王成鵬，董 昊，程克明

（南京航空航天大學(xué) 航空宇航學(xué)院空氣動力學(xué)系，江蘇 南京210016）

0 引 言

近年來，一類新型高超聲速內(nèi)收縮進(jìn)氣道（Inward Turning Inlet ）［1－8］得 到 了 研 究 人 員 的 廣 泛 關(guān)注，這類進(jìn)氣道具有壓縮效率高、流量捕獲能力強(qiáng)的特點(diǎn)，而且為了與其后的圓形或橢圓形截面燃燒室銜接，往往采用曲面對氣流進(jìn)行壓縮，而圓形或橢圓形截面燃燒室在結(jié)構(gòu)重量、浸潤面積和角區(qū)流動等方面優(yōu)于矩形燃燒室［8］。美國DARPA和空軍實(shí)施的Falcon計劃中的HTV－3X、HyCAUSE計劃等均采用了這類內(nèi)收縮進(jìn)氣道，目前國內(nèi)外在研的此類進(jìn)氣道主要包括 Busemann進(jìn)氣道［1，3］（包括截短 Busemann）、矩轉(zhuǎn)橢圓（REST）進(jìn)氣道［2，4－5，8］（包括矩轉(zhuǎn)圓進(jìn)氣道）、咽式（Jaws）進(jìn)氣道［6－7］等。

國內(nèi)外研究人員目前大部分研究集中在對這種三維內(nèi)收縮進(jìn)氣道的無粘設(shè)計和附面層修正［9］研究上，其要點(diǎn)是采用內(nèi)收縮基本流場和流線追蹤技術(shù)，但研究［4，7］表明由于粘性、進(jìn)氣道內(nèi)激波激波相交、激波附面層干擾的影響，即使考慮了附面層修正，實(shí)際的三維內(nèi)收縮進(jìn)氣道流場要遠(yuǎn)比其無粘基本流場復(fù)雜，對這種復(fù)雜流動結(jié)構(gòu)以及壓力等參數(shù)分布特征的理解有利于三維內(nèi)收縮進(jìn)氣道設(shè)計方法的發(fā)展，也有助于客觀的評價這種新型內(nèi)收縮進(jìn)氣道。另外，也有研究人員已開始關(guān)注和初步研究這種內(nèi)收縮三維進(jìn)氣道與乘波機(jī)體的一體化問題［10－12］，預(yù)計高超聲速三維內(nèi)收縮進(jìn)氣道的進(jìn)一步發(fā)展會對吸氣式高超聲速飛行器的一體化設(shè)計方法和氣動總體布局帶來新的思路。

本文結(jié)合試驗(yàn)與計算方法對一種咽式三維內(nèi)收縮進(jìn)氣道［7］高超聲速流動結(jié)構(gòu)、壓力分布特征等進(jìn)行了研究，同時也對這種具有較大內(nèi)收縮比的進(jìn)氣道的常規(guī)高超聲速風(fēng)洞試驗(yàn)方法進(jìn)行了探索。

1 試驗(yàn)?zāi)Ｐ秃驮囼?yàn)、計算條件

試驗(yàn)?zāi)Ｐ驮O(shè)計和附面層修正方法詳見文獻(xiàn)［6－7］，簡述如下：進(jìn)氣道基本流場為四道平面斜激波三維流場，在俯仰及偏航平面對來流進(jìn)行雙重壓縮；運(yùn)用流線追蹤方法，選取圓形出口截面設(shè)計出的進(jìn)氣道構(gòu)型如圖1所示，然后利用Cebeci和Bradshaw的有限差分法求解可壓縮附面層方程的程序［13］，由求得的進(jìn)氣道附面層位移厚度對其型面進(jìn)行修正。

圖1 咽式進(jìn)氣道流場結(jié)構(gòu)及外形示意圖Fig．1 Shock structure and geometry ofjaws inlet configuration

試驗(yàn)在南京航空航天大學(xué)高超聲速風(fēng)洞（Nanjing University of Aeronautics ＆ Astronautics Hypersonic Wind Tunnel，簡稱NHW）進(jìn)行，進(jìn)氣道構(gòu)型和風(fēng)洞試驗(yàn)安裝照片見圖2。模型設(shè)計馬赫數(shù)為7，俯仰壓縮角8°、偏航壓縮角7°，試驗(yàn)來流條件：Ma＝7，總壓P0＝1503kPa，總溫T0＝538K。

試驗(yàn)過程中，通過紋影觀測和記錄咽式進(jìn)氣道唇口交點(diǎn)（圖1中第一對激波相交點(diǎn)）之前的激波系結(jié)構(gòu)，同時測量了沿流向進(jìn)氣道模型壁面中心線上靜壓分布（圖3中P1－P16測點(diǎn)），另外還在進(jìn)氣道內(nèi)第三對激波與第四對激波之間局部區(qū)域布置了測點(diǎn)（圖3中P17－20測點(diǎn)）。

圖2 風(fēng)洞試驗(yàn)安裝模型Fig．2 Jaws inlet model in NHW

圖3 模型靜壓測點(diǎn)（單位：mm）Fig．3 Surface static pressure measuring stations（unit：mm）

假定進(jìn)氣道內(nèi)流動由可壓縮三維Navier－Stokes方程組描述，湍流模型采用SSTk－ω模型，用有限體積法空間離散，并在每個網(wǎng)格單元求解積分形式主控方程；對流通項(xiàng)空間離散采用Roe格式進(jìn)行分裂，而粘性項(xiàng)則采用二階中心差分格式離散；邊界條件選取對應(yīng)的風(fēng)洞試驗(yàn)條件。

進(jìn)氣道內(nèi)計算網(wǎng)格拓?fù)浣Y(jié)構(gòu)見圖4，0°攻角時計算進(jìn)氣道流場的1／4區(qū)域；考慮有攻角工況計算1／2區(qū)域，網(wǎng)格總數(shù)約500萬。

圖4 進(jìn)氣道內(nèi)網(wǎng)格拓?fù)浣Y(jié)構(gòu)示意圖Fig．4 Mesh structure of jaws inlet configuration

2 試驗(yàn)方法

南京航空航天大學(xué)高超聲速風(fēng)洞是一座常規(guī)高壓下吹－真空抽吸暫沖式高超聲速風(fēng)洞。風(fēng)洞起動激波［14］掃過進(jìn)氣道時需要定幾何進(jìn)氣道試驗(yàn)?zāi)Ｐ途哂凶云饎幽芰?，而本文所研究的咽式進(jìn)氣道具有較大內(nèi)收縮比，如圖5中黑四方塊所示，附面層修正前模型內(nèi)收縮比為5，修正后為2．93，前期的二維進(jìn)氣道試驗(yàn)數(shù)據(jù)表明內(nèi)收縮比位于Kantrowitz限之下（菱形與上三角標(biāo)識）［15］可以自起動，本文所研究的咽式進(jìn)氣道風(fēng)洞試驗(yàn)結(jié)果表明在Ma＝7來流下不能自起動。紋影照片如圖6所示，可以看見，進(jìn)氣道入口處兩道交叉激波不停振蕩。

圖5 進(jìn)氣道內(nèi)收縮比與起動狀態(tài)曲線圖Fig．5 Inlet starting versus contraction ratio

圖6 進(jìn)氣道模型不起動紋影照片F(xiàn)ig．6 Schlieren picture at inlet unstarting

在試驗(yàn)過程中，將咽式進(jìn)氣道上半部分固定，下半部分與一上下運(yùn)動的機(jī)械推桿機(jī)構(gòu)相連，在風(fēng)洞開啟時，進(jìn)氣道上下打開，不形成內(nèi)收縮管道；當(dāng)風(fēng)洞內(nèi)起動激波［14］在試驗(yàn)段中消失，高超聲速流場建立后，開啟推桿機(jī)構(gòu)使進(jìn)氣道重新閉合，這樣，進(jìn)氣道內(nèi)將會建立起高超聲速流場，可進(jìn)行各項(xiàng)試驗(yàn)和測量，風(fēng)洞起動與咽式進(jìn)氣道流場建立過程示意圖見圖7。圖8為進(jìn)氣道上下壁面從打開到關(guān)閉過程中的紋影照片，給出了激波隨壁面合攏過程中的流場變化狀態(tài)，表明進(jìn)氣道成功起動。試驗(yàn)時沒有將紋影拍照和風(fēng)洞、機(jī)械機(jī)構(gòu)的操作設(shè)為同步觸發(fā)，所以僅從每張紋影照片的時間間隔來估算模型合攏時間，紋影拍攝系統(tǒng)為每秒25幀，判斷整個模型合攏過程約耗時0．44s。圖9為試驗(yàn)過程中來流總壓與位于模型對稱面壁面上第12個測點(diǎn)（見圖3）靜壓隨時間變化曲線，橫坐標(biāo)為風(fēng)洞運(yùn)行時間，縱坐標(biāo)為傳感器電壓信號，壓力平直段表明模型合攏后壓力穩(wěn)定時間不小于7s，確保了數(shù)據(jù)的獲得；對合攏模型的密封性檢測和壓力曲線均表明模型不存在漏氣狀況。這種試驗(yàn)方法對其它類型大收縮比內(nèi)收縮進(jìn)氣道的高超聲速風(fēng)洞試驗(yàn)有借鑒意義。

圖7 風(fēng)洞起動與咽式進(jìn)氣道流場建立過程示意圖Fig．7 NHW starting shock and process of establishing started flow in jaws inlet

圖8 進(jìn)氣道合攏過程紋影圖片F(xiàn)ig．8 Schlieren pictures during closing of jaws inlet walls

圖9 來流總壓與測壓點(diǎn)12隨時間變化曲線Fig．9 Distributions of total pressure and static pressure at P12point

3 進(jìn)氣道流場結(jié)構(gòu)

圖10給出了z＝0進(jìn)氣道中心對稱面上試驗(yàn)、計算壓力、馬赫數(shù)分布結(jié)果和流場紋影照片，圖中靜壓值均以來流總壓無因次化，可見計算所得壓力分布規(guī)律與試驗(yàn)測得壓力分布走勢基本一致，在x＝0～300mm俯仰激波壓縮區(qū)兩者壓力吻合較好，在x＝300mm～480mm偏航激波壓縮區(qū)兩者壓力值大小有一定差別；圖10（a）中虛線為無粘理論計算壓力分布，與試驗(yàn)、計算壓力的對比表明通過基于附面層位移厚度的型面修正方法可以使設(shè)計出的進(jìn)氣道出口、沿程壓力分布符合無粘理論設(shè)計初衷，使設(shè)計流程、參數(shù)可控［7］。

觀察圖10（b）、圖10（c）中進(jìn)氣道中心對稱面上壓力、馬赫數(shù)等值線圖，x＝0～300mm俯仰激波壓縮區(qū)域激波結(jié)構(gòu)簡單，兩道俯仰激波交叉后打在x＝300mm轉(zhuǎn)折角處；轉(zhuǎn)折角后x＝300mm～480mm偏航激波壓縮區(qū)域流場壓力分布顯示上游的俯仰激波在轉(zhuǎn)折角之后產(chǎn)生了較弱的反射激波；在x＝400mm～480mm區(qū)域，在進(jìn)氣道壁面出現(xiàn)了對稱的低速區(qū)，這是一對偏航激波相交并與壁面附面層干擾的結(jié)果，下文將詳細(xì)討論這一流動結(jié)構(gòu)的形成。

圖10 z＝0中心對稱面流場結(jié)構(gòu)Fig．10 Flow structure at z＝0symmetry plane

試驗(yàn)中還測量了靠近水平對稱面、第二對偏航激波和反射激波之間區(qū)域的四個點(diǎn)的壓力（圖11），該區(qū)域無粘理論上應(yīng)為等壓區(qū)域（見圖1），受圖10中所示俯仰激波反射波、偏航激波附面層干擾結(jié)構(gòu)影響，此區(qū)域流場表現(xiàn)出非等壓分布（圖11（a））。

圖11 進(jìn)氣道側(cè)壁壓力分布Fig．11 Pressure distribution on side wall of jaws inlet

由于咽式進(jìn)氣道在俯仰與偏航兩個方向上進(jìn)行氣流壓縮，設(shè)計本意是分散氣流壓縮強(qiáng)度，減弱激波附面層干擾，但是偏航激波與在xy方向壁面上發(fā)展而來的厚附面層的相互作用在有粘流場中卻是不可避免的，來流經(jīng)過俯仰激波壓縮后，在兩對偏航激波作用下被擠向管道的中心，流線發(fā)生分離，沿流向發(fā)展產(chǎn)生一對對稱的渦結(jié)構(gòu)。在偏航激波交叉點(diǎn)附近出現(xiàn)上下對稱的低速流動區(qū)域，與經(jīng)典的雙斜楔形成的激波相交附面層干擾結(jié)構(gòu)類似，不同的是圓形管道構(gòu)型的原因?qū)е略谶M(jìn)氣道出口處形成如圖12所示流動結(jié)構(gòu)，在截面靠近芯流區(qū)域上下形成一對對稱的低馬赫數(shù)低總壓區(qū)域。為了分析這種流動結(jié)構(gòu)的形成，檢驗(yàn)了唇口交點(diǎn)處附面層內(nèi)距壁面不同高度出發(fā)的質(zhì)點(diǎn)運(yùn)動軌跡，圖13中xy對稱面上沿x流向發(fā)展到唇口交點(diǎn)位置附面層厚度為δc＝4．4mm，圖13給出的為四分之一進(jìn)氣道內(nèi)從y／δc＝0．25、y／δc＝0．01處出發(fā)的流體質(zhì)點(diǎn)跡線，可見從唇口交點(diǎn)位置出發(fā)的流線在偏航激波和俯仰激波反射激波的共同作用下，先是被擠向xy對稱面，在前進(jìn)到偏航激波相交點(diǎn)附近時，又被擠向xz對稱面，沿流向形成了逆時針旋轉(zhuǎn)的渦結(jié)構(gòu)，從靠近壁面的附面層內(nèi)出發(fā)的流線在進(jìn)氣道出口形成了局部的低馬赫數(shù)低總壓區(qū)域。這種三維渦流一方面影響了進(jìn)氣道出口流動的均勻性，產(chǎn)生了渦流損失；另一方面咽式進(jìn)氣道內(nèi)的這種三維氣流運(yùn)動也有可能幫助將壁面附近噴射的燃料驅(qū)入芯流區(qū)域，提高燃料的混合效率［16］，獲得更高的燃燒效率和推力；在仔細(xì)分析這種圓形截面通道內(nèi)交叉激波附面層干擾造成的流動損失的前提下，充分利用這種流動干擾生成的三維渦流來提高混合效率的思路值得進(jìn)一步研究。

圖12 咽式進(jìn)氣道三維流動結(jié)構(gòu)和出口位置馬赫數(shù)分布Fig．12 3Dshock structure and Mach number contour at exit plane

圖13 咽式進(jìn)氣道唇口交點(diǎn)處距壁面不同距離處出發(fā)的流體質(zhì)點(diǎn)跡線圖Fig．13 Vortical structures formed by streamlines originating at different level of y／cin the upstream boundary layer

圖14 為兩道偏航激波交點(diǎn)上游和下游的橫截面（yz）上壓力、馬赫數(shù)和總壓分布圖，圖14（a）為激波交點(diǎn)上游x2橫截面，圖14（b）為激波交點(diǎn)下游x3橫截面，其中x2橫截面與x3橫截面具體位置見圖12，圖12中數(shù)字“1”所指激波為偏航激波，“2”所指為其反射激波。與常規(guī)雙斜楔產(chǎn)生的交叉激波與湍流附面層干擾流態(tài)［17］不同的是，在咽式進(jìn)氣道唇口交點(diǎn)下游，不但存在偏航激波的反射（圖14數(shù)字3、5所指）以及與附面層干擾的流動，俯仰激波在肩點(diǎn)后的弱反射激波（圖14數(shù)字4、6所指）進(jìn)一步加劇了干擾結(jié)構(gòu)的復(fù)雜性，這些激波的存在與其間的反射相交形成的壓力梯度在橫截面內(nèi)產(chǎn)生了二次流動，xy對稱面兩側(cè)氣流向?qū)ΨQ面靠攏，在偏航激波與俯仰反射中心部位，形成高壓區(qū)（圖14b）；而橫截面上主流與壁面之間的區(qū)域由來自上游附面層內(nèi)低能流填補(bǔ)，形成了一對低馬赫數(shù)、低總壓結(jié)構(gòu)（圖15、圖16）。

圖15 圖12中x2和x3橫截面上馬赫數(shù)分布Fig．15 Mach number contours on crossflow planes at x＝x2and x＝x3

圖16 圖12中x2和x3橫截面上總壓分布Fig．16 Total pressure contours on crossflow planes at x＝x2and x＝x3

4 結(jié) 論

（1）通過試驗(yàn)與計算手段的結(jié)合，較為可靠地獲取了高超聲速進(jìn)氣道內(nèi)的復(fù)雜流動結(jié)構(gòu)；

（2）探索了具有較大內(nèi)收縮比的咽式進(jìn)氣道在常規(guī)高超聲速風(fēng)洞進(jìn)行試驗(yàn)的方法和技術(shù)，解決了風(fēng)洞起動過程引起的內(nèi)收縮進(jìn)氣道不能自起動的問題，成功地獲取了試驗(yàn)數(shù)據(jù)；

（3）計算結(jié)果表明，咽式進(jìn)氣道內(nèi)高超聲速流動中偏航激波、俯仰激波的相交及其與壁面附面層的相互干擾形成了一種復(fù)雜三維渦旋流場結(jié)構(gòu)，并在進(jìn)氣道出口形成包含一對對稱的低馬赫數(shù)低總壓區(qū)域的不均勻流場，流體質(zhì)點(diǎn)跡線圖表明這部分低能流主要來自上游靠近壁面的附面層氣流。

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