咽式高超声速进气道试验与计算研究

王成鹏，董 昊，程克明

（南京航空航天大学 航空宇航学院空气动力学系，江苏 南京210016）

0 引 言

近年来，一类新型高超声速内收缩进气道（Inward Turning Inlet ）［1－8］得 到 了 研 究 人 员 的 广 泛 关注，这类进气道具有压缩效率高、流量捕获能力强的特点，而且为了与其后的圆形或椭圆形截面燃烧室衔接，往往采用曲面对气流进行压缩，而圆形或椭圆形截面燃烧室在结构重量、浸润面积和角区流动等方面优于矩形燃烧室［8］。美国DARPA和空军实施的Falcon计划中的HTV－3X、HyCAUSE计划等均采用了这类内收缩进气道，目前国内外在研的此类进气道主要包括 Busemann进气道［1，3］（包括截短 Busemann）、矩转椭圆（REST）进气道［2，4－5，8］（包括矩转圆进气道）、咽式（Jaws）进气道［6－7］等。

国内外研究人员目前大部分研究集中在对这种三维内收缩进气道的无粘设计和附面层修正［9］研究上，其要点是采用内收缩基本流场和流线追踪技术，但研究［4，7］表明由于粘性、进气道内激波激波相交、激波附面层干扰的影响，即使考虑了附面层修正，实际的三维内收缩进气道流场要远比其无粘基本流场复杂，对这种复杂流动结构以及压力等参数分布特征的理解有利于三维内收缩进气道设计方法的发展，也有助于客观的评价这种新型内收缩进气道。另外，也有研究人员已开始关注和初步研究这种内收缩三维进气道与乘波机体的一体化问题［10－12］，预计高超声速三维内收缩进气道的进一步发展会对吸气式高超声速飞行器的一体化设计方法和气动总体布局带来新的思路。

本文结合试验与计算方法对一种咽式三维内收缩进气道［7］高超声速流动结构、压力分布特征等进行了研究，同时也对这种具有较大内收缩比的进气道的常规高超声速风洞试验方法进行了探索。

1 试验模型和试验、计算条件

试验模型设计和附面层修正方法详见文献［6－7］，简述如下：进气道基本流场为四道平面斜激波三维流场，在俯仰及偏航平面对来流进行双重压缩；运用流线追踪方法，选取圆形出口截面设计出的进气道构型如图1所示，然后利用Cebeci和Bradshaw的有限差分法求解可压缩附面层方程的程序［13］，由求得的进气道附面层位移厚度对其型面进行修正。

图1 咽式进气道流场结构及外形示意图Fig．1 Shock structure and geometry ofjaws inlet configuration

试验在南京航空航天大学高超声速风洞（Nanjing University of Aeronautics ＆ Astronautics Hypersonic Wind Tunnel，简称NHW）进行，进气道构型和风洞试验安装照片见图2。模型设计马赫数为7，俯仰压缩角8°、偏航压缩角7°，试验来流条件：Ma＝7，总压P0＝1503kPa，总温T0＝538K。

试验过程中，通过纹影观测和记录咽式进气道唇口交点（图1中第一对激波相交点）之前的激波系结构，同时测量了沿流向进气道模型壁面中心线上静压分布（图3中P1－P16测点），另外还在进气道内第三对激波与第四对激波之间局部区域布置了测点（图3中P17－20测点）。

图2 风洞试验安装模型Fig．2 Jaws inlet model in NHW

图3 模型静压测点（单位：mm）Fig．3 Surface static pressure measuring stations（unit：mm）

假定进气道内流动由可压缩三维Navier－Stokes方程组描述，湍流模型采用SSTk－ω模型，用有限体积法空间离散，并在每个网格单元求解积分形式主控方程；对流通项空间离散采用Roe格式进行分裂，而粘性项则采用二阶中心差分格式离散；边界条件选取对应的风洞试验条件。

进气道内计算网格拓扑结构见图4，0°攻角时计算进气道流场的1／4区域；考虑有攻角工况计算1／2区域，网格总数约500万。

图4 进气道内网格拓扑结构示意图Fig．4 Mesh structure of jaws inlet configuration

2 试验方法

南京航空航天大学高超声速风洞是一座常规高压下吹－真空抽吸暂冲式高超声速风洞。风洞起动激波［14］扫过进气道时需要定几何进气道试验模型具有自起动能力，而本文所研究的咽式进气道具有较大内收缩比，如图5中黑四方块所示，附面层修正前模型内收缩比为5，修正后为2．93，前期的二维进气道试验数据表明内收缩比位于Kantrowitz限之下（菱形与上三角标识）［15］可以自起动，本文所研究的咽式进气道风洞试验结果表明在Ma＝7来流下不能自起动。纹影照片如图6所示，可以看见，进气道入口处两道交叉激波不停振荡。

图5 进气道内收缩比与起动状态曲线图Fig．5 Inlet starting versus contraction ratio

图6 进气道模型不起动纹影照片Fig．6 Schlieren picture at inlet unstarting

在试验过程中，将咽式进气道上半部分固定，下半部分与一上下运动的机械推杆机构相连，在风洞开启时，进气道上下打开，不形成内收缩管道；当风洞内起动激波［14］在试验段中消失，高超声速流场建立后，开启推杆机构使进气道重新闭合，这样，进气道内将会建立起高超声速流场，可进行各项试验和测量，风洞起动与咽式进气道流场建立过程示意图见图7。图8为进气道上下壁面从打开到关闭过程中的纹影照片，给出了激波随壁面合拢过程中的流场变化状态，表明进气道成功起动。试验时没有将纹影拍照和风洞、机械机构的操作设为同步触发，所以仅从每张纹影照片的时间间隔来估算模型合拢时间，纹影拍摄系统为每秒25帧，判断整个模型合拢过程约耗时0．44s。图9为试验过程中来流总压与位于模型对称面壁面上第12个测点（见图3）静压随时间变化曲线，横坐标为风洞运行时间，纵坐标为传感器电压信号，压力平直段表明模型合拢后压力稳定时间不小于7s，确保了数据的获得；对合拢模型的密封性检测和压力曲线均表明模型不存在漏气状况。这种试验方法对其它类型大收缩比内收缩进气道的高超声速风洞试验有借鉴意义。

图7 风洞起动与咽式进气道流场建立过程示意图Fig．7 NHW starting shock and process of establishing started flow in jaws inlet

图8 进气道合拢过程纹影图片Fig．8 Schlieren pictures during closing of jaws inlet walls

图9 来流总压与测压点12随时间变化曲线Fig．9 Distributions of total pressure and static pressure at P12point

3 进气道流场结构

图10给出了z＝0进气道中心对称面上试验、计算压力、马赫数分布结果和流场纹影照片，图中静压值均以来流总压无因次化，可见计算所得压力分布规律与试验测得压力分布走势基本一致，在x＝0～300mm俯仰激波压缩区两者压力吻合较好，在x＝300mm～480mm偏航激波压缩区两者压力值大小有一定差别；图10（a）中虚线为无粘理论计算压力分布，与试验、计算压力的对比表明通过基于附面层位移厚度的型面修正方法可以使设计出的进气道出口、沿程压力分布符合无粘理论设计初衷，使设计流程、参数可控［7］。

观察图10（b）、图10（c）中进气道中心对称面上压力、马赫数等值线图，x＝0～300mm俯仰激波压缩区域激波结构简单，两道俯仰激波交叉后打在x＝300mm转折角处；转折角后x＝300mm～480mm偏航激波压缩区域流场压力分布显示上游的俯仰激波在转折角之后产生了较弱的反射激波；在x＝400mm～480mm区域，在进气道壁面出现了对称的低速区，这是一对偏航激波相交并与壁面附面层干扰的结果，下文将详细讨论这一流动结构的形成。

图10 z＝0中心对称面流场结构Fig．10 Flow structure at z＝0symmetry plane

试验中还测量了靠近水平对称面、第二对偏航激波和反射激波之间区域的四个点的压力（图11），该区域无粘理论上应为等压区域（见图1），受图10中所示俯仰激波反射波、偏航激波附面层干扰结构影响，此区域流场表现出非等压分布（图11（a））。

图11 进气道侧壁压力分布Fig．11 Pressure distribution on side wall of jaws inlet

由于咽式进气道在俯仰与偏航两个方向上进行气流压缩，设计本意是分散气流压缩强度，减弱激波附面层干扰，但是偏航激波与在xy方向壁面上发展而来的厚附面层的相互作用在有粘流场中却是不可避免的，来流经过俯仰激波压缩后，在两对偏航激波作用下被挤向管道的中心，流线发生分离，沿流向发展产生一对对称的涡结构。在偏航激波交叉点附近出现上下对称的低速流动区域，与经典的双斜楔形成的激波相交附面层干扰结构类似，不同的是圆形管道构型的原因导致在进气道出口处形成如图12所示流动结构，在截面靠近芯流区域上下形成一对对称的低马赫数低总压区域。为了分析这种流动结构的形成，检验了唇口交点处附面层内距壁面不同高度出发的质点运动轨迹，图13中xy对称面上沿x流向发展到唇口交点位置附面层厚度为δc＝4．4mm，图13给出的为四分之一进气道内从y／δc＝0．25、y／δc＝0．01处出发的流体质点迹线，可见从唇口交点位置出发的流线在偏航激波和俯仰激波反射激波的共同作用下，先是被挤向xy对称面，在前进到偏航激波相交点附近时，又被挤向xz对称面，沿流向形成了逆时针旋转的涡结构，从靠近壁面的附面层内出发的流线在进气道出口形成了局部的低马赫数低总压区域。这种三维涡流一方面影响了进气道出口流动的均匀性，产生了涡流损失；另一方面咽式进气道内的这种三维气流运动也有可能帮助将壁面附近喷射的燃料驱入芯流区域，提高燃料的混合效率［16］，获得更高的燃烧效率和推力；在仔细分析这种圆形截面通道内交叉激波附面层干扰造成的流动损失的前提下，充分利用这种流动干扰生成的三维涡流来提高混合效率的思路值得进一步研究。

图12 咽式进气道三维流动结构和出口位置马赫数分布Fig．12 3Dshock structure and Mach number contour at exit plane

图13 咽式进气道唇口交点处距壁面不同距离处出发的流体质点迹线图Fig．13 Vortical structures formed by streamlines originating at different level of y／cin the upstream boundary layer

图14 为两道偏航激波交点上游和下游的横截面（yz）上压力、马赫数和总压分布图，图14（a）为激波交点上游x2横截面，图14（b）为激波交点下游x3横截面，其中x2横截面与x3横截面具体位置见图12，图12中数字“1”所指激波为偏航激波，“2”所指为其反射激波。与常规双斜楔产生的交叉激波与湍流附面层干扰流态［17］不同的是，在咽式进气道唇口交点下游，不但存在偏航激波的反射（图14数字3、5所指）以及与附面层干扰的流动，俯仰激波在肩点后的弱反射激波（图14数字4、6所指）进一步加剧了干扰结构的复杂性，这些激波的存在与其间的反射相交形成的压力梯度在横截面内产生了二次流动，xy对称面两侧气流向对称面靠拢，在偏航激波与俯仰反射中心部位，形成高压区（图14b）；而横截面上主流与壁面之间的区域由来自上游附面层内低能流填补，形成了一对低马赫数、低总压结构（图15、图16）。

图15 图12中x2和x3横截面上马赫数分布Fig．15 Mach number contours on crossflow planes at x＝x2and x＝x3

图16 图12中x2和x3横截面上总压分布Fig．16 Total pressure contours on crossflow planes at x＝x2and x＝x3

4 结 论

（1）通过试验与计算手段的结合，较为可靠地获取了高超声速进气道内的复杂流动结构；

（2）探索了具有较大内收缩比的咽式进气道在常规高超声速风洞进行试验的方法和技术，解决了风洞起动过程引起的内收缩进气道不能自起动的问题，成功地获取了试验数据；

（3）计算结果表明，咽式进气道内高超声速流动中偏航激波、俯仰激波的相交及其与壁面附面层的相互干扰形成了一种复杂三维涡旋流场结构，并在进气道出口形成包含一对对称的低马赫数低总压区域的不均匀流场，流体质点迹线图表明这部分低能流主要来自上游靠近壁面的附面层气流。

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