Разработка метода расчета и исследование газодинамической структуры потока в канале при горении водорода при сверхзвуковых условиях на входе тема автореферата и диссертации по механике, 01.02.05 ВАК РФ

Введение.

Краткий обзор литературы по торможению сверхзвукового потока в каналах.

Глава 1. Математическая модель и метод расчета.

1.1. Система уравнений.

1.2. Численный метод.

Глава 2. Методические расчеты.

2.1. Задача Ко 1.

2.2. Задача №2.

Глава 3. Течения в канале со сверхзвуковыми условиями на входе с дросселированием потока.

3.1. Задача о дросселировании плоского канала.

3.2. Задача о дросселировании осесимметричного канала.

3.3. Численное моделирование разных режимов горения в цилиндрическом канале.

3.4. Влияние температуры стенки на режимы горения.

Глава 4. Воспламенение и горение водорода в модельной камере сгорания.

4.1. Первая серия расчетов.

4.2. Вторая серия расчетов.

Во всем мире и, в частности, в России ведется активная работа по созданию гиперзвукового прямоточного воздушно-реактивного двигателя (ГПВРД). Поток на входе в камеру сгорания такого двигателя является сверхзвуковым. Однако, на основе существующих экспериментальных данных, результатов теоретического анализа и математического моделирования можно сделать вывод о существовании двух принципиально разных режимов горения в камере сгорания ГПВРД. Первый режим характерен для высоких гиперзвуковых чисел Маха полета (диапазон Мп = 8 - 14). В этом случае, как показывают теоретические оценки и результаты математического моделирования, тепловыделение при горении осуществляется в тонких зонах слоев смешения, и поток остается сверхзвуковым во всей камере за исключением тонких пристеночных областей пограничного слоя.

Второй режим характерен для низких гиперзвуковых чисел Маха полета (диапазон Мп = 6-8). В камере сгорания для этих условий наблюдаются качественно различные экспериментальные распределения параметров (в частности, давления) по длине канала в зависимости от его геометрии и количества выделившегося тепла. Так, наряду с типичной для сверхзвукового потока ситуацией, когда при теплоподводе давление в канале постоянного сечения в среднем растет от входа к выходу, наблюдались и другие режимы, когда давление на стенках канала ведет себя немонотонным образом, а именно, вначале растет, а затем уменьшается. При этом для практики требуется восстановить параметры течения по длине и получить важные характеристики процесса, например, полноту сгорания топлива. С этой целью разрабатывались и разрабатываются различные методики, о которых будет сказано ниже. Однако они являются по большей части полуэмпирическими и не позволяют получить информацию о детальной структуре потока. Анализ экспериментальных данных позволяет предположить, что в ряде ситуаций в области горения появляются обширные области дозвукового течения, интенсивные скачки уплотнения, отрывные зоны. Кроме того, статическая температура потока на входе в камеру сгорания находится в диапазоне от 800 К до 1100 К, поэтому весьма важным становится также вопрос воспламенения и стабилизации горения. С учетом сказанного, задача по созданию эффективного расчетного метода для численного моделирования такого класса течений и исследование с его помощью широкого спектра проблем, связанных с работой камер сгорания ГПВРД при числах Маха полета от 6 до 8, является весьма актуальной. Из-за необходимости учета сложной газодинамической структуры потока и решения вопросов воспламенения и стабилизации горения, расчетная технология должна основываться на численном решении полной осредненной системы уравнений Навье-Стокса для многокомпонентного реагирующего газа с включением детальных схем химической кинетики для водородо-воздушной смеси.

Основные цели настоящей работы заключались: в создании численного метода расчета течения в канале с тепловыделением в плоской и осесимметричной постановках, с учетом турбулентных пограничных слоев и слоев смешения, а также конечности скоростей химических реакций; ^ в исследовании детальной структуры течения в канале при сверхзвуковых условиях на входе при разных способах дросселирования, в изучении режимов горения в канале (от горения в сверхзвуковом потоке до горения с образованием обширных дозвуковых зон) в зависимости от различных факторов; ^ в изучении процесса запуска модельной камеры сгорания и различных режимов ее работы.

Введение

Научная новизна.

1. Разработаны метод расчета и комплекс программ для численного интегрирования осредненной полной системы уравнений Навье-Стокса для плоских и осесимметричных течений многокомпонентного реагирующего газа. Стационарное решение получается в процессе установления по времени с использованием оригинальной версии неявной схемы, являющейся модификацией схемы С.К. Годунова повышенного порядка аппроксимации. Математическая модель включает дифференциальное уравнение для турбулентной вязкости и детальные схемы водородо-воздушной кинетики. Показано, что совместное решение всех уравнений (газодинамических, уравнения для турбулентной вязкости и уравнений для массовых концентраций компонент) одновременно позволяет сократить время счета и сделать процесс установления более устойчивым.

2. Проведены расчеты и исследована структура течения нереагирующего газа в канале при его дросселировании на выходе. Продемонстрирован переход от Х-образной структуры к Х-образной структуре скачков при увеличении числа Маха на входе в канал. Показано хорошее соответствие с экспериментальными данными.

3. Проанализированы различные режимы горения водородной струи в спутном сверхзвуковом потоке воздуха в осесимметричном канале в зависимости от соотношения расходов воздуха и горючего. Получены как режимы горения в сверхзвуковом потоке, так и режимы, когда в канале при его тепловом дросселировании реализуется система скачков уплотнения (взаимодействующих с пограничным слоем на стенках с образованием отрывных зон), после прохождения которой поток содержит обширные внутренние дозвуковые области или вообще становится дозвуковым (последний режим получил название горение в «псевдоскачке»). Рассмотрено влияние температуры стенки канала на структуру потока для режима горения в «псевдоскачке». Показано, что температура стенки сильно влияет на положение «головы псевдоскачка», а также заметным образом сказывается на величине максимального повышения давления.

4. Исследован процесс запуска модельной камеры сгорания. Показано, что если на входе в канал заданные условия не обеспечивают самовоспламенения, то с помощью специальных мер можно организовать процесс горения, который сопровождается формированием в канале структуры типа псевдоскачка. После устранения действия тех факторов, с помощью которых удалось воспламенить водородо-воздушную смесь, структура течения в канале трансформируется, но стабильный процесс горения, тем не менее, сохраняется, поскольку в голове сформировавшейся газодинамической структуры повышение температуры способствует самовоспламенению. Таким образом, продемонстрирована возможность реализации в канале такой структуры потока, которая обеспечивает механизм воспламенения и стабилизации горения посредством скачков, возникающих в канале при горении и располагающихся вверх по потоку по отношению к зоне тепловыделения. При этом показано, что в камере сгорания может реализоваться как стационарный процесс горения, так и процесс горения с пульсациями головного скачка уплотнения. Приводятся характерные времена установления структуры течения и период пульсаций.

Теоретическая и практическая ценность.

Теоретическая и практическая ценность работы определяются возможностью использования ее результатов при исследовании процессов горения, происходящих в камере сгорания ГПВРД при числах Маха полета 68, когда поток на входе канал является сверхзвуковым, однако при горении в канале появляются большие дозвуковые области или весь поток становится дозвуковым. Разработанная математическая модель и программа расчета использовались в ЦИАМ при проектировании и в исследованиях рабочего процесса модельного ГПВРД, предназначенного для стендовых и летных испытаний, для идентификации режимов горения при стендовых испытаниях модельных камер сгорания, а также при обработке результатов летных испытаний экспериментального ГПВРД.

Достоверность результатов.

Достоверность результатов диссертации обоснована с помощью методических расчетов, подтверждающих адекватную точность метода, а также сопоставлением результатов математического моделирования с доступными экспериментальными данными. Обнаруженные в диссертации качественные эффекты подтверждаются количественным соответствием расчетных и имеющихся экспериментальных результатов.

Апробация работы

Разработанные метод расчета и комплекс программ используются в ЦИАМ для расчета отдельных элементов ГПВРД, таких как воздухозаборник, камера сгорания, сопло. С их помощью обрабатывались результаты летных экспериментов, проведенных на гиперзвуковой летающей лаборатории «Холод», выполнялись контракты с зарубежными фирмами и Международным научно-техническим центром, ведутся работы по гранту РФФИ. Основные результаты работы докладывались и обсуждались:

- на 11 ой и 13ой Международных конференциях ISABE (1995, 1997)

- на VII и VIII Международных конференциях по методам аэрофизических исследований (Новосибирск, 1994, 1996),

- на XX и XXV Научных чтениях по космонавтике (Москва, 1996, 2001),

- на II и IV Международном аэрокосмическом конгрессе (Москва, 1997, 2003),

- на I и II Всероссийской конференции молодых ученых «Современные проблемы аэрокосмической науки» (Жуковский, 1998, 1999),

- на конференции молодых ученых «Проблемы исследования и разработок по созданию силовых и энергетических установок XXI века» (Москва, 2000),

- на IX и XI школе - семинаре «Современные проблемы аэрогидродинамики» (Туапсе, 2001, 2003),

- -на Всероссийской конференции, посвященной 80-летию академика Г.Г.Черного «Аэродинамика и газовая динамика в XXI веке» (Москва, 2003),

- на III школе-семинаре «Модели и методы аэродинамики» (Евпатория, 2003).

Публикации по теме диссертации

По материалам диссертации опубликовано 7 статей, 15 тезисов докладов, выпущено 7 научно-технических отчетов ЦИАМ. Кроме того, две статьи приняты к печати.

Структура и объем работы. Диссертационная работа состоит из введения, четырех глав и заключения.

Основные результаты численного моделирования представлены на следующих фигурах. Поля массовой концентрации воды, числа Маха и давления для всех пяти вариантов представлены на рис.3.11-3.13. Звуковая линия выделена жирной кривой. Распределение давления вдоль стенки трубы показано на рис.3.14. Следует отметить, что во всех рассмотренных случаях на некотором удалении от сечения входа в канал наблюдается самовоспламенение. Это иллюстрируется на рис.3.11 результатами для массовой концентрации воды. Как видно из рис.3.12 в случае С1 поток остается в основном сверхзвуковым, за исключением пристеночной зоны в пограничном слое. В канале формируются чередующиеся области сжатия и разрежения (см. поле давления на рис.3.13). Рис.3.14 свидетельствует о том, что средний уровень давления в цилиндрическом канале возрастает в направлении вниз по потоку с небольшими колебаниями, связанными с вышеупомянутыми периодическими структурами. Падение давления наблюдается только в расширяющейся части канала. Это режим горения, когда поток остается сверхзвуковым во всей области горения за исключением тонких зон пристеночного пограничного слоя. Такой характер распределения давления по стенкам камеры был зафиксирован в некоторых экспериментальных исследованиях [39,96]. Этот режим может трактоваться как типичный режим сверхзвукового диффузионного горения, когда ядро потока остается сверхзвуковым от входа в камеру сгорания до выхода из нее (см., например, [96]).

Теперь проанализируем изменение структуры потока при уменьшении числа Маха потока на входе. Необходимо отметить, что относительная величина теплоподвода при горении (если сравнить теплоподвод с потоком полной энтальпии воздушного потока) возрастает при уменьшении числа Маха на входе в канал. Так, например, для варианта С1 величина относительного теплоподвода при горении немного меньше 10%. Для сравнения в случае С 5 эта величина приближается к 30%. Этот тенденция увеличения тепловыделения в поток при горении вызывает более интенсивное торможение сверхзвукового потока. Последнее подтверждается следующими фактами. Как следует из полученных результатов, в области горения для вариантов С2 и СЗ в канале наблюдаются локальные замкнутые дозвуковые области вблизи оси канала. Размеры дозвуковой области растут при уменьшении числа Маха. Интересно отметить, что распределение давления вдоль стенки канала в случае С2, когда существует сравнительно малая локальная дозвуковая зона, качественно идентично соответствующему распределению для случая С1, когда реализуется полностью сверхзвуковое горение. Конечно, суммарный рост давления канале в случае С2 выше, чем в случае С1. Качественно структура потока в канале для вариантов С1 и С2 аналогична, если сравнивать, к примеру, поля чисел Маха. В случае С2 достаточно сложно идентифицировать наличие малой локальной дозвуковой области в потоке на основании только распределения давления вдоль стенки.

Рост дозвуковых областей при уменьшении числа Маха на входе вызывает изменение структуры потока. Это становится очевидным из картины течения, соответствующей варианту СЗ. Справедливости ради следует отметить, что хотя размеры дозвуковой области в случае СЗ намного больше по сравнению со случаем С2, но качественно поля чисел Маха для этих двух вариантов различаются незначительно. Однако распределения давления по стенке для этих двух вариантов качественно различны. В случае СЗ в противоположность случаю С2 появляется область резкого нарастания давления, связанная с положением дозвуковой зоны. Во всех рассмотренных случаях С1-СЗ в проточном тракте наблюдается чередование волн сжатия и разрежения без ярко выраженных интенсивных скачков уплотнения. На базе представленных данных можно предположить, что появление зоны интенсивного нарастания давления в его распределении вдоль стенки в цилиндрическом канале может служить убедительным свидетельством появления протяженной внутренней дозвуковой зоны.

Если и дальше уменьшать число Маха, то торможение потока за счет тепловыделения становится еще более интенсивным, в потоке возникают скачки уплотнения большой интенсивности, взаимодействие которых с пограничным слоем вызывает образование отрывных зон. Эти скачки уплотнения, а особенно взаимодействие скачков с пограничным слоем играют определяющую роль в формировании структуры потока. Такая ситуация реализуется в случае С4. Интенсивный скачок формируется в области, лежащей вниз по течению относительно точки самовоспламенения.

В этом случае наблюдается обширная дозвуковая область, которая практически перекрывает поперечное сечение канала. Распределение давления вдоль стенки качественно отличается от того, которое наблюдалось для вариантов, проанализированных выше. Давление вдоль стенки нарастает монотонно вплоть до некоторой максимальной величины, а затем медленно падает вплоть до сечения на входе в расширяющуюся часть канала. В расширяющейся части канала падение давления более интенсивное, чем в предшествующих случаях. Если рассмотреть поле чисел Маха, то видно, что тонкая сверхзвуковая область заключена между толстой дозвуковой областью в ядре потока и тонкой дозвуковой пристеночной зоной. В результате тонкий сверхзвуковой слой развивается как бы в некотором эффективном сужающемся - расширяющемся канале. Это и объясняет характер изменения давления вдоль стенки.

В случае С5 реализуется двухскачковая структура (в отличие от односкачковой для варианта С4) и имеет место отрыв потока на стенке. По сравнению со случаем С4 система скачков смещена вверх по потоку. Обращает на себя внимание тот факт, что положения первого скачка и точки воспламенения хорошо коррелируют друг с другом. В этом случае тепловыделение настолько интенсивное, что дозвуковая зона перекрывает поперечное сечение канала целиком. Наблюдается переход от сверхзвукового потока на входе к полностью дозвуковому потоку, в большей части цилиндрического канала поток является дозвуковым, а обратный переход через скорость звука осуществляется на входе в расширяющуюся часть канала, так что в расширяющемся канале происходит ускорение сверхзвукового потока. Распределение давления по стенке канала в этом случае качественно аналогично тому, которое имеет место в случае С4. Во входном участке канала давление возрастает с последующим его падением еще на цилиндрическом участке канала. Такое распределение давления согласуется с теплоподводом на участках сверхзвукового и дозвукового потоков. В той части канала, где поток является дозвуковым, давление практически постоянно поперек канала. Интересно отметить, что давление вдоль стенки в псевдоскачке для вариантов С4 и С5 отличается только в голове структуры. На хвосте этого образования распределения давления практически идентичны для этих двух вариантов.

Распределение давления вдоль стенки канала для случаев С4 и С5 качественно (резкое нарастание давления с последующим слабым снижением) и количественно (по степени повышения давления) похоже на то, которое наблюдалось в эксперименте [39]. Более того, как отмечено в [39], в эксперименте при таком распределении давления было зарегистрировано существование заметной дозвуковой зоны в ядре потока.

Зависимость полноты сгорания от продольной координаты для вариантов С1-С5 показана на рис.3.15. Следует отметить, что наиболее интенсивное нарастание полноты сгорания вдоль канала наблюдается в случаях, когда появляются большие дозвуковые зоны. Полнота сгорания определяется по выделенной энергии т^СУС^о как отношение химической энергии СЬ, выделившейся к данному сечению, и максимальной энергии СЬ, которая могла бы выделиться в случае завершения единственной глобальной реакции с образованием продуктов сгорания в соответствии с расходами горючего и окислителя в канале.

В заключение можно сказать, что последний вариант С5 практически соответствует переходу от сверхзвукового потока в головной части зоны горения к дозвуковому потоку в концевой части цилиндрического участка камеры с ускорением дозвукового потока в канале постоянной площади за счет теплоподвода. Последующий переход к сверхзвуковому потоку через скорость звука происходит благодаря комбинированному воздействию тепловыделения и раскрытия канала. В этом случае, как и в случае С4, процесс горения в основном заканчивается вверх по потоку от расширяющегося участка канала. Переход от сверхзвука к дозвуку происходит в системе скачков, взаимодействующих с пограничным слоем. При этом головной скачок располагается во входном участке канала, где идет процесс горения, но до скачка сгорает только сравнительно небольшое количество водорода. Более того, в случае С5 воспламенение происходит непосредственно за головным скачком. Взаимодействие скачков с пограничным слоем сопровождается отрывом. Основная часть водорода сгорает в дозвуковом потоке.

Теперь о роли вязкости в реализации структуры потока для разных режимов горения. Были проведены дополнительные расчеты для тех же канала и условий в потоке на входе с учетом смешения струи водорода и воздуха. Единственное отличие от предыдущего случая заключалось в том, что не рассматривалось развитие пограничного слоя в канале, хотя на входе были взяты профили параметров аналогичные тем, что и в рассмотренном выше случае. При этом условия на стенке канала формулировались как в невязком случае (условия непротекания).

Поля чисел Маха, давления и массовой концентрации воды показаны на рис.3.16 и 3.17. Необходимо отметить, что в случае С1 поток в канале остается сверхзвуковым. Поля параметров качественно аналогичны тем, что наблюдаются и в вязком случае. Распределение давления вдоль стенки и полнота сгорания как функция продольной координаты, показанные на рис.3.18 и 3.19, подтверждают этот вывод. Конечно, степень повышения давления в канале в вязком случае выше. Полнота сгорания на выходе из канала также выше в вязком случае. Распределение давления свидетельствует о том, что области сжатия и разрежения появляются друг за другом.

Роль вязкости в случае С5 намного важнее. Различие вязкого потока и невязкого в этом случае принципиальное. В невязком случае режим течения аналогичен тому, который наблюдался в вязком случае С2, когда образовалась локальная дозвуковая область в потоке с чередованием зон сжатия и разрежения вверх по потоку относительно дозвуковой зоны. Как очевидно из рис.3.16, рост давления, как и полнота сгорания в канале намного выше в вязком случае. Таким образом, вязкость играет важную роль в формировании режима течения в канале для варианта С5. При пренебрежении пограничным слоем на стенках канала можно ошибиться в предсказании режима течения, в оценках роста давления и полноты сгорания.

3.4. Влияние температуры стенки на режимы горения. Основной вопрос, который рассматривается в данном разделе, заключается в оценке влияния теплового потока в стенку на газодинамическую структуру потока и на полноту сгорания для режима горения в псевдоскачке. С этой целью была решена следующая задача. При анализе процесса горения в описанной в разделе 3.3 камере варьировались температурные условия на ее стенках. В качестве базового рассматривался вариант с адиабатической стенкой (вариант С5). Наряду с этим базовым режимом анализировались варианты с температурой стенки равной 1000 К, 500 К и 250 К. Эти режимы названы далее как С5а, С5б и С5в соответственно. Было получено распределение теплового потока в стенку канала по длине камеры. Оценивался также суммарный тепловой поток в стенку (в случае варианта С5 он обращается в нуль).

Как отмечалось в разделе 3.3, вариант С5 с адиабатической стенкой соответствует наиболее сильному тепловому дросселированию канала, когда на некотором удалении от входного сечения поток становится дозвуковым без нарушения условий на входе в канал, а затем в расширяющейся части канала происходит обратный переход к сверхзвуковому потоку. Поля числа Маха, давления и массовой концентрации воды для этого режима С5 показаны на рис.3.20. Для характеристики теплового дросселирования канала оценивалось количество тепла, выделившегося при горении и его отношение к потоку полной энтальпии воздуха на входе. Последняя величина представлена во втором столбце таблицы 3.1.

Расчеты проводились таким образом, что вариант с адиабатической стенкой С5 рассматривался в качестве начальных данных для процесса установления по времени при уменьшении температуры стенки. При этом каждый следующий вариант рассчитывался от предыдущего при уменьшении температуры стенки. Данные, представленные на рис.3.21, соответствуют случаю С5а с температурой стенки 1000 К (как и на рис.3.20, показаны поля числа Маха, давления и массовой концентрации воды). Необходимо отметить, что структура потока заметно отличается от той, которая наблюдается для базового варианта С5. В частности, реализовалась другая система скачков, а «головной» скачок сместился вниз по потоку. В отличие от случая С5, для которого за системой скачков осуществляется переход от сверхзвукового потока к дозвуковому, для варианта С5а образуется обширная замкнутая дозвуковая область, примыкающая к оси, а между нею и стенкой располагается узкая сверхзвуковая зона. Смещение скачка уплотнения вниз по потоку и менее интенсивное торможение потока можно объяснить более слабым тепловым дросселированием канала, что в свою очередь обусловлено отводом тепла от потока в стенку. Эта величина также оценивалась в расчетах. В третьей колонке таблицы 3.1 представлено отношение суммарного теплового потока в стенку к потоку полной энтальпии воздуха на входе в канал.

Сравнение полей массовой концентрации воды для вариантов С5 и С5а показывает, что в первом случае положение точки воспламенения может быть связано с «головой» псевдоскачка, в то время как для второго варианта воспламенение происходит вверх по потоку от «головного скачка».

Уменьшение температуры стенки до 500 К (вариант С5б на рис.3.22) сопровождается еще более заметным уменьшением теплового дросселирования канала и перемещением «головного» скачка далее вниз по потоку. Как следует из рис.3.22, «пристеночная» сверхзвуковая зона становится более выраженной. Последующее снижение температуры стенки до 250 К уже слабо влияет на структуру потока, в том числе на положение скачка, по сравнению со случаем 500 К (сравни рис.3.23 и рис.3.22).

Если проанализировать поля течения, то можно заключить, что во всех случаях горение частично происходит в сверхзвуковом потоке с образованием обширной дозвуковой зоны за скачком (или за системой скачков) и с последующим переходом к сверхзвуку в расширяющейся части канала. При уменьшении температуры стенки протяженность области сверхзвукового горения вверх по потоку относительно скачка увеличивается, а зона дозвукового горения за скачком сокращается.

Следует отметить, что уменьшение температуры стенки оказывает влияние не только на степень теплового дросселирования канала, но и на состояние пограничного слоя. А именно, профиль скорости в пограничном слое становиться более наполненным, что делает его, пограничный слой, более устойчивым к отрыву потока. Этот фактор также может служить причиной существенной перестройки течения.

Необходимо обратить внимание на тот факт, что вариант С5в для холодной стенки рассчитывался с использованием в качестве начальных данных результатов, соответствующих более высокой температуре стенки (последовательный переход от варианта С5 к С5в). Возникает вопрос, будет ли структура потока, которая реализуется в канале при запуске камеры от условий, когда в начальный момент времени процесс горения в канале отсутствует, идентична той, которая получена при снижении температуры стенки для работающей камеры. Были проведены дополнительные расчеты с другими начальными распределениями параметров. В этом случае начальные данные задавались в виде двухслойного потока, а параметры в каждом из слоев брались равными соответственно параметрам воздушного потока на входе в камеру и струи водорода на выходе из инжектора. Получено, что в рассмотренной постановке задачи поля параметров и характеристики процесса горения для варианта С5в полностью идентичны друг другу при установлении стационарного решения от «горячих» и «холодных» начальных условий.

Интересно проанализировать влияние теплового состояния стенки на полноту сгорания (см. рис.3.24). Длина канала на рис.3.24 представлена в безразмерном виде (за характерный размер принят радиус канала на входе).

Можно отметить, что скорость роста полноты сгорания по длине канала существенно увеличивается в дозвуковых областях. Для вариантов, в которых дозвуковая область расположена ближе ко входу в камеру, наблюдается более интенсивный процесс горения, который завершается (полнота сгорания выходит на полку) на меньшем удалении от сечения входа. Следует отметить, что в области сверхзвукового горения кривые для полноты сгорания для всех вариантов с различной температурой стенки практически совпадают друг с другом. Суммарная полнота сгорания на выходе из камеры также приблизительно одинакова для всех рассмотренных случаев.

Распределения давления по стенке, показанные на рис.3.25, свидетельствуют о том, что положение зоны резкого повышения давления хорошо соответствует переходу к дозвуковому течению в скачке, замыкающем область торможения сверхзвукового потока. При сложном немонотонном распределении давления вдоль стенки в области за скачком наблюдается хорошо выраженный участок плавного падения давления («плато»), как в случае полностью дозвукового течения, так и при наличии слоистой структуры, когда к замкнутой дозвуковой зоне в ядре примыкает область сверхзвукового потока вблизи стенки. Протяженность области «плато» и уровень давления в ней существенно зависят от теплового состояния стенки. На рис.3.26 показано распределение теплового потока в стенку по длине канала. Видно, что максимальный тепловой поток наблюдается в области взаимодействия скачка с пограничным слоем.

Таким образом, на основании полученных результатов можно предположить, что структура потока в камере сгорания в случае холодной стенки (что соответствует началу работы камеры после ее запуска) и горячей стенки (что соответствует длительной работе неохлаждаемой камеры после выхода на режим) изменяется достаточно сильно. Этот вывод о существенном влиянии прогрева стенки камеры на процесс горения согласуется с опытом испытаний камер сгорания.

Заключение

1. Разработан метод и создан комплекс программ на основе численного интегрирования осредненной полной системы уравнений Навье-Стокса для расчета турбулентных течений многокомпонентного реагирующего газа с использованием детальной схемы водородо-воздушной кинетики. Метод основан на неявной конечно-разностной схеме, являющейся модификацией схемы С.К. Годунова, и обеспечивает повышенный порядок аппроксимации для стационарных течений, получаемых в процессе установления по времени.

2. Разработанный метод и комплекс программ позволяют рассчитывать сложные течения при наличии интенсивных скачков уплотнения, вязко-невязкого взаимодействия, отрывных зон, горения водорода в воздушном потоке, больших длин задержек воспламенения, а также в области выхода на равновесие. Работоспособность метода продемонстрирована на примере решения тестовых задач и подтверждена сравнением результатов расчета с известными экспериментальными данными.

3. На примере решения тестовой задачи о выдуве пристеночной струи водорода в спутный сверхзвуковой воздушный поток показано, что совместное решение алгебраической системы конечно-разностных уравнений, включающей газодинамическую, турбулентную и концентрационную подсистемы, приводит к уменьшению требуемых для получения стационарного решения количества итераций более чем в десять раз и к уменьшению суммарного времени счета примерно в три раза по сравнению с раздельным решением подсистем.

4. Анализ результатов расчетов по горению водородной струи в спутном сверхзвуковом потоке воздуха в осесимметричном канале показал, что при сверхзвуковых условиях на входе в канале может реализоваться существенно разная структура потока в зависимости от коэффициента избытка воздуха. Различные значения коэффициента избытка воздуха определяют степень теплового дросселирования канала (доля тепла, выделившегося при горении, по отношению к потоку полной энтальпии воздуха во входном сечении). Получены как режимы горения в сверхзвуковом потоке, так и режимы, когда в канале реализуется система скачков уплотнения, взаимодействующих с пограничным слоем на стенках, после прохождения которой поток содержит обширные внутренние дозвуковые области или вообще становится дозвуковым.

5. Проанализировано влияние температуры стенки на структуру потока и характеристики процесса горения для режима горения с переходом к дозвуковому потоку (режим горения в псевдоскачке). Показано, что температура стенки сильно влияет на положение «головы псевдоскачка», а также заметным образом сказывается на величине максимального повышения давления.

6. Исследованы рабочие режимы модельной камеры сгорания ГПВРД, соответствующие полетному числу Маха М=6, когда температура сверхзвукового потока на входе в камеру сгорания недостаточно высока для самовоспламенения, а температура торможения заведомо обеспечивает самовоспламенение. Запуск камеры требует принятия специальных мер. Это может быть, например, добавление дополнительного количества водорода в воздушный поток, сопровождающееся воспламенением в высокотемпературном пограничном слое на стенке камеры, или же работа пилотного факела, который обеспечивает воспламенение и стабилизацию пламени. При этом в канале реализуются два разных режима течения при сверхзвуковых условиях на входе в зависимости от коэффициента избытка воздуха. При а=2.5 при наличии пилотного факела реализуется режим горения в сверхзвуковом потоке, а после отключения пилотного факела имеет место погасание камеры. В случае а=1.8 при тепловыделении в канале генерируется система скачков, взаимодействующих с пограничным слоем, которая обеспечивает механизм воспламенения и стабилизации пламени даже при выключении пилотного факела. На этом режиме реализуется переход к дозвуковому потоку внутри камеры. Течение является при этом сверхзвуковым на входе и выходе из канала. Показано, что при наличии пилотного факела в камере сгорания наблюдается практически стационарный процесс горения, а при выключении пилотного факела процесс горения происходит с заметными пульсациями потока в области головного скачка уплотнения.

1. Ferri A. Review of Problems in Application of Supersonic Combustion // J. of the Royal Aeronautical Society. 1964. V.68. P.575-595.

2. Ferri A. A Review of Heterogeneous Mixing Problems // Astronautica ACTA v.13. №5 & 6. 1968. p.453-466.

3. Щетинков E.C. О кусочно-одномерных моделях сверхзвукового горения и псевдоскачка в канале // ФГВ. 1973. Т.9. №4. С.473-483.

4. Neuman Е., Lustwerk F. Supersonic Diffiisers for Wind Tunnels // J. Appl. Mech. 1949. V.16.№2.

5. Крокко JI. Одномерное рассмотрение газовой динамики установившихся течений // Основы газовой динамики. Под. Ред. Г. Эммонса. М.: Изд-во иностранной литературы. 1963. С.64-344.

6. Tamaki Т., Tomita V., Vamane R. A Study of Pseudo-Shock // Bull, of JSME. 1970. V.13. №55.

7. Tamaki Т., Tomita V., Vamane R. A Study of Pseudo-Shock (2nd Report, X-Type Pseudo-Shock)//Bull, of JSME. 1971. V.14. №74.

8. Ikui Т., Matsuo K., Nagai M. The Mechnism of Pseudo-Shock Waves // Bull, of JSME. 1974. V.17. №108. p.731-739.

9. Ю.Гурылев В.Г., Елисеев С.Н. К теории псевдоскачка на входном участке канала // Ученые записки ЦАГИ. 1972. т.Ш. №3. С.25-35.

10. П.Гурылев В.Г., Трифонов А.К. Псевдоскачок в простейшем воздухозаборнике в виде цилиндрической трубы // Ученые записки ЦАГИ. 1976. т.VII. №1. С. 130-138.

11. Пензин В.И. Экспериментальное исследование отрыва сверхзвукового турбулентного пограничного слоя в цилиндрической трубе // Ученые записки ЦАГИ. 1974. t.V. №4. С.106-112.

12. Острась B.JL, Пензин В.И. Об изменениях характера отрывного течения, вызванного дросселированием сверхзвукового потока в канале // Ученые записки ЦАГИ. 1976. т.VII. №3. С.39-46.

13. Пензин В.И. Взаимодействие псевдоскачка с препятствием // Ученые записки ЦАГИ. 1983. t.XIV. №5. С.39-46.

14. Пензин В.И. Псевдоскачок и отрывное течение в прямоугольных каналах // Ученые записки ЦАГИ. 1988. t.XIX. №1. С. 105-112.

15. Волощенко О.В., Острась ВН., Серманов В.Н. Исследования теплообмена в области псевдоскачка // «Пионеры освоения космоса и современность» (Сборник научных трудов). Москва. Наука. 1988. С.62-67.

16. Гимранов Э.Г. Приближенный одномерный метод расчета течения в псевдоскачке // Труды УАИ. 1975. №73. Уфа.

17. Гимранов Э.Г., Тарасов Ф.Ф. О длине псевдоскачка // Труды УАИ. 1975. №73. Уфа.

18. Глотов Г.Ф. Локальные дозвуковые зоны в сверхзвуковых струйных течениях // Известия РАН МЖГ. 1998. №1. с.143-149.

19. Глотов Г.Ф., Гурылева Н.В., Иванькин М.А. Экспериментальное исследование газотермодинамики течений в модельных каналах прямоточных двигателей // Проблемы аэрокосмической науки и техники. №1. 2000. Жуковский, с.51-61.

20. Гогиш Л.В., Степанов Г.Ю. Квазиодномерная теория взаимодействия турбулентного следа со сверхзвуковым потоком в канале и струе // Институт механики МГУ. Труды №11. 1971.

21. Waltrup P.J., Billig F.S. Structure of Shock Waves in Cylindrical Ducts // AIAA J. 1973. V.ll. №10. P.1404-1408.

22. Nagai M. Mechanism of Pseudo-Shock Waves in Supersonic Jet // Bull, of JSME. 1983. V.26. №212. p.207-214.

23. Waltrup P.J., Billig F.S. Precombustion Shock Structure in Scramjet Engines //AIAA Paper №72-1181.

24. Ikui Т., Matsuo K., Nagai M., Honjo M. Oscillation Phenomena of Pseudo-Shock Wave The Mechanism of Pseudo-Shock Waves // Bull, of JSME. 1974. V.17. №112.

25. Carroll В., Dutton J. An LDV Investigation of a Multiple Shock Wave/Turbulent Boundary Layer Interaction // AIAA Paper №89-0355. 1989.

26. Elmquist A.R. Evaluation of a CFD Code for Analysis of Normal-Shock Trains // AIAA 93-0292. 1993.

27. P.Lin. Geometric Effects on Precombustion Shock Train in Constant Area Isolators//AIAA 93-1838. 1993.

28. Курзинер Р.И. Реактивные двигатели для больших сверхзвуковых скоростей полета. М.: Машиностроение. 1989.

29. Billig F.S. Propulsion Systems from Takeoff to High-Speed Flight // High Speed Flight Propulsion Systems. Progress in Astronautics and Aeronautics. American Institute of Aeronautics and Astronautics, Inc. 1991. V.137. P.21-100.

30. Sullins G.A. Demonstration of Mode Transition in a Scramjet Combustor // J. of Propulsion and Power. 1993. V.9. №4. P.515-520.

31. Третьяков П.К. Определение теплоподвода к потоку в канале с псевдоскачком // ФГВ. 1993. Т.29. №3. С.71-77.

32. Третьяков П.К. Псевдоскачковый режим горения // ФГВ. 1993. Т.29. №6. С.34-38.

33. Billig F.S. Research on Supersonic Combustion // J. of Propulsion and Power. 1993. V.9. №4. P.499-514.

34. Козлов B.E., Сабельников В.А. Численный метод расчета турбулентных струйных течений в каналах в приближении пограничного слоя // Труды вып. 1982. Жуковский: ЦАГИ, 1979.

35. Anderson G., Kumar A., Erdos J. Progress in Hypersonic Combustion Technology with Computation and Experiment.// AIAA -90-5254. 1990.

36. Nishioka M., Law C.K. A Numerical Study of Supersonic Hydrogen/Air Laminar Mixing Layer // Combustion and Flame. 1997. V.108. P.199-219.

37. Baurle R.A., Eklund D.R. Analysis of Dual-Mode Hydrocarbon Scramjet Operation at Mach 4-6.5 // J. of Propulsion and Power. 2002. V.18. №5. P.990-1002.

38. Strokin V., Grachov V. The peculiarities of hydrogen combustion in model Scramjet combustor // Thirteenth International Symposium on Air Breathing Engines. V.l. 1997. p.374-384.

39. Баев В.К., Головичев В.И., Третьяков П.К. и др. Горение в сверхзвуковом потоке. Наука, Новосибирск, 1984.

40. Копченов В.И., Ломков К.Э., Топеха Е.А. Методы и результаты расчета течений вязкого газа в каналах и струях // VII Всесоюзный съезд по теоретической и прикладной механике. М. 1991. С.200.

41. Гуляев A.H., Козлов B.E., Секундов A.H. К созданию универсальной однопараметрической модели для турбулентной вязкости // Изв. РАН, МЖГ. 1993. №4. С.69-81.

42. Dimitrov V.I. The maximum Kinetic Mechanism and Rate Constants in the H2 02 System // React. Kinetic Catal. Lett. 1977. V.7. №1. P.81-86.

43. Bezgin L., Ganzhelo A., Gouskov O. Kopchenov V., Lomkov K. Numerical Simulation of Supersonic Mixing and Combustion Processes Applied to SCRAMJET // Proceedings of First International Aerospace Congress. 1994. Moscow, p.652-655

44. Bezgin L., Ganzhelo A., Gouskov O. Kopchenov V., Laskin I., Lomkov K. Numerical Simulation of Supersonic Flows Applied to Scramjet Duct // ISABE 95 7082. 1995. p.895-905.

45. Gouskov O. Kopchenov V. Numerical Simulation of Duct Flow at Supersonic Entry Conditions // VIII International Conference on the Methods of Aerophysical Research. Proceedings. Part III. Novosibirsk. 1996. p.84-89.

46. Bezgin L., Ganzhelo A., Gouskov O., Kopchenov V. Numerical Simulation of Viscous Non-Equilibrium Flows in Scramjet Elements // ISABE 97-7131. 1997. p.976-986.

47. B.А.Скибина и В.И.Солонина. Книга 1. Машиностроение. Москва. 2000.1. C.255-258.

48. Гуськов О.В., Копченов В.И. Численное исследование структуры течения в канале при сверхзвуковых условиях на входе // Аэромеханика и газовая динамика. 2001. №1. С.28-39.

49. Gouskov О., Kopchenov V., Lomkov К. ,Mnatsakanyan Yu., Prokhorov A., Shutov A. Numerical and experimental investigation of supersonic mixing and combustion // AIAA Paper 2001-1821. 2001.

50. Гуськов О.В., Копченов В.И. О влиянии теплового состояния стенки на процесс горения струи водорода в канале при сверхзвуковых условиях на входе // Химическая физика. 2003. (в печати)

51. Gouskov О., Danilov M., Kopchenov V. Numerical Investigation of Ignition and Flame Stabilization in Model Combustor at Supersonic Entrance Conditions // Proceedings of Fourth International Aerospace Congress. 2003. Moscow, (в печати)

52. Зверев И.Н., Смирнов Н.Н. Газодинамика горения // М. Изд-во Моск. ун-та. 1987. 307с.

53. Ю.В. Лапин, М.Х. Стрелец. Внутренние течения газовых смесей. М., Наука, 1989.

54. Турбулентные течения реагирующих газов. Под ред. П. Либби, Ф. Вильямса. М., Мир, 1983.

55. В.Р. Кузнецов, В.А. Сабельников. Турбулентность и горение. М., Наука, 1986.

56. Baldwin В., Lomax H. Thin-Layer Approximation and Algebraic Model for Separated Turbulent Flows // AIAA 78-257. 1978.

57. Козлов B.E., Секундов A.H., Смирнова И.П. Модели турбулентности для описания течения в струе сжимаемого газа// МЖГ. 1986. N6. с.38-44.

58. C.J. Jachimowski. An Analytical Study of the Hydrogen-Air Reaction Mechanism with Application to Scramjet Combustion. NASA LaRC, Technical Paper 2791, 1988.

59. Глушко В.П. Термодинамические свойства индивидуальных веществ. Т. 1,2. М.: Машиностроение. 1962.

60. Годунов С.К., Забродин А.В., Иванов М.Я., Крайко А.Н., Прокопов Г.П. Численное решение многомерных задач газовой динамики. М.: Наука. 1976.

61. Иванов М.Я., Нигматулин Р.З. Неявная схема С.К. Годунова повышенной точности для численного интегрирования уравнений Эйлера//ЖВМ и МФ. 1987. т.27. №11. с.1725-1735.

62. Иванов М.Я., Крупа В.Г., Нигматулин Р.З. Неявная схема С.К. Годунова повышенной точности для численного интегрирования уравнений Навье-Стокса // ЖВМ и МФ. 1989. т.29. №6. с.888-901.

63. Walters R.W., Dwoyer D.L. An Efficient Iteration Strategy for the Solution of the Euler Equations // AIAA Paper. 1985. №85-1501.

64. Thomas G.L., Walters R.W. Upwind Relaxation Algorithms for Navier-Stokes Equations // AIAA Paper. 1986. №86-1380.

65. Егоров И.В., Зайцев O.JI. Об одном подходе к численному решению двумерных уравнений Навье-Стокса методом сквозного счета // Ж. вычисл. матем. и матем. физики. 1991. Т31. №2. С.286-299

66. Башкин В.А., Егоров И.В., Иванов Д.В. Расчет сверхзвукового течения совершенного газа в гиперзвуковом воздухозаборнике // Изв. РАН МЖГ. 1996. №5. С. 191-200

67. Егоров И.В., Иванов Д.В. Моделирование внутренних отрывных течений с учетом химической неравновестности // Ж. вычисл. матем. и матем. физики. 1997. Т37. №4

68. Колган В.П. Использование принципа минимальных производных при построении конечно-разностных схем для расчета разрывных решений газовой динамики // Уч. зап. ЦАГИ. 1972. Т.З. №6. С.68-77.

69. Тилляева Н.И. Обобщение модифицированной схемы С.К.Годунова на пространственно неоднородные сетки // Уч. зап. ЦАГИ. 1986. Т.12. №2. С.18-26.

70. Пирумов У.Г. Газовая динамика сопел // Москва. Наука. 1990.

71. В.Н. Камзолов, У.Г. Пирумов. Расчет неравновесных течений в соплах. МЖГ, 1966, №6, с.25-33.

72. Крайко А.Н. К численному интегрированию уравнений с малым параметром при старшей производной // ЖВМ и МФ. 1969. т.9. №2. с.438-442.

73. Н.С. Галюн, А.Н. Крайко. К расчету неравновесных течений. Изв. АН СССР, Механика и машиностроение, 1964, №6, с.41-47.

74. Baruzzi G. Structured Mesh Grid Adapting Based on a Spring Analogy // Proceedings of the Conference of the CFD Society of Canada. Montreal, June 14-15, 1993. p.425-436.

75. Копченов В.И., Ломков К.Э. Численное исследование интенсификации сверхзвукового горения и профилирование камеры сгорания ГПВРД с учетом неравновесных эффектов в трехмерной постановке // Аэродинамика больших скоростей. 1997. №1. с.43-52.

76. Evans J.S., Schexnayder С.J., Beach H.L. Application of Two Dimensional Parabolic // Computer Program to Prediction of Turbulent Reacting Flows. NASA TP-1169. 1978.

77. Burrows M.C., Kurkov A.P. Supersonic Combustion of Hydrogen in a Vitiated Air Stream Using Stepped-Wall Injection // AIAA Paper. 1971. No71-721.

78. Колесников О.М. Влияние пульсаций концентраций на воспламенение пристенной струи водорода в сверхзвуковом потоке // ФГВ. 1985. т.21. №1. с.53-57.

79. Громов В.Г., Ларин О.Б., Левин В.А. Применение модели «несмешанности» для расчета турбулентной пристеночной струи водорода в спутном сверхзвуковом потоке воздуха // Химическая физика. 1984. т.З. №8. с.1190-1195.

80. Громов В.Г., Ларин О.Б., Левин В.А. Турбулентное горение водорода в пристенной струе, истекающей в спутный сверхзвуковой поток воздуха // Физ. горения и взрыва. 1987. т.23. №6. с.3-9.

81. Громов В.Г., Ларин О.Б. Тангенциальный вдув водорода в турбулентный сверхзвуковой пограничный слой // Известия АН СССР. МЖГ. 1982. №3. с.189-191.

82. Carroll В., Dutton J. Turbulence Phenomena in Multiple Normal Shock Wave/Turbulent Boundary Layer Interaction // AIAA J. v.30. №1. 1992. p.43.

83. Stalker R.J., Morgan R.G., Paul A. A shock tunnel investigation of scramjet performances with partially premixed combustion // AIAA 96-4534. 1996

84. Bouchez M., Falenpin F., Levine V., Avrashkov V., Davidenko D. French-Russian Partnetship on Hypersonic Wide-Range Ramjets // Journal of Propulsion and Power. 2001.кромкаводород1 х/с^

85. Рис.2.2. Адаптированная сетка для первой области (170x200 ячеек).у/а,

86. Рис.2.3. Адаптированная сетка для второй области {170x100 ячеек).уЧ

87. Рис.2.4. Поле давлений для первой области.а. Поле чисел Маха.х (ст)о.2о0ё+очо, иад*сч о 1а1Ф< 0. О О, 0, ое.нве«во иь^о.гоеня МЗ2 3

88. I 1 I I I I I I I ) 1 I I I I I I Г I I I I I2 3 Ч 5 В 7с!. Поде концентраций ОН. Рис.2.5с,й. Поля течения для начального участка второй области.х (ст)1 ' 18 х (ст)

89. Концентрация Н2 Концентрация N21. О 1Л

90. Рис.2.6а. Массовые концентрации веществ по у/с^ в сечении х/^=8.26, Сплошная линия конечная толщина кромки, штриховая линия - острая кромка,квадратики эксперимент1Л гчи // \ \ // ^ \ N0 \ \ \ \ у //' 3 / / \ ¡к \ \ \ > а 11)и