液體火箭尾焰復(fù)燃流場和紅外輻射特性研究

液體火箭尾焰復(fù)燃流場和紅外輻射特性研究

0尾火焰紅外輻射特性的研究液體發(fā)射光的低溫氣體在尾火焰中完全燃燒后，二次燃燒（復(fù)燃燒）會(huì)增加耀斑的溫度，增加耀斑的輻射強(qiáng)度。然而，考慮到復(fù)燃過程中復(fù)雜反應(yīng)和反應(yīng)的影響，應(yīng)將誤塊的計(jì)算方法與復(fù)雜反應(yīng)的影響進(jìn)行計(jì)算，這將顯著增加流場計(jì)算的難度和工作量。因此，有必要定量研究復(fù)燃對尾火焰紅外輻射的影響，并在計(jì)算中考慮復(fù)燃反應(yīng)。目前,尾焰紅外輻射特性的研究文獻(xiàn)較多,主要使用蒙特卡洛法、反向蒙特卡洛法、六流法、有限體積法、離散坐標(biāo)法和C-G譜帶法等.但是,上述文獻(xiàn)沒有討論復(fù)燃對液體火箭尾焰紅外輻射特性的影響.姜毅和Tro-yes等人研究了復(fù)燃對流場溫度和組分分布的影響,但并未涉及其對尾焰紅外輻射特性的影響.王偉臣等人研究了尾焰復(fù)燃對尾焰流場的影響,并計(jì)算了流場內(nèi)局部點(diǎn)的輻射強(qiáng)度,但是也沒有涉及復(fù)燃對尾焰的整體光譜輻射特性的影響.為了定量研究復(fù)燃對液體火箭尾焰紅外輻射特性的影響程度,本文建立了一個(gè)較完整的計(jì)算模型,首先,使用FLUENT軟件計(jì)算尾焰復(fù)燃流場,使用有限速率化學(xué)反應(yīng)模型計(jì)算復(fù)燃反應(yīng);然后,使用基于HITEMP數(shù)據(jù)庫的窄帶模型計(jì)算尾焰中氣體的輻射參量;最后,使用有限體積法(FiniteVolumeMethod,FVM))編程求解尾焰中的輻射傳輸方程(RadiationTransferEquation,RTE).利用上述模型,研究了典型條件下復(fù)燃對液體火箭尾焰紅外輻射特性的影響并分析了影響產(chǎn)生的原因.1計(jì)算模型1.1耦合求解模型使用FLUENT軟件計(jì)算流場,選擇基于密度的隱式求解器進(jìn)行求解,耦合求解連續(xù)方程、動(dòng)量方程、能量方程和組分輸運(yùn)方程,湍流模型選用選擇標(biāo)準(zhǔn)κ-ε兩方程模型,壁面附近采用標(biāo)準(zhǔn)壁面函數(shù).1.2流場能量守恒方程的計(jì)算尾焰中化學(xué)反應(yīng)主要發(fā)生在近場混合區(qū),該區(qū)域基本為超聲速流,故選擇層流有限速率模型.使用Arrhenius公式計(jì)算化學(xué)源項(xiàng).第r個(gè)反應(yīng)的化學(xué)反應(yīng)方程式為Ν∑i=1ν′i,rΜikf,r?kb,rΝ∑i=1ν?i,rΜi(1)∑i=1Nν′i,rMi?kb,rkf,r∑i=1Nν?i,rMi(1)式中,N是系統(tǒng)中化學(xué)物質(zhì)數(shù)目,ν′i,r是反應(yīng)r中反應(yīng)物i的化學(xué)計(jì)量系數(shù),ν?i,r?i,r是反應(yīng)r中生成物i的化學(xué)計(jì)量系數(shù),Mi是第i種物質(zhì)的符號,kf,r是反應(yīng)r的正向速率常量,kb,r是反應(yīng)r的逆向速率常量.用Arrhenius定律表示的正向化學(xué)反應(yīng)速率常量為kf=ArTnexp(-Er/RT)(2)式中,Ar是指前因子,n是溫度指數(shù),Er是活化能,R是通用氣體常量.流場中組分i凈生成速率由其參加的Nr個(gè)化學(xué)反應(yīng)的Arrhenius反應(yīng)源的和計(jì)算得到Ri=Μw,iΝr∑r=1∧Ri,r(3)式中Mw,i是第i種物質(zhì)的分子量,∧Ri,r是第i種物質(zhì)在第r個(gè)反應(yīng)中的產(chǎn)生/分解速率.流場能量守恒方程中化學(xué)源項(xiàng)的Sh表達(dá)式為Sh=-∑ih0iΜw,iRi(4)式中,h0i是組分i氣體的標(biāo)準(zhǔn)狀態(tài)焓.1.3平均透過率測定CO2和H2O是尾焰中最主要的輻射氣體,忽略其它氣體成分對尾焰輻射的影響,使用窄帶模型計(jì)算二者的輻射參量,每種氣體組分的平均透過率ˉτω為ˉτω=exp(-2ˉγˉd(√1+uˉκˉdˉγ-1))(5)式中ω為波數(shù),u=PiL(296/T),標(biāo)準(zhǔn)化到0.101MPa,296K;Pi為第i種氣體組分的分壓力,L為物理行程長度,ˉκ、1/ˉd和ˉγ分別為ω處的氣體組分的平均吸收系數(shù)、譜線密度和譜線平均半寬,以HITEMP數(shù)據(jù)庫為基礎(chǔ)計(jì)算.尾焰氣體總的透過率為兩種組分透過率之積.1.4尾火焰光譜輻射強(qiáng)度計(jì)算的方差分析在吸收、發(fā)射、散射性介質(zhì)內(nèi)輻射傳遞方程的表達(dá)式為dLλ(s,ω)ds=-αλ(s)Lλ(s,ω)+αλ(s)Lbλ(s)-σλ(s)?Lλ(s,ω)+σλ(s)4π∫ωi=4πLλ(s,ωi)Φ(λ,ωi,ω)dωi(6)式中,Lλ(s,ω)是空間位置s傳輸方向ω波長λ處的光譜輻射亮度,αλ(s)和σλ(s)是介質(zhì)的光譜吸收系數(shù)和光譜散射系數(shù),Φ(λ,ωi,ω)是光譜散射相函數(shù).尾焰中輻射傳遞方程的求解使用有限體積法完成,其基本思想是保證微每個(gè)控制體在每個(gè)立體角內(nèi)的輻射能量守恒.首先需要對空間和角度進(jìn)行離散.空間離散是指將計(jì)算域離散為互不重疊的控制體積VP;角度離散是指將4π空間離散為互不重疊的立體角Ωm,如圖1.在控制體積VP和控制立體角Ωm內(nèi)對輻射傳遞方程式(5)積分,并運(yùn)用高斯公式,可得輻射能量守恒方程的有限體積表達(dá)式為∫Ωm∫AcLλ(c,Ωm)(sm?nj)dAcdΩm=∫Ωm∫Vp[-αλ(s)?Lλ(s,Ωm)+αλ(s)Lbλ(s)-σλ(s)Lλ(s,Ωm)+σλ(s)4π∫Ωl=4πLλ(s,Ωl)Φ(λ,Ωl,Ωm)dΩl]dVdΩm(7)式中,Lλ(c,Ωm)是控制體環(huán)表面c上第m個(gè)控制角的光譜輻射亮度,sm是方向矢量,表示第m個(gè)立體角的中心,nj是控制體外表面單位法矢量,Dmj為外表面的面積.液體火箭尾焰中固體粒子的散射作用可以忽略,此時(shí)式(7)可以簡化為∫Ωm∫AcLλ(c,Ωm)(sm?nj)dAcdΩm=∫Ωm∫Vp[-αλ(s)?Lλ(s,Ωm)+αλ(s)Lbλ(s)]dVdΩm(8)設(shè)在每個(gè)立體角m內(nèi),控制體各外表面上的輻射亮度近似地等于相應(yīng)外表面中心的積分點(diǎn)j處的輻射亮度值表示,同時(shí)假設(shè)在控制體積VP的控制立體角Ωm內(nèi)的光譜輻射亮度相等,近似由位于控制體內(nèi)節(jié)點(diǎn)P上的值表示,則式(8)可以表示為式(9),等號左邊為微體外表面凈出射輻射通量,右邊為微體內(nèi)輻射凈增益量.Μ∑jAc,jLmλ,c,jDmj=[-(1-τsmλ,Ρ)Lmλ,Ρ+(1-τsmλ,Ρ)Lbλ,Ρ]AsmsectionΩm(9)式中,M為控制體外表面的個(gè)數(shù),Ac,j為第j個(gè)外表面的面積,Lmλ,c,j為波長λ附近,第j個(gè)外表面中心處在第m個(gè)控制角內(nèi)的輻射亮度,Dmj為第j個(gè)外表面對第m個(gè)控制角的方向權(quán)值.τsmλ,Ρ為控制體P在sm方向在波長(附近的透過率,使用式(5)計(jì)算,Lmλ,Ρ為控制體P在控制角m內(nèi)波長(附近的輻射亮度,Lbλ,P為控制體P在波長λ附近的黑體輻射亮度.Asmsection為微體在sm方向的截面積,Ωm為控制角m的立體角.計(jì)算方程中Lmλ,c,j時(shí),使用輻射傳輸上游方向控制體中心的光譜輻射亮度代替邊界面的光譜亮度,即,若Dmj>0,則Lmλ,c,j=Lmλ,Ρ,否則Lmλ,c,j=Lmλ,J.其中,Dmj>0,表示在j面第m個(gè)控制角輻射從控制體p出射,下標(biāo)J=E,W,S,N,T,B,代表與控制體P各個(gè)相鄰控制體的中心節(jié)點(diǎn).方程(9)使用CGSTAB方法求解.求出最外層微體的外表面光譜輻射亮度后,可以進(jìn)一步求出尾焰光譜輻射強(qiáng)度.2計(jì)算和分析2.1研究結(jié)果對比為了驗(yàn)證模型的正確性,使用本文模型計(jì)算TitanⅢB的尾焰復(fù)燃流場和光譜輻射強(qiáng)度,并與(美國)國家航空航天局(NationalAeronauticsandSpaceAdministration,NASA)使用SPF/SIRRM計(jì)算的結(jié)果進(jìn)行對比,圖2(a)和圖2(b)分別本文模型和SPF/SIRRM的計(jì)算結(jié)果.由圖可以看出,二者光譜輻射曲線的分布規(guī)律是基本一致的,除了在2.5μm附近差異較大,二者輻射強(qiáng)度大小也比較接近,在2.5～3.0μm和4.2～4.7μm兩個(gè)主要輻射波段平均輻射強(qiáng)度的差異比例在20%之內(nèi).由于尾焰輻射的計(jì)算涉及射流流場的計(jì)算、復(fù)燃反應(yīng)的計(jì)算、氣體輻射參量的計(jì)算以及輻射傳輸方程的求解等復(fù)雜過程,故通對比圖2(a)和圖2(b)的光譜輻射曲線可以證明本文模型的正確性.2.2網(wǎng)格劃分實(shí)驗(yàn)考慮尾焰流場的對稱性,選取計(jì)算區(qū)域如圖3(a),其中,L和R分別為計(jì)算區(qū)域的長度和半徑,L×R=300m×20m,噴口喉部半徑為10cm,噴管出口半徑為30cm.邊界條件定義如下,AB為噴管入口,使用壓力入口邊界條件,壓強(qiáng)為4.8MPa,溫度為3550K.CD和DE為壓力遠(yuǎn)場邊界條件,壓強(qiáng)為101325Pa,溫度為288K,自由來流的馬赫數(shù)為0.2,EF為壓力出口邊界條件,設(shè)定壓強(qiáng)和溫度分別為101325Pa和288K,BC為火箭噴管的內(nèi)壁面,AF為噴管和流場的對稱軸.噴口附近區(qū)域網(wǎng)格劃分的放大圖如圖3(b)對噴管內(nèi)和近場尾焰流場變化較劇烈的區(qū)域使用精細(xì)網(wǎng)格,在變化緩慢的遠(yuǎn)場區(qū)域,設(shè)置計(jì)算網(wǎng)格逐漸稀疏,同時(shí)為提高計(jì)算收斂性,對噴管內(nèi)壁和流場邊界附近的網(wǎng)格作進(jìn)一步加密.仿真實(shí)驗(yàn)結(jié)果驗(yàn)證了此網(wǎng)格劃分方案的可行性.根據(jù)流場溫度分布,選取底面半徑和高分別為5m和300m的圓柱體區(qū)域內(nèi)的尾焰計(jì)算紅外輻射.對圓柱區(qū)域劃分計(jì)算網(wǎng)格時(shí),軸向、半徑方向和圓周方向的節(jié)點(diǎn)數(shù)分別為60,18和18.與軸向所成俯仰角離散數(shù)為13,沿圓周方向角度離散個(gè)數(shù)為18.計(jì)算光譜范圍為2～5μm,窄帶模型的帶寬為12cm-1.2.3復(fù)燃對軸線溫度和輻射的影響為了方便對比,將復(fù)燃尾焰流場和凍結(jié)(復(fù)燃反應(yīng))流場近場區(qū)域的靜溫云圖對稱地繪于圖4中y=0軸上下兩側(cè),由圖可見,在尾焰混合層區(qū)域,復(fù)燃使溫度升高較多,這是由于流場中未完全燃燒的氣體與空氣中的氧氣在此混合,發(fā)生化學(xué)反應(yīng),導(dǎo)致溫度升高.圖5為復(fù)燃對尾焰軸線溫度和主要輻射氣體含量的影響.其中,圖5(a)為復(fù)燃尾焰與凍結(jié)尾焰軸線溫度分布情況,可以發(fā)現(xiàn),復(fù)燃使軸線溫度的增幅呈先增加后減小趨勢,從x=4m附近開始有明顯的升溫,且在x=7m處升溫達(dá)到最大值約210K,到60m升溫幅度降到20K左右.圖5(b)和圖5(c)分別為復(fù)燃尾焰與凍結(jié)尾焰沿軸線CO2和H2O的摩爾分?jǐn)?shù)分布情況,可以發(fā)現(xiàn)復(fù)燃可以增加CO2和H2O的含量,且增幅規(guī)律與溫度較一致,都是呈先增加后減小趨勢,在x=7m附近達(dá)到增幅最大值.圖6為尾焰復(fù)燃前后輻射變化情況,其中,圖6(a)為復(fù)燃前后光譜紅外輻射強(qiáng)度曲線,圖6(b)為復(fù)燃導(dǎo)致光譜輻射強(qiáng)度的增加量和增加比例.觀察圖6可以發(fā)現(xiàn),復(fù)燃可以顯著增加尾焰光譜輻射強(qiáng)度,且由于H2O和CO2為選擇性輻射氣體,尾焰在其兩個(gè)主要輻射波段2.5～3.0μm和4.2～4.7μm輻射強(qiáng)度增幅較大,最大約為8×104W/sr/μm.增加比例則在在2～5μm波段都較大,最大增加比例達(dá)到77%左右,在2.5～3.0μm和4.2～4.7μm兩個(gè)主要輻射波段平均輻射強(qiáng)度的增加比例分別達(dá)到了30.8%和28.3%.結(jié)合復(fù)燃對尾焰流場溫度和組分的影響,可以推斷,尾焰輻射的大幅增加,是由于復(fù)燃反應(yīng)同時(shí)增加了尾焰溫度和主要輻射氣體的含量.3復(fù)燃液體火箭炮尾火焰紅外輻射強(qiáng)度本文建立了一個(gè)可以定量計(jì)算液體火箭尾焰復(fù)燃流場和紅外輻射特性的模型,據(jù)此研究了復(fù)燃對尾焰流場和紅外輻射強(qiáng)度的影響,得到以下結(jié)論:1)復(fù)燃不僅可以明顯增加液體火箭尾焰流場溫度,還可以增加尾焰主要輻射氣體的含量;2)復(fù)燃可以大幅增加液體火箭尾焰紅外輻射強(qiáng)度,2.5