超音速风洞扩压器激波串现象的数值模拟

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超音速风洞扩压器激波串现象的数值模拟

陈吉明=任玉新

清华大学航天航空学院=工程力学系=北京$-%%%D (.

摘

要E 超音速扩压器性能研究具有非常重要的工程实际

应用价值! 该文为加深对超音速风洞扩压器内流场结构的理解" 采用#$%&’(

软件对) 收缩段等直段扩张段*型扩压器流场进行了数值计算" 较好模拟了扩压器中由激波+边界层干扰诱导的复杂流场的流场特性" 再现了流场中的) 激波串*和) 伪激波*现象" 与文献结果吻合较好! 并以比较精细的二维网格计算结果对激波串的形成机理和典型流动结构进行了分析" 同时应用于实际工程" 对某超音速风洞扩压器不同二喉道长度状态下的扩压效率进行了比较! 关键词E 超音速扩压器, 风洞, 数值模拟, 激波串中图分类号E P +’(B (

文献标识码E Q

文章编号E$%%%&%%’(-*%%>. %*&%*C (&%(

R S T U V W X Y Z [W T S Z Y \W ]^[]_\‘U [‘]X a

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y U W z W ^u{|||}~=!

‘W ^Y . s " [\V Y X \E05超音速扩压器是超音速风洞的关键部件之一万　

方数据=通常设计成)

收缩段等直段扩张段*的组合形式=其中等直径段称为超音速风洞的第二喉道G 超音速扩压器的性能在较大程度上影响了风洞的性能=扩压器的扩压效率对风洞的启动及运转压力比都有较大的影响=它直接影响风洞的压力恢复能力=关系着

风洞运行的经济性. $/

G

超音速扩压器中流动的主要特征是超音速流动在强烈的逆压梯度环境下转化为亚音速流动G 在一般情况下=这种转化往往不是通过简单的正激波或斜激波结构实现的G 由于存在激波边界层流动分离之间的相互作用=管道内流场结构呈现出复杂0多样的特点G 其中受到广泛关注的流动现象是流场中

减速加速再减速的激波串-15@:$N J 723

. 结构. */

G 激波串的出现=伴随着边界层的多次分离G 激波串后

存在超音速区域通过粘性剪切过渡到亚音速流动的混合区域G 激波串和混合区域被统称为) 伪激波

-%1

. *. +/

G 图$显示了直管道扩压器的激波串和伪激波结构G

图{直管道激波串结构示意图

对于管道中的激波串和伪激波现象=早在*%世纪’%年代#

速风洞的设计中就已经有了实验观察结果. (=’/G

在随后的几十年中=国内外出现了不少针对超音速内流场中激波和边界层干涉0激波串现象的实验0

理论和

收稿日期E*%%C &%+&$%

基金项目E 国家自然科学基金资助项目-$%’>*%>’. 作者简介E 陈吉明-$F >’&. =男-汉. =湖北=硕士研究生G

通讯联系人E 任玉新=副教授=H &I 72A E J K L M I 72A B N 1234567B

陈吉明! 等9

超音速风洞扩压器激波串现象的数值模拟

. *W

数值研究! 但是由于这些现象极端复杂! 人们对它们的认识还很不充分" 对激波串和伪激波现象的数值模拟也已经成为了计算流体力学领域最具有挑战性的课题之一"

*+

对某超音速风洞扩压本文采用#软件) $%&’(

器流场进行了数值计算! 较好模拟出了扩压器中由

列的激波串实现气流的减速增压过程F 激波串与边界层相互作用! 诱导边界层多次分离! 从而形成了收缩扩张再收缩再扩张UU 的有效流道截面的变

化" 在这个过程中! 扩压器内@A 数沿流动方向波

动式降低! 而压力波动式升高" 图V 和图W 给出了扩压器中心在图W @A 数和压力沿流动方向的分布" 中! 壁面压力分布在激波串起始位置后! 基本上单调上升F 而中心区压力分布则在上升过程中存在震荡一般认为是激波串结束的位置"

激波, 边界层干扰诱导的复杂流场的流场特性! 如激波串和伪激波结构等现象! 与文献结果基本一致" 并在此基础上定性分析了激波串形成的机理! 比较了扩压器不同二喉道长度对扩压器扩压效率的影响"

现象F 在中心区压力和壁面压力基本重合的位置!

-计算网格和边界条件

本文计算的超音速风洞扩压器模型为矩形截面! 其中左右壁面为平行壁! 上下壁面为变形壁面! 见图. " 扩压器总长. /0! 入口截面尺寸. 1203

. 120! 出口截面尺寸. 12034120! 中间平直段5即二喉道6截面尺寸. 120371*0" 在三维扩压器流场数值模拟中! 计算网格只取了模型的四分之一! 因此扩压器的边界条件有一个进口条件8一个出口条件8两个壁面条件和两个对称面条件"

在本文的三维和二维算例中进出口均给压力条件! 进口9:2

; 2148:; /? =>5来流@A 数BC ; 468D 2;. //E F 出口9:G ; 2178D 2; . //E " 在湍流模式方面!

本文扩压器流场计算中选用了H I >$>J (K L $$0>J >M 5简称H K L 6

模式) N +

" 图O 超音速风洞扩压器外形结构示意图

O 计算结果分析及工程应用

O 1-超音速风洞扩压器激波串的流动机理图4给出了计算得到的扩压器中心截面的

@A 数等值线和流线图! 从图中可以看出扩压器内压力恢复过程并不是通过一道正激波来完成从超音速入口到亚音速出口的流动转化! 而是通过一系

万　

方数据图P 扩压器中心面局部流场等QR S T 数线和流线图

图X 扩压器中心轴向QR S T 数分布曲线

图Y 扩压器壁面和中心轴向压力分布曲线

为了更清楚地捕捉流动结构! 本文针对二维扩压器的加密网格进行了计算" 下面通过数值模拟的结果! 对超音速风洞扩压器激波串和伪激波现象作进一步分析"

为了说明激波串和伪激波的形成过程! 本文以进口处的流动参数为初始值进行了非定常计算! 直

至流动发展到定常状态" 图*给出了扩压器中流动状态发展序列中几个时刻的数值计算结果" 可以看到! 在流动发展的初期! 扩压器扩张段前部产生一道正激波5图*>6" 这是因为扩压器的作用是减速增压! 出口的压力大于进口压力F 而超音速流动在扩压器扩张段中是加速! 为了达到设定的出口压力必

855

清华大学学报$自然科学版4

8S S 6" T 6$84

然在扩张段产生激波间断! 这道激波的强度较大" 较激波边界强的逆压梯度诱发了边界层的强烈分离!

层的相互作用使这道激波不能稳定存在" 因而迅速向上游运动到了平直段位置! 在运动过程中" 激波后的高压力通过分离区对上游边界层造成影响" 使分离区向上游发展" 从而在正激波的上游边界层外侧产生两道斜激波#整个激波系统变为分叉激波参见图3结构$图5出现分叉$" 44! %&’() *+, -. /01*2%激波后" 激波向上游移动的速度变慢" 并逐渐在激波的下游产生出所谓激波串和伪激波结构" 使压力沿然后" 本文分析激波串中典型的流动结构! 计算得到的激波串和伪激波区域见图? " 为了清楚地表

示激波串结构" 图中的等值线只显示了@AB3的部我们称激波串中流动一个压缩分! 为了表述清楚"

膨胀过程为一个激波串单元" 图? 中从前至后可以看出激波串由C D D G F D G I D D E F H D I J K 等单元构成" 每个单元和边界层中的一个分离泡相对应! 并且还能发现C D D D G I D D E F 单元和后面的F H D I J K 单元是两种不同类型的激波串结构!

流向进一步升高$图5*4! 随着时间的发展" 激波串趋于稳定" 直至流场趋于定常$图5. 4! 图6给出了和图5相应的时刻扩压器中心线的压力分布! 可以看出" 随着激波串的出现和发展" 第一道激波的强度逐渐降低" 逆压梯度的最大值趋于减小! 由于强激波和大的逆压梯度均可诱发流动分离和流场失稳" 激波强度的降低和逆压梯度最大值的减小均意味着流场越来越容易保持稳定! 综上所述" 激波串的形成主要通过两个机制734逆压梯度造成流场中存在间断#84流动自动选择和维持最稳定的流动结构! 在超音速扩压器中" 激波串和伪激波与单一激波相比" 是更加稳定的流动结构" 这也解释了为什么扩压器可以有效隔离下游干扰因素对扩压器入口流场的影响!

图9不同时刻下的等:;

万　

方数据图>不同时刻中心线压力分布

图L 扩压器中伪激波区域的数值模拟结果

C D E D F 单元7激波串中第一道激波$

斜激波4与边界层作用" 诱发边界层第一次分离$分离点位于图? 的C 点4"

引起主流通道等效截面收缩" 在激波与分离泡相交处附近出现一个喉道$E 点4#随后" 等效流道扩张" 使斜激波波后的超音速流动加速! 这里虽然入射激波是斜激波" 但是两道斜激波相交以后"

激波角增大" 使激波后流动出现局部亚音速! 这种情形和文M N O 中介绍的直管道激波串结构中常见的分叉激波是类似的" 我们称之为分叉激波膨胀波单元!

F D H D I 和I D J D K 单元7由于整体逆压梯度的作用" E D F 的膨胀过程不可能沿流动方向持续发展" 因而在第一次分离的再附点$F 点4后" 逆压梯度使流动第二次分离" 造成流道收缩$边界层变厚4" 从而流场压力提高" P+*0数降低$

但仍然是超音速的4! 然后又在逆压梯度作用下循环出现压缩膨胀过程" 形成了后面的I D J D K 激波串单元! 这些单元对应的分离泡均较小" 流道收缩较慢" 激波强度逐渐减弱$

这些压缩膨胀过程中并不一定包含激波" 但为了方便仍认为它属于激波结构4" 流动经过喉道前后均维持超音速状态! 在喉道前流动受到压缩" 通过喉道后随着流道扩张而加速" 我们把这种单元称为压缩波膨胀波单元!

通过上述分析可以知道" Q 收缩段等直段扩张段R 型超音速风洞扩压器中激波串的流动结构和直通道扩压器相比" 激波串单元的结构有所不同! 直管

道中激波串多呈现为分叉激波膨胀波和正激波膨

胀波的结构M N O

" 而在超音速风洞变截面扩压器中"

陈吉明" 等Z

超音速风洞扩压器激波串现象的数值模拟

-M O

激波串出现了压缩波膨胀波结构! 并且从压力分布曲线可以明显看出分叉激波膨胀波结构比压缩波膨胀波结构的增压效果要好! 但是增压效果越大" 则逆压梯度越强" 稳定性也越差! 这也解释了虽然单纯的直通道扩压器的增压效果较好" 但其稳定性不如变截面扩压器!

在激波串结构之后" 剩余的超音速区域与周围的亚音速气流逐渐混合" 在无激波状态下继续增压减速至比较均匀的亚音速状态! 这是一个湍流掺混的过程" 在此不作进一步分析!

通道中伪激波长度与来流=>:? 数关系的结论也是

一致的!

扩压器结构对扩压效率的影响还包括扩压器收缩段收敛角以及扩张段扩张角大小的控制等" 这些因素的影响将在后续工作中进一步讨论!

R 结

论

采用S 软件对X 收缩段等直段扩张段Y T U 9V W

型扩压器内流场进行数值计算" 较好模拟了扩压器再现了流场中的X 激波串Y 和X 伪激波Y 现象! 通过对中由激波(边界层干扰诱导的复杂流场的流场特性"

#$#扩压器结构尺寸对其扩压效率的影响

在超音速风洞设计中" 扩压器结构尺寸的合理设计对提高超音速风洞整体性能具有非常重要的意义! 本文在风洞双喉道计算过程中%图&’再现了二喉道横截面积大小对风洞启动(运行压力比的影响" 发现只有选择了合适的二喉道横截面积" 才能既保证风洞正常启动(运行又降低风洞运行的经济性! 由于人们已经通过计算和实验得到了相关的定量分析结果" 这里不再赘述! 下面针对中国空气动力研究与发展中心%) *+, ) ’-. /-. 超音速风洞工程设计" 取两种不同的二喉道长度状态下进行三维风洞流场数值计算" 通过激波串和伪激波结构的分析比较风洞二喉道长度对扩压器扩压效率的影响!

图0超音速风洞双喉道等1234数线图

扩压器的扩压效率定义为56

789:(7;

7

;

为实际压力恢复值" 7; 为扩压器入口气流总压" 7:? 数等于扩压器入口气流=>:? 数

的一道正激波的理想压力恢复值! 本文首先计算了试验段@A6B C 出口背压D E 6; $F =G>时" 二喉道长度H :6I . 和H :6F ; . 两种情况下的流场! 当控制激波串起始位置均位于二喉道入口时" 发现当H :

6I . 时伪激波区域延伸至扩压器出口" 即扩压器长度还不足以使得超音速气流经伪激波区域减速至亚音速状态J 而当H :

6F ; . 时伪激波区域完全位于扩压器内部! 这样由于出口气流损失的不同导致了风洞运行所需稳定段总压也不同" 前者为; $K L

=G>" 后者为; $K =G>" 由此计算得到扩压器扩压效率分别为56M B $I N 和56O M $F N! 并且随着试验段=>:? 数的升高万　

方数据" 计算发现伪激波区域更长" 因此扩压器也需要设计更长的长度! 这和文P B Q

介绍的直计算结果的分析" 可以得到如下结论Z

F ’激波串的形成取决于两种机制Z 逆压梯度造成流场中存在间断J 流动自动选择和维持最稳定的流动结构!

-’扩压器中激波串不同结构的出现"

受到整体逆压梯度以及气流分离引起的有效流道面积收缩的快慢的影响!X

收缩段等直段扩张段Y 型变截面扩压器相对直通道扩压器激波串强度较弱" 但增强了其稳定性!

B ’通过对激波串和伪激波的研究可以为超音速风洞扩压器优化设计提供指导" 随着试验段=>:? 数的升高" 扩压器的等直段%二喉道’横截面积可以减小" 但其长度需要加长!

应该指出" 由于X 收缩段等直段扩张段Y 型变截面扩压器中流动极端复杂" 本文的研究是十分初步的! 在进一步的工作中" 我们将研究各种流动结构出现的定量分析方法C 逆压梯度增加时流场的不对称现象以及由流场自激振荡引起的非定常现象!

参考文献

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P -Q 李桦" 范晓樯" 丁猛$超声速扩压器中激波串结构的数值模

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超音速风洞扩压器激波串现象的数值模拟

作者：

作者单位：刊名：英文刊名：年，卷(期)：引用次数：

陈吉明， 任玉新， CHEN Jiming， REN Yuxin清华大学,航天航空学院,工程力学系,北京,100084

清华大学学报（自然科学版）

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本文链接：http://d.g.wanfangdata.com.cn/Periodical_qhdxxb200702025.aspx

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