吳 龍，王江峰，*，李龍飛，王 丁

(1.非定常空氣動力學(xué)與流動控制工業(yè)和信息化部重點實驗室，南京 210016；2.南京航空航天大學(xué) 航空學(xué)院，南京 210016)

0 引言

在高馬赫數(shù)飛行條件下，超燃沖壓發(fā)動機燃燒室進口馬赫數(shù)在2～3 之間，流體在燃燒室的駐留時間十分短，通常需要在幾毫秒內(nèi)完成燃料的入射、混合、點火和燃燒等氣動與熱力過程[1]，因此提高燃燒室內(nèi)燃料與空氣的摻混效率是超聲速燃燒的關(guān)鍵技術(shù)之一，具有重要的應(yīng)用價值。

燃料橫向噴注是一種簡單、有效的手段，不但能夠提供快速的近壁混合，而且噴流與空氣相互作用時會產(chǎn)生復(fù)雜的大尺度流動與波系結(jié)構(gòu)，從而增加空氣與燃料的混合效率[2]。已有大量研究集中在單個噴口的不同噴流條件影響，如噴流與來流壓比[3]、射流動量通量比[4]、燃料的分子量[5]、噴口的幾何形狀[6]、噴射角度[7]等。當(dāng)超燃沖壓發(fā)動機燃燒室燃燒放熱時，提高燃料的穿透深度有助于減小發(fā)動機壁面的熱載荷。根據(jù)以往研究[3-4]，橫向噴流要實現(xiàn)高的穿透深度，需要高的噴流壓力，但這會降低燃料的混合效率。因此研究能夠同時提高主流中燃料的穿透深度以及混合效率的方法十分必要。

微型渦流發(fā)生器是一種有效的流動控制裝置，通過尾流產(chǎn)生反向旋轉(zhuǎn)渦對將邊界層低能部分向上推入主流，并將上方高能流體卷入邊界層[8]，從而在傳統(tǒng)橫向噴注的基礎(chǔ)上進一步提高超燃沖壓發(fā)動機燃料穿透深度與摻混效率。微型渦流發(fā)生器可以分為微型斜坡式、微型翼片式、魚骨式以及多片惠勒葉片式[9]。Li 等[10]將三角翼式渦流發(fā)生器（微型斜坡式）放置在燃料射流上游，結(jié)果與傳統(tǒng)單一橫向噴流相比，燃料穿透深度及混合效率得到了顯著改善。Zhang等[11]將微型斜坡與橫向噴流組合起來，運用大渦模擬詳細(xì)研究了組合體方案的流場結(jié)構(gòu)，結(jié)果表明，由于斜坡尾流動量較低，斜坡后布置射流孔可以明顯提高射流穿透深度，并且在斜坡與射流孔之間存在最佳距離來提高射流穿透深度并實現(xiàn)混合增強。Li 等[12]從壓力損失、混合長度、穿透深度等方面，對單一噴流、微型斜坡-噴流組合、脈沖噴流三種混合增強方案進行深入研究，分析了不同混合方案下橫向噴流流場的流動特性，結(jié)果表明，流向渦強度是混合增強的主要原因，微型斜坡后布置噴流能使穿透深度和混合效率都得到顯著提高。此外，Dong 等[13]運用大渦模擬技術(shù)分析了開槽微型斜坡與標(biāo)準(zhǔn)微型斜坡的尾流結(jié)構(gòu)特點和控制機理，結(jié)果表明，開槽產(chǎn)生的附加渦可以與反向旋轉(zhuǎn)渦對混合，延長主旋轉(zhuǎn)渦對壽命，從而增加反向旋轉(zhuǎn)渦對的壽命。目前公開的研究多集中于微型斜坡式渦流發(fā)生器與橫向噴流組合方案，而微型翼片式渦流發(fā)生器具有體積小的優(yōu)勢，其與橫向噴流組合的方案對燃料摻混效率、穿透深度等摻混特性的改善作用尚不明確。

本文選取三角形翼片式渦流發(fā)生器與橫向噴流的組合方案，采用RANS（Reynolds averaged Navier-Stokes）方法對橫向氫氣噴流冷流流場開展數(shù)值研究。首先，利用開放文獻[14]中的實驗數(shù)據(jù)對數(shù)值方法進行驗證。其次，從流動機理角度分析了該方案的流場結(jié)構(gòu)。最后，以單一噴流方案為基準(zhǔn)，橫向?qū)Ρ攘瞬煌叨扰c長度的渦流發(fā)生器對流向渦強度、摻混特性、總壓恢復(fù)特性的影響。

1 計算方法與模型

1.1 數(shù)值模擬方法

流動控制方程為三維RANS 方程，采用SST（shear stress transport）k-ω湍流模型對方程進行封閉[10，12，15]，基于有限體積法進行空間離散，對流通量采用二階AUSM+格式計算，黏性通量采用中心差分格式計算，時間推進采用隱式方法。數(shù)值計算在ANSYS Fluent商用軟件上完成。

1.2 數(shù)值方法驗證

通過對超聲速橫向噴流實驗[14]的數(shù)值模擬對計算方法可靠性進行驗證，計算結(jié)果與實驗結(jié)果及大渦模擬（large-eddy simulation,LES）結(jié)果進行對比。實驗中，噴流與來流的組分都是空氣，來流馬赫數(shù)為1.6，噴流馬赫數(shù)為1，噴流與來流的動量通量比為1.7，具體參數(shù)見表1。表中，P∞、Ma∞和T∞分別表示來流靜壓、馬赫數(shù)及靜溫；P j、Ma j和T j為橫向噴流的靜壓、馬赫數(shù)及靜溫。

表1 驗證算例計算條件Table 1 Computational condition of the validation case

以噴口圓心位置作為坐標(biāo)原點，定義超聲速主流流動為x方向，展向為y方向，噴流方向為z方向。圓形噴口的直徑D為4 mm。計算域的長度分別為：-37.5＜x/D＜37.5、0＜y/D＜9、-9.5＜z/D＜9.5。

RANS 方法計算結(jié)果與實驗結(jié)果及LES 結(jié)果的對比如圖1 所示。四張圖分別為中心截面（y=0）沿不同流向位置（x/D=2，3，4，5）的無量綱速度型?？梢钥闯?，采用RANS 方法得到的結(jié)果與實驗及LES結(jié)果均吻合較好。由于噴流與來流干擾流場結(jié)構(gòu)很復(fù)雜，速度型的吻合說明了本文的數(shù)值計算方法能夠準(zhǔn)確捕捉流場特性，可以為后續(xù)研究提供可靠依據(jù)。上游湍流邊界層決定了流動分離，進而間接影響了射流混合特性，圖2 給出了噴孔上游20 mm 處湍流邊界層無量綱速度分布，將其與Schatter 等[16]、Liang 等[17]的結(jié)果進行對比，結(jié)果均吻合較好，說明邊界層內(nèi)速度分布計算結(jié)果是可靠的。

圖1 驗證算例不同流向位置速度型對比Fig.1 Comparison of velocity distribution in the vertical direction

圖2 噴孔上游速度分布對比Fig.2 Velocity distribution at the upstream of the orifice

1.3 燃燒室模型

為了簡化流場結(jié)構(gòu)，選取三維矩形截面燃燒室模型，圖3 給出了示意圖。x方向為流向，y方向為展向，z方向為法向。燃燒室長度200 mm，高度25 mm，寬度30 mm。噴口直徑D=2 mm，噴口圓心距燃燒室入口60 mm。渦流發(fā)生器在橫截面上的投影長度為L、高度為H，安裝角θ=25°，渦流發(fā)生器后緣距噴口圓心6 mm，后緣距離為2 mm。三維示意圖見圖4。

圖3 燃燒室模型示意圖（單位：mm）Fig.3 Schematic of the combustor model (unit: mm)

圖4 渦流發(fā)生器三維視圖Fig.4 Three-dimensional view of the vortex generator

1.4 網(wǎng)格無關(guān)性驗證

采用三維塊結(jié)構(gòu)網(wǎng)格對計算域進行劃分，為精細(xì)捕捉渦流發(fā)生器與噴口附近流場，對網(wǎng)格進行局部加密，如圖5 所示。為了提高計算效率，采用半模進行計算。選取網(wǎng)格量分別約為150 萬、250 萬、400 萬的三套網(wǎng)格M1、M2、M3進行計算。為了保證y+＜1，第一層網(wǎng)格高度均為0.005 mm。計算條件[18]見表2，其中來流介質(zhì)為氮氣-氧氣混合物（摩爾分?jǐn)?shù)分別為0.79 與0.21），噴流介質(zhì)為純氫氣。

圖5 計算網(wǎng)格示意圖Fig.5 Schematic of the computational grid

表2 網(wǎng)格無關(guān)性計算條件Table 2 Computational condition for the grid independence test

取上壁面中心線處（y=0）的無量綱壓強以及y/D=1 截面處壁面燃料質(zhì)量分?jǐn)?shù)作為特征參數(shù)，對網(wǎng)格無關(guān)性進行驗證。計算結(jié)果如圖6 以及圖7 所示。可以看出，網(wǎng)格M2與網(wǎng)格M3的計算結(jié)果幾乎重合，但與網(wǎng)格M1的計算結(jié)果存在較大差異。綜合考量計算結(jié)果準(zhǔn)確性與計算量，本文選用M2網(wǎng)格進行后續(xù)流場計算。

圖6 上壁面壓強分布圖Fig.6 Pressure distribution on the upper wall

圖7 y/D=1 截面處壁面燃料質(zhì)量分?jǐn)?shù)分布圖Fig.7 Fuel mass fraction distribution on the wall at the slice of y/D=1

2 結(jié)果與討論

為了研究渦流發(fā)生器高度與長度對燃燒室氫氣摻混效率的影響，在保證渦流發(fā)生器安裝角不變的情況下，分別選取3 個不同高度及長度的渦流發(fā)生器進行數(shù)值計算，并與不帶渦流發(fā)生器的基準(zhǔn)狀態(tài)進行對比。計算狀態(tài)如表3 所示，算例編號“H0L0”中的“H0”表示渦流發(fā)生器高度為0，“L0”表示渦流發(fā)生器長度為0。

表3 計算狀態(tài)Table 3 Computational conditions

2.1 流場結(jié)構(gòu)

圖8 給出了渦流發(fā)生器對稱面（y=0）噴口附近的馬赫數(shù)云圖和流線圖。從圖8（a）可以看出，數(shù)值計算捕捉到了復(fù)雜的流場結(jié)構(gòu)：超聲速主流流經(jīng)渦流發(fā)生器中間時，由于渦流發(fā)生器內(nèi)部為收縮通道導(dǎo)致主流壓力升高，從而形成逆壓梯度，在渦流發(fā)生器附近形成一個亞聲速區(qū)域（圖8（a）中位置②）并產(chǎn)生流動分離；渦流發(fā)生器前緣附近產(chǎn)生了一道分離激波（位置①），當(dāng)主流流經(jīng)渦流發(fā)生器后緣時，由于存在一個突擴段，主流會發(fā)生膨脹形成一道膨脹波（位置④）；欠膨脹氫氣噴流以聲速從燃燒室底部橫向噴出，迅速膨脹形成馬赫盤（位置⑦），同時導(dǎo)致局部壓力急劇下降，形成桶型激波（位置⑥）；主流受到氫氣噴流的阻礙作用，在噴口上游產(chǎn)生一道強烈的弓形激波（位置⑧），并在桶狀激波前產(chǎn)生兩個方向相反的分離渦對（位置③）和分離激波（位置⑤）。渦流發(fā)生器高度與長度不同時的流場結(jié)構(gòu)與此相似，但分布位置有所差異。當(dāng)渦流發(fā)生器高度及長度增加時，流動分離點位置更靠前，分離激波角度變大；氣流流經(jīng)渦流發(fā)生器后緣的突擴角度會隨著渦流發(fā)生器高度增加及長度減少而變大，從而導(dǎo)致膨脹波也隨之增強。當(dāng)L=4 mm 時，由于分離激波與噴口位置縮短，產(chǎn)生的膨脹波與分離激波相互作用，形成“λ”形激波（圖8（b）中位置①）。

圖8 馬赫云圖及流線圖Fig.8 Mach number contours and streamlines

2.2 流向渦強度

在超聲速橫向噴流流場中，噴口下游的流向渦強度是決定燃料噴流與主流摻混的關(guān)鍵因素之一。流向截面的渦強 Γ(x)用式（1）[19]表示：

其中，ui表示燃燒室入口處速度。

圖9 給出了渦流發(fā)生器在不同高度和長度時的流向渦強度曲線?？梢钥闯?，渦流發(fā)生器能使流向渦強度顯著升高，且流向渦強度隨著渦流發(fā)生器高度和長度增加而增加。在渦流發(fā)生器上游（x/D＜ 20），流向渦強度幾乎為零。當(dāng)主流流經(jīng)渦流發(fā)生器時，氣流受到擾動形成流向渦導(dǎo)致流場中的渦強度出現(xiàn)陡增，并在渦流發(fā)生器后緣附近（x/D≈27）形成峰值1。在噴口附近（x/D≈30）形成典型的噴流-主流干擾流場結(jié)構(gòu)，導(dǎo)致流向渦強度進一步升高至更高峰值2。隨后流場中的流向渦強度逐漸減小，在x/D≈39附近，噴口前產(chǎn)生的弓形激波與燃燒室壁面邊界層相互作用使流向渦強度開始逐漸上升，并由于渦流發(fā)生器前緣附近產(chǎn)生的分離激波和噴口前方產(chǎn)生的弓形激波與燃燒室上壁面邊界層相互作用而形成峰值3。峰值4 主要是由于噴口前的弓形激波經(jīng)燃燒室兩側(cè)壁面反射后與燃燒室下壁面邊界層相互作用形成的，如圖10（a）所示。下游渦強度峰值主要由反射激波與邊界層干擾產(chǎn)生，并隨著反射激波的強度降低而降低。當(dāng)渦流發(fā)生器的高度及長度增加時，分離激波與上壁面相互作用位置更靠前，使得峰值1 位置前移。

圖9 不同狀態(tài)下流向渦強度曲線Fig.9 Streamwise vortex intensity distributions for different cases

當(dāng)L=12 mm 時，在x/D=35 附近出現(xiàn)了峰值5。從圖10（b）對稱面的壓強分布和圖11 中的流線圖分布可以看出，主流流經(jīng)噴流時，由于噴流的動量很高，形成了一個氣動壁面，迫使向噴口后方低壓區(qū)匯聚的氣流向燃燒室下壁面流動，在x/D=35 附近形成一道激波，與燃燒室底部邊界層相互作用形成峰值5。

圖10 對稱面壓強分布Fig.10 Pressure distribution in the symmetry plane

圖11 L=12 mm 時底部流線圖Fig.11 Streamlines near the bottom surface for L=12 mm

2.3 摻混特性

在超燃沖壓發(fā)動機中，燃料與空氣的摻混效率是影響超聲速燃燒的關(guān)鍵。為了定量分析渦流發(fā)生器高度以及長度對燃燒室氫氣的摻混特性影響，本節(jié)通過氫氣摻混效率、摻混距離、氫氣噴流穿透深度、質(zhì)量分?jǐn)?shù)分布高度等特征參數(shù)對摻混效率進行分析。

氫氣摻混效率[15]定義為：

其中，mH2,mixed為 摻混氫氣質(zhì)量流量，mH2,total為氫氣總質(zhì)量流量，αH2為 氫氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)，αreact為化學(xué)反應(yīng)當(dāng)量條件下的氫氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)。αreact定義為：

當(dāng)αstoic=0.029 時，表示達(dá)到化學(xué)當(dāng)量比時氫氣的質(zhì)量分?jǐn)?shù)。

當(dāng)氫氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)小于化學(xué)當(dāng)量比時，氫氣與空氣已經(jīng)完全摻混，此時n=1。當(dāng)氫氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)高于化學(xué)當(dāng)量比時，表明還未實現(xiàn)完全摻混，此時 0 ＜n＜1。

圖12 以及圖13 給出了Case L0H0（不帶渦流發(fā)生器）與Case H3L8（帶渦流發(fā)生器）對稱面以及流向截面的氫氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)分布?？梢钥闯?，不帶渦流發(fā)生器時，噴流受到高動量來流的擠壓，而且射流背風(fēng)區(qū)流體速度較低，導(dǎo)致氫氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)在近壁面的分布比較集中；但隨著流向距離的增加，近壁面的氫氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)逐漸減小。從圖14（a）用氫氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)著色的三維流線可以看出，在遠(yuǎn)場，噴口噴出的流線跟隨反向旋轉(zhuǎn)渦對，將氫氣帶到遠(yuǎn)離近壁區(qū)域的更高位置，一部分來流繞過射流進入背風(fēng)的低壓區(qū)，將射流背風(fēng)區(qū)的氫氣帶到遠(yuǎn)場近壁區(qū)域。當(dāng)帶有渦流發(fā)生器時，由于渦流發(fā)生器的阻礙作用，使得射流的穿透深度增加，來流經(jīng)過渦流發(fā)生器進入射流背風(fēng)區(qū)，加速了背風(fēng)區(qū)內(nèi)氫氣與空氣的混合，使得背風(fēng)區(qū)內(nèi)氫氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)急劇減小。隨著流向距離的增加，射流羽流中的氫氣在反向旋轉(zhuǎn)渦對的影響下扭曲成兩個分支，在兩個羽流分支中間形成一個“間隙”[20]，此處氫氣的質(zhì)量分?jǐn)?shù)較低（如圖13b 所示）。從圖14（b）用氫氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)著色的三維流線可以看出，在遠(yuǎn)場噴口噴出的流線跟隨反向旋轉(zhuǎn)渦對將氫氣帶到兩個羽流分支中，由于背風(fēng)區(qū)氫氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)較小，使得一部分來流流經(jīng)背風(fēng)區(qū)將氫氣夾帶到遠(yuǎn)場近壁區(qū)域時已完全摻混。

圖12 對稱面氫氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)Fig.12 Mass fraction distribution of hydrogen in the symmetry plane

圖13 流向截面氫氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)Fig.13 Mass fraction distribution of hydrogen in different streamwise slices

圖14 x/D=50 截面處三維流線圖Fig.14 Three-dimensional streamlines on the slice at at x/D=50

圖15 展示了不同流向截面處Case L0H0 與Case H3L8 的摻混效率云圖?？梢钥闯?，不帶渦流發(fā)生器時，在射流羽流以及近壁面處，由于氫氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)較高導(dǎo)致?lián)交煨瘦^低；當(dāng)x/D=65 時，流場中摻混效率最低處為0.8 左右。當(dāng)存在渦流發(fā)生器時，燃燒室近壁面處幾乎實現(xiàn)完全摻混，而摻混效率較低的位置主要集中于射流羽流處；當(dāng)x/D=65 時，流場中摻混效率最低處為0.95 左右。這也從側(cè)面說明，渦流發(fā)生器對燃燒室近壁面處以及整個流場燃料的摻混具有極大的改善作用。

圖15 流向截面摻混效率云圖Fig.15 Mixing efficiency contours at different streamwise sections

圖16 給出了噴口到燃燒室出口段的氫氣摻混效率曲線，可以看出：隨著流向距離的增大，氫氣摻混效率逐漸增加直至實現(xiàn)完全摻混；相比有渦流發(fā)生器的方案，不帶渦流發(fā)生器時質(zhì)量分?jǐn)?shù)分布更加集中，說明渦流發(fā)生器能夠促進氫氣與空氣摻混；隨著渦流發(fā)生器高度和長度的增加，氫氣摻混效率隨著流向渦強度升高而升高。

圖16 不同狀態(tài)下?lián)交煨蕦Ρ菷ig.16 Comparison of the mixing efficiency for different cases

為了從流向觀察渦流發(fā)生器高度和長度變化對摻混效率的提升，本文定義氫氣摻混距離為摻混效率達(dá)到1 時流向位置到噴口圓心的距離。圖17 給出了不同狀態(tài)下氫氣摻混距離的對比?？梢钥闯觯寒?dāng)燃燒室沒有渦流發(fā)生器時氫氣摻混距離為274.7 mm；當(dāng)渦流發(fā)生器長度為8 mm，高度為2 mm、3 mm 和4 mm 時，氫氣的摻混距離分別減小57.34%、65.49%、70.69%；當(dāng)渦流發(fā)生器高度為3 mm，長度為4 mm、8 mm 和12 mm時，氫氣摻混距離分別減小49.11%、65.49%、71.53%。這說明，隨著渦流發(fā)生器高度和長度的增加，氫氣能夠在更短的距離內(nèi)實現(xiàn)完全摻混，從而可提高燃燒效率，同時還有利于減小燃燒室的結(jié)構(gòu)尺寸。

圖17 不同狀態(tài)下?lián)交炀嚯x對比Fig.17 Comparison of the mixing distance for different cases

氫氣噴流穿透深度是影響燃料摻混效率的另一大影響因素。本文定義氫氣噴流穿透深度為氫氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)為0.8 時等值面的最大高度。

影響噴流穿透深度的最重要參數(shù)是噴流與來流動量比[21]。圖18 給出了不同渦流發(fā)生器高度和長度條件下，對稱面無量綱動量云圖及氫氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)為0.8 時的等值面。其中無量綱動量定義為：

圖18 對稱面動量云圖及氫氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)為0.8 時等值面Fig.18 Momentum contours in the symmetry plane and isosurfaces for the hydrogen mass fraction of 0.8

式中，ρ∞、u∞分別表示燃燒室入口處來流密度和速度?？梢钥闯觯簹錃鈬娏魃嫌蔚臏u流發(fā)生器會使噴口前方存在一個低動量區(qū)域，導(dǎo)致當(dāng)?shù)貒娏髋c來流動量比增加；渦流發(fā)生器高度和長度增加時，低動量區(qū)的面積增大，使得噴流與來流動量比進一步增加，導(dǎo)致氫氣噴流穿透深度增加。表4 給出了不同狀態(tài)下氫氣噴流穿透深度。相較于不帶渦流發(fā)生器的燃燒室，當(dāng)渦流發(fā)生器長度為8 mm，高度為2 mm、3 mm、4 mm時，氫氣噴流穿透深度分別增加了133.04%、159.68%、184.96%；渦流發(fā)生器高度為3 mm，長度為4 mm、8 mm、12 mm 時，氫氣噴流穿透深度分別增加了148.86%、159.68%、172.73%。

表4 不同狀態(tài)下氫氣噴流穿透深度Table 4 Penetration depth of the hydrogen jet for difference cases

為了進一步了解氫氣沿流向的分布情況，本文將氫氣的質(zhì)量中心定義為氫氣沿流向分布的高度h：

其中，z表示氫氣到燃燒室底部的垂直距離。圖19 給出了不同渦流發(fā)生器高度和長度條件下氫氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)沿流向分布高度的曲線?？梢钥闯霎?dāng)氫氣噴流進入燃燒室后，其分布高度迅速增加，且隨著流向距離的增加逐漸遠(yuǎn)離燃燒室底部。相較于不帶渦流發(fā)生器的燃燒室，氫氣質(zhì)量分?jǐn)?shù)沿流向分布高度得到顯著提升，且隨著渦流發(fā)生器的高度和長度增加而進一步增加。

圖19 不同狀態(tài)下氫氣分布高度對比Fig.19 Comparison of the hydrogen distribution height for difference cases

2.4 總壓損失

總壓損失是表征超燃沖壓發(fā)動機性能的重要參數(shù)，主要通過總壓恢復(fù)系數(shù)來衡量。本節(jié)主要對比分析渦流發(fā)生器對燃燒室總壓恢復(fù)系數(shù)的影響。

總壓恢復(fù)系數(shù) σ定義為：流場中沿流向的某截面處總壓的質(zhì)量加權(quán)平均值與燃燒室入口處的總壓的質(zhì)量加權(quán)平均值之比[16]。

式中：mi為入口截面處混合氣體質(zhì)量流量，m(x)為流向某截面處混合氣體質(zhì)量流量，P0為入口截面總壓，Pt為流向任意截面總壓。

圖20 比較了不同渦流發(fā)生器高度和長度下，噴口后流向截面總壓恢復(fù)系數(shù)?？梢钥闯觯粠u流發(fā)生器的燃燒室出口截面的總壓恢復(fù)系數(shù)最高，約為0.84；隨著渦流發(fā)生器高度和長度增加，燃燒室的總壓恢復(fù)系數(shù)降低，與摻混效率的規(guī)律相反。當(dāng)渦流發(fā)生器長度為8 mm，高度為2 mm、3 mm、4 mm 時，出口截面總壓恢復(fù)系數(shù)分別減小了1.84%、2.84%、4.08%；渦流發(fā)生器高度為3 mm，長度為4 mm、8 mm、12 mm時，出口截面的總壓恢復(fù)系數(shù)分別減小了1.82%、2.84%、4.13%。但是與渦流發(fā)生器帶來的摻混效率提升相比，總壓恢復(fù)系數(shù)降低的幅度相對較小，考慮到燃燒室的性能是由燃燒效率與總壓損失共同決定的，因此通過合理的渦流發(fā)生器參數(shù)選擇可以提高燃燒室性能。

圖20 不同狀態(tài)下總壓恢復(fù)系數(shù)對比Fig.20 Comparison of the total pressure recovery coefficient for different cases

3 結(jié)論

本文數(shù)值模擬了帶有渦流發(fā)生器的超燃沖壓發(fā)動機燃燒室內(nèi)氫氣橫向噴流流場，分析了渦流發(fā)生器高度和長度對流場結(jié)構(gòu)、渦流強度、氫氣與空氣的摻混特性、燃燒室總壓損失的影響規(guī)律，得出的主要結(jié)論如下：

1）前置翼片式渦流發(fā)生器能夠顯著提高噴流與來流干擾流場中的渦流強度和穿透深度，并且其隨著渦流發(fā)生器高度和長度的增加將得到進一步提高。渦流發(fā)生器對流場的擾動、噴流與來流干擾、激波-激波干擾、激波-附面層干擾是提升渦流強度的主要流動機理。

2）前置翼片式渦流發(fā)生器能夠大幅減小燃料摻混距離，并隨著渦流發(fā)生器高度和長度增加，燃料摻混距離進一步減小。在渦流發(fā)生器高度為4 mm、長度為8 mm，或者高度為3 mm、長度為12 mm 的條件下，完全摻混的距離能夠縮短70%以上。

3）安裝前置翼片式渦流發(fā)生器后形成的復(fù)雜流場結(jié)構(gòu)會增大燃燒室的總壓損失，并隨著高度和長度增加而增大。對比不帶渦流發(fā)生器的燃燒室，當(dāng)渦流發(fā)生器高度為3 mm、長度為12 mm 時總壓損失最大，約為4%。

4）與渦流發(fā)生器帶來的摻混效率提升相比，總壓損失的幅度相對較小，考慮到燃燒室的性能是由燃料燃燒效率與總壓損失等特性共同決定的，因此通過合理的渦流發(fā)生器參數(shù)選擇可以提高燃燒室性能。