渦脫落撞擊潛入式噴管引起低頻壓力振蕩研究

楊羽卓，郜　冶

(哈爾濱工程大學(xué) 航天與建筑工程學(xué)院，哈爾濱　150001)

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渦脫落撞擊潛入式噴管引起低頻壓力振蕩研究

楊羽卓，郜冶

(哈爾濱工程大學(xué) 航天與建筑工程學(xué)院，哈爾濱150001)

通過(guò)不同障礙高和不同加質(zhì)的冷流數(shù)值模擬，著重研究碰撞頻率(碰撞處壓力振蕩頻率)與強(qiáng)度(碰撞處prms/pmean)對(duì)于SRM內(nèi)壓力振蕩幅頻特性的作用程度。研究結(jié)果表明，SRM內(nèi)壓力振蕩幅度與碰撞處的壓力振蕩大小為相同量級(jí)。當(dāng)碰撞強(qiáng)度較小時(shí)，碰撞只起到增強(qiáng)聲場(chǎng)的作用；當(dāng)碰撞強(qiáng)度較大時(shí)，碰撞產(chǎn)生的壓力振蕩隨碰撞強(qiáng)度的增加逐漸覆蓋淹沒(méi)聲場(chǎng)。SRM內(nèi)壓力振蕩的幅頻特性主要由渦脫落碰撞強(qiáng)度決定，一般只呈現(xiàn)低頻且具有非聲非線性特征。

不穩(wěn)定燃燒；渦脫落；壓力振蕩

0　引言

阿麗亞娜5號(hào)發(fā)動(dòng)機(jī)發(fā)生燃燒不穩(wěn)定問(wèn)題之后，大量的研究分析了這一現(xiàn)象發(fā)生的原因。Flandro和Jacobs[1]首先提出渦聲耦合可能是導(dǎo)致發(fā)動(dòng)機(jī)不穩(wěn)定燃燒的一個(gè)因素。Culick和Magiawala[2]及Dunlap和Brown[3]的實(shí)驗(yàn)表明，如果燃燒室中渦脫落頻率與聲頻耦合，將帶來(lái)壓力振蕩。Anthoine團(tuán)隊(duì)開(kāi)展了一系列的理論[4]、實(shí)驗(yàn)[5]和數(shù)值研究[4]，發(fā)現(xiàn)當(dāng)絕熱環(huán)引起的障礙渦脫落與潛入式噴管入口處發(fā)生碰撞時(shí)，就會(huì)產(chǎn)生壓力振蕩，且振蕩的幅值隨著潛入式噴管空腔體積的增大而增大。此外，基于Titab 34D和阿麗亞娜5號(hào)的結(jié)構(gòu)，Brown[6]、Flatau和Moorhem[7]等設(shè)計(jì)了一系列冷流實(shí)驗(yàn)，得到相似結(jié)論。這些研究中，都指出障礙處周期性脫落的渦在下游噴管入口處發(fā)生碰撞時(shí)，會(huì)產(chǎn)生反饋聲信號(hào)，這個(gè)反饋聲信號(hào)又放大渦的振蕩，并將其頻率調(diào)整成對(duì)應(yīng)的聲模態(tài)。這個(gè)作用過(guò)程表明，渦聲耦合是導(dǎo)致壓力振蕩的根本原因，而渦在下游的碰撞則是發(fā)生渦聲耦合的前提。然而，SRM中渦聲耦合導(dǎo)致嚴(yán)重壓力振蕩的結(jié)論依然存在很大爭(zhēng)議。首先，F(xiàn)landro[8]指出，只有當(dāng)下游的碰撞面與剪切層起點(diǎn)有合適的距離，且碰撞面需要有合適的角度時(shí)，反饋聲波才能放大剪切層不穩(wěn)定引起的壓力振蕩。因此，接收點(diǎn)處的聲信號(hào)與周期性的渦脫落應(yīng)具有一致的頻率與相位。然而，考慮到發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)流動(dòng)復(fù)雜(伴有多種阻尼因素)，發(fā)生耦合的概率是很小的。其次，已有的針對(duì)大長(zhǎng)徑比發(fā)動(dòng)機(jī)的實(shí)驗(yàn)[9-10]都表明，發(fā)生渦聲耦合時(shí)，低頻壓力振蕩的幅值沒(méi)有超過(guò)0.5%。另外，如果壓力振蕩源自渦聲耦合，則耦合和非耦合狀態(tài)下的渦所具有的能量和尺寸應(yīng)存在較大差異(剪切層鄰近區(qū)域的小擾動(dòng)被空間放大，并激發(fā)大尺寸渦街結(jié)構(gòu)[1])。然而，Anthoine[11]的實(shí)驗(yàn)表明，馬赫數(shù)相同時(shí)，耦合(壓力振蕩0.12%)與非耦合(壓力振蕩0.006%)狀態(tài)下的渦所具有的物理特性變化很小(能量增大8%，尺寸增大9%)，這些小幅度的波動(dòng)無(wú)法解釋壓力振蕩的巨大變化?？紤]到實(shí)驗(yàn)中的非耦合狀態(tài)是通過(guò)擾亂耦合狀態(tài)的渦脫落頻率實(shí)現(xiàn)的，Anthoine推測(cè)較大的壓力振蕩應(yīng)源自渦在下游周期性碰撞，但并沒(méi)有進(jìn)一步驗(yàn)證這一推測(cè)。此外，北京理工大學(xué)的發(fā)動(dòng)機(jī)渦聲耦合實(shí)驗(yàn)得出[12]，平均馬赫數(shù)對(duì)壓力振幅的影響顯著；在渦聲耦合敏感馬赫數(shù)區(qū)間內(nèi)，當(dāng)渦脫落頻率十分接近聲頻時(shí)，壓力振幅最大，但隨著馬赫數(shù)的繼續(xù)增大(渦撞擊強(qiáng)度增大)，壓力振幅也繼續(xù)增大，且超過(guò)渦聲耦合時(shí)的振幅。

本文認(rèn)為渦聲耦合產(chǎn)生的有限幅度壓力增大，只是碰撞強(qiáng)度(prms/pmean)小時(shí)發(fā)生的一種共振現(xiàn)象；發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)產(chǎn)生較大壓力振蕩的原因是周期性渦脫落在下游發(fā)生大強(qiáng)度碰撞。所以，研究脫落的渦與噴管入口處不同強(qiáng)度與頻率的碰撞對(duì)發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)流場(chǎng)壓力的影響程度是很有必要的。

1　計(jì)算方法與模型

1.1計(jì)算方法

本文使用CFD軟件FLUENT分別模擬不同徑向加質(zhì)和不同障礙高度情況下燃燒室內(nèi)不同位置的壓力振蕩特性，不同加質(zhì)和障礙高度會(huì)帶來(lái)的不同渦脫落頻率和不同碰撞強(qiáng)度與頻率。用碰撞處壓力振蕩與平均壓力比值的大小代表碰撞強(qiáng)度，研究碰撞的幅頻對(duì)燃燒室內(nèi)壓力振蕩的影響。采用LES方法，保證y+<1，計(jì)算結(jié)果已與冷流實(shí)驗(yàn)值對(duì)比，保證結(jié)果可靠性[13]。

1.2計(jì)算模型

為了便于與冷流實(shí)驗(yàn)對(duì)照，計(jì)算模型采用阿麗亞娜5縮比模型[4]，此模型具有潛入式噴管空腔體積較大，且絕熱環(huán)距離噴管入口較近的特點(diǎn)，易于發(fā)生渦聲共振耦合情況。采用側(cè)向加質(zhì)邊界條件，流體為常溫(與冷流實(shí)驗(yàn)一致)。通過(guò)改變加質(zhì)來(lái)調(diào)節(jié)初始速度，通過(guò)改變障礙(絕熱環(huán))高度來(lái)調(diào)節(jié)渦脫落頻率和渦傳播速度[11]，得到接近于不同聲頻的渦脫落以及渦在噴管入口處不同強(qiáng)度的碰撞。加質(zhì)2、4、0.1 kg/(s·m2)，障礙高度分別為9、5、2、1 mm。燃燒室頭部為壁面，幾何模型和壓力監(jiān)測(cè)點(diǎn)位置見(jiàn)圖1。

圖1　計(jì)算模型及壓力采集點(diǎn)位置

2　小強(qiáng)度碰撞引發(fā)渦聲耦合作用與較大強(qiáng)度碰撞擾亂渦聲耦合作用

2.1SRM中的聲波

發(fā)動(dòng)機(jī)頭部封閉，噴管喉部直徑較小，即噴喉聲阻尼較小，發(fā)動(dòng)機(jī)近似為兩端封閉的圓柱形腔體，聲在其中的傳播主要是一維縱向駐波。渦在下游與噴管反應(yīng)產(chǎn)生聲波，波傳播又在燃燒室頭部反射，這個(gè)反射波與之前的瞬時(shí)波干涉形成駐波。發(fā)動(dòng)機(jī)近似圓管相當(dāng)于一個(gè)共振器[14]，它有其固有聲頻，各階固有聲頻計(jì)算式為

fa=nc/2L

(1)

式中fa為聲頻；n為聲模態(tài)階數(shù)；c為聲速；L為燃燒室長(zhǎng)度。

針對(duì)本文模型，發(fā)動(dòng)機(jī)前4階固有聲頻計(jì)算結(jié)果見(jiàn)表1。

表1　各階固有聲頻

當(dāng)渦的脫落頻率與固有聲頻相近時(shí)，會(huì)發(fā)生渦聲耦合，渦脫落頻率在各階聲頻之間跳動(dòng)，而渦與噴管入口處的碰撞又將聲壓級(jí)提高到共振條件，并將能量以某一階聲模態(tài)反饋到剪切層，將渦脫落頻率調(diào)整到對(duì)應(yīng)的聲頻，并放大壓力振蕩。

2.2SRM中渦脫落特性

燃燒室中的障礙，如絕熱環(huán)等，會(huì)產(chǎn)生高度剪切流，并產(chǎn)生持續(xù)的周期性的渦脫落。在自由區(qū)域中，障礙渦脫落頻率與來(lái)流速度和障礙尺度之間的關(guān)系可用Str數(shù)來(lái)聯(lián)系，在自由流場(chǎng)圓柱繞流中，Re為200～30 000之間，Str可取為0.2[1]，但在本文所研究的SRM有限制的區(qū)域中，聲模態(tài)會(huì)對(duì)渦脫落產(chǎn)生影響，當(dāng)渦脫落頻率在能夠發(fā)生渦聲耦合的區(qū)間內(nèi)時(shí)，受聲場(chǎng)的影響，渦脫落頻率會(huì)從某一階聲頻跳到另一階。已有PIV實(shí)驗(yàn)[11]得出，發(fā)生渦聲耦合時(shí)，渦脫落處的頻率與速度對(duì)應(yīng)的點(diǎn)分布在一條直線上，這條直線即Str恒為2.45。所以，可通過(guò)計(jì)算Str數(shù)值，判斷是否發(fā)生渦聲耦合。

Str計(jì)算式為

(2)

式中f為渦脫落頻率；l為障礙渦脫落到噴管入口碰撞位置的軸向距離；U0為渦脫落處的平均軸向速度。

障礙渦脫落后逐漸衰減耗散，并在下游潛入式噴管入口處發(fā)生碰撞，見(jiàn)圖2。周期性的碰撞產(chǎn)生壓力振蕩，碰撞強(qiáng)度取決于渦的強(qiáng)度。

(a) 渦傳播　　　　　　　　　　　　　(b) 渦碰撞前　　　　　　　　　　　　　(c) 渦碰撞

2.3SRM中小強(qiáng)度與較大強(qiáng)度碰撞現(xiàn)象數(shù)值模擬

計(jì)算側(cè)向加質(zhì)條件，加質(zhì)2 kg/(s·m2)。障礙高度分別為9、5、2、1 mm。幾何模型和壓力監(jiān)測(cè)點(diǎn)位置已在圖1中給出。圖3為不同障礙高渦量圖?？煽闯?，相同加質(zhì)時(shí)，渦的強(qiáng)度隨障礙高度而增大。渦脫落后，在下游噴管入口處發(fā)生碰撞，渦的強(qiáng)度越大，碰撞作用必然也越強(qiáng)。圖4為不同障礙高度各監(jiān)測(cè)點(diǎn)壓力振蕩頻率。圖5為不同障礙高對(duì)稱(chēng)軸附近壓力振蕩與平均壓力的比值隨軸向位置的變化圖。圖6為壓力振蕩與平均壓力比值云圖，并畫(huà)出了對(duì)應(yīng)的聲振型。

(a) 障礙高1 mm　　　　　　　　　　　　　　　　(b) 障礙高2 mm

(c) 障礙高5 mm　　　　　　　　　　　　　　(d) 障礙高9 mm

從圖4～圖6中得出，障礙高1、2、5 mm時(shí)，發(fā)生了清晰的渦聲耦合。以2 mm障礙高為例，圖4(b)中燃燒室各特征點(diǎn)壓力振蕩發(fā)生了清晰的一階聲頻共振，圖5(b)中體現(xiàn)了清晰的一階聲振型，燃燒室兩端為壓力振蕩，波腹中間為壓力振蕩波節(jié)，圖6(b)中的壓力振蕩與平均壓力的比值云圖也呈現(xiàn)了對(duì)應(yīng)的聲振型特征。與2 mm障礙的結(jié)果類(lèi)似，5 mm障礙高發(fā)生了二階聲頻共振，各點(diǎn)壓力振蕩頻率、壓力振蕩波形和云圖都體現(xiàn)了二階聲頻共振的特征。9 mm障礙模擬結(jié)果與其他3種障礙高度結(jié)果略有不同，不是明顯的渦聲耦合狀態(tài)。從圖4(d)中發(fā)現(xiàn)，障礙9 mm高的情況，雖然壓力振蕩也在各階聲頻附近，但沒(méi)有發(fā)生清晰的單一頻率共振，圖5(d)和圖6(d)中壓力振蕩波形雖然近似二階共振，但在后半段出現(xiàn)了波動(dòng)。表2中，對(duì)比了不同障礙高情況的頭部點(diǎn)與碰撞處的壓力振蕩頻率與幅值，發(fā)現(xiàn)9 mm障礙高情況碰撞強(qiáng)度較大，且碰撞頻率不等于聲頻。所以，9 mm障礙情況發(fā)生不清晰的渦聲耦合狀態(tài)，是由于渦較大強(qiáng)度的碰撞影響了燃燒室內(nèi)的聲場(chǎng)，擾亂了渦聲耦合作用。

計(jì)算不同障礙高情況模擬結(jié)果Str值，并與理論值[11]比較，見(jiàn)圖7。由于對(duì)渦脫落在下游碰撞起主要作用的是距離噴管入口處的障礙，所以平均軸向速度和渦脫落頻率給出的是此障礙處的數(shù)值，見(jiàn)表3。圖7中，得出障礙高1、2、5 mm時(shí)，渦脫落頻率與平均速度很好地滿足理論值，但障礙高9 mm時(shí)，模擬結(jié)果卻偏離理論值。這個(gè)結(jié)果進(jìn)一步證明，9 mm情況有較大強(qiáng)度碰撞，擾亂渦聲耦合狀態(tài)。

(a) 障礙高1 mm　　　　　　　　　　　　　　　　(b) 障礙高2 mm

(c) 障礙高5 mm　　　　　　　　　　　　　　　　(d) 障礙高9 mm

(a) 障礙高1 mm　　　　　　　　　　　　　　　　　(b) 障礙高2 mm

(c) 障礙高5 mm　　　　　　　　　　　　　　　　　(d) 障礙高9 mm

(a) 障礙高1 mm　　　　　　　　　　(b) 障礙高2 mm

(c) 障礙高5 mm　　　　　　　　　　(d) 障礙高9 mm

圖7　渦脫落頻率與流速和Str數(shù)的關(guān)系

頭部和碰撞處壓力振蕩的頻率與幅值見(jiàn)表2，從表2得出，不同障礙高情況下頭部壓力振蕩總是與碰撞處壓力振蕩在同一量級(jí)，且障礙高9 mm時(shí)，壓力振蕩并不比1、2、5 mm這種發(fā)生清晰渦聲耦合的情況小。所以，合理推測(cè)是碰撞處壓力振蕩對(duì)燃燒室內(nèi)的流動(dòng)起到了明顯作用。1、2、5 mm情況，由于碰撞處的強(qiáng)度低，即便碰撞頻率略微偏離聲頻，聲場(chǎng)也會(huì)通過(guò)調(diào)節(jié)渦脫落頻率，使得燃燒室在聲頻共振，發(fā)生渦聲耦合。障礙高9 mm情況，碰撞強(qiáng)度較大，碰撞處的作用已經(jīng)逐漸淹沒(méi)聲場(chǎng)。

表2　頭部與碰撞處壓力振蕩的頻率與幅值

不同障礙高度渦脫落處速度與頻率見(jiàn)表3。表3中，給出此時(shí)渦脫落頻率為1 307 Hz，接近三階聲頻，但頭部的壓力振蕩頻率完全與碰撞處一致(391.42 Hz)，說(shuō)明較大強(qiáng)度碰撞會(huì)擾亂渦聲耦合作用，引起低頻高幅值壓力振蕩。

表3　不同障礙高度渦脫落處速度與頻率

3　大強(qiáng)度碰撞前提下由渦脫落碰撞主導(dǎo)的燃燒室內(nèi)壓力振蕩幅頻特性

當(dāng)渦脫落后，在下游碰撞強(qiáng)度較大時(shí)，碰撞處壓力振蕩的頻率與幅值特性將主導(dǎo)燃燒室內(nèi)的流動(dòng)。由于本文只是2D的數(shù)值模擬結(jié)果，會(huì)放大壓力振蕩的作用，真實(shí)熱環(huán)境的發(fā)動(dòng)機(jī)中，有各種對(duì)振蕩的抑制因素存在，并不會(huì)出現(xiàn)文中這么大量級(jí)的壓力振蕩，但這并不妨礙接下來(lái)模擬結(jié)果對(duì)于渦脫落碰撞作用的研究。至少可看到二維軸對(duì)稱(chēng)藥型渦脫落可達(dá)到的最大影響程度。

計(jì)算模型仍采用圖1的結(jié)構(gòu)，壓力采集點(diǎn)位置也與圖1相同。計(jì)算側(cè)向加質(zhì)4 kg/(s·m2)時(shí)障礙高度2、5、9 mm情況，采集燃燒室頭部、渦脫落處和碰撞處的壓力振蕩頻率與幅值(prms/pmean表示在功能譜密度峰值上方)，圖8、圖9給出了障礙高2、5 mm結(jié)果。發(fā)現(xiàn)頭部壓力振蕩與碰撞頻率一致，且燃燒室各點(diǎn)壓力振蕩量級(jí)與碰撞處相同。圖8(c)中，最主要的振蕩頻率為450 Hz，次主要頻率為416 Hz，圖8(a)和圖8(b)中，雖然416 Hz振蕩頻率的也很明顯，但仍以450 Hz為主頻率。圖9(b)中看出，渦脫落頻率為465 Hz和1 320 Hz，但圖9(a)頭部壓力振蕩頻率卻與圖9(c)中碰撞處一致，都為865 Hz，接近固有聲頻的渦脫落，并沒(méi)能引起渦聲耦合，碰撞處的作用更明顯。障礙高9 mm情況，得到相同規(guī)律。

圖10和圖11為壓力振蕩與平均壓力比值沿軸向位置變化，得出燃燒室內(nèi)不再體現(xiàn)聲振型特征，說(shuō)明此時(shí)已經(jīng)沒(méi)有渦聲耦合作用，但壓力振蕩卻比圖5中渦聲耦合情況要?jiǎng)×遥@就是大強(qiáng)度碰撞所導(dǎo)致的。圖8、圖9中，雖然壓力振蕩主頻也在各階聲頻附近，但并沒(méi)有觀察到聲振型，且圖9中渦脫落也有其獨(dú)立頻率，說(shuō)明渦脫落碰撞產(chǎn)生的壓力擾動(dòng)作用已經(jīng)覆蓋淹沒(méi)了小幅度壓力振蕩的聲場(chǎng)。

(a) 燃燒室頭部　　　　　　　　(b) 第2個(gè)障礙渦脫落點(diǎn)　　　　　　　　　　(c) 噴管入口處碰撞點(diǎn)

(a) 燃燒室頭部　　　　　　　　(b) 第2個(gè)障礙渦脫落點(diǎn)　　　　　　　　　　(c) 噴管入口處碰撞點(diǎn)

(a) 障礙高2 mm　　　　　　　　　　　　　　　　(b) 障礙高5 mm

(a) 障礙高2 mm　　　　　　　　　　　　　　　　(b) 障礙高5 mm

圖12為側(cè)向加質(zhì)0.01 kg/(s·m2)障礙高9 mm情況的模擬結(jié)果，此時(shí)碰撞強(qiáng)度很大(80%)，可更充分地驗(yàn)證渦脫落碰撞的幅頻特性對(duì)于調(diào)節(jié)流場(chǎng)的作用。燃燒室內(nèi)發(fā)生120 Hz共振，遠(yuǎn)小于固有聲頻，且無(wú)聲振型，壓力振蕩卻高達(dá)平均壓力80%。此種情況只是二維簡(jiǎn)化模型模擬的單純流動(dòng)問(wèn)題，壓力振蕩如此高是由于加質(zhì)量小燃燒室內(nèi)平均壓力低，雖然偏離實(shí)際，但不影響研究渦脫落碰撞作用。燃燒室內(nèi)存在大強(qiáng)度渦脫落碰撞時(shí)，燃燒室內(nèi)壓力振蕩的幅頻特性總是與碰撞處一致，呈現(xiàn)典型的非聲非線性特征。

此外，已有研究中[4]有結(jié)果顯示，潛入式噴管空腔體積越大，壓力振蕩越大，而沒(méi)有空腔時(shí)，壓力振蕩非常小。圖13分別給出了有潛入式噴管和無(wú)潛入式噴管的平均流場(chǎng)流線圖。圖13(a)中，流線圖能觀察到障礙后回流區(qū)與噴管入口處有一定距離，且碰撞作用使得噴管入口處碰撞位置前又形成了渦；當(dāng)沒(méi)有空腔時(shí)，回流區(qū)緊貼噴管入口處。這也說(shuō)明了碰撞的重要作用。

(a) 各點(diǎn)壓力振蕩頻率　　　　　　　　　　(b) 壓力振蕩沿軸向位置變化

(a) 有潛入式噴管流線圖　　　　　　　　　　　　(b) 無(wú)潛入式噴管流線圖

4　結(jié)論

(1)碰撞強(qiáng)度較小(低于0.5%)時(shí)，碰撞帶來(lái)的壓力振蕩貢獻(xiàn)給了流場(chǎng)的擾動(dòng)，當(dāng)碰撞頻率與燃燒室固有某一階聲頻恰好一致時(shí)，碰撞帶來(lái)的壓力振蕩反饋通過(guò)增強(qiáng)聲場(chǎng)來(lái)放大燃燒室內(nèi)的壓力振蕩，發(fā)生渦聲耦合。燃燒室內(nèi)壓力振蕩頻率為聲頻，并呈現(xiàn)出對(duì)應(yīng)的聲振型。但壓力振蕩幅值與平均壓力的比值并不大。

(2)碰撞強(qiáng)度較大(高于8%)時(shí)，碰撞處壓力振蕩的頻率與幅值決定了燃燒室內(nèi)壓力振蕩的幅頻特性。燃燒室內(nèi)壓力振蕩大小與碰撞處一致，即便碰撞頻率接近某一階聲頻，燃燒室內(nèi)壓力振蕩也不再體現(xiàn)聲振型，壓力振蕩呈現(xiàn)非聲非線性特征。此時(shí)，碰撞的壓力振蕩反饋已經(jīng)覆蓋淹沒(méi)了聲場(chǎng)，聲場(chǎng)的作用被忽略，渦脫落的頻率和強(qiáng)度獨(dú)立發(fā)揮作用。此時(shí)，壓力振蕩遠(yuǎn)大于上述渦聲耦合時(shí)的壓力振蕩幅值。

(3)碰撞強(qiáng)度略大，但還不足以覆蓋聲場(chǎng)的作用時(shí)(0.75%)，碰撞處壓力振蕩的幅頻特性會(huì)影響聲場(chǎng)，當(dāng)碰撞頻率與聲頻有差距時(shí)，聲場(chǎng)壓力振幅仍被加強(qiáng)，但聲振型被擾亂。

[1]Flandro G A, Jacobs H R. Vortex-generated sound in cavities[C]//Aero-acoustics Conference, Washington, 1973: 15-17.

[2]Culick F E C, Magiawala K. Excitation of acoustic modes in a chamber by vortex shedding[J]. Sound Vib, 1979, 64(3): 455-457.

[3]Dunlap R, Brown R S. Exploratory experiments on acoustic oscillations driven by periodic vortex shedding[J]. AIAA, 1981, 19(3):408-409.[4]Anthoine J, Buchlin J M, Hirschberg A. Effect of nozzle cavity on resonance in large SRM theoretical modeling[J]. Propul Power, 2002, 18(2): 304-311.

[5]Anthoine J, Lema M R. Passive control of pressure oscillations in solid rocket motors cold-flow experiments[J]. Propul Power, 2009, 25(3): 792-800.

[6]Brown R S, Dunlap R, Young S W. Vortex shedding as a source of acoustic energy in segmented solid rockets[J]. Spacecraft Rockets, 1981, 18(4): 312-319.

[7]Flatau A, Van Moorhem W. Prediction of vortex shedding responses in segmented solid rocket motors[C]//26th Joint Propulsion Conference and Exhibit, Florida, 1990: 16-18.

[8]Flandro G A. Vortex driving mechanism in oscillatory rocket flows[J]. Journal of Propulsion, 1985, 2(3): 206-214.

[9]Prahalad N Tengli. Vortex flow analysis of a large segmented solid rocket motor[J]. India Journal of Science and Technology, 2012, 5(1): 1888-1892.

[10]Yves Fabignon.Instabilities and pressure oscillations in solid rocket motors[J]. Aerospace Science and Technology, 2003, 7(3): 191-200.

[11]Anthoine J.Experimental and numerical study of aeroacoustic phenomena in large solid propellant boosters[D]. Von Karman Institute, 2000.

[12]張嶠，李軍偉，王偉臣, 等. 固體火箭發(fā)動(dòng)機(jī)渦聲耦合特性數(shù)值研究[J]. 推進(jìn)技術(shù), 2011, 32(3): 348-354.

[13]楊羽卓，郜冶. 燃燒室障礙渦與聲腔共振耦合的條件與影響因素[C]//榆林：固體火箭推進(jìn)專(zhuān)業(yè)第三十一屆年會(huì)，2014.

[14]Viviana F. Numerical simulations of acoustic resonance of solid rocket motor[D]. University of Rome, 2011.

(編輯：崔賢彬)

Study on low frequency pressure oscillations induced by vortex impacting on submerged nozzle

YANG Yu-zhuo，GAO Ye

(Harbin Engineering University，Department of Aerospace Engineering，Harbin150001, China)

Cold flow numerical simulation of different obstacle's height and different mass flow injection was developed to study the effect of vortex impact frequency and intensity on pressure oscillations magnitude-frequency characteristic in chamber. The results show that the pressure oscillation amplitude in chamber and at the location of impact has the same order of magnitude. The impacts only strengthen acoustic field when the impact strength is not strong, but with the increase of impact strength, the pressure oscillation induced by impact gradually covers acoustic field. The pressure oscillations magnitude-frequency characteristic in chamber is mainly decided by the frequency and strength of vortex impacting, which usually presents low frequency, nonlinear and non-acoustic.

unsteady combustion；vortex shedding；pressure oscillation

2015-06-18；

2015-08-22。

國(guó)家自然科學(xué)基金(11372079)。

楊羽卓(1991—)，女，碩士生，研究方向?yàn)榘l(fā)動(dòng)機(jī)燃燒穩(wěn)定性。E-mail:13903614581@163.com

V435

A

1006-2793(2016)04-0456-07

10.7673/j.issn.1006-2793.2016.04.002