连续旋转爆轰发动机隔离段流场数值模拟研究

2019-07-12郭凯欣翁春生武郁文

弹道学报 2019年2期

郭凯欣,翁春生,武郁文

(南京理工大学瞬态物理国家重点实验室,江苏南京 210094)

连续旋转爆轰发动机(continuous rotating detonation engine,CRDE)是一种新型发动机。现有的航空航天动力系统主要基于常规的等压燃烧方式,且此类发动机的发展已经相对成熟,性能难以再取得重大突破。与传统的发动机相比,CRDE基于爆轰燃烧,爆轰波近似于等容燃烧,理论上具有比等压燃烧更高的热循环效率和热释放速率,传播速度可达千米每秒量级,具有结构紧凑、燃烧速率快、热效率高、高比冲等特点。此外,爆轰波沿与流向垂直的圆周方向的动态传播也增加了燃烧的稳定性[1-2]。但是在工作过程中,燃烧室入口处的压力在空间上非均匀分布,且每个位置的压力都随时间变化,其反压环境会对上游来流产生较大影响,因此在燃烧室上游需设置隔离段。隔离段位于进气道与燃烧室之间,主要作用是承受燃烧室的反压环境,同时防止燃烧室产生的扰动前传而影响进气道的流动状态。

温玉芬[3]通过数值模拟与实验相结合的方法,对脉冲爆轰发动机进气道的流动特性进行了研究,分析了周期性爆轰压力的扰动对进气道流场结构的干扰作用,以及不同爆轰波特性、不同进气道布局形式对进气道流动特性的影响。王超等[4]开展了吸气式连续旋转爆轰试验,对隔离段和燃烧室压力进行测量,分析了连续旋转爆轰对空气来流的作用,并考虑了燃烧室尺寸的影响。试验发现了吸气式连续旋转爆轰与来流的3种相互作用:来流总压不变,且不存在高频压力震荡;来流总压不变,但存在高频压力振荡,且与连续旋转爆轰波传播频率相同;来流存在与连续旋转爆轰波传播频率相同的高频压力振荡,来流总压升高,且随着燃烧室流通面积的减小,连续旋转爆轰波引起的隔离段中的高频压力振荡峰值增加,频率上升,对来流的影响增强。Su等[5]也通过数值模拟研究了正弦脉动反压下超燃冲压发动机隔离段壁面的压力振荡特性。

上述文献中的研究没有涉及到连续旋转爆轰发动机的隔离段的构型对其反压特性的影响。隔离段内的流动特性不仅受入口与出口条件的影响,还与其几何构型有着密切的关系。常见的隔离段构型为等直管道,但超燃冲压发动机燃烧室里普遍采用了扩张角和后台阶的结构,此类结构一般也承担着一定的抗反压的作用。因此本文用FLUENT软件对等直及渐扩隔离段进行了三维数值模拟,研究了旋转爆轰波在隔离段内向上游传播的特性,分析了隔离段结构对流场结构和激波串前传位置的影响;对同一结构,分析了反压大小和旋转速度对其的影响,为后续的研究奠定了基础。

1 计算模型与数值方法

1.1 计算模型

连续旋转爆轰发动机的燃烧室通常为环形结构,因此选择环形结构的隔离段。隔离段包括等直构型、带扩张段构型,如图1所示。其中等直隔离段总长度为90 mm,内径为40 mm,外径为60 mm;带扩张段构型的隔离段总长度为170 mm,其中扩张段长度为100 mm,入口处外径为44 mm,扩张角度为9.1°。

采用网格前处理软件ICEM对模型进行网格划分,使用六面体结构化网格,为了保证计算精度,同时控制网格数量,在隔离段主流方向、半径方向和圆周方向分别布置了180、36、200个网格,网格总数约为128万。为了更好地反映近壁面的附面层流动,还对内外壁网格进行了局部加密。壁面第一层网格高度为0.01mm,保证壁面处y+<10,y+为第一层网格中心到壁面的无量纲距离。

图1 计算模型

1.2 计算方法

本文利用FLUENT求解器,基于理想气体假设,采用UDF模拟旋转爆轰反压,不考虑化学反应,考虑粘性作用,采用密度基显式算法求解N-S方程。对流项选用对激波具有较高捕捉精度的三阶MUSCL格式进行离散,物理通量利用AUSM格式进行分解,时间项采用Runge-Kutta法进行处理[6]。为了能够较好地捕捉旋转爆轰反压与边界层的相互作用,时间步长取0.01 μs,以保证计算精度。

1.3 边界条件与初始条件

本文计算区域的边界条件有如下3种。

①壁面边界条件。

隔离段内外壁面均为无滑移、无穿透、绝热固壁边界。

②压力入口边界条件。

入口马赫数Ma=1.5,总压po=0.4 MPa,静压pi=0.107 MPa,总温为T=606 K。

③压力出口边界条件。

初始时刻,对隔离段内流场以入口条件初始化,为避免出口反压在超声速条件下压力外推,对出口处网格分区初始化,并对其赋予亚声速初始条件。本文考察了不同反压大小、爆轰波传播速度对流场的影响,反压大小由恢复区压力和压力振幅组成,分别对应图2(a)中的pA,pB值,相应的算例初始参数见表1。表中,v为爆轰波传播速度。

为了模拟由于爆轰波在环形燃烧室内持续旋转传播产生的旋转反压[7],本文用指数函数拟合了反压振型,反压沿圆周方向的分布如图2(a)所示,并通过UDF导入算例作为隔离段出口处的压力边界条件,图2(a)中,θ为隔离段环面的极角坐标。由函数拟合得到的隔离段出口边界压力云图与文献[8]中旋转爆轰燃烧室入口处的压力云图如图2(b)、图2(c)所示,由图可知,沿周向分布的压力变化趋势是一致的。

图2 隔离段出口压力分布

算例隔离段构型v/(m·s-1)pA/MPapB/MPa1等直1 8000.150.302等直1 8000.300.603扩张1 8000.150.304扩张1 6000.150.305扩张1 0000.150.306扩张1 8000.130.267扩张1 8000.100.20

2 计算结果及其讨论

2.1 等直隔离段内流场结构分析

图3和图4给出了算例1和算例2外壁面、隔离段截面上的压力与马赫数分布云图。由图3可知,当爆轰反压较低时,旋转反压上升至一定高度以后,不再继续向上游传播,甚至被抑制在隔离段出口附近。由图4可知,增大反压后,反压不断向上游传播,拖曳出一道斜激波面,沿着轴线方向螺旋上升,受扰动的区域逐渐向上游扩展。从压力及马赫数分布云图上可以看出,沿气流流动的方向,附面层逐渐加厚,静压逐渐升高,马赫数逐渐降低。随着反压的扰动沿附面层向上游传播,在附面层附近产生压缩波,从而形成斜激波,在斜激波后,压力升高很多。斜激波在中心线相交以后,被互相压缩,又产生了斜激波系,斜激波系反射向壁面,并和壁面撞击,壁面处的压强急剧升高,从而使得附面层分离。气流分离区与核心区压强的差异导致激波在壁面附近发生普朗特-迈耶反射,形成稀疏膨胀波,膨胀波和斜激波重复出现[9],形成了激波串。这与文献[10-12]中在圆截面等直隔离段中观察到的激波串结构是相似的。沿着气流的方向,隔离段中线处的静压交替上升、下降,马赫数的变化趋势则刚好相反。可见,反压的增加会使激波串出现并向上游移动。算例2中反压不断前传,直至将首道斜激波推出隔离段,整个流场变成亚声速进气条件,因此在该边界条件下,隔离段满足不了抑制旋转反压的要求。

图3 算例1流场分布

图4 算例2流场分布

2.2 带扩张段的隔离段内流场结构分析

通常认为入口马赫数越大,隔离段的抗反压性能越强,但是引入扩张角将会逐渐改变隔离段的高度、边界层的厚度、马赫数等条件,实际上沿程不仅马赫数增大了,压力也减小了,而压力的减小又对抗反压能力不利,综合考虑情况较为复杂。因此,考虑在原本的等直隔离段构型前面加一段扩张段,观察其流动特性。

图5为带扩张段的隔离段在不加反压时的纯流动流场。从图中可以看出,在扩张段内,来流不断加速,马赫数达到3以上,压力降低;经过等直段时,压力和速度基本保持不变。图6为算例3的流场分布图。

图5 带扩张段隔离段在无反压时的纯流动流场

图6 算例3流场分布

从图6中可以看出,由于扩张段的存在,附面层的分离更加严重,而且厚度迅速增加,激波与附面层的干扰更强,反压螺旋着向上游传播,相比等直隔离段更容易沿着附面层向前传,且反压传至靠近扩张段入口处的某一位置后,不再继续向上游发展,该位置即代表爆轰波所能影响的最上游的位置,但是本文算例中该位置并不是一个平面,暂且将其最上游的位置称为“极限位置”。以算例3作为基准算例,控制变量,分别改变爆轰波的旋转速度和压力峰值,与算例4、算例5和算例6、算例7做比较。

2.2.1 反压旋转速度的影响

图7和图8分别给出了算例4、算例5外壁面、轴截面上的压力与马赫数分布云图。

图7 算例4流场分布

图8 算例5流场分布

图7、图8中反压的旋转速度分别为1 600 m/s,1 000 m/s。云图形状基本与算例3类似,由于扩张段单侧扩张,内壁面的附面层分离现象要远小于外壁面,在经过极限位置的一道斜激波以后,气流速度降为亚声速,在扩张段内逐渐减速,到等直段时,马赫数已经非常小了,不利于进气。将算例3、算例4、算例5的云图对比可以发现,随着反压旋转速度的下降,压力云图上这条螺旋的高压线的“螺距”增加了,反压能到达的“极限位置”降低。

2.2.2 反压大小的影响

图9和图10分别给出了算例6、算例7外壁面、轴截面上的压力与马赫数分布云图。算例6、算例7中反压的大小分别为0.26 MPa和0.20 MPa。随着出口反压的降低,受扰动的区域减少,首道斜激波的位置下降,即“极限位置”向后推移了。

图9 算例6流场分布

图10 算例7流场分布

2.3 旋转爆轰波压力及传播速度对隔离段流动特性的影响

2.3.1 对等直隔离段的影响

图11和图12为不同反压下等直隔离段沿圆环中心轴线及内外壁面的沿程压力和马赫数分布。

图11 算例1中心面及内外壁面沿程压力和马赫数分布

图12 算例2中心面及内外壁面沿程压力和马赫数分布

图11右端为隔离段入口。算例1沿程压力一直缓慢增加,直至距离隔离段出口0.1 m处,中心线压力突升,内外壁面相对变化较为缓慢,且外壁面的压力波动略小于内壁面。马赫数首次突然下降的位置对应于静压上升的位置,且可以明显看出,中心线的马赫数最高,外壁面次之,内壁面最低。算例2的旋转反压高于算例1,所以等直隔离段内反压向上游传播的距离远大于算例1,且压力峰值逐渐降低并趋于平缓,隔离段内变为亚声速流动。

2.3.2 对渐扩隔离段的影响

图13为算例3中3条贯穿隔离段的轴线的沿程压力和马赫数分布。y=0.20 m为内壁面上的一条轴线,y=0.21 m为扩张段入口处的中心轴线,y=0.22 m则相当于扩张段入口处的“外壁面”。由压力图可以看出,3条线几乎重合;从马赫数图可见,y=0.21 m处的马赫数值高于另外2条线,且y=0.20 m处,即内壁面靠近扩张段出口处有一段马赫数趋势相反。图14马赫数图的峰值所对应的z坐标则代表反压前传的“极限位置”。算例3、算例4、算例5的“极限位置”依次远离入口,即随着反压旋转速度的降低,反压前传的距离减少;算例3、算例6、算例7的“极限位置”也依次远离入口,即随着反压的降低,反压前传的距离也减少。但是,压力对于极限位置的影响大于旋转速度的影响。

图13 算例3中心面及内外壁面沿程压力和马赫数分布

图14 渐扩隔离段中心面及内外壁面的沿程压力和马赫数分布

在等直隔离段中,激波基本沿着隔离段中心环面与内外壁面对称,且在等直隔离段环面中心形成了一道正激波,随着反压的增大,激波与附面层的干扰作用增强,附面层厚度增加。带扩张段的隔离段中的激波串则呈非对称分布状态,并且在隔离段内未形成正激波,但是在首道斜激波之后,与内外壁面发生了不同程度的附面层分离,且附面层分离较为严重。