不同飛行條件下反流控制矢量噴管的內流特性

鄒欣華 王 強

(北京航空航天大學 能源與動力工程學院,北京 100191)

不同飛行條件下反流控制矢量噴管的內流特性

鄒欣華 王 強

(北京航空航天大學 能源與動力工程學院,北京 100191)

利用數值模擬方法,分析了不同飛行條件下反流控制矢量噴管的內流特性.結果表明:在所研究的范圍內,靜態條件下,不發生主流附著的情況下,所研究的 2種縫寬噴管模型產生反向二次流的抽吸壓強范圍分別為 60795～87139.5Pa,50662.5～91192.5Pa;且矢量角隨著抽吸壓強的增大而減小,推力系數則隨之增大.在外流馬赫數為 0.6和 1.2時,對于較小縫寬的噴管模型,均有不同程度的主流附著現象發生,無法應用于實際的矢量流場控制.對于較大縫寬噴管模型,在馬赫數為 0.6時,不發生主流附著的情況下,產生反流的抽吸壓強為 40530～87139.5Pa.而馬赫數為 1.2時在所研究的二次壓強下都無反流產生.

反流推力矢量;主流附著;內流特性

反流推力矢量控制[1-3]是利用真空泵系統通過縫隙吸氣,一定的條件下,使得主流發生偏轉并產生與主噴流反向的二次流.它是在 20世紀 80年代末才針對航空推進系統而新興的研究方向,這種方案推力損失和二次流量都較小,且無需高壓二次流,它比傳統的機械式多軸推力矢量設備更加簡便.但是也存在一個較為嚴重的問題,在一定的條件下主流可能出現附著噴管壁面,而且不容易脫落導致無法形成反向二次流,即主流附著現象.這樣不利于實際中的流場控制.國內主要對靜態條件下反流控制矢量噴管的內流特性進行了研究.而缺乏對亞音速和超音速飛行條件下其內流特性的研究.

本文采用商用計算軟件,主要對二元反流控制矢量噴管內外流場進行了計算分析.分別研究了靜態條件下不同抽吸壓強對推力矢量角的影響,并將計算結果與實驗結果進行了對比分析,以驗證計算方法的有效性;在此基礎上,對二元反流推力矢量噴管分別在亞音速和超音速飛行條件下進行了初步的數值模擬,從而對比分析了不同飛行條件下噴管的內流特性.

1 數值計算方法

1.1 計算格式和湍流模型

CFD(Computational Fluid Dynamics)算法為時間推進的有限體積法,控制方程選用一般曲線坐標系下的二維守恒形式的 N-S方程,為提高收斂速度和求解精度,離散格式選用隱式二階迎風格式[4].

湍流模型采用重整化群(RNG)k-ε二方程模型[5],采用標準壁面函數.

1.2 計算模型參數及工況

圖1為計算所采用的噴管,其幾何尺寸和氣動參數的選定,通過參考文獻[6]中所提供的實驗數據得到的:其中主噴管出口截面高度 H為28.58mm,縫寬 G為 5.64mm/11.9mm,外套管軸向長度 L為 362.86mm,外套管橫向高度 C為57.05mm,外套管壁面出口邊緣斜切角 θ為27.8°,下側狹縫與外界大氣相通.

1.3 計算網格與邊界條件

本文所采用的計算網格為局部加密的二維四邊形結構化網格,如圖 2所示.

圖2 計算網格圖

計算的邊界條件:主噴管落壓比為 8(噴管設計落壓比),進口氣流總溫 T0=294.4K;二次流抽吸總壓 P2=10 132.5～91 192.5 Pa,溫度均為294.4K;外界靜止大氣環境和同向二次流壓強均為 P∞=101325Pa;外流場馬赫數分別為 0.07,0.6,1.2.

2 計算結果分析

2.1 Ma=0.07工況(靜態條件)

2.1.1 G=5.64mm情況

圖3為靜態條件(Ma=0.07)下,不同二次抽吸壓強下的噴管流線圖.其中圖 3a當二次流壓強為 40530Pa的時候,上側噴管并沒有產生反向流.這是因為當二次抽吸壓強增大到一定程度的時候,主流發生完全附著,同樣無法產生反流,這時矢量角可達到 13.7°.而當二次抽吸壓強增大為 60795Pa時,如圖 3b,可以看到主流未發生附著,同時上側噴管產生了反向二次流,產生的推力矢量角為 4.6°與實驗值的誤差在 2%之內.不斷增加二次抽吸壓強,直到 87 139.5 Pa時,未發生主流附著現象,但上側噴管也未產生反流,而是同向二次流.

圖3 不同二次抽吸壓強下的流線圖

圖4所示是一組噴管在不同的二次抽吸壓強下,主射流矢量角的計算結果與文獻[6]中實驗結果的對比,對應的二次抽吸壓強的范圍為60795～91192.5Pa.ΔP為當地大氣壓 P∞與上側狹縫抽吸靜壓 Pslot之差(ΔP=P∞-Pslot),δ為噴管矢量角,其中負值代表上側噴管產生的是反向二次流.整體上,計算與實驗結果的趨勢跟大小基本相符.同時可以看到矢量角是隨著上側狹縫抽吸壓強的減少,即 ΔP的增大,矢量角呈減小的趨勢,呈近乎正比的線性關系.

圖4 噴管矢量角對比分布圖

2.1.2 G=11.9mm情況

圖5所示的是各個抽吸壓強下噴管內部的流線圖.可以看到與前面較小縫寬的噴管模型類似的是,在較小的二次抽吸壓強 40 530 Pa時,如圖5a所示,雖然偏轉角度較大可以達到 30.02°,但同樣主流發生了附著現象,并無反向二次流產生.另外如圖 5b較大二次抽吸壓強下,可產生反流且主流未附體.略有不同的是,二次抽吸壓強直到增大到 91192.5Pa時,如圖 5c所示上側噴管仍有反流產生,此時矢量角為 3.97°.

圖5 不同二次抽吸壓強下的流線圖

2.2 Ma=0.6工況

經過計算,在 Ma=0.6的工況下,縫寬 G=5.64mm時,各個二次抽吸壓強下不但均無反向二次流產生,而且發生了較為嚴重的主流附著現象,不能達到實際的要求.因此根據參考文獻[6]中提供的幾何參數以及結論,改變參數縫寬,增加G為11.5mm.

從圖 6所示的噴管內部的流線圖可以看到,當外流馬赫數增大到 0.6時,如圖 6a所示,二次抽吸壓強為 40530Pa的情況下,噴管內部未出現主流附著現象且上側噴管形成了反向二次流,此時矢量角為 10.5°.直到二次抽吸壓強增大至87139.5Pa時,與靜態條件下相似,如圖 6c上側噴管無反流產生而是同向二次流.

圖6 不同二次抽吸壓強下的流線圖

圖7和圖 8所示的是 Ma=0.6時,在不發生主流附著的情況下,兩種噴管模型的 δ和推力系數 η的對比圖.其中 P/P0為二次抽吸壓強與當地大氣壓的比值.圖中可看到,隨著二次抽吸壓比的增大,矢量角隨之減小;而推力系數逐漸增大,最大可達到 0.95.且較為明顯的是,相同的二次抽吸壓比下,較大縫寬的噴管模型可以得到較大的推力矢量角,最大可達到 10.03°,但是其推力系數則相對較低.這與文獻中的實驗結論也是相符.

圖7 兩種噴管模型矢量角對比分布圖(Ma=0.6)

圖8 兩種噴管模型推力系數對比分布圖(Ma=0.6)

2.3 Ma=1.2工況

經過計算,當 Ma=1.2時,對于縫寬為5.64mm的噴管模型,所研究的各二次抽吸壓強下,均發生了較為嚴重的主流附著現象.對于 G=11.9mm的噴管模型,其內部流線圖如圖 9所示.

圖9 不同二次抽吸壓強下的流線圖

在此工況下,如圖 9a所示,較小二次抽吸壓強下,噴管內部產生了對上下壁面的主流附著現象.圖 9b和 9c中可以看到,較大二次抽吸壓強下未發生主流附體,但是上側噴管均產生的是同向二次流,此時矢量角最大為 3.54°.

2.4 3種工況的對比分析

由于 G=5.64mm時,Ma=0.6和 1.2的情況下均發生了主流附著.這樣針對縫寬 G為11.9mm的噴管模型,不同飛行條件下產生得推力矢量參數進行了對比分析.圖 10為 3種飛行條件下,G=11.9mm時,各工況噴管矢量角和推力系數的綜合對比.其中矢量角均隨著二次抽吸壓強的增加而減小,且相同抽吸壓強下,靜止條件下的矢量角大于亞音速(Ma=0.6)和超音速(Ma=1.2)飛行條件下的矢量角.此外在二次抽吸壓強為 40530Pa時,靜態和超音速飛行條件下,噴管內部均發生了主流附著現象,而靜態條件下主流偏轉最大為 30.02°.

圖10 不同馬赫數下各工況矢量角對比圖(G=11.9mm)

3 結 論

通過對不同飛行條件下反流控制矢量噴管流場的數值模擬,得到以下結論:

1)靜態條件(Ma=0.07)下,較小尺寸的縫寬 G=5.64mm時,在主流不發生附著的情況下,隨著二次抽吸壓強的增加,矢量角逐漸減小,所得的計算結果與實驗數據基本相符.在所研究的范圍內,當二次抽吸壓強過小(≤40530Pa)時,主流嚴重附體.當二次抽吸壓強過大(≥87139.5Pa)時,主流未附體,但上側噴管產生的是同向二次流.當 60795Pa≤二次抽吸壓強 ＜87139.5Pa時,主流未有附著現象,上側噴管壁產生了反向二次流.縫寬 G=11.9mm時,產生反向二次流的抽吸壓強范圍為 50662.5～91192.5Pa.較大縫寬的噴管模型雖然可以得到較大的偏轉矢量角,但存在的不足是推力系數降低了.

2)當 Ma=0.6時,G=5.94mm時,各種工況下均發生了較靜止條件下更為嚴重的主流附著現象,這樣都無法產生反向二次流.G=11.9mm時,40530Pa≤二次抽吸壓強 ＜87139.5Pa,可以產生反流.當 Ma=1.2時,這兩種噴管模型均不能產生反向二次流.G=11.9mm時,未發生主流附體的情況下,有同向二次流產生,但產生的推力矢量角相對較小.

3)綜合幾種飛行條件下的工況,所研究的反流控制矢量噴管在靜止條件下可以達到較為理想的推力矢量效果.在亞音速飛行條件下,增加縫寬可以產生較為理想的反向二次流.在超音速飛行條件下,無法產生反向二次流.說明了這種推力矢量噴管對工作條件和幾何參數非常敏感,并且較難控制,從而對于飛機上的應用帶來了困難.

References)

[1]Strykowski P J,Krothapalli A,Forliti D J.Counterflow thrust vectoring of supersonic jets[R].AIAA96-0115,1996

[2]Vanderveer M R,Strykowski P J.Counterflow thrustvector control of subsonic jets:continuous and bistable regimes[J].Journal of Propulsion and Power,1997,13(3):412-413

[3]Hunter CA,Deere K A.Computational investigation of fluidic counterflow thrust vectoring[R].AIAA99-2669,1999

[4]Barth T J,Jespersen D.The design and application of upwind schemes on unstructured meshes[R].AIAA 89-0366,1989

[5]Choudhury D.Introduction to the renormalization group method and turbulence modeling[R].Fluent Inc Technical Memorandum TM-107,1993

[6]Flamm JD.Experimental study of a nozzle using fluidic counterflow for thrust vectoring[R].AIAA 98-3255,1998

(編 輯 :張 嶸)

Internal performance o f counterflow thrust vectoring nozzle under different flight conditions

Zou Xinhua Wang Qiang

(School of Jet Propulsion,Beijing University of Aeronautics and Astronautics,Beijing 100191,China)

An analysis of the impact of internal performance on the counterflow thrust vectoring nozzle under different flight conditions was presented by numerical simulation.The results show in static conditions counterflow phenomena occurs on two nozzles of different slothights when the secondary pressure is at 60 795-87139.5Pa and 50662.5-91192.5Pa without jetattachment.And with the secondary pressure increasing,the pitch-thrust-vector angles decrease and thrust ratios increase.When the Ma number is 0.6 and 1.2,jet attachment occurs on the nozzle with smaller slot hight and can not apply to actual fluidic control.But to the nozzle with larger slothight,when the Ma number is0.6,counterflow phenomenaoccurs at secondary pressure 40 530-87139.5Pawithout jetattachment.When the Ma number is 1.2,there is no counterflow phenomena at considered secondary pressure.

counterflow thrustvectoring;jetattachment;internal performance

V 231.3

A

1001-5965(2011)02-0227-04

2009-12-17

鄒欣華(1982-),女,山東青島人,博士生,xinhua725@sina.com.