RBCC發動機不同構型隔離段流場仿真

王 壯,李鈺航,張蒙正,南向軍

(西安航天動力研究所 液體火箭發動機技術重點實驗室,陜西 西安 710100)

0 引言

目前隨著航空航天技術的發展,低速域、低空域的飛行器已經無法滿足人類對空天探索的需求,這就要求發動機具有在更寬的飛行空域、更高的飛行速域工作的能力,因此關于RBCC發動機技術的研究成為近年來研究的熱點。常規沖壓發動機雖然有更高的比沖,但是其工作依賴于來流沖壓效應,因而在發動機啟動低速階段及大氣層外,沖壓發動機無法正常工作。常規火箭發動機雖然有較高的推重比,但是由于無法利用大氣環境中的空氣而需要攜帶大量氧化劑,從而導致其比沖較低。RBCC發動機將火箭發動機嵌入沖壓發動機的內流道中,借助火箭射流的引射作用可實現飛行器的零速起飛,同時由于火箭發動機自身攜帶氧化劑使得飛行器可以在大氣層外工作。這使得RBCC發動機兼具高比沖及高推重比的優點[1-3]。RBCC發動機一般由進氣道、隔離段、混合室與燃燒室、主火箭及尾噴管構成[4-5]。進氣道捕獲高超聲速來流,使其減速增壓進入隔離段;隔離段位于進氣道及燃燒室中間,通過激波串將燃燒室的壓力振蕩維持在隔離段內,以確保進氣道正常穩定啟動;二次燃料、主流空氣及火箭富燃燃氣在混合室及燃燒室內部發生摻混、燃燒,將化學能轉化為混合燃氣內能;混合燃氣通過尾噴管膨脹加速,產生推力。迄今國內外針對該動力系統已經做了大量研究[6],充分證明了該系統的可行性及優越性。但值得注意的是,為了確保RBCC發動機穩定工作,隔離段應當將燃燒室引起的壓力振蕩維持在有限長度內,并且降低燃燒室入口的流動畸變。這就對隔離段的設計及性能提出較高的要求。尤其是當燃燒室反壓增加,激波串靠近進氣道出口時,下游微弱的壓力振蕩都有可能將激波串推出隔離段,從而導致進氣道不啟動。

迄今國外學者對圓形等直管道內激波串結構與運動規律做了大量實驗及數值模擬研究[7-12]。超聲速來流經第一道正激波降為亞聲速,隨后繼續膨脹為超聲速流,因此產生第二道激波,循環往復從而產生整個激波串結構,每道激波的強度及激波與激波之間的距離均逐漸縮小。另外,來流溫度在很大程度上影響隔離段內激波串的長度,高溫氣流在隔離段內的激波串較長,因此在設計時需要保證足夠的長度以防止進氣道不啟動。Kawatsu等通過數值模擬和試驗研究了矩形截面等直管道及擴張管道內的激波串結構,等直管道邊界層分離只發生在截面拐角處;擴張截面在上壁面拐角附近產生大的分離區,并且在分離區下游并沒有實現與壁面的再附著[13]。國內對RBCC發動機的研究相對較晚,文獻[14-17]通過地面直連試驗與數值仿真研究了變結構燃燒室在結構調節過程中隔離段內激波串的移動規律,并研究了燃料噴射位置對隔離段性能的影響,指出燃料支板噴射輔以隔離段壁面噴射能有效組織燃燒,但是隔離段壁面噴射量較大會導致隔離段內激波串前移,嚴重時會造成進氣道不啟動;同時支板火箭出口與凹腔之間靠上游的位置噴注燃料有助于提高燃燒效率,同時減輕反壓前傳對隔離段來流的干擾。薛瑞基于地面直連熱態試驗數據對Waltrup經驗公式進行修正,得到可適用于熱態條件下的RBCC隔離段激波串預測公式,可以對相應隔離段性能進行有效估算[18]。黃河峽研究了彎曲隔離段中超聲速來流的詳細流動機理,獲得了曲率對激波串運動特性的作用機理[19]。

目前國內外學者針對圓形與方形等直隔離段已經做了大量研究,理論相對成熟,對變截面隔離段的研究相對較少。但是在實際工程問題中,限于進氣道及燃燒室結構的影響,有時隔離段需要實現截面的過渡。本文通過數值模擬,對橢圓形微擴隔離段和異形變截面隔離段的性能進行了對比分析,為工程問題提供參考。

1 數值計算方法

1.1 數值方法

本文研究的兩種幾何結構均為軸對稱結構,因此為了減少網格數量,提高計算效率,選取流道結構的一半(見圖1和圖2)進行計算分析。本次計算模型由隔離段、凹腔、支板噴注器、燃燒室、引射火箭及尾噴管組成,支板噴注器采用單排布置,總共8個,軸向對稱布置(半模4個支板),兩種結構除了隔離段形狀不一致以外,其余結構參數均保持一致。

圖1 橢圓微擴隔離段RBCC燃燒室幾何結構示意圖Fig.1 Geometric structure diagram of RBCC combustion chamber with elliptical slightly-expanded isolator

圖2 異形變截面隔離段RBCC燃燒室幾何結構示意圖Fig.2 Geometric structure diagram of RBCC combustion chamber with variable cross-section isolator

本文在不考慮背景波系的前提下,對橢圓微擴隔離段(見圖1)和異形變截面隔離段(見圖2)兩種構型進行分析,對比其各自性能。因此計算時隔離段來流為均勻流,不考慮進氣道產生的背景波系的影響。數值計算時,先求解冷態流場,冷態流場對流項采用二階迎風格式,擴散項采用二階中心差分格式;待冷態流場穩定后,進行燃料煤油點火,計算燃燒狀態下的流場。本次計算采用SSTk-ω湍流模型,為防止該模型對逆壓梯度引起的流動分離過度預測,參數a1取0.355[20]。

在對燃燒狀態下的流場進行計算時,煤油簡化為已經霧化好的均勻液滴,采用DPM模型來跟蹤煤油液滴在流場中的運動,通過隨機軌道模型來考慮煤油液滴湍流擴散的影響。由于在高超聲速氣流中煤油霧化粒徑很小,因此在高溫燃氣中內部溫度很容易達到平衡,所以本文采用無限熱導率模型來計算煤油的蒸發過程,即假設煤油液滴在蒸發過程中液滴內部溫度一致,且始終等于液滴表面的溫度。本文中煤油的燃燒反應速率模型采用渦耗散模型,一步總包化學反應方程式,即

C12H23+17.75O2=12CO2+11.5H2O

(1)

1.2 邊界條件

本文不考慮進氣道產生的背景波系及火箭引射作用的影響,通過計算冷態及超燃模態來對比分析兩種結構隔離段的性能。兩種構型下,隔離段入口均采用壓力遠場入口邊界條件(隔離段入口來流參數見表1),來流方向垂直于隔離段入口;出口均為壓力出口,由于為超聲速流,出口壓力可以根據特征線法進行外推,其余均為壁面邊界條件;本次計算兩種構型的余氣系數均為1.5。

表1 邊界條件具體參數Tab.1 Specific parameters of boundary conditions

1.3 評價指標

通過對比隔離段的抗反壓能力及各組件(隔離段、燃燒室、支板及尾噴管)的推力,來對兩種構型隔離段的性能進行分析。

2 計算結果

2.1 方法驗證

為了驗證計算方法的準確性,將仿真計算結果與地面試驗結果進行對比,對本文的數值方法進行驗證。本文試驗的燃燒室模型如圖2所示,同為軸對稱結構,隔離段、燃燒室與尾噴管結構均保持一致,不同之處為試驗模型支板噴注器為前后兩排,每排均布置4個支板噴注器,每個支板上噴油量均保持一致。

試驗時,隔離段入口來流由燃氣發生器提供,空氣、氧氣及煤油在燃氣發生器中燃燒產生富氧燃氣,隨后燃氣通過后續整流裝置產生滿足壓力、溫度及組分均勻性要求的來流氣體(隔離段入口來流參數及試驗工況下余氣系數見表1);同時沿圖2所示的下壁面線(即隔離段、凹腔及燃燒室的下壁面與軸對稱面的交線)布置壓力測點。

抽取幾何流道進行網格劃分,本次計算采用網格為結構化網格,對壁面附近網格進行加密,第一層網格高度為0.1 mm,整體網格數量為889萬。

仿真計算結果與地面試驗冷態與熱態下壁面壓力試驗結果如圖3所示,圖中橫坐標X=x/x0,x為距隔離段入口的軸向距離,x0為隔離段入口與燃燒室出口的距離。試驗模型隔離段出口處X=0.354 8,燃燒室出口處X=0.810 9;兩種計算模型隔離段出口X均為0.354 8,燃燒室出口處X為0.810 9。

圖3 仿真計算結果與試驗結果對比Fig.3 Comparison between simulation results and test results

由圖3可得:冷態計算結果與試驗結果吻合較好;熱態燃燒室下壁面壓力計算值與試驗值吻合較好,凹腔及其上游下壁面壓力計算值稍微高于試驗值;另外,通過對比冷熱態直連試驗結果可得,熱態壓力抬升位置為X=0.075 0;通過對比冷熱態計算結果可得,熱態壓力抬升位置為X=0.074 8。這是因為本次計算將煤油簡化為已經霧化好的均勻液滴,實際上煤油在流場中存在一定的破碎霧化距離;且本次計算采用的燃燒模型為渦耗散模型,化學反應采用一步總包反應方程式,因此與實際燃燒過程相比,計算模型中煤油的釋熱相對集中,因此產生的壓力峰值較高,從而使得熱態壓力抬升位置計算值相對靠前。

但是對于工程計算而言,本模型計算值與試驗值誤差相對較小,可以認為本文的計算方法滿足精度要求。

2.2 網格無關性驗證

為保證計算結果的可靠性,對計算網格進行網格無關性驗證。本文總共劃分了3套網格,網格數量分別為500萬、889萬、1 200萬,在3套網格下分別進行計算,將發動機產生推力設置為檢測值。發動機推力定義為所有浸濕壁面所受合力的軸向分力,由于本文計算模型不考慮進氣道的影響,因此本文中發動機推力不計進氣道阻力。通過計算,3套網格下發動機推力分別為7.945 kN、8.158 kN、8.149 kN。顯然,889萬和1 200萬兩套網格的計算值基本相同,為減少計算量,提高計算速度,本文選取網格數量為889萬。分別對兩種隔離段構型下的燃燒室流場進行計算(邊界條件見表1)。

2.3 橢圓微擴隔離段流場分析

提取下壁面壓力計算數據,如圖4所示。橢圓微擴隔離段對稱面冷態靜壓云圖如圖5所示。

圖5 橢圓微擴隔離段對稱面冷態靜壓云圖Fig.5 Pressure contour at symmetric plane of isolator with elliptical slightly-expanded isolator in cold state

由圖4(a)及圖5可得,冷態時,在隔離段內,超聲速來流經過一系列膨脹波及壓縮波,其壓力也降低、升高往復變化。在軸向距離X=0.400 0位置(即圖5所示A處),由圖4(a)可得,下壁面壓力降低,這是由于在A處上壁面擴張,因此在A處產生一道膨脹波,氣流壓力降低。在軸向位置X=0.458 5～0.521 25區域內,下壁面壓力先減小后增加,這是因為氣流流經支板及凹腔,在該區域內幾何流道突變導致波系較為復雜。一方面,由于凹腔幾何截面變化導致氣流流通面積增加,氣流流速在該區域內降低,使得部分區域氣流降為亞音速;另一方面,由于支板的繞流作用,在該區域內會產生較大的回流區,如圖6所示。

圖6 橢圓微擴隔離段下凹腔對稱面冷態馬赫數云圖Fig.6 Mach number contour at symmetric plane of cavity with elliptical slightly-expanded isolator in cold state

圖4(a)中X=0.458 5附近,下壁面壓力先降低,然后升高。在X=0.534 0～0.650 75區域內,下壁面壓力先減小后增加,然后再減小后增加。這是因為氣流經凹腔進入燃燒室后,由于流通面積增加,速度恢復,氣流在區域Ⅰ(見圖7)內膨脹,氣流方向偏離中軸線向外,因此在X=0.534 0～0.635 5區域內下壁面壓力整體上呈降低趨勢。為平衡氣流方向,在B點處有兩道斜激波,波后壓力升高,因此區域Ⅱ內壓力較區域Ⅰ內壓力高。

圖7 橢圓微擴隔離段下燃燒室對稱面冷態靜壓云圖Fig.7 Pressure contour at symmetric plane of combustion chamber with elliptical slightly-expanded isolator in cold state

斜激波在下壁面C點處發生反射,并且強度減弱,因此圖4(a)中X=0.635 5～0.650 75壓力上升;另外在D點處由于幾何截面擴張,產生一道膨脹波,并且與C點反射的斜激波相互作用,由于斜激波強度較弱,在E點處被穿透。因此在X=0.650 75以后,燃氣膨脹加速,故而圖4(a)中下壁面壓力整體下降。

由圖4(b)可得,與冷態相比,下壁面沿程壓力在X=0.292 75位置處抬升,壓力峰值在X=0.458 25位置處,最高壓力為0.517 MPa。煤油液滴經支板噴入流場,由冷態流場分析可得,凹腔內部主流氣體流速降低,其內部存在較大的回流區,在高溫回流燃氣的卷吸作用下,煤油液滴迅速蒸發為煤油蒸氣,與主流空氣進行摻混燃燒,發生化學反應,將化學能轉化為燃氣內能,導致凹腔及燃燒室區域內壓力升高,并且壓力峰開始向上游隔離段移動,為平衡壓力,在隔離段內部產生一系列激波串(見圖8和圖9),因此在圖4(b)中X=0.292 75～0.520 0區域內,與冷態相比,熱態下壁面沿程壓力明顯抬升,并且升高、降低往復變化。在X=0.575 0以后,由于燃燒產生的高溫燃氣經過后續擴張型面膨脹加速,因此馬赫數增加,壓力降低。

圖8 橢圓微擴隔離段對稱面熱態靜壓云圖Fig.8 Pressure contour at symmetric plane of isolator with slightly-expanded elliptical isolator under combustion state

由圖9可得,在隔離段下壁面激波串終止位置處產生回流區,但是范圍較小,很快又與壁面重新附著。這是由于為平衡壓力,在該處產生一道斜激波,氣流經過激波后流線向上方偏斜;且波后速度降低,壓力抬升,從而在該區域附近產生逆壓梯度,從而產生回流區;在下游由于流速逐漸恢復,故而又與壁面重新附著。

2.4 異形變截面隔離段流場分析

提取下壁面壓力計算數據,如圖10所示。

圖10 變截面隔離段下壁面線沿程壓力Fig.10 Pressure distribution along the wall of combustion chamber with variable section isolator

由圖10(a)可得,冷態時,在X=0.101 1位置處,下壁面沿程壓力開始降低。這是因為隔離段型面發生變化(見圖11),隔離段型面在A點處開始擴張,因此在A點處產生一道膨脹波,并在下壁面B點處發生反射。氣流由I區進入II區后膨脹加速,由Ⅱ區進入Ⅲ區后繼續膨脹,因此在區域III處產生低壓區,故而從X=0.101 1處開始,下壁面沿程壓力降低。后續隨著氣流流速恢復,并且隔離段型面一直擴張,下壁面壓力在X=0.4之前呈現先增大后減小的趨勢。

圖11 變截面隔離段對稱面冷態靜壓云圖Fig.11 Pressure contour at symmetric plane of isolator with variable section isolator in cold state

由圖12可得,冷態下隔離段內流動并未發生分離,由于隔離段上壁面沿流向擴張,因此流線整體沿流向向上偏斜。當氣流流經支板進入凹腔及燃燒室后,由圖13可得,凹腔及燃燒室內部壓力場結構類似,因此下壁面沿程壓力的變化趨勢與橢圓微擴隔離段相似。

圖12 變截面隔離段對稱面冷態馬赫數及流線圖Fig.12 Mach number contour and streamline at symmetric plane of isolator with variable section isolator in cold state

圖13 變截面隔離段下燃燒室對稱面冷態靜壓云圖Fig.13 Pressure contour at symmetric plane of combustion chamber with variable section isolator in cold state

由圖10(b)可得,與冷態相比,熱態壓力從X=0.121 0位置處抬升,在X=0.509 25處達到壓力峰值,最高壓力為0.43 MPa。由于煤油液滴經支板噴入燃燒室,迅速蒸發燃燒釋熱,使得燃燒室壓力迅速增大,隔離段內部產生激波串以平衡壓力(見圖14)?？梢园l現,變截面隔離段的激波串位置明顯靠前。

圖14 變截面隔離段對稱面熱態靜壓云圖Fig.14 Pressure contour at symmetric plane of combustion chamber with variable section isolator under combustion state

圖15為變截面隔離段對稱面熱態流線圖。由圖15可得,熱態下隔離段內發生明顯的流動分離,產生兩個回流區。圖15中區域I位置的回流區較小,并且很快與壁面重新附著。下壁面區域II位置處的回流區較大,從激波串終止位置一直向下游延伸,形成一對正反渦流對,并且再沒有與下壁面重新附著。這是因為在燃燒狀態下,隔離段內部會產生較大的逆壓梯度,而由于隔離段上壁面沿流動方向擴張,在波系作用下,隔離段內流線整體向上偏斜,因此會在下壁面處產生較大的分離區,這也和Kawatsu等[13]的結論相符。

圖15 變截面隔離段對稱面熱態流線圖Fig.15 Streamline at symmetric plane of isolator with variable section isolator under combustion state

2.5 兩種隔離段性能對比

橢圓微擴隔離段結構下,由圖7可得,激波串的終止位置為X=0.309 0;異形變截面隔離段結構下,由圖12可得,激波串的終止位置為X=0.146 5。另外,橢圓微擴隔離段結構下,燃燒狀態燃燒室內最高壓力為1.139 MPa;方轉圓變截面隔離段結構下,燃燒狀態燃燒室內最高壓力為691 kPa。因此,橢圓微擴隔離段的抗反壓能力明顯高于異形變截面隔離段。

燃燒狀態兩種結構下各部件產生的半模軸向受力情況及總軸向合力如表2所示,表中負值表示正向推力,正值表示阻力。由表2可得,與異形變截面隔離段結構相比,橢圓微擴隔離段結構下支板的阻力較大,并且其燃燒室及凹腔的推力明顯較高。這是由于本文中煤油噴注位置集中在隔離段出口附近,從而使得煤油在燃燒室內釋熱相對集中,而在相同條件下,異形變截面隔離段的抗反壓能力較弱,因此在隔離段內部產生較大的分離區,這導致燃燒室入口流場不均勻,壓升比較低,從而使得支板阻力較小;然而橢圓微擴隔離段的抗反壓能力較強,隔離段出口流場相對均勻,并且其燃燒室內部壓力相對較高,因此其總推力較大。

表2 燃燒狀態兩種結構下各部件產生的軸向推力Tab.2 Axial thrust generated by each component under two structures 單位:N

3 結論

本文通過對RBCC燃燒室在橢圓微擴隔離段和異形變截面隔離段兩種結構下的冷、熱態流場進行計算分析,得到以下結論。

1)當燃料釋熱相對集中,燃燒室內壓升比相對較大時,在異形變截面隔離段下壁面處產生較大的流動分離區,并且一直向下游延伸,沒有與壁面重新附著。

2)相同條件下,橢圓微擴隔離段的抗反壓能力明顯高于異形變截面隔離段。

3)當燃料釋熱相對集中,燃燒室內壓升比相對較大時,與異形變截面RBCC燃燒室相比,橢圓微擴隔離段RBCC燃燒室所產生的推力相對較高。