倾斜平板上固体燃料超声速流场的数值和实验研究

摘要

本研究采用长16米、内径9厘米的激波管，构建超音速、高温、高压流场，观察HTPB固体燃料在不同环境下的气化和点火情况。此外，还进行了全尺寸三维数值模拟，以增强对这一复杂现象的理解。CFD (Computational Fluid Dynamics)程序基于控制体积法和预处理法求解Navier-Stokes方程，模拟可压缩和不可压缩耦合问题。在试验中，HTPB板被放置在加窗试验区段。不同的试验条件产生不同的超音速马赫数和环境温度。此外，HTPB板的入射角相对于入射冲击波也发生了变化。结果表明，当板坯截面周围马赫数超过1.25时，流场温度达到1100 K，高于HTPB气化温度(930 K)1090 k）。然后，发生气化并且可以观察到短周期点火。特别是，当板角度是，这种现象变得更加明显。这是由于板坯角在的流场温度增加．

1.介绍

随着航天飞机和太阳能系统勘探的发展，航空的超音速高科技将在下一代边境中发挥重要作用[1］.然而，如果高超音速飞行器的发动机是带有燃烧室进气超音速的超燃冲压发动机，它将比冲压发动机更有用、更强大[2］.在20世纪60年代，研究人员表示回归比是搅拌机研究的关键。因此，许多测试模型已经在不同的燃烧条件下开发。马克曼和吉尔伯特[3.]认为火焰的最佳位置应为燃料表面的顶部，湍流层的回归率最小，约为10-20%。迷糊的(4还证实了热对流效应在燃料消耗中非常重要。Smoot和Price [5，表明燃料回归比与氧化剂流量成正比，在较低的氧化剂流量中顺序为0.8。在20世纪90年代，进行了许多基础研究。Greiner和Grederick [6表示燃料回归比与氧化剂流量成正比，且随着混合区长度的增大，压力波动减小。Chiaverini [7表示燃料表面的蒸汽温度在930k和1190k之间，这取决于几种不同的HTPB复合材料的性质。

为了研究超音速燃烧拉米的点火和燃烧效率并简化组件，建立了16米的冲击管，如图所示1．该装置由长管组成，通过铝隔膜分为高压和低压截面。当高压驱动器部分中的隔膜破裂时，一系列压缩波聚集成单个冲击前部，该冲击前部压缩并加热到低压区域中的气体，并产生超音速气流状态。在震动管中，存在许多复杂的现象，包括普通冲击，接触表面，膨胀波等。我们研究了通过板状HTPB固体燃料在该不稳定状态下研究了超声波流的流场。然而，困难的问题是长时间创造超音速条件并不容易。最好的测试期约为10毫秒。因此，必须在实验和操作中进行护理。自1950年以来，已经建立了几种用于研究的冲击管风隧道，例如玻璃和大厅[8], Lukasiewicz [9], Nagamatsu [10]，布拉德利[11]，soloukhin [12“等等。事实上，风洞测试在古典空气动力学中非常重要。然而，由于实验的限制，没有完全了解完整现象。计算流体动力学（CFD）是处理问题的良好工具。在这项研究中，使用这两种方法中的两种方法。使用CFD模拟通过HTPB板坯的超声波流，并将其结果与实验数据进行比较。

2.实验仪器

在图1，减震管的长度为16米。高压区域高于147psi，低压区域低于1psi。一个htpb板，，从高压区域的起点放置在14.55米处。分别有两个压力传感器放置在14.55米（不为1）和14.65米（第2号）。管的初始温度为300 K.为了产生快照，10 W脉冲激光器（）和高速CCD相机（）设置了。

3.数值模型

3．1.几何与网格系统

使用罗伯茨广义拉伸变换技术在边界层附近制作均匀间隔的栅格来覆盖流场和拉伸变换簇。电击管对中央平面有对称的，因此，只需要建模右半部分和板式模型。多块网格方法用于本研究。相对于3D冲击管的一半，细胞总数为2 094 750，如图所示2．通过求解时间依赖的控制方程来获得瞬时溶液，并且残余量通过衰减的大小阶数测量。当残留物衰减约3个级次数时，实现了收敛溶液。在更精细地和较粗糙的网格上进行计算，以实现恒定网格分辨率，它被发现总网格尺寸，特别是在方向，取决于所使用的湍流模型。根据本研究，最接近边界层的第一层单元y+的平均值为0.2，湍流模型的精确解[13］.Dell OptiPlx GX270工作站用于计算。

３．２．控制方程

任意控制体积的积分形式的Navier-Stokes方程具有微分表面积可以表示为

在哪里是保守变量和的因变量向量吗，是标准保护形式的耐粘性和粘性助焊剂矢量

在哪里,分别为密度、速度矢量、每单位质量的总能量和压力。这个词为粘性应力张量，是热通量矢量。总能量与总焓有关通过， 在哪里，,是温度。系统是由状态方程封闭的，状态方程通常有．

现在提出了两种较新的低扩散通量分裂方法，AUSM+和AUSMDV。对于这两种方法，无粘界面通量在里面方向分为对流贡献加上压力贡献．对流术语被定义为

在国家选择为列向量如果接口质量磁通量非负和状态如果是选择是负的。压强项定义为

界面数量和用马赫数下的多项式集表示，定义为

在哪里是声音的界面速度。需要这些多项式：

下标中的数字和表示多项式的程度。有了这些，接口量定义为

AUSM +和AUSMDV之间的差异是由于定义．

AUSM +,

AUSMDV,

在哪里

如下所示，包含在AUSMDV通量分离方案中，包括界面质量磁通中的压力扩散术语。该术语的存在确保了在非格子对齐的冲击波捕获中的单调性，但在某些条件下可以产生用于诈唬体流的痈易不稳定性。AUSM +的质量磁通表示不含压力扩散项，不易受到不稳定性。为了在捕获非格子对齐的冲击波中保存单调性，仅考虑AUSMDV方案。

3.3。预处理系统

来自保守变量的原始方程系统可以转换为原始变量如下：

前导矩阵是基于Choi和Merkle提出的[14，韦斯和史密斯进一步扩展[15］.考虑到

在哪里是局部速度幅度，是一个固定的参考速度，声速是，和是一个常数;预处理矩阵形式如下:

如所示，Weiss-Smith预处理器通过添加载体形成到雅各比亚矩阵， 在哪里是保守变量的向量。参考速度的选择是方法成功的关键。如果参考速度的大小等于当地的声速，则系统(11)变得与非先决条件系统相同(1）。我们的目标是使所有级别的特征值相同，因此参考速度必须与局部速度相同。可以使用通过整个流场的参考速度的恒定值。然而，在本地计算参考速度是有吸引力的，因为它对于具有显着不同速度的流动更加灵活。在目前的研究中，固定在0.25。特征值是，， 在哪里是速度分量方向和

3．4．高分辨率的方案

引入了使用预处理有限体积法的数值方案来解决控制流动方程。最初应用了二阶方案，因此左右状态被选择为细胞面的左侧和右侧的电池平均值。在高分辨率方案中，为了提高逆风差异的准确性顺序，所需的所有是要提高初始值插值的准确性顺序，从而产生区域边界数据。这种方案被标记为高分辨率方案，而不是完全变化递减（TVD）方案，其在应用于一维非线性双曲守护法和线性双曲线系统时完全消除任何这些杂散振荡。van leer kappa-scheme，其中kappa编号是三分之一的，获得高分辨率逆风差异[16- - - - - -18］.

用于时间集成的最佳多级方案，Tai等人修改了多级系数。[19]，并使用Courant数字进行多维使用的重新定义。同时，采用残差平滑法加快收敛速度，提高数值稳定性。

4.结果和讨论

4.1。初始条件

为了了解震动管中的速度和温度衡量，应用1D冲击管定理以确定冲击速度，温度和动作时间，如下所示：

在哪里比热是多少从一张普通的电击表可以看出因此

动作时间的历史如图所示3.．在接触面到达之前，主激波被反射到试验模型中。因此，测试时间周期仅为3.2毫秒。

4．2.全尺寸激波管模拟

可以设置来自上述1D定理的不稳定模拟中的时间步骤。在图4，和在压力传感器（NO.1和NO.2）的位置处于单独的位置。结果显示了测试部分中的冲击速度为787.4毫秒。主要震动到达点没有。1 at.毫秒，并且比确定的定理更快2.32毫秒。当口径从高压区域的高压区域减小到1/3时，数值模型模拟了实际情况。因此，冲击速度迅速增加。基于主直管的理论的计算忽略了热效应和边界层效应，因为与测试事件间隔相比，它们的响应时间相对较慢。数据5和6(a)表示膜片破裂后的初始状态，(b)和(c)表示入射冲击波的传播现象。数字6(b)为温度分布，可以清楚地找到接触面。数据6（d）和6（e）显示反射冲击波的细节。由于风隧道是封闭式的，因为在释放主冲击后，压力在高压部分中自然下降，如图所示5．

4.3。不同的燃料板角度分析

在理解全尺寸震动管的现象后，将燃料板放入试验部分中研究不同攻角下燃料板表面的物理现象(,）。数据7到9显示板坯表面压力、温度和马赫数。由于对称的形状横跨板的上下区域在，分布曲线合并为一条直线。但在和时，上下表面的温度和压力曲线出现差异，如图所示7到9．在图10， 在，前缘的钝形状与另一个冲击波导致超声波冲击，以便在前缘附近进一步升温。由于边界层效应，通道流过上部和下一段之间的会聚喷嘴。同样由于通道流动壁效应，反射了冲击波，这使得速度快速减少。因此，马赫数从1.25减少到当空气流附在一个反射冲击．在此之后，流速提高到由于边界层影响的会聚通道。然而，反射冲击波之后的能量太快减少，因此马赫数之后倾向于稳定．当迎角为7°时，对上表面的冲击效应增大，温度高于0°时。由于几何通道的收敛，超声速流动降低了速度，提高了压力。发生在上表面前缘的激波通过反射激波在后缘重新连接。主激波由于板坯下降而产生挠曲特性，气流对边界层产生抑制作用。由于这个原因，上表面的温度升高了。超音速流动速度上升，压力下降，当空气流经较低的表面，就像在一个发散的喷嘴。因此,在当HTPB燃料安装在板坯的上表面上时，高温有助于HTPB板中的气化和点火。在图9，发现空气流速仍然仍然是，在上表面或下表面．因此，这种情况可以满足超声波流量的点火。作为，平均气温并不像in，但速度仍然在上面．由于主冲击波在前缘处的主冲击波，减小了压力，升高了温度，通过反射冲击（图7到9，）。

4.4。实验可视化

平板
数字11使用CCD相机显示激波的时间历史快照。冲击波到达平板，度,在毫秒。由于钝形构造而发生弓形冲击。次级倾斜冲击波被诱导当流量超过HTPB时，毫秒。与CFD结果相比，该现象匹配，如图所示12．激波后的流动速度迅速降为亚音速，前缘驻点的速度降为零。虽然在弓形激波后速度降低，但由于边界效应，在距离前缘1.17 cm处产生了二次激波，如图所示13．
在后缘处诱导反射的冲击如图所示12．在休克到达和附着在测试部分附加的反射冲击之间的时期约为3毫秒。结果适合CFD计算。数字14以14.55m（＃1）和14.65m（＃2）显示压力传感器记录的时间历史。由于HTPB燃料未燃烧，因此压力传感器记录的变化尚不清楚，直到主休克和反射休克的影响。结果发现，快速峰后的压力波动，如图所示14，这是由于管内激波的相互作用。直到压力在峰值后稳定下来，总压力才降低。

平板
数字15显示板坯处于时的冲击波运动的时间历史快照度。冲击波到达平板毫秒，初步倾斜冲击波诱发毫秒在HTPB上流动时。与CFD结果相比，如图所示16时，激波后的速度在上侧保持跨音速，而下侧的速度增加到．虽然速度减少了上侧的斜冲击后，但温度也与长度成比例，如图所示8．
反射的冲击也被诱导在后缘处毫秒，如图所示11（d）。由于管中冲击的相互作用，还发现，快速峰后的压力波动，如图所示17．
观察到气化作为冲击波穿过HTPB而退出。从回收的燃料中，在前缘观察到熔化，如图所示18．该区域是弯曲震荡的停滞区域，其中流速缓慢，温度高。温度达到1100 k，如图所示8．温度已经高于HTPB的表面气化温度(930 K 1190 K)，并且有足够的燃烧时间。其他地方流速过快，温度达不到气化标准，因而无法燃烧。

5.结论

从数值模拟结果，在7度的攻击角度下的HTPB平板具有更高的温度和上表面的压力，而不是0度和10度，并且上表面和下表面的流速保持在超音速和有助于气化点火。根据实验数据和数值结果，测试期均为约3毫秒，导致测试的HTPB板坯的前缘熔化。在其他领域，尽管达到了气化标准，但由于流速太大并且测试时间仅限于冲击管设施中仅3ms。

致谢

作者感谢JR-Ming Char，Cafa Shocktube Lab的教授。，Ncku喷雾实验室，和中华民国国家科学委员会（台湾）合同编号NSC 97-2221-E-344005。

参考

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