基于微型葉片式渦流發生器的前體壓縮面低能流摻混機理

李 超，黃河峽，羅金玲，唐學斌，蔡 佳，3，譚慧俊

(1. 北京空天技術研究所，北京 100074；2. 南京航空航天大學 能源與動力學院，南京 210016；3. 南京工業職業技術大學 航空工程學院，南京 210023)

0 引 言

進氣道作為超燃沖壓發動機最主要的增壓部件，其氣動性能對整個推進系統的性能起著決定性的影響。研究表明，進氣道的總壓恢復系數每增加1%，發動機的比沖可增加0.51%～1%[1]，而一旦進氣道陷入不起動，激波周期性振蕩所造成的非定常載荷給發動機的穩定燃燒甚至飛行安全都將帶來致命性危害[2]。因此，如何盡可能地提高進氣道的氣動性能、拓寬穩定工作邊界，對高超聲速推進系統而言意義重大。

對于高超聲速飛行器，進氣道和飛行器前體高度一體化，前體壓縮面上發展的邊界層被直接吸入至進氣道內[3]，尤其是大尺度飛行器的長機身/短發動機氣動布局方案，面臨更嚴重的邊界層堆積問題。邊界層內低能流的吸入降低了進氣道壁面流動抗逆壓能力，在進氣道唇罩激波與前體壓縮面發展而來的邊界層相互干擾下，極易產生大面積分離，嚴重時甚至導致進氣道不起動[4-8]。鑒于此，必須對前體壓縮面發展而來的邊界層進行流動控制，以期盡可能削弱激波-邊界層干擾對進氣道的不利影響。

Herrman等[9-10]提出采用邊界層放氣的方式對馬赫數2.5～3.5范圍內的超聲速進氣道進行控制，結果表明，泄除5.3%的進氣道捕獲流量可以獲得12.6%的總壓恢復增益，拓寬喘振裕度15.9%，進氣道的性能以及放氣的有效性高度依賴于激波-邊界層干擾、流動非定常性以及流動分離特性。Shih等[11]細致研究了放氣縫內的流場結構，發現放氣縫入口、管內存在兩道激波，這兩道激波的壓升比入射激波的更強，可以有效隔離激波波后擾動前傳。H?berle[12]采用邊界層放氣的方式對馬赫數6級高超聲速進氣道內的唇罩激波-邊界層干擾進行控制，試驗結果表明，在激波入射點附近放氣是一種切實可行的控制措施。Soltani[13]試驗研究了放氣位置、放氣構型對超聲速進氣道性能影響，發現將放氣縫布置在管道入口（即臨界狀態激波根部位置）、減小放氣縫傾角可以獲得更佳的進氣道性能。由于邊界層放氣需要泄除經過進氣道壓縮之后的高壓空氣，放氣阻力較大，無源流動控制方法也受到了學界廣泛關注。Panaras[14]、Huang[15]、張悅[16]、Verma[17]綜述了渦流發生器在抑制激波-邊界層干擾流動控制中的研究進展，渦流發生器特殊的結構誘導出“預增壓效應”、“分割效應”、“限流效應”和“摻混效應”，有效地抑制了邊界層分離，促進了分離流動的再附。Zhang[18]提出了陣列式大后掠微型斜坡式渦流發生器，試驗表明，該渦流發生器可以有效減小分離區尺度，并可獲得12.2%的總壓恢復系數收益。上述研究大都是在前體邊界層已經吸入進氣道的情況下針對唇罩激波-邊界層干擾控制開展的研究，放氣縫和渦流發生器基本都布置在激波入射點附近，而對前體壓縮面邊界層低能流的控制未做過多研究。

作者研究團隊[19]提出了一種前體壓縮面設計新思路，通過強化前體壓縮面的展向壓力梯度，提前將邊界層向兩側排移，最大可使邊界層厚度減薄20%，為削弱激波-邊界層干擾及前體壓縮面/流動控制一體化設計提供了新途徑，但效果仍不滿足工程需求。因此本文提出了在前體壓縮面上布置微型渦流發生器的低能流控制方案，利用渦流發生器的局部摻混效應，增強壁面低能流能量，改善邊界層剖面飽滿程度，以期增強進氣道壁面流動抗逆壓分離的能力。

1 研究對象簡介

為了研究微型葉片式渦流發生器對高超聲速前體壓縮面低能流的排移能力，選用文獻[19]中基于展向壓力分布可控設計的前體壓縮面作為基準方案。該前體設計馬赫數為Ma= 7.0，前體設計的基準流場為三級外錐壓縮方式，其中一級錐半錐角為4°，二級錐對應偏轉角為4°，三級錐采用等熵壓縮方式，其對應的偏轉角為13°，圖1給出了該前體壓縮面外形示意圖。前體壓縮面長度為1300 mm，寬度為200 mm。

圖1 高超聲速前體壓縮面外形示意圖Fig. 1 Hypersonic forebody/ramp

由于渦流發生器一般布置在進氣道唇罩激波入射點上游若干個邊界層厚度位置，故本文中渦流發生器布置在靠近壓縮面后部位置，其x坐標為1100 mm，坐標原點選為前體頂點處。

共設計了8個微型葉片，左右各4片，對稱布置，葉片長度為18 mm，高度為2.3 mm（約為0.35倍當地邊界層厚度）。1號葉片所在的方位角δ為12°，2號葉片的方位角30°，3號葉片的方位角45°，4號葉片的方位角為60°。葉片平面和對稱面的夾角定義為安裝角θ，圖2所示θ為正。共研究了4組安裝角，分別為?15°、15°、30°和45°。

圖2 微型葉片式渦流發生器主要尺寸示意圖Fig. 2 Main dimensions of micro-vane vortex generators

2 數值模擬方法與校驗

通過數值模擬方法（Computational Fluid Dynamics，CFD），分析微型葉片式渦流發生器對前體壓縮面流動的影響。采用有限體積法求解雷諾平均的可壓縮三維Navier-Stokes方程，選取兩方程SSTk-ω湍流模型對湍動能和湍動能耗散率求解，無黏對流通量采用Roe格式求解，氣體的分子黏性系數采用Sutherland公式計算。結構化網格量約750萬，采用O-grid拓撲，對所有近壁面網格進行了局部加密，第一層網格高度設置為0.01 mm。此外，為捕捉微型葉片式渦流發生器附近流動結構，對其附近的網格進行加密。圖3給出了計算網格及邊界條件示意圖。數值模擬中使用的邊界類型包括：壓力遠場、壓力出口、對稱面、絕熱壁面。其中壓力遠場中，馬赫數設置為7.0，來流靜壓、靜溫按照飛行高度28 km當地大氣條件給定。

圖3 計算網格及邊界條件示意（稀疏化顯示）Fig. 3 Schematic of CFD grid and boundary conditions(coarsen for clarity)

為了校驗所選用的數值模擬方法的準確性，選取激波+等熵壓縮波外錐流場設計的三維鼓包試驗結果對數值模擬方法進行檢驗[20]。試驗來流條件為：馬赫數 2.9，來流總壓100580 Pa，來流總溫300 K。圖4、圖5分別給出了數值模擬結果與壁面沿程無量綱靜壓分布、紋影試驗結果的對比。從圖中可以看出，數值模擬與試驗獲得的流場結構一致，壁面壓力基本吻合，說明所選擇的數值模擬方法可以較為準確地捕捉這種三維壓縮鼓包外流場結構。

圖4 校核算例數值模擬和試驗壁面壓力分布對比Fig. 4 Comparison of wall pressure between CFD and experiment

圖5 校核算例數值模擬流場和試驗紋影對比Fig. 5 Comparison of flow fields between CFD and experiment result of the flow field

3 結果分析

3.1 微型葉片式渦流發生器的前體壓縮面流動特性

為了研究微型葉片式渦流發生器是否能對前體壓縮面近壁流動形成擾動能力，首先通過數值模擬對比了有無控制的前體壓縮面流動特性。圖6對比了有無渦流發生器控制下的前體壓縮面的壓力分布云圖，可以看到，在一級壓縮面和二級壓縮面上均呈現出中間壓力高、兩側壓力低的特性，這與外錐流動本身的特性緊密相關。近壁低能流在上述壓力梯度的作用下表現出很明顯的往兩側運動的趨勢。特別是在第二級壓縮面上，由于此處的展向壓力梯度更大，近壁氣流的側滑角相比一級壓縮面上大得多。渦流發生器上游影響區外的流動不受葉片的影響。在葉片安裝區域及其下游，可以看到，局部的壓力分布被改變，二級壓縮面上的壓力分布呈波浪狀。

圖6 有無渦流發生器控制下的前體壓縮面壁面壓力云圖及流線圖Fig. 6 Wall pressure contours and streamlines over the ramp

圖7對比了有無控制下渦流發生器下游x=1 200 mm位置的近壁氣流側滑角β及壁面壓力分布隨方位角的變化規律。本文中近壁氣流側滑角β定義為將氣流速度方向投影至x-z平面后與x軸的夾角。由于葉片的存在，使得近壁氣流的運動被改變，在方位角δ= 13°、31°和48°附近，近壁低能流的側滑角有顯著的增加，并且側滑角的增量隨著方位角的增加而減?。悍轿唤铅? 13°位置，近壁氣流的側滑角最大增量可達5.7°，而48°位置僅2.5°左右。說明所設計的葉片式渦流發生器沿展向的擾動能力在不斷減弱。這一點也可以從該截面的壓力分布中看到，無控制狀態沿著寬度方向壓力是逐漸降低的，而采用葉片式渦流發生器之后在上述受擾動的區域存在一個局部的低壓區，低壓區內的壓力梯度沿著寬度方向也呈現出逐漸減小的趨勢，在相鄰兩個低壓區之間，壓力不受葉片的影響。結合圖7給出的壓力及近壁氣流側滑角分布，還可進一步明確每一個葉片的擾動范圍（即葉片的存在使得流動參數偏離無葉片狀態的方位角范圍）。第一個葉片，其在x= 1 200 mm截面的擾動范圍大致為14.7°；第二個葉片的擾動范圍為9.2°；第三個葉片的擾動范圍為8°；第四個葉片的作用非常弱，無論是從近壁氣流側滑角還是壓力分布上幾乎都看不出明顯的影響。

圖7 有無渦流發生器控制下x = 1 200 mm截面的近壁氣流側滑角及壁面壓力沿展向分布Fig. 7 Variations of lateral angle and pressure with direction angle at x = 1 200 mm

為了進一步分析葉片式渦流發生器產生的擾動向下游傳遞的過程，圖8對比了不同流向截面的馬赫數云圖分布。x= 1 100 mm截面正好位于渦流發生器的上游，其流動幾乎未受到影響，邊界層的分布呈現出中間最高，然后逐漸降低，再逐漸增厚的趨勢。在x=1 150 mm截面，邊界層厚度在13°左右呈現出一個局部邊界層很薄的區域。類似的，在30°左右同樣也出現了薄邊界層區域。這與前述在該位置附近存在強展向流動并促使近壁低能流往兩側運動有關，從而使得該區域的邊界層變薄。與此同時，在相鄰區域的下游，由于低能流的遷移，使得相鄰位置的邊界層增厚，邊界層厚度的展向分布呈現出波浪型演化。隨著渦流發生器擾動往下游傳播，擾動的強度在不斷減弱。

圖8 微型葉片式渦流發生器控制下不同流向截面馬赫數云圖Fig. 8 Mach number contours at different cross sections under the control with micro vanes

圖9給出了不同流向截面壓力和近壁氣流側滑角分布。結合圖8可以看出，在x= 1100 mm位置，此時低能流剛開始和渦流發生器相互作用。在渦流發生器的背風面，由于渦流發生器的方位相對于迎面氣流為外折，從而在局部區域誘導產生膨脹波。在膨脹波的作用下，氣流壓力迅速下降，近壁氣流側滑角迅速增加，直至和渦流發生器壁面平行；在渦流發生器的迎風面，其方位相對于迎面氣流為向內轉折，從而在局部形成一道掃掠激波，對近壁氣流增壓。

圖10給出了1、2號渦流發生器附近的壓力云圖和壁面流線圖，可以看到，由于背風面膨脹波的存在，局部壓力快速下降，近壁氣流不斷往渦流發生器背風側偏轉；在迎風面形成局部高壓，在掃掠激波作用下不斷往外偏轉。正是由于渦流發生器誘導的激波、膨脹波的存在，使得圖9中出現了壓力先降低（膨脹波作用），再增加（掃掠激波作用）的現象，之后由于三維前體本身存在展向壓力梯度，其壓力繼續下降。氣流繞過渦流發生器之后，由于渦流發生器迎風面和背風面的壓力不一致，在渦流發生器下游存在很明顯的展向逆壓梯度。為了達到壓力平衡，在背風側通過壓縮波系增壓，在迎風側通過膨脹波減壓。與此同時，背風側的近壁氣流，在壓縮波系的作用下向對稱面方向偏轉；迎風側的氣流，在膨脹波的作用下也是向對稱面方向偏轉。因此，渦流發生器后方無論是迎風還是背風側，其近壁氣流側滑角都有減小的趨勢，如圖9所示。

圖9 微型葉片式渦流發生器控制下不同流向位置的壓力和近壁面氣流側滑角沿方位角分布Fig. 9 Variations of sideslip angle and pressure with direction angle at several cross sections

圖10 渦流發生器附近的壓力云圖和壁面流線Fig. 10 Pressure contours and near-wall streamlines around micro vanes

圖11給出了從渦流發生器周邊網格節點向下游追蹤的三維流線，總的來說，渦流發生器的存在主要是影響近壁氣流，氣流在渦流發生器誘導的掃掠激波、膨脹波作用下大幅偏轉；而在渦流發生器上端，由于迎風、背風之間存在壓差，誘導附近氣流形成自迎風側向背風側方向的偏轉，但由于其本身動量大，氣流偏轉角相比于近壁氣流要小得多。正是沿著高度方向氣流偏轉不一致，在渦流發生器附近產生了較強的旋渦，圖11用渦量Q準則[21]識別了渦流發生器誘導的旋渦結構。

圖11 渦流發生器附近的三維流線Fig. 11 Streamlines around micro vanes

圖12展示了x= 1115 mm截面的壓力云圖，渦流發生器右側由于掃掠激波形成了局部的高壓區域，左側為膨脹波后形成的局部低壓區域，值得注意的是，方位角越大的渦流發生器對流場的擾動相對越小。圖13示意了這種葉片式渦流發生器的主要流場結構。

圖12 x = 1 115 mm截面的壓力云圖Fig. 12 Pressure contour at x = 1 115 mm

圖13 渦流發生器流動結構示意圖Fig. 13 Typical flow structures induced by a micro vane

由上述分析可知，葉片式渦流發生器對近壁氣流產生偏轉的關鍵在于其誘導的激波、膨脹波系。隨著低能流進一步向下游運動，渦流發生器產生的波系結構對其影響逐漸減小，運動狀態幾乎保持不變，且其不斷與外流相互作用，展向的參數梯度也在不斷減小，如圖9所示。正是由于上述的主導機制，由于渦流發生器的方位始終保持不變，而沿著寬度方向氣流本身的方向角（小于渦流發生器的方位角）在不斷增加，因此勢必其誘導產生的激波、膨脹波相應減弱，其對近壁低能流的擾動作用也不斷減弱。

3.2 渦流發生器安裝角對前體壓縮面流動的影響

為了進一步評估渦流發生器參數對前體壓縮面低能流摻混效果的影響，設計了四組安裝角（?15°、15°、30°、45°）的微型葉片式渦流發生器，安轉角為負值的表示葉片向對稱面內折，正值的表示向對稱面外折。四種渦流發生器的安裝位置及尺寸均保持一致，其中安裝角θ= 15°的作為基準已在第3.1節中介紹過。

圖14對比了四種安裝角狀態的前體壓縮面流線及壁面壓力分布。安裝角為?15°的渦流發生器，由于近壁氣流本身的方向為向外偏轉，因此這使得氣流的偏轉角非常大，其掃掠激波、膨脹波產生的位置和安裝角15°的剛好相反，靠近對稱面一側的為迎風面，產生掃掠激波，遠離對稱面的一側為背風面，產生膨脹波。近壁氣流受渦流發生器擾動之后，氣流方向幾乎與渦流發生器方向平行，因此，對于?15°安裝角，近壁低能流都向對稱面方向匯聚，在渦流發生器下游受展向壓力梯度作用下，低能流向對稱面匯聚的趨勢大大減弱。對于正安裝角狀態，隨著安裝角的增大，迎風面氣流當量偏轉角增加，掃掠激波誘導產生的壓力更高，而背風側氣流的膨脹同樣加劇，渦流發生器兩側的展向壓力梯度隨之增加，如圖14所示。對于安裝角15°狀態，第4個渦流發生器葉片由于其方位和當地氣流方向角相差不大，對低能流的擾動能力很小。當安裝角增加至30°之后，此時葉片的方位角略大于當地氣流方向角，在遠離對稱面一側可以觀測到一個局部的小高壓區。當安裝角達到45°時，此時方位角顯著大于當地氣流方向角，掃掠激波增強，產生的高壓也更為明顯。

圖14 不同葉片安裝角的前體壓縮面壓力云圖和流線Fig. 14 Surface-pressure contours and near-wall streamlines around vanes installed by different installation angles

為了定量評估安裝角對近壁氣流的影響，圖15對比了渦流發生器下游x= 1 200 mm截面的近壁氣流側滑角及壁面壓力分布。從圖中可以看到，由于負安裝角誘導產生的掃掠激波、膨脹波均顯著強于正安裝角，因此，葉片誘導產生的局部壓升、壓降均比正安裝角的大。同樣，相應的近壁氣流側滑角也是相同的規律。對于正安裝角，當安裝角從15°增加至30°，近壁氣流側滑角增大；但當安裝角增加至45°時，盡管側滑角比無控制狀態都有增加，增加的幅度與15°的相當，但具有大側滑角的區域更大，這說明大安裝角的擾動能力更強，受影響范圍更寬。與此同時，大安裝角產生的激波損失、摻混損失更大，近壁低能流的動量衰減可能會加快，受外流束縛作用，其側滑角的增加會被限制。

圖15 x = 1 200 mm截面壓力和近壁氣流側滑角隨方位角的分布Fig. 15 Sideslip angle and pressure distribution versus direction angle with different installation angles at x = 1 200 mm

近壁低能流的空間運動直接決定了前體壓縮面上的邊界層厚度分布。圖16對比了不同安裝角下x=1 200 mm截面的馬赫數云圖，圖中用黑色細線標注了方位角?？梢钥吹?，安裝角為?15°時，由于近壁氣流在渦流發生器作用下向對稱面方向運動，因此在對稱面附近出現了大量低能流堆積的現象，局部邊界層厚度顯著高于安裝角15°狀態。另外，在方位角10°～28°附近，邊界層厚度呈現出隨方位角增大而增厚的趨勢，這與安裝角15°的剛好相反，這也是近壁低能流往對稱面方向運動決定的。安裝角為30°時，其邊界層沿展向的分布規律和15°的一致，但邊界層最薄位置對應的方向角略大，這主要是因為大安裝角誘導的近壁低能流側滑角更大，從而使得邊界層最薄位置往更大的方位角方向偏移。安裝角為45°時，邊界層厚度分布的不均勻程度較小，并未出現類似15°或者30°局部明顯的薄邊界層區域，這可能與45°安裝角本身誘導的機械能損失大幅增加有關。

圖16 不同葉片安裝角下x = 1 200 mm截面的前體壓縮面馬赫數云圖Fig. 16 Mach number contours at the cross-section x = 1 200 mm with different installation angles

3.3 葉片安裝角對低能流摻混效果的影響

為了定量評價葉片式渦流發生器對近壁低能流摻混的控制效果，計算了x= 1 200 mm截面沿展向方向邊界層名義厚度θ0分布，如圖17所示。對于無控制狀態，邊界層呈現出先快速變薄、后緩慢增厚的趨勢；采用微型葉片式渦流發生器的前體壓縮面，受渦流發生器影響，邊界層厚度呈現出數次的薄厚變換。其中安裝角為?15°時，無論在任何角度，其邊界層厚度均大于無控制狀態，這與前面所述其掃掠激波、膨脹波過強有關；安裝角為15°的時，盡管與無控制狀態相比局部邊界層厚度增加，但每一個葉片誘導的局部邊界層減薄效應較為明顯；當安裝角增加至30°，在方位角12°以內，邊界層的厚度較無控制狀態減薄0.3 mm以上；安裝角進一步增加至45°之后，邊界層厚度的變化相對于安裝角30°的差距較小，總的來說對，在正安裝角狀態下，渦流發生器下游區域邊界層，特別是在前體對稱面附近，出現明顯的變薄趨勢，說明渦流發生器能夠在一定范圍內降低邊界層厚度。但這與渦流發生器的分布位置、分布數量密切相關，需要開展進一步研究。

圖17 不同葉片安裝角下x = 1 200 mm截面邊界層厚度分布對比Fig. 17 Boundary layer thickness versus direction angle with different installation angles at x = 1 200 mm

除邊界層厚度之外，邊界層內的速度剖面對邊界層-激波干擾起著主導作用。為了定量表征邊界層速度型的飽滿程度，定義形狀因子H = θ1/θ2，其中θ1為位移厚度，θ2為動量厚度。

在x= 1 200 mm截面共選取15個方位角，計算了當地形狀因子，如圖18所示。無控制狀態，形狀因子隨方位角的變化小幅度波動，但基本在13.5左右。安裝角為?15°時，形狀因子的波動范圍較大，局部最小形狀因子可達到11左右。安裝角為15°時，形狀因子基本維持在10～12之間，在方位角12°以內，形狀因子甚至可以降低至10.5左右，說明葉片式渦流發生器在該范圍具有較強的擾動能力。更大安裝角狀態，邊界層形狀因子盡管比無控制狀態的有所降低，但比安裝角15°的形狀因子略大。

圖18 不同葉片安裝角下x = 1 200 mm截面邊界層形狀因子分布Fig. 18 Shape factor versus direction angle with different installation angles at x = 1 200 mm

為了考慮安裝渦流發生器帶來的流動損失，在x= 1 200 mm截面截取了角度為60°、高度為40 mm的扇環（對應于進氣道唇口位置），計算氣流流過渦流發生器后的總壓恢復系數。不同葉片安裝角度對應的總壓恢復系數見圖19?？梢娪腥~片控制狀態的總壓恢復系數都低于無控制狀態，但15°安裝角葉片對應的總壓恢復系數最小，這與其邊界層形狀因子最低相統一，說明葉片式渦流發生器在減小邊界層形狀因子的同時也會帶來更大的流動損失。

圖19 不同葉片安裝角下x = 1 200 mm截面的總壓恢復系數Fig. 19 Total pressure recovery coefficient versus different installation angles at x = 1 200 mm

綜上可知，無論安裝角為正還是為負，均可一定程度內改善邊界層速度型的飽滿程度。但過大的安裝角或負安裝角狀態下，由于渦流發生器誘導的激波更強，近壁氣流機械能損失增加，導致控制效果有所減弱。采用安裝角15°的微型葉片式渦流發生器可以起到最佳的控制效果。

4 結論與展望

吸氣式高超聲速飛行器向更大規模、更遠航程、更高馬赫數的發展，無疑使得大尺度飛行器的長前體面臨更嚴酷的邊界層堆積問題。為了改善前體壓縮面邊界層速度型的飽滿程度，降低進氣道壁面流動分離的潛在風險，提出了在前體壓縮面上采用陣列微型葉片式渦流發生器的低能流摻混方法，并對其開展了Ma= 7狀態下的數值模擬研究。研究結果表明：

1）微型葉片式渦流發生器可對前體壓縮面近壁氣流形成擾動，氣流在葉片兩側分別產生掃掠激波和膨脹波，誘導近壁低能流沿葉片方向偏轉，形成局部橫向遷移，進而與主流產生摻混效應。

2）微型葉片式渦流發生器對壓縮面壁面低能流的摻混效應可降低其下游邊界層厚度，并減小邊界層形狀因子H，改善邊界層剖面的飽滿程度。

3）渦流發生器的安裝角度對摻混效果影響明顯。過大的安裝角或負安裝角誘導激波更強，近壁氣流機械能損失增加，摻混效果有所減弱。綜合來看，安裝角15°的微型葉片式渦流發生器可起到最佳的摻混效果，與無控狀態相比，20°方位角以內的邊界層形狀因子從13.5降低到12以下。

后續可根據當地氣流的方向角調整當地的實際安裝角，以達到更佳的控制效果。此外，渦流發生器的分布方式、分布數量對前體壓縮面低能流摻混效果的影響還需進一步研究，并需進一步評估其對進氣道流量系數、抗反壓能力等性能的影響。