高馬赫數(shù)燃燒強化的激波風(fēng)洞試驗研究1)

張 旭 *, 張啟帆 * 岳連捷 *, 孟東東 * 羅葦航 * 于江鵬 *, 張曉源 *李進(jìn)平 *, 陳 宏 *, 李 飛 *,

* (中國科學(xué)院力學(xué)研究所高溫氣體動力學(xué)國家重點實驗室,北京 100190)

? (中國科學(xué)院大學(xué)工程科學(xué)學(xué)院,北京 100049)

引言

超燃沖壓發(fā)動機是先進(jìn)高超聲速吸氣式動力,在國防建設(shè)和商業(yè)航天方面有廣闊的應(yīng)用前景[1].近年來,在飛行馬赫數(shù)Maf4.0～ 7.0 范圍內(nèi),發(fā)動機各項關(guān)鍵技術(shù)逐步突破,且飛行試驗驗證了正推力,已邁入工程研制階段[2].更高飛行馬赫數(shù)Maf≥8.0條件下的發(fā)動機關(guān)鍵技術(shù)還在預(yù)研階段,國內(nèi)相關(guān)研究很少[3-6].高馬赫數(shù)超燃沖壓發(fā)動機技術(shù)可以提升高超聲速武器的突防能力,占據(jù)臨近空間中段制空權(quán),也是低成本空天往返的技術(shù)基礎(chǔ),具有極高的軍用和民用價值.

Maf4.0～ 7.0 條件下,由于來流總焓不高,超聲速氣流中不易發(fā)生自點火,因此需要凹腔和支板等穩(wěn)焰裝置.同時,可以在較低燃燒室入口馬赫數(shù)Main≈1.0～2.0條件下組織大分離的高效燃燒,而不必?fù)?dān)心離解反應(yīng)降低燃燒效率.與之相比,Maf≥8.0高馬赫數(shù)飛行條件下,更高焓來流讓點火延遲時間顯著降低,即燃燒過程更加由摻混控制,對Maf4.0～7.0 條件下常用的凹腔等穩(wěn)焰裝置依賴性減弱.但此時如果仍大幅降低流速再組織燃燒,更高溫氣流中顯著的離解反應(yīng)會限制化學(xué)能的加入,不利于發(fā)動機性能.因此,高馬赫數(shù)發(fā)動機更傾向于在較高燃燒室入口馬赫數(shù)Main≥3 條件下組織無或小分離的燃燒,因為大分離導(dǎo)致過高氣流靜溫會加劇離解反應(yīng)對釋熱的抑制.但這也意味著大幅縮短的燃料駐留時間,很可能難以滿足摻混和燃燒的時間需求.總之,由于離解效應(yīng)限制下更加難以釋熱,且極短駐留時間與摻混-燃燒所需時間矛盾更為突出,導(dǎo)致Maf4.0～ 7.0 條件下常用的凹腔等增混和燃燒強化方法在高馬赫數(shù)飛行條件很可能難以實現(xiàn)高效燃燒,所以有必要發(fā)展高馬赫數(shù)燃燒強化方法.

高馬赫數(shù)飛行條件下更高速高焓來流導(dǎo)致較低駐留時間和點火延遲時間.這意味著燃燒與摻混過程聯(lián)系更加密切,而改善摻混可以強化燃燒,所以噴注和穩(wěn)焰設(shè)計更需結(jié)合考慮.Grossman 等[7]試驗發(fā)現(xiàn)相比常規(guī)圓形噴孔,鉆石形噴孔穿透更深且總壓損失更低.Drozda 等[8]對比了支板、斜坡和壁面噴注,發(fā)現(xiàn)單一噴注方式并不能同時獲得最優(yōu)摻混和總壓恢復(fù).一些研究人員還探索了適用于高馬赫數(shù)飛行更有創(chuàng)新性的噴注方案.Turner 和Smart[9]將進(jìn)氣道噴注應(yīng)用于高馬赫數(shù)發(fā)動機,并在較寬當(dāng)量比范圍內(nèi)實現(xiàn)高效的穩(wěn)定燃燒.Capra 等[10]進(jìn)一步在進(jìn)氣道中使用多孔介質(zhì)噴注器,并獲得了比常規(guī)離散噴孔更好的摻混和燃燒效率.Landsberg 等[11]結(jié)合了進(jìn)氣道噴注和常規(guī)燃燒室噴注,可在較短燃燒室長度限制下,獲得比單一噴注方式更好的發(fā)動機性能.Razzaqi 和Smart[12]在氫燃料中預(yù)混少量氧氣再噴注,發(fā)現(xiàn)該補氧噴注技術(shù)可以提升高馬赫數(shù)發(fā)動機的性能.補氧噴注也可以與進(jìn)氣道多孔介質(zhì)噴注相結(jié)合,以獲得更好的發(fā)動機性能[13].Sunami 等[14]使用改進(jìn)的支板噴注器,也叫超級混合器,得到了比斜坡和常規(guī)壁面噴注更優(yōu)的性能.氫燃料冷卻性能優(yōu)異,是上述高馬赫數(shù)發(fā)動機研究的常用燃料.但是煤油等碳?xì)淙剂蟿t有低成本、易存儲且體積能量密度高等優(yōu)勢,能否應(yīng)用于高馬赫數(shù)飛行條件也得到研究人員的關(guān)注.例如,Denman 等[15]采用傳統(tǒng)的凹腔火焰穩(wěn)定方案,用引導(dǎo)氫作為點火源,獲得了飛行馬赫數(shù)8.0 條件下乙烯與甲烷混合燃料的穩(wěn)定燃燒.綜上所述,國外對高馬赫數(shù)超聲速燃燒開展了較多研究,但國內(nèi)研究還很少,只有少數(shù)單位搭建了試驗平臺并初步探索[3-6].支板等侵入式噴注是增強高速來流條件下?lián)交斓闹匾侄?但常規(guī)的全尺寸支板會造成過大的總壓損失且熱負(fù)荷大,因此有必要探索小支板用于增強燃燒的可行性.進(jìn)氣道噴注是高馬赫數(shù)發(fā)動機很有前景的噴注方案,但在進(jìn)氣道的過多釋熱會導(dǎo)致發(fā)動機不起動.而隔離段介于進(jìn)氣道和燃燒室之間,其內(nèi)噴注燃料是否可行還未得到研究.此外,相比于單環(huán)噴注即常規(guī)的單排噴孔,雙排近距離布置噴孔的雙環(huán)噴注方案是否具有優(yōu)勢也不清楚.

在中科院力學(xué)研究所JF-24 爆轟驅(qū)動激波風(fēng)洞,開展了馬赫數(shù)Maf=10、高度H=37 km 飛行條件下高馬赫數(shù)超燃沖壓發(fā)動機的直連燃燒試驗.風(fēng)洞來流馬赫數(shù)、總溫和總壓分別是Main=4.3,=3800 K和=12.0 MPa .試驗段采用凹腔穩(wěn)焰的圓形燃燒室,燃料噴孔位于隔離段.于2019 年12 月,分別實現(xiàn)了氫和乙烯燃料的穩(wěn)定燃燒,國內(nèi)首次驗證了碳?xì)淙剂显诟唏R赫數(shù)飛行條件下的穩(wěn)定燃燒性能.基于此,本文進(jìn)一步研究高馬赫數(shù)燃燒的強化方法和燃料類型的影響.各工況當(dāng)量比均為ER=0.7.第1 節(jié)介紹試驗臺、燃燒室模型、測量方法及試驗方案與工況條件.在超高速來流條件下燃料駐留時間非常短暫,點火延遲時間是決定燃燒效率的重要因素之一.此外,由于毫秒級試驗時間限制,如何判斷試驗段達(dá)到穩(wěn)定燃燒狀態(tài)也需考察,以便提取時均壁面壓力數(shù)據(jù)用于性能分析.為此,第2.1 節(jié)介紹了氫氣和乙烯兩種燃料與空氣混合物的點火延遲特性,以及壁面壓力數(shù)據(jù)的提取方法.在此基礎(chǔ)上,通過對比研究了具體的燃燒強化方法.第2.2 和2.3 節(jié)分別對比單環(huán)和雙環(huán)噴注,以及無支板和小支板構(gòu)型.2.3 節(jié)還以雙環(huán)噴注耦合小支板構(gòu)型為例,研究了燃料類型的影響.2.4 節(jié)進(jìn)一步分析,以揭示高馬赫數(shù)燃燒機理.

1 試驗方法

1.1 試驗臺與典型時序

本文利用JF-24 爆轟驅(qū)動脈沖式高焓激波風(fēng)洞[16-17]開展超聲速試驗.風(fēng)洞主體結(jié)構(gòu)示意如圖1 所示,包括激波管、拉瓦爾噴管、試驗段和真空艙.激波管總長23 m,由卸爆段、驅(qū)動段和被驅(qū)動段組成,由膜片隔開.各段和真空艙的內(nèi)通道尺寸如表1 所示.風(fēng)洞采用反向爆轟驅(qū)動技術(shù)[16-17],利用激波壓縮被驅(qū)動段內(nèi)空氣,使其達(dá)到模擬飛行條件所需高壓和高焓.再經(jīng)拉瓦爾噴管加速到超聲速作為試驗段來流.試驗段出口接真空艙,以實現(xiàn)低背壓條件.工質(zhì)供給系統(tǒng)采用超高壓氣動閥且遠(yuǎn)程控制.圖2 是試驗臺現(xiàn)場.

圖1 JF-24 爆轟驅(qū)動激波風(fēng)洞示意圖Fig.1 Schematic diagram of JF-24 detonation driven shock tunnel

圖2 JF-24 爆轟驅(qū)動激波風(fēng)洞現(xiàn)場Fig.2 Scene drawings of JF-24 detonation driven shock tunnel

表1 激波管與真空艙的尺寸Table 1 Sizes of the shock tube and vacuum chamber

圖3 是爆轟驅(qū)動激波風(fēng)洞的原理圖[18].在試驗初始階段,驅(qū)動段、被驅(qū)動段、噴管和試驗段由膜片隔開.在驅(qū)動段注入化學(xué)恰當(dāng)比的氫氣和氧氣,與適量氮氣充分混合,并在被驅(qū)動段注入空氣.驅(qū)動段與被驅(qū)動段之間安裝點火管.點火管工作后,驅(qū)動段內(nèi)預(yù)混氣體被點燃起爆產(chǎn)生高壓驅(qū)動氣體并沖破膜片.破膜之后,左行稀疏波進(jìn)入驅(qū)動氣體使其膨脹加速,進(jìn)入被驅(qū)動段,壓縮低壓的試驗氣體,并形成一道右行激波.驅(qū)動氣體和被壓縮的試驗氣體隨激波一起向下游運動.當(dāng)激波傳播到被驅(qū)動段末端時,遇到固壁(膜片)發(fā)生反射同時破膜,形成向上游傳播的反射激波.試驗氣體經(jīng)過反射激波壓縮后進(jìn)一步增壓增焓,且達(dá)到滯止?fàn)顟B(tài),可以作為試驗氣源.再經(jīng)過噴管膨脹加速作為試驗段的來流條件.

圖3 激波風(fēng)洞運行原理圖[18]Fig.3 Operation schematic diagram of the shock tunnel[18]

1.2 燃燒室模型和測量方法

圖4 是圓截面試驗段燃燒室模型的二維簡圖.包括303 mm 長的等直隔離段和1129 mm 長的1°擴張段,進(jìn)口直徑 φin=100 mm .擴張段布置一個凹腔火焰穩(wěn)定器,其前緣位于隔離段出口下游50 mm 處.凹腔環(huán)繞燃燒室周向,長100 mm,深20 mm,后緣46°后掠.圖5 是小支板噴注段的1/4.如圖4 和圖5 所示,通過配件的更換,可分別得到有和無小支板的兩種構(gòu)型,其中小支板構(gòu)型包含周向均布的4 個小支板.建立笛卡爾坐標(biāo)系如圖4 所示,其中x坐標(biāo)沿流向,y坐標(biāo)沿徑向.兩種構(gòu)型沿流向都有兩處燃料噴注位置,分別位于隔離出口上游90 mm和70 mm 處,稱之為噴油環(huán)1 和噴油環(huán)2.無支板構(gòu)型在每處噴油環(huán)有12 個直徑 φj=1.2 mm 噴孔,沿燃燒室周向均布.小支板構(gòu)型在每處噴油環(huán)有相同規(guī)格的噴孔,但其中4 個噴孔分別位于各小支板頂部.如圖5 所示,每個小支板頂部都有2 個噴孔,分別對應(yīng)噴油環(huán)1 和噴油環(huán)2.上述噴孔都垂直壁面噴注,燃料為常溫氫氣或乙烯.

圖4 試驗段燃燒室模型簡圖 (單位:mm)Fig.4 Schematic diagram of the test-section combustor (unit:mm)

圖5 小支板噴注局部三維圖Fig.5 Local three-dimensional diagram of the small-strut injectors

如圖4 所示,在模型上36 個位置P1～ P36 分別布置直徑1.0 mm 深4.0 mm 的測壓孔.其中P1～P28 在同樣周向位置,按流向位置依次編號.為考察對稱性,P29～ P36 布置在相應(yīng)測點的徑向?qū)ΨQ位置.各測壓孔直接安裝量程1000 kPa 天沐“NS-3”壓力傳感器,并用東華“DH5939E”動態(tài)信號采集系統(tǒng)記錄,采樣頻率1.0 MHz.測量結(jié)果顯示對稱位置的靜壓具有相似性,因此第3 節(jié)分析時不再說明是哪個周向位置的靜壓.除上述壓力測量,分別在緊靠被驅(qū)動段出口和燃料噴孔上游布置壓力傳感器,以實時監(jiān)測來流和燃料噴注狀態(tài).

上圖4 中燃料噴孔到最下游壓力測點距離約L=0.95 m.以L為最大摻混距離,燃燒室入口流速vin=3000 m/s為平均流速,可以估算燃料在主流中平均駐留時間 τres,即 τres=L/vin=0.31 ms .由于凹腔剪切層或支板后緣附近的低速區(qū)域,以及釋熱導(dǎo)致流速降低等因素,實際駐留時間會高于該估算值.對比點火延遲時間 τign和 τres可以推測氫/乙烯燃料的燃燒特性.

1.3 試驗方案與工況條件

試驗段入口來流模擬馬赫數(shù)Maf=10、高度H=37 km 飛行條件.具體參數(shù)如表2 所示,來流馬赫數(shù)Main、總溫和總壓分別是4.3,3800 K 和12.0 MPa.根據(jù)來自NASA 數(shù)據(jù)庫的物性參數(shù)[19],可計算得到相應(yīng)靜溫Tin=1000 K .

表2 試驗段來流條件Table 2 Test-section inflow condition

來流靜壓pin=37 kPa 根據(jù)圖4 中P1 位置靜壓測量值,并以此作為下文無量綱化的參考壓力pref.圖6 是3 次試驗來流總壓隨時間的變化,以來流起跳時間作為零時刻.可以看到來流條件重復(fù)性很好.如圖6 所示,激波風(fēng)洞單次運行時間僅約16 ms.此外,反射激波與邊界層相互作用形成激波分岔與分離流動結(jié)構(gòu),這會導(dǎo)致驅(qū)動氣體沿壁面附近提前進(jìn)入噴管污染試驗氣體,進(jìn)一步縮短有效試驗時間[20].結(jié)合TDLAS 方法測量來流組分濃度[21],認(rèn)為0～ 8 ms是有效試驗時間.這與燃料駐留時間、點火延遲時間等燃燒流動特征時間相當(dāng),因此需要對來流和噴注進(jìn)行準(zhǔn)確的時序控制以滿足試驗需求.

圖6 來流參數(shù)的重復(fù)性Fig.6 Repeatability of the inflow condition

分別在表3 所示5 個工況條件下開展試驗,總當(dāng)量比均為0.7.其中工況A～ D 采用氫燃料,分別對比研究了無支板和小支板構(gòu)型內(nèi)的單環(huán)和雙環(huán)噴注方式.工況A 和B 在無支板構(gòu)型開展試驗,分別在噴油環(huán)1 進(jìn)行單環(huán)噴注,以及噴油環(huán)1 和噴油環(huán)2 同時雙環(huán)噴注.工況C 和工況D 在小支板構(gòu)型開展試驗,亦分別采用單環(huán)和雙環(huán)噴注.工況E 采用乙烯燃料,采用基于小支板構(gòu)型的雙環(huán)噴注,以與工況D 對比研究燃料類型對燃燒的影響.圖7 是各工況噴注壓力的時間曲線,均在來流建立后1～ 3 ms 開始噴注,5 ms 后噴注壓力接近穩(wěn)定.

表3 試驗工況條件Table 3 Test case conditions

圖7 噴注壓力的時間曲線Fig.7 Injection pressure time curves of all cases

2 結(jié)果與分析

2.1 點火延遲特性及壓力數(shù)據(jù)提取方法

本文各工況當(dāng)量比是0.7,但燃料射流擴散過程中局部當(dāng)量比會高于0.7.此外,根據(jù)試驗段壁面壓力測量數(shù)據(jù),可知燃燒室壓力在約0.37～ 1.48 atm(1 atm=101.325 kPa)之間.據(jù)此,以當(dāng)量比ER=1.0為例,介紹氫氣與空氣、乙烯與空氣兩種混合物在3 個典型壓力0.5,1.0 和1.5 atm 條件下的點火延遲特性.圖8 是兩種混合物的點火延遲時間隨溫度的變化.采用Chemkin 軟件的封閉均質(zhì)反應(yīng)器模型,根據(jù)加州大學(xué)提出的40 組分235 步簡化反應(yīng)機理[22]分別計算得到.試驗的來流靜溫是Tin=1000 K,在該靜溫條件下,乙烯的點火延遲時間約23～52 ms,而氫氣的點火延遲時間僅約0.23～0.34 ms.隨著溫度上升到1200 K,會下降兩個數(shù)量級到約0.32～ 0.36 ms,而下降一個數(shù)量級到約0.03～ 0.09 ms.1300 K以上時,兩種燃料的點火延遲時間接近,氫氣的略低.該結(jié)果表明溫度對點火延遲特性有明顯影響,且乙烯在來流溫度條件下的點火延遲時間非常高.此外,高壓升有利于降低點火延遲時間.

如圖8 中,在來流靜溫1000 K 條件下,氫燃料τign約0.23～ 0.34 ms.這與 τres相當(dāng),故氫燃料在燃燒室完成摻混后,有可能自動點火.但乙烯燃料與之不同,圖8 在來流靜溫下 τign約23～ 52 ms,遠(yuǎn)高于τres.這意味著即使充分摻混,乙烯也難以在燃燒室內(nèi)發(fā)生自點火.上述推測沒考慮到燃燒溫升對自點火的促進(jìn)作用,實際燃燒會更好.但總言之,可知當(dāng)前來流條件下,氫燃料更接近擴散燃燒,而乙烯更接近部分預(yù)混燃燒,其火焰穩(wěn)定更依賴凹腔/小支板.

圖8 不同溫度條件 T 下的點火延遲時間τignFig.8 Ignition delay times τ ign under different temperaturesT

壁面時均壓力數(shù)據(jù)的提取方法,以工況A 為例.圖9 是其沿程壁面壓力隨時間的變化云圖,圖10 是分別位于隔離段、凹腔及下游4 個典型測點的壓力隨時間變化曲線.所有壁面壓力均除以pref=37 kPa以無量綱化.結(jié)合圖7 噴注壓力曲線,可以看到燃料噴注之后不到4 ms,即建立起接近穩(wěn)定的沿程壓力,凹腔附近達(dá)到最大壓升約2.5.圖9 中I 區(qū)顯示在燃料噴注早期,凹腔附近壓升更高.這很可能是因為凹腔內(nèi)部回流區(qū)能夠聚集燃料,在火焰發(fā)展階段,上述燃料著火并引起更高的壓升.如圖9 和圖10 所示,這些多余燃料消耗后,凹腔處壓升會略微降低.第8 ms 之后,凹腔下游壓升逐漸降低,如圖9 中II 區(qū)和圖10 所示.這很可能是因為來流被包含水和氮氣的驅(qū)動氣污染,且污染程度逐漸加深,氧含量逐漸減小,導(dǎo)致下游燃燒被抑制.在第5.0～ 6.0 ms 之間,各測點有較穩(wěn)定的壓力平臺,可以認(rèn)為此時間段內(nèi)燃燒達(dá)到穩(wěn)定.類似地,下文各工況穩(wěn)定燃燒狀態(tài)下的沿程壓力數(shù)據(jù)都取第5.0～ 6.0 ms 之間的時均值.

圖9 工況A 沿程壁面壓力分布隨時間的變化云圖Fig.9 Streamwise wall-pressure distribution time history contour of Case A

圖10 工況A 典型測點的壓力變化Fig.10 Typical tap pressure time histories of Case A

2.2 單環(huán)與雙環(huán)噴注對比

基于工況A～ D,分別在無支板和小支板構(gòu)型中,對比了單環(huán)和雙環(huán)兩種噴注方式,以展示雙環(huán)噴注的強化燃燒作用.其中工況A 和工況B 是無支板構(gòu)型,圖11 對比了它們的沿程壓力分布,表述了無燃料噴注時的沿程壓力.可以看到,工況A 和工況B 壓升明顯高于無燃料噴注工況,說明存在明顯的燃燒釋熱.此外,圖中相比于單環(huán)噴注,雙環(huán)噴注能夠得到略高的壓升.該結(jié)果表明在無支板構(gòu)型中,雙環(huán)噴注能夠強化燃燒,但效果不大.

圖8 中,氫燃料點火延遲時間低,這意味著燃燒主要取決于摻混進(jìn)度.根據(jù)圖7,雙環(huán)與單環(huán)噴注壓力分別為3.7 MPa 和6.6 MPa,而穿透深度與噴注壓力正相關(guān),所以單環(huán)噴注穿透更深.但圖11 顯示單環(huán)噴注的沿程壓升反而略低,這表明雖然雙環(huán)噴注穿透深度較低,摻混卻略好.根據(jù)橫向射流附近的激波/分離流動結(jié)構(gòu)[23-24],推測原因如下.雙環(huán)噴注的上下游兩處燃料噴孔距離很近,這意味著兩處射流形成的激波/分離區(qū)可以交互作用.上游噴注產(chǎn)生弓形激波,誘導(dǎo)分離形成局部低速區(qū),且射流與主流剪切形成漩渦,均有利于改善下游噴注的穿透與摻混.而且,兩處噴注產(chǎn)生的低速區(qū)可以耦合形成更大的低速區(qū),兩處射流共同產(chǎn)生更多渦結(jié)構(gòu).這些因素均有利于改善摻混,因此雙環(huán)噴注燃燒略強,表現(xiàn)為圖11 所示略高的沿程壓升.

圖11 無支板單環(huán)工況A 和雙環(huán)工況B 的時均沿程壓力分布Fig.11 Time-averaged pressure distributions of single-ring Case A and dual-rings Case B without strut

工況C 和工況D 為小支板構(gòu)型.圖12 是它們的沿程壓升分布.無燃料噴注時,此圖中的沿程壓升與圖11 差不多,這意味著小支板構(gòu)型引入的氣動阻力不大.圖12 顯示在小支板構(gòu)型中,相比于單環(huán)噴注,雙環(huán)噴注能夠得到明顯更高的沿程壓升.這與圖11 中的兩種噴注方式差別很小不同,表明小支板能夠提升雙環(huán)噴注的強化燃燒效果.

圖12 小支板單環(huán)工況C 和雙環(huán)工況D 的時均沿程壓力分布Fig.12 Time-averaged pressure distributions of single-ring Case C and dual-rings Case D with strut

工況D 采用圖5 所示小支板耦合雙環(huán)噴注構(gòu)型,小支板頂部與燃燒室壁面噴孔的面積比是1:2.無論是在小支板頂部還是燃燒室壁面,流向均布置了距離很近的兩個噴孔.這兩處射流和附近的激波/分離流動結(jié)構(gòu)可以交互作用,形成更多漩渦和更大低速區(qū),可以促進(jìn)摻混.此外,在穿透深度有限的超高速氣流中,小支板頂部噴注可以作為燃燒室壁面噴注的有效補充,利用更靠近中心區(qū)的氧氣進(jìn)行摻混.因此,相比于工況C 單環(huán)噴注,工況D 在雙環(huán)和小支板頂部噴注的協(xié)同作用下,能夠獲得圖12 所示更高的沿程壓升.

2.3 無支板與小支板對比及燃料類型的影響

基于工況A～ D,分別在單環(huán)和雙環(huán)噴注方式下,對比了無支板和小支板兩種構(gòu)型,以展示小支板構(gòu)型的的強化燃燒作用.并在同樣小支板雙環(huán)噴注條件下,對比了工況D 和工況E,以研究燃料類型的影響.其中工況A 和工況C 采用單環(huán)噴注,圖13 是其沿程壓力分布.可以看到工況A 的沿程壓升略高.也就是說,在單環(huán)噴注方式下,相比于小支板構(gòu)型,無支板構(gòu)型反而有略高的沿程壓升.

工況A 和工況C 都采用圖5 中噴油環(huán)一進(jìn)行噴注,不存在雙環(huán)同時噴注對摻混的促進(jìn)作用.雖然相比工況A 僅在燃燒室壁面噴注,工況C 同時在壁面和小支板頂部噴注,能夠利用更多的氧氣組織摻混.但如圖13 所示,工況C 的沿程壓升反而略低.可以合理推測其原因如下.由于工況C 的小支板頂部噴孔與燃燒室壁面噴孔間隔布置,前者射流尾跡區(qū)距離后者較遠(yuǎn),進(jìn)而二者的釋熱區(qū)較遠(yuǎn).這不利于釋熱區(qū)耦合對流動的減速作用,即工況C 流速更高,不利于摻混.而工況A 各噴孔都在壁面附近,其釋熱均靠近壁面,更容易降低壁面附近流速,并反過來促進(jìn)摻混,因此工況A 的沿程壓升略高.

圖13 單環(huán)無支板工況A 和小支板工況C 的時均沿程壓力分布Fig.13 Time-averaged pressure distributions of single-ring Case A without and Case C with strut

上文介紹了單環(huán)噴注方式下,相比無支板構(gòu)型僅能在燃燒室壁面噴注,補充小支板頂部噴注并不能強化燃燒.下面在雙環(huán)噴注方式下,對比無支板和小支板構(gòu)型,即工況B 和工況D.圖14 是其的沿程壓升分布.可以看到同樣雙環(huán)噴注方式下,相比于無支板構(gòu)型,小支板構(gòu)型的沿程壓升要高些.該結(jié)果表明作為雙環(huán)噴注的補充,小支板構(gòu)型在支板頂部噴注能夠進(jìn)一步強化燃燒.

工況B 和工況D 采用雙環(huán)噴注,均存在前后雙環(huán)射流之間的交互作用,能促進(jìn)摻混.但是工況B 全部噴孔都在燃燒室壁面,射流在超高速氣流中的穿透深度受限,燃料僅能利用壁面附近的氧氣進(jìn)行摻混.而工況D 由于噴孔分別設(shè)置在了燃燒室壁面和小支板頂部,可以分別利用燃燒室壁面附近和更靠近中心區(qū)的氧氣進(jìn)行摻混.因此工況D 摻混更好,并得到圖14 所示更高的沿程壓升.

圖14 雙環(huán)噴注無支板構(gòu)型B 和小支板構(gòu)型D 的時均沿程壓力分布Fig.14 Time-averaged pressure distributions of dual-rings Case B without and Case D with strut

下面在同樣小支板構(gòu)型耦合雙環(huán)噴注方式對比工況D 和工況E,分別采用氫和乙烯燃料以說明燃料類型的影響.圖15 是它們的沿程壓升和一維分析[25]的馬赫數(shù)分布.可以看到同樣當(dāng)量比條件下,氫燃料能夠得到更高的沿程壓升,其最大壓升是3.7,而乙烯工況的最大壓升是2.8,二者比值是1.32.根據(jù)一維分析,兩個工況的燃燒效率差別不大,均約54%,但氫燃燒的推力性能高于乙烯.考慮到氫和乙烯的熱值區(qū)別,同樣當(dāng)量比同樣燃燒效率情況下,氫的釋熱量大約是乙烯的1.14 倍.故此推測在當(dāng)前超高速高焓來流條件下,乙烯的穩(wěn)定燃燒性能低于氫,可能是由于乙烯熱值較低.此外,在當(dāng)前來流馬赫數(shù)4.3 條件下,根據(jù)經(jīng)驗公式[26]預(yù)測出現(xiàn)流動分離的臨界壓比約6.5,高于工況A～ E 的最大壓升,即釋熱導(dǎo)致的高壓不足以產(chǎn)生流動分離.而如圖15 所示,典型工況的最小馬赫數(shù)在2.5 左右.所以,可知工況A～ E 均處于無分離的純超燃模態(tài)[27].

圖15 氫燃料工況D 和乙烯燃料工況E 的一維壓力 p 和馬赫數(shù)Ma分布Fig.15 1-D pressure and Mach number distributions of H2-fueled Case D and C2H4-fueled Case E

2.4 高馬赫數(shù)燃燒機理分析

首先介紹各工況基于壓力數(shù)據(jù)一維分析得到的燃燒效率 η 和推力系數(shù)Ftn,如表4 所示.其中 η 根據(jù)焓值定義.Ftn是把內(nèi)推力Ft除以試驗段入口動壓和截面積以無量綱化.Ft由壁面靜壓積分得到,忽略摩擦.Ftn的計算式如下

式中下標(biāo)“in”表示試驗段入口參數(shù),ρ,u,A,k,p和Ma分別表示密度、速度、截面積、比熱比、靜壓和馬赫數(shù).表4 顯示氫燃料工況A～ D 的 η 介于49.4%～ 56.0%之間,且Ftn與 η 成正相關(guān).工況A 和工況C 對比顯示單環(huán)噴注時,補充小支板頂部噴注反而不利于燃燒.工況B 和工況D 利用雙環(huán)噴注強化燃燒,并獲得了較高的燃燒效率.二者對比則表明同樣雙環(huán)噴注,再補充小支板頂部噴注能進(jìn)一步提升燃燒效率.工況E 采用乙烯燃料,與工況D 對比表明,乙烯可以獲得與氫相當(dāng)?shù)娜紵?且與圖15 分析一致,其推力性能較低主要是因為乙烯熱值低于氫,同樣當(dāng)量比乙烯的完全釋熱量是氫的87%.雖然一維分析精度低,但各工況定量結(jié)果的對比仍有指導(dǎo)價值.為佐證表4 中燃燒效率的合理性,并揭示高馬赫數(shù)燃燒機理,下面將從平衡燃燒理論和穿透深度的角度予以分析.

表4 各工況燃燒效率 η 和推力系數(shù)FtnTable 4 Combustion efficiency η and thrust coefficient F tn of each case

圖16 繪制了不同初始溫度下等壓燃燒達(dá)到平衡時的燃燒效率,即理論最大燃燒效率.圖16 中0.37 atm 是來流靜壓,1.5 atm 接近試驗段最大靜壓.該圖顯示同樣初始溫度條件下,乙烯和氫燃料的最大燃燒效率接近,后者略高.壓力增加有利于提高燃燒效率.隨著初始溫度的上升,燃燒效率顯著地下降,這是由于高溫導(dǎo)致平衡產(chǎn)物里有更多的離解組分.若以來流溫度1000 K 為初始溫度,理論最大燃燒效率高約87%～ 98%.應(yīng)注意到平衡燃燒計算中假定氣流是靜止的,即初始溫度是總溫.雖然實際來流靜溫僅1000 K,其總溫卻高得多.結(jié)合圖15 中最小馬赫數(shù)在2.5 左右,對應(yīng)的靜溫約2000 K,以此為初始溫度的理論最大燃燒效率約51%～ 64%.據(jù)此,實際來流條件下,燃燒效率應(yīng)該介于51%～ 98%,且更接近51%.

圖16 不同初始溫度 T initial 下等壓理論燃燒效率ηmaxFig.16 Theoretical constant-pressure combustion efficiency η max vs.initial temperatureTinitial

除上述理論最大燃燒效率,根據(jù)第3.1 節(jié)分析,由于高焓來流條件下燃料點火延遲時間非常低,實際燃燒還受摻混過程的控制.為此,下面通過射流跡線和擴散半徑的估算值推測摻混情況.根據(jù)經(jīng)驗公式估算了不同單環(huán)/雙環(huán)噴注方式的射流中心跡線yp[28],如圖17 所示.可以看到,在燃燒室出口x=1200 mm 處,射流中心的穿透高度約16～ 25 mm.射流的擴散半徑亦可估算[29],且沿著流向逐漸變大,圖中單環(huán)噴氫、雙環(huán)噴氫和雙環(huán)噴乙烯在燃燒室出口處的射流擴散半徑分別是9 mm,8 mm 和5 mm.可知,燃燒室出口處的射流最大擴散高度是21～34 mm,與燃燒室入口半徑50 mm 之比為42%～68%.雖然擴散到一定高度并不能完成相應(yīng)比例的摻混,但釋熱導(dǎo)致來流動壓下降會提升穿透深度,上述估算并未考慮.可近似認(rèn)為燃燒室出口處的摻混效率與擴散高度比一致,即約42%～ 68%.此外,圖17 顯示與x=1200 mm 處相比,在x=600 mm 處射流中心的穿透深度即達(dá)到約75%,即摻混主要發(fā)生在x=600 mm 上游.

圖17 估算燃料沿程的穿透深度ypFig.17 Estimated streamwise fuel penetration depths

根據(jù)上述理論最大燃燒效率和摻混效率的估算,可知表4 中一維分析得到的實際燃燒效率合理.且上述結(jié)果表明,當(dāng)前超高速高焓來流條件下,燃燒不僅受摻混過程限制,由于流動減速和釋熱共同導(dǎo)致氣流升溫,進(jìn)而離解效應(yīng)顯著,也限制了最大燃燒效率.且離解吸熱的限制占主導(dǎo)因素,導(dǎo)致表4 中各工況燃燒效率的差別較小.為進(jìn)一步考察離解效應(yīng)的影響,圖18 繪制了一維分析典型工況的沿程燃燒效率.可以看到,燃燒釋熱主要集中在x=520 mm 上游.在x=520 mm 處,相比于工況A 和工況C 的燃燒效率僅分別為33%和31%,工況B 和工況D 的燃燒效率明顯更高,分別為42%和58%.在下游,由于圖15 所示馬赫數(shù)下降到2.5 左右伴隨來流靜溫提高,離解吸熱反應(yīng)更加顯著,導(dǎo)致圖18 中燃燒效率達(dá)到峰值后反而下降.更下游燃燒效率有一定程度回升,是由于流道面積擴張導(dǎo)致流速提高同時靜溫降低,能緩解離解反應(yīng)對燃燒的抑制.根據(jù)以上結(jié)果,并考慮到離解效應(yīng)對推力性能的負(fù)面影響,在一定程度上可以由噴管膨脹過程中的復(fù)合放熱彌補[30],本文認(rèn)為在高馬赫數(shù)燃燒的試驗段模型最好模擬噴管內(nèi)的復(fù)合反應(yīng),能更準(zhǔn)確地開展高馬赫數(shù)燃燒及性能研究.

圖18 一維流動分析典型的沿程燃燒效率Fig.18 Streamwise combustion efficiency variations by 1-D flow estimations

3 結(jié)論

本文在中科院力學(xué)研究所JF-24 高焓激波風(fēng)洞中,開展了模擬馬赫數(shù)10 飛行條件下的高馬赫數(shù)超聲速燃燒直連試驗.模型燃燒室包括等直隔離段和1°擴張段,噴孔在隔離段,分別采用氫氣和乙烯燃料,當(dāng)量比為0.7.燃料噴注分別采用了單環(huán)和雙環(huán)噴注、無支板和小支板構(gòu)型,以研究高超聲速燃燒強化方法.以雙環(huán)噴注耦合小支板構(gòu)型為例,研究了不同燃料類型對高超聲速燃燒性能的影響.并結(jié)合點火延遲特性和一維分析,從平衡燃燒理論和穿透深度的角度,研究和探索了高馬赫數(shù)燃燒機理.主要結(jié)論如下:

(1)成功開展了氫氣和乙烯在高馬赫數(shù)飛行條件下的超聲速燃燒,論證了超高速氣流中的穩(wěn)定燃燒性能;

(2)相比于單環(huán)噴注,雙環(huán)噴注以及補充小支板可以強化燃燒.推測是由于近距雙排射流及附近激波/分離可交互形成更多漩渦和低速區(qū),補充小支板頂部噴注可利用更多空氣,均有利于摻混;

(3)同樣當(dāng)量比和強化措施下,氫氣與乙烯的燃燒效率接近,但氫燃燒的推力性能更優(yōu),這是因為氫熱值較高,故釋熱更多;

(4)試驗證明了當(dāng)前高馬赫數(shù)來流條件下,釋熱不僅受到摻混過程控制,也受制于高溫離解效應(yīng),這是由于釋熱導(dǎo)致流速降低,進(jìn)而氣流靜溫升高讓離解效應(yīng)更加顯著.

本文結(jié)果表明合理設(shè)計多孔排布的氣動增混方案,例如雙排近距離噴孔可以強化高馬赫數(shù)燃燒.而本文設(shè)計的軸對稱中心支板雖然實現(xiàn)了最高壁面壓升,但還需改進(jìn)其設(shè)計,以降低總壓損失和阻力.此外,試驗結(jié)果論證了小支板方案可以強化高馬赫數(shù)燃燒,且不會引起過高總壓損失和阻力.總之,由于高馬赫數(shù)飛行條件下自點火基本不存在困難,因此發(fā)展更高效低損失的氣動/物理增混方法是高馬赫數(shù)燃燒強化的可行思路,以支撐吸氣式高超聲速發(fā)動機的發(fā)展[31].