燃料噴孔數(shù)對非預混旋轉爆震起爆過程的影響

焦中天，王永佳，李 偉，朱亦圓，王 可，范 瑋

(1.西北工業(yè)大學 動力與能源學院，陜西 西安 710129；2.西安航天動力研究所 液體火箭發(fā)動機技術重點實驗室，陜西 西安 710100)

0 引言

與傳統(tǒng)噴氣式動力裝置中普遍采用的緩燃燃燒相比，爆震燃燒具有能量釋放速率快、自增壓等優(yōu)點，有望簡化燃燒室結構，提高熱循環(huán)效率，降低發(fā)動機油耗。旋轉爆震燃燒室(rotating detonation chamber，RDC)是一種采用旋轉爆震燃燒的新型燃燒室，通常采用環(huán)腔或空筒構型，氧化劑和燃料自燃燒室頭部沿軸向供給，爆震波沿周向旋轉傳播，不斷消耗可燃混合物，產生的已燃氣體沿軸向膨脹排出產生推力。與脈沖爆震燃燒相比，旋轉爆震燃燒僅需一次點火即可連續(xù)工作，結構更為緊湊；與斜爆震燃燒相比，旋轉爆震不需要苛刻的高超音速進氣條件，可在寬馬赫數(shù)范圍實現(xiàn)穩(wěn)定工作。因此，近年來旋轉爆震在推進領域受到了廣泛關注。

20世紀60年代，俄羅斯Voitsekhovskii等、美國Nicholls等分別通過實驗率先驗證了旋轉爆震燃燒的可行性，隨后Bykovskii、Zhdan、Schwer、Lu等又圍繞起爆方式、推進劑(燃料狀態(tài)包括液態(tài)和氣態(tài)，氧化劑包括氧氣和空氣)、當量比進行了旋轉爆震實驗研究，證明了旋轉爆震可在更寬工況范圍內工作。近十幾年來，世界各國針對旋轉爆震的研究越來越多。Stechmann等分析了RDC作為火箭燃燒室的理論性能，并說明了與鐘型噴管和塞式噴管匹配的可行性。嚴宇等采用自燃推進劑實現(xiàn)了旋轉爆震波的持續(xù)傳播；王朝暉等通過實驗研究了液氫液氧發(fā)動機富氫補燃循環(huán)中爆震發(fā)生的條件；胡洪波等借鑒火箭發(fā)動機燃氣發(fā)生器循環(huán)，利用煤油富燃燃氣在主燃燒室實現(xiàn)了旋轉爆震。

在進行旋轉爆震波起爆和傳播特性研究中，之前的數(shù)值模擬研究多采用預混噴注方案，在燃燒室入口采用面噴注，即噴注面的每個點都根據(jù)總溫總壓條件噴注預混氣，沒有噴注結構；或者采用簡單的噴注結構，使預混氣沿間隔分布的噴孔噴注。然而，預混噴注方案無法真實反映爆震波與噴注結構的互相作用。實驗中，環(huán)縫-噴孔非預混噴注方案被廣泛采用，氧化劑經收縮-擴張型的環(huán)縫進入燃燒室，燃料從周向均布的若干噴孔噴注，與氧化劑進行摻混。實驗和數(shù)值結果均表明，燃料噴孔數(shù)量、環(huán)縫寬度等對旋轉爆震波起始和傳播均有重要影響，但受測試手段限制，實驗中很難觀測到旋轉爆震波與噴注結構的相互作用，以及熱態(tài)條件下推進劑的混合情況，針對噴注結構優(yōu)化的數(shù)值模擬又多關注冷態(tài)流場。為此，本文采用環(huán)縫-噴孔非預混噴注方案，在控制燃料噴孔面積不變的前提下，改變噴孔數(shù)量，對環(huán)縫-噴孔結構的非預混冷態(tài)混合、旋轉爆震起爆及穩(wěn)定過程等進行研究，研究燃料噴孔數(shù)量對摻混和旋轉爆震傳播狀態(tài)等的影響。

1 數(shù)值方法及計算模型

1.1 數(shù)值方法

研究對三維Reynold Averaged N-S(RANS)方程進行求解，湍流模型使用Standard

k

-

ε

模型，并采用壓力隱式算子分裂PISO(pressure implicit with splitting of operator)算法對離散格式進行求解。考慮到計算資源以及計算時間，反應機理中不考慮中間產物和三體效應，采用氫氣/空氣單步總包化學反應機理，該方法被大部分研究者所采用。該單步總包反應機理的化學反應速率計算式為

k

=

AT

e-[

H

][O]

(1)

式中指前因子

A

、活化能

E

以及反應指數(shù)的值在表1給出，其單位制為cal、mol、cm、s。

表1 單步氫氣/空氣反應機理

1.2 計算模型與邊界條件

圖1為采用環(huán)縫-噴孔結構的RDC計算模型。模型在三維直角坐標系中繪制，

z

方向為軸向，

x

-

y

平面為周向和徑向所形成的平面。推進劑為氫氣/空氣(當量比為1)，其中空氣通過沿軸向的收縮-擴張型環(huán)縫供入燃燒室，喉道寬度

W

為0.8 mm，氫氣首先在集氣腔中聚集，再通過周向均勻布置的

n

個噴孔噴注，小孔直徑為

d

，每一個小孔中心軸線與燃燒室中軸所成角度

α

均為60°，整個燃燒室的軸向長度

L

為75 mm，燃燒室內、外半徑

R

、

R

的長度分別為31 mm和35 mm，噴注結構的長度

L

為20 mm。具體尺寸見表2和表3。

圖1 非預混噴注旋轉爆震燃燒室模型

表2 物理計算模型尺寸參數(shù)

表3 物理計算模型的可變尺寸

模型網格均為六面體網格，參考前人經驗，計算網格尺寸取為0.5 mm，可滿足定性分析要求。爆震波可看作激波和反應區(qū)的強耦合，對于噴注結構以及爆震波可能出現(xiàn)的燃燒室頭部位置進行網格加密，最小網格尺寸為0.25 mm，而燃燒室尾部非本文關注的重點區(qū)域，網格尺寸則漸變擴大到0.6～0.8 mm之間，總網格數(shù)在4×10～4.5×10。

入口邊界采用質量流量入口條件，總質量流量為103 g/s或者206 g/s，全局當量比為1。氫氣/空氣的供給總溫設定為300 K。出口條件設置為壓力出口，背壓值為50 kPa。

2 冷態(tài)流場

2.1 處理方式

使用改良的無量綱參數(shù)來描述不同位置處燃料與氧化劑的混合特性。傳統(tǒng)當量比

φ

的定義如式(2)所示，當燃料和氧化劑采用非預混噴注時，當量比在整個計算域內的變化范圍為0到無窮大，難以比較分析。如式(3)所示，定義相對當量比

E

，其變化范圍為0～2，當

E

=1時，實際當量比

φ

也等于1。

(2)

(3)

式中：

F

和

O

分別為燃料和氧化劑質量;下標stoich表示化學恰當比。相對當量比

E

與實際當量比

φ

的關系如圖2所示。

圖2 當量比與相對當量比的關系

液體火箭發(fā)動機推力室互擊式噴注單元設計中，燃料和氧化劑各自的射流動能與噴孔直徑的乘積相等時，混合情況最好，可表示為

(4)

式中：

ρ

、

v

和

d

分別為射流密度、速度和對應噴孔直徑；下標f和o分別表示燃料和氧化劑。仿照式(4)，可定義環(huán)縫-噴孔型噴注結構的穿透系數(shù)

Γ

，以表征燃料射流在氧化劑中的穿透能力，即

(5)

(6)

由于噴孔為周向間隔布置，噴孔間的距離會影響燃料的周向分布均勻程度。定義噴注間隔

Δ

，表示燃燒室中徑處(半徑

R

=33 mm)噴孔之間的短弧長度表達式為

(7)

2.2 結果與分析

可燃混氣的混合效果決定了爆震波能否起爆及穩(wěn)定傳播。為了更好地理解非預混噴注中燃料噴孔數(shù)量對爆震波傳播狀態(tài)的影響，首先對點火前的冷態(tài)混合過程進行分析。

表4給出了4種噴孔數(shù)對應的噴注間隔和穿透系數(shù)。如圖3所示，相同流量下各噴注結構對應的燃燒室中徑截面相對當量比分布差別較大，隨著孔數(shù)的增加，噴注間隔

Δ

逐漸減小，噴孔對應的極富油區(qū)域與噴孔之間的無燃料區(qū)域減少，相對當量比的周向均勻程度增加，富油區(qū)域的軸向距離也逐漸縮短。然而，氫氣噴注流量不變時，增加孔數(shù)使得穿透系數(shù)

Γ

減小，每股氫氣射流的徑向穿透深度隨之減小。從圖4徑向截面上相對當量比的變化可以看出，氫氣射流的徑向穿透深度越大，相對當量比的徑向分布越均勻，60和90個孔時，只是在靠近燃燒室頭部外壁面附近出現(xiàn)貧燃區(qū)；而孔數(shù)增加到120和150個時，貧燃區(qū)幾乎出現(xiàn)在整個燃燒室外壁面附近。監(jiān)測噴孔中氫氣射流的速度，各個算例中均為750 m/s上下，該值低于穿透系數(shù)

Γ

推導中假定的聲速值1 295 m/s，原因是空氣主流具有一定的背壓值，氫氣無法膨脹加速至聲速。穿透系數(shù)

Γ

隨噴孔個數(shù)的變化趨勢與數(shù)值模擬結果一致，仍有設計參考價值。

表4 各噴注結構的噴注間隔與穿透系數(shù)

圖3 供給流量為206 g/s時不同噴孔數(shù)的燃燒室中徑相對當量比變化云圖

圖4 供給流量為206 g/s時不同噴孔數(shù)下x=0 mm截面相對當量比變化云圖

以周向均勻布置60個燃料噴孔的燃燒室模型為基準，分析不同流量條件下同一噴注結構的冷流摻混情況。圖5為半徑

R

=33 mm處相對當量比變化云圖，可以看出，兩種流量下燃燒室沿軸向均先出現(xiàn)局部富燃區(qū)域，之后逐漸混合達到全局當量比，但小流量下混合均勻所需軸向距離更短。

圖5 不同供給流量下R=33 mm截面相對當量比的變化

圖6為

x

=0 mm截面不同流量下的相對當量比和氣流軸向速度的流線分布云圖。對比圖6(a)和圖6(b)可知，無論流量大小，在燃燒室頭部位置燃料和氧化劑均未充分混合，形成了局部貧燃區(qū)與富燃區(qū)，該分布在較大流量下范圍更大。從軸向位置看，較小供給流量下氫氣和空氣達到相對當量比1所需的軸向距離明顯減??；從徑向位置來看，小流量情況下，氫氣在徑向位置穿透深度增加。說明在該噴注單元設計下，較小流量時燃料與氧化劑的摻混效果更好。對比圖6(c)和圖6(d)可知，較小流量時燃料射流背風側形成局部回流區(qū)，該回流區(qū)的出現(xiàn)增加了氣流的滯留時間，增強了氣體分子間的碰撞，將更多的氫氣分子輸運到靠近燃燒室外壁面的位置，因此混合后的燃燒室外壁面燃料質量分數(shù)更大，當量比為1的區(qū)域相較于較大流量時提前出現(xiàn)，軸向和徑向的摻混程度均更佳。不改變當量比，燃料和氧化劑流量成比例變化時，噴注間隔

Δ

和穿透系數(shù)

Γ

對于相同噴孔數(shù)

n

不變，理論上摻混效果應一致。實際上，在環(huán)縫-噴孔噴注結構中，空氣流量遠大于氫氣，空氣與氫氣間的剪切作用除了加強摻混外，還有一定的抽吸引射作用；空氣流道亦非假設的等直徑通道，而是收擴形環(huán)縫，氫氣射流在擴張段與空氣進行摻混。推進劑總流量改變時，上述兩點差別會導致同一個噴注結構的摻混效果變化。對于本研究采用的噴注結構而言，小流量下的摻混更好。

圖6 不同供給流量下相對當量比分布及氣流軸向速度的流線分布

不同供給流量下相對當量比隨軸向、周向、徑向位置的變化趨勢如圖7所示。如圖7(a)所示，在較小流量下，由于回流區(qū)的出現(xiàn)，隨著軸向位置的增加，相對當量比迅速下降，約在

z

=20 mm附近，氫氣和空氣的當量比趨近于1；而較大流量時，燃燒室中大部分為富油區(qū)域，直到燃燒室尾部附近，混合物當量比才逐漸趨近于1。從圖7(b)中相對當量比隨周向位置的變化來看，較大流量下，燃料不能較好地填充噴孔之間的間隔區(qū)域，極貧和極富區(qū)域交替出現(xiàn)；較小流量時，相對當量比震蕩幅值較小。從圖7(c)中相對當量比的峰值來看，較大流量下富燃區(qū)更靠近內壁面，外壁面則極貧；而小流量下氫氣在徑向方向上的分布范圍更均勻，貧富油區(qū)域間的相對當量比絕對差距也較小。

圖7 不同供給流量下相對當量比隨軸向、周向和徑向位置的變化

3 起爆及傳播過程分析

3.1 不同噴孔數(shù)量下的起爆過程

實驗中，RDC通常采用切向安裝的預爆管進行點火。預爆管內的可燃混氣經過火花塞點火及緩燃向爆震轉變(deflagration to detonation transition，DDT)過程，形成一道爆震波切向進入RDC，實現(xiàn)RDC內可燃混合物的點火和起爆。為還原這一過程，在計算穩(wěn)定后的冷態(tài)流場內設置局部的高溫(3 000 K)、高壓(1.5 MPa)和高速(2 000 m/s)區(qū)域，模擬點火起爆過程。

3.1.1 燃料噴孔數(shù)為90

圖8為噴孔數(shù)為90時爆震波起爆到穩(wěn)定傳播的過程，點火時刻記為起始時刻0 ms。盡管高能起爆區(qū)具有逆時針旋轉的切向速度，由于氫氣/空氣混合物活性較高，順時針方向依然出現(xiàn)了爆震波，如圖8(a)所示。兩個反向傳播的爆震波在約0.07 ms時相撞，由于新鮮混氣尚未恢復噴注，相撞后的爆震波反應區(qū)與前導激波解耦；失去能量支持的前導激波繼續(xù)傳播，但速度和壓力均遠小于爆震波，此時噴注過程開始恢復。0.15 ms時兩激波再次相撞產生局部高溫高壓區(qū)域，新鮮混氣再次點火起爆，如圖8(c)所示。新產生的爆震波沿著較強激波的傳播方向推進，較弱的激波沒有反應區(qū)的支持而逐漸消亡，整個流場趨于穩(wěn)定，形成平均傳播速度穩(wěn)定在1 786 m/s左右的單個爆震波。該工況下，僅發(fā)生兩次雙波對撞便得到了較為穩(wěn)定的流場。

圖8 噴孔數(shù)為90時爆震波發(fā)展過程

3.1.2 燃料噴孔數(shù)為150

當燃料噴孔數(shù)增加至150個時，如圖9所示，高溫高壓區(qū)直接起爆冷態(tài)混合流場后產生的兩個爆震波在大約0.06 ms時第一次相撞，這與90噴孔時的起爆階段前期流場相同。然而，冷態(tài)噴注時，150噴孔的噴注結構的軸向和周向摻混效果較差，因此爆震波第一次相撞解耦后，兩道激波再次誘導出爆震波的時間明顯增長。圖9(b)～圖9(e)中兩道激波發(fā)生了3次碰撞，第一次相撞約耗時0.08 ms，相撞后強度進一步衰弱，又分別耗時0.1 ms和0.12 ms才產生第二次和第三次碰撞。直到0.36～0.46 ms之間才形成了強弱略有差異的兩道爆震波。雙波對撞時，較強的爆震波產物壓力較大，波后壓力降至噴注壓力以下所需時間長，新鮮混氣得不到及時的供給，較弱的爆震波與強波相撞后進入強波后新鮮混氣不足的區(qū)域，難以繼續(xù)自持推進；同理，在較弱的爆震波經過的位置，新鮮混氣能夠得到相對充分的填充，較強的爆震波得以維持。因此，雙波對撞中弱波通常被強波逐漸取代，最終發(fā)展形成了穩(wěn)定的單波傳播的流場，如圖9(k)所示。

圖9 噴孔個數(shù)為150時爆震波發(fā)展過程

3.1.3 燃料噴孔數(shù)為60

當燃料噴孔數(shù)減小至60時，前期流場發(fā)展與噴孔數(shù)為90和150相似，但在兩個爆震波第一次相撞后產生的激波在各自向前發(fā)展的過程中就已經通過不斷壓縮前方的可燃混氣實現(xiàn)了自點火再起爆，這與前兩節(jié)中燃燒室內的起爆點均為激波碰撞點不同。圖10(c)已經是兩個重新誘導產生的爆震波相撞的結果，相撞后，圖10(d)中的兩道激波經過0.02 ms又通過不斷壓縮前方新鮮可燃混氣誘導出新的爆震波，如圖10(e)所示。流場內并非僅激波鋒面處會產生再起爆，無激波處，如圖10(g)、圖10(j)和圖10(k)中爆震波的位置，當可燃混氣及時填充并被高溫的爆震產物點燃后，也可以產生再起爆。流場內不斷發(fā)生爆震波的生成與解耦以及爆震波轉向等過程，直至0.43 ms初步形成同向傳播的兩個爆震波。

圖10 噴孔數(shù)為60時爆震波發(fā)展過程

在旋轉爆震波起爆過程中，燃燒室中共出現(xiàn)了3種再起爆模式：①激波碰撞產生高溫高壓點引爆新鮮混氣；②激波鋒面壓縮新鮮混氣產生自起爆；③燃燒室內高溫爆震產物誘導新鮮混氣起爆。爆震波能夠再起爆的先決條件是新鮮混氣在初始爆震高壓后恢復供給，并較好地摻混。在較大流量下，120和150噴孔的燃燒室中無法獲得持續(xù)旋轉的爆震波，初始爆震波碰撞后的激波無法誘導出新的爆震波，多次碰撞后消失；而小流量下旋轉爆震波可成功建立，再次證實小流量下燃燒室內氫氣和空氣摻混效果更好，且這一結論在起爆過程中依然成立。同時，60噴孔的燃燒室中出現(xiàn)了后兩種需要較強混氣活性的再起爆模式，90噴孔的燃燒室中旋轉爆震波在第一次激波相撞后即可建立，這與150噴孔時激波需要多次碰撞后才能誘導出爆震波形成了明顯的對比。結合冷態(tài)流場中各噴孔數(shù)下新鮮混氣的分布情況，燃燒室軸向和徑向摻混效果更好的新鮮混氣在起爆過程中表現(xiàn)出了更高的活性。新鮮混氣的活性會影響爆震波最終的傳播方向，這一點在后文將詳細闡述。

3.2 噴孔數(shù)量對爆震波傳播方向的影響

圖11給出了噴孔數(shù)量分別為60、90、120和150時的穩(wěn)態(tài)爆震流場下的壓力云圖?？偭髁繛?06 g/s時，噴孔數(shù)量為60和90的旋轉爆震燃燒室內可以形成穩(wěn)定傳播的爆震波，分別對應于雙波和單波模態(tài)；當燃料噴孔數(shù)增加至120和150時，根據(jù)前文分析，206 g/s的質量流量下燃燒室內新鮮混氣活性不足，不能形成穩(wěn)定傳播的爆震波。總供給流量減小至103 g/s后，由于燃燒室頭部回流區(qū)的出現(xiàn)使得整個冷態(tài)流場在各個方向上均混合得更好，經過較長的起爆時間后旋轉爆震燃燒室內能夠產生穩(wěn)定自持傳播的爆震波，且均為單波模態(tài)。

圖11 不同噴孔數(shù)量下穩(wěn)定爆震流場的壓力云圖

圖12為4種不同噴孔數(shù)量下燃燒室頭部監(jiān)測點從起爆到整個流場穩(wěn)定時的壓力變化。可以算得4種噴孔數(shù)量下的平均爆震波速度分別為1 631、1 786、1 827、1 785 m/s，匯總結果見表5。其中，噴孔個數(shù)為60時的爆震波速度低于其他3種噴孔數(shù)量時的爆震波速度，噴孔數(shù)量為90和150時自持傳播的爆震波速度基本相同，噴孔數(shù)量為120時的平均爆震波速度最高。噴孔個數(shù)為60時爆震波速度較低的原因在于，當穩(wěn)定爆震流場中的爆震波數(shù)量增加時，爆震波高度下降，抵御側向膨脹損失的能力減弱，速度虧損增大；其次，當噴孔數(shù)量較少時，周向相鄰噴孔間的燃料填充不足，相當于爆震波在不均勻的反應物中傳播，爆震波的速度損失增加。

表5 各工況計算結果

圖12 不同噴孔數(shù)量下得到的旋轉爆震波壓力曲線

90個噴孔構型下，點火后很快形成了沿周向傳播的單個爆震波，從起爆到流場穩(wěn)定耗時最短；噴孔個數(shù)為60時，從點火到最終穩(wěn)定經歷了雙波對撞、四波對撞和三波對撞等非穩(wěn)定模態(tài)，最終穩(wěn)定于同向雙波模態(tài)；噴孔個數(shù)為120和150時，從點火時刻到建立穩(wěn)定爆震波耗時最長，二者過程類似，均為由緩燃波逐步轉變?yōu)楸鸩?。上述延遲起爆現(xiàn)象在相關實驗研究中也多次觀察到。根據(jù)起爆階段的流場判斷，點火后的第一個循環(huán)內，燃燒室內充滿了混合好的可燃混氣，爆震波呈弧面向整個燃燒室傳播，表現(xiàn)為第一個較高的壓力峰值；充滿燃燒室的爆震產物抑制了噴注過程，爆震波得不到新鮮混氣供應隨之解耦，壓力曲線表現(xiàn)為緩慢下降；燃燒室內壓力隨排氣過程的進行不斷降低，可燃混氣的供給逐漸恢復，此時燃燒室中的再起爆過程開始，壓力曲線再度振蕩，直到爆震波的傳播與燃料的供給之間實現(xiàn)平衡，可監(jiān)測到規(guī)律的壓力峰值。

從圖11及表5也可看出，雖然初始直接起爆的高溫高壓區(qū)的方向為逆時針方向，但各工況下穩(wěn)態(tài)爆震流場中爆震波傳播方向有所不同。噴孔個數(shù)為60和90時，穩(wěn)態(tài)流場中的爆震波傳播方向為順時針方向，與初始射流方向相反；噴孔個數(shù)為120和150時，爆震波傳播方向與初始射流方向相同。傳播方向的隨機性來源于起爆階段燃燒室內爆震波解耦再起始的方式變化。噴孔個數(shù)為60和90時，總流量較大，且軸向和徑向摻混效果較好，混氣活性較高，除了初始爆震波解耦形成的激波誘導再起爆外，還有燃燒室中的爆震產物熱點導致的再起爆，而后者無方向性。噴孔個數(shù)為120和150時，混氣活性相對較低，僅靠爆震產物的熱量可能難以再起爆新鮮混氣；總流量相對較小，新鮮混氣的填充量也不能支持多波的共存。因此，再起爆過程主要受初始爆震波產生的激波控制，而由于點火區(qū)域本身具有逆時針切向速度，故逆時針的激波往往更強，誘導出的爆震波更容易與點火方向一致。

3.3 爆震波后未燃氣體層的拖曳

圖13為噴孔個數(shù)為90時整個爆震流場穩(wěn)定后燃燒室內外壁面處的溫度云圖以及氫氣質量分數(shù)等值面圖。從內壁面溫度分布云圖上可以看出，爆震燃燒流場內存在兩個溫度較高的區(qū)域，一處位于斜激波與滑移線之間，此處高溫區(qū)的形成是由斜激波對上一輪爆震產物的加熱作用引起；另一處位于爆震波后，此處高溫區(qū)是由爆震波反應區(qū)中化學反應釋熱產生的。

1-爆震波；2-燃燒產物與新鮮混氣接觸面；3-斜激波；4-滑移線。

在非預混噴注旋轉爆震燃燒中，圖13(a)中黑線圈內出現(xiàn)了爆震波后的低溫氣團，如圖13(c)所示，從斜激波、爆震波、滑移線和燃燒產物與新鮮燃氣接觸面四者的交界點上拖曳而出一塊未燃氣團，這是滑移線附近產生低溫氣團的原因。產生上述未燃氣團的原因在于，近噴注頭部燃氣混合不佳導致爆震波部分解耦，前導激波掃過后，部分新鮮混氣未參與化學反應。當摻混效果更差時，爆震波將完全解耦，無法再次起爆，此時燃燒室內的火焰將以緩燃形式存在；但緩燃波很難在高速來流下實現(xiàn)穩(wěn)焰，空氣環(huán)縫的超音速來流很容易將火焰吹熄，使燃燒室熄火。

4 結論

采用典型的環(huán)縫-噴孔式非預混噴注結構，保持燃料總噴注面積不變的條件下，通過改變燃料噴孔數(shù)量，對旋轉爆震燃燒室冷態(tài)、熱態(tài)流場進行了三維數(shù)值模擬，得出如下結論：

1)保持燃料噴注總面積不變時，增加燃料噴孔可以提高燃料周向分布均勻性，但會導致燃料穿透能力下降，軸向和徑向摻混效果減弱，而新鮮混氣的軸向和徑向摻混效果決定了旋轉爆震波的起爆難度。對于同一環(huán)縫-噴孔式噴注結構，推進劑總流量會影響摻混效果。小流量條件下，燃燒室頭部會產生回流區(qū)，燃料/氧化劑在周向、軸向、徑向的摻混效果均提升。

2)新鮮混氣的周向均勻程度會影響旋轉爆震波的傳播速度。盡管噴孔數(shù)為120和150的燃燒室內建立旋轉爆震波的難度較大，但一旦建立起爆震波，由于噴注間隔較小，爆震波前的混氣分布較為均勻，爆震波損失更小，傳播速度更大。

3)不同燃料噴孔數(shù)量下產生穩(wěn)定爆震流場的過程均經歷了初始爆震波的解耦-再起爆過程，再起爆的方式主要有3種，激波相互碰撞再起爆、激波壓縮自點火再起爆以及爆震產物高溫誘導再起爆。上述起爆方式決定了起爆過程中爆震波的形成具有一定隨機性，最終形成的穩(wěn)定爆震波方向也難以預測。

4)同一燃燒室尺寸下，供給流量對多個爆震波的維系具有關鍵作用。噴孔為60個，供給流量206 g/s時，起爆階段出現(xiàn)了多波模態(tài)，穩(wěn)定爆震流場中的波數(shù)為2；供給流量降至103 g/s時，未出現(xiàn)多波共存的現(xiàn)象。