單側(cè)延伸壁面逆流控制矢量噴管的氣動性能研究

王建明，夏瑄澤，劉曉東

（沈陽航空航天大學(xué)航空發(fā)動機(jī)學(xué)院/遼寧省航空推進(jìn)系統(tǒng)先進(jìn)測試技術(shù)重點實驗室，遼寧沈陽 100136）

0 引言

矢量噴管是實現(xiàn)飛行器超機(jī)動性和短距起降的核心技術(shù)[1-2]。目前應(yīng)用于戰(zhàn)斗機(jī)上的矢量噴管主要是傳統(tǒng)的機(jī)械調(diào)節(jié)矢量噴管，但是由于其機(jī)械結(jié)構(gòu)復(fù)雜、質(zhì)量過重、維護(hù)成本高昂，使得越來越多的科研人員將目光集中在結(jié)構(gòu)簡單、易于維修、可靠性高的流體控制矢量噴管上[3]。

流體控制矢量噴管主要指激波控制[4]、雙喉道控制[5]、喉道傾斜控制[6]、逆流控制等方案[7]。其中逆流控制與其他流體控制方案相比，具有能夠?qū)崿F(xiàn)較大推力矢量角且噴管推力損失小、二次流流量較小等特點，而且無需高壓二次流，適用于亞音速和超音速狀態(tài)，同時二次流還可以使尾流溫度下降，便于飛機(jī)整體隱身，以上優(yōu)點使其成為較矚目的流體矢量噴管技術(shù)之一[8-9]。

國內(nèi)外科技工作者對于逆流控制方案進(jìn)行了相應(yīng)的縮比實驗及數(shù)值模擬研究。P.J.Strykowski 等人對馬赫數(shù)為2 的小型逆流控制噴管進(jìn)行冷熱流實驗，得出可持續(xù)偏轉(zhuǎn)主流角度至少為16°[10]。Washington 等人通過研究2 馬赫來流速度的菱形射流將逆流控制矢量方法延伸到多軸推力矢量控制中，表明逆向二次流可以有效控制多軸矢量噴管達(dá)到15°的矢量角[11]。Deere 等人通過總結(jié)NASA 蘭利研究中心的實驗數(shù)據(jù)，找到有利于逆流控制矢量噴管性能的幾何參數(shù)[12]，并通過實驗發(fā)現(xiàn)在主流附體前所需的二次流流量小于6%的主流流量，推力系數(shù)高于92%，同時確認(rèn)最佳二次流通道高度為0.625 倍噴嘴高度[13]。汪明生等人通過數(shù)值模擬的方法研究了逆流控制矢量噴管的非定常內(nèi)流特性，發(fā)現(xiàn)流動的滯后性對主流附體的影響，并進(jìn)一步證明了逆流控制的高效性[14]。鄒欣華等人研究了不同飛行條件下，不同二次流通道高度對于逆流控制矢量噴管性能的影響[15]。

提升矢量噴管的推力矢量角具有重要的工程應(yīng)用價值，本文從噴管外套管結(jié)構(gòu)優(yōu)化出發(fā)，在文獻(xiàn)［10］設(shè)計的實驗?zāi)Ｐ突A(chǔ)上，提出一種單側(cè)延伸壁面型逆流控制矢量噴管，可以稱之為增強(qiáng)型噴管。其改進(jìn)的結(jié)構(gòu)是在外套管尾部沿切線方向，上壁面與兩側(cè)壁面增加1/3 外套管的長度。通過數(shù)值模擬的方法，探討增強(qiáng)型噴管相比于原型噴管在推力矢量角與推力系數(shù)等重要參數(shù)上的優(yōu)勢，并嘗試揭示其物理機(jī)制。

1 數(shù)值計算方法

1.1 計算模型

圖1 為原型噴管與增強(qiáng)型噴管的模型示意，其中原型噴管的模型幾何參數(shù)參考文獻(xiàn)［10］，H、G、L 和C 分別為0.013 0 m、0.007 5 m、0.089 7 m 與0.021 0 m；模型的坐標(biāo)原點位于主噴管出口中心處，X 軸與噴管出口方向平行、Y 軸垂直于X 軸向上、Z 軸與X—Y 平面滿足右手定則；增強(qiáng)型噴管改進(jìn)部位是使外套管尾部上壁面沿切線方向延伸，延伸長度B=0.03 m。逆流控制矢量噴管重要性能參數(shù)的計算公式如下：

圖1 噴管模型

其中，δ 為推力矢量角，CT為推力系數(shù)；P2和P3分別為逆向二次流及同向二次流入口的壓力；ρ1和U1表示主流出口處的密度及速度；Pe為外套管出口處的壓力；Ry，Rx分別為飛機(jī)為發(fā)動機(jī)提供的軸向Y 及徑向X 的支撐力分力；mi為主流的質(zhì)量流量；T0和P0為主噴管入口處的滯止溫度及壓力。

1.2 計算網(wǎng)格及參數(shù)設(shè)置

圖2 為模型的計算域網(wǎng)格，網(wǎng)格劃分方法參考文獻(xiàn)［14］。對于近壁面處的邊界層網(wǎng)格進(jìn)行加密處理，第一層網(wǎng)格的y+<1，對同向及逆向流區(qū)域內(nèi)的剪切層進(jìn)行加密處理。

圖2 計算域及網(wǎng)格

選取FLUENT 軟件進(jìn)行數(shù)值模擬，參考文獻(xiàn)［10］給定邊界條件：噴管主流，同向二次流給定為壓力入口；逆向二次流給定壓力出口；噴管主流，同向、逆向二次流及引射總溫均為300 K；外流場邊界條件均給定為壓力出口，總溫300 K；所有壁面均給定為絕熱無滑移固壁邊界。

1.3 計算準(zhǔn)確性驗證

為了驗證計算結(jié)果的準(zhǔn)確性，選取逆流控制矢量噴管的外套管上壁面中線處的靜壓與文獻(xiàn)［10］中的實驗結(jié)果進(jìn)行對比，同時對網(wǎng)格進(jìn)行無關(guān)性驗證。圖3 中230×104和260×104兩種網(wǎng)格的計算結(jié)果曲線與文獻(xiàn)［10］的實驗結(jié)果基本吻合，但在外套管尾部存在差別。原因是文獻(xiàn)［10］中的實驗對外套管上壁面采用等間距取點測量出靜壓，兩點之間距離稍遠(yuǎn)，未能監(jiān)測到上壁面末端的壓力變化。同時選取的4 種網(wǎng)格的計算結(jié)果曲線趨勢基本一致，當(dāng)網(wǎng)格數(shù)量達(dá)到230×104后外套管上壁面靜壓分布與實驗數(shù)值基本一致，且計算速度較快。因此選取230×104網(wǎng)格進(jìn)行計算。

圖3 計算結(jié)果與實驗結(jié)果的對比及網(wǎng)格無關(guān)性驗證

2 計算結(jié)果與分析

2.1 增強(qiáng)型噴管與原型噴管的結(jié)果對比

為了研究增強(qiáng)型噴管的工作原理，選取抽吸壓差為0.2 MPa的工況，對兩噴管進(jìn)行計算。壓力系數(shù)Cp定義為：

其中，Pin為主噴管進(jìn)口靜壓，ρin與vin為主噴管入口氣流的密度與速度。

圖4 是原型噴管沿Z 軸方向與X 軸方向的外套管內(nèi)部壓力系數(shù)截面圖。由圖中可見，噴管在外套管內(nèi)部沿Y 軸方向分為主流及主流上下兩側(cè)共3 個區(qū)域，其中在主流上側(cè)的負(fù)壓區(qū)可以發(fā)現(xiàn)，不同截面的壓力系數(shù)有細(xì)微變化，由此可以體現(xiàn)流場的三維性質(zhì)。而所有截面壓力系數(shù)的結(jié)構(gòu)基本相同，在噴管Z=0（對稱面）處附近無明顯變化，流場結(jié)構(gòu)在X—Y 截面產(chǎn)生明顯變化。因此通過研究Z=0 處截面的流動變化來探索噴管主要流動結(jié)構(gòu)的變化是可行的。

圖4 原型噴管沿Z 軸與X 軸不同截面的壓力系數(shù)分布

圖5 為原型噴管與增強(qiáng)型噴管在Z=0 截面處的馬赫分布云圖，可以發(fā)現(xiàn)增強(qiáng)型噴管的矢量角明顯大于原型噴管：原型噴管的主流出口截面位于X=0.089 7 m（截面1）處，噴管的推力矢量角為12.9°，推力系數(shù)為96.05%；增強(qiáng)型噴管的主流在通過截面1 前，其偏轉(zhuǎn)的角度與原型噴管基本相同，當(dāng)主流通過截面1后在截面1與截面2 的區(qū)域內(nèi)仍然向上有所偏轉(zhuǎn)，此時噴管的推力矢量角為15.41°，推力系數(shù)為95.93%。在抽吸背壓P2為0.8 個大氣壓的工況下，增強(qiáng)型噴管對推力矢量角提高了2.51°推力系數(shù)基本不變。

圖5 原型噴管與增強(qiáng)型噴管Z=0 處截面馬赫數(shù)分布云圖

2.2 噴管推力矢量角增加的機(jī)理分析

圖6 為原型噴管與增強(qiáng)型噴管Z=0 處截面的壓力系數(shù)云圖對比。在圖6a）中可以看到，外套管內(nèi)部區(qū)域A 對比壓力系數(shù)可以分為低壓區(qū)1 和過渡區(qū)2。其中低壓區(qū)1 通過抽吸二次流通道提供的負(fù)壓維持，過渡區(qū)2 連通低壓區(qū)1 與外流場，由于外流場大氣受到主流的卷吸，經(jīng)過過渡區(qū)進(jìn)入外套管內(nèi)部，因此過渡區(qū)內(nèi)的壓力從左到右逐漸增大。從圖6b）可以看到，增強(qiáng)型噴管外套管內(nèi)部區(qū)域B 同樣存在低壓力區(qū)1 和過渡區(qū)域2，對比圖6a）可以發(fā)現(xiàn)增強(qiáng)型噴管的區(qū)域1 明顯大于原型噴管，同時區(qū)域2 大部分對應(yīng)原型噴管的外流場區(qū)域，其壓力系數(shù)明顯低于原型噴管的相同區(qū)域。由于逆流控制矢量噴管的矢量角產(chǎn)生，主要依靠抽吸二次流通道提供的負(fù)壓，使外套管內(nèi)主流上下兩側(cè)產(chǎn)生壓差，主流兩側(cè)壓差的大小決定著推力矢量角的大小。結(jié)合圖5 的馬赫數(shù)分布分析其原因可知，增強(qiáng)型噴管的延伸壁面使得主流上側(cè)逆向二次流區(qū)域增大，外流場氣流被延伸壁面阻擋進(jìn)入外套管內(nèi)部需要的時間更長，在內(nèi)部的低壓氣流無法及時提高壓強(qiáng)，使得增強(qiáng)型噴管的低壓區(qū)增大，過渡區(qū)壓力降低；而兩噴管外套管下壁面結(jié)構(gòu)一致，所以壓力系數(shù)基本相同。由于截面1、2之間為增強(qiáng)型噴管的過渡區(qū)域，主流上下間存在壓差；而原型噴管相同區(qū)域為外流場，主流上下壓力相等，因此主流在增強(qiáng)型噴管1、2 截面之間會繼續(xù)向上偏轉(zhuǎn)。

圖6 原型噴管與增強(qiáng)型噴管Z=0 處截面壓力系數(shù)分布

圖7 為原型噴管與增強(qiáng)型噴管上壁面中線處的壓力系數(shù)分布，通過線圖的對比可以更清楚地看見兩噴管在抽吸二次流區(qū)域的壓力變化：原型噴管在X=0～0.04 m 區(qū)域內(nèi)，壓力輕微上升后再下降；當(dāng)X＞0.04 m 后，壓力迅速上升。增強(qiáng)型噴管在X 在0～0.05 m 區(qū)域內(nèi)，壓力同樣是先上升后下降；當(dāng)X＞0.05 m后，壓力上升趨勢略緩于原型噴管，且在X 在0.08～0.1 m 區(qū)域內(nèi)壓力變化趨于平緩。兩噴管在外套管尾部均有壓力波動，并且壓力分布曲線的變化趨勢基本相同。結(jié)合圖6 分析，外套管上壁面靜壓分布曲線可以更加清楚地了解到，增強(qiáng)型噴管在主流上側(cè)的壓力更低且低壓力值區(qū)域更大。

圖7 原型噴管與增強(qiáng)型噴管上壁面靜壓分布對比

2.3 不同工況下增強(qiáng)型噴管的性能

圖8為原型噴管與增強(qiáng)型噴管在不同抽吸壓差下的推力矢量角和推力系數(shù)對比，具體數(shù)據(jù)見表2。從圖8可以看到，抽吸壓差從0.5 MPa增大到2.5 MPa的過程中，增強(qiáng)型噴管的推力矢量角始終大于原型噴管，且隨著抽吸壓差的增大矢量角增長的幅度越大，在抽吸壓差=2.5 MPa時漲幅最大、達(dá)到3.09°；兩噴管的推力系數(shù)均隨著抽吸壓差的增大而減小，其中抽吸壓差為0.5 MPa、1.5 MPa和2.0 MPa時增強(qiáng)型噴管的推力系數(shù)低于原型噴管；抽吸壓差為1.0 MPa 和2.5 MPa 時，推力系數(shù)高于原型噴管；但無論推力系數(shù)增高或降低，推力系數(shù)的變化量均小于0.002，因此兩噴管在相同工況下推力系數(shù)基本一致。

圖8 不同壓差下推力矢量角及推力系數(shù)對比

表2 兩種管型推力矢量角及推力系數(shù)對比

圖9 為增強(qiáng)型噴管在抽吸壓差為3.0 MPa 時Z=0 處截面的流線圖，當(dāng)抽吸壓差達(dá)到3 MPa 之后，增強(qiáng)型噴管出現(xiàn)主流附體現(xiàn)象，推力矢量角達(dá)到外套管設(shè)計的最大值26°。雖然矢量角達(dá)到最大，但主流附體會導(dǎo)致主流不易脫落，推力矢量角度改變困難等缺陷，因此排除了抽吸壓差大于3.0 MPa 的工況。

圖9 增強(qiáng)型噴管Z=0 處截面流線圖

3 結(jié)論

在逆流控制矢量噴管的基礎(chǔ)上提出了一種單側(cè)延伸壁面型逆流控制矢量噴管的設(shè)計理念，并通過數(shù)值模擬的方法研究了該噴管三維模型的靜態(tài)特性，研究結(jié)果表明：

（1）在抽吸壓差為2.0 MPa 時，增強(qiáng)型噴管相比于原型噴管，推力矢量角會提升2.51°，推力系數(shù)基本不變。單側(cè)延伸壁面型逆流控制矢量噴管有更好的推力性能。

（2）增強(qiáng)型噴管的延伸壁面結(jié)構(gòu)，會增加逆流二次流區(qū)域，使主流上側(cè)低壓區(qū)域增大，導(dǎo)致在延伸壁面下主流兩側(cè)的壓差增大，因此主流在延伸壁面下區(qū)域會繼續(xù)偏轉(zhuǎn)。

（3）在抽吸壓差從0.5 MPa 上升至2.5 MPa 的過程中，增強(qiáng)型噴管推力矢量角的提升角度從1.18°增長至3.09°，推力系數(shù)與原型噴管基本一致；當(dāng)抽吸壓差為2.5 MPa 時，相比于原型噴管，單側(cè)延伸壁面型逆流控制矢量噴管性能提升最佳。