耦合尾噴管堵蓋運動的水下固體火箭發動機點火啟動過程特性

王德友,李世鵬,金戈,王茹瑤,官典,王寧飛

(1.北京理工大學 宇航學院,北京 100081;2.北京機電工程總體設計部,北京 100854)

0 引言

水下航行體采用固體火箭發動機水下點火推進的方式,具有發射深度范圍寬、彈體姿態穩定性好和海況適應能力強等優勢。固體火箭發動機的水下點火啟動過程是一個高度復雜的瞬態過程,該過程的工作穩定性直接影響著航行體水中彈道的精度甚至發射成敗。發動機點火后,燃氣積聚建壓推開噴管堵蓋,燃氣泡的發展演化與堵蓋的分離運動相互耦合,伴隨著氣液兩相的劇烈摻混、界面結構的瞬態演變和復雜激波系的不穩定運動,相關流動機理尚未得到完全的揭示。因此深入研究水下點火發動機的啟動穩定性和流動規律,具有重要的理論和工程應用價值。

關于水下超音速氣體射流與水下發動機工作特性,國內外學者已經進行了大量的仿真與實驗研究。Loth等[1-2]開展了欠膨脹水下圓形和平面氣體射流實驗,發現水下氣體射流存在與空氣中射流類似的激波系結構。Tang等[3]基于流體體積(VOF)多相流模型對水下超音速氣體射流進行了仿真,指出水下射流發展過程中存在膨脹、脹鼓、頸縮/斷裂和回擊等典型現象。施紅輝等[4-5]結合三維水槽和靜壓探針開展了水下超音速氣體射流觀測實驗,研究了射流演化的形貌特征和不穩定行為的力學機制。黃楠等[6]通過建立線化小擾動氣液混合流體控制方程,研究了水下超音速氣體射流的線性穩定性及影響因素。Zhang等[7]和張小圓等[8-9]開展了變水深超音速垂直氣體射流仿真與實驗,發現中心氣路激波系的不穩定破壞重建會導致射流界面多次脹鼓,從而引起尾流場背壓和發動機推力的振蕩。王利利等[10]對兩種擴張比噴管的水下超音速射流進行了數值模擬,指出相同水深下小擴張比噴管的背壓振蕩頻率高、周期性特征弱、推力更穩定。權曉波等[11]對不同噴管擴張比和燃燒室/環境壓力比的水下發動機噴流流場進行了仿真,揭示了水下噴管流動分離時的推力、壓力和流場非定常變化特征。許海雨等[12]對通氣超空泡與水下燃氣射流耦合流場進行了數值模擬,指出有通氣空化下尾流場非定常特性和發動機推力脈動特性均顯著減弱。

針對水下發動機點火推進問題,烏岳等[13]、鄒延兵等[14]對火箭發動機在水環境中的點火啟動過程進行了仿真,王曉輝等[15]則對水下航行體垂直發射出筒后在尾空泡內的點火推進過程進行了仿真,分析了點火初期燃氣泡瞬態演化、流場參數變化和推力脈動特性,但以上均未考慮堵蓋分離運動的影響。湯龍生等[16]、賈有軍等[17]在加壓水艙內進行了發動機水下點火實驗,研究了燃氣射流氣泡生長、壓力波傳播以及尾流形貌的變化過程。張春等[18]開展了發動機水下點火實驗與工況仿真,發現點火初期燃氣泡內存在剪切渦環和復雜激波胞格結構,并指出堵蓋打開壓力、出口截面積是影響推力峰值的重要因素。

綜上所述,已有研究多側重于水下燃氣射流流場特性和發動機推力特性的表征,缺少堵蓋分離運動對發動機點火啟動過程的影響研究。實際上,水下工作發動機的噴管擴張段設置有起密封和快速建壓作用的噴管堵蓋,發動機點火后燃氣積聚建壓,堵蓋受內外巨大壓強差作用脫離噴管,在壓差和動量射流的劇烈沖擊驅動下近似沿軸向運動,與燃氣泡的演化相互耦合。隨著射流發展逐漸充分,重浮力和氣液不穩定性影響導致的射流紊動加劇,堵蓋在復雜擾動作用下受力不均而斜向飛出,最終與射流發展解耦。由此可見,在點火初期存在燃氣泡發展與堵蓋運動耦合的過程。堵蓋的分離運動對于燃氣泡瞬態演化和發動機初始推力脈動的影響不可忽略,而考慮該精細過程的水下發動機點火啟動特性的研究鮮見報道。

本文采用VOF多相流模型和動網格技術,通過層變動網格模型進行運動網格更新,建立了耦合尾噴管堵蓋運動的水下點火發動機燃氣射流仿真模型,獲得了更接近水下工作發動機真實工況的計算結果。通過對點火初期燃氣泡瞬態演化過程和流場參數不穩定振蕩特性的深入分析,揭示了發動機初始推力脈動特征及形成機制,并分析了點火深度對發動機啟動穩定性的影響。相關研究結論可為水下固體火箭發動機的性能分析與設計優化提供一定的理論依據。

1 數學與物理模型

1.1 控制方程與數值方法

水下超音速燃氣射流是典型的多相高瞬態流動過程,在點火初期其主要效應為高速燃氣與環境水介質的動量交換[18]。因此本文在數值模擬中,忽略相變和重浮力作用,將燃氣假設為可壓縮有黏理想氣體,水假設為不可壓縮流體,以Navier-Stokes(N-S)方程組為流體運動的控制方程,采用VOF模型對氣-液兩相運動界面進行追蹤。

基于VOF多相流模型的計算控制方程包括質量守恒方程、動量守恒方程、能量守恒方程、體積輸運方程以及狀態方程,分別為

(1)

(2)

(3)

(4)

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式中：ρm為混合相密度,由體積平均方法得到;t為時間;ui、uj為速度分量;xi、xj為坐標分量;p為壓力;μm為混合相黏性系數;αn為n相體積分數,下標n表示各單相,其中w表示水,g表示燃氣;ρn為n相密度;En為n相能量;keff為有效熱傳導率;T為絕對溫度;Rg為氣體常數。

通過Realizablek-ε湍流模型對雷諾平均N-S方程進行封閉。采用有限體積法對控制方程進行離散,使用分離解法和壓力耦合方程組的壓力隱式算子分裂(PISO)算法求解控制方程,壓力求解采用Body-Force-Weighted 離散格式,相體積分數方程采用QUICK格式,其他各項均采用2階迎風離散格式,經過時間步長無關性檢驗,計算步長為1×10-6s。

1.2 推力計算方法

水下固體火箭發動機工作時內外壁面所受壓力情況如圖1所示,其中pc為燃燒室壓力,pn為噴管段壓力,pb為發動機尾壁面的壓力,pa為所處環境水深的壓力,As為發動機殼體截面積,Ac和Ae分別為燃燒室和噴管出口截面積。根據固體火箭發動機原理[19],發動機產生的推力是發動機工作時內、外表面所受壓力的合力?？紤]到點火初期水深變化差異較小,圖1中前端面的環境壓力項paAs近似為常數,因此水下發動機的推力F可以表示為

圖1 水下固體火箭發動機推力計算示意Fig.1 Calculation of thrust of underwater solid rocket motor

(6)

式中：s1為噴管面積單元;s2為尾部壁面面積單元。通過積分計算可求解發動機推力,與空氣中發動機不同的是,水下發動機工作的非穩態特征明顯,且尾部壁面受氣-液相互作用影響可能存在較強的壓力振蕩特性。

1.3 計算域、網格劃分和動網格方法

仿真模型模擬水下固體火箭發動機點火初期燃氣推開尾噴管堵蓋的耦合發展過程。模型中Laval噴管的喉部Dt和出口直徑De分別為20 mm和 38 mm,出口設計馬赫數為2.55,錐形收斂段和擴張段均通過圓弧與喉部柱段過渡。堵蓋位于距出口1/5擴張段長度處,并簡化處理為圓形薄片,開蓋壓差為3 MPa。由于本文重點分析發動機水下點火啟動特性,考慮實際物理過程中,點火初期燃氣泡近似以軸對稱狀態擴展,堵蓋運動的行程短、速度大,所受壓差和射流劇烈沖擊的合力基本沿軸向,故可將堵蓋質心的運動軌跡近似為沿軸線處理。結合點火實驗結果[16-18]可知,在點火初期這種軸向運動的假設是合理的。

考慮到模型具有對稱性,數值仿真采用二維軸對稱模型,計算域包括發動機內流域、堵蓋運動區域和外界計算域,如圖2所示。計算域網格采用混合網格劃分,堵蓋運動區域通過Interface邊界與其他區域連接,對壁面、喉部和射流核心等物理量變化劇烈的區域進行加密,初始計算網格如圖3所示。為驗證網格無關性,分別計算不同網格密度的計算域在相同時刻的軸線壓力分布如圖4所示,橫軸為無量綱化軸向距離x/De。由圖4可知,在不同網格密度下流場的變化規律基本相同。故本文采用中等數量級網格進行計算,在滿足計算精度的同時可以節省計算所需資源。網格總數約為13萬。

圖2 計算域及邊界條件Fig.2 Computational domain and boundary conditions

圖3 網格劃分Fig.3 Meshing

圖4 網格無關性分析Fig.4 Mesh independence analysis

通過滑移網格方法和層變動網格模型進行運動網格更新,隨著點火后堵蓋的分離,堵蓋運動區域兩側網格不斷分裂和合并。堵蓋的運動通過用戶自定義函數(UDF)定義,通過讀取堵蓋兩側的壓力分布并積分轉換成作用力加載在堵蓋表面進行計算[20]。

1.4 計算條件

仿真計算中設燃氣為主相,其物性參數根據推進劑類型估算得到,設液態水為次相,密度為 998.2 kg/m3。噴管進口設為壓力進口條件,入口總壓和總溫通過UDF控制;參閱文獻[18]水下點火實驗測量數據,定義其線性爬升速率分別為 0.25 MPa/ms 和50 K/ms,初始總壓為破蓋壓力。噴管及彈體側壁設為固壁面邊界條件,無滑移并且絕熱;外邊界為壓力出口條件,出口靜壓為水深對應的環境壓力,溫度為300 K。

為探究點火深度對發動機啟動穩定性的影響,分別對不同深度(10 m,50 m,90 m)下發動機點火啟動過程進行仿真。采用破蓋壓力和水深環境壓力對噴管區域和外界區域進行初始化,計算參數和仿真工況如表1所示。

表1 仿真工況Table 1 Simulation conditions

1.5 模型驗證

為驗證數值模擬方法的準確性,采用深水射流實驗系統開展水下超音速氣體射流驗證實驗,高壓實驗水箱如圖5所示。采用與實驗相同的工況開展數值模擬,并將數值模擬結果與射流實驗結果進行對比分析。

圖5 高壓水箱實驗系統[21]Fig.5 High pressure tank experimental system[21]

表2為典型時刻數值仿真與射流實驗所得的初始射流形貌對比,仿真結果給出了氣相體積分數αg的云圖。對比可知,仿真結果可以較好地反映深水高速氣體射流特有的頸縮、脹鼓、回擊等特征現象,能夠較準確地揭示氣泡邊界拓撲結構的變化規律,所得射流形貌和尺寸與實驗值基本一致。

表2 數值仿真與射流實驗對比Table 2 Comparison of numerical and experimental results

圖6為仿真所得射流穿透長度與實驗值[9]的對比,由圖可知計算結果與實驗吻合良好,驗證了所建立數值模型的準確性和合理性,可用于后文開展水下發動機啟動特性的研究。

圖6 射流長度變化規律對比Fig.6 Comparison of variation law of jet length

2 計算結果及分析

2.1 點火初期燃氣泡瞬態演化過程

水下固體火箭發動機點火后燃氣積聚建壓并推開噴管堵蓋,燃氣泡瞬態演化與堵蓋分離運動相互耦合。表3為發動機在不同深度下點火燃氣泡隨時間的瞬態演化過程及馬赫數Ma分布。由表3可知,開蓋后燃氣受水環境的阻滯作用和噴管堵蓋的運動滯后約束,氣囊首先沿尾壁面徑向發展。隨著堵蓋的加速分離和燃氣的不斷充填,氣囊開始沿軸向膨脹并不斷拉長,噴管堵蓋始終位于燃氣泡最前端。在燃氣泡初始膨脹過程中,沿軸向和尾壁面徑向擴展的速度差導致靠近噴口壁面外緣燃氣泡向內翻卷形成剪切渦結構,將部分環境水介質卷入了氣囊內。其中,淺水環境下燃氣泡演化歷經的扁平狀、帽子狀和類橢球體的形態特征與文獻[18]中實驗結果描述一致。

表3 不同點火深度的燃氣泡演化(上)和馬赫數分布(下)Table 3 Evolution process of gas bubble (above) and contour of Mach number (below) at different ignition depths

隨著點火深度的增加,氣囊所受水介質背壓增大,相同時刻燃氣泡的軸向和徑向尺寸均有所減小,噴口附近燃氣壓力不足以抵抗水環境的高背壓,因而初始燃氣泡頸部出現收縮的時刻越提前,如表3中深度50 m下t=7.5 ms和深度90 m下t=5.5 ms的相圖所示。頸部收縮處氣液兩相間速度梯度較大,在渦旋湍混和開爾文-亥姆霍茲(K-H)剪切不穩定性共同作用下,水介質與氣體的裹挾和摻混劇烈,相界面形貌不再光滑。頂部氣囊受與中心氣路的速度差和水介質的阻礙作用影響出現向內翻卷。

從表3中馬赫數云圖可以看出,燃氣泡的發展伴隨著射流核心波系結構的演化。在淺水10 m深度下,開蓋后噴管內首先形成超音速流動,欠膨脹燃氣在噴口處產生膨脹波扇,受堵蓋和水環境的強壓縮作用,攔截激波發生馬赫反射產生圓弧狀馬赫桿,如深度10 m下的1.5 ms所示。隨著燃氣泡的不斷生長拉長,超音速射流核心長度和流場最大馬赫數不斷增加并達到穩定,攔截激波發生正規反射產生穩定的X型激波胞格。在50 m深度下,相較于淺水工況,燃氣泡的核心波系結構更短,激波相交位置更接近噴口,流場最大馬赫數相應減小。在90 m深水下,噴口燃氣處于高度過膨脹狀態,在深水環境的強烈壓縮作用下產生正激波或相交斜激波,流場最大馬赫數進一步減小,波系結構存在不穩定的動態變化過程。圖7給出了不同點火深度下噴管堵蓋運動速度和位移隨時間的變化規律。由于點火初期堵蓋始終位于燃氣泡最前端,故堵蓋的運動規律也表征著燃氣泡沿軸向的發展規律。由圖7(a)可知：在t=1 ms前噴管堵蓋持續加速到約45 m/s,不同水深下堵蓋運動速度變化規律基本相同,這是由于該階段噴管內超音速流動尚未完全形成,開蓋過程堵蓋前后壓差基本一致,各水深下堵蓋受力情況近似相同;在t=1 ms后堵蓋開始減速,并在各水深下規律存在明顯差異,普遍表現為水深越大堵蓋運動速度越低。其中,淺水10 m下由于超音速射流核心長度較長,波系演化過程中存在較長時間與堵蓋的耦合作用,故堵蓋后續運動存在加速-減速的振蕩過程。深水90 m下燃氣泡激波結構較短,堵蓋較早地與波系脫離耦合,堵蓋持續減速無振蕩,但減速速率仍在約t=1.9 ms處存在波折。

圖7 不同點火深度的堵蓋速度和位移變化Fig.7 Velocity and displacement curves of nozzle closure at different ignition depths

通過分析可見,t=1 ms時刻是不同水深下堵蓋運動規律呈現差異化的轉折點。對該時刻燃氣泡壓力場進行分析可知,燃氣泄出受阻形成管內激波并在堵蓋前產生高壓區,與堵蓋強烈沖擊液相產生的高背壓相互抵消,堵蓋前進的動力與阻力達到平衡,見圖7(a)中壓力云圖。以t=1 ms為界可將堵蓋運動過程分為初始加速階段和振蕩前進階段,如圖7(b)所示。在初始加速階段各水深下堵蓋運動行程近似重合,燃氣泡沿軸向的拓展規律基本相同;而在振蕩前進階段水深引起的堵蓋運動規律差異顯著,開蓋速度存在明顯波動,燃氣泡軸向拓展規律表現為點火深度越大,軸向增長速度越慢、長度越短。

2.2 點火初始推力脈動特性

根據式(6)對燃氣泡演化過程中發動機內外壁面壓力進行實時積分計算,獲得不同深度下發動機點火初期的推力F變化曲線如圖8所示。從圖8中可以看出,燃氣超壓開蓋后推力存在短暫的振蕩過程,這是堵蓋初始沖擊液相產生的壓力波傳播與反射疊加所致。在t=0.4 ms時刻,發動機推力持續上升并達到峰值,初始推力峰約為12 kN,且隨水深的增加峰值推力略有減小。隨著燃氣流場結構的演化和燃氣泡的生長,推力呈振蕩下降趨勢并在t=0.8 ms后迅速下降,普遍表現為水深越深推力越小。

圖8 不同點火深度的發動機推力曲線Fig.8 Thrust curves of SRM at different ignition depths

對于淺水工況,發動機推力在初始峰后迅速下降并趨于穩定;而對于深水工況,推力在后續燃氣泡演化過程中出現較大幅度的波動,形成多個脈動推力峰。這種脈動推力峰是由高背壓下高速氣液兩相流場演化的不穩定性所致,其推力峰值要低于初始推力峰。

圖9為點火深度90 m工況下的發動機推力及其各分量變化曲線,包括由于噴管內燃氣流動產生的噴管推力和由于尾壁面背壓產生的尾壁面推力。從圖9中可以看出,噴管推力在開蓋初始階段較高約為4.4 kN,隨著噴管內超音速流動的完全建立,其值逐漸降低并趨于穩定地隨總壓同步變化。相較于噴管推力,深水環境下尾壁面推力值要明顯更高,對總推力的影響貢獻更大,其直接決定著發動機總推力的脈動特性。初始推力峰值后尾壁面推力迅速降低,發動機前后端面較高的作用力差導致負推力現象的產生,這也與文獻[22]中相關結論一致。

圖9 深度90 m工況發動機推力分量變化Fig.9 Thrust component curves of SRM at 90 m depth

為了探究發動機推力脈動中兩種推力峰的形成機制,對初始推力峰出現時刻t=0.4 ms和脈動推力峰出現時刻t=6.6 ms的流場參數進行分析,流場的馬赫數分布、壓力分布及水氣輪廓圖如表4所示。從表4中可知,各特征時刻發動機尾壁面均形成高壓區,該高壓區直接造成尾壁面推力出現峰值,進而導致總推力的脈動峰。在t=0.4 ms時刻,流場最大馬赫數僅為0.86,噴管內超音速流動尚未建立,堵蓋與發動機未完全分離,尾壁面高壓區是由燃氣壓差驅動堵蓋對液相強烈地沖擊產生的壓力波傳遞所致。而在t=6.6 ms時刻,噴管內燃氣已形成超音速流動,燃氣泡受高背壓作用出現頸部的收縮和壓潰,激波被壓入噴管擴張段并在波后形成亞音速流動。在強激波和液相擠壓的共同作用下,噴口附近產生高壓并拓展到尾壁面,但該壓力低于初始堵蓋沖擊產生的高壓。

表4 深度90 m工況推力峰值時刻流場參數Table 4 Flow field parameters of peak thrust at 90 m depth

2.3 尾流參數振蕩特性

為進一步探究推力不穩定性產生的流動機理,對尾流場參數和形貌特征的振蕩特性進行分析。在噴管出口中心處設監測點P0,并沿噴管出口側壁徑向均勻設置4個監測點P1～P4,各監測點間距為 10 mm。對尾壁背壓隨時間的變化進行監測,采樣間隔為1×10-6s,監測點位置分布如圖10所示。

圖10 壓力監測點位置Fig.10 Locations of pressure monitoring points

圖11給出了不同深度下點火初期尾壁面各監測點P1～P4的壓力振蕩信號。由圖11可知,初始開蓋時期堵蓋推開液相產生強烈沖擊,壓力波在水介質場中傳播并在尾壁面發生反射和疊加,尾壁監測點存在較高的壓力峰并伴隨劇烈振蕩,初始壓力峰隨著點火深度的增加而增大。在深水工況下,開蓋后期尾壁面壓力更早地出現大幅脈動,這是由于深水高背壓作用下高速氣液兩相流動的不穩定性加劇,激波胞室運動模式和燃氣泡演化行為更復雜所致。不同深度下各監測點壓力信號幅度沿壁面徑向普遍存在一定程度降低,峰值發生時刻并不同步,這與尾部空間壓力波傳遞的衰減特性有關[16]。

圖11 點火初期尾壁面壓力監測信號Fig.11 Pressure signals of tail wall at the initial stage of ignition

深水環境中點火燃氣泡初步成型后,尾壁面壓力及發動機推力均開始出現大幅脈動現象。為探究這種脈動現象的內在流動機理,對點火深度90 m工況下出現顯著脈動后的流動參數進行分析。圖12為噴口中心P0點在脈動階段監測到的壓力信號,從圖中能看出其具有顯著的間歇性脈沖式振蕩特征,這種脈沖式的變化是由噴口激波間斷往復掃過P0監測點造成的。當激波面退至P0點后時,該點發生噴管內的膨脹壓力降,壓力處于較低水平;當激波面縮進P0點前時,該點處于激波后高壓區,壓力出現驟升。

圖12 深度90 m工況P0點壓力監測信號Fig.12 Pressure signals of P0 at 90 m depth

提取圖12中P0點壓力信號的6個典型峰谷時刻對應的流場參數如圖13所示,圖中給出了各時刻的壓力分布、馬赫數分布云圖和水氣輪廓線,其中箭頭標識點A為激波面與軸線的相交點。由圖13可知,流場壓力脈動階段存在著激波面的往復振蕩現象,P0點脈沖壓力的峰值時刻對應著激波面被壓入噴管內的行程最大點,此時激波強度最高。當激波縮入噴管內時波后壓力驟升并在噴口產生高壓區,而激波向外推出后波后壓力雖有突升,但尾壁空間并未形成高壓區。各激波縮入時刻流場的最大馬赫數均小于激波推出時刻。從水氣輪廓線可以看出,激波胞室的不穩定運動伴隨著射流剪切不穩定造成的氣液界面脹鼓-頸縮現象,波系運動模式與界面演化行為相互耦合,共同決定著尾壁空間的壓力振蕩特性。

圖13 深度90 m工況尾流壓力(左)與馬赫數(右)分布Fig.13 Pressure (left) and Mach number (right) distribution at 90 m depth

圖14所示為深度90 m工況下脈動階段尾壁面各監測點的壓力信號,由圖可知各監測點壓力均出現了大幅振蕩現象。受壓力波傳播特性的影響,各徑向監測點脈動峰值發生時刻并不重合,但基本均在圖12中脈沖壓力的峰值時刻附近。相較于圖12,尾壁面壓力脈動的間斷性普遍更弱,且距軸線越遠的監測點其壓力脈動越光滑。因此,尾壁空間的壓力脈動與波系的不穩定運動有著直接的關聯,在點火初期這種激波反饋造成的振蕩特性相較界面剪切不穩定行為而言更具主導性。

圖14 深度90 m工況尾壁面壓力監測信號Fig.14 Pressure signals of tail wall at 90 m depth

2.4 流動特征-推力脈動關聯機制

圖15給出了深度90 m工況下脈動階段發動機推力及其各分量的變化曲線。計算結果表明,噴管推力分量基本穩定地隨總壓同步變化,受激波往復運動影響擴張段末緣壓強分布間歇性改變,導致推力分量輕微起伏,但對總推力脈動特性的貢獻極其微弱。總推力的脈動特性受尾壁面推力主導,由于尾壁面推力為尾壁空間壓力積分的結果,是尾壁總體壓力脈動水平的綜合反映,故各推力脈動峰值發生時刻與圖12和圖14中各監測點的壓力脈動峰值時刻并不重合,存在短暫的時間錯位,但整體脈動趨勢與圖14高度吻合。

圖15 深度90 m工況推力脈動特性Fig.15 Thrust pulsation characteristics at 90 m depth

提取圖15中連續的3個推力脈動峰谷時刻進行流動機理分析,各時刻噴管及射流近場軸線流動參數分布和對應的流場壓力云圖如圖16所示。由圖16可以看出,t1時刻激波面縮入噴管擴張段,激波面前后馬赫數和壓力發生強烈間斷,強激波后氣流由超音速轉為亞音速流動。擴張段末緣與燃氣泡頸部構成漸擴-漸縮流道,使得噴管出口附近形成局部低速高壓區,直接導致了尾壁面推力的峰值。在t2時刻激波面移出至擴張段外,波后馬赫數驟降但仍保持超音速流動,較高動量的燃氣沖擊周圍液相形成漸擴頸部,使得噴口附近不具備高壓區形成條件,波后壓力很快降至與環境壓力匹配。隨后在t3時刻,激波面再次壓入擴張段內形成尾部高壓區,推力峰再次產生。由此可見,激波運動、壓力振蕩和推力脈動間存在直接的關聯性。

圖16 典型時刻軸線流動參數(左)與流場壓力分布(右)Fig.16 Axial flow parameters (left) and pressure distribution (right) of flow field at typical times

對深水中點火的固體火箭發動機而言,初始燃氣泡成型且頸部收縮后激波胞室將出現不穩定的往復振蕩。激波位置直接主導了后續流動性質,流場特征與燃氣泡界面形貌相互耦合影響,決定著尾壁空間的壓力振蕩和發動機推力脈動特性。這種推力脈動將導致發動機性能偏離設計狀態,對其啟動穩定性產生不利影響。淺水下點火初期射流核心被氣囊包裹,激波胞室位置相對穩定,故無此類問題。

3 結論

本文針對固體火箭發動機水下點火啟動問題,建立了耦合尾噴管堵蓋運動的燃氣射流精細仿真模型,分析了點火初期燃氣泡瞬態演化過程和流場參數的振蕩特性,揭示了發動機初始推力脈動特征及形成機制。得出主要結論如下：

1)根據堵蓋運動特征可將水下固體火箭發動機點火開蓋過程分為初始加速和振蕩前進兩個階段：在初始加速階段,各水深下堵蓋運動和燃氣泡軸向拓展規律基本相同;而振蕩前進階段不同水深下堵蓋運動規律差異顯著,點火深度越大,燃氣泡軸向增長速度越慢、長度越短。

2)點火開蓋初期燃氣壓差驅動堵蓋對液相產生強烈沖擊,尾壁空間壓力波傳遞并反射疊加產生高壓區,形成初始推力峰,各水深下初始推力峰基本相同。隨著點火深度增加,開蓋后期的噴口激波系出現往復振蕩,發動機推力大幅波動形成多個脈動推力峰,其峰值要低于初始推力峰。

3)水下發動機點火初期激波運動、壓力振蕩和推力脈動間存在密切的關聯。深水下燃氣泡頸部收縮提前,激波位置出現往復振蕩,直接影響了波后流動參數與燃氣泡界面形貌,決定著尾壁空間的壓力振蕩和發動機推力脈動特性。淺水下射流核心被氣囊包裹,激波胞室位置相對穩定,故推力脈動特性較弱。