雙下側二元混壓式進氣道不起動-再起動特性分析

楊玉新，陳 義，董新剛

(中國航天科技集團公司四院四十一所，西安 710025)

0 引言

進氣道的起動/不起動狀態是決定固體沖壓發動機能否正常、穩定工作的關鍵。當超聲速進氣道處于不起動狀態時，總壓恢復系數和流量系數急劇下降，發動機推力降低；通常還伴隨喘振，產生周期性熱/力載荷，破壞進氣道和發動機結構[1]。確定影響超聲速進氣道起動性能的因素，獲得進氣道起動/再起動特性，對提高進氣道性能、擴大沖壓發動機工作范圍具有重要意義。

國內外對超聲速進氣道的起動/再起動問題進行了廣泛而深入的研究。Ge-Cheng Zha等[2]通過數值仿真研究HSCT軸對稱進氣道在來流馬赫數Ma=2下的流場后發現，喉道處流場的畸變程度對進氣道起動性能影響很大。Saied Emami等[3]對來流馬赫數Ma=4時，由于反壓變化引起的超聲速不起動/再起動過程進行了試驗研究，得到了進氣道能夠再起動的收縮比范圍，但目前公開資料中還沒有給出詳細數據。Mahoney[4]通過研究，給出了進氣道面積收縮比、來流馬赫數的關系對其再起動性能的影響。梁德旺等[5-6]研究了進氣道內收縮比、飛行高度和攻角對超聲速進氣道起動性能的影響，還研究了典型超聲速二元進氣道不起動和再起動過程，發現通過增大來流馬赫數使進氣道再起動過程也存在遲滯回路現象。張堃元等[7-10]通過風洞實驗和非定常數值仿真，研究了攻角動態變化對進氣道起動特性的影響。然而，這些都是針對型面設計階段的定幾何進氣道，沒有考慮彈體和進氣道布局形式對起動特性的影響。

本文針對某典型固沖發動機用雙下側布局二元混壓式進氣道的不起動-再起動特性，開展了高速風洞試驗和彈體/進氣道一體化數值仿真研究。通過試驗獲得了反壓變化下進氣道狀態由起動-不起動-再起動過程；同時，建立了彈體/進氣道一體化三維模型，通過數值仿真分析了雙下側布局形式的兩個進氣道在不同飛行狀態下的流場特性，研究了飛行狀態對不起動-再起動特性的影響。

1 風洞試驗與數值仿真模型

1.1 物理模型

本文研究的典型固沖發動機進氣道及其彈體如圖1及圖2所示，進氣道幾何型面中L=20.4Ht、H0=2.25Ht、H2=1.74Ht、δ2=1.75δ1、δ3=1.975δ1、δ4=2.5δ1。進氣道為后置腹下90°雙下側氣動布局方式，進氣道與彈體間有隔道。自由流氣體經過彈體預壓縮，兩進氣道的三級外壓縮面壓縮后進入進氣道內，經過轉彎在圓形補燃室內摻混。該進氣道工作馬赫數范圍為Ma=2.4～3.5，設計狀態為Ma=3.0(攻角α=2°)。

試驗模型后部與支撐機構相連，并通過節流錐調節進氣道反壓。圖3為進氣道模型在風洞中的照片。

1.2 數值仿真模型

數值模擬采用基于密度的隱式求解器，應用Roe-FDS矢通量分裂格式，控制方程離散選用一階迎風格式。湍流模型選用標準k-ε模型，采用標準壁面函數。收斂準則為：殘差至少下降3個數量級，且進氣道出口截面流量穩定。

采用ICEM生成結構化網格，對近壁網格進行局部加密。在無側滑工況下，彈體-進氣道結構對稱、流場對稱，為節省計算量和時間，取1/2 的流場劃分網格，網格數目約為144萬。仿真側滑角影響時對全流場劃分網格，網格數目約為286萬，圖4給出了網格示意圖。計算中采用的邊界條件有壓力遠場、壓力出口、無滑移固壁和對稱邊界條件(1/2計算域時)等。

1.3 數值仿真模型校驗

為了驗證本文所用數值計算模型正確性，根據文獻[11]中德國亞琛工業大學的Herrmann等給出的進氣道結構及超音速進氣道內部壓縮的試驗研究結果，開展了相同工況下的數值仿真。

圖5給出了本文數值模擬的馬赫數分布圖和試驗紋影圖對比，圖6給出了本文數值模擬的壁面壓力分布與試驗結果對比。由圖5及圖6可看出，激波系結構非常吻合，壓縮面和唇罩面壓力分布也較吻合，FLUENT仿真結果很好地反映了激波在隔離段內的反射情況，準確預示了流動分離的位置。對比結果說明，本文選用的數值模擬算法和物理模型能較準確地模擬進氣道的內外流場結構，計算結果可信度較高。

2 結果與分析

本文主要研究反壓變化引起的進氣道不起動-再起動過程，以及來流馬赫數、攻角、側滑角對進氣道不起動再起動特性的影響。數值仿真工況范圍為飛行高度H=10 km，來流馬赫數分別為Ma=2.5～3.5、攻角α=-2°～8°、側滑角β=0°～6°。風洞試驗模擬了轉級工況Ma=2.5、α=2°、β=0°條件下進氣道不起動-再起動過程。下面對仿真和試驗結果進行詳細分析。

2.1 轉級工況下進氣道不起動-再起動性能

圖7給出了Ma=2.5、α=2°、β=0°時不同反壓下進氣道對稱面馬赫數等值分布圖。可看出，當出口反壓等于來流靜壓時，進氣道內流動全部為超聲速，隨著出口反壓增大，擴張段內出現流動分離區，但主流依然是超聲速流，進氣道處于超臨界狀態；當出口反壓等于11倍來流靜壓時，進氣道喉道處出現結尾激波系，擴張段全部為亞聲速流，且在擴張段內繼續減速增壓，進氣道處于臨界狀態；當出口反壓等于12.3倍來流靜壓時，結尾激波系穩定在進氣道收斂通道后段，進氣道處于穩定的亞臨界狀態。反壓繼續增加，結尾激波無法穩定在收縮通道內，將向上游移動到進氣道唇口，如圖7(e)所示。此時，無論維持或增大反壓，結尾激波都將向上游移動，進氣道進入不起動狀態。文獻[12]把結尾激波在進氣道進口時的反壓定義為“極限反壓”。

進氣道不起動后，考慮到發動機補燃室壓力波動幅度可能較大，壓力峰值會超過極限反壓。因此，先計算了1.3倍極限反壓下的流場，而后逐步降低反壓，直至進氣道再起動。

圖8給出了進氣道性能參數隨反壓變化，其中圖8(a)為總壓恢復系數，圖8(b)為流量系數。從圖8中可看出，進氣道性能參數隨反壓變化曲線呈現明顯的“遲滯環”變化，其中實線為進氣道反壓升高過程，反壓升到極限反壓pb=12.4p0之前，進氣道都處于起動狀態。虛線則為進氣道反壓降低過程，直至反壓降到pb=6.6p0，進氣道才能實現再起動。相同來流條件、相同反壓下，在不同過程中的起動特性是不同的，這就是進氣道起動的“遲滯環”現象。

圖9為風洞試驗中進氣道在不同反壓下的紋影照片。圖9(a)為進氣道的穩定亞臨界狀態，反壓比達到最大pb=12.8p0，略高于數值計算的極限反壓，表明進氣道實際抗反壓能力更強。節流錐繼續前進，進氣道進入不起動狀態，如圖9(b)所示，由于捕獲的流量減少，反壓比開始下降，降至pb=9.8p0，仍無法實現再起動。節流錐后退，反壓比繼續下降，唇口外的脫體激波被吞入，進氣道再起動，隨捕獲流量增加，反壓比迅速上升至pb=11.9p0，如圖9(c)所示。

綜上所述，數值計算結果與風洞試驗結果吻合較好，表明由于反壓變化引起的進氣道不起動-再起動過程存在“遲滯環”現象。

表1 不同馬赫數下極限反壓

2.2 來流馬赫數對進氣道不起動-再起動性能影響

表1 為α=2°、β=0°時不同馬赫數下喉道總壓恢復系數、流量系數、極限反壓和再起動反壓。可看出，在一定范圍內，隨來流馬赫數增加，喉道總壓恢復系數降低，流量系數先增加后不變，極限反壓和再起動反壓均升高，再起動反壓接近極限反壓的一半。

分析可知，來流馬赫數越大，來流總壓越高，但喉道總壓恢復系數降低，兩方面綜合影響結果是喉道氣流總壓升高，氣流抗反壓能力增強。

2.3 攻角對進氣道不起動-再起動性能影響

圖10為Ma=3.0、β=0°時不同攻角下流量系數隨反壓變化曲線,圖11為不同攻角下總壓恢復系數隨反壓變化曲線。由圖10、圖11可看出，在本文研究范圍內，進氣道在正攻角下性能優于負攻角，且攻角越大，進氣道性能越好，說明雙下側二元混壓式進氣道具有良好的正攻角性能。

表2為Ma=3.0、β=0°時不同攻角下極限反壓和再起動反壓。可看出，在本文研究范圍內，攻角越大，喉道總壓恢復系數和流量系數越大，極限反壓越高。而再起動反壓則是先增大、后基本不變。

攻角α/(°)喉道總壓恢復系數σ流量系數φ臨界反壓極限反壓再起動反壓-20．6510．83014．4p014．5p010．2p000．7370．89517．9p018．3p010．4p020．7401．02219．0p019．8p010．9p040．7901．07220．5p021．3p011．0p080．8201．08021．0p022．0p011．1p0

分析認為，對于構型一定的進氣道，決定進氣道再起動反壓的主要因素是進氣道進口前氣流總壓。當攻角α=-2°時，彈體對自由流預壓縮作用較強，進氣道進口前氣流總壓較低。因此，再起動反壓較低。隨著攻角增加，彈體的預壓縮作用減弱，進氣道進口前氣流總壓升高，進氣道再起動反壓也逐漸升高，當α≥2°時，彈體的預壓縮作用已經相當弱。因此，進氣道的再起動反壓也將基本維持在11.0p0左右。

2.4 側滑角對進氣道不起動-再起動性能影響

側滑角影響的仿真工況為Ma=3.0、α=2°、β=2°、4°、6°。側滑角為正時，來流從彈體右側(沿飛行方向觀察)流向進氣道，右側進氣道為迎風側，左側進氣道為背風側。

圖12和圖13分別給出了反壓pb=16p0時背風側和迎風側進氣道在不同側滑角下進氣道對稱面馬赫數分布圖，從上到下依次為β=2°、β=4°、β=6°。由圖可看出，迎風側進氣道分離包位置更靠近流場上游，說明迎風側進氣道抗反壓能力低于背風側進氣道。

圖14給出了β=4°時進氣道性能參數隨反壓變化曲線。可明顯看出，背風側進氣道的總壓恢復系數、流量系數、出口馬赫數均比迎風側進氣道高，背風側進氣道性能優于迎風側進氣道性能。

在β=2°工況下，當反壓pb=18.7p0時，如圖15所示，迎風側進氣道不起動，而背風側進氣道仍處在超臨界狀態，進氣道系統處于單側不起動狀態。此時雖然背風側進氣道處于起動狀態，但由于雙下側進氣道的布局特點，背風側進氣道外壓激波系受到迎風側進氣道弓形激波的干擾。仿真后發現，迎風側進氣道的弓形激波將破壞背風側進氣道外壓激波系，使得背風側進氣道也進入不起動狀態，如圖16所示。

綜上分析可知，在側滑情況下，雖然兩側進氣道流場特性和抗反壓能力不同，但只要一側進氣道進入不起動狀態，而反壓又沒用迅速降低，就會干擾另一側進氣道，使得兩側進氣道都不起動。因此，本文將迎風側進氣道的極限反壓定義為雙下側進氣道的極限反壓。

表3為Ma=3.0、α=2°時不同側滑角下喉道總壓恢復系數、流量系數和極限反壓。其中，喉道總壓恢復系數、流量系數均為迎風側進氣道的性能參數。可看出，在β=0°～6°范圍內，隨側滑角增大，喉道總壓恢復系數、流量系數均降低。因此，迎風側進氣道極限反壓降低，雙下側進氣道的極限反壓降低。

表3 不同側滑角下迎風側極限反壓

圖17給出了Ma=3.0、α=2°、β=4°進氣道性能參數隨反壓變化。

可看出，在側滑情況下，反壓變化引起的兩側進氣道的不起動/再起動過程均存在“遲滯環”現象，但兩側進氣道性能參數并不一致，再起動過程也不同步。在反壓升高過程中，兩側進氣道均處于起動狀態，迎風側進氣道性能參數始終比背風側進氣道低，升到極限反壓pb=17.0p0時，兩側進氣道都進入不起動狀態。在反壓降低過程中，兩側進氣道性能基本一致，降到pb=10.8p0背風側進氣道起動，但迎風側進氣道不起動，直至反壓降到pb=8.7p0時，迎風側進氣道才啟動。

表4 給出了Ma=3.0、α=2°時不同側滑角下進氣道極限反壓和再起動反壓。彈體側滑角大于4°時，彈體對進氣道流場影響變大，迎風側流場比背風側惡劣，因此，迎風側進氣道再起動明顯滯后于背風側進氣道。在0°～6°范圍內，隨側滑角增大，背風側進氣道再起動反壓基本不變，迎風側進氣道再起動反壓顯著降低。

表4 不同側滑角下極限反壓和再起動反壓

從表4 也可看出，進氣道進口前氣流總壓是決定進氣道再起動反壓的主要因素。當彈體攻角α=2°，側滑角變化時，背風側進氣道受彈體干擾較小，再起動反壓基本不隨側滑角變化，維持在11.0p0左右。對于迎風側進氣道，當側滑角β≤2°時，彈體干擾較小，再起動反壓也接近11.0p0，當側滑角β≥4°時，隨側滑角增大，彈體干擾增強，再起動反壓逐漸降低。

3 結論

(1)由于反壓變化引起的進氣道不起動-再起動過程存在“遲滯環”現象。

(2)進氣道極限反壓與來流總壓、進氣道喉道總壓恢復系數和流量系數相關。在本文研究范圍內，隨來流馬赫數增加，自由流總壓和流量系數均提高，喉道總壓恢復系數降低，進氣道抗反壓能力增強。隨攻角增大，進氣道總壓恢復系數和流量系數均提高，進氣道抗反壓能力增強。

(3)進氣道入口前氣流總壓是決定進氣道再起動反壓的主要因素。來流馬赫數越大，氣流總壓越高，再起動反壓越高，與極限反壓相比，降低35%～49%。攻角越大，彈體干擾越弱，入口前氣流總壓越高，再起動反壓越高，α≥2°后彈體干擾極弱，再起動反壓基本維持不變，與極限反壓相比，降低30%～50%。

(4)在側滑情況下，背風側進氣道抗反壓能力強于迎風側進氣道。當迎風側不起動后，迎風側脫體激波干擾背風側進氣道的外壓縮激波系，使背風側進氣道也進入不起動狀態。

(5)在側滑情況下，兩側進氣道再起動不同步。背風側進氣道受彈體干擾小，再起動反壓基本不隨側滑角變化，與極限反壓相比，降低41.7%～49.87%；對于迎風側進氣道，隨側滑角增大，彈體干擾增強，再起動反壓低于背風側進氣道，與極限反壓相比，降低34.5%～44.4%。

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