沖壓發(fā)動機加速階段進氣道內(nèi)動態(tài)特性①

孫振華，吳催生

(中國空空導(dǎo)彈研究院，洛陽 471009)

0 引言

目前，先進遠程空射導(dǎo)彈多采用整體式?jīng)_壓發(fā)動機作為動力裝置，它采用雙用途燃燒室，當(dāng)助推器工作結(jié)束后，助推藥柱燃燒完畢剩下的空間，即可作為沖壓發(fā)動機的燃燒室，能大大提高導(dǎo)彈的容積利用率，但這樣就必須在沖壓發(fā)動機燃燒室的入口端安裝密封堵蓋，亦稱為進氣道出口堵蓋。在導(dǎo)彈助推飛行階段，進氣道內(nèi)通道被出口堵蓋封閉，其流動涉及進氣道的一些非穩(wěn)定工作特性，對整體式固沖發(fā)動機的工作有非常重要的影響，有可能導(dǎo)致彈體或沖壓發(fā)動機結(jié)構(gòu)破壞。因此，對該階段的動態(tài)特性進行研究顯得十分必要。

目前，針對沖壓發(fā)動機的動態(tài)特性研究多集中在沖壓發(fā)動機的燃燒不穩(wěn)定及進氣道在超臨界和亞臨界狀態(tài)下激波運動造成的非穩(wěn)定工作研究，而對整體式?jīng)_壓發(fā)動機助推加速過程動態(tài)特性研究很少。Fujiwar等［1］分析二維外壓縮超聲速進氣道的激波振蕩頻率，與實驗結(jié)果吻合，振蕩頻率同樣隨著質(zhì)量流量的降低而增加。Nishizawa等［2］數(shù)值研究了自由流馬赫數(shù)1.64 Ma時，外壓式進氣道在亞臨界狀態(tài)下的激波振蕩現(xiàn)象。研究發(fā)現(xiàn)，在亞臨界時振蕩流動存在多個峰值頻率。其中，低頻成分來自亞音速擴壓器的聲學(xué)共振，高頻成分是由來自楔面上的周期分離流動被吸除造成的，高頻率成分在擴壓器長度增大時消失。Lu P J等［3］數(shù)值分析了沖壓發(fā)動機進氣道喘振現(xiàn)象。結(jié)果表明，喘振來自進口處的局部流動不穩(wěn)定以及氣室中的聲學(xué)振蕩。劉占生等［4］采用數(shù)值模擬方法，研究了某超聲速進氣道結(jié)構(gòu)的自激振蕩現(xiàn)象，分析了振蕩時進氣道內(nèi)流場的變化過程。研究表明，發(fā)生自激振蕩時，進氣道中流動產(chǎn)生大幅脈動，造成進氣道壁板結(jié)構(gòu)承受周期變化的氣動載荷，載荷振蕩頻譜中包含多個特征頻率，其與聲模態(tài)頻率相重合，表明自激振蕩現(xiàn)象與聲模態(tài)的相關(guān)性。Sivakumar等［5］采用非穩(wěn)態(tài)的RANS方法，對二維沖壓發(fā)動機進行了計算，獲得了燃燒室內(nèi)不同頻率的壓強振蕩。周紅梅、于勝春等［6－7］采用大渦模擬方法，分析了沖壓發(fā)動機燃燒室內(nèi)湍流渦的產(chǎn)生、發(fā)展、脫落與破碎過程，總結(jié)了導(dǎo)致壓強振蕩的有關(guān)因素，并分析了影響振蕩頻率和幅值的主要原因。秦飛等［8］采用大渦模擬耦合預(yù)混燃燒模型，分析了沖壓發(fā)動機低頻不穩(wěn)定燃燒的成因。研究結(jié)果認為，漩渦運動耦合非穩(wěn)態(tài)的燃燒熱釋放是激發(fā)燃燒室低頻壓強振蕩的重要原因。李強等［9］采用大渦模擬方法，對串聯(lián)式?jīng)_壓發(fā)動機的助推段壓強振蕩進行了數(shù)值分析。研究表明，其屬于整體模式的不穩(wěn)定現(xiàn)象。

針對某整體式固沖發(fā)動機助推加速過程進氣道內(nèi)的動態(tài)特性，本文進行了數(shù)值仿真和相關(guān)風(fēng)洞試驗研究，分析了相同飛行高度下Ma變化對進氣道內(nèi)壓強振蕩特性的影響，可為整體式火箭沖壓發(fā)動機的設(shè)計提供指導(dǎo)。

1 物理模型及計算方法

1.1 物理模型

沖壓發(fā)動機的簡化模型如圖1所示。進氣道為頭部兩側(cè)進氣方式，在進氣道出口處裝有堵蓋，在整體式固體火箭沖壓發(fā)動機處于助推階段時，進氣道堵蓋處于關(guān)閉狀態(tài);助推結(jié)束后，通過轉(zhuǎn)級指令將進氣道出口處堵蓋打開，來流空氣通過進氣道進入二次燃燒室，進而轉(zhuǎn)換為沖壓階段。

圖1 沖壓發(fā)動機簡化模型示意圖Fig.1 Schematic diagram of ramjet engine

1.2 數(shù)值方法

計算中，采用有限體積法求解雷諾平均后的三維N-S方程，紊流模型選用Jones和Launder提出的標準k-ε模型，并用一階迎風(fēng)格式離散。由于紊流模型只適用于離開壁面一定距離的紊流區(qū)域，而在與壁面相鄰近的粘性邊界層中，采用的是標準壁面函數(shù)修正，時間步長為1×10－4s。計算收斂準則為連續(xù)方程、動量方程、能量方程，以及k-ε方程的殘差至少下降3個數(shù)量級，且監(jiān)控點壓強穩(wěn)定。

本文的研究對象是對稱體，流動也具有一定的對稱性。在不考慮迎角和側(cè)滑角組合的情況下，為減少計算量，選取飛行器周圍的一半流動區(qū)域作為計算域，計算網(wǎng)格共約205萬網(wǎng)格，網(wǎng)格質(zhì)量滿足單元內(nèi)角＞15°，扭轉(zhuǎn)角 ＜45°，正交性 ＞0.25。分別在進氣道內(nèi)和補燃室內(nèi)設(shè)置監(jiān)控點，檢測出口堵蓋打開前后的壓強變化情況。

計算中，用到的邊界條件類型有壓力遠場邊界、壓力出口邊界、對稱邊界和無滑移絕熱固壁等。

1.3 計算狀態(tài)

根據(jù)不同的飛行狀態(tài)，計算進氣道出口堵蓋打開前后的流場特性，計算狀態(tài)如表1所示。

表1 計算狀態(tài)Table 1 The calculation cases

2 計算結(jié)果與分析

數(shù)值計算的研究范圍為Ma=1.5～2.8，主要針對固沖發(fā)動機助推加速過程中的典型飛行馬赫數(shù)，可得到進氣道出口堵蓋打開前進氣道內(nèi)的振蕩頻率、幅度及其變化規(guī)律。

工況1進氣道內(nèi)監(jiān)控點壓強隨時間的變化曲線如圖2所示。

圖2 工況1進氣道內(nèi)監(jiān)控點壓強隨時間的變化曲線Fig.2 Time history of pressure oscillation on different inlet monitor points for case 1

從圖2中可看出，各監(jiān)控點壓強隨時間基本呈正弦規(guī)律變化，且進氣道出口處監(jiān)控點壓強振蕩曲線較平滑;各監(jiān)控點振蕩相位差較小，即某點壓強處于峰值時，其余各點均接近峰值位置，進氣道內(nèi)各監(jiān)控點振蕩接近于整體振蕩模式。分析認為，由于壓強振蕩是擾動傳播引起的，各測點壓強達到峰值點實際時間并非完全一致，但由于測點間距離較小，聲速較大，因此各測點壓強達到峰值時間相距很小，呈現(xiàn)出一種整體振蕩模式。

另外，進氣道沿程各監(jiān)控點振幅變化不同，進氣道入口附近振蕩幅度較小，進氣道出口附近振蕩幅度較大。分析認為，當(dāng)進氣道堵蓋沒有打開時，進氣道內(nèi)通道形成了一個振蕩系統(tǒng)，來流空氣為其提供擾動源，堵蓋作為壓力波的反饋裝置，在進氣道內(nèi)通道形成穩(wěn)定的振蕩。在進氣道堵蓋完全封閉的情況下，進氣道整個亞音速通道形成一個擾動反饋裝置，在亞音速通道內(nèi)，其氣流出現(xiàn)整體振蕩的現(xiàn)象。由于存在氣流進氣道內(nèi)部堆積和退出現(xiàn)象，在進氣道入口附近，由于存在氣流流動，其本身的壓強是較低的;同時，流動過程使部分氣流脈動得以損耗。因此，其振幅較進氣道出口附近小。

值得注意的是仿真結(jié)果表明，進氣道出口處監(jiān)控點壓強峰值超過來流總壓。分析認為，對于進氣道通道形成的振蕩系統(tǒng)，由于自振是無阻尼的，來流的能量補償了振蕩系統(tǒng)自身的損耗，這種補償是在整個振動周期內(nèi)進行的，但在一個周期的不同階段，有時能量補償超過了系統(tǒng)自身損耗，有時相反，能量的補償和損耗在一個周期內(nèi)整體上得到平衡，這就造成了當(dāng)能量補償超過系統(tǒng)損耗時，監(jiān)控點壓強峰值會出現(xiàn)超過來流總壓的情況。

工況2～4進氣道內(nèi)監(jiān)控點壓強隨時間的變化曲線如圖3～圖5所示。

圖3 工況2進氣道內(nèi)監(jiān)控點壓強隨時間的變化曲線Fig.3 Time history of pressure oscillation on different inlet monitor points for case 2

圖4 工況3進氣道內(nèi)監(jiān)控點壓強隨時間的變化曲線Fig.4 Time history of pressure oscillation on different inlet monitor points for case 3

圖5 工況4進氣道內(nèi)監(jiān)控點壓強隨時間的變化曲線Fig.5 Time history of pressure oscillation on different inlet monitor points for case 4

從圖3～圖5中可看出，其基本現(xiàn)象與工況1相似，監(jiān)控點壓強變化規(guī)律也與工況1一致，僅振蕩頻率和振幅與工況1稍有差別。這主要是由于對于不同的來流馬赫數(shù)，即不同的能量輸入，振蕩系統(tǒng)的反饋速度和響應(yīng)幅度不同。

圖6為不同馬赫數(shù)下各監(jiān)控點壓強相對振蕩幅度計算值對比圖。結(jié)果表明，各監(jiān)控點的壓強相對振蕩幅度隨馬赫數(shù)增大而下降，進氣道內(nèi)不同位置處壓強相對振蕩幅度不同，越接近出口堵蓋處，壓強相對振蕩幅度越大。

圖6 不同馬赫數(shù)下各監(jiān)控點相對振蕩幅度計算值Fig.6 Relative pressure oscillation amplitude on different inlet monitor points at different Mach numbers

3 試驗驗證及對比

為進一步準確地獲得助推加速段進氣道內(nèi)的動態(tài)工作特性，本文開展了相關(guān)條件下的風(fēng)洞試驗，試驗?zāi)Ｐ涂s比2.25∶1，進氣道內(nèi)左右各布置了3路動態(tài)壓強傳感器，分別對應(yīng)于計算監(jiān)控點位置，檢測其壓強的實時變化過程。

試驗數(shù)據(jù)的處理采用Danielson-Lanczos方法進行FFT變換，得到壓力振蕩的功率頻譜，離散方法如式(1)所示，功率頻譜計算如式(2)所示。

Ma=2.5狀態(tài)流道沿程測點壓強動態(tài)曲線與頻譜特性如圖7所示。從圖7中可看出:(1)沿通道從前至后，各測點平均壓強依次增大;(2)各測點頻率特性一致，沿通道從前至后，振幅依次增大;(3)在一階頻率處能量較大，其余高階頻率能量低一個量級以上，在實際工程中，可不用考慮其影響;(4)測點3、6的壓強峰值超過來流總壓，這些現(xiàn)象與上述仿真過程中得到的結(jié)果吻合較好。

圖7 各測壓點壓強動態(tài)曲線及頻譜特性圖Fig.7 Pressure evolution and spectrum characteristics at different measuring points

圖8為Ma=2.5狀態(tài)下不同測點的動態(tài)壓強測試曲線。從圖8中可看出，進氣道出口堵蓋打開前，進氣道通道內(nèi)壓強振蕩基本屬于整體模式的不穩(wěn)定振蕩。

圖9為風(fēng)洞試驗中不同馬赫數(shù)下進氣道壓強相對振蕩幅度對比。結(jié)果表明，各測點壓強相對來流總壓的振蕩幅度隨馬赫數(shù)增大而下降。進氣道入口附近，壓強振蕩相對幅度較小;進氣道出口附近，相對振蕩幅度較大。以上規(guī)律與仿真結(jié)果一致。

圖8 Ma=2.5風(fēng)洞試驗不同測點動態(tài)壓強變化Fig.8 Temporal variation of pressure at different measuring points for Ma=2.5 wind test

圖9 不同馬赫數(shù)下進氣道壓強相對振蕩幅度試驗值Fig.9 Relative pressure oscillation amplitude at different Machs numbers for wind tests

根據(jù)相似理論，對試驗數(shù)據(jù)進行換算處理，得到真實進氣道通道狀態(tài)內(nèi)振蕩頻率值，其隨來流馬赫數(shù)變化規(guī)律如圖10所示。從圖10中可看出，壓強振蕩頻率隨馬赫數(shù)增大略有升高。分析認為，隨馬赫數(shù)增大，進氣道通道入口溫度升高。根據(jù)聲學(xué)共振原理，當(dāng)?shù)芈曀僭酱螅虼斯舱耦l率越高。另外，仿真值與風(fēng)洞吹風(fēng)試驗處理值規(guī)律較為一致。

圖10 不同馬赫數(shù)下振蕩頻率的試驗換算值與計算值對比Fig.10 Comparison of the pressure oscillation frequency at different Mach numbers between test conversions and simulations

4 結(jié)論

(1)助推加速段進氣道通道內(nèi)，振蕩頻率隨馬赫數(shù)增大略有升高，相對振蕩幅度隨馬赫數(shù)增大而下降。

(2)進氣道內(nèi)不同位置處，壓強相對振蕩幅度不同，越接近出口堵蓋處，壓強相對振蕩幅度越大。

(3)在所研究范圍內(nèi)，進氣道振蕩過程中出現(xiàn)的最高壓強有可能超過來流總壓。在工程應(yīng)用中，應(yīng)充分考慮其對進氣道結(jié)構(gòu)的影響。

(4)采用的動態(tài)數(shù)值仿真方法，能較好預(yù)測整體式固沖發(fā)動機助推加速段進氣道可能出現(xiàn)的自激振蕩，所得結(jié)果及規(guī)律與吹風(fēng)試驗較為一致。

［1］Fujiwara H，Murakami A，Watanabe Y.Numerical analysis on shock oscillation of two-dimensional external compression inlets［R］.AIAA 2002-2740.

［2］Nishizawa U，Kameda M.Computational simulation of shock oscillation around a supersonic air-inlet［R］.AIAA 2006-3042.

［3］Lu P J，Jain L T.Numerical investigation of inlet buzz flow［J］.Journal of Propulsion and Power，1998，14(1):90-100.

［4］劉占生，張云峰，田新.沖壓發(fā)動機超聲速進氣道流動自激振蕩研究［J］.航空動力學(xué)報，2008(9).

［5］Sivakum arR，Babu V.Numerical simulation of low frequency pressure oscillations in a model ramjet combustor［R］.AIAA 2005-2911.

［6］周紅梅，于勝春.沖壓發(fā)動機燃燒室內(nèi)的壓強振蕩研究［J］.飛航導(dǎo)彈，2006(4).

［7］于勝春，周紅梅.突擴燃燒室低頻壓力振蕩的大渦模擬［J］.海軍航空工程學(xué)院學(xué)報，2006(5).

［8］秦飛，何國強，等.同軸突擴燃燒室低頻不穩(wěn)定燃燒數(shù)值模擬［J］.推進技術(shù)，2008，29(4).

［9］李強，劉佩進，李江，等.沖壓發(fā)動機助推段壓強振蕩現(xiàn)象數(shù)值分析［J］.推進技術(shù)，2008，29(6).