不同噴流對(duì)激波/邊界層干擾控制特性對(duì)比

侯 淋, 王登攀

(1. 北京流體動(dòng)力科學(xué)研究中心, 北京 100011; 2. 北京特種工程設(shè)計(jì)研究院, 北京 100028)

引 言

激波和激波/邊界層干擾是普遍存在于超聲速內(nèi)外流場(chǎng)的一種流動(dòng)現(xiàn)象[1-3]. 氣流經(jīng)過激波后速度降低壓力升高, 導(dǎo)致飛行器阻力增大. 激波/邊界層干擾會(huì)導(dǎo)致飛行器局部熱流增加, 增大熱防護(hù)系統(tǒng)設(shè)計(jì)難度; 激波脈動(dòng)會(huì)產(chǎn)生非定常氣動(dòng)力, 使得飛行器結(jié)構(gòu)易于發(fā)生疲勞損傷; 而發(fā)生于進(jìn)氣道等內(nèi)流道中的激波/邊界層干擾, 會(huì)導(dǎo)致進(jìn)氣道不啟動(dòng), 影響發(fā)動(dòng)機(jī)工作安全. 因此, 激波和激波/邊界層干擾控制一直是超聲速和高超聲速飛行器技術(shù)研究的關(guān)鍵問題[4].

激波和激波/邊界層干擾控制作為流動(dòng)控制重要的研究?jī)?nèi)容之一, 按有無外部能量輸入可以分為被動(dòng)控制和主動(dòng)控制[5]. 考慮到被動(dòng)控制作為一種流場(chǎng)侵入控制方式, 會(huì)帶來額外的附加阻力并導(dǎo)致局部熱載荷增加[6], 因此有外部能量注入、 非侵入式的主動(dòng)控制越來越受到關(guān)注[7-12]. 主動(dòng)流動(dòng)控制引入的能量可以是熱能[13]、 電磁能[14], 但更多更有效的是以各種形式呈現(xiàn)的動(dòng)能注入[7-10]. 動(dòng)能可以由高壓氣源、 燃燒、 放電、 振動(dòng)等方式產(chǎn)生[15], 其表現(xiàn)形式均為射流, 射流又可以分為定常射流和經(jīng)過各種方式調(diào)制的脈沖射流. 對(duì)于定常射流和各種形式的脈沖射流, 目前均開展了大量的數(shù)值計(jì)算和試驗(yàn)研究[7-15], 結(jié)果表明無論定常射流還是脈沖射流, 在給定工況和特定射流條件下, 均可以實(shí)現(xiàn)對(duì)激波和激波/邊界層干擾的有效控制, 但定常射流和脈沖射流對(duì)控制效果的對(duì)比, 不同脈沖射流形式對(duì)控制效果的對(duì)比目前還缺乏系統(tǒng)的研究, 因此開展不同噴流對(duì)激波/邊界層干擾控制特性對(duì)比研究具有十分重要的意義.

本文擬開展不同噴流方式對(duì)激波/邊界層干擾控制特性對(duì)比研究, 在保證噴流與主流總壓比相同的條件下, 對(duì)比分析定常噴流、 方波脈沖噴流和正弦脈沖噴流的控制效果, 獲得特定工況下3種噴流方式對(duì)激波/邊界層干擾流場(chǎng)的影響.

1 物理模型和計(jì)算方法

1.1 控制方程

考慮到計(jì)算流場(chǎng)的可壓縮性、 流動(dòng)的黏性和脈沖噴流的非定常性, 控制方程由二維可壓縮非定常N-S方程組給出, 即

采用商業(yè)CFD軟件Fluent進(jìn)行計(jì)算, 方程采用有限體積法進(jìn)行離散, 空間項(xiàng)采用Roe-FDS格式離散, 對(duì)流項(xiàng)為2階迎風(fēng)格式, 黏性項(xiàng)為中心差分格式. 采用“雙時(shí)間步”方法求解非定常過程, 時(shí)間離散格式為2階精度的隱式格式. 湍流模型采用RNGk-ε模型, 采用SIMPLE算法用來糾正速度和改進(jìn)初始?jí)毫?chǎng). 根據(jù)脈沖噴流頻率要求, 非定常數(shù)值計(jì)算的時(shí)間步長(zhǎng)Δt=4×10-6s, 每個(gè)周期內(nèi)迭代20步, 以保證每個(gè)周期內(nèi)達(dá)到計(jì)算穩(wěn)定.

1.2 計(jì)算域及網(wǎng)格劃分

本文中激波/邊界層干擾控制的研究對(duì)象為放置于超聲速流場(chǎng)中的楔形裝置, 如圖1所示. 計(jì)算域包括激波產(chǎn)生裝置、 噴流和外部流場(chǎng)3部分. 本文采用的二維數(shù)值模擬, 總計(jì)算網(wǎng)格數(shù)約為1.2×105. 外部流場(chǎng)的長(zhǎng)度為250 mm, 高度為120 mm. 楔形激波產(chǎn)生裝置角度θ=25°, 長(zhǎng)度40 mm. 噴流出口寬度1.4 mm, 布置于距離楔形前緣25 mm處.

為了能夠?qū)娏骱托ㄐ吻熬壛鲌?chǎng)的劇烈變化進(jìn)行比較準(zhǔn)確的模擬, 對(duì)這兩部分的網(wǎng)格進(jìn)行局部加密, 最小網(wǎng)格尺寸保持為0.02 mm×0.02 mm. 外部流場(chǎng)下壁面邊界層進(jìn)行加密, 第1層網(wǎng)格高度為0.01 mm, 網(wǎng)格增長(zhǎng)率為1.1, 使得壁面Y+最大值小于2.

圖1 計(jì)算域及網(wǎng)格劃分Fig. 1 Schematic of computational domain and grids

1.3 邊界條件

外部流場(chǎng)下邊界設(shè)為無滑移絕熱壁面, 左端設(shè)為壓力入口, 上部和右端為壓力出口. 來流Mach數(shù)為2, 總壓為101 325 Pa. 噴流腔體和噴流喉道邊界設(shè)為等溫壁面, 壁面溫度為來流總溫300 K.

定常噴流、 方波脈沖噴流和正弦脈沖噴流壓力變化如圖2所示. 對(duì)于定常噴流, 噴流總壓維持為P0=101 325 Pa. 方波脈沖噴流在前半個(gè)周期內(nèi)噴流總壓維持為P0, 后半個(gè)周期總壓為0, 即脈沖占空比為0.5. 而正弦脈沖噴流在前半個(gè)周期內(nèi), 噴流總壓P0按正弦變化, 后半個(gè)周期內(nèi)總壓為0. 無論對(duì)于方波脈沖或者正弦脈沖, 脈沖頻率均選為f=2 500 Hz, 周期T0=4×10-4s.

(a) Steady jet

(b) Square pulse jet

(c) Sine pulse jet圖2 不同噴流壓力變化Fig. 2 Pressure change with different jets

2 計(jì)算結(jié)果分析

2.1 基態(tài)流場(chǎng)特性

圖3為25°楔劈在Ma=2超聲速主流中產(chǎn)生的激波邊界層干擾流場(chǎng), 由圖3(a)， (b)可知, 在楔劈附近存在有復(fù)雜的激波、 激波/邊界層干擾流動(dòng). 流動(dòng)在楔劈前緣發(fā)生了明顯的分離, 并誘導(dǎo)了后面的分離激波. 在楔劈前形成的激波有3道, 分別為主激波①、 分離激波②和再附激波③.

(a) Velocity contours and streamlines

(b) Pressure contours圖3 Ma=2主流中25°楔劈激波邊界層干擾流場(chǎng)Fig. 3 Shock/boundary interaction flowfield with a 25° wedge in Ma=2 main flow

2.2 不同噴流條件下受控流場(chǎng)結(jié)構(gòu)對(duì)比

圖4為定常噴流條件下Ma=2主流中楔劈流動(dòng)的受控流場(chǎng), 且噴流總壓與主流總壓相同. 由圖4可知, 在楔劈前方定常噴流的引入, 顯著改變了超聲速主流中楔劈流動(dòng)的流場(chǎng)結(jié)構(gòu), 尤其是對(duì)于楔劈前方激波、 激波/邊界層干擾區(qū)的復(fù)雜流動(dòng).

(a) Velocity contours and streamlines

(b) Pressure contours圖4 定常噴流控制的激波邊界層干擾流場(chǎng)Fig. 4 Shock/boundary interaction flowfield controlled by the steady jet

對(duì)比圖3， 4可以發(fā)現(xiàn), 定常噴流的引入首先改變了楔劈前緣的分離泡大小和位置, 而且噴流出口的原因把分離泡分成了噴口上游和下游一小一大兩部分. 分離泡的變化也改變了楔劈前緣激波的結(jié)構(gòu), 使得原本的3道激波變成了噴流噴口上游的1道斜激波, 而且新形成的斜激波相對(duì)于原來的主激波強(qiáng)度明顯降低, 斜激波至楔劈距離相對(duì)于原主激波也明顯增加. 以上結(jié)果表明, 總壓P0的定常噴流可以實(shí)現(xiàn)對(duì)超聲速主流中楔劈流動(dòng)的激波和激波/邊界層干擾的有效控制.

圖5為方波脈沖噴流控制作用下一個(gè)周期內(nèi)激波/邊界層干擾流場(chǎng)的變化過程,圖中選取了周期內(nèi)0(1), 0.25, 0.5, 0.75這4個(gè)典型時(shí)刻流場(chǎng). 當(dāng)T*=0(1)時(shí), 對(duì)應(yīng)于噴流的上個(gè)周期結(jié)束、 本次周期開始的時(shí)刻. 此時(shí), 激勵(lì)器腔體內(nèi)為低壓區(qū), 噴流出口處無明顯高速射流噴出, 反而由于外部高速主流和近壁面邊界層的影響, 外部主流進(jìn)入噴流腔體. 但噴流對(duì)激波/邊界層干擾的控制作用依然存在, 原始的超聲速主流中楔劈擾流的復(fù)雜流動(dòng)結(jié)構(gòu)發(fā)生了改變, 其結(jié)構(gòu)形式與定常噴流作用下的受控流場(chǎng)相似, 特點(diǎn)主要包括楔劈上游的分離泡位置前移、 尺寸變大和3道斜激波變?yōu)?道斜激波. 當(dāng)T*=0.25時(shí), 噴流腔體內(nèi)壓力增大, 并且在腔體下方開始形成高速噴流, 相對(duì)于T*=0(1)時(shí)刻, 受控流場(chǎng)雖然在局部發(fā)生變化, 但宏觀方面流場(chǎng)結(jié)構(gòu)基本一致.T*=0.5時(shí), 噴流腔體內(nèi)高壓區(qū)域進(jìn)一步增大, 而噴流出口也形成更為明顯的高速噴流, 受控流場(chǎng)的結(jié)構(gòu)變化明顯, 例如噴流出口下游回流區(qū)增大, 斜激波后高壓區(qū)域增大. 當(dāng)T*=0.75時(shí), 噴流自身壓力已經(jīng)開始降低, 所形成的射流強(qiáng)度也降低, 但由于噴流慣性作用, 控制效果依然存在, 典型的受控流場(chǎng)結(jié)構(gòu)依然維持.

綜合圖5不同時(shí)刻的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)可以發(fā)現(xiàn), 雖然脈沖噴流占空比為0.5, 但在整個(gè)噴流周期內(nèi), 受控流場(chǎng)宏觀結(jié)構(gòu)基本一致, 可以維持在受控狀態(tài), 即都可以對(duì)受控流場(chǎng)產(chǎn)生一定的控制效果.

(a) T*=0(1)

(b) T*=0.25

(c) T*=0.5

(d) T*=0.75圖5 一個(gè)周期內(nèi)方波噴流控制的激波邊界層干擾流場(chǎng)Fig. 5 Shock/boundary interaction flowfield controlled by the square pulse jet during a period

圖6為(半)正弦脈沖噴流控制作用下一個(gè)周期內(nèi)激波/邊界層干擾流場(chǎng)的變化過程, 仍然選取T*=0(1), 0.25, 0.5, 0.75這4個(gè)典型時(shí)刻流場(chǎng).T*=0(1)時(shí)噴流壓力、 速度分布和受控流場(chǎng)結(jié)構(gòu)與圖5中方波脈沖噴流情況相似, 雖然控制效果仍然存在, 但此時(shí)噴流對(duì)受控流場(chǎng)的控制能力最弱. 當(dāng)T*=0.25時(shí), 對(duì)應(yīng)噴流壓力變化過程中壓力最大時(shí)刻點(diǎn), 但由于噴流形成的滯后性, 此時(shí)噴流腔體內(nèi)表現(xiàn)為下方產(chǎn)生高速噴流, 上方為高壓力區(qū), 而噴流出口處剛剛開始形成顯著噴流. 當(dāng)T*=0.5時(shí), 雖然處于噴流壓力為0的時(shí)刻, 但噴流出口處射流存在明顯, 而且噴流出口下游形成有明顯的回流區(qū), 認(rèn)為噴流腔體內(nèi)的壓力維持在較高的狀態(tài), 在所選4個(gè)時(shí)刻中, 受控流場(chǎng)的改變效果也最為明顯. 當(dāng)T*=0.75 時(shí), 噴流腔體壓力維持為0, 此時(shí)噴流對(duì)受控流場(chǎng)的控制較弱, 但基本的受控流場(chǎng)結(jié)構(gòu)依然維持.

(a) T*=0(1)

(b) T*=0.25

(c) T*=0.5

(d) T*=0.75圖6 一個(gè)周期內(nèi)正弦噴流控制的激波邊界層干擾流場(chǎng)Fig. 6 Shock/boundary interaction flowfield controlled by the sine pulse jet during a period

綜合圖4, 5和6可以發(fā)現(xiàn), 雖然脈沖噴流呈現(xiàn)周期性的非定常變化, 但是無論定常噴流或者方波、 (半)正弦脈沖噴流, 都可以實(shí)現(xiàn)對(duì)超聲速激波/邊界層干擾的有效控制.

2.3 不同噴流對(duì)流場(chǎng)典型壓力變化對(duì)比

為了具體對(duì)比定常噴流、 方波脈沖噴流、 (半)正弦脈沖噴流3種不同噴流對(duì)激波/邊界層干擾的控制效果, 選擇了不同工況下楔劈斜面上的壓力變化情況進(jìn)行分析.圖7,8分別為方波脈沖噴流和正弦脈沖噴流控制下沿楔劈斜面的壓力變化與無噴流控制、 定常噴流控制下的情況對(duì)比.

圖7 方波脈沖噴流控制下沿楔劈斜面壓力分布對(duì)比Fig. 7 Comparison of the pressure on the wedge controlled with square pulse jet, steady jet and without jet

圖8 正弦脈沖噴流控制下沿楔劈斜面壓力分布對(duì)比Fig. 8 Comparison of the pressure on the wedge controlled with sine pulse jet, steady jet and without jet

綜合圖7,8可以發(fā)現(xiàn), 與上文的結(jié)果一致, 定常噴流、 方波和正弦噴流都可以明顯改變受控流場(chǎng)結(jié)構(gòu), 并且改變楔劈斜面上的壓力分布. 在對(duì)楔劈斜面上壓力分布具體的改變情況方面, 定常噴流效果最佳, 可以顯著降低幾乎沿整個(gè)斜面的壓力大小, 而兩種周期性噴流雖然也對(duì)沿斜面的壓力分布產(chǎn)生顯著改變, 但改變情況則隨噴流的不同時(shí)刻而改變. 除了T*=0.25時(shí)刻兩種噴流控制下的斜面壓力均小于無噴流情況外, 其余時(shí)刻, 包括定常噴流情況, 均存在靠近楔劈前緣附近壓力反而高于無控制的狀態(tài), 其原因主要在于無論什么形式的噴流, 都會(huì)擴(kuò)大楔劈前緣的分離泡, 使得斜楔劈前緣氣流分離, 導(dǎo)致壓力增大. 但總體而言, 脈沖噴流還是可以有效減小沿楔劈斜面的壓力大小, 可以實(shí)現(xiàn)表明楔劈型飛行器的阻力減小.

為了對(duì)比3種噴流方式對(duì)楔劈斜面壓力的改變情況,圖9給出了無噴流和3種不同噴流控制下一個(gè)周期內(nèi)楔劈斜面中點(diǎn)典型位置處的壓力變化對(duì)比.

圖9 不同噴流控制下楔劈斜面中點(diǎn)壓力分布對(duì)比Fig. 9 Comparison of the pressure at the middle point of the wedge with different control modes

圖9的結(jié)果與圖7,8的結(jié)果一致, 兩種脈沖噴流對(duì)斜面壓力的變化隨噴流時(shí)刻的不同而變化, 但由于所選典型位置的特殊性, 在整個(gè)噴流周期內(nèi)3種噴流下的中點(diǎn)位置壓力均小于無控制下的基準(zhǔn)流場(chǎng), 而且在噴流的后半周期, 尤其是方波脈沖噴流使得斜面中點(diǎn)處的壓力值小于定常噴流. 同時(shí)可以發(fā)現(xiàn), 雖然方波脈沖和正弦脈沖在后半周期噴流壓力均為零, 而且兩種脈沖噴流的壓力變化并不相同, 但是兩種噴流控制下的斜面中點(diǎn)的壓力變化基本相同, 均呈正弦變化, 并且前半中期的變化幅值相差不多, 只是后半周期中, 方波脈沖噴流引起的斜面中點(diǎn)壓力減小更多.

為了評(píng)價(jià)3種噴流對(duì)楔劈斜面壓力的改變效果, 表1給出了不同噴流控制下, 一個(gè)脈沖噴流周期內(nèi), 楔劈斜面中點(diǎn)處平均壓力對(duì)比情況.

由表1可知, 在3種噴流方式中, 定常噴流控制效果最佳, 方波脈沖次之, (半)正弦脈沖較差. 但考慮到在相同噴流總壓條件下, 定常噴流流量是方波脈沖的2倍, 方波脈沖噴流流量是正弦脈沖噴流的1.4倍, 因此如何選擇不同噴流方式, 還需要根據(jù)控制效果和噴流流量限制具體確定.

表1 不同噴流控制下楔劈斜面中點(diǎn)平均壓力對(duì)比

3 結(jié)論

通過對(duì)比研究不同噴流控制下超聲速主流中楔劈流動(dòng)產(chǎn)生的激波/邊界層干擾流場(chǎng)結(jié)構(gòu)和楔劈斜面壓力分布特性, 獲得了以下研究結(jié)論:

(1)在超聲速激波/邊界層干擾流場(chǎng)中, 無論是定常噴流或者脈沖噴流的引入, 都可以實(shí)現(xiàn)改變流場(chǎng)結(jié)構(gòu)和流場(chǎng)壓力分布的效果, 而且不同噴流形勢(shì)下, 流場(chǎng)結(jié)構(gòu)的改變形式基本一致, 壓力的改變情況則隨噴流形式和非定常噴流時(shí)刻的不同而不同.

(2)在定常噴流、 方波脈沖和正弦脈沖3種噴流形式中, 定常噴流對(duì)流場(chǎng)的控制效果最佳, 其次是方波脈沖, 對(duì)受控楔劈斜面的壓力減小量遞減.

(3)考慮到實(shí)際控制過程中噴流消耗的流量情況, 需要根據(jù)需求選擇合適的噴流方式, 實(shí)現(xiàn)最佳效費(fèi)比的激波/邊界層干擾控制.