矩形截面超燃發(fā)動機(jī)不同燃燒模態(tài)下的流場特征

何 粲, 邢建文, 肖保國, 鄧維鑫, 劉偉雄

(中國空氣動力研究與發(fā)展中心 高超聲速沖壓發(fā)動機(jī)技術(shù)重點實驗室, 四川 綿陽 621000)

0 引 言

寬馬赫數(shù)范圍內(nèi)良好的工作性能使雙模態(tài)超燃沖壓發(fā)動機(jī)成為高超聲速飛行器的理想推進(jìn)裝置之一[1]。發(fā)動機(jī)在高馬赫數(shù)情況下常以純超燃沖壓發(fā)動機(jī)形式工作；同時，通過匹配流道截面積比與燃燒釋熱，注油位下游會形成熱力喉道，從而可以實現(xiàn)雙模態(tài)超燃沖壓發(fā)動機(jī)的亞燃模態(tài)運行[2]。雙模態(tài)燃燒室具有既能進(jìn)行超聲速燃燒又能實現(xiàn)亞聲速燃燒的功能[3]。發(fā)動機(jī)會根據(jù)不同的工作條件改變其燃燒模態(tài)，從而在超聲速飛行中獲得寬運行范圍內(nèi)的最佳性能。

近年來，各國的多位研究人員均針對雙模態(tài)超燃沖壓發(fā)動機(jī)的流道特性、模態(tài)轉(zhuǎn)換機(jī)理及性能等開展了試驗研究。Fotia[4]通過開展雙模態(tài)燃燒室直連式試驗研究了模態(tài)轉(zhuǎn)換，觀察了通過被動壁面加熱觸發(fā)的不穩(wěn)定模態(tài)轉(zhuǎn)換并提出了相應(yīng)機(jī)理。Bao等[5]也針對采用支桿的超燃燃燒室進(jìn)行了試驗，研究了模態(tài)轉(zhuǎn)換的動態(tài)特性，基于熱壅塞點的數(shù)目評估了3種不同的燃燒模態(tài)。Kobayashi等[6]則研究了多注油位雙模態(tài)燃燒室的工作性能，試驗中采用了皮托測壓裝置及氣體采樣系統(tǒng)，分析了燃燒室內(nèi)馬赫數(shù)分布。

很多公開文獻(xiàn)表明了目前由于測量手段有限，僅通過試驗研究很難清晰地觀察雙模態(tài)超燃發(fā)動機(jī)內(nèi)部的詳細(xì)流場結(jié)構(gòu)及流動特征?，F(xiàn)代計算流體力學(xué)(CFD)則給我們提供了一種深入研究發(fā)動機(jī)內(nèi)流場基礎(chǔ)流動現(xiàn)象及特征的方法。針對雙模態(tài)超燃沖壓發(fā)動機(jī)流場分析的數(shù)值計算工作已廣泛開展。為分析HIFRE發(fā)動機(jī)在雙模態(tài)及超燃模態(tài)運行過程中流道內(nèi)的激波結(jié)構(gòu)、邊界層分離及燃燒化學(xué)，Yentsch與Gaitonde進(jìn)行了一系列三維數(shù)值模擬，研究分析了進(jìn)氣道對準(zhǔn)確模擬飛行試驗的重要影響[7]；進(jìn)一步針對模態(tài)轉(zhuǎn)換開展了非定常數(shù)值模擬，指出了流動分離、非定常激波與湍流邊界層的相互作用以及凹槽動力學(xué)均在模態(tài)轉(zhuǎn)換中扮演極重要的角色[8]；通過非定常模擬完成了矩形與軸對稱超燃發(fā)動機(jī)內(nèi)模態(tài)轉(zhuǎn)換現(xiàn)象的對比，研究發(fā)現(xiàn)矩形流道內(nèi)第一注油位之前較強(qiáng)的邊界層分離在軸對稱構(gòu)型中相對較弱[9]。Huang等[10]通過二維計算分析了雙模態(tài)超燃燃燒室流場，研究發(fā)現(xiàn)提高注油壓力的同時降低注油溫度可以促使燃燒模態(tài)的轉(zhuǎn)換。Xiao等[11]針對模態(tài)轉(zhuǎn)換完成了直連式試驗及計算研究，建立了基于壁面壓力的燃燒模態(tài)定量判別準(zhǔn)則。Tian等[12]針對煤油燃料雙模態(tài)發(fā)動機(jī)開展的計算及試驗分析指出了熱力喉道的位置與分離區(qū)域的大小均受當(dāng)量比的影響。

從以往研究可知，在不同燃燒模態(tài)下，發(fā)動機(jī)推力比沖等性能參數(shù)以及波系、分離等流場結(jié)構(gòu)均呈現(xiàn)明顯不同的特征[7]。研究理解雙模態(tài)超燃沖壓發(fā)動機(jī)以不同模態(tài)工作時流場內(nèi)波系、分離以及燃燒等基礎(chǔ)現(xiàn)象的具體差異，對發(fā)動機(jī)的進(jìn)一步深入發(fā)展至關(guān)重要。盡管自提出概念以來，雙模態(tài)發(fā)動機(jī)已被各國學(xué)者研究多年，但僅有少量公開文獻(xiàn)較詳細(xì)地針對雙模態(tài)發(fā)動機(jī)流場特性尤其是激波、分離與燃燒特性進(jìn)行了研究，與徹底充分理解尚有距離。

本文基于直連式試驗與三維定常數(shù)值模擬針對某乙烯燃料矩形截面雙模態(tài)發(fā)動機(jī)開展研究。選擇適用于本構(gòu)型的燃燒模態(tài)判別準(zhǔn)則，對比分析試驗與計算結(jié)果，驗證數(shù)值計算與直連式測試的一致性。討論側(cè)壁面靜壓與一維平均馬赫數(shù)的分布規(guī)律，分析流道內(nèi)波系結(jié)構(gòu)、流動分離以及燃燒過程的特征。

1 試驗和數(shù)值模擬方法

1.1 試驗?zāi)Ｐ图皸l件

本文針對圖1所示直連式矩形截面單凹槽超燃沖壓發(fā)動機(jī)模型開展研究。該直連式發(fā)動機(jī)模型總長1.7m, 由上壁面微擴(kuò)的隔離段、穩(wěn)焰凹槽及擴(kuò)張段組成，隔離段長0.415m，入口截面尺寸為0.05m×0.10m，擴(kuò)張段由2°、8°、15°三段擴(kuò)張部分組成。燃料采用乙烯 ，噴射點位于隔離段末端、凹槽前上壁面，與隔離段入口距離0.385m，注油位由12個展向均勻分布的Φ1mm的圓孔組成，試驗過程中燃料以聲速垂直壁面注入燃燒室內(nèi)部。

試驗在中國空氣動力研究與發(fā)展中心(CARDC)的脈沖燃燒風(fēng)洞[13]上開展。采用氫氣及富氧空氣燃燒加熱得到所需的高焓來流，具體來流摩爾組分為67%N2、21%O2、12%H2O。試驗入口來流參數(shù)及燃料噴射條件如表1所示。試驗氣體通過噴管后被加速至隔離段入口來流馬赫數(shù)2.05，總溫937K，總壓0.8MPa。針對冷流及當(dāng)量比φ分別為0.12、0.20、0.31的4個狀態(tài)開展了試驗研究，將4個狀態(tài)命名如表2所示。

(a) 模型示意圖

(b) 型面示意圖

MaTt/Kpt/MPaγAir2.059370.81.369C2H41.00300

表2 研究狀態(tài)Table 2 Research cases

1.2 數(shù)值模擬方法

本文基于CARDC自主研發(fā)的大規(guī)模并行軟件AHL3D[14]對該發(fā)動機(jī)模型進(jìn)行三維定常數(shù)值模擬。求解三維守恒形式的化學(xué)非平衡N-S方程組，采用有限速率化學(xué)反應(yīng)方法計算方程中的化學(xué)非平衡源項。選用Jones-Launder的低雷諾數(shù)k-ε模型進(jìn)行湍流模擬。采用網(wǎng)格平均有限體積法離散N-S方程組，進(jìn)行時間離散時選用避免塊矩陣求逆的LU-SGS隱式迭代方法；使用重構(gòu)-推進(jìn)方法計算無粘通量，其中重構(gòu)采用MUSCL插值，推進(jìn)則采用Steger-Warming 通量分裂；計算粘性通量時利用改進(jìn)的Gauss定理計算網(wǎng)格界面上的偏導(dǎo)數(shù)；計算時壁面邊界取無滑移條件，絕熱壁。

采用Mawid的七組分三方程動力學(xué)模型模擬乙烯燃燒。注油邊界設(shè)置為聲速條件。為提高計算效率，基于試驗?zāi)Ｐ偷膶ΨQ性，對模型的一半進(jìn)行計算，網(wǎng)格如圖2所示。半寬模型網(wǎng)格量7275800，壁面、注油位及對稱面處的網(wǎng)格均進(jìn)行了加密，壁面網(wǎng)格距離為1.0×10-6m。分別對Cold、Case1、Case2、Case3狀態(tài)進(jìn)行模擬。

圖2 模型計算網(wǎng)格

2 試驗與計算結(jié)果分析

來流確定時，未注油的冷流狀態(tài)下發(fā)動機(jī)內(nèi)激波、膨脹波組成的波系主要由凹槽和擴(kuò)張段等流道結(jié)構(gòu)決定。注入燃料并點火后，化學(xué)反應(yīng)帶來的熱釋放、流道壅塞等現(xiàn)象均會引起波系及流場結(jié)構(gòu)的改變。不同的燃料注入量也會使得流場參數(shù)與結(jié)構(gòu)產(chǎn)生顯著變化[15]。

2.1 燃燒模態(tài)分析及試驗計算結(jié)果對比

燃燒模態(tài)的判別分類目前尚未形成統(tǒng)一標(biāo)準(zhǔn)，本文根據(jù)隔離段中是否形成激波串，以及流道內(nèi)是否出現(xiàn)熱力喉道來區(qū)分判別不同的燃燒模態(tài)(雙模態(tài)亞燃模態(tài)及兩種超燃模態(tài))。認(rèn)為流道內(nèi)一維質(zhì)量平均馬赫數(shù)等于1的位置出現(xiàn)熱力喉道。當(dāng)隔離段內(nèi)預(yù)燃激波串與燃燒室內(nèi)熱力喉道同時存在時，發(fā)動機(jī)處于雙模態(tài)亞燃模態(tài)；當(dāng)激波串存在但無熱力喉道時，為雙模態(tài)超燃模態(tài)；若無激波串且無熱力喉道，則為純超燃模態(tài)。這種模態(tài)分類方法最大的優(yōu)勢是同時考慮了三維流場結(jié)構(gòu)與一維平均參數(shù)。

基于以上模態(tài)判別標(biāo)準(zhǔn)，本小節(jié)給出了Cold、Case1、Case2、Case3四個狀態(tài)下無量綱側(cè)壁面壓力pwall/pin和質(zhì)量平均馬赫數(shù)Mamw沿流向的分布曲線，分析了流道參數(shù)的沿程變化規(guī)律，同時對注油狀態(tài)的燃燒模態(tài)進(jìn)行了分析。試驗測得的側(cè)壁面壓力如圖3所示，圖中同時給出了計算所得壁壓，壓力值均采用來流靜壓pin無量綱化，可見試驗與計算所得的壓力分布吻合得較好，驗證了試驗與計算結(jié)果的一致性。

分別針對各研究狀態(tài)進(jìn)行分析。對于無燃料注入的冷流(Cold)狀態(tài)，由圖3可見，隔離段(x=0～0.415m)內(nèi)壁面壓力無明顯波動，僅有較小且相對平緩的提升。這部分壓升主要由流道內(nèi)不斷發(fā)展增厚的邊界層引起；同時本文計算時在隔離段入口給予均勻來流，無滑移壁面假設(shè)與均勻入口條件相互作用，使隔離段內(nèi)形成弱激波并在壁面間反射，也會帶來一定的壓升。流經(jīng)隔離段后，氣流流至凹槽前壁面(x=0.415m)處，隨著流道構(gòu)型的擴(kuò)張發(fā)生膨脹，壁面壓力明顯下降。緊接著到達(dá)凹槽后壁面時，流動被迫朝主流方向轉(zhuǎn)折，引起了較強(qiáng)的斜激波，壓力迅速增大且在凹槽后0.03m處(x=0.64m)達(dá)到波峰。氣流接著在擴(kuò)張段內(nèi)逐步膨脹，壁壓總體呈逐步下降的趨勢，存在小幅波動，主要由擴(kuò)張段內(nèi)擴(kuò)張角變化引起的弱激波造成?？偟膩碚f，冷態(tài)壁面靜壓沿流向的分布規(guī)律與發(fā)動機(jī)流道結(jié)構(gòu)相符，隔離段上壁面微擴(kuò)但擴(kuò)張角非常小，可近似為等截面構(gòu)型，無強(qiáng)波系的等直管道內(nèi)壁壓一般波動較小，因此此處壓力曲線平緩；擴(kuò)張段內(nèi)盡管流道截面積變大但過渡平滑，波系較弱，壓力波動較??；而凹槽處具有臺階拐角，一系列激波膨脹波的形成會帶來較大的壓力起伏。這也同樣體現(xiàn)在圖4中質(zhì)量平均馬赫數(shù)的分布上，馬赫數(shù)沿程曲線隨激波壓縮而減小，隨流道膨脹而增大。與燃燒狀態(tài)相較，冷流(Cold)狀態(tài)下壁面壓力等參數(shù)分布存在更明顯的波動，流場內(nèi)波系主要由流道結(jié)構(gòu)主導(dǎo)。

圖3 試驗與計算壁壓對比

當(dāng)燃料開始注入，由圖3所示Case1狀態(tài)的壁壓分布可見，燃燒釋熱使凹槽及擴(kuò)張段內(nèi)壓力升高。壁壓曲線相對平滑，不再像冷流(Cold)時一樣隨流道截面積的改變而明顯波動，燃燒一定程度上弱化了構(gòu)型對壓力的直接影響。有限的燃料限制了壓力的漲幅，盡管整體壓力與冷流(Cold)相比明顯提升，但壁壓峰值差別不大。隔離段內(nèi)壁壓與冷流(Cold)基本一致，可見凹槽內(nèi)較高的燃燒反壓尚未向上游傳遞，對隔離段流場影響不大。結(jié)合圖4中質(zhì)量平均馬赫數(shù)分布可知，Case1狀態(tài)下全流道內(nèi)的質(zhì)量平均馬赫數(shù)均大于1.5，不存在壅塞的熱力喉道。同時，圖3中壓升起點的位置反映了燃燒誘導(dǎo)逆壓梯度尚未前傳，隔離段中未出現(xiàn)激波串，可見該當(dāng)量比下發(fā)動機(jī)屬于純超燃模態(tài)。

增加燃料后，Case2的壓力較Case1有十分顯著的提升，如圖3所示，壁面壓升的起點前移至隔離段中，燃燒反壓已向前傳播至注油位之前，對隔離段流場產(chǎn)生了影響。圖4中質(zhì)量平均馬赫數(shù)整體下降，但仍全部大于1，無熱力喉道，發(fā)動機(jī)處于雙模態(tài)超燃模態(tài)。

在燃料量繼續(xù)提升的Case3狀態(tài)下，由圖3可見，壓升起點進(jìn)一步向隔離段上游移動，隔離段內(nèi)受反壓影響的區(qū)域進(jìn)一步擴(kuò)大。與Case1和Case2一致，壓力峰值位于凹槽區(qū)域內(nèi)，同時圖4中所示質(zhì)量平均馬赫數(shù)繼續(xù)降低，在凹槽附近區(qū)域達(dá)到亞聲速狀態(tài)。圖4中的A點即為熱力喉道的壅塞點，位于凹槽后約0.06m處，此處平均馬赫數(shù)恰為1。向隔離段上游傳播的逆壓梯度激波串和熱力喉道的同時存在，表明了此時發(fā)動機(jī)處于雙模態(tài)亞燃模態(tài)?？梢?，當(dāng)量比增加改變了發(fā)動機(jī)的燃燒模態(tài)，不同模態(tài)下壁壓與馬赫數(shù)分布存在明顯差異，正是這種差異給我們提供了一種區(qū)分模態(tài)的方法。

圖4 質(zhì)量平均馬赫數(shù)沿程分布

2.2 流道內(nèi)波系結(jié)構(gòu)及分離特征

由圖5(a)可見，冷流(Cold)狀態(tài)下強(qiáng)波系主要出現(xiàn)在凹槽及擴(kuò)張段內(nèi)，隔離段流場相對均勻，僅在入口處出現(xiàn)均勻來流條件引起的較弱反射激波。凹槽前緣壁面處清晰可見一道由于流道截面積突然擴(kuò)張引起的膨脹波。緊接著在凹槽傾斜后壁之前形成較強(qiáng)的斜激波，激波在上下壁面間數(shù)次反射后逐漸變?nèi)?。同時，凹槽后壁拐角及擴(kuò)張段角度變化處均可見膨脹波。圖中反映的波系與2.1節(jié)中分析一致。

發(fā)動機(jī)在純超燃模態(tài)Case1時僅注入少量燃料，由圖5(b)可見，流場中波系分布結(jié)構(gòu)已與冷流時存在明顯差異，凹槽及擴(kuò)張段的馬赫數(shù)整體下降。燃料的噴入使隔離段末端注油位處形成了明顯激波，注油帶來的波系與構(gòu)型收縮擴(kuò)張引起的波系一同在流道上下壁面間反射。此時激波與燃燒誘導(dǎo)高壓固定在注油位下游，未向上游傳播，隔離段流場未受明顯擾動?？芍兂寄B(tài)壓升起點一般在第一注油位處或之后，注油位波系對流場結(jié)構(gòu)的影響較大。

圖5(c)中給出了雙模態(tài)超燃模態(tài)Case2的馬赫數(shù)與波系分布，可見由于流道中形成了逆壓梯度激波串，雙模態(tài)超燃的流場結(jié)構(gòu)與純超燃模態(tài)存在顯著差異。比Case1更高的燃燒反壓向上游傳播且誘導(dǎo)邊界層分離，激波與邊界層發(fā)生相互作用，使得隔離段內(nèi)形成斜激波串結(jié)構(gòu)。激波串前緣位于注油位上游，處在激波串之中的注油位處未見純超燃模態(tài)時觀察到的明顯激波。此時激波串結(jié)構(gòu)可以認(rèn)為是發(fā)動機(jī)流道內(nèi)最主要的流動特征，注油位波系則相對弱化。同時，區(qū)別于純超燃模態(tài)時凹槽與擴(kuò)張段內(nèi)相對更明顯的反射波系，雙模態(tài)超燃時凹槽與擴(kuò)張段內(nèi)激波更弱，流場更均勻。

(a) Cold

(b) Case1

(c) Case2

(d) Case3

對于注油量進(jìn)一步提升的雙模態(tài)亞燃模態(tài)Case3，由圖5(d)可見，激波串隨燃燒反壓的升高而發(fā)展并前移，激波串中有序排列的激波數(shù)目明顯增多。此時注油位處仍未見Case1時的激波，且與Case2相比，凹槽與擴(kuò)張段內(nèi)可觀察到的激波更少，流場均勻性進(jìn)一步提升。由以上分析可知，不同模態(tài)下流道內(nèi)的波系分布差別較大，在純超燃模態(tài)中，注油位處激波明顯，而雙模態(tài)超燃與雙模態(tài)亞燃模態(tài)時的主要波系為逆壓梯度激波串結(jié)構(gòu)。隔離段形成激波串后，燃燒室內(nèi)無明顯強(qiáng)波系存在，流場相對更均勻。

準(zhǔn)確定義并展現(xiàn)分離區(qū)具有難度，通常沿著流動方向邊界層會附著于壁面，在某些情況下，邊界層內(nèi)流動方向改變，反方向倒流，使得流體質(zhì)點被迫向外流動，此時可認(rèn)為邊界層從壁面分離[16]。如圖6所示，文獻(xiàn)[17]中分離區(qū)的表現(xiàn)方法，給出了發(fā)動機(jī)中軸向速度u為-0.001m/s的等值面，描繪了反方向倒流區(qū)域，從而反映流動分離趨勢。同時圖6也給出了Ma=1時的等值面，以反映流場中超、亞聲速區(qū)域分布情形，等值面上給出了靜壓分布。

(a) Cold

(b) Case1

(c) Case2

(d) Case3

由圖6(a)可知，冷流(Cold)狀態(tài)下除了凹槽內(nèi)及擴(kuò)張段壁面附近形成小范圍亞聲速區(qū)域，流道內(nèi)主流基本保持超聲速狀態(tài)且整體壓力較低。圖中所繪深紅色區(qū)域為分離區(qū)，可見此時僅凹槽上壁面出現(xiàn)明顯分離，同時凹槽后的擴(kuò)張段角區(qū)也出現(xiàn)小范圍分離。對于注油量較少的純超燃模態(tài)Case1狀態(tài)，圖6(b)中所示凹槽及擴(kuò)張段內(nèi)亞聲速范圍較冷流明顯擴(kuò)大，但主流仍保持為超聲速，尤其隔離段內(nèi)超、亞聲速分布與冷流基本無異?？梢宰⒁獾?，純超燃模態(tài)時，隔離段與擴(kuò)張段內(nèi)均無明顯分離，但凹槽內(nèi)分離區(qū)域較冷流(Cold)時有所擴(kuò)大，傾斜后壁處分離區(qū)較大；Case2雙模態(tài)超燃時，分離區(qū)明顯變化。如圖6(c)所示，首先，隔離段內(nèi)由于逆壓梯度激波串的出現(xiàn)，在角區(qū)形成分離；其次，凹槽內(nèi)分離區(qū)明顯減少，集中在凹槽兩側(cè)角區(qū)及后壁面轉(zhuǎn)折處。此時，發(fā)動機(jī)內(nèi)亞聲速區(qū)域繼續(xù)擴(kuò)大，隔離段流場也受影響。圖6(d)中給出了雙模態(tài)亞燃模態(tài)Case3時的分離區(qū)及超、亞聲速分布，可見隨著燃燒的增強(qiáng)與壓力的提高，流場中亞聲速范圍進(jìn)一步擴(kuò)大，凹槽后部主流基本為亞聲速。隔離段內(nèi)亞聲速區(qū)域及角區(qū)的分離隨激波串的前移而不斷增大；同時凹槽內(nèi)分離進(jìn)一步減少，且集中在凹槽頭部。根據(jù)以上分析可見，燃燒改變了發(fā)動機(jī)內(nèi)的分離結(jié)構(gòu)，且不同的燃燒模態(tài)下分離情形也存在明顯差異。

2.3 不同模態(tài)下的燃燒特征

在上文流場分析的基礎(chǔ)上，本節(jié)對該矩形截面超燃沖壓發(fā)動機(jī)不同模態(tài)下的燃燒特征進(jìn)行分析。圖7中給出了流道內(nèi)的靜溫分布，可見發(fā)動機(jī)處于純超燃模態(tài)時，溫升主要發(fā)生在凹槽及擴(kuò)張段上壁面附近的低速區(qū)內(nèi)，高溫區(qū)分布相對更集中；雙模態(tài)超燃時，凹槽及擴(kuò)張段內(nèi)高溫區(qū)域明顯擴(kuò)大，且最高溫度低于純超燃模態(tài)時的溫度，此時隔離段內(nèi)激波串區(qū)域的溫度整體有一定的抬升，另外隔離段上壁面附近可見明顯的高溫區(qū)域；雙模態(tài)亞燃模態(tài)時燃燒室內(nèi)高溫?zé)釁^(qū)域進(jìn)一步擴(kuò)大，高溫分布更均勻。為了從一維分析角度觀察流場內(nèi)靜溫變化，圖8(a)中給出了發(fā)動機(jī)質(zhì)量平均靜溫沿流向的分布，可見溫升起點隨著激波串向上游前移；當(dāng)量比增加后，流道內(nèi)整體靜溫隨之升高。

(a) Case1, 靜溫

(b) Case2, 靜溫

(c) Case3, 靜溫

Fig.7Distributionsoftemperaturealongtheflowpathfordifferentmodes

為更清晰地認(rèn)識發(fā)動機(jī)燃燒特性，圖8(b)提供了CO2沿流向的質(zhì)量平均值的分布，圖9給出了完全燃燒產(chǎn)物CO2在流道內(nèi)的分布云圖?？梢姲疾叟c擴(kuò)張段內(nèi)CO2隨燃料的增加明顯增多。對于純超燃模態(tài)Case1狀態(tài)，CO2主要產(chǎn)生在凹槽與近壁面低速區(qū)域內(nèi)。對于Case2與Case3狀態(tài)，由圖9(b)與(c)可見，隔離段內(nèi)上壁面附近出現(xiàn)少量燃燒產(chǎn)物CO2，表明此時部分燃燒可能在隔離段內(nèi)完成。

(a) 質(zhì)量平均靜溫

(b) CO2

Fig.8DistributionsofthemassaveragetemperatureandCO2alongtheflowpathfordifferentmodes

以Case2為例，對部分燃燒可能在隔離段內(nèi)完成的原因進(jìn)行簡單分析。圖10中進(jìn)一步給出了該狀態(tài)下隔離段與凹槽段總溫、CO2及流線的局部細(xì)節(jié)，更清晰地展示了隔離段尾部CO2的出現(xiàn)及總溫的明顯升高，少部分燃燒反應(yīng)發(fā)生在注油位上游。流線展示的分離漩渦解釋了這一點，流道內(nèi)的漩渦結(jié)構(gòu)可能導(dǎo)致了少許燃料的回流，在隔離段內(nèi)發(fā)生部分反應(yīng)。

(a) Case1，CO2

(b) Case2，CO2

(c) Case3，CO2

(a) 總溫及流線

(b) 二氧化碳及流線

Fig.10Distributionsofthetotaltemperature、CO2andstreamlinealongtheflowpathforCase2

總的來說，純超燃模態(tài)時，燃燒僅發(fā)生在凹槽及擴(kuò)張段內(nèi)，化學(xué)反應(yīng)與高溫分布均相對集中；雙模態(tài)超燃與雙模態(tài)亞燃模態(tài)時，隨著激波串的形成與向前傳播，部分燃燒可能在隔離段完成。

3 結(jié) 論

針對所選乙烯燃料矩形截面超燃沖壓發(fā)動機(jī)，研究其在冷流及不同燃料模態(tài)下的流動特性，包括模態(tài)判別標(biāo)準(zhǔn)、流道內(nèi)壁壓與馬赫數(shù)變化規(guī)律、激波膨脹波等波系結(jié)構(gòu)、燃燒以及流動分離的特征。結(jié)果表明：

(1) 采用AHL3D進(jìn)行三維定常數(shù)值模擬，所得壁面壓力與直連式試驗結(jié)果吻合較好，驗證了試驗與計算的一致性。

(2) 冷流狀態(tài)下壁面壓力波動明顯，隔離段流場相對均勻，凹槽及擴(kuò)張段內(nèi)形成由多道激波與膨脹波組成的較強(qiáng)反射波系，此時流場內(nèi)波系分布主要由流道結(jié)構(gòu)主導(dǎo)。分離區(qū)域主要分布在凹槽與擴(kuò)張段內(nèi)。

(3) 與冷流時波動較大的壓力相比，純超燃模態(tài)時側(cè)壁面壓力曲線相對平滑。燃燒在一定程度上弱化了流道構(gòu)型對壁面壓力等參數(shù)的直接影響。隔離段末端注油位處形成明顯激波，壓升起點固定在注油位后，注油位及凹槽波系對流場結(jié)構(gòu)的影響較大。此時隔離段與擴(kuò)張段內(nèi)均未見明顯分離結(jié)構(gòu)，凹槽內(nèi)分離區(qū)域擴(kuò)大。燃燒僅在凹槽與擴(kuò)張段內(nèi)完成，化學(xué)反應(yīng)與高溫區(qū)分布相對集中。

(4) 雙模態(tài)超燃模態(tài)時，流道內(nèi)主導(dǎo)波系是隔離段內(nèi)激波誘導(dǎo)邊界層分離形成的斜激波串結(jié)構(gòu)，注油位波系的影響相對弱化。凹槽與擴(kuò)張段內(nèi)波系較弱，流場更均勻。隔離段內(nèi)激波串前緣后的角區(qū)出現(xiàn)分離，凹槽內(nèi)分離區(qū)域減小。隨著激波串結(jié)構(gòu)的形成與前移，部分燃燒可能在隔離段內(nèi)完成。

(5) 雙模態(tài)亞燃模態(tài)時，高溫區(qū)域擴(kuò)大且分布更加均勻。同樣可能有部分燃燒反應(yīng)在隔離段內(nèi)發(fā)生。隨著激波串的發(fā)展，隔離段內(nèi)亞聲速與分離區(qū)域擴(kuò)大，同時凹槽內(nèi)分離區(qū)減少。