火箭發(fā)動(dòng)機(jī)超聲速過膨脹射流氣動(dòng)噪聲特性研究

程修妍，榮吉利，阿尼蘇，范博超，張博涵

(1. 北京理工大學(xué)宇航學(xué)院，北京 100081；2. 西安航天動(dòng)力技術(shù)研究所, 西安 710025； 3. 北京強(qiáng)度環(huán)境研究所，北京 100076)

0 引 言

運(yùn)載火箭在發(fā)射段會(huì)產(chǎn)生強(qiáng)烈的射流噪聲[1]，尤其在點(diǎn)火升空過程中，近場聲壓級(jí)可達(dá)170 dB[2]。強(qiáng)烈的噪聲一方面通過透射進(jìn)入整流罩內(nèi)部[3]，對(duì)衛(wèi)星等有效載荷造成影響，另一方面引起結(jié)構(gòu)振動(dòng)，對(duì)精密儀器造成干擾。因此，研究超聲速射流形態(tài)、噪聲源特點(diǎn)和噪聲產(chǎn)生機(jī)理，并準(zhǔn)確預(yù)測發(fā)動(dòng)機(jī)氣動(dòng)噪聲，對(duì)發(fā)射場降噪設(shè)計(jì)有著重要意義。

自20世紀(jì)60年代Lighthill[4]創(chuàng)立聲類比理論，到Fowcs和Hawkings[5]建立描述任意運(yùn)動(dòng)固體邊界發(fā)聲問題的FW-H方程以來，氣動(dòng)聲學(xué)不斷發(fā)展，并逐漸應(yīng)用于工程中。射流湍流邊界層擬序結(jié)構(gòu)的發(fā)現(xiàn)[6]，讓人們對(duì)射流噪聲聲源的構(gòu)成有了更深入的理解。Tam和Chen[7]首次以不穩(wěn)定波模型的形式對(duì)自由剪切流中的大湍流形態(tài)進(jìn)行了統(tǒng)計(jì)描述，此后，Tam不斷完善不穩(wěn)定波模型，并提出了射流噪聲的兩聲源模型[8]，據(jù)此建立了射流噪聲相似譜[9]，并能較好地吻合已有的實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)。

高溫高速射流的實(shí)驗(yàn)成本較高且難以觀測，計(jì)算技術(shù)的發(fā)展使得高溫高速射流的模擬研究得以推進(jìn)。李國良等[10]采用RANS結(jié)合SST模型對(duì)馬赫數(shù)2.5的發(fā)動(dòng)機(jī)燃?xì)鈹U(kuò)散及底部流場開展了研究，通過與實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)的對(duì)比檢驗(yàn)數(shù)值方法的可靠性。陳勁松等[11]結(jié)合伽遼金有限元及FW-H方法模擬了單噴管火箭自由噴流，認(rèn)為卷吸渦的驅(qū)動(dòng)作用、激波擾動(dòng)及強(qiáng)湍流脈動(dòng)是產(chǎn)生強(qiáng)湍流噪聲的原因，但未對(duì)噪聲頻率特點(diǎn)進(jìn)行解析。Nakano等[12]和Nonomura等[13]采用LES計(jì)算了溫度比分別為1.0、2.7和4.0、馬赫數(shù)為2.0的射流流動(dòng)及噪聲頻譜，研究表明隨著溫度比增大，射流剪切層更多地向射流內(nèi)部發(fā)展，勢流核心更短，馬赫波輻射角度增大。但其研究對(duì)象為完全膨脹射流，與地面環(huán)境下的過膨脹射流狀態(tài)有差別，且最高溫度比4.0低于新型運(yùn)載火箭發(fā)動(dòng)機(jī)溫度需求，參考價(jià)值有限。Cacqueray等[14]采用LES對(duì)出口溫度360 K、馬赫數(shù)為3.30的過膨脹射流進(jìn)行了研究，通過沿剪切層軸向速度脈動(dòng)的表征研究了射流聲源，但未考慮高溫對(duì)射流噪聲的影響。

發(fā)動(dòng)機(jī)噴管型面一般設(shè)計(jì)為完全膨脹狀態(tài)。但在地面試車或點(diǎn)火起飛過程中，由于地面環(huán)境壓強(qiáng)大于火箭發(fā)動(dòng)機(jī)出口壓強(qiáng)，射流處于過膨脹狀態(tài)。運(yùn)載火箭發(fā)動(dòng)機(jī)喉部總溫可達(dá)3800 K[15]，因此，有必要研究高溫高速射流在過膨脹狀態(tài)下的流動(dòng)及氣動(dòng)噪聲特性。

本文基于LES計(jì)算溫度比分別為1.0、6.7和12.7的超聲速過膨脹射流的非穩(wěn)態(tài)流動(dòng)，通過FW-H方程計(jì)算不同位置噪聲源的遠(yuǎn)場聲輻射指向性和聲壓級(jí)-頻率分布，結(jié)合射流湍流形態(tài)分析聲源組成及噪聲產(chǎn)生機(jī)理，為地面試車或起飛狀態(tài)下的聲振環(huán)境設(shè)計(jì)提供參考。

1 模型與計(jì)算

1.1 計(jì)算方法

本文采用LES對(duì)超聲速過膨脹射流的流場進(jìn)行數(shù)值模擬，通過狀態(tài)方程和Smagorinsky模型[16]對(duì)亞網(wǎng)格尺度項(xiàng)進(jìn)行?；幚恚颂幉辉儋樖?。在計(jì)算獲取穩(wěn)定的非穩(wěn)態(tài)流場后，通過FW-H方程計(jì)算射流噪聲在遠(yuǎn)場的傳播。

Ffowcs Williams和Hawkings基于Curle的工作，采用廣義函數(shù)法，給出了考慮任意運(yùn)動(dòng)固體邊界發(fā)聲的FW-H方程[4]：

(1)

式中:c0為聲速，p為壓強(qiáng)，t為時(shí)間，ρ為密度，Tij為Lighthill應(yīng)力張量，H(f)為Heaviside函數(shù)，δ(f)為Kronecker函數(shù)，ui為xi方向的流體速度分量，un為積分面的法向流體速度分量，vi為xi方向的邊界面速度分量，vn為邊界面法向速度分量。其右端第一項(xiàng)為Lighthill聲源項(xiàng)，是湍流運(yùn)動(dòng)引起的四極子聲源；右端第二項(xiàng)表示表面壓力脈動(dòng)引起的偶極子聲源；右端第三項(xiàng)表示表面加速度引起的單極子聲源。

1.2 計(jì)算模型

數(shù)值計(jì)算對(duì)象為出口馬赫數(shù)Me約為3.7的超聲速射流，其出口直徑為D(約為0.12 m)。根據(jù)文獻(xiàn)[17]中給出的經(jīng)驗(yàn)公式：

(2)

(3)

預(yù)測其層流核心長度Lc約為17D，超聲速長度LS約為53D。而射流有效長度LA≈5Lc，約為85D。為了避免出口邊界條件對(duì)計(jì)算結(jié)果的影響，選取軸向計(jì)算域長度為180D，徑向直徑為100D，射流計(jì)算域尺寸及邊界條件如圖1所示。

圖1 射流計(jì)算域尺寸及邊界條件Fig.1 Size and boundary conditions of jet calculation domain

給定噴管燃?xì)馊肟跒閴毫θ肟谶吔?，總溫分別為300 K、2000 K和3810 K(環(huán)境溫度300 K，溫度比分別為1.0、6.7和12.7)，總壓17.7 MPa；左側(cè)空氣邊界為壓力入口邊界，其余出口為壓力出口，壓強(qiáng)為大氣壓。在壁面上采用絕熱、無滑移壁面條件。

1.3 網(wǎng)格劃分

采用結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格對(duì)計(jì)算域進(jìn)行了離散。網(wǎng)格劃分細(xì)節(jié)如圖2和圖3所示，噴管入口處、壁面附近對(duì)網(wǎng)格進(jìn)行了加密。計(jì)算模型共包括六面體網(wǎng)格484萬，最小網(wǎng)格尺寸為0.4 mm。根據(jù)網(wǎng)格尺寸和射流速度，將非穩(wěn)態(tài)計(jì)算時(shí)間步長設(shè)定為Δt=2.5×10-6s。為避免初場對(duì)非穩(wěn)態(tài)流場計(jì)算結(jié)果的影響，在非穩(wěn)態(tài)計(jì)算滿足Uj·t>2xmax，即8000個(gè)時(shí)間步后開始進(jìn)行聲學(xué)計(jì)算。

圖2 計(jì)算域整體網(wǎng)格劃分Fig.2 Grid generation in computational domain

圖3 空氣入口及燃?xì)馊肟诰W(wǎng)格劃分細(xì)節(jié)Fig.3 Grid details of air inlet and gas inlet

2 流場分析

2.1 軸線分布特點(diǎn)

各工況下軸線上的壓強(qiáng)、速度、溫度、馬赫數(shù)分布如圖4所示，壓強(qiáng)和馬赫數(shù)分布幾乎一致，而速度和溫度分布影響較大。軸線上速度呈周期性波動(dòng)，波動(dòng)幅度隨燃燒室溫度的增加而增大，隨后逐漸衰減。軸線上溫度從喉部開始迅速降低，隨后周期性震蕩，最后逐漸接近環(huán)境溫度。雖然不同溫度比下馬赫數(shù)分布幾乎相同，但仍可以觀察到超聲速長度的區(qū)別。在3810 K時(shí)超聲速長度約為20.3D，2000 K對(duì)時(shí)約為22.5D，300 K時(shí)約為23.9D，隨著射流溫度的升高，燃?xì)馀c周圍空氣的溫差增大，增加了氣體間的換熱效率，且高溫下燃?xì)饷芏雀?，在燃?xì)馀c周圍靜止空氣摻混過程中速度損失更快，導(dǎo)致了超聲速長度降低。

2.2 過膨脹射流特點(diǎn)

圖5為溫度比12.7時(shí)，噴管出口截面中心線的物理量沿徑向的無量綱化分布情況。各參數(shù)在中心軸線兩側(cè)呈對(duì)稱分布，由于邊界層影響，壁面速度為零，向中心處迅速增大，在距離軸線0.48D的范圍內(nèi)，速度保持軸線速度的90%以上，速度分布較為均勻；壓強(qiáng)在邊界處達(dá)到最大值，由于燃?xì)獾呐蛎?，壓?qiáng)向中心迅速降低，中心處壓強(qiáng)約為最大壓強(qiáng)的15%；溫度在邊界處達(dá)到最大值，向中心迅速降低，在距離軸線0.48D的范圍內(nèi)，溫度約為最大溫度的40%～55%。

噴管出口壓強(qiáng)遠(yuǎn)低于環(huán)境壓強(qiáng)，導(dǎo)致射流處于過膨脹狀態(tài)。圖6為軸對(duì)稱截面出口局部速度分布云圖。在壓差作用下，自由邊界層向中心軸線收縮，高速射流在出口處向軸線偏轉(zhuǎn)，產(chǎn)生了向內(nèi)的斜激波，斜激波的存在導(dǎo)致氣體壓強(qiáng)增大，溫度升高，在距離喉部約3D的位置形成了第一個(gè)馬赫盤；隨后燃?xì)馀蛎?，速度方向外擴(kuò)，中心溫度降低；當(dāng)膨脹波到達(dá)燃?xì)馍淞鬟吔鐚訒r(shí)，射流再次向內(nèi)反射形成壓縮波；壓縮波相遇后在約6D的位置形成了第二個(gè)馬赫盤。在這之后，由于大氣與燃?xì)庵g湍流剪切層的形成，破壞了邊界層的規(guī)律性，導(dǎo)致斜激波的形態(tài)發(fā)生了改變，進(jìn)而影響了馬赫盤位置和完整性。

圖4 中心軸線物理量分布Fig.4 Physical quantity distribution of central axis

圖5 噴管出口無量綱參數(shù)分布Fig.5 Dimensionless parameter distribution of nozzle exit

圖6 軸對(duì)稱截面速度分布(局部)Fig.6 Velocity distribution of axisymmetric section (local)

2.3 近場聲壓及湍流

非穩(wěn)態(tài)流場的聲壓，即壓力脈動(dòng)定義為：

p′=p-pstatistics

(4)

式中：p為瞬態(tài)壓強(qiáng)，pstatistics為時(shí)均壓強(qiáng)。將三個(gè)工況下軸對(duì)稱截面上的聲壓和渦量匹配，如圖7所示，射流渦結(jié)構(gòu)主要位于軸向6D～50D、徑向10D范圍內(nèi)。從6D開始逐漸從剪切層產(chǎn)生小尺度湍流，隨射流向下游發(fā)展，剪切層增厚，湍流尺度逐漸增大，形狀更加不規(guī)則。隨溫度比增加，湍流在徑向的分布范圍更寬。

結(jié)合聲壓分布可見，超聲速射流的湍流邊緣產(chǎn)生了向下游傳播的馬赫波，但向上游傳遞的效應(yīng)不明顯。隨著射流向下游發(fā)展，湍流尺度增大，馬赫波波長增加。隨溫度比升高，馬赫波幅值增加，主導(dǎo)馬赫波的傳播方向角增大，在溫度比1.0時(shí)傳播方向約為50°，溫度比6.7時(shí)約為58°，溫度比12.7時(shí)約為68°。這一方面是由于大溫度比使射流與空氣之間形成了更大的溫差，導(dǎo)致剪切層能量交換更為劇烈，射流剪切層增厚，湍流度增強(qiáng)，改變了聲源分布位置；另一方面是高溫使燃?xì)馍淞骷铀?，并在向前運(yùn)動(dòng)的過程中通過剪切層帶動(dòng)周圍空氣向下游運(yùn)動(dòng)，導(dǎo)致主導(dǎo)馬赫波的傳播向上游方向偏轉(zhuǎn)。

3 遠(yuǎn)場噪聲分析

3.1 聲源分解

為了分析不同位置聲源的遠(yuǎn)場輻射特點(diǎn)，對(duì)聲源進(jìn)行分解。如圖9所示，采用漸擴(kuò)形圓筒面S1涵蓋聲源較為劇烈的區(qū)域，其具體尺寸特征為：起始位置距離噴管出口2D，起始位置半徑2D，軸向長度為50D，終止半徑為10D；采用圓柱面S2涵蓋下游噪聲源，長度為50D，半徑10D。

圖8 軸線對(duì)稱截面上的Lighthill聲源項(xiàng)分布Fig.8 Distribution of Lighthill sound source term on axisymmetric section

圖9 聲源面位置示意圖Fig.9 Schematic diagram of sound source surface location

3.2 聲源位置與噪聲指向性

以入口溫度比為12.7的工況為研究對(duì)象，通過FW-H方程計(jì)算遠(yuǎn)場聲輻射情況。在聲源控制面外部距離噴管喉部R=120D設(shè)置一組半圓形觀測點(diǎn)，總聲壓級(jí)隨角度變化的曲線如圖10所示。S1+S2和S1的遠(yuǎn)場輻射總聲壓級(jí)在30°～180°范圍內(nèi)幾乎完全相同，而在0°～20°范圍內(nèi)，S2輻射的總聲壓級(jí)最大。結(jié)合圖7，S1中主要為中小尺度湍流，噪聲以馬赫波形式向外傳播，而S2中主要分布大尺度湍流，無明顯馬赫波。因此可以得出，近場中小尺度湍流噪聲源主導(dǎo)了30°～180°噪聲，而下游大尺度湍流噪聲源主導(dǎo)了下游方向噪聲。

圖10 不同聲源總聲壓級(jí)隨角度的變化Fig.10 Overall sound pressure level with angles by different noise source

3.3 入口溫度比對(duì)聲輻射指向性的影響

以三種工況的非穩(wěn)態(tài)流場的S1聲源為研究對(duì)象，通過FW-H方程計(jì)算遠(yuǎn)場距離噴口80D處的聲輻射情況，如圖11所示，射流溫度越高，噪聲越向軸線外側(cè)輻射，這與文獻(xiàn)[18]中的研究結(jié)論一致。在溫度為300 K時(shí)，最大總聲壓級(jí)的輻射角為40°，在2000 K時(shí)為50°，在3810 K時(shí)為60°，聲壓級(jí)約147 dB，結(jié)合圖7，高溫導(dǎo)致馬赫波傳播角度增大，進(jìn)而造成了S1聲源遠(yuǎn)場總聲壓級(jí)輻射角增大，說明S1內(nèi)輻射指向性由馬赫波傳播方向決定。

圖11 不同溫度下遠(yuǎn)場聲壓級(jí)隨角度的變化Fig.11 Overall sound pressure level with angles in different temperature

3.4 聲輻射頻率分布

射流噪聲主要包含湍流混合噪聲和寬頻激波噪聲[7]。湍流混合噪聲與射流中的湍流形態(tài)有關(guān)，而寬頻激波噪聲是不穩(wěn)定波與激波晶胞結(jié)構(gòu)相互作用引起的。為排除流場聲速對(duì)頻率分布的影響，將頻率采用修正的Strouhal數(shù)無量綱化處理[19]：

(5)

隨著觀測角度的增大，S2區(qū)域大尺度湍流輻射噪聲對(duì)總聲壓級(jí)貢獻(xiàn)越來越小，而S1區(qū)域內(nèi)聲源的輻射占比增加，觀察到圖12(b)-(c)中聲壓級(jí)峰值頻率隨角度的增加而增大，說明馬赫波輻射噪聲主要分布于中高頻范圍，在30°方向，大尺度湍流噪聲和馬赫波輻射噪聲混合形成了30°方向的湍流混合噪聲，峰值頻率約為St=0.04，在60°方向的峰值頻率約為St=0.15。

在90°和120°方向，流場無明顯的馬赫波輻射，且無大尺度湍流，此范圍內(nèi)主要是湍流輻射的背景噪聲。然而，圖12(d)和(e)中可見在St=0.25附近較寬的范圍內(nèi)聲壓級(jí)較大，這主要由不穩(wěn)定波在過膨脹射流的周期激波單元中散射形成的寬頻激波噪聲所引起。

圖12 不同角度觀測點(diǎn)的聲壓級(jí)-頻率分布Fig.12 Sound pressure level with frequency at different angles

4 結(jié) 論

本文對(duì)不同溫度比的火箭發(fā)動(dòng)機(jī)超聲速過膨脹射流流動(dòng)和聲輻射進(jìn)行了研究，綜合分析了湍流形態(tài)與噪聲組成的關(guān)系，研究結(jié)果表明：

1) 射流的過膨脹導(dǎo)致了出口中心壓強(qiáng)和溫度迅速降低，射流邊界層向軸線收縮；溫度比不影響流場的周期性規(guī)律，但高溫縮短了燃?xì)獾某曀匍L度，加劇了射流剪切層發(fā)展。

2)近場噪聲源由射流剪切層產(chǎn)生的湍流構(gòu)成，并以馬赫波形式在大角度范圍輻射中高頻噪聲；下游噪聲源由大尺度湍流構(gòu)成，向下游小角度范圍輻射低頻噪聲，共同組成了湍流混合噪聲。

3)聲輻射指向性由馬赫波傳播方向決定，隨著溫度比的升高，馬赫波幅值增加、傳播角度增大，導(dǎo)致聲輻射強(qiáng)度、輻射角度增大，在溫度比12.7時(shí)最大聲壓輻射角約為60°，80D處聲壓級(jí)達(dá)147 dB。