內(nèi)壓縮波系對高超聲速進氣道自起動性能影響研究

賈軼楠, 張啟帆, 仝曉通, 岳連捷, 張新宇

(1. 中國科學院力學研究所 高溫氣體動力學國家重點實驗室, 北京 100190; 2. 中國科學院大學 工程科學學院, 北京 100049; 3. 北京機電工程總體設計部, 北京 100854)

0 引 言

高超聲速進氣道(以下簡稱高超進氣道)作為超燃沖壓發(fā)動機的重要氣動部件，其工作狀態(tài)將直接影響發(fā)動機整體效能的發(fā)揮[1]。不起動作為進氣道的一種非正常工作狀態(tài)，其帶來的流場脈動將嚴重影響發(fā)動機的推力性能，甚至對結構造成破壞[2]。由于在實際飛行中導致進氣道不起動的誘因繁多，因此，一旦進氣道進入到不起動狀態(tài)，在不起動誘因消失后進氣道還能否恢復起動狀態(tài)下的自起動能力也是衡量進氣道性能的重要指標。

針對自起動問題，Kantrowitz[3-4]最早通過假設自起動時進氣道內(nèi)收縮段入口處存在正激波，自起動過程中喉道處為聲速，并基于一維流動分析提出了僅與來流馬赫數(shù)相關的Kantrowitz極限作為進氣道的自起動設計準則。然而在高超進氣道實際自起動過程中，內(nèi)收縮段波系結構復雜且存在著大分離，明顯有別于Kantrowitz理論假設。進而在高超進氣道試驗中發(fā)現(xiàn)[5-9]，即使在內(nèi)收縮比大于Kantrowitz極限的條件下，進氣道依然具有自起動能力?？梢?，要解決高超進氣道自起動內(nèi)收縮比極限預測問題，有必要先對進口段內(nèi)的激波邊界層干擾問題進行研究和分析，這其中的影響因素遠不止來流馬赫數(shù)一項。

在考慮粘性后，Goldberg和Hefner[10-11]在馬赫數(shù)6.0條件下，結合簡化的二元進氣道對唇口角度、唇口高度以及邊界層相對厚度等參數(shù)進行了多方面研究。研究發(fā)現(xiàn)，進氣道的總壓恢復能力決定了進氣道是否可以實現(xiàn)自起動，并且邊界層厚度對進氣道自起動性能影響較大。Van Wie[12]通過來流馬赫數(shù)3.0風洞試驗對小尺度、有粘、矩形的簡化進氣道起動-不起動轉(zhuǎn)換過程進行了觀察，將進氣道的不起動/自起動過程分為“硬”和“軟”2種。通過分析不同唇口長度和高度條件下的試驗結果，以唇口高度和長度粗略地劃分了“軟”/“硬”不起動/自起動分界線。Yue[13]深入開展了進口薄邊界層下唇罩壓縮角度對簡化進氣道自起動性能影響的試驗研究，獲得了其影響規(guī)律，并指出可通過分級壓縮提升進氣道的自起動能力。Flock和Gülhan[14]通過來流馬赫數(shù)6.0～7.0之間的風洞試驗對三維進氣道自起動過程流場進行觀測，發(fā)現(xiàn)與平唇口相比，V型唇口由于增加了溢流量而對進氣道自起動性能有提升作用。

盡管之前已有大量關于進氣道自起動的研究，但是研究對象大多為簡化的進氣道構型，并未考慮實際進氣道的肩部膨脹扇結構以及不同的壓縮方式。因此有必要結合現(xiàn)有的結果與上述影響因素下的結果進行對比，獲得其在進氣道自起動過程中的影響規(guī)律，為提升進氣道自起動能力設計提供參考和依據(jù)。

1 研究對象和試驗方法

1.1 研究對象

為研究膨脹波及壓縮方式對自起動性能的影響，盡量減小單一影響因素變化時其他因素的干擾，采用文獻[13]中的簡化模型作為基準，如圖1(a)所示。簡化進氣道模型中的激波發(fā)生器為唇罩，對側為底板。其中唇罩壓縮角度α，唇口上游底板長度L，唇口高度H以及進氣道喉道高度Ht等值均可通過替換部件實現(xiàn)對唇罩激波強度、邊界層相對厚度以及內(nèi)收縮比的單獨調(diào)節(jié)。與此同時，保證進氣道進口流場的均勻性不受噴管外流動的干擾，對唇口上游底板長度L大于300mm的模型底板邊緣增加側翼結構，如圖1(b)所示。進氣道內(nèi)壓縮段寬度為80mm，唇口前底板為矩形，寬度為180mm。進氣道唇口高度H與喉道高度Ht的比值為進氣道的內(nèi)收縮比(Internal Contraction Ratio,ICR)。對于唇罩壓縮角度(α=7°、11°和15°)、唇口上游底板長度L、唇口高度H相同的，試驗設計加工了一系列斜劈厚度的唇罩，通過選配不同厚度的唇罩部件改變Ht來獲得不同的進氣道內(nèi)收縮比ICR，其調(diào)節(jié)精度可達到0.05。本文用能保證進氣道實現(xiàn)自起動的最大內(nèi)收縮比MaximumICR來表征進氣道的自起動性能。

(a) 簡化進氣道模型示意圖

(b) 簡化進氣道模型照片(L=400mm, H=40mm)

作為研究肩點膨脹波對進氣道自起動性能影響的對比模型，設計了僅帶1道外壓縮激波的二元進氣道模型(如圖2所示)，其外壓縮角度α分別為7°、11°和15°，內(nèi)壓縮段寬度為80mm，側板上游底板寬度為200mm，長度為300mm，壓縮面兩側加裝側翼結構。由于唇口激波強度對自起動能力的極大影響，本試驗設計保證唇口激波氣流轉(zhuǎn)角與簡化模型相同。試驗進氣道喉道高度Ht=24mm，通過調(diào)節(jié)水平唇罩前后位置，改變進氣道唇口的進口面積，以調(diào)節(jié)進氣道內(nèi)收縮比ICR。

(a) 二元進氣道模型示意圖

(b) 二元進氣道模型照片

Fig.2Schematic(a)andphotograph(b)ofthetesttwo-dimensionalinletmodel

為對比研究壓縮方式對進氣道自起動性能的影響，設計加工了如圖3所示的側壓進氣道模型。側壓進氣道唇罩與來流方向持平，對氣流無壓縮, 前端與側壓板齊平，側板為零后掠角設計。氣流僅由進氣道側板誘導的側壓激波進行壓縮，試驗中側板角度α分別為7°、11°和15°，通過改變側板的厚度實現(xiàn)對進氣道內(nèi)收縮比的控制。唇口高度H為20和40mm。模型采用5種底板，長度L分別為200、300、400、500和600mm。為避免底板邊緣的側向流動干擾，對唇口上游底板長度L>300mm的模型底板邊緣增加側翼結構。側擋板在側壁壓縮外側，與側壓板之間存在邊界層排移通道，如圖3所示。側擋板的邊界層會隨溢流排出，不進入內(nèi)通道。進氣道的側壓式進氣道內(nèi)壓縮段進口寬度為80mm，唇口前底板寬度為180mm。試驗中進氣道內(nèi)收縮比ICR的調(diào)節(jié)精度可達到0.05。

圖3 側壓進氣道模型圖

1.2 實驗設備及測試方法

1.2.1 風洞介紹

試驗在中國科學院力學研究所高溫氣體動力學國家重點實驗室的GJF激波風洞中展開。激波風洞主要由驅(qū)動段、雙膜段(中壓段)、被驅(qū)動段、型面噴管、實驗艙和真空罐組成。風洞的結構布局及尺寸說明見圖4,其中，激波風洞的驅(qū)動段長度為11.2m，被驅(qū)動段長度為22.0m，驅(qū)動段與被驅(qū)動段內(nèi)徑均為405mm，拉瓦爾噴管出口直徑為800mm。

圖4 GJF激波風洞布局及尺寸示意圖

驅(qū)動段和被驅(qū)動段中的氣體都為室溫下的壓縮空氣，通過激波壓縮氣體焓值被提高，經(jīng)過拉瓦爾噴管加速到試驗所需要的馬赫數(shù)，噴管可模擬的馬赫數(shù)分別為3.5、4.0、5.0、6.0和7.0，試驗均在馬赫數(shù)4.0噴管下開展。對應的試驗段氣流參數(shù)如表1所示，激波風洞的氣流總壓隨時間的變化曲線如圖5所示，可以看到靜壓曲線在40～65ms間相對穩(wěn)定。

表1 GJF激波風洞實驗段氣流參數(shù)Table 1 The flow conditions in the test section of GJF shock tunnel

圖5 GJF激波風洞的靜壓變化曲線(Ma=4.0)

Fig.5VariationofstaticpressurewithtimeinGJFshocktunnel(Ma=4.0)

1.2.2 進氣道自起動電弧破膜實驗方法

為了在風洞毫秒量級的運行時間內(nèi)實現(xiàn)進氣道不起動及自起動過程，采用了基于激波風洞的電弧破膜進氣道起動試驗技術。圖6為進氣道破膜裝置示意圖。進氣道出口處連接轉(zhuǎn)接法蘭，法蘭盤之間安裝滌綸膜片，在試驗初始階段可以實現(xiàn)進氣道出口面積全堵塞。膜片上貼有電阻絲，并與點火器連接，試驗前將點火器提前充入1800V的高電壓，試驗過程中由延時脈沖信號發(fā)生器控制點火器放電破膜。延時信號發(fā)生器的觸發(fā)信號為風洞總壓傳感器的放大電壓信號，在設定的延時后，信號發(fā)生器輸出脈沖電壓信號觸發(fā)點火器電阻絲放電。

圖6 進氣道自起動破膜裝置示意圖

Fig.6Schematicofexperimentaldevicesforinletrestartinginshocktunnel

激波風洞流場建立后，由于進氣道出口處于壅塞狀態(tài)，進氣道處于不起動喘振流態(tài)，到達設定時間后，延時信號發(fā)生器發(fā)出脈沖電壓信號給點火器，觸發(fā)電阻絲在短時間內(nèi)燒毀膜片，進氣道出口處的膜片在5～10ms時由于內(nèi)外流場壓差的作用而完全打開，進氣道下游堵塞消失以考察進氣道的自起動能力。整個過程能在激波風洞的穩(wěn)定運行時間段內(nèi)完成，可以準確地判斷進氣道在高反壓擾動消失后是否能夠自起動。通過該試驗方法對軸對稱進氣道在激波風洞中的試驗結果與常規(guī)風洞的試驗結果對比，發(fā)現(xiàn)進氣道自起動能力基本一致[15]，證明該方法能較好地研究進氣道自起動特性。

1.2.3 試驗觀測手段

借助于雙鏡平行光紋影系統(tǒng)對進氣道自起動流場進行顯示和記錄，輔助判斷其是否正常起動。該紋影系統(tǒng)光源為氙燈，對于紋影流場的記錄采用FASTCAM SA4的高速攝影系統(tǒng)完成，拍攝鏡頭光圈為f/2.8，焦距為200mm，高速相機設置的拍攝幀率為5000幀/s，曝光時間為6.2μs，圖片分辨率為896pixel×896pixel。紋影拍攝系統(tǒng)由風洞總壓信號來觸發(fā)拍攝記錄圖片，每次試驗記錄風洞起動后200ms內(nèi)的氣流流動特性，可涵蓋風洞運行的整個過程。

2 膨脹波對進氣道自起動性能的影響

基準構型進氣道(圖1)的試驗結果已在文獻[13]中總結，下面給出圖2中二元進氣道模型試驗結果。受進氣道出口處滌綸膜片的阻擋，風洞起動后進氣道內(nèi)首先形成不起動大喘振流場。在t=30.0ms時，延時脈沖信號發(fā)生器控制點火器放電使出口處膜片燒毀，進氣道出口附近壓強降低，破膜產(chǎn)生的膨脹波前傳，導致大喘振分離激波向唇口方向回退。圖7為喘振激波向下游移動過程中進氣道流場的紋影圖。在t=38.8ms時，進氣道唇口內(nèi)出現(xiàn)一道激波，且不斷向下游運動。這是來流在下游高壓下滯止出的激波，且隨著下游膜片的破壞，通道背壓下降，該激波將被吞入到通道內(nèi)。通過激波不同時刻的相對位置關系可以估算出激波運動速度，約為283.5m/s。

圖7 二元進氣道破膜后流場紋影示意圖 (α=7°，ICR=1.89)

Fig.7Schlierenimagesoftwo-dimensionalinletmodelafterthediaphragmruptures(α=7°，ICR=1.89)

試驗發(fā)現(xiàn)，自起動過程中唇口外向下游移動的分離激波角度幾乎不變，迎風角大約為27°，如圖8所示。根據(jù)Chapman[16]提出的自由相互作用理論與 Zhukoski對湍流邊界層誘導分離進行綜合分析，當雷諾數(shù)滿足3.0×104

二元進氣道與簡化進氣道在不同壓縮角度下的自起動性能如圖9所示。與簡化模型相同，隨著氣流偏轉(zhuǎn)角度的增加，唇罩激波強度增大，由唇罩激波帶來的總壓損失增大，唇罩激波誘導的激波-邊界層相互作用更加劇烈，進氣道自起動極限收縮比隨氣流偏轉(zhuǎn)角度α的增加而減小。由于外壓縮激波的存在，7°、11°和15°偏轉(zhuǎn)角度下進氣道唇口處的主流馬赫數(shù)分別為3.5、3.2和2.9，小于簡化進氣道模型的唇口馬赫數(shù)4.0。唇口馬赫數(shù)減小，其對應的Kantrowitz極限與等熵壓縮極限值降低，進氣道需要更大的喉道面積使捕獲流量全部通過，自起動極限收縮比減小。因此,氣流偏轉(zhuǎn)角度為7°的二元進氣道自起動極限收縮比為1.90，小于對應簡化模型的自起動極限收縮比2.00。然而，對于氣流偏轉(zhuǎn)角度較大(11°和15°)的模型，二元進氣道的自起動性能優(yōu)于簡化進氣道。對于大角度模型，進氣道是否能夠?qū)崿F(xiàn)自起動取決于分離區(qū)是否形成氣動喉道限制進氣道流量的捕獲。與分離區(qū)同側的肩點膨脹波對局部流場進行加速減壓，增強了其抗反壓能力，并促進了分離區(qū)向下游移動。因此，對于受分離區(qū)影響的大角度進氣道，同側膨脹波能有效提高其自起動能力。

圖8 二元進氣道自起動過程紋影示意圖 (α=7°, ICR=1.89)

Fig.8Schlierenimagesoftwo-dimensionalinletrestartprocess(α=7°,ICR=1.89)

圖9 二元進氣道自起動性能隨氣流偏轉(zhuǎn)角變化曲線

對于二元進氣道模型，氣流經(jīng)過外壓激波后偏轉(zhuǎn)，到達唇口處反向偏轉(zhuǎn),流向恢復為水平狀態(tài)。當壓縮角度較大，進氣道自起動性能較差。參考文獻[13]對唇罩激波進行分級壓縮優(yōu)化，對進氣道(見圖2)自起動能力對壓縮角度變化曲線進行研究，將壓縮角度為15°的進氣道模型唇罩進行分級，分散為5°+5°+5°(如圖10所示)，3道激波分散不相交。

唇罩分級壓縮模型的自起動性能如圖11所示，其自起動極限收縮比為1.66，較單波壓縮模型提高了18.6%。對于壓縮角度為15°的二元進氣道模型，其唇罩截面主流馬赫數(shù)為2.9。若將唇罩進行單級壓縮，氣流經(jīng)過外壓激波與唇罩激波后,馬赫數(shù)為2.2，無粘總壓恢復系數(shù)為72.4%。而對于唇罩5°+5°+5°的分級壓縮模型，氣流經(jīng)過4道壓縮激波并恢復水平方向時,馬赫數(shù)為2.26，無粘總壓恢復系數(shù)為79.4%。分級壓縮不僅減小了由壓縮激波帶來的總壓損失，而且激波強度的減小也降低了激波-邊界層相互作用的劇烈程度，減小了分離區(qū)尺度?？梢娺@種將強激波壓縮分級為若干弱激波的方式對簡化進氣道模型與二元進氣道模型均適用。

3 壓縮方式對進氣道自起動性能影響研究

Trexler[17-18]在20世紀70年代首次提出了利用側板對氣流進行壓縮的側壓式進氣道，其最大的優(yōu)點是結構簡單，起動馬赫數(shù)低，可以在很厚的前體邊界層來流條件下工作。僅利用側板對氣流進行壓縮的進氣道[19-21]現(xiàn)已很少在實際應用中被采用，一般是作為三維壓縮的部分出現(xiàn)，但對純側壓式進氣道的自起動性能規(guī)律的研究，可以有助于對三維進氣道起動特性的深化理解。

3.1 壓縮激波強度和邊界層厚度對側壓式進氣道自起動性能影響

圖12給出了唇罩截面薄邊界層(L=600mm，H=40mm，H/δ=4.2)與截面厚邊界層(L=600mm，H=20mm，H/δ=2.1)條件下側壓式進氣道的自起動性能隨壓縮角度α的變化，其中邊界層厚度均借助皮托管測得。在來流馬赫數(shù)Ma=4.0條件下，壓縮角度α直接決定了壓縮激波的強度。對于唇罩截面存在薄邊界層的進氣道，當側壓角度由7°增加至11°，進氣道自起動極限收縮比下降18.0%，由1.83減小至1.50；當側壓角度由11°增加至15°，進氣道自起動收縮比變化很小。對于唇罩截面厚邊界層的進氣道，當側壓角度由7°增加至11°，進氣道自起動極限收縮比下降15.7%，由1.90減小至1.60；當側壓角度由11°增加至15°，進氣道自起動極限收縮比下降12.5%，由1.60減小至1.40?？梢钥吹剑瑝嚎s角由7°增加至11°時，進氣道自起動性能明顯下降，而由11°增加至15°時，唇口截面薄邊界層的進氣道性能變化較為平緩，唇口截面厚邊界層的進氣道性能仍明顯下降。唇罩角度的增加使壓縮激波強度增加，激波總壓損失增大，進氣道自起動性能呈現(xiàn)下降趨勢。

圖12 側壓式進氣道自起動性能隨壓縮角度α的變化

Fig.12VariationofthemaximumICRwiththecowlangleofside-compressioninletmodel

由于側板誘導的平面掃掠激波與壁板邊界層發(fā)生相互干擾，掃掠激波前后的壓力梯度會在邊界層內(nèi)引發(fā)二次流，有可能引發(fā)主分離、主再附、二次分離、二次再附等流動結構。流場模式與壓縮角度α及掃掠激波的強度相關。但是側壓試驗缺乏直觀觀測試驗手段，進氣道內(nèi)部的流場結構無法直接獲得。為進一步研究流動機理，參考了試驗環(huán)境與GJF激波風洞相近的T-333風洞[22]中掃掠激波邊界層干擾的試驗數(shù)據(jù)對現(xiàn)有試驗結果進行輔助分析。T-333風洞的來流馬赫數(shù)為Ma=3.92，總壓p0=1.48MPa，單位雷諾數(shù)Re=8.9×105/m，壓縮前緣處底板邊界層厚度為δ=3.5mm，側板高度為100mm，其進氣道唇口截面邊界層厚度相對較薄。T-333試驗發(fā)現(xiàn)，在對稱軸附近，一些流線直接向下游流動，匯聚成一個特征喉道(Characteristic Throat)。當側壓壓縮角為7°，氣流經(jīng)過特征喉道時沒有出現(xiàn)分離現(xiàn)象。對于唇口截面薄邊界層的進氣道模型，當壓縮角由7°增加至11°時，對稱軸特征喉道下游開始出現(xiàn)大尺度分離，進而導致所觀測到的進氣道自起動性能出現(xiàn)明顯下降現(xiàn)象；壓縮角度由11°增加至15°時，對稱軸分離區(qū)一直存在，尺度隨壓縮角增長而擴大，進氣道自起動性能降低但變化較為平緩。對于唇口截面厚邊界層的進氣道模型，邊界層相對厚度帶來的影響趨勢較為復雜。

圖13給出了α=7°、11°時側壓式進氣道的自起動極限收縮比隨唇口截面邊界層相對厚度H/δ的變化曲線。當模型唇罩截面邊界層相對較薄(4.2

圖13 側壓式進氣道自起動性能隨唇罩截面邊界層相對厚度H/δ的變化

Fig.13VariationofthemaximumICRwithH/δofside-compressioninletmodel

3.2 壓縮方式對進氣道自起動性能的影響

側壓式進氣道側板掃掠激波與邊界層干擾，三維效應帶來的影響使其自起動特性與頂壓式進氣道存在顯著差別。圖14所示為α=7°、11°時，側壓式進氣道與頂壓式進氣道的自起動極限收縮比隨唇口截面邊界層相對厚度H/δ的變化曲線。對于壓縮角度α=11°的進氣道，唇罩壓縮頂壓模型的自起動能力始終很差，自起動極限收縮比在1.20左右，而側壓模型的maximumICR始終大于1.50。側板壓縮使進氣道的自起動性能提升25.0%以上，在H/δ=16.7時，側壓帶來的性能優(yōu)化達到最大，與頂壓相比，自起動極限收縮比提升46.7%。11°頂壓模型的自起動性能受內(nèi)收縮段大尺度分離區(qū)形成的氣動喉道限制，在內(nèi)收縮比很小時才能實現(xiàn)自起動。但11°側壓模型的掃掠激波與底板邊界層的干擾強度受三維效應影響，其引發(fā)的分離尺度小于二維激波-邊界層引發(fā)的分離區(qū)尺度。因此，壓縮角度較大的側壓式進氣道自起動性能明顯優(yōu)于頂壓式進氣道模型。

圖14 側壓進氣道與頂壓進氣道自起動性能隨唇罩截面邊界層相對厚度H/δ的變化

Fig.14VariationofthemaximumICRwithH/δofside-compressionandcowl-compressioninletmodels

對于壓縮角度α=7°的進氣道，在唇罩截面邊界層較薄(4.2

4 結 論

為了探究實際進氣道肩部膨脹扇以及壓縮方式對進氣道自起動性能的影響，結合多套具體的進氣道構型，針對不同的壓縮角、邊界層厚度開展了激波風洞試驗，在Ma4.0進氣道進口馬赫數(shù)條件下，獲得了其極限內(nèi)收縮比變化規(guī)律，研究結果表明：

(1) 通過二元進氣道與簡化進氣道的風洞試驗對比，發(fā)現(xiàn)與分離區(qū)同側的膨脹扇會對當?shù)貧饬骷铀?，降低局部壓強，進而對壓縮激波較強的進氣道自起動過程有明顯的改善作用。唇罩分級壓縮對于二元進氣道的自起動能力也具有提高效果。

(2) 由于側壓掃掠激波與底板邊界層干擾中三維效應的影響，邊界層厚度對側壓式進氣道自起動性能的影響趨勢與頂壓式進氣道存在明顯的差異。當邊界層較薄時，進氣道自起動極限隨邊界層喉道增加略有下降，而當邊界層喉道增加時，進氣道自起動性能將小幅提升。

(3) 通過對比側壓模型與頂壓模型的試驗結果發(fā)現(xiàn)，自起動受限于幾何喉道的進氣道構型，壓縮方式對進氣道自起動性能的影響不明顯。對于由壓縮激波-邊界層干擾誘導分離區(qū)形成的氣動喉道決定能否起動的進氣道，側壓方式有利于提高進氣道的自起動性能。