李憲開，張志雨，何淼生，繆俊杰，柳 軍

（1.國(guó)防科技大學(xué)空天科學(xué)學(xué)院，長(zhǎng)沙 410073；2.沈陽飛機(jī)設(shè)計(jì)研究所揚(yáng)州協(xié)同創(chuàng)新研究院有限公司，揚(yáng)州 225000；3.上海交通大學(xué)航空航天學(xué)院高超聲速創(chuàng)新技術(shù)研究實(shí)驗(yàn)室，上海 200240）

渦輪基沖壓組合循環(huán)（Turbine based combined cycle，TBCC）發(fā)動(dòng)機(jī)因具備可水平起降［1］、不需攜帶氧化劑［2-3］等優(yōu)勢(shì)，成為下一代高馬赫數(shù)飛機(jī)重點(diǎn)發(fā)展的動(dòng)力裝置之一。目前，巡航馬赫數(shù)為4.0 一級(jí)的TBCC 動(dòng)力裝置一般采用渦輪發(fā)動(dòng)機(jī)和亞燃沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)串聯(lián)或者并聯(lián)的方式實(shí)現(xiàn)寬范圍工作。由于現(xiàn)役亞燃沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)工作下限（Ma∞=1.8～2.0）問題［4］，并聯(lián)TBCC 在跨聲速區(qū)間飛行時(shí)，只能由渦輪發(fā)動(dòng)機(jī)提供飛行所需動(dòng)力，而亞燃沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)處于冷通流狀態(tài)，無法提供足夠的推力來克服機(jī)體和沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)自身所承受的阻力，初步分析表明［5］，如果采用并聯(lián)TBCC 形式，在跨聲速區(qū)間沖壓流道的冷通氣內(nèi)阻占到了全機(jī)零升阻力的1/5，導(dǎo)致飛機(jī)爬升階段的耗油率大幅增加、航程減少［4］。因此，在充分認(rèn)知沖壓流道跨聲速流動(dòng)特性基礎(chǔ)上，深入研究并獲得發(fā)動(dòng)機(jī)冷通氣內(nèi)阻的產(chǎn)生來源，明確減阻方向，對(duì)進(jìn)一步改善高馬赫數(shù)飛機(jī)跨聲速氣動(dòng)特性，有效緩解“推阻矛盾”具有重要意義。

目前，國(guó)內(nèi)、外針對(duì)TBCC 組合發(fā)動(dòng)機(jī)的研究主要集中于發(fā)動(dòng)機(jī)總體以及變幾何進(jìn)氣道［6］和排氣系統(tǒng)［7］等部件方面。Sanders 等［8］提出了多鉸鏈雙通道的二元變幾何TBCC 進(jìn)氣道，其工作馬赫數(shù)范圍為Ma∞=0～7，兩個(gè)流道可以為渦噴發(fā)動(dòng)機(jī)和沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)分別提供流量。其通過旋轉(zhuǎn)唇罩，改變雙通道的流通面積，實(shí)現(xiàn)飛行器在馬赫數(shù)4.0 的轉(zhuǎn)級(jí)，其中在低來流馬赫數(shù)下，沖壓通道部分開啟以減小阻力。魯世杰等［9］設(shè)計(jì)了一個(gè)軸對(duì)稱變幾何進(jìn)氣道，研究了其在Ma∞=1.1 時(shí)不同中心體調(diào)節(jié)位置下的流場(chǎng)特征和氣動(dòng)性能，獲得了其口部和泄流腔內(nèi)流動(dòng)特性、節(jié)流特性以及氣動(dòng)性能，并指出了當(dāng)前設(shè)計(jì)狀態(tài)下的進(jìn)氣道最佳內(nèi)收縮比約為1.05。黃慶平［10］以Ma∞=2.0 為設(shè)計(jì)點(diǎn)給出了二元變幾何進(jìn)氣道設(shè)計(jì)的一般方法，并針對(duì)來流馬赫數(shù)跨聲速變化下的進(jìn)氣道流場(chǎng)和性能進(jìn)行了分析，研究表明，流量系數(shù)在聲速點(diǎn)以前和低亞聲速范圍變化趨勢(shì)一致，隨著來流馬赫數(shù)的增大，氣流在進(jìn)氣道前方匯聚作用減弱，預(yù)入流管收縮比減小，在聲速點(diǎn)以后，隨著來流馬赫數(shù)增大，激波角減小，因而流量系數(shù)增加，進(jìn)氣道總壓恢復(fù)系數(shù)變化則主要是因?yàn)樵趤砹黢R赫數(shù)逐漸接近進(jìn)氣道出口馬赫數(shù)過程中，進(jìn)氣道內(nèi)通道的膨脹作用減弱，而來流馬赫數(shù)越過超聲速點(diǎn)，脫體激波的存在使得進(jìn)氣道總壓恢 復(fù) 系 數(shù) 出 現(xiàn) 急 劇 的 下 降。Hintz 等［11］在Ma∞=0～7 組合循環(huán)動(dòng)力系統(tǒng)設(shè)計(jì)所面臨的挑戰(zhàn)論述中，特別強(qiáng)調(diào)了低馬赫數(shù)下尾噴管排氣所面臨的高度過膨脹問題。莫建偉等［12-13］對(duì)TBCC 排氣系統(tǒng)在整個(gè)飛行包線范圍內(nèi)典型狀態(tài)點(diǎn)流場(chǎng)進(jìn)行了數(shù)值模擬和實(shí)驗(yàn)研究，發(fā)現(xiàn)沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)流道單獨(dú)工作時(shí)尾噴管亞、跨聲速性能較差，軸向推力系數(shù)處于包線最低值（小于0.6），是制約高效飛行的重要因素之一。牛彥灃等［14］針對(duì)飛行范圍為Ma∞=0～4.0 的并聯(lián)TBCC 組合排氣系統(tǒng)研究表明，跨聲速飛行工況下，渦噴單獨(dú)工作時(shí)，由于渦輪通道下壁面較短，此處氣流處于嚴(yán)重欠膨脹狀態(tài)，在沖壓通道上壁面出口處造成高壓環(huán)境，故而沖壓通道出現(xiàn)較大面積的氣流分離。另外，對(duì)渦輪輔助火箭增強(qiáng)沖壓組合循環(huán)發(fā)動(dòng)機(jī)（Turbo-aided rocket-augmented ramjet combined cycle engine，TRRE）［15］以及RBCC發(fā) 動(dòng) 機(jī)（Rocket-based combined cycle engine）［16-17］寬域沖壓流道在低馬赫數(shù)階段的進(jìn)氣流場(chǎng)及流量捕獲特性也開展了一定的探索和分析。

另外，針對(duì)沖壓流道阻力特性的研究也主要集中在（高）超聲速進(jìn)氣道方面［18］，對(duì)跨聲速階段研究較少。Mitani 等［19-20］通過實(shí)驗(yàn)測(cè)量了采用側(cè)壓式進(jìn)氣道的超燃沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)阻力特性，發(fā)現(xiàn)沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)流道的內(nèi)壁面阻力主要由壓差阻力和摩擦阻力這兩部分組成。Van Driest［21］考慮到不同溫度下密度和黏性的變化，將不可壓流動(dòng)中Von-Kármán 混合長(zhǎng)度理論加以拓展，采用半解析法給出了高速湍流當(dāng)?shù)乇砻婺Σ烈驍?shù)的估算公式。駱曉臣等［18，22］對(duì)超聲速、高超聲速二元及側(cè)壓式進(jìn)氣道的阻力特性開展了系統(tǒng)的研究，發(fā)現(xiàn)自由來流馬赫數(shù)2.5 的條件下，側(cè)壓式進(jìn)氣道的附加阻力在高馬赫數(shù)下會(huì)變?yōu)椤案郊油屏Α薄Ｖ芎昕?3］則通過理論分析的方法，推導(dǎo)出二元進(jìn)氣道外壓段阻力計(jì)算的理論公式，并以此為基礎(chǔ)得出了外壓段減阻設(shè)計(jì)的可行方案。

可以看到，現(xiàn)有研究主要關(guān)注變幾何進(jìn)氣道、尾噴管等單一部件系統(tǒng)在高馬赫數(shù)工況下的流場(chǎng)特征及氣動(dòng)性能，對(duì)于跨聲速狀態(tài)下的研究仍然比較缺乏，并且對(duì)飛機(jī)/發(fā)動(dòng)機(jī)、渦輪與沖壓進(jìn)排氣相互干擾影響下的沖壓流道冷通氣流動(dòng)結(jié)構(gòu)及其阻力特征缺少足夠的認(rèn)識(shí)［24］?？缏曀亠w行狀態(tài)下高馬赫數(shù)飛機(jī)與混合并聯(lián)TBCC 發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)、外流高度耦合，可能對(duì)沖壓流道的進(jìn)/排氣和內(nèi)部流動(dòng)產(chǎn)生顯著影響，如圖1 所示。為此，本文設(shè)計(jì)并構(gòu)建了一個(gè)巡航馬赫數(shù)為4.0、基于混合并聯(lián)TBCC 動(dòng)力的高馬赫數(shù)飛機(jī)數(shù)值模型，研究其在跨聲速飛行狀態(tài)下，飛機(jī)/發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)、外流動(dòng)耦合干擾下的沖壓流道冷通氣流動(dòng)結(jié)構(gòu)演化及其阻力特性。

圖1 跨聲速狀態(tài)下飛機(jī)/發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)、外流高度耦合示意圖Fig.1 Schematic diagram of the transonic internal-external flow coupling of aircraft-engine

1 研究模型與方法

1.1 物理模型

本文研究的基于混合并聯(lián)TBCC 發(fā)動(dòng)機(jī)的高馬赫數(shù)飛機(jī)通氣模型如圖2 所示，巡航馬赫數(shù)為4.0，全尺寸通氣模型總長(zhǎng)約19.7 m。飛機(jī)機(jī)身前體整體上呈半錐形，前緣和兩側(cè)均做鈍化處理，下表面與水平方向存在2°的壓縮角，前體下表面下游接二元吸氣式組合動(dòng)力的進(jìn)氣道，為了泄除機(jī)身前體下表面發(fā)展的近壁層低能流，接口處設(shè)計(jì)了展向?qū)挾?.755 m、高0.1 m 的矩形前體放氣縫，進(jìn)氣道的側(cè)板前緣和唇罩前緣也均做鈍化處理。該進(jìn)氣道為上、下分布式混合并聯(lián)型吸氣式組合動(dòng)力進(jìn)氣道，位于圖中上側(cè)的為渦輪通道，安裝小涵道比渦扇發(fā)動(dòng)機(jī)，下側(cè)為沖壓通道，安裝變幾何進(jìn)氣道的寬速域亞燃沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)，其中飛行馬赫數(shù)2.5～4.0區(qū)間采用連續(xù)變幾何方式工作，馬赫數(shù)2.5 以下采用固定構(gòu)型。

圖2 基于混合并聯(lián)TBCC 發(fā)動(dòng)機(jī)的高馬赫數(shù)飛機(jī)通氣模型示意圖Fig.2 Schematic diagram of a high Mach number aircraft ventilation model based on a hybrid over-under TBCC engine

為了突出主要矛盾，減少模型尺度及相對(duì)復(fù)雜的流動(dòng)細(xì)節(jié)計(jì)算成本，本文對(duì)飛機(jī)通氣模型進(jìn)行了一定程度的簡(jiǎn)化，包括：（1）渦輪通道方面，將帶旋轉(zhuǎn)葉輪部件的渦輪核心機(jī)省略，采用只含有進(jìn)氣道和噴管的渦輪模擬流道來考慮渦輪發(fā)動(dòng)機(jī)的進(jìn)/排氣流動(dòng)特性；（2）沖壓流道的模擬則省略了燃燒組織機(jī)構(gòu)，并保留其他內(nèi)流道結(jié)構(gòu)，以保證沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)的內(nèi)、外流動(dòng)和阻力特性評(píng)估的準(zhǔn)確性；（3）本文數(shù)值計(jì)算對(duì)飛機(jī)通氣模型進(jìn)行了縮比設(shè)計(jì)，縮比系數(shù)為1∶12.5，在保證幾何模型相似性的基礎(chǔ)上，最大程度地降低數(shù)值模型的空間尺度。

1.2 數(shù)值方法概述及驗(yàn)證

考慮到內(nèi)外流一體化模型的對(duì)稱性，僅選取縮比模型的一半進(jìn)行仿真計(jì)算，如圖3（a）所示，計(jì)算域采用結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格進(jìn)行劃分，沿著流向和徑向方向，網(wǎng)格計(jì)算域邊界分別取飛機(jī)縮比模型特征尺度（流向?yàn)轱w機(jī)總長(zhǎng)、徑向?yàn)轱w機(jī)橫截面最大直徑）的20 和50 倍，并對(duì)流動(dòng)參數(shù)劇烈變化區(qū)域進(jìn)行局部加密，如圖3（b，c）所示。近壁區(qū)網(wǎng)格采用邊界層網(wǎng)格進(jìn)行加密，根據(jù)前期的計(jì)算評(píng)估，第一層網(wǎng)格高度取為8×10-5mm，可以保證流道近壁面y+為1.0 左右。表1 對(duì)計(jì)算域及各流動(dòng)輸入、輸出邊界采用的邊界條件進(jìn)行了匯總，需要特別說明的是，結(jié)合某小涵道比渦扇發(fā)動(dòng)機(jī)在跨聲速區(qū)間的實(shí)際工作特性，本文采用相關(guān)文獻(xiàn)發(fā)展的小涵道比渦扇發(fā)動(dòng)機(jī)動(dòng)態(tài)特性數(shù)值計(jì)算方法［25］進(jìn)行渦輪通道相關(guān)數(shù)值邊界條件的參數(shù)估計(jì)，以盡可能準(zhǔn)確、合理地模擬渦輪通道的進(jìn)、排氣參數(shù)，詳細(xì)的計(jì)算過程限于篇幅這里不再贅述。

表1 數(shù)值計(jì)算的邊界條件Table 1 Boundary conditions of numerical calculation

圖3 計(jì)算邊界及網(wǎng)格拓?fù)湓O(shè)計(jì)Fig.3 Computational domain boundary and mesh topology design

本文采用基于有限體積法的三維定常RANS（Reynolds-averaged Navier-Stokes equations）算法，湍流模型采用k-ωSST 模型，該模型廣泛應(yīng)用于（高）超聲速?zèng)_壓進(jìn)氣道等內(nèi)外流道仿真［26-27］。無黏對(duì)流通量采用Roe 格式分裂，采用隱式格式進(jìn)行時(shí)間推進(jìn)以加速收斂，對(duì)控制方程采用二階迎風(fēng)格式進(jìn)行離散，分子黏性系數(shù)采用Sutherland 公式進(jìn)行求解。計(jì)算過程中監(jiān)控出口流量、出口平均壓力和馬赫數(shù)，待殘差下降4 個(gè)數(shù)量級(jí)，并且所監(jiān)控的所有參數(shù)不再變化時(shí)，認(rèn)為計(jì)算已經(jīng)收斂并穩(wěn)定。計(jì)算方法已在跨聲速狀態(tài)下的超聲速進(jìn)氣道內(nèi)外流動(dòng)特性計(jì)算中應(yīng)用［9］，并對(duì)跨聲速流動(dòng)特性及阻力系數(shù)具有較好的仿真預(yù)測(cè)精度。

為了檢驗(yàn)上述數(shù)值方法的可靠性，本文分別對(duì)數(shù)值模型的網(wǎng)格無關(guān)性及計(jì)算方法進(jìn)行了校驗(yàn)。其中，網(wǎng)格無關(guān)性分析中采用了線性加密策略，分別針對(duì)網(wǎng)格總量約500 萬（coarse）、750 萬（middle）及1 000 萬個(gè)（fine）3 種網(wǎng)格密度進(jìn)行了對(duì)比，圖4給出了Ma∞=1.2、H∞=11 km 飛行環(huán)境下沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)流道上壁面的壓力沿程分布結(jié)果對(duì)比，圖中x軸和y軸分別通過沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)流道上壁面總長(zhǎng)Lr以及自由來流靜壓p∞進(jìn)行了無量綱化處理。計(jì)算結(jié)果顯示，由于采用了分區(qū)加密的網(wǎng)格拓?fù)湓O(shè)計(jì)，不同網(wǎng)格密度下的沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)流道壁面沿程壓力分布計(jì)算結(jié)果仍然吻合得很好，出現(xiàn)偏差的區(qū)域?yàn)檫M(jìn)氣道擴(kuò)張段和尾噴管上壁面發(fā)生流動(dòng)分離的位置，隨著網(wǎng)格密度的增大，分離位置的壓力抬升曲線表現(xiàn)出很好的網(wǎng)格不依賴性。本文后續(xù)的計(jì)算中采用了最高的網(wǎng)格密度設(shè)計(jì)，以盡可能地保證流場(chǎng)空間解析分辨率。

圖4 不同網(wǎng)格密度下的計(jì)算結(jié)果對(duì)比Fig.4 Comparison of calculation results under different mesh densities

計(jì)算方法方面，沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)流道在跨聲速飛行狀態(tài)下的流動(dòng)特性及阻力評(píng)估高度依賴于計(jì)算方法對(duì)跨聲速?gòu)?fù)雜流動(dòng)的模擬精度。為此，結(jié)合相關(guān)文獻(xiàn)研究基礎(chǔ)，本文同樣選取了文獻(xiàn)［28］給出的超聲速軸對(duì)稱進(jìn)氣道模型進(jìn)行計(jì)算方法校驗(yàn)研究，模擬飛行馬赫數(shù)為1.3。圖5 給出了臨界狀態(tài)下60°子午面中心體上的沿程靜壓分布對(duì)比，結(jié)果顯示，本文采用的數(shù)值計(jì)算方法得到的壁面沿程壓力分布與文獻(xiàn)［28］中的飛行試驗(yàn)數(shù)據(jù)和文獻(xiàn)［9］中的數(shù)值模擬數(shù)據(jù)均吻合較好，證明該數(shù)值方法對(duì)跨聲速飛行狀態(tài)下超聲速?gòu)?fù)雜流動(dòng)具備較好的模擬精度。

圖5 跨聲速飛行工況下超聲速進(jìn)氣道壁面沿程靜壓分布對(duì)比Fig.5 Surface static pressure distribution of supersonc inlet model in transonic flow condition

1.3 沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)流道阻力計(jì)算方法

為了分析沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)流道各部件阻力占比，本文采用如圖6 所示的劃分方式對(duì)沖壓內(nèi)流道幾何進(jìn)行劃分，整個(gè)內(nèi)流道分成3 部分，分別定義為Inlet、Iso 以及Nozzle，并構(gòu)成了沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)流道冷通氣狀態(tài)下阻力的作用面。

圖6 沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)流道阻力作用面的劃分定義示意圖Fig.6 Schematic diagram of internal flow channel force acting surface division

（1）壓差阻力

由于流道對(duì)氣流的減速增壓作用，使得壁面內(nèi)外存在較大的壓差，在壓縮面上不可避免的受到氣流的壓力，該力在水平方向的分量即為壓差阻力。壓差阻力是壁面作用力，本文通過積分壁面靜壓在發(fā)動(dòng)機(jī)水平方向的分量來獲得

式中：Dp代表壓差阻力，p和p∞分別為內(nèi)流道壁面靜壓和外界大氣壓，nx為壁面單位方向矢量在水平方向上的分量，dS為單個(gè)網(wǎng)格面積。

（2）摩擦阻力

由于氣體黏性的存在，使得內(nèi)流道壁面要受到沿其表面切線方向的摩擦力，摩擦阻力就是該力在水平方向的分量

式中：Df代表摩擦阻力，τ為壁面摩擦力，nx為壁面單位方向矢量在水平方向上的分量。

（3）附加阻力

附加阻力是指溢流氣流作用在內(nèi)流道捕獲流管上的靜壓在沿來流方向上的分量。附加阻力與沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)流道流管的形狀直接相關(guān)，由附加阻力的定義出發(fā)，直接計(jì)算捕獲流管上的作用力十分困難，甚至于無法確定流管形狀而難以計(jì)算。參照文獻(xiàn)［29］的計(jì)算方法，以進(jìn)氣道進(jìn)口至喉道區(qū)域?yàn)榭刂企w（即圖6 中的Inlet1），基于控制體上的沖量原理計(jì)算附加阻力，在本文研究的零攻角狀態(tài)下，附加阻力的計(jì)算公式如下

2 結(jié)果與討論

2.1 跨聲速飛行工況下并聯(lián)式TBCC 沖壓流道的典型流動(dòng)特征

為了方便與文獻(xiàn)已有的單一進(jìn)氣道或尾噴管研究結(jié)果進(jìn)行直觀對(duì)比，本文首先給出了跨聲速狀態(tài)下高馬赫數(shù)飛機(jī)及混合并聯(lián)TBCC 發(fā)動(dòng)機(jī)通氣模型的內(nèi)、外流場(chǎng)結(jié)果及分析，以初步揭示飛機(jī)/發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)、外流動(dòng)高度耦合干擾下的沖壓流道冷通氣流動(dòng)結(jié)構(gòu)演化行為。

2.1.1 飛機(jī)/發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)、外基本流動(dòng)特征

本文首先基于Ma∞=1.2 狀態(tài)下的流場(chǎng)結(jié)果，給出跨聲速狀態(tài)下飛機(jī)-混合并聯(lián)TBCC 發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)、外耦合干擾下的基本流動(dòng)特征。全機(jī)對(duì)稱面的馬赫數(shù)分布云圖如圖7（a）所示，從圖中可以看出，低馬赫數(shù)的超聲速狀態(tài)下氣流受機(jī)身前體的壓縮作用較弱，機(jī)頭位置、機(jī)身中部和尾部出現(xiàn)弱斜激波，機(jī)身中部和尾部分別出現(xiàn)膨脹波和結(jié)尾激波，屬于典型的跨聲速繞流流場(chǎng)結(jié)構(gòu)。

圖7 內(nèi)、外耦合干擾下的基本流動(dòng)特征(以Ma∞=1.2 狀態(tài)為例)Fig.7 Typical flow characteristics at transonic state(taking Ma∞=1.2 as an example)

超聲速氣流通過機(jī)頭前體預(yù)壓縮之后，在前體放氣縫誘導(dǎo)的前向臺(tái)階激波作用下減速為亞聲速狀態(tài)，隨后在預(yù)入流管中進(jìn)一步加速到超聲速狀態(tài)。由于進(jìn)氣道喉道的流動(dòng)壅塞，且來流馬赫數(shù)很低，進(jìn)氣道入口上游形成脫體激波，波后亞聲速氣流在進(jìn)氣道入口形成強(qiáng)烈的匯聚，亞聲速氣流進(jìn)一步減速增壓。圖7（b）給出的進(jìn)氣道入口局部流場(chǎng)顯示，脫體激波位于沖壓和渦輪進(jìn)氣道入口的上游位置，渦輪通道的入口壁面存在小尺度的流動(dòng)分離泡，脫體激波與渦輪通道一側(cè)的分離激波“融合”，形成了特殊的“反S”形激波形態(tài)，其形成和演化機(jī)制將在后文中給出進(jìn)一步的討論。

當(dāng)亞聲速氣流進(jìn)入到?jīng)_壓內(nèi)流道之后，流道先收縮后擴(kuò)張，氣流在喉道截面重新加速到聲速，并在擴(kuò)壓段中快速膨脹，燃燒室內(nèi)的相對(duì)高背壓使得氣流很快在擴(kuò)壓段中產(chǎn)生流動(dòng)分離。圖7（c）給出的尾噴管出口局部流場(chǎng)顯示，沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)尾噴管喉道沒有形成壅塞，整個(gè)燃燒室及尾噴管大部分區(qū)域都處于低亞聲速流動(dòng)狀態(tài)。尾噴管的流動(dòng)同時(shí)受到飛機(jī)繞流及渦輪通道排氣系統(tǒng)等多方面的干擾：一方面，由于渦輪通道下壁面較短，使得當(dāng)?shù)販u輪通道的高溫、高壓排氣處于高度欠膨脹狀態(tài)，向外膨脹的超聲速氣流對(duì)沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)尾噴管上壁面出口形成強(qiáng)烈的氣動(dòng)壓縮，尾噴管上壁面氣流出現(xiàn)大范圍的流動(dòng)分離，并形成一個(gè)大尺度的“流動(dòng)滯止區(qū)”；另一方面，向內(nèi)收縮的飛機(jī)后體尾緣使得飛機(jī)繞流在結(jié)尾激波之后，對(duì)沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)尾噴管的排氣射流形成匯聚擠壓效應(yīng)，進(jìn)一步提高了排氣射流的逆壓梯度。

2.1.2 沖壓流道的跨聲速流動(dòng)演化

為了探究來流跨聲速變化對(duì)沖壓流道內(nèi)、外流動(dòng)的影響，分別取來流馬赫數(shù)為Ma∞=0.7～1.5 幾個(gè)典型狀態(tài)，圖8 給出了不同來流馬赫數(shù)下的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)對(duì)比。計(jì)算結(jié)果顯示，隨著來流馬赫數(shù)的增大，飛機(jī)-并聯(lián)TBCC 發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)、外耦合干擾下的流動(dòng)行為將發(fā)生顯著的變化，其中：Ma∞小于1.0 的高亞聲速狀態(tài)下，整個(gè)內(nèi)、外流動(dòng)結(jié)構(gòu)保持高度的相似性，沖壓進(jìn)氣道喉道已經(jīng)處于流動(dòng)壅塞狀態(tài)，氣流在通過喉道加速之后與發(fā)動(dòng)機(jī)的下避面附著流動(dòng)；Ma∞=1.0 的狀態(tài)下，飛機(jī)表面開始出現(xiàn)附著激波，進(jìn)氣道入口的匯聚效應(yīng)進(jìn)一步增強(qiáng)；聲速點(diǎn)之后，進(jìn)氣道入口低馬赫數(shù)的超聲速氣流匯聚誘導(dǎo)了沖壓進(jìn)氣道脫體激波以及渦輪進(jìn)氣道入口分離激波的產(chǎn)生；隨著來流馬赫數(shù)的進(jìn)一步增大，不同于單一進(jìn)氣道跨聲速流動(dòng)，如圖8（e）所示，氣流在組合進(jìn)氣道的前方匯聚作用仍繼續(xù)增強(qiáng)，渦輪進(jìn)氣道入口分離激波開始前移，并與沖壓進(jìn)氣道上游的脫體激波“分裂”開來。

圖8 跨聲速階段不同來流馬赫數(shù)下的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)對(duì)比Fig.8 Flow characteristics evolution during transonic state

尾噴管方面，因?yàn)闇u輪通道排氣射流的作用，整個(gè)跨聲速階段沖壓尾噴管氣流均在靠近渦輪通道一側(cè)存在大范圍的流動(dòng)分離，并且，隨著馬赫數(shù)的增大，尾噴管流動(dòng)表現(xiàn)出兩個(gè)主要的變化特征：一是，聲速點(diǎn)之后，隨著飛機(jī)后體開始初顯結(jié)尾激波，渦輪通道的排氣射流開始出現(xiàn)向沖壓流道一側(cè)的“偏擺”現(xiàn)象；二是，沖壓流道的尾噴管排氣流管收縮比逐步增大，如圖8（e）所示，Ma∞=1.5 的狀態(tài)下，氣流在尾噴管喉道建立起壅塞，但在出口氣流通道的壓縮效應(yīng)下形成了過膨脹激波。

圖9 給出了不同來流馬赫數(shù)下，沖壓內(nèi)流道下壁面的沿程壓力分布曲線，圖中x軸和y軸分別通過沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)流道下壁面總長(zhǎng)Lr_down以及自由來流靜壓p∞進(jìn)行了無量綱化處理，計(jì)算結(jié)果清晰地反映了氣流在沖壓內(nèi)流道的跨聲速流動(dòng)行為及其演化特征。結(jié)果顯示，Ma∞=0.7 的狀態(tài)下，組合進(jìn)氣道前方的匯聚效應(yīng)，使得氣流在沖壓進(jìn)氣道入口處獲得了約20%的增壓，而整個(gè)跨聲速狀態(tài)下，沖壓進(jìn)氣道入口處氣流增壓后的靜壓達(dá)到了自由來流滯止壓力的85%～90%，氣流接近于滯止?fàn)顟B(tài)，說明組合進(jìn)氣道存在強(qiáng)烈的節(jié)流效應(yīng)。

圖9 不同來流馬赫數(shù)下沖壓內(nèi)流道下壁面的沿程壓力分布曲線對(duì)比Fig.9 Wall pressure distribution of the ramjet flowpath at transonic state

2.1.3 渦輪與沖壓通道進(jìn)/排氣之間的干擾機(jī)制

為了進(jìn)一步明確渦輪與沖壓通道進(jìn)氣、排氣系統(tǒng)之間的相互干擾機(jī)制，本文分別選取了來流馬赫數(shù)為Ma∞=0.7～1.5 幾個(gè)典型狀態(tài)，對(duì)組合進(jìn)/排氣流道的局部流場(chǎng)結(jié)構(gòu)及特征開展進(jìn)一步的對(duì)比研究。為方便對(duì)比，針對(duì)進(jìn)/排系統(tǒng)的流動(dòng)差異進(jìn)行了不同的云圖渲染，其中進(jìn)氣流場(chǎng)局部采用壓力云圖進(jìn)行渲染，而排氣系統(tǒng)局部則采用了馬赫數(shù)云圖結(jié)合流線進(jìn)行渲染，如圖10 所示。

圖10（a，c，e，g，i）的壓力云圖清晰地顯示了組合進(jìn)氣道之間的干擾行為，不難發(fā)現(xiàn)：跨聲速狀態(tài)下，隨著來流馬赫數(shù)的增大，渦輪通道與沖壓通道的壓力場(chǎng)呈現(xiàn)完全相反的演化行為，很顯然，沖壓通道的喉道是組合進(jìn)氣道節(jié)流效應(yīng)的主要貢獻(xiàn)者；Ma∞=0.7～1.2 的狀態(tài)下，渦輪通道的內(nèi)部流場(chǎng)結(jié)構(gòu)保持了高度的相似性，說明當(dāng)前跨聲速來流狀態(tài)下，沖壓進(jìn)氣道的流動(dòng)沒有對(duì)渦輪通道進(jìn)氣產(chǎn)生干擾；隨著沖壓通道進(jìn)氣道上游脫體激波的增強(qiáng)，組合進(jìn)氣道喉道共同誘導(dǎo)的氣流匯聚作用使得渦輪通道入口的壓力快速增長(zhǎng)，沖壓一側(cè)的脫體激波開始侵入到渦輪通道入口，使得渦輪通道入口的分離激波逐漸增強(qiáng)前移，如圖10（i）所示，Ma∞=1.5 的狀態(tài)下，渦輪通道的內(nèi)部流場(chǎng)結(jié)構(gòu)發(fā)生了很大的變化，相應(yīng)地，渦輪通道入口處分離激波的前移也將對(duì)沖壓通道入口的氣流產(chǎn)生一定的溢流促進(jìn)。

圖10（b，d，f，h，j）給出了不同來流馬赫數(shù)下并聯(lián)式TBCC 組合發(fā)動(dòng)機(jī)尾噴管局部的馬赫數(shù)及沖壓流道排氣流線分布對(duì)比。由前文的初步分析可知，沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)尾噴管的排氣流動(dòng)同時(shí)受到飛機(jī)繞流及渦輪通道排氣系統(tǒng)等多方面的干擾，基于圖10 給出的進(jìn)一步流場(chǎng)結(jié)果發(fā)現(xiàn)，渦輪通道排氣射流對(duì)沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)尾噴管氣流本身就存在多種干擾作用，另外，沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)尾噴管的排氣流動(dòng)受到的干擾行為與自由來流馬赫數(shù)高度關(guān)聯(lián)。

首先，沖壓尾噴管上壁面氣流出現(xiàn)大范圍的流動(dòng)分離，并形成的大尺度“流動(dòng)滯止區(qū)”不僅僅來源于渦輪通道下壁面氣流的膨脹壓縮效應(yīng)，流線結(jié)果顯示，由于沖壓尾噴管出口氣流速度很低，渦輪通道的超聲速排氣射流對(duì)沖壓尾噴管下壁面的氣流形成了強(qiáng)烈的引射效應(yīng)，進(jìn)一步擠壓了尾噴管上壁面的氣流流路；其次，隨著飛行馬赫數(shù)的增大，飛機(jī)繞流在結(jié)尾激波之后仍然具有超聲速狀態(tài)，氣流在對(duì)沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)尾噴管的排氣射流形成匯聚擠壓效應(yīng)的同時(shí)，也對(duì)沖壓尾噴管下壁面的氣流形成了一定的引射效應(yīng)，從而與渦輪通道超聲速排氣射流的引射作用形成了競(jìng)爭(zhēng)，這也是沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)尾噴管排氣射流速度得到顯著提升的原因之一，并進(jìn)一步改變了沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)進(jìn)氣道擴(kuò)壓段及燃燒室內(nèi)的分離剪切流動(dòng)結(jié)構(gòu)，如圖10（i）所示。

圖10 跨聲速階段渦輪與沖壓通道進(jìn)氣、排氣系統(tǒng)之間的相互干擾流場(chǎng)及其演化Fig.10 Transonic flow coupling between turbo-engine and ramjet flowpath

圖11 給出了跨聲速來流狀態(tài)下，沖壓流道的流量系數(shù)（Φ）和總壓恢復(fù)系數(shù)（σ）的對(duì)比結(jié)果。整體上，沖壓流道的流量捕獲處于較高水平，以聲速點(diǎn)為分界線，呈現(xiàn)為先減小后增大的變化趨勢(shì)?？倝夯謴?fù)系數(shù)在聲速點(diǎn)之后出現(xiàn)了兩次較大幅度的下降，從前文流場(chǎng)結(jié)構(gòu)演化分析不難看出，聲速點(diǎn)之后的第一次下降是由于飛機(jī)前體、前體放氣縫以及組合進(jìn)氣道入口的脫體激波形成導(dǎo)致的，而在飛行馬赫數(shù)達(dá)到并超過Ma∞=1.4 以后，渦輪通道和沖壓流道的進(jìn)氣流動(dòng)之間存在強(qiáng)烈的干擾，并形成了分離激波與脫體激波的干擾結(jié)構(gòu)，進(jìn)而使得進(jìn)氣道總壓恢復(fù)系數(shù)出現(xiàn)急劇的下降。

圖11 跨聲速來流狀態(tài)下沖壓流道的流量系數(shù)和總壓恢復(fù)系數(shù)的對(duì)比結(jié)果Fig.11 Curves of total pressure recovery coefficient and discharge coefficient with freestream Mach number

2.2 沖壓流道的阻力特性

飛機(jī)-并聯(lián)TBCC 發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)/外耦合干擾下的跨聲速流動(dòng)給沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)流道壁面帶來較大氣動(dòng)阻力，本文仿真結(jié)果表明，Ma∞=1.2 狀態(tài)下，沖壓通道的內(nèi)流阻力對(duì)全機(jī)總阻力占比高達(dá)22.1%。由此可見，沖壓通道的阻力是全機(jī)阻力的主要來源，充分認(rèn)識(shí)跨聲速階段內(nèi)沖壓流道阻力的產(chǎn)生來源及機(jī)制顯得尤為重要。

對(duì)應(yīng)于工作狀態(tài)下沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)傳遞給飛機(jī)的真實(shí)推力（即內(nèi)表面推力）為內(nèi)部參數(shù)推力（又稱全流道推力）和進(jìn)氣道附加阻力之差。為了探究沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)冷通流狀態(tài)下內(nèi)表面阻力受內(nèi)部參數(shù)和外部附加阻力的影響，本文從分析沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)在跨聲速區(qū)間內(nèi)進(jìn)氣道附加阻力的角度出發(fā)，給出了不同飛行馬赫數(shù)下的附加阻力系數(shù)及其在內(nèi)表面阻力系數(shù)中的占比，計(jì)算結(jié)果分別如圖12 和13 所示，圖中，Cd、Ca和Ci=Cd-Ca分別代表冷通流狀態(tài)下沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)表面阻力系數(shù)、進(jìn)氣道附加阻力系數(shù)以及內(nèi)部參數(shù)阻力系數(shù)。對(duì)比結(jié)果顯示，隨著馬赫數(shù)增加，進(jìn)氣道附加阻力在Ma∞＜1.0 范圍內(nèi)快速增加，而在Ma∞＞1.0 時(shí)增速開始減緩。因此，全流道阻力系數(shù)仍以Ma∞=1.0 為突躍點(diǎn)，在Ma∞＜1.0時(shí)全流道阻力系數(shù)隨馬赫數(shù)下降，并在Ma∞=1.0時(shí)突增，而在Ma∞＞1.0 后再次減小。附加阻力系數(shù)與內(nèi)部參數(shù)阻力系數(shù)占比隨馬赫數(shù)增加的變化趨勢(shì)相反，除了Ma∞=1.0 突躍點(diǎn)以外，附加阻力系數(shù)占比逐漸增加，而內(nèi)部參數(shù)阻力系數(shù)逐漸降低。

圖12 不同飛行馬赫數(shù)下的附加阻力系數(shù)結(jié)果Fig.12 Additional-drag coefficient result with freestream Mach number

圖13 不同飛行馬赫數(shù)下附加阻力在內(nèi)表面阻力系數(shù)中的占比結(jié)果Fig.13 Percentages of additional-drag coefficient with freestream Mach number

為了進(jìn)一步探究沖壓流道的阻力來源，本文統(tǒng)計(jì)了內(nèi)流道各部件在不同馬赫數(shù)下的沿程壓差阻力系數(shù)（Cp）和摩擦阻力系數(shù)（Cf），結(jié)果分別如圖14 和15 所示。由圖可知：摩擦阻力系數(shù)相對(duì)于壓差阻力系數(shù)小很多，對(duì)于跨聲速范圍下沖壓通道的內(nèi)部阻力以壓差阻力為主。其中，在壓差阻力中Inlet1、Inlet3以及Nozzle2是壓差阻力的主要來 源。當(dāng)Ma∞＜1.2 時(shí)，Inlet3壓 差 阻 力 最 大，當(dāng)Ma∞≥1.2 時(shí)，Inlet1及Nozzle2壓差阻力最大。但I(xiàn)nlet1和Nozzle2兩處壓差阻力系數(shù)較高的地方摩擦阻力系數(shù)反而較小，而Inlet3段的摩擦阻力系數(shù)則最高，說明內(nèi)流道型面與水平方向存在較大夾角時(shí)壓差力水平分量的增加會(huì)帶來較大的壓差阻力，而摩擦阻力大小則主要由內(nèi)流道壁面面積所決定。

圖14 內(nèi)流道各部件在不同馬赫數(shù)下的沿程壓差阻力系數(shù)結(jié)果對(duì)比Fig.14 Schematic diagram of internal flow channel force acting surface division

圖15 內(nèi)流道各部件在不同馬赫數(shù)下的摩擦阻力系數(shù)結(jié)果對(duì)比Fig.15 Schematic diagram of internal flow channel force acting surface division

表2 進(jìn)一步總結(jié)了各部件阻力系數(shù)隨馬赫數(shù)增加的變化趨勢(shì)。隨著飛行馬赫數(shù)的提高，Inlet1、Inlet2、Inlet3、Ios1和Nozzle1的 壓 差 阻 力 系 數(shù) 減 小，Inlet4、Ios2和Ios3的壓差阻力系數(shù)幾乎不變，Nozzle2的壓差阻力系數(shù)先減小后增大。內(nèi)流道壁面上的摩擦阻力系數(shù)主要隨著馬赫數(shù)的增加而減小，即使是隔離段和噴管摩擦阻力局部增加的幅度也很小，這是因?yàn)闅怏w與進(jìn)氣道內(nèi)壁面之間的摩擦力由層流黏性切應(yīng)力和雷諾應(yīng)力組成，而隨著馬赫數(shù)的增加，近壁面高速射流逐漸脫離壁面，使得近壁面的速度梯度減小，導(dǎo)致激波后氣體的黏性應(yīng)力和雷諾應(yīng)力均減小。

表2 各部件阻力系數(shù)隨馬赫數(shù)增加的變化趨勢(shì)Table 2 Variation trend of drag coefficient of each component with increasing Mach number

圖16、17 分別給出了不同來流馬赫數(shù)下沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)進(jìn)氣道、隔離段和尾噴管的總阻力系數(shù)（Cp+Cf）及各部件阻力占比（Cdi/Cd）。計(jì)算結(jié)果顯示：在整個(gè)跨聲速狀態(tài)下，進(jìn)氣道所占阻力一直是最高的，此時(shí)的阻力來源主要是Inlet3段和Inlet1段的壓差阻力；Ma∞≤1.0 的亞跨狀態(tài)下，隔離段和噴管阻力系數(shù)隨著馬赫數(shù)的增加逐漸減小（尾噴管減小趨勢(shì)更明顯）；進(jìn)氣道阻力系數(shù)幾乎保持不變，阻力系數(shù)占比升高；內(nèi)流道總體的阻力系數(shù)逐漸減??；當(dāng)Ma∞＞1.0 時(shí)，總阻力系數(shù)有個(gè)跳躍式上升，之后緩慢增加，在Ma∞=1.3 左右阻力系數(shù)達(dá)到最高。

圖16 不同來流馬赫數(shù)下沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)進(jìn)氣道、隔離段和尾噴管的總阻力系數(shù)結(jié)果對(duì)比Fig.16 Curves of drag coefficient for each part of the ramjet flowpath with freestream Mach number

圖17 不同來流馬赫數(shù)下沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)各部件阻力占比結(jié)果對(duì)比Fig.17 Percentages of drag coefficient for each part of the ramjet flowpath with freestream Mach number

另外，進(jìn)氣道阻力系數(shù)隨著飛行馬赫數(shù)的增加而逐漸減小，阻力系數(shù)占比也逐漸減小；尾噴管阻力系數(shù)逐漸升高，阻力系數(shù)占比也逐漸升高，說明隨著飛行馬赫數(shù)增加，雖然進(jìn)氣道一直是沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)流道最大的阻力來源，但是阻力貢獻(xiàn)逐漸向尾噴管轉(zhuǎn)移，并逐漸趨于接近。

3 結(jié) 論

本文采用數(shù)值仿真方法，在Ma∞= 0.7 ～1.6，H∞= 11 km 的飛行環(huán)境下，研究了基于混合并聯(lián)TBCC 動(dòng)力高馬赫速飛機(jī)的飛機(jī)/發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)、外流耦合流動(dòng)機(jī)理和沖壓流道阻力特性，主要結(jié)論如下：

（1）Ma∞小于1.0 的高亞聲速狀態(tài)下，整個(gè)沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)、外流動(dòng)結(jié)構(gòu)保持高度的相似性，沖壓進(jìn)氣道喉道已經(jīng)處于流動(dòng)壅塞狀態(tài)；聲速點(diǎn)之后，進(jìn)氣道入口低馬赫數(shù)的超聲速氣流匯聚誘導(dǎo)了沖壓進(jìn)氣道脫體激波以及渦輪進(jìn)氣道入口分離激波等復(fù)雜結(jié)構(gòu)的產(chǎn)生。

（2）沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)尾噴管的排氣流動(dòng)同時(shí)受到飛機(jī)繞流及渦輪通道排氣系統(tǒng)等多方面的干擾，且渦輪通道排氣射流對(duì)沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)尾噴管氣流本身就存在膨脹壓縮及排氣引射等多種干擾機(jī)制。

（3）壓差阻力系數(shù)高出內(nèi)表面摩擦阻力系數(shù)兩個(gè)數(shù)量級(jí)是跨聲速狀態(tài)下沖壓內(nèi)流道阻力的主要來源，其中，亞聲速狀態(tài)下，進(jìn)氣道阻力占比達(dá)到了60%～80%，是沖壓內(nèi)流道的主要阻力部件，而Ma∞＞1.0 超聲速狀態(tài)下，進(jìn)氣道阻力占比隨飛行馬赫數(shù)的進(jìn)一步增大而逐步減小，尾噴管的阻力則快速增長(zhǎng)，說明阻力貢獻(xiàn)逐漸向尾噴管轉(zhuǎn)移，兩者趨于接近。

（4）對(duì)于跨聲速區(qū)間內(nèi)冷通流的沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)而言，在低馬赫數(shù)下改善進(jìn)氣道啟動(dòng)性能以降低進(jìn)氣道阻力、在高馬赫數(shù)下采取相應(yīng)措施減小尾噴管阻力能更大程度地改善高馬赫數(shù)飛機(jī)跨聲速氣動(dòng)特性，有效緩解“推阻矛盾”。