XXXX 年 XX 月

第 XX 卷 第 XX 期

XX XXXX

Vol.XX No.XX

推 进 技 术

JOURNA L O F PRO PU L S ION TECHNO LOGY

210450-1

中心锥对旋转爆轰发动机内外流场影响的

三维数值模拟研究 *

韩新培，翁春生，郑 权，续 晗，肖 强，冯文康

（南京理工大学 瞬态物理国家重点实验室，江苏 南京 210016）

摘 要：为探究中心锥对旋转爆轰发动机 （Rotating detonation engine，简称RDE） 内外流场结构与

推进性能的影响，设计了 90°，60°，45°，30°，20°，14°锥角与基准结构 7 种构型，对燃烧室内径为

78mm、外径为88mm、长度为100mm的RDE进行三维数值模拟，获得了各构型下详尽的流场参数。结

果表明：在本文构型下中心锥对内流场影响很小，各构型的内流场参数与结构基本一致；中心锥对外流

场的爆轰产物有轴向加速与径向吸附作用，能够调控尾部区域的流场特性；中心锥对由压差项产生的推

力具有显著的提升效果，最佳推力性能出现在20°中心锥构型中，RDE总推力增益达22.8%。研究结果

揭示了中心锥对RDE推力影响的作用机理，阐明了锥角对推进性能的影响规律，对带锥形构型的尾喷

管设计工作提供了参考。

关键词：旋转爆轰发动机；燃烧室；流场数值模拟；中心锥；波系结构；推进性能

中图分类号：V231.12+

2 文献标识码：A 文章编号：1001-4055（XXXX）XX-210450-11

DOI：10.13675/j.cnki. tjjs. 210450

Three Dimensional Numerical Simulation of Effects of

Aerospike on Internal and External Flow Field of

Rotating Detonation Engine

HAN Xin-pei，WENG Chun-sheng，ZHENG-Quan ，XU-Han ，XIAO-Qiang ，FENG Wen-kang

（National Key Lab of Transient Physics，Nanjing University of Science and Technology，Nanjing 210094，China）

Abstract：In order to explore the effects of aerospike on the internal and external flow field structure and

propulsion performance of Rotating Detonation Engine（RDE），seven configurations with angles of 90°，60°，

45°，30°，20°，14° and reference configuration were designed. The combustion chamber with inner diameter of

78mm，outer diameter of 88mm and length of 100mm was numerically simulated，and the detailed flow field pa⁃

rameters under each configuration were obtained. The results show that aerospike has little effect on the internal

flow field，and the parameters as well as the structure of internal flow field of each configuration are basically con⁃

sistent. The aerospike has the effect of axial acceleration and radial adsorption on the detonation products of exter⁃

nal flow field，which can change the structure of the external flow field. Aerospike can significantly increase the

* 收稿日期：2021-07-08；修订日期：2021-09-10。

基金项目：国家自然科学基金 （11802137）；瞬态物理国家重点实验室基金 （JCKYS2020606002）；中央高校基本科研业务

专项基金（30919011259）；江苏省研究生科研与实践创新计划项目（KYCX20_0369）。

作者简介：韩新培，博士生，研究领域为爆轰推进。

通讯作者：翁春生，博士，教授，研究领域为爆震、爆轰推进。

引用格式：韩新培，翁春生，郑 权，等.中心锥对旋转爆轰发动机内外流场影响的三维数值模拟研究［J］.推进技术，XXXX，

XX（XX）：210450. （HAN Xin-pei，WENG Chun-sheng，ZHENG-Quan，et al. Three Dimensional Numerical

Simulation of Effects of Aerospike on Internal and External Flow Field of Rotating Detonation Engine［J］. Journal of

Propulsion Technology，XXXX，XX（XX）：210450.）

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thrust generated by the pressure term，with the maximum one occurring in the configuration of 20°，the total

thrust gain of RDE is 22.8%. The results reveal the mechanism of the influence of aerospike on RDE thrust，clari⁃

fy the law of the influence of aerospike angle on propulsion performance，and provide a reference for the design of

nozzle with conical configuration.

Key words： Rotating detonation engine； Combustor； Flow field； Numerical simulation； Aerospike；

Wave structure；Propulsive performance

1 引 言

爆轰波是由激波与化学反应强烈耦合的超声速

燃烧波，其极高的释热速率使得爆轰燃烧接近等容

燃烧，基于爆轰燃烧的动力装置热循环效率更高［1］

，

结构也更为简单。旋转爆轰发动机（Rotating detona⁃

tion engine，简称 RDE）作为爆轰推进的一种应用形

式，具有释热效率高、结构简单与工作范围宽等诸多

优势，是未来高性能、宽速域、宽空域空天动力装置

的 理 想 方 案 ，已 成 为 航 空 航 天 领 域 研 究 的 热 点 与

前沿［2-3］

。

RDE 作为一种推进装置，如何提高其推进性能

一直是研究的热点，目前看来燃料类型［4-5］

、燃烧室结

构［6-7］

、传播模态［8-9］

以及尾部构型等均能对 RDE 的推

进性能产生影响，其中尾部构型对推进性能影响很

大。在尾部构型相关实验研究方面，研究人员发现

喷管能提高 RDE 的推力和比冲［10-12］，不同结构的喷

管对 RDE 的性能影响也各不相同［13］

。同时由于 RDE

的环形燃烧室结构，中心锥与环形燃烧室不仅具有

很好的结构匹配性，而且还能进一步提升其性能，因

此不少学者对带中心锥的 RDE 产生了兴趣。Kind⁃

racki 等［14］设计了两种不同尺寸的发动机实验装置，

分别在带有中心锥和塞式喷管的 RDE 上获得了约

43N 与 300N 的推力。Rankin 等［15］

设计了一种带拉瓦

尔喷管和中心锥的 RDE 进行实验，研究了该构型对

RDE 尾部流场结构的影响，发现尾部流场均匀性有

所提高。Ishihara 等［16］

对乙烯-氧混合气体 RDE 进行

研究发现尾部带中心锥的 RDE 推进性能比不带中心

锥的提高 6％~10％，而且尾焰长度增长了 27cm，形状

更加笔直。魏万里等［17］

通过变化中心锥的角度和位

置，发现 RDE 的推力性能随着角度的减小有增大的

趋势，而且不同中心锥角度下的尾焰形状明显不同。

上述实验结果表明中心锥对 RDE 流场结构与推进性

能具有明显的影响，但是由于测量手段、测量方法等

因素的限制，通过现有的实验数据很难重构 RDE 外

流场对其进行深入研究，这项工作有必要借助数值

模拟来进行。

目前对带有中心锥的 RDE 数值研究还比较少。

Harroun 等［18］对不带中心锥与带中心锥的两种构型

RDE 进行数值模拟，发现带中心锥 RDE 的推力性能

提高了 16%。Nicolas 等［19］与 Kurita 等［20］模拟了加装

50°中心锥的带阻塞比燃烧室与等直燃烧室的流场结

构，发现阻塞比能提高燃烧室的压力与推进性能。Yi

等［21］

通过三维数值模拟研究了带锥形结构的喷管形

状、长度和中心锥角度对 H2/Air RDE 推进性能的影

响，发现在喷管长度为 40mm，中心锥角度为 10°时可

以获得最佳的推进性能和较低的总压损失，但并未

揭示原因。可以发现上述数值模拟大都提前选定一

个中心锥角度进行，尚未有人针对中心锥角度对爆

轰流场的影响展开系统性研究，中心锥角度对 RDE

内外流场结构与推进性能的影响规律尚不明确，而

且 Sun 等［22］

在对带壁厚的燃烧室模型进行研究时发

现，RDE 环形燃烧室出口高速气流的引射作用会在

内柱端面产生负压，这将对推进性能产生不利的影

响。因此用中心锥替换内柱端面，开展中心锥角度

对 RDE 推进性能和流场结构影响的数值研究工作十

分必要。

鉴于目前中心锥角度对 RDE 流场结构与推进性

能的影响规律尚不明确，本文通过对角度为 90°，60°，

45°，30°，20°，14°的六种中心锥构型与基准构型（无

中心锥）进行模拟研究，获得了各构型下详尽的流场

结构与参数，分析中心锥角度对流场结构影响规律，

揭示中心锥对推力性能的作用机理，对进一步设计

带锥形结构的尾喷管提供一定的参考。

2 物理模型与计算方法

2.1 物理模型与计算域划分

本文选用笛卡尔坐标系，选取燃烧室入口平面

中心点为坐标原点，燃烧室尺寸与中心锥结构如图 1

所示，其中燃烧室为 r1=39mm，r2=44mm，l=100mm 的

环形结构，燃烧室出口处设置了锥角为 θ 的中心锥，θ

分别取值为 14°，20°，30°，45°，60°，90°，当 θ 增加到

180°时，即为无中心锥的基准构型。外流场是长度为

L，半径 R=100mm 的圆柱形结构，为节约计算资源，L

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取值范围随着锥角 θ 的变化在 200～500mm 变化，确

保外流场完全包含中心锥并有一定余量。

该模型计算域如图 2 所示，分为两个区域，其中

（1）为内流场区域，（2）为外流场区域，采用前处理软

件 ANSYS ICEM CFD 使用混合网格的方式进行网格

划分。内流场区域（1）使用结构化网格进行划分，平

均网格尺寸为 0.8mm，采用“O”网格技术提升网格质

量。较大的网格尺寸虽然无法精细模拟爆轰波的细

致结构，但是可以准确捕捉爆轰流场典型特征，在之

前对爆轰燃烧室的模拟工作中已经证明 0.25~1mm

网格尺寸得到的爆轰波速度与压力几乎一致［23］，本

研究主要是为了探究流场结构与推进性能的变化规

律，所以对于本文的研究目的来说 0.8mm 结构化网格

是可以接受的。外流场区域（2）使用混合网格进行

划分，由于燃烧室出口与中心锥面上的流动参数变

化较大，并且这些区域为本研究重点关注区域，因此

采用网格质量较优的多面体网格对这些区域进行了

局部加密；外流场其他区域流动参数变化较小，考虑

到计算资源成本问题，在网格增长率 ≤1.2 的情况下适

当地增加该部分网格尺寸，外流场边缘处最大网格

尺寸为 2mm。各计算模型的网格总数为 1.75×107

~

2.55×107

。

2.2 数值方法

本文采用 ANSYS FLUENT 软件，基于理想气体

假设进行三维数值模拟。在现有关于爆轰数值模拟

的文献中，已有大量研究采用无粘 Euler 方程对爆轰

波的特征结构、流场以及动力学特性展开了详细的

模拟，尤其是 Oran 等［24］

和武丹等［25］

就 Euler 方程计算

爆轰流场的可行性做了深入分析，认为粘性在爆轰

流场的数值模拟中影响较小。而且，Nicolas 等［19］和

Kurita 等［20］在计算带锥形结构的爆轰流场过程中也

忽略了粘性、扩散和热传导等输运效应的影响。鉴

于这些研究得出的结论，本文利用密度基隐式求解

器求解三维非稳态 Euler 方程，采用三阶 MUSCL 格

式对对流项进行离散，物理通量采用 AUSM 格式进

行分解，时间项采用四步龙格-库塔法，选取当量比

为 1 的 H2/Air 混合气体作为反应物，化学反应模型为

一步反应的有限速率模型，反应速率的计算遵循 Ar⁃

rhenius 定律，详细的数值方法与算例验证可参见文

献［26］。

2.3 边界条件和初始条件

燃烧室入口采用质量流量入口边界条件，喷注

总温为 300K；外流场区域出口平面设为压力出口边

界，分为两种情况：当出口处的流动达到超声速时，

边界点的压力及其它流动参数由流场内部通过插值

外推得到，当出口处的流动为亚声速时，边界点的压

力等于出口反压，其它流动参数由流场内部通过插

值外推得到，出口反压为 0.1MPa；燃烧室内外壁面以

及中心锥壁面均采用绝热固体壁面边界［27］

。

值得一提的是，在初始条件设置中为节约计算

资源，本文首先在相同尺寸并且不带外流场的燃烧

室内将旋转爆轰波发展至稳定状态，再将稳定爆轰

内流场的温度、压力、组分、密度、速度等流场参数插

值到环形燃烧室区域（1）；外部流场区域（2）参照海

平面大气环境进行初始化赋值，温度为 300K，压力为

0.1MPa，如图 3 所示。

2.4 网格无关性验证

为了确保计算结果的可靠性，本文选用了三种

Fig. 1 Physical model of Rotating Detonation Engine

Fig. 2 Computational domain

Fig. 3 Initial conditian

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尺寸的结构化网格对环形燃烧室进了模拟验证，当

平均网格尺寸为 0.5，0.8 与 1.0mm 时，不同网格尺寸

下在燃烧室头部监测点（43，0，3）处监测到的压力曲

线如图 4 所示。爆轰波扫过监测点时压力峰值相差

很小，选取三个周期计算爆轰波的传播速度，在细网

格与粗网格下波速最大误差 ≤1%。

图 5 为 t=600μs 时刻三种网格尺寸下入口处圆环

曲线（z=3mm，r=41mm）沿程压力与温度分布图，可以

看出，在不同网格尺寸下各参数突跃点出现的位置

与峰值相当。因此，通过上述定量比较分析可知，本

文选取的三种网格尺寸计算获得的结果变化很小，

皆能较好地捕捉爆轰特性参数。综合考虑计算成

本、精度与本文研究问题，选取 0.8mm 的网格尺寸进

行研究。

在 0.8mm 网格尺寸下，该方法计算获得的爆轰流

场参数与 NASA CEA 程序获得的理论 CJ 爆轰参数比

较如表 1 所示，数值计算所得的爆轰波的压力、温度、

爆轰波传播速度与理论值的相对偏差分别为 3.2%，

2.9% 与 5.7%，考虑到爆轰波侧向膨胀等因素造成的

速度亏损，认为该偏差在可接受范围内。因此，可以

认为该计算方法能够满足计算要求。

3 结果与讨论

3.1 内流场分析

3.1.1 燃烧室流场结构

图 6 为各构型在入口预混气质量流量为 0.2kg/s

（后文无特殊说明的算例均为该质量流量），t=1080μs

时刻内流场外壁面上的温度展开云图，从图中可见

稳定后的流场结构基本一致，为典型的单波结构，爆

轰波阵面处是流场中温度最高的区域，各构型中波

头 处 温 度 相 当 ，在 3145～3181K 变 化 ，波 头 高 度 在

21.5～22.6mm 变化。图 7 为设置在燃烧室入口外壁

面附近的监测点（43，0，3）监测到的 400～2000μs 时

间段内的压力时程曲线图，从图中可以看出在各构

型下爆轰波均为稳定状态，各周期内的压力峰值几

乎一致，为 1.3MPa 左右。选取最后三个周期进行波

速计算，各构型下爆轰波传播 3 个周期的时间相差很

小，计算所得爆轰波传播速度在 1823～1885m/s 内变

化。通过对比爆轰流场的温度、压力、波头高度与波

速可以发现各构型下内流场的爆轰参数与波系结构

总体上一致，说明在本文的中心锥结构设计下，中心

锥构型对内流场爆轰参数与波系结构的影响很小。

3.1.2 燃烧室出口流场状态

表 2 为 500～2000μs 时间内各构型燃烧室出口

平面处流场状态的时间平均参数。从流场参数可以

发现随着锥角的减小，压力、温度、密度均呈现先减

小后增加的趋势，但是变化范围很小；轴向气流速度

vz变化趋势与上述参数相反，在 830～879m/s 内小幅

度变化；燃烧室出口处总压基本一致，在 0.28MPa 附

近波动。表中数据表明各构型下内流场出口处气流

状态基本一致，下面选取 60°构型为例探究内流场出

口处的流场结构。

图 8（a）为 60°构型在 t=1100μs 时刻燃烧室出口

处马赫数分布云图。从图中可以看出，燃烧室出口

Fig. 4 Pressure distribution at the point(43,0,3) with

different grid sizes

Fig. 5 Pressure and temperature distributions on curve (z=

3mm，r=41mm) at t=600μs

Table 1 Comparisons of C-J detonation theoretical value

and numerical simulation value

Item

Theoreticalvalue

Numerical value

Deviation/%

Detonation

pressure/MPa

1.72

1.67

2.9

Detonation

temperature/K

3284

3178

3.2

Detonation

wave velocity/

（m/s）

1975

1862

5.7

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处斜激波前的气流为亚声速状态，斜激波后的气流

为超声速状态。沿燃烧室出口流场横截面中心周线

（z=100mm，r=41mm），以 y 轴负方向为起点沿逆时针

展开，周线上的流场参数如图 8（b）所示，斜激波前的

气流马赫数约为 0.65，压力约为 0.08MPa，而斜激波

后的气流马赫数约为 1.1，压力约为 0.28MPa。由于

燃烧室出口处同时存在超声速与亚声速状态流场，

对内流场与外流场产生了不同的影响。

燃烧室出口处斜激波前的气流为亚声速状态，

并且压力小于外流场背压（0.1MPa），这将在燃烧室

出口处产生弱扰动并向燃烧室上游传播，形成如图 9

Fig. 8 Flow field paremeters of combustor outlet of 60° at

t=1100μs

Fig. 6 Temperature distribution of outwall of each

configuration at t=1080μs

Fig. 7 Pressure curve at the point (43,0,3) of each

configuration

Table 2 Comparisons of outlet flow field parameters

Parameter

Base model

90°

60°

45°

30°

20°

14°

p/MPa

0.129

0.129

0.121

0.125

0.125

0.130

0.131

T/K

2090

2088

2069

2079

2080

2074

2075

ρ（/ kg·m-3

）

0.178

0.178

0.167

0.171

0.172

0.176

0.179

vz

（/ m·s

-1

）

830

830

879

860

871

853

830

p0/MPa

0.282

0.282

0.278

0.277

0.281

0.286

0.284

第 XX 卷 第 XX 期 推 进 技 术 XXXX 年

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所示的微弱压缩波，压缩波在向上游传播的过程中

与斜激波相遇，将使相遇点处的温度与压力上升，产

生局部高温高压区。图 10 为提高入口质量流量后，

燃 烧 室 出 口（44，0，100）处 监 测 到 的 压 力 曲 线 对 比

图，可以看出在质量流量为 0.2kg/s 时（即图 9 所示工

况），监测点处最低压力值为 0.08MPa，在每个周期内

斜激波扫过监测点之前压力曲线有微小的提高，扰

动形成；将质量流量增大到 0.6kg/s 后，燃烧室出口压

力最小值高于环境背压，扰动无法形成。

燃烧室出口处斜激波后的气流为超声速状态，

该部分气流在向外流场流动的过程中由于中心锥的

存在具有一定角度，相当于流道面积增大，将会在出

口处产生膨胀波使得流经的超声速气流产生向内偏

转角并沿着锥面膨胀加速，导致密度与温度下降，气

流速度与马赫数上升；而当亚声速气流流经此处时，

由于面积增大会产生减速作用，导致密度与温度上

升，气流速度与马赫数下降。图 11（a）为 t=1000μs 时

刻 60°中心锥出口附近云图，从马赫数云图可以看

出，在该时刻燃烧室出口左截面处气流为 Ma=1.2 的

超声速状态，而下游气流马赫数迅速突破图例显示

的 1.5 上限，最高达到 2.0，由压力分布云图可以观察

到，压力从出口处的 0.11MPa 膨胀至 0.05MPa，温度从

出口处的 1992K 下降至 1760K，超声速气流经历了提

速、降压、降温的膨胀过程；观察燃烧室出口右截面

处气流，在由内流场向外流场运动过程中，出口处气

流从 Ma=0.85 的亚声速状态下降到 Ma=0.7，压力从

0.08MPa 提 升 至 0.11MPa，温 度 从 1850K 提 升 至

1994K，亚声速气流经历了减速、升压、升温的压缩过

程。超声速气流由于失去了环形燃烧室的限制，将

在锥面处迅速过膨胀产生一道如图 11（b）所示的周

期性正激波。

3.2 外流场分析

3.2.1 外流场结构

图 12 为基准构型 与 60°构 型 下 外 流 场 在 t=1ms

时刻 x=0 截面上温度分布云图，该图显示了有无中

心 锥 构 型 的 外 流 场 结 构 差 异 。 图 12（a）中 可 以 看

到，在基准构型中当燃烧室内的爆轰产物以高温、高

压、高速的状态喷出时，由于失去环形壁面的限制，

Fig. 9 Pressure distribution of outwall of 60° at t=1100μs

Fig. 11 Outlet flow field of 60° at t=1100μs

Fig. 10 Pressure curve with different mass flow rate at the

point (44,0,100) of 60° at t=500～1500μs

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外流场的流线分布较为紊乱，气流迅速向外流场四

周膨胀；而在 60°构型下，当爆轰产物从内流场喷出

后 ，超 声 速 气 流 受 膨 胀 波 作 用 沿 锥 面 进 行 膨 胀 加

速，亚声速气流由于压力较低，离开燃烧室后受外

流场背压影响也贴合在锥面上流动，从图中可以看

出流线大都指向锥尖方向，相比于基准构型中杂乱

无 章 的 流 线 ，60°构 型 下 流 场 的 紊 乱 状 况 有 一 定 程

度的改善。从温度场的传播距离可以看出，在相同

时 间 内 锥 形 结 构 的 外 流 场 中 温度传播距离大于基

准 RDE 外流场，表明中心锥对外流场具有轴向加速

作用。

本文为完全预混的 H2 与空气进行反应，当量比

为 1，燃料完全反应后将全部生成 H2O，所以可以通

过 跟 踪 H2O 的 分 布 来 确 定 外 流 场 结 构 。 图 13 为

1ms 时刻各构型在 z=100~300mm 平面上 H2O 质量分

数分布云图，云图右侧的数值表示该平面上 H2O 的

质 量 分 数 。 从 图 13（a）可 以 看 出 基 准 构 型 中 z=

200mm 平面 H2O 的质量分数为 0.041，而在 z=250mm

与 z=300mm 平面尚未观察到 H2O 出现；而在图 13（g）

中可以观察到已有质量分数为 0.056 的 H2O 运动至

z=300mm 平面，说明在相同的时间内，H2O 在 14°构

型外流场中具有更远的轴向传播距离，并且对比各

图可以看出这个现象随着锥角的减小越发明显，这

说 明 中 心 锥 角 度 越 小 ，爆 轰 产 物 的 轴 向 传 播 速 度

越快。

横向对比各构型中 z=200mm 平 面 ，H2O 质 量 分

数在 0.041~0.064 波动。在基准构型中，该平面上的

H2O 质量分数数值最小为 0.041，但是 H2O 几乎散布

在整个半径 r=100mm 的外流场平面上；而在 14°中心

锥构型中，H2O 的质量分数为 0.056，但在该平面上

的散布半径却明显变小，H2O 吸附在中心锥壁面附

近形成局部高密度区。这一现象也随着中心锥角度

的减小而愈加明显，说明中心锥对于爆轰流场具有

径向的吸附作用，中心锥角度越小，径向吸附效果

越强。

3.2.2 锥面压力分布

图 14 为 t=1ms 时刻内柱面与各构型锥面压力分

布云图在径向上的投影，从图 14（a）中可以发现内柱

面上存在大量的负压区域，这是因为燃烧室出口高

速气流的引射作用导致内柱面上的压力低于环境背

压，也是 RDE 推力损失的一个原因［23］。而观察中心

锥的压力分布图可以发现，锥面上压力分布状况有

明显改善，随着锥角的减小负压区域越来越小，并且

锥面上的压力分布更加均匀。

为表征内柱面与锥面上压力分布，引入统计学

概念平均值 -

p 与相对标准偏差 CV 作为评价指标，来

探究中心锥角度对锥面压力分布状况的影响。其中

CV 为无量纲值，由标准差除以均值得到，可以用来表

Fig. 12 Temperature distribution of external flow field of

base model and 60° at x=0 plane, t=1ms

Fig. 13 Distribution of H2O mass fraction on different axial

planes of external flow field with different configuration for

t=1ms

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征锥面压力分布的均匀性，CV 值越小，代表压力分布

均匀性越好。

-

p =

∑i = 1

N

pi

N （1）

S =

∑i = 1

N

( pi - ) -

p 2

N （2）

CV = S/

-

p （3）

式中p 为锥面上面积加权压力，pi为锥面上第 i个

节点处压力值，N 为节点总数；S 为标准差。

图 15 为各角度锥面在 t=0.5~2ms 的时间平均 -

p 与

CV 的值。如图所示，90°，60°与 45°锥面上时间平均

压力均小于背压，为负压；30°锥面上的平均压力正好

等于背压；20°与 14°锥面上的平均压力均大于背压，

为正压；

-

p 随着中心锥角度的减小呈现先增大后减小

的趋势，最大值出现在 20°构型中。观察相对标准偏

差 CV，可以发现 CV 值随着中心锥角度的减小也呈现

先增大后减小的趋势，最大值出现在 60°中心锥构型

中，说明在该构型下锥面上的压力分布均匀性最差，

随着中心锥角度的继续减小，锥面上的压力分布均

匀性越来越好。这可能是因为燃烧室内的超声速与

亚声速气流周期性的沿锥面向外流场排出时，气流

在燃烧室出口附近外流场经历了急剧的膨胀加速与

压缩减速过程，当锥角较大时，出口处转折角较大，

气流难以完全吸附在中心锥壁面上进行膨胀与压缩

变化，所以锥面上的压力变化程度较小，压力分布均

匀性较好；随着中心锥角度变小，出口处气体转折角

较小，中心锥的吸附作用增强，剧烈的压力变化贴合

在锥面上完成，锥面上形成了复杂的波系结构，锥面

压力分布均匀性变差；而随着锥角的继续减小，出口

处气体转折角继续变小，气流完全吸附在锥面上流

动，但是由于轴向长度的增加，气体在沿锥面流动过

程中相互充分混合，压力梯度下降，压力分布均匀性

提升。

3.3 推力性能分析

如 3.2 节 分 析 ，RDE 环 形 燃 烧 室 内 柱 面 上 的 负

压在发动机实际工作过程中将带来不利的影响，如

果能在燃烧室出口处安装中心锥，内柱端面则被中

心 锥 面 代 替 ，这 将 有 效 地 改 善 RDE 推 力 性 能 。 在

推导适合带锥形结构爆轰发动机的推力公式时，可

以发现总推力 Ftotal 主要由两部分组成：一部分是爆

轰燃烧室产生的 Fchamber，该部分推力主要由动量方

程产生，另一部分是由内圆柱面或中心锥面产生的

压差项推力 Fspike，该部分推力主要由锥面上的压力

与环境背压之差产生。各部分所产生的推力计算

式为

Fchamber = ∬( ρexitv ) 2

z_exit + pexit - p b dA （4）

Fspike = ∬( pspike - p b ) dAw （5）

Ftotal = Fchamber + Fspike （6）

式中 ρexit，vz_exit与 pexit分别为燃烧室出口处气体密

度、气体轴向速度与静压，pb为环境背压；pspike为中心

锥面上的压力，Aw为中心锥面在径向上的投影。

Fig. 14 Pressure projection of cylinder and aerospike at t=

1ms

Fig. 15 Comparisons of -

p and CV

第 XX 卷 第 XX 期 中心锥对旋转爆轰发动机内外流场影响的三维数值模拟研究 XXXX 年

210450-9

图 15 给出了基准 RDE 在 0.5~2ms 的推力时程曲

线图，从图中可以发现由燃烧室产生的推力相对于

内圆柱端面产生的推力更为稳定。由燃烧室产生的

推力 Fchamber平均值为 214.5N，而由内圆柱端面上产生

的推力 Fspike是负值，其平均值为-31.1N，发动机总推

力 Ftotal的平均值为 183.4N。

图 16 为不同角度中心锥在 0.5~2ms 的时间平均

推力值。图中 Fchamber曲线 变 化 范 围 很 小 ，随 着 中 心

锥角度的减小呈现微弱的先下降后上升的趋势，说

明在本文中心锥布局下，角度对燃烧室产生的推力

影响很小，与内流场分析结果一致。观察 Fspike 曲线

可以发现中心锥角度对该推力值影响很大，推力最

小值出现在 90°构型中，随着中心锥角度的减小，该

部分推力逐渐增大，在锥角为 30°时负推力影响已

经基本消失 ，当锥角进一步较小至 20°时出现最大

推力值 10.3N，而随着中心锥角度继续减小，推力值

则开始回落至 6.1N，Fspike 变化趋势与锥面上时均压

力分布趋势基本一致，说明当锥角为 20°时锥面能

产生最大推力增益，同时结合式（5）可以预测，当中

心锥角度继续减小时，该部分推力值将进一步下降

直 至 0 附 近 。 图 中 Ftotal 曲 线 趋 势 与 Fspike 曲 线 相 当 ，

总体上随着锥角的减小呈现先增大后减小的趋势，

但也受到了 Fchamber的影响，所以当锥角从 90°~60°变

化时总推力值反而出现了微弱的下降。相比于基准

RDE，90°，60°，45°，30°，20°与 14°中心锥构型下总推

力 分 别 提 高 了 4.5%，2.4%，7.7%，15.9%，22.8% 与

21.1%。

图 17 为 20°最佳构型下考虑粘性与不考虑粘性

的推力时程曲线对比图。两者的时间平均推力值分

别为 228.7N 与 224.4N，相差 1.92%。可以发现在本文

不考虑粘性的情况下得到的总推力值略微偏大，这

说明粘性对于爆轰流场，特别是带有中心锥构型的

爆轰外流场还是存在一定影响，会导致本文中单个

中心锥构型的推力计算结果存在一定的偏差，粘性

对于带有中心锥构型的爆轰外流场影响问题需要做

更加深入的研究。

图 18 为数值模拟结果与相同中心锥构型下 RDE

实验结果［17］的对比图，本文中心锥构型与该实验相

同。为了更加直观地对比不同中心锥角度对推力的

影响趋势，在图中选取共有的 60°构型推力值作为参

考点，分别对模拟与实验结果做归一化处理。在实

验结果中 20°中心锥 RDE 无量纲推力值为 1.12，表示

相对于 60°中心锥 RDE 的推力值提升了 12%，而数值

模拟中 20°中心锥 RDE 无量纲推力值为 1.20，表示相

对于 60°中心锥 RDE 的推力值提升了 20%。比较两

组推力数据，可以发现在 20°～60°锥角内随着中心锥

角度的减小，推力均呈现增加的趋势。这表明无粘

模型虽然导致单个中心锥构型的推力计算结果会存

在一定的误差，但是针对本文中不同的中心锥构型，

其结果相互相比较而言具有一定的参考价值，还是

能较好地符合实验结果，相应中心锥角度下的推力

变化趋势基本一致。

Fig. 16 Thrust time history curve of reference RDE

Fig. 17 Thrust performance of each configuration

Fig. 18 Comparison of Ftotal with different governing

equations

第 XX 卷 第 XX 期 推 进 技 术 XXXX 年

210450-10

4 结 论

本文通过研究，得到如下结论：

（1）在该中心锥布局下，角度对连续旋转爆轰发

动机内流场结构与参数影响很小，数值模拟获得的

不同角度中心锥内流场参数与基准 RDE 内流场参数

基本一致。

（2）燃烧室出口处同时存在超声速与亚声速气

流，在向外流场运动过程中观察到了不同的状态变

化：亚声速气流将在出口附近产生扰动形成压缩波

回传至燃烧室上游，超声速气流会在锥面上迅速过

膨胀形成一道随斜激波进行周期性运动的正激波。

（3）中心锥对燃烧室出口的爆轰产物具有轴向

加速与径向吸附的作用，中心锥角度越小，爆轰产物

沿轴向传播速度越快，沿径向的吸附效果越强。

（4）锥面上的时间平均压力随着中心锥角度的

减小呈现先增大后减小的趋势，最大时间平均压力

出现在 20°构型中；锥面上的压力分布均匀性随着中

心锥角度的减小呈现先减小后增大的趋势，在锥角

为 60°构型中锥面上压力分布均匀性最差。

（5）中心锥角度对由燃烧室产生的推力影响很

小，但是能极大地改善由于环形燃烧室内柱端面产

生的推力损失状况，对由锥面产生的压差项推力提

升很大，并且随着中心锥角度的减小，压差项推力先

增大后减小，最佳推力出现在 20°构型中。

致 谢：感谢国家自然科学基金、瞬态物理国家重点实

验室基金、中央高校基本科研业务专项资金与江苏省研

究生科研与实践创新计划项目的资助。

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Fig. 19 Comparison of simulation and experiment

第 XX 卷 第 XX 期 中心锥对旋转爆轰发动机内外流场影响的三维数值模拟研究 XXXX 年

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（编辑：史亚红）

XXXX 年 XX 月

第 XX 卷 第 XX 期

XX XXXX

Vol.XX No.XX

推 进 技 术

JOURNA L O F PRO PU L S ION TECHNO LOGY

210712-1

C2H4/CH4/H2混合气旋转爆轰波传播特性数值

模拟研究 *

吴敏宣 1

，白桥栋 1

，翁春生 1

，孟豪龙 1

，韩家祥 1

，张世健 1

，王研艳 2

（1. 南京理工大学 瞬态物理国家重点实验室，江苏 南京 210094；

2. 南京工业职业技术大学，江苏 南京 210023）

摘 要：为了研究煤油裂解气旋转爆轰的传播特性，以C2H4/CH4/H2混合气为替代燃料，空气为氧

化剂，利用基于OpenFOAM的计算程序rhoReactingCentralFoam开展了该混合气的二维旋转爆轰过程数值

模拟研究。研究了进气压力、当量比和混合气组分比例对旋转爆轰波传播特性的影响，探究了旋转爆轰

波在传播过程中模态转变的机理。结果表明：在不同计算条件下旋转爆轰波呈现四种传播模态：单波模

态、双波对撞模态、单/双波混合模态以及三波模态。双波对撞时，爆轰波稳定传播，爆轰波波头高度

保持一致；在三波模态中，旋转爆轰波的传播方向发生改变。爆轰波模态转变的本质是增大进气压力和

当量比后，在爆轰产物与新鲜预混可燃气的接触面上形成利于发生化学反应的环境条件，接触面上发生

爆燃产生新的激波，高温高压的激波与新鲜预混可燃气碰撞，进一步提高化学反应速率，获得足够的能

量逐渐增强为爆轰波，促进了爆燃转爆轰过程。

关键词：旋转爆轰；多组分气体；进气压力；当量比；模态转变机理

中图分类号：V231.2+2 文献标识码：A 文章编号：1001-4055（XXXX）XX-210712-12

DOI：10.13675/j.cnki. tjjs. 210712

Numerical Simulation of Rotating Detonation Wave Propagation

Characteristics of C2H4 /CH4 /H2Mixture

WU Min-xuan1

，BAI Qiao-dong1

，WENG Chun-sheng1

，MENG Hao-long1

，HAN Jia-xiang1

，

ZHANG Shi-jian1

，WANG Yan-ya2

（1. National Key Lab of Transient Physics，Nanjing University of Science and Technology，Nanjing 210094，China；

2. Nanjing Vocational University of Industry Technology，Nanjing 210023，China）

Abstract：In order to study the propagation characteristics of rotating detonation of kerosene cracked gas，

using C2H4/CH4/H2 mixture as alternative fuel and air as oxidant，a numerical simulation study of the two-dimen⁃

sional rotating detonation process of the mixture was carried out using a calculation program rhoReactingCentral⁃

Foam based on OpenFOAM. The effects of the total inlet pressure，the equivalent ratio and fuel mixing ratio on

the propagation characteristics of the rotating detonation wave and the mechanism of the mode transition of the ro⁃

tating detonation wave during the propagation process are studied. The results show that the detonation wave pres⁃

ents four propagation modes under different calculation conditions：single-wave mode，double-wave collision

* 收稿日期：2021-10-12；修订日期：2021-12-13。

基金项目：国防预研基金（HTKJ2020KL011004-2）；江苏高校“青蓝工程”。

作者简介：吴敏宣，硕士生，研究领域为爆轰推进技术。

通讯作者：白桥栋，博士，副研究员，研究领域为爆轰推进技术。

引用格式：吴敏宣，白桥栋，翁春生，等 .C2H4/CH4/H2混合气旋转爆轰波传播特性数值模拟研究［J］. 推进技术，XXXX，XX

（XX）：210712. （WU Min-xuan，BAI Qiao-dong，WENG Chun-sheng，et al. Numerical Simulation of Rotating

Detonation Wave Propagation Characteristics of C2H4 / CH4 / H2Mixture［J］.Journal of Propulsion Technology，XXXX，XX

（XX）：210712.）

第 XX 卷 第 XX 期 推 进 技 术 XXXX 年

210712-2

mode，single/double-wave mixed mode，and three-wave mode. When double waves collide，the detonation wave

propagates steadily，and the height of the detonation wave head remains the same. In the three-wave mode，the

propagation direction of the rotating detonation wave changes. The essence of the mode transformation of detona⁃

tion wave is that after increasing the inlet pressure and equivalent ratio，the environmental conditions conducive

to chemical reaction are formed on the interface between detonation products and fresh premixed combustible

gas，and a new shock wave occurs on the contact surface. High temperature and high pressure shock wave col⁃

lides with fresh premixed combustible gas，which further increases the chemical reaction rate，and the shock

wave obtains enough energy to gradually enhance to detonation wave，which promotes the process of deflagration

to detonation.

Key words：Rotating detonation；Multi-component gas；Inlet pressure；Equivalence ratio；Modal trans⁃

formation mechanism

1 引 言

连续旋转爆轰发动机（Continue Rotating Detona⁃

tion Engine，CRDE）是利用爆轰波在燃烧室内一端连

续旋转传播，高温高压的爆轰产物从另一端排出并

产生推力的新概念发动机。CRDE 具有热循环效率

高、结构紧凑、推重比大以及自增压等优点［1］

。与吸

气式或火箭式发动机相结合，成为新型的组合发动

机，可用于高速远程导弹、无人机、高超声速飞行器

等领域，应用前景广阔。

在 CRDE 的工程研究中，通常使用液态煤油为燃

料，由于常温下煤油燃料在旋转爆轰环形燃烧室内

雾化与掺混效果差，点火起爆困难。研究者们通过

在推进剂中掺氢、掺氧或者加热空气的方式来降低

煤油的起爆难度；除此之外，通过将煤油裂解成易爆

小分子气体物质后进入 CRDE 燃烧室，能降低 CRDE

的起爆难度。Bykovskii 等［2-4］

对一氧化碳和氢气的混

合气、甲烷、氢气以及煤油等不同燃料在旋转爆轰燃

烧室内的起爆特性进行了大量实验研究，在不同燃

烧室尺寸、不同氧化剂和喷注方式下获得连续旋转

爆轰存在的极限，研究还发现所有添加氢气的气体

混合物都能实现连续旋转爆轰。Kindracki［5］对液体

煤油和空气混合物的起爆以及旋转爆轰传播进行实

验研究，结果表明，液体煤油和空气在常温下不能形

成旋转爆轰波，加入少量氢气后能实现稳定传播的

旋转爆轰波。程关兵等［6］

开展了常温常压下氢气/丙

烷和空气混合气体爆轰性能的实验研究。实验中观

察到自持爆轰波，随着丙烷比例增加，爆轰速度减

小，而爆轰压力和胞格尺寸增加。Frolov 等［7］

针对氢/

液态丙烷/空气三元混合物进行连续爆轰实验，实现

了液态丙烷的连续旋转爆轰过程，主要原因是添加

氢气后提高了燃料的反应活性。此外，还有学者以

氢气/乙烯/乙炔的混合气［8-10］作为燃料，通过改变空

气喷注环缝的宽度、质量流量、混合气的组分比例

等，研究了旋转爆轰波的起爆、稳定传播和熄火过

程，确定了混合气旋转爆轰的稳定工作范围和基本

特性。Wang 等［11］研究了中空燃烧室内甲烷/乙烯和

空气的混合物旋转爆轰特性，高速摄影和压力轨迹

都表明三波模态比五波模态具有更高的爆轰波速

度。Yang 等［12］

采用预燃裂解煤油和富氧空气为推进

剂，研究通道宽度对旋转爆轰波特性的影响，结果表

明多波模态更容易出现在较窄的通道和较高的氧含

量情况下。

数值模拟方面，Wang 等［13］

对煤油/空气旋转爆轰

发动机进行二维数值模拟，研究了总压和当量比对

CRDE 运行特性的影响。对于多组分燃料旋转爆轰

的研究，Fomin 等［14］对 CH4/H2/Air 混合气的旋转爆轰

结构进行数值计算，结果表明，爆轰参数和主胞格尺

寸与实验数据吻合良好。Sato 等［15］利用 UMdetFoam

对 C2H4/H2/Air 和 CH4/H2/Air 混合气的旋转爆轰进行

二维数值模拟，研究进气压力、进气温度和背压对旋

转爆轰流场的影响。发现乙烯起爆受氢气的影响不

明显，甲烷混合物的起爆结构则发生较大变化。王

丹等［16］建立部分裂解煤油化学反应模型，开展燃烧

室内的点火起爆过程仿真分析，结果表明，燃料组分

对形成稳定爆轰波所需时间有影响。

目前对以煤油裂解气或混合气为燃料的旋转爆

轰的实验研究主要针对爆轰波的起爆、传播稳定性

进行了分析，实验结果显示煤油裂解气旋转爆轰传

播过程中存在多波传播、传播模态转变等现象，由于

实验测试手段有限，难以显示旋转爆轰内部流场详

细结构，关于混合气旋转爆轰波传播模态的转变机

制有待进一步深入研究。采用裂解方法生成煤油裂

解气作为 CRDE 的燃料能降低点火起爆难度；此外，

C2H4/CH4 第 XX 卷 第 XX 期 /H2 混合气旋转爆轰波传播特性数值模拟研究 XXXX 年

210712-3

基于旋转爆轰的组合发动机也能采用煤油裂解气作

为燃料，对煤油裂解气燃料旋转爆轰传播特性的机

理研究具有重要意义。本文以 C2H4/CH4/H2混合气作

为煤油裂解气的替代燃料，利用基于 OpenFOAM 的

计算程序开展该混合气的二维旋转爆轰传播过程数

值模拟研究，分析进气压力、当量比和混合气组分比

例对旋转爆轰波传播特性的影响。

2 物理模型及数值方法

2.1 物理模型

CRDE 一般采用环形燃烧室，为了简化计算，忽

略燃烧室的径向厚度，将其沿任意一条母线展开获

得 二 维 矩 形 计 算 模 型 ，如 图 1 所 示 。 计 算 区 域 长

250mm，宽 100mm，下 方 为 燃 料 和 氧 化 剂 的 入 口 边

界，上方为爆轰燃烧产物的出口边界，由于燃烧室

内 流 场 沿 圆 周 方 向 是 连 续 的 ，为 了 使 计 算 网 格 也

具 备 连 续 的 特 性 ，网 格 左 右 两 端 设 置 周 期 性 边 界

条 件 ，从 而 模 拟 旋 转 爆 轰 波 在 周 向 连 续 传 播 的

过程。

2.2 计算方法

使用 rhoReactingCentralFoam 求解器进行二维旋

转爆轰过程数值模拟，该求解器是在开源软件 Open⁃

FOAM 7.0 的框架内基于可压缩流求解器 rhoCentral⁃

Foam 和反应流求解器 ReactingFoam 开发而成［17-18］，

研究人员使用该求解器对氢气和乙烯旋转爆轰波的

传播特性进行数值模拟，其准确性得到验证［19-20］

。二

维可压缩反应流控制方程表达式为

∂ρ

∂t

+ ∇·( ρu) = 0 （1）

∂( ρu)

∂t

+ ∇·( ρuu) + ∇p = 0 （2）

∂( ρE)

∂t

+ ∇·( ρuE) + ∇ ( pu) = ω̇ T （3）

∂( ρY m )

∂t

+ ∇·( ρuY m ) = ω̇ m

m = (1，…，N )

（4）

式中变量 ρ，u，E，Ym和 T 分别代表密度、速度矢量、总

能量、第 m 种组分的质量分数、温度。ω̇ m 和 ω̇ T 分别是

组分守恒方程和能量方程中与化学反应有关的源

项，分别代表了物质的生成消耗速率以及燃烧的热

释放速率；p 是由理想气体状态方程计算的压强。

方程（1）~（4）通过有限体积法离散最大 Courant

数设置为 0.1，时间步长约为 10-9

s，采用 Kurganov［21］

的

二阶 Godunov 型中心迎风格式对对流项进行离散。

化学反应采用多组分模型，使用乙烯、甲烷、氢气与

空气的两步化学反应［22-23］

机理，采用欧拉隐式方法求

解 。 该 机 理 包 含 八 种 组 分（C2H4，CH4，H2，O2，CO，

CO2，N2，H2O），由四个反应组成：C2H4和 CH4分别氧化

成 CO 和 H2O，CO 与 CO2反应平衡以及 H2氧化成 H2O。

表 1 列出了各反应的活化能和反应指数。表中 A 是

指前因子，Ea 是反应活化能，R 是气体常数。

2.3 初始条件和边界条件

初 始 条 件 ：在 计 算 域 左 下 角 0 ≤ x ≤ 0.04m，0 ≤

y ≤ 0.02m 设置温度为 2500K，压力 3MPa 的高温高压

点火区。在 0.04m ≤ x ≤ 0.15m，0 ≤ y ≤ 0.02m 填充温

度为 800K，压力为 0.6MPa 的预混气，预混气由乙烯、

甲烷、氢气和空气按照一定质量分数的比例混合而

成，其余部分填充空气。

边界条件：入口为填充边界，填充总压为 p0，总温

为 T0，边界临近处的计算压力为 p，填充边界分三种

情况：

（1）当 p≥p0时，此时预混燃料不能进入燃烧室，按

照固壁边界处理；

（2）当 pcr<p<p0时，按照亚声速条件填充，此时边

界参数为

pi = p, Ti = T0

( p

p 0 ) γ

γ - 1

（5）

uy = 2γ

γ - 1 RT0

é

ë

ê

ê

êê

ê ù

û

ú

ú

úú

ú

1 - ( ) p

p 0

γ

γ - 1

（6）

pcr = p 0

( 2

γ + 1 ) γ

γ + 1

（7）

Table 1 Chemical reaction group

Reaction formula

C2H4+2O2→2CO+2H2O

CH4+1.5O2→CO+2H2O

CO+0.5O2↔CO2

H2+O2→H2O

Rate exponent

0.1，1.65

0.9，1.10

1.0，0.25

1.0，1.00

A

1.3 × 1010

2.0 × 1012

1.0 × 1015.6

1.4 × 1013

Ea/R

1.5 × 104

1.7 × 104

2.0 × 104

1.3 × 104

Fig. 1 Two-dimensional computational domain

第 XX 卷 第 XX 期 推 进 技 术 XXXX 年

210712-4

（3）当 p<pcr时，按照声速条件填充，此时边界条

件参数为

pi = pcr, Ti = T0

( pcr

p 0 ) γ

γ - 1

（8）

式中 pi

，Ti

，uy为燃烧室入口边界上的压力、温度以及

轴向速度；pcr为声速填充条件下的临界压力；γ 为混

合气体的比热比。

出口使用无反射自由边界条件，分为两种情况：

当出口速度为超声速时，出口边界根据一阶外推得

到 ；当 出 口 速 度 为 亚 声 速 时 ，出 口 压 力 等 于 环 境

压力。

2.4 计算方法及网格独立性验证

本文采用的计算方法和化学反应模型在一维爆

轰管中进行了验证。验证模型中爆轰管长为 1m，管

内填充的混合气及比例为 C2H4：CH4：H2=2：1：4，填充

压力为 0.1MPa，温度为 300K。左侧边界设置为壁面，

右侧边界设置为开放边界，在左侧边界附近设置一

个温度为 2700K，压力为 3MPa 的高温高压点火区。

设 置 了 0.2mm，0.3mm 和 0.5mm 的 网 格 尺 寸 进 行 计

算。表 2 显示了在不同网格尺寸计算下的爆轰速度

与 CEA 软件计算的理论 C-J 值之间的比较。对于网

格独立性的验证，在二维矩形计算模型中，设置进气

总压为 0.5MPa，总温为 800K。图 2 给出三种网格的

计算结果，可以看出，三种网格尺寸均能有效的捕捉

爆轰波的强间断面，考虑到精度，本文的计算模型均

使用 0.2mm 的网格。

3 计算结果分析

3.1 不同工况下混合气旋转爆轰波传播特性

为了研究混合气旋转爆轰波在不同传播模态下

的传播特性，通过改变进气压力和当量比，获得了不

同传播模态的旋转爆轰波，具体工况及计算得到的

旋转爆轰波参数如表 3 所示。工况 1~5 中，进气总压

保持 0.6MPa，改变当量比，燃烧室内旋转爆轰呈现单

波模态、单/双波混合模态和双波模态。当量比低于 1

时，旋转爆轰波以单波模态传播，当量比增加到 1.2

时，燃烧室内爆轰波以单/双波混合模态传播。继续

增加当量比，燃烧室爆轰波开始以双波模态传播。

显然，随着当量比的增加，燃烧室内的旋转爆轰波数

目也增加。工况 6~8，当量比保持为 1，随着进气压力

的增大，燃烧室内最多出现三个爆轰波。工况 3 条件

下旋转爆轰波以单波模态传播。图 3 是在监测点 x=

11mm，y=1mm 处的压力和温度曲线。从起爆到计算

结束一共经历了 20 个周期，通过爆轰波稳定传播时

瞬时速度的平均值计算爆轰波速度，瞬时速度由两

个足够短的相邻瞬间内的传播距离决定，爆轰波速

度维持在 1795.7m/s 左右，CEA 软件计算的理论值为

1842m/s，速度亏损为 2.5%，从压力曲线图可以看出，

爆轰波在前期压力峰值上下波动，经过一段时间的

Table 2 Comparison of calculated and theoretical C-J value

Grid size/mm

C-J

0.2

0.3

0.5

Fuel

C2H4/CH4/H2

C2H4/CH4/H2

C2H4/CH4/H2

C2H4/CH4/H2

Wave speed/

（m·s

-1

）

1874.0

1886.9

1893.9

1904.7

Relative

error/%

-

0.70

1.06

1.63

Table 3 Results under different working conditions

Case

1

2

3

4

5

6

7

8

Total pressure/MPa

0.6

0.6

0.6

0.6

0.6

0.8

1.0

1.2

Equivalence ratio

0.6

0.8

1.0

1.2

1.4

1.0

1.0

1.0

Wave speed/（m·s

-1

）

1562.5

1681.7

1795.9

1825.8

1739.5

1653.4

1644.7

1612.9

Wave pressure/MPa

3.7

4.0

4.3

4.5

4.4

5.5

6.2

7.5

Propagation mode

Single wave

Single wave

Single wave

Hybrid waves

Double waves

Double waves

Double waves

Three waves

Fig. 2 Inlet pressure curve under different grid size

C2H4/CH4 第 XX 卷 第 XX 期 /H2 混合气旋转爆轰波传播特性数值模拟研究 XXXX 年

210712-5

自我调节过程，大约从 1.7ms 开始保持稳定单波模态

传播，压力峰值保持在 4.3MPa 左右，温度峰值约为

3200K，二者达到峰值的时间几乎相同，保持高度耦

合，这也显示了旋转爆轰波的自持传播的特性。

由于煤油裂解气的裂解率对爆轰波传播特性有

重 要 影 响 ，裂 解 率 不 同 ，燃 料 的 组 分 比 例 也 不 同 。

因此，除了研究进气总压和当量比外，本文还研究

了不同燃料组分比例对旋转爆轰传播模态的影响。

计算了四种不同质量分数比例的预混燃料，如表 4

所 示 ，工 况 9~12 当 量 比 均 为 1，除 了 燃 料 组 分 比 例

不同，进气压力和温度等条件均相同。本文计算中

混合气设置的比例与实验中煤油裂解气的真实成分

接近［9-10］

。

由表 4 可知，不同燃料组分比例对爆轰波传播速

度以及传播模态有一定的影响。在计算过程中，工

况 9 一直保持单波传播模态，且爆轰波传播过程很稳

定。对于工况 10，乙烯的含量降低，而氢气占比变

高，预混燃料的活性高于工况 9，旋转爆轰波传播过

程中表现出双波对撞模态，虽然工况 11 和 12 中氢气

占比降低，但是乙烯含量升高，因此爆轰波也是双波

对撞模态。从表中看出，工况 10~12 中双波对撞的爆

轰波速度亏损接近 10%，其传播速度明显低于工况 9

中单爆轰波的传播速度，这主要是因为双波对撞模

态下每个爆轰波前积累的新鲜预混可燃气低于单波

模态下的爆轰波前的可燃气。

3.2 混合气旋转爆轰波模态转变过程

在不同计算条件下，混合气旋转爆轰波呈现四

种传播模态：单波模态、双波对撞模态、单/双波混合

模态以及三波模态，下面具体分析混合气旋转爆轰

传播模态转变的过程。

图 4（a）是工况 6 在监测点 x=70mm，y=1mm 处的

压力曲线变化，爆轰波起爆后处于单波模态，爆轰波

的峰值压力有轻微的波动，大约经历了 2.2ms 的传播

调节过程后，爆轰波传播一周所需的时间减小一半，

燃烧室内形成了稳定的双波对撞模态，从图 4（b）的

质量流量曲线变化也可以看出，刚开始质量流量保

持小幅度的波动，大约从 2.2ms 开始，燃烧室出口质

量流量突然增大，此时进入燃烧室的可燃气增多，导

致旋转爆轰波的模态转变。爆轰波在燃烧室内以双

波对撞模态传播了 13 个周期并保持稳定，在爆轰波

稳定传播时，其峰值压力基本不变，保持在 5.5MPa

左右。

相同进气条件下，即进气压力为 0.8MPa、温度为

800K 时进行纯乙烯旋转爆轰的计算，发现在 1.74ms

时，燃烧室开始出现双波，与多组分气体的旋转爆轰

Table 4 Detonation wave parameters of different fuel mixing ratios

Case

9

10

11

12

Fuel mixing ratio C2H4：CH4：H2

2.0：1：4

1.8：1：4

2.2：1：4

3.4：2：4

Wave speed/（m·s

-1

）

1795.9

1689.0

1669.0

1662.2

Relative error/%

2.5

8.3

9.4

9.8

Propagation mode

Single wave

Double waves

Double waves

Double waves

Fig. 4 Pressure and mass flow curve in case 6

Fig. 3 Time curves of pressure and temperature at x=11mm

on inlet boundary

第 XX 卷 第 XX 期 推 进 技 术 XXXX 年

210712-6

相比，提前了 0.5ms 左右，在双波对撞时，乙烯旋转爆

轰波的峰值压力为 6.6MPa，比多组分气体旋转爆轰

峰值压力高 1.1MPa。通过 CEA 软件计算，乙烯旋转

爆轰波的理论速度值为 1828m/s，多组分气体的爆轰

波理论速度为 1848m/s，而在实际计算中，不管是单

波模态还是双波对撞模态，两种气体燃料的爆轰波

传播速度都相差无几，单波模态时，爆轰波传播速度

维持在 1785m/s 左右，双波模态时，爆轰波传播速度

为 1655m/s。虽然多组分气体含有活性高的氢气，但

其含量低，而且还含有活性低于乙烯的甲烷，因此，

两种燃料的活性相差不大。Wang 等［24］在对乙烯/空

气非预混旋转爆轰进行试验研究，结果表明：在燃料

和空气的质量流量分别为 35.5g/s，546g/s，当量比为

0.96 时，获得稳定的旋转爆轰波单波传播模态，并且

爆轰波的波速为 1653m/s，与 CEA 软件计算的理论值

相比，爆轰波速度亏损仅为 8.8%。虽然本文采用的

二维预混模型与实际工程应用中的三维非预混模型

有差异，但二维模型结果中爆轰波的参数与实验吻

合，这对探索模态转变机理有一定参考价值。

图 5 为稳定双波对撞模态形成过程的温度和压

力云图，在 2.23ms 时，燃烧室内只有一个沿 x 轴正方

向传播的强爆轰波，在 2.24ms 时，燃烧室出现一个沿

着 x 轴反方向传播的微弱激波；图 6 为激波在不同时

刻的压力等值线云图，该微弱激波产生于 x=0.21m 附

近，如图 6（a）箭头所示。图 7 是组分 Y m 变化曲线图；

从图 7（a）可以看出，此处 C2H4，CH4，H2等三组分燃料

的质量分数突然下降，而燃烧产物 CO 和 CO2质量分

数瞬间上升；此时，温度由 800K 瞬间上升到 2700K，

压力从 0.8MPa 上升到 1.5MPa（见图 8），形成一个高

温高压燃烧产物区，该区域由于接触到供入的新鲜

预混合燃气，进一步提高燃烧化学反应速率，热释放

率也瞬间增大，如图 9 所示，从而导致局部发生爆炸，

产生新的激波。由于激波前有足够的新鲜预混可燃

气，在 2.27ms 时，激波诱导成与正向传播的爆轰波相

同强度的爆轰波，二者的爆轰波高度保持一致，大约

为 23mm。马壮［25］通过实验发现旋转爆轰波相邻压

力尖峰之间出现一个较小的尖峰，经过 2～3 个周期

的调整，较小压力峰值迅速升高，说明燃烧室出现的

激波逐渐增强并与燃烧耦合形成新的爆轰波。在高

速摄影图像中也发现了激波，且其亮度梯度逐渐明

显。葛高杨等［26］通过实验发现在双波对撞周期内，

第一个压力峰值远低于第二个压力峰值，原因为第

一个压力尖峰是由爆轰波解耦后的透射激波引起

的。Xia 等［27］通过数值模拟也发现该现象。本文数

值模拟结果与相关文献的结论表明，激波的出现在

旋转爆轰传播模态转变中有重要作用。

由以上分析可知，旋转爆轰波模态转变需要经

历以下过程：热点的产生，燃烧室内新鲜预混气的进

入，新的爆轰波波头的形成以及强化到爆轰波。在

2.3ms 时，两个方向相反的强爆轰波发生对撞，对撞后

的透射激波衰减，沿着原来的方向继续传播，此时燃

烧产物区压力高于燃料供给压力，新鲜可燃气无法

供入，到 2.31ms 时，新鲜混合可燃气开始逐渐填充燃

烧产物区 ，如图 5 中虚线框所示 ，在 0.11m 和 0.17m

处，可燃混气发生提前燃烧被消耗，这两处的温度和

压力都瞬间升高，但是此时新鲜预混可燃气较少，虽

然化学反应释放的热量瞬间升高，由于此时新鲜预

混可燃气较少，相比于强爆轰波释放的热量几乎可

以忽略，如图 9 所示。经过一段距离的传播，由于激

波波阵面头部有足够的新鲜预混可燃气，透射激波

逐渐增强诱导成为新的爆轰波，在 2.35ms 时，爆轰波

的高度达到 22.8mm，与对撞前的爆轰波高度大体一

致，可见对撞后的爆轰波能保持稳定传播，之后两个

爆轰波再次发生对撞，最终燃烧室内旋转爆轰波以

这种周期性的双波对撞模态稳定持续传播。

图 10 是工况 8 进气压力为 1.2MPa，当量比为 1 时

双波对撞转三波模态的温度和压力云图。在 2.73ms

时，燃烧室内有两个方向相反的强爆轰波，在 2.87ms

时，燃烧室内产生一道新的沿 x 轴正方向传播的弱激

波，在 2.89ms 时，两个传播方向相反的爆轰波发生对

撞，进而形成透射激波，新形成的弱激波由于新鲜可

燃气的不断喷入而增强，在 2.91ms 时，该激波与前方

的透射激波发生对撞，通过图 11 的压力等值线图可

以看出，在对撞处的左侧压力升高，图中箭头所示为

激波。从图 12 可以很明显的看出，在 x=0.11m 附近的

区域温度、压力和热释放率都突然升高，高温高压区

域提高反应速度，导致局部爆炸，产生了一个微弱的

激波，直到 2.92ms，温度云图上出现明显的局部热点，

如图 10 中箭头所示；而在 2.93ms 时，燃烧室内存在一

个沿 x 轴正反方向的爆轰波和两个反方向的爆轰波，

这与 2.87ms 时爆轰波传播方向相反，说明爆轰波传

播过程不稳定，爆轰波的方向发生改变。分析原因

主要为：（1）在 2.85ms 时两个弱爆轰波相距较近，并

且二者之间积累的新鲜可燃预混气较少，距离过短时

发生对撞现象无法形成爆轰波，这种现象的发生极易

出现随机性，从而影响爆轰波的传播方向；（2）模态改

变的瞬态阶段涉及新的爆轰波的形成，在燃料反应

活性强、空气中氧含量大幅增加、反应物质量流量大

C2H4/CH4 第 XX 卷 第 XX 期 /H2 混合气旋转爆轰波传播特性数值模拟研究 XXXX 年

210712-7

等情况下可能伴随着新形成的爆轰波方向的相位

反转。

3.3 模态转变机理分析

不同的进气压力、当量比和燃料组分比例工况

下，CRDE 燃烧室内会出现不同的旋转爆轰波传播模

态。进气压力越高，当量比越大，燃料活性越强，产

生的爆轰波数目越多，越容易触发模态转变。下面

将详细分析旋转爆轰波模态转变的内在机理。

图 13 是不同进气压力下的平均质量流量曲线变

化，提高进气压力，燃料的质量流量几乎呈线性增

加。在工况 6 中，燃烧室出口截面平均质量流量大约

为 600g·s

-1

，质量流量增加，燃烧室内产生的爆轰波

Fig. 5 Formation process of stable two-wave collision mode

第 XX 卷 第 XX 期 推 进 技 术 XXXX 年

210712-8

Fig. 6 Pressure contour in case 6

Fig.8 Temperature and pressure curves at the inlet of combustion chamber in case 6

Fig. 9 Heat release rate curves at the inlet of combustion chamber in case 6

Fig. 7 Species mass fraction curves at the inlet of combustion chamber in case 6

C2H4/CH4 第 XX 卷 第 XX 期 /H2 混合气旋转爆轰波传播特性数值模拟研究 XXXX 年

210712-9

也增加。图 14 是工况 6 中激波转变为爆轰波过程中

温度、压力、热释放率和化学组分变化图，该爆轰波

是从燃烧室 x=0.21m 附近开始逐渐向 x 轴反方向传播

而形成。在 2.2ms 时，燃烧室只有一个爆轰波，此时

记录的是爆轰产物的各参数，如图 14（d）所示，各组

分燃料的质量分数为 0，主要存在大量的二氧化碳，

在 2.23ms 时，乙烯、甲烷和氢气的质量分数增加，说

明有新鲜预混可燃气进入燃烧室，爆轰产物由于接

触到低温的新鲜预混可燃气，温度下降至 1400K，压

力和化学反应热释放率变化不大，在 2.24ms，爆轰产

物与新鲜预混可燃气的接触面上发生化学反应，可

能发生爆燃转爆轰（Deflagration to Detonation，DDT），

Fig. 10 Formation process of the double-wave collision to the three-wave mode

第 XX 卷 第 XX 期 推 进 技 术 XXXX 年

210712-10

该过程释放出大量的热量，温度和压力都升高，化学

反应中间产物一氧化碳也集中在此区域，此刻已经

形成新的激波，激波继续沿着 x 轴反方向传播，与燃

烧室头部的新鲜气体区域发生碰撞，逐渐形成弱爆

轰波，直到 2.26ms，爆轰波的压力和化学反应热释放

率达到峰值，弱爆轰波已形成强爆轰波，此时燃烧室

存在两个强度几乎相同的爆轰波，沿着相反的方向

发生碰撞，即双波对撞模态。图 15 是工况 6 中激波

增强为爆轰波过程中经过 x=0.2m 处的密度曲线，在

2.23ms，此 处 为 低 温 新 鲜 预 混 合 燃 气 ，其 密 度 为

2.99kg/m3

，在 2.24ms 时，x=0.21m 处产生新的激波，到

2.25ms时，激波传播到 x=0.2m处形成弱爆轰波，此处为

高温高压区，因此密度下降为 1kg/m3

，当爆轰波沿着 x

轴反方向传播时，x=0.2m便处于燃烧产物区，因此其密

度逐渐增大。同理，其它模态转变过程也是如此。

通过数值计算的结果及分析，本文中多组分混

合气旋转爆轰波传播模态发生转变的原因是：（1）进

气压力增大，导致质量流率增大，进入燃烧室的新鲜

预混可燃气增多；（2）当量比增大使得燃料反应活性

增强，更容易促使新鲜气体发生化学反应。而进入

燃烧室可燃气增多、燃料反应活性增强会促使爆轰

产物与新鲜预混可燃气接触面上发生化学反应，导

致新的激波的产生，高温高压的激波与新鲜预混可

燃气碰撞进一步提高化学反应速率，释放大量的热

量，激波获得足够的能量，在新鲜预混可燃气的不断

供应下，随着时间不断增强为爆轰波，从而发生模态

转变。模态发生转变需要两个条件：一是产生新的

激波；二是激波前有足够的新鲜预混可燃气。

Fig. 11 Pressure contour in case 8

Fig. 12 Curves of temperature, pressure, heat release rate

and species mass fraction at the inlet of combustion chamber

in case 8 at t=2.91ms

Fig. 13 Curve of average mass flow change with intake

pressure

C2H4/CH4 第 XX 卷 第 XX 期 /H2 混合气旋转爆轰波传播特性数值模拟研究 XXXX 年

210712-11

4 结 论

本文对以 C2H4/CH4/H2 混合气为燃料的连续旋转

爆轰进行二维数值模拟研究，获得了四种不同的传

播模态，分析了不同模态的旋转爆轰波的传播特性

以及模态转变的机理，得出以下主要结论：

（1）进气总压保持 0.6MPa，当量比从 0.6 增加到

1.4，爆轰波首先以单波模态传播，当量比大于 1 时开

始出现单/双波混合模态和双波对撞模态。当量比保

持为 1，进气压力从 0.6MPa 升高到 1.2MPa，从 0.8MPa

开始出现双波对撞，随着进气总压的增大，质量流量

增大，最多出现三波模态。燃料组分对爆轰波的传

播模态也有一定的影响，混合气中乙烯和氢气的含

量增大，会出现双波模态。

（2）双波对撞时，爆轰波稳定传播，爆轰波波头

高度保持一致；三波模态时，旋转爆轰波的传播方向

发生改变，传播过程不稳定。两个弱爆轰波相距较

近时发生对撞现象可能无法继续形成爆轰波，因此

这种现象的发生极易出现随机性，从而影响爆轰波

的传播方向。

（3）爆轰波模态转变的原因：进气压力增大，导

致质量流率增大，当量比增大使得混合气反应活性增

强，在爆轰产物与新鲜预混可燃气的接触面上发生化

学反应，产生新的激波，随着新鲜预混可燃气不断进

入燃烧室，激波逐渐增强为爆轰波，此时爆轰波的温

度、压力和化学反应热释放率几乎同步达到最大值。

致 谢：感谢国防预研基金（HTKJ2020KL011004-2）和

江苏高校“青蓝工程”的资助。

参考文献

［ 1 ］ 王健平，周 蕊，武 丹 . 连续旋转爆轰发动机的研

Fig. 14 Curves of temperature, pressure, heat release rate and species mass fraction during the formation of new detonation

wave

Fig. 15 Density curve of the new detonation wave passing

x=0.2m during the formation process

第 XX 卷 第 XX 期 推 进 技 术 XXXX 年

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（编辑：朱立影）

XXXX 年 XX 月

第 XX 卷 第 XX 期

XX XXXX

Vol.XX No.XX

推 进 技 术

JOURNA L O F PRO PU L S ION TECHNO LOGY

210556-1

富氢燃气旋转爆轰波传播特性实验研究 *

张世健，白桥栋，韩家祥，翁春生，郑 权

（南京理工大学 瞬态物理国家重点实验室，江苏 南京 210094）

摘 要：为研究富氢燃气旋转爆轰波传播特性，利用氢气与氧气预燃烧产生的富氢燃气作为燃料，

空气为氧化剂，开展了旋转爆轰实验研究。对富氢燃气旋转爆轰压力变化、时频特性及传播速度等参数

进行了分析，研究了不同传播模态下富氢燃气旋转爆轰波传播特性。研究表明：本文实验条件下，富氢

燃气与空气旋转爆轰的传播模态主要受当量比影响，当量比高于1.06时呈现单波模态，随着当量比减

小，旋转爆轰波呈现单波-双波过渡模态，即同一工况下，单波模态和双波模态交替出现，当量比减小

到0.68左右时，基本呈现复杂的双波模态；在270g/s的空气流量下，当量比增大，旋转爆轰波在环形燃

烧室内的传播速度随之提高，但当量比到达临界点以后，传播速度提高不明显；在相同当量比下，当空

气流量增大到370g/s时，旋转爆轰波的传播速度会进一步提高；空气流量越大，临界点对应的当量比越

低，其中270g/s空气流量对应临界当量比为1.32，370g/s空气流量对应临界当量比1.16；达到临界当量

比以后，传播速度受当量比和空气流量影响不大。

关键词：富氢燃气；旋转爆轰；当量比；传播模态；时频特性

中图分类号：V231.2+

2 文献标识码：A 文章编号：1001-4055（XXXX）XX-210556-11

DOI：10.13675/j.cnki. tjjs. 210556

Experimental Study on Propagation Characteristics of

Rotating Detonation Wave of Hydrogen-Rich Gas

ZHANG Shi-jian，BAI Qiao-dong，HAN Jia-xiang，WENG Chun-sheng，ZHENG Quan

（National Key Laboratory of Transient Physics，Nanjing University of Science and Technology，Nanjing 210094，China）

Abstract：In order to investigate the propagation characteristics of rotating detonation wave（RDW）of hy⁃

drogen-rich gas，the experimental study of rotating detonation was carried out by using hydrogen-rich gas as fuel

and air as oxidant. Hydrogen-rich gas was produced by pre-combustion of hydrogen and oxygen. The variation of

rotating detonation pressure，time-frequency characteristics and propagation velocity of RDW were analyzed，

and the propagation characteristics of RDW of hydrogen-rich gas under different propagation modes were studied.

The results show that under the experimental conditions，the propagation mode of hydrogen rich gas and air rotat⁃

ing detonation is mainly affected by the equivalence ratio. When the equivalence ratio is higher than 1.06，the

RDW presents a single wave mode. With the decrease of equivalence ratio，the RDW presents the transition mode

from single wave to two waves，that is，under the same working condition，the single wave mode and two waves

mode appear alternately. When the equivalence ratio decreases to about 0.68，the RDW basically presents a com⁃

plex two wave mode. At the air mass flow rate of 270g/s，the propagation velocity of RDW in annular combustion

* 收稿日期：2021-08-17；修订日期：2021-09-30。

基金项目：国防预研基金（HTKJ2020KL011004-2）。

作者简介：张世健，硕士生，研究领域为旋转爆轰推进。

通讯作者：白桥栋，博士，副研究员，研究领域为爆轰推进技术。

引用格式：张世健，白桥栋，韩家祥，等 . 富氢燃气旋转爆轰波传播特性实验研究［J］. 推进技术，XXXX，XX（XX）：210556.

（ZHANG Shi-jian，BAI Qiao-dong，HAN Jia-xiang，et al.Experimental Study on Propagation Characteristics of Rotating

Detonation Wave of Hydrogen-Rich Gas［J］.Journal of Propulsion Technology，XXXX，XX（XX）：210556.）

第 XX 卷 第 XX 期 推 进 技 术 XXXX 年

210556-2

chamber increases with the increase of equivalence ratio，but the propagation velocity of RDW does not increase

significantly after the equivalence ratio reaches the critical point. At the same equivalence ratio，when the air

mass flow rate increases to 370g/s，the propagation velocity of RDW will be further improved. Moreover，the larg⁃

er the air mass flow，the lower the equivalence ratio corresponding to the critical point. When the air mass flow

rate is 270g/s，the critical equivalence ratio is 1.32，and when the air mass flow rate is 370g/s，the critical equiv⁃

alence ratio is 1.16. After reaching the critical equivalence ratio，the propagation velocity is not affected by the

equivalence ratio and air mass flow.

Key words： Hydrogen-rich gas；Rotating detonation；Equivalence ratio；Propagation mode；Time-fre⁃

quency characteristics

1 引 言

相比爆燃燃烧，爆轰燃烧熵增小、能量释放速率

快、热力循环效率高，基于爆轰燃烧的新型发动机的研

究受到国内外学者广泛关注。其中，连续旋转爆轰发

动 机（Continuous Rotating Detonation Engine，CRDE）

在工程应用中优势更加明显，它仅需一次点火起爆，

燃烧室内便能形成持续的旋转爆轰波。CRDE 同时

具有自增压、低压比下有效推力大、工作范围宽、结

构 紧 凑 等 特 点 ，成 为 航 空 航 天 推 进 领 域 研 究 的

热点［1-2］

。

由于氢气活性高，容易起爆，国内外对氢气连续

旋转爆轰波形成、传播机理及其影响因素等基本规

律开展了大量研究，为连续旋转爆轰发动机的性能

分析和工程应用奠定了基础。数值研究方面，Saraco⁃

glu 等［3］

对多波的传播过程进行了数值模拟，观察到

氢气空气混合物从爆燃到爆轰的转变过程，分析了

单波模态和双波模态下的特点。孟豪龙等［4］

在氢气

与空气连续旋转爆轰数值模拟中，展示了环形燃烧

室内详细的三维流场结构，总结了燃烧室头部激波

的传播特性。Xia 等［5］、金杉等［6］揭示了连续旋转爆

轰波形成到稳定传播的规律，以及传播模态和传播

方向转变的机理。实验研究方面，Wang 等［7］

研究了

不同当量比、流量和来流条件等情况下，连续旋转爆

轰波数目、传播方向和爆轰波强度的变化。Xia 等［8］

进一步揭示了氢气空气旋转爆轰发动机在稳定工作

模 态 下 的 平 面 径 向 流 场 结 构 ，分 析 了 喷 注 条 件 对

CRDE 稳定工作范围的影响。除氢气之外，连续旋转

爆轰研究还涉及多种气态燃料以及液态燃料的旋转

爆轰［9-12］

，且在一定条件下都实现了稳定的连续旋转

爆轰波，并得出了不同条件下连续旋转爆轰波的传

播特性。

若组织燃料和氧化剂进行低混合比燃烧，燃烧

生成的高温气体则富含可燃物，即富燃燃气。采用

富燃燃气作为燃料，在推进领域有诸多应用。在氢

氧液体火箭发动机中［13］，预燃室产生的高温高压富

氢燃气被用于推动氢氧高压涡轮做功，做功后的富

氢燃气进入推力室补燃。同样地，对于涡轮基组合

的旋转爆轰发动机，涡轮带动空气压缩机工作，推动

涡轮做功后的富燃燃气与压缩空气混合形成旋转爆

轰产生推力。基于这种工作方式的组合发动机是连

续旋转爆轰发动机的一个重要研究方向。研究富燃

燃气/空气混合物旋转爆轰的特性是实现涡轮基旋转

爆轰发动机的基础，但目前相关机理的研究缺乏。

胡洪波等［14］

对煤油富燃燃气与富氧空气的旋转爆轰

过程进行了实验研究，初步探索出了煤油富燃燃气

旋转爆轰传播速度的变化规律和工作范围，实验发

现煤油富燃燃气与空气起爆仍然存在一定难度。富

氢燃气具有较高的活性［15-16］

，其与空气的混合物容易

实现旋转爆轰。研究富氢燃气旋转爆轰的传播特性

对掌握富燃燃气旋转爆轰传播机理、燃烧室内的燃

烧与流动特性、爆轰波与结构部件之间的相互影响

等具有科学及工程上的意义。

为探究富氢燃气旋转爆轰波传播特性，本文将

氢气与氧气预燃烧产生的富氢燃气作为燃料，开展

对富氢燃气与空气旋转爆轰传播特性的实验研究，

分析了不同传播模态下旋转爆轰波的传播过程和稳

定性，总结了当量比、空气流量等条件对旋转爆轰波

传播特性的影响，研究结果有助于推动以富燃燃气

为燃料的连续旋转爆轰的研究进展。

2 实验装置与系统

本文采用的富氢燃气连续旋转爆轰发动机实验

系统如图 1 所示，主要包括燃料及氧化剂供给系统、

集成预燃室的连续旋转爆轰发动机原理样机、控制

系统、数据采集系统等。

连续旋转爆轰发动机原理样机主要由预燃室、

富燃燃气腔、空气腔和爆轰燃烧室等四部分构成，预

第 XX 卷 第 XX 期 富氢燃气旋转爆轰波传播特性实验研究 XXXX 年

210556-3

燃室与富燃燃气腔之间设置有扰流环；富燃燃气腔

与空气腔相互独立，富氢燃气与空气在爆轰燃烧室

进口处相互掺混；燃料及氧化剂供给系统主要包含

预燃室的氢气、氧气供给以及 CRDE 的空气供给系

统；数据采集系统能实时监测系统状态并获取压力、

温度、流量等参数信息；爆轰燃烧室内外径分别为

94mm 和 110mm，燃烧室长度为 180mm；采用预爆轰

点火起爆方式，预爆轰管切向安装在燃烧室进口附

近，如图 2 所示，在旋转爆轰燃烧室外壁布置有高频

动态压力传感器 PCB1，PCB2，其周向角分别为 0°和

120°，均位于靠近燃烧室进口处的同一圆周上，预爆

轰管上设置有 PCB0，以监测预爆轰管的工作状态。

在 CRDE 工作过程中，氢气和少量氧气在预燃室中点

火燃烧形成富氢燃气，经过富氢燃气腔之后通过腔

室末端圆周上均匀分布的 80 个 1mm 小孔喷注进入旋

转爆轰燃烧室；空气通过收缩扩张环缝喷注，环缝喉

部宽度为 1.5mm，空气与富氢燃气在燃烧室入口掺

混，建立可燃混合气层，预爆轰管内爆轰波进入爆轰

燃烧室起爆可燃混合物并形成连续旋转爆轰。

实验系统控制时序如图 3 所示，开启数据采集

后，向预燃室供给氢气和氧气并点火，预燃室工作

后，关闭预燃室点火器并向空气腔供给空气，紧接着

预爆轰管内同时填充氢气和氧气形成可燃混合气，

100ms 后关闭预爆轰氢氧填充，随后预爆轰管点火器

工作，管中的氢氧混合气被点燃形成爆轰波，进而点

燃富氢燃气和空气的混合可燃气形成旋转爆轰。熄

火时，关闭预燃氢氧，空气持续供给数秒后关闭，数

据采集结束。图中 Δt 定义为 CRDE 的工作时间，在

数据采集系统中设置高速采集时间 2s，高速采集延

迟 1s，即所有用以监测爆轰状态的高频动态压力传

感器在数据采集系统开启 1s 后工作，持续工作 2s。

3 实验结果与分析

本文实验工况如表 1 所示，固定氧气流量在 8g/s

左右，通过改变氢气流量，研究了不同空气流量下，

富氢燃气旋转爆轰波在不同传播模态下的传播特

性。需要说明的是，由于富氢燃气和爆轰产物的高

温会引起高频动态压力传感器采集信号出现偏移现

象，文中旋转爆轰压力曲线为原始信号经过 500Hz 滤

波处理后得到。

表 1 中的温度值为富燃燃气腔壁面附近富氢燃

气的温度，与腔室中心富氢燃气的温度存在一定差

异，实验以此作为富氢燃气的参考温度。以 Case 1 和

Case 5 为例，图 4 展示了完整实验过程中富燃燃气腔

压力和温度随时间变化的情况。1.6s 时刻，开始向预

Fig. 2 Section diagram of rotating detonation combustion

chamber and pre-detonation tube

Fig. 1 Schematic diagram of experimental system

第 XX 卷 第 XX 期 推 进 技 术 XXXX 年

210556-4

燃室供给氢气和氧气并点火，富燃燃气腔的压力迅

速升高，随着与上游预燃室的压差逐渐减小，腔内压

力增长逐渐放缓并趋于稳定；当 2.5s 时刻切断氢气和

氧气的供给后，富燃燃气腔压力便急剧下降。而温

度曲线的变化则不同，受温度传感器本身属性影响，

测量温度值在短时间内无法达到实际温度值，当 2.5s

时刻切断氢气和氧气供给后，温度变化出现了拐点，

由于残留的氧气相对较多，预燃室内的富氢燃气进

一步与残留的氧气燃烧，加剧了反应放热，直至氧气

被消耗殆尽，这造成了 2.5s 时刻后，温度呈现先陡然

上升后缓慢下降的趋势。因此，实验选取切断氢气

和氧气供给时刻的温度值作为参考，来表征富氢燃

气的温度。

不同传播模态的分布如图 5 所示，实验过程中爆

轰燃烧室内的富氢燃气旋转爆轰的传播模态主要分

为三种：仅有一个爆轰波旋转传播的单波模态、存在

两个爆轰波的双波模态和单波-双波过渡模态。单

波-双波过渡模态为单波模态到双波模态转变的过

Fig. 4 Pressure and temperature variation of the gas

chamber

Fig. 3 Control sequence of rotating detonation experiment of hydrogen-rich gas

Table 1 Parameters of experimental conditions

Case No.

1

2

3

4

5

6

7

8

9

10

11

12

13

14

Mass flow of

hydrogen/（g/s）

17.2

14.7

13.8

12.8

11.2

10.4

8.0

13.4

11.2

10.6

9.2

8.5

7.4

6.3

Mass flow of

oxygen/（g/s）

7.6

7.3

8.0

7.8

8.0

7.8

7.9

7.4

7.1

7.5

7.9

7.8

7.9

8.1

Temperature of

fuel-rich gas/K

453

466

471

496

498

505

515

464

461

505

480

509

507

554

Mass flow of

air/（g/s）

370

370

380

377

373

374

367

283

270

270

267

270

270

270

Equivalence ratio

1.52

1.29

1.16

1.08

0.94

0.87

0.66

1.52

1.32

1.23

1.06

0.96

0.82

0.68

Propagation mode

Single wave

Single wave

Single wave

Single wave

Transition mode

Transition mode

Two waves

Single wave

Single wave

Single wave

Single wave

Transition mode

Transition mode

Two waves

Fig. 5 Range of different propagation modes

第 XX 卷 第 XX 期 富氢燃气旋转爆轰波传播特性实验研究 XXXX 年

210556-5

渡状态，当量比大致为 0.82~0.96，此范围之外，高当

量比下呈现单波模态，低当量比下呈现双波模态。

下面分别结合 Case 1，Case 5 和 Case 14 对三种模态下

的传播特性进行具体分析。

3.1 旋转爆轰单波传播模态

图 6 为 Case 1 工作过程旋转爆轰压力整体分布，

图中爆轰峰值压力比较稳定，无明显间断，其中黑色

方框标出的红色阴影区域表示高温引起的 PCB2 信

号失真的部分，虚线方框区域的局部放大图如图 7 所

示。可以看出，爆轰波从 PCB1 传播到 PCB2 的时间

比从 PCB2 再传播到 PCB1 时间长，且压力峰值的出

现具有明显的周期性，结合 PCB1 和 PCB2 在 CRDE 燃

烧室外壁面的相对位置，断定爆轰波在燃烧室沿顺

时针方向旋转传播。定义同一条压力曲线的前后相

邻两个压力峰的时间差为 Δtn，通过公式（1）和（2）分

别计算出燃烧室内旋转爆轰波任一周期内的传播频

率 fn和传播速度 vn

fn = 1/Δtn （1）

vn = πdfn （2）

式中 d 为旋转爆轰燃烧室外径。稳定阶段（920~

1170ms）的传播频率 fn分布情况如图 8（a）所示，爆轰

波 传 播 频 率 在 4237~4717Hz，传 播 频 率 平 均 值 为

4486Hz，相 应 的 旋 转 爆 轰 波 传 播 速 度 介 于 1416~

1630m/s，平 均 传 播 速 度 达 到 1550m/s，这 一 数 值 为

CEA 计 算 出 的 C-J 爆 轰 速 度（2072.2m/s）的 74.8%。

对 PCB2 压力曲线进行快速傅立叶变换，得到结果如

图 8（b）所示，图中一阶主频为 4490Hz，与传播频率计

算平均值的误差仅为 0.09%，契合较好，其余三个尖

峰对应频率依次为 8970Hz，13445Hz，17909Hz，在误

差允许的范围内这三个频率分别是一阶主频 4490Hz

的 2 倍、3 倍、4 倍，由傅立叶变换方法可知，PCB 采集

的压力信号主要由以 4490Hz 频率为基础的多种不同

振 幅 的 正 弦 波 组 成 ，因 此 旋 转 爆 轰 波 传 播 频 率 为

4490Hz。FFT 频谱和计算结果表明燃烧室内旋转爆

轰波单一且传播状态比较稳定，这种状态称为稳定

的单波模态。

为定量描述单波模态传播速度的稳定性，对稳

定阶段的传播速度 vn计算标准差 Sv和相对标准差 uv，

计算得到传播速度标准差 Sv为 31.38m/s，相对标准差

uv为 2.02%，表明传播速度分布集中，爆轰波稳定性较

好。计算式如下

Sv =

∑n = 1

m

( ) vn - v ave

2

m （3）

uv = s v

v ave

（4）

图 9 显示了 PCB2 压力曲线峰值在 920~1170ms

时间段的分布情况，统计得到的最大值 1.82MPa，最

小值 0.74MPa，平均值 1.18MPa，标准差 0.167MPa，相

Fig. 7 Local curve of high frequency pressure in Case 1

Fig. 8 Propagation frequency in Case 1

Fig. 6 Curve of high frequency pressure in Case 1

第 XX 卷 第 XX 期 推 进 技 术 XXXX 年

210556-6

对标准差 14.19%。

爆轰波在同一位置不同时刻和同一周期不同位

置的压力值存在较大差异，且压力峰值波动较大。

压力和速度的波动均与混合可燃气层掺混均匀度有

关［17］

，喷孔-环缝式喷注结构使得相邻两个喷孔之间

的局部区域富氢燃气含量相对偏少，而正对喷孔下

游方向的富氢燃气相对富集，当爆轰波扫过时，燃料

与氧化剂富集较多且掺混较好的区域爆轰压力高、

传播速度快，但容易引起雍塞，雍塞又对下一周期进

气区域局部当量比产生影响，使得传播速度出现波

动，爆轰压力对当量比变化更加敏感，表现出较大幅

度振荡。波后产物区的膨胀波能在下一周期进气区

域引起不同程度的紊乱，这对提高掺混均匀度有帮

助，却不能很好地促进空气与富氢燃气的掺混［18］

。

3.2 旋转爆轰单波-双波过渡模态

在当量比为 0.82~0.96 时，富氢燃气旋转爆轰会

出现单波-双波过渡模态，即旋转爆轰波在以单波模

态传播过程中，偶尔呈现双波模态或其他传播状态，

转而又呈现单波模态。图 10 所示为 Case 5 下截取的

一段模态转变过程的高频压力曲线，黑色虚线框 1，2

和 3 分别选取了转变过程前、中、后三种具有典型特

征的压力曲线，对应的局部放大图分别如图 11，图 12

和图 13 所示。在 1250ms 时刻以前，旋转爆轰波以明

显的单波形式在燃烧室按逆时针方向传播；在 1250~

1265ms 时刻，旋转爆轰波在爆轰燃烧室内主要表现

为双波形式的传播模态，并且在 1258.5~1262.5ms 时

间内呈现出明显的对撞特征，对撞点稳定在 PCB1 位

置附近；在 1265ms 时刻以后旋转爆轰波恢复为单波

模态，但旋转爆轰波传播方向转变成了顺时针。这

里把介于两种单波模态之间的过程称为旋转爆轰波

传播模态转变过程，这样的转变过程在旋转爆轰发

动机工作时间 Δt 内多次出现，且每次持续的时间长

短不一，没有明显的规律性。下面对图中三种模态

下爆轰波传播特性进行具体分析。

Fig. 9 Peak pressure distribution in Case 1

Fig. 12 Two counter-rotating waves collide at PCB1

(1258.5~1262.5ms)

Fig. 11 Single wave propagating counterclockwise

(1246.5~1250.5ms)

Fig. 10 Pressure curve during mode transition

Fig. 13 Single wave propagating clockwise(1265.5~

1269.5ms)

第 XX 卷 第 XX 期 富氢燃气旋转爆轰波传播特性实验研究 XXXX 年

210556-7

图 11 和图 13 展示了爆轰波模态转变过程前后

单 波 模 态 下 爆 轰 压 力 和 传 播 速 度 的 特 征 ，分 别 对

PCB1 和 PCB2 曲线爆轰压力 p1，p2和传播速度 v1，v2做

统计分析，结果如表 2 和表 3 所示，S 表示标准差，u 表

示相对标准差。可以看出，爆轰波在 1246~1251ms 和

1265~1270ms 传播速度的相对标准差和爆轰压力的

相对标准差均大于 Case 1 下相应的值，说明该工况下

的单波模态在转变前后爆轰压力和传播速度均表现

出较大幅度振荡。

这种现象与 PCB 安装高度有关，由于旋转爆轰

波在不同时刻不同位置发展的程度不同，且旋转爆

轰波波头高度随可燃混气层高度变化，可燃混气层

填充高度大，则旋转爆轰波扫过时波头高度高，可燃

混 气 层 填 充 过 少 ，则 旋 转 爆 轰 波 波 头 高 度 矮 。 Wu

等［19］

、Meng 等［20］

在氢气/空气旋转爆轰的数值模拟中

均给出了旋转爆轰波波头高度随时间的变化情况，

Wu 指出在旋转爆轰波波头高度振荡的过程中，爆轰

速度基本不变，因此爆轰波传播速度呈现较大幅度

振荡与爆轰波波头高度振荡无直接关系。但是在本

实验中 PCB 的安装位置与富氢燃气最近的一个喷孔

仍有一段距离，如图 14 所示，当旋转爆轰波波头高度

低于这个距离 L 时，PCB 采集的压力信号则是旋转爆

轰波扫过后的斜激波（Oblique shock wave，OSW）的压

力，因而压力峰值较正常爆轰压力低，峰值对应的时

刻较旋转爆轰波经过同一轴线的时刻延后，致使由

式（1）和（2）计算的传播速度值偏小，最终表现为图

11 所示大幅振荡的传播速度曲线和分布较宽的峰值

压力散点。

旋转爆轰波的这种传播模态符合 Bluemner 等［21］

提 出 的 SWCC（Single wave with counter-rotating com⁃

ponents）传播模态的特征，其中“Counter-rotating com⁃

ponents（CCs）”为一种与旋转爆轰波传播方向相反的

弱波。Xia 等［5］

数值模拟了这种传播模态下初始爆轰

波与 CCs 对撞传播的过程，并结合数值结果阐释了这

种单波模态向双波对撞模态转变的机理。

图 15 中带有峰值标记的波峰为初始爆轰波或斜

激波的压力；类似于虚线框标出的小压力波峰或为

CCs。CCs 通过与初始爆轰波或与未燃反应物多次碰

撞获得能量逐渐变强，t1时刻（大约 1251.4ms 前后）经

过 PCB1 位置附近与逆时针旋转传播的初始爆轰波

对撞，对撞后初始爆轰波可能解耦或者衰减为弱激

波，继续传播至 PCB2 位置时并没有留下明显的压力

信号，而对撞后的 CCs 沿顺时针方向传播，t2时刻（大

约 1251.7ms 前后）经过 PCB2 位置，此时已发展成为

新的爆轰波，与逆时针旋转的爆轰波在 PCB1 位置不

远处再次对撞，双波对撞模态初步形成。

Case 5 下的双波对撞模态的特征曲线如图 12 所

示，在 1258.5~1262.5ms 时间段内，PCB2 采集的压力

峰个数是 PCB1 的两倍，PCB1 压力曲线相邻两个压力

峰之间往往夹着两个 PCB2 曲线的压力峰，且 PCB1

处压力峰值远大于 PCB2 处压力峰值，即一个周期

内，旋转爆轰波两次经过 PCB2 位置一次经过 PCB1

位置，表明爆轰燃烧室内形成了两个旋转爆轰波，它

们在 PCB1 位置附近重合时，压力叠加，造成 PCB1 仅

采集到一个压力信号且峰值较大。PCB1 位置附近出

现压力叠加的时刻具有明显的周期性，符合双波对

撞模态的典型特征［22］

。为表征双波对撞模态下旋转

爆轰波传播速度，定义 PCB1 压力曲线中相邻两个压

力峰先后出现的时间间隔为一个对撞周期 Ti

，根据式

（5）计算相应对撞周期内旋转爆轰波平均传播速度 vi

Fig. 14 Schematic diagram of relationship between wave head width and PCB installation distance

Table 3 Statistical calculation results of detonation

pressure in single wave mode in Case 5

p1

p2

p1

p2

Time/ms

1246~1251

1246~1251

1265~1270

1265~1270

pmin/MPa

0.48

0.46

0.55

0.43

pmax/MPa

1.16

1.08

1.10

0.86

pmean/MPa

0.70

0.80

0.76

0.68

Sp/MPa

0.161

0.155

0.130

0.118

u/%

23.03

19.34

17.19

17.50

Table 2 Statistical calculation results of propagation

velocity of single wave mode in Case 5

v1

v2

v1

v2

Time/ms

1246~1251

1246~1251

1265~1270

1265~1270

νmin（/ m/s）

1144.3

1079.9

1144.3

1175.4

νmax（/ m/s）

1349.9

1382.3

1309.0

1299.2

νmean（/ m/s）

1236.5

1237.0

1236.7

1232.2

Sv

（/ m/s）

63.23

99.29

57.71

42.91

u/%

5.11

8.03

4.67

3.48

第 XX 卷 第 XX 期 推 进 技 术 XXXX 年

210556-8

vi = πd

Ti

（5）

式中 d 为爆轰燃烧室外径，相应对撞周期内旋转

爆轰波平均传播速度变化如图 12 所示，其中最大值

1114.8m/s，最小值 1053.6m/s，平均值 1088.5m/s，标准

差 25.77m/s，相对标准差 2.37%。

3.3 旋转爆轰双波传播模态

以 Case 14 为例，从压力曲线看，该工况下传播模

态比较复杂，但具备双波对撞特征，截取一段对撞点

较长时间稳定于 PCB2 位置附近的压力曲线来分析

双波对撞的传播特性，如图 16 所示。PCB2 压力曲线

的峰值普遍较高，PCB1 压力曲线的峰值总体偏低，且

在 PCB2 曲线相邻两个压力峰值之间普遍存在 PCB1

曲线的两个小峰值，压力曲线特征与图 12 类似，表明

在 455~462ms 时间内，对撞点稳定于 PCB2 位置附近。

旋转爆轰波在 PCB2 位置附近对撞传播的过程如图

17 所示，燃烧室内存在两个传播方向相反的旋转爆

轰波，逆时针旋转的爆轰波 B 与顺时针旋转的爆轰

波 D 在 120° 位 置 附 近 发 生 对 撞 ，两 者 压 力 叠 加 ，

PCB2 采集到一个较高的压力信号峰值，对撞后爆轰

波 B 和 D 的前导激波分别透射进入彼此的爆轰产物

区，形成相应的两道透射激波 b 和 d，相比于对撞前

的旋转爆轰波，透射激波压力低，传播速度小。随

后，透射激波 d 按顺时针方向继续传播，穿过爆轰产

物区后，透射激波接触到新鲜可燃混气层，经过短暂

发展，PCB1 采集到一个较低的压力信号峰值。与此

同时，透射激波 b 逆时针传播并发展成为爆轰波 B′，

大约在 300°位置附近与爆轰波 D′发生了第二次对

撞，对撞后压力衰减，透射激波 b′沿原方向继续传

播，传播至 PCB1 附近时，PCB1 采集到一个较低的压

力信号峰值。透射激波 b′和 d′逐渐发展成新的爆轰

波，于 120°位置附近再次发生对撞，至此形成一个对

撞周期。

图 16 中对撞出现的时刻具有明显的周期性，在

双波对撞模态下，对撞前后爆轰波压力和速度衰减

较大，到下一次对撞前，爆轰波基本处于发展阶段，

瞬时速度也不断变化。同样地，根据公式（5）计算相

应对撞周期内爆轰波平均传播速度 vi

，该阶段速度变

化情况如图 16 所示，传播速度 vi的平均值、最大值、最

小值、标准差、相对标准差分别为 837.0m/s，909.4m/s，

781.8m/s，32.76m/s，3.91%。如前所述，计算出的传播

速度大幅波动与爆轰波波头高度和 PCB 位置有关，

以图中 a，b，c 三点为例，a 点和 c 点为爆轰波对撞压

力，b 点为斜激波压力，b 点对应时刻较旋转爆轰波波

头到达同一轴线的时刻延后，旋转爆轰波经过一个

周期再次到达同一轴线位置时恰好是 c 点对应时刻，

而对撞点稳定于 PCB2 位置附近表明对撞周期 T 基本

不变，所以 tab>T>tbc，相应的 vab<vave<vbc。

对 PCB2 高频压力曲线作快速傅立叶变换（FFT）

和短时傅立叶变换（STFT），结果如图 18 和图 19 所

示，旋转爆轰波频率为 2418.3Hz，对应平均传播速度

835.7m/s，与计算得出的均值（837.0m/s）基本吻合，但

远低于该工况下 C-J 爆轰速度（1772.6m/s）。出现这

Fig. 17 Diagram of collision and propagation of detonation

wave near PCB2

Fig. 15 Detonation pressure curve before and after mode

conversion (1250.1~1252.1ms)

Fig. 16 High frequency pressure local curve of two counterrotating waves mode

第 XX 卷 第 XX 期 富氢燃气旋转爆轰波传播特性实验研究 XXXX 年

210556-9

一现象主要与双波对撞有关，在一个周期内，旋转爆

轰波经历两次对撞，且每次对撞都会引起衰减，无法

一直维持正常爆轰波的形态，每个周期内旋转爆轰

波的强度和速度均未得到有效提高，导致亏损较大，

不利于稳定工作。

为便于对比展示了旋转爆轰波对撞压力与工质

喷注压力，将 PCB2 的高频动态压力数据的时间和压

力转换成绝对时间和绝对压力，空气和富氢燃气的

喷注压力分别用空气腔和富燃燃气腔的静态压力代

替。如图 20 所示，当对撞压力远大于喷注压力时，下

一次对撞压力往往较小。这是因为对撞时，PCB2 位

置及其附近区域会形成雍塞区，喷注速度远小于旋

转爆轰波传播速度，且对撞点压力越高，对撞前旋转

爆轰波压力也越高，雍塞区范围越宽，雍塞持续的时

间越久，旋转爆轰波长时间得不到反应物补充而衰

减 。 长 时 间 雍 塞 还 导 致 未 燃 反 应 物 填 充 高 度 降

低，旋转爆轰波波头高度小，造成 PCB 采集到斜激

波 的 压 力 信 号 ，与 爆 轰 波 压 力 形 成 巨 大 反 差 。 因

此 ，保 证 对 撞 后 透 射 激 波 持 续 存 在，雍塞状态快速

消失，可燃混气层稳定形成，透射激波在可燃混气层

诱导爆轰燃烧，这些条件成为实现双波对撞传播模

态的关键［23］

。

3.4 传播速度的影响因素分析

从表 1 可以看出，随着当量比减小，传播模态也

发生了变化。结合上述分析，Case 5 对应单波模态的

爆轰压力、传播速度及稳定性较 Case 1 差；Case 5 双

波对撞模态的传播特性则优于 Case 14。图 21 展示

了所有工况下旋转爆轰波传播速度随当量比变化的

情况，按空气流量量级分为 ExpAir_1 和 ExpAir_2 两组曲

线，分别对应空气流量 270±10g/s 和 370±10g/s，Exp 表

示实验平均速度值，Det 表示相同条件下对应的 C-J

速度值。

由图 21 可知，随着当量比增大，旋转爆轰波传播

速度逐渐提高，其中 C-J 速度的变化趋势逐渐放缓，

实验值的变化均存在一个明显的临界点，达到临界

点后继续增大当量比，传播速度基本不再提高。图

22 给出了速度亏损量随当量比的变化规律，随着当

量比增大，速度亏损逐渐减小，达到临界点后，速度

亏损量基本不变，其中 270g/s 空气流量下传播速度亏

损量最小为 27.76%，370g/s 空气流量下的传播速度亏

损量最小为 25.95%。

270g/s 空气流量下和 370g/s 空气流量下传播速

度变化的临界当量比分别为 1.32 和 1.16，表明空气流

量越大，速度趋于平稳的临界当量比越低；相同当量

Fig. 21 Variation of propagation velocity with equivalent

ratio

Fig. 19 STFT Results in Case 14

Fig. 20 Comparison of collision pressure and injection

pressure

Fig. 18 FFT Spectrum in Case 14

第 XX 卷 第 XX 期 推 进 技 术 XXXX 年

210556-10

比下，370g/s 空气流量对应传播速度普遍高于 270g/s

空气流量下的传播速度，但当量比达到临界值后，传

播速度基本一致。可能是因为空气流量增大，单位

体积内参与爆轰反应的推进剂较多，较多的推进剂

使得爆轰反应更加剧烈，释放能量更高，进而表现为

传播速度提高；在同一流量下，增大当量比同样提高

了反应速率和反应释热，爆轰波传播速度随之提高，

因此，空气流量较小时，可以通过增大当量比来弥补

反应速率，进而提高爆轰波传播速度；当量比达到临

界点后，推进剂中富氢燃气的占比不再是影响反应

速率的主要因素，进一步增大富氢燃气的供给对传

播速度的提高影响不大。

4 结 论

本文通过氢气和氧气预燃烧的方式生成富氢燃

气，对富氢燃气与空气的混合物开展了连续旋转爆

轰实验，探究了富氢燃气旋转爆轰的传播特性，得出

的主要结论如下：

（1）本文实验条件下，当量比对旋转爆轰波的传

播模态有重要影响，较大的当量比利于旋转爆轰波

稳定传播，表现为单波模态，当量比减小，旋转爆轰

波传播过程变得不稳定，短时间内会形成双波，表现

为单波-双波过渡模态，最后单波模态难以为继，燃

烧室便形成了较为复杂的双波模态。

（2）当量比是影响爆轰波传播速度的重要因素，

当量比增大，传播速度提高，270g/s 空气流量下，当量

比达到临界值 1.32 以后，继续增大当量比，传播速度

变化不大。

（3）增大空气流量是提高传播速度的另一种方

式，空气流量越大，相同条件下爆轰波传播速度越

高 ，当 空 气 流 量 增 大 到 370g/s 时 ，当 量 比 临 界 值 从

1.32 减小到 1.16。

致 谢：感谢国防预研基金的资助。

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（编辑：梅 瑛）

2022 年 9 月

第 43 卷 第 9 期

推 进 技 术

JOURNA L O F PRO PU L S ION TECHNO LOGY

Sep. 2022

Vol.43 No.9

210323-1

旋转爆轰波与涡轮平面叶栅相互作用数值模拟 *

李 群，武郁文，翁春生，魏万里，徐 高

（南京理工大学 瞬态物理国家重点实验室，江苏 南京 210094）

摘 要：由于旋转爆轰燃烧室具有自增压特性，可提高热力循环效率，因此将旋转爆轰燃烧室应用

于燃气轮机可进一步提高系统的性能。基于非稳态雷诺时均Navier-Stokes方法，采用剪切应力输运k-ω

湍流模型，建立旋转爆轰燃烧室与涡轮平面叶栅耦合计算模型，研究旋转爆轰燃烧室内的复杂波系与涡

轮叶片的相互作用，分析涡轮叶栅对高频爆轰压力振荡的抑制作用。结果表明：旋转爆轰燃烧室内的燃

气在涡轮叶栅内加速，并且在斜激波后的局部区域，马赫数的增加更为明显。斜激波与涡轮静转子叶片

的前缘、压力面、吸力面以及尾缘相互作用，由于旋转爆轰波不同的传播方向，使得斜激波与静子叶片

呈相互垂直或平行，进而形成两种不同的波系结构。涡轮叶栅对高频压力振荡存在明显的抑制作用，涡

轮叶栅上下游高频压力振荡幅值的衰减率达到80%以上。研究结果展示了旋转爆轰波作用下涡轮叶栅内

复杂波系结构特征，并对基于爆轰燃烧推进技术的应用提供了一定的理论基础。

关键词：旋转爆轰燃烧室；涡轮平面叶栅；反射激波；压力振荡衰减；数值模拟

中图分类号：V231.1 文献标识码：A 文章编号：1001-4055（2022）09-210323-11

DOI：10.13675/j.cnki. tjjs. 210323

Numerical Simulation of Interaction Between Rotating

Detonation Wave and Turbine Plane Cascade

LI Qun，WU Yu-wen，WENG Chun-sheng，WEI Wan-li，XU Gao

（National Key Laboratory of Transient Physics，Nanjing University of Science and Technology，Nanjing 210094，China）

Abstract：The rotating detonation combustor has the characteristic of self-pressurization，which can sig⁃

nificantly improve the thermal cycle efficiency. Therefore，applying detonation combustion technology on gas tur⁃

bine can further improve the system performance. In this research，a coupling calculation model of rotating detona⁃

tion combustor and turbine cascade，based on the method of unsteady Reynolds-averaged Navier-Stokes and the

k-ω turbulence model of shear stress transfer，was built up to study the interaction between rotating detonation

wave and turbine cascade and analyze the suppression effect of turbine cascade on high frequency detonation pres⁃

sure oscillation. The results show that the subsonic gas flow in the combustor was accelerated by the turbine cas⁃

cade，and the Mach number of the local area behind the oblique shock wave increased more obviously. The

oblique shock wave interacted with the leading edge，pressure surface，suction surface and trailing edge of the

turbine’s stator blades and rotor blades. Due to the different transport directions of rotating detonation waves，the

oblique shock waves were perpendicular or parallel to the stator blades and two different wave structures were

formed. It was obvious that the turbine cascade can suppress the high frequency pressure oscillation，and the am⁃

* 收稿日期：2021-05-26；修订日期：2021-08-13。

基金项目：国家自然科学基金（12172177；11702143）。

作者简介：李 群，硕士生，研究领域为旋转爆轰推进。

通讯作者：武郁文，博士，副研究员，研究领域为爆轰推进技术。

引用格式：李 群，武郁文，翁春生，等 . 旋转爆轰波与涡轮平面叶栅相互作用数值模拟［J］. 推进技术，2022，43（9）：

210323. （LI Qun，WU Yu-wen，WENG Chun-sheng，et al. Numerical Simulation of Interaction Between Rotating

Detonation Wave and Turbine Plane Cascade［J］. Journal of Propulsion Technology，2022，43（9）：210323.）

第 43 卷 第 9 期 旋转爆轰波与涡轮平面叶栅相互作用数值模拟 2022 年

210323-2

plitude attenuation rate of high frequency pressure oscillation in the upstream and downstream of turbine cascade

can be up to 80%. The results of the study have shown the structural characteristics of complex wave system in tur⁃

bine cascade under the action of rotating detonation wave，and provided a theoretical basis for the application of

detonation combustion propulsion technology.

Key words：Rotating detonation combustor；Turbine plane cascade；Reflected shock wave；Pressure os⁃

cillation attenuation；Numerical simulation

1 引 言

相较于传统航空航天发动机的燃烧模式，爆轰

燃烧具有更低的熵增率和更快的热释放率。旋转爆

轰发动机（Rotating Detonation Engine，RDE）是一种基

于爆轰燃烧模式的新型发动机，其具有热效率高、结

构简单、推力输出稳定等优点，可应用于导弹、火箭、

军用飞机、无人机等领域［1］。20 世纪 60 年代，Voit⁃

sekhovskii 等［2-3］首次在圆盘型燃烧室中观察到短暂

的旋转爆轰波，为 RDE 的发展奠定基础。近些年来，

国内外学者对点火起爆过程［4］

、旋转爆轰波的传播特

性［5］、燃烧室构型［6］、尾喷管［7］、喷注面积［8］、推力性

能［9-10］

、传播稳定性［11］

等方面进行了广泛的研究。

由于爆轰燃烧的自增压特性以及热力学循环效

率高的特点，利用旋转爆轰燃烧室（Rotating Detona⁃

tion Combustor，RDC）替代涡喷发动机的主燃烧室，不

仅可以提高发动机的燃烧室效率，还能减少压气机

级数、降低发动机重量，简化发动机的结构。近年

来，国内外开展了相关的研究。

在实验方面，Wolanski［12］

改变多种 GTD-350 发动

机的燃烧室构型进行实验，并选取最优结构的 RDC

替代 GTD-350 涡轮轴发动机常规等压燃烧室，使发

动机更短、更简单且性能更好。Ishiyama 等［13］

以乙烯

为燃料，氧气为氧化剂，在带有单级离心式压气机和

单级径流式涡轮的旋转爆轰涡轮发动机上进行了点

火实验，发现了多种燃烧现象。DeBarmore 等［14］

在直

径为 6 英寸的 RDC 出口处安装 T63 涡轮进行实验研

究，爆轰燃烧产物经过涡轮导流叶片后静压有所下

降。Zhou 等［15-16］将 RDC 与轴流式涡轮相结合，对氢

气/空气旋转爆轰波的传播特性进行了实验研究，发

现经过涡轮导向器（Turbine Guide Vane，TGV）后高频

压力振荡存在一定程度下降，TGV 对爆轰波传播速

度以及稳定性存在一定的影响。魏万里等［17-18］

研究

了不同当量比下涡轮导向器对旋转爆轰波传播特性

的影响，发现经过导向器作用后压力振荡的幅值及

其 静 压 均 有 明 显 的 降 低 。 Wu 等［19］建 立 了 RDE 与

TGV 相结合的实验模型，实验发现旋转爆轰波与涡

轮 叶 片 作 用 后 会 产 生 反 射 激 波（Reflected Shock

Wave，RSW）向燃烧室中传播，TGV 对压力振荡存在

衰减作用，且不同传播方向的旋转爆轰波经过 TGV

后压力衰减有所不同。

由于测量手段的限制，目前开展的实验研究无

法揭示爆轰波与涡轮相互作用机理，因此需要通过

数值手段开展细观层面的研究。Liu 等［20-21］

设计了一

款超声速涡轮并将二维 RDC 出口数据赋予涡轮入口

进行了数值模拟研究，计算了总压损失，发现叶片前

缘的激波对总压损失起到主导作用。Bakhtiari 等［22］

将周期性来流施加于两级涡轮叶片入口进行数值模

拟研究，发现涡轮对压力衰减起到很好的作用，这种

特性在空气动力学上是十分有利的，同时分析了压

力 波 动 对 静 子 转 子 相 互 作 用 的 影 响 。 Asli 等［23］对

RDC 出口条件下 5 种构型的静子叶栅进行二维 URA⁃

NS 数值模拟计算，研究了叶栅几何参数对总压损失

及速度角波动等的影响。吉冰等［24］

以周期性脉动来

流模拟旋转爆轰燃烧室出口流场，研究了来流脉动

幅 值 和 频 率 对 GE-E3 高 压 涡 轮 级 内 流 场 特 性 的

影响。

从目前的研究成果可以发现，大多数研究都是

将 RDC 出口参数提取后，作为涡轮的入口条件进行

仿真分析，尚未开展 RDC 与涡轮静转子的耦合计算。

本文建立 RDC 与涡轮平面叶栅耦合计算模型，采用

氢气为燃料，空气为氧化剂，研究旋转爆轰燃烧室内

斜激波（Oblique Shock Wave，OSW）与涡轮叶栅相互

作用所形成的复杂波系，分析旋转爆轰波传播方向

对激波与涡轮叶片相互作用的影响，阐述涡轮静子、

转子叶栅前后高频爆轰压力振荡的变化情况。

2 数值方法及计算模型

2.1 计算方法

本文采用基于 RANS（Reynolds-Averaged NavierStokes）方 法 进 行 RDC 与 涡 轮 平 面 叶 栅 耦 合 计 算 。

RANS 方法在笛卡尔坐标系下的张量表示法为

∂ρ

∂t

+

∂

∂xi

( ρui) = 0 （1）

第 43 卷 第 9 期 推 进 技 术 2022 年

210323-3

∂

∂t( ρui) +

∂

∂xj

( ρuiuj) =

- ∂p

∂xi

+

∂

∂xj

é

ë

ê

ê μ

( ∂ui

∂xj

+

∂uj

∂xi

- 2

3 δij

∂ul

∂xl)ù

û

ú

ú +

∂

∂xj

( - ρ ---- u′i u′j)

（2）

式中 ρ 为密度，t 为时间，ui为省去平均符号的雷诺平

均速度，p 为压强，δij为克罗内克张量分量，u'i 为脉动

速度。

为了满足计算精度的要求，采用 SST k-ω 湍流模

型［25-26］

，k-ω 两方程模型主要是求解湍流动能 k 及其

比耗散率 ω 的对流输运方程。对于 SST k-ω 两方程

模型，其具体方程形式如下［27］

∂( ρk)

∂t

+

∂

∂xj

é

ë

ê

ê ρuj k - ( μ + σk μt) ∂k

∂xj

ù

û

ú

ú = τtij - β* ρwk

（3）

∂( ρω)

∂t

+

∂

∂xj

é

ë

ê

ê ρujω - ( μ + σω μt) ∂ω

∂xj

ù

û

ú

ú =

pω - βρω2 + 2 (1 - F1 ) ρω2

ω

∂k∂ω

∂xj

∂xj

（4）

在式（3）和式（4）中，雷诺应力的涡粘性模型为

τtij = 2μt

( Sij - 1

3 Snn δij

) - 2

3 ρkδij （5）

式中 µt为涡粘性；Sij为平均速度应变率张量；F1，β，σk，

σω均为模型参数；β*

为模型常数，取 0.09。

本文使用计算流体力学软件（ANSYS Fluent）对

带有涡轮平面叶栅的旋转爆轰流场进行了数值模

拟 ，采 用 基 于 密 度 基 的 求 解 器 对 URANS（Unsteady

Reynolds-Averaged Navier-Stokes）方 程 进 行 求 解 计

算，在涡轮问题中，此求解器被广泛运用［23，28-29］。本

文燃烧模型采用有限速率模型，化学反应采用氢气/

空气单步总包反应，与文献［30-32］中采用的方法一

致，其中反应活化能定义值为 3.1×107

J/（kg·mol），指

前因子的值为 9.87×108

。为了可以更加清晰地捕捉

到激波，采用三阶 MUSCL 守恒格式对对流项进行离

散，时间项采用二阶隐式格式进行离散。为了更好

地反应出涡轮近壁面的流动状态，对涡轮叶片近壁

面边界层网格进行加密处理，保证壁面处 y＋<5。

2.2 计算模型

图 1（a）为涡轮静子、转子的三维模型，涡轮静子

与 涡 轮 转 子 的 流 道 外 径 和 内 径 分 别 为 88mm 和

46mm，叶片高度为 21mm，涡轮静子、转子的叶片分

别为 15 个和 23 个。为了在保证计算精度的同时提

高计算效率，将涡轮叶栅在 50% 叶高处沿周向展开

成二维计算域，如图 1（b）所示。

计算域下端为氢气/空气预混反应物的入口边

界，采用质量流量入口边界条件，预混反应物的质量

流量为 0.4kg/s，总温为 300K，氢气/空气的当量比为

1。计算域上端为出口边界，采用压力出口边界条件，

给定出口反压为 0.1MPa，流动分为两种情况：（1）当出

口处达到超声速流动状态时，边界处的流动参数由

流场内部通过插值外推得到；（2）当出口为亚声速

时，边界上的压力等于给定的出口反压。计算域的

左右两侧为周期性边界。在初始时刻，给定点火区

域和预填充区域。在涡轮静子叶栅上游设置监测点

P1，在涡轮静子叶栅后与转子叶栅之间设置监测点

P2，在涡轮转子叶栅下游设置监测点 P3。

2.3 计算方法验证

本 文 主 要 研 究 复 杂 波 系 与 涡 轮 叶 栅 的 相 互 作

用，采用平面激波反射算例验证本文计算方法对激

波的捕获能力。其中左边界与上边界设置为来流边

界，右边界设置为自由边界，下边界为固壁边界。计

算得到如图 2（a）所示的压力系数云图，将数值模拟

得到的压力系数 Cp 与精确解对比，如图 2（b）所示。

可以发现，数值计算结果与精确解吻合得较好，对入

射和反射激波的分辨明显。

进一步地，采用该计算方法进行旋转爆轰燃烧

流场的数值仿真，从而对计算方法进行验证。图 3

（a）给出了稳定传播时连续旋转爆轰流场温度云图，

可以观察到爆轰波（1）、旋转爆轰波后的燃烧区（2）、

Fig. 1 Calculation model

第 43 卷 第 9 期 旋转爆轰波与涡轮平面叶栅相互作用数值模拟 2022 年

210323-4

斜激波（3）、滑移线（4）等连续旋转爆轰流场的典型

结构，与图 3（b）［33］中实验获得的旋转爆轰波结构保

持一致。

2.4 网格无关性验证

在当量比为 1 的情况下，将计算域划分为 2.25×

105

，3.09×105

及 3.35×105

三种网格数进行计算。分别

得到燃烧室入口时刻压力曲线如图 4 所示，计算结果

表明此种计算方法均能有效捕捉爆轰波造成的流场

间 断 。 计 算 此 工 况 下 的 理 论 C-J 爆 轰 速 度 为

2004.7m/s，与数值模拟得到的爆轰速度进行对比，如

表 1 所示。其中使用 3.09×105 数量级的网格计算结

果与更精密网格下的计算结果已无明显差别，因此

本文采用此网格划分尺度。

3 计算结果与分析

3.1 整体流场结构

图 5 为旋转爆轰燃烧室与涡轮平面叶栅耦合计

算获得的流场温度、压力及马赫数云图。从图 5 中可

以看出，在燃烧室内形成了典型的旋转爆轰流场结

构。观察到图中爆轰波的波头高度约为 6mm。根据

Detonation Database［34］，当量比为 1 的氢气/空气在不

同初始压力下的胞格尺寸如图 6 所示，据此拟合出胞

格尺寸随初始压力的变化曲线。根据该拟合曲线公

式，计算得到初始压力为 1MPa 时，爆轰波的胞格尺

寸为 2.29mm，此时旋转爆轰波的波头高度约为 2.6 倍

的胞格尺寸。

如图 5 所示，在燃烧室下游，斜激波会与涡轮静

转子叶片相互作用，产生复杂的波系，将在下一节进

行详细分析。在马赫数云图中可以观察到燃气经过

涡轮静、转子叶栅后马赫数升高，同时，在斜激波后

的局部区域马赫数升高得更为明显。

图 7 为旋转爆轰波稳定传播时涡轮静子叶栅入

口（y=48mm）、静转子叶栅之间（y=68mm）和转子叶栅

出口（y=82mm）处各参数沿周向的瞬时分布。可以观

察到斜激波经过静子叶栅后，压力有所下降，同时温

度也有一定程度的降低；在静子叶栅上游，燃烧室内

流动为亚声速状态，经过静子叶栅后，达到局部超声

速状态，超声速流动的区域位于斜激波后方。经过

转子叶栅后压力进一步下降，且波动幅度趋于平缓；

转子叶栅下游的马赫数进一步增加，基本达到全局

超声速流动的状态。图 7（d）为燃烧室内速度角（速

Fig. 4 Inlet pressure curve under different grid numbers

Table 1 Calculated value of detonation velocity

Grid size

2.25×105

3.09×105

3.35×105

Detonation velocity/（m/s）

1970.01

1982.46

1983.25

Relative error/%

1.73

1.11

1.07

Fig. 3 Calculation results and experimental results

Fig. 2 Plane shock reflection

第 43 卷 第 9 期 推 进 技 术 2022 年

210323-5

度方向与 y 轴正方向的夹角）沿燃烧室周向的变化情

况，可以看出在静子叶栅上游，速度角的波动幅度较

大，流经静转子叶栅后，速度角的波动大幅度衰减，

在 25°左右较窄的区间内波动。

在涡轮转子转动的情况下，旋转爆轰燃烧室产

生的高温高压燃气，在涡轮转子通道中膨胀加速，其

静压、焓和静温降低，同时燃气推动转子转动，将部

分热能转化为机械能；在转子不转动的情况下，旋转

爆轰燃烧室产生的高温高压燃气，在涡轮转子通道

Fig. 6 Detonation cell size curve

Fig. 5 Overall flow field structure

Fig. 7 Instantaneous fluctuation along the x-axis

第 43 卷 第 9 期 旋转爆轰波与涡轮平面叶栅相互作用数值模拟 2022 年

210323-6

中仍然膨胀加速，且其静压、焓和静温也是降低的，

与转子转动时下游各参数的变化趋势是相同的，区

别在于转子转动条件下静压、焓和静温下降的幅度

更大。

表 2 给出了涡轮静子叶栅入口 P1 监测点、静转

子叶栅之间 P2 监测点和转子叶栅出口 P3 监测点处

动态压力、静态压力的时均值。可以发现，在静子叶

栅上下游动态压力的时均值增加，静态压力的时均

值减小；在转子叶栅上下游动态压力的时均值继续

增加，静态压力的时均值继续下降，且下降的幅度

更大。

3.2 激波与涡轮叶栅的相互作用

图 8（a）为旋转爆轰波正向传播时静子叶栅上游

P1 位置处的压力时程曲线。在斜激波经过 P1 后，由

于斜激波与涡轮静子叶片的相互作用，观察到数个

压力尖峰。为研究斜激波、反射激波及涡轮叶栅之

间的相互作用，将不同时刻旋转爆轰流场进行局部

放 大 ，得 到 如 图 8（b）所 示 的 压 力 等 值 线 云 图 。 在

1688.5µs 时刻，斜激波传播至 P1 监测点附近，产生

如图 8（a）所示的第一道压力尖峰；然后，斜激波与

第 Sn个涡轮静子叶片前缘相互作用，产生了反射激

波 A，A 在 1697.1µs 时 刻 传 播 到 达 P1 监 测 点 附 近 ，

形成压力时程曲线上所示的第二道压力尖峰；当斜

激波继续传播，与第 Sn+1个静子叶片前缘相互作用，

产 生 反 射 激 波 B，B 于 1710.3µs 时 刻 左 右 传 播 到 达

P1，形成了第三道压力尖峰；此外，反射激波 B 与第

Sn 个静子叶栅的压力面作用形成压力波 C，该压力

波 在 1715.4µs 时 刻 传 播 至 P1，形 成 了 第 四 道 压 力

尖峰。

斜激波经过涡轮静子叶栅后继续向下游传播，

与涡轮转子叶栅相互作用。图 9（a）为静子与转子之

间 P2 位置的压力时程曲线，该位置附近的压力等值

线云图如图 9（b）所示。在 1910.2µs 时刻，斜激波传

播至 P2 监测点附近，产生了压力时程曲线上的第一

道压力尖峰；在 1912.5µs 时刻，斜激波与第 Rn个涡轮

转子叶片的前缘相互作用，产生了反射激波 A′，在

1915.1µs 时刻传播至 P2 处，形成了第二道压力尖峰；

随后，斜激波与第 Sn个静子叶片的吸力面相互作用形

成了反射激波 B′，并在 1922.6µs 时刻左右传播至 P2

处，产生第三道压力尖峰；最后，斜激波与第 Rn+1个转

Fig. 8 Oblique shock wave interacts with the stator cascade

during forward propagation

Table 2 Average of static pressure and dynamic pressure

P1（y=48mm）

P2（y=68mm）

P3（y=82mm）

Dynamic pressure/MPa

0.158

0.369

0.514

Static pressure/MPa

1.056

0.795

0.137

第 43 卷 第 9 期 推 进 技 术 2022 年

210323-7

子叶片的压力面相互作用产生了反射激波 C′，该激

波在 1940.9µs 时刻到达 P2 附近，产生了第四道压力

尖峰。

当旋转爆轰波反向传播时，斜激波与涡轮叶栅

相互作用时形成的波系结构又有所不同。如图 10

（a）所 示 ，P1 位 置 处 形 成 了 两 道 主 要 的 压 力 尖 峰 。

在 1487.5µs 时刻，斜激波传播至 P1 附近，形成了第

一道压力尖峰；然后，斜激波与第 Sn 个静子叶片前

缘相互作用，产生反射激波 A″，A″ 于 1500.0µs 时刻

传播至 P1 处，形成第二道压力尖峰。可见，当旋转

爆 轰 波 反向 传 播 时 ，斜 激 波 与 静 子 叶 栅 相 互 作 用

后形成向上游传播的激波数目减少。这是由于当

旋 转 爆 轰 波 正 向 传 播 ，斜 激 波 与 静 子 叶 栅 相 互 作

Fig. 10 Oblique shock wave interacts with the rotor

cascade during counter propagation

Fig. 9 Oblique shock wave interacts with the rotor cascade

during forward propagation

第 43 卷 第 9 期 旋转爆轰波与涡轮平面叶栅相互作用数值模拟 2022 年

210323-8

用 时 激 波 与 叶 片 处 于 垂 直 方 向，而反向传播时，斜

激波与静子叶片位于平行方向，形成了不同的波系

结构。

3.3 涡轮叶栅对高频压力振荡的抑制

斜激波通过涡轮叶栅后，高频压力振荡会受到

影响。通过比较静子叶栅上游、静子和转子叶栅之

间及转子叶栅下游的 P1，P2，P3 监测点的压力，研究

涡轮叶栅对高频压力振荡的抑制作用。定义压力振

荡幅值的衰减率为

αi,j = pˉi - pˉj

pˉi

× 100% （6）

式中 αi，j为 pi监测点到 pj的压力衰减率，pˉi 为 pi监测点

处的平均压力峰值，pˉj为 pj监测点处的平均压力峰值。

图 11 为斜激波与静子叶片相互垂直及平行时，

P1 和 P2 监测点的压力时程曲线，得到每个周期的压

力峰值。如图 11（a）所示，斜激波与静子叶片相互垂

直时，监测点处的平均压力峰值为 2.362MPa，P2 监测

点处的平均压力峰值为 1.731MPa，静子叶栅上下游

的压力衰减率 α1，2为 26.7%；斜激波与静子叶片相互

平行时，P1 监测点处平均压力峰值为 2.713MPa，P2

监测点处的平均压力峰值为 1.171MPa，α1，2为 56.8%，

见图 11（b）。可见，当斜激波与静子叶片相互平行

时，压力衰减更为明显。这是由于斜激波与涡轮静

子叶片相互平行时，大部分斜激波与涡轮静子叶片

的前缘及压力面相互作用，导致斜激波难以通过静

子叶栅继续向下游转子叶栅传播，涡轮叶栅对压力

振荡的抑制作用更加明显。

表 3 为各监测点处的平均压力峰值及压力衰减

率。可以发现斜激波与静子叶片相互垂直/平行时，

通过涡轮叶栅后整体的压力衰减率 α1，3分别为 82.7%

和 86.4%，表明涡轮叶栅对高频压力振荡有显著的抑

制作用。此外，转子叶栅上下游的压力衰减率 α2，3高

于静子叶栅上下游压力衰减率 α1，2，表明转子叶栅对

于压力振荡的抑制作用更为突出。

此外，基于课题组前期开展的旋转爆轰波与涡

轮导向器耦合工作实验［19］，与本文的结果进行对比

验证。为了与实验工况保持一致，计算域去除涡轮

转子叶栅部分，如图 12 所示。

表 4 给出了数值模拟及实验得到的涡轮静子叶

栅上下游的压力衰减率。数值模拟中斜激波与静子

叶片相互垂直及平行时压力衰减率 α1，2分别为 53.2%

和 61.0%，相对应地，实验获得的压力衰减率 α1，2分别

为 46.6% 和 59.1%。可以看出，在斜激波与静子叶片

相互垂直及平行的条件下，数值与实验结果的趋势

保持一致。由于数值模拟仅考虑了涡轮静子叶栅的

二维型面，造成了实验获得的压力衰减率的数值与

数值模拟结果略有差异。

对比表 3，表 4 可以发现，静子叶栅上下游压力衰

减率 α1，2同时受到转子叶栅以及斜激波与静子叶片

相对位置的影响。当下游存在转子叶栅时，由于转

子叶栅的堵塞作用，导致静子与转子之间的压力上

升，α1，2变小。当斜激波与静子叶片相互垂直时，这种

差异更为明显。

表 5 为不同工况下的旋转爆轰波的平均传播速

Fig. 11 Pressure oscillations at P1 and P2 度。可以看出，在斜激波与静子叶片相互垂直时，爆

Table 3 Average pressure peak and pressure attenuation rate

Relative position of oblique shock wave and

stator cascade

Vertical

Parallel

Average pressure peak/MPa

pˉ1

2.362

2.713

pˉ2

1.731

1.171

pˉ3

0.369

0.370

Pressure attenuation rate/%

α1，2

23.7

56.8

α2，3

78.6

68.4

α1，3

82.7

86.4

第 43 卷 第 9 期 推 进 技 术 2022 年

210323-9

轰波的传播速度均大于斜激波与静子叶片相互平行

时爆轰波的传播速度；当静子下游没有转子时，爆轰

波传播速度较高。

4 结 论

通过本文研究，得到以下结论：

（1）燃烧室内获得了稳定传播的旋转爆轰波 ，

在静子叶栅上游，燃气为亚声速流动状态，经过涡

轮静、转子叶栅后加速，在转子叶栅下游达到全局

超声速的状态，其中在斜激波后的局部区域马赫数

升高更为明显。在静子叶栅上游，速度角波动幅度

较大，经过涡轮静、转子叶栅后，速度角的波动逐渐

平缓。

（2）旋转爆轰波下游的斜激波与涡轮叶片相互

作用，斜激波与静、转子叶片的前缘、压力面、吸力面

以及尾缘相互作用，产生多道反射激波，同时反射激

波进一步与叶片相互作用，在叶栅内形成复杂的波

系结构。

（3）斜激波与涡轮叶片的相互作用受到旋转爆

轰波传播方向的影响。当旋转爆轰波正向传播时，

斜激波与静子叶片相互垂直，反向传播时，斜激波

与静子叶片相互平行。当斜激波与静子叶片相互

平行时，斜激波与静子叶栅相互作用后，形成的向

上游传播的激波数目减少，从而形成了不同的波系

结构。

（4）涡轮叶栅对压力振荡存在抑制作用，在涡轮

叶栅上下游高频压力振荡幅值的衰减率超过 80%。

当斜激波与涡轮静子叶片相互平行时，涡轮叶栅对

压力振荡的抑制作用相较于斜激波与涡轮静子叶片

相互垂直时更加明显，该现象与课题组前期实验结

果保持一致。转子叶栅上下游的压力衰减率高于静

子叶栅上下游的压力衰减率，表明转子叶栅对压力

振荡的抑制效果更突出。

目前研究的旋转爆轰波与涡轮叶栅的相互作用

并未考虑涡轮转子的运动。下一步将开展涡轮转子

转 动 条 件 下 旋 转 爆 轰 燃 烧 室 与 涡 轮 叶 栅 耦 合 的

研究。

致 谢：感谢国家自然科学基金的资助。

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Table 4 Pressure attenuation rate upstream and

downstream of stator cascade

Condition

Simulation

Experiment

Relative position of oblique shock

wave and stator cascade

Vertical

Parallel

Vertical

Parallel

α1，2/%

53.2

61.0

46.6

59.1

Table 5 Propagation velocity of detonation wave under

different working conditions

Relative position of oblique

shock wave and stator blade

Detonation wave propagation

velocity/（m/s）

With turbine

cascade

Vertical

1982.46

Parallel

1933.34

Only with TGV

Vertical

2033.11

Parallel

2024.21

Fig. 12 Computational domain (remove the rotor cascade)

第 43 卷 第 9 期 旋转爆轰波与涡轮平面叶栅相互作用数值模拟 2022 年

210323-10

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（编辑：朱立影）