攻角對TBCC進氣道模態轉換起動特性影響研究

李圣黃，孫 波，唐 琳，丁宋毅

(1.南京理工大學 機械工程學院， 南京 210094;2.中國空氣動力研究與發展中心 高速空氣動力研究所， 四川 綿陽 621000)

1 引言

渦輪基組合發動機(TBCC)結合渦輪、沖壓發動機的各自優勢，具有比沖高、可水平起降與可重復使用等優點，比火箭發動機有更高的推進效率，有較好的應用前景。TBCC發動機工作時涉及渦輪/沖壓模態之間的轉換，TBCC進氣道是保證模態轉換過程平穩的關鍵部件，對于TBCC進氣道模態轉換的研究十分重要。

國外在開展TBCC推進系統的研究中，對進氣道的渦輪模態與沖壓模態的轉換過程，以及氣流的穩定性與流動特性開展了大量研究，探究了平穩實現模態轉換的方式。國內學者對TBCC進氣道的模態轉換過程也進行了大量研究。劉愿等研究了分流板與側板間隙，前緣鈍化半徑及內型面迎風臺階對外并聯TBCC進氣道模態轉換氣動性能的影響。劉君等對內并聯TBCC進氣道模態轉換過程中進氣道喉部激波振蕩受分流板位置的影響進行了研究。袁化成等分析了外并聯TBCC進氣道模態轉換過程中，模態轉換時間對模態中進氣道的氣動性能的影響。

雖然國內外學者已經對TBCC進氣道模態轉換過程進行了大量研究，但大多建立在理想的來流條件下。而飛行器實際飛行中，來流的攻角、馬赫數、壓力等可能達不到理想條件，從而造成進氣道實際工作情況與設計的有偏差，使得進氣道可能出現不起動現象，而TBCC進氣道在沖壓模態中，更應該關心進氣道的自起動和再起動能力。因此，有必要對TBCC進氣道的沖壓通道起動特性開展研究。國內外學者對單獨沖壓進氣道在各種工況下的不起動/再起動機理進行了深入研究，并且在研究過程中發現了進氣道不起動/再起動過程存在遲滯現象。而對于TBCC進氣道，向先宏等利用重疊網格技術分析了一外并聯TBCC進氣道的模態轉換過程，發現了分流板和唇口外罩的不同耦合運動會帶來氣動遲滯效應。李楠等采用定常數值模擬方法，對一外并聯TBCC進氣道模態轉換過程中分流板關閉程度和沖壓通道背壓對沖壓通道起動特性的影響，以及沖壓通道不起動/再起動存在遲滯現象進行了詳細地研究。綜上所述，對于TBCC進氣道而言，模態轉換過程是進氣道由渦輪模態向沖壓模態轉換的過程，對于此過程中的沖壓通道的起動特性及存在的遲滯現象的研究相比于對單獨的沖壓進氣道的研究仍較少，需要業內學者做更進一步的研究。

本文中基于外并聯TBCC進氣道，在業內學者已有的研究基礎上，利用動網格技術對其模態轉換過程進行了瞬態數值模擬，進一步研究了模態轉換過程中，考慮到實際飛行中前方來流呈大攻角的情況時，沖壓通道不起動/再起動過程，并對此過程中發現的遲滯現象進行了分析。

2 物理模型及數值模擬方法

2.1 進氣道模型

研究對象為二元外并聯TBCC進氣道，其模型如圖1所示，外壓段采用三波系設計，各壓縮角分別為6°、6°、4.64°，唇口板內偏轉角為4.7°唇高度為h，進氣道總長=11.2。該進氣道工作范圍為馬赫數0～6，模態轉換設計馬赫數3。

圖1 進氣道模型示意圖

圖1中標紅部分為可旋轉的分流板，取分流板上端與沖壓通道交點處(喉道附近)作為分流板轉軸，其開合角為9.2°。分流板關閉過程(向下)為正向模態轉換，分流板打開過程(向上)則為反向模態轉換。在設計條件下，分流板開度要足夠大以保證渦輪通道的流量需求得以滿足，而唇口板的內角也應該滿足正向模態轉換完成后，沖壓通道能正常起動的要求，所以初始狀態下沖壓通道的入口面積較小。

模態轉換過程中沖壓通道內收縮比變化情況如圖2所示。在分流板打開至5°之前，沖壓通道入口面積最小，定義此時收縮比為1，之后隨著分流板打開，內收縮比呈增大趨勢。需要注意的是：在本文中，定義分流板全開時的位置為0°，分流板其余位置相對于全開狀態呈不同角度，例如全關時的位置為9.2°。

圖2 模態轉換過程沖壓通道內收縮比變化曲線

2.2 數值模擬方法

采用密度基二維N-S方程求解器對進氣道進行瞬態數值模擬，選用SST-湍流模型，對流通量使用Roe-FDS 差分格式，黏性通量采用二階中心差分格式進行離散，流體設定為理想氣體，分子黏性系數采用 Sutherland 公式計算。遠場設定為壓力遠場，出口設定為壓力出口，定義壁面為絕熱無滑移壁面。計算過程中各方程殘差下降3個數量級且穩定，各通道出口流量穩定時，視為計算收斂。

計算域采用混合網格，如圖3所示。分流板附近的運動區域采用非結構網格劃分以保證分流板運動時網格得以更新重構，其余區域采用結構網格劃分。為精準預測近壁面湍流和激波位置，對近壁面和激波附近的網格進行局部加密，壁面y+滿足湍流模型要求。參考文獻[12]的研究，對分流板和唇口前端尖點進行了半徑0.1 mm的鈍化處理，整個進氣道的網格量大約為16萬。

圖3 進氣道網格示意圖

動網格算法為彈簧光順和局部重構法，模態轉換中，模態轉換時間為0.9 s，分流板總共旋轉9°，則角速度為0.174 5 rad/s。進行瞬態計算時，參考文獻[25]設置，取分流板在每個時間步旋轉0.001°，所以本文中設置時間步長為10s，總時間步為9 000，每步迭代300次。為以后進一步對本文中研究內容補充試驗研究，所以本文中采用風洞實驗的工況進行模擬：來流總壓101 325 Pa，總溫300 K，速度為3。瞬態計算和穩態計算求解器和湍流模型等的選擇設置一致。

2.3 算例驗證

為驗證本文中采用的瞬態數值模擬方法的可靠性，參考文獻[26]的驗證方法對文獻[27]中NACA0012翼型的振蕩和瞬態俯仰進行了瞬態數值模擬，并對比數值計算結果與實驗結果。實驗中，機翼振蕩俯仰的參考點在弦長的0.25倍處，振蕩運動由：

=+sin(+)

(1)

其中：和分別是取決于時間基準的迎角和相位角，、和的值分別為0.016°、2.51°和392.5。圖4所示為NACA0012翼型數值模擬所得的俯仰力矩系數與實驗數據。從圖4中可以看出，數值模擬解得值與實驗數據接近，可以認為本文中采用的瞬態數值模擬方法的可行。

為了進一步驗證本文中選用的湍流模型的可靠性，對文獻[28-29]公布的進氣道模型進行數值模擬并與實驗數據作圖對比。如圖5所示，為采用不同疏密程度網格(粗糙70×80、細化100×120、稠密130×160)進行數值模擬得到的進氣道上壁面表壓分布與實驗測得數據的對比，可以看到采用3種疏密程度的網格的數值模擬結果與實驗結果都有很好的一致性。

圖4 實驗與數值模擬俯仰力矩系數曲線

圖5 實驗與數值模擬上壁面靜壓分布曲線

圖6為使用細化網格的數值模擬密度梯度云圖與實驗所得紋影圖。

圖6 數值模擬密度梯度云圖與實驗紋影圖

從圖6中可看出，數值模擬流場與實驗所得流場總體上有比較良好的一致性。數值模擬所得分離包大小比實驗測得的稍小，造成分離激波角相對較小，使分離激波在唇罩面(下壁面)的反射點相對靠后。造成這種差異的原因可能是來流的非均勻性、三維效應、湍流模型的不足等因素導致。

為了評估網格疏密程度對本文中模型數值模擬的影響，設置了3種不同疏密程度的網格進行了穩態數值模擬，分別為粗糙(10萬網格)、細化(16萬網格)、稠密(22萬網格)。如圖7所示，為采用不同疏密程度網格進行數值模擬得到的分流板關閉到4.5°時沖壓通道下壁面表壓分布，可以看到采用3種疏密程度的網格的數值模擬結果有很好的一致性，但是使用粗糙網格仿真的結果局部位置略有偏差，而細化與稠密更為接近。綜合考慮節省計算資源和準確性，選擇網格數量16萬的細化網格進行數值模擬。

圖7 不同網格數量壁面靜壓分布曲線

3 結果與分析

3.1 分流板全開和全閉穩態流場分析

在設計的來流條件下，來流速度為3、攻角0°，對通流狀態下進氣道模態轉換前后進行穩態數值模擬。如圖8所示，分流板全開時，沖壓通道入口面積較小，氣流流過入口后膨脹加速，由于流量較小，通道內基本上為亞聲速流；而渦輪通道起動且無明顯邊界分離，其工作裝況與預期設計相符。分流板全關時，進氣道處于沖壓模態，此時進氣道內氣流均為超聲速且無明顯邊界分離，進氣道處于起動狀態，與預期設計相符。

圖8 攻角0°模態轉換前后馬赫數云圖

接下來，對來流攻角6°～10°時通流狀態下的進氣道的沖壓模態進行了穩態數值模擬，以驗證在轉級馬赫數時大來流攻角下沖壓模態的進氣道起動能力。結果如圖9所示，當來流攻角為6°時，進氣道入口處下壁面出現較大分離區，約占入口面積的一半，進氣道流通能力下降。隨著攻角增大，分離區面積增大，喉道前的通道內亞聲速流逐漸增多，進氣道逐漸發生壅塞，進而不起動。

圖9 不同攻角馬赫數云圖

分別將以上流場作為初始流場，減小來流攻角至0°，進行穩態數值模擬，結果如圖10所示。初始流場攻角為6°～10°時，進氣道入口處下壁面的分離區，隨著調整來流攻角為0°而減小，但并沒有完全消失，在入口處仍然存在比較大的分離區。可以看出，對于單獨的沖壓進氣道而言，一旦來流條件發生變化導致進氣道處于不起動狀態時，即使來流恢復到設計時考慮的狀態，進氣道仍有可能處于不完全起動的工作狀態。

圖10 不同初始流場0°攻角馬赫數云圖

3.2 攻角10°模態轉換瞬態流場分析

對于TBCC進氣道，渦輪模態至沖壓模態的轉換是動態的過程，更應該重點考慮此過程中的起動特性問題。因此本節在來流速度3、10°攻角的條件下，利用動網格技術對通流狀態下進氣道的模態轉換過程進行了瞬態數值模擬，以研究在大攻角來流時，正向模態轉換過程中沖壓通道不起動的過程，以及反向模態轉換過程中沖壓通道再起動的過程。結果如圖11所示。

圖11 10°攻角正反向模態轉換馬赫云圖

在正向模態轉換過程中，直到分流板關閉至7.95°[圖11(a)]之前，沖壓通道仍處于起動狀態。分流板關閉至8.03°[圖11(b)]時，沖壓通道喉道前下壁面開始出現明顯的邊界層分離，并且產生一系列復雜波系，通道主流流速減小，部分截面流速接近1，此時進氣道開始從起動向不起動轉變，處于過渡狀態。當分流板進一步關閉至8.08°[圖11(c)]時，此時沖壓通道下壁面產生較大的分離區，氣流發生壅塞，沖壓通道處于不起動狀態。

在反向模態轉換過程中，在分流板打開至7°[圖11(d)]之前，沖壓通道下壁面唇口附近都有比較大的邊界層分離，沖壓通道一直處于不起動狀態。隨著分流板逐漸打開，沖壓通道下壁面邊界層分離逐漸減小并后移。直至分流板打開到6.97°時，可以看到分離區明顯開始變小[圖11(e)]，并后移至內壓縮段，此時沖壓通道處于過渡狀態。當分流板進一步打開到6.85°[圖11(f)]時，沖壓通道下壁面分離區完全消失，進氣道內氣流均為超聲速，沖壓通道自不起動狀態進入起動狀態，即達到自起動。

通流情況下進氣道不起動的原因一般有兩點，即唇口激波過強導致的“軟不起動”，和喉道面積較小，進氣道內收縮比過大導致的“硬不起動”。而對于進氣道不起動的原因分析，文獻[31]已經做了比較詳盡的總結與分析，本文中可以參考之。0°攻角分流板全關時[圖8(b)]數值模擬結果顯示進氣道處于起動狀態，而此時唇口內壁面與第三級壓縮面夾角最大，且沖壓通道入口前氣流來流馬赫數最大，唇口激波強度最大，故唇口激波應不是引起沖壓通道下壁面的邊界分離的主要因素。根據進氣道等熵極限公式：

(2)

當分流板關閉到8.08°時，沖壓通道入口前來流馬赫數為1.84，代入公式求得此時沖壓通道的理論等熵極限內收縮比為1.48，而此時沖壓通道的實際內收縮比為1.3，實際值與理論值相差12.2%。考慮到與理論推導相比，存在氣流的黏性、氣流的不均勻性及流場內復雜波系等因素的影響，故分流板關閉至8.08°時，沖壓通道進入不起動狀態，原因應是沖壓通道的內收縮比過大導致的“硬不起動”。

反向模態轉換過程，當分流板打開到6.85°時，邊界層分離區消失，分離激波消失，馬赫數發生了突升。根據自起動內收縮比Kontrowitz限公式：

(3)

此時沖壓通道入口前氣流馬赫數為1.89，據此計算得Kantrowitz限值為1.19。而此時沖壓通道實際內收縮比為1.15，計算值與實際內收縮比差異僅3.4%。產生差異的原因應是：Kantrowitz限是基于一維無粘等熵流推導的，忽略了實際氣流的黏性、氣流的不均勻性、流場復雜波系以及流動中由激波和粘性導致的總壓損失等因素的影響。故可認為分流板打開到6.85°時，沖壓通道內收縮比達到Kantrowitz限，是沖壓通道再起動的原因。

通過以上分析可說明，本文中這種外并聯TBCC進氣道與型面固定的單獨沖壓進氣道相比，存在明顯的優勢：當來流變化(本文從攻角方面分析)導致沖壓通道不起動后，可以通過轉動分流板調節沖壓通道內收縮比使進氣道再起動。此外，正向模態轉換過程中沖壓通道不起動時分流板的位置，與反向模態轉換過程中沖壓通道再起動時分流板的位置不一致，進氣道的不起動/再起動存在明顯的遲滯現象。導致這種遲滯現象的原因是：沖壓通道內壓段的等熵極限與Kantrowitz極限內收縮比不一致，沖壓通道內收縮比隨分流板轉動而變化，且先后經過2個極限值，從而在模態轉換過程中產生了遲滯。

3.3 不同攻角模態轉換瞬態流動特性分析

為了進一步探究不同來流攻角對于TBCC進氣道模在模態轉換過程中不起動/再起動的影響，本節在來流速度Ma3，攻角分別為6°和8°的條件下，對通流狀態下進氣道的模態轉換過程進行了瞬態數值模擬。結果如圖12、圖13所示。

圖12 攻角6°模態轉換馬赫云圖

圖13 攻角8°模態轉換馬赫云圖

當來流攻角為6°時，正向模態轉換過程中，直到分流板關閉至8.7°[圖12(a)]之前，沖壓通道仍處于起動狀態。分流板關閉至8.83°[圖12(b)]時，此時沖壓通道下壁面產生較大的分離區，氣流發生壅塞，沖壓通道處于不起動狀態。而在反向模態轉換過程中，在分流板打開至7.74°[圖12(c)]時，沖壓通道下壁面唇口附近邊界層分離區開始明顯減小。當分流板打開到7.67°[圖12(d)]時，分離區消失，沖壓通道進入起動狀態。

當來流攻角為8°時，正向模態轉換過程中，直到分流板關閉至8.5°[圖13(a)]之前，沖壓通道仍處于起動狀態。而當分流板關閉至8.57°[圖13(b)]時，沖壓通道下壁面產生了較大的分離區，沖壓通道進入不起動狀態。在反向模態轉換過程中，一直到分流板打開至7.36°[圖13(c)]時，沖壓通道下壁面唇口附近邊界層分離區才開始明顯減小，當分流板打開到7.3°[圖13(d)]時，分離區消失，沖壓通道進入起動狀態。

參考2.2節的分析，分別對來流攻角6°和8°時模態轉換過程中，沖壓通道的不起動/再起動現象進行分析，理論計算所得的等熵極限與Kantrowitz極限內收縮比和沖壓通道實際內收縮比如表1所示。在正向模態轉換過程中，隨著來流攻角的增大，沖壓通道不起動時的等熵極限內收縮比與實際內收縮比都減小，理論值與實際值之間的誤差隨來流攻角增大而減小。在反向模態轉換過程中，沖壓通道再起動時的Kantrowitz極限內收縮比與實際內收縮比也隨攻角增大而減小，但理論值與實際值之間的誤差增大。可以發現等熵極限偏離實際值較多，而Kantrowitz極限偏離實際值較少。

表1 不同攻角來流不起動/再起動內收縮比

圖14所示為沖壓通道的不起動/再起動邊界。隨著來流攻角變大，沖壓通道不起動的邊界前移，再起動邊界也隨之前移，但不起動與再起動之間的雙解區域大小基本不變。

圖14 不同攻角下沖壓通道不起動/再起動邊界曲線

3.4 不同攻角模態轉換性能變化

本節對模態轉換過程中沖壓通道的性能變化進行了分析。由于分流板在 0°～5°，沖壓通道出口性能變化趨勢，與分流板在 5°～ 9°沖壓通道起動時的變化趨勢整體相近，所以圖15僅展示了分流板處于5°～9°的沖壓通道的性能變化。

如圖15(a)所示，以來流攻角10°為例，正向模態轉換過程中，分流板關閉至5°時，沖壓通道出口馬赫數為2.00，之后隨分流板進一步關閉呈線性下降至1.53，沖壓通道不起動時出口馬赫數呈突降趨勢降至1.48，之后維持在1.48左右基本不變；反向模態轉換過程中，出口馬赫數先從1.48附近緩慢增長到1.56，當沖壓通道再起動時，則突升至1.7，之后隨著分流板打開呈線性增長；出口馬赫數隨沖壓通道不起動/再起動，形成了四邊形的遲滯回路。來流攻角8°與6°時沖壓通道出口馬赫數的變化趨勢與10°基本一致，隨著來流攻角的增大出口馬赫數整體減小，遲滯回路隨沖壓通道不起動提前而前移。不同攻角下，沖壓通道不起動時的出口馬赫數大小相近。

本文沖壓通道出口流量系數定義為：出口流量除以來流攻角為0°時進氣道的捕獲流量。出口流量系數的變化趨勢如圖15(b)所示。在來流攻角為10°時，正向模態轉換隨分流板從5°關閉至8.08°，沖壓通道出口流量系數從0.27呈線性增長至0.46，沖壓通道不起動時突降至0.40，然后隨分流板進一步關閉逐漸減小至0.38；在反向模態轉換過程中，出口流量系數先逐漸增大至0.40，當沖壓通道再起動后，隨著分流板打開呈線性減小；出口流量系數隨著沖壓通道不起動/再起動，形成了三角形的遲滯回路。不同來流攻角對應的出口流量系數的變化趨勢基本一致，當攻角從6°增大到10°，出口流量系數整體增大。隨著沖壓通道不起動的提前，遲滯回路前移。不同攻角對應的出口流量系數在沖壓通道不起動時比較接近。

沖壓通道出口總壓恢復系數變化趨勢如圖15(c)所示，仍以10°攻角為例，正向模態轉換過程中，分流板關閉至5°時，沖壓通道出口總壓恢復系數為0.64，分流板繼續關閉，總壓恢復系數以漸緩的增長趨勢增長增大到0.70，當沖壓通道不起動時突降至0.61，之后隨著分流板關閉，總壓恢復系數進一步減小至0.54；而在反向模態轉換過程中，總壓恢復系數先從0.54近似線性增大至0.62，直至沖壓通道再起動后突升至0.68，之后隨著分流板打開再逐漸減小；總壓恢復系數隨著沖壓通道不起動/再起動，形成了四邊形的遲滯回路。隨著來流攻角增大，出口總壓恢復系數的變化趨勢整體一致，但總壓恢復的大小在整體減小。遲滯回路隨沖壓通道不起動前移。不同攻角下，沖壓通道不起動時的出口總壓恢復系數整體上比較接近。

圖15 模態轉換過程沖壓通道出口的性能變化曲線

4 結論

1) 來流大于一定攻角時，模態轉換過程中沖壓通道的不起動/再起動存在遲滯現象，且進氣道的性能參數形成遲滯回路。

2) 來流攻角越大，沖壓通道不起動時分流板的位置越靠前，遲滯回路隨之前移，但遲滯回路的大小整體上變化不大，沖壓通道出口流量系數整體增大，出口馬赫數和總壓恢復系數整體減小。

3) 產生遲滯現象的原因是：沖壓通道的等熵極限與Kantrowitz極限內收縮比不一致，在模態轉換過程中，沖壓通道內收縮比先后產生2個極限值。