蔡 佳，黃河峽，唐學斌，譚慧俊，李 超，3，呂靖昊

(1. 南京航空航天大學 能源與動力學院，南京 210016；2. 南京工業(yè)職業(yè)技術大學 航空工程學院，南京 210023；3. 北京空天技術研究所，北京 100074)

0 引 言

進氣道作為飛行器和推進系統(tǒng)的氣動交接面，承擔著為發(fā)動機提供足量品質(zhì)壓縮空氣的重任，其工作特性直接影響飛行器的氣動力、發(fā)動機的工作效率和穩(wěn)定工作邊界[1]。隨著飛行馬赫數(shù)的增加，飛行器-發(fā)動機一體化程度越來越高[2]，進氣道的重要性越來越強。對于高超聲速飛行器，其前體與進氣道壓縮面高度一體化，前體分擔了部分的空氣壓縮、流量捕獲的任務。同時，高超聲速飛行器普遍很長，前體邊界層很厚，Huang研究發(fā)現(xiàn)對于馬赫數(shù)5量級的前體/進氣道，進氣道管道入口截面的邊界層厚度可達管道高度的20%以上[3]。當自前體發(fā)展而來的邊界層吸入至進氣道之后，在進氣道壓縮面、唇罩等誘導的激波系作用下，在進氣道內(nèi)部產(chǎn)生諸多的激波-邊界層干擾流動現(xiàn)象，如壓縮拐角-激波邊界層干擾、唇罩入射激波-邊界層干擾、唇罩激波-側(cè)壁邊界層形成的掃掠激波邊界層干擾、結(jié)尾激波串流動等等[4-5]。激波-邊界層干擾現(xiàn)象的存在，在進氣道局部形成低能流堆積或者卷起低能旋渦，并誘導一些額外的分離激波、再附激波等，顯著地降低進氣道的氣動性能、縮小進氣道的穩(wěn)定工作邊界[6-7]。除此之外，前體厚邊界層，如果在設計時不加以修正，可降低進氣道的捕獲流量16%以上[8-9]。隨著馬赫數(shù)的增加，飛行器前體更長。對于馬赫數(shù)8量級REST進氣道，Gollan發(fā)現(xiàn)入口邊界層可達到管道高度的30%左右[10]；對于馬赫數(shù)12的高超聲速進氣道，這一數(shù)值甚至可超過50%[8]，其所面臨的激波-邊界層干擾現(xiàn)象更為突出。因此，如何減薄前體/壓縮面上的邊界層厚度，避免其被吸入進氣道，是高超聲速進氣道研究領域面臨的一個嚴峻的、必須要解決的難題。

目前已經(jīng)發(fā)展的前體邊界層排移方法主要有邊界層隔道[11-13]和三維鼓包[14]。邊界層隔道是超聲速飛機（如：F-15、F-16、Su-27等）的標配，其通過將進氣道內(nèi)通道高懸在邊界層外部，從根源上避免了飛機機體邊界層被吸入至進氣道內(nèi)，但其氣動阻力大，不適合推阻余量本來就不大的高超聲速飛行器。為了取消飛行器上的隔道，20世紀60年代Simon就提出了利用三維壓縮鼓包替換平面壓縮面，試驗結(jié)果證明鼓包壓縮相比于平面壓縮的進氣道具有更好的氣動性能，且對攻角、側(cè)滑角變化不敏感[15]。洛克希德馬丁公司的Hamstra等提出了基于外錐流場結(jié)合流線追蹤的鼓包設計方法[16]，并在F-35飛機上作為一項標志性成果得到成功應用[14]。楊應凱[17]通過試驗驗證了鼓包進氣道具備邊界層排移能力，在馬赫數(shù)1.8條件下進氣道的總壓恢復系數(shù)可超過0.9。Kim將一馬赫數(shù)2工作的平面壓縮面進氣道最后一級壓縮面替換成鼓包，發(fā)現(xiàn)采用鼓包之后可以有效削弱結(jié)尾正激波-邊界層干擾，提升了進氣道性能[18-19]。趙海剛等[20]發(fā)現(xiàn)，在亞聲速狀態(tài)下鼓包仍然具有足夠的邊界層排移能力，且流量系數(shù)越低，排移效果越好。近年來，如何將鼓包進氣道和高超聲速飛行器前體實現(xiàn)一體化成為當下的一個研究熱點。Xu等[21]實現(xiàn)了鼓包進氣道和軸對稱前體一體化，發(fā)現(xiàn)鼓包壓縮不僅可以排移邊界層，還可降低進氣道的自起動馬赫數(shù)0.95以上。Yu等[22]將鼓包壓縮前體和內(nèi)轉(zhuǎn)式進氣道進行一體化設計，實現(xiàn)了鼓包波后三維流場下內(nèi)轉(zhuǎn)式進氣道中壓縮激波的乘波設計。

綜上，對于高超聲速飛行器前體/進氣道而言，三維壓縮鼓包前體在邊界層排移方面優(yōu)勢明顯，但如何實現(xiàn)其與進氣道壓縮面的一體化設計并強化其排移效果還值得開展進一步的研究。鑒于此，本文進行基于展向壓力分布可控的高超聲速前體/進氣道壓縮面一體化設計，研究展向壓力分布對邊界層排移的影響規(guī)律。

1 數(shù)值仿真方法和檢驗

1.1 數(shù)值方法介紹

為了研究所設計的前體/壓縮面對邊界層的排移能力，通過仿真方法對前體/壓縮面的流動進行研究。選用商用軟件ANSYS FLUENT求解三維可壓縮雷諾平均的N-S方程，其中湍流模型選擇兩方程的SSTk-ω模型。該模型在近壁采用Wilcoxk-ω模型，外層采用標準k-ε模型，特別適合模擬具有強逆壓梯度的流動，在高超聲速進氣道這類典型的增壓部件中被廣泛采用[3,7]，且具有一定的模擬精度。無黏流通矢量分裂采用Roe格式，控制方程的離散采用二階迎風格式，時間項采用隱式格式以加速收斂，分子黏性系數(shù)的求解采用Sutherland公式。計算過程中通過監(jiān)控出口流量參數(shù)的平均值，當其數(shù)值基本保持不變時認為計算已經(jīng)收斂。

網(wǎng)格采用ICEM CFD進行劃分，全部采用結(jié)構化網(wǎng)格。在所有的壁面附近均通過O-Grid生成一層貼體網(wǎng)格以捕捉近壁邊界層。第一層網(wǎng)格高度設置為0.01 mm，以滿足湍流模型對壁面y+在量級1左右的需求。整個計算域的網(wǎng)格量為450萬。采用的邊界類型如圖1所示，其中自由來流設置為壓力遠場，對應的來流馬赫數(shù)為7.0，靜壓和靜溫按照28 km標準大氣參數(shù)給定，壁面為無滑移的絕熱物面，出口設定為壓力出口。

圖1 網(wǎng)格和邊界條件示意（網(wǎng)格稀疏化顯示）Fig. 1 Schematic of the grid and boundary conditions(coarse grid for clarity)

1.2 算例檢驗

為了檢驗選取的計算方法對三維壓縮前體流動捕捉的準確性，選取課題組開展的單錐鼓包試驗結(jié)果進行校驗[23]。其試驗馬赫數(shù)為2.9，單錐鼓包半錐角28°。圖2對比了仿真與試驗獲得的鼓包誘導流場結(jié)構及壁面靜壓分布，可以看到，仿真獲得的鼓包誘導激波與試驗結(jié)果基本一致，對稱面沿程壓力分布與試驗值基本吻合，說明所選用的仿真方法可以較為準確地模擬三維鼓包壓縮流動。

圖2 仿真與試驗紋影圖及壁面壓力對比Fig. 2 Comparison of numerical and experimental schlieren images and surface pressure distribution

2 結(jié)果與討論

2.1 基于展向壓力分布可控的前體/壓縮面一體化設計原理

由于外錐流場沿徑向方向有一定的壓力梯度，采用流線追蹤設計的壓縮面沿寬度方向會繼承基準流場的特性，呈現(xiàn)出一定的展向壓力梯度。為了充分有效地利用這種天然的展向壓力梯度，并盡可能強化其效果，促進邊界層向兩側(cè)排移，提出了一種基于展向壓力分布可控的前體/壓縮面設計方法，如圖3所示。圖中給出了所采用的軸對稱基準流場，由于第一道前體激波波后錐形流具有仿射相似特性，相同方位角θ下所有的參數(shù)均相同，并且隨著方位角θ的減小，壓力逐漸增高。利用這一特性，提出的基于展向壓力分布可控的前體/壓縮面設計方法流程如下：

圖3 基于展向壓力分布可控的前體/壓縮面設計方法示意圖Fig. 3 Schematic diagram of the forebody/compression surface design method based on controlled lateral pressure distribution

1）求解Taylor-Maccoll方程，獲得第一道錐形激波波后壓力分布p(θ)。

2）根據(jù)有旋流特征線法，求解基準流場波系結(jié)構。

3）給定第一道錐形激波波后某一個站位x壁面上的無黏壓力分布規(guī)律p'(δ)。其中δ為扇形角。壓力的上限p'max在對稱面處（δ= 0°），為了保證可以順利向上、下游追蹤流線，最高壓力應略小于錐形壁面上的靜壓；壓力下限p'min取為緊靠錐形激波波后的靜壓；沿著寬度方向，壓力連續(xù)地從上限降低至下限。

4）根據(jù)第3步給出站位上任一點的壓力p'(δ)，結(jié)合第1步求解的錐形激波壓力分布規(guī)律p(θ)，插值反求點所在的半徑r=x*tanθ，如圖4所示。

圖4 橫截面捕獲型線上任一點的半徑分布Fig. 4 Radius distribution of a point on the capture profile

5）根據(jù)第4步確定的半徑r，進而可確定點的空間坐標為[x,y=r*cosδ,z=r*sinδ]。

6）根據(jù)給定站位任一點的坐標(x,r)，在基準流場中沿上、下游追蹤流線，僅保留第一道錐形激波波后的部分流線。

7）對追蹤獲得的流線進行旋轉(zhuǎn)變換，其中旋轉(zhuǎn)角為對應的扇形角δ。

8）將各點追蹤的流線構成前體/壓縮面。前體/壓縮面構型如圖5所示。

圖5 前體/進氣道設計原理圖Fig. 5 Schematic diagram of the forebody/inlet design

從上面的分析中可以看到，對稱面上的點1處由于壓力最高，因此所在的半徑最小，方位角θ也最小；而在前體兩側(cè)的點，在基準流場中對應的壓力越低，所在半徑越大，方位角也隨之增加。因此，通過給定沿著展向的壓力分布，即可通過上述方法反設計出對應的前體/壓縮面型線。當然，若直接給定展向壓力梯度，僅需積分求得其展向壓力分布，亦可參照上述流程開展設計，設計原理是一致的。

2.2 基于展向壓力分布可控設計的前體/壓縮面邊界層排移能力驗證

為了便于后續(xù)前體/壓縮面設計，基于有旋流特征線法設計了三波壓縮的軸對稱基準流場，設計馬赫數(shù)為Ma= 7.0，第一級和第二級錐的半錐角分別為4°和8°，第三級采用等熵壓縮波，對應的氣流偏轉(zhuǎn)角為13°，相應的基準流場結(jié)構如圖3所示。給定x/L= 0.67位置無黏狀態(tài)下的展向壓力分布曲線（L為前體/壓縮面的總長，L= 1188 mm），壓力分布函數(shù)p/p0為：

式（1）中，δ為扇形角，p0為自由來流靜壓。設計出的基于展向壓力分布可控的新型前體如圖6（a）所示。

圖6 常規(guī)前體和展向壓力分布可控前體對比Fig. 6 Comparison of the lateral pressure distribution between the conventional and controlled lateral pressure distribution forebodies

為了驗證所提出的新型前體/壓縮面設計方法對邊界層的排移能力，作為對比，按照常規(guī)鼓包前體設計方法[16-17]，即通過給定一條水平的前緣捕獲型線，在基準流場中追蹤流線得到常規(guī)前體，結(jié)果如圖6（b）所示。其中，坐標原點為基準流場中心錐的頂點，常規(guī)前體與展向壓力分布可控前體頂點位于同一位置且模型總長相等。

圖7和圖8分別給出了常規(guī)前體和展向壓力分布可控前體不同橫截面的型線。對于常規(guī)前體，其橫截面形狀始終保持為外凸的形式。而采用展向壓力分布控制方法設計的前體/壓縮面，其形狀和常規(guī)前體有很大的不同，可以看到在緊鄰前緣的位置，其呈現(xiàn)出內(nèi)凹形，類似“鳥喙”狀，隨后橫截面曲線逐漸轉(zhuǎn)變成凸形。為了解釋展向壓力分布可控設計的前體/壓縮面內(nèi)凹的原因，圖9對比了x/L= 0.67位置兩種前體的展向壓力分布曲線。對于展向壓力分布可控的前體/壓縮面，在相同的扇形角δ下，其靜壓相比于常規(guī)前體的更低。結(jié)合圖3可知，相同扇形角位置，展向壓力分布可控前體橫截面型線上點（A2）對應的半徑較常規(guī)前體上的點（B2）更大。如圖10所示，從A2往上游追蹤流線，其與錐形激波交點A1的半徑也大于自B2發(fā)出的流線與錐形激波交點B1的半徑。由于常規(guī)前體捕獲流管的投影線（FCT，即線段R1B1R2）為一條水平線，則展向壓力分布可控的前體，其捕獲流管的投影線（曲線R1A1R2）必定在線段R1B1R2上方，呈現(xiàn)出內(nèi)凹的趨勢。隨著扇形角的增加，常規(guī)前體和展向壓力分布可控前體的壓差越來越小，F(xiàn)CT在后半段則逐漸外凸。

圖7 常規(guī)前體構型及其橫截面型線Fig. 7 Conventional forebody configuration and its cross-sectional profiles

圖8 基于展向壓力梯度控制設計的前體構型及其橫截面型線Fig. 8 Forebody configuration and its cross-sectional profiles based on the controlled lateral pressure gradient design

圖9 x/L = 0.67站位處兩種前體展向壓力分布對比Fig. 9 Comparison of lateral pressure distributions between the two forebodies at x/L = 0.67

圖10 常規(guī)前體和展向壓力分布可控前體捕獲型線和橫截面線對比Fig. 10 Comparison of the FCT and cross-sectional lines between conventional and controlled lateral pressure distribution forebodies

圖11對比了兩種前體在x/L= 0.67站位處的展向壓力梯度?？梢钥吹剑瑢τ诔Ｒ?guī)前體，在扇形角0°～40°范圍以內(nèi)，靜壓變化極小，對應的展向壓力梯度絕對值也比較小。展向壓力梯度的絕對值隨扇形角的增加而增加，并且在60°之后增加更迅速。而對于腹下布局的進氣道，其進氣口位于扇形角0°～40°左右。因此，對于常規(guī)前體，進氣口范圍內(nèi)的展向壓力梯度明顯不足。

圖11 x/L = 0.67站位處兩種前體展向壓力梯度對比Fig. 11 Comparison of lateral pressure gradient distributions between the two forebodies at x/L = 0.67

對于展向壓力分布可控前體，從扇形角10°開始，壓力較常規(guī)前體更低。因此，其對應的展向壓力梯度絕對值|dp/dδ|顯著增加。在扇形角40°位置，展向壓力分布可控前體壓力梯度為?0.36×10?3，常規(guī)前體壓力梯度為?0.5×10?4，其展向壓力梯度可達到常規(guī)前體的7倍以上，這種展向壓力梯度的強化效應在更大扇形角區(qū)域始終得以維持。

為了更清晰地顯示整個前體的壓力梯度分布特性，圖12展示了前體壁面壓力梯度方向，其中矢量的三個分量分別為壓力的三個方向?qū)?shù)。對于常規(guī)前體，在第一級壓縮面上確實呈現(xiàn)出中間壓力高、兩邊壓力低的趨勢，壓力梯度的方向主要為展向，在流動方向的壓力梯度分量很小；對于基于壓力分布可控的前體一級壓縮面，由于設計時人為地降低了壓力，其壓力梯度相比于常規(guī)前體大得多，壓力等值線更為密集。

圖12 常規(guī)前體和展向壓力分布可控前體壁面壓力梯度對比Fig. 12 Comparison of the wall pressure gradient between conventional and lateral pressure distribution controlled

圖13對比了常規(guī)前體與展向壓力分布可控前體壁面靜壓和壁面極限流線。對于常規(guī)前體，在第一級壓縮面上可以看到近壁氣流均呈現(xiàn)出從對稱面向兩側(cè)運動的趨勢，而展向壓力分布可控的前體這種展向流動更為顯著。如圖14（a）所示，以x/L= 0.67站位處近壁氣流偏轉(zhuǎn)角（本文中偏轉(zhuǎn)角定義為近壁氣流方向與對稱面的夾角）為例：對于常規(guī)前體，在扇形角0°～40°范圍以內(nèi)，其偏轉(zhuǎn)角大致在3°以內(nèi)，越靠近兩側(cè)，偏轉(zhuǎn)角越大；對于展向壓力分布可控的前體，近壁氣流的偏轉(zhuǎn)角更大，且始終保持連續(xù)增加的趨勢，在扇形角0°～40°范圍以內(nèi)，其偏轉(zhuǎn)角已經(jīng)超過8°，在兩側(cè)這一值更是高出常規(guī)前體5°以上。這說明展向壓力梯度強化之后，近壁低能流的展向遷移確實被強化。

圖13 常規(guī)前體和展向壓力分布可控前體壁面靜壓和近壁流線對比Fig. 13 Comparison of wall pressure and streamlines on conventional and controlled lateral pressure distribution forebodies

圖14 常規(guī)前體和展向壓力分布可控前體近壁流線偏轉(zhuǎn)角對比Fig. 14 Comparison of deflection angles of streamlines on conventional and controlled lateral pressure distribution forebodies

隨著低能流進一步向第二級壓縮面和等熵壓縮面運動，兩種前體表現(xiàn)出來的壓力梯度和近壁流動特征與第一級壓縮面的有顯著不同。對于常規(guī)前體，如圖12所示，壓力梯度方向主要是沿著流動方向，壓力等值線呈現(xiàn)出與流動方向近乎垂直的狀態(tài)，展向壓力梯度主要集中在遠離對稱面的位置。而對于展向壓力分布可控前體，在二級等熵壓縮面上，壓力等值線圖呈現(xiàn)出高度后掠狀態(tài)，這說明除了保持一定的流向逆壓梯度外，壓縮面上仍保有一定的展向壓力梯度。圖15對比了x/L= 1.01站位處兩種前體上的壁面壓力分布，可以看到，常規(guī)前體在扇形角60°以內(nèi)的壓力基本保持不變，但壓力分布可控的前體，其在扇形角大于10°以外的區(qū)域均存在顯著的展向壓力梯度。

圖15 x/L = 1.01截面壁面展向壓力分布對比Fig. 15 Comparison of lateral wall pressure distributions at x/L = 1.01

二級等熵壓縮面上的近壁流動也有很大區(qū)別。受展向壓力梯度影響，對于常規(guī)前體，靠近對稱面附近的近壁流動偏轉(zhuǎn)角很小，從圖14（b）給出的x/L=1.01站位處近壁氣流偏轉(zhuǎn)角的分布來看，在扇形角20°以內(nèi)，近壁氣流幾乎沒有形成明顯的展向流動，這與前述對稱面附近幾乎無展向壓力梯度緊密相關；在扇形角30～50°之間，偏轉(zhuǎn)角增加至7°左右；隨后由于展向壓力梯度顯著增加，近壁氣流的偏轉(zhuǎn)角也快速增加。對于展向壓力分布可控的前體，其偏轉(zhuǎn)角始終大于常規(guī)前體7°以上，且相比于一級壓縮面上的偏轉(zhuǎn)角也大得多。

圖16對比了同一站位條件下兩種前體上馬赫數(shù)分布。圖17定量對比了兩種前體的邊界層厚度分布。對于常規(guī)前體，在對稱面附近邊界層較厚，沿著展向方向，由于近壁低能流的展向流動增強，邊界層有所減?。欢笥捎谶吔鐚拥亩逊e作用，邊界層厚度又有所增加；在前體邊緣處，再次變薄。而對于展向壓力分布可控的前體，其邊界層厚度的演變規(guī)律總體來說與常規(guī)前體類似，但是對稱面附近的邊界層更薄，這主要還是得益于近壁低能流具有更強的展向流動，而且沿著展向迅速減薄。對于進氣道扇形區(qū)（40°范圍以內(nèi)），采用展向壓力分布可控方法設計的前體，其邊界層厚度（名義厚度）總體更薄，最大可降低20%以上（圖中用黑色虛線標注出0.8倍常規(guī)前體邊界層厚度線），說明采用本文方法能夠增強前體的邊界層排移能力。若進氣道的扇形角更大，則需進一步強化扇形區(qū)內(nèi)的展向壓力梯度。另外，由于邊界層往兩側(cè)排移，采用展向壓力分布可控前體第一道錐形激波的激波角更小，表現(xiàn)在圖16中激波的位置下移。

圖16 兩種前體上x/L = 0.93與x/L = 1.01站位馬赫數(shù)分布對比Fig. 16 Comparison of Mach number distributions at x/L = 0.93 and x/L = 1.01 on the two forebodies

圖17 兩種前體邊界層厚度分布對比Fig. 17 Comparison of boundary layer thickness distributions on the two forebodies

2.3 展向壓力分布規(guī)律對前體邊界層排移能力影響

為了印證展向壓力梯度對前體邊界層的遷移起主導影響，設計了三種展向壓力分布規(guī)律：P1、P2、P3，其中P3與前文“展向壓力分布可控”的壓力分布一致。

P1的函數(shù)形式為：

P2的函數(shù)形式為：

將常規(guī)前體及三種展向壓力分布規(guī)律繪制于圖18（a）中，可見，P1～P3對應位置壓力逐漸降低。圖18（b）給出了常規(guī)前體及三種展向壓力梯度分布對比。根據(jù)2.1節(jié)給出的前體反設計方法，x/L= 0.67站位前體橫截面型線如圖19所示。由于P1～P3展向壓力逐漸降低，因此，其對應的半徑必然是逐漸增加的，表現(xiàn)在橫截面型線上變化更為緩慢。圖20給出了基于這三種展向壓力分布反設計的前體構型。除常規(guī)前體外，另外三個前體均呈現(xiàn)出前凹后凸的型面演變過程，且展向壓力梯度絕對值越大，前體前緣內(nèi)凹越為嚴重。

圖18 展向壓力分布及壓力梯度分布Fig. 18 Latera pressure and its gradient distributions

圖19 展向壓力分布反算得到的x/L = 0.67站位前體橫截面型線Fig. 19 Cross-sectional profiles of the forebody at x/L = 0.67 designed by the controlled lateral pressure distribution method

圖20 基于展向壓力分布設計的前體構型對比Fig. 20 Comparison of forebody configurations based on the controlled lateral pressure distribution method

圖21對比了不同展向壓力分布規(guī)律的前體壁面壓力分布以及近壁流動，其中常規(guī)前體與P3的規(guī)律已在上節(jié)中給出，此處不再重復展示，相應的壁面壓力梯度分布特性如圖22所示?？偟膩碚f，由于P1～P3對應位置壓力更低，在第一級壓縮面上近壁低能流的展向運動更強；在第二級和第三級壓縮面上，壓力等值線的后掠程度更大。對于常規(guī)前體第二級和第三級壓縮面上的展向壓力梯度基本很小，P1的展向壓力梯度有所增加，而P2明顯更強。因此，雖然給定的是一級壓縮面x/L= 0.67站位處的展向壓力分布規(guī)律，但這種壓力梯度在后面的壓縮面上會被強化。圖23對比了x/L= 1.01站位處近壁氣流的偏轉(zhuǎn)角，總的趨勢是，隨著展向壓力梯度的增加，近壁偏轉(zhuǎn)角增大，越來越多的近壁低能流在壓力梯度的驅(qū)使下不斷往兩側(cè)運動。如圖24和圖25所示，相比于常規(guī)前體，適當增加前體展向壓力梯度之后，前體邊界層厚度明顯變薄，相應的前體壓縮激波的激波角變小，激波位置整體下移。

圖21 不同展向壓力分布的前體壓力分布和近壁流動對比Fig. 21 Comparison of surface pressure distribution and nearwall flow between different lateral pressure distributions

圖22 Ma = 7.0、α = 0°不同展向壓力分布的前體壓力梯度分布特性對比Fig. 22 Comparison of surface pressure gradient distributions of the forebody at Ma = 7.0, α = 0° for different lateral pressure distributions

圖23 Ma = 7.0、α = 0°、x/L = 1.01站位處不同展向壓力分布前體近壁氣流偏轉(zhuǎn)角分布Fig. 23 Comparison of deflection angle distributions of streamlines of forebodies at Ma = 7.0, α = 0°, x/L = 1.01 for different lateral pressure distributions

圖24 Ma = 7.0、α = 0°、x/L =0.93處不同展向壓力分布前體馬赫數(shù)分布Fig. 24 Comparison of Mach number distributions of the forebody at Ma = 7.0, α = 0°, x/L = 0.93 for different lateral pressure distributions

圖25 Ma = 7.0、α = 0°、x/L = 1.01處不同展向壓力分布前體馬赫數(shù)分布Fig. 25 Comparison of Mach number distributions of the forebody at Ma = 7.0, α = 0°, x/L = 1.01 for different lateral pressure distributions

為了定量地對比展向壓力分布可控前體/壓縮面的氣動性能收益，計算了四種不同前體壓縮面x/L=1.01站位處進氣口扇形角區(qū)域內(nèi)的總壓恢復系數(shù)。四種不同前體構型相同來流條件下扇形區(qū)域內(nèi)的總壓恢復系數(shù)如表1所示?？梢钥吹?，與常規(guī)前體相比，展向壓力分布可控前體扇形區(qū)域內(nèi)的總壓恢復系數(shù)均有所提高，且采用P3生成的前體壓縮面氣動性能更佳，可提升1.56%左右。

表1 四種前體構型扇形區(qū)域內(nèi)的總壓恢復系數(shù)Table 1 Total-pressure recovery coefficients for the sector area of four forebodies

圖26定量分析了x/L= 1.01站位處不同扇形角位置的邊界層厚度?？梢钥吹?，展向壓力梯度增加之后，對稱面附近的邊界層厚度從常規(guī)前體的8.2 mm降低至7.6 mm左右（P1）。在扇形角20°左右，邊界層厚度變薄的更多，可達16%以上。但在扇形角20°～40°之間，P1、P2反設計的前體邊界層厚度相比于常規(guī)前體略厚，這主要是扇形角0°～20°之間的邊界層在此處堆積導致的?？偟膩碚f，適當增加對稱面附近的展向壓力梯度，是一種切實可行的強化進氣道進口扇形區(qū)低能流遷移的有效手段。

圖26 Ma = 7.0、α = 0°、x/L =1.01處不同展向壓力分布前體邊界層厚度分布對比Fig. 26 Comparison of boundary layer thickness distributions of forebodies at Ma = 7.0, α = 0°, x/L = 1.01 for different lateral pressure distributions

3 結(jié) 論

為了誘導高超聲速前體/壓縮面近壁低能流形成強展向流動，本文提出了一種基于展向壓力分布可控的高超聲速前體/進氣道壓縮面一體化設計方法，并研究了展向壓力分布對邊界層排移的影響規(guī)律。得到以下結(jié)論：

1）通過給定外錐波后某一站位的展向壓力分布，結(jié)合坐標變換及流線追蹤方法，可以反設計出前體/壓縮面氣動型面；

2）對于常規(guī)前體，在靠近對稱面附近扇形角區(qū)域，其展向壓力梯度呈現(xiàn)出一級壓縮面大、展向流動強，后續(xù)壓縮面相對較小、展向流動弱的趨勢；

3）展向壓力分布可控前體可增強對稱面附近展向壓力梯度為常規(guī)前體的7倍左右，一級壓縮面上低能流的偏轉(zhuǎn)角可增大5°左右；后續(xù)壓縮面上仍可保持較大的展向壓力梯度；綜合效果可使低能流的偏轉(zhuǎn)角增大7°，邊界層厚度可降低20%左右，總壓恢復系數(shù)提高1.56%左右。