高馬赫數超燃沖壓發動機技術研究進展

岳連捷 張 旭 張啟帆 陳科挺 李進平 陳 昊 姚 衛仲峰泉 李 飛 王 春 陳 宏

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

? (中國科學院大學工程科學學院,北京 100049)

引言

高超聲速吸氣式飛行由于在空間運輸、尤其在國家空天安全領域的政治和軍事價值,是航空航天大國臨近空間競爭的焦點之一.作為其核心瓶頸的超燃沖壓發動機技術更是近幾十年研究熱點[1].經過半個多世紀的努力,飛行馬赫數 Maf4.0～ 7.0 超燃沖壓發動機技術已取得一系列重大突破,從原理探索/關鍵技術攻關階段轉入工程研制階段[2].更高馬赫數超燃沖壓發動機技術研究提上日程,它是臨近空間中段海拔30～ 50 km 高馬赫數吸氣式巡航飛行的技術基礎,具有極高軍民應用價值.飛行速度的提高可在現階段超燃沖壓發動機技術基礎上提升高超聲速武器的突防能力,填補臨近空間中段制空權的空白;應用于可重復使用空天運輸器的一級載具,通過提升分離速度可以大幅提高有效載荷.

從熱力循環的角度,循環凈功取決于釋熱量和循環效率,轉化為氣流經過發動機的動能增量,體現為推力[3-4].假設循環凈功不變,則推導可知空氣比推力近似與飛行速度成反比,隨著飛行馬赫數提高,推力上限趨于降低.而高超飛行器的阻力近似與自由來流動壓成正比,隨飛行馬赫數會大幅提高.阻力與推力上限的變化趨勢相反,高馬赫數巡航飛行器的推阻平衡會面臨更嚴峻挑戰.為了實現推阻平衡,需要進行更精細化的發動機設計以提升推力,也需要進行有效的減阻.不同于再入飛行器僅短時經過臨近空間中段,高馬赫數超燃沖壓發動機在該空域長時間工作,發動機內超高速流動、燃燒及表面現象會更加復雜.由于上述特點,高馬赫數超燃沖壓發動機技術研究極具挑戰,工作馬赫數上限尚未可知.

高馬赫數飛行的另一個挑戰來自于熱防護,氣動加熱近似正比于飛行速度的三次方[5],隨著飛行速度提高,需要更高飛行高度以降低 Maf8.0～ 10.0高馬赫數巡航飛行器的熱防護難度.同時自由來流的滯止溫度大于2500 K,燃燒溫度上限遠超過3000 K,發動機結構熱負荷顯著增加.而更高飛行高度更低密度下發動機流量減少,所需燃料流量大幅減少導致再生冷卻熱沉能力降低,會加劇熱防護設計閉合難度.此外,高空低壓流動也會給發動機燃燒性能造成一定的障礙.

目前國際上僅美、澳、英、日等少數國家開展了相關研究,技術成熟度仍較低.我國相關研究剛起步,應立足現有 Maf4.0～ 7.0 發動機技術和相關研究方法基礎,前瞻探索高馬赫數超燃沖壓發動機的理論,發展試驗和數值深度耦合的研究方法,開展高馬赫數發動機的關鍵技術研究.

本文針對高馬赫數超燃沖壓發動機,首先分析了其關鍵科學與技術問題,然后介紹了國內外典型高馬赫數地面與飛行試驗情況,并概述了高馬赫數發動機內相關關鍵技術的研究進展.

1 高馬赫數超燃沖壓發動機關鍵問題

1.1 高焓離解與熱化學非平衡效應

隨著飛行馬赫數 Maf和高度提高,來流總焓增加導致高溫氣體效應逐漸凸顯,此外伴隨超高速更低壓氣流中的熱化學非平衡效應,這會改變高馬赫數發動機內流動與燃燒特性.

它首先表現為高馬赫數進氣道內空氣流動離解現象.圖1 是海拔35 km 不同 Maf的自由來流總溫以及滯止氣流達到化學平衡時離解組分O 和N 摩爾濃度 XO和 XN.可見,Maf4.0～ 7.0 條件下不到2000 K,氣流即使滯止也幾乎不離解.進氣道流動問題屬于高超聲速空氣動力學范疇.但在 Maf8.0～10.0 以上條件下,在2500 K～ 4000 K 以上,滯止氣流達到化學平衡時,離解組分含量隨 Maf提高而逐漸增加.其中,O 組分在 Maf8 以上即出現,Maf為10 時O 摩爾濃度達到3%.N 組分在 Maf11 以上才出現,Maf為15 時N 和O 的摩爾濃度分別是3%和13%.據此可知高馬赫數進氣道的邊界層等低速區內,空氣會部分離解,且離解度隨 Maf增加而提高,氣流物理化學性質改變,涉及高溫氣體動力學范疇問題[6],帶來氣動性能及熱特性的變化.

圖1 不同飛行馬赫數 Maf 的自由來流總溫 及滯止狀態下空氣中O 和N 組分摩爾分數 XN 和XOFig.1 Freestream stagnation temperature ,and O and N mole fractions XN and XO of stagnant air under different flight Mach numberMaf

高馬赫數飛行高氣流總焓條件下,離解效應不僅體現在進氣道內流動,對燃燒釋熱的限制會更為嚴重.依據如下簡化模型估算離解效應對理論燃燒效率 ηb的影響:針對不同燃燒室入口馬赫數 Main,以燃燒室入口溫度作為初始溫度,并假定等壓燃燒,基于最小吉布斯自由能法進行化學平衡計算可得到釋熱量,燃燒效率 ηb為釋熱量與低位熱值之比,常用氫燃料的低位熱值是 1.2×108J/kg .圖2 是不同飛行馬赫數 Maf、不同燃燒室入口馬赫數 Main條件下當量比1.0 氫燃料的理論燃燒效率 ηb.可見隨著Maf提高,離解效應對釋熱的限制愈加顯著,需要在更高Main條件下組織燃燒以降低離解程度.例如,當Maf=6時,在 Main=1,2 或3 條件下 ηb介于78%～85%,此時離解效應不太嚴重.具體而言,在 Maf4.0～7.0 發動機內,工作在較低燃燒室入口馬赫數Main=1,2條件下大分離流動的亞燃/超燃模態仍可以實現高效燃燒,不必擔心離解大幅降低燃燒效率.而當 Maf=10 時,在M ain=1,2,3 或4 條件下,ηb分別是38%,55%,66%和72%,即此時必須考慮離解對釋熱的限制.高飛行馬赫數下需要減小進氣道及隔離段的壓縮,更傾向于工作在較高 Main條件下無/小分離的超燃模態以免氣流靜溫過高加劇離解對釋熱的限制.與離解現象對應,下游噴管中復合放熱現象也將愈加顯著[7].區別于 Maf4.0～ 7.0 條件下的常規超聲速燃燒,本文將高馬赫數發動機內的燃燒現象稱為高超聲速燃燒.

圖2 不同飛行馬赫數 Maf 典型燃燒室入口馬赫數 Main 條件下理論燃燒效率ηbFig.2 Theoretical combustion efficiency ηb under typical combustor inflow Main of different flightMaf

除了高溫離解效應,高馬赫數發動機內超高速低壓氣流的熱力學特性也會不同.熱力學上,溫度是分子平均動能的度量,常見多原子氣體的分子動能包含了平動能、轉動能和振動能,分別對應平動溫度 Tt、轉動溫度 Tr和振動溫度 Tv.由于發動機內流滿足連續介質假設,分子碰撞頻率足夠,一般認為平動能與轉動能始終平衡,即認為 Tt=Tr.而振動能則需要高數個量級的分子碰撞才能與平動能達到平衡[8-9].熱力學非平衡指的是當地氣流的振動溫度變化滯后于平動溫度.由于溫度變化是其誘因,更容易發生在激波、膨脹波和火焰等溫度梯度大的區域.熱力學Damk?hler 數 Ωt是其判據[10],Ωt=τres/τt,τres是駐留時間,τt是振動能平衡的松弛時間.Ωt?1表示熱力學平衡,Ωt?1 表示振動溫度凍結,Ωt≈1表示熱力學非平衡.τt受溫度和壓力影響,氣流溫度或壓力越高,τt則越小,因此熱力學狀態受具體的流動條件影響,很難一概而論.圖3 是發動機內典型壓力50.66 kPa 和506.6 kPa 條件下O2,N2組分 τt隨溫度 T 的變化[6],可見氣流的溫度或壓力越高則 τt越小,溫度的影響更大,且N2的振動松弛時間顯著高于O2的振動松弛時間.首先看進氣道內流動特性,以 Maf=7,10 典型進氣道流場為例,出口氣流靜溫約為800 K 和1100 K,壓力近似認為50.66 kPa.根據圖3可知在此溫度下分別約為90.5 ms.23.6 ms 和5.5 ms,1.2 ms.考慮3 m 長進氣道,由來流速度估算 Maf=7,10 條件下進氣道氣流駐留時間τres-i分別為1.1 ms 和0.7 ms.對比可知,Maf4.0～7.0 進氣道內 τt-i遠大于 τres-i,接近熱力學凍結流,且振動能激發程度較低,通常不需要考慮熱力學非平衡效應.隨著 Maf提高,進氣道內接近τres-i,需要考慮熱力學非平衡效應.燃燒室作為下游部件,Maf4.0～ 7.0 燃燒室的典型流態是大面積低速分離區及下游的高溫高壓反應區.以2 m 長燃燒室為例,即使根據入口流速估算燃燒室駐留時間 τres-c也達1.0～ 2.2 ms,由于大分離流實際 τres-c更高.而2000 K,506.6 kPa 典型燃燒區狀態下分別約為0.27 ms 和0.01 ms,遠低于 τres-c.因此,較高τres-c意味著 Maf4.0～ 7.0 燃燒室內流動可以很快接近熱力學平衡.Maf8.0～ 15.0 高馬赫數燃燒室的典型流態是無/小分離流動及下游的高溫低壓反應區,根據入口流速估算 τres-c約0.4～ 0.9 ms.在2500 K,101.325 kPa 典型燃燒區狀態下分別為0.66 ms,0.02 ms,接近 τres-c,同時進氣道熱力學非平衡流動的影響延續到下游[11-12],因此高馬赫數燃燒需要考慮熱力學非平衡效應.熱力學非平衡的平動溫度與振動溫度共同影響物性和反應速率,影響流動、摻混與燃燒[11-13].

圖3 壓力50.66 kPa 和506.6 kPa 條件下O2 和N2 分子振動能松弛時間 τt 隨溫度 T 的變化Fig.3 O2 and N2 vibration energy relaxation time vs.temperature T under pressures of 50.66 kPa and 506.6 kPa

類似于熱力學非平衡,化學非平衡的判定依據是Damk?hler 數 Ωc.Ωc=τres/τm-k,τres是駐留時間,τm-k是摻混和化學反應所需時間.Ωc?1 表示化學平衡流,Ωc?1 表示組分凍結流,Ωc≈1 表示化學非平衡流.由于發動機內主流速度較高,燃燒室包含離解、燃燒等化學反應的流動一般處于化學非平衡.與 Maf4.0～ 7.0 發動機不同,高馬赫數發動機內空氣和燃燒產物在高溫區的離解現象以及在噴管低溫區的重新復合現象較為顯著[14].

1.2 超高速氣流燃料增混與燃燒強化技術

在 Maf≥10 條件下,為了抑制離解,一般認為燃燒室入口馬赫數控制在4.0 以上,當地氣流靜溫達到約1100 K 以上.在如此高溫氣流中組織燃燒,點火延遲時間非常低[15-17],燃燒進度會與摻混進度密切相關.而除了離解效應對釋熱的限制,氣流的超高速也會讓摻混更加困難,影響燃燒效率.

摻混效率的影響因素包含穿透深度和駐留時間.對于常見的氣態燃料聲速噴注,射流中心跡線的穿透深度 yp可以根據如下經驗公式估算[18]

式中 x 表示到噴孔的流向距離,d 表示噴孔直徑,J表示射流動量比.根據式(1),假設燃料是理想氣體,可以推導如下關系式

式中ER 表示當量比,uin表示燃燒室來流速度.典型的2 m 長燃燒室內燃料駐留時間 τres按下式估算

以典型飛行軌跡為例,圖4 繪制了不同飛行馬赫數 Maf及典型燃燒室入口馬赫數 Main條件下,yp和 τres隨 Maf的變化.假設當量比和噴孔尺寸不變,且 yp以 Maf=4.0 條件下的值為參考進行無量綱化.該圖與式(2)和式(3)表明隨著 Maf提高,由于 uin顯著增加,yp會顯著下降,同時 τres顯著縮短,更淺的射流穿透和更短駐留時間均不利于燃料均勻摻混和高效燃燒.

圖4 不同飛行馬赫數 Maf 典型燃燒室入口馬赫數 Main 條件下射流穿透深度 yp 與駐留時間τresFig.4 Jet penetration depth yp and residual time τres vs.different Mafunder typicalMain

高馬赫數發動機內,離解效應讓釋熱更為困難,超高速氣流中射流穿透深度更低不利于摻混,說明在高速來流下燃料噴注設計需予以調整,且極短駐留時間與摻混-燃燒弛豫時間的矛盾更加突出,這些因素導致摻混和燃燒組織難題僅憑以往 Maf4.0～7.0 發動機技術基礎難以解決.亟需發展適用于高馬赫數發動機的燃料增混和燃燒強化技術.在追求燃燒效率的同時,也需要降低加熱、激波和摩擦等因素造成的流動損失,以支撐解決推阻平衡難題.

1.3 高超聲速燃燒與進氣壓縮的匹配及工作模態

由于1.1 節所述高溫離解及熱化學非平衡效應,發動機的燃燒/流動匹配特性會不同于飛行馬赫數為4.0～ 7.0 的發動機.以理想布雷頓熱力循環為例[19],對此予以簡要分析.熱力循環效率 ηth表示循環凈功與燃燒釋熱量之比,滿足如下關系式

式中是進氣道等熵壓縮的增壓比,k 是比熱比.式(4)表明更高壓燃燒對應更高熱力循環效率.

循環凈功全部轉換成氣流的動能增量并體現為推力,可推導以下關系式

式中 u1和 ue分別是自由來流和噴管出口流速.Fm是單位空氣推力,即推力除以空氣流量是比釋熱率,即總釋熱率除以燃料流量是燃燒效率,f 是油氣比,hPR是低位熱值.Isp是燃料比沖.根據式(5)～ 式(7),Fm和 Isp與 ηth·ηb正相關.

如1.1 節所述,Maf4.0～ 7.0 發動機可以實現具有強激波串的高效燃燒,伴隨較高燃燒區壓力,即可以同時得到較高 ηb與ηth.但在高馬赫數發動機內,高 ηth需要高燃燒區壓力,伴隨著高溫升,這會加劇離解從而降低 ηb.即由于離解效應,ηb與 ηth會有相反的變化趨勢.為了最大化推力/比沖,ηb與 ηth需要折中權衡,在避免過度離解的前提下,讓燃燒區壓力盡量高.圖5 是基于簡化模型獲得的 Maf10，海拔34 km，不同燃燒室入口馬赫數 Main條件下的 ηb和Isp.計算假設氣流經過進氣道壓縮之后,等壓燃燒達到化學平衡,再膨脹到環境壓力.為了最大化 Isp,Main存在最佳值,盡管模型簡單可能與實際工況有一定偏差,但反映了基本趨勢,可見燃燒效率與熱力循環效率的折中優化也決定了發動機的工作模態.

圖5 不同燃燒室入口馬赫數 Main 條件下理論燃燒效率 ηb 和比沖IspFig.5 Theoretical combustion efficiency ηb and specific impulseIsp vs.combustor inflowMain

1.4 高焓低雷諾數邊界層流動及控制方法

更高馬赫數飛行器飛行于更高空低密度大氣環境,圖6 是不同飛行馬赫數 Maf和海拔高度 Hf條件下,自由來流動壓 q 和單位長度雷諾數 ReL的等值線,可見相比于 Maf4.0～ 7.0 低空飛行,Maf8.0～ 10.0以上更高空飛行條件下,ReL低幾倍.例如在 Maf=6,海拔高度24 km 條件下 ReL=5.8×106,但在 Maf=10,35 km 條件下 ReL=1.8×106.氣流雷諾數大幅降低會顯著影響發動機內邊界層流動特性.

圖6 不同飛行馬赫數 Maf 和高度 Hf 條件下自由來流動壓 q 和單位雷諾數 ReL 的等值線Fig.6 Free stream dynamic pressure q and Reynolds numberReL isolines under different Maf andHf

氣流雷諾數更低會導致邊界層自然轉捩所需長度 LT增加.圖7 是不同飛行馬赫數 Maf和高度 Hf條件下 LT的等值線,LT依據經驗公式得到[20].可見LT隨 Maf和 Hf增加而增加,其中 Hf的影響顯著.例如,在 Maf=6,32 km 左右條件下 LT=5 m,而在 Maf=12,43 km 左右條件下 LT=50 m .在更高馬赫數飛行條件下,LT甚至超過飛行器總長.這意味著內流更多處于層流狀態,而層流抗分離能力明顯低于湍流,對發動機性能不利.因此,高馬赫數發動機亟需發展主動轉捩方法.

圖7 不同 Maf 和 Hf 條件下自由來流動壓 q 和邊界層自然轉捩長度LT的等值線Fig.7 Free stream dynamic pressure q and boundary layer natural transition length LT isolines under different Maf andHf

平板層流邊界層厚度 δ 滿足如下關系[6]

式中 x 是流向坐標,Ma∞是氣流馬赫數,R ex是以x為參考長度的來流雷諾數.根據式(8)可見,氣流更高馬赫數和更低雷諾數導致邊界層厚度更快增長.圖8 是等動壓飛行條件下同一位置層流邊界層相對厚度隨 Maf的變化,以 Maf=7 條件下的值為參考無量綱化.可見隨 Maf提高,近似拋物線增加,邊界層急劇增厚意味著進氣道激波/邊界層等流動特性的顯著改變,以往進氣道設計方法不能照搬用于高馬赫數發動機.邊界層急劇增厚意味著內通道低能流占比急劇增加,甚至在燃燒室入口達50%量級,且入口流動非對稱性極為顯著,需要對低能邊界層流動進行排移處理.

圖8 不同飛行馬赫數 Maf 等動壓 q 條件下同一位置的無量綱化層流邊界層厚度δLFig.8 Normalized laminar boundary layer thickness δL at the same location vs.Maf under a constant flight dynamic pressureq

總之,高馬赫數發動機內,低雷諾數意味著邊界層急劇增厚且轉捩長度大幅增加,邊界層問題變得異常尖銳,內流邊界層發展、轉捩和激波/邊界層干擾等流動現象與控制策略有別于 Maf4.0～ 7.0 發動機.進氣道試驗還發現當單位雷諾數低于2.0 × 106m-1時,存在邊界層厚度隨雷諾數急劇變化的“雷諾數敏感性現象”.理論表明這一現象會在高馬赫數飛行時尤為突出[21].

1.5 高焓低密度流動/燃燒的熱防護技術

隨著飛行馬赫數提高,燃燒室內氣流總溫、總壓和速度均不斷增加,導致燃燒室結構承受極大的氣動與燃燒熱載荷.同時更高空低密度來流條件下,發動機空氣流量卻在不斷減小.對于采用機載燃料作為冷卻工質的燃燒室而言,結構防熱這一問題在高馬赫數、高空低密度條件下更為突出.這是因為高空條件下機載燃料流量迅速減小,用于冷卻的燃料存在吸熱量不足、換熱效率低等技術難題.

根據理論公式,熱流密度正比于氣流速度或馬赫數的2.8 次方、氣流密度的0.8 次方[22].據此定量分析如下,當飛行器從高度26 km，馬赫數6 加速飛行至高度33 km，馬赫數10 時,熱載荷增加了75%.若采用閉環燃料冷卻,假設燃料當量比不變,進氣道入口尺寸與捕獲率也基本不變,因此能夠充當冷卻介質的燃料,其流量與氣流速度及密度的乘積呈正比.對于上述問題,飛行馬赫數10 的狀態下,燃料流量僅為馬赫數6 時的56%,也即能夠提供結構冷卻吸熱的燃料總熱沉減小至馬赫數6 的56%.

以上計算表明,高馬赫數飛行時熱載荷明顯增大,即結構防熱需要吸收的熱量顯著增加.而同時機載燃料流量卻顯著減小,燃料的吸熱能力也隨之減小.如何解決之一矛盾,需要從提高燃料自身物理與化學熱沉、發展主被動復合熱防護技術以及優化發動機熱管理系統等多個方面入手.

1.6 高馬赫數地面試驗風洞技術

地面試驗是發動機技術研究的重要手段.為了準確反映真實飛行中發動機流動/燃燒等物理化學過程,風洞來流與真實飛行條件需滿足相似性原理,即一系列無量綱數相同[23].對于低速無化學反應流動,一般采用馬赫數和雷諾數相似條件.但對于高速或反應流,溫度對物性和反應速率起決定性作用,且壓力也對熱化學非平衡過程起重要作用,因此一般需要模擬來流的溫度和壓力(縮比模型需要更高來流壓力).表1 是典型馬赫數 Maf和高度 Hf飛行條件下氣流的總溫和總壓,它們隨著飛行馬赫數增加而迅速增加,可見高馬赫數飛行對地面試驗設備提出更高總溫和總壓的需求.

表1 不同飛行馬赫數 Maf 和高度 Hf 條件下氣流的總溫 和總壓Table 1 Freestream and under different flight Maf andHf

表1 不同飛行馬赫數 Maf 和高度 Hf 條件下氣流的總溫 和總壓Table 1 Freestream and under different flight Maf andHf

發動機試驗的超聲速/高超聲速風洞根據運行時間分為連續式、暫沖式和脈沖式等[24-25],如表2所示.各類風洞原理和特點不同,就總溫而言,連續式風洞較低,一般不超過1000 K;暫沖式風洞包括蓄熱式和燃燒補氧式風洞,其中,燃燒補氧式風洞在Maf4.0～ 7.0 發動機試驗中有較多應用,其原理相對簡單,且試驗時長可達幾十分鐘級.但其模擬最高溫度受限,在試驗氣流水污染組分摩爾分數不超過30%前提下,10 MPa 工作壓力下利用室溫空氣的燒氫補氧型加熱器最高平衡溫度不超過2240 K,即使空氣溫度加熱至1200 K,最高平衡溫度不超過2920 K.即使放開污染組分限制,最高平衡溫度也分別不超過3550 K 和3810 K,僅勉強接近飛行馬赫數10 的工作溫度.

表2 超/高超聲速風洞的主要類型和特性Table 2 Typical types and characteristics of supersonic/hypersonic test facilities

燃燒補氧式風洞的另一個問題是利用燃燒型加熱器產生高焓試驗氣流,氣流含較多污染組分.以燒氫補氧型加熱器為例,圖9 是室溫供氣條件下不同加熱器總溫氣流中 H2O,OH 和 O2摩爾分數,由化學平衡計算得到.可見在 Maf4.0～ 7.0 發動機低于2000 K 條件下,污染組分 H2O 濃度相對低,且OH等離解產物幾乎沒有,可準確保證 O2濃度與純空氣一致為21%.但更高馬赫數飛行條件下,來流 H2O 濃度隨來流總溫增加而不斷提高,且 OH 等離解產物濃度增加,難以保證 O2濃度維持21%.

圖9 燒氫補氧風洞不同總溫 試驗氣流組分摩爾分數Fig.9 Test inflow mole fractions provided by H2-O2-air combustion tunnel under different

為減少污染組分,純空氣可以先經過蓄熱器到初始溫度 Tair,再經過燃燒型加熱器產生總溫試驗氣流[27].以蓄熱器結合燒氫補氧型加熱器為例,圖10 是10 MPa 總壓試驗氣流中 H2O 濃度隨 Tair的變化.可見這兩種加熱方式結合使用可以有效減少污染組分.但=3000 K 條件下,即使 Tair=1200 K,試驗氣流中污染組分仍達到32%.發動機研究需要秒級地面試驗設施的新思路、新方法.

圖10 燒氫補氧風洞不同空氣初始溫度 Tair 下試驗氣流中 H2O 摩爾分數Fig.10 Test inflow H2O mole fractions of H2-O2-air combustion tunnel under different initial air temperatureTair

相比其他類型風洞,脈沖風洞雖然僅有毫秒級試驗時間,但它能滿足高馬赫飛行條件下化學反應流模擬最重要的總溫條件,可提供氣流總溫最高可達10 000 K.所以,目前國際上都利用高焓脈沖風洞(例如激波風洞、膨脹管風洞和炮風洞等)開展Maf8～ 10+高馬赫數發動機試驗研究,它也是未來開展技術論證的主要試驗設施[28].它的缺陷就是僅有毫秒量級試驗時間,對試驗技術提出更高要求.

2 高馬赫數地面試驗的風洞技術

如1.6 節所述,目前高馬赫數發動機的地面試驗依托激波風洞開展.由于風洞技術是發動機試驗研究的基礎,在此首先對該風洞技術予以簡要介紹.

2.1 激波風洞原理

激波風洞的典型結構和運行波系如圖11 所示,從左至右依次分為驅動段、被驅動段、噴管和試驗段[23,29-30].在試驗初始階段,驅動段、被驅動段和試驗段由膜片隔開,驅動段和被驅動段分別充入高壓驅動氣體和低壓試驗氣體,試驗段抽真空模擬高空大氣環境.風洞運行時,驅動段和被驅動段之間的膜片由于高壓瞬時破裂,產生向上游驅動段傳播的稀疏波,同時高壓驅動氣體通過稀疏波膨脹加速進入被驅動段,壓縮低壓試驗氣體,并在其中形成一道入射激波.當入射激波傳播到被驅動段末端時,擊破膜片并發生反射,形成向上游傳播的反射激波,使試驗氣體進一步增壓增焓且滯止.最后,高焓高壓試驗氣體通過噴管加速,形成高速試驗氣流.

圖11 激波風洞結構及運行原理Fig.11 Structure and operating principle of shock tunnel

入射激波馬赫數 Mas決定來流總焓,是激波風洞運行的最重要參數.理想條件下 Mas由下式確定

其中 p,a 和k 分別是靜壓、聲速和比熱比,下標1 和4 分別表示試驗氣體和驅動氣體.除了要確定Mas,還需保證激波風洞運行處于縫合狀態,即反射激波通過驅動氣體和被驅動氣體的接觸面時,不產生干擾試驗氣體狀態的反射波.需滿足如下關系

式(10)表明 Mas確定后,驅動氣體與試驗氣體的聲速比 a4/a1隨之確定.而試驗氣體的初始狀態通常是常溫空氣,即 a1確定.再根據式(8)可以得到驅動氣體聲速 a4.至此,試驗所需驅動/被驅動氣體參數即可全部確定.

Mas決定了試驗氣體的增壓與增焓比.對上述公式進一步分析可知 Mas取決于壓比 p4/p1和聲速比 a4/a1,隨 p4/p1和 a4/a1的增大而增大.Mas一定時通過增加驅動段與被驅動段的聲速比可以減小所需壓比,降低風洞建設難度,這需要驅動氣體具備高聲速特性.例如在293 K,101.325 kPa 標準狀態下空氣作為被驅動氣體,氫氣驅動時 Mas=6.02,而氦氣驅動時 Mas=3.42,因此從聲速特性考慮,氫氣是更合適的驅動氣體.

2.2 驅動方式及設備簡介

高焓激波風洞依據驅動方式可以分為3 類:加熱輕氣體驅動[31]、自由活塞驅動[32]和爆轟驅動[33].這3 類激波風洞是目前國際高焓燃燒流動研究應用的主力試驗手段,已經獲得了大量數據.

加熱輕氣體驅動方式采用了高聲速特性的輕氣體作為驅動氣體,再通過加熱進一步提升其聲速.代表性的是美國的LENS 系列激波風洞[31].LENS 1 采用電加熱氫氣或氦氣作為驅動氣體;LENS 2 直接采用氦氣/氮氣作為驅動氣體.但這類風洞每次試驗需要消耗大量輕氣體,運行成本相對較高.而且大量輕氣體的儲存、運輸、加熱和排放存在諸多不安全因素.另外,驅動氣體通過機械壓縮達到高壓,其結構強度和壓縮功率限制了風洞輸出功率.這些因素使得應用加熱輕氣體驅動模式,難以進一步增大風洞尺寸、提升風洞輸出功率.

自由活塞驅動是利用高速運動的自由活塞,壓縮產生高壓驅動氣體的一種運行模式.它把重活塞加速到較高速度,依靠其慣性動能壓縮產生高壓驅動氣體.已經建造應用的自由活塞驅動激波風洞有澳大利亞國立大學的T3、昆士蘭大學的T4,美國加州理工學院的T5,德國DLR 的HEG,日本國家航天實驗中心的KEK 和HIEST,以及航天十一院FD21[32,34-36].這種驅動技術的缺點是高焓試驗氣流品質不高,試驗時間太短.其根本原因是對于自由活塞運動缺乏有效的控制機制,活塞運動不存在定常壓縮過程,造成駐室壓力波動嚴重.例如HIEST 總長接近100 m,但試驗時長僅2～ 3 ms,且這段時間內駐室壓力還持續降低.另外,自由活塞驅動技術相對復雜,重活塞制動困難,攜帶的慣性能量有限,在一定程度上限制了自由活塞驅動技術的應用與擴展.

爆轟是一種能量釋放率極高的特殊燃燒現象,可達普通燃燒的億倍以上.爆轟驅動是利用爆轟后高溫、高壓氣體作為風洞驅動氣源的一種驅動方式[33],具有方便高效、輸出功率大、驅動能力可預測、可控的優勢.典型爆轟驅動風洞包括中科院力學所的JF10,JF12 和JF24 等.

表3 是典型高焓激波風洞的主要參數.可見,風洞運行時長均為毫秒量級,總壓上限僅LENS I 風洞接近80 MPa,其余風洞大都不超過30 MPa,不能滿足自由射流式研究.因此,增加試驗時間、提高氣流總壓是發動機地面試驗激波風洞技術的重要發展方向.

表3 典型高焓激波風洞Table 3 Typical high-enthalpy shock tunnels

2.3 爆轟驅動激波風洞

如前所述,試驗氣流總溫越高,縫合運行條件要求驅動氣體聲速越高,因此爆轟驅動風洞擅長模擬高總溫、高總壓試驗氣流.JF10 激波風洞利用了這一優勢,可模擬5 km/s 以上超高速飛行條件.為了模擬較低總溫試驗氣流,需要降低驅動氣體聲速,即增加驅動氣體中惰性氣體(N2,Ar 等)含量,這會導致起始爆轟困難.為了低總溫運行,JF12 采用小驅大模式,可模擬 Maf6～ 9 發動機試驗條件,但使得進一步提升總壓存在困難.陸星宇等[38]提出一種封閉式點火管設計,沒有沿用點火管與驅動段連通的傳統結構,而是以膜片將點火管隔離為獨立腔體.點火管的封閉性帶來提升起爆能力的新途徑,即提高點火管初始壓力和填充當量比可燃氣體.系列研究表明利用封閉式點火管相關技術,無需變截面驅動即可滿足寬范圍總溫模擬需求,避免了變截面驅動導致總壓損失等問題.

以爆轟驅動技術為基礎,解決高稀釋比驅動氣體直接起始爆轟和高總溫條件下縫合運行等技術難題,中科院力學所高溫氣體動力學國家重點實驗室研制出JF24 激波風洞,如圖12 所示,主體分為激波管和真空艙兩部分.激波管總長23 m,由卸爆段、驅動段和被驅動段組成,長度分別為2.5 m,13 m 和7.5 m,卸爆段內徑260 mm,驅動段和被驅動段內徑皆為130 mm.真空艙內徑1.4 m,長5.5 m.JF24 風洞可提供氣流總溫3000 K～ 6000 K,總壓最高20 MPa,典型總壓變化曲線如圖13 所示,不同來流條件下試驗時間略有不同,約5～10 ms,可采用直連或半自由射流方式開展 Maf9～ 12 發動機研究.

圖12 JF24 激波風洞示意圖Fig.12 Schematic of JF24 shock tunnel

圖13 JF24 激波風洞典型的來流總壓-時間曲線Fig.13 Typical stagnation pressure time histories of the test inflow by JF24 shock tunnel

近兩年在國家自然科學基金重大科研儀器項目支持下,力學所正在研制爆轟驅動超高速高焓激波風洞JF22.它能夠模擬30～ 70 km 高度、Maf=10～25的飛行條件,氣流總溫最高可達8500 K,且試驗時間長增至40 ms.該風洞預計2022 年底建成并完成驗收,將為 Maf10+高溫氣體動力學前沿問題提供實驗設備基礎,也可以支持高馬赫數超燃沖壓發動機的基礎和應用研究.

3 高馬赫數超燃沖壓發動機地面和飛行試驗

由于激波風洞僅有毫秒級試驗時長,與燃燒流動的特征時間相當,而且發動機內離解與熱化學非平衡效應與時間歷程密切相關,毫秒級試驗難以獲取多維度長時間測試數據.因此有必要開展低成本飛行試驗,以彌補現有地面試驗技術的不足,地面試驗與飛行試驗數據相結合推進對發動機的認識與理解.

美國NASA 于1997 年啟動Hyper-X 計劃,研發用于高超聲速飛機的氫燃料超燃沖壓發動機,并驗證機身/發動機一體化設計方法、試驗技術和計算方法,及發動機/熱防護/飛控等分系統集成技術.2004 年7 月,該計劃X-43 A 飛行器開展了高馬赫數自由飛行試驗[39].圖14 是飛行示意圖,X-43 A 由B-52 B 運輸機和飛馬座號運載火箭送至預定軌道.超燃沖壓發動機工作期間,X-43 A 獲得了推阻平衡,以馬赫數9.6 巡航飛行約10 s.此次飛行證明了氫燃料高馬赫數超燃沖壓發動機技術可行.

圖14 X-43 A 馬赫數9.6 飛行試驗示意圖[38]Fig.14 X-43 A Mach 9.6 flight mission profile[38]

X-43 A 飛行試驗前,Rogers 等[40]在HyPulse 激波風洞開展了全高度-部分寬度發動機模型試驗.圖15是地面與飛行試驗典型的發動機沿程壁面壓力對比,可見二者符合程度較高.這表明雖然HyPulse風洞的試驗時間僅有2～ 3 ms,但可以為飛行試驗提供有效數據支持.

圖15 X-43 A 馬赫數9.6 飛行(F3)與地面發動機試驗壁面壓力分布對比[40]Fig.15 Comparison of X-43 A engine ground test and Mach 9.6 flight(F3) pressure distribution[40]

澳大利亞在高馬赫數地面與飛行試驗研究方面非常活躍.自1997 年,先后和英國、日本等國合作逐步開展了HyShot 系列4 次飛行試驗[41].首要目標是驗證基于激波風洞的研究成果適用于飛行,并探索運用探空火箭開展低成本飛行試驗[42].除了第一次飛行因故障未能將試驗件送到預定軌道,后3 次飛行均成功實現馬赫數7.7 左右帶飛,但公開報道較少[43],典型地面與飛行試驗數據符合較好[44].

2006 年,澳大利亞國防科技機構(DSTO)和美國空軍實驗室(AFRL)牽頭啟動多國合作的HiFire項目[45-46].發展高效低成本飛行試驗技術,以彌補地面試驗設備不足,獲取發動機和飛行器的長時間試驗數據,并對氣動布局、推進和控制等基礎問題開展研究.該項目采用探空火箭將試驗件送至預定軌道,打開保護罩開展試驗件帶飛試驗[47],或釋放試驗件開展自由飛行試驗[48].目前已開展多次飛行且仍在進行,其中涉及推進系統的包括HiFire-2,HiFire-3 和HiFire-7 3 次試驗.前兩者于2012 年成功開展最大飛行馬赫數8 左右帶飛試驗[45,46].HiFire-2 在約13 s 有效試驗時間內飛行馬赫數從6 增加到8.4,研究了碳氫燃料矩形發動機在加速過程中亞燃轉超燃的模態轉換現象,并初步探索上限飛行馬赫數[47].HiFire-3 采用氫燃料軸對稱發動機,著重研究進氣道提前噴注技術以提升馬赫數上限,并在T4 激波風洞開展了試驗研究[48].進氣道噴注技術會在第6.1 節詳細介紹.HiFire-7 同樣采用進氣道噴注,在2018 年開展了馬赫數8 自由飛行試驗,計劃獲取推力與地面數據進行對比,由于GPS 遙測系統故障未能實現[49].但它首次通過飛行試驗證明了方轉橢圓內轉式進氣道在高空低雷諾數來流條件下的自起動能力.此外,基于T4 風洞的地面試驗表明在馬赫數8.1 來流條件下發動機可以實現高效燃燒,典型沿程壓力分布如圖16 所示[50].

圖16 HiFire-7 全尺寸發動機模型T4 激波風洞試驗典型的沿程壓力[50]Fig.16 Typical wall-pressure distributions of HiFire-7 full-scale engine tests in T4 shock tunnel[50]

2003 年美國國防預先研究計劃局(DARPA)和空軍實驗室啟動Falcon 計劃,研發可重復使用、水平起降且馬赫數10 巡航高超聲速飛機[51-52].作為Falcon 計劃一部分,2004 年起DARPA 資助澳大利亞和美國合作開展HyCAUSE 項目[53-54],研究氫燃料超燃沖壓發動機在馬赫數10 飛行條件下的推進和操控性能,對比地面和飛行數據,并推動低成本飛行試驗技術進步.該項目在T4 風洞開展試驗著重研究了進氣道噴注方案對點火和燃燒的促進作用,并在LENS I 激波風洞研究基于內轉式進氣道的軸對稱發動機設計,公開報道較少.2007 年,開展了飛行馬赫數9.5 左右探空火箭帶飛試驗,火箭失穩導致試驗發動機未能成功點火[53].但內收縮比遠大于Kantrowitz 極限的內轉式進氣道數次再起動,證明了這類進氣道出色的高空再起動性能.

澳大利亞制定了20 年規劃[55],研發基于超燃沖壓發動機的天地運載器(SCRAMSPACE).第一階段,在澳空間研究計劃(ASRP)資助下,2011 年啟動由昆士蘭大學主導的SCRAMSPACE I 國際合作飛行試驗項目[56-57],回答軸對稱內轉式進氣道噴注-radical farm 發動機在馬赫數8 飛行條件下的推進性能,并驗證現有激波風洞試驗方法和數值方法.圖17是典型沿程壓力分布對比,可見HEG 激波風洞數據與CFD 符合尚可[58].2013 年進行了飛行試驗,但火箭故障導致試驗件未能進入預定軌道[59].除上述試驗,澳大利亞基于T4 風洞發展了一系列高馬赫數燃燒強化方法,將在第6 節詳細介紹.

圖17 SCRAMSPACE I HEG 風洞試驗與CFD 沿程壓力分布對比[58]Fig.17 Typical wall-pressure distributions of SCRAMSPACE I by HEG tunnel test and CFD data[58]

為了讓超燃沖壓發動機在更寬飛行馬赫數范圍內高效工作,日本學者首次提出超混合型支板設計,即在常規支板后緣設置交錯斜楔以產生流向渦增進摻混并強化燃燒[60].較低飛行馬赫數的試驗表明超混合型支板性能優于常規支板[60-62].為進一步驗證在更高飛行馬赫數條件下無分離超燃模態的超混合型支板性能,并對比地面/飛行試驗和CFD 數據,日本設計了采用此支板的HyShot-IV 發動機,并與澳大利亞合作成功開展了飛行馬赫數7.7 帶飛試驗[41].飛行試驗公開報道較少,但HIEST 激波風洞的試驗結果顯示在無分離超燃模態,超混合型支板(CNR5-R17)性能優于壁面直噴(normal injector)和后臺階噴注(backstep injector)[63].典型沿程壓力分布對比如圖18 所示.基于超混合型支板的高馬赫數燃燒強化方法研究將在第6.3 節詳細介紹.

圖18 HIEST 激波風洞試驗典型的沿程壓力分布[63]Fig.18 Typical wall-pressure distributions based on tests in HIEST shock tunnel[63]

國內高馬赫數超燃沖壓發動機研究起步較晚,但多家單位已建成地面試驗設施包括F D 2 1,FD14 A,JF12 和JF24 激波風洞,并開展了初步試驗研究[36,64-66].姚軒宇等[64]在JF12 風洞實現了飛行馬赫數9.5 氫燃料發動機的百毫秒級點火與燃燒過程.盧洪波等[36]在FD21 風洞開展了飛行馬赫數8 氫燃料超燃沖壓發動機的自由射流試驗,與氮氣來流試驗結果的對比證明了空氣來流條件下,發動機在1 ms 試驗時間內實現點火與燃燒.吳里銀等[65]在FD14 A 風洞實現了飛行馬赫數10 氫燃料發動機的點火與燃燒.張旭等[37]在JF24 風洞首先實現了碳氫燃料在馬赫數10 飛行條件下的穩定燃燒,并探索了小支板耦合雙排噴注的高馬赫數強化燃燒方法.Zhou 等[66]基于同一試驗模型,利用高速相機和內窺光纖實現了圓截面燃燒室內氫火焰結構的拍攝,典型火焰圖像如圖19 所示.可見凹腔處火焰一直較強.這表明雖然高馬赫數飛行條件下高焓氣流中氫燃料著火延遲時間較低,常規凹腔穩焰裝置仍然起到穩焰作用.綜上,國內已具備高馬赫數發動機的地面試驗能力,可以支撐關鍵技術研究.

圖19 高馬赫數燃燒室激波風洞試驗典型火焰圖[66]Fig.19 Typical flame image in high Mach number circular combustor by shock tunnel test[66]

4 高馬赫數超燃沖壓發動機總體評估

超燃沖壓發動機的上限飛行馬赫數由推進性能和熱防護能力共同決定,推力應該能克服高馬赫數加速及巡航飛行的氣動阻力,結構應能夠抗住長時間飛行的熱載荷.基于耦合傳熱模型的熱力循環或準一維的總體分析方法,對發動機的推力和熱防護能力進行快速的總體評估,可以為高馬赫數發動機的后續研究提供方向性或規律性的參考建議.

4.1 推進性能的總體評估

Waltrup[67]對推阻平衡的總體評估表明碳氫燃料超燃沖壓發動機飛行馬赫數上限 (Ma0)max約10.0.Wang 等[68]進一步耦合傳熱評估認為 (Ma0)max約8.0～ 10.0,前提是計算飛行器阻力的參考面積與來流捕獲面積之比kAR滿足約束.圖20 是不同 kAR條件下的 (Ma0)max,圖中 ηb是燃燒效率.可見 kAR越大,則 (Ma0)max越小.這是因為阻力參考面積和阻力系數一定時,kAR越大則來流捕獲面積越小,導致更小捕獲流量和推力.為了推阻平衡,(Ma0)max降低.

圖20 不同 kAR 條件下最大飛行馬赫數 (Ma0)max [68]Fig.20 (Ma0)max at different kAR [68]

Waltrup[67]發現噴管出口與來流捕獲面積之比、燃燒室面積擴張比對 (Ma0)max影響較大,而進氣道面積收縮比影響較小.Smart[69]發現在馬赫數6～ 12 飛行條件下,為了最大化熱力循環效率和比沖,進氣道增壓比最佳值均介于50～ 100.Zhang等[70]進一步發現進氣道非等熵壓縮效率以及最高燃燒溫度均對推力和比沖性能上限有顯著影響.基于等面積燃燒模型,Cao 等[71]認為高馬赫數燃燒應工作在超燃模態,可以獲得最優推力上限.Roux 等[72]結合等壓和等馬赫數燃燒模型也認為高馬赫數燃燒應工作在超燃模態,且最佳燃燒室入口馬赫數與飛行馬赫數正相關.上述研究僅考慮最優化推力上限.為避免燃燒過程出現過度離解,Ji 等[73]在給定燃燒室入口溫度的上限約束條件下進行評估研究,他們認為為了同時最優化推力和比沖上限,燃燒室入口溫度應接近此上限約束.Yang 等[74]還對比了熱力循環不同加熱過程的影響,圖21 是傳統等壓加熱過程以及等壓-等溫混合加熱過程在不同巡航馬赫數條件下的推力,Yang 認為不同巡航馬赫數條件下等壓-等溫混合加熱過程均可以顯著提升推力.

圖21 采用傳統等壓加熱和等壓-等溫混合加熱循環的發動機最大推力[74]Fig.21 Thrust vs.cruise Mach number using traditional and compound thermodynamic cycles,respectively[74]

上述總體評估證明了超燃沖壓發動機能夠滿足高馬赫數飛行的動力需求,但總體分析方法普遍沒考慮到高溫離解效應.針對此不足,徐雪睿和仲峰泉[75]提出解離效率的概念,建立解離效率與來流空氣溫度、壓力以及燃料當量比的關系.并借此分析了高馬赫數燃燒室一維流動與傳熱性能,定量評估了解離對燃燒室性能的影響.

4.2 熱防護的總體評估

在較高馬赫數飛行條件下高焓反應流中結構熱負荷顯著增加,更需主被動結合的熱防護設計,包括再生冷卻、沖擊射流冷卻、膜冷卻、發汗冷卻、噴霧冷卻等先進冷卻方法及其組合形式[76-78].其中,以燃料作為再生冷卻劑是最具代表性的主動冷卻方法,還能回收熱量以提高熱力循環效率.圖22 是結合了再生冷卻與隔熱涂層的典型主被動結合熱防護設計.它包含燃燒室主體結構、內側隔熱涂層和外側再生冷卻通道.主體結構常用耐高溫合金,C/SiC等復合材料具有耐溫2200 K 以上且熱導率低的優點,可以作為隔熱涂層.

圖22 隔熱涂層與再生冷卻組合熱防護示意圖[79]Fig.22 Schematic diagram of combined active and passive thermal protection systems[79]

如4.1 節所述,氫和碳氫燃料都可以滿足高馬赫數發動機的推力性能需求,而液氫冷卻性能更佳.羅世彬等[80]對氫燃料發動機再生冷卻與飛行器氣動加熱的總體分析表明合理配置噴注方案并提高冷卻通道出口溫度,能夠滿足 Maf6～ 12 冷卻需求.Zhang 等[79]對所示冷卻結構的氫燃料燃燒室進行了一維流耦合傳熱分析,圖23 是不同當量比 Φ 條件下燃燒室主體結構最大壁溫 Twa,圖中水平點劃線表示耐溫極限是1275 K,“active”表示僅采用再生冷卻,“combined”表示隔熱涂層耦合再生冷卻.該結果證明了相比于僅采用再生冷卻,添加隔熱涂層可以進一步提升熱防護能力.此外,在低于耐溫極限前提下,耦合冷卻方式的當量比范圍更廣,有利于控制設計.

圖23 不同當量比 Φ 燃燒室主體的最大壁溫 Twa [79]Fig.23 Maximum temperature of combustor main structure Twa at different Φ [79]

相比氫燃料,煤油等碳氫燃料雖然冷卻性能較低,但通過裂解可以增加其總有效熱沉,且存儲和使用更加方便[81-82].針對碳氫燃料再生冷卻的超燃沖壓發動機,Wang 等[68]進行了基于典型等動壓彈道的流動耦合傳熱總體分析,獲得了推阻平衡與熱防護共同限制下的飛行馬赫數上限 (Ma0)max.圖24 是不同燃燒室長徑比 L/D 條件下的 (Ma0)max,Tfmax和Twmax分別是冷卻通道內燃料最大溫度以及最大壁溫約束.可見,L/D 對 (Ma0)max有顯著影響,L/D 越小,(Ma0)max越大.這是由于隨著飛行馬赫數提高,最高燃氣溫度和壁面熱流增加,要求 L/D 更小以降低總熱負荷.

圖24 不同燃燒室長徑比 L/D 條件下 (Ma0)max [68]Fig.24 Maximum (Ma0)max at different L/D [68]

上述再生冷卻的耦合傳熱總體分析中未考慮燃料供給方式的影響.針對此不足,Qin 等[83]假設燃料由渦輪泵裝置供給,設計了圖25 所示二次冷卻系統:燃料泵入冷卻通道,經過一段距離吸收來自發動機的熱量,稱之為一次冷卻;然后高溫燃料流入渦輪并對泵做功;流出渦輪的燃料溫度更低,重新作為冷卻劑流入冷卻通道,稱之為二次冷卻;此后,燃料噴入燃燒室.圖26 是總體分析得到的典型燃燒室沿程壁溫.recooling cycle 表示二次冷卻循環分析,regenerative cooling 表示再生冷卻循環分析.該結果表明針對燃料二次冷卻方式,基于再生冷卻的總體分析高估壁溫,即低估熱防護能力.

圖25 耦合渦輪泵燃料供給系統的二次冷卻循環[83]Fig.25 Schematic of recooling cycle with turbine pump fuel supply system[83]

圖26 再生冷卻與二次冷卻典型燃燒室沿程壁溫[83]Fig.26 Comparison of gas-side wall temperature distributions in recooling cycle and regenerative cooling cycle,respectively[83]

5 熱化學非平衡效應

如1.1 節所述,高馬赫數發動機內高焓流動燃燒過程離解、復合與熱化學非平衡現象愈加顯著,會極大影響流動燃燒、傳熱特性及發動機性能.此外,激波壓縮產生的試驗氣流處于熱化學非平衡,其馬赫數、溫度和組分等參數與實際飛行的熱力學平衡來流存在一定偏差,也會造成高馬赫數發動機和燃燒試驗數據的天地差異.學者們針對性地采用數值方法研究了離解、復合與熱化學非平衡效應.

5.1 超高速空氣流動的真實氣體效應

空氣流動的真實氣體效應指的是考慮高溫空氣的物性隨溫度變化,且包含離解/復合化學反應或熱化學非平衡效應.Maf4.0～ 7.0 進氣道研究中通常不考慮空氣化學反應,采用量熱完全氣體模型CPG 或者熱完全氣體模型TPG,而高馬赫數下總溫達到2500 K 以上需要探索真實氣體效應影響.針對具有代表性的二元高超聲速進氣道[84],張啟帆等[85]研究了真實氣體效應對設計點 Maf=10 二元進氣道的影響,對比了量熱完全氣體模型CPG、熱完全氣體模型TPG、化學非平衡氣體模型CNEG 和化學平衡氣體模型CEG 的計算結果.結果表明壁面附近邊界層/分離區存在真實氣體效應,而且邊界層內極少量離解反應遠未達到化學平衡,主流溫度較低不足以發生離解.Maf=10 條件下,除了壁面附近溫度和熱流差異,化學非平衡CNEG 計算結果與熱完全氣體模型TPG 接近.圖27 對比了TPG 和CNEG 模型在機身一側壁溫分布,可知邊界層內離解吸熱能降低進氣道的整體壁溫和熱流.此外,離解反應通過對不起動狀態分離包的抑制將進氣道再起動馬赫數從9.8 降到9.4.內轉式進氣道具有長度更短且便于和前體一體化設計的優點[86].代春良等[87]研究了設計點 Maf=10 內轉式進氣道的真實氣體效應影響.除上述4 種模型,計算考察了熱化學非平衡氣體模型TNEG.同樣發現邊界層和分離區內離解和化學非平衡現象,并且TNEG 計算結果的離解程度高于CNEG.結合相關研究[10,12],這很可能是因為TNEG 計算結果在激波前后邊界層內,熱力學非平衡導致明顯更高的平動溫升和略低的振動溫升,也即有效溫度更高,這意味著空氣的離解反應更加迅速.

圖27 不同氣體模型二元進氣道典型沿程壁溫[85]Fig.27 Typical wall-temperature distributions of 2-D inlet using different gas models[85]

隔離段位于進氣道和燃燒室之間,能容納釋熱區高壓引起的激波串,防止高壓前傳導致發動機不起動[88].Fiévet 等[13]在靜壓27.36 kPa、靜溫1040 K、馬赫數2.0 入口來流且反壓一致為90.18 kPa條件下,研究了隔離段內激波串的熱力學非平衡現象.圖28 和圖29 分別是熱力學平衡和非平衡隔離段流動的馬赫數和靜壓云圖.絕對坐標 x 除以入口高度 h 以無量綱,xs1是首道激波起始位置.圖28 顯示熱力學非平衡使得激波串更靠近上游,即更長的激波串.這是由于激波前后氧氣可以迅速達到熱力學平衡,但是氮氣的振動溫度直到出口仍接近凍結,導致沿程更高的平動溫升,體現為更緩慢壓升和更長的偽激波串.但同時如圖29 所示,在熱力學非平衡流動中激波反射結構更為緊湊,激波節更短,其影響機理還需探索.

圖28 熱力學平衡和非平衡假設下典型的隔離段馬赫數云圖[13]Fig.28 Typical Mach number contours assuming thermal equilibrium and nonequilibrium,respectively[13]

圖29 熱力學平衡和非平衡隔離段典型靜壓云圖[13]Fig.29 Typical pressure contours assuming thermal equilibrium and nonequilibrium,respectively[13]

Gehre 等[10]在馬赫數6.0、總溫3305 K 來流條件下,研究了熱力學非平衡對進氣道噴注的點火、燃燒特性及天地數據差異的影響.分別計算3 個工況,EQ-EQ 工況是參照,處于熱力學平衡,EQ-NE 工況模擬飛行,即熱力學平衡來流條件下的非平衡流動,NE-NE 模擬激波風洞試驗,來流條件和流動均為熱力學非平衡.圖30 是進氣道第一個分離區內橫截面有效溫度T 云圖.T 根據平動溫度 Tt和振動溫度Tv的加權計算得到,3 個工況的有效溫度最大值Tmax分別是1631 K,1499 K 和1574 K.結果顯示雖然 Tmax差別不大,但會造成氧氣離解反應速率的顯著差別[10],且T 越高離解反應越迅速.EQ-EQ 工況的 Tmax最大,離解最迅速,高溫區內離解組分O 含量最高.換言之,在進氣道噴注燃料的情況下,由于O 能促進點火和燃燒,若不考慮熱力學非平衡,則燃燒仿真中點火會提前發生,且高估燃燒強度.另外兩個工況的對比顯示NE-NE 工況 Tmax高于EQ-NE.可以作類似地推測,進氣道噴注燃料的激波風洞試驗中燃燒會強于飛行試驗.

圖30 進氣道內首個高溫分離區橫截面的有效溫度分布[10]Fig.30 Typical cross-sectional effective temperature distributions of the first hot pocket in the inlet[10]

激波壓縮產生的高焓試驗氣流處于熱力學非平衡且含少量離解組分,經過激波風洞噴管之后仍處于熱化學非平衡.噴管出口處超高速氣流的參數如振動溫度、組分濃度和馬赫數等難以直接測量,需結合計算得到.針對T4 激波風洞提供的總溫3400 K、總壓44.2 MPa、馬赫數8 左右試驗氣流,不同于Lorrain[89]采用TECN 模型進行計算,忽略熱力學非平衡僅考慮化學非平衡,Han 等[90]采用了TNCN 模型,同時考慮熱力學和化學非平衡.表4 是兩種模型計算得到的風洞噴管出口處試驗氣流參數,包括馬赫數 Ma、靜壓 p、平動溫度 Tt、振動溫度 Tv,及NO 和 O 質量分數 YNO和 YO.可見,兩種模型的計算結果有明顯差別.例如,TECN 模型得到靜溫T=315.4 K,而TNCN 模型得到 Tt和Tv分別是260.6 K 和640.3 K,這是由于風洞噴管內超高速試驗氣流的熱力學非平衡現象,振動溫度的變化滯后于平動溫度.該結果表明在計算激波風洞試驗氣流參數時,不僅需要考慮化學非平衡,熱力學非平衡現象也很顯著,也應予以考慮.

Han 等[90]進一步研究了熱力學非平衡對發動機內無燃料流動的影響.兩個計算工況分別采用表4中TECN 和TNCN 來流條件,并分別假設流動處于熱力學平衡和非平衡,但都考慮化學非平衡.計算結果顯示不僅局限于激波風洞試驗氣流,熱力學非平衡的影響貫穿整個發動機內流道,圖31 是發動機對稱面的數值紋影,可見兩個工況在波系結構的細節上有所不同.差異性也體現在發動機的一維平均參數分布上,譬如馬赫數和靜溫,延續了來流參數的差異.但另一方面,若以來流靜壓對沿程壁面壓力進行無量綱化,則兩個工況與試驗數據的符合程度相當.以上結果表明即使無燃料噴注,也應考慮到熱力學非平衡對高馬赫數發動機內流動的影響.

表4 T4 激波風洞試驗來流參數[90]Table 4 T4 shock tunnel test inflow parameters[90]

圖31 高馬赫數超燃沖壓發動機典型的無燃料流場數值紋影[90]Fig.31 Typical numerical schlieren images of scramjet engine without fuel[90]

5.2 高超聲速燃燒的熱化學非平衡效應

隨著飛行馬赫數提高,高超聲速燃燒現象中離解與熱力學非平衡效應的影響會愈加顯著.針對氫燃料軸向噴注圓截面燃燒室,在平動溫度1500 K、振動溫度1030 K、靜壓57.76 kPa、馬赫數2.32 熱力學非平衡來流條件下,Koo 等[11]采用多步簡化機理計算了熱力學非平衡燃燒場,作為對比,在來流溫度1500 K 條件下計算了熱力學平衡燃燒場.圖32是典型穩定燃燒場的OH 組分質量分數云圖,表征燃燒區分布[91-92],可見火焰主要位于射流與主流之間的剪切層,在熱力學非平衡的影響下,火焰前鋒更靠近下游且燃燒更弱.該現象源于溫度對反應速率的影響.圖33是熱力學非平衡燃燒場的平動溫度Tt和振動溫度 Tv云圖,沿主流方向,剪切層外側 Tt不斷降低 Tv不斷升高,但都始終低于平衡流1500 K 靜溫.而 Tt和 Tv共同決定氫氣的離解反應與鏈分支反應速率,特別是 Tv略低會導致反應速率顯著下降,導致火焰前鋒位于更下游,燃燒更弱.

圖32 典型OH 組分質量分數分布[11]Fig.32 Typical OH mass fraction distribution[11]

圖33 熱力學非平衡燃燒場典型 Tt 和 Tv 分布[11]Fig.33 Typical Tt and Tv contours of thermal-nonequilibrium combustion flow[11]

上述軸向噴注在實際發動機中并不常見,而更實用的橫向噴注方式產生弓形激波會導致射流附近更強的熱力學非平衡效應.Fiévet 等[12]針對氫燃料橫向噴注燃燒室,首先依據馬赫數8,30 km 飛行條件下進氣道的RANS 計算分別得到熱力學非平衡和平衡的燃燒室來流馬赫數為4.2 時的參數條件,進一步考察了熱力學非平衡的影響.由于燃燒室入口上游氣流總焓守恒,燃燒室非平衡來流的平動溫度Tt-in高于平衡來流靜溫 Tin,振動溫度 Tv-in低于 Tin.分別以此非平衡和平衡來流條件開展燃燒室非平衡和平衡燃燒場計算,圖34 是典型穩定燃燒場的OH 組分質量分數分布,然而與圖32 現象不同,熱力學非平衡燃燒場中火焰前鋒處于更上游位置并且燃燒更強.該差異的原因就是橫向噴注射流附近的熱力學非平衡,圖35 是熱力學非平衡燃燒場在噴孔附近的平動溫度 Tt分布,經過弓形激波Tt上升到約2800 K,這顯著高于熱力學平衡流波后1800 K 的靜溫.同時,波后振動溫度 Tv約1500 K,僅略低于1800 K.因此,Tt和 Tv加權得到的波后有效溫度較高,反應更迅速,生成更多O 和H 等自由基,有利于點火和燃燒.

圖34 穩定燃燒典型的OH 組分質量分數分布[12]Fig.34 Typical OH mass fraction distributions of stabilized combustion[12]

圖35 熱力學非平衡燃燒場噴孔附近 Tt 分布[12]Fig.35 Typical Tt contour of thermal-nonequilibrium combustion flow[12]

噴管作為燃燒室下游部件,其化學反應特性繼承自燃燒室.燃燒室出口離解組分在噴管加速降溫流動中會部分復合,若燃燒室沒有充分燃燒,剩余燃料可以在噴管補燃.Stalker 等[93]試驗和仿真均發現噴管補燃可以得到與燃燒室充分燃燒相當的發動機推力.由于飛行馬赫數提高一般意味著更短駐留時間,噴管補燃有利于拓寬發動機長度限制下的飛行馬赫數上限.類似地,Huang 等[94]對化學非平衡噴管流的數值模擬表明相比凍結流,在較高總焓來流條件下,噴管補燃和復合放熱均對推力有提升作用.張曉源等[7]在燃料完全燃燒的來流條件下,發現隨Maf增加噴管復合反應愈加顯著.Maf=6 條件下復合反應可忽略,而 Maf=8 條件下復合放熱讓噴管推力比凍結流高出約1.6%.圖36是 Maf=8 條件下最終產物水在噴管內質量分數與入口值之比云圖,隨著氣流加速降溫,離解組分逐漸復合生成水,這會放熱進而提升推力.此外,在燃料已充分燃燒、馬赫數2.0 來流條件下,他們研究了來流靜溫和靜壓對噴管復合反應及推力的影響[95],結果表明來流靜溫提高導致復合放熱更明顯,并顯著影響推力,而來流靜壓的影響很小.來流靜溫從2000 K 提高到3000 K 之后,相比凍結流,復合放熱導致的推力提升幅度從0.03% 增加到5%.但來流靜壓從75 kPa 增加到175 kPa,推力提升幅度無明顯變化.更高來流溫度導致復合反應更迅速,且來流離解程度更高意味著潛在可復合放熱量更多.而來流靜壓提高雖然讓反應更快,但來流離解程度更低即潛在可復合放熱量較少.

圖36 噴管內水組分質量分數與入口值之比云圖[7]Fig.36 H2O mass fraction contour of the nozzle normalized by the inlet value[7]

發動機各部件工作過程密切關聯,有必要認識離解效應作用下整機的燃燒流動現象.Landsberg 等[14]針對進氣道和燃燒室同時噴注氫燃料的發動機構型開展化學非平衡數值模擬,對比了地面激波風洞試驗和自由飛行兩種工況整機燃燒流場結構的差異.飛行來流為純空氣,風洞來流含少量NO 和O 組分.同時,由于長時間飛行采用再生冷卻,燃料噴注溫度和發動機壁溫高于地面.圖37 是進氣道內燃料離解產物OH 的質量分數分布,可見飛行工況OH 在更上游出現且進氣道內OH 濃度更高.長時間工作后更高壁溫意味著更厚邊界層與離解,且更高噴注溫度提升了穿透深度.這些因素有利于進氣道內點火更早發生且燃燒更強.

圖37 進氣道OH 質量分數分布[14]Fig.37 OH mass fraction contour in the inlet[14]

圖38 是燃燒室和噴管溫度云圖,可見飛行工況燃燒室和噴管內氣流溫度更高.與地面工況相比,更高壁溫減少約27.7%散熱損失,但更嚴重的離解效應導致總釋熱減少16.8%.以上結果表明高馬赫數發動機點火、燃燒和傳熱特性存在天地差異,且受到離解的顯著影響,基于激波風洞的發動機設計與評估需要適當修正才能用于飛行試驗.

圖38 燃燒室和噴管溫度分布[14]Fig.38 T contour of combustor and nozzle[14]

從上述研究可知在高馬赫數發動機內,隨著飛行馬赫數提高,離解、復合與熱化學非平衡現象對流動燃燒和性能的影響愈加顯著.但目前地面性能試驗僅毫秒級有效時間且測量手段匱乏,而飛行試驗高成本和低效率,使得高馬赫數超燃沖壓發動機試驗數據的豐富度遠低于 Maf4.0～ 7.0 發動機,因此,數值計算對高馬赫數發動機技術研究具有更重要的支撐作用.由于準確模擬離解/復合復雜反應需要更多步簡化反應機理,且要考慮熱力學非平衡模型,高馬赫數發動機的數值計算在兼顧保真度和計算成本上面臨更大挑戰.針對該挑戰,姚衛[96-97]發展了動態分區火焰面模型DZFM,很好地兼顧了保真度和計算效率,為高馬赫數發動機內離解、復合與熱化學非平衡效應研究奠定了良好的基礎.圖39是基于DZFM 模型進行IDDES 計算得到的典型高馬赫數發動機燃燒場分布.

圖39 基于DZFM 模型的典型高馬赫數發動機流場OH質量分數分布[96]Fig.39 Typical OH mass fraction distribution of high Mach number scramjet based on DZFM model[96]

6 燃料增混和燃燒強化技術

超高速氣流中射流穿透深度大幅降低不利于摻混,極短駐留時間與摻混燃燒弛豫時間矛盾更為突出,高馬赫數發動機的摻混和燃燒組織面臨更大挑戰.此外,低雷諾數氣流的邊界層急劇增厚,導致燃燒室入口低能流占比大幅提高且非對稱性極為顯著,對下游燃燒特性產生影響.同時,更高焓氣流中點火延遲時間顯著降低,即燃燒過程更傾向于由摻混控制.鑒于高馬赫數發動機上述特點,學者們針對性研究了超高速高焓氣流中的燃料增混和燃燒強化技術.

6.1 基于進氣道噴注的激波強化燃燒技術

高馬赫數超燃沖壓發動機內流速非常高,如果仍如同 Maf4.0～ 7.0 發動機僅在燃燒室噴注燃料,極短駐留時間內很難實現充分摻混.并且考慮到高馬赫數發動機內壁面摩阻相對于推力的比例較大,發動機長度存在最佳值,繼續通過增加長度改善摻混反而會因為摩阻過大導致推力下降[98].為了增加有效摻混距離,Turner 和Smart[99]開展了進氣道噴注氫燃料發動機的半自由射流試驗,試驗氣流模擬接近進氣道設計點的 Maf8.1、高度32 km 飛行條件.結果顯示不同當量比的燃燒效率均約60%,當量比0.5 以上即得到正推力,且直到0.92 以上才發生不起動,證明了進氣道噴注可以用于高馬赫數發動機.

進氣道噴注的優點不僅在于增加摻混距離,還可以利用激波強化燃燒.Barth 等[100]對 Maf12.0 氫燃料噴注進氣道開展了燃燒場數值計算,圖40 是典型的OH 質量分數云圖.可見燃料在外壓段高溫邊界層內逐漸離解,生成少量OH 自由基.進入內通道之后,外罩激波與邊界層的相互作用產生更高溫分離區,會導致激波誘導點火并強化燃燒現象的發生.圖41 是這一現象的示意圖[101-102],激波/激波、激波/邊界層交互作用導致的高溫低速區域有利于當地的點火和燃燒,從而在區域內產生包含自由基的部分預混高溫可燃氣體,這又能夠促進下游燃燒.這一個個小區域被形象地稱之為“radical farm”.

圖40 進氣道噴注典型OH 組分質量分數分布[100]Fig.40 Typical OH mass fraction contour by inlet injection[100]

圖41 激波誘導燃燒示意圖[101]Fig.41 Schematic of shock-induced combustion[101]

研究人員進一步深入探索了進氣道噴注與燃燒室噴注的組合應用.Suraweera 和Smart[103]對氫燃料發動機開展半自由射流試驗對比了進氣道噴注、燃燒室噴注和組合噴注3 種方式,試驗氣流模擬Maf8.7 飛行條件.圖42 是不同當量比 φ的推力系數 CT.可見以推力性能為目標,進氣道噴注在低當量比時較優,但當量比0.61 以上即發生不起動.燃燒室噴注在中等當量比時較優,但當量比繼續增加之后推力趨于平穩,這很可能是由于摻混受限.在高當量比條件下,組合噴注較優且當量比越高優勢越明顯.Doherty等[104]在模擬 Maf10.4 條件下開展了設計點馬赫數12.0 發動機的自由射流試驗,結果類似,組合噴注在總當量比1.17 實現了高效燃燒.Landsberg 等[105]對設計點馬赫數12.0 發動機在設計來流條件下的數值計算結果則證實進氣道與燃燒室噴注當量比3 :7 的組合噴注方式下,發動機長度即使縮短一半,總當量比1.24 的燃燒效率仍然較高,僅從86.7%下降到81.3%.進一步的試驗也再次表明組合噴注相比于單獨噴注的優勢.

圖42 進氣道噴注、燃燒室噴注和組合噴注3 種方式在不同當量比φ條件下的推力系數 CT [103]Fig.42 Thrust coefficient CT vs.ER φ by inlet/combustor/combined injection schemes[103]

進氣道外壓段噴注會導致進氣道出口燃料與氧化劑濃度匹配的非對稱分布[100,106],不利于燃料的橫向擴散.以氫燃料進氣道噴注為例,圖43 是典型進氣道出口 O2和O H 組分質量分數云圖.可見機身body 一側附近,由于燃料部分地離解與燃燒富含OH但缺乏 O2,但外罩cowl 一側由于射流穿透深度有限,燃料不足以擴散到該區域,富含 O2且幾乎沒有 OH .

圖43 進氣道噴注典型進氣道出口組分分布[106]Fig.43 Typical inlet outlet species mass fraction contour of inlet injection[106]

為了充分利用進氣道下游外罩一側富余 O2進行摻混,Barth 等[106]針對性地定制圖44 所示非對稱的燃燒室噴孔排布,在外罩一側安排5 個噴孔,而機身一側沒有噴孔,在設計點 Maf12.0 飛行條件下對進氣道耦合燃燒室噴注的發動機燃燒場開展仿真計算[106],燃燒室分別采用定制噴孔與可以減小摩阻的均勻分布膜冷卻噴孔[107-108].結果顯示,定制噴孔在更短距離內實現了更好的摻混與燃燒,并且兩種噴孔方案的摩阻差不多.考慮到高馬赫數發動機內摩阻相對于推力的比例較大,且摩阻大小隨發動機長度增加近乎成比例增加[98],定制噴孔有利于在保證推力的前提下減小發動機長度.

圖44 定制的非對稱噴孔排布[106]Fig.44 Tailored asymmetric fuel injection holes[106]

6.2 多孔介質噴注與補氧噴注方法

多孔離散分布是燃料噴注的常見形式,每個噴孔處燃料射流與主流之間的剪切層以及附近反向旋轉的流向渦對能夠促進摻混,且射流引起的弓形激波與附近的低速區有利于點火和穩焰[18,109].但噴孔離散分布并不利于燃料在展向的擴散與摻混.就適用于高馬赫數發動機的進氣道噴注而言,在高馬赫數來流條件下,離散噴孔導致較強的弓形激波和明顯的分離流動,會強化進氣道外壓段的燃燒,但容易引起不起動現象.因此,從發動機性能的角度,更希望利用進氣道噴注可以增加摻混距離的優勢,同時減弱或避免進氣道外壓段的燃燒.

陶瓷復合材料可制備具有隨機網狀結構的多孔介質.相比于離散噴孔,具有一定孔隙率的特點使得相同流量的情況下,多孔介質噴孔有明顯更大且連續的噴注面積,這有利于燃料的展向擴散摻混.Capra 等[101]模擬 Maf9.67,高度30 km 飛行條件對進氣道分別采用常規離散噴孔和新型多孔介質噴孔開展了對比仿真研究,證明了多孔介質噴孔可以實現更好的摻混和燃燒.圖45 是兩種噴孔典型進氣道摻混場的靜壓和溫度云圖,可見相比于離散噴孔射流導致的分離-弓形-再附復雜激波結構并伴隨明顯分離流動,多孔介質噴孔射流形成更規則且集中的附體斜激波,其下游沒有明顯流動分離,可以弱化外壓段的燃燒,有利于發動機保持起動狀態.同時,更集中的附體斜激波配合外罩激波可以在內壓段形成更強的激波反射結構和更多高溫低速分離區,可以強化內壓段的燃燒.并且,圖中下游特別是內壓段邊界層更高的溫度證明了更大噴注面積的多孔介質噴孔有利于展向擴散摻混.總之,多孔介質噴注在更有利于發動機起動的前提下,射流附近附體斜激波和由此引起內壓段更強的激波-膨脹波反射結構對摻混和燃燒具有重要促進作用.

圖45 多孔介質噴孔和離散噴孔的進氣道化學凍結流靜溫T和靜壓 p 云圖[101]Fig.45 T and p contours of chemically frozen flow with porous and porthole inlet injections,respectively[101]

由于極短駐留時間內難以摻混,且高空低密度來流捕獲流量的減小限制高馬赫數發動機的推力上限,Razzaqi 和Smart[110]針對性研究了補氧噴注方案,即燃料與少量氧氣預混再從進氣道噴注.試驗結果證明該方案可以改善摻混并提升推力性能上限.僅恰當比所需氧氣量約10%比例的補氧量即可提升相當比例的燃燒效率,并得到更高沿程壓升即推力提升.Petty 等[98]數值模擬發現補氧噴注對燃燒效率和推力的提升幅度甚至高于補氧比例,并歸因于發動機內混合層物性的改變促進了湍流生成,進而改善摻混.Capra[111]數值研究了圖46 所示非預混和預混兩種補氧方式,結果顯示二者摻混相似,但預混補氧的點火和燃燒更好,甚至燃燒過強導致發動機不起動,而非預混則可能點火失敗.進一步試驗[112]證明結合多孔介質噴注,僅約10%補氧即可提升壁面壓力超過40%,并得到更好的推力和比沖.

圖46 非預混和預混補氧噴注示意圖[111]Fig.46 Schematic of nonpremixed and premixed oxygen enrichment[111]

6.3 基于支板的激波-渦干擾控制燃燒技術

作為發動機主流道壁面噴注的補充,支板噴注的優勢是保證大尺寸燃燒室中燃料的充分摻混,常用于 Maf4.0～ 7.0 發動機[113-116].小支板具有流動損失更低的優點,張旭[37]通過 Maf10 級風洞試驗論證了小支板噴注器耦合雙排近距噴注能夠有效地強化摻混與高馬赫數燃燒,且小支板與燃燒室壁面同時噴注可以實現更好的燃料混合.為減小超高速氣流中前緣激波、支板摩阻等造成的流動損失,研究人員提出改進的超混合型支板,圖47 是兩種典型設計,分別是交錯斜楔型[60-62]和抗分離型[117-118],前者包含前緣面和平行側壁,后者只保留前緣面.基本改進思路一致,在傳統支板后緣設計交錯布置的斜坡/楔.如圖48 所示,氣流經過交錯斜坡/楔,分別產生激波和膨脹波,波后展向壓力梯度會誘導產生流向渦,提升支板增混能力[119].Hiejima[120]通過數值研究認為這類支板入射激波與下游流向渦相互作用導致的渦破碎有利于火焰傳播,是其強化燃燒的原因.

圖47 超混合型支板的典型構型[61,118]Fig.47 Typical hypermixer strut configurations[61,118]

圖48 超混合型支板后緣產生流向渦示意圖[119]Fig.48 Schematic diagram of streamwise vortex generation by hypermixer strut[119]

在高馬赫數發動機中,Hiejima 等[118]通過不同的交錯楔型支板長度改變入射激波和支板下游流向渦的相互作用位置,數值結果表明該位置顯著地影響燃燒區域和燃燒強度.入射激波作用于支板后緣噴孔附近時,會在后緣處誘導分離并發生強燃燒,這不利于熱防護設計.如果作用于支板側壁,則由于入射激波無法直接作用于下游流向渦,燃燒較弱.所以,應當合理設計支板長度,讓入射激波作用在支板下游一定距離處,既可以強化燃燒,又避免支板后緣附近釋熱過強的熱防護困難.

交錯楔型支板在入射激波作用下后緣附近容易分離,是附近釋熱過強的原因.針對該不足,Hiejima等[118]研究了圖47 (b)所示抗分離型支板.其長度更短以降低摩擦損失,且更小的前緣夾角誘導的入射激波更弱,變相提高了支板后緣處抗分離能力.同時,去掉了平行側壁,在后緣類似坡度情況下實現更大氣流偏折角,斜坡之間展向壓力梯度更大,能誘導下游更強的流向渦,有利于強化燃燒.圖49是典型數值紋影和燃燒產物 H2O 濃度分布,可見抗分離型支板能實現高馬赫數條件下的強燃燒,且支板后緣無分離,燃燒區遠離支板有利于熱防護.

圖49 抗分離型支板燃燒室的典型質量分數云圖[118]Fig.49 Typical contours of (a) schlieren and (b) H2O mass fraction using the separation-resistant strut[118]

根據上述研究可知,超混合型支板通過引入額外的流向渦增強摻混,進而強化燃燒,并且可以通過入射激波與渦相互作用的設計實現燃燒區域和強度的控制,能夠拓展支板的上限工作馬赫數,適用于高馬赫數超燃沖壓發動機.

7 總結與展望

高馬赫數超燃沖壓發動機技術研究剛起步,其推阻平衡、熱防護特性以及針對不同燃料的飛行馬赫數上限仍沒有確切的回答.本文分析了高馬赫數超燃沖壓發動機的關鍵科學技術問題,并對其研究進展等進行了綜述和分析,期望能為后續研究提供一些支持.

(1) 分析了高馬赫數超燃沖壓發動機相比Maf4.0～ 7.0 發動機所面臨的科學與技術問題,包括高焓離解與熱化學非平衡效應及對性能的影響規律、超高速氣流燃料增混與燃燒強化技術、高超聲速燃燒與進氣壓縮的匹配及工作模態、高焓低雷諾數邊界層流動及控制方法、高焓流動/燃燒的熱防護、高馬赫數地面試驗風洞技術等,需針對性開展相關研究以支撐發動機技術突破.

(2)介紹了現階段應用于高馬赫數超燃沖壓發動機的脈沖風洞技術及相關國內外的風洞設施,其中力學所發展的爆轟驅動技術具有試驗時間長、運行成本低等優點,有利于發展更長時間試驗風洞.

(3)國際上發展了高效低成本飛行試驗技術,并通過地面和飛行試驗研究獲得了高馬赫數超燃沖壓發動機的基礎數據,論證了高馬赫數超燃沖壓發動機在馬赫數10 附近的可行性.

(4)綜述了國內外在高馬赫數超燃沖壓發動機技術方面的進展,包括發動機性能及熱管理的建模分析、發動機流動/燃燒的熱化學非平衡效應及影響、燃料增混和燃燒強化技術.總體而言,相關研究已經取得了階段性成果.

為了更好地突破高馬赫數超燃沖壓發動機技術,回答發動機工作上限問題,給出幾點建議如下.

(1)高馬赫數超燃沖壓發動機的燃燒室設計原理是否與馬赫數4～ 7 發動機相同是一個未定的問題和挑戰,目前對高馬赫數發動機的流動及燃燒的認識仍很粗淺,需要圍繞發動機總體性能,深入摸清其機理,并呼喚新設計原理及思路,以增強燃料摻混和燃燒,同時降低流動損失.

(2)燃燒的高焓離解與流動的熱化學非平衡效應對燃燒及發動機性能的影響仍需要更全面準確的回答,這關系高超聲速燃燒與氣流壓縮的匹配及發動機工作模態的優化.回答這一問題需要開發風洞匹配的光學診斷技術,也需要發展高效的理論及計算工具,比如需要建立熱力學非平衡的高精度理論模型,需要探索熱化學非平衡流復雜化學反應流的高保真高效數值方法.

(3)高馬赫數超燃沖壓發動機熱防護涉及燃料特性、主被動熱防護技術、熱結構及材料科學,目前對這一問題還沒有清晰的回答.總體熱管理性能的建模分析取得了一定進展,但模型的完備性和精度仍需提高以支撐發動機研究.

(4)針對飛行馬赫數10 條件發動機性能研究,需要發展更長時間激波風洞技術和電弧風洞的高壓運行技術,同步發展秒級新型風洞技術以及低成本高效飛行試驗技術,配套發展毫秒級的力熱及光學測試技術.