2. 南京航空航天大学 能源与动力学院,南京 210016;
3. 南京工业职业技术大学 航空工程学院,南京 210023
2. College of Energy and Power Engineering, Nanjing University of Aeronautics and Astronautics, Nanjing 210016, China;
3. College of Aviation Engineering, Nanjing Vocational University of Industry Technology, Nanjing 210023, China
进气道作为超燃冲压发动机最主要的增压部件,其气动性能对整个推进系统的性能起着决定性的影响。研究表明,进气道的总压恢复系数每增加1%,发动机的比冲可增加0.51%~1%[1],而一旦进气道陷入不起动,激波周期性振荡所造成的非定常载荷给发动机的稳定燃烧甚至飞行安全都将带来致命性危害[2]。因此,如何尽可能地提高进气道的气动性能、拓宽稳定工作边界,对高超声速推进系统而言意义重大。
对于高超声速飞行器,进气道和飞行器前体高度一体化,前体压缩面上发展的边界层被直接吸入至进气道内[3],尤其是大尺度飞行器的长机身/短发动机气动布局方案,面临更严重的边界层堆积问题。边界层内低能流的吸入降低了进气道壁面流动抗逆压能力,在进气道唇罩激波与前体压缩面发展而来的边界层相互干扰下,极易产生大面积分离,严重时甚至导致进气道不起动[4-8] 。鉴于此,必须对前体压缩面发展而来的边界层进行流动控制,以期尽可能削弱激波-边界层干扰对进气道的不利影响。
Herrman等[9-10]提出采用边界层放气的方式对马赫数2.5~3.5范围内的超声速进气道进行控制,结果表明,泄除5.3%的进气道捕获流量可以获得12.6%的总压恢复增益,拓宽喘振裕度15.9%,进气道的性能以及放气的有效性高度依赖于激波-边界层干扰、流动非定常性以及流动分离特性。Shih等[11]细致研究了放气缝内的流场结构,发现放气缝入口、管内存在两道激波,这两道激波的压升比入射激波的更强,可以有效隔离激波波后扰动前传。Häberle[12]采用边界层放气的方式对马赫数6级高超声速进气道内的唇罩激波-边界层干扰进行控制,试验结果表明,在激波入射点附近放气是一种切实可行的控制措施。Soltani[13]试验研究了放气位置、放气构型对超声速进气道性能影响,发现将放气缝布置在管道入口(即临界状态激波根部位置)、减小放气缝倾角可以获得更佳的进气道性能。由于边界层放气需要泄除经过进气道压缩之后的高压空气,放气阻力较大,无源流动控制方法也受到了学界广泛关注。Panaras[14]、Huang[15]、张悦[16]、Verma[17]综述了涡流发生器在抑制激波-边界层干扰流动控制中的研究进展,涡流发生器特殊的结构诱导出“预增压效应”、“分割效应”、“限流效应”和“掺混效应”,有效地抑制了边界层分离,促进了分离流动的再附。Zhang[18]提出了阵列式大后掠微型斜坡式涡流发生器,试验表明,该涡流发生器可以有效减小分离区尺度,并可获得12.2%的总压恢复系数收益。上述研究大都是在前体边界层已经吸入进气道的情况下针对唇罩激波-边界层干扰控制开展的研究,放气缝和涡流发生器基本都布置在激波入射点附近,而对前体压缩面边界层低能流的控制未做过多研究。
作者研究团队[19]提出了一种前体压缩面设计新思路,通过强化前体压缩面的展向压力梯度,提前将边界层向两侧排移,最大可使边界层厚度减薄20%,为削弱激波-边界层干扰及前体压缩面/流动控制一体化设计提供了新途径,但效果仍不满足工程需求。因此本文提出了在前体压缩面上布置微型涡流发生器的低能流控制方案,利用涡流发生器的局部掺混效应,增强壁面低能流能量,改善边界层剖面饱满程度,以期增强进气道壁面流动抗逆压分离的能力。
1 研究对象简介为了研究微型叶片式涡流发生器对高超声速前体压缩面低能流的排移能力,选用文献[19]中基于展向压力分布可控设计的前体压缩面作为基准方案。该前体设计马赫数为Ma = 7.0,前体设计的基准流场为三级外锥压缩方式,其中一级锥半锥角为4°,二级锥对应偏转角为4°,三级锥采用等熵压缩方式,其对应的偏转角为13°,图1给出了该前体压缩面外形示意图。前体压缩面长度为1300 mm,宽度为200 mm。
由于涡流发生器一般布置在进气道唇罩激波入射点上游若干个边界层厚度位置,故本文中涡流发生器布置在靠近压缩面后部位置,其x坐标为1100 mm,坐标原点选为前体顶点处。
共设计了8个微型叶片,左右各4片,对称布置,叶片长度为18 mm,高度为2.3 mm(约为0.35倍当地边界层厚度)。1号叶片所在的方位角δ为12°,2号叶片的方位角30°,3号叶片的方位角45°,4号叶片的方位角为60°。叶片平面和对称面的夹角定义为安装角θ,图2所示θ为正。共研究了4组安装角,分别为−15°、15°、30°和45°。
通过数值模拟方法(Computational Fluid Dynamics,CFD),分析微型叶片式涡流发生器对前体压缩面流动的影响。采用有限体积法求解雷诺平均的可压缩三维Navier-Stokes方程,选取两方程SST k-ω湍流模型对湍动能和湍动能耗散率求解,无黏对流通量采用Roe格式求解,气体的分子黏性系数采用Sutherland公式计算。结构化网格量约750万,采用O-grid拓扑,对所有近壁面网格进行了局部加密,第一层网格高度设置为0.01 mm。此外,为捕捉微型叶片式涡流发生器附近流动结构,对其附近的网格进行加密。图3给出了计算网格及边界条件示意图。数值模拟中使用的边界类型包括:压力远场、压力出口、对称面、绝热壁面。其中压力远场中,马赫数设置为7.0,来流静压、静温按照飞行高度28 km当地大气条件给定。
为了校验所选用的数值模拟方法的准确性,选取激波+等熵压缩波外锥流场设计的三维鼓包试验结果对数值模拟方法进行检验[20]。试验来流条件为:马赫数 2.9,来流总压100580 Pa,来流总温300 K。图4、图5分别给出了数值模拟结果与壁面沿程无量纲静压分布、纹影试验结果的对比。从图中可以看出,数值模拟与试验获得的流场结构一致,壁面压力基本吻合,说明所选择的数值模拟方法可以较为准确地捕捉这种三维压缩鼓包外流场结构。
为了研究微型叶片式涡流发生器是否能对前体压缩面近壁流动形成扰动能力,首先通过数值模拟对比了有无控制的前体压缩面流动特性。图6对比了有无涡流发生器控制下的前体压缩面的压力分布云图,可以看到,在一级压缩面和二级压缩面上均呈现出中间压力高、两侧压力低的特性,这与外锥流动本身的特性紧密相关。近壁低能流在上述压力梯度的作用下表现出很明显的往两侧运动的趋势。特别是在第二级压缩面上,由于此处的展向压力梯度更大,近壁气流的侧滑角相比一级压缩面上大得多。涡流发生器上游影响区外的流动不受叶片的影响。在叶片安装区域及其下游,可以看到,局部的压力分布被改变,二级压缩面上的压力分布呈波浪状。
图7对比了有无控制下涡流发生器下游x = 1200 mm位置的近壁气流侧滑角β及壁面压力分布随方位角的变化规律。本文中近壁气流侧滑角β定义为将气流速度方向投影至x-z平面后与x轴的夹角。由于叶片的存在,使得近壁气流的运动被改变,在方位角δ = 13°、31°和48°附近,近壁低能流的侧滑角有显著的增加,并且侧滑角的增量随着方位角的增加而减小:方位角δ = 13°位置,近壁气流的侧滑角最大增量可达5.7°,而48°位置仅2.5°左右。说明所设计的叶片式涡流发生器沿展向的扰动能力在不断减弱。这一点也可以从该截面的压力分布中看到,无控制状态沿着宽度方向压力是逐渐降低的,而采用叶片式涡流发生器之后在上述受扰动的区域存在一个局部的低压区,低压区内的压力梯度沿着宽度方向也呈现出逐渐减小的趋势,在相邻两个低压区之间,压力不受叶片的影响。结合图7给出的压力及近壁气流侧滑角分布,还可进一步明确每一个叶片的扰动范围(即叶片的存在使得流动参数偏离无叶片状态的方位角范围)。第一个叶片,其在x = 1200 mm截面的扰动范围大致为14.7°;第二个叶片的扰动范围为9.2°;第三个叶片的扰动范围为8°;第四个叶片的作用非常弱,无论是从近壁气流侧滑角还是压力分布上几乎都看不出明显的影响。
为了进一步分析叶片式涡流发生器产生的扰动向下游传递的过程,图8对比了不同流向截面的马赫数云图分布。x = 1100 mm截面正好位于涡流发生器的上游,其流动几乎未受到影响,边界层的分布呈现出中间最高,然后逐渐降低,再逐渐增厚的趋势。在x = 1150 mm截面,边界层厚度在13°左右呈现出一个局部边界层很薄的区域。类似的,在30°左右同样也出现了薄边界层区域。这与前述在该位置附近存在强展向流动并促使近壁低能流往两侧运动有关,从而使得该区域的边界层变薄。与此同时,在相邻区域的下游,由于低能流的迁移,使得相邻位置的边界层增厚,边界层厚度的展向分布呈现出波浪型演化。随着涡流发生器扰动往下游传播,扰动的强度在不断减弱。
图9给出了不同流向截面压力和近壁气流侧滑角分布。结合图8可以看出,在x = 1100 mm位置,此时低能流刚开始和涡流发生器相互作用。在涡流发生器的背风面,由于涡流发生器的方位相对于迎面气流为外折,从而在局部区域诱导产生膨胀波。在膨胀波的作用下,气流压力迅速下降,近壁气流侧滑角迅速增加,直至和涡流发生器壁面平行;在涡流发生器的迎风面,其方位相对于迎面气流为向内转折,从而在局部形成一道扫掠激波,对近壁气流增压。
图10给出了1、2号涡流发生器附近的压力云图和壁面流线图,可以看到,由于背风面膨胀波的存在,局部压力快速下降,近壁气流不断往涡流发生器背风侧偏转;在迎风面形成局部高压,在扫掠激波作用下不断往外偏转。正是由于涡流发生器诱导的激波、膨胀波的存在,使得图9中出现了压力先降低(膨胀波作用),再增加(扫掠激波作用)的现象,之后由于三维前体本身存在展向压力梯度,其压力继续下降。气流绕过涡流发生器之后,由于涡流发生器迎风面和背风面的压力不一致,在涡流发生器下游存在很明显的展向逆压梯度。为了达到压力平衡,在背风侧通过压缩波系增压,在迎风侧通过膨胀波减压。与此同时,背风侧的近壁气流,在压缩波系的作用下向对称面方向偏转;迎风侧的气流,在膨胀波的作用下也是向对称面方向偏转。因此,涡流发生器后方无论是迎风还是背风侧,其近壁气流侧滑角都有减小的趋势,如图9所示。
图11给出了从涡流发生器周边网格节点向下游追踪的三维流线,总的来说,涡流发生器的存在主要是影响近壁气流,气流在涡流发生器诱导的扫掠激波、膨胀波作用下大幅偏转;而在涡流发生器上端,由于迎风、背风之间存在压差,诱导附近气流形成自迎风侧向背风侧方向的偏转,但由于其本身动量大,气流偏转角相比于近壁气流要小得多。正是沿着高度方向气流偏转不一致,在涡流发生器附近产生了较强的旋涡,图11用涡量Q准则[21]识别了涡流发生器诱导的旋涡结构。
图12展示了x = 1115 mm截面的压力云图,涡流发生器右侧由于扫掠激波形成了局部的高压区域,左侧为膨胀波后形成的局部低压区域,值得注意的是,方位角越大的涡流发生器对流场的扰动相对越小。图13示意了这种叶片式涡流发生器的主要流场结构。
由上述分析可知,叶片式涡流发生器对近壁气流产生偏转的关键在于其诱导的激波、膨胀波系。随着低能流进一步向下游运动,涡流发生器产生的波系结构对其影响逐渐减小,运动状态几乎保持不变,且其不断与外流相互作用,展向的参数梯度也在不断减小,如图9所示。正是由于上述的主导机制,由于涡流发生器的方位始终保持不变,而沿着宽度方向气流本身的方向角(小于涡流发生器的方位角)在不断增加,因此势必其诱导产生的激波、膨胀波相应减弱,其对近壁低能流的扰动作用也不断减弱。
为了进一步评估涡流发生器参数对前体压缩面低能流掺混效果的影响,设计了四组安装角(−15°、15°、30°、45°)的微型叶片式涡流发生器,安转角为负值的表示叶片向对称面内折,正值的表示向对称面外折。四种涡流发生器的安装位置及尺寸均保持一致,其中安装角θ = 15°的作为基准已在第3.1节中介绍过。
图14对比了四种安装角状态的前体压缩面流线及壁面压力分布。安装角为−15°的涡流发生器,由于近壁气流本身的方向为向外偏转,因此这使得气流的偏转角非常大,其扫掠激波、膨胀波产生的位置和安装角15°的刚好相反,靠近对称面一侧的为迎风面,产生扫掠激波,远离对称面的一侧为背风面,产生膨胀波。近壁气流受涡流发生器扰动之后,气流方向几乎与涡流发生器方向平行,因此,对于−15°安装角,近壁低能流都向对称面方向汇聚,在涡流发生器下游受展向压力梯度作用下,低能流向对称面汇聚的趋势大大减弱。对于正安装角状态,随着安装角的增大,迎风面气流当量偏转角增加,扫掠激波诱导产生的压力更高,而背风侧气流的膨胀同样加剧,涡流发生器两侧的展向压力梯度随之增加,如图14所示。对于安装角15°状态,第4个涡流发生器叶片由于其方位和当地气流方向角相差不大,对低能流的扰动能力很小。当安装角增加至30°之后,此时叶片的方位角略大于当地气流方向角,在远离对称面一侧可以观测到一个局部的小高压区。当安装角达到45°时,此时方位角显著大于当地气流方向角,扫掠激波增强,产生的高压也更为明显。
为了定量评估安装角对近壁气流的影响,图15对比了涡流发生器下游x = 1200 mm截面的近壁气流侧滑角及壁面压力分布。从图中可以看到,由于负安装角诱导产生的扫掠激波、膨胀波均显著强于正安装角,因此,叶片诱导产生的局部压升、压降均比正安装角的大。同样,相应的近壁气流侧滑角也是相同的规律。对于正安装角,当安装角从15°增加至30°,近壁气流侧滑角增大;但当安装角增加至45°时,尽管侧滑角比无控制状态都有增加,增加的幅度与15°的相当,但具有大侧滑角的区域更大,这说明大安装角的扰动能力更强,受影响范围更宽。与此同时,大安装角产生的激波损失、掺混损失更大,近壁低能流的动量衰减可能会加快,受外流束缚作用,其侧滑角的增加会被限制。
近壁低能流的空间运动直接决定了前体压缩面上的边界层厚度分布。图16对比了不同安装角下x = 1200 mm截面的马赫数云图,图中用黑色细线标注了方位角。可以看到,安装角为−15°时,由于近壁气流在涡流发生器作用下向对称面方向运动,因此在对称面附近出现了大量低能流堆积的现象,局部边界层厚度显著高于安装角15°状态。另外,在方位角10°~28°附近,边界层厚度呈现出随方位角增大而增厚的趋势,这与安装角15°的刚好相反,这也是近壁低能流往对称面方向运动决定的。安装角为30°时,其边界层沿展向的分布规律和15°的一致,但边界层最薄位置对应的方向角略大,这主要是因为大安装角诱导的近壁低能流侧滑角更大,从而使得边界层最薄位置往更大的方位角方向偏移。安装角为45°时,边界层厚度分布的不均匀程度较小,并未出现类似15°或者30°局部明显的薄边界层区域,这可能与45°安装角本身诱导的机械能损失大幅增加有关。
为了定量评价叶片式涡流发生器对近壁低能流掺混的控制效果,计算了x = 1200 mm截面沿展向方向边界层名义厚度θ0分布,如图17所示。对于无控制状态,边界层呈现出先快速变薄、后缓慢增厚的趋势;采用微型叶片式涡流发生器的前体压缩面,受涡流发生器影响,边界层厚度呈现出数次的薄厚变换。其中安装角为−15°时,无论在任何角度,其边界层厚度均大于无控制状态,这与前面所述其扫掠激波、膨胀波过强有关;安装角为15°的时,尽管与无控制状态相比局部边界层厚度增加,但每一个叶片诱导的局部边界层减薄效应较为明显;当安装角增加至30°,在方位角12°以内,边界层的厚度较无控制状态减薄0.3 mm以上;安装角进一步增加至45°之后,边界层厚度的变化相对于安装角30°的差距较小,总的来说对,在正安装角状态下,涡流发生器下游区域边界层,特别是在前体对称面附近,出现明显的变薄趋势,说明涡流发生器能够在一定范围内降低边界层厚度。但这与涡流发生器的分布位置、分布数量密切相关,需要开展进一步研究。
除边界层厚度之外,边界层内的速度剖面对边界层-激波干扰起着主导作用。为了定量表征边界层速度型的饱满程度,定义形状因子H = θ1/θ2,其中θ1为位移厚度,θ2为动量厚度。
$ {\theta _1} = \int_0^{{\theta _0}} {\Bigg(1 - \frac{{\rho u}}{{{\rho _e}{U_e}}}\Bigg)} {\text{d}}y $ | (1) |
$ {\theta _2} = \int_0^{{\theta _0}} {\frac{{\rho u}}{{{\rho _e}{U_e}}}\Bigg(1 - \frac{u}{{{U_e}}}\Bigg)} {\text{d}}y $ | (2) |
在x = 1200 mm截面共选取15个方位角,计算了当地形状因子,如图18所示。无控制状态,形状因子随方位角的变化小幅度波动,但基本在13.5左右。安装角为−15°时,形状因子的波动范围较大,局部最小形状因子可达到11左右。安装角为15°时,形状因子基本维持在10~12之间,在方位角12°以内,形状因子甚至可以降低至10.5左右,说明叶片式涡流发生器在该范围具有较强的扰动能力。更大安装角状态,边界层形状因子尽管比无控制状态的有所降低,但比安装角15°的形状因子略大。
为了考虑安装涡流发生器带来的流动损失,在x = 1200 mm截面截取了角度为60°、高度为40 mm的扇环(对应于进气道唇口位置),计算气流流过涡流发生器后的总压恢复系数。不同叶片安装角度对应的总压恢复系数见图19。可见有叶片控制状态的总压恢复系数都低于无控制状态,但15°安装角叶片对应的总压恢复系数最小,这与其边界层形状因子最低相统一,说明叶片式涡流发生器在减小边界层形状因子的同时也会带来更大的流动损失。
综上可知,无论安装角为正还是为负,均可一定程度内改善边界层速度型的饱满程度。但过大的安装角或负安装角状态下,由于涡流发生器诱导的激波更强,近壁气流机械能损失增加,导致控制效果有所减弱。采用安装角15°的微型叶片式涡流发生器可以起到最佳的控制效果。
4 结论与展望吸气式高超声速飞行器向更大规模、更远航程、更高马赫数的发展,无疑使得大尺度飞行器的长前体面临更严酷的边界层堆积问题。为了改善前体压缩面边界层速度型的饱满程度,降低进气道壁面流动分离的潜在风险,提出了在前体压缩面上采用阵列微型叶片式涡流发生器的低能流掺混方法,并对其开展了Ma = 7状态下的数值模拟研究。研究结果表明:
1)微型叶片式涡流发生器可对前体压缩面近壁气流形成扰动,气流在叶片两侧分别产生扫掠激波和膨胀波,诱导近壁低能流沿叶片方向偏转,形成局部横向迁移,进而与主流产生掺混效应。
2)微型叶片式涡流发生器对压缩面壁面低能流的掺混效应可降低其下游边界层厚度,并减小边界层形状因子H,改善边界层剖面的饱满程度。
3)涡流发生器的安装角度对掺混效果影响明显。过大的安装角或负安装角诱导激波更强,近壁气流机械能损失增加,掺混效果有所减弱。综合来看,安装角15°的微型叶片式涡流发生器可起到最佳的掺混效果,与无控状态相比,20°方位角以内的边界层形状因子从13.5降低到12以下。
后续可根据当地气流的方向角调整当地的实际安装角,以达到更佳的控制效果。此外,涡流发生器的分布方式、分布数量对前体压缩面低能流掺混效果的影响还需进一步研究,并需进一步评估其对进气道流量系数、抗反压能力等性能的影响。
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