咽式高超聲速進氣道試驗與計算研究

王成鵬，董 昊，程克明

（南京航空航天大學 航空宇航學院空氣動力學系，江蘇 南京210016）

0 引 言

近年來，一類新型高超聲速內(nèi)收縮進氣道（Inward Turning Inlet ）［1－8］得 到 了 研 究 人 員 的 廣 泛 關注，這類進氣道具有壓縮效率高、流量捕獲能力強的特點，而且為了與其后的圓形或橢圓形截面燃燒室銜接，往往采用曲面對氣流進行壓縮，而圓形或橢圓形截面燃燒室在結構重量、浸潤面積和角區(qū)流動等方面優(yōu)于矩形燃燒室［8］。美國DARPA和空軍實施的Falcon計劃中的HTV－3X、HyCAUSE計劃等均采用了這類內(nèi)收縮進氣道，目前國內(nèi)外在研的此類進氣道主要包括 Busemann進氣道［1，3］（包括截短 Busemann）、矩轉(zhuǎn)橢圓（REST）進氣道［2，4－5，8］（包括矩轉(zhuǎn)圓進氣道）、咽式（Jaws）進氣道［6－7］等。

國內(nèi)外研究人員目前大部分研究集中在對這種三維內(nèi)收縮進氣道的無粘設計和附面層修正［9］研究上，其要點是采用內(nèi)收縮基本流場和流線追蹤技術，但研究［4，7］表明由于粘性、進氣道內(nèi)激波激波相交、激波附面層干擾的影響，即使考慮了附面層修正，實際的三維內(nèi)收縮進氣道流場要遠比其無粘基本流場復雜，對這種復雜流動結構以及壓力等參數(shù)分布特征的理解有利于三維內(nèi)收縮進氣道設計方法的發(fā)展，也有助于客觀的評價這種新型內(nèi)收縮進氣道。另外，也有研究人員已開始關注和初步研究這種內(nèi)收縮三維進氣道與乘波機體的一體化問題［10－12］，預計高超聲速三維內(nèi)收縮進氣道的進一步發(fā)展會對吸氣式高超聲速飛行器的一體化設計方法和氣動總體布局帶來新的思路。

本文結合試驗與計算方法對一種咽式三維內(nèi)收縮進氣道［7］高超聲速流動結構、壓力分布特征等進行了研究，同時也對這種具有較大內(nèi)收縮比的進氣道的常規(guī)高超聲速風洞試驗方法進行了探索。

1 試驗模型和試驗、計算條件

試驗模型設計和附面層修正方法詳見文獻［6－7］，簡述如下：進氣道基本流場為四道平面斜激波三維流場，在俯仰及偏航平面對來流進行雙重壓縮；運用流線追蹤方法，選取圓形出口截面設計出的進氣道構型如圖1所示，然后利用Cebeci和Bradshaw的有限差分法求解可壓縮附面層方程的程序［13］，由求得的進氣道附面層位移厚度對其型面進行修正。

圖1 咽式進氣道流場結構及外形示意圖Fig．1 Shock structure and geometry ofjaws inlet configuration

試驗在南京航空航天大學高超聲速風洞（Nanjing University of Aeronautics ＆ Astronautics Hypersonic Wind Tunnel，簡稱NHW）進行，進氣道構型和風洞試驗安裝照片見圖2。模型設計馬赫數(shù)為7，俯仰壓縮角8°、偏航壓縮角7°，試驗來流條件：Ma＝7，總壓P0＝1503kPa，總溫T0＝538K。

試驗過程中，通過紋影觀測和記錄咽式進氣道唇口交點（圖1中第一對激波相交點）之前的激波系結構，同時測量了沿流向進氣道模型壁面中心線上靜壓分布（圖3中P1－P16測點），另外還在進氣道內(nèi)第三對激波與第四對激波之間局部區(qū)域布置了測點（圖3中P17－20測點）。

圖2 風洞試驗安裝模型Fig．2 Jaws inlet model in NHW

圖3 模型靜壓測點（單位：mm）Fig．3 Surface static pressure measuring stations（unit：mm）

假定進氣道內(nèi)流動由可壓縮三維Navier－Stokes方程組描述，湍流模型采用SSTk－ω模型，用有限體積法空間離散，并在每個網(wǎng)格單元求解積分形式主控方程；對流通項空間離散采用Roe格式進行分裂，而粘性項則采用二階中心差分格式離散；邊界條件選取對應的風洞試驗條件。

進氣道內(nèi)計算網(wǎng)格拓撲結構見圖4，0°攻角時計算進氣道流場的1／4區(qū)域；考慮有攻角工況計算1／2區(qū)域，網(wǎng)格總數(shù)約500萬。

圖4 進氣道內(nèi)網(wǎng)格拓撲結構示意圖Fig．4 Mesh structure of jaws inlet configuration

2 試驗方法

南京航空航天大學高超聲速風洞是一座常規(guī)高壓下吹－真空抽吸暫沖式高超聲速風洞。風洞起動激波［14］掃過進氣道時需要定幾何進氣道試驗模型具有自起動能力，而本文所研究的咽式進氣道具有較大內(nèi)收縮比，如圖5中黑四方塊所示，附面層修正前模型內(nèi)收縮比為5，修正后為2．93，前期的二維進氣道試驗數(shù)據(jù)表明內(nèi)收縮比位于Kantrowitz限之下（菱形與上三角標識）［15］可以自起動，本文所研究的咽式進氣道風洞試驗結果表明在Ma＝7來流下不能自起動。紋影照片如圖6所示，可以看見，進氣道入口處兩道交叉激波不停振蕩。

圖5 進氣道內(nèi)收縮比與起動狀態(tài)曲線圖Fig．5 Inlet starting versus contraction ratio

圖6 進氣道模型不起動紋影照片F(xiàn)ig．6 Schlieren picture at inlet unstarting

在試驗過程中，將咽式進氣道上半部分固定，下半部分與一上下運動的機械推桿機構相連，在風洞開啟時，進氣道上下打開，不形成內(nèi)收縮管道；當風洞內(nèi)起動激波［14］在試驗段中消失，高超聲速流場建立后，開啟推桿機構使進氣道重新閉合，這樣，進氣道內(nèi)將會建立起高超聲速流場，可進行各項試驗和測量，風洞起動與咽式進氣道流場建立過程示意圖見圖7。圖8為進氣道上下壁面從打開到關閉過程中的紋影照片，給出了激波隨壁面合攏過程中的流場變化狀態(tài)，表明進氣道成功起動。試驗時沒有將紋影拍照和風洞、機械機構的操作設為同步觸發(fā)，所以僅從每張紋影照片的時間間隔來估算模型合攏時間，紋影拍攝系統(tǒng)為每秒25幀，判斷整個模型合攏過程約耗時0．44s。圖9為試驗過程中來流總壓與位于模型對稱面壁面上第12個測點（見圖3）靜壓隨時間變化曲線，橫坐標為風洞運行時間，縱坐標為傳感器電壓信號，壓力平直段表明模型合攏后壓力穩(wěn)定時間不小于7s，確保了數(shù)據(jù)的獲得；對合攏模型的密封性檢測和壓力曲線均表明模型不存在漏氣狀況。這種試驗方法對其它類型大收縮比內(nèi)收縮進氣道的高超聲速風洞試驗有借鑒意義。

圖7 風洞起動與咽式進氣道流場建立過程示意圖Fig．7 NHW starting shock and process of establishing started flow in jaws inlet

圖8 進氣道合攏過程紋影圖片F(xiàn)ig．8 Schlieren pictures during closing of jaws inlet walls

圖9 來流總壓與測壓點12隨時間變化曲線Fig．9 Distributions of total pressure and static pressure at P12point

3 進氣道流場結構

圖10給出了z＝0進氣道中心對稱面上試驗、計算壓力、馬赫數(shù)分布結果和流場紋影照片，圖中靜壓值均以來流總壓無因次化，可見計算所得壓力分布規(guī)律與試驗測得壓力分布走勢基本一致，在x＝0～300mm俯仰激波壓縮區(qū)兩者壓力吻合較好，在x＝300mm～480mm偏航激波壓縮區(qū)兩者壓力值大小有一定差別；圖10（a）中虛線為無粘理論計算壓力分布，與試驗、計算壓力的對比表明通過基于附面層位移厚度的型面修正方法可以使設計出的進氣道出口、沿程壓力分布符合無粘理論設計初衷，使設計流程、參數(shù)可控［7］。

觀察圖10（b）、圖10（c）中進氣道中心對稱面上壓力、馬赫數(shù)等值線圖，x＝0～300mm俯仰激波壓縮區(qū)域激波結構簡單，兩道俯仰激波交叉后打在x＝300mm轉(zhuǎn)折角處；轉(zhuǎn)折角后x＝300mm～480mm偏航激波壓縮區(qū)域流場壓力分布顯示上游的俯仰激波在轉(zhuǎn)折角之后產(chǎn)生了較弱的反射激波；在x＝400mm～480mm區(qū)域，在進氣道壁面出現(xiàn)了對稱的低速區(qū)，這是一對偏航激波相交并與壁面附面層干擾的結果，下文將詳細討論這一流動結構的形成。

圖10 z＝0中心對稱面流場結構Fig．10 Flow structure at z＝0symmetry plane

試驗中還測量了靠近水平對稱面、第二對偏航激波和反射激波之間區(qū)域的四個點的壓力（圖11），該區(qū)域無粘理論上應為等壓區(qū)域（見圖1），受圖10中所示俯仰激波反射波、偏航激波附面層干擾結構影響，此區(qū)域流場表現(xiàn)出非等壓分布（圖11（a））。

圖11 進氣道側(cè)壁壓力分布Fig．11 Pressure distribution on side wall of jaws inlet

由于咽式進氣道在俯仰與偏航兩個方向上進行氣流壓縮，設計本意是分散氣流壓縮強度，減弱激波附面層干擾，但是偏航激波與在xy方向壁面上發(fā)展而來的厚附面層的相互作用在有粘流場中卻是不可避免的，來流經(jīng)過俯仰激波壓縮后，在兩對偏航激波作用下被擠向管道的中心，流線發(fā)生分離，沿流向發(fā)展產(chǎn)生一對對稱的渦結構。在偏航激波交叉點附近出現(xiàn)上下對稱的低速流動區(qū)域，與經(jīng)典的雙斜楔形成的激波相交附面層干擾結構類似，不同的是圓形管道構型的原因?qū)е略谶M氣道出口處形成如圖12所示流動結構，在截面靠近芯流區(qū)域上下形成一對對稱的低馬赫數(shù)低總壓區(qū)域。為了分析這種流動結構的形成，檢驗了唇口交點處附面層內(nèi)距壁面不同高度出發(fā)的質(zhì)點運動軌跡，圖13中xy對稱面上沿x流向發(fā)展到唇口交點位置附面層厚度為δc＝4．4mm，圖13給出的為四分之一進氣道內(nèi)從y／δc＝0．25、y／δc＝0．01處出發(fā)的流體質(zhì)點跡線，可見從唇口交點位置出發(fā)的流線在偏航激波和俯仰激波反射激波的共同作用下，先是被擠向xy對稱面，在前進到偏航激波相交點附近時，又被擠向xz對稱面，沿流向形成了逆時針旋轉(zhuǎn)的渦結構，從靠近壁面的附面層內(nèi)出發(fā)的流線在進氣道出口形成了局部的低馬赫數(shù)低總壓區(qū)域。這種三維渦流一方面影響了進氣道出口流動的均勻性，產(chǎn)生了渦流損失；另一方面咽式進氣道內(nèi)的這種三維氣流運動也有可能幫助將壁面附近噴射的燃料驅(qū)入芯流區(qū)域，提高燃料的混合效率［16］，獲得更高的燃燒效率和推力；在仔細分析這種圓形截面通道內(nèi)交叉激波附面層干擾造成的流動損失的前提下，充分利用這種流動干擾生成的三維渦流來提高混合效率的思路值得進一步研究。

圖12 咽式進氣道三維流動結構和出口位置馬赫數(shù)分布Fig．12 3Dshock structure and Mach number contour at exit plane

圖13 咽式進氣道唇口交點處距壁面不同距離處出發(fā)的流體質(zhì)點跡線圖Fig．13 Vortical structures formed by streamlines originating at different level of y／cin the upstream boundary layer

圖14 為兩道偏航激波交點上游和下游的橫截面（yz）上壓力、馬赫數(shù)和總壓分布圖，圖14（a）為激波交點上游x2橫截面，圖14（b）為激波交點下游x3橫截面，其中x2橫截面與x3橫截面具體位置見圖12，圖12中數(shù)字“1”所指激波為偏航激波，“2”所指為其反射激波。與常規(guī)雙斜楔產(chǎn)生的交叉激波與湍流附面層干擾流態(tài)［17］不同的是，在咽式進氣道唇口交點下游，不但存在偏航激波的反射（圖14數(shù)字3、5所指）以及與附面層干擾的流動，俯仰激波在肩點后的弱反射激波（圖14數(shù)字4、6所指）進一步加劇了干擾結構的復雜性，這些激波的存在與其間的反射相交形成的壓力梯度在橫截面內(nèi)產(chǎn)生了二次流動，xy對稱面兩側(cè)氣流向?qū)ΨQ面靠攏，在偏航激波與俯仰反射中心部位，形成高壓區(qū)（圖14b）；而橫截面上主流與壁面之間的區(qū)域由來自上游附面層內(nèi)低能流填補，形成了一對低馬赫數(shù)、低總壓結構（圖15、圖16）。

圖15 圖12中x2和x3橫截面上馬赫數(shù)分布Fig．15 Mach number contours on crossflow planes at x＝x2and x＝x3

圖16 圖12中x2和x3橫截面上總壓分布Fig．16 Total pressure contours on crossflow planes at x＝x2and x＝x3

4 結 論

（1）通過試驗與計算手段的結合，較為可靠地獲取了高超聲速進氣道內(nèi)的復雜流動結構；

（2）探索了具有較大內(nèi)收縮比的咽式進氣道在常規(guī)高超聲速風洞進行試驗的方法和技術，解決了風洞起動過程引起的內(nèi)收縮進氣道不能自起動的問題，成功地獲取了試驗數(shù)據(jù)；

（3）計算結果表明，咽式進氣道內(nèi)高超聲速流動中偏航激波、俯仰激波的相交及其與壁面附面層的相互干擾形成了一種復雜三維渦旋流場結構，并在進氣道出口形成包含一對對稱的低馬赫數(shù)低總壓區(qū)域的不均勻流場，流體質(zhì)點跡線圖表明這部分低能流主要來自上游靠近壁面的附面層氣流。

［1］ 孫波，張堃元，王成鵬，等．Busemann進氣道無粘流場數(shù)值分析［J］．推進技術，2005，26（3）：242－247．

［2］ YOU Y C．An overview of the advantages and concerns of hypersonic inward turning inlets［R］．AIAA 2011－2269．

［3］ XIAO Y B，YUE L J，GONG P，et al．Investigation on a truncated streamline traced hypersonic Buseman inlet［R］．AIAA 2008－2634．

［4］ 南向軍，張堃元，金志光，等．矩形轉(zhuǎn)圓形高超聲速內(nèi)收縮進氣道數(shù)值及試驗研究［J］．航空學報，2011，32（6）：988－996．

［5］ SMART M K．Design of three－dimensional hypersonic inlets with rectangular to elliptical shape transition［R］．AIAA 1998－0960．

［6］ MALO MOLINA F，GAITONDE D，EBRAHIMI H，et al．Three－dimensional analysis of a supersonic combustor coupled to innovative inward－turning inlets［J］．AIAA Journal，2010，48（3）：572－582．

［7］ 董昊，王成鵬，程克明．設計參數(shù)及附面層修正對咽式進氣道性能的影響［J］．推進技術，2010，31（3）：265－269．

［8］ SMART M K，SURAWEERA M V．HIFiRE 7development of a 3－D scramjet for flight testing［R］．AIAA 2009－7259．

［9］ 陳棟梁．流線追蹤Buseman進氣道粘性修正方法研究［D］．長沙：國防科技大學，2009．

［10］賀旭照，倪鴻禮．密切內(nèi)錐乘波體設計方法和性能分析［J］．力學學報，2011，43（5）：803－808．

［11］尤延鋮，梁德旺，郭榮偉，等．高超聲速三維內(nèi)收縮式進氣道／乘波前體一體化設計研究評述［J］．力學進展，2009，39（5）：513－525．

［12］向先宏，王成鵬，程克明．基于類咽式進氣道的高超聲速飛行器一體化設計［J］．宇航學報，2012，33（1）：19－26．

［13］CEBECI T，BRADSHAW P．Physical and computational aspects of convective heat transfer［M］．New York：Sping－Verlag，1994．

［14］張小慶，楊富榮，鮑偉義，等．直連式脈沖燃燒風洞起動過程研究［J］．試驗流體力學，2009，23（2）：63－67．

［15］王成鵬，程克明．高超進氣道臨界起動特征［J］．航空動力學報，2008，23（6）：997－1002．

［16］WANG C，JIANG Z，HU Z，et al．Numerical investigation on the flowfield of‘swallowtail’cavity for supersonic mixing enhancement［J］．Acta Mechanica Sinica，2009，25（1）：37－44．

［17］KNIGHT D，GNEDIN M，BECHT R，et al．Numerical simulation of crossing shock wave／turbulent boundary layer interaction using a two－equation model of turbulence［J］．J．Fluid Mech．，2000，409：121－147．