凌 崗, 李祝飛, 肖豐收, 姜宏亮, 劉坤偉, 高文智, 楊基明

(1. 中國科學技術大學 近代力學系, 合肥 230027; 2. 中國空氣動力研究與發(fā)展中心, 四川 綿陽 621000)

0 引 言

與層流相比，湍流因其既有可能造成顯著增加摩阻、熱流等弊端又具有抑制分離、增強混合等潛在優(yōu)勢的雙重特點而常常成為飛行器，尤其是高超聲速飛行器研制中一個十分微妙的考慮因素。一般來說，從飛行器外流的氣動力(摩阻)/氣動熱(熱流)角度考慮，多將湍流影響作為不利因素而盡量推延其產生過程；而另一方面，從內流的進氣道起動以及燃料混合等角度考慮，卻又往往設法強化其影響和作用。作為冰山一角，本文以進氣道起動問題為關注點，在給出近期觀測到的低雷諾數(shù)實驗中一些新結果的同時，也力圖對其中的機理問題進行探討和分析。

進氣道“起動”狀態(tài)，一般來說是指當進氣道內部的流動現(xiàn)象沒有改變進氣道流量捕獲特性時，進氣道是起動的[1]。引起進氣道不起動的主要因素有：來流馬赫數(shù)過低，捕獲的流量難于全部通過喉道；激波邊界層等復雜干擾引起分離，造成流動壅塞；反壓過高，超出隔離段承受能力等等[2]。特別是流動分離引起的進氣道入口處壅塞，是最基本也是最復雜的一個問題。此外，在壓縮面的高逆壓梯度區(qū)(如壓縮拐角)的層流分離也會促使流場惡化并降低進氣道捕獲而影響性能。為了抑制流動分離，一般期望進氣道入口處的流動為湍流流動。因此，采用轉捩帶來實現(xiàn)強制轉捩也就成為高超聲速進氣道研制中最為普遍的措施之一[3-4]。由于地面實驗多采用縮尺模型，不同設備雷諾數(shù)往往差異較大[5]，實際飛行中雷諾數(shù)隨高度和速度也會有較大變化，加之進氣道流動中上下游耦合效應明顯，使得強制轉捩以及分離控制過程比一般的簡單構型要復雜得多。

作者在前期的研究中，對進氣道不同縮尺條件下的起動情況進行了比較，結果表明進氣道模型尺度縮小，進氣道起動性能會有所降低，并指出了雷諾數(shù)是導致縮尺模型起動性能降低的主要原因[6]。本文在此基礎上，針對近期所發(fā)現(xiàn)的很低雷諾數(shù)條件下進氣道反而呈現(xiàn)起動特征的異?，F(xiàn)象開展了進一步的考察和計算模擬分析，旨在對其機理能獲得較為合理的認識。

1 實驗與計算方法

實驗在中國科學技術大學激波實驗室的KDJB-500激波風洞進行，為了抑制激波風洞運行初期的非定常效應對進氣道起動的輔助作用，在進氣道出口預先設置輕質堵塊來模擬進氣道自起動實驗[7]。實驗中采用的是高超聲速二元混壓式進氣道，外壓段采用兩級壓縮，唇口為尖前緣設計，內收縮比為1.77，通過前后移動唇口位置可以改變進氣道內收縮比。圖1給出了實驗中采用的進氣道模型，模型總長度440mm，寬度為54mm，隔離段高度為10mm，其它具體尺寸參照文獻[8]。實驗來流馬赫數(shù)為M∞=5.9，基準單位雷諾數(shù)為Reref=5.1×106m-1，實驗中保持總溫為810K不變，通過變化來流密度即變化總壓來改變實驗單位雷諾數(shù)。實驗中采用高速紋影[8]觀測流場來判別進氣道的起動特性。

圖1 二元進氣道實驗模型

計算采用Fluent商用軟件進行N-S方程數(shù)值求解，湍流模型選擇S-A模型，通量格式采用AUSM格式。邊界條件采用壓力遠場條件、壓強出口條件和等溫無滑移固壁，粘性系數(shù)采用Sutherland公式計算。計算以低馬赫數(shù)(如M∞=3)得到進氣道不起動流場，然后以上一步的收斂解作為初場，逐步增加來流馬赫數(shù)進行續(xù)算，直至進氣道起動，所對應的馬赫數(shù)即為自起動馬赫數(shù)[9]。為便于實驗驗證，本文采用激波風洞實驗中M∞=5.9條件相同的動壓和總溫配置得到各馬赫數(shù)下的來流條件。

2 低雷諾數(shù)下進氣道異常起動實驗結果

為研究雷諾數(shù)對進氣道起動的影響，對進氣道在不同單位雷諾數(shù)下進行了一系列的實驗研究。圖2給出了基準單位雷諾數(shù)條件下進氣道自起動實驗紋影(t′+0對應于激波風洞實驗段流場開始建立的時刻)。從圖中可以看出，在氣流進入進氣道時(0.35ms)，由于輕質堵塊的堵塞作用，氣流被推出進氣道，進氣道處于不起動狀態(tài)(1.45ms)；當輕質堵塊被吹走，進氣道恢復暢通，即引起進氣道不起動的因素消除之后，分離激波隨即被吞入隔離段，進氣道又能夠迅速建立起穩(wěn)定的超聲速流場(7.95ms)，表明在此狀態(tài)下進氣道能夠實現(xiàn)自起動。在此后的試驗時間內，波系結構一直很穩(wěn)定，進氣道始終保持著起動狀態(tài)(10.5ms、13ms、17.5ms)。

以圖2結果為參照基準，在不斷降低來流單位雷諾數(shù)的條件下重復上述實驗。圖3分別給出了單位雷諾數(shù)降低到基準單位雷諾數(shù)的1/2和1/3時的紋影顯示結果。從圖中可明顯看出，當單位雷諾數(shù)降低到基準單位雷諾數(shù)的1/2時，在輕質堵塊被吹除和隔離段恢復暢通之后，進氣道入口始終有大范圍的分離存在，隔離段內無法形成穩(wěn)定的超聲速流場。也就是說，此時進氣道不能實現(xiàn)自起動(圖3(a))，這與通常所建立的進氣道起動能力隨雷諾數(shù)降低而下降的認識相一致[6]。

圖2 基準單位雷諾數(shù)下進氣道自起動過程紋影照片

然而，當單位雷諾數(shù)進一步降低到基準單位雷諾數(shù)的1/3時，在堵塊被吹除后，隔離段內又重新建立起超聲速特征十分明顯的波系結構(圖3(b))，從這一流場結構判斷，進氣道此時又呈現(xiàn)出自起動的特征。這與作者的最初預期(即降低雷諾數(shù)應該不能自起動)剛好相反，而且反復實驗的結果均重復了上述異常起動現(xiàn)象。以基準單位雷諾數(shù)條件下的進氣道正常起動結果(圖2)為參照，對比低雷諾數(shù)下的異常起動流場(圖3(b))，其波系差異并不十分明顯，只是圖3(b)的波系與下壁面的反射作用區(qū)域有一定的外移，表明該處存在相對較厚的局部低速流動區(qū)域；另外，通過仔細觀察高速紋影動畫也可發(fā)現(xiàn)，盡管超聲速流場起主導作用，但仍可看出其波系結構存在些許波動，讀者可從圖3(b)中不同時刻紋影照片(17.7ms、18.8ms、19.6ms、24.5ms)的細微差異來判別。

(a) 1/2Reref

(b) 1/3Reref

上述異常起動現(xiàn)象與目前已有的相關概念，即雷諾數(shù)降低不利于進氣道起動的認識[6]出現(xiàn)了明顯的矛盾。因此，不論是從流動控制還是認識規(guī)律的角度，探明其機理無疑是十分必要的。

3 異常起動現(xiàn)象機理和影響因素分析

3.1流態(tài)影響模擬分析

考慮到實驗中采用的模型尺度較小，在低單位雷諾數(shù)下，前體壓縮面邊界層更趨于層流狀態(tài)，而通常的認識則是層流更不利于進氣道起動。不過在以往的研究中，大多關注的是湍流狀態(tài)，對層流狀態(tài)下的進氣道起動特性尚未見到較為系統(tǒng)的文獻報道。為此，有必要對低雷諾數(shù)條件下層流和湍流的流態(tài)影響進行一定的分析探討。

為便于和實驗結果比較，分別對不同單位雷諾數(shù)條件時的流場進行了自起動數(shù)值模擬，在基準單位雷諾數(shù)和單位雷諾數(shù)降低到1/2時選擇湍流S-A模型，而在單位雷諾數(shù)降低到1/3時則選擇層流和湍流模型同時進行對比計算。圖4分別給出了不同單位雷諾數(shù)下的數(shù)值紋影結果。通過與圖2和圖3的實驗結果對比可以發(fā)現(xiàn)，圖4(a)-(c)的數(shù)值紋影結果與相應條件下的實驗紋影照片有較高的吻合度，特別是在圖4(c)的層流狀態(tài)下，計算和實驗結果(見圖3(b))高度地相似，進氣道呈現(xiàn)明顯的起動狀態(tài)，只是較基準單位雷諾數(shù)時，下壁面的低速流區(qū)域更加明顯。與之相比，圖4(d)所采用的湍流模型計算結果與實驗(圖3(b))的差異則非常明顯。

(a) 1Reref, 湍流(S-A)數(shù)值紋影

(b) 1/2Reref, 湍流(S-A)數(shù)值紋影

(c) 1/3Reref, 層流數(shù)值紋影

(d) 1/3Reref, 湍流(S-A)數(shù)值紋影

可見，從數(shù)值結果來看，當單位雷諾數(shù)降低到1/3時，在湍流流態(tài)下進氣道是明顯的不起動狀態(tài)，而在用層流模型計算時，進氣道反而呈現(xiàn)出起動狀態(tài)，而且流場結構和實驗照片也有著較高的吻合度。這一結果更促使作者將注意力轉向流態(tài)的影響方面。

3.2強制轉捩實驗考察

為進一步考核異常起動是否與層流相關，將來流條件設定為基準單位雷諾數(shù)的1/3，通過添加轉捩帶進行強制轉捩，再次進行模型進氣道的自起動實驗考察。轉捩帶采用的是一種菱形擾流器，在壓縮拐角上游(即第一級壓縮面)不同位置添加形狀為3mm×3mm，厚度為1.5mm的正方形擾流器組成的轉捩帶，來促進層流邊界層向湍流邊界層轉捩[10]。每組轉捩帶由流向相距10mm、展向間距5mm的2×10擾流器陣列組成。圖5給出了轉捩帶添加方式示意圖，為獲得不同的強制轉捩效果，在距前緣10mm的上游和距壓縮拐角10mm的下游可分別安置一組或同時安置兩組轉捩帶以考察其對進氣道起動的影響。

圖6是添加轉捩帶后的實驗結果。其中圖6(a)為本實驗中擾動效果最強的上下游同時安置轉捩帶的情況。從該紋影圖中可以看出，此時顯然進氣道不能實現(xiàn)自起動。對比相同來流條件下未加擾動的圖3(b)的實驗結果不難發(fā)現(xiàn)，二者流場結構差異顯著，因為前者呈現(xiàn)的是自起動狀態(tài)。而另一點需要指出的則是，此時的流場結構(圖6(a))與相同來流條件下的湍流數(shù)值模擬結果(圖4(d))卻有著相似之處。也就是說，采取了較強的強制轉捩措施之后，所得到的流場結構與湍流的數(shù)值模擬相一致，均表明進氣道處于不能自起動的狀態(tài)。

圖5 添加擾流器后的進氣道模型

圖6(b)～(c)所示實驗結果是在相對擾動較弱的、只添加一組強制轉捩帶的條件下得到的，其中圖6(b)和(c)分別對應僅在第一級壓縮面的上游和下游添加擾流器的情況。有意思的是，雖然二者實驗條件的差別僅僅只是擾流器的位置略有不同，但與之對應的進氣道自起動特性卻出現(xiàn)了兩極分化：前者顯然處于不能自起動的狀態(tài)，而后者則表現(xiàn)出自起動的特征。換言之，在接近前緣處添加一組轉捩帶達到了與上下游同時安置兩組轉捩帶相當?shù)男Ч?見圖6(b)和圖6(a))，而僅在接近壓縮拐角的下游處安置轉捩帶則與未采取強制轉捩措施的結果相近(見圖6(c)和圖3(b))。關于下游強制轉捩帶效果不明顯的原因將在后文中結合相關的數(shù)值分析進行討論。需要強調的是，作者為排除偶然因素所帶來的隨機性，經過多次重復實驗，所得到的結果都是一致的。

(a) 上下游同時加轉捩帶

(b) 僅上游加轉捩帶

(c) 僅下游加轉捩帶

上述結果表明，在本實驗的低雷諾數(shù)條件下，通過采取強制轉捩的措施，實現(xiàn)了進氣道由起動特征向不起動特征的轉變。這一結果進一步支持了前文數(shù)值分析所得出的結論，即在雷諾數(shù)很低的情況下，層流模型所計算得到的進氣道流場呈現(xiàn)自起動特征，而湍流模型則反之。顯然，這與常規(guī)高超聲速進氣道助起動的概念相矛盾。因為在已有的研究中，通常的目的是促使層流邊界層向湍流邊界層轉捩，以有利于抑制分離并提供入口暢通的進氣道起動條件，這在諸如X-43A及X-51A等相關研究已經有著非常廣泛的應用[11-14]。因此，對于本實驗所觀察到的這類異常起動現(xiàn)象的內在本質及其機理無疑有必要進行深入的探討。

3.3異常起動的機理探討

前文通過強制轉捩以及層流與湍流流場的模擬分析，均表明流態(tài)影響應該是低雷諾數(shù)下進氣道異常起動問題的關鍵因素；另外，與實驗結果的吻合也為數(shù)值模擬的合理性提供了有力的支持。鑒于數(shù)值結果中含有豐富的信息，這給進一步的機理探討提供了有價值的素材。這里重點針對兩個需要澄清的問題進行探討：一是為什么層流條件下進氣道反而會呈現(xiàn)起動特征，其機理是什么？二是實驗中所觀察到的異常起動現(xiàn)象是否屬于真正意義上的起動？

圖7 給出了1/3基準雷諾數(shù)條件下，分別采用層流和湍流(S-A)模型計算得到的前體進氣道流場沿對稱面的馬赫數(shù)分布。圖中除了馬赫數(shù)的信息之外，激波和分離區(qū)的結構也較為直觀地顯示出來。從圖7(a)的層流數(shù)值結果可以看出，進氣道入口處的主體結構與實驗所觀察到的所謂起動狀態(tài)相符，尤其是入口的唇口上部，唇口激波延伸到接近喉部的大部分區(qū)域，表現(xiàn)出良好的暢通狀態(tài)；與之相比，采用湍流模型計算得到的結果(圖7(b))則不同，分離泡占據著入口的大部分空間，該分離泡所帶來的入口堵塞效果可以認為是造成進氣道不起動的關鍵因素。

(a) 層流結果

(b) 湍流結果

下面的問題是，具有抑制分離的湍流為什么會反而造成更為惡劣的分離泡堵塞效果？通過仔細考察圖7(a)的近壁流場不難發(fā)現(xiàn)，層流狀態(tài)下并不是沒有出現(xiàn)分離，事實上由于其更弱的抑制分離的能力，使得分離區(qū)很容易沿著壁面向上游延伸，幾乎遍布整個前體壓縮面區(qū)域。這種大范圍的分離區(qū)對外流場所產生的效果，相當于將壁面外移，重新形成一條相對光滑的有效壁面，從而為剩余部分的入口流道提供了較為有利的通暢條件。另外，基于這一認識，也可以對前文實驗中僅在接近壓縮拐角的下游添加轉捩帶的圖6(c)結果給出合理解釋。由于此條件下轉捩帶基本淹沒在分離區(qū)之中，其擾動效果難以體現(xiàn)，因此可以認為此時轉捩帶并沒有達到強制轉捩的目的。

對湍流來說情況則不同，其強的抑制分離的能力如果足以阻止分離泡的形成無疑將有助于進氣道的起動。但是一旦不能阻止分離泡的形成，而分離區(qū)又難以向上游擴展的話，則難免會形成相對集中的激波-分離強干擾區(qū)。從圖7(b)可以看出，分離泡迫使來流出現(xiàn)明顯的向上拐折，形成較強的分離激波，該分離激波與唇口壁面作用產生的高壓又反過來為分離泡的存在提供了強的逆壓梯度。

因此，從這個意義上說，層流條件下，逆壓梯度及時通過分離區(qū)向上游“釋放”在一些特殊情況也有可能有利于維持進氣道的通暢。

然而，需要強調的是，本文所觀察到的異常起動現(xiàn)象是否屬于真正意義上的起動是值得商榷的。因為進氣道的起動，一般來說是指進氣道內部的流動現(xiàn)象不改變進氣道流量捕獲特性[1]。但從上述討論中可知，層流條件下前體壓縮面分離區(qū)的形成無疑已經改變了進氣道的流量捕獲特性。因此，嚴格地說此時進氣道并不具備起動所需要的條件，因為入口下游的流動狀態(tài)是很容易通過分離區(qū)對其上游流場產生影響的，而且前體壓縮面大范圍的分離也迫使前體激波外移，造成入口處更多的溢流。事實上，數(shù)值計算結果表明，在圖7所對應的來流條件下，盡管層流結果表現(xiàn)出更為通暢的流場結構，但其流量系數(shù)卻僅為0.68，約為湍流結果(0.76)的89%。由此可見，這種異常的所謂“起動”狀態(tài)只不過是以一種“柔和”的方式產生了溢流，而實際上是并不能被視為起動的。

為了進一步刻畫層流和湍流條件下進氣道在流量捕獲方面的相關特征，圖8給出了分別基于層流和湍流模型數(shù)值模擬所得到的流量系數(shù)隨來流馬赫數(shù)的變化情況。該結果對應的內收縮比同樣為1.77。湍流的模擬結果表明，基準雷諾數(shù)條件下的自起動馬赫數(shù)為5.8，可以看出其流量系數(shù)較為陡峭地提升，而1/3基準雷諾數(shù)條件下仍未起動。另一方面，對層流來說，盡管馬赫數(shù)4以上呈現(xiàn)起動狀態(tài)，但其流量系數(shù)不僅始終明顯低于湍流的情況，而且其隨馬赫數(shù)的變化曲線中也未表現(xiàn)出湍流那樣的陡峭改變。當然，層流模擬的喉道附近流場并不十分穩(wěn)定，唇口激波與前體分離區(qū)的相互耦合作用會帶來流場結構的些許波動，這在圖3(b)和圖6(c)的實驗結果中也有所體現(xiàn)。因此，數(shù)值計算中的流量系數(shù)取值，是在喉道下游接近隔離段出口處的相對穩(wěn)定部位取平均而得出的。

圖8 不同雷諾數(shù)和兩種流態(tài)下流量系數(shù)的數(shù)值結果比較

總之，流量系數(shù)的降低表明層流在流場結構上所呈現(xiàn)的“起動”狀態(tài)并不是真正意義上的起動。其流量捕獲的減少將會引起發(fā)動機性能的下降；但就流場結構而言，喉道附近和隔離段所形成的通道以及相對穩(wěn)定的波系結構對燃燒室則提供了一個良好的入口環(huán)境。因此，相對于劇烈的激波邊界層干擾形成分離泡及其引起的不起動狀態(tài)來說尚有一定可利用的潛力。

4 結束語

通過數(shù)值模擬和實驗相結合的方法，對進氣道在低單位雷諾數(shù)下異常起動的現(xiàn)象進行了考察和機理探討，得出以下認識：

(1) 在低單位雷諾數(shù)下，對本文的二元進氣道構型來說，激波風洞的實驗結果表明，會出現(xiàn)隨著來流單位雷諾數(shù)降低又重新出現(xiàn)自起動特征的異常起動現(xiàn)象。該結果與層流模型計算得到的流場結構相符，而與湍流模擬結果差異顯著。

(2) 數(shù)值模擬分析表明，層流情況下，由于分離區(qū)向前體壓縮面大范圍地延伸，緩解了進氣道入口的逆壓梯度，從而在喉道處可以形成主體為超聲速的通暢流道；而湍流情況下，進氣道入口處激波/邊界層干擾形成過分集中的分離泡則呈現(xiàn)明顯的壅塞狀態(tài)。

(3) 盡管層流情況下進氣道流場結構呈現(xiàn)出較為通暢的類似起動的特征，但其流量系數(shù)仍明顯低于湍流的情況。因此，實驗上所觀察到的這種異常起動現(xiàn)象嚴格地說并不屬于真正意義上的起動狀態(tài)。

另外，需要說明的是，本文所觀察到的流動結果是在本文實驗特定構型條件下得到的，因此，對于其它不同構型的進氣道來說是否出現(xiàn)類似情況還需要進一步研究。

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作者簡介:

凌崗(1981-) ，男,江蘇無錫人,碩士研究生, 工程師。研究方向：空氣動力學實驗。通信地址: 安徽合肥中國科學技術大學近代力學系(230027)。E-mail: ling005@mail.ustc.edu.cn.