賈軼楠, 張啟帆, 仝曉通, 岳連捷, 張新宇

(1. 中國科學(xué)院力學(xué)研究所 高溫氣體動(dòng)力學(xué)國家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室, 北京 100190; 2. 中國科學(xué)院大學(xué) 工程科學(xué)學(xué)院, 北京 100049; 3. 北京機(jī)電工程總體設(shè)計(jì)部, 北京 100854)

0 引 言

高超聲速進(jìn)氣道(以下簡稱高超進(jìn)氣道)作為超燃沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)的重要?dú)鈩?dòng)部件，其工作狀態(tài)將直接影響發(fā)動(dòng)機(jī)整體效能的發(fā)揮[1]。不起動(dòng)作為進(jìn)氣道的一種非正常工作狀態(tài)，其帶來的流場脈動(dòng)將嚴(yán)重影響發(fā)動(dòng)機(jī)的推力性能，甚至對結(jié)構(gòu)造成破壞[2]。由于在實(shí)際飛行中導(dǎo)致進(jìn)氣道不起動(dòng)的誘因繁多，因此，一旦進(jìn)氣道進(jìn)入到不起動(dòng)狀態(tài)，在不起動(dòng)誘因消失后進(jìn)氣道還能否恢復(fù)起動(dòng)狀態(tài)下的自起動(dòng)能力也是衡量進(jìn)氣道性能的重要指標(biāo)。

針對自起動(dòng)問題，Kantrowitz[3-4]最早通過假設(shè)自起動(dòng)時(shí)進(jìn)氣道內(nèi)收縮段入口處存在正激波，自起動(dòng)過程中喉道處為聲速，并基于一維流動(dòng)分析提出了僅與來流馬赫數(shù)相關(guān)的Kantrowitz極限作為進(jìn)氣道的自起動(dòng)設(shè)計(jì)準(zhǔn)則。然而在高超進(jìn)氣道實(shí)際自起動(dòng)過程中，內(nèi)收縮段波系結(jié)構(gòu)復(fù)雜且存在著大分離，明顯有別于Kantrowitz理論假設(shè)。進(jìn)而在高超進(jìn)氣道試驗(yàn)中發(fā)現(xiàn)[5-9]，即使在內(nèi)收縮比大于Kantrowitz極限的條件下，進(jìn)氣道依然具有自起動(dòng)能力。可見，要解決高超進(jìn)氣道自起動(dòng)內(nèi)收縮比極限預(yù)測問題，有必要先對進(jìn)口段內(nèi)的激波邊界層干擾問題進(jìn)行研究和分析，這其中的影響因素遠(yuǎn)不止來流馬赫數(shù)一項(xiàng)。

在考慮粘性后，Goldberg和Hefner[10-11]在馬赫數(shù)6.0條件下，結(jié)合簡化的二元進(jìn)氣道對唇口角度、唇口高度以及邊界層相對厚度等參數(shù)進(jìn)行了多方面研究。研究發(fā)現(xiàn)，進(jìn)氣道的總壓恢復(fù)能力決定了進(jìn)氣道是否可以實(shí)現(xiàn)自起動(dòng)，并且邊界層厚度對進(jìn)氣道自起動(dòng)性能影響較大。Van Wie[12]通過來流馬赫數(shù)3.0風(fēng)洞試驗(yàn)對小尺度、有粘、矩形的簡化進(jìn)氣道起動(dòng)-不起動(dòng)轉(zhuǎn)換過程進(jìn)行了觀察，將進(jìn)氣道的不起動(dòng)/自起動(dòng)過程分為“硬”和“軟”2種。通過分析不同唇口長度和高度條件下的試驗(yàn)結(jié)果，以唇口高度和長度粗略地劃分了“軟”/“硬”不起動(dòng)/自起動(dòng)分界線。Yue[13]深入開展了進(jìn)口薄邊界層下唇罩壓縮角度對簡化進(jìn)氣道自起動(dòng)性能影響的試驗(yàn)研究，獲得了其影響規(guī)律，并指出可通過分級壓縮提升進(jìn)氣道的自起動(dòng)能力。Flock和Gülhan[14]通過來流馬赫數(shù)6.0～7.0之間的風(fēng)洞試驗(yàn)對三維進(jìn)氣道自起動(dòng)過程流場進(jìn)行觀測，發(fā)現(xiàn)與平唇口相比，V型唇口由于增加了溢流量而對進(jìn)氣道自起動(dòng)性能有提升作用。

盡管之前已有大量關(guān)于進(jìn)氣道自起動(dòng)的研究，但是研究對象大多為簡化的進(jìn)氣道構(gòu)型，并未考慮實(shí)際進(jìn)氣道的肩部膨脹扇結(jié)構(gòu)以及不同的壓縮方式。因此有必要結(jié)合現(xiàn)有的結(jié)果與上述影響因素下的結(jié)果進(jìn)行對比，獲得其在進(jìn)氣道自起動(dòng)過程中的影響規(guī)律，為提升進(jìn)氣道自起動(dòng)能力設(shè)計(jì)提供參考和依據(jù)。

1 研究對象和試驗(yàn)方法

1.1 研究對象

為研究膨脹波及壓縮方式對自起動(dòng)性能的影響，盡量減小單一影響因素變化時(shí)其他因素的干擾，采用文獻(xiàn)[13]中的簡化模型作為基準(zhǔn)，如圖1(a)所示。簡化進(jìn)氣道模型中的激波發(fā)生器為唇罩，對側(cè)為底板。其中唇罩壓縮角度α，唇口上游底板長度L，唇口高度H以及進(jìn)氣道喉道高度Ht等值均可通過替換部件實(shí)現(xiàn)對唇罩激波強(qiáng)度、邊界層相對厚度以及內(nèi)收縮比的單獨(dú)調(diào)節(jié)。與此同時(shí)，保證進(jìn)氣道進(jìn)口流場的均勻性不受噴管外流動(dòng)的干擾，對唇口上游底板長度L大于300mm的模型底板邊緣增加側(cè)翼結(jié)構(gòu)，如圖1(b)所示。進(jìn)氣道內(nèi)壓縮段寬度為80mm，唇口前底板為矩形，寬度為180mm。進(jìn)氣道唇口高度H與喉道高度Ht的比值為進(jìn)氣道的內(nèi)收縮比(Internal Contraction Ratio,ICR)。對于唇罩壓縮角度(α=7°、11°和15°)、唇口上游底板長度L、唇口高度H相同的，試驗(yàn)設(shè)計(jì)加工了一系列斜劈厚度的唇罩，通過選配不同厚度的唇罩部件改變Ht來獲得不同的進(jìn)氣道內(nèi)收縮比ICR，其調(diào)節(jié)精度可達(dá)到0.05。本文用能保證進(jìn)氣道實(shí)現(xiàn)自起動(dòng)的最大內(nèi)收縮比MaximumICR來表征進(jìn)氣道的自起動(dòng)性能。

(a) 簡化進(jìn)氣道模型示意圖

(b) 簡化進(jìn)氣道模型照片(L=400mm, H=40mm)

作為研究肩點(diǎn)膨脹波對進(jìn)氣道自起動(dòng)性能影響的對比模型，設(shè)計(jì)了僅帶1道外壓縮激波的二元進(jìn)氣道模型(如圖2所示)，其外壓縮角度α分別為7°、11°和15°，內(nèi)壓縮段寬度為80mm，側(cè)板上游底板寬度為200mm，長度為300mm，壓縮面兩側(cè)加裝側(cè)翼結(jié)構(gòu)。由于唇口激波強(qiáng)度對自起動(dòng)能力的極大影響，本試驗(yàn)設(shè)計(jì)保證唇口激波氣流轉(zhuǎn)角與簡化模型相同。試驗(yàn)進(jìn)氣道喉道高度Ht=24mm，通過調(diào)節(jié)水平唇罩前后位置，改變進(jìn)氣道唇口的進(jìn)口面積，以調(diào)節(jié)進(jìn)氣道內(nèi)收縮比ICR。

(a) 二元進(jìn)氣道模型示意圖

(b) 二元進(jìn)氣道模型照片

Fig.2Schematic(a)andphotograph(b)ofthetesttwo-dimensionalinletmodel

為對比研究壓縮方式對進(jìn)氣道自起動(dòng)性能的影響，設(shè)計(jì)加工了如圖3所示的側(cè)壓進(jìn)氣道模型。側(cè)壓進(jìn)氣道唇罩與來流方向持平，對氣流無壓縮, 前端與側(cè)壓板齊平，側(cè)板為零后掠角設(shè)計(jì)。氣流僅由進(jìn)氣道側(cè)板誘導(dǎo)的側(cè)壓激波進(jìn)行壓縮，試驗(yàn)中側(cè)板角度α分別為7°、11°和15°，通過改變側(cè)板的厚度實(shí)現(xiàn)對進(jìn)氣道內(nèi)收縮比的控制。唇口高度H為20和40mm。模型采用5種底板，長度L分別為200、300、400、500和600mm。為避免底板邊緣的側(cè)向流動(dòng)干擾，對唇口上游底板長度L>300mm的模型底板邊緣增加側(cè)翼結(jié)構(gòu)。側(cè)擋板在側(cè)壁壓縮外側(cè)，與側(cè)壓板之間存在邊界層排移通道，如圖3所示。側(cè)擋板的邊界層會(huì)隨溢流排出，不進(jìn)入內(nèi)通道。進(jìn)氣道的側(cè)壓式進(jìn)氣道內(nèi)壓縮段進(jìn)口寬度為80mm，唇口前底板寬度為180mm。試驗(yàn)中進(jìn)氣道內(nèi)收縮比ICR的調(diào)節(jié)精度可達(dá)到0.05。

圖3 側(cè)壓進(jìn)氣道模型圖

1.2 實(shí)驗(yàn)設(shè)備及測試方法

1.2.1 風(fēng)洞介紹

試驗(yàn)在中國科學(xué)院力學(xué)研究所高溫氣體動(dòng)力學(xué)國家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室的GJF激波風(fēng)洞中展開。激波風(fēng)洞主要由驅(qū)動(dòng)段、雙膜段(中壓段)、被驅(qū)動(dòng)段、型面噴管、實(shí)驗(yàn)艙和真空罐組成。風(fēng)洞的結(jié)構(gòu)布局及尺寸說明見圖4,其中，激波風(fēng)洞的驅(qū)動(dòng)段長度為11.2m，被驅(qū)動(dòng)段長度為22.0m，驅(qū)動(dòng)段與被驅(qū)動(dòng)段內(nèi)徑均為405mm，拉瓦爾噴管出口直徑為800mm。

圖4 GJF激波風(fēng)洞布局及尺寸示意圖

驅(qū)動(dòng)段和被驅(qū)動(dòng)段中的氣體都為室溫下的壓縮空氣，通過激波壓縮氣體焓值被提高，經(jīng)過拉瓦爾噴管加速到試驗(yàn)所需要的馬赫數(shù)，噴管可模擬的馬赫數(shù)分別為3.5、4.0、5.0、6.0和7.0，試驗(yàn)均在馬赫數(shù)4.0噴管下開展。對應(yīng)的試驗(yàn)段氣流參數(shù)如表1所示，激波風(fēng)洞的氣流總壓隨時(shí)間的變化曲線如圖5所示，可以看到靜壓曲線在40～65ms間相對穩(wěn)定。

表1 GJF激波風(fēng)洞實(shí)驗(yàn)段氣流參數(shù)Table 1 The flow conditions in the test section of GJF shock tunnel

圖5 GJF激波風(fēng)洞的靜壓變化曲線(Ma=4.0)

Fig.5VariationofstaticpressurewithtimeinGJFshocktunnel(Ma=4.0)

1.2.2 進(jìn)氣道自起動(dòng)電弧破膜實(shí)驗(yàn)方法

為了在風(fēng)洞毫秒量級的運(yùn)行時(shí)間內(nèi)實(shí)現(xiàn)進(jìn)氣道不起動(dòng)及自起動(dòng)過程，采用了基于激波風(fēng)洞的電弧破膜進(jìn)氣道起動(dòng)試驗(yàn)技術(shù)。圖6為進(jìn)氣道破膜裝置示意圖。進(jìn)氣道出口處連接轉(zhuǎn)接法蘭，法蘭盤之間安裝滌綸膜片，在試驗(yàn)初始階段可以實(shí)現(xiàn)進(jìn)氣道出口面積全堵塞。膜片上貼有電阻絲，并與點(diǎn)火器連接，試驗(yàn)前將點(diǎn)火器提前充入1800V的高電壓，試驗(yàn)過程中由延時(shí)脈沖信號(hào)發(fā)生器控制點(diǎn)火器放電破膜。延時(shí)信號(hào)發(fā)生器的觸發(fā)信號(hào)為風(fēng)洞總壓傳感器的放大電壓信號(hào)，在設(shè)定的延時(shí)后，信號(hào)發(fā)生器輸出脈沖電壓信號(hào)觸發(fā)點(diǎn)火器電阻絲放電。

圖6 進(jìn)氣道自起動(dòng)破膜裝置示意圖

Fig.6Schematicofexperimentaldevicesforinletrestartinginshocktunnel

激波風(fēng)洞流場建立后，由于進(jìn)氣道出口處于壅塞狀態(tài)，進(jìn)氣道處于不起動(dòng)喘振流態(tài)，到達(dá)設(shè)定時(shí)間后，延時(shí)信號(hào)發(fā)生器發(fā)出脈沖電壓信號(hào)給點(diǎn)火器，觸發(fā)電阻絲在短時(shí)間內(nèi)燒毀膜片，進(jìn)氣道出口處的膜片在5～10ms時(shí)由于內(nèi)外流場壓差的作用而完全打開，進(jìn)氣道下游堵塞消失以考察進(jìn)氣道的自起動(dòng)能力。整個(gè)過程能在激波風(fēng)洞的穩(wěn)定運(yùn)行時(shí)間段內(nèi)完成，可以準(zhǔn)確地判斷進(jìn)氣道在高反壓擾動(dòng)消失后是否能夠自起動(dòng)。通過該試驗(yàn)方法對軸對稱進(jìn)氣道在激波風(fēng)洞中的試驗(yàn)結(jié)果與常規(guī)風(fēng)洞的試驗(yàn)結(jié)果對比，發(fā)現(xiàn)進(jìn)氣道自起動(dòng)能力基本一致[15]，證明該方法能較好地研究進(jìn)氣道自起動(dòng)特性。

1.2.3 試驗(yàn)觀測手段

借助于雙鏡平行光紋影系統(tǒng)對進(jìn)氣道自起動(dòng)流場進(jìn)行顯示和記錄，輔助判斷其是否正常起動(dòng)。該紋影系統(tǒng)光源為氙燈，對于紋影流場的記錄采用FASTCAM SA4的高速攝影系統(tǒng)完成，拍攝鏡頭光圈為f/2.8，焦距為200mm，高速相機(jī)設(shè)置的拍攝幀率為5000幀/s，曝光時(shí)間為6.2μs，圖片分辨率為896pixel×896pixel。紋影拍攝系統(tǒng)由風(fēng)洞總壓信號(hào)來觸發(fā)拍攝記錄圖片，每次試驗(yàn)記錄風(fēng)洞起動(dòng)后200ms內(nèi)的氣流流動(dòng)特性，可涵蓋風(fēng)洞運(yùn)行的整個(gè)過程。

2 膨脹波對進(jìn)氣道自起動(dòng)性能的影響

基準(zhǔn)構(gòu)型進(jìn)氣道(圖1)的試驗(yàn)結(jié)果已在文獻(xiàn)[13]中總結(jié)，下面給出圖2中二元進(jìn)氣道模型試驗(yàn)結(jié)果。受進(jìn)氣道出口處滌綸膜片的阻擋，風(fēng)洞起動(dòng)后進(jìn)氣道內(nèi)首先形成不起動(dòng)大喘振流場。在t=30.0ms時(shí)，延時(shí)脈沖信號(hào)發(fā)生器控制點(diǎn)火器放電使出口處膜片燒毀，進(jìn)氣道出口附近壓強(qiáng)降低，破膜產(chǎn)生的膨脹波前傳，導(dǎo)致大喘振分離激波向唇口方向回退。圖7為喘振激波向下游移動(dòng)過程中進(jìn)氣道流場的紋影圖。在t=38.8ms時(shí)，進(jìn)氣道唇口內(nèi)出現(xiàn)一道激波，且不斷向下游運(yùn)動(dòng)。這是來流在下游高壓下滯止出的激波，且隨著下游膜片的破壞，通道背壓下降，該激波將被吞入到通道內(nèi)。通過激波不同時(shí)刻的相對位置關(guān)系可以估算出激波運(yùn)動(dòng)速度，約為283.5m/s。

圖7 二元進(jìn)氣道破膜后流場紋影示意圖 (α=7°，ICR=1.89)

Fig.7Schlierenimagesoftwo-dimensionalinletmodelafterthediaphragmruptures(α=7°，ICR=1.89)

試驗(yàn)發(fā)現(xiàn)，自起動(dòng)過程中唇口外向下游移動(dòng)的分離激波角度幾乎不變，迎風(fēng)角大約為27°，如圖8所示。根據(jù)Chapman[16]提出的自由相互作用理論與 Zhukoski對湍流邊界層誘導(dǎo)分離進(jìn)行綜合分析，當(dāng)雷諾數(shù)滿足3.0×104

二元進(jìn)氣道與簡化進(jìn)氣道在不同壓縮角度下的自起動(dòng)性能如圖9所示。與簡化模型相同，隨著氣流偏轉(zhuǎn)角度的增加，唇罩激波強(qiáng)度增大，由唇罩激波帶來的總壓損失增大，唇罩激波誘導(dǎo)的激波-邊界層相互作用更加劇烈，進(jìn)氣道自起動(dòng)極限收縮比隨氣流偏轉(zhuǎn)角度α的增加而減小。由于外壓縮激波的存在，7°、11°和15°偏轉(zhuǎn)角度下進(jìn)氣道唇口處的主流馬赫數(shù)分別為3.5、3.2和2.9，小于簡化進(jìn)氣道模型的唇口馬赫數(shù)4.0。唇口馬赫數(shù)減小，其對應(yīng)的Kantrowitz極限與等熵壓縮極限值降低，進(jìn)氣道需要更大的喉道面積使捕獲流量全部通過，自起動(dòng)極限收縮比減小。因此,氣流偏轉(zhuǎn)角度為7°的二元進(jìn)氣道自起動(dòng)極限收縮比為1.90，小于對應(yīng)簡化模型的自起動(dòng)極限收縮比2.00。然而，對于氣流偏轉(zhuǎn)角度較大(11°和15°)的模型，二元進(jìn)氣道的自起動(dòng)性能優(yōu)于簡化進(jìn)氣道。對于大角度模型，進(jìn)氣道是否能夠?qū)崿F(xiàn)自起動(dòng)取決于分離區(qū)是否形成氣動(dòng)喉道限制進(jìn)氣道流量的捕獲。與分離區(qū)同側(cè)的肩點(diǎn)膨脹波對局部流場進(jìn)行加速減壓，增強(qiáng)了其抗反壓能力，并促進(jìn)了分離區(qū)向下游移動(dòng)。因此，對于受分離區(qū)影響的大角度進(jìn)氣道，同側(cè)膨脹波能有效提高其自起動(dòng)能力。

圖8 二元進(jìn)氣道自起動(dòng)過程紋影示意圖 (α=7°, ICR=1.89)

Fig.8Schlierenimagesoftwo-dimensionalinletrestartprocess(α=7°,ICR=1.89)

圖9 二元進(jìn)氣道自起動(dòng)性能隨氣流偏轉(zhuǎn)角變化曲線

對于二元進(jìn)氣道模型，氣流經(jīng)過外壓激波后偏轉(zhuǎn)，到達(dá)唇口處反向偏轉(zhuǎn),流向恢復(fù)為水平狀態(tài)。當(dāng)壓縮角度較大，進(jìn)氣道自起動(dòng)性能較差。參考文獻(xiàn)[13]對唇罩激波進(jìn)行分級壓縮優(yōu)化，對進(jìn)氣道(見圖2)自起動(dòng)能力對壓縮角度變化曲線進(jìn)行研究，將壓縮角度為15°的進(jìn)氣道模型唇罩進(jìn)行分級，分散為5°+5°+5°(如圖10所示)，3道激波分散不相交。

唇罩分級壓縮模型的自起動(dòng)性能如圖11所示，其自起動(dòng)極限收縮比為1.66，較單波壓縮模型提高了18.6%。對于壓縮角度為15°的二元進(jìn)氣道模型，其唇罩截面主流馬赫數(shù)為2.9。若將唇罩進(jìn)行單級壓縮，氣流經(jīng)過外壓激波與唇罩激波后,馬赫數(shù)為2.2，無粘總壓恢復(fù)系數(shù)為72.4%。而對于唇罩5°+5°+5°的分級壓縮模型，氣流經(jīng)過4道壓縮激波并恢復(fù)水平方向時(shí),馬赫數(shù)為2.26，無粘總壓恢復(fù)系數(shù)為79.4%。分級壓縮不僅減小了由壓縮激波帶來的總壓損失，而且激波強(qiáng)度的減小也降低了激波-邊界層相互作用的劇烈程度，減小了分離區(qū)尺度?？梢娺@種將強(qiáng)激波壓縮分級為若干弱激波的方式對簡化進(jìn)氣道模型與二元進(jìn)氣道模型均適用。

3 壓縮方式對進(jìn)氣道自起動(dòng)性能影響研究

Trexler[17-18]在20世紀(jì)70年代首次提出了利用側(cè)板對氣流進(jìn)行壓縮的側(cè)壓式進(jìn)氣道，其最大的優(yōu)點(diǎn)是結(jié)構(gòu)簡單，起動(dòng)馬赫數(shù)低，可以在很厚的前體邊界層來流條件下工作。僅利用側(cè)板對氣流進(jìn)行壓縮的進(jìn)氣道[19-21]現(xiàn)已很少在實(shí)際應(yīng)用中被采用，一般是作為三維壓縮的部分出現(xiàn)，但對純側(cè)壓式進(jìn)氣道的自起動(dòng)性能規(guī)律的研究，可以有助于對三維進(jìn)氣道起動(dòng)特性的深化理解。

3.1 壓縮激波強(qiáng)度和邊界層厚度對側(cè)壓式進(jìn)氣道自起動(dòng)性能影響

圖12給出了唇罩截面薄邊界層(L=600mm，H=40mm，H/δ=4.2)與截面厚邊界層(L=600mm，H=20mm，H/δ=2.1)條件下側(cè)壓式進(jìn)氣道的自起動(dòng)性能隨壓縮角度α的變化，其中邊界層厚度均借助皮托管測得。在來流馬赫數(shù)Ma=4.0條件下，壓縮角度α直接決定了壓縮激波的強(qiáng)度。對于唇罩截面存在薄邊界層的進(jìn)氣道，當(dāng)側(cè)壓角度由7°增加至11°，進(jìn)氣道自起動(dòng)極限收縮比下降18.0%，由1.83減小至1.50；當(dāng)側(cè)壓角度由11°增加至15°，進(jìn)氣道自起動(dòng)收縮比變化很小。對于唇罩截面厚邊界層的進(jìn)氣道，當(dāng)側(cè)壓角度由7°增加至11°，進(jìn)氣道自起動(dòng)極限收縮比下降15.7%，由1.90減小至1.60；當(dāng)側(cè)壓角度由11°增加至15°，進(jìn)氣道自起動(dòng)極限收縮比下降12.5%，由1.60減小至1.40。可以看到，壓縮角由7°增加至11°時(shí)，進(jìn)氣道自起動(dòng)性能明顯下降，而由11°增加至15°時(shí)，唇口截面薄邊界層的進(jìn)氣道性能變化較為平緩，唇口截面厚邊界層的進(jìn)氣道性能仍明顯下降。唇罩角度的增加使壓縮激波強(qiáng)度增加，激波總壓損失增大，進(jìn)氣道自起動(dòng)性能呈現(xiàn)下降趨勢。

圖12 側(cè)壓式進(jìn)氣道自起動(dòng)性能隨壓縮角度α的變化

Fig.12VariationofthemaximumICRwiththecowlangleofside-compressioninletmodel

由于側(cè)板誘導(dǎo)的平面掃掠激波與壁板邊界層發(fā)生相互干擾，掃掠激波前后的壓力梯度會(huì)在邊界層內(nèi)引發(fā)二次流，有可能引發(fā)主分離、主再附、二次分離、二次再附等流動(dòng)結(jié)構(gòu)。流場模式與壓縮角度α及掃掠激波的強(qiáng)度相關(guān)。但是側(cè)壓試驗(yàn)缺乏直觀觀測試驗(yàn)手段，進(jìn)氣道內(nèi)部的流場結(jié)構(gòu)無法直接獲得。為進(jìn)一步研究流動(dòng)機(jī)理，參考了試驗(yàn)環(huán)境與GJF激波風(fēng)洞相近的T-333風(fēng)洞[22]中掃掠激波邊界層干擾的試驗(yàn)數(shù)據(jù)對現(xiàn)有試驗(yàn)結(jié)果進(jìn)行輔助分析。T-333風(fēng)洞的來流馬赫數(shù)為Ma=3.92，總壓p0=1.48MPa，單位雷諾數(shù)Re=8.9×105/m，壓縮前緣處底板邊界層厚度為δ=3.5mm，側(cè)板高度為100mm，其進(jìn)氣道唇口截面邊界層厚度相對較薄。T-333試驗(yàn)發(fā)現(xiàn)，在對稱軸附近，一些流線直接向下游流動(dòng)，匯聚成一個(gè)特征喉道(Characteristic Throat)。當(dāng)側(cè)壓壓縮角為7°，氣流經(jīng)過特征喉道時(shí)沒有出現(xiàn)分離現(xiàn)象。對于唇口截面薄邊界層的進(jìn)氣道模型，當(dāng)壓縮角由7°增加至11°時(shí)，對稱軸特征喉道下游開始出現(xiàn)大尺度分離，進(jìn)而導(dǎo)致所觀測到的進(jìn)氣道自起動(dòng)性能出現(xiàn)明顯下降現(xiàn)象；壓縮角度由11°增加至15°時(shí)，對稱軸分離區(qū)一直存在，尺度隨壓縮角增長而擴(kuò)大，進(jìn)氣道自起動(dòng)性能降低但變化較為平緩。對于唇口截面厚邊界層的進(jìn)氣道模型，邊界層相對厚度帶來的影響趨勢較為復(fù)雜。

圖13給出了α=7°、11°時(shí)側(cè)壓式進(jìn)氣道的自起動(dòng)極限收縮比隨唇口截面邊界層相對厚度H/δ的變化曲線。當(dāng)模型唇罩截面邊界層相對較薄(4.2

圖13 側(cè)壓式進(jìn)氣道自起動(dòng)性能隨唇罩截面邊界層相對厚度H/δ的變化

Fig.13VariationofthemaximumICRwithH/δofside-compressioninletmodel

3.2 壓縮方式對進(jìn)氣道自起動(dòng)性能的影響

側(cè)壓式進(jìn)氣道側(cè)板掃掠激波與邊界層干擾，三維效應(yīng)帶來的影響使其自起動(dòng)特性與頂壓式進(jìn)氣道存在顯著差別。圖14所示為α=7°、11°時(shí)，側(cè)壓式進(jìn)氣道與頂壓式進(jìn)氣道的自起動(dòng)極限收縮比隨唇口截面邊界層相對厚度H/δ的變化曲線。對于壓縮角度α=11°的進(jìn)氣道，唇罩壓縮頂壓模型的自起動(dòng)能力始終很差，自起動(dòng)極限收縮比在1.20左右，而側(cè)壓模型的maximumICR始終大于1.50。側(cè)板壓縮使進(jìn)氣道的自起動(dòng)性能提升25.0%以上，在H/δ=16.7時(shí)，側(cè)壓帶來的性能優(yōu)化達(dá)到最大，與頂壓相比，自起動(dòng)極限收縮比提升46.7%。11°頂壓模型的自起動(dòng)性能受內(nèi)收縮段大尺度分離區(qū)形成的氣動(dòng)喉道限制，在內(nèi)收縮比很小時(shí)才能實(shí)現(xiàn)自起動(dòng)。但11°側(cè)壓模型的掃掠激波與底板邊界層的干擾強(qiáng)度受三維效應(yīng)影響，其引發(fā)的分離尺度小于二維激波-邊界層引發(fā)的分離區(qū)尺度。因此，壓縮角度較大的側(cè)壓式進(jìn)氣道自起動(dòng)性能明顯優(yōu)于頂壓式進(jìn)氣道模型。

圖14 側(cè)壓進(jìn)氣道與頂壓進(jìn)氣道自起動(dòng)性能隨唇罩截面邊界層相對厚度H/δ的變化

Fig.14VariationofthemaximumICRwithH/δofside-compressionandcowl-compressioninletmodels

對于壓縮角度α=7°的進(jìn)氣道，在唇罩截面邊界層較薄(4.2

4 結(jié) 論

為了探究實(shí)際進(jìn)氣道肩部膨脹扇以及壓縮方式對進(jìn)氣道自起動(dòng)性能的影響，結(jié)合多套具體的進(jìn)氣道構(gòu)型，針對不同的壓縮角、邊界層厚度開展了激波風(fēng)洞試驗(yàn)，在Ma4.0進(jìn)氣道進(jìn)口馬赫數(shù)條件下，獲得了其極限內(nèi)收縮比變化規(guī)律，研究結(jié)果表明：

(1) 通過二元進(jìn)氣道與簡化進(jìn)氣道的風(fēng)洞試驗(yàn)對比，發(fā)現(xiàn)與分離區(qū)同側(cè)的膨脹扇會(huì)對當(dāng)?shù)貧饬骷铀?，降低局部壓?qiáng)，進(jìn)而對壓縮激波較強(qiáng)的進(jìn)氣道自起動(dòng)過程有明顯的改善作用。唇罩分級壓縮對于二元進(jìn)氣道的自起動(dòng)能力也具有提高效果。

(2) 由于側(cè)壓掃掠激波與底板邊界層干擾中三維效應(yīng)的影響，邊界層厚度對側(cè)壓式進(jìn)氣道自起動(dòng)性能的影響趨勢與頂壓式進(jìn)氣道存在明顯的差異。當(dāng)邊界層較薄時(shí)，進(jìn)氣道自起動(dòng)極限隨邊界層喉道增加略有下降，而當(dāng)邊界層喉道增加時(shí)，進(jìn)氣道自起動(dòng)性能將小幅提升。

(3) 通過對比側(cè)壓模型與頂壓模型的試驗(yàn)結(jié)果發(fā)現(xiàn)，自起動(dòng)受限于幾何喉道的進(jìn)氣道構(gòu)型，壓縮方式對進(jìn)氣道自起動(dòng)性能的影響不明顯。對于由壓縮激波-邊界層干擾誘導(dǎo)分離區(qū)形成的氣動(dòng)喉道決定能否起動(dòng)的進(jìn)氣道，側(cè)壓方式有利于提高進(jìn)氣道的自起動(dòng)性能。