徐尚成, 王 翼, 蘇 丹, 范曉檣, 王振國

(國防科學技術大學 高超聲速沖壓發(fā)動機技術重點實驗室, 長沙 410073)

0 引 言

超燃沖壓發(fā)動機的工作原理為捕獲一定量的氣流使其減速增壓，然后在燃燒室內組織燃燒，從而產生推力[1]。進氣道作為超燃沖壓發(fā)動機的關鍵部件，其性能直接決定了發(fā)動機的工作效率，尤其是進氣道的起動性能直接影響發(fā)動機的工作范圍。因此，開展進氣道起動性能的研究很有必要[2-3]。

文獻[3]指出高超聲速進氣道起動過程中存在遲滯現(xiàn)象，即進氣道由不起動轉變?yōu)槠饎?，但不能通過這一過程的逆向路徑由起動轉變?yōu)椴黄饎覽4]。目前國內外學者對馬赫數(shù)和內收縮比引起的進氣道遲滯現(xiàn)象開展了大量研究[5-8]，但對迎角(Angle of attcck,AOA)引起的進氣道遲滯研究相對較少，對迎角引起進氣道流動狀態(tài)變化的內在機理還有待進一步認識[9]。另一方面，高超聲速飛行器在飛行中需進行復雜的機動，研究迎角對進氣道起動的影響對明晰飛行器飛行包線有重要意義。

常軍濤等[10-11]以二維進氣道為研究對象，研究迎角變化引起的高超聲速進氣道不起動/再起動過程中的流動特征，并從流動穩(wěn)定性角度闡釋其產生的原因，分析了高超聲速進氣道自起動/再起動性能隨迎角變化的規(guī)律。文獻[12]指出馬赫數(shù)、內收縮比和迎角等的變化都可造成進氣道起動遲滯，同時發(fā)現(xiàn)進氣道入口處的大尺度分離區(qū)是遲滯現(xiàn)象產生的關鍵。但總的來看，目前對迎角引起的進氣道遲滯研究還相對較少，對迎角變化對進氣道自起動/再起動的作用機理理解還不夠深入，同時對迎角引起進氣道遲滯現(xiàn)象還未展開系統(tǒng)的試驗研究。

以文獻[13-14]設計得到的Bump/前體一體化進氣道為研究對象，研究迎角變化引起的進氣道起動遲滯現(xiàn)象。通過試驗和數(shù)值仿真結合的方法研究進氣道迎角起動能力，分析迎角引起的遲滯現(xiàn)象中進氣道的性能。

1 研究對象

進氣道模型由底座、進氣道前體前錐、進氣道前體后錐和唇罩4部分組成，模型總長度285mm，進氣道唇口對應的角度為90°，側板采用前掠形式。進氣道前體的前錐對應模型設計中的激波依賴域，為錐型，模型狀態(tài)如圖1所示。已有的研究表明，錐尖形狀會導致駐點熱流過大，為避免這種情況出現(xiàn)，對錐尖進行鈍化處理，以減小駐點熱流[15]。后錐在原軸對稱進氣道的基礎上進行了Bump/前體一體化改造[16]，將壁面曲線在對稱面附近抬升比較高，在兩側抬升比較低，從而在后錐上形成中間高，兩側低的Bump形狀, Bump/前體一體化進氣道具體參數(shù)可參考文獻[16]。研究表明, Bump/前體一體化改造通過前體型面產生的橫向壓力梯度對分離區(qū)進行重構，使進氣道起動性能得到極大提升。

圖1進氣道模型示意圖

2 試驗裝置和計算方法

2.1 試驗裝置及模型

試驗在國防科技大學LF-220自由射流風洞中進行，試驗裝置如圖2所示。風洞噴管出口直徑220mm，試驗馬赫數(shù)范圍3.0～6.0，總壓范圍0.1～4.0MPa，總溫范圍300～700K，最大運行時間大于60s。配置有壓力采集系統(tǒng)、紋影觀測系統(tǒng)和五自由度迎角機構等測量測試設備。

試驗選用馬赫數(shù)為5.0的噴管，采用蓄熱式加熱器對上游氣流進行加熱，穩(wěn)定段總壓1.59MPa，試驗段靜溫91.67K，運行流量為4.16kg/s。采用PSI壓力傳感器對模型壁面壓力進行測量，采樣頻率為100Hz。通過紋影設備對進氣道唇口附近流場進行觀測，使用Photron Fastcam SA5高速相機，圖像分辨率為1024pixel×1024pixel，拍攝速率1250幀/s。

2.2 數(shù)值計算方法

采用基于有限體積法的三維N-S方程求解器進行數(shù)值模擬，湍流模型為標準k-ε模型。為減少計算量，取模型關于豎直對稱面的一半為計算對象，采用結構網(wǎng)格，并保證相鄰網(wǎng)格之間過渡光滑，盡量保證網(wǎng)格正交性以提高計算精度。對計算域入口、模型錐尖、唇口及進氣道內通道等復雜流動區(qū)域的網(wǎng)格進行加密處理。設置邊界層網(wǎng)格以盡可能準確描述近壁流動。在這種設置下，壁面y+在大部分區(qū)域均小于0.25。壁面網(wǎng)格劃分如圖3所示。

壁面采用無滑移絕熱邊界，計算域入口為遠場來流，計算域出口采用壓力出口，計算域兩側采用對稱邊界條件，對流通量為0。

圖2 風洞系統(tǒng)實物圖

圖3 壁面網(wǎng)格劃分示意圖

3 分析與討論

3.1 進氣道起動遲滯試驗研究

通過改變迎角分別得到進氣道自起動迎角和自不起動迎角。其中，自起動迎角獲得方法為：首先將進氣道置于大迎角狀態(tài)，營造進氣道不起動流場；然后逐漸減小迎角，直到進氣道起動，進氣道進入起動狀態(tài)時所對應的迎角為進氣道自起動迎角。進氣道自不起動迎角獲得方法為：首先將進氣道置于小迎角甚至負迎角狀態(tài)，營造進氣道起動流場；然后逐漸增大迎角，當進氣道進入不起動狀態(tài)時所對應的迎角為進氣道自不起動迎角。

為排除流場是否穩(wěn)定建立的疑慮，模型在特定迎角下會有一定時間的停留，使得模型在該迎角狀態(tài)下形成穩(wěn)定的流動。具體表現(xiàn)為，設定模型在初始迎角下停留3s，在其他迎角下停留1s，進氣道自起動迎角第1次試驗的時序設定具體參數(shù)請見表1。試驗數(shù)據(jù)表明，上述延遲時間完全滿足進氣道建立穩(wěn)定流場結構所需的時間。

表1 進氣道自起動迎角第1次試驗時序設定Table 1 Time sequence of the first experiment in the self-starting process

圖4為模型迎角按設定時序減小過程中流場的紋影變化。AOA=8.0°時前體激波與風洞激波相交形成馬赫盤，此時由于阻塞度過大，風洞未起動。隨著迎角減小，模型迎風面積減小，在AOA=4.0°時風洞起動，前體形成錐型激波，進氣道入口前產生大尺度分離泡，分離激波打在唇口附近，此時進氣道處于不起動狀態(tài)。隨著迎角的進一步減小，前體激波角度不斷增大，但分離泡一直存在。直到迎角減小至AOA=-1.5°，進氣道入口處的分離泡消失，結合對稱面壓力分布的變化可以發(fā)現(xiàn)進氣道進入起動狀態(tài)。由上述分析可知，進氣道的自起動迎角在-1.0°～-1.5°之間。

圖4 進氣道迎角起動試驗過程中對稱面紋影圖(試驗1)

Fig.4Schlierenimagesondifferentattackanglesduringthestartingprocess(firstexperiment)

為進一步精確確定進氣道的自起動迎角，對試驗時序進行重新調整，展開第2組試驗，表2為進氣道自起動迎角第2次試驗時序設定。試驗中依然給定AOA=8.0°營造進氣道不起動流場，但增加了-1.0°～-1.5°的迎角間隔。

表2 進氣道自起動迎角第2次試驗時序設定Table 2 Time sequence of the second experiment in the self-starting process

圖5為按設定時序減小過程中流場結構的迎角變化，其變化過程與第1組試驗相似，都經(jīng)歷風洞開啟—風洞不起動—風洞起動—進氣道不起動—進氣道起動—風洞關閉的過程。由紋影圖可以看出，當模型迎角減至-1.3°時，分離泡及分離激波消失，進氣道進入起動狀態(tài)。由此，可認為進氣道自起動迎角為AOA=-1.3°。

圖6為自起動迎角試驗2中典型迎角狀態(tài)下模型壁面沿程壓力分布。隨著迎角的減小，壁面沿程壓升隨之變小。由圖可知,在AOA=-1.3°時,其內收縮段內壓力比AOA=-1.2°狀態(tài)下的壓力明顯偏小。這是由于此時進氣道進入起動狀態(tài)，大尺度分離區(qū)消失，進氣道內壓力大幅下降。

圖5 進氣道迎角起動試驗過程中對稱面紋影圖(試驗2)

Fig.5Schlierenimagesondifferentattackanglesduringthestartingprocess(secondexperiment)

圖6 不同迎角狀態(tài)下進氣道壁面沿程壓力分布

Fig.6Wallpressuresalongflowdirectionwithdifferentanglesofattack

表3為進氣道自不起動試驗中的迎角時序變化，設定迎角由-1.5°增大至10.0°。圖7為進氣道迎角逐漸增大過程中其對稱面的紋影變化。當迎角AOA=-1.5°時，進氣道處于起動狀態(tài)，隨著迎角的增大，前體激波逐漸靠近唇口，但進氣道依然處于起動狀態(tài)。當AOA=10.0°時，由于前體對氣流的壓縮量變大，前體激波變?yōu)閺澢げ?，進氣道依然處于起動狀態(tài)。由于迎角設備的轉向范圍限制，無法進一步增大迎角以形成不起動流場?？梢哉J為試驗中進氣道自不起動迎角大于10.0°。

表3 進氣道自不起動迎角試驗時序設定Table 3 Time sequence of the experiment in the self-unstarting process

可以看出迎角變化對高超聲速進氣道起動遲滯有顯著作用。試驗中，進氣道自起動迎角AOA=-1.3°，而自不起動迎角大于10.0°。這也意味著有超過11.0°的迎角范圍位于進氣道起動雙解區(qū)。在起動性能研究中可通過有效手段使位于雙解區(qū)的進氣道流動狀態(tài)發(fā)生變化，從而提高進氣道迎角起動性能。

圖7 模型迎角增大過程中流場結構變化圖

Fig.7Schlierenimageswithdifferentanglesofattackduringtheself-unstartingprocess

進氣道起動/不起動的最大差別是入口處是否形成大尺度分離區(qū)。當進氣道處于不起動狀態(tài)時，唇口處由于分離區(qū)的存在而形成溢流，唇口外激波也在分離激波和唇口溢流的影響下變?yōu)楣渭げǎM氣道內收縮段內始終維持較高的靜壓水平；當進氣道進入起動狀態(tài)時，大尺度分離區(qū)消失，進氣道內形成順暢的流動。

對于不起動進氣道，當迎角減小至臨界值，進氣道不起動狀態(tài)失穩(wěn)，并迅速建立起動流場結構。進氣道通過分離區(qū)及波系結構實現(xiàn)來流動壓和背壓的匹配。流動狀態(tài)失穩(wěn)即意味著該流場結構無法實現(xiàn)來流動壓和背壓的匹配，需要建立新的流場結構來實現(xiàn)新的平衡。當迎角減小，前體對氣流的壓縮程度變小，意味著來流動壓增大，此時分離區(qū)后移，分離激波強度增加，對應的背壓也增大，從而實現(xiàn)分離區(qū)的自持穩(wěn)定。當迎角減小至臨界迎角，分離區(qū)的調整無法產生足夠大的背壓來對抗不斷增大的來流，此時分離區(qū)失穩(wěn)，進氣道進入起動狀態(tài)。

3.2 進氣道遲滯現(xiàn)象分析

3.2.1 數(shù)值仿真與試驗對比

采用數(shù)值仿真方法對上述試驗過程進行計算。選擇典型工況下的數(shù)值計算結果和對應的試驗結果進行對比。

(1) 進氣道起動狀態(tài)下的流場

圖8為進氣道起動狀態(tài)下對稱面紋影計算與試驗結果對比。由圖可見，計算與試驗結果得到前體激波角度基本一致，進氣道入口處的流場結構也基本相同。圖9為進氣道起動狀態(tài)下對稱面壓力分布計算與試驗結果，可以看出，二者對壓力走向及分離區(qū)位置的判斷基本一致。

圖8 進氣道起動流場對稱面紋影數(shù)值與試驗結果對比

Fig.8Schlierenimagesofstartinginletshowingcomparisonofthenumericalsimulationwiththeexperimentdata

圖9 進氣道起動流場對稱面壓力分布數(shù)值與試驗結果對比

Fig.9Wallpressuredistributionofstartinginletshowingcomparisonofthenumericalsimulationwiththeexperimentdata

(2) 進氣道不起動狀態(tài)下的流場

圖10為進氣道不起動狀態(tài)下對稱面紋影的計算與試驗結果對比。可以看出，二者的流場結構相似，進氣道入口處大尺度分離區(qū)位置和大小基本相同。圖11為進氣道不起動狀態(tài)下對稱面壓力分布計算與試驗結果。不起動狀態(tài)下內收縮段的壓力維持在較高水平，數(shù)值結果和試驗結果在前體段有較好的對應，對大尺度分離區(qū)位置的判斷也基本一致，但發(fā)現(xiàn)分離區(qū)處數(shù)值計算得到的壓力值稍低于試驗結果?？紤]到分離泡內流動的復雜性以及試驗和仿真計算帶來的誤差，依然可以認為二者對進氣道流動狀態(tài)及分離區(qū)的壓力分布判斷基本一致。

圖10 進氣道不起動流場對稱面紋影數(shù)值與試驗結果對比

Fig.10Schlierenimagesofunstartinginletshowingcomparisonofthenumericalsimulationwiththeexperimentdata

圖11 進氣道不起動流場對稱面壓力分布數(shù)值與試驗結果對比

Fig.11Wallpressuredistributionofunstartinginletshowingcomparisonofthenumericalsimulationwiththeexperimentdata

(3) 進氣道迎角自起動/自不起動

圖12為進氣道迎角自起動和自不起動過程中位于大尺度分離區(qū)內測點的壓力試驗和數(shù)值計算結果。圖中測點壓力隨迎角的變化形成遲滯環(huán)。在進氣道自起動過程中，壁面壓力一直維持在較高水平。隨著迎角減小，試驗結果和數(shù)值計算下的壓力均下降。當迎角減小至AOA=-1.3°，試驗測得的壓力值突然急劇下降；當迎角變?yōu)锳OA=-2.7°時，數(shù)值計算得到的壓力值也突然下降。結合流場結構發(fā)現(xiàn)，壓力突降處進氣道進入起動狀態(tài)。可以看出，試驗和數(shù)值結果對進氣道由不起動到起動的臨界迎角判斷相差不大，流動狀態(tài)變化前后的壓力也基本對應。在進氣道自不起動過程中，隨著迎角不斷增大，測點壓力的數(shù)值結果和試驗結果均不斷增大，二者符合程度很高。在AOA=13.0°時，數(shù)值計算下的壓力值突然躍升，進氣道進入不起動狀態(tài)。

圖12 進氣道迎角自起動/自不起動過程中進氣道內通道測點壓力試驗和數(shù)值計算結果

Fig.12Wallpressureatinternalsectionoftheinletintheprocessofself-starting/-unstarting

3.2.2 進氣道迎角自起動/自不起動過程分析

圖13為數(shù)值計算得到的進氣道自起動/自不起動過程中對稱面馬赫數(shù)的分布情況，其中，圖13(a)中從左至右為進氣道自起動過程，圖13(b)中從右至左為進氣道自不起動過程。在自起動過程中，當AOA=13.0°時，進氣道入口處存在大尺度分離區(qū)，唇口處存在溢流。隨著迎角的減小，氣流壓縮程度變小，唇口溢流也減小。當AOA=-2.5°時，氣流壓縮程度進一步減弱，分離區(qū)進入內收縮段，尺度稍有變小，唇口溢流消失。當AOA=-4.0°時，大尺度分離區(qū)消失，進氣道進入起動狀態(tài)。在進氣道自不起動過程中，隨著迎角的增大，前體激波越來越靠近唇口，氣流壓縮程度不斷增大。當迎角增大至AOA=13.0°時，進氣道進入不起動狀態(tài)。

圖13 進氣道自起動((a)，從左至右)/自不起動過程((b)，從右至左)對稱面馬赫數(shù)分布

Fig.13Machnumberdistributionsonthesymmetryplanesintheself-startingprocess((a),fromlefttoright)andtheself-unstartingprocess((b),fromrighttoleft)

圖14為數(shù)值計算得到進氣道自起動/自不起動過程中流量變化。迎角引起進氣道流量變化主要的2個因素為前體激波不封口造成的流量損失和大尺度分離區(qū)造成的唇口溢流。進氣道自起動過程中迎角由AOA=15.0°減至10.0°時，流量曲線在0.03kg/s左右波動，這是因為此時流量變化主要由大尺度分離區(qū)主導，對迎角變化不敏感。隨著迎角的進一步降低，流量曲線開始緩慢下降，此時迎角對流量的影響開始顯現(xiàn)。當AOA=0°時，流量曲線開始上升，通過分析流場結構發(fā)現(xiàn)，此時分離區(qū)尺度變小，并且不斷后移，唇口溢流顯著減小，此時進氣道流量變化再次由分離區(qū)主導。當AOA=-2.7°時，流量曲線開始下降，此時進氣道進入起動狀態(tài)，大尺度分離區(qū)消失，流量僅由迎角決定?？梢钥闯鲞M氣道自起動過程中，在迎角起動雙解區(qū)兩側，分離區(qū)主導流量變化，雙解區(qū)大部分區(qū)域及起動后的流量變化由迎角主導。

圖14 進氣道自起動/自不起動過程中流量變化

進氣道自不起動過程中流量變化較為簡單。隨著迎角增大，進氣道流量不斷增大，流量曲線的變化由迎角主導。當AOA=13.0°時，流量突然下降，然后維持在較低水平，此時進氣道入口處出現(xiàn)大尺度分離區(qū)，唇口處產生溢流，流量曲線迅速降低。

4 結 論

通過試驗和數(shù)值仿真結合的方法對一種Bump/前體一體化進氣道的起動遲滯現(xiàn)象展開研究。來流條件Ma=5.0，采用蓄熱式加熱器對上游氣流進行加熱，穩(wěn)定段總壓1.59MPa，試驗段靜溫91.67K。研究并分析了進氣道迎角起動性能，具體結論如下：

(1) 通過風洞試驗捕捉到進氣道隨迎角變化由不起動轉化為起動的動態(tài)過程，獲得進氣道自起動迎角為-1.3°，進氣道自不起動迎角大于10.0°。

(2) 采用的數(shù)值仿真方法對進氣道起動/不起動流場、進氣道自起動/自不起動過程的描述與試驗結果基本對應。

(3) 進氣道自起動過程中，在迎角起動雙解區(qū)兩側由分離區(qū)主導流量變化，雙解區(qū)大部分區(qū)域以及起動后的流量變化由迎角主導；進氣道自不起動過程中，大尺度分離區(qū)形成前,迎角主導流量變化，分離區(qū)形成后,流量突降，最終形成遲滯環(huán)。