基于微型葉片式渦流發(fā)生器的前體壓縮面低能流摻混機(jī)理

李 超，黃河峽，羅金玲，唐學(xué)斌，蔡 佳，3，譚慧俊

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

0 引 言

進(jìn)氣道作為超燃沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)最主要的增壓部件，其氣動(dòng)性能對(duì)整個(gè)推進(jìn)系統(tǒng)的性能起著決定性的影響。研究表明，進(jìn)氣道的總壓恢復(fù)系數(shù)每增加1%，發(fā)動(dòng)機(jī)的比沖可增加0.51%～1%[1]，而一旦進(jìn)氣道陷入不起動(dòng)，激波周期性振蕩所造成的非定常載荷給發(fā)動(dòng)機(jī)的穩(wěn)定燃燒甚至飛行安全都將帶來致命性危害[2]。因此，如何盡可能地提高進(jìn)氣道的氣動(dòng)性能、拓寬穩(wěn)定工作邊界，對(duì)高超聲速推進(jìn)系統(tǒng)而言意義重大。

對(duì)于高超聲速飛行器，進(jìn)氣道和飛行器前體高度一體化，前體壓縮面上發(fā)展的邊界層被直接吸入至進(jìn)氣道內(nèi)[3]，尤其是大尺度飛行器的長(zhǎng)機(jī)身/短發(fā)動(dòng)機(jī)氣動(dòng)布局方案，面臨更嚴(yán)重的邊界層堆積問題。邊界層內(nèi)低能流的吸入降低了進(jìn)氣道壁面流動(dòng)抗逆壓能力，在進(jìn)氣道唇罩激波與前體壓縮面發(fā)展而來的邊界層相互干擾下，極易產(chǎn)生大面積分離，嚴(yán)重時(shí)甚至導(dǎo)致進(jìn)氣道不起動(dòng)[4-8]。鑒于此，必須對(duì)前體壓縮面發(fā)展而來的邊界層進(jìn)行流動(dòng)控制，以期盡可能削弱激波-邊界層干擾對(duì)進(jìn)氣道的不利影響。

Herrman等[9-10]提出采用邊界層放氣的方式對(duì)馬赫數(shù)2.5～3.5范圍內(nèi)的超聲速進(jìn)氣道進(jìn)行控制，結(jié)果表明，泄除5.3%的進(jìn)氣道捕獲流量可以獲得12.6%的總壓恢復(fù)增益，拓寬喘振裕度15.9%，進(jìn)氣道的性能以及放氣的有效性高度依賴于激波-邊界層干擾、流動(dòng)非定常性以及流動(dòng)分離特性。Shih等[11]細(xì)致研究了放氣縫內(nèi)的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)，發(fā)現(xiàn)放氣縫入口、管內(nèi)存在兩道激波，這兩道激波的壓升比入射激波的更強(qiáng)，可以有效隔離激波波后擾動(dòng)前傳。H?berle[12]采用邊界層放氣的方式對(duì)馬赫數(shù)6級(jí)高超聲速進(jìn)氣道內(nèi)的唇罩激波-邊界層干擾進(jìn)行控制，試驗(yàn)結(jié)果表明，在激波入射點(diǎn)附近放氣是一種切實(shí)可行的控制措施。Soltani[13]試驗(yàn)研究了放氣位置、放氣構(gòu)型對(duì)超聲速進(jìn)氣道性能影響，發(fā)現(xiàn)將放氣縫布置在管道入口（即臨界狀態(tài)激波根部位置）、減小放氣縫傾角可以獲得更佳的進(jìn)氣道性能。由于邊界層放氣需要泄除經(jīng)過進(jìn)氣道壓縮之后的高壓空氣，放氣阻力較大，無源流動(dòng)控制方法也受到了學(xué)界廣泛關(guān)注。Panaras[14]、Huang[15]、張悅[16]、Verma[17]綜述了渦流發(fā)生器在抑制激波-邊界層干擾流動(dòng)控制中的研究進(jìn)展，渦流發(fā)生器特殊的結(jié)構(gòu)誘導(dǎo)出“預(yù)增壓效應(yīng)”、“分割效應(yīng)”、“限流效應(yīng)”和“摻混效應(yīng)”，有效地抑制了邊界層分離，促進(jìn)了分離流動(dòng)的再附。Zhang[18]提出了陣列式大后掠微型斜坡式渦流發(fā)生器，試驗(yàn)表明，該渦流發(fā)生器可以有效減小分離區(qū)尺度，并可獲得12.2%的總壓恢復(fù)系數(shù)收益。上述研究大都是在前體邊界層已經(jīng)吸入進(jìn)氣道的情況下針對(duì)唇罩激波-邊界層干擾控制開展的研究，放氣縫和渦流發(fā)生器基本都布置在激波入射點(diǎn)附近，而對(duì)前體壓縮面邊界層低能流的控制未做過多研究。

作者研究團(tuán)隊(duì)[19]提出了一種前體壓縮面設(shè)計(jì)新思路，通過強(qiáng)化前體壓縮面的展向壓力梯度，提前將邊界層向兩側(cè)排移，最大可使邊界層厚度減薄20%，為削弱激波-邊界層干擾及前體壓縮面/流動(dòng)控制一體化設(shè)計(jì)提供了新途徑，但效果仍不滿足工程需求。因此本文提出了在前體壓縮面上布置微型渦流發(fā)生器的低能流控制方案，利用渦流發(fā)生器的局部摻混效應(yīng)，增強(qiáng)壁面低能流能量，改善邊界層剖面飽滿程度，以期增強(qiáng)進(jìn)氣道壁面流動(dòng)抗逆壓分離的能力。

1 研究對(duì)象簡(jiǎn)介

為了研究微型葉片式渦流發(fā)生器對(duì)高超聲速前體壓縮面低能流的排移能力，選用文獻(xiàn)[19]中基于展向壓力分布可控設(shè)計(jì)的前體壓縮面作為基準(zhǔn)方案。該前體設(shè)計(jì)馬赫數(shù)為Ma= 7.0，前體設(shè)計(jì)的基準(zhǔn)流場(chǎng)為三級(jí)外錐壓縮方式，其中一級(jí)錐半錐角為4°，二級(jí)錐對(duì)應(yīng)偏轉(zhuǎn)角為4°，三級(jí)錐采用等熵壓縮方式，其對(duì)應(yīng)的偏轉(zhuǎn)角為13°，圖1給出了該前體壓縮面外形示意圖。前體壓縮面長(zhǎng)度為1300 mm，寬度為200 mm。

圖1 高超聲速前體壓縮面外形示意圖Fig. 1 Hypersonic forebody/ramp

由于渦流發(fā)生器一般布置在進(jìn)氣道唇罩激波入射點(diǎn)上游若干個(gè)邊界層厚度位置，故本文中渦流發(fā)生器布置在靠近壓縮面后部位置，其x坐標(biāo)為1100 mm，坐標(biāo)原點(diǎn)選為前體頂點(diǎn)處。

共設(shè)計(jì)了8個(gè)微型葉片，左右各4片，對(duì)稱布置，葉片長(zhǎng)度為18 mm，高度為2.3 mm（約為0.35倍當(dāng)?shù)剡吔鐚雍穸龋?號(hào)葉片所在的方位角δ為12°，2號(hào)葉片的方位角30°，3號(hào)葉片的方位角45°，4號(hào)葉片的方位角為60°。葉片平面和對(duì)稱面的夾角定義為安裝角θ，圖2所示θ為正。共研究了4組安裝角，分別為?15°、15°、30°和45°。

圖2 微型葉片式渦流發(fā)生器主要尺寸示意圖Fig. 2 Main dimensions of micro-vane vortex generators

2 數(shù)值模擬方法與校驗(yàn)

通過數(shù)值模擬方法（Computational Fluid Dynamics，CFD），分析微型葉片式渦流發(fā)生器對(duì)前體壓縮面流動(dòng)的影響。采用有限體積法求解雷諾平均的可壓縮三維Navier-Stokes方程，選取兩方程SSTk-ω湍流模型對(duì)湍動(dòng)能和湍動(dòng)能耗散率求解，無黏對(duì)流通量采用Roe格式求解，氣體的分子黏性系數(shù)采用Sutherland公式計(jì)算。結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格量約750萬，采用O-grid拓?fù)?，?duì)所有近壁面網(wǎng)格進(jìn)行了局部加密，第一層網(wǎng)格高度設(shè)置為0.01 mm。此外，為捕捉微型葉片式渦流發(fā)生器附近流動(dòng)結(jié)構(gòu)，對(duì)其附近的網(wǎng)格進(jìn)行加密。圖3給出了計(jì)算網(wǎng)格及邊界條件示意圖。數(shù)值模擬中使用的邊界類型包括：壓力遠(yuǎn)場(chǎng)、壓力出口、對(duì)稱面、絕熱壁面。其中壓力遠(yuǎn)場(chǎng)中，馬赫數(shù)設(shè)置為7.0，來流靜壓、靜溫按照飛行高度28 km當(dāng)?shù)卮髿鈼l件給定。

圖3 計(jì)算網(wǎng)格及邊界條件示意（稀疏化顯示）Fig. 3 Schematic of CFD grid and boundary conditions(coarsen for clarity)

為了校驗(yàn)所選用的數(shù)值模擬方法的準(zhǔn)確性，選取激波+等熵壓縮波外錐流場(chǎng)設(shè)計(jì)的三維鼓包試驗(yàn)結(jié)果對(duì)數(shù)值模擬方法進(jìn)行檢驗(yàn)[20]。試驗(yàn)來流條件為：馬赫數(shù) 2.9，來流總壓100580 Pa，來流總溫300 K。圖4、圖5分別給出了數(shù)值模擬結(jié)果與壁面沿程無量綱靜壓分布、紋影試驗(yàn)結(jié)果的對(duì)比。從圖中可以看出，數(shù)值模擬與試驗(yàn)獲得的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)一致，壁面壓力基本吻合，說明所選擇的數(shù)值模擬方法可以較為準(zhǔn)確地捕捉這種三維壓縮鼓包外流場(chǎng)結(jié)構(gòu)。

圖4 校核算例數(shù)值模擬和試驗(yàn)壁面壓力分布對(duì)比Fig. 4 Comparison of wall pressure between CFD and experiment

圖5 校核算例數(shù)值模擬流場(chǎng)和試驗(yàn)紋影對(duì)比Fig. 5 Comparison of flow fields between CFD and experiment result of the flow field

3 結(jié)果分析

3.1 微型葉片式渦流發(fā)生器的前體壓縮面流動(dòng)特性

為了研究微型葉片式渦流發(fā)生器是否能對(duì)前體壓縮面近壁流動(dòng)形成擾動(dòng)能力，首先通過數(shù)值模擬對(duì)比了有無控制的前體壓縮面流動(dòng)特性。圖6對(duì)比了有無渦流發(fā)生器控制下的前體壓縮面的壓力分布云圖，可以看到，在一級(jí)壓縮面和二級(jí)壓縮面上均呈現(xiàn)出中間壓力高、兩側(cè)壓力低的特性，這與外錐流動(dòng)本身的特性緊密相關(guān)。近壁低能流在上述壓力梯度的作用下表現(xiàn)出很明顯的往兩側(cè)運(yùn)動(dòng)的趨勢(shì)。特別是在第二級(jí)壓縮面上，由于此處的展向壓力梯度更大，近壁氣流的側(cè)滑角相比一級(jí)壓縮面上大得多。渦流發(fā)生器上游影響區(qū)外的流動(dòng)不受葉片的影響。在葉片安裝區(qū)域及其下游，可以看到，局部的壓力分布被改變，二級(jí)壓縮面上的壓力分布呈波浪狀。

圖6 有無渦流發(fā)生器控制下的前體壓縮面壁面壓力云圖及流線圖Fig. 6 Wall pressure contours and streamlines over the ramp

圖7對(duì)比了有無控制下渦流發(fā)生器下游x=1 200 mm位置的近壁氣流側(cè)滑角β及壁面壓力分布隨方位角的變化規(guī)律。本文中近壁氣流側(cè)滑角β定義為將氣流速度方向投影至x-z平面后與x軸的夾角。由于葉片的存在，使得近壁氣流的運(yùn)動(dòng)被改變，在方位角δ= 13°、31°和48°附近，近壁低能流的側(cè)滑角有顯著的增加，并且側(cè)滑角的增量隨著方位角的增加而減?。悍轿唤铅? 13°位置，近壁氣流的側(cè)滑角最大增量可達(dá)5.7°，而48°位置僅2.5°左右。說明所設(shè)計(jì)的葉片式渦流發(fā)生器沿展向的擾動(dòng)能力在不斷減弱。這一點(diǎn)也可以從該截面的壓力分布中看到，無控制狀態(tài)沿著寬度方向壓力是逐漸降低的，而采用葉片式渦流發(fā)生器之后在上述受擾動(dòng)的區(qū)域存在一個(gè)局部的低壓區(qū)，低壓區(qū)內(nèi)的壓力梯度沿著寬度方向也呈現(xiàn)出逐漸減小的趨勢(shì)，在相鄰兩個(gè)低壓區(qū)之間，壓力不受葉片的影響。結(jié)合圖7給出的壓力及近壁氣流側(cè)滑角分布，還可進(jìn)一步明確每一個(gè)葉片的擾動(dòng)范圍（即葉片的存在使得流動(dòng)參數(shù)偏離無葉片狀態(tài)的方位角范圍）。第一個(gè)葉片，其在x= 1 200 mm截面的擾動(dòng)范圍大致為14.7°；第二個(gè)葉片的擾動(dòng)范圍為9.2°；第三個(gè)葉片的擾動(dòng)范圍為8°；第四個(gè)葉片的作用非常弱，無論是從近壁氣流側(cè)滑角還是壓力分布上幾乎都看不出明顯的影響。

圖7 有無渦流發(fā)生器控制下x = 1 200 mm截面的近壁氣流側(cè)滑角及壁面壓力沿展向分布Fig. 7 Variations of lateral angle and pressure with direction angle at x = 1 200 mm

為了進(jìn)一步分析葉片式渦流發(fā)生器產(chǎn)生的擾動(dòng)向下游傳遞的過程，圖8對(duì)比了不同流向截面的馬赫數(shù)云圖分布。x= 1 100 mm截面正好位于渦流發(fā)生器的上游，其流動(dòng)幾乎未受到影響，邊界層的分布呈現(xiàn)出中間最高，然后逐漸降低，再逐漸增厚的趨勢(shì)。在x=1 150 mm截面，邊界層厚度在13°左右呈現(xiàn)出一個(gè)局部邊界層很薄的區(qū)域。類似的，在30°左右同樣也出現(xiàn)了薄邊界層區(qū)域。這與前述在該位置附近存在強(qiáng)展向流動(dòng)并促使近壁低能流往兩側(cè)運(yùn)動(dòng)有關(guān)，從而使得該區(qū)域的邊界層變薄。與此同時(shí)，在相鄰區(qū)域的下游，由于低能流的遷移，使得相鄰位置的邊界層增厚，邊界層厚度的展向分布呈現(xiàn)出波浪型演化。隨著渦流發(fā)生器擾動(dòng)往下游傳播，擾動(dòng)的強(qiáng)度在不斷減弱。

圖8 微型葉片式渦流發(fā)生器控制下不同流向截面馬赫數(shù)云圖Fig. 8 Mach number contours at different cross sections under the control with micro vanes

圖9給出了不同流向截面壓力和近壁氣流側(cè)滑角分布。結(jié)合圖8可以看出，在x= 1100 mm位置，此時(shí)低能流剛開始和渦流發(fā)生器相互作用。在渦流發(fā)生器的背風(fēng)面，由于渦流發(fā)生器的方位相對(duì)于迎面氣流為外折，從而在局部區(qū)域誘導(dǎo)產(chǎn)生膨脹波。在膨脹波的作用下，氣流壓力迅速下降，近壁氣流側(cè)滑角迅速增加，直至和渦流發(fā)生器壁面平行；在渦流發(fā)生器的迎風(fēng)面，其方位相對(duì)于迎面氣流為向內(nèi)轉(zhuǎn)折，從而在局部形成一道掃掠激波，對(duì)近壁氣流增壓。

圖10給出了1、2號(hào)渦流發(fā)生器附近的壓力云圖和壁面流線圖，可以看到，由于背風(fēng)面膨脹波的存在，局部壓力快速下降，近壁氣流不斷往渦流發(fā)生器背風(fēng)側(cè)偏轉(zhuǎn)；在迎風(fēng)面形成局部高壓，在掃掠激波作用下不斷往外偏轉(zhuǎn)。正是由于渦流發(fā)生器誘導(dǎo)的激波、膨脹波的存在，使得圖9中出現(xiàn)了壓力先降低（膨脹波作用），再增加（掃掠激波作用）的現(xiàn)象，之后由于三維前體本身存在展向壓力梯度，其壓力繼續(xù)下降。氣流繞過渦流發(fā)生器之后，由于渦流發(fā)生器迎風(fēng)面和背風(fēng)面的壓力不一致，在渦流發(fā)生器下游存在很明顯的展向逆壓梯度。為了達(dá)到壓力平衡，在背風(fēng)側(cè)通過壓縮波系增壓，在迎風(fēng)側(cè)通過膨脹波減壓。與此同時(shí)，背風(fēng)側(cè)的近壁氣流，在壓縮波系的作用下向?qū)ΨQ面方向偏轉(zhuǎn)；迎風(fēng)側(cè)的氣流，在膨脹波的作用下也是向?qū)ΨQ面方向偏轉(zhuǎn)。因此，渦流發(fā)生器后方無論是迎風(fēng)還是背風(fēng)側(cè)，其近壁氣流側(cè)滑角都有減小的趨勢(shì)，如圖9所示。

圖9 微型葉片式渦流發(fā)生器控制下不同流向位置的壓力和近壁面氣流側(cè)滑角沿方位角分布Fig. 9 Variations of sideslip angle and pressure with direction angle at several cross sections

圖10 渦流發(fā)生器附近的壓力云圖和壁面流線Fig. 10 Pressure contours and near-wall streamlines around micro vanes

圖11給出了從渦流發(fā)生器周邊網(wǎng)格節(jié)點(diǎn)向下游追蹤的三維流線，總的來說，渦流發(fā)生器的存在主要是影響近壁氣流，氣流在渦流發(fā)生器誘導(dǎo)的掃掠激波、膨脹波作用下大幅偏轉(zhuǎn)；而在渦流發(fā)生器上端，由于迎風(fēng)、背風(fēng)之間存在壓差，誘導(dǎo)附近氣流形成自迎風(fēng)側(cè)向背風(fēng)側(cè)方向的偏轉(zhuǎn)，但由于其本身動(dòng)量大，氣流偏轉(zhuǎn)角相比于近壁氣流要小得多。正是沿著高度方向氣流偏轉(zhuǎn)不一致，在渦流發(fā)生器附近產(chǎn)生了較強(qiáng)的旋渦，圖11用渦量Q準(zhǔn)則[21]識(shí)別了渦流發(fā)生器誘導(dǎo)的旋渦結(jié)構(gòu)。

圖11 渦流發(fā)生器附近的三維流線Fig. 11 Streamlines around micro vanes

圖12展示了x= 1115 mm截面的壓力云圖，渦流發(fā)生器右側(cè)由于掃掠激波形成了局部的高壓區(qū)域，左側(cè)為膨脹波后形成的局部低壓區(qū)域，值得注意的是，方位角越大的渦流發(fā)生器對(duì)流場(chǎng)的擾動(dòng)相對(duì)越小。圖13示意了這種葉片式渦流發(fā)生器的主要流場(chǎng)結(jié)構(gòu)。

圖12 x = 1 115 mm截面的壓力云圖Fig. 12 Pressure contour at x = 1 115 mm

圖13 渦流發(fā)生器流動(dòng)結(jié)構(gòu)示意圖Fig. 13 Typical flow structures induced by a micro vane

由上述分析可知，葉片式渦流發(fā)生器對(duì)近壁氣流產(chǎn)生偏轉(zhuǎn)的關(guān)鍵在于其誘導(dǎo)的激波、膨脹波系。隨著低能流進(jìn)一步向下游運(yùn)動(dòng)，渦流發(fā)生器產(chǎn)生的波系結(jié)構(gòu)對(duì)其影響逐漸減小，運(yùn)動(dòng)狀態(tài)幾乎保持不變，且其不斷與外流相互作用，展向的參數(shù)梯度也在不斷減小，如圖9所示。正是由于上述的主導(dǎo)機(jī)制，由于渦流發(fā)生器的方位始終保持不變，而沿著寬度方向氣流本身的方向角（小于渦流發(fā)生器的方位角）在不斷增加，因此勢(shì)必其誘導(dǎo)產(chǎn)生的激波、膨脹波相應(yīng)減弱，其對(duì)近壁低能流的擾動(dòng)作用也不斷減弱。

3.2 渦流發(fā)生器安裝角對(duì)前體壓縮面流動(dòng)的影響

為了進(jìn)一步評(píng)估渦流發(fā)生器參數(shù)對(duì)前體壓縮面低能流摻混效果的影響，設(shè)計(jì)了四組安裝角（?15°、15°、30°、45°）的微型葉片式渦流發(fā)生器，安轉(zhuǎn)角為負(fù)值的表示葉片向?qū)ΨQ面內(nèi)折，正值的表示向?qū)ΨQ面外折。四種渦流發(fā)生器的安裝位置及尺寸均保持一致，其中安裝角θ= 15°的作為基準(zhǔn)已在第3.1節(jié)中介紹過。

圖14對(duì)比了四種安裝角狀態(tài)的前體壓縮面流線及壁面壓力分布。安裝角為?15°的渦流發(fā)生器，由于近壁氣流本身的方向?yàn)橄蛲馄D(zhuǎn)，因此這使得氣流的偏轉(zhuǎn)角非常大，其掃掠激波、膨脹波產(chǎn)生的位置和安裝角15°的剛好相反，靠近對(duì)稱面一側(cè)的為迎風(fēng)面，產(chǎn)生掃掠激波，遠(yuǎn)離對(duì)稱面的一側(cè)為背風(fēng)面，產(chǎn)生膨脹波。近壁氣流受渦流發(fā)生器擾動(dòng)之后，氣流方向幾乎與渦流發(fā)生器方向平行，因此，對(duì)于?15°安裝角，近壁低能流都向?qū)ΨQ面方向匯聚，在渦流發(fā)生器下游受展向壓力梯度作用下，低能流向?qū)ΨQ面匯聚的趨勢(shì)大大減弱。對(duì)于正安裝角狀態(tài)，隨著安裝角的增大，迎風(fēng)面氣流當(dāng)量偏轉(zhuǎn)角增加，掃掠激波誘導(dǎo)產(chǎn)生的壓力更高，而背風(fēng)側(cè)氣流的膨脹同樣加劇，渦流發(fā)生器兩側(cè)的展向壓力梯度隨之增加，如圖14所示。對(duì)于安裝角15°狀態(tài)，第4個(gè)渦流發(fā)生器葉片由于其方位和當(dāng)?shù)貧饬鞣较蚪窍嗖畈淮?，?duì)低能流的擾動(dòng)能力很小。當(dāng)安裝角增加至30°之后，此時(shí)葉片的方位角略大于當(dāng)?shù)貧饬鞣较蚪牵谶h(yuǎn)離對(duì)稱面一側(cè)可以觀測(cè)到一個(gè)局部的小高壓區(qū)。當(dāng)安裝角達(dá)到45°時(shí)，此時(shí)方位角顯著大于當(dāng)?shù)貧饬鞣较蚪?，掃掠激波增?qiáng)，產(chǎn)生的高壓也更為明顯。

圖14 不同葉片安裝角的前體壓縮面壓力云圖和流線Fig. 14 Surface-pressure contours and near-wall streamlines around vanes installed by different installation angles

為了定量評(píng)估安裝角對(duì)近壁氣流的影響，圖15對(duì)比了渦流發(fā)生器下游x= 1 200 mm截面的近壁氣流側(cè)滑角及壁面壓力分布。從圖中可以看到，由于負(fù)安裝角誘導(dǎo)產(chǎn)生的掃掠激波、膨脹波均顯著強(qiáng)于正安裝角，因此，葉片誘導(dǎo)產(chǎn)生的局部壓升、壓降均比正安裝角的大。同樣，相應(yīng)的近壁氣流側(cè)滑角也是相同的規(guī)律。對(duì)于正安裝角，當(dāng)安裝角從15°增加至30°，近壁氣流側(cè)滑角增大；但當(dāng)安裝角增加至45°時(shí)，盡管側(cè)滑角比無控制狀態(tài)都有增加，增加的幅度與15°的相當(dāng)，但具有大側(cè)滑角的區(qū)域更大，這說明大安裝角的擾動(dòng)能力更強(qiáng)，受影響范圍更寬。與此同時(shí)，大安裝角產(chǎn)生的激波損失、摻混損失更大，近壁低能流的動(dòng)量衰減可能會(huì)加快，受外流束縛作用，其側(cè)滑角的增加會(huì)被限制。

圖15 x = 1 200 mm截面壓力和近壁氣流側(cè)滑角隨方位角的分布Fig. 15 Sideslip angle and pressure distribution versus direction angle with different installation angles at x = 1 200 mm

近壁低能流的空間運(yùn)動(dòng)直接決定了前體壓縮面上的邊界層厚度分布。圖16對(duì)比了不同安裝角下x=1 200 mm截面的馬赫數(shù)云圖，圖中用黑色細(xì)線標(biāo)注了方位角?？梢钥吹?，安裝角為?15°時(shí)，由于近壁氣流在渦流發(fā)生器作用下向?qū)ΨQ面方向運(yùn)動(dòng)，因此在對(duì)稱面附近出現(xiàn)了大量低能流堆積的現(xiàn)象，局部邊界層厚度顯著高于安裝角15°狀態(tài)。另外，在方位角10°～28°附近，邊界層厚度呈現(xiàn)出隨方位角增大而增厚的趨勢(shì)，這與安裝角15°的剛好相反，這也是近壁低能流往對(duì)稱面方向運(yùn)動(dòng)決定的。安裝角為30°時(shí)，其邊界層沿展向的分布規(guī)律和15°的一致，但邊界層最薄位置對(duì)應(yīng)的方向角略大，這主要是因?yàn)榇蟀惭b角誘導(dǎo)的近壁低能流側(cè)滑角更大，從而使得邊界層最薄位置往更大的方位角方向偏移。安裝角為45°時(shí)，邊界層厚度分布的不均勻程度較小，并未出現(xiàn)類似15°或者30°局部明顯的薄邊界層區(qū)域，這可能與45°安裝角本身誘導(dǎo)的機(jī)械能損失大幅增加有關(guān)。

圖16 不同葉片安裝角下x = 1 200 mm截面的前體壓縮面馬赫數(shù)云圖Fig. 16 Mach number contours at the cross-section x = 1 200 mm with different installation angles

3.3 葉片安裝角對(duì)低能流摻混效果的影響

為了定量評(píng)價(jià)葉片式渦流發(fā)生器對(duì)近壁低能流摻混的控制效果，計(jì)算了x= 1 200 mm截面沿展向方向邊界層名義厚度θ0分布，如圖17所示。對(duì)于無控制狀態(tài)，邊界層呈現(xiàn)出先快速變薄、后緩慢增厚的趨勢(shì)；采用微型葉片式渦流發(fā)生器的前體壓縮面，受渦流發(fā)生器影響，邊界層厚度呈現(xiàn)出數(shù)次的薄厚變換。其中安裝角為?15°時(shí)，無論在任何角度，其邊界層厚度均大于無控制狀態(tài)，這與前面所述其掃掠激波、膨脹波過強(qiáng)有關(guān)；安裝角為15°的時(shí)，盡管與無控制狀態(tài)相比局部邊界層厚度增加，但每一個(gè)葉片誘導(dǎo)的局部邊界層減薄效應(yīng)較為明顯；當(dāng)安裝角增加至30°，在方位角12°以內(nèi)，邊界層的厚度較無控制狀態(tài)減薄0.3 mm以上；安裝角進(jìn)一步增加至45°之后，邊界層厚度的變化相對(duì)于安裝角30°的差距較小，總的來說對(duì)，在正安裝角狀態(tài)下，渦流發(fā)生器下游區(qū)域邊界層，特別是在前體對(duì)稱面附近，出現(xiàn)明顯的變薄趨勢(shì)，說明渦流發(fā)生器能夠在一定范圍內(nèi)降低邊界層厚度。但這與渦流發(fā)生器的分布位置、分布數(shù)量密切相關(guān)，需要開展進(jìn)一步研究。

圖17 不同葉片安裝角下x = 1 200 mm截面邊界層厚度分布對(duì)比Fig. 17 Boundary layer thickness versus direction angle with different installation angles at x = 1 200 mm

除邊界層厚度之外，邊界層內(nèi)的速度剖面對(duì)邊界層-激波干擾起著主導(dǎo)作用。為了定量表征邊界層速度型的飽滿程度，定義形狀因子H = θ1/θ2，其中θ1為位移厚度，θ2為動(dòng)量厚度。

在x= 1 200 mm截面共選取15個(gè)方位角，計(jì)算了當(dāng)?shù)匦螤钜蜃?，如圖18所示。無控制狀態(tài)，形狀因子隨方位角的變化小幅度波動(dòng)，但基本在13.5左右。安裝角為?15°時(shí)，形狀因子的波動(dòng)范圍較大，局部最小形狀因子可達(dá)到11左右。安裝角為15°時(shí)，形狀因子基本維持在10～12之間，在方位角12°以內(nèi)，形狀因子甚至可以降低至10.5左右，說明葉片式渦流發(fā)生器在該范圍具有較強(qiáng)的擾動(dòng)能力。更大安裝角狀態(tài)，邊界層形狀因子盡管比無控制狀態(tài)的有所降低，但比安裝角15°的形狀因子略大。

圖18 不同葉片安裝角下x = 1 200 mm截面邊界層形狀因子分布Fig. 18 Shape factor versus direction angle with different installation angles at x = 1 200 mm

為了考慮安裝渦流發(fā)生器帶來的流動(dòng)損失，在x= 1 200 mm截面截取了角度為60°、高度為40 mm的扇環(huán)（對(duì)應(yīng)于進(jìn)氣道唇口位置），計(jì)算氣流流過渦流發(fā)生器后的總壓恢復(fù)系數(shù)。不同葉片安裝角度對(duì)應(yīng)的總壓恢復(fù)系數(shù)見圖19?？梢娪腥~片控制狀態(tài)的總壓恢復(fù)系數(shù)都低于無控制狀態(tài)，但15°安裝角葉片對(duì)應(yīng)的總壓恢復(fù)系數(shù)最小，這與其邊界層形狀因子最低相統(tǒng)一，說明葉片式渦流發(fā)生器在減小邊界層形狀因子的同時(shí)也會(huì)帶來更大的流動(dòng)損失。

圖19 不同葉片安裝角下x = 1 200 mm截面的總壓恢復(fù)系數(shù)Fig. 19 Total pressure recovery coefficient versus different installation angles at x = 1 200 mm

綜上可知，無論安裝角為正還是為負(fù)，均可一定程度內(nèi)改善邊界層速度型的飽滿程度。但過大的安裝角或負(fù)安裝角狀態(tài)下，由于渦流發(fā)生器誘導(dǎo)的激波更強(qiáng)，近壁氣流機(jī)械能損失增加，導(dǎo)致控制效果有所減弱。采用安裝角15°的微型葉片式渦流發(fā)生器可以起到最佳的控制效果。

4 結(jié)論與展望

吸氣式高超聲速飛行器向更大規(guī)模、更遠(yuǎn)航程、更高馬赫數(shù)的發(fā)展，無疑使得大尺度飛行器的長(zhǎng)前體面臨更嚴(yán)酷的邊界層堆積問題。為了改善前體壓縮面邊界層速度型的飽滿程度，降低進(jìn)氣道壁面流動(dòng)分離的潛在風(fēng)險(xiǎn)，提出了在前體壓縮面上采用陣列微型葉片式渦流發(fā)生器的低能流摻混方法，并對(duì)其開展了Ma= 7狀態(tài)下的數(shù)值模擬研究。研究結(jié)果表明：

1）微型葉片式渦流發(fā)生器可對(duì)前體壓縮面近壁氣流形成擾動(dòng)，氣流在葉片兩側(cè)分別產(chǎn)生掃掠激波和膨脹波，誘導(dǎo)近壁低能流沿葉片方向偏轉(zhuǎn)，形成局部橫向遷移，進(jìn)而與主流產(chǎn)生摻混效應(yīng)。

2）微型葉片式渦流發(fā)生器對(duì)壓縮面壁面低能流的摻混效應(yīng)可降低其下游邊界層厚度，并減小邊界層形狀因子H，改善邊界層剖面的飽滿程度。

3）渦流發(fā)生器的安裝角度對(duì)摻混效果影響明顯。過大的安裝角或負(fù)安裝角誘導(dǎo)激波更強(qiáng)，近壁氣流機(jī)械能損失增加，摻混效果有所減弱。綜合來看，安裝角15°的微型葉片式渦流發(fā)生器可起到最佳的摻混效果，與無控狀態(tài)相比，20°方位角以內(nèi)的邊界層形狀因子從13.5降低到12以下。

后續(xù)可根據(jù)當(dāng)?shù)貧饬鞯姆较蚪钦{(diào)整當(dāng)?shù)氐膶?shí)際安裝角，以達(dá)到更佳的控制效果。此外，渦流發(fā)生器的分布方式、分布數(shù)量對(duì)前體壓縮面低能流摻混效果的影響還需進(jìn)一步研究，并需進(jìn)一步評(píng)估其對(duì)進(jìn)氣道流量系數(shù)、抗反壓能力等性能的影響。