王俊峰，李 珺，羅世彬

(中南大學 航空航天技術研究院，長沙 410083)

0 引言

高超聲速飛行器技術的發(fā)展是影響國家安全和社會進步的重要方面[1-2]。當飛行器以高超聲速飛行時，會產生強烈的激波，激波后的壓力和溫度驟升將導致飛行器的氣動力/熱環(huán)境變得非常嚴峻。對于傳統的被動式熱防護系統而言，隨著氣動加熱時間越長，所需熱防護材料越厚，就會嚴重影響飛行器的有效載荷和航程。因此，為了高效降低高超聲速飛行時的氣動阻力和氣動熱，學者們提出了許多減阻降熱新策略，主要包括激波針、逆向射流、能量沉積、迎風凹腔及其之間的組合。

其中，激波針以其結構簡單且性能優(yōu)異而被廣泛關注。激波針的主要原理是將飛行器頭部的強激波推離壁面，使其轉變?yōu)樾奔げ?，降低激波強度。此外，在逆壓梯度的作用下，激波針在飛行器頭部會形成回流區(qū)包裹壁面，從而降低壁面的壓力和熱流。關于激波針的研究始于20世紀50年代，并已成功應用于美國的三叉戟潛射彈道導彈，實現了52%的減阻效果，射程增加了近500 km[3]。然而，激波針也有缺陷：一方面，在高超聲速飛行過程中，激波針替代了飛行器頭部與來流直接接觸，所以其頭部溫度很高，極易被燒蝕；另一方面，在一些工況下，帶激波針的鈍體肩部仍存在著激波/激波干擾，導致壁面熱流和壓力依然很高。因此，為了解決激波針頭部的氣動熱問題、增強激波針的減阻降熱效果，有學者提出了氣動盤與激波針相結合的辦法，文獻[4-7]的研究證明了帶氣動盤的激波針的減阻降熱性能明顯優(yōu)于無氣動盤的激波針，而且能夠對激波針頭部形成很好的保護。

目前的研究主要是圍繞激波針的長度、氣動盤的尺寸和形狀等方面來展開。范冰等[8]研究了激波針長度對鈍體壁面的壓力分布影響，發(fā)現隨著激波針長度的增加，鈍體壁面的壓力和總阻力不斷降低，但降低的速率逐漸減小。Sebastian等[9]指出當激波針的長度（L）超過鈍體直徑（D）的4倍時（即L/D大于4），其減阻降熱性能不會進一步提高。Masoud和Hesam[5]以及黃偉等[4]比較了不同尺寸的氣動盤的減阻降熱效率，結果表明，隨著氣動盤尺寸的增大，鈍體前的回流區(qū)逐漸擴大，鈍體的阻力和熱流逐漸減小；但是當氣動盤的直徑超過一定值后，氣動盤反而成為產生阻力的主要部件，減阻效果有所降低。Srulijes等[10]在Ma= 4.5的來流條件下對比了平板式、球頭式和尖錐式3種不同形狀的氣動盤的減阻效果，發(fā)現球頭式和尖錐式氣動盤的氣動性能比平板式更好。何坤等[11]進一步比較了球形、半球形、尖錐形等6種激波針頭部構型的流場結構和減阻降熱效率，其中球形和半球形的減阻降熱性能最好，其研究結果再次證明氣動盤對于提高激波針的減阻降熱有很大幫助。

除了使用氣動盤外，在激波針前端使用逆向射流也能夠同時滿足保護激波針和改善減阻降熱性能的要求。逆向射流通過噴孔將冷卻介質注入流場中，射流在噴口處快速膨脹，將原本貼近激波針頭部的激波推離。在膨脹過程中，射流速度逐漸增大，壓強逐漸降低。射流的膨脹過程在馬赫盤處終止 ，穿過馬赫盤后，射流與來流相互作用形成交界面，并在來流的作用下偏轉方向，與來流一起向下游流動。在下游處，由于逆壓梯度的存在，會形成低溫低壓的回流區(qū)，回流區(qū)能夠將壁面與高溫氣體隔離開，達到減阻降熱的目的[12]。黃偉等[13]通過數值模擬方法研究了逆向射流激波針的減阻機理，并對不同射流總壓比下的減阻效果進行了比較，發(fā)現隨著射流總壓比的增大，逆向射流激波針的減阻效果逐漸增強。屈峰等[14]則對逆向射流激波針的降熱性能進行了分析，研究結果顯示，在使用逆向射流激波針后，鈍體壁面的熱載荷降低率高達95%。為了獲得最小阻力和噴流流量的最優(yōu)解，張江等[15]結合實驗、數值計算和響應面優(yōu)化方法，研究了逆向噴流激波針的氣動特性。除了傳統的逆向射流激波針外，Gerdroodbary[16]和黃杰等[17-18]提出了一種新的逆向射流構型，將原本位于激波針頭部的逆向射流轉移到激波針根部，而在激波針頭部使用氣動盤對激波針進行保護。這種新構型能夠直接產生回流區(qū)冷卻壁面，因此擁有優(yōu)異的減阻降熱效率。隨后，馬坤等[19]對激波針根部逆向射流的方向進行了調整，使其與激波針的夾角為45°，以便于射流充分膨脹，提高逆向射流激波針的減阻降熱性能。

遺憾的是，由于逆向射流激波針在攻角下存在強烈的激波干擾，所以減阻降熱性能會嚴重惡化。何天琦和羅世彬[20]對攻角0°～6°范圍內逆向射流激波針的減阻降熱效率進行了探究，發(fā)現當攻角大于4°后，壁面的熱流和壓力已經超過基準鈍體，逆向射流激波針已經不能再提供減阻降熱效果。為了解決這一問題，許多學者提出了新的應對措施。耿云飛等[21]提出了自適應逆向射流激波針，能夠使激波針隨攻角的變化而轉動，保證激波針始終正對著來流，降低了激波干擾的強度。姜宗林等[22]則提出了以激波針加側向射流的組合構型來重構流場，以減小斜激波與再附激波之間的干擾，研究結果表明，即使在攻角4°的條件下，帶側向射流激波針的鈍體壁面的壓力降低率也可以達到65%。針對側向射流激波針結構，朱亮等[23-25]分析了側向射流在激波針上的位置對減阻降熱性能的影響，發(fā)現側向射流越靠近激波針頭部，減阻降熱效果越好；隨后又對不同射流方向對減阻降熱效率的影響進行了比較，發(fā)現逆向射流的減阻效果最好，側向射流的降熱性能最佳。李珺等[26]進一步將側向射流、逆向射流和激波針結合，組成多射流激波針，該研究結果表明，與逆向射流激波針相比，多射流激波針在攻角6°條件下的阻力降低了36%，熱流降低了53.8%。

綜上所述，逆向射流激波針和多射流激波針均能大幅降低飛行器壁面的壓力和熱流，提升飛行器的氣動性能。然而，逆向射流會產生額外的阻力，且隨著射流總壓比的增大，阻力迅速增加，并逐漸成為產生阻力的主要部件，從而影響激波針-射流復合構型的減阻降熱效果。因此，針對這一問題，本文通過數值方法探究了一種新型雙射流激波針復合構型的減阻降熱特性。該構型包含后向射流和激波針根部逆向射流，能夠利用后向射流的推力降低逆向射流附加阻力對減阻性能的影響，在滿足熱防護的要求上進一步提升減阻效果。此外，本文還對激波針的長度和射流總壓比對該構型減阻降熱性能的影響規(guī)律進行了分析。

1 物理模型和數值方法

1.1 物理模型

本文研究模型為軸對稱球頭模型，如圖1所示。球的半徑R= 25 mm，激波針的長度和直徑分別為50 mm和4 mm，半球形的氣動盤位于激波針頭部，其半徑Ra= 6 mm。在氣動盤的背面和鈍體的頭部存在兩個方向相反的射流，噴孔的面積均為5π mm2，其中位于氣動盤背面的射流稱為后向射流，后向射流的噴孔直徑dr= 0.625 mm，射流的中心與氣動盤肩部的距離為2 mm；位于鈍體頭部的射流稱為根部逆向射流，逆向射流的直徑dj= 1 mm。后向射流與逆向射流方向相反，能夠降低逆向射流產生的阻力對結構總阻力的影響。雙射流激波針的計算網格如圖2所示。表1給出了本文研究的來流條件和射流條件，其中射流的介質為空氣，壁面為無滑移等溫壁面（Tw= 300 K）。Ma∞、p0∞、T0∞和Re∞分別為來流的馬赫數、總壓、總溫和單位雷諾數，Maj和T0j分別為射流的馬赫數和總溫。PR為射流的總壓比，其定義如下：

表1 來流和射流條件Table 1 Freestream and jet conditions

圖1 雙射流激波針示意圖Fig. 1 Sketch of the dual-jet spike configuration

圖2 計算網格示意圖Fig. 2 Sketch of the computational grid

其中p0j為射流的總壓。

1.2 數值方法

為了準確求解復雜流場，本文采用基于雷諾平均的二維可壓縮Navier-Stokes方程（Reynolds-averaged Navier-Stokes equations, RANS）對雙射流激波針的流場進行數值計算，采用SOU二階迎風格式和AUSM空間離散格式來加快收斂速度，采用隱式LU-SGS格式對時間進行離散。考慮到流場中存在流動分離及再附等流動現象，選取SSTk-ω湍流模型對流場進行計算?？刂品匠淘斠娢墨I[26]。

1.3 數值和網格無關性驗證

在文獻[26]中已選取Hayashi等[27]的噴流實驗結果對本文數值方法進行了驗證，相應的條件和對比結果可參考文獻，此處不再贅述。

為了驗證網格的無關性，本文以雙射流激波針構型為研究對象，共選取了粗網格、中網格和細網格3種網格尺度進行計算，3種網格的選取如表2所示，其中ReΔx為網格雷諾數，計算公式如下：

表2 不同質量的網格Table 2 Different grid resolutions

其中，ρ∞、V∞和μ∞分別為來流的密度、速度和黏性，Δx為第一層網格高度。

圖3為3種網格下計算得到的壁面壓力和熱流分布，圖中θ為鈍體上的點對應的圓心角。由圖可知，3種網格計算得到的壓力基本一致，而中網格和細網格計算得到的熱流更為接近。同時，數值實驗研究證明，當網格雷諾數接近或小于10時，則可以實現可靠的氣動熱預測[28]。因此為了節(jié)省計算資源，后續(xù)研究將采用中網格開展，保持ReΔx≈ 10。

圖3 不同網格下壁面壓力和熱流計算結果對比Fig. 3 Comparison of the wall pressure and heat flux for different grids

2 結果與分析

2.1 流場特性

為了探究雙射流激波針的減阻降熱機理及優(yōu)勢，本節(jié)對比了無射流方案、單一后向射流、單一逆向射流和雙射流方案的減阻降熱性能。激波針的長徑比L/D= 1，逆向射流總壓比PR,o和后向射流總壓比PR,r為0.3，其余條件與表1保持一致。圖4對比了4種減阻降熱方案的流場結構，圖中上半部分是馬赫數等值線圖和流線，下半部分是溫度等值線圖。對于無射流方案而言，如圖4（a）所示，高超聲速來流在半球形的氣動盤前形成一道弓形激波，來流穿過激波后繼續(xù)向下游移動，在氣動盤的尾部發(fā)生分離，并在氣動盤下游形成了一個小的回流區(qū)。在逆壓梯度的作用下，鈍體前形成了另一個較大的回流區(qū)。在回流區(qū)外，剪切層向下游發(fā)展，沖擊鈍體肩部，產生了再附激波。在無射流工況下，雖然氣動盤與激波針組合后能夠將原本貼近壁面的弓形激波推離壁面，降低壁面的壓力和熱流，但是從溫度分布可以看出，氣動盤與激波針組合構型的回流區(qū)溫度依然很高?？梢?，無射流方案對壁面的熱防護效果有限。當使用后向射流方案時，如圖4（b）所示，后向射流在膨脹過程中形成了桶狀激波、分離激波、射流邊界等結構。在沿下游發(fā)展的過程中，后向射流受到激波針壁面的限制，射流結構整體向上傾斜，在沿激波針壁面流動一段距離后發(fā)生流動分離。與無射流方案相比，后向射流方案在鈍體前形成的回流區(qū)的尺寸明顯縮小，因此激波的再附位置向前移動。當采用逆向射流方案時，如圖4（c）所示，氣動盤附近的流場結構與無射流方案的相似，在氣動盤的下游，由于逆向射流的引入，鈍體前的大回流區(qū)被分成3個較小的回流區(qū)。與無射流工況和后向射流工況相比，逆向射流及其形成的回流區(qū)明顯抬高了剪切層，使得剪切層沖擊鈍體的角度減小，引起再附激波強度的降低。而對于雙射流激波針而言，如圖4（d）所示，雙射流激波針方案結合了后向射流與逆向射流的流場特征。

圖4 不同方案的流場結構比較Fig. 4 Comparison of the flow fields for different configurations

一方面，與逆向射流方案相比，后向射流的加入使得逆向射流上游的回流區(qū)被壓縮，導致再附激波的強度增大。另一方面，從溫度分布圖中可以看出，在雙射流的作用下，大量的低溫冷卻介質被注入到流場中，所以鈍體前的回流區(qū)溫度較低，低溫低壓的回流區(qū)能夠覆蓋鈍體的大部分，有利于降低鈍體壁面的壓力和熱流。

不同減阻降熱方式對應的壁面壓力和熱流分布如圖5所示。由圖可知，無論是壓力還是熱流，其變化的基本趨勢都是先增大到一個峰值后再逐漸降低，這是因為在回流區(qū)中心處壓力和溫度最低?；亓鲄^(qū)沿著壁面向下游發(fā)展，氣流逐漸被壓縮，產生了一系列的壓縮波，壓力和溫度逐漸增大，最終在再附點處，產生了再附激波，壓力和溫度達到峰值。隨著氣流繼續(xù)向下游流動，由于流動通道的擴大，產生了膨脹波，壓力和溫度又逐漸減小。從圖5（a）的壁面壓力分布可知，當采用后向射流時，鈍體前的回流區(qū)被壓縮，導致再附激波強度增大，因此其壁面壓力大于無射流方案。從上述流場分析可知，逆向射流的再附激波強度最低，因此其鈍體的壁面壓力最小。對于雙射流激波針方案而言，由于受到后向射流的影響，其再附激波的強度大于逆向射流，因此雙射流激波針的鈍體壓力略高于逆向射流方案。與無射流方案和后向射流方案相比，雙射流激波針的壁面壓力峰值分別降低了29.1%和42.6%。而與逆向射流方案相比，雙射流激波針的鈍體壓力峰值則增大了32.9%。在壁面熱流降低方面，由圖5（b）可知（為了在同一圖中方便清晰對比，無射流工況使用左邊縱坐標，其他工況使用右邊縱坐標），當射流加入后，流場的溫度急劇降低，鈍體的壁面熱流也相應減小。在4種減阻降熱方案中，雙射流激波針的鈍體壁面熱流值最低。與無射流方案相比，雙射流激波針的鈍體熱流峰值降低率達到了99%；而與后向射流方案和逆向射流方案相比，雙射流激波針的鈍體熱流峰值分別降低了86%和89.8%。

圖5 不同減阻方式對應的壁面壓力與熱流分布Fig. 5 Wall pressure and heat flux distributions for different configurations

在4種減阻降熱方案中，雖然雙射流激波針的鈍體壓力略大于逆向射流方案，但是壁面壓力的變化并不能代表最終的減阻效果，因此需要對不同方案的阻力系數進行定量對比?？傋枇ο禂礐D和鈍體總熱流Qt的計算公式如下：

式中，FD、Qw、Aref和D分別為各構型方案的總阻力、鈍體壁面熱流、參考面積（Aref= πD2/4）和鈍體直徑。

圖6對比了4種減阻降熱方案的總阻力系數和鈍體總熱流。由圖6可知，雖然后向射流的鈍體壓力最高，但得益于后向射流的推力作用，其整體結構的總阻力系數卻相對較低。與之相反的是逆向射流策略，雖然在逆向射流作用下，鈍體的壁面壓力最低，但是由于受到逆向射流附加阻力的影響，逆向射流方案的總阻力系數相對較大。相較之下，雙射流激波針方案結合了后向射流和逆向射流的優(yōu)勢，且沒有射流附加阻力的影響，因此其總阻力和鈍體總熱流最低。與無射流方案相比，雙射流激波針工況下的總阻力和總熱流分別降低26.7%和99.4%。在采用射流后，鈍體壁面的熱流均大幅降低，與后向射流方案和逆向射流方案相比，雙射流激波針工況下的總阻力系數分別降低4.4%和40.5%，鈍體壁面的總熱流分別降低90.1%和96.3%。值得注意的是，從圖5（b）可知，對于雙射流激波針而言，在雙射流的冷卻效果下，鈍體局部區(qū)域的熱流會出現負值。

圖6 不同方案的阻力系數和熱流對比Fig. 6 Comparison of the drag coefficient and the total heat flux for different configurations

綜上所述，雙射流激波針綜合了后向射流和逆向射流的優(yōu)勢，不僅能夠將鈍體附近的激波推離壁面，降低再附激波的強度，而且還能夠產生更低溫度的回流區(qū)包裹壁面，因此具有優(yōu)異的減阻降熱性能。

2.2 激波針長度的影響

隨著激波針長度變化，雙射流激波針的流場結構也會相應發(fā)生改變，從而影響雙射流激波針的減阻降熱效果。因此，為了分析激波針長度對雙射流激波針減阻降熱性能的影響，本節(jié)共選取了4種激波針長度（即L/D= 1、2、3、4）來進行研究。來流條件如表1所示，逆向射流和后向射流的總壓比均保持為0.3，其余參數與2.1節(jié)保持一致。圖7給出了不同激波針長度下雙射流激波針的流場結構。由圖7（a）可知，當L/D= 1時，由于激波針長度較短，后向射流與逆向射流之間的距離較小，因此由后向射流產生的下游回流區(qū)與逆向射流產生的上游回流區(qū)相互作用。值得注意的是，L/D= 1的逆向射流和后向射流均呈欠膨脹的“水滴狀”，此時覆蓋在鈍體壁面的回流區(qū)尺寸較小。另外，由于激波針長度較短，鈍體附近的斜激波與氣動盤形成的弓形激波之間的夾角較小，激波干擾強度較大。當L/D= 2時，流場結構發(fā)生了顯著變化：由于激波針長度增加，雖然后向射流沿下游膨脹的距離有所增大，但其產生的下游回流區(qū)與逆向射流產生的上游回流區(qū)不再相互擠壓，因此逆向射流得以充分膨脹，由原來的欠膨脹“水滴狀”轉變?yōu)樯刃螀^(qū)域，形成了馬赫盤、三相點（馬赫盤與桶狀激波作用形成）等新的流場結構。由圖7（b）可知，在馬赫盤上游區(qū)域，逆向射流分為兩部分：一部分向上游回流與后向射流摻混后向下游流動，并在壓力梯度的作用下形成了一個新的回流區(qū)；另一部分則直接向下游流動，在鈍體附近形成回流區(qū)，冷卻壁面。與L/D= 1相比，L/D= 2的回流區(qū)更大，再附點位置更靠后，再附激波的強度更低。當L/D大于2時，如圖7（c、d）所示，此時整體的流場結構與L/D= 2相似，只是局部略有變化。第一個變化是后向射流所形成的下游回流區(qū)：隨著激波針長度從L/D= 2增加至L/D= 4 ，后向射流下游回流區(qū)逐漸縮小，到L/D= 4時，基本消失。第二個變化是馬赫盤前的回流區(qū)和覆蓋鈍體的回流區(qū)尺寸：這兩個回流區(qū)隨激波針長度的增加逐漸增大，再附點位置逐漸向下游移動。從流場結構可以看出，當L/D大于2時，激波針長度的變化對再附激波強度的影響逐漸降低。

圖8給出了不同激波針長度下雙射流激波針鈍體壁面的壓力和熱流分布，由圖可知，激波針長度對鈍體壁面的壓力和熱流具有非常重要的影響。根據上一段流場分析內容可知，隨著激波針長度的增加，逆向射流下游的回流區(qū)擴大，再附激波的強度逐漸降低，再附點位置逐漸后移，因此，壁面壓力不斷降低，壓力峰值點逐漸向下游移動，但是壓力降低程度不斷減小。從L/D= 1到L/D= 2，再附激波強度降低程度最大，壁面壓力降低量最多，壓力峰值降低58.2%。而從L/D= 2增加到L/D= 3，激波針長度的增加對再附激波的影響大幅降低，壓力峰值降低率為26.6%。而L/D= 3和L/D= 4之間的壁面壓力相差不大，兩者的壓力峰值只有約8%的差異。

圖8 激波針長度對雙射流激波針壁面壓力和熱流分布的影響Fig. 8 Influence of the spike length on the pressure and heat flux distributions of the dual-jet configuration

由圖8（b）可知，隨著激波針長度的增加，雙射流激波針鈍體壁面的熱流變化趨勢與壓力相反。具體而言，從L/D= 1到L/D= 4，壁面熱流逐漸增大，熱流峰值逐漸后移，但熱流的增長率逐漸降低。產生這一現象的原因如下：比較圖7（a）和圖7（b）可知，當L/D= 1時，一方面后向射流距離鈍體壁面較近，能夠有效地冷卻壁面；另一方面，后向射流與逆向射流距離較近，兩者形成的回流區(qū)相互作用能夠使逆向射流的冷卻介質全部向下游流動， 因此鈍體附近的溫度較低。而當L/D= 2時，激波針長度的增加使得噴流之間的距離增大、逆向射流的形態(tài)發(fā)生變化，導致大部分的逆向射流介質向上游回流，并與激波后的高溫氣流摻混后再向下游流動。因此L/D= 2的鈍體附近的溫度要高于L/D= 1，壁面熱流也增大。比較圖7（b）和圖7（c）可以發(fā)現，這兩種激波針長度下的流場結構幾乎相同，但是隨著激波針長度的增加，逆向射流向上游回流的距離逐漸增大，冷卻介質與高溫氣流摻混的時間更長，所以鈍體附近的溫度有所增大，熱流也相應增加。當L/D大于3后，逆向射流向上游回流的介質與高溫氣流摻混后的溫度幾乎達到穩(wěn)定，因此繼續(xù)增大激波針的長度不會使鈍體附近的溫度有明顯提升，壁面熱流的增長則相應降低。由圖8（b）可知，從L/D= 1到L/D= 4，壁面熱流峰值增加了7.5倍；而從L/D= 1到L/D= 2，熱流增長幅度最大，熱流峰值增大了約4.2倍。

圖9對比了不同激波針長度下各部分結構產生的阻力和鈍體總熱流的變化。由圖可知，隨著激波針長度的增加，鈍體所產生的阻力逐漸降低。當L/D小于3時，總阻力主要由鈍體產生；當L/D= 3時，鈍體和氣動盤產生的阻力相近；當L/D大于3時，氣動盤成為阻力產生的主要部件。從L/D= 1到L/D= 4，鈍體阻力降低了83.8%，而氣動盤產生的阻力幾乎沒有變化。對于總阻力的變化而言，由圖9（b）可知，隨著激波針長度的增加，總阻力系數不斷降低，但是降低率逐漸減??；從L/D= 1到L/D= 4，總阻力系數降低了71.9%。而鈍體總熱流隨激波針長度的變化趨勢與總阻力系數相反，從L/D= 1到L/D= 4，鈍體的總熱流增大了13.7倍。

圖9 激波針長度對阻力和總熱流的影響Fig. 9 Influence of the spike length on the dragforce and total heat flux

2.3 射流總壓比的影響

對于雙射流激波針構型而言，除了激波針長度外，射流的總壓比也同樣對流場結構具有重要影響，因此，有必要研究射流總壓比的變化對雙射流激波針的流場及減阻降熱效率的影響。本節(jié)共選取4種射流總壓比（包括后向射流總壓比和逆向射流總壓比），分別為0.2、0.3、0.4和0.5。當研究逆向射流總壓比PR,o對減阻降熱性能的影響時，后向射流總壓比PR,r= 0.3，其他條件與2.1節(jié)保持一致；當研究后向射流總壓比對減阻降熱性能的影響時，逆向射流總壓比PR,o則保持為0.3，其他條件不變。

2.3.1 逆向射流總壓比的影響

不同PR,o下的流場結構如圖10所示，由圖可知，隨著射流總壓比的增大，逆向射流的形態(tài)發(fā)生了明顯改變：由PR,o= 0.2和0.3的欠膨脹結構變?yōu)镻R,o=0.4和0.5的膨脹扇區(qū)，這一現象與激波針長度由L/D= 1變?yōu)長/D= 2時逆向射流的形態(tài)變化相似。隨著射流總壓比的增大，逆向射流的膨脹距離逐漸增大，膨脹區(qū)域也隨之擴大。此外，從圖10中可以觀察到，無論逆向射流總壓比如何變化，在L/D= 1時，逆向射流的冷卻介質均沒有向上游回流，而是全部向下游流動。因此，隨著逆向射流總壓比的增大，覆蓋鈍體壁面的回流區(qū)逐漸增大，再附激波的角度也逐漸增大，再附位置逐漸向下游移動。

圖10 不同逆向射流總壓比下的流場結構Fig. 10 Flow fields under different total pressure ratios of the opposing jet

圖11為逆向射流總壓比的變化對鈍體壁面壓力和熱流分布的影響，可以看出，隨著射流總壓比的增大，壁面壓力和熱流均呈單調遞減的變化趨勢。對于壓力變化而言，從圖11（a）可知，隨著PR,o由0.2增大到0.5，壓力峰值降低24.1%。而對于熱流變化而言，從圖11（b）可知，PR,o從0.2增大到0.5，θ= 30°前的鈍體壁面幾乎均處于負熱流狀態(tài)，其熱流絕對值從1.37 kW/m2增大到8.13 kW/m2；在θ= 30° 之后，隨著PR,o的增大，壁面熱流逐漸降低。當PR,o從0.2增加到0.5，壁面熱流峰值降低95.8%；當PR,o大于0.4后，整體壁面的熱流均為負值。

圖11 不同逆向射流總壓比下壁面壓力和熱流的分布Fig. 11 Wall pressure and heat flux distributions under different total pressure ratios of the opposing jet

隨著逆向射流總壓比的增加，鈍體各部分的阻力及總阻力系數、總熱流的變化如表3所示。表中，射流誘導的阻力Tj計算公式如下：

表3 不同逆向射流總壓比下的阻力和熱流Table 3 Comparison of the drag force and total heat flux for different total pressure ratios of the opposing jet

式中，m˙j、Vj、pj和Aj分別為射流的質量流量、速度、壓力和噴孔面積。

由表3可知，一方面，鈍體阻力與壓力峰值變化趨勢一致，均隨著逆向射流總壓比的增大逐漸降低，當PR,o從0.2增加到0.5時，鈍體阻力降低了31.6%。另一方面，逆向射流總壓比的變化對氣動盤的流場結構并沒有影響，在所有逆向射流總壓比下，氣動盤產生的阻力沒有變化。然而，隨著PR,o的增大，射流產生的阻力發(fā)生明顯改變，并對總阻力的變化產生重大影響。當PR,o= 0.2時，后向射流產生的力大于逆向射流，因此會產生一個反方向的推力，降低整體阻力。當PR,o大于0.3后，逆向射流開始產生額外的阻力。因此，雖然鈍體阻力隨著逆向射流總壓比的增大而降低，但是總阻力反而逐漸增大。當PR,o從 0.2增加到0.5時，總阻力系數增大了66.7%。與總阻力系數的變化趨勢相反，增大逆向射流總壓比后，鈍體的熱流逐漸降低，當PR,o大于0.3時，鈍體的總熱流均為負值。

2.3.2 后向射流總壓比的影響

圖12為不同后向射流總壓比PR,r下雙射流激波針流場結構的變化。由圖可知，隨著PR,r的增大，后向射流沿激波針壁面流動的時間更長，向下游發(fā)展的距離增大，產生的下游回流區(qū)減小。但是，由于逆向射流總壓比保持不變，所以后向射流總壓比的變化對逆向射流下游的流場結構影響不大。此外，從流場結構的對比可以看出，隨著后向射流沿下游發(fā)展距離的增大，鈍體附近的斜激波與弓形激波的干擾位置明顯后移。

圖12 不同后向射流總壓比下的流場結構Fig. 12 Flow fields under different total pressure ratios of the rear jet

圖13進一步比較了不同PR,r下鈍體壁面的壓力和熱流分布情況，可以看出，隨著PR,r的增大，鈍體的壓力逐漸增加。這是因為，一方面，逆向射流總壓比保持不變，所以后向射流對再附激波的影響很小。另一方面，隨著PR,r的增大，鈍體附近的斜激波與后向射流附近的激波干擾位置逐漸后移，這就導致高PR,r工況下再附激波前的壓力比低PR,r工況的更大，所以鈍體壁面的壓力有所升高。PR,r從 0.2增大到0.5，鈍體壁面的壓力峰值增大了26.6%。與壓力相比，鈍體熱流隨PR,r的變化趨勢與壓力正好相反。其原因主要有兩個：其一，隨著PR,r的增大，形成的結構欠膨脹程度更高，射流沿下游發(fā)展后能夠達到的溫度更低；其二，增大后向射流總壓比相當于將更多的冷卻介質注入流場中，激波后的高溫流體在與其摻混后，溫度增加程度更低。所以增大后向射流總壓比可以顯著提高雙射流激波針的熱防護性能。隨著PR,r從0.2增大到0.4，熱流峰值降低了73.8%；當PR,r大于0.4時，壁面熱流均為負值。

圖13 不同后向射流總壓比下壁面壓力和熱流的分布Fig. 13 Wall pressure and heat flux distributions under different total pressure ratios of the rear jet

表4比較了不同PR,r下，各部分產生的阻力及鈍體總熱流的變化。從表中可以看出，隨著PR,r的增大，鈍體產生的阻力也隨之增加，這一趨勢與鈍體壁面的壓力分布隨PR,r的變化趨勢一致。然而，隨著后向射流總壓比的增大，后向射流產生的反作用力更大，并逐漸超過逆向射流產生的阻力，因此，總阻力系數隨PR,r的增大而減小。PR,r從0.2增大到0.5，阻力系數降低59.3%?？偀崃髯兓c逆向射流總壓比的情況相似，當PR,r大于0.3后，鈍體總熱流為負值。

表4 不同后向射流總壓比下的阻力和熱流Table 4 Comparison of the drag force and total heat flux under different total pressure ratios of the rear jet

3 結論

本文采用數值模擬方法對后向射流和逆向射流激波針組合構型的流場結構和減阻降熱效果進行了探究，并對影響該結構減阻降熱性能的幾個重要參數，如激波針長度、逆向射流和后向射流總壓比，進行了詳細分析，主要結論如下：

1）與非雙射流的激波針方案相比，雙射流激波針能夠在不產生射流附加阻力的情況下降低再附激波的強度，同時向流場中注入冷卻介質，形成溫度更低的回流區(qū)包裹壁面，極大地降低了鈍體產生的阻力和熱流，對飛行器壁面形成更有效的保護。

2）增加激波針的長度能夠顯著改變雙射流激波針的流場結構和減阻降熱效果。隨著激波針長度的增加，鈍體阻力不斷降低。然而，壁面熱流的變化趨勢與阻力恰好相反，從L/D= 1到L/D= 4，總阻力系數降低了71.9%，而鈍體熱流增加了13.7倍。

3） 改變射流的總壓比同樣可以使射流的形態(tài)發(fā)生變化。增大逆向射流的總壓比PR,o，能夠進一步降低再附激波的強度和鈍體壁面的熱流，但是對減阻不利；增大后向射流的總壓比PR,r對再附激波強度的變化沒有太大影響，但是得益于后向射流的推力作用，總阻力不斷降低，而且隨著PR,r的增大，有更多的冷卻介質注入流場中，所以熱流逐漸降低。

因此，在實際應用過程中需要綜合考慮減阻和防熱的需求，采用多目標設計優(yōu)化，使減阻降熱效果最佳。本文的研究結論可以為高超聲速飛行器熱防護系統設計提供一定參考，但是鑒于射流裝置的復雜性以及實際操作過程中射流調節(jié)技術的局限性，雙射流激波針用于高超聲速減阻降熱仍處于概念設計階段，后續(xù)將與地面試驗結合，使得研究工作的工程實用性更強。此外，由于在實際使用過程中，雙射流激波針減阻降熱是一個多場耦合問題，且激波針-射流的流場結構存在振蕩現象，因此，未來將采用三維非定常方法對雙射流激波針的流-熱-固耦合機理以及流場振蕩問題進行深入探究，為雙射流激波針應用于工程實際提供更有指導意義的參考價值。另一方面，目前關于激波針-射流方案的應用對象基本都是鈍化的飛行器頭部，事實上，在飛行過程中，機翼前緣以及激波干擾處也存在極高的熱流，因此后續(xù)也將把激波針-射流結構應用于飛行器的其他部分，以使這一減阻降熱方案發(fā)揮更廣泛的作用。