力学学报  2018 , 50 (2): 209-220 https://doi.org/10.6052/0459-1879-17-259

流体力学

前体涡发生器对轴对称高超声速进气道激波振荡流动的影响实验

高文智1, 李祝飞2, 曾亿山1, 杨基明2

1(合肥工业大学机械工程学院,合肥 230009)
2(中国科学技术大学近代力学系,合肥 230027);

EXPERIMENTAL INVESTIGATIONS OF EFFECTS OF FOREBODY VORTEX GENERATORS ON THE OSCILLATORY FLOW OF AN AXISYMMETRIC HYPERSONIC INLET

Gao Wenzhi*,2), Li Zhufei2, Zeng Yishan1, Yang Jiming2

1(School of Mechanical Engineering,Hefei University of Technology, Hefei 230009,China)
2(Department of Modern Mechanics,University of Science and Technology of China, Hefei 230027,China

中图分类号:  O355, V231.3

文献标识码:  A

收稿日期: 2017-07-18

接受日期:  2017-07-18

网络出版日期:  2018-02-20

版权声明:  2018 《力学学报》编辑部 《力学学报》编辑部 所有

作者简介:

作者简介:2)高文智,讲师,主要研究方向:高超声速空气动力学. E-mail: wzgao@hfut.edu.cn

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摘要

激波振荡是高超声速进气道不起动过程中常见的流动现象,会显著降低进气道气流捕获与压缩效率、产生剧烈的非定常气动力载荷而危害飞行器安全. 从激波振荡的控制出发,实验研究了前体转捩带位置的涡发生器对轴对称高超声速进气道激波振荡流动的影响. 分别在起动和激波振荡两种进气道流态下,选择无、0.5 mm与1 mm高度涡发生器工况进行对比研究. 并采用高速纹影与壁面动态测压同步记录非定常流动特征. 结果表明,1 mm高度内的涡发生器对起动状态的进气道主流流场结构、壁面压强分布影响不显著. 但对于激波振荡流动,涡发生器会明显缩小外压缩面分离区运动范围,缩短振荡周期,提升振荡周期内壁面压强的时均值. 涡发生器的影响程度随其高度的增大而增强,其中振荡周期从无涡发生器的4 ms缩短到1 mm高度涡发生器的3.13 ms. 此外,0.5 mm高度涡发生器会使得进气道内部测点的压强振荡幅值整体下降,相比无涡发生器工况的下降幅度可达23%. 流场结构与壁面压强信号的分析表明,涡流发生器主要通过其产生的流向涡影响激波振荡流动,包含流向涡对下游边界层的扰动以及流向涡与分离区的相互干扰.

关键词: 激波振荡 ; 高超声速进气道 ; 涡发生器 ; 非定常分离流 ; 激波风洞

Abstract

Shock oscillations are common flow phenomena encountered in the unstarting processes of hypersonic inlets. They can significantly reduce the airflow capturing and compression efficiency and generate severe unsteady aerodynamic loads. These are highly detrimental to the fight safety of hypersonic vehicles. Aiming at the control of shock oscillation flows, the effects of vortex generators on the oscillatory flows of an axisymmetric hypersonic inlet are studied experimentally. Both started flows and oscillatory flows are investigated with synchronized high speed schlieren imaging and transient surface pressure measurement, as no vortex generators, 0.5 mm and 1 mm thick vortex generators fixed on the inlet forebody. According to the experimental results, minor effects are exerted on the main flowfield and wall pressure of the started flows for vortex generators within 1 mm thickness. However, the vortex generators can substantially reduce the scale of external separations, shorten the oscillatory period and increase the time- averaged pressure magnitude of the oscillatory flows. The effects of vortex generators enhance with the increase of their thickness, and the oscillatory period is shortened from 4 ms for no vortex generator cases to 3.13 ms for 1 mm thick vortex generator cases. In addition, the 0.5 mm thick vortex generators can generally reduce the oscillatory amplitude of surface pressure of the inlet duct, of which decreasing percentage can reach 23%. According to the analysis of the schlieren images and the surface pressure signals, effects of the vortex generators are exerted through streamwise vortexes in the wake flows, including the disturbances of streamwise vortexes exerted on the downstream boundary layers and the interactions between streamwise vortexes and separation regions.

Keywords: shock oscillation ; hypersonic inlet ; vortex generator ; unsteady separated flow ; shock tunnel

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高文智, 李祝飞, 曾亿山, 杨基明. 前体涡发生器对轴对称高超声速进气道激波振荡流动的影响实验[J]. 力学学报, 2018, 50(2): 209-220 https://doi.org/10.6052/0459-1879-17-259

Gao Wenzhi, Li Zhufei, Zeng Yishan, Yang Jiming. EXPERIMENTAL INVESTIGATIONS OF EFFECTS OF FOREBODY VORTEX GENERATORS ON THE OSCILLATORY FLOW OF AN AXISYMMETRIC HYPERSONIC INLET[J]. Chinese Journal of Theoretical and Applied Mechanics, 2018, 50(2): 209-220 https://doi.org/10.6052/0459-1879-17-259

引言

进气道作为吸气式高超声速飞行器助燃气流的捕获与压缩部件[1],必须处于起动状态以保证飞行器的高效可靠运行. 相比起动状态,高超声速进气道不起动时流场存在大范围的低速区,气流捕获量减少、压缩效率急剧下降[1,2],甚至可能引起飞行器失控与飞行试验失败[3,4]. 高超声速进气道不起动问题的影响因素众多. 当飞行器处于加速/巡航阶段时,燃烧室内部的高温高压气流会向上游传播并可能导致进气道不起动. 这种由燃烧室反压引起的不起动流动通常伴随着强非定常性,进气道流场中可能出现周期性的分离区扩大/缩小和分离激波沿流向的前后移动[5,6],常被称为激波振荡或喘振. 由于激波振荡伴随大范围流动分离以及剧烈的非定常气动力载荷[5,6,7],会严重危害飞行器控制与飞行安全,因此必须给予足够重视.

目前针对高超声速进气道激波振荡问题的研究多采用地面风洞实验[5,6,7,8]与数值模拟[9,10]. 研究时燃烧室反压多采用出口节流[5,6,7]、冷态喷流[11]、热态燃烧[12]等方法产生,进而形成不起动与激波振荡流动. Tan等[5,8,13-14]对于多种进气道构型的不起动与激波振荡问题进行了细致深入研究,观测到“小喘”与“大喘”两种模式[5];并在激波振荡流动机理、频率预测[5,14]以及不起动预防[8]等方面进行细致的分析. Chang等[15]实验观测到“小喘”与“大喘”的混合模式. Li等[6]通过激波风洞实验研究发现激波振荡的产生机理与不起动时进气道入口附近的分离激波以及再起动时隔离段内部运动激波密切相关. Wagner等[7,16]实验观测了出口节流产生的进气道非定常不起动流动,发现流场的非定常振荡与节流区域的三维分离区相关.

根据现有研究,高超声速进气道激波振荡与入口/节流区附近分离区以及进气道内部的激波串密切相关[5-6,16]. 在此基础上,已有针对激波振荡的预防或控制研究. Valdavia 等[17]使用安装在隔离段内的涡发生器与射流涡发生器对不起动/流场振荡现象进行控制. 结果表明两者结合使用可降低激波串与壁面压强的振荡幅度,并明显提高进气道不起动时的反压阈值. Im等[18]试图通过等离子激励以减缓不起动问题,激励后边界层抵抗分离能力增强,不起动得到延迟.

根据前期研究,涡发生器或射流涡发生器产生的流向涡会影响下游分离区流动[17,19-20],进而影响激波振荡流动. 等离子体激励则通过改变边界层参数进而提升其对反压的抵抗力延缓进气道不起动. 但在实际应用中,射流涡发生器、等离子体激励均需要附加设备,不利于飞行器的实际操控. 在主动控制方法外,高超声速飞行器通常在前体的离散粗糙带实现边界层的强制转捩[21,22,23]. 其作用机理与涡发生器的作用机制相似,是通过尾流中的流向涡来增强边界层扰动而促进转捩[24,25]. 据此,采用安装在前体转捩带位置的涡发生器来控制激波振荡流动可能是一种更加有利的方案. 一方面前体位置的涡发生器属于被动控制,不会增大飞行器结构与控制的复杂程度. 另一方面,该方案可能实现“强制转捩”与“激波振荡控制”的双重作用,利于飞行器的设计优化. 但迄今为止,虽然已有针对前体位置的粗糙带或涡发生器对进气道分离的控制研究[26,27],但鲜见有关前体涡发生器对激波振荡流动的影响研究.

因此,本文开展前体转捩带位置的涡发生器对高超声速进气道激波振荡流动的影响研究,以期为实际工程应用提供指导. 为避免二元/侧压缩进气道前体流场中角涡的干扰[28,29],选择一高超声速轴对称进气道构型为研究对象.

1 实验模型与方法

1.1 实验模型

根据前期开发的设计方法[30,31],设计出本文的实验模型如图1(a)所示. 进气道设计来流马赫数{Invalid MML},捕获半径64 mm. 外压缩面总偏转角为19.7 #x00B0;,由10 #x00B0;锥面与偏转角为9.7 #x00B0;的弯曲压缩面组成. 进气道鼻部采用可拆卸设计,并进行{Invalid MML} mm的圆弧钝化. 进气道唇口气流偏转角9.1 #x00B0;,内收缩比1.58,总收缩比为6.41. 进气道内压缩段采用圆弧曲线过渡连接高4.72 mm、长50 mm的水平隔离段. 隔离段下游长为60 mm、单侧扩张角1.9 #x00B0;的简化燃烧室. 燃烧室的下游至模型出口为水平等截面流道,在此安装环形堵块以产生燃烧室反压,激发激波振荡流动.

图1   实验模型

Fig. 1   Experimental model

采用节流的面积比TR衡量堵塞程度,对应计算

公式为{Invalid MML} (1)

式中,{Invalid MML}对应堵塞后出口面积,{Invalid MML}为无堵塞时出口面积.

实验时采用的涡发生器如图1(b)所示,采用聚四氟乙烯加工成边长3 mm,内角60 #x00B0;的菱形,厚度分0.5 mm,1.0 mm两种,并粘附在鼻锥构件末端. 同层流数值模拟结果相比,0.5 mm和 1 mm涡发生器高度与当地位移边界层厚度比分别为2.1与4.2.

1.2 实验方法

实验研究在中国科学技术大学KDJB300激波风洞中进行[32]. 风洞来流马赫数5.9,采用平衡接触面运行,典型实验来流总温880 K,总压1.3 MPa,对应的单位雷诺数约4.67 #x00D7;106m-1. 图2为典型实验工况驻室压强曲线,从图中可判断总压平衡后时间在20 ms以上. 若考虑总压平衡前的时间,可用的实验气流约35 ms.

图2   典型工况驻室压强曲线

Fig. 2   Chamber pressure history of a typical run

实验观测采用高速纹影拍摄结合瞬态压强测量. 其中纹影拍摄范围为图1(a)中直径200 mm的圆形区域,拍摄帧率为15 000帧/秒. 压强测量点位于中心体表面,如图1(a)中CH3-CH15共13个测点. 由于实验均采用无攻角来流,模型测压仅分布在中心体一侧. 压强测量采用上海天沐NS-2型传感器,其最大响应频率约20 kHz. 实验时压强信号的采样率为1 MHz. 纹影拍摄与压强测量采用DG645信号延时器同步触发.

为考察前体涡流发生器对进气道激波振荡流动的影响,选择无涡流发生器、0.5 mm和1 mm涡流发生器3种工况进行实验对比研究. 为保证激波风洞实验结果的可靠性,各实验工况均进行了两次重复性实验.

2 实验结果

2.1 {Invalid MML}%,起动流场

在激波振荡研究前,首先考察出口无堵塞、进气道起动状态下前体涡发生器对进气道流场的影响. 图3列出3种工况的外部流场纹影照片. 如图3,进气道外部流场无明显分离,均为起动状态.

分析图3纹影照片中的流场结构,涡发生器作用下的流场激波波系(图3(b)和图3(c))同自然转捩(图3(a))时的激波波系大体相同. 同图3(a)相比,图3(b) 和图3(c)中唇缘处前缘激波略向外偏移,并且随着涡发生器高度增大偏移程度增加. 图3(b) 和图3(c)中存在涡发生器诱导的弱激波(图3(b) 和图3(c)中红色线段标识的弱激波). 对于下游弯曲压缩面波系,涡发生器的影响不显著.

图3   {Invalid MML}%不同工况下实验纹影照片(竖直刀口)

Fig. 3   Schlieren images as {Invalid MML}% (vertical knife)

在激波波系外,图3(a)中壁面附近存在较明显灰度较亮的区域,但在图3(b)与图3(c)中该区域并不明显. 图3(a)中近壁面灰度较亮区域对应壁面附近的边界层. 而在图3(b)与图3(c)中是由于涡发生器产生的尾流涡会增强下游边界层与主流区的动量混合,使得边界层与主流区的分界变得模糊[21].

在流场结构外,将3种实验工况下的中心体压强分布进行对比分析. 如图4所示,3种工况下中心体压强变化趋势、数值基本一致,其中1 mm涡发生器工况因传感器损坏缺少1个测点信号. 同自然转捩结果相比,1 mm涡发生器会使得外压缩面压强略有增大,在进气道内部压强存在一定差异. 0.5 mm涡发生器对中心体压强的影响可忽略.

图4   {Invalid MML}时中心体沿程压强分布

Fig. 4   Centerbody pressure distribution as {Invalid MML}

总体而言,在进气道起动状态下,前体涡发生器会诱导弱激波,使得前缘激波位置向外偏移. 涡发生器会模糊壁面附近边界层同主流区的分界. 根据纹影照片与中心体压强分布,1 mm高度内的涡发生器对进气道流场结构、壁面压强的影响较小.

2.2 {Invalid MML},激波振荡流动

2.2.1 纹影照片结果

当出口堵塞比({Invalid MML})增大到66%时,进气道出现明显的激波振荡流动. 图5 {Invalid MML}图7分别列出无涡发生器、0.5 mm涡发生器以及1.0 mm涡发生器3种工况下某振荡周期内典型流场结构的纹影照片.

图5(a)所示,以进气道不起动瞬间为振荡周期的开始,记{Invalid MML} ms. 图5(a)中进气道外压缩面存在明显的分离激波,唇缘位置存在溢流. 此时进气道内部存在较高的反压,驱动分离区向上游扩大,分离激波向上游移动. 当{Invalid MML} ms,图5(b)中分离区已经达到纹影观测的边界,分离区及分离激波仍向上游移动. 当{Invalid MML} ms时,图5(c)分离区已经超出纹影图片的观测范围. 根据纹影照片中气流运动方向,推测此时分离区范围达到最大. 在分离激波向上游运动过程中,进气道溢流量逐步增大,进气道内部高压气体从唇口与出口逐渐排出,内部反压逐步降低. 由于内部高压气体的排出,进气道流场会再次起动. 如图5(d)与图5(e)所示,再起动过程中外压缩面

图5   无涡发生器时激波振荡周期内典型时刻纹影照片(竖直刀口)
(1: 前缘激波, 2: 分离激波)

Fig. 5   Typical schlieren images in an oscillatory cycle of no VG (vertical knife)
(1: leading edge shock waves, 2: separated shock waves)

的分离激波向下游移动,并且在{Invalid MML} ms进气道再次起动. 由于再起动过程进气道的气流捕获能力逐步恢复,气流捕获量超出节流口的气流排泄能力,进气道腔体内部会再次聚集高压气体. 当{Invalid MML} ms时,如图5(f)所示,进气道再次不起动,新的振荡周期开始.

图6图7图5中纹影照片对比,有涡发生器时激波振荡流动同样经历“进气道不起动{Invalid MML}分离区增大,分离激波向上游移动{Invalid MML}分离区缩小,分离激波向下游移动{Invalid MML}进气道再起动{Invalid MML}进气道不起动”这一过程. 但添加涡发生器后,激波振荡周期明显缩短. 相比自然转捩时4 ms的振荡周期, 0.5 mm和1 mm涡发生器对应的振荡周期分别为3.33 ms与3.13 ms.

图6   0.5 mm涡发生器时激波振荡周期内典型时刻纹影照片(竖直刀口)
(1: 前缘激波, 2: VG诱导激波, 3:分离激波)

Fig. 6   Typical schlieren images in an oscillatory cycle of 0.5 mm VG (vertical knife)
(1: leading edge shock waves, 2: VG induced shock waves, 3: separated shock waves)

图6(续)   0.5 mm涡发生器时激波振荡周期内典型时刻纹影照片(竖直刀口)
(1: 前缘激波, 2: VG诱导激波, 3:分离激波)(续)

Fig. 6(continued)    Typical schlieren images in an oscillatory cycle of 0.5 mm VG (vertical knife)
(1: leading edge shock waves, 2: VG induced shock waves, 3: separated shock waves) (continued)

在喘振周期外,添加涡发生器后外部分离区的流动结构出现较显著的变化. 一方面,添加涡流发生器后,分离区运动范围明显缩小. 对比图5(c)、图6(c)和图7(c),可以发现无涡发生器时分离区运动范围远超出纹影系统的观测范围;添加0.5 mm厚涡发生器后,图6(c)中的最大分离区范围略超过纹影观测范围;图7(c)中1.0 mm厚涡发生器工况分离区范围在纹影的观测范围内. 另一方面,如图6(b)、图7(b)所示,分离区增大过程中,有涡发生器工况分离激波更加“陡峭”、激波波面较紊乱,并且分离激波的波后流场更加紊乱. 而在图6(d)、图7(d)对应的分离区减小过程中,涡发生器也存在类似效应,但影响程度较弱.

对于涡发生器对激波振荡流动的影响机理,这里进行定性的分析. 涡发生器会在尾流中产生流向涡,促进主流区与近壁面低能流区域的动量交换. 这将提高壁面附近边界层对进气道内部反压的抵抗能力,使得分离激波强度更高,在图6(b)和图7(b)纹影照片中体现更加“陡峭”. 由于流向涡的三维流动特性,在同分离区相互作用会产生较明显的三维流动现象,从而使得分离激波波面、分离区内部结构比较“紊乱”. 尤其在分离区增大过程中,流向涡与分离区运动方向相对,两者相互作用较剧烈;而在分离区减小过程中,两者运动方向相同,相互作用较弱. 这导致涡发生器对再起动过程中(图6(d) 和图7(d))流场结构的影响不如外部分离区向上游运动(图6(b) 和图7(b))过程影响明显.

图7   1 mm涡发生器时激波振荡周期内典型时刻纹影照片(竖直刀口)
(1: 前缘激波, 2: VG诱导激波, 3:分离激波)

Fig. 7   Typical schlieren images in an oscillatory cycle of 1 mm VG (vertical knife)
(1: leading edge shock waves, 2: VG induced shock waves, 3: separated shock waves)

2.2.2 表面压强数据

在流场结构的定性分析外,为考察涡发生器对表面压强的影响,选择前体CH8,喉道CH12和隔离段CH14三个测点压强数据进行分析. 实验过程中三个测点的动态压强数据如图8所示.

图8   {Invalid MML},实验时间内典型测点压强--时间变化曲线

Fig. 8   Pressure-time data of typical survey points as {Invalid MML} equal to 66%

图8中实验时间内各测点压强信号均表现出典型的周期振荡现象. 在图8三个测点压强信号中,进气道内部的CH12, CH14压强信号的周期性较明显,前体表面的CH8压强信号周期性较差. 对于无、0.5 mm、1 mm涡发生器工况下压强信号的振荡周期,选择周期性明显的CH12与CH14数据进行快速傅里叶分析(FFT),并选择第一主频及其对应的振荡幅值进行对比分析. 如表1,无、0.5 mm、1 mm涡发生器对应的压强振荡第一主频率分别为260 Hz, 288 Hz和304 Hz. 图5 {Invalid MML}图7中对应纹影照片得到振荡频率分别为250 Hz, 300 Hz, 319 Hz. 纹影照片与压强信号的振荡频率基本一致. 此外,以来流静压({Invalid MML}无量纲化,上述3种工况CH12测点第一主频对应的振荡幅值为12.1{Invalid MML}, 9.7{Invalid MML}, 12.5{Invalid MML}, CH14测点第一主频对应的振荡幅值为40.1{Invalid MML}, 30.8{Invalid MML}, 37.6{Invalid MML}. 这说明对于喉道附近的CH12测点,相比无涡发生器工况,0.5 mm涡发生器会降低压强信号的振荡幅度,1 mm涡发生器使得压强振荡幅度略微升高. 对于隔离段中的CH14测点,添加涡发生器后压强振荡幅度均有降低,其中0.5 mm涡发生器降低幅度约23%. 但如图8所示,有涡发生器时外压缩面CH8测点的压强振荡幅值、压强均值均有较明显增大. 对于涡发生器在振荡频率以及压强幅度变化的影响机理,需要结合纹影与压强信号进行分析.

表1   CH12,CH14测点FFT分析结果

Table 1   FFT results of CH12 and CH14 survey points

CasesPrimary frequency/HzAmplitude {Invalid MML}
CH12CH14CH12CH14
no VG26026012.140.1
.5 mm VG2882889.730.8
.0 mm VG30430412.537.6

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2.3 涡发生器对激波振荡流动的影响分析

2.3.1 振荡周期

根据上述分析,涡发生器会缩短激波振荡周期,提高振荡频率. 为分析涡发生器的影响机理,根据纹影照片与各测点的压强信号,将典型的激波振荡周期分成5个阶段(phase). 以无涡流发生器工况为例,各阶段的划分如图9所示.

结合图5中纹影照片,与图9中{Invalid MML} ms时刻对应图5(a)中纹影照片,即进气道不起动瞬间. 从该时刻开始,在图5(c)中分离区达到最大时结束对应Phase 1阶段. Phase 2对应分离区减小、分离激波向下游移动,进气道再起动过程. 当{Invalid MML} ms时,图5(d)中进气道再起动,Phase 2结束,Phase 3开始.

Phase 3对应从进气道再起动到节流反压传递到隔离段的历程. 考虑CH15测点可能受到模型装配垫块附近流动干扰,以CH14测点压强上升的时刻作为Phase 3与Phase 4的界限. 在Phase 4阶段,下游反压沿着隔离段向上游传播,当图9(a)中CH9测点压强上升时,表明下游反压已通过边界层传递到进气道入口,此时Phase 4结束,Phase 5开始. 当进气道再次不起动时,Phase 5结束,新的振荡周期开始.

图9   典型振荡周期内测点的动态压强信号

Fig. 9   Dynamic pressure signals of transducers in a typical oscillatory cycle

同样分析0.5 mm、1 mm涡发生器工况的激波振荡周期,得到Phase 1到Phase 5的时间间隔如表2所示. 相对无涡发生器工况,0.5 mm和1.0 mm涡发生器工况的振荡周期在Phase 1, Phase 3和Phase 5出现较明显的缩短. 这表明激波振荡周期的缩短主要是外压缩面分离激波向上游运动过程、燃烧室反压形成并前传到隔离段过程以及反压在边界层与主流区前传的时间差的缩短引起的. 此外,0.5 mm涡发生器工况Phase 4略有增加,即反压从隔离段末端传递到进气道入口要耗费更多的时间. 其他阶段的时间间隔变化不明显.

表2   激波振荡周期内各阶段时间间隔分析

Table 2   Time intervals of various phases in a typical oscillatory period

CasesTime intervals/ms
Phase 1Phase 2Phase 3Phase 4Phase 5
No VG1.070.930.630.870.50
.5 mm VG0.730.940.391.040.23
.0 mm VG0.730.940.440.880.14

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2.3.2 沿程压强分布

在振荡周期外,为考察振荡周期内进气道沿程压强分布规律,选择图9中各阶段起始、结束时刻{Invalid MML}0.02 ms内时间平均的压强分布进行分析. 图10展现了Phase 1 {Invalid MML} Phase 5各阶段内沿程压强的变化趋势.

如上文分析,图10(a)中Phase 1对应自进气道不起动到外部分离区达到最大的过程. 如图5 {Invalid MML}图7中纹影照片,Phase 1过程中分离区范围增大,分离激波与腔体内的高压气流沿前体向上游运动,进气道溢流量逐渐增大. 该时间历程中,图10(a)中进气道外压缩面({Invalid MML} m)压强升高、内部压强降低. 其中,外压缩面压强的升高是由于内部高压气流向上游移动引起的. 与此同时,在内部高压气流向上游扩张、唇罩处溢流以及出口泄流的综合作用下,进气道内部压强降低. 对比图10(a)中的3种工况,无涡发生器时进气道内部压强下降幅度较大,有涡发生器后进气道内部压强下降幅度明显减小,1 mm涡发生器工况内部压强的下降幅度略小于0.5 mm涡发生器工况. 而对于外压缩面,1 mm涡发生器时外压缩面测点压强上升幅度最高、无涡发生器时压强上升幅度最小. 结合图5(b)、图6(b)与图7(b),有涡流发生器时分离激波较强、分离区范围较小. 较强的分离激波使得外压缩面测点上升幅度较高. 而较小的分离区范围导致进气道溢流量相对无涡流发生器时减少,内部高压气流的泄流量减少,因此内部测点压强下降幅度较小. 较小的分离区范围和压强下降幅度也使得分离区向上游运动时间缩短.

在Phase 2进气道再起动过程中,图10(b)沿程测点压强整体呈下降趋势. 这是由于再起动过程中进气道的气流捕获能力尚未恢复,进气道腔体中高压气流的排泄量仍高于气流的捕获流量,整体压强分布保持下降. 在进气道内部,三种工况的压强变化幅度相近. 由于Phase 2初始时刻有涡发生器工况压强较高,因此Phase 2结束时有涡发生器工况压强分布仍明显高于无涡发生器工况. 但在外压缩面,无涡发生器时进气道再起动后压强恢复到起动数值,但有涡发生器工况前体压强仍偏高. 这与图4中起动状态下涡发生器的影响规律相矛盾. 究其原因,涡发生器产生的尾流涡增强了边界层与主流区的能量交换,从而“阻碍”传感器腔体内高压气体的排泄,使得外压缩面测点响应变低、压强偏高.

图10   振荡周期不同阶段始末时刻沿程压强分布

Fig. 10   Pressure distributions at the start and the end moment of various phases in an oscillatory period

进气道再起动后在风洞高速来流作用下进气道内部可能形成短暂的超声速流动,这将使得沿程测点压强降低. 但再起动后进气道气流捕获量恢复最大,在出口节流效应下进气道内部会再次聚集高压气体,并且自节流位置向上游传播. 由于图10(c)中Phase 3的结束时刻以反压传递到CH14测点为依据,因而其下游的CH15测点已经受到反压影响、数值升高,CH14及其上游测点在起动的高速气流作用下压强降低. 在phase 3阶段,有涡发生器时沿程测点压强仍高于无涡发生器结果.

图10(d)中 Phase 4进气道捕获气流在腔体内持续聚集,使得出口反压持续增高,影响范围从CH14测点传递到CH9测点. 在此过程中,受出口反压影响,进气道内部测点压强显著提高. 对于Phase 4结束时刻进气道内部测点压强分布,CH15测点3个工况压强数值相近,其他的内部测点无涡发生器工况明显偏低,有涡发生器时测点压强偏高,1 mm高度的涡发生器工况最高. 由于进气道仍处于起动状态,外压缩面流态不变. 除因涡发生器引起的传感器响应滞后,外压缩面测点压强不变.

如上文分析,图10(e)中 Phase 5的起始时刻对应反压通过边界层传递到CH9测点,此时进气道仍处于起动状态. 当反压对主流区影响传递到进气道入口及其上游时,进气道再次不起动,Phase 5结束. Phase 5过程内部测点压强逐渐增高,外部测点压强基本不变,沿程压强恢复到Phase 1初始时刻数值. 涡发生器主要影响该阶段的时间间隔,从无涡发生器时的0.5 ms缩短到1 mm涡发生器工况时的0.14 ms. Phase 5时间间隔的缩短主要是由于有涡发生器时尾流涡促进了边界层与主流区的动量交换,这使得反压在主流区与边界层传递的时间滞后缩短.

2.3.3 激波振荡流动的控制效果分析

通过上述分析,前体涡发生器的影响主要通过其尾流中流向涡的作用施加. 流向涡促进了边界层同主流区的动量交换,使得起动时外压缩面边界层同主流区的分界变模糊,并提升了边界层抵抗反压的能力. 因此在激波振荡流动时,有涡流发生器工况对应的分离激波较强,激波角度较大. 并且在分离区向上游扩张时,流向涡同相向运动的分离区相互干扰,进一步限制了外压缩面分离区运动范围. 这一方面缩短了分离区向上游运动时间,另一方面也使得激波振荡过程中沿程压强下降幅度减小. 从而进一步影响后续振荡过程中下游反压形成以及前传的时间,并综合导致振荡周期的缩短、振荡周期内进气道内部压强时均值上升、振荡幅值降低. 对于激波振荡过程中外压缩压强的上升,一方面由于分离激波强度增大,另一方面涡发生产生的尾流涡会“阻碍”传感器腔体内高压气流的排泄,影响传感器的响应.

上述前体涡发生器对流动参数的改变对实际激波振荡的控制与不起动预防的影响是复杂的. 激波振荡周期的缩短意味着更高频率的非定常气动荷载,这对飞行器控制与材料强度提出更高要求. 对于振荡周期内各阶段的时间变化,有涡流发生器时反压传递到进气道入口至进气道不起动(Phase 5)时间间隔的缩短使得以进气道入口处压强测点作为不起动监控的方案[8, 33]的响应时间缩短. 0.5 mm涡发生器延长了反压从隔离段向上游传播(Phase 4)的时间,这有利于实际流动控制与不起动预防. 从振荡周期的变化,本文中前体涡发生器对激波振荡的控制或对这种较“剧烈”的不起动流动的预防是不利的.

前体涡发生器显著缩小了激波振荡过程中外压缩面的分离区范围. 从流动控制的角度,虽然前体涡发生器未能完全抑制本文中的激波振荡流动,但前体涡发生器能够对激波振荡流动的范围产生有效的控制. 此外,本文中0.5 mm涡发生器使得进气道内部测点压强的振荡幅值有较明显的下降,尤其是隔离段内部的CH14测点,相比无涡发生器时下降幅度可达23%,这有效降低了非定常气动力载荷,对于飞行控制与结构安全是有利的. 1 mm涡发生器也使得部分测点的振荡幅值降低,但下降幅度较小.

对比0.5 mm与1 mm涡发生器的作用效果,本文研究工况中,同当地位移边界层厚度比为2.1的0.5 mm涡发生器的综合效果较好. 0.5 mm涡发生器对激波振荡过程中外部分离区的限制效果略小于1 mm涡发生器,控制效果偏弱. 但0.5 mm涡发生器的振荡周期以及不起动过程中时间间隔要大于1 mm涡发生器结果,更利于不起动控制. 此外,0.5 mm涡发生器沿程压强时均值较低,并且显著较低了进气道内部测点压强的振荡幅值,这更有利于飞行控制与安全. 由于本文中激波振荡流动为剧烈的非定常不起动流动状态,今后还需针对起动/不起动临界状态下涡发生器的影响以及不起动控制开展进一步研究.

3 结论

综上所述,本文结论如下.

(1) 前体0.5 mm与1 mm涡发生器对出口无堵塞,进气道起动状态的主流流场与壁面压强影响较小. 纹影照片与壁面测压数据表明,涡发生器会产生弱激波,造成进气道唇缘处激波略向外偏移,并使得外压缩面压强略有提高. 此外,无涡发生器时外压缩面边界层与主流区存在较清晰的分界,添加涡发生器后两者分界变模糊. 推测是由于涡发生器产生的流向涡促进了边界层与主流区的动量交换,弱化了边界层同主流区的参数差异.

(2) 当出口堵塞比{Invalid MML}时,本文设计的轴对称进气道构型出现激波振荡现象. 无涡发生器时振荡周期约4 ms,外压缩面分离区范围远超出纹影系统的观测范围. 0.5 mm和1 mm高度涡发生器分别将激波振荡周期缩短为3.33 ms和3.13 ms,并显著限制分离区范围,使得1 mm工况最大分离区在纹影观测范围内. 相比无涡发生器工况,涡发生器明显提升了激波振荡周期内的壁面压强时均数值,降低了进气道内部测点压强振荡幅度. 其中0.5 mm工况隔离段CH14测点压强振荡幅度下降可达23%.

(3) 分析前体涡发生器的影响机理,涡发生器产生的流向涡促进了边界层同主流区的动量交换,提升了边界层抵抗反压的能力. 一方面使得激波振荡过程中外压缩面分离激波更强,激波角度增大. 另一方面减弱了反压沿主流区和边界层传播的时间迟滞. 当分离区向上游扩张时,流向涡同相向运动的分离区的相互干扰进一步限制了外压缩面分离区运动范围,缩短了分离区向上游运动时间,降低了沿程壁面压强的下降幅度. 这些综合影响振荡过程中下游反压形成以及前传的时间,使得振荡周期缩短、振荡周期内进气道内部压强时均值上升、振荡幅值降低.

(4) 实际应用中应充分重视前体位置的类涡发生器(如强制转捩带)对高超声速进气道不起动流动的影响. 本文中激波振荡流动为剧烈的非定常不起动流动状态,今后还需开展起动/不起动临界状态下涡发生器的影响以及不起动控制研究. 此外,对于进气道构型的影响,尾流涡同分离区的作用过程以及相应的流动机理仍需要更加深入的观测与分析.

The authors have declared that no competing interests exist.


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