朱擁勇，王旭東

(海軍工程大學(xué)， 武漢 430000)

超聲速進(jìn)氣道不啟動(dòng)現(xiàn)象一直是阻礙超燃沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)工作穩(wěn)定性提升的一大障礙[1]。由于受燃燒室燃燒高反壓的影響，會(huì)出現(xiàn)激波串被吐出進(jìn)氣道，進(jìn)氣道發(fā)生不啟動(dòng)的現(xiàn)象。諸多研究者對(duì)超聲速進(jìn)氣道/隔離段內(nèi)流場(chǎng)流動(dòng)特性的研究表明，邊界層流動(dòng)分離在超聲速進(jìn)氣道不啟動(dòng)中扮演著重要的角色[2-3]。因此，對(duì)邊界層流動(dòng)進(jìn)行控制對(duì)提升進(jìn)氣道性能十分必要。國(guó)內(nèi)外一些研究者[4-7]對(duì)諸如抽吸、等離子體控制、微型渦流發(fā)生器等控制方式進(jìn)行研究，由于可有效增強(qiáng)邊界層內(nèi)流體的動(dòng)量，微型渦流發(fā)生器和微型射流被認(rèn)為具有改善或消除邊界層流動(dòng)分離的廣闊應(yīng)用前景[8]。

在微型斜坡對(duì)超聲速進(jìn)氣道啟動(dòng)影響的研究中，Shinn等[9]發(fā)現(xiàn)原本來(lái)流條件由Ma=2.0降到Ma=1.8時(shí)出現(xiàn)的激波串被推出進(jìn)氣道引發(fā)不啟動(dòng)，在加入微型斜坡控制時(shí)進(jìn)氣道恢復(fù)了啟動(dòng)；Bueno采用PIV技術(shù)對(duì)2馬赫來(lái)流下恒定射流和脈沖射流的邊界層控制進(jìn)行試驗(yàn)研究[10]，得出射流可有效增加底層邊界層內(nèi)流速，邊界層抗分離性增強(qiáng)；Henry采用數(shù)值模擬的方法研究了射流產(chǎn)生的流向渦對(duì)邊界層的作用[11]，指出俯仰角在30°、偏航角60°時(shí)使得壁面摩阻增大最多，邊界層最不容易發(fā)生分離；H Anderson等[12]在改進(jìn)S型進(jìn)氣道主動(dòng)控制系統(tǒng)時(shí)，在射流后部加入微型斜坡，射流流量降至原來(lái)的十分之一可達(dá)到同樣的控制效果；Wagner[13]等在進(jìn)氣道入口處放置微型斜坡和微型渦流發(fā)生器與微射流渦流發(fā)生器組合后發(fā)現(xiàn)在進(jìn)氣道處于穩(wěn)定啟動(dòng)狀態(tài)下，最大背壓提升32%，隔離段內(nèi)壓強(qiáng)穩(wěn)定性提升34%。但少有研究者研究微型渦流發(fā)生器與微射流渦流發(fā)生器組合的流動(dòng)控制特性及其作用機(jī)理，本文通過(guò)數(shù)值模擬的方法對(duì)帶微型渦流發(fā)生器與微射流渦流發(fā)生器組合在進(jìn)氣道流場(chǎng)進(jìn)行仿真計(jì)算，著重研究在高出口反壓工況下的流動(dòng)控制特性。

1 計(jì)算模型

1.1 計(jì)算模型

計(jì)算模型參考Valdivia[8]的實(shí)驗(yàn)?zāi)Ｐ停瑸榕懦肷浼げǖ母蓴_，將原進(jìn)氣道中長(zhǎng)90.7 mm的楔形激波發(fā)生器改為平直滑移段，模型為總長(zhǎng)L=317.8 mm，進(jìn)口截面為30 mm×25.4 mm的矩形自由通道。微型渦流發(fā)生器的后緣高度為h=2.7 mm，前緣寬度c=5.84 h，軸向長(zhǎng)度l=6.57 h，放置于隔離段入口處，設(shè)置微型渦流發(fā)生器前緣中心為坐標(biāo)軸原點(diǎn)。微射流渦流發(fā)生器噴孔直徑d=1.4 mm，微型渦流發(fā)生器與射流噴孔的距離記作Lj(在微型渦流發(fā)生器之前為負(fù)，之后為正)，計(jì)算模型如圖1所示。來(lái)流馬赫數(shù)Ma=2.0，總溫T0=300 K，總壓P0=360.224 kPa，設(shè)置出口背壓Pout=167.58 kPa。射流總壓P0=1379 kPa，總溫T0=286.7 K。

圖1 計(jì)算模型結(jié)構(gòu)(單位：mm)

為減少計(jì)算量并保證來(lái)流邊界層充分發(fā)展，本文采用數(shù)值擬合的方法將邊界層厚度達(dá)到5.43 mm處的流場(chǎng)總壓、靜壓、總溫和靜溫等流場(chǎng)參數(shù)擬合成函數(shù)，并以UDF的形式作為進(jìn)口邊界條件加載到計(jì)算域入口處。經(jīng)計(jì)算，進(jìn)入隔離段之前，邊界層厚度已經(jīng)發(fā)展到7.42 mm(見(jiàn)圖2)，微型渦流發(fā)生器高度約占其厚度的36%。

圖2 邊界層內(nèi)軸向流速

為研究微型渦流發(fā)生器與微射流渦流發(fā)生器組合的流動(dòng)控制特性，本研究通過(guò)對(duì)射流位置進(jìn)行計(jì)算，首先對(duì)比無(wú)射流以及射流俯仰角θ=45°，Lj=-3.7h和3.7h三個(gè)算例來(lái)驗(yàn)證射流與微型渦流發(fā)生器組合以及射流孔在微型渦流發(fā)生器前后位置的差異；為研究射流位置對(duì)隔離段內(nèi)流動(dòng)控制的影響規(guī)律，設(shè)置射流俯仰角θ=45°，Lj分別等于1.85h、2.78h、3.70h和5.56h四個(gè)算例。

本研究應(yīng)用多組分化學(xué)非平衡N-S守恒方程和可壓縮修正的SSTk-ω湍流模型，來(lái)流為理想氣體，氣體黏度采用Sutherland方程描述，選取基于密度的耦合顯式求解器求解穩(wěn)態(tài)問(wèn)題。來(lái)流非對(duì)稱，為使附面層發(fā)展段上壁面的附面層厚度盡量小，將上壁面設(shè)置為無(wú)滑移壁面。采用結(jié)構(gòu)網(wǎng)格劃分方法對(duì)物理域離散，由于計(jì)算域?qū)ΨQ，故取一半計(jì)算。為保證計(jì)算精度，對(duì)近壁面處、微型渦流發(fā)生器及射流附近進(jìn)行網(wǎng)格加密，網(wǎng)格總量為300萬(wàn)，局部網(wǎng)格如圖3所示。

圖3 局部網(wǎng)格示意圖

1.2 算例驗(yàn)證

為驗(yàn)證本研究選取的湍流模型計(jì)算有效性，對(duì)Babinsky[14]的微型渦流發(fā)生器超聲速繞流實(shí)驗(yàn)?zāi)Ｐ瓦M(jìn)行算例驗(yàn)證。圖4為微型渦流發(fā)生器附近的下壁面流線與實(shí)驗(yàn)油流圖。由下壁面分離結(jié)構(gòu)圖知，數(shù)值模擬將微型渦流發(fā)生器周圍流場(chǎng)特性較為準(zhǔn)確地模擬出來(lái)，流場(chǎng)在微型渦流發(fā)生器前緣處發(fā)生小范圍分離流動(dòng)，在尾部二次分離產(chǎn)生二次渦，同時(shí)形成一對(duì)反向旋轉(zhuǎn)的主渦對(duì)，主渦對(duì)的痕跡在兩張圖中均清晰可見(jiàn)。數(shù)值模擬計(jì)算結(jié)果與實(shí)驗(yàn)值吻合較好，本文選取的湍流模型較為合理。

圖4 下壁面數(shù)值模擬與實(shí)驗(yàn)

2 計(jì)算結(jié)果與分析

2.1 射流對(duì)邊界層流動(dòng)控制的影響

圖5為無(wú)射流控制以及射流分別在微型渦流發(fā)生器前后3.7h處時(shí)的上壁面壓強(qiáng)云圖。無(wú)射流控制的上壁面壓強(qiáng)前鋒已經(jīng)接近進(jìn)氣道入口，可以認(rèn)為隔離段抗反壓能力已達(dá)極限；在加入射流控制后，壓強(qiáng)前鋒均被控制在隔離段內(nèi)，較無(wú)射流控制相比，前置射流的壓強(qiáng)前鋒后移約35h，后置射流的壓強(qiáng)前鋒后移40.6h。隔離段下壁面內(nèi)低速流場(chǎng)發(fā)展?fàn)顩r直接關(guān)系到隔離段的工作狀態(tài)。為分析底層流動(dòng)狀態(tài)，圖6給出y=0.1 mm截面流向速度云圖和流線圖?？芍?，無(wú)射流控制流道的角區(qū)存在大范圍低速回流區(qū)，且已被推至進(jìn)氣道入口處，底層流場(chǎng)在回流區(qū)的擠壓下流道變窄，流速減緩，這將直接導(dǎo)致進(jìn)氣道的質(zhì)量流率的下降；而含射流控制的流場(chǎng)內(nèi)低速回流區(qū)均在微型渦流發(fā)生器后側(cè)且長(zhǎng)度大為縮短。觀察流線圖可知，前置射流的回流區(qū)范圍比后置射流大，回流區(qū)內(nèi)渦流強(qiáng)度也強(qiáng)一些，分析原因可能是在射流產(chǎn)生的高壓區(qū)作用下，部分底層來(lái)流向兩側(cè)和上部流動(dòng)，反而削弱微型渦流發(fā)生器的作用。

圖5 隔離段上壁面壓強(qiáng)云圖

為定性比較微型渦流發(fā)生器與射流組合控制下進(jìn)氣道/隔離段性能，圖7給出三個(gè)算例的沿程總壓損失變化曲線。從整體趨勢(shì)上看，無(wú)射流控制的總壓損失最大，射流后置最小，說(shuō)明加入射流控制后有利于減小總壓損失，射流后置的改善效果更明顯。射流與來(lái)流直接作用會(huì)在一定程度上不利于總壓損失的進(jìn)一步降低，可以解釋為射流置于微型渦流發(fā)生器之前導(dǎo)致噴流前的弓形激波強(qiáng)度增加，從而導(dǎo)致總壓損失增大。

圖6 y=0.1 mm截面流向速度云圖和流線圖

圖7 總壓損失系數(shù)

壁面摩擦因數(shù)Cf=2τw/(ρu2)=0.059Re-1/5[15]是用來(lái)衡量渦旋對(duì)邊界層控制作用的重要參數(shù)，較大的Cf表明動(dòng)能較高的流體被渦旋帶到壁面附近，使邊界層對(duì)抗分離的能力提高。圖8為下壁面壁面摩擦因數(shù)變化趨勢(shì)圖，以無(wú)射流為基準(zhǔn)進(jìn)行歸一化處理。在x/h=56之前，有射流控制的流場(chǎng)Cf值要大于無(wú)射流控制的流場(chǎng)，其中射流后置基本在射流前置之上；x/h=56之后無(wú)射流控制的Cf值較高，原因由上文對(duì)圖6的分析可知，無(wú)射流控制流場(chǎng)的高強(qiáng)度擾動(dòng)區(qū)已被反壓推至流場(chǎng)前部，流場(chǎng)后部較為穩(wěn)定，雷諾數(shù)Re數(shù)較小，從Cf計(jì)算公式看出，Re越小，Cf值越大。

綜上所述，微型渦流發(fā)生器與射流組合的流動(dòng)控制性能較無(wú)射流控制時(shí)更優(yōu)越。

2.2 射流噴射位置的流動(dòng)控制特性

對(duì)比圖9給出的y=0.1 mm截面不同射流位置流場(chǎng)流向速度云圖和流線圖，可以看出隨著射流位置遠(yuǎn)離微型渦流發(fā)生器，角區(qū)低速回流區(qū)與入口距離呈現(xiàn)先遠(yuǎn)離后接近的變化趨勢(shì)，其中Lj=2.78h的低速回流區(qū)距入口最遠(yuǎn)，回流作用較強(qiáng)的區(qū)域集中在長(zhǎng)度約6h的范圍內(nèi)，高速流場(chǎng)范圍最大，流動(dòng)狀況也相對(duì)較好。Lj=3.7h和Lj=5.56h的底層流場(chǎng)流動(dòng)狀況相接近，說(shuō)明射流位置繼續(xù)后移對(duì)壁面流場(chǎng)流動(dòng)狀況的改善已經(jīng)沒(méi)有幫助。

圖8 下壁面壁面摩擦因數(shù)展向平均無(wú)量綱值

圖9 y=0.1 mm截面流向速度云圖和流線圖

圖10 x/h=7.4和x/h=22.2截面渦量云圖

從圖11的對(duì)稱面速度云圖看出，在微型渦流發(fā)生器之后存在y方向逐漸擴(kuò)大的低速區(qū)，觀察流線的流向高度變化，發(fā)現(xiàn)流線高度與Lj基本呈負(fù)相關(guān)。射流過(guò)于接近微型渦流發(fā)生器時(shí)，產(chǎn)生的流向渦過(guò)早受到上部高速流體沖擊，導(dǎo)致迅速衰弱，引起流向控制區(qū)域急劇減??；而射流過(guò)于遠(yuǎn)離微型渦流發(fā)生器，較大的射流動(dòng)量易穿透微型渦流發(fā)生器后的低速區(qū)，在y方向的高度過(guò)高，難以將高動(dòng)能流體卷入底層流場(chǎng)，導(dǎo)致其控制作用下降。這也解釋了圖11中Lj=3.7h和Lj=5.56h的遠(yuǎn)場(chǎng)流向渦高度過(guò)高的現(xiàn)象。

圖11 對(duì)稱面速度云圖和流線圖

圖12為下壁面壁面摩擦因數(shù)展向平均值變化曲線(以入口Cf值為基準(zhǔn)進(jìn)行無(wú)量綱化處理)。采用Lj=2.78h位置的射流控制可以獲得較高的Cf值，但沿流向衰減較快。Lj=3.7h和Lj=5.56h在x/h=20附近，Lj=2.78h在x/h=44附近的Cf值突降，原因在于此處為角區(qū)的低速回流聚集處，處于高度湍流狀態(tài)，流動(dòng)質(zhì)量較差。射流在Lj=1.85h和Lj=2.78h的Cf值相差較大，而Lj=3.7h和Lj=5.56h差距不顯著，表明就本文研究的射流而言，Lj=1.85h和Lj=2.78h區(qū)域內(nèi)的變化對(duì)控制作用的影響較大，并且Lj=3.7h較Lj=5.56h相對(duì)好一些，說(shuō)明射流繼續(xù)向后移對(duì)流動(dòng)控制性無(wú)改善。

圖12 下壁面壁面摩擦因數(shù)展向平均無(wú)量綱值

流場(chǎng)出流質(zhì)量直接影響后部燃燒室的燃料摻混，影響燃燒效率。圖13給出了總壓畸變指數(shù)(Dp)和馬赫數(shù)畸變指數(shù)(Dm)變化曲線，對(duì)比不同Lj射流的Dp值發(fā)現(xiàn)，Lj=3.7h和Lj=5.56h基本重合，Lj=2.78h整體最小，且和Dm值一樣，在x/h=44附近躍升到最高值，與前文分析一致，此處存在回流區(qū)，引起流場(chǎng)質(zhì)量下降，馬赫數(shù)畸變?cè)龃?。就本文的?jì)算結(jié)果而言，Lj設(shè)置在2.78h至3.7h時(shí)，隔離段出口流場(chǎng)的馬赫數(shù)畸變指數(shù)和總壓畸變指數(shù)最小，出流質(zhì)量最好。

圖13 馬赫數(shù)畸變指數(shù)(a)和總壓畸變指數(shù)(b)

3 結(jié)論

通過(guò)數(shù)值模擬的方法對(duì)來(lái)流Ma=2.0條件下帶微型渦流發(fā)生器與微射流渦流發(fā)生器組合的進(jìn)氣道流場(chǎng)進(jìn)行仿真研究，著重比較了有無(wú)射流及射流位置對(duì)流動(dòng)控制特性的影響，分析了流場(chǎng)改善的原因。研究發(fā)現(xiàn)：

1) 相比無(wú)射流控制，微型渦流發(fā)生器與射流組合能夠極大提高隔離段的抗反壓能力，且射流后置的流動(dòng)控制性能更佳。

2) 設(shè)置射流間距在一定區(qū)間可以大幅度延遲角區(qū)低速回流區(qū)的形成，邊界層抗分離性增強(qiáng)，出流質(zhì)量明顯提高，在本研究的邊界條件下，Lj=2.78h的綜合控制性能最優(yōu)。

3) 流向渦的狀態(tài)影響流動(dòng)控制效果。近場(chǎng)流向渦體積越大，在向下游發(fā)展過(guò)程中，渦核也更貼近下壁面，同時(shí)免受高層高流速流體的沖擊，有利于延遲邊界層的發(fā)育。