de estancamiento 
Ti temperatura [K] estática en la región i 
ρ0 densidad de estancamiento 
ρi densidad estática en la región i 
u energía interna por unidad de masa 
v volumen específico, 
ρ
1 
R constante del gas 
γ relación de calores específicos, 
v
p
c
c
 
θ ángulo de deflexión del flujo a través de una onda de choque oblicua 
β ángulo de una onda de choque oblicua medido respecto a la dirección del 
flujo aguas arriba 
ν ángulo de Prandtl-Meyer (a través del cual una corriente supersónica es ex-
pandida desde Ma = 1 a un Ma > 1) 
V velocidad del flujo 
Vn componente de la velocidad normal a la onda de choque oblicua 
Vt componente de la velocidad tangencial a la onda de choque oblicua 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
1. LAS ONDAS DE CHOQUE Y SU CONTROL 
 
 
Las ondas de choque y su control 
 
 
12 
1.1. Introducción 
En este capítulo se presenta el marco en que se encuentra envuelto, y el interés del 
presente estudio experimental. 
Luego se describen distintos criterios de clasificación de métodos de control, y se ci-
tan algunos métodos pasivos y activos que se han estudiado a lo largo de los años con el 
fin de lograr el control de las ondas de choque. 
Las ondas de choque y su control 
 
 
13 
1.2. Interés del estudio 
Las ondas de choque son ondas mecánicas de amplitud finita que aparecen cuando 
los fluidos sufren una compresión rápida (Bushnell, 2004). En flujo subsónico (Ma < 1), 
una señal de presión precede al cuerpo en movimiento haciendo que las partículas del 
gas cambien su trayectoria y pasen alrededor del cuerpo “suavemente”. En flujo super-
sónico (Ma > 1), las señales de presión no pueden ser enviadas aguas arriba del cuerpo 
porque la velocidad es mayor que la de dichas señales (la velocidad de propagación del 
sonido). Así, las partículas del flujo no tienen ningún tipo de “advertencia” de los obstá-
culos en su camino, y cuando se acercan al cuerpo deben cambiar su trayectoria abrup-
tamente. Este cambio repentino de dirección resulta en la formación de ondas de cho-
que. Si el flujo es estacionario, estas ondas permanecerán fijas respecto al cuerpo. En 
flujo transónico (0.8 < Ma < 1.2) puede sucederque al rodear un cuerpo la velocidad al-
cance localmente valores supersónicos; en ese caso, se forman a partir de la superficie 
del cuerpo sistemas de ondas de choque fuertes para volver a desacelerar el flujo a los 
valores subsónicos de la corriente libre. 
La magnitud de la fuerza de arrastre debida a las ondas de choque puede variar des-
de un nivel de “ruido” para sistemas de ondas débiles hasta más de la mitad de la fuerza 
de arrastre total de un cuerpo que se mueve a velocidades hipersónicas (Ma > 5). 
Así, por décadas la velocidad crucero de las aeronaves de transporte convencionales 
no ha superado el Ma 0.8. Esto se debe a que frente a pequeños aumentos de la veloci-
dad, la fuerza de arrastre presenta grandes incrementos debido a la formación de ondas 
de choque fuertes a partir de la superficie superior del ala. 
La fuerza de arrastre debida a las ondas de choque es, además, la razón más impor-
tante por la cual no existen en la actualidad transportes supersónicos económicamente 
viables. La eficiencia aerodinámica (fuerza de sustentación / fuerza de arrastre) de una 
aeronave supersónica es del orden de la mitad o menos que la de una aeronave conven-
cional. Una disminución del 1% de la fuerza de arrastre total de las aeronaves supersó-
nicas se traduce en un aumento de la capacidad de carga del 5 al 10% (Bushnell, 2004). 
Por último, además del arrastre, el patrón de ondas que se forma sobre un vehículo 
supersónico genera un problema de estruendo sónico en el suelo. Este patrón suele con-
sistir de una compresión brusca a través de una onda de choque, seguida de una expan-
sión por debajo de la presión atmosférica y luego, de otra compresión a través de otra 
onda de choque hasta la presión atmosférica. La señal de presión se observa como una 
Las ondas de choque y su control 
 
 
14 
letra N y suele llamarse onda N. El impacto ambiental del estruendo sónico es otro de 
los principales problemas que se requiere resolver para que el transporte supersónico de 
pasajeros sea de práctica común. 
En las turbomáquinas, para altas velocidades de entrada el flujo puede alcanzar ve-
locidades supersónicas, en cuyo caso se producen sistemas complejos de ondas de cho-
que en los conductos de los álabes. 
El control de la posición e intensidad de las ondas de choque es muy importante no 
sólo desde el punto de vista de la reducción de la fuerza de arrastre y del estruendo só-
nico sino también para mejorar procesos de ignición y combustión de flujos a alta velo-
cidad (Leonov y Bityurin, 2002), y disminución de vibraciones en turbomáquinas 
(Meier y Schnerr, 1996 y las referencias allí citadas). 
Las ondas de choque y su control 
 
 
15 
1.3. Estrategias de control de ondas de choque 
Existen diferentes criterios para clasificar a los métodos de control de flujos. Uno de 
ellos por ejemplo es el que considera el lugar donde es aplicada la técnica de control, a 
saber: en la superficie del cuerpo o alejada de esta. 
Otra clasificación considera el consumo energético involucrado y el tipo de lazo uti-
lizado para el control. 
Como se muestra en la figura 1.1, un mecanismo de control puede ser pasivo, si no 
requiere una fuente auxiliar de energía para su funcionamiento y si no posee ningún lazo 
de control; o puede ser activo, en caso requerir una fuente de energía externa para su 
implementación. 
 
Figura 1.1. Clasificación de las diferentes técnicas de control (Gad-el-Hak, 2000). 
 
Los métodos de control activos poseen un lazo de control y según el tipo de lazo 
empleado se producen posteriores divisiones de los mismos. La primera de ellas distin-
gue entre: control activo predeterminado y control activo reactivo. 
El control predeterminado incluye los métodos que adicionan energía al flujo ya sea 
tanto en forma estacionaria como dinámica sin considerar el estado particular del mis-
mo. El lazo de control en este caso es abierto y no se necesitan sensores para la aplica-
ción de este tipo de técnicas. 
Por el contrario el control reactivo es aquel en el cual la acción del controlador es 
continuamente ajustada mediante el empleo de algún tipo de señal. 
Las ondas de choque y su control 
 
 
16 
Los controles reactivos a su vez se dividen en: feedforward y feedback. La distinción 
entre estos dos últimos tipos de control es particularmente importante cuando se trata el 
control de estructuras del flujo que son convectadas pasando por las posiciones donde se 
encuentran fijados los sensores y actuadores. En el control feedforward la variable me-
dida y la controlada son diferentes. Por ejemplo, la presión o la velocidad pueden ser 
sensadas aguas arriba del actuador y la señal generada, junto con una apropiada ley de 
control, puede actuar sobre el controlador para modificar la presión o la velocidad en 
una posición aguas abajo del actuador. El control feedback, por el contrario, requiere 
que la variable controlada sea medida, retroalimentada y comparada con algún valor de 
referencia dado. 
El método de control propuesto en la presente tesis es del tipo activo y predetermi-
nado. 
1.3.1. Métodos de control pasivos 
Desde el punto de vista del diseño, se han desarrollado desde mediados del siglo XX 
varias estrategias para disminuir el arrastre / controlar las ondas de choque: 
- Perfiles alares delgados y de baja relación de aspecto (AR). 
- Perfiles “supercríticos”. 
- Giro del ala aguas arriba o aguas abajo (sweep forward, sweep back). 
- La “regla del área” para combinaciones ala-cuerpo de la aeronave, que esta-
blece que la sección transversal del conjunto ala-cuerpo debe ser una función 
suave de la posición a lo largo del eje longitudinal del cuerpo (no debe haber 
saltos bruscos en la sección transversal). 
- Interferencia favorable de las ondas de choque. 
- Uso de lanzas para agudizar artificialmente cuerpos romos. 
Estas estrategias se encuentran descriptas en la literatura (Talay, 1975; Bushnel, 
2004, y en las referencias allí citadas) y son utilizadas actualmente en el diseño de aero-
naves transónicas / supersónicas. 
Otra estrategia de control del tipo pasivo es la porosidad superficial en perfiles alares 
y en álabes de turbomáquinas. Como se describió anteriormente, en flujo transónico se 
pueden formar ondas de choque fuertes a partir de la superficie del ala, para lograr des-
acelerar el flujo hasta las velocidades subsónicas de la corriente libre. A través de estas 
ondas de choque se produce un gradiente de presión adverso cuyo efecto es el engrosa-
miento y / o separación de la capa límite, lo cual trae aparejado grandes aumentos de la 
Las ondas de choque y su control 
 
 
17 
fuerza de arrastre y disminución de la fuerza de sustentación. A su vez, como estas on-
das de choque no suelen ocupar una posición fija, se pueden producir vibraciones. Me-
diante la porosidad superficial se puede lograr un flujo másico desde la región de alta 
presión, aguas abajo de la onda de choque, hacia la región de baja presión, aguas arriba 
de ella. Esta transferencia de masa por debajo de la superficie logra reducir el engrosa-
miento localizado de la capa límite, y reemplazar la onda de choque fuerte por un siste-
ma de ondas de choque más débiles llamado sistema lambda (Bushnell, 2004 y las refe-
rencias allí citadas; Meier y Schnerr, 1996 y las referencias allí citadas). 
1.3.2. Métodos de control activos 
Entre las estrategias de control activo podemos mencionar, por un lado, los métodos 
que se basan en la modificación del contorno: la deformación dinámica de las paredes, 
el uso de perfiles “inteligentes”, etc. Por otro lado se pueden mencionar los métodos que 
involucran la adición de energía / masa al flujo. Dentro de estos últimos podemos nom-
brar la inyección de gases inertes, chorros de líquido y hasta partículas sólidas desde la 
punta de un cuerpo romo; la adición de energía en una región concentrada delante del 
cuerpo mediante combustión localizada(se utiliza una lanza para posicionar los gases 
en combustión), focalización de un láser, radiación de microondas, o mediante un haz 
de electrones; la adición de energía mediante actuadores magnetohidrodinámicos 
(Bushnell, 2004 y las referencias allí citadas). 
Además de los actuadores mencionados en el párrafo previo, se deben mencionar 
dentro de los métodos de control activo a los actuadores EHD (electrohidrodinámicos). 
El actuador utilizado en la presente tesis pertenece a este grupo y por ello estos actuado-
res serán descriptos con mayor profundidad en los capítulos 2 y 3. 
Las ondas de choque y su control 
 
 
18 
1.4. Conclusiones 
Las ondas de choque representan un problema tecnológico importante en lo que hace 
al diseño de aeronaves (transónicas / supersónicas / hipersónicas) y turbomáquinas. Me-
diante el control y debilitamiento se puede lograr disminuir la fuerza de arrastre, dismi-
nuir vibraciones e inclusive mejorar procesos de ignición y combustión de flujos a alta 
velocidad. 
Desde mediados del siglo pasado se han estudiado e implementado métodos pasivos 
y activos para el control de las ondas de choque. En esta tesis se utilizó un método de 
control activo y predeterminado, que corresponde al grupo de actuadores denominados 
EHD. 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
2. ACTUADORES EHD 
 
 
Actuadores EHD
 
20 
2.1. Introducción 
Los actuadores Electrohidrodinámicos (EHD) utilizados para el control de flujos son 
dispositivos que establecen una descarga eléctrica en el gas con el fin de afectar las ca-
racterísticas del flujo o sus inestabilidades. 
En este capítulo se describen tres tipos descargas en gases, conocidas como la Des-
carga Corona, la Descarga Deslizante (Sliding Discharge), y la Descarga con Barrera 
Dieléctrica (Dielectric Barrier Discharge), debido a su frecuente utilización en Actua-
dores Electrohidrodinámicos. Se hace hincapié en las dos primeras, ya que presentan 
similitudes con el tipo de descarga que se desarrolla en el actuador utilizado en la pre-
sente Tesis. 
Actuadores EHD
 
21 
2.2.Descargas en gases 
Cuando se aplica un campo eléctrico de suficiente amplitud a un volumen de gas 
como para generar pares electrón-ión, mediante el impacto de partículas cargadas a mo-
léculas del gas neutro, se crea una descarga (Kunhardt, 2000). Esto requiere la presencia 
de cierto número inicial de electrones libres, que pueden estar presentes naturalmente en 
las condiciones ambiente (por ejemplo, por radiación cósmica), o ser introducidos in-
tencionalmente. En general, el aumento de las densidades de electrones e iones positivos 
viene acompañado de un crecimiento de las densidades de las partículas excitadas, iones 
negativos y fotones. Cuando se alcanza el estado estacionario, cada una de estas densi-
dades tiene una distribución espacial dentro del volumen de la descarga; en particular, la 
densidad de electrones ne deberá satisfacer la ecuación de continuidad, la cual (despre-
ciando los cambios debidos a la difusión y deriva) se reduce a: 
 
ee nn ⋅=Γ+⋅
** ην (2.1) 
 
donde ν* y η* son las tasas efectivas de generación y pérdida de electrones, respecti-
vamente, y Γ representa la generación de electrones desde una fuente externa. Las tasas 
efectivas en esta ecuación son, en general, función de las densidades de partículas en la 
descarga –electrones (ne), iones positivos (Ni), iones negativos (N-), partículas neutras 
(N), partículas excitadas (N*), y fotones (NP)- así como del campo eléctrico E. Formal-
mente, es necesario conocer las distribuciones espaciales de estas densidades de partícu-
las para conocer dicha función, aunque en la práctica se introducen aproximaciones y 
representaciones alternativas en función de variables macroscópicas como la densidad y 
temperatura. 
Si los procesos de producción de electrones, representados por ν*, son suficientes 
para compensar las pérdidas, representadas por η*, el volumen de gas ionizado puede 
ser mantenido sin la necesidad de una fuente adicional de electrones. En este caso la 
descarga se denomina “auto-sostenida”. En caso de necesitar una agente externo además 
del campo eléctrico (representado por Γ), se denomina “no auto-sostenida”. 
2.2.1. Inestabilidades de las descargas en gases 
Si se tiene una descarga uniforme que ocupa todo el ancho de los electrodos, la den-
sidad de corriente aumenta con la corriente hasta que finalmente se desarrolla una ines-
Actuadores EHD
 
22 
tabilidad, que termina en la constricción de la descarga como resultado de la transición 
al arco. Esta inestabilidad corresponde a la ruptura del estado definido por la ecuación 
(2.1), debido a cambios en las tasas efectivas (ν* y η*). Como estas tasas dependen de 
las densidades de partículas y del campo eléctrico, la inestabilidad puede tener muchos 
orígenes. En general se la caracteriza con el mecanismo primario que causa los cambios 
en las tasas. Es decir que una inestabilidad “térmica” es aquella que resulta de cambios 
en la temperatura cinética de la población neutra, mientras que una inestabilidad “elec-
trónica” resulta de cambios en la población excitada. 
Actuadores EHD
 
23 
2.3. La Descarga Corona 
Este tipo de descarga se da cuando los electrodos son altamente asimétricos, de mo-
do que el campo eléctrico resulta fuertemente inhomogéneo, tomando sus mayores valo-
res en las cercanías del electrodo de menor radio de curvatura. La ionización se limita a 
la región en donde el campo supera un valor crítico cE , cercana a los electrodos de me-
nor radio de curvatura donde el campo eléctrico es mayor (figura 2.1). 
 
Figura 2.1. Descarga Corona Unipolar Negativa. Configuración alambre-placa (Williams, 
1993). 
 
Como consecuencia del apantallamiento del campo eléctrico que produce la carga 
espacial en este tipo de descargas, distinguimos en general tres regiones: electrodos ac-
tivos rodeados de una zona de ionización donde se generan las cargas libres, una región 
de “deriva” (donde la intensidad del campo eléctrico es baja y las partículas cargadas 
que se dirigen hacia los electrodos pasivos interactúan con el medio), y la zona de neu-
tralización de carga alrededor de los electrodos pasivos. Asimismo, cuando los dos elec-
trodos poseen un bajo radio de curvatura, en ambos se dan procesos de ionización y en 
ese caso las descargas Corona se llaman Bipolares, en contraposición al caso donde un 
solo electrodo es el activo, situación en la que suelen denominarse Unipolares. 
Los fenómenos de la descarga corona y la spark no difieren sustancialmente; ambos 
tipos de descarga tienen los mismos requerimientos en cuanto a la presencia de electro-
nes promotores y la existencia de algún mecanismo de ionización secundaria que genere 
una descarga auto sostenida. En la descarga corona el volumen de gas ionizado se in-
crementa conforme se aumenta la diferencia de potencial aplicada entre los electrodos. 
Si la diferencia de potencial aplicada es aumentada aún más, eventualmente se desarro-
llará la spark o ruptura eléctrica. 
Actuadores EHD
 
24 
Los mecanismos que intervienen en la ionización y la propagación del fenómeno 
dentro del espacio interelectrodo dependen de la polaridad que tenga el electrodo de 
menor radio de curvatura. 
2.3.1. Corona Negativa 
Si al electrodo de menor radio de curvatura (electrodo alambre, en la configuración 
alambre-placa) se le impone un potencial negativo (cátodo), tendremos una descarga co-
rona negativa. 
Dicha descarga comienza en puntos aislados distribuidos aleatoriamente a lo largo 
del cátodo (conocidos como spots). En estos puntos se gestan pulsos de corriente cono-
cidos como pulsos de Trichel (figura 2.2). El electrodo negativo repele a los electrones 
promotores, los cuales son rápidamente acelerados a velocidades suficientes como para 
provocar la ionización del gas en una región limitada, generando iones positivos y nue-
vos electrones. En cuantolos electrones promotores alcanzan la región donde la intensi-
dad del campo es menor que cE , son captados por moléculas electronegativas presentes 
en el gas (el O2, es altamente electronegativo), conformándose de esta manera un ión 
negativo. La carga espacial de estos iones negativos y de los electrones reduce los valo-
res de E en la cercanía del cátodo, interrumpiendo el proceso de ionización. Esto se 
manifiesta con una caída de la corriente de conducción. Luego los iones negativos se di-
rigen hacia el ánodo y los iones positivos hacia el cátodo. Si la energía total de un ión 
positivo que impacta contra la superficie del cátodo es el doble de la función trabajo1 un 
electrón será emitido por el cátodo mientras que otro neutralizará al ión. Los electrones 
secundarios liberados en el cátodo comienzan así un nuevo ciclo que corresponde al si-
guiente pulso de Trichel. 
A medida que se aumenta el potencial negativo la cantidad de puntos aislados en los 
cuales se gestan los pulsos de Trichel aumentan, así como su frecuencia y la corriente. 
Dichos puntos son visibles ya que el proceso de ionización genera radiación con longi-
tudes de onda comprendidas entre las longitudes de onda de las radiaciones UV y las 
azules. A su vez los spots de la corona negativa se repelen entre sí electrostáticamente 
de manera que para corrientes elevadas la separación entre éstos se vuelve uniforme y 
estable. 
 
1 Fuerzas electrostáticas evitan la liberación de electrones de la superficie de un sólido (metal o dieléctri-
co), y una cierta cantidad de energía mínima llamada función trabajo se necesita para superar dichas fuer-
zas y permitir la emisión de un electrón por parte del sólido. 
Actuadores EHD
 
25 
 
5µseg. 
Figura 2.2. Pulsos de corriente de Trichel en aire a 0.13atm, diámetro del electrodo aguja: 
1mm, espaciamiento aguja-placa: 40mm (Loeb, 1965). 
 
Para potenciales mayores del electrodo negativo se establece un nuevo régimen, 
llamado Descarga Corona Luminiscente (Glow Corona)2. La corriente pierde su carác-
ter pulsante y pasa a tomar valores continuos en el tiempo, sin embargo, la física de la 
ionización es similar para ambos regímenes. 
La figura 2.3 ilustra los modos de descarga que pueden ocurrir en función de la 
geometría y la tensión aplicada. 
 
Figura 2.3. Modos principales de corona negativa en una configuración punta-plano con 
un radio del cátodo de 0.06 mm (Dascalescu, 1993). 
 
Un posterior aumento del voltaje provoca la aparición de “chispas” (sparks), por la 
ruptura de la propiedad aislante del gas. La secuencia de eventos comienza con una ava-
lancha de electrones desde la punta negativa. Se desarrolla más de una avalancha al 
mismo tiempo y, si se hallan cerca una de otra, se juntan y crean distintos volúmenes de 
luminosidad (figura 2.4-a). Los fotones emitidos pueden lograr, mediante varias reac-
ciones combinadas, la ionización de algunas moléculas delante de la avalancha (fotoio-
 
2 Cabe resaltar que dicha luminiscencia sólo es apreciable en torno al electrodo negativo. 
Actuadores EHD
 
26 
nización). Las partículas cargadas (electrones e iones positivos), generadas como conse-
cuencia de la ionización, están sujetas a un campo eléctrico acentuado por la carga es-
pacial de la avalancha. 
 
 
Avalancha 
secundaria 
Avalancha 
primaria (streamers) 
 
 
Figura 2.4. Desarrollo de la spark en la configuración aguja-placa, corona negativa (Das-
calescu, 1993). 
 
Así, los electrones pueden alcanzar valores de energía cinética tales como para gene-
rar avalanchas secundarias delante de la punta de la avalancha primaria, que continúa 
avanzando (figura 2.4-b). Las avalanchas secundarias tienden a repelerse entre sí, cau-
sando una curvatura y forma de penacho característica. Al mismo tiempo, la avalancha 
primaria aumenta en longitud, y los electrones en su frente se aproximan a la concentra-
ción de iones positivos en forma de cuña dejados atrás por la segunda generación de 
avalanchas. El campo eléctrico local, incrementado entre estos iones y los electrones del 
extremo de la avalancha primaria, favorece el avance del frente de esta última debido a 
una ionización intensificada del gas en el espacio restante entre ambas regiones. Parale-
lamente a dichos sucesos, nuevos fotoelectrones son producidos delante de la segunda 
generación de avalanchas. De esta manera el proceso avanza un paso más hacia el áno-
do (figura 2.4-c). Cuando los sucesivos penachos se aproximan al ánodo, unas descargas 
llamadas ¨streamers¨ parten desde este último a su encuentro, produciéndose finalmente 
la spark (figura 2.4-d). 
 
Actuadores EHD
 
27 
 
Figura 2.5. Curvas de umbral para los varios regímenes de corona positiva y para la rup-
tura por arco. Medidas hechas para un ánodo esférico de 1 cm de radio. (Dascalescu, 
1993). 
 
2.3.2. Corona Positiva 
Ante la aplicación de un potencial positivo al electrodo punta, no se detecta en un 
principio ionización alguna (figura 2.5). 
La primera manifestación de ionización la da un destello luminoso apenas visible 
que tiene la forma de un filamento con algunas pequeñas ramificaciones. Al conjunto de 
filamentos se lo denomina “onset streamers”(figura 2.6). 
 
Figura 2.6. “Onset streamers” (Dascalescu, 1993). 
 
Cuando el voltaje se eleva, aparecen streamers más frecuentemente, de forma autó-
noma hasta que se establece un régimen estable caracterizado por la aparición de una 
zona luminosa cubriendo el electrodo punta. Al igual que para corona negativa, dicho 
régimen se conoce como Corona Luminiscente (figura 2.7-a). La corriente, la intensidad 
de luz y la zona cubierta por esta descarga, aumentan conforme se eleva la tensión. 
Para un valor mayor de la tensión, se establece repentinamente un nuevo régimen de 
descarga. En éste se producen descargas similares a los streamers pero de mucha mayor 
intensidad conocidas como “breakdown streamers” (figura 2.7-b), los cuales provocan 
Actuadores EHD
 
28 
un ruido característico, para finalmente producir chispas (sparks) que materializan la 
ruptura completa del gas. 
(a) (b)
 
Figura 2.7. (a) corona luminiscente, (b) “breakdown streamers” (Dascalescu, 1993). 
 
A diferencia de los pulsos de Trichel para corona negativa, los onset streamers se 
comportan aleatoriamente. 
La transición del modo intermitente (onset streamer) al modo estable (corona lumi-
niscente) tiene lugar cuando una gran cantidad de iones negativos se acumula alrededor 
del ánodo (ver figura 2.8). De esta manera se genera un campo eléctrico casi uniforme 
entre estos iones y el ánodo (figuras 2.8-d a 2.8-f). Si la densidad de los iones negativos 
no es lo suficientemente alta, éstos son neutralizados en el ánodo, despejando el área pa-
ra el desarrollo de un nuevo precursor. En el caso de que sea lo suficientemente alta, el 
campo eléctrico local alcanza una intensidad suficiente como para producir una descar-
ga similar a la Descarga de Townsend en esta zona en la que el campo es cuasi-
uniforme. 
 
Figura 2.8. Transición del modo intermitente (a, b) al modo estable (e, f) en una corona 
positiva (Dascalescu, 1993). 
 
Se observa, entonces, una delgada capa de gas ionizado ubicada entre la concentra-
ción de iones negativos y el ánodo. Los fotones emitidos por esta descarga luminosa ge-
Actuadores EHD
 
29 
neran por fotoionización electrones secundarios que al ser capturados por moléculas 
neutras dan origen a iones negativos, otorgando estabilidad al proceso. A diferencia del 
caso de la corona negativa, el ánodo no participa en el proceso de ionización sino que 
actúa simplemente como acumulador de cargas. De esta forma, la corona positiva de-
pende sólo del gas y no del material del electrodo activo. 
A mayores diferencias de potencial, comienzan a aparecer los breakdown-streamers 
(precursores del colapso),caracterizados por ser muy luminosos, ruidosos y de una lon-
gitud mayor, llegando a cubrir la longitud hasta el cátodo. La frecuencia asociada a este 
fenómeno va desde 1 a 10 Khz. Los extremos de estas descargas provocan la emisión de 
electrones por parte del cátodo. Los electrones así emitidos se aceleran en dirección al 
frente del precursor generando grandes avalanchas de electrones. Se forma entonces la 
llamada “descarga retrógrada” a partir del cátodo, la cual viaja a través de una o varias 
ramificaciones del precursor aumentando la densidad de iones positivos en el mismo. Si 
esta descarga retrógrada es lo suficientemente intensa, la corriente en el canal ionizado 
se eleva hasta que finalmente se produce la ruptura total. 
2.3.3. Corona bipolar 
Se tiene corona bipolar cuando los dos electrodos participan en forma activa en el 
proceso de ionización. 
Se distingue por presentar regiones positivas y negativas de ionización en torno a 
cada electrodo. Se puede establecer un streamer, como un canal de plasma de baja con-
ductividad que se extiende desde el electrodo y que transporta la ionización fuera de la 
región del electrodo. 
Los streamers positivos se establecen y propagan (desde el ánodo) bajo campos 
eléctricos tres veces menores a los necesarios para los streamers negativos (los cuales se 
establecen desde el cátodo). La razón de ello aún no está claramente explicada. 
La generación de los streamers positivos se ve favorecida o disminuida según la dis-
posición de cargas espaciales alrededor del ánodo. (figura 2.9-a y b) 
Las avalanchas grandes y concentradas originan cargas espaciales concentradas fuer-
temente direccionales (figura 2.9-b). Éstas producen en su entorno un campo eléctrico 
más fuerte que el originalmente creado por los electrodos, que favorece la creación de 
los streamers positivos. 
Actuadores EHD
 
30 
 
Figura 2.9. (a)Descarga Glow positiva. (b),(c) Desarrollo de los “streamers” positivos 
(Goldman, 1982). 
 
Se había descrito antes la forma de penacho que caracterizaba a los streamers en co-
ronas positivas. Para el caso de coronas bipolares, las ramificaciones se acortan o bien 
prácticamente sólo se manifiestan en el cátodo. La causa de ello es probablemente la 
creación de un canal de aire de baja densidad debido a la disipación de potencia de los 
streamers, que es mayor que en el caso de corona unipolar. 
De acuerdo a la geometría, el gas y la tensión aplicada entre electrodos, un streamer 
positivo puede detenerse y desaparecer en el medio del espacio interelectrodo o bien 
puede alcanzar el cátodo. En el cátodo puede causar un pico de corriente que decae ex-
ponencialmente o bien decae y luego aumenta hasta producir una spark. 
Por último, Lagarkov y Rutkevich (1994) consideran que cuando la aparición y pro-
pagación de carga espacial resulta ser uno de los parámetros más importantes en el desa-
rrollo de la ruptura, como es el caso de los streamers, el mecanismo de ruptura exhibe el 
comportamiento de una onda. La ruptura mediante gas ionizado del espacio interelec-
trodo se produce debido al desplazamiento de la región de alta ionización desde un elec-
trodo hacia el otro. 
2.3.4. Algunos valores característicos de la descarga Corona 
En la figura 2.10 se presentan una serie de valores (órdenes de magnitud) que toman 
parámetros como el campo eléctrico, la densidad de electrones, etc., en las distintas re-
giones de una descarga corona, en la configuración punta-placa en aire. 
 
 
 
 
Actuadores EHD
 
31 
Parámetros 
específicos 
Zona a* Zona b* Zona c* 
Campo reducido 
E/N (10-21 V.m2) 
100-10000 20 1-100 
Campo a 1 atm 
E (MV.m-1) 
3-300 0.5 0.03-3 
Energía de los 
electrones: We (eV) 
12-16 1-3 < 1 
Densidad de elec-
trones: ne (cm-3) 
1015 < 1014 
despreciable 
(corrientes iónicas)
Temperatura del gas 
Tg (K) 
> 1000 ≥ 330 ambiente 
*Zona a (actividad intensa): - Cercanías del electrodo de menor radio de cur-
vatura. 
- Frentes de propagación de los streamers. 
- Zonas de interacción streamer-superficie del 
electrodo. 
*Zona b (actividad media): - Canales de propagación de los streamers. 
*Zona c (actividad baja): - Región de deriva unipolar de los iones. 
Figura 2.10. Características específicas de las distintas regiones de actividad en el espacio 
interelectrodo. Órdenes de magnitud para aire (Goldman, 1991). 
Actuadores EHD
 
32 
2.4. La Descarga Deslizante 
Los frentes de ionización en una descarga deslizante son un tipo específico de ondas 
de ruptura eléctrica que se propagan a lo largo de una frontera de gas y dieléctrico. Los 
dispositivos experimentales utilizados para el estudio de este tipo de descarga son los de 
la figura 2.11. 
 
Figura 2.11. Dispositivos experimentales para la creación de una descarga deslizante (a) 
sin capacitor de pico, (b) con capacitor de pico C0; (1) electrodos metálicos, (2) dieléctrico 
(Lagarkov y Rutkevich, 1994). 
 
La descarga deslizante se desarrolla del siguiente modo. La aplicación de un pulso al 
electrodo de alta tensión causa la formación de un campo eléctrico que tiene alta inten-
sidad cerca del electrodo. Esto inicia la ionización por impacto del gas que ocupa la re-
gión cercana a la superficie del dieléctrico y al electrodo de alta tensión. Las distribu-
ciones de las cargas superficiales (en el dieléctrico) y las espaciales (en el gas), estas úl-
timas originadas como resultado de la deriva de electrones en un campo eléctrico no 
uniforme, deforman el campo eléctrico original. Este campo ioniza el gas y lleva a la 
formación de un polo que se “desliza” alejándose del electrodo de alta tensión (con for-
ma de una onda solitaria). Cabe aclarar que la ionización del gas en el frente de la onda 
se debe principalmente a la acción del campo transversal (normal a la superficie del di-
eléctrico). Así, en este tipo de descarga se forman picos de los campos eléctricos trans-
versal y longitudinal que se propagan a lo largo de la superficie dieléctrica. 
Según Beverly III (1986) el grado de homogeneidad espacial de la descarga depende 
del valor pico del pulso de alta tensión aplicado (Up), de la tasa inicial de aumento de 
voltaje ( )
0
dtdU , de la capacitancia específica del dieléctrico (Csp: capacitancia por 
unidad de superficie), de la atmósfera de gas, de la presión y en algunos casos, del modo 
de ablación del dieléctrico. En su trabajo se realizaron estudios fotográficos de la uni-
formidad de la descarga en aire, N2, y en varios gases raros, llegando a la conclusión de 
que es posible obtener descargas uniformes en atmósferas de gases raros pesados (Ar, 
Kr y Xe) inclusive a presiones por encima de la atmosférica y bajos voltajes. En cam-
Actuadores EHD
 
33 
bio, las descargas en Helio, aire y gases electronegativos suelen estar conformadas por 
múltiples canales de plasma. Baranov (1981), Borisov (1983) y sus colaboradores estu-
diaron la influencia de los primeros tres parámetros (Up, 0dtdU , y Csp) sobre la velo-
cidad del frente de ionización vi, el número de canales de plasma por centímetro de an-
cho de descarga nc, y el factor de llenado K3 en descargas en He y aire. 
Baranov (1981) mostró en su trabajo que para descargas en He, nc depende de la tasa 
de aumento de voltaje inicial (
0
dtdU ) y que K es casi linealmente proporcional a la 
inversa del espesor del dieléctrico ∆-1. En el trabajo previamente citado de Beverly III 
(1986) se observó un comportamiento similar en descargas en aire y N2. Además se ob-
servó que para valores fijos de Up, y 0dtdU , aumentar la presión del gas causa un au-
mento en nc y una tendencia a aumentar en Wc (figura 2.12). 
 
Figura 2.12. Efecto causado por el aumento de la presión del gas (N2). (a) 200 torr, (b) 400 
torr, (c) 600 torr (Beverly III, 1986). 
 
Debido a la estructura en forma de múltiples canales observada experimentalmente, 
las descripciones teóricas de la formación de la descarga deslizante podríanrequerir 
modelos tridimensionales. De todos modos, Lagarkov y Rutkevich (1994) presentan en 
su trabajo un modelo propuesto por Rutkevich (1984-1986) que describe la propagación 
del frente de una descarga deslizante como una onda de ionización bidimensional mo-
viéndose en un campo eléctrico externo, y también una descripción cuasi-
unidimensional. Estos modelos pueden ser utilizados para estimar la velocidad de pro-
pagación de un canal individual, la intensidad del campo eléctrico en su frente, y el es-
pesor típico de un canal en la dirección y (figura 2.13). 
 
3 El factor de llenado se define como cc nWK .= , donde Wc es el ancho promedio de un canal de plas-
ma. 
Actuadores EHD
 
34 
 
Figura 2.13. Esquema de una descarga deslizante. 1- dieléctrico; 2-plasma; 3-electrodo ini-
ciador; 4 y 5-contra electrodo y cubierta puestos a tierra (Lagarkov y Rutkevich, 1994). 
 
La figura (2.14) muestra la estructura calculada de una onda estacionaria en un sis-
tema con polaridad negativa en el cual se forma una descarga deslizante en helio. 
 
Figura 2.14. Estructura del frente de una descarga deslizante en helio. p = 1520 torr, ε = 4, 
h = 0.5 mm, y V = 5.107 cm/s (Rutkevich, 1986) 
 
En ella se observa que las distribuciones del campo eléctrico transversal Eyw y longi-
tudinal Exw en la pared del dieléctrico representan ondas solitarias, mientras que las dis-
tribuciones de las concentraciones de electrones new y de átomos excitados n*w tienen 
forma escalonada. Además, dados los valores de new observados en la figura 2.14 (new ≈ 
1016 cm-3), y considerando que para presiones del orden de la atmosférica la densidad de 
partículas es del orden de N ≈ 1019 cm-3, se puede calcular la tasa de ionización en la pa-
red xw≅ 10-3. A su vez, este modelo cuasi-unidimensional predice una disminución del 
campo eléctrico en la dirección y, es decir alejándose de la superficie del dieléctrico. Por 
lo tanto las concentraciones de partículas cargadas y átomos excitados decrecen en esa 
ξ = x – v.t
Actuadores EHD
 
35 
misma dirección, y como resultado, se forma detrás del frente de ionización una capa lo 
suficientemente delgada de plasma llamada “plasma sheet” (hoja de plasma), que ade-
más tiene espesor constante (≈ 0.1-1 mm), excepto cerca del frente de ionización. 
 
Figura 2.15. Dependencia de la velocidad del frente de onda respecto de la caída de tensión 
a través de una descarga deslizante (polaridad negativa). Líneas continuas: calculadas; lí-
neas punteadas: resultados experimentales. 1-p = 760 torr y 2-p = 1520 torr (Lagarkov y 
Rutkevich, 1994). 
 
La figura 2.15 muestra una comparación entre valores calculados y experimentales 
de la velocidad de propagación del frente de onda. Los resultados experimentales fueron 
obtenidos por Baranov (1981). En su experiencia se utilizó helio a presiones del orden 
de la atmosférica, y se aplicaron pulsos individuales de voltaje de polaridad negativa pe-
riódicamente, con una tasa inicial de aumento de voltaje ( )
0
dtdU del orden de 1011 
V/s. La frecuencia de repetición de los pulsos era del orden de 102-104 s-1 y su duración 
del orden de 10-7-10-6 s. Bajo estas condiciones el plasma que se formaba detrás del 
frente de ionización tenía tiempo para decaer entre pulsos consecutivos. Durante la ex-
periencia no se detectó influencia de la frecuencia de repetición de los pulsos sobre la 
velocidad del frente, ni sobre las otras características medidas de la descarga. 
Actuadores EHD
 
36 
2.5. La Descarga con Barrera Dieléctrica 
En estos actuadores, una barrera dieléctrica cubre uno o ambos electrodos (figura 
2.16). La finalidad de esta barrera es estabilizar la descarga y evitar la transición al arco, 
procurando impedir el calentamiento del cátodo, ya que dicho calentamiento puede con-
ducir a una inestabilidad del tipo térmico. 
Así, mediante esta técnica se pueden obtener plasmas difusos y estables. Por otro la-
do, debido a la barrera dieléctrica se les debe suministrar tensión alterna para obtener la 
descarga. 
 
 
 
Figura 2.16. Configuración esquemática de electrodos con Barrera Dieléctrica (Kunhardt, 
2000) 
 
Si la frecuencia de la tensión es del orden de los Megahertz se le llama Descarga de 
Radio Frecuencia (RF Discharge), que para presiones medias (10 a 100 torr) permite 
obtener plasmas débilmente ionizados en configuraciones como las de la figura 2.16, 
similares en aspecto a la descarga Glow. Debido a la oscilación del campo eléctrico ex-
terno con estas frecuencias, los iones y electrones tendrán también un movimiento osci-
latorio, aunque según Raizer (1991) las velocidades de deriva y amplitud de las oscila-
ciones de los iones son aproximadamente 100 veces menores que las de los electrones. 
Por lo tanto, en la mayoría de los casos el movimiento de los iones puede ser ignorado. 
Así, los electrones se “balancean” alrededor de los iones relativamente “fijos”. Además, 
en la cercanía de las barreras dieléctricas los electrones que chocan con la superficie son 
“absorbidos” por ésta, que se va cargando negativamente; de modo que cuando se al-
canza el equilibrio quedan formadas dos capas con carga iónica no compensada. Es de-
cir que globalmente el gas queda cargado positivamente. 
Para presiones del orden de la atmosférica (altas presiones), Okazaki et al (1988) 
hallaron un modo de operación en el cual también se observa una descarga difusa. Ellos 
hallaron que en esta configuración la descarga es en realidad una secuencia de descargas 
pulsadas de unos pocos microsegundos de duración, una por cada medio ciclo de la ten-
sión (figura 2.17). Los mecanismos que gobiernan este modo de descarga están bajo es-
Actuadores EHD
 
37 
tudio. Su estabilidad es independiente del flujo de gas, pero depende de la frecuencia 
(en el orden de los kilohertz) y potencia de excitación, así como también del tipo de gas. 
La densidad de electrones obtenida en estas descargas es del orden de 1010 cm-3. Nue-
vamente, considerando que para presiones del orden de la atmosférica la densidad de 
partículas es del orden de N ≈ 1019 cm-3, se puede calcular la tasa de ionización xw≅ 10-9. 
 
 
Figura 2.17. Comportamiento del voltaje (traza superior) y la corriente (traza inferior) 
(Kunhardt, 2000) 
 
Otra configuración utilizada para obtener descargas con barrera dieléctrica es la de 
la figura 2.18, mediante la cual se obtiene una descarga del tipo superficial. Utilizan un 
electrodo encapsulado en el dieléctrico y el otro expuesto. 
 
Figura 2.18. Arreglo asimétrico de electrodos (Enloe et al, 2003) 
 
Enloe et al (2003) atribuyen la estabilidad de la descarga obtenida a la condición au-
to-limitante de la configuración de la figura 2.18. Durante el semiciclo de la descarga en 
el cual el electrodo descubierto es más negativo que la superficie del dieléctrico, el elec-
trodo expuesto puede emitir electrones (suponiendo que la diferencia de potencial es lo 
Actuadores EHD
 
38 
suficientemente alta), pero como la descarga termina en una superficie dieléctrica, se va 
acumulando en esta una carga que se opone al voltaje aplicado, y a menos que se siga 
aumentando el voltaje la descarga se “apaga”. El comportamiento es similar durante el 
semiciclo opuesto, aunque en este caso la carga disponible para la descarga está limitada 
a aquella depositada sobre la superficie del dieléctrico durante el semiciclo anterior. 
Actuadores EHD
 
39 
2.6. Conclusiones 
En este capítulo se hizo una descripción de las descargas conocidas como Descarga 
Corona, Descarga Deslizante y Descarga con Barrera Dieléctrica. Se hizo hincapié en 
las dos primeras debido a que presentan similitudes con la descarga que se desarrolla en 
los actuadores EHD utilizados en este trabajo, cuyas características serán descriptas en 
los siguientes capítulos. 
Se puso de manifiesto que existen inestabilidades que producen en la descarga unatransición al arco. En particular, en el caso de la descarga deslizante se observa que para 
gases electronegativos a presiones del orden de la atmosférica, hay una tendencia a la fi-
lamentación.
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
3. MECANISMOS DE ACOPLE Y USO DE 
ACTUADORES EHD EN CONTROL DE 
FLUJOS COMPRESIBLES 
 
 
Mecanismos de acople y uso de actuadores EHD en control de flujos compresibles 
 
41 
3.1. Introducción 
En este capítulo se presenta la discusión existente sobre los posibles mecanismos de 
acople entre la descarga y el flujo. 
Luego se presenta un resumen de algunos trabajos en los cuales se utilizaron actua-
dores EHD para el control de flujos a alta velocidad y, por último, se presenta el actua-
dor utilizado en la presente Tesis. 
Mecanismos de acople y uso de actuadores EHD en control de flujos compresibles 
 
42 
3.2. Mecanismos de acople entre la descarga y el flujo 
Los actuadores EHD pueden producir cambios en un flujo sólo si se logra un acople 
electromecánico efectivo entre la descarga y el flujo. La naturaleza de los mecanismos 
de acople involucrados no sólo depende del tipo de actuador utilizado, sino también del 
régimen de flujo. La forma en que la descarga interactúa con el flujo de aire se presenta 
aún hoy controvertida como consecuencia del desconocimiento de algunas propiedades 
del plasma y la dificultad para establecer modelos teóricos. 
Gran parte de los estudios de control de flujo mediante actuadores EHD se han lle-
vado a cabo asumiendo que el mecanismo de acople preponderante se debe a una fuerza 
Coulombiana. Dentro de este grupo de estudios, varios autores que han trabajado con 
descargas Corona (CBD), y más recientemente con descargas con Barrera Dieléctrica 
(DBD), han propuesto diferentes análisis. 
Para el caso de descarga Corona, algunos autores (Bushnell, 1983; Malik et al, 
1983) han estudiado la actuación sobre el flujo considerando el efecto de “viento ióni-
co” (Robinson, 1961). La electroconvección, también conocida como viento iónico, se 
produce de la siguiente manera: los iones generados en las proximidades del electrodo 
activo, ya sea este del tipo aguja o alambre, migran hacia el contra electrodo (placa) por 
acción de las fuerzas de Coulomb generadas por el campo eléctrico. Sin embargo, éstos 
no lo hacen libremente ya que en el espacio entre los electrodos se encuentra gran canti-
dad de moléculas eléctricamente neutras que se interponen en su trayectoria. Estas se 
hallan presentes en proporciones del orden de 1010 moléculas por ión. Se produce en-
tonces una transferencia de cantidad de movimiento de los iones hacia las moléculas 
neutras como consecuencia de las colisiones que ocurren entre ambos. Así, se genera un 
flujo de moléculas neutras, también llamado flujo secundario, según se esquematiza en 
la Figura 3.1. 
 
Figura 3.1. Mecanismo de viento iónico generado por medio de una descarga corona (Ya-
be, 1995). 
 
Mecanismos de acople y uso de actuadores EHD en control de flujos compresibles 
 
43 
Para el caso de descarga con Barrera Dieléctrica (DBD), algunos autores (Roth, 
2000; Corke et al, 2002; Ashgar, 2003) han postulado la existencia de una “fuerza pa-
raeléctrica”, la cual es proporcional al gradiente del cuadrado del campo eléctrico local. 
Según estos autores dicha fuerza debería actuar en un sólo sentido, que resulta indepen-
diente de la polaridad de los electrodos. Así justifican sus resultados experimentales 
donde observan un movimiento electroconvectivo en un solo sentido aún cuando el po-
tencial aplicado a los electrodos cambia de polaridad con el tiempo. Conforme a la ex-
plicación dada por el autor (Roth, 2000) según nuestro criterio la fuerza que plantea no 
es otra que una fuerza Coulombiana. 
Ciertamente quedaría por justificar el porqué de la aparición de una fuerza resultante 
en un solo sentido cuando el potencial varía de signo cíclicamente. Algunos autores 
(Shyy et al, 2002; Wilkinson, 2003) han realizado análisis basados en la asimetría de los 
ciclos positivos y negativos de la excitación periódica. Esta última consideración se po-
dría aceptar asumiendo procesos de ionización que no sean perfectamente simétricos 
respecto del tiempo. Esto daría lugar a la generación de densidades de carga diferentes 
según sea el signo del potencial aplicado, generándose consecuentemente una fuerza 
Coulombiana no nula a lo largo del tiempo. 
En oposición a los trabajos anteriores, otros autores consideran la posible existencia 
de un mecanismo diferente de acoplamiento electromecánico. Se apoyan, para ello, en 
el hecho de que la ionización del gas puede alterar las propiedades del fluido en capas 
cercanas a la superficie. 
Por ejemplo Shcherbakov et al (2000) consideran la modificación de los coeficientes 
de transporte del gas y particularmente analizan el caso de la viscosidad. Este coeficien-
te cae rápidamente en el gas cuando se produce su ionización (Sokolova, 2001). Para el 
caso de aire a presión atmosférica y dependiendo del grado de ionización, el coeficiente 
de viscosidad puede resultar más de un orden de magnitud menor que para el aire en las 
mismas condiciones. Shcherbakov (2000) indica que aún para pequeñas modificaciones 
de la viscosidad del fluido en capas cercanas a la pared, los efectos inducidos resultarían 
considerables en caso de considerarse un régimen turbulento de la capa límite. El autor 
argumenta que la reducción en la viscosidad puede suprimir la turbulencia como conse-
cuencia de la modificación de las condiciones “ambientales” en las cuales se produce el 
desarrollo de vórtices en la capa límite. 
Sosa et al (2004) analizaron la importancia relativa entre la transferencia de cantidad 
de movimiento y el mecanismo de alteración de las propiedades físicas del fluido para 
Mecanismos de acople y uso de actuadores EHD en control de flujos compresibles 
 
44 
un actuador EHD del tipo PSD (plasma sheet device). Para tal fin se analizaron los efec-
tos producidos al invertir la posición de los electrodos montados sobre un cilindro (res-
pecto de estudios anteriores, Artana et al, 2003) mediante la técnica de PIV. El electro-
do placa (cátodo) se colocó en el punto de estancamiento frontal mientras que el elec-
trodo alambre (ánodo) se montó en la parte trasera del cilindro. 
Cuando el cilindro no se encuentra sometido al flujo de aire, el viento iónico “sopla” 
desde el ánodo hacia el cátodo y la cantidad de movimiento es adicionada en este senti-
do. Por lo tanto con la configuración invertida de los electrodos, cuando el cilindro es 
inmerso en un flujo uniforme, los iones adicionan cantidad de movimiento a las partícu-
las neutras en la dirección opuesta al flujo principal. 
En los experimentos realizados por Sosa et al (2004) se observa que el actuador in-
troduce una importante aceleración del fluido en la dirección del flujo (para U0 = 17.7 
m/s) aún a pesar de estar en la configuración “invertida”. 
Como el movimiento mayoritario de iones se produce en la dirección opuesta al flu-
jo, no se pueden explicar estos resultados considerando el mecanismo de transferencia 
de cantidad de movimiento por colisión entre los iones y las partículas neutras del flui-
do. En consecuencia, estas experiencias indicarían que para altas velocidades del flujo la 
transferencia de cantidad de movimiento de los iones produce un pequeño efecto, y el 
mecanismo predominante es el de la alteración de las propiedades del fluido causada 
por la ionización del gas. Sin embargo, esta última conclusión no puede ser extrapolada 
al rango de bajas velocidades. Resultados obtenidos con la configuración invertida de 
los electrodos indican que el actuador produce una pequeña aceleración en la dirección 
del flujo para velocidades del escurrimiento U0 = 14.6 m/s, y casi no se observan cam-
bios para U0 = 11.0 m/s. Esto último indica que la importancia relativa del mecanismo 
de modificación enlas propiedades del fluido disminuye a medida que se consideran ve-
locidades menores. 
Por otro lado, un mecanismo de convección térmica ha sido propuesto por algunos 
autores (Johnson et al, 2001). Ellos consideran que como los iones tienen muy poca 
energía, la mayoría de la potencia entregada para la formación del plasma se traduce fi-
nalmente en el calentamiento del aire (Miles et al, 2001). Teniendo en cuenta la ecua-
ción de estado, se puede concluir que el calentamiento local produce una modificación 
en la densidad del gas. La expansión del aire en capas cercanas a la pared podría inducir 
pequeñas velocidades en el flujo en esa zona. 
Mecanismos de acople y uso de actuadores EHD en control de flujos compresibles 
 
45 
Además, Macheret et al (2002) analizaron la importancia relativa de los efectos del 
viento iónico en flujos a alta velocidad (supersónicos). Mediante estimaciones analíticas 
mostraron que para gases débilmente ionizados la transferencia de momento de las par-
tículas cargadas a las neutras puede ser bastante ineficiente. Pese a que los efectos del 
viento iónico pueden resultar más importantes en las regiones de menor velocidad (en la 
subcapa laminar) cercanas al cátodo, donde el campo eléctrico es mayor, estos efectos 
pueden verse contrarrestados por el calentamiento local. 
3.2.1. Interacción entre la descarga y ondas de choque 
Durante los últimos años se ha estudiado extensamente el comportamiento de las 
ondas de choque en plasmas débilmente ionizados (tasa de ionización x = ne / N ~10-8-
10-6). Las experiencias en general han caído en dos categorías: la propagación de una 
onda de choque a través de un plasma débilmente ionizado quieto, y la observación del 
patrón de ondas que se forman en torno a un cuerpo moviéndose a altas velocidades en 
un plasma débilmente ionizado. En estos estudios (que se citan a continuación) se repor-
taron varios efectos como aceleración, debilitamiento y dispersión de las ondas de cho-
que. A su vez, estos efectos se observaron en varios gases (aire, N2, Ar), bajo presiones 
de hasta 30 torr y para números de Mach M~1.5-4.5. 
Varios autores como Bityurin et al (1999), Basargin et al (1985), Klimov et al 
(1982), Ganguly et al (1997), concluyen que las ondas de choque viajan a mayor velo-
cidad en el plasma que lo que podría esperarse de acuerdo a la temperatura del gas. 
Otros trabajos como el de Bletzinger y Ganguly (1999) concluyen que los efectos de 
atenuación y dispersión de las ondas de choque observados no pueden ser explicados 
sólo mediante efectos térmicos. Avramenko et al (1981) sugirieron que este comporta-
miento “anormal” de las ondas de choque se debía principalmente a la modificación de 
la velocidad del sonido y del campo de velocidades por las especies cargadas presentes 
en el plasma, mientras que Vstovskii y Kozlov (1986), Soloviev et al (1999) y Bychkov 
y Malmuth (1999) sugirieron que se debía a la modificación de la velocidad del sonido 
y del campo de velocidades por las especies metaestables presentes en el plasma. 
Otros trabajos como los de Miles et al (2001) concluyen que estos efectos sí pueden 
ser explicados por el calentamiento no uniforme del gas en la descarga. En estos traba-
jos se mostró que los efectos de debilitamiento y dispersión de las ondas de choque no 
se observaron cuando los gradientes de temperatura se redujeron a un mínimo. Por otro 
lado varios modelos computacionales, como los presentados en los trabajos de Bailey y 
Mecanismos de acople y uso de actuadores EHD en control de flujos compresibles 
 
46 
Hilbun (1997), Ionikh et al (2000) y Aithal y Subramaniam (2000), predicen la acelera-
ción, debilitamiento y dispersión de una onda de choque propagándose a través de gra-
dientes de temperatura radiales y axiales, en ausencia de plasma. 
Mecanismos de acople y uso de actuadores EHD en control de flujos compresibles 
 
47 
3.3. Empleo de actuadores EHD en flujos a alta velocidad 
Cahn y Andrew (1968) realizaron experiencias para comprobar su hipótesis de que 
mediante el uso de actuadores EHD se podría eliminar o reducir considerablemente el 
patrón de ondas de choque que se forma delante del cuerpo moviéndose a velocidades 
supersónicas, así como también el “boom” sónico, la fuerza de arrastre y el calentamien-
to aerodinámico. En una primera experiencia, haciendo uso de la analogía hidráulica (es 
decir la analogía existente entre el flujo en un canal abierto y un flujo supersónico bidi-
mensional), colocaron un cilindro con una punta enfrentando el flujo de un aceite de si-
licona (DC 100) como se muestra en la figura 3.2. 
 
 
Figura 3.2. (Cahn & Andrew, 1968) 
 
No realizaron mediciones cuantitativas, pero observaron una dispersión continua del 
patrón de ondas aproximadamente proporcional al voltaje aplicado a la punta, a partir de 
2000 volts, como muestra esquemáticamente la figura 3.3. 
 
 
Figura 3.3. (Cahn & Andrew, 1968) 
 
Mediante otro dispositivo (figura 3.4), también utilizando analogía hidráulica, ob-
servaron el patrón de ondas formado en torno al perfil sumergido. En esta experiencia 
notaron que al aplicar 30 kV a una de las puntas mientras que la otra estaba puesta a tie-
rra, lograban que la onda de choque despegada (bow shockwave) se transformara en va-
rias ondas de menor intensidad. 
Mecanismos de acople y uso de actuadores EHD en control de flujos compresibles 
 
48 
 
Figura 3.4. Analogía hidráulica (Cahn & Andrew, 1968) 
 
Además, midiendo la fuerza de arrastre sobre el perfil observaron que esta disminuía 
cuando se aplicaba un voltaje positivo (25 kV) a la punta delantera y aumentaba cuando 
este potencial se aplicaba a la punta trasera, como muestra la figura 3.5. 
 
 
Figura 3.5. Variación de la fuerza de arrastre con la velocidad (Cahn & Andrew, 1968) 
 
Cheng y Goldburg (1969) afirmaron en su trabajo, sin embargo, que sería imposible 
llevar a cabo el mecanismo de disminución de arrastre propuesto por Cahn y Andrew 
(1968), ya que para generar la potencia requerida se necesitarían equipos cuyo peso su-
peraba ampliamente la capacidad de carga de una aeronave. 
Mecanismos de acople y uso de actuadores EHD en control de flujos compresibles 
 
49 
Es posible que debido al trabajo de Cheng y Goldburg (1969) se hayan discontinua-
do las investigaciones en este sentido en Estados Unidos. Por otro lado, como se men-
cionó previamente, a partir de la década del 80 del siglo pasado, se comenzaron a hacer 
en Rusia investigaciones sobre el comportamiento de las ondas de choque en gases 
ionizados y en los últimos años también se han desarrollado estudios en este mismo 
sentido en Estados Unidos. Además, a partir de fines de la década del 80 se han 
realizado estudios con el fin de modificar el patrón de ondas de choque que se forma en 
torno a la punta de un cuerpo romo. 
Ganiev et al (1995-2000) observaron la disminución del arrastre mediante la inyec-
ción de plasma desde un orificio en la punta de un cuerpo romo (cónico-cilíndrico) en 
dirección opuesta a un flujo con números de Mach M~0.6-4, mediante experiencias y 
modelado numérico. Concluyeron que mediante la inyección de plasma el flujo cerca 
del modelo puede ser altamente modificado, ya sea en régimen subsónico, transónico o 
supersónico. 
Otra técnica utilizada fue la de producir la ionización de todo el flujo, delante del 
cuerpo. Miles et al (2001) lograron cambiar el arrastre y el número de Mach local me-
diante el uso de una descarga generada por microondas situada justo delante del modelo. 
En la figura 3.6 se puede observar el cambio en el ángulo de la onda de choque oblicua 
pegada a la punta del modelo al aplicar una descarga generada por una fuente de mi-
croondas pulsada de 50 kW a 2.45 GHz. Este aumento en el ángulo de la onda de cho-
que oblicua esta asociado con una reducción de Mach 2.5 a Mach 2.2. 
 
Figura 3.6. Imágenes “Schlieren” del cambio de ángulo de la ondade choque oblicua antes 
(izquierda) y durante (derecha) la descarga (Miles et al, 2001) 
 
Merriman et al (2000) presentaron un trabajo en el que observaron un debilitamiento 
considerable de la onda de choque oblicua pegada a un perfil tipo cuña (wedge) de 35° y 
8 mm de longitud mediante la aplicación de una descarga de radio frecuencia (con una 
potencia del orden de 200 watts) justo delante del perfil. Para la visualización del flujo 
Mecanismos de acople y uso de actuadores EHD en control de flujos compresibles 
 
50 
utilizaron una descarga del tipo glow corona, en la región de estancamiento del túnel de 
viento (figura 3.7). 
 
Figura 3.7. Esquema del túnel de viento (Merriman et al, 2000) 
En experiencias previas habían hallado que mediante esta descarga no se introducían 
cambios, y que la luminiscencia lograda ponía de manifiesto las características del flujo 
(onda de choque, gradientes de densidad, capa límite) alrededor del perfil. Mediante es-
ta técnica lograron medir el ángulo de la onda de choque oblicua con la descarga de RF 
apagada y encendida y obtuvieron las imágenes de la figura 3.8. El aumento de ángulo 
observado en la figura está asociado a un cambio en el número de Mach de 2.06 a 1.88. 
 
Figura 3.8. Debilitamiento de la onda de choque oblicua. Descarga de RF apagada (iz-
quierda), 2β = 99°; Descarga de RF encendida (derecha), 2β = 113° (Merriman et al, 2000) 
 
En el año 2001, el mismo grupo (Meyer et al, 2001) presentó otro trabajo en el cual 
se investigaba la influencia de la descarga de RF (potencias aplicadas de hasta 350 
watts) sobre la onda de choque cónica que se forma en la punta de un cono de 40° de 8 
mm de longitud, en un túnel de viento de características similares al del trabajo previo 
(figura 3.9). En este estudio, sin embargo, no observaron cambios en el ángulo de la on-
da de choque. Como el cono estaba situado en el centro de la sección de prueba y ocu-
Mecanismos de acople y uso de actuadores EHD en control de flujos compresibles 
 
51 
paba solo un 6 % de la sección, el flujo a su alrededor no era influenciado por los cam-
bios en las capas límite de las paredes del túnel adyacentes a los electrodos de la descar-
ga de RF, las cuales sufrían un calentamiento importante. En el caso del perfil tipo cuña, 
en contacto con las paredes laterales, la onda de choque interactuaba directamente con 
las capas límite de éstas, por lo que concluyeron que su calentamiento era la causa del 
aumento del ángulo de la onda de choque oblicua. 
 
Figura 3.9. Esquema del túnel de viento (Meyer et al, 2001) 
 
Otro método utilizado ha sido la ionización de regiones cercanas al cuerpo, mediante 
electrodos montados en el mismo cuerpo. Leonov et al (2001) presentaron un trabajo en 
el cual se analizan una serie de experiencias desarrolladas por su grupo. Afirman que 
una descarga filamentar de alta frecuencia desarrollada desde la punta de un cuerpo ro-
mo puede penetrar una onda de choque despegada, igualando las presiones delante y de-
trás de la onda (figura 3.10). 
 
Figura 3.10. Interacción entre una onda de choque despegada y un filamento de plasma de 
alta frecuencia (Leonov et al, 2001) 
Mecanismos de acople y uso de actuadores EHD en control de flujos compresibles 
 
52 
También lograron disminuir la fuerza de arrastre sobre una placa plana en régimen 
transónico (Ma~0.5-1.1) alrededor de un 10%, durante la aplicación de una descarga 
superficial cuasi-continua (1.5 segundos de duración, y 2-15 kW de potencia aplicados 
en un área de 10 cm2, o sea 2-15 MW / m2) lograda a través un sistema de multielectro-
dos, cada uno con excitación propia (figura 3.11). 
 
Figura 3.11. 1-cuerpo aerodinámico; 2-placa inmóvil con 17 electrodos; 3-placa móvil sin 
electrodos; 4-soporte; 5 y 6- balanza (Leonov et al, 2001) 
 
Además muestran que la posición de una onda de choque cambia cuando se aplica la 
descarga. La explicación que dieron a este fenómeno es que al entregar energía a una 
capa cercana a la superficie, la velocidad del sonido en esa zona aumenta por lo que el 
número de Mach del flujo disminuye y por lo tanto la onda se mueve aguas arriba. 
Sans Olivella (2001) observó que mediante la aplicación de una descarga entre elec-
trodos montados superficialmente a un perfil tipo cuña de 35°, lograba modificar el án-
gulo de la onda de choque despegada que se forma en torno a la borde de ataque del per-
fil. 
El trabajo desarrollado en la presente Tesis se puede incluir en este último grupo, ya 
que se estudió la posibilidad de modificar el flujo y el correspondiente patrón de ondas 
de choque que se forma en torno a perfiles (que se describen en el capítulo 4), mediante 
la aplicación de una descarga eléctrica que se desarrolla entre electrodos montados su-
perficialmente. Las ondas de choque que se producen están “pegadas” a los perfiles, ex-
cepto en una de las configuraciones estudiadas (las cuales se muestran en el capítulo 5). 
Las características de la excitación continua utilizada se describen en el capítulo 4, y las 
características de la descarga obtenida en los diferentes regímenes, junto con los resul-
tados del estudio se presentan en el capítulo 5. 
Mecanismos de acople y uso de actuadores EHD en control de flujos compresibles 
 
53 
3.4. Conclusiones 
En este capítulo se presentó la discusión que actualmente existe sobre los mecanis-
mos de acople entre la descarga y el flujo. En particular, se presentó la discusión sobre 
el comportamiento “anormal” observado en ondas de choque moviéndose a través de 
plasmas débilmente ionizados, aunque parece haber una tendencia a asociar dicho com-
portamiento con la existencia de gradientes térmicos en la zona de la descarga. 
Luego se presento una descripción de algunos trabajos en los cuales se han utilizado 
actuadores EHD para controlar / modificar un flujo a alta velocidad. En general, los au-
tores de dichos trabajos afirman que mediante un control eficiente de este tipo de 
actuadores se puede disminuir la fuerza de arrastre sobre los cuerpos. 
Por último se describió el actuador utilizado en la presente Tesis, cuyas característi-
cas geométricas serán descriptas en los siguientes capítulos. 
 
54 
 
 
 
 
 
 
 
 
4. MONTAJE EXPERIMENTAL 
 
 
Montaje experimental 
 
55 
4.1. Introducción 
En las siguientes páginas se realiza una descripción de los dispositivos utilizados pa-
ra las distintas mediciones. Para ello, se los agrupó en dos tipos, a saber: 
- Dispositivos para las mediciones fluidodinámicas. 
- Dispositivos para la medición de corriente. 
Montaje experimental 
 
56 
4.2. Dispositivos para las mediciones fluidodinámicas 
Dentro de este grupo, haremos una descripción del túnel de viento, de los perfiles 
utilizados, del conjunto de sensores de presión, y del sistema tipo Schlieren para la ad-
quisición de imágenes. 
4.2.1. Túnel de viento 
Las experiencias se realizaron en un túnel de viento Plint &Partners modelo TE 25, 
cuyo esquema se muestra en la figura 4.1. Sus características principales son las si-
guientes: 
 Dimensiones generales (largo, alto, ancho) ................... 3100 mm, 1100 mm, 380 mm 
 Sección de prueba .......................................................... 4”x1” (101.6 mm x 25.4 mm) 
 N° de Mach máximo .................................................................................................1.8 
 Presión de inyección a M = 1.8................................................. 100 psig (7.03 kg/cm2) 
 Consumo aprox. de aire a M = 1.8..............................................................0.37 m3/seg 
 Presión de inyección a M = 1.4................................................... 75 psig (5.27 kg/cm2) 
 Consumo aprox. de aire a M = 1.4................................................................0.3 m3/seg 
 
 
Figura 4.1. Esquema del túnel de viento Plint & Partners TE 25. 
 
En la figura 4.2 se muestra un esquema del conjunto