環(huán)形及其組合體噴流的減阻防熱機(jī)理

張道毅，周超英

哈爾濱工業(yè)大學(xué)(深圳)機(jī)電工程與自動(dòng)化學(xué)院，深圳 518000

高超聲速飛行器因其超快的飛行速度和優(yōu)秀的突防能力[1-2]等因素被各國所重視，逐漸應(yīng)用于軍用和民用的領(lǐng)域，然而高超聲速飛行器飛行時(shí)在飛行器前端會(huì)產(chǎn)生弓形強(qiáng)激波，這大大增加了飛行器的飛行阻力和氣動(dòng)熱[3]，因此高超聲速的減阻降熱是高超聲速飛行器總體設(shè)計(jì)中要考慮的重要內(nèi)容。關(guān)于高超聲速減阻降熱方面的研究大體可以分為3類：第1類是在頭部安裝整流錐[4-9]，這種方法可以破壞飛行器前端弓形激波的結(jié)構(gòu)，使其在飛行器表面附近形成低壓再循環(huán)區(qū)域，從而達(dá)到減阻降熱的目的，但加裝整流錐后其整流錐前端燒蝕嚴(yán)重，不利于重復(fù)利用，且在應(yīng)用于帶攻角的飛行條件時(shí)，減阻效果較差；第2類是能量沉積[10-12]，通過激光等手段在飛行器前端制造一個(gè)高能量低壓區(qū)域，從而改變流場(chǎng)結(jié)構(gòu)以達(dá)到減阻降熱的目的，但是能量沉積通常會(huì)導(dǎo)致飛行器表面的高傳熱，在降熱方面效果不佳，且鑒于實(shí)際工作中定點(diǎn)產(chǎn)生能量沉積的難度，目前該方法仍處于理論階段；第3類是逆向噴流，逆向噴流是在飛行器高超聲速飛行過程中通過鈍體頭部向空氣中逆向注入氣體，從而改變鈍體周圍的流動(dòng)結(jié)構(gòu)，達(dá)到減阻降熱的目的，逆流噴流作為一種主動(dòng)流動(dòng)控制的概念，以降低阻力和氣動(dòng)熱載荷，在不同類型的飛行器和航天器上進(jìn)行了研究。

早在20世紀(jì)50年代，有人就提出了噴流減阻的概念。Lopatoff[13]和Love[14]研究了從半球頭體頭部發(fā)射高速射流對(duì)飛行的影響，發(fā)現(xiàn)高速射流可以改變飛行器表面的壓力分布。Watt[15]用光學(xué)方法對(duì)2股不同壓力射流相互作用的區(qū)域進(jìn)行了描述，得到了較為清晰的激波流場(chǎng)結(jié)構(gòu)。Romeo和Sterrett[16]進(jìn)行了一項(xiàng)類似于Watt的研究，他們觀察到了從非定常流動(dòng)的多馬赫盤長(zhǎng)穿透模態(tài)噴流到定常流動(dòng)的單馬赫盤短穿透模態(tài)噴流的轉(zhuǎn)變，發(fā)現(xiàn)這2種流動(dòng)狀態(tài)之間的轉(zhuǎn)變是突然的，并且會(huì)根據(jù)噴口尺寸和噴流馬赫數(shù)的不同而發(fā)生變化，最后所得結(jié)果表明單馬赫盤結(jié)構(gòu)是噴流穩(wěn)定的必要條件。Jarvinen和Adams[17]對(duì)這2種噴流模態(tài)進(jìn)行了定義，即長(zhǎng)穿透模態(tài)(LPM)和短穿透模態(tài)(SPM)。Fomin等[18]提出噴壓比(PR)的概念，即噴流壓力與自由來流壓力的比值，研究發(fā)現(xiàn)在較低的噴壓比下，射流的動(dòng)量與自由流相比不夠大，弓形激波只有很小的穿透力或沒有穿透力，此時(shí)被稱為未穿透模態(tài)噴流。隨著噴壓比的增加，噴流狀態(tài)會(huì)有一個(gè)從未穿透模態(tài)到長(zhǎng)穿透模態(tài)(LPM)的轉(zhuǎn)變，在這種轉(zhuǎn)變情況下的流動(dòng)是不穩(wěn)定的，弓形激波脫體距離會(huì)以一種類似于循環(huán)的方式來回改變，當(dāng)噴壓比進(jìn)一步增大時(shí)，振蕩運(yùn)動(dòng)停止，獲得較為穩(wěn)定的長(zhǎng)穿透模態(tài)(LPM)，隨著噴壓比進(jìn)一步增大，長(zhǎng)穿透模態(tài)噴流會(huì)轉(zhuǎn)變?yōu)楦鼮榉€(wěn)定的短穿透模態(tài)(SPM)，且在LPM模態(tài)中存在著最大減阻效率的最佳噴壓比(PR)范圍。

之后Malmuth等[19-20]用超聲速流動(dòng)中的半球頭體-圓柱模型研究了等離子體射流試驗(yàn)中的射流穿透效果，研究發(fā)現(xiàn)LPM射流能夠提供更大減阻效果和更遠(yuǎn)的脫體激波距離。Shang等[21-23]研究了各種逆流噴流的減阻效果，發(fā)現(xiàn)了激波分叉現(xiàn)象，在較低的噴壓比下(PR)，射流前端周圍再循環(huán)區(qū)的自由剪切層和馬赫盤之間的反饋回路產(chǎn)生了持續(xù)振蕩運(yùn)動(dòng)。當(dāng)噴壓比足夠高時(shí)，高超聲速噴流將亞聲速區(qū)域隔斷以破壞反饋回路，使共振停止并達(dá)到穩(wěn)態(tài)。他們研究發(fā)現(xiàn)在長(zhǎng)短穿透模態(tài)轉(zhuǎn)變之間的非穩(wěn)態(tài)振蕩運(yùn)動(dòng)取決于臨界噴壓比以及噴流流量，且減阻效率很大程度上取決于噴流的質(zhì)量流量。

中國對(duì)高超聲速噴流減阻降熱的研究起步較晚，但這個(gè)方向在國內(nèi)發(fā)展十分迅速，依舊取得了不少研究成果，田婷和閻超[24]就鈍頭體反向噴流現(xiàn)象，對(duì)不同來流馬赫數(shù)、噴流馬赫數(shù)、攻角進(jìn)行了計(jì)算和細(xì)致分析，結(jié)果分析表明:反向噴流在流場(chǎng)中形成低壓回流區(qū)，回流區(qū)內(nèi)的壓力遠(yuǎn)低于無噴流時(shí)的壓力，壓差阻力減小，從而總阻力減小。鄧立君[25]通過求解數(shù)值模擬冪次前緣楔形體的高超聲速繞流流場(chǎng)，確定了不同冪次的冪次形前緣楔形體的最優(yōu)減阻外形。戎宜生[26]提出的逆噴發(fā)汗迎風(fēng)前緣結(jié)構(gòu)為高超聲速遠(yuǎn)程飛行器提供了一種新型的主動(dòng)熱防護(hù)方法：飛行器在正常飛行時(shí)應(yīng)用層板冷卻結(jié)構(gòu)向周圍發(fā)汗來滿足高超聲速遠(yuǎn)程飛行器的熱防護(hù)要求，同時(shí)在頂部產(chǎn)生逆向噴流，實(shí)現(xiàn)在高馬赫數(shù)飛行時(shí)獲得減少阻力和降低熱流強(qiáng)度的效果，該熱防護(hù)方法的應(yīng)用能夠?qū)崿F(xiàn)高超聲速飛行器頭錐長(zhǎng)時(shí)間工作和可重復(fù)使用的效果。陸海波[27]在對(duì)獨(dú)立的逆向噴流防熱方法以及迎風(fēng)凹腔防熱方法開展數(shù)值研究的基礎(chǔ)上，提出了將兩者結(jié)合的防熱設(shè)計(jì)方案，研究發(fā)現(xiàn)：組合結(jié)構(gòu)的冷卻效果遠(yuǎn)遠(yuǎn)優(yōu)于單一的迎風(fēng)凹腔并且可以避免超聲速凹腔流動(dòng)非定常性造成的對(duì)飛行器控制性能的不利影響。Zhou和Ji[28]研究了射流壓力、射流噴嘴尺寸、攻角等因素對(duì)半球形鈍體周圍流場(chǎng)的綜合影響，研究發(fā)現(xiàn)在LPM和SPM這2種噴流模式轉(zhuǎn)換的噴壓比臨界值上，減阻效果最好。李珺等[29]將整流錐與側(cè)向逆向噴流結(jié)合起來研究，分析結(jié)果表明組合側(cè)向噴流后的整流錐組合結(jié)構(gòu)有著優(yōu)異的減阻防熱性能。

近年來，一些學(xué)者[30-33]發(fā)現(xiàn)LPM噴流經(jīng)常出現(xiàn)非常不穩(wěn)定的流動(dòng)，并導(dǎo)致飛行器表面壓力和傳熱出現(xiàn)較大的振蕩。針對(duì)噴流流場(chǎng)穩(wěn)定性問題，Marley和Riggins[34]對(duì)高超聲速流中三維半球形體進(jìn)行了數(shù)值模擬，提出環(huán)形噴流的概念，其研究發(fā)現(xiàn)環(huán)形逆向噴流能增強(qiáng)逆向噴流的穩(wěn)定性以及穿透性。Zhang等[35]將環(huán)形噴流與中心噴流結(jié)合起來，提出了組合噴流的概念，其研究發(fā)現(xiàn)組合噴流的降熱效率相對(duì)于傳統(tǒng)的中心噴流有所提升，且在噴壓比較小時(shí)，減阻效率優(yōu)于中心噴流。然而，這些工作在研究環(huán)形噴流或組合噴流模型時(shí)，沒有考慮噴流質(zhì)量流的因素，而實(shí)際上不同的模型噴口噴出的質(zhì)量流不同，也會(huì)改變逆向噴流的減阻降熱效果[21]。因此，在研究噴口模型以及噴口尺寸等因素對(duì)流場(chǎng)模態(tài)以及表面防熱的影響時(shí)，控制噴流質(zhì)量流不變是有必要的。

以半球頭體環(huán)形逆向噴流為研究對(duì)象，在控制噴流質(zhì)量流不變以及非工況的條件下，通過對(duì)不同尺寸的環(huán)形噴流和組合噴流進(jìn)行數(shù)值模擬，研究其對(duì)高超聲速逆向噴流流場(chǎng)模態(tài)以及防熱方面的影響。

1 計(jì)算模型和數(shù)值方法

1.1 物理模型

參照文獻(xiàn)[21]，以半球頭體物理模型為研究對(duì)象。物理模型示意圖如圖1所示，此為傳統(tǒng)的中心噴流(Circle Opposing jet,CO)模型，球頭體直徑為76.20 mm，噴口直徑為4.65 mm，x軸沿著軸線方向向右為正，r軸沿著徑向方向向上為正，θ為半球頭體表面某點(diǎn)到原點(diǎn)的直線與x軸負(fù)方向的夾角。

圖1 球頭體逆向噴流物理模型示意圖

為了研究環(huán)形噴流，本研究另外設(shè)置了2種環(huán)形噴流模型：即環(huán)形噴流(Annulus Opposing jet,AO)模型和由中心噴口和環(huán)形噴口組成的組合噴流(Combined Opposing jet,CBO)模型，如圖2所示。中心噴流模型噴口直徑為R；環(huán)形噴流模型中內(nèi)徑為RA1、外徑為RA2；在組合噴流中中心噴口直徑為RC，環(huán)形噴口內(nèi)徑為RC1，外徑為RC2。

有研究表明逆向噴流長(zhǎng)短模態(tài)的變化與噴壓比、噴流馬赫數(shù)以及噴口面積有關(guān)[16,18]。為了排除干擾項(xiàng)，在此引入了噴流動(dòng)量比RmA[36]。該噴流動(dòng)量比是Desai等[37]在Finley[38]提出的質(zhì)量流率的基礎(chǔ)上將噴口總面積考慮進(jìn)去并做了進(jìn)一步改進(jìn)而提出的，其定義為

(1)

式中：ρj、vj和Aj分別代表噴流出口密度、速度和面積；ρ∞和v∞代表自由流密度和速度；模型面積為A∞。本文控制噴流馬赫數(shù)以及噴流總面積不變，從而確保了RmA值不變。

圖2 3種噴流模型示意圖

1.2 計(jì)算方法及驗(yàn)證

在馬赫數(shù)并不是特別高且來流溫度低于600 K時(shí)，自由來流不會(huì)發(fā)生電離，高超聲速流動(dòng)可認(rèn)為是單組分的氣相可壓縮流動(dòng)[39]；由于球頭體具有二維軸對(duì)稱性，流場(chǎng)流體運(yùn)動(dòng)可用以下二維Navier-Stokes方程組來描述：

(2)

式(2)中各矢量表達(dá)式分別為

U=[ρ,ρu,ρv,ρE]T

(3)

E=r[ρu,ρu2+p,ρuv,ρuH]T

(4)

F=r[ρv,ρuv,ρv2+p,ρvH]T

(5)

Ev=r[0,τxx,τxr,uτxr+vτxr+qx]T

(6)

Fv=r[0,τxr,τrr,uτxr+vτrr+qr]T

(7)

式中：ρ為密度；u和v為速度分量；E為單位質(zhì)量的總能；p為壓力；τxx、τxr、τrr為黏性應(yīng)力張量的分量；H為單位質(zhì)量的總焓；qx、qr為x、r方向上的總熱流分量。

選取的k-ωSST(Shear Stress Transport)湍流模型已被廣泛應(yīng)用于反向射流及其相關(guān)組合技術(shù)的研究[40-44]，并結(jié)合了k-ω和k-ε模型的優(yōu)點(diǎn)，在逆壓梯度和流動(dòng)分離方面具有良好的能力。其表達(dá)式為

Yk+Sk

(8)

Yω+Sω+Dω

(9)

式中：k和ω分別代表湍流動(dòng)能和比耗散率；Gk為平均速度梯度產(chǎn)生的湍流動(dòng)能；Gω為由ω產(chǎn)生的湍流動(dòng)能；Sk和Sω為源項(xiàng)；μ為黏性系數(shù)；μt為湍流黏性系數(shù)；σk和σω分別為k和ω的湍流普朗特?cái)?shù)；Gk和Gω分別為平均速度梯度和ω產(chǎn)生的湍流動(dòng)能；Yk和Yω為不同流動(dòng)狀態(tài)可壓縮能力對(duì)湍流的影響；Dω為交叉擴(kuò)散項(xiàng)。

主要針對(duì)半球頭體外部流場(chǎng)進(jìn)行機(jī)理研究，而半球頭體的結(jié)構(gòu)變形對(duì)其外部流場(chǎng)的影響可以忽略不計(jì)[45]，所以為了簡(jiǎn)化計(jì)算，本文不考慮流固耦合的因素。

對(duì)于本文研究的非定?？蓧嚎s的流場(chǎng)，采用AUSM+差分格式，選取一階半隱式時(shí)間推進(jìn)格式進(jìn)行求解，Courant數(shù)設(shè)置為0.8，時(shí)間步長(zhǎng)設(shè)置為5×10-8s，每個(gè)時(shí)間步設(shè)置迭代次數(shù)為50次，取仿真過程中3個(gè)時(shí)間步長(zhǎng)的仿真迭代殘差圖如圖3所示，圖中參數(shù)為各殘差基本項(xiàng)，圖中每個(gè)時(shí)間步長(zhǎng)迭代次數(shù)到10左右時(shí)，殘差值就已經(jīng)收斂到10-4以下，因此可以認(rèn)為在瞬態(tài)仿真過程中，每個(gè)時(shí)間步長(zhǎng)都達(dá)到收斂。

圖3 仿真過程3個(gè)時(shí)間步長(zhǎng)殘差

為驗(yàn)證計(jì)算方法，對(duì)中心噴流模型進(jìn)行了計(jì)算，模型尺寸選取參照文獻(xiàn)[21]。由于半球頭體噴流模型為軸對(duì)稱模型，為了減小計(jì)算量，僅求解半球頭體區(qū)域，計(jì)算網(wǎng)格示意圖如圖4所示。為了滿足壓力遠(yuǎn)場(chǎng)的條件，將流場(chǎng)域長(zhǎng)度設(shè)置為200 mm；且為了更好地捕捉激波以及近壁面的壓力和熱流，將近壁至激波所能觸及范圍內(nèi)的網(wǎng)格進(jìn)行了加密。為了量化網(wǎng)格質(zhì)量，引入網(wǎng)格雷諾數(shù)ReΔx，其計(jì)算公式為

(10)

式中：ρ∞、u∞和μ∞分別為自由來流的密度、速度和黏性系數(shù)；Δx為網(wǎng)格近壁面第1層高度，根據(jù)數(shù)值經(jīng)驗(yàn)表明[46]，在ReΔx≈10的條件下，可以實(shí)現(xiàn)計(jì)算收斂和可靠的氣動(dòng)熱預(yù)測(cè)，所以將近壁面第一層網(wǎng)格高度設(shè)置為5×10-5m，網(wǎng)格沿著軸向以1.05的增長(zhǎng)因子逐漸遞增。

圖4 中心噴流網(wǎng)格模型示意圖

為了進(jìn)行網(wǎng)格無關(guān)性驗(yàn)證，本文建立了250×200、350×250和450×350這3種不同數(shù)量規(guī)格網(wǎng)格模型。

Shang等試驗(yàn)數(shù)據(jù)邊界條件參數(shù)如表1所示[21]。自由來流雷諾數(shù)為3.458×105，靜溫保持在100 K不變；噴流總溫為204 K，噴流馬赫數(shù)為2.84；噴流噴壓比變化范圍為0.3～1.5。

本文取噴壓比為0.6時(shí)的邊界條件來進(jìn)行網(wǎng)格無關(guān)性驗(yàn)證，圖5為3種不同規(guī)格網(wǎng)格的Stanton數(shù)(用St表示)沿壁面分布，從圖中可以看出中網(wǎng)格與細(xì)網(wǎng)格的Stanton數(shù)分布幾乎一致，所以為了節(jié)約計(jì)算資源，后續(xù)將采用中網(wǎng)格(350×250)來進(jìn)行后續(xù)計(jì)算。

表1 Shang等試驗(yàn)數(shù)據(jù)邊界條件參數(shù)[21]

在無噴流以及PR=0.75的情況下對(duì)激波脫體距離進(jìn)行了球頭體半徑歸一化處理，并將結(jié)果與文獻(xiàn)[21]的數(shù)據(jù)進(jìn)行了對(duì)比驗(yàn)證。對(duì)比結(jié)果如圖6和圖7所示(圖中X為激波到飛行器頂端的距離，Rh為半球頭體半徑)，從圖中可以看出計(jì)算結(jié)果與文獻(xiàn)[21]試驗(yàn)數(shù)據(jù)的馬赫數(shù)在數(shù)值和變化趨勢(shì)上大致相同。同時(shí)也觀察到在無噴流時(shí)仿真結(jié)果的激波脫體距離相對(duì)試驗(yàn)數(shù)據(jù)稍有后移，而有噴流時(shí)稍有前移，其原因可能是計(jì)算采用的是二維模擬以及湍流模型的選擇而帶來的誤差所致。

圖5 3種規(guī)格網(wǎng)格Stanton數(shù)對(duì)比

圖6 半球頭體半徑歸一化激波脫體距離對(duì)比(無噴流)

圖7 半球頭體半徑歸一化激波脫體距離對(duì)比(PR=0.75)

為了進(jìn)一步驗(yàn)證計(jì)算方法，對(duì)壁面熱流數(shù)據(jù)進(jìn)行了比較。由于文獻(xiàn)[21]中沒有壁面熱流的相關(guān)試驗(yàn)數(shù)據(jù)，在此參照了文獻(xiàn)[47]的風(fēng)洞試驗(yàn)數(shù)據(jù)，相關(guān)參數(shù)設(shè)置如表2所示。

表2 驗(yàn)證模型條件參數(shù)[47]

在文獻(xiàn)[47]的試驗(yàn)中，噴壓比范圍為0.2～0.8。本文選取噴壓比為0.6進(jìn)行了計(jì)算，并將計(jì)算的Stanton數(shù)與試驗(yàn)值進(jìn)行了比較，對(duì)比結(jié)果如圖8所示。從圖中可以看出表面熱流沿表面位置的變化趨勢(shì)和試驗(yàn)數(shù)據(jù)大致相同，熱流出現(xiàn)最大值和最小值的位置與試驗(yàn)值基本一致，雖然存在一部分誤差，引起誤差的原因可能與湍流模型中參數(shù)選取的不同等因素有關(guān)；仿真結(jié)果在熱流最大峰值附近的最大誤差為3.35%，說明本文使用的數(shù)值計(jì)算方法可以在可接受范圍內(nèi)模擬球頭體表面的熱流分布。

圖8 Stanton數(shù)沿表面的變化規(guī)律(PR=0.6)

2 結(jié)果與討論

在傳統(tǒng)的逆向噴流中，研究表明隨著噴壓比的變化存在3種噴流模態(tài)：當(dāng)噴壓比很小時(shí)，噴流動(dòng)量不足以穿透激波，而形成一種未穿透模態(tài)噴流，形成這種未穿透模態(tài)的噴壓比范圍很小，只有當(dāng)噴壓比非常小時(shí)才出現(xiàn)這種模態(tài)；隨著噴壓比的增大，當(dāng)噴流動(dòng)量足以穿透激波層時(shí)，流動(dòng)模態(tài)變?yōu)殚L(zhǎng)穿透模態(tài)；之后當(dāng)噴壓比增大到一定值后，噴出的射流具有足夠的動(dòng)量，與自由來流相互作用后能將長(zhǎng)穿透模式噴流的回流區(qū)隔開成兩部分，從而形成短穿透模態(tài)。有研究表明長(zhǎng)模態(tài)噴流減阻效果好于短模態(tài)噴流[15]，且在長(zhǎng)短模態(tài)之間存在最佳減阻噴壓比范圍，當(dāng)從長(zhǎng)模態(tài)噴流轉(zhuǎn)變?yōu)槎棠B(tài)噴流時(shí)，其阻力系數(shù)也存在突然增大的現(xiàn)象，阻力系數(shù)的突變點(diǎn)即為長(zhǎng)短模態(tài)噴流的臨界噴壓比，因此可以從阻力系數(shù)隨噴壓比變化圖中較為直觀地看出逆向噴流長(zhǎng)短穿透模態(tài)的轉(zhuǎn)變。

為了研究不同噴流模型噴口尺寸變化對(duì)逆向噴流模態(tài)轉(zhuǎn)換以及流場(chǎng)變化的影響，在確保RmA不變即保持與中心噴流噴口面積a=πR2一致的條件下，對(duì)3組不同噴口尺寸的環(huán)形噴流(AO)和9組不同噴口尺寸的組合噴流(CBO)進(jìn)行了數(shù)值模擬，以弄清噴口尺寸對(duì)流場(chǎng)模態(tài)轉(zhuǎn)換以及其他流場(chǎng)特征的影響。

對(duì)于環(huán)形噴流的3組尺寸設(shè)置依次為其噴口內(nèi)環(huán)面積為噴口總面積的1/4、1/2和3/4(AO(a1=0.25a)，AO(a1=0.50a)和AO(a1=0.75a))，當(dāng)內(nèi)環(huán)面積確定后便可由其與噴流總面積得出外環(huán)尺寸。

對(duì)于組合噴流，將中心噴口和環(huán)形噴口分開來進(jìn)行設(shè)計(jì)，將中心噴口面積設(shè)置為噴口總面積1/4、1/2以及3/4這3種尺寸(即CBO(aC=0.25a)，CBO(aC=0.50a)和CBO(aC=0.75a))，將環(huán)形噴口內(nèi)環(huán)尺寸設(shè)置為中心噴流噴口半徑的1.0倍、1.5倍以及2.0倍這3種尺寸(即CBO(RC1=1.0R)，CBO(RC1=1.5R)和CBO(RC1=2.0R))。

同樣的，組合噴流環(huán)形噴口外環(huán)尺寸可由中心噴口面積和環(huán)形噴口內(nèi)環(huán)尺寸得出，之后將這2種噴口尺寸進(jìn)行組合，得到由CBO(aC=0.25a，RC1=1.0R)～CBO(aC=0.75a，RC1=2.0R)的9組不同噴口尺寸的組合噴流。

對(duì)于上述各噴口尺寸模型，在馬赫數(shù)為5.8的條件下，對(duì)噴壓比PR=0.3～1.5范圍內(nèi)(其他條件見表1)的流場(chǎng)進(jìn)行了模擬計(jì)算，得到了各物理量的計(jì)算結(jié)果。首先，為了分析流場(chǎng)模態(tài)轉(zhuǎn)換隨噴口尺寸的變化，將不同環(huán)形噴流模型及其不同噴口尺寸下的阻力系數(shù)隨噴壓比變化規(guī)律進(jìn)行了對(duì)比，如圖9所示，其中CD為不同噴口模型的阻力系數(shù)，CD0為無噴流模型的阻力系數(shù)。

圖9 阻力系數(shù)隨噴壓比的變化規(guī)律

以下分別對(duì)環(huán)形噴流和組合噴流從流場(chǎng)結(jié)構(gòu)、壁面熱流等方面分析了噴口尺寸影響。

2.1 環(huán)形噴流

從圖9中可以看出，在控制噴流質(zhì)量流以及噴口面積不變(即噴流動(dòng)量比RmA為定值)的情況下，不同噴口尺寸的環(huán)形噴流模式均會(huì)對(duì)逆向噴流的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)以及噴流模態(tài)產(chǎn)生影響。隨著環(huán)形噴口尺寸的增大，其未穿透模態(tài)的噴壓比范圍也會(huì)增大；當(dāng)噴壓比較小時(shí)，其阻力系數(shù)相對(duì)于中心噴流會(huì)增大，在PR=0.4的情況下，AO(a1=0.50a)以及AO(a1=0.75a)這2個(gè)噴流模型的阻力系數(shù)明顯高于中心噴流，隨著噴壓比的增大，阻力系數(shù)會(huì)有一個(gè)較為明顯的下降，最終在 PR=0.6附近達(dá)到與中心噴流大致相同的減阻效果。且環(huán)形噴流的環(huán)形噴口尺寸越大，其長(zhǎng)模態(tài)噴流的占比范圍就越小。

中心噴流與環(huán)形噴流在PR=0.4的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)圖如圖10所示。從圖10中可以看出，在PR=0.4的條件下，規(guī)格為AO(a1=0.25a)的環(huán)形噴口的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)與中心噴流的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)大致相同，但是其噴流中心部分存在著環(huán)形噴流特有的魚鱗狀馬赫盤結(jié)構(gòu)(見圖10(b))。從圖10(c)和圖10(d)可以觀察到，規(guī)格為AO(a1=0.50a)和AO(a1=0.75a)的環(huán)形噴口在PR=0.4的情況下的噴流模態(tài)為未穿透模態(tài)，此時(shí)噴流未能穿透激波并將其推離飛行器表面，導(dǎo)致球頭體所受阻力相對(duì)于中心噴流大幅升高(見圖9)。

圖10 不同噴口尺寸在PR=0.4時(shí)的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)

從圖9可以看出，在環(huán)形噴流的噴流內(nèi)環(huán)面積較小時(shí)，其模態(tài)轉(zhuǎn)換的臨界點(diǎn)會(huì)相對(duì)中心噴流前移，隨著環(huán)形噴流內(nèi)環(huán)尺寸的增大，其模態(tài)轉(zhuǎn)換的臨界點(diǎn)會(huì)隨之相對(duì)后移，然而當(dāng)噴壓比PR=0.8時(shí)，可以觀察到中心噴流與3種不同規(guī)格的環(huán)形噴流均轉(zhuǎn)變?yōu)槎棠B(tài)噴流。因此，可以發(fā)現(xiàn)不同規(guī)格的環(huán)形噴流模式對(duì)長(zhǎng)短噴流模態(tài)的轉(zhuǎn)換臨界點(diǎn)有一定的改變，但是影響較小。

圖11為中心噴流與不同規(guī)格環(huán)形噴流在噴壓比為0.4以及0.8時(shí)的壁面熱流，圖12為PR=0.8時(shí)中心噴流與不同規(guī)格環(huán)形噴流的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)圖。

圖11 不同尺寸環(huán)形噴流壁面熱流

從圖11可以觀察到，在噴壓比較低以及較高的情況下，環(huán)形噴流相對(duì)于中心噴流均有更好的降熱效果：當(dāng)噴壓比較低時(shí)，環(huán)形噴口較大的模型的壁面熱流峰值會(huì)有所降低且相對(duì)于中心噴流前移，噴口尺寸越大，降熱效果越好(見圖11(a))；當(dāng)噴壓比較大時(shí)，環(huán)形噴流壁面熱流峰值會(huì)相對(duì)于中心噴流后移，且在球頭體前半部分壁面熱流下降較明顯，后半部分熱流較中心噴流會(huì)有些許提升(見圖11(b))，且環(huán)形噴口尺寸越大降熱效果越好。由圖10(c)和圖10(d)可知，在噴壓比較低的情況下,環(huán)形噴流的噴流模態(tài)為未穿透模態(tài)噴流，而中心噴流則為長(zhǎng)模態(tài)噴流，規(guī)格為AO(a1=0.25a)的環(huán)形噴流的噴口尺寸較小，所以在噴壓比較低的情況下，噴流模式中中心噴流的特征占比大一些，導(dǎo)致其為長(zhǎng)模態(tài)噴流，這種說法可以從圖9得到解釋，隨著環(huán)形噴口尺寸的增大，其環(huán)形噴流的特征也更為明顯。在較低的噴壓比下，環(huán)形噴流飛行器表面的熱流峰值會(huì)相對(duì)于中心噴流前移，其原因?yàn)榇藭r(shí)噴流的噴流模態(tài)為未穿透噴流模態(tài)，無法將激波推離飛行器表面很遠(yuǎn)，所以導(dǎo)致其再附激波在飛行器球頭表面的位置相對(duì)靠前，這點(diǎn)從PR=0.4時(shí)中心與環(huán)形噴流壁面壓力分布的壁面壓力峰值位置也可以看出，如圖13所示；當(dāng)噴壓比較高時(shí)，環(huán)形噴流與中心噴流的噴流模態(tài)均會(huì)轉(zhuǎn)變?yōu)槎棠B(tài)噴流，此時(shí)環(huán)形噴流的壁面熱流峰值均小于中心噴流且熱流峰值會(huì)相對(duì)于中心噴流后移，隨著環(huán)形噴口尺寸的增大，其壁面熱流峰值會(huì)進(jìn)一步降低，這與噴壓比較低時(shí)的規(guī)律相同。

從圖12所示的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)圖可以看出，在短模態(tài)噴流中，環(huán)形噴流并不是單馬赫盤結(jié)構(gòu)，而是類似于魚鱗狀的馬赫盤結(jié)構(gòu)，如圖14所示，這種特殊的馬赫盤結(jié)構(gòu)可能是環(huán)形噴口射出的環(huán)形射流之間相互作用導(dǎo)致的。PR=0.8時(shí)的半徑歸一化激波脫體距離如圖15所示，從圖中可以看出，在噴壓比較高的短模態(tài)噴流情況下，環(huán)形噴流對(duì)激波脫體距離的影響較小，所以環(huán)形噴流并不是主要通過影響激波脫體距離來影響熱流峰值位置變化的。由于其特殊的構(gòu)造，環(huán)形噴口噴出的射流與自由來流的相互作用位置相對(duì)于中心噴流來說，距離中心軸會(huì)遠(yuǎn)一些，這可能會(huì)導(dǎo)致再附激波位置相對(duì)靠后，從而使熱流峰值后移。

圖12 不同噴口尺寸在PR=0.8時(shí)的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)

圖13 PR=0.4時(shí)中心與環(huán)形噴流壁面壓力分布

圖14 魚鱗狀馬赫盤示意圖

圖15 PR=0.8時(shí)半徑歸一化激波脫體距離

不同尺寸的環(huán)形噴流在低噴壓比以及高噴壓比情況下的降熱率ΔQ對(duì)比如表3所示，其中：

(11)

式中：Δq0為中心噴流壁面平均熱流；Δqi為不同噴口尺寸環(huán)形或組合噴流壁面平均熱流。從表3中可以看出，在低噴壓比時(shí)，環(huán)形噴流的降熱效率隨著環(huán)形噴口尺寸的增大而增大，最大降熱率為32.88%，而在噴壓比較高時(shí)，環(huán)形噴流的降熱效率則會(huì)隨著噴口尺寸的增大而減小。

表3 環(huán)形噴流降熱率對(duì)比

2.2 組合噴流

組合噴流可以分為中心噴口和環(huán)形噴口兩部分，從圖9可以看出，在噴流動(dòng)量比RmA為定值且環(huán)形噴口尺寸為RC1=1.0R的情況下，不同面積中心噴口的環(huán)形噴流模型均會(huì)對(duì)噴流長(zhǎng)短模態(tài)轉(zhuǎn)變的臨界噴壓比的改變起到影響作用。將中心噴口與環(huán)形噴口分開進(jìn)行對(duì)比，研究其各自尺寸變化對(duì)組合噴流的影響規(guī)律，不同噴口規(guī)格的組合噴流模型噴流阻力系數(shù)隨噴壓比變化如圖16所示。

圖16 不同噴口尺寸的組合噴流阻力系數(shù)隨噴壓比的變化

對(duì)比圖16中CBO(RC1=1.0R)這3段曲線可以較為明顯地觀察到,在環(huán)形噴口尺寸以及噴流動(dòng)量比RmA不變的情況下，組合噴流中環(huán)形噴口尺寸的改變能夠影響逆向噴流長(zhǎng)短模態(tài)轉(zhuǎn)變的臨界噴壓比，且隨著環(huán)形噴口尺寸的增大，其臨界噴壓比的位置會(huì)漸漸后移。

從圖16中CBO(aC=0.75a)這3段曲線可以觀察到，中心噴口尺寸的改變也會(huì)對(duì)噴流模態(tài)轉(zhuǎn)變的臨界噴壓比有影響，中心噴口尺寸越小，其逆向噴流中長(zhǎng)穿透模式噴流的噴壓比占比范圍也就越大，流場(chǎng)模態(tài)轉(zhuǎn)換的臨界噴壓比也會(huì)隨之增大。

由此可以推測(cè)在上述組合噴流模型中，CBO(aC=0.25a，RC1=2.0R)組合噴流模型的模態(tài)轉(zhuǎn)換臨界噴壓比最大，為了驗(yàn)證這一推測(cè)，對(duì)該模型進(jìn)行了仿真，其阻力系數(shù)隨噴壓比的變化如圖17所示。

圖17 CBO組合噴流模型阻力系數(shù)隨噴壓比的變化

由圖16和圖17可以看出，當(dāng)PR=1.5時(shí)，其他噴流模型的噴流模態(tài)均已經(jīng)轉(zhuǎn)變?yōu)槎虈娏髂B(tài)，而CBO(aC=0.25a，RC1=2.0R)組合噴流模型依舊為長(zhǎng)噴流模態(tài)，這驗(yàn)證了環(huán)形噴口尺寸越大中心噴口尺寸越小，逆向噴流流場(chǎng)模態(tài)轉(zhuǎn)換臨界噴壓比越大的推測(cè)。

組合噴流模型CBO(aC=0.25a，RC1=2.0R)在PR=0.8時(shí)的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)圖如圖18所示，從圖中可以較為清晰地看到，組合噴流流場(chǎng)中也存在與環(huán)形噴流類似的網(wǎng)狀馬赫盤結(jié)構(gòu)，該流場(chǎng)結(jié)構(gòu)由環(huán)形噴口噴出的射流與中心噴流相互作用而產(chǎn)生。當(dāng)PR=0.8時(shí)，中心噴流模型(CO)噴出的射流已經(jīng)具備了足夠的動(dòng)量比，使其與自由來流作用后的反射流能夠隔斷逆向噴流的回流區(qū)使之轉(zhuǎn)變?yōu)槎檀┩改Ｊ絿娏鳎欢M合噴流模型CBO(aC=0.25a，RC1=2.0R)的中心噴口噴出的射流動(dòng)量比小于中心噴流模型(CO)，且環(huán)形噴口噴出的射流與反射流之間相互作用使作用后的反射流不足以將回流區(qū)隔斷，從而噴流模態(tài)依舊保持為長(zhǎng)穿透模式。

圖18 PR=0.8時(shí)CBO流場(chǎng)結(jié)構(gòu)

觀察圖16可以發(fā)現(xiàn)，圖中的6組不同的噴流模型在PR=1.2時(shí)均呈現(xiàn)出短穿透模式噴流。因此在該特定的噴壓比下，探究組合噴流對(duì)短穿透模式噴流降熱的影響，6組噴流模型在PR=1.2時(shí)壁面熱流如圖19所示。

圖19 PR=1.2時(shí)不同規(guī)格噴流模型壁面熱流

從圖19可以看出,在環(huán)形噴口內(nèi)環(huán)尺寸不變的情況下，隨著中心噴口尺寸的變小，壁面熱流會(huì)減??；在中心噴口尺寸不變的情況下，隨著環(huán)形噴口內(nèi)環(huán)尺寸的變大，壁面熱流也會(huì)不斷減小，且組合噴流對(duì)逆向噴流最大熱流峰值位置也有一定的影響，但是這種影響相對(duì)來說較小。

組合噴流在PR=1.2時(shí)的降熱率對(duì)比如表4所示，從表中可以看出，組合噴流尺寸的改變對(duì)熱流變化雖然具有一定的規(guī)律性，但其影響效果相對(duì)環(huán)形噴流較小，在該模型中可以忽略不計(jì)。

表4 組合噴流降熱率對(duì)比

3 結(jié) 論

針對(duì)球頭體環(huán)形逆向噴流問題，在保持噴流動(dòng)量比不變以及非設(shè)計(jì)工況的條件下對(duì)不同規(guī)格的環(huán)形以及組合噴流模型進(jìn)行了模擬仿真，對(duì)馬赫數(shù)為5.8的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)及壁面熱流進(jìn)行了分析，得出以下結(jié)論：

1) 環(huán)形噴流及其組合噴流均存在模態(tài)轉(zhuǎn)換的現(xiàn)象，當(dāng)噴壓比較小時(shí)為短穿透模態(tài)，當(dāng)噴壓比逐漸增大到轉(zhuǎn)換臨界值時(shí)，噴流模態(tài)會(huì)變?yōu)殚L(zhǎng)穿透模態(tài)。

2) 環(huán)形噴流及其組合噴流均會(huì)對(duì)逆向噴流模態(tài)的轉(zhuǎn)換產(chǎn)生影響，具體表現(xiàn)為：在環(huán)形噴流中，噴流內(nèi)環(huán)尺寸較小時(shí)，其穿透模式轉(zhuǎn)換的臨界點(diǎn)會(huì)相對(duì)于中心噴流前移，隨著環(huán)形噴流的內(nèi)環(huán)尺寸的增大，其穿透模式轉(zhuǎn)換的臨界點(diǎn)會(huì)隨之相對(duì)后移，且環(huán)形噴流的內(nèi)環(huán)尺寸越大，其長(zhǎng)穿透模式噴流的噴壓比占比范圍就越?。辉诮M合噴流中，環(huán)形噴口尺寸越大，中心噴口尺寸越小，其長(zhǎng)短穿透模式轉(zhuǎn)換的臨界噴壓比也就越大。

3) 環(huán)形噴流相對(duì)于中心噴流有更好的降熱效果：當(dāng)噴壓比較高時(shí)，環(huán)形噴流與中心噴流的噴流穿透模式均會(huì)轉(zhuǎn)變?yōu)槎檀┩改Ｊ?，此時(shí)環(huán)形噴流的壁面熱流峰值會(huì)相對(duì)于中心噴流后移，隨著環(huán)形噴口內(nèi)環(huán)尺寸的增大，壁面熱流峰值會(huì)進(jìn)一步降低；對(duì)于組合噴流，其壁面熱流峰值大小與噴口尺寸的改變有一定規(guī)律，但降熱效率相對(duì)于環(huán)形噴流較小。