王晨曦，譚慧俊，*，張啟帆，孫姝

1.南京航空航天大學 能源與動力學院 江蘇省航空動力系統重點實驗室，南京 210016 2.南京航空航天大學 民航學院，南京 210016

高超聲速進氣道低馬赫數不起動和再起動試驗

王晨曦1，譚慧俊1，*，張啟帆1，孫姝2

1.南京航空航天大學 能源與動力學院 江蘇省航空動力系統重點實驗室，南京 210016 2.南京航空航天大學 民航學院，南京 210016

為拓展對高超聲速進氣道不起動機理的認識，對一截短的二元高超聲速進氣道的低馬赫數不起動現象和再起動現象進行了風洞試驗研究。試驗中分別通過改變進氣道攻角和在通道下游設置堵錐形成流動壅塞的方法來模擬進氣道來流馬赫數的改變和燃燒室內釋熱導致的流動壅塞。試驗中采用高速紋影技術和動態(tài)壓力測量技術對上述動態(tài)過程中的瞬態(tài)流動結構和壁面動態(tài)壓力信號特征進行了記錄。研究發(fā)現，當進氣道處于低馬赫數不起動時，其口部分離包誘導激波受分離包自身振蕩特性的影響，在唇口附近連續(xù)的小幅振蕩，進而給整個進氣道通道內引入了一類無基頻的小幅壓力擾動。而該擾動隨著馬赫數的增加，進氣道恢復起動后逐漸消失。此外，還捕捉到了進氣道再起動過程中分離包吞入的遲滯現象，進氣道從“小喘”階段恢復至起動狀態(tài)時，由于下游高壓的存在使得分離包未能完全吞回，并出現了類似低馬赫數不起動時的無基頻小幅振蕩。該振蕩直至通道下游完全敞開、口部分離包被吞入才逐漸消失，至此進氣道也順利地恢復到了起動狀態(tài)。

高超聲速進氣道；低馬赫數;不起動；再起動；遲滯

作為吸氣式高超聲速推進系統的關鍵氣動部件以及機體/推進系統一體化的重要因素，高超聲速進氣道(簡稱高超進氣道，下同)的設計形式和工作特性直接影響著推進系統整體效能的發(fā)揮，為此一直以來有大量的研究工作致力于各類高超進氣道的設計方法與性能改善。

一般，當進氣道的捕獲特性未因內部流態(tài)的變化而受到影響時，稱進氣道處于起動狀態(tài)，否則為不起動狀態(tài)[1]?？梢姴黄饎幼鳛楦叱曀龠M氣道中的一種典型非正常工作狀態(tài)，一旦進氣道進入到該狀態(tài)，其流場品質急劇惡化，并伴隨著總壓恢復系數和流量系數的驟降。隨之帶來的劇烈的波系運動和壁面壓強振蕩，不僅會使發(fā)動機的推力特性嚴重惡化甚至熄火，還加大了對飛行器的控制難度[2]。縱觀近年來國際上一系列高超聲速飛行計劃，如1998年美國航空航天局與俄羅斯中央航空發(fā)動機研究院聯合進行的超燃沖壓發(fā)動機試驗[3]、2007年美國DARPA(Defense Advanced Research Projects Agency)與澳大利亞Queensland大學聯合進行的飛行試驗[4]以及2011年6月美國空軍進行的X-51A高超聲速飛行器第二次飛行試驗[5]中,均是由于出現了進氣道不起動現象，進而直接導致了飛行試驗的失敗或者未達到預期的目標。為此，有必要對其開展針對性的研究工作。

自Oswatitsch[6]于1944年首次觀測到超聲速進氣道的振蕩流態(tài)(即喘振)以來，已有大量關于進氣道不起動流態(tài)方面的研究[7-15]。近年來，得益于高速紋影攝像和瞬態(tài)壓強測試技術的發(fā)展，Tan[16-17]、Wagner[18-19]和Li[20]等針對廣義的高超進氣道模型對其下游堵塞導致的不起動動態(tài)過程進行了細致的刻畫。研究結果表明，高超聲速進氣道的不起動流態(tài)極易表現為振蕩流態(tài)，且可分為相對溫和的“小喘”和劇烈的“大喘”2種。除上述2種典型的振蕩類型之外，Chang等[21]還在其高超進氣道不起動試驗中觀察到了兩種新奇的振蕩類型：一種是混合了“小喘”和“大喘”的振蕩形式，另一種是間歇振蕩形式。此外Zhang等[22]還發(fā)現在典型的“大喘”振蕩形式中還耦合著高頻低振幅的二次諧振，且該諧振的產生和聲學振蕩息息相關。之后，Jiao[23]和Zhang[24]等在對工作在超額定工況下高超進氣道的不起動流場研究中，發(fā)現了一種表現為進口前脫體弓形波小幅振蕩的“局部不起動”現象。

可以看到目前關于高超聲速進氣道不起動的研究工作仍主要是集中在流場振蕩相對劇烈的下游流動壅塞導致的不起動現象，然而對于流場振蕩相對溫和的喉道發(fā)生流動壅塞的不起動現象以及進氣道再起動過程中的非定常特性卻鮮有相關的試驗研究。鑒于上述兩種現象的流場結構變化相對較小，因此近年來的研究還是停留在仿真[25-27]和定常的測量手段[28-29]上，而這顯然不能夠完全揭示其中的現象和流動機理。對此，本文結合一截短的高超聲速進氣道模型，針對其在低馬赫不起動和再起動過程中出現的非定常流動現象開展了風洞試驗研究，并對其中的流動機理進行了分析。

1 研究對象

為配合現有的風洞條件(最大風洞馬赫數為3.8)，并盡可能真實地模擬高超聲速進氣道中的流動，在設計相應的進氣道模型時，假設該進氣道的上游還存在一級壓縮面為10°折轉角的虛擬壓縮面，經過該壓縮面后，可使高超聲速來流減速至風洞馬赫數范圍內，因此該實驗模型實際上為將一級壓縮面截短后的高超聲速進氣道(圖1)。該進氣道設計在風洞來流馬赫數3.8狀態(tài)下封口，二級壓縮面和唇罩處的氣流折轉角分別為10°和8°，進氣道的內收縮比為1.53。喉道口后緊接的等截面隔離段通道高為15 mm、寬為40 mm，且和風洞自由流方向的夾角為10°，以匹配虛擬一級壓縮面的氣流偏折。在模型內流道的兩側安裝有兩塊光學玻璃以進行流場顯示，其可視區(qū)域為110 mm×15 mm，在高度方向覆蓋了整個內通道。此外，為了獲得瞬態(tài)的壁面壓強信息，在進氣道模型的前體壓縮面(測點R1-R9)和內通道上下壁面(測點C1-C13和測點D1-D7)上共布置了29個動態(tài)壓力傳感器，具體如圖1所示。然而若干個傳感器在試驗過程中出現了損壞，損壞的測點在圖中使用空心黑框進行了標注，并在隨后的壓力數據處理中被剔除。

另外，在流道的出口設置了二元楔形堵塊來模擬燃燒可能導致的流動堵塞。楔形堵塊的全頂角為40°，其尖點位于燃燒室流道的半高處，可在步進電機的控制下沿流向移動，以在流道出口附近形成可控的流動壅塞。出口堵塞度TR定義為

TR=(1-Ath,plug/Acombustor)×100%

(1)

式中：Ath,plug為堵塊附近形成的喉道面積;Acombustor為燃燒室橫面積。

圖1 風洞試驗模型Fig.1 Wind tunnel test model

2 試驗條件及測試手段

本文中的風洞驗證試驗在南京航空航天大學的超聲速流動機理試驗臺進行。該試驗臺為一自由射流式超聲速風洞，其主要由過渡段、穩(wěn)定段、噴管段、試驗艙以及下游真空罐組成。風洞采用真空抽吸式運行，上游為環(huán)境大氣，下游與真空罐相連通，運行過程中，試驗臺將環(huán)境空氣直接吸入，并通過噴管加速至超聲速，在經過試驗段后通過擴壓器收集，最后進入真空罐內。通過下游真空罐的抽吸，可以保證風洞連續(xù)運行的時間t>20 s。風洞通過其上游較大口徑的過渡段直接從大氣中收集氣體，不僅避免了下吹式風洞所需的復雜供氣系統，而且使來流的均勻性更好，提高了風洞流場的品質。風洞噴管出口尺寸為200 mm×200 mm，試驗艙的兩側壁安裝有厚度20 mm的光學玻璃作為光學觀察窗，尺寸為280 mm×205 mm，以便對試驗艙內試驗模型的流場進行光學觀測。由于單個噴管只能滿足特定馬赫數的試驗需求，為此風洞噴管設計為可更換部件，并設計和加工了多個典型馬赫數(最高為Ma=3.8)的噴管。依據本文的研究目標，對應的研究工作主要在相對較低的馬赫數Ma=3.0下開展，表1給出了此時風洞相應的來流參數。

試驗中通過在模型上安置動態(tài)壓力傳感器對壓力進行實時記錄。傳感器固有頻率為50 kHz，壓力傳感器感轉換出來的電信號采用NI公司的6255采集卡進行采集，其采樣時間覆蓋了風洞的整個工作過程，單通道采樣率為20 kB/s。另外，采用瑞士IDT公司的MotionPro Y5高速攝影儀對模型的進口段及內流道流態(tài)進行了觀察，本試驗中的拍攝頻率設置為1 500幀/s。為了滿足高速拍攝時攝影儀對進光量的需求，試驗中專門定制了高亮度的LED燈作為光源，并配備了400 mm f/5.6鏡頭 (Nikon Nikkor)進行拍攝。在試驗過程中，當風洞流場完全建立后，利用外部脈沖信號觸發(fā)高速攝影儀，該觸發(fā)信號同時還被數據采集系統記錄，以實現壓力測量與紋影攝像間的同步。

表1 超聲速風洞試驗的試驗條件Table 1 Test conditions of supersonic wind tunnel test

3 不起動過程

為了探究該進氣道在低來流馬赫數下的進氣道不起動特性，本文擬通過調節(jié)模型的攻角α達到改變進氣道進口馬赫數的目的，從而模擬實際情況下來流馬赫數的變化。對此本文在來流馬赫數Ma=3.0狀態(tài)下選擇了3個攻角，其具體的攻角狀態(tài)和進氣道進口馬赫數如表2所示。試驗中為了排除來自通道下游的影響，試驗過程中下游堵錐將一直被設定在完全放開的狀態(tài)(TR=0%)。

依照表2中進口前馬赫數由低到高的排布規(guī)律，本文首先選取了0°攻角下對應進口馬赫數Ma=2.5的狀態(tài)進行分析。圖2給出了該狀態(tài)下進氣道隨風洞起動時的流場紋影照片，可以看到此刻即使進氣道下游堵錐已完全放開，進口前仍存在一較大的分離包。與此同時，該分離包的誘導激波已完全跨過進氣道唇罩，產生了一定程度的溢流，也就是說此時的進氣道處于不起動狀態(tài)。鑒于下游已完全放開，且口部存在巨大的分離包堵塞了通道，因此可將此時的不起動現象歸為喉道壅塞導致的不起動。結合試驗測得的紋影數據來看，該狀態(tài)下的低馬赫數不起動流場并非穩(wěn)態(tài)定常的，其內部充斥著一定強度的非定常性。為此，在圖3中分別給出了試驗中口部分離包分別處于最大和最小狀態(tài)的流場結構，可以看到分離包誘導激波在進氣道唇口附近不停地擺動。

針對上述振蕩流場，接下來繼續(xù)結合瞬態(tài)壓力數據對其進行進一步的分析。鑒于其不起動流場結構的非定常性，本文選取了一段長1 s的壓力樣本區(qū)間，旨在排除瞬態(tài)效應的影響，并從中計算得到了進氣道壁面靜壓p的時均值paver(圖3(a))和脈動均方根值prms(圖3(b))沿程分布曲線。壓力數據均采用來流靜壓p0進行無量綱化處理?？梢钥吹剑?由于進口部分離包在不斷地漲大和縮小， 而越靠近進口的測點受分離區(qū)內高壓的影響越大，因此前體壓縮面測點的壓力脈動值

表2 低馬赫不起動研究車次狀態(tài)Table 2 Run list in low Mach number unstart process

圖2 0°攻角下進氣道通流不起動流場結構Fig.2 Unstart flow pattern of inlet flow passage at α=0°

圖3 0°攻角下進氣道通流不起動階段沿程靜壓分布Fig.3 Distribution of static pressure of unstarted inlet flow passage at α=0°

不斷增大，同樣也伴隨著時均壓力的增大。而到了進氣道進口段，在通道內唇罩激波、反射激波的作用下，壓縮面?zhèn)鹊膲毫r均值依舊持續(xù)上升，而其壓力脈動值受激波入射位置影響較大，因此呈現出小幅的波浪式起伏。于此同時，在另一側的唇罩，最上游的C1測點由于受到分離誘導激波的連續(xù)掃掠，其時均值(14.2p0)和脈動值(0.9p0)均為極大值，而緊接其后的C2測點則是在分離包后膨脹扇的作用下壓力大幅下降。在此之后的通道內時均壓力依舊不斷升高，最后穩(wěn)定在10p0左右，并且通道內上下壁面的壓力非常接近，這也就是說此時通道后半段內的流速已相對較低，通道內無明顯的波系結構。而另一方面，通道內下游測點由于遠離了作為擾動源的分離包，且下游并無堵錐的干擾，其壓力脈動均方根值也將不斷減小，最后趨于穩(wěn)定在0.09p0附近。

由上文的分析可知，該進氣道在0°攻角下未能起動，且表現出了一定幅度的振蕩。為了獲得該流場的振蕩特性，圖4給出了整個流程中壓力脈動最大的C1測點壓力功率譜密度(Power Spectral Density,PSD) 分布，以表征整個流場的振蕩特性,f為頻率?？梢钥吹紺1測點壓力信號中并未出現穩(wěn)定的周期性振蕩和振蕩基頻，其振蕩能量主要集中在400 Hz以下。而該振蕩頻率較接近無窮遠下游反饋影響下的分離流振蕩頻率[30]，即該擾動主要是來自于分離包自身的非定常性。且通道下游敞開，缺乏形成穩(wěn)定振蕩反饋的聲速截面，因此該分離包的壓力擾動并未在下游得到放大和反饋，進而也未出現穩(wěn)定的振蕩基頻。

圖4 0°攻角下進氣道通流不起動階段 C1測點壓力信號Fig.4 Pressure signals of C1 point in unstarted inlet flow passage at α=0°

圖5 -2°攻角下進氣道通流不起動流場結構Fig.5 Unstart flow pattern of inlet flow passage at α=-2°

圖6 -2°攻角下進氣道通流不起動階段靜壓分布Fig.6 Distribution of static pressure of unstarted inlet flow passage at α=-2°

接下來通過減小進氣道攻角，以獲得進口馬赫數的增大對進氣道流場結構的影響規(guī)律。圖5首先給出的是-2°攻角下進氣道隨風洞起動的流場結構，雖然口部分離包依舊存在較大幅度的振蕩，但是其在形態(tài)上較0°攻角狀態(tài)已大幅減小。并且當分離包處于最大狀態(tài)時，其分離誘導激波才剛跨過唇罩。而當分離包處于最小狀態(tài)時，其已完全退回到進口段內，對應的分離誘導激波強度也大大減弱。也就是說在該狀態(tài)的大部分時間內，該進氣道仍是處于起動狀態(tài)的。同樣的，在圖6中給出了此時進氣道的沿程壓力的時均值和脈動均方根值的分布。時均值分布上，壓縮面?zhèn)葴y點的壓力變化趨勢和0°攻角的非常相似，均呈現出一種連續(xù)上升的趨勢。唇罩側的壓力由于受分離包誘導斜激波后移的影響，唇罩壓力的極大值點也逐漸向下游移動，在這之后的通道下游，上下壁面壓力的時均值逐漸靠近，并趨于穩(wěn)定。另一方面，在脈動均方根值分布上，和前文的試驗結果也非常相似，由于受到分離包誘導激波不停掃掠的影響，其進口段唇罩側測點壓力的均方根值要遠大于壓縮面的和通道內的。除此之外，其極大值點也由之前的C1測點后移至C2測點。圖7給出了脈動最劇烈的C2測點壓力功率譜密度分布，類似于圖4，并未出現明顯的振蕩基頻。

圖7 -2°攻角下進氣道通流不起動階段C2測點 壓力功率譜密度分布Fig.7 Distribution of power spectral density of C2 point in unstarted inlet flow passage at α=-2°

圖8 -4°攻角下進氣道通流起動流場結構Fig.8 Start flow pattern of inlet flow passage at α=-4°

在上文攻角狀態(tài)的基礎上，繼續(xù)減小攻角至-4°，進口馬赫數增加至Ma=2.7。在進氣道流場建立之初，在進口段依舊存在一個分離包(圖8)，占據了通道約1/3的高度。但是該分離包并未出現類似上文的大幅振蕩，且其分離包誘導激波并未跨過唇罩，也就是說此時進氣道處于起動狀態(tài)。另一方面，通道的沿程壓力在時均值(圖9)和脈動均方根值(圖10)分布規(guī)律上和前述2個狀態(tài)相類似，但是其通道后半段上下壁面的時均壓力開始交替出現波動，這表明通道內開始出現較強的激波反射現象了。此外，由于分離包振蕩幅度的大幅減小，因此通道內的壓力脈動均方根值相較上文2個狀態(tài)也整體大幅降低。

圖9 -4°攻角下進氣道通流起動階段靜壓時均值分布Fig.9 Distribution of time-averaged static pressure of started inlet flow passage at α=-4°

圖10 -4°攻角下進氣道通流起動階段靜壓脈動 均方根值分布Fig.10 RMS static pressure distribution of started inlet flow passage at α=-4°

然而在試驗中發(fā)現，圖8(a)所示的口部分離包狀態(tài)并不是穩(wěn)定的狀態(tài)，在隨后的穩(wěn)定吹風過程中，分離包將突然被完全吞入通道內(圖8(b))。為了區(qū)分2個狀態(tài)，本文稱留有分離包的狀態(tài)為未完全起動狀態(tài)，分離包被吞入為完全起動狀態(tài)。由于沒有了分離包及其誘導激波的影響，其上唇罩側的壓力時均值大幅降低，而上進口段測點的壓力脈動均方根值也是隨之同步降低。對于該現象，本文認為此時的進氣道恰好處于非常敏感的臨界起動狀態(tài)，因此初始進氣道隨風洞起動時在進口處產生了較大的分離包。但是該流場并不是穩(wěn)定的，在受到擾動后，該分離包將被完全吞入通道內，至此進氣道就實現了完全起動。

4 再起動過程

由上文的分析可知，該進氣道在-4°攻角下就已實現了起動，但是其流場結構并不穩(wěn)定。對此，本文接下來將繼續(xù)減小攻角至-6°(進口馬赫數Ma=2.8)，在保證進氣道能正常起動的同時，通過對尾錐電機的控制獲得了進氣道從起動到不起動再起動的全過程，并檢驗了該進氣道在此狀態(tài)下的再起動能力。首先給出的是進氣道通流流場結構(圖11)，此刻進氣道捕獲波系正常建立，進氣道處于起動狀態(tài)，且在進口段未再出現大范圍的分離，進口處產生的激波和膨脹扇交替反射并向下游傳去。

試驗中，通過控制電機臺階式進錐+退錐組合的控制方式獲得了該進氣道從起動到不起動，最后再起動的全動態(tài)過程。這其中進錐和退錐的次數均為10次(錐位01-10為進錐，錐位10-19為退錐)，為了增強進/退錐的可對比性，進錐和退錐的行程為一一對應的，表3中列出了進退錐過程中各錐位所對應的堵塞度TR值。

圖11 -6°攻角下進氣道通流起動流場結構Fig.11 Start flow pattern of inlet flow passage at α=-6°

接下來將進一步地對該再起動過程進行深入的分析，為了獲得對整個動態(tài)過程最直觀的認識，圖12中給出了整個進錐和退錐過程中的最下游D7測點的壓力時間曲線?？梢钥吹秸麄€壓力歷程大體上以錐位10為對稱軸，呈對稱分布。但是在進氣道剛進入不起動狀態(tài)(02-03錐位)和回到起動狀態(tài)前的(17-18錐位)壓力信號特性存在較大差異，存在一定的遲滯。對此，接下來將逐步展開詳細的對比和分析。

由圖12可以看到在錐位02下游壓力仍未傳至D7測點，在隨后的錐位03(TR=20.2%)出現了明顯的壓力振蕩，但是其振蕩幅值卻遠低于后續(xù)錐位的壓力振蕩幅值，該種類型的振蕩往往被稱為“小喘”狀態(tài)。圖13中詳細給出了該錐位平臺下的最下游測點壓力信號時間歷程和其功率譜密度分布。可以看到，雖然該狀態(tài)下的壓力振蕩幅度并不穩(wěn)定，但是其壓力信號的功率譜密度分布中已出現了明顯的能量集中，即振蕩基頻。

結合紋影結果，圖14中給出了在該“小喘”階段口部分離包依次處于最大和最小狀態(tài)時刻的流場結構?？梢钥吹剑词故窃诳诓糠蛛x包處于最小的狀態(tài)時，其分離誘導激波依然位于進口前，并未被吞入通道內。整個“小喘”過程表現為口部分離誘導激波在進氣道口外的小幅振蕩。而通道內的流場結構較第3節(jié)中的流場結構顯得更加復雜，且振蕩幅度也更大。對此，圖15中也同樣給出了壓力時均值和脈動均方根值的沿程分布曲線。對比上文的低馬赫數不起動狀態(tài)的結果(圖3)發(fā)現，兩者的壓力時均值分布規(guī)律非常相似，但是脈動值在通道內的變化規(guī)律卻存在較大的差別。低馬赫數不起動狀態(tài)下的通道壓力脈動值沿程基本保持不變，但是在“小喘”狀態(tài)下卻呈現出沿流向不斷增大的趨勢。這是由于下游堵錐的前移在通道下游形成了流動壅塞，因此由上游分離包產生的擾動在往下游傳播的過程中得到了放大。

表3 錐位和對應的堵塞度

圖12 -6°攻角下再起動過程D7測點壓強信號和 電機控制信號的時間歷程Fig.12 Pressure time histories of D7 point and motor control signals of restart process at α=-6°

圖13 -6°攻角下進氣道“小喘”階段D7測點壓力 信號(TR=20.2%)Fig.13 Pressure signals of D7 point for inlet at α=-6° during little buzz period (TR=20.2%)

圖14 -6°攻角下進氣道“小喘”不起動流場 結構(TR=20.2%)Fig.14 Unstart flow pattern of inlet at α=-6° during little buzz period (TR=20.2%)

隨著堵塞度的增大，進氣道出口流動壅塞程度加劇，進氣道進入到“大喘”振蕩階段。無論是其通道內的壓力脈動量(圖12)還是口外不起動波系運動幅度均將得到大幅增長(圖16)。由上文可知，近年來國內外的學者對“大喘”振蕩現象和機理的研究已開展了大量的研究工作，并取得了一定的共識。其中，Tan[16]提出了一種以進口溢流量為擾動源，對流、激波串運動和聲波3種擾動傳播方式相互接力構成的擾動信號閉環(huán)模式。然而由于該部分并不是本文的研究重點，因此本文在這就不再進行過多的贅述。

圖15 -6°攻角下進氣道“小喘”不起動階段 靜壓分布(TR=20.2%)Fig.15 Distribution of static pressure of unstart inlet at α=-6° during little buzz period (TR=20.2%)

依照表3中的錐位和堵塞度對應關系可見，當堵錐前進至第10個錐位(TR=61.2%)后，堵錐開始回退，也即導致進氣道不起動的因素將被逐漸移除，進氣道進入到再起動階段。為了對比在喘振階段中流場的歷史效應和進錐時序的影響，表4中列出了典型喘振錐位下的D7測點喘振特性參數?？梢钥吹皆诔霈F“大喘”的堵塞度下，D7測點的壓力脈動特性無論是振蕩基頻、時均值還是脈動均方根值均只決定于此刻的堵塞度，與其歷史錐位無關。然而在“小喘”堵塞度(TR=20.2%)下，進錐時(錐位03)和退錐時(錐位17)的壓力脈動特性卻出現了偏差，雖然此時兩者均保持著穩(wěn)定的振蕩，但是退錐時的壓力脈動量和頻率要明顯大于進錐時的。

然而存在于上述兩個“小喘”錐位中振蕩特性的偏差，在其各自的下一個對稱錐位02和錐位18中得到了放大。結合圖13可以看到，進錐錐位02通道最下游測點仍未受到下游高壓的干擾，其流場結構和沿程壓力特性和通流流場相同。然而在同樣堵塞度下的退錐錐位18卻出現了明顯的壓力振蕩?？梢娫谶M氣道從之前的“小喘”喘振狀態(tài)恢復至起動流場前，流場出現了遲滯現象。對此，接下來將進一步對比分析“小喘”錐位17和遲滯錐位18的流場結構和振蕩特性，以增進對該類現象的理解和認識。

圖16 -6°攻角下進氣道“大喘”不起動流場 結構(TR=61.2%)Fig.16 Unstart flow pattern of inlet at α=-6° during big buzz period (TR=61.2%)

表4 典型喘振錐位下的D7測點喘振特性參數Table 4 Characteristic parameters of typical plug positions under buzz state

ParameterPlugposition0911071305150317TR/%56．756．747．5647．5638．4438．4420．220．2Frequency/Hz254256239237222222178186Time?averaged(p0)13．0113．0412．3512．2911．6411．7210．6010．62RMS(p0)2．762．742．582．582．292．330．500．69

圖17 -6°攻角進氣道錐位18下流場結構 (TR=11.1%)Fig.17 Flow pattern of inlet at α=-6°,plug 18 (TR=11.1%)

圖18 -6°攻角進氣道錐位18下D7測點壓力信號 (TR=11.1%)Fig.18 Pressure signals of D7 point of inlet at α=-6°,plug 18(TR=11.1%)

首先，圖17中給出了錐位18下對應的振蕩流場結構，對比之前的“小喘”振蕩流場(圖14)可見，兩者均表現為口部分離誘導激波在進口處的小幅振蕩，但是其激波振蕩幅度較“小喘”階段有所減弱。而在壓力信號方面，圖18給出了錐位18下D7測點的壓力時間曲線及其功率譜密度分布，可見錐位18下的壓力信號并未出現如之前“小喘”時的周期性壓力振蕩，反而呈現出一種類似上文所描述的低馬赫數不起動中出現的無規(guī)律振蕩。更進一步的，圖19對比給出了錐位17和錐位18下的沿程壓力時均值和脈動值分布曲線，可以看到在時均值分布上，2個錐位基本重合，只是在進口段分離包位置，由于其分離包振蕩幅度的減小，錐位18的壓力時均值要略低于錐位17。然而兩者在壓力脈動值分布規(guī)律上卻相差較大(圖19(b))，尤其在進氣道通道內，錐位17呈現為沿程遞增的變化趨勢，而錐位18則整體維持在一個較低值(0.13p0)?？梢娫阱F位18時，進氣道通道下游并未形成類似錐位17的流動壅塞，因此無法對上游分離包產生的擾動進行放大和反饋，進而無法建立周期性振蕩。并且錐位18的沿程壓力脈動值分布和低馬赫不起動狀態(tài)的分布(圖3)非常相似，其沿程壓力脈動峰值均出現在喉道附近，且通道內壓力脈動值也維持在一個較低值附近(0.1p0)。

圖19 錐位17及錐位18下壓力分布對比Fig.19 Comparison of pressure distribution under plug 17 and plug 18

綜上可知，隨著堵錐不斷回退，在進氣道從“小喘”狀態(tài)向起動狀態(tài)過渡的過程中，將先跳出“小喘”振蕩階段進入到類似低馬赫不起動的口部分離包自激振蕩階段，同時在該過程中捕捉到了口部分離包吞入的遲滯現象。之后伴隨著堵錐的繼續(xù)回退，口部分離包被吞入通道內，進氣道才恢復到初始的完全起動狀態(tài)。并且可以看到此時和初始通流狀態(tài)的沿程壓力分布基本完全重合(圖20)，也就是說該進氣道在此狀態(tài)下能夠順利的再起動。

圖20 -6°攻角下進氣道起動和再起動時刻壓力時 均值分布Fig.20 Time-averaged pressure distribution during inlet start and restart at α=-6°

5 結 論

1) 試驗結果表明，當進氣道處于低馬赫數不起動時，在進氣道口部形成了一個巨大的分離包，該分離包的誘導激波受分離包自身振蕩特性的影響，在唇口附近連續(xù)的小幅振蕩，進而給整個進氣道通道內引入了一類無基頻的小幅壓力擾動。

2) 隨著進氣道進口馬赫數的增大，進氣道口部分離包逐漸縮小并回退至通道內，進氣道從不起動狀態(tài)過渡至起動狀態(tài)。并在臨界狀態(tài)下，還捕捉到了進氣道口部分離包被完全吞入實現完全起動的動態(tài)過程。

3) 當進氣道處于“小喘”狀態(tài)時，雖然其小幅的振蕩流場結構和低馬赫數不起動流場結構相似，但是由于通道下游形成的壅塞構成了擾動反饋回路，因此其通道內的壓力振蕩表現出了明顯的振蕩頻率特性。

4) 在進氣道再起動過程中的分離包吞入階段捕捉到了遲滯現象，進氣道從“小喘”階段恢復至起動狀態(tài)時，由于下游高壓的存在使得分離包未能完全吞回，流場出現了類似低馬赫不起動時的無基頻小幅振蕩。最后該振蕩隨著通道下游完全敞開、口部分離包的吞入而逐漸消失，進氣道也順利地恢復到了起動狀態(tài)。

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TestoflowMachnumberunstartandrestartprocessesofhypersonicinlet

WANGChenxi1，TANHuijun1，*，ZHANGQifan1，SUNShu2

1.JiangsuProvinceKeyLaboratoryofAerospacePowerSystem,CollegeofEnergyandPowerEngineering，NanjingUniversityofAeronauticsandAstronautics,Nanjing210016,China2.CollegeofCivilAviation,NanjingUniversityofAeronauticsandAstronautics,Nanjing210016,China

Toenrichtheunderstandingofthemechanismforhypersonicinletunstart,awindtunneltestisconductedtoinvestigatethelowMachnumberunstartandrestartofatruncatedtwo-dimensionalhypersonicinlet.Byvaryingtheinletangleofattackandthedownstreamchokingdegree,thevariationoftheinletflowMachnumberandheatreleaseofcombustioninrealflightconditionsaresimulatedinthistest.Thehigh-speedSchlierenimagingtechnologyandtime-resolvedpressuremeasurementsareusedtorecordtheinstantaneousflowpatternandsurfacepressuresignals.TheresultsshowthatduringtheunstartprocessatlowMachnumber,theseparationbubbleinducedobliqueshockisinfluencedbytheoscillationcharacteristicoftheseparationbubble,andoscillatesslightlyaroundthecowlliptointroduceatypeofsmall-amplitudedisturbancewithoutbasefrequency.ThisdisturbancegraduallydisappearswiththeincreaseoftheMachnumberandrestartoftheinlet.Hysteresisofswallowofseparationbubbleisalsoobservedinthetest.Whentheinletrecoveriesfromthelittlebuzzlestatetothestartstate,theseparationbubblecannotbefullyswallowedduetothepresenceofhighpressuredownstreamduringtherestartprocess,andexhibitsasasmall-amplitudeoscillationsimilartotheoneinlowMachnumberunstartprocess.Theoscillationdoesnotdisappearuntiltheinletexitisfullyopenandtheseparationbubbleintheentranceisswallowedsimultaneously,andthentheinletreturnstostartsuccessfully.

hypersonicinlet;lowMachnumber;unstart;restart;hysteresis

2017-01-18；Revised2017-02-09；Accepted2017-03-20；Publishedonline2017-04-111021

URL：http://hkxb.buaa.edu.cn/CN/html/20171104.html

NationalNaturalScienceFoundationofChina(11532007)

.E-mailtanhuijun@nuaa.edu.cn

http://hkxb.buaa.edu.cnhkxb@buaa.edu.cn

10.7527/S1000-6983.2017.121146

V211.3

A

1000-6893(2017)11-121146-12

2017-01-18；退修日期2017-02-09；錄用日期2017-03-20；< class="emphasis_bold">網絡出版時間

時間：2017-04-111021

http://hkxb.buaa.edu.cn/CN/html/20171104.html

國家自然科學基金(11532007)

.E-mailtanhuijun@nuaa.edu.cn

王晨曦，譚慧俊，張啟帆,等.高超聲速進氣道低馬赫數不起動和再起動試驗J. 航空學報，2017,38(11):121146.WANGCX,TANHJ,ZHANGQF,etal.TestoflowMachnumberunstartandrestartprocessofhypersonicinletJ.ActaAeronauticaetAstronauticaSinica,2017,38(11):121146.

(責任編輯：張晗)