趙李北,夏智勛,馬立坤,陳斌斌,馮運超,李潮隆,楊鵬年,劉延東

(國防科技大學 空天科學學院,長沙 410073)

0 引言

隨著高超聲速飛行器技術(shù)發(fā)展,對超燃沖壓發(fā)動機的寬包絡實用需求愈加迫切[1-2],提出寬速域超燃沖壓發(fā)動機概念[3]。寬速域超燃沖壓發(fā)動機在較大的飛行馬赫數(shù)范圍內(nèi)穩(wěn)定工作,兼具亞燃沖壓發(fā)動機和超燃沖壓發(fā)動機的優(yōu)勢,在復雜多變的飛行工況下會發(fā)生燃燒模態(tài)的轉(zhuǎn)換。當前實現(xiàn)發(fā)動機燃燒模態(tài)轉(zhuǎn)換主要有熱力調(diào)節(jié)和幾何調(diào)節(jié)兩種途徑,即在超燃沖壓發(fā)動機結(jié)構(gòu)基礎(chǔ)上,通過熱力調(diào)節(jié)方式,實現(xiàn)燃燒室內(nèi)釋熱分布的變化;或調(diào)節(jié)燃燒室構(gòu)型,實現(xiàn)燃燒模態(tài)轉(zhuǎn)換[4],以匹配寬速域飛行條件下空氣來流參數(shù)的劇烈變化,從而提升超燃沖壓發(fā)動機在寬速域飛行工況下的工作性能。

1989年,WITT[5]首次證實固體燃料能夠在超聲速氣流中燃燒。隨后,逐漸發(fā)展了固體燃料超燃沖壓發(fā)動機和雙燃燒室固體超燃沖壓發(fā)動機[6-10]。由于在壁面貼藥式燃燒室構(gòu)型方面難以獲得突破,并且存在空燃比難以調(diào)節(jié)、燃燒型面難控制的問題,使其發(fā)展受到限制。針對上述技術(shù)問題,夏智勛和呂仲等[11-13]提出固體火箭超燃沖壓發(fā)動機技術(shù)方案,并通過試驗驗證了其可行性。之后,趙翔、劉仔等針對此技術(shù)方案開展大量研究,并取得了一系列成果[14-18]。呂仲等[13]認為氣固兩相富燃燃氣與空氣的摻混效率是制約發(fā)動機性能的重要因素。李潮隆等[19-20]采用不同類型的固體推進劑、燃燒室擾流結(jié)構(gòu)開展試驗和數(shù)值研究嗎,研究表明,采用凹腔和支板組合裝置的發(fā)動機燃燒效率可達0.7,總?cè)紵嗜Q于推進劑中含能顆粒的燃燒效率。楊鵬年等[21]通過數(shù)值模擬和地面直連試驗,發(fā)現(xiàn)凹腔結(jié)構(gòu)可以產(chǎn)生低速回流區(qū),從而促進富燃燃氣摻混燃燒效率,進而提升沖壓發(fā)動機工作性能。俄羅斯科學院的SALGANSKY等[22]利用固體火箭超燃沖壓發(fā)動機設(shè)計方案,研究了使用低溫燃氣發(fā)生器對固體超燃沖壓發(fā)動機性能的影響,發(fā)現(xiàn)發(fā)動機最長工作時間會隨著富燃燃氣溫度和燃氣發(fā)生器內(nèi)部總壓的降低而增加。這一發(fā)現(xiàn)能夠為固體超燃沖壓發(fā)動機長時間工作帶來的熱防護問題提供解決思路。在雙模態(tài)液體超燃沖壓發(fā)動機研究方面,潘余[23]和李大鵬[24-25]等分別通過改變?nèi)剂蠂娮⒎绞?、燃燒室?gòu)型機械可調(diào)等途徑開展了雙模態(tài)超燃沖壓發(fā)動機的地面直連試驗研究,認為燃料集中噴注可以實現(xiàn)燃燒模態(tài)轉(zhuǎn)換。連歡等[26-27]發(fā)現(xiàn)了模態(tài)轉(zhuǎn)換中存在推力突變現(xiàn)象。朱韶華等[28]發(fā)現(xiàn)較大的亞聲速燃燒區(qū)域,可以提高發(fā)動機性能。

綜上所述,雙模態(tài)液體超燃沖壓發(fā)動機相關(guān)研究較多,對燃燒模態(tài)產(chǎn)生現(xiàn)象及影響因素有一定了解,但對固體超燃沖壓發(fā)動機的燃燒模態(tài)轉(zhuǎn)換過程研究還未見報道。而固體超燃沖壓發(fā)動機具有結(jié)構(gòu)簡單、體積比沖高的優(yōu)勢,并且有較高的火焰穩(wěn)定性和寬速域工作潛力[2,11,18]。雙模態(tài)固體沖壓發(fā)動機結(jié)構(gòu)與固體超燃沖壓發(fā)動機結(jié)構(gòu)相近,如圖1所示。因此,本文開展固體超燃沖壓發(fā)動機燃燒模態(tài)轉(zhuǎn)換試驗與數(shù)值仿真研究。由于機械可調(diào)裝置會增加沖壓發(fā)動機自身重量和系統(tǒng)復雜性,本文采用熱力調(diào)節(jié)的方式改變對發(fā)動機燃燒室內(nèi)的釋熱分布。通過數(shù)值模擬,分析發(fā)生燃燒模態(tài)改變的因素及不同燃燒模態(tài)下發(fā)動機燃燒室性能差異產(chǎn)生的因素,為雙模態(tài)固體超燃沖壓發(fā)動機燃燒室設(shè)計和性能提升提供依據(jù)。

圖1 雙模態(tài)固體超燃沖壓發(fā)動機示意圖Fig.1 Schematic of dual-mode solid rocket scramjet

1 試驗系統(tǒng)和數(shù)值計算方法

1.1 試驗系統(tǒng)

1.1.1 地面直連試驗系統(tǒng)

試驗采用國防科技大學地面直連試驗系統(tǒng),如圖2所示?？諝饧訜崞鳛榫凭?、氧氣、空氣三組元燃燒式加熱器,加熱氣體中氧氣質(zhì)量分數(shù)約為0.23。加熱器末端采用拉瓦爾噴管將氣體加速至Ma=2.0,用于模擬發(fā)動機進氣道出口(隔離段入口)狀態(tài)。試驗過程中采集推力、壓力和質(zhì)量流量三類參數(shù)試驗過程由測控系統(tǒng)控制。

圖2 試驗系統(tǒng)示意圖Fig.2 Schematic of the experimental equipment

本文地面直連試驗模擬馬赫數(shù)6、高度25 km的飛行工況,表1給出模擬隔離段入口氣流參數(shù)。其中,馬赫數(shù)由加熱器出口設(shè)計噴管尺寸決定;總壓可以通過試驗過程中的壓力傳感器采集獲得;總溫是由熱力計算獲得;流量這是根據(jù)質(zhì)量守恒定律,為空氣加熱器燃燒室中空氣、氧氣、酒精的質(zhì)量流量總和。

表1 隔離段入口來流空氣參數(shù)Table 1 Parameters of the airflow at isolator inlet

1.1.2 固體超燃沖壓發(fā)動機模型

為探究具有多個凹腔、多個燃氣發(fā)生器的固體超燃沖壓發(fā)動機工作特性。本文采用一種對稱結(jié)構(gòu)的矩形截面固體超燃沖壓發(fā)動機構(gòu)型。圖3為該超燃沖壓發(fā)動機燃燒室展向切面圖及詳細尺寸。

圖3 試驗模型示意圖Fig.3 Schematic of the experimental model

固體超燃沖壓發(fā)動機由以下五部分組成：

(1)燃氣發(fā)生器。兩個燃氣發(fā)生器對稱布置,采用含硼貧氧固體推進劑(硼質(zhì)量分數(shù)33.5%)。推進劑在燃氣發(fā)生器內(nèi)自維持燃燒產(chǎn)生氣固兩相高焓富燃燃氣,燃氣成分由熱力計算得到[29]。

(2)隔離段。采用等截面構(gòu)型,入口寬度和高度分別為50 mm/40 mm。加熱器出口和超聲速燃燒室之間的壓力可以通過隔離段進行平衡。

(3)噴注段。采用等截面構(gòu)型,通過臺階與隔離段相連,臺階能有效抵制燃燒室壓強向上游移動。超聲速氣流通過隔離段噴入燃燒室,富燃燃氣入射方向與來流呈60°傾角。

(4)噴注結(jié)構(gòu)。采用Y型分流道噴注方式。單個燃氣發(fā)生器中的高焓氣固兩相富燃燃氣通過Y型流道,分別從來流方向的前后兩個噴注口進入噴注段,與空氣來流進行高效摻混燃燒。

(5)超聲速燃燒室。適應燃燒釋熱引起的超聲速氣流阻塞,該構(gòu)型內(nèi)部尺寸保持沿流向擴張。在氣固兩相富燃燃氣與超聲速來流在燃燒室中進行摻混燃燒,其中布置三個凹腔作為增強摻混燃燒的裝置。

1.1.3 地面試驗工況

本文通過燃氣發(fā)生器的工作狀態(tài)實現(xiàn)燃料當量比和噴注方式變化。圖4為不同工況下燃氣發(fā)生器工作時序,根據(jù)燃氣發(fā)生器工作狀態(tài)分為T1、T2、T3三個工況。數(shù)值模擬研究將根據(jù)地面直連試驗的三種不同工況開展。根據(jù)燃氣發(fā)生器的工作狀態(tài),圖5展示了T1、T2和T3三個工況下的燃料噴注方式及燃料當量比情況。

圖4 試驗時序控制Fig.4 Time sequence

圖5 不同工況下燃料噴注方式示意圖Fig.5 Schematic of fuel injection modes at different conditions

1.2 數(shù)值模擬方法

1.2.1 數(shù)值模型

為獲得發(fā)動機燃燒室內(nèi)部流場特征,本文采用剪切應力運輸模型k-wSST開展數(shù)值模擬研究。該模型能夠精確模擬由燃料噴注產(chǎn)生的自由剪切層湍流和凹腔產(chǎn)生的回流流動。由于燃燒室內(nèi)顆粒組分較低,以氣體為主,可以看作稀疏顆粒流,僅考慮顆粒與氣體間的相互作用。采用離散隨機游走模型追蹤凝相顆粒運動;采用多組分化學反應方程模擬流動燃燒過程。此外,還考慮了粘性加熱和低雷諾數(shù)修正。推進劑的主要成分為丁羥、高氯酸銨和硼粉,并混有少量鋁、鎂金屬粉末進行助燃。表2給出質(zhì)量守恒簡化的含硼固體推進劑燃燒產(chǎn)物組分熱力計算結(jié)果[30]。由表2可知,氣固兩相富燃燃氣中的可燃氣相組分主要為H2、CO和B2O2,固相顆粒主要包括硼(B)顆粒和碳(C)顆粒。

表2 硼基固體推進劑燃燒產(chǎn)物[30]Table 2 Simplified component of boron-based solid propellant combustion[30] %

氣相燃燒反應相關(guān)化學反應如表3所示。顆粒燃燒模型為課題組自定義反應模型。碳顆粒燃燒采用多表面反應形式的移動火焰鋒面模型(MFF),認為只發(fā)生表面氧化反應,其反應速率由擴散過程和表面動力學速率共同控制。結(jié)合燃燒室氣相組分,表3給出了碳顆粒的表面化學反應。依據(jù)文獻中對固沖發(fā)動機燃氣發(fā)生器燃燒產(chǎn)物分析結(jié)果[31],本文碳顆粒采用統(tǒng)一粒徑10 μm。

表3 氣相和碳顆粒化學反應Table 3 Chemical reaction of gas and carbon particles[30]

硼顆粒反應模型中的反應過程分為點火和燃燒兩個階段。其中,點火階段主要完成硼顆粒表面氧化層去除過程,燃燒階段完成其氧化反應過程。根據(jù)燃燒室內(nèi)氣體成分及硼顆粒的點火燃燒特性,表4給出了硼顆粒點火及燃燒過程中化學反應方程。依據(jù)文獻中對含硼推進劑燃燒產(chǎn)物分析結(jié)果[31],本文硼顆粒統(tǒng)一粒徑2.5 μm,氧化層厚度20 nm。

表4 硼顆粒表面化學反應Table 4 Chemical reaction parameters of boron particles[30]

1.2.2 邊界條件

為保證數(shù)值模擬方法的準確性,使用地面直連試驗采集到的參數(shù)作為邊界條件,如表5所示。

表5 邊界條件Table 5 Boundary conditions

1.2.3 物理模型

由于試驗固體超燃沖壓發(fā)動機內(nèi)流道為對稱結(jié)構(gòu),以其中一種工況為例,其結(jié)構(gòu)如圖6(a)所示。為節(jié)約計算資源取內(nèi)流道構(gòu)型的1/4結(jié)構(gòu)進行計算,對幾何突變處和壁面的網(wǎng)格進行加密,數(shù)值模擬計算域如圖6(b)所示。

(a)Physics model

1.2.4 模型驗證

采用上述邊界條件和數(shù)值計算域?qū)υ囼灩腆w超燃沖壓發(fā)動機進行數(shù)值模擬,圖7為工作穩(wěn)定后發(fā)動機內(nèi)流道壁面軸向壓力分布試驗測試結(jié)果與數(shù)值模擬結(jié)果,其中壓力與位置分別進行無量綱處理。分別使用93 000(S1)、1 540 000(S2)和1 800 000(S3)網(wǎng)格數(shù)量的計算域,對數(shù)值模擬結(jié)果進行網(wǎng)格無關(guān)性驗證?？梢钥闯?S2算例和S3算例網(wǎng)格數(shù)量的計算結(jié)果與試驗結(jié)果較為接近,并且能夠反映出試驗中燃燒室壓力前傳現(xiàn)象,對燃燒室內(nèi)壓力變化趨勢也有較好的吻合。而S2算例網(wǎng)格數(shù)量較少,能在保證計算資源的前提下減少計算資源的使用。因此,采用S2算例網(wǎng)格數(shù)量的計算域模型展開研究。

圖7 試驗和仿真壁面壓力對比Fig.7 Schematic of the wall pressure of the combustor for testing and simulation

上述表明,本文采用的數(shù)值計算方法具有一定的適用性,能較為準確地反映實際流場的流動特性及顆粒運動情況。

1.3 性能計算

(1)氣相燃燒效率[32]

燃燒室內(nèi)任意截面處的某一氣相組分的燃燒效率計算公式：

(1)

(2)固相燃燒效率[32]

燃燒室內(nèi)任意截面處的顆粒燃燒效率計算公式：

(2)

式中Cm,residual為該截面上剩余顆粒質(zhì)量;Cm,start為初始顆粒質(zhì)量。

(3)總?cè)紵蔥32]

氣固兩相富燃燃氣的總?cè)紵视蓺庀喑煞趾凸滔喑煞止餐瑳Q定。燃燒室內(nèi)任意截面處總的燃燒效率的計算公式：

(3)

式中α為碳顆粒的質(zhì)量含量;β為硼顆粒的質(zhì)量含量;ε為富燃燃氣中凝相物質(zhì)的含量;NC為富燃燃氣中可燃氣體的種類數(shù);Qi,g、QC、QB分別為富燃燃氣中可燃氣體以及碳顆粒、硼顆粒的燃燒熱,分別為QH2=1.43×108J/kg,QCO=0.101×108J/kg,QC=0.328×108J/kg,QB=0.58×108J/kg。

(4)總壓損失系數(shù)[32]

總壓損失系數(shù)δ計算公式：

(4)

總壓恢復系數(shù)和總壓損失系數(shù)的和為1。

2 結(jié)果與分析

2.1 工作特性分析

當前,國內(nèi)外學者分別從地面試驗測量手段及數(shù)據(jù)、數(shù)值仿真和理論分析方面提出了燃燒模態(tài)的判別準則,但并沒有形成統(tǒng)一的認識[33-38]。一般將燃燒室入口(隔離段出口)質(zhì)量平均一維馬赫數(shù)作為發(fā)動機燃燒室燃燒模態(tài)判別準則,認為Ma<1時,燃燒室工作在亞聲速燃燒模態(tài);反之工作在超聲速模態(tài)。根據(jù)圖4所描述的試驗時間順序開展試驗。試驗過程的燃料當量比、臺架推力和隔離段出口馬赫數(shù)及壓力變化曲線如圖8所示。當固體推進劑開始點火到發(fā)動機開始產(chǎn)生推力,中間幾乎沒有時間間隔,認為不存在點火延遲。但此時燃料燃燒產(chǎn)生的推力增益較小,僅有100 N左右。此外,由圖8可知,在t=17.9～22.3 s,隔離段出口馬赫數(shù)Ma<1,發(fā)動機燃燒室工作在亞燃模態(tài);在t=9.19～17.9 s和t=22.3～27.72 s,隔離段出口Ma>1,發(fā)動機燃燒室工作在超燃模態(tài)。而根據(jù)圖8中隔離段出口馬赫數(shù)隨時間變化,可認為試驗過程中燃燒室成功實現(xiàn)了由超燃模態(tài)轉(zhuǎn)換為亞燃模態(tài),再到超燃模態(tài)的動態(tài)轉(zhuǎn)變,達到了本次試驗的目的。

圖8 發(fā)動機工作性能Fig.8 Evolution of operation parameters in the combustor

圖9分別顯示了11.2、21.8、25.8 s的燃燒室出口火焰圖像,分別對應不同的燃燒模態(tài)。很明顯,在11.2、25.8 s的超聲速燃燒模態(tài)下,燃燒室出口的火焰不夠明亮,并且存在未燃燒完全的顆粒。而在21.8 s的亞聲速燃燒模態(tài)下,燃燒室出口出現(xiàn)明亮的火焰,并且淡淡的綠色(硼顆粒的焰色反應顏色為青綠色)。因此,可認為亞燃模態(tài)下的硼顆粒燃燒效率較高。

圖9 不同模態(tài)下尾焰圖Fig.9 The flame image at different modes

(a)The cavities after the experiment

圖10給出了試驗前后噴注段表面和凹腔型面變化,能明顯看到噴注段表面和三個凹腔后緣均被燒蝕。其中,在凹腔后緣形成了凹陷,且在凹腔后等直段有顆粒沉積。結(jié)合圖7的試驗和仿真壓力曲線變化,這兩個部分試驗采集數(shù)據(jù)與數(shù)值模擬數(shù)據(jù)有一定差異,可認為是燃燒室燒蝕和顆粒沉積造成的誤差。此外,由仿真計算和試驗采集的壓力數(shù)據(jù)表明,高壓區(qū)位于噴注段和第一個凹腔之間,并且燒蝕最嚴重的區(qū)域也位于第一個凹腔后緣,故可認為發(fā)動機內(nèi)的高壓區(qū)也是燃料燃燒釋熱最劇烈的區(qū)域。

圖11為數(shù)值模擬得到的某一工況下顆粒運動軌跡示意圖,能夠看出顆粒在燃燒室內(nèi)分布范圍廣泛,在燃燒室壁面發(fā)生碰撞、反彈,但流入前凹腔內(nèi)的顆粒明顯多于后凹腔,該特征與圖10中凹腔顆粒沉積和燒蝕情況一致。

圖11 數(shù)值計算得到的顆粒相運動軌跡Fig.11 Schematic of the particles motion trajectory calculated by simulation

2.2 流場參數(shù)分析

圖12為不同工況下發(fā)動機沿程質(zhì)量平均一維馬赫數(shù)。可見,T1和T3工況下隔離段出口馬赫數(shù)大于1,燃燒室工作在超聲速燃燒模態(tài),而T2工況下的隔離段氣流馬赫數(shù)下降程度較大,至隔離段出口變?yōu)閬喡曀?工作在亞聲速燃燒模態(tài)。此外,三個工況下馬赫數(shù)沿發(fā)動機流向均呈現(xiàn)下降-波動-上升的變化特點。亞聲速燃燒模態(tài)下,燃燒室出口馬赫數(shù)最低,為1.54。

圖12 不同實驗條件下馬赫數(shù)沿發(fā)動機流向變化Fig.12 Mach number distributions in different test conditions

將不同工況下發(fā)動機內(nèi)流道的隔離段沿程參數(shù)、燃燒室內(nèi)溫度、總壓損失系數(shù)、各組分燃燒效率等參數(shù)相結(jié)合,對不同燃燒模態(tài)下發(fā)動機內(nèi)流場特點展開分析與討論。

圖13為三種工況下數(shù)值計算得到的隔離段質(zhì)量平均一維馬赫數(shù)與試驗數(shù)據(jù)反推計算得到馬赫數(shù)的對比圖?？梢钥吹?在隔離段內(nèi)通過試驗數(shù)據(jù)計算得到的馬赫數(shù)[39]與數(shù)值計算得到的馬赫數(shù)擬合程度較好。而當氣流離開隔離段,進入燃燒室后,數(shù)值模擬結(jié)果與計算結(jié)果出現(xiàn)了一定的偏差。一方面,隔離段出口為一個擴張段,氣體發(fā)生膨脹,導致試驗反推出的馬赫數(shù)和數(shù)值計算得出的馬赫數(shù)產(chǎn)生一定誤差;另一方面,燃料噴注位置距離隔離段出口較近,燃料燃燒產(chǎn)生使得在隔離段內(nèi)的絕熱假設(shè)不完全成立,認為這是導致試驗反推馬赫數(shù)和仿真得出的馬赫數(shù)產(chǎn)生誤差的主要原因。

(a)T1

圖14為三種工況下數(shù)值計算得到的密度與計算方法得到密度對比圖。隔離段內(nèi)的密度變化能夠一定程度反映出激波的強度和位置變化。超燃模態(tài)(T1、T3)下,隔離段沿程氣流密度略有增加,而進入燃燒室后氣流密度增長明顯。而在亞燃模態(tài)(T2)下,密度在隔離段下游開始不斷增加。

圖15～圖17分別為不同工況下發(fā)動機內(nèi)流場馬赫數(shù)、密度與溫度云圖,對三種工況下的內(nèi)流場進行分析。為分析隔離段出口處試驗反推結(jié)果與仿真結(jié)果產(chǎn)生較大偏差的原因,結(jié)合數(shù)值模擬得到的隔離段出口對稱面馬赫數(shù)云圖和密度云圖可知,在隔離段出口的凸臺處形成低速區(qū)。仿真結(jié)果給出的是該壓力測點截面處質(zhì)量平均一維馬赫數(shù),而通過試驗數(shù)據(jù)反推得到的結(jié)果,無法反映出發(fā)動機內(nèi)部的回流等流動結(jié)構(gòu),導致一維的參數(shù)計算方法不準確。

(a)T1

圖15 不同試驗工況下馬赫數(shù)云圖Fig.15 Mach number contours in different test conditions

圖16 不同試驗工況下密度云圖Fig.16 Density contours in different test conditions

圖17 不同試驗工況下溫度云圖Fig.17 Temperature contours in different test conditions

此外,從圖13和圖14可以看到,亞燃模態(tài)(T2)下的馬赫數(shù)和密度呈現(xiàn)振蕩的趨勢,與試驗反推結(jié)果吻合度不高。結(jié)合馬赫數(shù)和密度云圖認為,此振蕩是由隔離段下游形成的斜激波造成的。斜激波產(chǎn)生于隔離段下游,其在隔離段壁面的作用強度不同,造成了不同的密度和馬赫數(shù)分布。而試驗過程中隔離段壁面壓力測量點受限,無法將整個隔離段壁面壓力情況反映出來。

此外,由圖15可得,三種工況下燃燒室內(nèi)凹腔位置均產(chǎn)生了低速回流區(qū)。由燃料噴注產(chǎn)生的橫向射流與第一個凹腔會在靠近燃燒室壁面處形成一個較大的低速區(qū)域,有利于燃料充分燃燒。而第二個和第三個凹腔處分別會產(chǎn)生一個較小的回流區(qū)域。對比三個凹腔處產(chǎn)生的低速區(qū),認為燃料噴注產(chǎn)生的橫向射流與凹腔結(jié)構(gòu)相結(jié)合產(chǎn)生的回流區(qū)更大,促進燃料燃燒作用更明顯。通過馬赫數(shù)與密度云圖可以清晰看到隔離段內(nèi)激波串強度及位置變化。T1與T3工況下,激波主要存在于燃燒室內(nèi),對隔離段內(nèi)來流速度和密度影響不大。其中,T3工況的燃料當量比較高,由燃料噴注產(chǎn)生的橫向射流對流場影響程度較大。而T2工況下,隔離段內(nèi)形成激波結(jié)構(gòu),對來流減速,使隔離段出口氣流馬赫數(shù)小于1,燃燒室內(nèi)為亞燃模態(tài)。結(jié)合溫度云圖可以發(fā)現(xiàn),T2工況下,高溫區(qū)域延展至流道中心,形成熱壅塞。因此,可認為激波產(chǎn)生的位置及強度受到燃料噴注產(chǎn)生的橫向射流和燃燒釋熱的共同影響。但T1和T3工況的超燃模態(tài)下,燃燒釋熱量相對較低,激波主要受到橫向射流的影響,而T2工況的亞燃模態(tài)下,激波位置和強度主要受到燃燒室內(nèi)流道產(chǎn)生熱壅塞程度的影響。由圖17可得,三種工況下燃燒室內(nèi)高溫區(qū)主要位置在發(fā)動機流道壁面,與試驗中燃燒室壁面的燒蝕現(xiàn)象相符,為發(fā)動機地面試驗的熱防護提供一定借鑒。此外,三種工況下的高溫區(qū)與燃燒室內(nèi)低速區(qū)域有一定重合性,說明低速區(qū)域有利于燃料燃燒釋熱。分析認為,一方面燃料在低速區(qū)停留時間長,與空氣摻混燃燒更充分,另一方面燃料進入高溫的低速區(qū)域被加熱,使其更易發(fā)生反應。

2.3 性能分析

總壓損失系數(shù)是衡量燃氣膨脹做工潛力的重要參數(shù),對發(fā)動機燃燒室設(shè)計具有重要意義。利用流場總壓損失系數(shù)分析流場內(nèi)參數(shù)劇烈變化的區(qū)域,圖18為不同工況下發(fā)動機總壓損失系數(shù)變化曲線。三種工況下總壓損失系數(shù)總體變化趨勢相同,呈上升趨勢。可知,T2工況的總壓損失在隔離段及噴注段位置較大,達到0.33,結(jié)合云圖可知是由隔離段內(nèi)激波和燃料噴注產(chǎn)生的橫向射流共同影響導致的。而在進入燃燒室后,其增長趨勢變緩,最終在發(fā)動機出口獲得三個工況中最小的總壓損失僅為0.52。

圖18 不同實驗工況下總壓損失系數(shù)變化Fig.18 Total pressure loss efficiency distributions in different test conditions

文獻中對總壓的影響因素給出了較為合理的解釋[40]?？倝旱淖兓?/p>

(5)

式中γ為比熱容;M為馬赫數(shù);pt和Tt分別為總壓和總溫。

由式(5)可知,為獲取最佳性能,需要盡可能高效放熱,并最大限度減少瑞麗損失。因此,燃燒過程中馬赫數(shù)需盡可能小。由三種工況下馬赫數(shù)曲線可知,T2工況下燃燒室馬赫數(shù)處在較低的水平,這是由劇烈的燃燒釋熱增加了壓力和溫度導致的。T1與T3工況均為燃料單側(cè)噴注,但T3工況下的總壓損失較高。其中,隔離段及噴注段造成的T3工況總壓損失為0.30,高于此處T1工況下的總壓損失0.28。T1和T3工況下燃料當量比分別為0.3和0.4,又由密度云圖可知,T3工況下燃料噴注產(chǎn)生的橫向射流影響高于T1工況。因此,認為是燃料噴注產(chǎn)生的橫向射流程度不同導致隔離段及噴注段的總壓損失不同。而在燃燒室中T3工況的總壓損失為0.27,僅比T1工況下總壓損失低0.01,導致其燃燒室出口總壓損失系數(shù)高于T1工況,認為是超聲速燃燒模態(tài)下,燃燒室內(nèi)低速區(qū)較少,燃料燃燒釋熱不充分,對馬赫數(shù)降低的程度不夠造成的。

總?cè)紵屎涂倻啬軌蛑庇^體現(xiàn)出燃燒室中能量轉(zhuǎn)換效率。如圖19所示,為不同工況下總溫和總?cè)紵首兓€。其中,三種工況下總溫和燃燒效率均在燃料噴口下游產(chǎn)生劇烈變化,表明富燃燃氣進入燃燒室后能夠迅速與來流空氣進行摻混燃燒并完成釋熱。T2工況下的總?cè)紵屎涂倻鼐哂赥1和T3工況。T2工況下總?cè)紵师?=79,總溫Tt2=3246 K,T1和T3工況下的總?cè)紵史謩e為η1=0.42,η3=0.53,總溫分別為Tt1=2324 K,Tt3=2478 K。三種工況下總?cè)紵氏嗖钶^大,且不同工況下的燃料當量比差異明顯,因此會產(chǎn)生較大的總溫溫差。此外,總?cè)紵屎涂倻刈兓瘎×业奈恢脼槿剂蠂娮⒖谙掠沃恋谌齻€凹腔后緣,在第三個凹腔后緣至燃燒室出口的總?cè)紵屎涂倻厣仙厔葺^緩慢,可以認為燃料主要放熱的區(qū)域為燃料噴注口下游至第三個凹腔后緣,與圖7中的燃燒室壁面燒蝕情況吻合。因此,亞聲速燃燒模態(tài)下燃料燃燒更加充分,釋熱也更加劇烈,而燃料主要發(fā)生反應的區(qū)域與燃燒模態(tài)影響關(guān)系不明顯。此外,由顆粒運動軌跡圖和顆粒燃燒效率變化曲線可知,相比于氣相組分進入燃燒室后貼近壁面流動,顆粒相在燃燒室內(nèi)具有較大的穿透深度,與中心主流空氣充分摻混并燃燒,從而保持比較穩(wěn)定的燃燒。

表6給出了不同工況下燃燒室的試驗總?cè)紵蔥41]與仿真總?cè)紵蕦Ρ?可看出試驗和數(shù)值計算誤差較小。

(a)Total combustion efficiency (b)Total temperature圖19 不同試驗工況下總溫和總?cè)紵首兓疐ig.19 Total temperature and Total combustion efficiency distributions in different test conditions

表6 燃燒效率對比Table 6 Comparison of combustion efficiency

富燃燃氣中主要包含氣相燃料(H2、CO)和凝相顆粒(C、B)兩類。通過分析不同組分的燃燒與流動特性,分析在不同工作模態(tài)下各發(fā)動機性能產(chǎn)生差異的原因。

圖20為不同工況下氣固兩相富燃燃氣中氣相組分(a)與顆粒相組分(b)的燃燒效率變化曲線,并包含氣相組分在截面x/H=0.51的分布云圖。其中,氣相組分的燃燒效率接近1,遠高于顆粒相組分的燃燒效率,并且氣相組分主要發(fā)生反應的位置為燃料噴注口下游至第一個凹腔后緣處。T2工況下,氣相組分在燃料噴注口下游位置的燃燒速度低于其他兩個工況,認為是燃料當量比較大,來流空氣量有限的情況下不能充分反應。此外,氣相組分進入燃燒室后緊貼燃燒室壁面流動,與中心主流的空氣接觸和摻混有限,導致初始燃燒效率低的問題。由圖20(b)可知,顆粒相燃燒的主要位置位于噴注段后至凹腔后緣處,并且三種工況下的顆粒相燃燒效率有較大差異。其中,T1與T3工況下的硼顆粒燃燒效率分別為0.18、0.31,低于T2工況下的硼顆粒燃燒效率0.78。T2工況下的碳顆粒燃燒效率也是最高的,為0.65;T3工況下燃燒效率次之,為0.55;而T1工況下的碳顆粒燃燒效率最低,為0.46。

(a)Combustion efficiency of the gas

3 結(jié)論

(1)本文通過控制燃氣發(fā)生器工作時序,實現(xiàn)對固體超燃沖壓發(fā)動機燃燒室的熱力調(diào)節(jié),完成了燃燒室燃燒模態(tài)動態(tài)轉(zhuǎn)換試驗研究。

(2)本文建立的數(shù)值計算模型能夠?qū)崿F(xiàn)對固體超燃沖壓發(fā)動機內(nèi)流場參數(shù)計算,數(shù)值計算模擬的結(jié)果與試驗結(jié)果吻合度較高,也驗證了提出的隔離段參數(shù)實時計算方法的可行性。隔離段參數(shù)實時計算方法能夠反映出隔離段沿程參數(shù)的變化趨勢,可以滿足工程需求。

(3)數(shù)值計算結(jié)果表明,隔離段和燃燒室內(nèi)激波的位置和強度受到橫向射流和熱壅塞的共同影響。而不同燃燒模態(tài)下影響激波的主要因素不同。其中,超聲速燃燒模態(tài)下,激波的強度和位置主要受到橫向射流的影響;亞聲速燃燒模態(tài)下,主要受到熱壅塞影響。

(4)研究結(jié)果表明,發(fā)動機工作在亞燃模態(tài)下燃料燃燒更加充分,使工作性能優(yōu)于超燃模態(tài),總壓恢復系數(shù)為0.44,總?cè)紵蕿?.79。根據(jù)不同燃燒模態(tài)下各組分燃燒效率變化可知,燃料主要發(fā)生反應的區(qū)域與燃燒模態(tài)關(guān)系不明顯。