溫怡豪， 王金金， 查柏林， 徐志高

(1.火箭軍工程大學(xué)， 陜西 西安 710025； 2.火箭軍裝備部裝備項目管理中心， 北京 100085)

0 引言

固體火箭沖壓組合發(fā)動機(jī)又稱為固沖發(fā)動機(jī)，廣泛應(yīng)用于現(xiàn)代各類空空導(dǎo)彈和反艦導(dǎo)彈中，是一種重要的導(dǎo)彈動力裝置，其補(bǔ)燃室結(jié)構(gòu)是決定固沖發(fā)動機(jī)整體性能的關(guān)鍵因素[1]。

為研究補(bǔ)燃室結(jié)構(gòu)對固沖發(fā)動機(jī)綜合性能的影響，國內(nèi)外學(xué)者進(jìn)行了較全面的研究。Pein等[2]研究了一種燃?xì)庑D(zhuǎn)進(jìn)氣的補(bǔ)燃室，發(fā)現(xiàn)旋流能提高燃燒效率、增加比沖。Vigot等[3]設(shè)計并研究了一種空氣兩次進(jìn)氣的補(bǔ)燃室，表明兩次進(jìn)氣不利于硼顆粒的點火。胡春波等[4]研究發(fā)現(xiàn)燃?xì)獍l(fā)生器噴嘴孔數(shù)增多可使一次燃?xì)夂涂諝獾膿交斐潭雀?，使燃燒效率更高。許超[5]研究發(fā)現(xiàn)，補(bǔ)燃室越長，燃燒效率越高，但此作用隨補(bǔ)燃室長度的增加而減弱。李敏劍等[6]研究發(fā)現(xiàn)進(jìn)氣道橫截面大小會影響補(bǔ)燃室頭部旋渦的數(shù)量和強(qiáng)度，從而影響燃燒效率。趙洪章等[7]在研究空氣進(jìn)氣次數(shù)的影響時發(fā)現(xiàn)，一次進(jìn)氣可以使補(bǔ)燃室燃燒效率更高，兩次進(jìn)氣則更有利于內(nèi)壁的熱防護(hù)。李潔等[8]研究了二次進(jìn)氣角度對燃燒的影響，發(fā)現(xiàn)若空氣進(jìn)氣角度過大，會導(dǎo)致總壓損失大大增加。王洪遠(yuǎn)等[9]研究了空氣旋轉(zhuǎn)進(jìn)氣的影響，發(fā)現(xiàn)空氣旋轉(zhuǎn)進(jìn)氣的旋流數(shù)越大，二次燃燒的效率越高。Xu等[10]研究了空氣進(jìn)氣切向角的影響，發(fā)現(xiàn)其對硼顆粒的點火距離和燃燒效率有較大影響，當(dāng)切向角為10°時，硼顆粒的燃燒效率最高。 Li等[11]通過地面試驗研究了一次燃?xì)獍l(fā)生器入口直徑對固沖發(fā)動機(jī)燃燒特性的影響，表明減小一次燃?xì)馊肟谥睆娇梢蕴岣吖腆w燃料的平均回歸速率，但對性能有負(fù)面影響。

綜上所述，已有研究雖然研究了固沖發(fā)動機(jī)補(bǔ)燃室的許多結(jié)構(gòu)因素對其性能的影響，但這些研究的物理模型都是空氣一次進(jìn)氣補(bǔ)燃室，對空氣兩次進(jìn)氣的補(bǔ)燃室研究較少。且這些研究多集中于燃燒效率方面，對壁面燒蝕環(huán)境的研究比較缺乏。因此，本文從流場特征、燃燒效率和內(nèi)壁燒蝕環(huán)境3個方面著手，通過與一次進(jìn)氣補(bǔ)燃室對比分析，研究兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室的優(yōu)缺點，可為設(shè)計固沖發(fā)動機(jī)補(bǔ)燃室進(jìn)氣道形式提供一定的參考。

1 補(bǔ)燃室物理模型

本文研究的兩種空氣對稱進(jìn)氣固沖發(fā)動機(jī)補(bǔ)燃室如圖1所示。圖1中，樣式1為空氣一次進(jìn)氣補(bǔ)燃室，樣式2為空氣兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室，除了進(jìn)氣次數(shù)，兩種補(bǔ)燃室的其他結(jié)構(gòu)要素均相同，補(bǔ)燃室總長為900 mm，一次燃?xì)馊肟谥睆綖?0 mm，進(jìn)氣道入口邊長為80 mm，補(bǔ)燃室主體直徑為176 mm，沖壓噴管喉部直徑為130 mm。

圖1 補(bǔ)燃室的結(jié)構(gòu)簡圖Fig.1 Structure diagram of afterburners

2 補(bǔ)燃室內(nèi)流場計算模型

2.1 兩相流控制方程

為簡化計算，氣相控制方程采用雷諾時均N-S方程，其連續(xù)方程、動量方程和能量方程通用形式為

(1)

式中：Q為守恒變量；Fx、Fy、Fz分別為x軸、y軸、z軸方向的無黏通量；Gx、Gy、Gz分別為x軸、y軸、z軸方向的黏性通量；H為各方程中的源項。

固相控制方程采用顆粒軌道模型，顆粒在x軸方向上作用力平衡方程和軌道方程分別為

(2)

(3)

式中：up、ρp、FD分別為顆粒的瞬時速度、密度和所受外力的合力；FD(u-up)為單位質(zhì)量曳力；u和ρ分別為氣相流體的速度和密度；gx為重力加速度在x軸方向的分量。

2.2 湍流模型

標(biāo)準(zhǔn)k-ε模型具有穩(wěn)定性、經(jīng)濟(jì)性和計算精度高等優(yōu)點，是應(yīng)用范圍最廣、最成熟的湍流模型之一。本文的湍流模型也采用標(biāo)準(zhǔn)k-ε模型，其湍流動能k方程和耗散率ε方程分別為

(4)

(5)

式中：xi為i方向位移，i=x，y，z；ui為i方向的分速度；μ為絕對黏度；μt為湍流黏性系數(shù)；σk、σε為k方程和ε方程中的湍流Prandtl數(shù)；Gk為因平均速度梯度而產(chǎn)生的湍流動能；Gb為因浮力而產(chǎn)生的湍流動能；YM為因脈動膨脹而產(chǎn)生的對耗散率的影響；Sk、Sε為源項；C1、C2和C3為常數(shù)。

2.3 兩相流燃燒模型

固沖發(fā)動機(jī)補(bǔ)燃室中發(fā)生的反應(yīng)較為復(fù)雜，文獻(xiàn)[12]研究表明，基于非平衡流有限速率反應(yīng)和平衡流無限速率反應(yīng)計算所得的結(jié)果相近，有限速率反應(yīng)的更加接近實際。因此，為簡化計算同時保持模擬準(zhǔn)確度，氣相燃燒模型采用單步反應(yīng)渦耗散模型。將補(bǔ)燃室內(nèi)的燃燒視為簡單化學(xué)反應(yīng)系統(tǒng)，只發(fā)生兩個主要的反應(yīng)：

(6)

描述渦耗散模型的組分守恒方程式為

(7)

式中：ux、uy、uz分別為x、y、z3個方向的分速度；Yj為組分j的質(zhì)量分?jǐn)?shù)；Sct為湍流施密特數(shù)；Sj為組分j的生成率。Sj由(8)式和(9)式中的較小者給出：

(8)

式中：v′j、Mj分別為反應(yīng)物組分j的化學(xué)計量系數(shù)和分子量；A和B為常數(shù)；YR為反應(yīng)物R的質(zhì)量分?jǐn)?shù)；YP為產(chǎn)物P的質(zhì)量分?jǐn)?shù)；N表示參與化學(xué)反應(yīng)的反應(yīng)物數(shù)量。

硼顆粒燃燒模型采用物理意義明確、便于建模計算的King硼顆粒點火模型[13-15]。其數(shù)學(xué)模型[5]可表示為

(9)

硼顆粒點燃后，其燃燒速率為

(10)

式中：kB為反應(yīng)速率常數(shù)，kB=6.662×10-5kg/(s·m2·Pa)；pO2為反應(yīng)環(huán)境中氧氣的分壓。

2.4 邊界條件

一次燃?xì)馊肟诓捎觅|(zhì)量流入口邊界條件，總質(zhì)量流量為0.24 kg/s，CO、N2、H2、H2O和CO2質(zhì)量百分比分別為47%、41%、10%、1%和1%。硼顆粒質(zhì)量占比為35%，燃?xì)饪倻貫? 800 K，總壓為5 atm。

空氣入口采用質(zhì)量流入口邊界條件，質(zhì)量流量為2 kg/s，總溫為573 K，總壓為5 atm，O2、N2和CO2質(zhì)量占比分別為21%、78%和1%。

補(bǔ)燃室內(nèi)壁采用絕熱無滑移壁面條件，各組分質(zhì)量梯度為0 kg/m，壓力梯度為0 Pa/m。

補(bǔ)燃室出口采用壓力出口邊界條件，總壓為0.26 atm，總溫為300 K。

2.5 燃燒效率表征方法

燃燒效率采用組分的燃燒完成率來表示。任意截面處的氣相組分j的燃燒效率可表示為

(11)

氣相的總?cè)紵蕿?/p>

(12)

式中：QCO、QH2分別為CO和H2的燃燒熱；λCO和λH2分別為CO和H2在氣相組分中所占的質(zhì)量百分比。

任意截面處硼顆粒的二次燃燒效率為

(13)

任意截面處的總?cè)紵蕿?/p>

(14)

式中：βg為氣相組分所占的質(zhì)量百分比；QB為硼的燃燒熱。

2.6 網(wǎng)格劃分

采用雙重O型網(wǎng)格對補(bǔ)燃室主體進(jìn)行劃分。由于一次燃?xì)馊肟?、沖壓噴管喉部和補(bǔ)燃室內(nèi)壁等區(qū)域的流動較為復(fù)雜，為提高計算精確度，對這些區(qū)域的網(wǎng)格進(jìn)行了加密處理，兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室的網(wǎng)格劃分情況如圖2所示。劃分網(wǎng)格的節(jié)點數(shù)為 150萬，經(jīng)過網(wǎng)格無關(guān)性驗證表明，該網(wǎng)格計算的壁面平均氣膜有效度較高。

圖2 網(wǎng)格劃分Fig.2 Mesh partition

2.7 仿真結(jié)果驗證

為了驗證計算方法的準(zhǔn)確性，將樣式2的仿真結(jié)果與物理模型、計算條件相近的文獻(xiàn)[16]仿真結(jié)果和實驗數(shù)據(jù)進(jìn)行對比，如表1所示。本文方法計算的總?cè)紵蕿?0.18%，文獻(xiàn)[16]的計算結(jié)果和實驗結(jié)果分別為83.15%和86.3%，相對誤差分別為3.7%和7.6%；本文方法計算的最高溫度為2 560 K，文獻(xiàn)[16]的計算結(jié)果為2 600 K左右，基本一致。圖3所示為采用本文方法和文獻(xiàn)[16]計算方法所得的補(bǔ)燃室中心軸線壓力變化對比，由圖3可知二者變化趨勢基本一致。以上結(jié)果表明，雖然樣式2和文獻(xiàn)[16]的物理模型和計算條件還有不同，但二者仿真結(jié)果相差較小，可認(rèn)為本文的仿真結(jié)果較為準(zhǔn)確，計算方法可靠。

表1 仿真結(jié)果和實驗結(jié)果對比

圖3 補(bǔ)燃室中心軸線壓力變化對比Fig.3 Change of pressure on the axis of afterburners

3 計算結(jié)果

3.1 溫度和氧氣濃度分布

溫度為補(bǔ)燃室內(nèi)流場的主要特征，研究其分布特征能有效評估兩次進(jìn)氣對補(bǔ)燃室內(nèi)流場帶來的影響，為分析討論兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室的燃燒效率和內(nèi)壁燒蝕環(huán)境提供依據(jù)。圖4所示為補(bǔ)燃室內(nèi)各橫截面的溫度分布情況。由圖4可見，兩種補(bǔ)燃室的溫度呈軸對稱分布，在補(bǔ)燃室頭部充滿了高溫燃?xì)?，且沖壓空氣并未直接進(jìn)入，使得此處的溫度較高且分布均勻，大約為2 200～2 400 K。在補(bǔ)燃室中后段，低溫的沖壓空氣進(jìn)入，沖擊高溫的一次燃?xì)馐垢?、低溫區(qū)域分化明顯，低溫區(qū)主要集中于空氣入口后側(cè)，高溫區(qū)主要集中于一次燃?xì)夂蜎_壓空氣交匯處。兩種補(bǔ)燃室的溫度分布區(qū)別較大，在一次進(jìn)氣補(bǔ)燃室中，大量沖壓空氣直接進(jìn)入，將一次燃?xì)鈹D壓于兩個進(jìn)氣道的對稱面附近，因次高溫區(qū)在該處形成狹長區(qū)且向靠近內(nèi)壁的兩側(cè)集中；在兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室中，第1次進(jìn)入的沖壓空氣與一次燃?xì)鈹D壓、摻混，第2次進(jìn)入的沖壓空氣則包覆了混合燃?xì)?，使得高溫區(qū)更集中于補(bǔ)燃室中軸分布，總體分布更加均勻。

圖4 補(bǔ)燃室橫截面的溫度分布Fig.4 Temperature distribution of each section in afterburners

氧氣濃度是影響摻混燃燒的主要因素，與溫度分布有顯著關(guān)系，探究補(bǔ)燃室的氧氣濃度分布可進(jìn)一步分析兩次進(jìn)氣對內(nèi)流場的影響。取圖4所示的兩條標(biāo)記線，高溫直線在高溫區(qū)內(nèi)，低溫直線在低溫區(qū)內(nèi)，兩條線上的氧氣濃度分布如圖5所示。由 圖5 可知：在補(bǔ)燃室頭部，氧氣濃度均為0%；在補(bǔ)燃室中后段，低溫直線上的氧氣濃度為15%～20%，高溫直線上的氧氣濃度則低于4%，高溫區(qū)處氧氣濃度低，低溫區(qū)處氧氣濃度高。從空氣出口發(fā)展至補(bǔ)燃室出口，一次進(jìn)氣補(bǔ)燃室的高溫區(qū)的氧氣濃度基本為0%，沒有變化；在兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室的高溫區(qū)中，由于第2次進(jìn)入的沖壓空氣將混合燃?xì)庀蜉S線內(nèi)擠壓，補(bǔ)燃室內(nèi)壁附近沖壓空氣更多，使得此處氧氣濃度從0%逐漸提升到3.5%，表明兩次進(jìn)氣使氧氣分布更均勻。

圖5 標(biāo)記線上的氧氣濃度Fig.5 Oxygen concentration on the marking lines

綜上所述可知，兩次進(jìn)氣對補(bǔ)燃室內(nèi)流場有較大影響，由于第2次進(jìn)入的沖壓空氣包覆混合燃?xì)獠⑵湎騼?nèi)擠壓，使高溫區(qū)更集中于補(bǔ)燃室中軸分布，內(nèi)壁附近的氧氣濃度更高。

3.2 燃燒效率分析

兩次進(jìn)氣對補(bǔ)燃室性能影響的一個重要方面在于對燃燒效率的影響。圖6所示為兩種補(bǔ)燃室各橫截面的燃燒效率。由圖6可知：在出口截面，兩種補(bǔ)燃室的氣相燃燒效率都達(dá)到了99.90%以上；一次進(jìn)氣補(bǔ)燃室和兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室的硼顆粒燃燒效率分別達(dá)到了43.36%和41.79%；一次進(jìn)氣補(bǔ)燃室和兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室的總?cè)紵蕜t分別達(dá)到了80.68%和80.18%。表明兩次進(jìn)氣對補(bǔ)燃室氣相組分的燃燒效率影響較小，對硼顆粒的燃燒效率影響較大，進(jìn)而影響總?cè)紵省?/p>

圖6 各橫截面的燃燒效率Fig.6 Combustion efficiency of each section

一次燃?xì)庵械臍庀嘟M分質(zhì)量占比為65%，是影響總?cè)紵实闹饕蛩?。由圖6可知，雖然在出口截面兩種結(jié)構(gòu)的氣相燃燒效率基本相等，但在補(bǔ)燃室中段，一次進(jìn)氣補(bǔ)燃室的氣相燃燒效率要比兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室的高3%～6%，差距較為明顯。補(bǔ)燃室的氣相燃燒效率一般由一次燃?xì)夂脱鯕獾膿交斐潭葲Q定，這在一定程度上可由湍流強(qiáng)度反映，為探究造成上述現(xiàn)象的原因，求得各個橫截面的湍流強(qiáng)度，如圖7所示。從圖7中可見，x=300 mm之前，進(jìn)入一次進(jìn)氣補(bǔ)燃室的沖壓空氣要多于兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室，因而前者各橫截面的湍流強(qiáng)度要比后者的高200%～1 600%，前者的摻混燃燒程度也高于后者，使得在補(bǔ)燃室前中段一次進(jìn)氣補(bǔ)燃室的氣相燃燒效率要明顯高于兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室。

圖7 各橫截面的湍流強(qiáng)度Fig.7 Turbulent intensity of each section

兩次進(jìn)氣主要通過影響硼顆粒燃燒效率進(jìn)而影響總?cè)紵?，需著重研究兩次進(jìn)氣如何影響硼顆粒燃燒效率。硼顆粒的燃燒過程較為復(fù)雜，由于硼顆粒表面常溫下有一層惰性的氧化膜，必須高溫下經(jīng)融化、蒸發(fā)以及其他反應(yīng)后消耗，才能使硼顆粒與氧氣直接接觸，產(chǎn)生劇烈燃燒[13-15]。因此，硼顆粒燃燒效率一般由溫度和硼顆粒停留時間等因素決定[17-18]。

圖8所示為補(bǔ)燃室內(nèi)硼顆粒的軌跡圖，在一定程度上可反映硼顆粒停留時間。由圖8可知，在兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室中，大量沖壓空氣對補(bǔ)燃室內(nèi)流場造成兩次距離較近的沖擊，使空氣出口附近的流動變得更加紊亂復(fù)雜，產(chǎn)生局部旋渦，少數(shù)硼顆粒在此隨旋渦運動直到完全燃燒，延長了停留時間。但從總體上看，形成的旋渦強(qiáng)度較弱，只有極少數(shù)硼顆粒隨之流動，兩次進(jìn)氣對硼顆粒停留時間影響不大。

圖8 空氣出口附近的硼顆粒軌跡Fig.8 Trajectory of boron particles near the air outlet

固沖發(fā)動機(jī)硼顆粒充分燃燒的溫度在2 000 K以上[19]，數(shù)值模擬時一般取該溫度為2 400 K。結(jié)合圖8可知，絕大部分硼顆粒會進(jìn)入補(bǔ)燃室中后段并進(jìn)行燃燒，補(bǔ)燃室中后段高溫區(qū)域的大小可反映硼顆粒燃燒所需的高溫條件是否充足。圖9所示為補(bǔ)燃室內(nèi)高于2 400 K的高溫區(qū)域分布情況。根據(jù)圖9，結(jié)合上文對內(nèi)流場的分析可知，在一次進(jìn)氣補(bǔ)燃室的中后段，沖壓空氣進(jìn)入后直接與一次燃?xì)鈸交?、燃燒，又因沖壓空氣的擠壓作用，高溫的混合燃?xì)庠谙蛳掠伟l(fā)展的過程中逐漸向內(nèi)壁兩側(cè)擴(kuò)散，使一次進(jìn)氣補(bǔ)燃室的高溫區(qū)域得以充分?jǐn)U展，整體區(qū)域較大；在兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室的中后段，第1次進(jìn)入的沖壓空氣與一次燃?xì)鈸交欤纬苫旌先細(xì)?，?次進(jìn)入的沖壓空氣則起包覆作用，將混合燃?xì)庀騼?nèi)擠壓，使高溫區(qū)域集中于補(bǔ)燃室中軸附近。因而，前者的高溫區(qū)域體積要比后者的小40%～50%，對硼顆粒的充分燃燒影響較大。

圖9 補(bǔ)燃室內(nèi)的高溫區(qū)域Fig.9 High temperature area in the afterburners

因此，兩次進(jìn)氣雖然對補(bǔ)燃室內(nèi)一次燃?xì)夂脱鯕獾膿交斐潭纫约芭痤w粒在空氣出口附近的軌跡產(chǎn)生一定影響，但對一次燃?xì)獾臍庀嘟M分燃燒效率影響不大和硼顆粒的停留時間影響不大，其降低硼顆粒燃燒效率的原因主要在于第2次進(jìn)入的沖壓空氣會包覆混合燃?xì)?，并將其向?nèi)擠壓，從而縮小補(bǔ)燃室內(nèi)的高溫區(qū)域。

3.3 補(bǔ)燃室內(nèi)壁燒蝕環(huán)境分析

固沖發(fā)動機(jī)補(bǔ)燃室內(nèi)壁的絕熱層一般采用硅橡膠等復(fù)合材料，這種材料的抗氧化、抗粒子侵蝕的性能較差，其燒蝕工況一般由溫度、氧氣濃度、氣流沖刷作用和凝聚相顆粒的侵蝕作用綜合決定[20-21]。

圖10所示為補(bǔ)燃室內(nèi)壁的溫度分布，由圖10可知：兩種補(bǔ)燃室內(nèi)壁溫度分布與流場溫度分布相同，頭部內(nèi)壁溫度比較高且分布均勻；在補(bǔ)燃室中后段，則出現(xiàn)明顯的高溫壁面和低溫壁面，在此處分別取兩條標(biāo)記線，得出標(biāo)記線上的溫度分布如圖11所示。結(jié)合圖5和圖11可知，高溫壁面的氧氣濃度都在4%以下，溫度均在2 500 K左右，在這種貧氧高溫的環(huán)境下，絕熱材料表面主要發(fā)生熱燒蝕作用。在一次進(jìn)氣補(bǔ)燃室中，沖壓空氣與一次燃?xì)鈸交欤旌先細(xì)庠谙蛳掠伟l(fā)展過程中逐漸擴(kuò)散并貼近壁面流動，使高溫內(nèi)壁面積大、分布廣；在兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室中，高溫的混合燃?xì)獗坏?次進(jìn)入的沖壓空氣向內(nèi)擠壓而遠(yuǎn)離內(nèi)壁，高溫內(nèi)壁總面積較小。表明兩次進(jìn)氣可減小補(bǔ)燃室中后段高溫內(nèi)壁的面積，從而減弱高溫內(nèi)壁絕熱層的熱燒蝕作用[22]。

圖10 補(bǔ)燃室內(nèi)壁的溫度分布Fig.10 Temperature distribution on the inner wall of afterburners

由圖11可知：在空氣出口后側(cè)的低溫內(nèi)壁，一次進(jìn)氣補(bǔ)燃室的標(biāo)記線上的溫度在1 000～1 500 K左右；在兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室中，因第2次進(jìn)入的沖壓空氣包覆混合燃?xì)?，更多低溫的空氣貼近內(nèi)壁流動，明顯降低了低溫內(nèi)壁的溫度，其低溫直線上的溫度在700～1 300 K左右。結(jié)合圖5可知兩種補(bǔ)燃室低溫直線上的氧氣濃度都達(dá)到15%以上，在這種富氧環(huán)境下，內(nèi)壁絕熱層會發(fā)生較強(qiáng)的氧化反應(yīng)。由于兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室低溫壁面的溫度要比一次進(jìn)氣的低200～300 K，表明兩次進(jìn)氣還有利于減弱低溫內(nèi)壁表面的氧化作用。

圖11 標(biāo)記線上的溫度分布Fig.11 Temperature distribution on the marking lines

補(bǔ)燃室內(nèi)壁附近的氣流速度可在一定程度上反映氣流的沖刷作用，圖12所示為標(biāo)記線上的氣流速度分布曲線。由圖12可見：兩種補(bǔ)燃室中，沖壓空氣都對軸向運動的一次燃?xì)庠斐蓮较驔_擊，造成一定的動能損失；相比之下，兩次進(jìn)氣造成的動能損失更大，一次進(jìn)氣補(bǔ)燃室的高溫壁面上的氣流速度要比兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室的大50～100 m/s，低溫壁面上的氣流速度要大10～50 m/s，表明兩次進(jìn)氣減小了貼近補(bǔ)燃室內(nèi)壁流動的氣流速度，可減輕氣流對內(nèi)壁的沖刷作用；補(bǔ)燃室高溫壁面附近的氣流速度達(dá)到300 m/s左右，在曳力作用下，此處凝聚相粒子的速度可達(dá)200 m/s以上，會對補(bǔ)燃室內(nèi)壁絕熱層表面造成劇烈的侵蝕作用。

圖12 標(biāo)記線上的氣流速度分布Fig.12 Distribution curves of velocity on the marking lines

圖13所示為補(bǔ)燃室內(nèi)凝聚相顆粒的軌跡和速度分布。由圖13可知：在一次進(jìn)氣補(bǔ)燃室中，凝聚相粒子隨一次燃?xì)膺\動，擴(kuò)散迅速，發(fā)展到下游時有較大一部分貼近高溫壁面流動；在兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室中，因第2次進(jìn)入的沖壓空氣將一次燃?xì)庀騼?nèi)擠壓，使凝聚相顆粒也隨之向內(nèi)運動，遠(yuǎn)離了高溫內(nèi)壁，相對集中于補(bǔ)燃室軸線流動，能減少貼近高溫壁面流動的凝聚相顆粒的數(shù)量，從而減輕其對內(nèi)壁的侵蝕作用。

圖13 凝聚相顆粒軌跡Fig.13 Trajectory of condensed phase particles

總之，對于兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室，因其第2次進(jìn)入的沖壓空氣包覆混合燃?xì)獠⑵湎騼?nèi)擠壓，降低內(nèi)壁溫度，減少貼近內(nèi)壁流動的凝聚相顆粒數(shù)量，從而減弱壁面的熱燒蝕、氧化分解和凝聚相顆粒侵蝕作用；因兩次進(jìn)氣造成的動能損失更大，減小補(bǔ)燃室內(nèi)壁附近氣流速度，從而減弱壁面的沖刷作用。綜合兩個方面，可見兩次進(jìn)氣能有效減輕射流對壁面的綜合破壞，其內(nèi)壁燒蝕環(huán)境要優(yōu)于一次進(jìn)氣補(bǔ)燃室。

4 結(jié)論

本文分別對空氣進(jìn)氣次數(shù)為一次和兩次的固沖發(fā)動機(jī)補(bǔ)燃室的兩相流燃燒進(jìn)行了數(shù)值模擬，并對兩種補(bǔ)燃室的內(nèi)流場特征、燃燒效率和壁面燒蝕條件進(jìn)行對比分析。得出如下主要結(jié)論：

1)此對稱進(jìn)氣的補(bǔ)燃室，其室內(nèi)溫度、氧氣等特征參數(shù)都呈軸對稱分布。兩次進(jìn)氣對補(bǔ)燃室內(nèi)流場有較大影響，由于第2次進(jìn)入的沖壓空氣包覆混合燃?xì)獠⑵湎騼?nèi)擠壓，使高溫區(qū)更趨近于補(bǔ)燃室中心軸線分布，內(nèi)壁附近的氧氣濃度更高。

2)兩次進(jìn)氣雖然對混合燃?xì)庥邪埠拖騼?nèi)擠壓作用，使高溫區(qū)域縮小并降低硼顆粒的燃燒效率，但因其對氣相燃燒效率影響不大，對總?cè)紵绊懶室草^小。在補(bǔ)燃室出口截面，一次進(jìn)氣補(bǔ)燃室的總?cè)紵蔬_(dá)到了80.68%，兩次進(jìn)氣的則達(dá)到80.18%。

3)兩次進(jìn)氣可有效減輕射流對壁面的綜合破壞，內(nèi)壁燒蝕環(huán)境較優(yōu)。一方面，因第2次進(jìn)入的沖壓空氣的包覆擠壓作用，降低了內(nèi)壁溫度和減少貼近內(nèi)壁流動的凝聚相顆粒數(shù)量，減弱了壁面的熱燒蝕、氧化和凝聚相顆粒侵蝕作用；另一方面，因兩次進(jìn)氣造成的動能損失更大，降低了氣流速度，減弱了氣流對內(nèi)壁的沖刷作用。

由此可見，與一次進(jìn)氣補(bǔ)燃室相比，兩次進(jìn)氣補(bǔ)燃室的燃燒效率略微降低，但內(nèi)壁燒蝕環(huán)境改善較大。因此，在設(shè)計固沖發(fā)動機(jī)補(bǔ)燃室進(jìn)氣道時，兩次進(jìn)氣形式優(yōu)于一次進(jìn)氣形式。