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2014年05月25日

(2014-05-25 17:51:23)
标签:

杂谈

分类: 科技、军事(导弹)




高超声速( Hypersonic )这一术语是我国著名科学家钱学森于1964年在他的一篇重要论文中首创的。高超声速流动的定义有两种形式:(1)指马赫数 ≥ 5 的流动,这是一般教科书所采用的经验方法,并不能作为判据;(2)指某种高速流动范围。在此范围内,某些在超声速时并不显著的物理化学现象,由于马赫数的增大而变得重要了。事实上,要给高超声速下一个简明而准确的定义是困难的,因为超声速与高超声速的区别不像亚声速与超声速那样明显。亚声速与超声速流动以马赫数 =1 为界线,而 <1 与 >1 的流动在本质上是不同的;然而,如果用 =5 作为区分超声速与高超声速流动的界线,实际上 =4.99 和 =5.01 两种流动之间不会有明显的不同。可见,上述两种定义中,前者并不严格,但其优点是简单而直观,有助于初步建立高超声速空气动力学概念;后者比较逼真,但要理解这个定义,首先必须了解高超声速与超声速相比会出现哪些新的流动特征。这些特征可以归纳为由于马赫数非常高而产生的流体力学上的特征,和由于流动能量很大而引起的流体物理或化学特征。下面分几个方面来叙述这些特征。



1)流场的非线性性质

当 的高超声速气流受到扰动时,即使扰动速度与来流速度相比是十分微小的,但同声速相比可能并不小,因此微小的速度改变也会引起气流热力学参数相当大的变化。由理想一维流动的运动方程、完全气体状态方程和等熵关系式可得如下关系式:

(12.1a)

(12.1b)

(12.1c)

以上 各式说明,当 >>1时,即使微小的速度变化也将引起气流压强、密度、温度和声速等参数发生相当大的变化。因此,我们就不能根据微弱扰动像超声速流那样采用小扰动假设使方程线性化了,而必须保留方程中的非线性项。高超声速流场的这种非线性性质,显然使扰流问题的理论研究更为复杂和困难。

但是,由于马赫角随 数的增加而减少,高超声速流中某些空气动力学问题与超声速时相比反而变得相对简单起来。例如,翼剖面的结果可以直接应用于有限翼展,而略去翼梢的影响;飞行器各部件之间干扰的严重程度大为降低,允许用简单的方法进行计算,甚至完全忽略不计等等。

2) 薄激波层

根据 气体动力学的斜激波理论,在气流偏转角给定的情况下,激波波后的密度增量随来流马赫数的增加而迅速增大。波后气体密度越高,对质量流量而言,所需面积越小。这意味着在高超声速流动中激波与物面之间的距离很小。激波与物面之间的流场称为激波层。高超声速绕物体流动的基本特征之一就是激波层很薄,而且,激波形状与物形往往很接近。例如,马赫数 =36绕半楔角为15度的高超声速流动,假定气体为比热比 =1.4的 量热 完全气体,按照理想气体斜激波理论,激波倾角仅为18度,见图12.1。



图 12.1高超声速 薄激波层

如果 计及高温化学反应的影响,激波角将更小。显然,激波紧靠物体,激波层很薄如图 12.1所示。这一现象引起某些物理上的复杂化,如激波自身的厚度消失于激波层中,又如在低雷诺数下,沿物面增长的边界层对流动的影响变得十分重要等。不过,在高雷诺数下,激波层可视为无粘流,加之激波层很薄,这给理论分析带来了便利,形成了可视为“薄激波层理论”的分析方法。

在极端情况下,薄激波层趋近于 1687年牛顿假定的流体动力学模型,这就是高超声速空气动力学的近似计算中常用的、既简单又直观的“牛顿理论”。关于激波层的计算将在后文中进行讨论。

3) 熵层

高超声速飞行器都做成钝头部,即使是细长飞行器也都做成微钝头细长体,这是因为根据高超声速层流边界层方程的自相似解,头部驻点处的对流传热与头部曲率半径的平方根成反比,将头部钝化可以减轻热载荷。如图 12.2所示,将图12.1的尖楔变成钝头楔。



图12.2 高超声速熵层

在高马赫数下,钝头上的激波层很薄,激波脱体距离 d 亦很小。在头部区域,激波强烈弯曲。我们知道,流体通过激波后引起熵增,激波越强,熵增越大。在流动的中心线附近,弯曲激波几乎与流线垂直,故中心线附近的熵增较大。距流动中心线较远处,激波较弱,相应的熵增也较少。因此,在头部区域形成了一层低密度、中等超声速、低能、高熵、大熵梯度的气流,称为“ 熵层 ”。该熵层向下游流动,并覆盖在物体上。沿物面增长的边界层处于熵层之内,并受熵层影响,熵层处在激波层的内层,它和边界层是两个不同的概念。根据可压缩流动的Crocco定理可知,存在熵梯度的场必为有旋场,所以熵层为强旋涡区,有时把熵层影响称为“ 涡干扰 ”。熵层的存在给物面边界层的计算带来困难,因为确定这种边界层的外缘条件是一个难题。

4) 粘性干扰

以高超声速平板边界层为例。高速或高超声速流动具有很大的动能,在边界层内,粘性效应使流速变慢时,损失的动能部分转变为气体的内能,这称为粘性耗散,且随之边界层内的温度升高。

这种温度升高控制了高超声速边界层的特征。例如,气体的粘性系数随温度升高而增大,其结果使得边界层变厚;另外,边界层内的法向压力 p 为常数。由状态方程ρ = p /RT可知,温度增加导致密度减小,对边界层内的质量流而言,密度减小需要较大的面积,其结果也是使边界层变厚。这两种现象的联合作用,使得高超声速边界层的增长比低速情形更为迅速。对平板可压缩边界层而言,边界层厚度δ可表示为:

δ∝ / (12.2)

式中, 为自由流马赫数, 为当地雷诺数。可见, 与 成比例,在高超声速速度下它将变得异常地大。

高超声速流动的边界层较厚 , 相应的位移厚度也较大,由此对边界层外的无粘流动将施加较大的影响,使外部无粘流动发生很大改变,这一改变反过来又影响边界层的增长。这种边界层与外部无粘流动之间的相互作用称为 粘性干扰 。粘性干扰对物面的压力分布有重要影响,由此,对高超声速飞行器的升力、阻力和稳定性都造成重要影响。另外,粘性干扰使物面摩擦力和传热率增大。高超声速飞行器上的边界层在某些情况下变得与激波层差不多厚。对于这种情况,激波层必须视为全粘性的,通常的边界层分析方法已不再适用。

5)高温流动和真实气体效应

如上所述,高速或高超声速流动的动能被边界层内的摩擦效应所消耗,极大的粘性耗散使得高超声速边界层内的温度非常高,足以激发分子内的振动能,并引起边界层内的气体离解,甚至电离。如果高超声速飞行器表面用烧蚀防热层保护,那么,边界层中将有烧蚀产物,并引起复杂的碳氢化合反应。基于这两个原因,高超声速飞行器表面将被化学反应边界层所覆盖。在高超声速飞行器上,不仅有高温边界层流动区,对钝头飞行器而言,还有头部高温区。

钝头飞行器头部的弓形激波是正激波或接近于正激波。在高超声速情况下,这种强激波波后的气体温度极高。例如,在高度 H=59km、 =258K、 =36,钝头体头部弓形激波后的温度,如取k=1.4,并按正激波关系计算, 65260K(考虑真实气体效应, 11000K),远比太阳表面温度(约6000K)要高。如果要精确计算激波层的温度,必须计及化学反应的影响,比热比为常数或k=1.4的假设不再有效。由此可见,对高超声速流动,不仅边界层内有化学反应,而且整个激波层内都为 化学反应流动 所控制。

下面简要分析一下高温气体的物理性质。

在经典热力学和可压缩流动研究中,通常假定气体的比热比为常数,即比热比 k= / 是常数,称在这些假定下比热比k为常数的气体为量热完全气体(见第一章),这种运动气体的压力、密度、温度和马赫数之间存在理想的函数关系。然而,当气体温度很高时,气体的热力学性质变成“非理想”的,原因有二:一是非惰性气体分子的振动能被激发,使比热比 和 变成温度的函数,随之,比热比k也变成温度的函数,对空气而言,当温度大于800K时,这种影响变得很重要;二是如果气体温度进一步增高,将出现化学反应,对平衡的化学反应气体而言, 和 是温度和压力的函数,相应地有k=f(p,T)。以空气为例,在一个标准大气压下,温度达到2000K左右时,氧气开始离解( →2 );达到4000K左右时,氧分子全部离解,在此温度下,氮气开始离解( → );到9000K时,氮分子全部离解;在9000K以上,出现电离( → , → ),气体变成部分电离的等离子体。所有这些现象叫做 高温效应 ,在空气动力学中称之为 真实气体效应 。与流体微元通过流场所需要的时间相比,如果振动激发和化学反应所需的时间非常小,则称为振动和化学 平衡流动 ;如果反应所需的时间非常大,则称为化学 冻结流动 ;而介于这两者之间的情形称为化学 非平衡流动 。对于非平衡流动,分析要困难得多,需要将流体力学方程和化学动力学方程耦合考虑。

另外,高超声速飞行器上高温流动产生的一个物理现象是:飞行器再入大气层期间,在某一高度和某一速度下将出现“ 通讯中断 ”,这时飞行器不能向外发射或接收无线电波。这种现象是由高温气体的电离反应所造成的,电离反应产生自由电子,自由电子吸收了无线电波,使得无线电波既不能传进飞行器内部,也不能从飞行器内部传出来。



单级入轨可重复使用航天运载飞行器 “ 冒险星 ” 的 1/2 比例的原型机



6) 严重的气动加热问题



图 12.3高超声速流动的物理特性示意图

在超声速中物面附面层内气流受到粘性滞止,气体微团的动能转变为热能造成壁面附近气温升高,高温空气将不断向低温壁面传热,这就是所谓的 气动加热 现象。对高超声速流,由于马赫数很高,附面层内贴近物面的气温能达到接近驻点温度的高温,气动加热变得十分严重。如上例中 65260K,而实际上按平衡流计算出的 11000K,这仍是非常高的温度。因而热防护是航天器设计中的一个关键问题。

7) 高空、高超声速流动存在低密度效应

现代的高超声速飞行器在大气密度很低的高空持续飞行,低密度效应对空气动力的影响很重要。当飞行高度极高时,密度可以如此之低,以至于分子的平均自由程(分子与相邻分子碰撞之间分子移动的平均距离)与飞行器的特征长度具有相同的量级。空气介质不再呈现连续性,必须采用与连续流完全不同的方法来研究这种流动。通常用分子运动论的技术来处理。当与飞行器表面相撞后由表面反射的分子与入射分子不发生相互作用时,这种流动被称为自由分子流。当飞行高度下降到一定高度时,尽管连续介质的控制方程近似成立,但物面处的边界条件必须被修正。低密度时物面处的速度不为零,应取一定大小的值,称为 速度滑移条件 。与此相似,壁面处的气 体温度也不同于壁温,称此为 温度跳跃条件 。另外,高空低密度时,激波本身的厚度要变大,通常对激波所作的间断面假设不再有效,经典的 兰金 -雨贡纽( Rankine-Hugoniot)激波关系式必须进行修正。这些都是低密度时重要的物理现象。

综上所述,高超声速流动区别于超声速流动的基本特征为: 流场的非线性性质 、 薄激波层 、 熵层 、 粘性干扰 、 高温流动和真实气体效应 、 严重的气动加热问题 以及 高空、高超声速流动存在低密度效应 。


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