側(cè)噴干擾高溫燃?xì)庑?yīng)討論

張慶兵, 逯雪鈴, 沙 莎

(北京電子工程總體研究所, 北京 100854)

0 引 言

傳統(tǒng)的氣動舵面，要克服慣性力矩和阻尼力矩并達(dá)到一定的舵偏，才能產(chǎn)生所需的控制力和力矩，時間延遲較大(通?？蛇_(dá)100 ms量級)；在動壓減小的情況下(如高空飛行條件下或初始低速飛行階段)，氣動舵面控制效率很低。側(cè)向噴流直接力控制系統(tǒng)的響應(yīng)時間僅為氣動舵面的幾十分之一，且效果不受動壓減小的影響，是目前高超聲速導(dǎo)彈機(jī)動控制響應(yīng)最快、系統(tǒng)最簡單的控制方式。

噴流直接力控制系統(tǒng)在高空提供近似等于推力的控制力，提供的力矩主要由推力作用線與轉(zhuǎn)軸的相對位置決定，基本不引起干擾力和力矩，對噴口周圍物面的氣動加熱也不明顯。但當(dāng)高度降低至20～30 km時，來流與噴流產(chǎn)生復(fù)雜的側(cè)噴干擾效應(yīng)，形成強(qiáng)烈的激波/激波、激波/邊界層干擾流動結(jié)構(gòu)(如圖1所示)，產(chǎn)生明顯的干擾力、力矩以及極高的局部氣動加熱。圖2為側(cè)噴干擾軸向壓力系數(shù)Cp分布的計算與實驗結(jié)果對比[1]，在噴口附近出現(xiàn)很高的壓力峰值，氣動熱環(huán)境分布也有類似趨勢。

圖1 導(dǎo)彈側(cè)噴干擾流動[1]

圖2 側(cè)噴干擾軸向壓力系數(shù)分布的計算與實驗結(jié)果對比[1]

Fig.2Thepressurecoefficientcomparisonalongthex-axislocationsbetweencomputationandexperimentation[1]

側(cè)噴干擾的流動特征非常復(fù)雜。超聲速燃?xì)鈬娏鲗砹鳟a(chǎn)生阻礙作用，在噴流前形成弓形激波，弓形激波后的壓強(qiáng)上升形成逆壓梯度，導(dǎo)致邊界層出現(xiàn)分離泡。分離泡(相當(dāng)于流場中的一個固體壁面)使主流發(fā)生一定偏離，在弓形激波前產(chǎn)生分離激波，形成激波/邊界層干擾典型的λ形激波，此區(qū)域的分離流動環(huán)繞噴流在壁面附近形成反向旋轉(zhuǎn)的馬蹄渦。噴流受到來流作用向后彎曲，形成桶形激波和馬赫盤。繞流在噴流后側(cè)形成分離和再附區(qū)域，產(chǎn)生再附激波等結(jié)構(gòu)。

研究側(cè)噴干擾流動的實驗需要滿足的條件遠(yuǎn)比常規(guī)外部繞流實驗條件復(fù)雜。除需幾何相似、來流馬赫數(shù)相等外，噴流壓比、噴流組分、反應(yīng)過程等也需相似，這樣的實驗條件已有技術(shù)很難嚴(yán)格實現(xiàn)。幾十年來，研究者針對側(cè)噴干擾流動開展了大量的實驗與計算研究(實驗包括冷噴流、高溫空氣和熱噴流實驗，計算包括冷噴流、高溫異質(zhì)噴流、無反應(yīng)凍結(jié)流和反應(yīng)流模擬[1-24])，得到了重要的定性定量結(jié)論，加深了對側(cè)噴干擾流動現(xiàn)象及其規(guī)律的認(rèn)識。

冷噴流實驗因其重復(fù)性好、無毒害、成本相對較低，并且在保證噴流壓比和初始膨脹角一致的條件下可以獲得比較滿意的結(jié)果，在風(fēng)洞實驗中被大量采用[5-10]；但由于其難以模擬真實飛行器噴流燃?xì)獾谋葲_、溫度、比熱比以及二次燃燒效應(yīng)等，采用微型發(fā)動機(jī)進(jìn)行的熱噴流實驗逐漸成為噴流干擾實驗的發(fā)展趨勢?，F(xiàn)階段，熱噴流實驗主要采用真實固體火箭發(fā)動機(jī)產(chǎn)生的燃?xì)饬髯鳛閷嶒瀲娏鹘橘|(zhì)[10-12]，復(fù)現(xiàn)真實發(fā)動機(jī)的工作狀態(tài)。此外，也有利用路德維希管通過氫氣和氧氣燃燒實現(xiàn)高溫燃?xì)鈬娏?，并通過調(diào)節(jié)氣體壓強(qiáng)和氣體組分實現(xiàn)特定噴流參數(shù)[13-14]。

20世紀(jì)80年代，計算流體力學(xué)在側(cè)噴干擾氣動研究方面取得長足進(jìn)展。20世紀(jì)90年代至今，側(cè)噴干擾流動模擬技術(shù)進(jìn)入發(fā)展高潮，在計算方法和物理模型方面均取得重大進(jìn)步[1-4,15-24]。實驗與數(shù)值結(jié)果的對比，證實了合理的數(shù)值模擬模型參數(shù)設(shè)置可以得到與實驗較為一致的結(jié)果(如圖3所示)，為采用數(shù)值模擬手段廣泛開展側(cè)噴干擾研究提供了依據(jù)。同時，從圖3也可看到，側(cè)噴干擾對來流條件變化非常敏感，迎角α的變化在很大程度上改變了極限流線分布，對受力和加熱分布也會有潛在的重要影響。

(a) α=0°

(b) α=10°

圖3 側(cè)噴干擾物面流場結(jié)構(gòu)油流實驗圖像與計算極限流線(α=0°、10°)[22]

Fig.3Experimentaloilflowimagesandcomputationallimitstreamlinesforlateraljetinteractionflow(α=0°,10°)[22]

計算方法可以方便地設(shè)置冷噴流、高溫異質(zhì)噴流、凍結(jié)無反應(yīng)噴流、多組分反應(yīng)噴流等計算模型，研究不同物理化學(xué)過程對側(cè)噴干擾氣動力的影響程度。通過計算與實驗的對比研究發(fā)現(xiàn)，高溫空氣噴流可以較好地反映高溫多組分燃?xì)鈬娏鞯牧鲃犹卣?，這為實驗設(shè)計或計算設(shè)置提供了一種思路。在計算過程中，為降低計算復(fù)雜程度、減少計算時間，經(jīng)常采用高溫異質(zhì)噴流方法開展側(cè)噴干擾流動模擬研究，以較為經(jīng)濟(jì)地獲得比較合理的分析結(jié)果。

研究者也關(guān)心湍流模型對側(cè)噴干擾流動的適用性問題。有研究機(jī)構(gòu)對冷、熱噴流和9種湍流模型開展了計算研究，結(jié)果表明：總體的氣動力和氣動力矩不像表面壓強(qiáng)分布那樣易于受到湍流模型的影響，在冷、熱噴流模擬中，湍流模型的影響程度分別小于3%和13%；綜合而言，SST湍流模型得到的結(jié)果與實驗結(jié)果符合程度最好[24]。

現(xiàn)有文獻(xiàn)的工作側(cè)重于研究側(cè)噴干擾流動中的激波/激波、激波/邊界層干擾等典型流動現(xiàn)象，在計算和實驗中，噴流的作用更多的是產(chǎn)生這些典型流動現(xiàn)象，噴流動量比很小，干擾流動范圍偏小，在氣動力方面還缺少貼近應(yīng)用需求的針對性研究，而氣動熱方面則極少涉及。這可能和實驗條件難以實現(xiàn)、缺少驗證數(shù)據(jù)有關(guān)。滿足應(yīng)用需求的大噴流動量比側(cè)噴干擾的力學(xué)特性和峰值熱流分布，均需開展復(fù)現(xiàn)高溫燃?xì)庑?yīng)的實驗驗證。

1 實際應(yīng)用對側(cè)噴干擾燃?xì)庑?yīng)實驗方面的需求

噴流動量與自由來流動量比值的大小，會引起噴流干擾區(qū)域的巨大差異?，F(xiàn)有的側(cè)噴干擾計算和實驗大多側(cè)重于小噴流動量比典型流動現(xiàn)象的研究，噴流干擾區(qū)域延伸范圍有限；而在實際應(yīng)用的大動量比情況下，噴流干擾區(qū)域會從兩側(cè)延伸至噴口對側(cè)物面，流動發(fā)生明顯偏折并出現(xiàn)局部高壓(如圖4所示)，此類干擾的力學(xué)影響實驗研究還很缺乏。

目前，以計算方法研究高超聲速流動問題時，較多采用熱完全氣體模型，以反映氣體的部分高溫效應(yīng)，在側(cè)噴計算時也普遍采用異質(zhì)流或多組分模型，但不太采用反應(yīng)模型，以避免反應(yīng)源項剛性引起的計算收斂問題。因此，為驗證此類算法與實際干擾流動的貼近程度，需要開展相應(yīng)的對比實驗。

高速流動中的氣動熱問題也受到極大關(guān)注。在噴口前部干擾區(qū)，來流與燃?xì)鈬娏饔休^大程度的摻混，很多情況下燃?xì)饪倻乇葋砹骺倻馗?，可以預(yù)測燃?xì)饽芰繉Ω蓴_區(qū)峰值熱流存在重要影響；同時，氣體摻混反應(yīng)對干擾區(qū)峰值熱流的影響還與燃?xì)馐欠癯浞秩紵嚓P(guān)，其對氣動熱的影響也更加復(fù)雜，采用冷噴流模擬無法復(fù)現(xiàn)此種效應(yīng)。目前，復(fù)現(xiàn)高焓來流和高溫燃?xì)鈬娏鞯臍鈩訜釋嶒灲Y(jié)果還比較缺乏，高溫燃?xì)夥磻?yīng)效應(yīng)對氣動熱的影響也需開展相關(guān)的實驗驗證工作。

圖4 噴口對側(cè)物面壓強(qiáng)與流線分布

2 冷/熱噴流和有/無反應(yīng)對氣動力/熱的影響

基于當(dāng)前高超聲速流動計算方法的應(yīng)用現(xiàn)狀和工程應(yīng)用對實驗研究的需求，本文介紹不同氣體模型對高動量比側(cè)噴干擾流動氣動力/熱影響的一些研究結(jié)果作為對現(xiàn)有文獻(xiàn)研究的補充，以便從未來飛行器氣動設(shè)計的角度討論可能遇到的氣動力/熱問題和地面氣動實驗技術(shù)問題。

選取和圖1類似的錐-柱-裙外形，為貼近實際應(yīng)用，對模型尖端作鈍化處理，模型長度設(shè)定為2 m，底部直徑設(shè)定為0.5 m，發(fā)動機(jī)軸線處于模型軸向中部位置，參考底部面積和長度得出氣動力系數(shù)與力矩系數(shù)。

需要注意的是：考慮到計算方法在高超聲速流動中的應(yīng)用現(xiàn)狀，本節(jié)均采用熱完全氣體模型；“冷噴流”僅指噴流介質(zhì)為常溫氮氣，但考慮高溫下熱物性變化和可能的氣體反應(yīng)，以更加確切地反映冷、熱噴流介質(zhì)引起的力學(xué)差異。

2.1 氣體模型

氣體模型采用冷噴流、無反應(yīng)噴流和高溫反應(yīng)噴流等3種模型。其中，冷噴流氣體模型采用式(1)的相似準(zhǔn)則設(shè)定冷噴流參數(shù)(式中，γ、Ma、p、A分別為比熱比、馬赫數(shù)、壓強(qiáng)和噴口面積；下標(biāo)j、cold、hot分別表示噴流、冷噴流、熱噴流。在流場解算中，考慮高溫條件下可能發(fā)生的氣體熱物性變化和化學(xué)反應(yīng))，

噴流介質(zhì)采用氮氣；無反應(yīng)噴流氣體模型采用真實的多組分氣體，考慮氣體熱物性參數(shù)隨溫度的變化，但不考慮氣體發(fā)生反應(yīng)，即反應(yīng)是凍結(jié)的；高溫反應(yīng)噴流氣體模型考慮了氣體熱物性隨溫度的變化和化學(xué)反應(yīng)。

(1)

根據(jù)計算經(jīng)驗和文獻(xiàn)結(jié)論，選擇SST湍流模型；在計算中，噴流從駐室入口引入；空間采用六面體非結(jié)構(gòu)網(wǎng)格進(jìn)行離散，半模網(wǎng)格3500萬。高溫燃?xì)鈬娏鲄?shù)和噴流組分見表1和2，氣體高溫反應(yīng)采用表3所示的11組分化學(xué)反應(yīng)模型(表中，kf為Arrhenius反應(yīng)速率常數(shù)，Cf為指前因子，ηf為溫度指數(shù)，Ta為活化溫度，W為催化組分)。壁面采用300 K等溫壁條件，計算中未考慮壁面催化效應(yīng)。

表1 高溫燃?xì)鈬娏鲄?shù)Table 1 High temperature jet parameters

表2 高溫燃?xì)鈬娏鹘M分Table 2 High temperature jet molecular species

表3 燃?xì)夥磻?yīng)速率參數(shù)(kf對應(yīng)cm3、mol和s)Table 3 Chemical reacting parameters (kf in dimensions of cm3, mol and s)

2.2 不同氣體模型噴流對比研究

圖5為高度h=20 km、迎角α=0°時冷噴流與高溫反應(yīng)噴流干擾區(qū)域流線與壓強(qiáng)p分布對比?？梢钥吹?，2種計算模型峰值壓強(qiáng)數(shù)值接近，在噴口前(圖中左側(cè))均有2個流線集中的位置，左為分離位置，右為再附位置，兩位置間為激波/邊界層干擾旋渦分離區(qū)域，噴口和再附位置間為另一較小的旋渦分離區(qū)域，兩分離區(qū)域在再附位置匯合引起局部高壓。冷噴流模型再附位置更靠近噴口，但激波/邊界層分離區(qū)域稍寬，其他狀態(tài)下(如α=-4°和4°時)也有這一顯著特征。圖6為熱流密度q對比，正如所預(yù)測的那樣，冷噴流比高溫反應(yīng)噴流模型的數(shù)值小一個量級，這也是冷噴流實驗通常僅用于氣動力特性研究的主要原因。

表4給出了高度h=20 km、不同迎角時不同氣體模型的氣動特性，表中各列數(shù)據(jù)分別為迎角α、開機(jī)狀態(tài)、氣體模型、軸向力系數(shù)CA、法向力系數(shù)Cn、俯仰力矩系數(shù)Cm、推力放大系數(shù)AF(Amplification Factor)和噴流俯仰干擾力矩Mi。其中，冷噴流和高溫反應(yīng)噴流模型的推力放大系數(shù)AF和噴流俯仰干擾力矩Mi相對于反應(yīng)模型的無噴流狀態(tài)得到(如前所述，冷噴流僅指常溫氣體作為噴流介質(zhì)，但考慮整個流場中可能發(fā)生的反應(yīng)，這樣設(shè)置也是為了更好地對比分析高溫燃?xì)庑?yīng))，而無反應(yīng)噴流模型相對于無反應(yīng)模型的無噴流狀態(tài)得到。可以看到：在無噴流條件下，僅考慮反應(yīng)與否，幾乎不影響氣動力和力矩；但在噴流條件下，不同氣體模型的氣動力和力矩差異明顯，尤其是法向力相差4%～15%，俯仰力矩相差則超過20%。另外，當(dāng)迎角α從-4°增加到4°，不同氣體模型的推力放大系數(shù)AF均會增加，且數(shù)值均大于1(即加強(qiáng)推力效果)；噴流俯仰干擾力矩也由負(fù)變正，負(fù)迎角時增加低頭力矩，正迎角時增加抬頭力矩。需要注意的是：從當(dāng)前計算結(jié)果來看，不同氣體模型的力矩最大相差100 N·m，考慮到氣動穩(wěn)定控制系統(tǒng)可提供的操縱力矩一般為數(shù)百N·m，這就已經(jīng)需要評估操縱性與系統(tǒng)重量之間的平衡了。

圖5 冷噴流與高溫反應(yīng)噴流氣體模型噴流干擾流線與壓強(qiáng)分布對比

Fig.5Thelateraljetinteractionpressuredistributionsforcoldgasandreactinggas

圖6 冷噴流與高溫反應(yīng)噴流氣體模型噴流干擾熱流密度分布對比

Fig.6Comparisonofheatingratedistributionunderthelateraljetinterferenceforcoldgasandreactinggas

圖7和8分別為更高馬赫數(shù)下的高溫?zé)o反應(yīng)噴流和反應(yīng)噴流干擾區(qū)域流線、壓強(qiáng)分布以及熱流密度分布對比。與前述冷噴流與高溫反應(yīng)噴流的對比不同，高溫?zé)o反應(yīng)噴流和反應(yīng)噴流干擾區(qū)域的流線和壓強(qiáng)分布均接近，但帶反應(yīng)的峰值熱流密度有較為明顯的提高。表5給出了峰值壓強(qiáng)pp與熱流密度qp的對比，可以看出，有反應(yīng)條件的峰值壓強(qiáng)和熱流密度均高，但峰值壓強(qiáng)差別不超過2%，熱流密度差異則達(dá)到約13%。分析迎角α的變化對峰值壓強(qiáng)和熱流密度的影響，可知無論反應(yīng)與否，數(shù)值都會有成倍的差異。側(cè)噴干擾氣動熱數(shù)值計算的不確定度較高，而湍流模型的選用依據(jù)是針對氣動力的，現(xiàn)有文獻(xiàn)還缺乏側(cè)噴干擾氣動熱的實驗研究結(jié)論，因此，氣動熱數(shù)值計算亟需反映高溫燃?xì)庑?yīng)的實驗數(shù)據(jù)作為依據(jù)。

表4 不同氣體模型的氣動特性對比Table 4 Aerodynamic characteristics comparison between different gas models

圖7 高溫?zé)o反應(yīng)噴流與反應(yīng)噴流氣體模型噴流干擾壓強(qiáng)分布對比

Fig.7Comparisonofpressuredistributionunderthelateraljetinterferenceforhightemperaturenonreactinggasandreactinggas

圖8 高溫?zé)o反應(yīng)與反應(yīng)噴流氣體模型噴流干擾熱流密度分布對比

Fig.8Comparisonofheatingratedistributionunderthelateraljetinter-ferenceforhightemperaturenonreactinggasandreactinggas

表5 高溫?zé)o反應(yīng)和反應(yīng)噴流氣體模型峰值壓強(qiáng)與熱流密度對比Table 5 Peak pressure and heating rate comparison between high temperature nonreacting gas and reacting gas

3 結(jié) 論

在現(xiàn)有實驗研究中，噴流分離區(qū)影響范圍偏小，難以反映實際應(yīng)用的干擾量值，需要開展?jié)M足實際應(yīng)用的大噴流動量比實驗研究。采用計算手段解決高超聲速流動問題時，也非常關(guān)心側(cè)噴干擾氣動力受高溫燃?xì)庑?yīng)影響的程度，亟需實驗給予確認(rèn)。高速流動中的氣動熱問題受到極大關(guān)注，側(cè)噴干擾燃?xì)饽芰繉Ω蓴_區(qū)的峰值熱流存在重要影響，而氣體摻混反應(yīng)對干擾區(qū)峰值熱流的影響還與燃?xì)馐欠癯浞秩紵嘘P(guān)，其對氣動熱的影響也更加復(fù)雜；另外，氣動熱計算還缺乏湍流模型方面的實驗數(shù)據(jù)作為參照。噴流干擾流場結(jié)構(gòu)豐富、作用機(jī)理非常復(fù)雜，并受到飛行高度、迎角、高溫燃?xì)庑?yīng)、湍流模型等多種因素的制約，對飛行器氣動力、氣動熱均會產(chǎn)生重要影響，需要針對具體外形結(jié)合飛行及噴流參數(shù)進(jìn)行深入分析。