2018, Vol. 39
2. 南京航空航天大学 民航/飞行学院，江苏 南京 210016
2. College of Civil Aviation, Nanjing University of Aeronautics and Astronautics, Nanjing 210016, China
进气道和隔离段作为高超声速飞行器推进系统的核心气动部件，其通过一系列激波结构对捕获的高超声速来流减速增压。两者之间一般通过几何喉道，即最小截面划分。由于进气道上游马赫数较高，为了获得较好内流性能的同时还要保证进气道能够顺利起动，一般为混压式进气道[1]。对于进气道而言，其最主要的作用在于为发动机提供足够的流量，并尽可能以较小总压损失和较低阻力将气流减速至需要的马赫数范围，且尽量降低流场畸变[2]。隔离段位于进气道和燃烧室之间，除了上述减速增压的功能，其还充当着燃烧室和进气道的热力缓冲器，隔离燃烧室产生的高温高压扰动前传，防止进气道不起动。同时隔离段还充当着模态转换器，以实现超燃和亚燃模态的平稳切换[3]。
近年来，高超声速进气道的构型可谓推陈出新，相比传统的二元式、轴对称式、侧压式进气道，基于二维基准流场[4]、外锥流场[5]、内锥流场[6]并采用流线追踪方法设计的进气道在国内外得到了广泛的研究，现已构建了一整套关于这些进气道构型的气动设计方法并获得了其流动特征及其内流性能。特别的，对于如何高效地实现对气流的减速增压，南京航空航天大学张堃元教授[7]课题组提出了弯曲激波的设计概念，通过指定壁面压力分布规律、无粘壁面马赫数分布、激波形状等方式非常灵活地设计进气道前体压缩激波系。事实上，对于各式各样的进气道，其外流的关键在于如何设计无粘激波系，以满足高流量捕获、低总压损失和低气动阻力的需求[8]。对于进气道内通道和隔离段，其几何结构一般都非常简单，但由于管道内的激波和管道四壁边界层干扰，使得进气道/隔离段的内部流动非常复杂[9]，相应的流场组织和预测难度也明显加大。
进气道/隔离段内的流场品质，将直接影响下游燃烧室的工作效率和工作稳定性，而进气道的不起动现象甚至对试飞成败有着决定性的影响。因此，深入探究进气道/隔离段内的流动特性，无论是在基础科学研究方面还是在解决关键技术难题方面都具有非常重要的意义。然而，现有针对进气道和隔离段的研究大多都是相对独立的，并未细致考察二者共同工作时的相互干扰问题。实际上，进气道为隔离段提供了复杂的上游入口流动条件，而隔离段内的流动在一定情况下亦可对进气道内的流动形成干扰，甚至有可能诱发进气道的不起动现象。在此背景之下，本文将重点概述高超声速进气道/隔离段一体化条件下的一些基础气动问题和最新的相关研究成果。
2 进气道/隔离段的通流流动特征通流状态，即隔离段出口流道未出现几何或者热力壅塞，下游流场未对隔离段形成节流，也叫“冷态”。作为进气道/隔离段研究的第一步，同时也是研究激波串现象的前提，下面介绍进气道/隔离段在通流状态下的主要流动特征。
2.1 进气道/隔离段内的激波/边界层干扰现象激波/边界层干扰问题一直是超声速流动和高超声速流动中的研究热点也是一个经典问题。自1939年Ferri首次发现激波/边界层干扰现象以来，目前已有大量的理论、实验和仿真研究，相关的研究成果见文献[10~12]。由于高超声速进气道/隔离段通过一系列强激波对气流增压，而管道四壁边界层的存在使得激波/边界层干扰的问题异常突出。可以说，进气道/隔离段为激波/边界层干扰研究提供了非常丰富的素材。
通常高超声速进气道/隔离段会面临几种典型的激波/边界层干扰模式，如图 1所示。对于前体压缩面，拐角处形成的激波和边界层相互干扰，形成典型的压缩拐角流动(如图 1中框1处)[13]，激波/边界层干扰形成的强扰动会迫使边界层强制转捩[14]。若进气道采用多级压缩的唇罩构型，第二级及更下一级的唇罩激波和唇罩表面的边界层干扰(如图 1中框5处)也属于压缩拐角流动，同样也会诱发边界层的转捩[14]。在进气道内通道，唇罩激波和自前体发展而来的边界层相互干扰，形成经典的入射激波/边界层干扰现象[14](如图 1中框2处)，隔离段内的反射激波和上下壁面边界层相干(如图 1中框3处)，也同属于入射激波/边界层干扰。
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Fig. 1 Typical shock/boundary layer interactions in hypersonic inlet/isolator |
从图 1给出的一个简易二元高超声速进气道中可以看到，气流经过进气道外压激波偏折之后，必须重新偏转至水平方向，因此在进气道压缩面和隔离段下壁面之间必将形成一个外折的拐角，导致唇罩激波入射点附近还存在一束膨胀扇。Chung等[15]对比了激波入射点和膨胀扇的相对位置对激波/边界层干扰现象的影响(如图 2所示)，研究发现当激波入射点位于壁面转折点之后时，压力峰值和压力脉动值将显著降低。White等[16]指出Chung的实验雷诺数太低，边界层处于转捩状态而非充分发展的湍流边界层。Zhang等[17]和Li等[18]的仿真结果都表明肩部膨胀扇的存在可以有效抑制唇罩激波诱导产生的分离包，一旦激波入射点前移或者后移都会显著增加分离包的尺度，而且如果再考虑前缘钝度的影响，会进一步增加边界层分离的风险。Sathianarayanan等[19]在随后的实验中证实了上述结论，并发现增加拐点处膨胀波的强度会使得压力峰值增加。张晓嘉等[20]的研究表明，进气道肩部采用弧形过渡相比于尖角过渡可以削弱肩部气流的膨胀，有利于抑制边界层分离。在实际的工程设计中，如果简单地按照消波原则设计唇罩构型，在非设计点下，激波入射点偏移肩部拐点之后有可能会显著增加分离包的尺度，使得进气道/隔离段内流场性能恶化，因此在开展进气道唇罩配波设计时必须要格外注意肩部膨胀波的影响，不断优化调整唇罩和肩部型线，以寻求在宽入口马赫数范围内不至于形成大尺度的分离现象。
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Fig. 2 Corner expansion effect on shock/boundary layer interaction[15] |
由于进气道/隔离段通道侧壁的存在，管道内的激波还会和侧壁面上的边界层干扰，类似的，在侧压式进气道中的侧压激波和底板上的边界层相干，这两种都属于扫掠激波/边界层干扰(Glancing shock/boundary layer interaction，又称为Swept shock boundary layer interaction)，其最主要的结构特征在于激波波面和边界层发展的平面是相互垂直的[21]。基于McCabe的假设：当侧壁边界层的偏转角等于无粘激波角时达到临界状态，偏转角若再增加将出现流动分离现象，Korkegi[22]得到了一个简单的扫掠激波/边界层干扰判据
| $ M{a_1}\delta = {\left\{ {\frac{{4 - 3\sqrt 2 }}{{\gamma \left( {\sqrt 2 - 1} \right) - \left( {\sqrt 2 + 1} \right)}}} \right\}^{\frac{1}{2}}} $ | (1) |
式中
| $ \begin{array}{*{20}{l}} {{\beta _{\rm{u}}} = 1.74{\beta _{\rm{S}}} - 10^\circ \;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\left( {M{a_0} = 3.0} \right)}\\ {{\beta _{\rm{u}}} = 1.74{\beta _{\rm{S}}} - 2.2^\circ \;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\left( {M{a_0} = 6.0} \right)} \end{array} $ | (2) |
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Fig. 3 Flow structure of glancing shock/boundary layer models proposed by Kubota[24] |
式中β为无粘激波角。Koide等[28]则综合了无后掠激波发生器构型和有后掠构型提出了一个更加复杂的预测分离线夹角的经验公式
| $ \begin{array}{*{20}{l}} {p{r_{{\rm{oa}}}} = {\rm{ \mathsf{ π} }}pr[ - 0.06865 + 0.2189\xi + 0.2803{\xi ^2} - }\\ {\;\;\;\;\;\;\;\;\;0.05\left| {M{a_0} - 2.5} \right|\left( {{\rm{ \mathsf{ π} }}/2 - \xi } \right)]/\left( {2\xi } \right)} \end{array} $ | (3) |
| $ {\rm{\Delta }}{\beta _{\rm{S}}}/{\left( {p{r_{{\rm{oa}}}}/pr} \right)^4} = 7.8\sqrt {Ma_{\rm{n}}^2 - {{1.3}^2}} $ | (4) |
式中pr为由激波发生器的压缩角δ根据二维斜激波关系式计算得到的压比，ξ=atan[1/(sinα×tanλ)]，λ为后掠角，
然而，Kubota在其实验中观察到的小旋涡在后人的实验研究中始终未观察到，仅Panaras[29]通过仿真得到了Kubota所述的小旋涡结构。Alvi等[25]利用PLS(平面激光散射技术)在马赫3和马赫4条件下研究了不同激波发生器压缩角对流动结构的影响，发现决定扫掠激波/边界层干扰现象最重要的参数即激波强度
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Fig. 4 Schematic of glancing shock/boundary layer interaction [25] |
对于进气道而言，唇罩激波/侧壁边界层形成的扫掠激波/边界层干扰现象很难避免。图 5整理了现有公开的一些文献中典型进气道的唇罩激波强度分布。可以看到进气道的唇罩激波强度
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Fig. 5 Shock strengths of cowl shocks in some hypersonic inlets |
实际上，由于进气道内通道宽度有限，前述入射激波/边界层干扰和扫掠激波/边界层干扰现象总是同时存在(图 6)，使得原本具备准二维特性的入射激波/边界层干扰现象，受扫掠激波/边界层干扰现象的影响显著偏离其二维特性。Dolling[33]在2001年AIAA Journal上发表的论文中就指出激波/边界层干扰现象研究的三个重点方向之一就有三维组合干扰。
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Fig. 6 Cowl shocks/ramp-side wall boundary layer interactions in a hypersonic inlet |
近五年来，研究人员逐渐意识到这两种干扰现象耦合的重要性。Reda等[34]，Dussauge等[35]，Haddad等[36]和Bookey等[37]在激波/边界层干扰实验中，观测到角区存在两个龙卷风式旋涡(Tornado-like vortices)，不仅如此，分离线和再附线沿着展向弯曲；英国剑桥大学Babinsky课题组[38, 39]发现正激波和底板以及侧壁边界层相干之后，在角区形成新的分离，底板附近和侧壁附近的正激波形态演化成“λ形” (图 7)。通过分别将底板和侧壁的边界层泄除，发现一个区域分离的减小，会导致另一个区域的分离增大，他们进一步分析认为：由于角区分离诱导产生的压缩波的存在，使得压力分布重构，将两个区域的分离联系到一起。Babinsky等[40]按照角区分离诱导激波和无限宽度假设下的分离线与再附线的相对位置，推测可以将宽高比的影响划分为三个层次，他的设想也得到了其后续仿真结果的验证[41, 42]。由于其研究的是正激波，对应于超声速进气道的结尾正激波和管道边界层干扰。而对于高超声速进气道，进气道内的激波，无论是唇罩激波还是反射激波其形态均为斜激波，组合干扰的流动更为复杂。Helmer等[43]通过平面PIV测量了安装在直连风洞中的激波发生器不同展向位置的速度场。他们根据速度分量沿展向的非单调变化推测出存在显著的横向流动。Ethan等[44]分析认为组合干扰流动主要受受四个参数影响：(Ma0，δ，AR，Reθ)，其中Ma0为来流马赫数，δ为激波发生器的压缩角，AR为管道宽高比，Reθ为基于边界层厚度的雷诺数[44]，并采用三维PIV方法测量Ma0=2.75，激波发生器压缩角δ=6°模型的速度场，得到图 8所示的涡系结构。可以看到在角区以及对称面形成多对涡结构，因此这两种激波/边界层干扰现象耦合到一起之后形成的流场结构较其中任何一种单一干扰流场复杂得多。Wang等[45]通过大涡模拟研究了Ma0=2.70，δ=9°时，宽高比对组合干扰流场结构的影响，研究发现，随着宽高比的减小，侧壁效应更加显著，对称面上的分离更大，分离位置更加靠前，入射激波弯曲地愈加厉害。另外一点和二维入射激波/边界层干扰现象不同的是，受侧壁流动影响，入射激波诱导底板边界层形成的分离包并没有贯穿整个宽度，而是在角区形成顺流区，顺流区和分离包内的逆流区搓出一个沿高度方向的旋涡，使得下游形成强剪切气流，如图 9所示。Funderburk等[46]研究了压缩拐角构型中激波和底板以及侧壁边界层的组合干扰，通过壁面油流发现在干扰区内同样存在多个旋涡结构，而且发现分离激波的非定常运动主要受角区旋涡的影响。综合上述研究结果，可以预见组合干扰下进气道内充斥各种形式的旋涡，流动非常复杂。
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Fig. 7 Schematic show of the normal shock/bottom-side wall boundary layers interaction[39] |
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Fig. 8 Vortical structure obtained by stereo-PIV[44] |
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Fig. 9 Three-dimensional shock structure and the flow structure under hybrid interference[45] |
对于高超声速进气道，即使按照消波原则设计唇罩构型，其在非设计点下，激波入射在壁面之后必将形成反射激波；对于设计点下未按照消波原则设计的进气道，其唇罩激波反射更是不可避免。特别的，由于唇罩激波可能会诱导边界层分离，分离形成的附加波系同样也会在进气道/隔离段内不断反射。除此之外，隔离段内的支板[47]、用于流动控制的涡流发生器[48]等都会在隔离段内形成附加激波系。同时进气道肩部形成的膨胀扇也会在进气道/隔离段中反射。Tan等[49]将进气道/隔离段内的这些激波和膨胀波系称为背景波系。正是这些背景波系，使得进气道/隔离段内的气流反复经历了压缩-膨胀-再压缩的过程，气流的压力在波动过程中逐渐增加[50]。图 10给出了现有文献中一些高超声速进气道/隔离段的内流场，可以看到进气道/隔离段内普遍都存在背景波系。
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Fig. 10 Typical schlieren image of hypersonic inlet/isolators |
激波反射作为空气动力学的一个经典问题，Ben-Dor等[55]、杨旸等[56]、杨基明等[57]对这一问题已经做了系统的介绍和分析。下面详细介绍进气道/隔离段内的激波反射问题。
Li等[58]针对两级压缩的进气道前体压缩面分析，发现当发生马赫反射后，马赫杆将被吐出进气道，从而造成进气道捕获流量的降低。而且由于2.1节中所述肩部膨胀扇的存在，激波和膨胀扇相干，使得其反射特性有别于经典的单一激波反射。Hiller[59]通过有旋流特征线法(MOC)和无粘CFD方法分析了唇罩激波和肩部膨胀扇相干之后的激波反射现象。研究发现膨胀扇对马赫反射区的尺度有显著影响，而且流场结构以及马赫杆的长度显著依赖于膨胀扇的相对位置(如图 11所示)。Matheis等[60]通过大涡模拟方法研究了入射激波/边界层干扰过程中的激波反射现象，发现基于无粘结果得到的双解区在充分发展的湍流流场中仍然存在，但是从规则反射→马赫反射转变的临界偏转角将减小。Mahapatra等[61]在风洞实验中发现高超声速进气道在超额定状态下工作时，前体激波入射在唇罩表面会产生显著的马赫反射现象。Jiao等[62]进一步通过仿真发现文献[61]中的进气道在超额定状态下，随着唇罩角(和来流方向的夹角)的减小，激波反射从完全正规反射逐渐转变为马赫反射，导致进气道唇罩局部形成不起动现象。对于近年来火热的内转式进气道，其激波反射问题也非常突出，主要体现在其内锥基准流场的入射激波上。对于直母线内锥，其入射激波呈现出外凸形，因此越靠近对称轴，激波越强，波后马赫数更低，更易发生马赫反射，这在进气道中是要尽量避免的。因此在实际的内转式进气道基准流场设计的时候，都会设计一个中心体以避免马赫反射[63, 64]。Huang等[50]针对图 12中的二元高超声速进气道在大分离状态和小分离状态下的流场进行仿真。发现当进气道入口处于小分离状态时，隔离段内表现为双激波交替反射，包括流动方向、压强在内的参数分布具有较好的上下对称性；当处于大分离状态时，隔离段进口由唇罩激波、分离激波、膨胀扇以及流动分离所主导，隔离段内则表现为单激波反射，截面上的参数呈现出明显的偏向性。两种状态下，激波系均沿着其传播和反射方向逐渐减弱，如图 13所示，但是大分离状态下的激波、膨胀波均显著强于小分离状态，而且隔离段内的马赫数偏高，动能偏低，抗反压能力较差。
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Fig. 11 Density contours for Mach reflection of an incident flow at Ma0=2.0, shock angle β=20.44° with different locations of expansion waves[59] |
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Fig. 12 Flowfield in the isolator for small separation state and large separation state[50] |
对于典型的二元高超声速进气道，其内通道宽高比一般不超过4。根据Benek等[41, 42]和Wang等[45]的研究：宽高比越小，组合干扰现象越为突出，其诱导产生的旋涡对内流场影响更为显著。而在进气道/隔离段中，尺度最大，对流场影响最为显著的即角涡。Huang等[65]针对Ma0=5.0的高超声速二元进气道开展研究，阐明了角区旋涡产生的物理机制：唇罩激波和侧壁边界层形成扫掠激波/边界层干扰并诱导侧壁低能流下扫，下扫气流和唇罩激波/肩部边界层相干产生的肩部分离包相互作用形成Tornado旋涡，Tornado旋涡加剧了下扫的侧壁低能流窜入压缩面边界层底部，使得压缩面上的边界层上抬，在高度方向形成强剪切流动，最终发展出角涡，如图 14所示。Reddy等[66]对一设计点为马赫5的进气道开展实验研究，通过在进气道的角区布置总压耙，发现沿耙的高度方向皮托压分布很不均匀，证实了角涡的存在。角涡的存在减小了核心流流动面积，增加了实际的内收缩比。为了消除角涡的影响，保证进气道能正常起动，Reddy在角区布置了大量的放气孔，放气流量更是达到进气道流量的4.4%才将角涡彻底吸除[66]。对于内转式进气道，角涡流动更加明显[67, 68]。图 15给出了矩形转圆内转式进气道出口截面马赫数分布，图中低马赫数区域即角涡区。根据南向军等[68]的研究：如果不采取任何流动控制措施，在出口截面角涡占据约40%的流道面积，将显著加剧出口气流的畸变程度。Huang等[65]通过流线追踪方法探究了角涡内气流的来源，发现角涡内将近一半的气流来自于侧壁和压缩面边界层(图 16)，因此角涡内的气流绝大部分为低能流，其将显著降低进气道的总压恢复系数和抗反压能力[66]。角涡的存在，还使得流动的三维效应加剧[52]，进气道出口气流畸变增加，可能对下游燃烧组织不利[69]。
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Fig. 13 Shock strength distributions in a hypersonic inlet-isolator[50] |
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Fig. 14 Sketch of corner vortex formation(GSIV: glancing shock induced vortex)[65] |
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Fig. 15 Mach number contour on the exit plane of inward turning inlet[68] |
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Fig. 16 Sketch of upstream fluid source for the corner vortex[65] |
由于高超声速进气道内不可避免总是会存在背景波系结构，对于角涡这种流向涡结构，其在向下游发展过程中不可避免会和隔离段内的背景波系结构相干。Huang等[65]结合张涵信院士提出的旋涡横向拓扑结构理论[70]，细致分析了角涡在隔离段内和背景波系的相干过程，并且根据背景激波结构以及角涡和背景激波的相对位置，将角涡的发展分为从逆压梯度区过渡到顺压梯度区及其逆过程，如图 17所示，并且在涡核上压力梯度为0的位置(对应于角涡穿入反射激波和穿出激波的位置)将出现极限环结构。角涡在进气道/隔离段内的运动过程中，另一个非常关心的问题在于当角涡和背景激波相干时，角涡究竟会不会破裂，一般来说，只有当流向涡遇到正激波才会破裂[71]。对于流向涡和管道里面的斜激波相干，旋涡会不会破裂取决于三个因素[72]：(1)旋涡的强度，(2)激波的强度，(3)扰动是否可以前传(波后是否是亚声速)。Huang发现其所研究的进气道/隔离段中的角涡强度比较弱，尽管进气道处于大分离状态下，隔离段内的反射激波强度最强，但是反射激波仍然不够强至使得角涡破裂[65]。但是当下游喷油燃烧之后，角涡遇到激波串的头波会不会破裂，现在仍然缺乏相应的研究。
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Fig. 17 Two typical evolution histories of corner vortex under the influence of background waves[65] |
对于超声速流动的有限增压过程，实际情况下只有当来流马赫数较低时(一般低于1.2)才能观察到较平直的正激波。随着来流马赫数增加，正激波和壁面边界层相互干扰程度加剧，其逐渐蜕变成激波串。和正激波不同的是，气流在激波串区域经历了减速-加速-再减速的数次反复，因此即使在简单几何通道内激波串的流动特性也是极为复杂的[9]。虽然目前关于激波/湍流边界层干扰(STBLIs，Shock wave/Turbulent Boundary Layer Interactions)的研究层出不穷，但其研究的对象主要是单道激波，而激波串本质上是多激波/边界层干扰现象(MSTBLIs，Multiple Shock waves/Turbulent Boundary Layer Interactions)，流动更加复杂。由于激波串广泛存在于各种增压设备中，自1949年Neumann等[73]在研究超声速风洞扩压器时首次发现了激波串现象，一直到现在，对于激波串现象的研究一直都有增无减。在高超声速进气道/隔离段中，激波串(图 1中框4)的作用和地位显得尤为重要，主要体现在以下几方面：
(1) 是隔离段内的主要流动特征。
(2) 可隔离燃烧室对进气道的气动热力干扰。当超燃冲压发动机点火工作时，燃烧所导致的高压在隔离段内形成一预燃激波串，它将燃烧室的高温和高压进行隔离，以防止进气道内的流动受到干扰而不起动，保证进气道有一个较宽的稳定工作范围，同时还将来流进一步减速、增压、升温以满足燃烧需求。
(3) 直接影响着发动机的工作特性。有研究表明：隔离段的压缩效率每增加1%，发动机的比冲将增加0.5%~1%[8]，因此可以改善整个发动机的经济性能和飞行器的航程。
(4) 对下游的燃烧组织存在显著影响。激波串下游的马赫数、温度畸变特征对燃燃室的燃烧组织方案(如燃料注入位置、注入方式等)有着显著影响。另外，激波串内一定程度的气流脉动有助于燃料掺混，但过于剧烈的振荡却可能导致燃烧室熄火[74]。
(5) 是发动机结构强度设计的气动载荷基础。激波串内的时均压强分布规律，以及自激振荡导致的壁面压强波动特性，决定了作用在隔离段固壁面上的稳态和动态气动载荷，因此是隔离段结构强度设计的主要依据之一。
在众多科研人员的努力之下，关于激波串形成机制、流动结构、压升规律预测以及激波串的自激振荡等方面都取得了有价值的研究成果。1999年Matsuo等[9]详细总结了当时对于激波串流动现象取得的成果。2016年Gnani等[75]综述了超声速进气道中的激波串现象。激波串本身具有高度的动态特性，因此对实验手段要求极高，包括风洞实验台、纹影设备、压力采集系统。如果风洞不是上游高压的驱动方式，隔离段内的密度太低，将不利于激波串的观测；如果不采用强光源和短快门的高速摄影仪将很难拍摄到一张清晰的激波串纹影图；如果不采用动态压力采集设备，无法准确获得激波串的动态特性。国防科技大学的易仕和等[76]特别针对激波串实验方面的成果进行了综述。
对于巡航马赫数6及以上的高超声速飞行器，为了避免过强的激波/边界层干扰问题，并获得较好的内流性能，一般要求隔离段入口马赫数降至来流马赫数的一半[77]。因此隔离段入口马赫数一般在3.0及以上。根据现有关于激波串的理论[9]，高超声速进气道内的激波串形态一般为斜激波串。并且在前述通流状态下的各种流动特征干扰下，实际的高超声速进气道/隔离段内的激波串将呈现出一些特殊性。下面将主要介绍激波串在高超声速进气道/隔离段内的形态、流动特征以及出现的一些新的问题。
3.1 非对称来流的影响在实际的高超声速飞行器中，由于前体很长，到进气道内通道入口截面时，边界层厚度将占到入口高度的20%~30%左右[78]，而唇罩一侧的边界层发展距离短，导致隔离段内上下壁面边界层厚度有显著差异。Huang等[65]对来流马赫数Ma0=5.0的进气道研究发现，隔离段下壁面的厚度占到整个隔离段高度的20%，而上壁面的边界层厚度仅占7%左右。南京航空航天大学张堃元教授课题组针对非对称边界层厚度入口条件对隔离段内激波串的影响开展了系统地研究[79, 80]。图 18为一非对称来流隔离段实验台，王成鹏等[81]利用该实验平台研究了来流马赫数2.0的激波串特性，发现非对称来流将使得激波串上下不对称，激波串总是偏向于边界层薄的一侧，而且激波串的增压能力较对称入口条件下明显减弱。此外，随着入口非对称程度的加剧，流动将出现严重的自激振荡，隔离段耐反压能力下降，隔离段出口畸变增加[79]。基于大量的非对称来流风洞实验结果，王成鹏等[79]将入口边界层动量损失厚度非对称因素Dθ引入到Waltrup-Billig公式，如式(5)所示
| $ s = \frac{{{{\left( {1 + {D_\theta }} \right)}^\alpha }\sqrt {h\theta } }}{{\left( {Ma_2^2 - 1} \right)Re_\theta ^{0.2}}}\left[ {50\left( {\frac{{{p_3}}}{{{p_1}}} - 1} \right) + 170{{\left( {\frac{{{p_3}}}{{{p_1}}} - 1} \right)}^2}} \right] $ | (5) |
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Fig. 18 Isolator test bed with asymmetry incoming flow[79] |
式中
在2.2节中已经论述了高超声速进气道/隔离段中背景波系存在的必然性。这些波系的存在不仅增加了激波串上游气流的不均匀程度[82, 83]，在流向和横向形成多次参数间断[50]，还改变了近壁低能流的流动特性[65]，而这些对于激波串来说都是至关重要的。这些是高超声速进气道/隔离段内最为突出的一些特征，也是对激波串特性影响最为显著的流动特征。Sajben等[84]在开展超声速外压式进气道研究中就拍摄到背景激波干扰下的激波串结构，并且发现激波串在前移过程中先后经历了唇罩侧大尺度分离、机身侧大尺度分离、侧壁面分离三种流态(图 19)。在两种流态的切换过程中，Sajben发现激波串是以跳跃的方式(Abrupt flow transition)完成的，这些特征在直连实验中从未观测到。Wagner等[85]在研究一简易高超声速进气道/隔离段中同样也发现了激波串的形态和管道里面的反射激波直接相关：当激波串穿越不同的反射激波时也会出现上下壁面分离包的切换。激波串内高速区的横向切换现象在张航的仿真结果中也被发现[86]。值得注意的是，在直连管道中，尽管也曾多次报道[87~90]过激波串分离包上下不对称，有的一次吹风中上壁面分离大，再重复吹一次风时可能变成下壁面分离包偏大，这种随机仅仅出现在重复实验中，在同一次吹风实验中，并不会出现上下壁面分离包尺度的切换。有研究指出可能是直连风洞喉道截面上下壁面粗糙度不同导致上下壁面边界层特性改变导致的[91]，但该结论随即被Johnson等[89]否定。究竟直连条件下激波串内分离包随机地出现横向不对称的物理机制是什么仍然有待研究。Tan等[49]通过实验发现，背景激波/激波串相干存在几种“稳定”的相干模式，激波串和背景激波呈现出“X”形相干状态，在背景激波入射一侧，分离包始终是偏大的，如图 20所示。这主要是因为在背景激波入射的一侧，除了激波串内的逆压梯度，还会叠加背景激波产生的逆压梯度，从而导致了上述趋势。结合Sajben，Wagner和Tan的结果，可以明确的一点是：在背景激波这种强干扰作用下，直连管道中激波串内分离包的随机横向不对称是不会出现的，激波串的特性主要还是和背景激波以及壁面边界层特性有关。和Sajben的实验结果不同，Tan等[49]发现激波串在两种不同稳态干扰切换的时候会出现剧烈的低频振荡，振荡过程中，激波串不仅沿流向大幅振荡还沿横向摆动。这种剧烈低频振荡可能会对下游燃烧产生非常不利的影响。图 21给出了Tan实验中的一次低频振荡纹影图。Tan等[49]分析认为背景激波干扰下激波串的低频振荡驱动机制并非声学共振，其振荡的机制可以概括如下：当激波串非常靠近背景激波的反射点附近时，上游湍流边界层内或者激波串下游的一个小扰动就可能诱导激波串前移，使得激波串内的分离区和背景激波诱导形成的分离区合并，导致分离包显著增加，激波串快速前移。激波串前移过程中分离区尺度增加，激波串内的逆压梯度不断降低，使得分离区开始逐渐趋于再附，激波串开始后移。激波串在后移过程中，内部的流体不断积蓄，逆压梯度逐渐增加，当激波串退回到其初始位置时，边界层再次分离，迫使激波串前移，至此完成一个完整的振荡周期。可见，在激波串的周期性振荡过程中，背景激波入射点附近的边界层起到了扰动放大器的作用。Su等[92]通过仿真也发现激波串在前移过程中会呈现出显著的周期性振荡。田旭昂等[93]研究了Ma0=5.0的侧压式进气道内的激波串特性，发现激波串的前移过程中也会出现Sajben实验中出现的跳跃式。那么真实的隔离段中，激波串究竟是以哪种方式完成流场的切换，还期待更加深入的研究。此外，Tan等[49]还研究了不同入口马赫数下的激波串特性，研究发现在低马赫数状态下，背景波系较弱，此时激波串上游的主导因素为上下壁面边界层的非对称，激波串始终偏向于边界层薄的一侧，这和王成鹏的结论是一致的[79]。
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Fig. 19 Schlieren images of shock train in a supersonic inlet under Ma0=1.84[84] |
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Fig. 20 Schlieren images of stable interactions between the shock train and the background waves[49] |
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Fig. 21 Low frequency oscillation of shock train in hypersonic inlet/isolator with Ma0=4.92[49] |
从上面给出的实验结果可以看出，尽管已有的基于直连实验的激波串特性对于进气道/隔离段一体化条件下的激波串特性有一定的指导，但是为了获得更加真实的激波串特性，必须慎重考虑背景波系的影响，开展进气道/隔离段一体化的研究非常有必要。
3.3 壁面换热的影响在高超声速飞行时，气动加热现象显著，为了探究壁面加热对进气道/隔离段内流场的影响，Fischer等[94, 95]在脉冲风洞中采用电阻丝加热进气道和隔离段的内壁面，壁面温度最高加热到1000K。研究发现随着壁面温度的增加，唇罩激波/边界层干扰现象更为严重，肩部分离包更大，而激波串的长度随着壁面温度的增加而增长，这和Lin等[96]在直连管道实验中得出的结论相一致。Lin认为这主要是因为对超声速气流加热将增加边界层厚度，降低了流动马赫数，从而降低了边界层抵抗逆压梯度的能力。因此在考虑壁面加热的情况下，必须延长隔离段的长度以保证其稳定工作裕度。为了评估热壁条件下的流场以及热壁对壁面变形的影响，Frauholz等[97]针对Fischer研究的进气道/隔离段模型，采用有限元法同时求解了流场、温度场以及壁面的弹性变形。研究发现考虑到气固热的耦合影响之后，进气道/隔离段的内流性能将恶化，这也就意味着通常在仿真中，将进气道/隔离段固体壁面设置成等温壁或者绝热壁，无法考虑到实际气固之间的换热以及固体的变形，对于进气道/隔离段的性能预估偏于乐观。
3.4 动态反压的影响超燃冲压发动机在实际的燃烧过程中有可能会出现低频振荡燃烧，导致隔离段出口的反压呈现出大幅的低频脉动[98]。为了探索周期性反压作用下激波串的响应，曹学斌等[99]通过将出口的堵锥设计成周期性运动来模拟隔离段出口周期性的压力脉动。研究发现在来流马赫数Ma0=2.0条件下，激波串尾部的气流脉动显著地受下游周期脉动的影响，压力扰动以慢声波(慢声波速度=u-c，其中u为气流速度，c为当地声速)的形式向上游传播，而激波串前半部分的气流脉动和下游脉动没有关联，说明激波串能够有效地将下游脉动屏蔽。Bruce等[100]巧妙地设计了一椭圆形的杆件来堵塞流道，通过调整椭圆杆的转速实现对下游反压频率的控制，并采用高速纹影记录了Ma0=1.4的正激波串对下游周期性扰动的动态响应。和曹学斌的结果不同，激波串的运动频率和下游扰动频率一致。造成两者结论的不同的原因可能是曹学斌的实验中激波串长度比较长，而且激波串为斜激波串，下游扰动通过边界层向上游传播过程中衰减很快，很难影响到激波串前部分的气流，而Bruce的实验中激波串为正激波串，波后为亚声速，而且激波串的长度较短，下游扰动很容易影响到激波串的头波。Bruce认为这种正激波串的激波振荡过程中无粘势流占据主导因素，粘性的影响非常小。由于曹学斌等[99]和Bruce等[100]的实验中并不是直接控制反压，而是通过二喉道面积的变化间接地影响反压。相比之下，通过仿真方法，可以非常方便地控制下游反压的变化规律。Su等[101]在隔离段出口人为地施加周期性的正弦压力，考核了脉动压力频率和幅值对激波串动态特性的影响。结果表明频率对激波串头波振荡幅值影响比较小，而出口压力脉动幅值对激波串特性占据更为主导的因素。
3.5 隔离段流道型面的影响一般来说，隔离段都是矩形或者环形的等截面或者带微小扩张的管道。出于与机体一体化设计的需要，高超声速进气道的构型正在朝多样化、不规则方向发展，而超燃冲压发动机的燃烧室一般都是非常规则的矩形或者圆形，因此隔离段必须完成从不规则的入口型面到规则出口型面的光滑过渡。特别是内转式进气道/隔离段，隔离段截面过渡的需求更加强烈。Wang等[102]通过仿真研究了矩形转圆隔离段内的激波串特性。相比矩形隔离段，这种变截面的隔离段内的分离区在流向上缩短，但是在宽度方向有变宽的趋势，可以缩短激波串长度21%左右。王卫星[103]研究了不同隔离段流道截面形状对激波串抗反压能力的影响，结果表明，椭圆形隔离段内的激波串抵抗逆压梯度的能力随着椭圆长短轴比例的减小而增强，圆形截面的隔离段内的激波串抵抗逆压梯度的能力最强。相比之下，圆形截面隔离段内的激波串抵抗逆压梯度的能力也要优于矩形截面隔离段内的激波串[104]。除了上述截面形状的改变，出于总体的需求，可能要求隔离段流道必须弯曲。2013年美国洛克希德·马丁公司公开的HSSW飞行器构型示意图中，其发动机内埋在机身内，因此气流进入内转式进气道之后必须再通过一个弯曲的隔离段完成方向的偏转。不仅如此，在高超声速双燃烧室发动机[105]、NASA P系列进气道/隔离段[106]中也都普遍采用弯曲的隔离段。Tan等[107]通过实验研究了Ma0=4.0~6.0条件下带弯曲流道的高超声速进气道/隔离段内流特性。发现管道弯曲之后，激波串长度相比Waltrup-Billig公式预测的长度增长了32%左右，而且在激波串区域内出现较为明显的横向压差，可能会诱导形成横向二次流。但是由于Tan实验的隔离段型面比较复杂，既有曲率的变化又有截面形状的变化，而且管道内还有背景波系等复杂流动特征，究竟是什么因素导致上述变化，还需要进一步的论证。为了摒弃其他因素的影响，谭慧俊等[108]通过仿真研究了对称入口条件下的弯曲隔离段内的激波串特性，发现适当的管道曲率可以改善激波串的非对称性。然而单一的管道曲率对激波串的形态、压升规律、动态特性、横向流动有何影响仍然缺乏系统的实验论证。
3.6 进气道/隔离段/燃烧室一体化流动特性大部分进气道/隔离段内流研究普遍采用在隔离段出口设计一个障碍物，形成二喉道使得流道壅塞，以模拟燃烧室燃烧时形成的高压，这也是一种简便、经济可行的方法。然而究竟是燃烧释放的高热量使得流道热壅塞诱导出激波串，还是燃烧导致的高反压和边界层干扰形成激波串尚需进一步辩证。O'Byrne等[109]和Karl等[110]研究发现燃烧室内非常小的分离都可能引起流道堵塞，隔离段对下游流动非常敏感，因此他们认为燃烧释放的热量是流道壅塞的主导因素。而McDaniel和Edwards[111, 112]针对O’Byrne的实验模型进行仿真，发现流道中由于燃烧产生的高背压使得隔离段中出现大尺度的分离现象，因此他们认为燃烧产生的高压才是流道壅塞的主导因素，他们的结论也得到了其他研究人员[85, 113]的证实。这也就意味着单独的进气道/隔离段部件实验中通过几何二喉道来模拟燃烧产生的高压考核激波串的特性是可行的。
近年来，德国宇航中心DLR针对Hyshot Ⅱ飞行器开展了大量的进气道/隔离段-燃烧室一体化构型在自由射流风洞中的燃烧过程实验研究，获得了真实条件下的激波串流动结构及动态特征[110, 114, 115]。图 22给出了油气当量比0.43条件下激波串的前移过程，由于管道中背景激波比较弱，激波串上游流动的主导因素为非对称的边界层，激波串始终偏向于上壁面。研究发现激波串的前移过程比较特别，激波串出现之后快速向上游移动，随后运动速度越来越慢，最后基本稳定在一个固定的位置，形成稳定的燃烧，并没有出现明显的振荡过程。Laurence等[115]认为这种相对稳定的激波串结构主要在于激波串本身可以有效地重新分配放热量在隔离段内的分布，而且燃烧放热之后，将使得隔离段内的时均流更加远离堵塞边界。实际上，从3.2节中的分析来看，图 22中隔离段内的背景激波非常弱，因此背景激波/激波串相干的现象非常弱，这可能也是激波串能稳定的重要原因。Steva等[116]对比了单一的隔离段-燃烧室直连实验结果和进气道/隔离段-燃烧室一体化构型在自由射流风洞中喷油燃烧结果，发现带上进气道之后，燃烧室的压升较直连状态降低了10%，而两者的激波串长度基本相当，且带上进气道之后，燃烧点火更加困难。这也间接说明，由于进气道/隔离段这种特殊的几何构型导致激波串上游特殊的一些流动现象，诸如：非对称的边界层、背景波系等会使得发动机性能变差，因此开展进气道/隔离段一体化的研究非常有价值，得到的性能指标安全系数更高。
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Fig. 22 Schlieren sequence of shock train in the HyShot Ⅱ combustor for an equivalence ratio of 0.43[115] |
激波串内静压升的准确预测对于指导实际工程设计来说意义重大。Waltrup和Billig[117]根据圆截面等直隔离段的实验结果总结出了一个激波串内压力分布的经验公式，如公式(6)所示
| $ \frac{{x\left( {Ma_1^2 - 1} \right)Re_\theta ^{1/4}}}{{{D^{1/2}}\theta _1^{1/2}}} = 50\left( {\frac{p}{{{p_1}}} - 1} \right) + 170{\left( {\frac{p}{{{p_1}}} - 1} \right)^2} $ | (6) |
式中x为距离压升起始点的距离，Ma1为激波串上游未受扰动的马赫数，θ为激波串上游未受扰动的动量损失厚度，Re为基于动量损失厚度的雷诺数，D为管道直径。对于矩形截面的隔离段，需要将Re的指数修改为1/5，D换成管道高度H，Ma1的取法具体可以参考Sullins等的论文[118]。尽管Waltrup-Billig公式得到了广泛地应用，但近年来，Waltrup-Billig公式在直连斜激波串的压升预测方面受到些许质疑[119~123]。笔者认为Waltrup-Billig公式失效的主要原因在于其拟合时的原始实验数据量非常有限(详见文献[117]的图 8)，最长的激波串长度不足管道直径的5倍，而且原始数据中包含有斜激波串和正激波串的压力分布，而这两种类型激波串的压升特性本身是有区别的[124]，因此Waltrup-Billig公式预测激波串前段的压力分布精度尚可，越到后面，激波串内的压力梯度逐渐减小，如果管道够长，压力将达到一个极大值，而Waltrup-Billig公式是一个单调递增的抛物线，其对激波串尾部的压力分布精度较差，因此通过该公式预测指定长度的隔离段能完成多大的增压比将出现偏差。另一方面，可压缩流中动量损失厚度的测量难度非常大，必须测量边界层内的速度分布、温度分布，而常规通过测量边界层内的皮托压是无法直接获得动量损失厚度，必须再基于一些经验公式获得温度剖面才可，这也会给动量损失厚度的计算带来误差，最终导致预测的压升存在一定的误差。Smart[124]基于微分形式的连续方程、动量方程以及能量方程推导得到了一套激波串准一维压力分布预测公式，该公式考虑了面积变化、添质等因素的影响。但是该公式是一个隐式形式的微分方程，求解起来非常麻烦，无法做到压升规律的快速预测。
Tan等[49]发现高超声速进气道/隔离段内激波串压升普遍高于Waltrup-Billig公式预测值(如图 23所示)，这主要是因为进气道/隔离段内的背景激波起到一定的预压缩作用，在相同的激波串上游平均马赫数条件下，减小了激波串实际所需承担的减速程度，使得激波串的整体强度减弱，故整个增压过程的总压损失减小，激波串的反压承受能力增加，因此Waltrup-Billig公式无法直接应用到高超声速进气道/隔离段内激波串压升的预测。Geerts等[122]发现对于一个简单的矩形隔离段，激波串区域内的压力分布显著地受到模型宽高比的影响，激波串呈现出明显的三维特性。对于高超声速进气道/隔离段内的激波串，如前一节中所述，隔离段内有非常明显的角区流动，激波串自身还会和管道侧壁干扰，三维效应非常显著；而且，上游背景激波以及壁面温度等等都会对压升规律产生不可忽视的作用，因此笔者认为简单地采用一个数学模型无法概述上述主导因素，很难做到通用。
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Fig. 23 Comparison of the pressure of the shock train in different inlet/isolator models and the predicted pressure distribution by Waltrup and Billig's empirical correlation[49] |
由于高超声速进气道/隔离段内存在显著的背景波系结构以及横向二次流现象，激波串在前移过程中可能会出现Tan论文中所述的大幅低频流向和横向摆动，这种低频振荡对于下游燃烧可能非常不利，因此必须采取措施抑制这种低频振荡；另一方面，为了提高超燃冲压发动机的稳定工作裕度，尽可能改善隔离段的抗反压能力是隔离段流动控制的另外一个重要目标。为了抑制激波串的低频振荡，Huang等[125]借鉴Tan等[126]提出的气动式激波控制方法提出了一种气动式激波串控制方案，如图 24所示。该控制方案利用激波串内和其上游气流之间天然的压差，设计一个二次流流道，在抽吸缝位置将激波串根部的低能流连续抽除，类似于边界层抽除，并可给激波串设置屏障，被吸除的这部分气流从激波串上游吹出，由于对主流的排移效应及法向动量附加效应，诱导出附加的弱压缩波，实现对激波串上游气流的预增压。图 25给出了采用气动控制之后激波串振荡纹影图，从图中基本看不出明显的激波串前后摆动，而从测得的动态压力信号可以分析得到压力脉动能量相比未施加流动控制降低了20%。激波串从未控制时的低频大幅摆动退化为温和的高频脉动，从而有效抑制了激波串的剧烈摆动。但Huang的这种控制方案对进气道的耐反压能力没有改善作用，略微降低2.5%。这种控制方案抑制激波串自激振荡的机理在于：二次流流道建立了激波串和上游气流之间的沟通平台，一旦激波串内形成高压或者低压扰动，压力扰动都可以通过二次流流道传递给激波串上游气流，上游气流针对压力扰动自适应调整背景波系来自动匹配下游激波串压力的变化。而未控制状态下，激波串内的压力和上游气流的压力之间无法沟通，很容易形成强压差，从而导致激波串的大幅运动。当然，Huang的这种以气控气的控制方法中始终是高温低能流在循环，使得二次流流道的热防护问题可能会比较突出。为了提高激波串的承受反压能力，Chung等[48]提出在隔离段内设置后掠斜坡的控制方案，Cao等[127]对这一概念进行了更为细致的实验研究，发现在马赫数Ma0=1.98，进出口压比相同情况下，采用后掠斜坡之后，激波串长度缩短40%，最大承受反压增加9.89%，总压恢复增加了2.3%。究其原因，主要是因为沿着后掠斜坡宽度方向存在展向压差作用，产生较强的流向涡。该流向涡将高能量的主流带入低能量的边界层内或分离区，因此增强了低能流抵抗逆压梯度的能力。另一方面，斜坡的后台阶对分离流的前传也有一定的阻滞作用。Valdivia等[128]在Wagner[85]Ma0=5.0的简易高超声速进气道/隔离段模型的侧壁面上布置了2对斜坡型涡流发生器VGs和2对气动式涡流发生器VGJs对激波串进行控制，其详细的布置方案如图 26所示。其中气动式涡流发生器和水平线夹角60°和高度方向呈30°夹角。Valdivia分别研究了单独2对VGs，单独2对VGJs以及两者组合的控制效果。发现单独采用VGs可以降低压力脉动58%，但是耐反压能力降低了7.8%；单独采用VGJs可以提升隔离段的耐反压能力18%;相比之下，采用两种涡流发生器的组合控制方案其控制效果最佳，隔离段耐反压能力提升了32%，同时管道内的压力脉动RMS降低了34%。王成鹏等[79]提出在隔离段内放置弯曲隔板的设想，旨在不显著增加激波串总压损失的同时尽量缩短其长度。Okuni等[129]发现将实心隔板换成多孔板，可以显著抑制激波串的自激振荡，典型测点的脉动幅值衰减了一半，但引入隔板之后隔离段内的总压损失随之增大。Weiss等[130]通过在隔离段设置放气缝，将隔离段内的边界层卸除。当激波串前移至放气缝的时候，可以将激波串稳定在抽除缝进口位置，相当于形成一座屏障阻止了激波串进一步向上游移动。由于激波串本身就是一种典型的激波/边界层干扰流动，卸除了边界层可以达到“治本”的功效，因此激波串的最大压升也达到了理论最大压升，即相同波前马赫数下正激波的压升。但是为了达到这个目标，放气量高达24%，这将使得进气道捕获面积大大增加，不仅增加了发动机的总体尺寸，还增加了飞行器的迎风阻力。另外，放气系统的设置还显著增加了结构复杂性和热防护负担，同时还会产生放气阻力，这也是主动流动控制的一大缺陷。
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Fig. 24 Concept of fluidic control method of shock train in hypersonic inlet/isolator[125] |
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Fig. 25 Experimental results during an oscillation [125] |
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Fig. 26 Configurations of VGs and VGJs on the inlet/isolator model [128]/mm |
近年来，一些新型的被动流动控制方法，譬如等离子体合成射流激励器[131, 132]、三维鼓包[133, 134]、气弹mesoflap[135]等在激波/边界层干扰的控制研究中被证实有效，这些控制手段是否能够推广到进气道/隔离段中，对激波串施加有效控制，还有待进一步的研究。
3.9 高精度仿真分析对于激波串这种高度动态的流动，传统的实验手段能获取的信息非常有限，采用仿真方法是一种相对来说简易可行的办法。Dolling[33]在2001年的AIAA Journal上撰文指出：当时的研究中对于强激波/边界层干扰现象的热流以及非定常效应导致的压力载荷等物理量的预测精度较差，未来的一个重要发展方向是开展激波/边界层干扰现象的高精度流动仿真研究。目前工程流动仿真主要采用基于Boussinesq假设的涡粘模型，且通常都是线性涡粘模型。然而对于高超声速进气道/隔离段内激波串这类强逆压力梯度、非平衡湍流流动并且具有明显的三维湍流时空关联的高度非定常流动，各类线性涡粘性模型无法准确地模拟这类复杂流动。由于高超声速进气道/隔离段内流动都属于高雷诺数流动，而LES的网格量要求巨大，普遍在千万量级[136]，对计算机的硬件设备要求极高。而且对于经典的入射激波/边界层干扰或者压缩拐角流动，激波只和一个壁面的边界层相干，而激波串和四个壁面的边界层都会形成干扰，入口湍流生成方法需要做较大的改进[137]。因此目前和激波串相关的LES研究非常有限。
2009年以来国外开始有课题组利用LES(大涡模拟)对隔离段内流动仿真[138~147]。Stanford大学Lele课题组[138]采用LES研究了Carroll等[148]的模型中正激波串的流动结构如图 27所示。对于Ma0=1.60的正激波串，LES结果表明激波串头波并未引起当地边界层的时均分离，而且仿真中存在二次分离线，这些都和Carroll的实验相吻合，但LES预测的激波串位置明显偏后。
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Fig. 27 Flow structure of normal shock train in isolator (Ma0=1.61)[138] |
Emmert等[139]对一个突扩管道内的激波串开展LES研究，由于管道突扩，管道内也形成类似隔离段内的反射激波结构(图 28)。Emmert发现随着出口背压的增加，激波串不断前移，其形态从多个波节的正激波串逐渐演变成单道弯曲激波，这和直连管道中正激波串的前移过程完全类似[130]。当正激波串演变成单道弯曲激波之后，流动会呈现出剧烈的振荡，Emmert发现激波串的振荡频率是声学振荡频率的1/4。
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Fig. 28 Numerical schlieren image of shock train in sudden enlarged duct[139] |
Koo等[140]针对Wagner的简易高超声速进气道/隔离段模型进行LES仿真，获得了激波串从刚开始出现一直到不起动完整的流动图谱(图 29)，发现LES可以准确地捕捉激波串区域内的大尺度流动结构，但是LES获得的激波串前移速度要快于实验结果。Stanford湍流研究中心[146]针对德国宇航中心的Hyshot Ⅱ进气道/隔离段-燃烧室构型的喷油燃烧过程开展了大量的LES研究(图 30)，发现LES计算结果和实验结果吻合很好，激波串大约在油气当量比0.39左右出现，而且激波串表现地非常稳定，这和实验结果是一致的。油气当量比为0.52的时候，发动机产生了有效正推力，验证了该构型可以投入到实际的工程应用中去。总体来说，尽管目前LES对于激波串流动的模拟可能不尽完美，但LES可以获得更加精细的流动结构，获得更加详尽的湍流时空关联信息，随着计算机硬件设备的进一步升级，LES可能是未来一种重要的高超声速进气道/隔离段流动研究手段。
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Fig. 29 Instantaneous density-gradient magnitude images of shock train [140] |
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Fig. 30 Schlieren images of shock train(Top: experiment schlieren image, Bottom: LES)[146] |
高超声速进气道/隔离段作为超燃冲压发动机最重要的增压部件，内部流动非常复杂。本文以高超声速进气道/隔离段为背景，重点阐述了高超声速进气道/隔离段一体化条件下的关键基础气动问题和最新的相关研究成果。
首先，高超声速进气道/隔离段内存在几种典型的激波/边界层干扰现象。其内部的激波/边界层干扰现象受膨胀波系的干扰，具有显著的三维干扰特征、多波组合干扰特征，偏离了传统基于简化模型研究结果，并在通道内诱导出了显著的横向流动，特别是角区旋涡流动。角区旋涡在向下游运动过程中和背景波系相干，形成两种典型的角涡发展历程。
其次，隔离段内还存在复杂的激波-膨胀波系结构，这些背景波系在隔离段内不断反射，在隔离段内形成显著的流向和横向参数间断。
当隔离段下游出现几何或者热壅塞时，将出现另外一种重要的流动现象——激波串。受非对称壁面边界层、背景波系和角区旋涡的干扰，激波串表现出明显的偏向性并且可能会出现剧烈的低频摆动或者跳跃现象。壁面换热、动态背压以及真实的燃烧放热等因素都会对激波串特性构成影响。基于对高超声速进气道/隔离段内的激波串特性的认识，总结了当前几种有效的激波串控制方法。
尽管目前对高超声速进气道/隔离段内的主要流动特征的理解有很大提升，将来仍可在以下几个方面开展更加深入的研究：
(1) 激波串上游流场高度非均匀，未来可开展激波串和背景波系以及角涡相干时，激波串的三维结构研究。
(2) 激波串在和上游背景波系以及角涡相干时，可能出现两种动态前移方式，未来可通过高精度仿真或实验细致探究这两种前移方式发生的条件和驱动的物理机制。
(3) 现有的研究大部分是针对二元进气道开展的，对于内转式进气道等复杂三维构型中的背景激波、二次流和激波串现象还缺乏足够的认识。
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