雙喉道Ludwieg管風洞啟動過程及其有效運行時間延長

李創創, 李志遠, 張振輝, 吳 杰

(1. 華中科技大學航空航天學院, 湖北武漢 430074; 2. 中國空氣動力研究與發展中心, 四川綿陽 621000)

引 言

高超聲速飛行器由于其高速度、 強機動、 超遠程等特點, 是當今世界航空航天強國的研究熱點, 具有重要的軍事戰略意義及廣闊的民用應用前景[1]。高超聲速飛行器趨向于臨近空間發展, 在大氣層內飛行時間長, 所涉及的飛行環境、 速度以及氣體流動特性十分復雜, 給氣動研究帶來了巨大挑戰。通過近幾十年的研究, 研究人員在高超聲速流動領域積累了大量的理論基礎與經驗, 但是高超聲速空氣動力學仍存在諸多難點問題。雖然計算空氣動力學已成為飛行器精確、 高效設計的預測手段, 但在高超聲速流動領域由于流動機理十分復雜, 如高超聲速湍流建模、 高溫下多物理場耦合與非化學平衡狀態等, 數值方法不能完全刻畫其流場演化[2-5]。對于一些特殊的流動現象, 如層流、 湍流邊界層轉捩以及激波-邊界層相互作用機理[6,7], 目前還無普適的數值模型能夠進行預測, 因此需要通過地面氣動試驗與真實飛行試驗相互配合來研究, 以降低飛行器設計中的不確定性。雖然飛行試驗能夠獲得豐富且更真實的試驗數據, 但飛行試驗成本昂貴且測試手段也受到較大約束。同時常規超聲速及高超聲速風洞設備建設成本昂貴, 風洞的運行和操作也較為復雜, 提高了科研機構進行基礎研究的門檻[8,9]。隨著我國國防事業的發展, 飛行器設計的戰術技術指標要求不斷提高, 意味著對風洞試驗技術也有了更高的要求, 風洞試驗趨向于高精度、 低成本和精細化等方向發展[10]。

在高超聲速風洞中, Ludwieg管風洞由于其基于中心膨脹波的運行模式, 具有來流Reynolds數高、 流場重復性好、 流場穩定等優點[11]。最初, Ludwieg[12]將該設施設計為在高Reynolds數下進行亞聲速/跨聲速試驗的低成本替代方案。由于Lud-wieg管風洞具有能夠產生低湍流均勻自由來流的優點, 后來被用于高超聲速試驗[13,14]。典型Ludwieg管風洞由長直儲氣段、 Laval噴管、 試驗段和真空罐組成, 通過這種設施可以產生相對較長的運行時間(0.1～0.2 s)、 較大的試驗截面和較高的Reynolds數(5×106～50×106m-1)的高超聲速流場。為了進一步提高Ludwieg管風洞的運行效率, 德國宇航院Koppenwallner等[15]研制了適用于Ludwieg管風洞的快開閥控制系統, 大幅度提高了該類風洞的試驗效率, 并降低了風洞的運行成本。雖然Ludwieg管風洞能夠以較低的建設和運行成本實現高質量的高超聲速流場, 但其存在以下不足: 首先, Ludwieg管風洞的設計Mach數單一, 向低寬Mach數拓展存在困難[16]。其次, 由于氣體重力作用, 儲氣段內氣體加熱不均勻, 從而產生較大的熵波擾動[17,18]。再者, 快開閥對Laval噴管喉部上游流場的干擾會增加試驗段自由流擾動幅值[19]; 同時, 閥門形成的渦脫落也會在風洞流場中引入一定的渦波擾動[20]。上述擾動源的引入會顯著降低風洞的流場品質。為了將高Mach數Ludwieg管風洞向中低Mach數擴展, Wu等[21]基于常規高超聲速Ludwieg管采用雙喉道氣動布局, 即額外增加1個Laval噴管和用于連接兩個噴管的穩定段; 第1噴管和穩定段聯合起到節流作用, 可以低成本地實現將原有的Ludwieg管風洞向多個運行Mach數擴展。此外, 采用雙喉道布局Ludwieg管風洞自由流擾動的特征表明, 穩定段可以相當大程度地消除來自快開閥及其他上游組件產生的干擾。Schrijer等[22]也采用了相同設計, 通過串聯噴管的配置實現了風洞由高Mach數流動到低Mach數的轉變。國內高亮杰等[23,24]詳細分析了該氣動布局風洞噴管的工作模態, 并采用非定常數值模擬技術研究了風洞的啟動特性, 實現不同Mach數下的尺寸匹配。

然而, 按照Wu等[17]的設計思路, Ludwieg管風洞只能向低Mach數工況拓展, 傳統的高超聲速Ludwieg管風洞要消除來自Laval噴管上游部件的干擾仍存在較大難度。同時, Wu等[17]的設計中第1噴管的喉道面積比第2噴管要小得多, 導致兩個喉道之間產生較大的總壓損失, 會影響風洞的氣動性能。針對該問題, Li等[16]設計了一種雙喉道氣動布局的Ludwieg管風洞, 使風洞的第2喉道截面積小于第1喉道, 數值模擬與實驗結果均驗證了該方案可行, 大幅提升了高超聲速來流的流場品質, 且總壓損失較小。但是, 由于第1 Laval噴管和穩定段的引入, 使該風洞的啟動時間較長, 因此須對其啟動過程進行進一步優化分析, 以期縮短采用該類氣動布局風洞的啟動時間。針對該問題, 對該雙喉道布局的Ludwieg管風洞啟動特性進行深入研究, 并重點對縮短風洞啟動過程進行優化。文章首先介紹采用該雙喉道氣動布局的Ludwieg管風洞的工作原理; 之后, 對風洞的啟動過程進行非定常數值模擬與分析; 而后, 將對第1段Laval噴管與穩定段進行融合設計, 并分析其對風洞的啟動過程和流場品質的影響; 最后, 根據數值模擬結果, 確定進一步縮短采用該雙喉道氣動布局的Ludwieg管風洞運行時間的有效設計。

1 雙喉道Ludwieg管風洞設計

1.1 雙喉道Ludwieg管風洞運行原理

該雙喉道Ludwieg管風洞結構與Wu等[17]以及Schrijer[25]描述的相似, 但由于第1噴管與第2噴管的喉道面積比大于1, 導致其工作原理完全不同。采用第1喉道較大的布局方式可以消除風洞穩定運行時第1喉道處的激波結構和由雙喉道面積比引入的壓力損失, 其氣動布局如圖1所示。

快開閥開啟瞬間, 儲氣段內的高溫高壓氣體首先通過第1噴管, 并在第1噴管喉道處發生壅塞。隨后氣體通過穩定段, 在第2噴管喉道處再次發生壅塞, 而后流動沿第2噴管擴張至設計的超聲速流動。此時第1和第2噴管喉道處的流動均為聲速流動, 膨脹波(圖1中的OA和OB)向上游傳播到儲氣段中。在該過程中, 第1噴管和第2噴管中的流動符合一維等熵流動控制方程。穩定段內氣體的總壓和總溫用P1和T1表示, 儲氣段中氣體總壓和總溫用P0和T0表示。流場建立初期, 流經第1和第2喉道的氣體質量流量均可由下面的最大質量流量公式表示, 其中A*對應噴管喉道截面積。

在風洞的整個流場中, 忽略熱傳導, 可認為是絕熱過程(T0=T1)。由于第1喉道面積大于第2喉道面積且P0大于P1, 所以風洞啟動過程中流經第1喉道的質量流量大于第2喉道。穩定段內的氣體質量增加使壓力P1上升, 進而使通過第2喉道的質量流量增大, 同時穩定段內的流動逐漸轉變為亞聲速流動, 隨后流經第1喉道的質量流量開始減小。一段時間后通過兩喉道的質量流量會達到平衡, 此時風洞處于穩定運行狀態, 聲速點位于第2喉道, 第2喉道為整個流道的幾何喉道。當膨脹波系經儲氣段末端反射回來到達第1喉道時, 風洞1個運行周期結束, 快開閥隨后關閉。

該風洞布局中, 穩定段內的主要擾動來源是閥門的渦脫落和第1噴管與穩定段交接處附近的流動分離, 都屬于渦波擾動, 擾動形式較為單一。該氣動布局總壓損失較小, 并且在穩定段中容易設計整流措施, 因此通過該風洞實驗平臺可以獲得更高質量的自由來流。但這種氣動布局會使風洞的啟動耗時較長, 須對其啟動過程進行研究。

圖1 新型雙喉道Ludwieg管風洞運行原理圖[16]Fig. 1 Operation principle of new double-throat Ludwieg tube wind tunnel[16]

1.2 第1 Laval噴管與穩定段設計

風洞運行穩定時, 第1噴管與穩定段內的流動均為亞聲速流動, 所以無須使用特征線法進行設計。同時在第1噴管喉道出口處預期會存在微弱的射流效應, 在靠近壁面區域可能存在流動分離, 因此第1噴管型線無須進行精細化設計。其中, 第1噴管收縮段采用Witoszynski方法, 其型線表達式如下

式中,y為橫坐標為x處的截面半徑,y0為喉部半徑,yi為收縮段入口半徑,Li為收縮段長度。

為了方便實現第1噴管與穩定段的融合設計, 噴管擴張段出口采用5次曲線并引出與之相切的直線與穩定段相連, 保證了第1喉道出口處的光滑過渡, 避免在該位置處產生激波干擾。第1噴管與穩定段的整體示意圖如圖2所示, 擴張段5次曲線公式如下

式中,yout為擴張段出口半徑,Lexp為擴張段長度。

圖2 第1 Laval噴管示意圖Fig. 2 Sketch of the first Laval nozzle

第1噴管的收縮段和擴張段的出口半徑與穩定段保持一致, 穩定段和擴張段總長保持不變, 因此噴管擴張角θ的大小決定了穩定段和擴張段的長度。穩定段的設計依賴于其內的流動狀態, 為了使經過第1噴管加速后的流場便于通過阻尼材料進行整流來獲得高質量流場, 穩定段內的流速通常被限制在Ma=0.1。根據Mach-面積關系式, 可由第1喉道面積獲得穩定段半徑, 而第1喉道面積受限于第1喉道與第2喉道面積比。

本次計算的風洞氣動外形尺寸參考華中科技大學Φ0.25 m口徑Mach數6 Ludwieg管風洞[26], 在本次計算中第1喉道與第2喉道截面面積比為 2.26, 穩定段出口到第1喉道的距離為720 mm, 第1噴管擴張角為17°, 第2噴管長度為1 400 mm。

1.3 數值設置

使用SU2代碼對該風洞的啟動過程進行非定常Reynolds平均Navier-Stokes(URANS)模擬, SU2代碼能夠預測高超聲速流經復雜幾何形狀周圍的黏性流動[27,28]。在本計算中, 采用的湍流模式為標準Menter SST 兩方程湍流模型[29,30], 對流項格式采用2階迎風格式[31,32]。出于穩定性考慮, 采用雙時間格式, 并將物理時間步長限制為Δt=10-6s。每個物理時間步長的子迭代次數為40, 確保殘差能夠減少至少4個數量級。為了得到精確的結果, 流場采用結構化網格,y+均取1左右, 部分網格與邊界條件如圖3所示。儲氣段總長為22 m, 圖中未完全畫出。第2 Laval噴管沿流向和垂向的網格數目為480×60, 其余部分的網格生成采用了類似的網格密度, 并對噴管壁面處的網格進行加密處理。流場的邊界條件定義如下: 風洞出口定義為壓力出口, 所有的壁面指定為絕熱無滑移壁面邊界條件, 風洞軸線采用軸對稱邊界條件。

圖3 網格劃分與邊界條件設置Fig. 3 Mesh topology and boundary conditions of flow field

風洞啟動時, 快開閥可在5 ms內完成啟閉, 快開閥開啟過程對風洞啟動過程的影響幾乎可以忽略不計。因此在快開閥與Laval噴管喉部的接觸面上布置了1個數值膜片, 以初始化流場并進行時間瞬態模擬。儲氣段的初始條件為總壓1 MPa和總溫434 K, 出口設置為壓力出口條件, 出口壓力為100 Pa, 單位Reynolds數為Re/l=1.06×107m-1。

趙家權等[33]通過將 SU2 計算的結果與其他求解器進行比較, 檢驗了其求解高超聲速流場的能力, 結果表明SU2和其他求解器吻合良好, 可用于高超聲速管道流動模擬。

2 數值結果與分析

2.1 雙喉道Ludwieg管風洞的啟動過程分析

目前對該氣動布局風洞啟動過程研究較少且不夠深入, 因此著重對風洞的啟動過程進行分析。為了對風洞的啟動過程有進一步的理解, 并確定該氣動布局的可用性, 以及更好地對第1噴管與穩定段進行融合設計, 對該風洞的啟動過程進行了非定常數值模擬。

圖4展示了閥門開啟后1～30 ms時刻從快開閥到試驗段的Mach數分布情況。閥門開啟后, 流動在初始高壓比作用下首先在第1噴管喉道處達到聲速, 然后超聲速流動迅速占據整個穩定段并在第2喉道入口處形成壅塞流動。此時, 第1和第2喉道處的流動均為聲速流動, 流動經過第2噴管膨脹加速至高超聲速, 并在試驗段內形成不穩定的高超聲速流動。在t=2 ms時, 為了匹配兩喉道截面處的流量, 穩定段內的壓力開始增加, 第2喉道入口處的流動開始由超聲速流動轉變成亞聲速流動并在收縮段內形成一個亞聲速流動區; 該亞聲速流動區逐漸沿風洞壁面向上游發展, 在t=5 ms時亞聲速流動占據整個穩定段。之后第1噴管處開始出現微弱的射流現象, 并隨時間逐漸增強然后減弱, 最后在t=30 ms時完全消失。此時風洞的流場已經建立, 第1噴管與穩定段內的流動完全為亞聲速流動。

圖4 風洞啟動過程中不同時刻的Mach數云圖Fig. 4 Mach number cloud chart at different times during the start-up process of the wind tunnel

密度梯度云圖反映了風洞啟動過程中流場內部的激波結構(如圖5所示)。風洞啟動瞬間, 超聲速氣流通過第1喉道并在第1噴管與穩定段的交接處產生斜激波。由于風洞流場的對稱性, 斜激波會在風洞軸線上匯聚, 之后在風洞壁面與軸線間來回反射。由于能量的耗散, 激波強度沿流向逐漸衰減。隨著穩定段內壓力升高, 第2喉道入口處的激波結構開始消失并逐漸向上游過渡。t=5 ms時穩定段內的流動比較穩定, 第1噴管處于欠膨脹狀態, 但卻呈現典型過膨脹激波特征。激波后的逆壓梯度導致邊界層與噴管壁面分離, 在靠近壁面兩側形成λ形激波。隨著穩定段與儲氣段出口壓力比的進一步升高, 激波逐漸向第1噴管喉道處靠近, 并伴隨出現一系列的激波串, 激波串的強度隨時間逐漸減弱并消失。在t=30 ms時穩定段內流動完全為亞聲速流動, 因此不存在激波結構。

圖5 風洞啟動過程中不同時刻的密度梯度云圖Fig. 5 Density gradient cloud chart at different times during the start-up process of the wind tunnel

為了更清楚地了解穩定段內的流動情況, 圖6給出了不同時刻穩定段內沿軸向的動量及流線云圖。t=1 ms時, 在第2喉道入口處, 由于超聲速氣流流動發生壅塞而形成流動分離區。該流動分離區內的渦卷成股旋轉著沿風洞壁面向上游流去, 并最終匯聚在第1噴管與穩定段的交接位置處, 在后續過程中導致了激波串的出現。即使流動達到穩定后, 穩定段內也存在較大的流動分離區, 第1喉道的核心流動區域從壁面分離, 該處的流動以恒定的面積向下游流去。由于流動分離區集中在第1噴管與穩定段交接位置處, 該區域內的流動可能會對穩定段內的流動產生新的干擾, 該擾動可能通過第2喉道進而對下游試驗段內的流場產生影響。流動分離區的存在也會增加試驗段內的總壓損失。

圖6 風洞啟動過程中不同時刻沿軸線方向動量云圖Fig. 6 Momentum cloud chart along the axis direction at different times during the start-up process of the wind tunnel

為了分析該風洞啟動時的流動演化過程, 在圖4所示的4個特殊流向位置提取Mach數和靜壓以及總壓隨時間變化的數據進行分析(如圖7所示)。其中位置1～4分別位于儲氣段出口、 穩定段入口、 穩定段出口和試驗段內位置處, 數據提取點距離風洞軸線法向10 mm處。

(a) slot 1

(b) slot 2

(c) slot 3

(d) slot 4

儲氣段出口處(如圖7(a)所示)的Mach數在20 ms前后先增大后減小, 在40～100 ms之間基本保持不變, 對應于雙喉道Ludwieg管風洞的有效運行時間。儲氣段出口處壓力在啟動過程中先下降, 直到第1喉道不存在聲速流動; 此時第1喉道處激波串完全消失, 儲氣段壓力才開始逐漸上升, 通過第1喉道質量流量開始減小。然后儲氣段壓力維持穩定并存在9%的總壓損失, 100 ms后膨脹波再次到達快開閥, 風洞一個運行周期結束。在穩定段入口處(如圖7(b)所示), Mach數一開始由于流動膨脹而增加, 隨后穩定段內Mach數下降到亞聲速流動。風洞運行時, 由于穩定段入口Mach數仍然較高, 穩定段入口靜壓值與總壓值相比較小。值得注意的是, 在10 ms前, 穩定段入口Mach數和壓力存在兩次急劇的波動。從前面的分析可以看出, 第1次波動是由流動在第2喉道處發生壅塞、 亞聲速區向上游過渡導致的, 而第2次波動是受此處激波串的出現和消失的影響。在穩定段出口(如圖7(c)所示)觀察到同樣現象, 但兩次Mach數波動的幅值明顯減小。隨后Mach數又出現明顯的上升和下降趨勢。該趨勢是由第1噴管處的射流效應導致的, 從側面反映了當激波串逐漸消失時, 隨后射流效應的影響區域逐漸擴大然后又逐漸減小。從位置1, 2, 3中的壓力變化可以看出, 穩定段內的質量流量匹配過程以第1喉道不存在聲速流動為節點, 可以分為兩個階段: 在0～18 ms時間段內通過第1喉道的質量流量基本不變, 而通過第2喉道的質量流量逐漸增大, 該階段穩定段內的流場結構復雜, 流動較為混亂, 是流場結構趨于穩定的過程; 在18～34 ms時間段內, 通過第1喉道的質量流量逐漸減小而通過第2喉道的質量流量逐漸增大, 該階段穩定段內流動為亞聲速流動, 無激波結構存在, 是儲氣段與穩定段內壓力的匹配過程。

圖7(d)描繪了試驗段內Mach數和壓力的演化過程, 其中前30 ms是流場演化所需的時間; 30～100 ms, 風洞處于穩定運行狀態, Mach數和壓力基本保持不變。風洞穩定運行時, 從儲氣段到試驗段中的總壓基本保持不變, 并維持在0.9 MPa左右。由此說明, 該氣動布局帶來的額外總壓損失基本可以忽略不計, 總壓損失主要來源于風洞啟動時產生的總壓損失。

從圖7(c)、 (d)可以看出, 壓力在穩定段內達到穩定大約需要34 ms, 這意味著該雙喉道Ludwieg管風洞的有效運行時間為70 ms。值得注意的是, 靜壓達到穩定所需的時間比Mach數要長。因此, 應以試驗段靜壓幅值波動小于1%為判斷標準來評價后續風洞試驗段的有效運行時間。

為了說明試驗段內距離風洞軸線法向10 mm處的提取點數據能夠用來評估風洞的有效運行時間, 選取距離風洞軸線法向10, 20, 30, 40 mm處數據進行分析(如圖8所示)?？梢钥吹讲煌恢命c所體現的風洞有效運行時間基本相同, 采用距離風洞軸線10 mm位置處的提取點可以用來評估風洞的有效運行時間。

圖8 試驗段內不同法向位置靜壓分布Fig. 8 Static pressure distribution at different normal locations in the test section

為了進一步了解風洞穩定運行時穩定段內的流動情況, 圖9給出了風洞啟動后60 ms, 距離穩定段入口處0, 0.2, 0.4, 0.6 m位置處Mach數沿軸線法向方向的分布情況?？梢钥吹? 穩定段內依然存在微弱的射流效應, 流動沿著穩定段發展, 流速降低的同時流動會更加均勻。流動在穩定段出口處的Ma<0.1, 能夠滿足穩定段的設計要求, 一般來說穩定段越長其勻流效果越好, 但會帶來更長的風洞啟動時間。

2.2 擴張段與穩定段優化設計

對圖6的分析發現, 流動分離區主要集中在擴張段與穩定段的交接位置處, 因此可以通過減小擴張段的擴張角并保持穩定段與擴張段總長不變, 使噴管壁面占據部分分離區來減少穩定段內流場的演化時間, 進而減少風洞的啟動時間。

圖9 穩定段不同位置處Mach數沿軸線法向分布Fig. 9 Mach number distribution along the normal direction of the axis at different locations in the stable section

為了研究不同擴張角與穩定段組合對風洞啟動時間以及穩定段內流場品質的影響, 對擴張角為17°, 6.7°, 4.1°和3.2°的風洞進行非定常數值模擬。隨著擴張角減小, 擴張段變長而穩定段相對變短, 圖10給出了風洞啟動后1 ms和15 ms時不同擴張角和穩定段組合下沿軸向密度梯度云圖。在t=1 ms時, 隨著擴張角減小, 由于第1噴管與穩定段交接處的拐角增大, 形成的斜激波有明顯減弱, 同時穩定段變短會使穩定段內的激波結構更少。在t=15 ms時, 隨著擴張角減小, 在第1喉道下游附近的激波串數量逐漸減少, 說明較小擴張角穩定段內的流場演化速度更快, 即壓力匹配的第1階段完成更快。

對不同擴張角與穩定段組合下沿風洞軸線動量以及流線分布云圖進行分析(見圖11)。t=1 ms時, 第2喉道入口處的流動分離區并沒有隨擴張角的減小產生明顯變化。在t=15 ms時, 對于不同擴張角與穩定段組合, 流動分離區主要分布在穩定段內動量較低的區域, 且隨擴張角減小而減小; 而較高動量區域為流動的核心區域, 其分布基本一致。這說明改變擴張角會影響穩定段內分離區大小, 而基本不會對穩定段內核心區域內流動產生較大影響。

(a) t=1 ms

(b) t=15 ms圖10 不同擴張角下沿軸線方向上密度梯度分布云圖Fig. 10 Density gradient cloud chart along the axis direction at different expansion angles

(a) t=1 ms

(b) t=15 ms圖11 不同擴張角下沿軸線方向上動量分布云圖Fig. 11 Momentum cloud chart along the axis direction at different expansion angles

為了分析不同擴張角與穩定段組合對風洞啟動時間的影響, 取不同擴張角下位置1, 3, 4處的Mach數和壓力分布隨時間變化曲線如圖12～14所示。從圖12(a)、 (b)可以看出, 儲氣段入口處Mach數在10～20 ms之間的峰值隨擴張角減小而降低, 達到穩定的時刻逐漸提前。儲氣段入口處的壓力變化反映了穩定段內質量流量匹配的第1階段與第2階段所需時間隨擴張角減小均縮短, 說明較小擴張角與穩定段組合加速了風洞的啟動過程。穩定段出口處的Mach數和壓力(如圖13(a)、 (b)所示)達到穩定的時間隨擴張角減小逐漸提前。風洞運行時, Mach數會隨著擴張角減小而有略微增大但壓力基本保持不變, 可能是由于穩定段越短勻流效果越差, 同時受第1喉道射流效應的影響越大。從圖14(a)、 (b)兩圖可以得出結論, 不同擴張角與穩定段組合幾乎不會對風洞穩定運行時試驗段內Mach數和壓力產生影響, 較小擴張角組合可以明顯提高風洞的有效運行時間。由于風洞的有效運行時間應以試驗段內靜壓幅值波動小于1%作為判斷標準, 依照此判斷標準, 擴張角為17°, 6.7°, 4.1°和3.2°對應的啟動時刻為34, 29, 22, 18 ms, 對應的結束時刻均為104 ms, 因此相應的風洞有效運行時間分別為70, 75, 82, 86 ms。通過采用減小擴張角并保持擴張段與穩定段總長不變的方式, 風洞有效運行時間增加將近16 ms, 相較之前提升了約20%, 大大提高了風洞的試驗能力, 這對于高超聲速風洞設施來說十分關鍵。

(a) Mach number

(b) Static pressure圖12 位置1處不同擴張角下Mach數和壓力隨時間的變化Fig. 12 Variation of Mach number and pressure with time at different expansion angles at slot 1 position

(a) Mach number

(b) Static pressure

(a) Mach number

(b) Static pressure

2.3 不同擴張角組合對風洞靜態流場品質影響

為了分析不同擴張角與穩定段組合對穩定段和試驗段內靜態流場品質的影響, 取不同擴張角組合下風洞運行時(t=60 ms)位置3, 4處的Mach數和總壓沿風洞軸線法向分布進行分析(見圖15, 16)。

(a) Mach number

(b) Total pressure

(a) Mach number

(b) Total pressure

從圖15可以發現, 擴張角越小, 穩定段出口Mach數和總壓沿風洞法向的分布變化越大, 說明穩定段內的流場越不均勻。而總壓隨擴張角減小而增大, 表明較小的擴張角組合能夠減小總壓損失。較小擴張角組合導致的穩定段流場不均勻可以通過在穩定段內安置多孔金屬板等阻尼材料促進氣流分布均勻, 進而改善穩定段的流場品質。

從圖16反映的情況來看, 不同擴張角組合幾乎不會對試驗段內的Mach數法向分布產生影響。隨著擴張角減小, 風洞試驗段內的總壓逐漸增大, 同時變得更加均勻。通過采用較小擴張角組合能夠減少近10%的總壓損失, 可以有效提高風洞的Reynolds數模擬能力。因此, 當采用較小擴張角結合較短穩定段的組合, 可以有效提高雙喉道Ludwieg管風洞的有效運行時間, 并且能夠獲得更少的總壓損失, 同時基本不會對穩定段和試驗段內的靜態流場品質產生較大影響。

2.4 雙喉道與常規Ludwieg風洞動態流場品質比較

之前的研究, Li等[16]通過使用裝有PCB壓力傳感器的Pitot探頭測量了不同Reynolds數下θ為17°工況下的雙喉道與常規Ludwieg管風洞試驗段內的來流總壓脈動幅值, 并將傳感器測量得到的風洞有效運行時間與數值模擬結果進行對比, 結果顯示數值模擬結果與試驗吻合良好, 能夠反映風洞的真實有效運行時間。同時傳感器測量到的壓力脈動幅值能夠反映不同風洞之間的動態流場品質, 結果如圖17, 18所示。

圖17 不同Reynolds數下Pitot探頭測量的壓力脈動功率譜密度對比[16]Fig. 17 Comparison of power spectrum density of Pitot pressure at different Reynolds numbers[16]

圖18 不同Reynolds數下歸一化壓力脈動幅值對比[16]Fig. 18 Comparsion of normalized pressure fluctuation at different Reynolds numbers[16]

從先前的試驗結果來看, Pitot探頭測量得到的不同Reynolds數下雙喉道Ludwieg管風洞試驗段內壓力脈動的功率譜密度以及歸一化的壓力脈動幅值均明顯低于常規Ludwieg管風洞, 說明雙喉道Ludwieg管風洞試驗段內的擾動水平較低, 動態流場品質更好。但由于基于URANS的數值模擬不能反映不同擴張角與穩定段組合下的風洞試驗段內的動態流場品質, 因此后續還將開展相應的測量試驗, 以評估其對風洞試驗段內動態流場品質的影響。

3 結論

為了深入了解第1喉道面積大于第2喉道的雙喉道氣動布局Ludwieg管風洞的啟動特性, 通過數值模擬方式進行了研究。相較于常規Ludwieg管風洞氣動布局, 該氣動布局可以大幅提高風洞的流場品質, 但會延長風洞啟動時間。針對該問題, 本文研究了不同擴張角與穩定段組合對風洞啟動過程和靜態流場品質的影響, 初步得出以下結論:

1) 風洞啟動過程, 穩定段內的質量流量匹配過程以第1喉道不存在聲速流動為節點可以分為兩個階段: 第1階段穩定段內的流場結構復雜, 流動較為混亂, 是流場結構趨于穩定的過程; 第2階段穩定段內流動為亞聲速流動, 無激波結構存在, 是儲氣段與穩定段內壓力的匹配過程。該氣動布局風洞在穩定運行時, 第1噴管和穩定段內的流動均為亞聲速流動, 能夠有效減小穩定段上游部件對試驗段流場品質的影響。

2) 采用較小擴張角與穩定段的組合能夠增加大約20%的風洞有效運行時間, 同時減少近10%的總壓損失, 可以有效提高風洞的試驗能力。

3) 不同擴張角與穩定段的組合基本不會對試驗段內的靜態流場品質產生影響; 但較小擴張角組合下穩定段內的流場會更不均勻, 可以通過設置整流措施改善穩定段內流場品質。