高馬赫數(shù)飛行條件下超燃沖壓發(fā)動機燃燒組織方案數(shù)值模擬

李嘉航,石保祿,2,趙馬杰,2,王寧飛

(1.北京理工大學(xué) 宇航學(xué)院,北京 100081;2.北京理工大學(xué) 重慶創(chuàng)新中心,重慶 401120)

0 引言

超燃沖壓發(fā)動機是一種適用于飛行馬赫數(shù)5～10以上的吸氣式發(fā)動機,相比于火箭推進具有不需要攜帶氧化劑、產(chǎn)生推力大等優(yōu)勢[1],主要用于高超聲速飛行器在大氣層內(nèi)的高速推進,是實現(xiàn)空天飛行器、臨近空間飛行器和高超聲速巡航導(dǎo)彈最有效的動力裝置之一[2]。其最顯著的特征包括強壓縮效應(yīng)、自點火現(xiàn)象以及流動和燃燒動力學(xué)的緊密耦合[3]。由于超燃沖壓發(fā)動機工作時飛行速度非?？?因此燃料在燃燒室中的停留時間非常短,僅有毫秒量級。在這么短的時間內(nèi),燃料必須完成噴射、混合、點火、火焰?zhèn)鞑ズ头€(wěn)定燃燒等復(fù)雜的子過程,具有極高的難度。

為了實現(xiàn)更高速度的高超聲速飛行,近年來超燃沖壓發(fā)動機的研究越來越專注于高馬赫數(shù)。岳連捷等調(diào)研了現(xiàn)有飛行馬赫數(shù)在8～10范圍內(nèi)的超燃沖壓發(fā)動機,并總結(jié)了高馬赫數(shù)條件下6個亟需解決的關(guān)鍵問題[4]。國際上,美國、澳大利亞、英國和日本等國家都在開展高馬赫數(shù)超燃沖壓發(fā)動機的相關(guān)研究[5-9]。在國內(nèi),中國空氣動力研究與發(fā)展中心、中科院力學(xué)所、國防科大、北航和西工大等許多研究單位和高校針對高馬赫數(shù)超燃沖壓發(fā)動機在地面試驗和數(shù)值模擬方面開展了大量研究工作[10-17],目前已建立了JF-12、JF-24、FD-14A和FD-21等激波風(fēng)洞。

然而,在高馬赫數(shù)條件下,過高的來流速度會導(dǎo)致燃燒室內(nèi)的燃燒困難,并且燃燒室內(nèi)的總壓損失較高,從而影響發(fā)動機的性能。此外,更高的馬赫數(shù)還會導(dǎo)致飛行器的內(nèi)外阻力大幅增加,在馬赫數(shù)為8的條件下,大約85%的推力用來平衡阻力[18]?？偟膩碚f,當(dāng)超燃沖壓發(fā)動機的飛行馬赫數(shù)超過7.5時,發(fā)動機的氣動物理現(xiàn)象、流動特征、熱力環(huán)境等都會出現(xiàn)“量變到質(zhì)變”的過程[19]。因此,目前迫切需要開展超聲速燃燒室的燃料噴注、摻混等方案優(yōu)化,以應(yīng)對高馬赫數(shù)來流條件下燃燒速度快、總溫高、總壓高等工作特點,并提出高效的燃燒組織方案。

目前,國內(nèi)外對于高馬赫數(shù)(Ma>7.5)超燃沖壓發(fā)動機的研究依然相對較少,同時低馬赫數(shù)條件下的燃燒組織規(guī)律可能不再適用。高馬赫數(shù)的飛行條件對超燃沖壓發(fā)動機的燃料摻混和火焰穩(wěn)定等提出了更高的技術(shù)要求。因此,為實現(xiàn)高馬赫數(shù)超燃沖壓發(fā)動機速度更快的目標(biāo),需要揭示高馬赫數(shù)條件下燃料的噴注、混合與燃燒機理和規(guī)律,同時進行超聲速燃燒室的燃燒組織方案優(yōu)化探索。這些研究對未來高馬赫數(shù)超燃沖壓發(fā)動機的實際應(yīng)用具有重要意義。

本文基于三維可壓縮的雷諾平均Navier-Stokes(RANS)數(shù)值模擬方法,選用k-ωSST湍流模型。本文研究對象為文獻[20]中的高馬赫數(shù)超燃沖壓發(fā)動機試驗?zāi)Ｐ?在驗證數(shù)值模擬方法的準(zhǔn)確性后,在飛行馬赫數(shù)為8的條件下進行三維數(shù)值模擬。本文通過對比研究不同燃料噴射角度和凹腔后傾角對流場結(jié)構(gòu)、摻混燃燒和推力特性等的影響,為高馬赫數(shù)條件下超燃沖壓發(fā)動機的燃燒組織方案優(yōu)化設(shè)計提供參考。

1 計算方法與驗證

1.1 控制方程與計算方法

本文采用三維可壓縮的雷諾平均Navier-Stokes方程描述多組分氣相可壓縮湍流反應(yīng)流,控制方程包括質(zhì)量方程、動量方程、能量方程和組分方程,具體表達式為

(1)

(2)

(3)

(4)

在計算中假定燃料和空氣反應(yīng)流均為理想氣體,補充理想氣體狀態(tài)方程使控制方程組封閉,即

p=ρRT

(5)

式中R為氣體常數(shù)。

在高馬赫數(shù)超燃沖壓發(fā)動機中,超高聲速流動的氣流具有較強的可壓縮性和黏性,并考慮數(shù)值模擬的計算速度和計算精度,選擇剪切應(yīng)力傳輸(shear stress transport)k-ωSST湍流模型。湍動能k和湍流耗散率ω由相應(yīng)的輸運方程得到,分別為

(6)

(7)

式中:Γ為有效擴散率;G、Y、Dω分別為生成項、擴散項、交錯擴散項。

湍流黏性系數(shù)μt為湍動能k和湍流耗散率ω的函數(shù),其表達式為

(8)

(9)

(10)

式中:a1為可調(diào)系數(shù);Sij為旋率;y為到壁面的距離。

本文通過有限體積法求解控制方程,對流項采用三階MUSCL離散格式,黏性項采用中心差分離散格式。

1.2 物理模型與數(shù)值驗證

本文所模擬的超燃沖壓發(fā)動機參照澳大利亞昆士蘭大學(xué)的地面試驗?zāi)Ｐ蚚20],如圖1所示。

圖1 軸對稱超燃沖壓發(fā)動機物理模型(單位:mm)

該發(fā)動機為一個圓截面軸對稱超燃沖壓發(fā)動機,包括進氣道、隔離段、凹腔火焰穩(wěn)定器和擴張型燃燒室。其中,凹腔結(jié)構(gòu)的設(shè)計可以誘發(fā)大尺度渦結(jié)構(gòu),從而延長可燃混合物在燃燒室內(nèi)停留時間,并促進燃料與空氣的混合[21]。該凹腔的中心長度為32 mm,深度為8 mm,斜坡傾角為22.5°。燃料乙烯通過凹腔上游20 mm處的8個環(huán)形等間距陣列的噴孔噴入燃燒室,每個噴孔的直徑為2 mm,燃料與空氣來流成45°角噴射[如圖1(c)所示]。鑒于該發(fā)動機模型為軸對稱模型,本文選取包括2個燃料噴孔的1/4模型作為計算域,以節(jié)省計算資源并提高計算速度。

為研究物理模型的網(wǎng)格劃分對數(shù)值計算的影響,將超燃沖壓發(fā)動機計算域劃分為粗、中、細3種網(wǎng)格尺寸,網(wǎng)格數(shù)量分別為280萬、850萬、1 500萬。在飛行馬赫數(shù)為8、燃料當(dāng)量比為0.42的條件下,針對3種網(wǎng)格進行數(shù)值模擬,并參考地面試驗流動條件設(shè)置邊界條件,具體參數(shù)設(shè)置如表1所示。采用壓力入口、壓力出口和黏性無滑移的絕熱壁面邊界條件,1/4模型的兩個對稱面設(shè)置為周期性邊界條件。本文采用Zettervall等提出的23組分66步反應(yīng)機理對乙烯燃燒反應(yīng)進行模擬[22]。

表1 數(shù)值模擬邊界條件

根據(jù)數(shù)值模擬得到沿程壁面壓力結(jié)果與試驗結(jié)果的對比(如圖2所示,其中沿程壁面壓力基于P5點進行歸一化處理)。本文方法得到的數(shù)值模擬結(jié)果在數(shù)值大小和變化趨勢上與試驗結(jié)果顯著吻合,其中中網(wǎng)格的計算精度已經(jīng)能夠滿足計算要求。因此,在后續(xù)計算中將采用中網(wǎng)格進行數(shù)值模擬。另外,由壁面靜壓的變化趨勢可以看出,在高馬赫數(shù)來流條件下,整個流道內(nèi)明顯存在激波。需要指出的是,在數(shù)值模擬過程中盡量貼近試驗,但并不能完全與試驗設(shè)置一致,這也導(dǎo)致了數(shù)值模擬與試驗結(jié)果有一定的誤差?？偟膩碚f,與試驗對比可以看出數(shù)值模擬得到的激波位置準(zhǔn)確,能夠精準(zhǔn)捕捉發(fā)動機內(nèi)的流場特性。這為對模擬結(jié)果的進一步分析提供了可行性和必要性。

圖2 數(shù)值方法驗證與網(wǎng)格無關(guān)性驗證

2 計算結(jié)果與分析

針對高馬赫數(shù)條件下超燃沖壓發(fā)動機的燃燒組織方案優(yōu)化問題,本文考慮不同的燃料噴射角度與凹腔后傾角方案,根據(jù)數(shù)值計算結(jié)果從流場特性、摻混與燃燒特性、推阻力特性等方面對比分析其對高馬赫數(shù)超燃沖壓發(fā)動機燃燒特性和推力性能的影響。

2.1 燃料噴射角度的影響

為了研究高馬赫數(shù)條件下燃料噴射角度對超燃沖壓發(fā)動機的內(nèi)流場結(jié)構(gòu)和燃燒性能的影響,考慮噴射角度分別為30°、45°、60°、90°、135°(見圖3),包括正向入射(30°、45°、60°)、垂直入射(90°)和逆向入射(135°)3種情況,在飛行馬赫數(shù)8、當(dāng)量比為0.42的條件下(見表1)進行數(shù)值模擬研究。

圖3 不同燃料噴射角度構(gòu)型

2.1.1 流場結(jié)構(gòu)與混合特性

圖4為射流中心截面上不同燃料噴射角度下冷流工況的發(fā)動機流道壓力分布云圖。從圖4中可以看到明顯的激波結(jié)構(gòu)貫穿整個燃燒室。在發(fā)動機圓截面半徑改變處產(chǎn)生了進氣口的附體激波、隔離段入口的膨脹波和凹腔前壁面的膨脹波,超聲速氣流撞擊凹腔斜坡產(chǎn)生撞擊斜激波。噴入的燃料射流與超聲速來流相互作用,在燃料射流前形成一道較強的弓形激波,同時燃料射流壓縮主流形成一道壓縮激波。盡管隨著燃料噴射角度的增大,流道內(nèi)的激波結(jié)構(gòu)沒有明顯變化,但燃料射流與空氣來流形成的弓形激波強度增大,導(dǎo)致在圓截面軸心處的壓力數(shù)值明顯升高。

圖4 不同噴射角度下冷態(tài)流場壓力分布

加入燃燒反應(yīng)后,超燃沖壓發(fā)動機內(nèi)的流場結(jié)構(gòu)發(fā)生了顯著變化。圖5以燃料噴射角度45°的發(fā)動機構(gòu)型為例給出了燃燒工況下燃燒室下游不同截面上的參數(shù)分布,整體呈現(xiàn)軸對稱分布,且噴孔處和非噴孔處下游的參數(shù)分布有明顯區(qū)分。整體來看,在凹腔和燃燒室上游的激波較明顯,隨著向下游的流動激波強度逐漸減弱。與核心主流相比,湍流邊界層內(nèi)的流動溫度更高、馬赫數(shù)更低,且隨著向下游的流動,燃燒室內(nèi)的溫度逐漸降低,馬赫數(shù)逐漸升高。

圖5 燃燒室下游不同截面上的參數(shù)分布(以噴射角度45°為例)

圖6和圖7分別為不同噴射角度下燃燒工況的壓力和溫度分布。

圖6 不同噴射角度下燃燒流場壓力分布

圖7 不同噴射角度下燃燒流場溫度分布

當(dāng)燃料逆向噴射時,燃燒室內(nèi)的燃燒最為劇烈,同時由于燃料向前噴射,燃料噴孔上游出現(xiàn)了燃燒火焰。這導(dǎo)致燃料噴孔和凹腔段形成了高溫高壓的反應(yīng)區(qū)。釋放的熱量主要集中在凹腔和燃燒室壁面附近,隨著噴射角度的增加,燃燒反應(yīng)變得更加劇烈,凹腔內(nèi)和燃燒室近壁區(qū)的溫度也升高。

為了衡量高馬赫數(shù)條件下燃燒室內(nèi)乙烯燃料的混合特性,圖8展示了冷流條件下射流中心截面上的局部當(dāng)量比分布。由圖8可以看出燃燒室內(nèi)的富燃區(qū)域、化學(xué)當(dāng)量燃料區(qū)域和貧燃區(qū)域。燃料射流被高焓來流快速改變流動方向,因此富燃區(qū)域主要集中在發(fā)動機近壁區(qū),并且整個凹腔內(nèi)全部為富燃區(qū)域,因為燃料被渦流卷吸進入凹腔中停留。貧燃和當(dāng)量燃料區(qū)域主要分布在射流迎風(fēng)側(cè)剪切層區(qū)域。隨著流動沿著燃燒室向下游方向發(fā)展,燃燒室壁面附近的富燃區(qū)域逐漸減小,并且隨著噴射角度的增大,富燃區(qū)域占比逐漸減小。

圖8 不同噴射角度下冷態(tài)流場局部當(dāng)量比分布

穿透深度是評估超聲速氣流中燃料射流噴射混合特性的重要參數(shù),圖9為不同噴射角度下燃料最大穿透深度的變化(以乙烯質(zhì)量分數(shù)1%為標(biāo)準(zhǔn))。當(dāng)燃料進入流道并在空氣的作用下向外擴散時,其最大穿透深度沿燃燒室方向逐漸增加。與Gruber等的經(jīng)驗公式[23]相比,穿透深度存在多個局部減小的區(qū)域,這是燃燒室內(nèi)強激波在壁面上反射作用的結(jié)果?？偟膩碚f,隨著噴射角度的增大,燃料的最大穿透深度也增大。

圖9 不同燃料噴射角度的穿透深度

燃料的混合效率很大程度上受穿透深度的影響,穿透深度越大,燃料與空氣的接觸面積也越大,從而更有利于混合。進一步地,將燃燒室橫向截面上完全混合的燃料質(zhì)量流量與通過該截面的燃料總質(zhì)量流量之比定義為燃料的混合效率,數(shù)學(xué)表達式為

(11)

其中

(12)

從圖10的混合效率可以看出,隨著噴射角度的增大,燃料的穿透深度增大,燃料與空氣的混合效率也提高。在燃燒室出口處,噴射角度為135°的混合效率比30°的提高了5.0%。

圖10 不同燃料噴射角度的混合效率

2.1.2 燃燒與推阻力特性

燃料發(fā)動機的燃燒效率定義為燃燒消耗的乙烯質(zhì)量與噴入的乙烯總質(zhì)量之比,表達式為

(13)

式中wC2H4表示C2H4的質(zhì)量分數(shù)。

圖11為從燃料噴孔到凹腔斜坡局部區(qū)域的乙烯燃燒效率。乙烯被噴入流道內(nèi)后立即發(fā)生點火并快速燃燒,在凹腔區(qū)域內(nèi)完全燃燒。更大的噴射角度會帶來更大的穿透深度和更高的混合效率,因此乙烯的燃燒效率更高,特別是在逆向噴射的情況下,乙烯在燃料噴孔附近就完成了全部消耗過程。

圖11 不同燃料噴射角度的乙烯燃燒效率

對于燃燒室內(nèi)的詳細燃燒過程,圖12和圖13分別為燃燒流場中CO和CO2的分布情況,這反映了乙烯燃料中C元素的反應(yīng)變化情況。

圖12 不同噴射角度下燃燒流場CO分布

圖13 不同噴射角度下燃燒流場CO2分布

總體來看,CO的分布與富燃區(qū)域(見圖8)高度重合,這表明富燃區(qū)域沒有足夠的氧氣與燃料進行完全燃燒,因此主要生成CO,并且在凹腔內(nèi)分布更為集中。而在燃燒室下游,燃料的混合效率更高,并且貧燃區(qū)域所占比例更高,因此主要生成CO2。隨著噴射角度的增加,凹腔區(qū)域CO和燃燒室內(nèi)CO2的生成量明顯增加,這表明燃燒進行得更加充分。在噴射角度較小時,射流迎風(fēng)側(cè)的剪切層由于較強的剪切作用會出現(xiàn)明顯的熄火現(xiàn)象,只有當(dāng)噴射角度增加至135°時,熄火現(xiàn)象才會消失。

總壓恢復(fù)系數(shù)定義為垂直于發(fā)動機軸線的任意截面與發(fā)動機入口的質(zhì)量加權(quán)平均總壓的比值,其表達式為

(14)

式中:ηpt為總壓恢復(fù)系數(shù);pt為總壓;A∞為發(fā)動機入口截面;A(x)為距離發(fā)動機入口x處的截面。

圖14給出了不同噴射角度下發(fā)動機燃燒室的沿程總壓恢復(fù)系數(shù),其中在燃料噴孔截面處的總壓已經(jīng)損失至發(fā)動機入口總壓的81%。從燃料噴孔到燃燒室出口,沿程總壓一直在下降,這是壁面邊界層的分離損失、激波結(jié)構(gòu)的激波損失和燃燒產(chǎn)生的耗散損失共同作用的結(jié)果[24]。在135°噴射條件下,凹腔處產(chǎn)生了較高的總壓損失。該處的壓力和溫度分布(見圖6、圖7)表明燃料在此處進行了劇烈的燃燒并釋放了大量熱量?？偟膩碚f,噴射角度越大,發(fā)動機的總壓損失越大,這表明燃燒效率更高的工況也伴隨著更高的總壓損失,說明燃燒流場內(nèi)的總壓損失主要來源于燃燒帶來的耗散損失。

圖14 不同燃料噴射角度的沿程總壓損失

發(fā)動機的壁面力包括壓差力和黏性力,分別以正壓力和切應(yīng)力的形式作用在發(fā)動機壁面上[25],其表達式分別為

(15)

(16)

式中:Fp和Fv分別為壓差力和黏性力;N為發(fā)動機壁面的數(shù)量;A為各壁面的面積;n為垂直壁面方向的單位法向量;i為沿x正方向的單位法向量。

不同燃料噴射角度下發(fā)動機的壁面力見表2。壓差力為正值,表現(xiàn)為發(fā)動機提供有效的正推力;黏性力為負值,表現(xiàn)為阻力。

表2 不同燃料噴射角度下的推阻力特性

定量分析表明,高馬赫數(shù)條件下的超燃沖壓發(fā)動機內(nèi)阻力數(shù)值較高,導(dǎo)致燃料正向入射時試驗發(fā)動機無法獲得有效的推力。壓差力的主要來源是擴張型燃燒室,隨著噴射角度的增加,垂直入射和逆向入射的乙烯燃燒更充分,獲得更大的壓差力,從而使試驗發(fā)動機獲得有效的正推力。其中,135°逆向入射條件下燃燒效率最高,獲得的有效正推力也最大。

2.2 凹腔后傾角的影響

為了研究高馬赫數(shù)條件下凹腔斜坡的傾角對超燃沖壓發(fā)動機摻混和燃燒的影響,本文選取了凹腔斜坡傾角為15.0°、22.5°、45.0°、60.0°這4種不同傾角情況,并保持凹腔的長深比不變,其構(gòu)型如圖15所示。通過表1所列相同的邊界條件進行數(shù)值計算。

圖15 不同凹腔后傾角構(gòu)型

2.2.1 流場結(jié)構(gòu)與混合特性

圖16為不同凹腔后傾角構(gòu)型的超燃沖壓發(fā)動機在冷流條件下的壓力分布,整個流場中明顯存在著激波結(jié)構(gòu)。在超高速氣流與凹腔后斜坡相互作用的過程中會產(chǎn)生撞擊斜激波,而不同凹腔后傾角下斜激波的強度存在顯著差異。隨著凹腔后傾角減小,斜激波的強度逐漸增大,但斜激波的位置并沒有明顯變化。

圖16 不同凹腔后傾角下冷態(tài)流場壓力分布

針對不同凹腔內(nèi)的流動結(jié)構(gòu),圖17顯示了燃燒流場中不同凹腔后傾角構(gòu)型的凹腔局部馬赫數(shù)云圖,其中白色線段表示流場內(nèi)的流線,紅色線段表示馬赫數(shù)為1的等值線。

圖17 不同凹腔后傾角下燃燒流場凹腔局部馬赫數(shù)分布

燃料噴入發(fā)動機流道內(nèi)與來流空氣迅速混合,并在流經(jīng)凹腔斜坡時被凹腔內(nèi)的渦旋結(jié)構(gòu)卷吸進入凹腔內(nèi)駐留、摻混并發(fā)生點火燃燒,凹腔結(jié)構(gòu)的存在有效促進了燃料混合和火焰的穩(wěn)定。對于不同的凹腔后傾角,雖然可燃混合氣被卷吸進入凹腔的位置略有不同,但最終凹腔內(nèi)渦旋結(jié)構(gòu)的大小幾乎相同。

在冷流條件下,可燃混合氣被吸入凹腔中停留和混合,這對流道內(nèi)燃料與空氣的混合起著重要作用。圖18為不同凹腔后傾角下進入凹腔的可燃混合氣質(zhì)量流量速率,進入凹腔的可燃混合氣越多,凹腔增強混合的作用就越顯著。在空氣來流和噴入燃料的質(zhì)量都完全相同的情況下,隨著凹腔后傾角的增大,凹腔質(zhì)量流率迅速減小。例如,后傾角為60.0°的構(gòu)型下,凹腔質(zhì)量流率僅為15.0°構(gòu)型下的15%。

圖18 不同凹腔后傾角下的凹腔質(zhì)量流率

圖19進一步給出了不同凹腔后傾角構(gòu)型發(fā)動機的沿程混合效率。

圖19 不同凹腔后傾角下的燃料混合效率

燃料噴入流道后立即與來流空氣快速混合,在向下游流動的過程中混合速度逐漸減弱,最終混合效率達到約80%。雖然凹腔后傾角對發(fā)動機的混合效率影響較小,但總體而言,較小的凹腔后傾角在燃料混合方面更具優(yōu)勢。

2.2.2 燃燒與推阻力特性

圖20為不同凹腔后傾角構(gòu)型下,從燃料噴孔到凹腔斜坡局部的乙烯燃燒效率。由于乙烯被噴入流道內(nèi)后立即發(fā)生點火燃燒,并且快速燃燒主要集中在凹腔上游區(qū)域,因此凹腔后傾角對乙烯的燃燒效率幾乎沒有影響。

圖20 不同凹腔后傾角下C2H4燃燒效率

進一步地,由于乙烯燃燒的中間組分很多,難以體現(xiàn)消耗的乙烯是否完全燃燒,因此,本文利用發(fā)動機出口的完全燃燒產(chǎn)物CO2和H2O反演表征乙烯的完全燃燒效率,即

(17)

(18)

式中:wH2O和wCO2分別為H2O和CO2的質(zhì)量分數(shù);WC2H4、WH2O、WCO2分別為對應(yīng)組分的相對分子質(zhì)量。

不同凹腔后傾角下乙烯的完全燃燒效率如圖21所示。由于超燃沖壓發(fā)動機燃燒流場內(nèi)存在高溫化學(xué)非平衡效應(yīng)和混合不均勻性,相當(dāng)數(shù)量的C以CO的形式存在。因此,基于H2O表征的燃燒效率要比基于CO2的燃燒效率高得多。總的來看,采用更小的凹腔后傾角構(gòu)型的發(fā)動機,其燃燒流場內(nèi)的燃燒過程更加充分。

圖21 不同凹腔后傾角下C2H4完全燃燒效率

圖22為不同凹腔后傾角構(gòu)型下,從燃料噴口到發(fā)動機出口的沿程總壓損失。根據(jù)2.1.2節(jié)的討論,劇烈燃燒帶來的耗散損失是燃燒流場中總壓損失的主要來源。在更小的凹腔后傾角下,燃料更充分地燃燒,也因此帶來更大的總壓損失。

圖22 不同凹腔后傾角下的沿程總壓損失

表3為本文所采用的高馬赫數(shù)飛行條件(Ma=8)、低當(dāng)量比(0.42)和燃料噴射角度為30°的情況下,不同大小凹腔后傾角構(gòu)型的發(fā)動機內(nèi)壁面力。然而,無論是哪種凹腔后傾角構(gòu)型,發(fā)動機均不能產(chǎn)生有效的正向推力?？偟膩碚f,凹腔后傾角對發(fā)動機內(nèi)流道阻力影響較小,但更小的凹腔后傾角可以產(chǎn)生更大的正向壓差力。

表3 不同凹腔后傾角下的推阻力特性

3 結(jié)論

本文針對高馬赫數(shù)飛行條件下(Ma=8)超燃沖壓發(fā)動機燃燒組織方案優(yōu)化問題,采用三維RANS數(shù)值模擬方法,對不同燃料噴射角度和凹腔后傾角構(gòu)型的超燃沖壓發(fā)動機模型進行了數(shù)值模擬研究,主要結(jié)論如下。

1) 對于高馬赫數(shù)下的超燃沖壓發(fā)動機燃燒過程,數(shù)值模擬的結(jié)果中觀察到明顯的激波結(jié)構(gòu)貫穿整個超燃沖壓發(fā)動機流道。隨著燃料噴射角度的增大,燃燒反應(yīng)變得劇烈,燃燒主要集中在凹腔和燃燒室近壁區(qū)。

2) 在相同來流條件下,增大燃料噴射角度可以增大穿透深度,減小凹腔后傾角可以提高凹腔質(zhì)量流量,二者均能夠提高混合效率,從而促使燃燒更充分。

3) 超燃沖壓發(fā)動機的總壓損失主要由燃燒引起的耗散損失貢獻。燃料噴射角度越大,凹腔后傾角越小,燃燒效率越高,總壓損失也相應(yīng)地越高。在高馬赫數(shù)條件下發(fā)動機內(nèi)流道的阻力很大,增大噴射角度和減小凹腔后傾角都有利于提高發(fā)動機的推力性能。逆向噴入方案獲得的正推力最大,并且燃燒位置相對靠前,這有利于燃燒室設(shè)計尺寸的小型化。