擴張段射流對旁路式雙喉道噴管矢量特性的影響研究

2021-09-17 08:15:32夏雪峰馬岑睿

空氣動力學學報 2021年4期

夏雪峰，高峰，張倩，馬岑睿

(空軍工程大學防空反導學院，西安 710051)

0 引言

美國NASA蘭利中心Deere團隊最早提出了雙喉道噴管方案并闡述了其氣動矢量機理[9]。隨后國內外學者又圍繞其矢量特性和構型優化展開了一系列研究，取得了豐碩成果[10-15]。其中南京航空航天大學徐驚雷團隊提出的旁路式雙喉道噴管（Bypass Dual Throat Nozzle, BDTN）方案[16]十分具有開創性：通過旁路通道直接從DTN的上游收斂部位引入喉部射流，以簡化噴管的次流系統。經過Gu等[17-18]的實驗與數值研究，驗證了BDTN能夠極大增強DTN的矢量性能。林泳辰等[19]基于BDTN提出了“單發倒V雙噴管”布局，并通過飛行實驗驗證了其矢量性能。

本文基于這些基礎，對BDTN構型進行了改進設計，通過在腔體擴張段引入額外的次流，以期改善BDTN因雙喉道構型帶來的內流壅塞及欠膨脹問題，同時進一步提升矢量性能。采用FLUENT軟件對矩形截面矢量噴管在不同次流位置（擴張段在次流前長度與總長度在x軸投影之比，定義為Lx）和次流壓比（次流總壓與入口總壓之比，Secondary Pressure Ratio，SPR）下的內流情況二維數值模擬，研究擴張段射流對BDTN氣動矢量特性的影響。

1 計算模型及數值方法

1.1 計算模型及數值方法

基于Gu設計的BDTN模型[17]，在旁路同一側腔體擴張段增加收斂次流入口，入口寬度與旁路通道高度相同，出口寬度為1以使次流加速到聲速，其位置Lx隨算例不同而改變。模型其他各項參數如圖1所示。

圖1 BDTN模型示意圖Fig.1 The configuration of a BDTN model

對整個噴管劃分結構網格，在喉道、旁路通道和次流入口等參數梯度大的部位附近進行網格加密，第一層網格高度設置為0.01 mm，確保壁面處y+≤10，得到圖2所示計算網格。

圖2 數值計算網格劃分Fig.2 The 2D computational mesh

采用FLUENT軟件進行數值模擬研究，計算方法為基于時間推進的有限體積法，控制方程為強守恒形式的Navier-Stokes(N-S)方程，離散格式為隱式二階迎風格式以保證求解精度。湍流模型選用 RNGk-ε兩方程模型，噴管近壁面采用標準壁面函數處理，燃氣假定為理想可壓縮氣體，激活能量方程并考慮可壓縮性的影響。所有壁面均設置為絕熱無滑移壁面，噴管入口和次流入口均采用壓力入口邊界條件，入口總溫（Tin*）與環境總溫一致，設為300 K，落壓比（入口總壓與環境壓力之比，Nozzle Pressure Ratio，NPR）為10。選用壓力遠場和壓力出口邊界條件，為避免計算中的剛性問題，外流場來流馬赫數Ma設置為0.03，環境背壓為0.1 MPa。當計算殘差低于10-3，且進出質量流率基本保持恒定時，認為計算收斂。

1.2 網格無關性及模型驗證

對噴管模型劃分粗（coarse）、中等（medium）和細（fine）三種網格，網格總數分別為 68 820、102 062、145 548，同時設置z方向厚度為50 mm的三維算例進行數值計算，設置NPR為3、Tin*為300 K。計算時將次流入口關閉，以同現有的BDTN實驗結果[16]進行比較分析。以噴管上游喉道為軸向起始位置，各算例下壁面（三維取z= 0平面與腔體下壁面交線）壓力分布情況如圖3所示，橫縱坐標分別用上下游喉道之間腔體長度L0、入口壓力p0進行無量綱化。另外，為驗證數值方法對BDTN模擬的準確性，對文獻[17]中的BDTN模型在NPR為3時的流動特性進行模擬計算，得到數值云圖與實驗紋影圖對比如圖4。綜合圖3、圖4分析可知，三種不同密度的網格計算得到噴管下壁面壓力差異很小，特別是中等網格和細網格幾乎無差別，故采用中等網格以兼顧計算質量與效率；二維、三維計算結果基本都符合實驗值，雖然三維模型模擬效果更好，但采用二維模擬已足以捕捉流動特性；BDTN模型的數值云圖與實驗紋影圖吻合較好，表明數值方法能夠很好地模擬BDTN流場情況。

圖3 不同算例下壁面壓力分布Fig.3 The pressure distributions on the lower-wall of numerical simulations and experiments

圖4 噴管數值云圖和實驗紋影圖對比(BDTN)Fig.4 The comparison between the numerical and experimental results for a BDTN nozzle

為驗證數值方法對擴張段射流的適用性，對NASA蘭利中心的激波矢量噴管（SVC）模型[20]進行相同條件下的模擬研究，其工況為：NPR = 4.6，SPR = 0.7，環境壓強為0.1 MPa，外流為靜止大氣，總溫為298 K。得到仿真結果與實驗紋影照片對比如圖5所示，噴管上下壁面靜壓分布曲線如圖6所示，L1為噴管擴張段長度?？梢姅抵翟茍D較為準確地描繪了噴管內外流場形態，實驗和仿真得到上下壁面靜壓分布呈現了良好的一致性，表明本文所采用的數值模擬方法具有較高的可信度。

拓展思考：已知雙曲線的右焦點為F，若過點F且傾斜角為60°的直線與雙曲線的右支有且只有一個交點，則此雙曲線離心率的取值范圍是（）

圖5 噴管數值云圖和實驗紋影圖對比（SVC）Fig.5 The comparison between the numerical and experimental results for a SVC nozzle

圖6 噴管壁面壓力分布數值及實驗結果下對比Fig.6 The comparison of wall-pressure distributions between computational and experimental ressults

1.3 性能計算公式

擴張段射流的旁路式雙喉道噴管相關參數計算如下：

次流流量比：

軸向（x方向）推力：

俯仰方向（y方向）推力：

等熵推力：

式中：m˙p、m˙s、m˙ 分別為主、次、出流質量流率，Ae為噴管出口面積，Vex為出流水平速度，Vey為出流垂直速度，取噴管出口各網格點壓力算術平均值pe為噴管出口壓力，pb為環境背壓，R為理想氣體常數，γ為氣體比熱比?？傻脟姽芡屏κ噶啃阅苤饕獏担?/p>

推力矢量角：

推力系數：

矢量效率：

原始BDTN構型因不需要引入額外次流，故不用研究其矢量效率。此處的矢量效率主要表征擴張段射流構型中次流對整體矢量性能的作用，δ0為無射流時對應工況下BDTN推力矢量角。

2 計算結果及分析

2.1 改進構型性能改善機理

圖7為改進構型（Lx= 0.5，SPR = 0.9）與BDTN 原始構型的部分流場馬赫數及流線分布圖?？芍獰o次流時，旁路通道內高壓氣流經加速流動后，在喉部沖擊剪切高速主流使氣動喉道產生傾斜，在下部形成λ形斜激波，在上部產生剪切渦并聚集形成一個較大的低壓分離區，而對側腔體底部經高速主流沖擊形成了封閉的高壓回流區，從而在腔體內形成非對稱流場結構，迫使主流以一定角度噴出以獲得矢量推力。主流先在擴張段經歷快速膨脹加速，后由于流道變窄流速又回落到聲速附近，噴管內發生流動壅塞，氣體欠膨脹現象較嚴重。次流入射后，λ形激波極大程度減弱，主流在下壁面擴張段貼壁流動距離更長，腔體下部回流區面積減小。射流將腔體上部分離區一分為二，并在其下游位置的分離區和主流之間充盈流動形成滑流層，主流被限制在整體平滑漸擴的流道內進行平穩加速流動，其馬赫數始終保持在聲速附近，上下回流區形狀改變使流場非對稱性更加明顯，增強矢量性能的同時，雙喉道噴管固有的內流壅塞及欠膨脹問題得到一定程度改善。

圖7 部分流場馬赫數及流線分布云圖Fig.7 Mach number and streamlines for the(a) original and (b) modified BDTN

通過分析兩型噴管腔體上下壁面壓力曲線（見圖8）可知，加入射流后噴管上下壁面壓力均大幅增大，壓差絕對值也相應增加，從而增大了矢量力；上壁面除在射流入口處上游位置有小幅的壓力突升外，整體壓力分布規律基本相同，而下壁面與原始構型相比激波位置后移（以x軸正向為前向）且強度大大減弱，避免了強激波系帶來較大的推力損失。

圖8 噴管壁面壓力分布對比圖Fig.8 The comparison of wall-pressure distributions between the original and modified BDTN

2.2 次流入射位置對矢量性能影響規律

取 SPR = 0.8，Lx分別為 0.25、0.375、0.5、0.675進行計算。圖9為計算所得各算例噴管內流馬赫數云圖，可知Lx= 0.25時，入射位置距離主流較近，次流大部分被卷入旁路射流剪切主流形成的剪切渦中，小部分隨著主流向下流動，主次流之間融合效果較差，在主流中激發了大量雜亂的低強度激波；隨著Lx值增大，主流通道先是逐漸減小然后稍有擴張，在Lx=0.5時為最小，產生流道壅塞導致欠膨脹現象加劇，Lx= 0.375時整體流道較為均勻，流動效果最好。次流入射點到主流之間距離隨著入射位置后移而增加，次流對主流斜激波系的限制作用減弱，主流貼壁流動距離縮短并逐漸向腔體中線抬升，下部高壓回流區面積增大而上部分離區面積減小，使出流噴射角度逐漸減小，從而影響推力矢量效果。當Lx= 0.625時，相比圖7（b）相同工況下原始構型，主流脫離下壁面位置明顯靠前，流場非對稱性減弱，矢量效果不佳。

圖9 不同次流入射位置下馬赫數分布云圖Fig.9 Mach number contours under the condition of different injection locations

圖10給出各算例噴管腔體上下壁面壓力分布。可知，Lx= 0.25時主流近下壁面激波強度較大，且上壁面壓力在入射口上游發生急劇變化。隨著Lx增加，噴管下壁面高壓區范圍增加，而上壁面除在次流入口處有小幅上升外壓力分布規律基本保持不變。而當Lx增大到0.625時腔體下部高壓回流區壓力減小，上部分離區壓力減小幅度更大，使上下壁面壓差減小。對比可發現Lx= 0.375時噴管上下壁面壓差最大。

圖10 不同次流入射位置下壁面壓力分布圖Fig.10 Wall-pressure distributions under the condition of different injection locations

比較不同次流入射位置算例及其與原始BDTN（Case1）矢量性能參數（表1）可知：隨著次流入射位置后移，噴管推力矢量角先增大隨后逐步減小，推力系數逐漸增大且幅度漸緩。綜合比較而言Lx= 0.375時其矢量效果最佳，與原始BDTN構型相比矢量角提高了6.38°，推力系數提高了0.01，矢量性能得到一定改善。此時次流流量比低至2.18%，次流矢量效率達到2.92°/1%次流流量。在工程實際中，可通過對相應構型噴管進行迭代優化，得到普適不同工況的最優次流入射位置?？傮w而言，通過在BDTN擴張段引入次流，其矢量效果明顯強于僅在擴張段添加射流的激波矢量控制型噴管，也強于DTN和原始構型BDTN，對于擴充完善氣動矢量技術體系具有一定研究價值。

表1 不同次流入射位置算例矢量性能Table 1 Thrust-vector performance under the condition of different injection locations

2.3 SPR對矢量性能影響規律

取Lx= 0.375，SPR 值分別為0.2、0.3～1進行計算。圖11為SPR = 0.4、0.7、1時各算例噴管分離區馬赫數云圖及流線圖?？梢姴煌琒PR下噴管的腔體上部分離區經歷了不同的發展過程，SPR較小時，次流入射深度較淺，次流大部分被卷吸入上游分離區并發展出斜向錯位分布的兩個回流渦，其余次流融合進入主流邊界滑流層，在下游分離區內形成后凸的回流區。SPR增加到0.7時，次流全部融入滑流層之中，對主流流道的限制作用明顯增強，低速區域面積增大，喉道下部斜激波強度減弱，上游分離區兩個回流渦變成前后分布。SPR繼續增加，上游分離區中后回流渦主要由剪切渦發展而來，范圍顯著擴大，而靠近次流的前回流渦逐步向下部發展，最終與主流相聯通。主流馬赫數主要集中在0.8～1.2左右，低速區域起始位置向上游移動，而次流入射位置下游區域的主流馬赫數幾乎無變化。

圖11 不同次流壓比下局部馬赫數和流線云圖Fig.11 Mach number contours and streamlines under the condition of different SPRs

圖12為噴管腔體上下壁面壓力曲線圖。由圖可見，SPR從0.4增加到0.7時，噴管上下壁面壓力均相應大幅增加，且壁面壓差也增大，增加到1后次流下游噴管壁面沿程壓力出現振蕩，但大體分布無變化。結合圖11分析可知，SPR增大過程中，次流的擾動作用加劇，對應次流上游流動區域的主流流速下降，導致x/L0在0.1～0.3左右下壁面動壓降低靜壓上升。對于次流下游區域，SPR增加到0.7時，由于次流對流道限制作用增強，使噴管整體壁面壓力明顯提升。SPR增加到1后，下壁面壓力隨激波系變化而產生震蕩，上壁面壓力大體保持穩定，其中由于圖11（c）中的前回流渦與壁面脫離并向主流方向發展，導致x/L0=0.3左右位置上壁面壓力突升。

圖12 不同次流壓比下壁面壓力分布曲線Fig.12 Wall-pressure distributions under the condition of different SPRs

分析不同SPR下噴管各項性能參數變化情況（圖13）可知，隨著SPR增加，噴管推力矢量角逐漸增加，且在SPR增加到0.7后基本保持不變，而推力系數先增加后急劇下降；低SPR下矢量效率很低，在SPR增加到0.5過程中急劇上升，隨后基本保持穩定。究其原因，在低SPR下次流對主流作用較弱，對矢量性能的改善作用不大。隨著SPR在一定范圍內逐漸增加，次流對主流流道限制作用增強，流場非對稱性更加突出，主流膨脹漸趨平穩而出流偏轉角度更大，使出流水平速度略有降低而垂直速度增加，同時噴管上下壁面壓差增大而進出口壓差變化較小，推力矢量角得以增大。因為激波系強度大大降低，且次流對主流的隨流效果較好，彌補了部分推力損失，此種效果超過了出流水平速度輕微減小帶來的負面影響，使推力系數也相應增加。大SPR下主流低速區面積顯著增大，出流水平速度進一步減小，使推力系數急劇減小，甚至低于無次流的原始BDTN構型。此時腔體內的不對稱流動已接近幾何極限，主流幾何流道幾乎固定，次流質量流率受SPR影響減弱，而噴管入口質量流率和矢量角都保持穩定，從而使矢量效率趨于穩定。進行總體比較發現，SPR = 0.7時噴管推力矢量角達到27.59°，推力系數達到0.956，矢量效率為3°/1%次流流量，各項指標參數都在較高水平，綜合矢量性能較為理想。