熱激勵(lì)在超聲速進(jìn)氣道內(nèi)對(duì)激波誘導(dǎo)的邊界層分離的控制機(jī)理

嚴(yán)紅，王松

（西北工業(yè)大學(xué) 動(dòng)力與能源學(xué)院，陜西 西安 710072）

熱激勵(lì)在超聲速進(jìn)氣道內(nèi)對(duì)激波誘導(dǎo)的邊界層分離的控制機(jī)理

嚴(yán)紅，王松

（西北工業(yè)大學(xué) 動(dòng)力與能源學(xué)院，陜西 西安 710072）

通過(guò)數(shù)值模擬的方法研究了馬赫5的超聲速進(jìn)氣道內(nèi)，熱激勵(lì)對(duì)激波／邊界層相互作用的控制機(jī)理。研究了熱激勵(lì)器放熱功率（E）、熱激勵(lì)器展向放置數(shù)目（N）和熱激勵(lì)器到控制激波的距離（S）三個(gè)參數(shù)在超聲速進(jìn)氣道內(nèi)激波控制和邊界層分離改善中的表現(xiàn)。分別針對(duì)以下四種條件進(jìn)行了數(shù)值模擬：1）E＝2kW、N＝2、S＝0．02m；2）E＝3k W、N＝2、S＝0．02m；3）E＝2k W、N＝3、S＝0．02m；4）E＝2k W、N＝2、S＝0m。分析發(fā)現(xiàn)：在以上四種條件下，均可觀察到熱激勵(lì)在控制激波和改善激波誘導(dǎo)邊界層分離上有著顯著的效果。熱激勵(lì)器的放熱功率對(duì)激波的控制效果有著明顯的影響，在本文所考慮的熱激勵(lì)能量范圍內(nèi)，放熱功率越大，原激波角的改變?cè)酱螅罱K分離區(qū)的改變?cè)矫黠@；展向放置的熱激勵(lì)器數(shù)目N影響著輸入到流場(chǎng)的能量密度，并且N越大，壁面附近的激波面越趨于平面。盡管N對(duì)上壁面沿展向的壓力分布無(wú)明顯影響，但對(duì)上壁面分離區(qū)大小有明顯的影響；對(duì)比條件1和4下的計(jì)算結(jié)果，發(fā)現(xiàn)S＝0．02m可以得到很好的控制效果，而S＝0m時(shí)流場(chǎng)結(jié)構(gòu)幾乎沒有變化，這就表明熱激勵(lì)器必須放置在控制激波上游的一定距離處才會(huì)有預(yù)期的效果。

熱激勵(lì)器；激波控制；邊界層分離；超聲速進(jìn)氣道；流動(dòng)控制

0 引 言

激波／邊界層的相互作用是一個(gè)古老而有充滿活力的課題。早在1939年，Eerri［1］就開始了最早的機(jī)翼在高聲速風(fēng)洞試驗(yàn)中發(fā)生邊界層分離的實(shí)驗(yàn)研究，而到了1947年，Howarth［2］最先嘗試了關(guān)于激波與邊界層干擾的理論研究。在超聲速氣體流動(dòng)中，激波／邊界層干擾是隨處可見的，以至于人們對(duì)激波邊界層的研究一直持續(xù)了60多年，當(dāng)然隨著人們對(duì)該問(wèn)題的認(rèn)識(shí)不斷加深，到目前為止大多數(shù)人已經(jīng)把工作重點(diǎn)從激波邊界層干擾機(jī)理的研究轉(zhuǎn)移到尋求改善激波邊界層相互以及提高流場(chǎng)氣動(dòng)性能的方法上，而且目前乃至以后尋求高效的激波邊界層流動(dòng)的控制方法將變得尤為重要［3-5］。在具有超聲速飛行能力的飛行器中，大都采用邊界層氣流吹除和加入特定的擾流設(shè)備［6-9］對(duì)進(jìn)氣道內(nèi)存在著的激波邊界層干擾進(jìn)行控制，通常的方法是采用附面層泄除裝置、分流器、邊界層吹除控制、旋渦發(fā)生器控制、空腔循環(huán)控制、中央阻力片控制、流向狹槽控制和微射流控制等。實(shí)際應(yīng)用表明這些技術(shù)是行之有效的，但是邊界層中放置特定的擾流設(shè)備將增加飛行器的阻力、重量和費(fèi)用；而且抽吸邊界層、邊界層吹除和微射流控制需要繁瑣的管路，占用了寶貴的空間，增加了飛行器的重量和價(jià)格。

壁面放電作為一種流動(dòng)控制技術(shù)已經(jīng)在理論和實(shí)驗(yàn)上得到證實(shí)可以用來(lái)提高超聲速噴管和超聲速近壁面流動(dòng)的氣動(dòng)性能，例如減小阻力［10］，控制流動(dòng)分離［11］，改變進(jìn)氣道內(nèi)的激波結(jié)構(gòu)［12］以及提高燃燒室內(nèi)燃?xì)獾幕旌隙龋?3］?；诒诿娣烹姷牧鲃?dòng)控制機(jī)理主要有兩大類：一類是基于磁流體動(dòng)力學(xué)和電流體動(dòng)力學(xué)的觀點(diǎn)，認(rèn)為其控制效應(yīng)是非熱效應(yīng)。另一類基于放電產(chǎn)生的焦耳熱加熱氣流的觀點(diǎn)，認(rèn)為其流動(dòng)控制機(jī)理主要是熱效應(yīng)。基于熱效應(yīng)理論，通過(guò)在預(yù)定的位置進(jìn)行表面放電產(chǎn)生等離子體可以給流場(chǎng)注入能量，等離子體層能夠改變邊界層特性，因此，流場(chǎng)參數(shù)如馬赫數(shù)、壓力和激波位置及強(qiáng)度都能發(fā)生可控的改變［14］。Samuel等［15］通過(guò)實(shí)驗(yàn)的方法研究了直流放電等離子體對(duì)斜激波的影響效果，其結(jié)果顯示直流放電等離子體可以對(duì)斜激波產(chǎn)生一定的改變。Leonov和Yarantsev［16］通過(guò)小型噴管驗(yàn)證了壁面放電的流動(dòng)控制特性，分析實(shí)驗(yàn)結(jié)果證實(shí)了壁面放電可以作為一種激波控制的方法，并且發(fā)現(xiàn)激波控制的效果與輸入的能量有關(guān)。Webb等［17］通過(guò)實(shí)驗(yàn)研究了壁面放電對(duì)激波誘導(dǎo)的邊界層分離的控制機(jī)理，結(jié)果顯示壁面放電對(duì)激波和邊界層分離的控制機(jī)理主要為熱效應(yīng)，邊界層內(nèi)放電加熱導(dǎo)致邊界層特性改變，近一步影響到整個(gè)流場(chǎng)。Yan［18］對(duì)馬赫2的超聲速進(jìn)氣道內(nèi)壁面放電激波控制進(jìn)行了數(shù)值模擬，結(jié)果顯示熱激勵(lì)可以改變激波結(jié)構(gòu)，并且在一定范圍內(nèi)，熱源能量越大，激波改變?cè)矫黠@。通過(guò)熱激勵(lì)器控制入射激波，改變?nèi)肷浼げ◤?qiáng)度和入射點(diǎn)，從而改善激波與邊界層干擾的強(qiáng)度，減弱邊界層分離，也是邊界層分離控制的一種可行方法。

壁面放電超聲速流動(dòng)控制過(guò)程包含了十分復(fù)雜的物理過(guò)程，從目前的數(shù)值模擬技術(shù)來(lái)看，沒有一種成熟的模擬方法，大多數(shù)的研究?jī)H停留在實(shí)驗(yàn)方面，數(shù)值模擬也是從唯像的角度出發(fā)。本文以一種簡(jiǎn)化的模擬手段，將等離子體的加熱效應(yīng)用熱激勵(lì)器來(lái)替代，通過(guò)研究熱激勵(lì)器的放熱功率E、熱激勵(lì)器展向放置數(shù)目N和熱激勵(lì)器與控制激波的流向距離S三個(gè)重要參數(shù)，來(lái)說(shuō)明壁面放電對(duì)激波控制和邊界層分離改善的影響。計(jì)算結(jié)果驗(yàn)證了壁面放電加熱可以作為一種控制激波與邊界層干擾的有效方法。本文可以為工程應(yīng)用提供一定的指導(dǎo)。

1 數(shù)值計(jì)算過(guò)程

1.1 計(jì)算條件的設(shè)置

根據(jù)飛行走廊圖，一個(gè)吸氣式飛行器能以馬赫數(shù)5的速度在15kg的高度飛行。在此，馬赫數(shù)為5的帶有混合壓縮進(jìn)氣道的飛行器的來(lái)流條件，可以采用15kg高空處的氣流參數(shù)，其靜壓p∞＝1．2×104Pa，靜溫T∞＝200K。如圖1所示是一個(gè)長(zhǎng)0．3m、入口高0．06m、展向?qū)?．018m的超聲速進(jìn)氣道計(jì)算模型，進(jìn)氣道的下壁面中段由兩個(gè)相鄰的斜坡面組成，這兩個(gè)坡面與水平面的夾角分別為7°和14°，圖1中紅藍(lán)兩條線分別表示兩個(gè)壓縮角產(chǎn)生的斜激波。

我們利用有限體積法求解加入熱源項(xiàng)的三維非定常Navier-Stokes方程，假設(shè)氣體為理想氣體，粘性模型采用SST湍流模型，計(jì)算粘性與溫度的關(guān)系用Sutherland插值公式。時(shí)間精度采用二階隱格式，時(shí)間步長(zhǎng)選擇為10-7s，空間精度采用三階MUSCL（Monotonic Upwind Scheme for Conservation Laws）格式［19］，通量項(xiàng)離散采用AUSM（Advection Upstream Splitting Method）格式。壁面條件采用絕熱無(wú)滑移壁面條件，入口邊界給定馬赫數(shù)、總溫和總壓，出口邊界采用一階外插格式。展向邊界條件選為對(duì)稱邊界條件。

圖1 馬赫5進(jìn)氣道平面結(jié)構(gòu)簡(jiǎn)圖Fig.1 Geometry of the Ma＝5 supersonic inlet

對(duì)于熱激勵(lì)器的模擬，我們采用簡(jiǎn)化的數(shù)學(xué)模型，在能量方程中添加熱源項(xiàng)來(lái)模擬熱激勵(lì)器的加熱效應(yīng)，熱源項(xiàng)大小由激勵(lì)器的放熱功率以及等效熱源尺寸決定：

其中x1、x2、y1、y2、z1、z2等參數(shù)是圖2中等效熱源1的位置及尺寸參數(shù)。在計(jì)算流場(chǎng)中加入N個(gè)功率為E（k W）、長(zhǎng)0．02m和截面為0．003m×0．003m的長(zhǎng)方體熱源，熱源位于控制激波上游S（m）處，并且沿進(jìn)氣道展向等間距放置。如圖2所示，1為熱激勵(lì)器的有效作用區(qū)域，2為壓縮坡面，3為上壁面。

圖2 熱激勵(lì)器在進(jìn)氣道內(nèi)的布局圖Fig.2 Layout of thermal actuator in the inlet

1.2 計(jì)算網(wǎng)格

計(jì)算網(wǎng)格如圖3中所示，選擇了三種網(wǎng)格進(jìn)行網(wǎng)格相關(guān)性的研究。在y方向網(wǎng)格數(shù)分別為60、90和120并且雙向拉伸，拉伸比均r＝1．04，在x和z方向網(wǎng)格數(shù)固定，分別為388和36且均勻分布。在圖3中，圖3（a）的區(qū)域包含有加熱區(qū)以及熱激勵(lì)的誘導(dǎo)激波產(chǎn)生位置。圖3（b）的區(qū)域含有入射斜激波與邊界層相互干擾區(qū)以及上壁面處存在的邊界層分離區(qū)。因此，在這兩個(gè)區(qū)域進(jìn)行了網(wǎng)格加密。網(wǎng)格特點(diǎn)是：x方向網(wǎng)格均勻分布，y方向靠近壁面處網(wǎng)格變密，遠(yuǎn)離壁面的網(wǎng)格較疏。

圖3 計(jì)算所采用的網(wǎng)格Fig.3 Grid of computation

圖4（a）給出了不同網(wǎng)格數(shù)下下壁面壓力分布曲線，并且與無(wú)粘的理論解進(jìn)行了對(duì)比，其中壓力值通過(guò)來(lái)流靜壓進(jìn)行無(wú)量綱化處理。圖4（b）可以看出，由于粘性的影響，入口處上壁面存在邊界層誘導(dǎo)的弱斜激波，由于該激波入射在第二個(gè)斜坡面上，這樣會(huì)使下壁面的第二個(gè)斜坡面上入射點(diǎn)下游的壓力增大。因此，數(shù)值計(jì)算與無(wú)粘理論解的結(jié)果在第二道激波后有明顯的差別，然而其他區(qū)域的差別相對(duì)來(lái)說(shuō)較小。可以看出三種網(wǎng)格的下的壁面壓力差別很小，綜合考慮最終選擇第二種網(wǎng)格作為接下來(lái)的計(jì)算網(wǎng)格。

圖4 無(wú)粘理論解和數(shù)值解的對(duì)比Fig.4 Comparison of theoretical value with numerical solution

2 數(shù)值計(jì)算結(jié)果及分析

2.1 不加熱源的計(jì)算結(jié)果

對(duì)馬赫5超聲速進(jìn)氣道內(nèi)的流場(chǎng)進(jìn)行了數(shù)值模擬，得到進(jìn)氣道內(nèi)流場(chǎng)結(jié)構(gòu)如圖5所示。圖5（a）顯示了中心面上的壓力云圖（壓力已經(jīng)通過(guò)來(lái)流靜壓進(jìn)行無(wú)量綱處理），可以清晰地看出，第一道壓縮面產(chǎn)生的斜激波在上壁面與邊界層作用后，導(dǎo)致邊界層內(nèi)很高的逆壓梯度，并且該激波反射后與第二壓縮面產(chǎn)生的激波相交，交點(diǎn)后產(chǎn)生局部高壓區(qū)。圖5（b）顯示了中心面上的x方向速度云圖（速度已經(jīng)通過(guò)來(lái)流速度進(jìn)行無(wú)量綱處理），可以清晰地看出，在上壁面由于激波與邊界層相互作用導(dǎo)致了邊界層的分離，在該區(qū)域內(nèi)存在回流。圖5（c）顯示了中心面上的數(shù)值紋影圖，可以清楚地看流場(chǎng)中激波的結(jié)構(gòu)以及激波在邊界層反射后又與其它激波相互作用的情況。

圖5 沒有熱源時(shí)中心截面（z＝0.009m）上的計(jì)算結(jié)果Fig.5 Result on the center plane

2.2 E＝2k W、N＝2、S＝20mm時(shí)計(jì)算結(jié)果

為了與加熱的計(jì)算結(jié)果進(jìn)行對(duì)比，圖6展示了加熱方式為E＝2k W、N＝2、S＝0．02m的計(jì)算結(jié)果。圖6中的（a）～（c）分別與圖5中的（a）～（c）對(duì)應(yīng)，對(duì)比可以清楚地發(fā)現(xiàn)加入熱源后流場(chǎng)中激波被改變及上壁面邊界層分離區(qū)減小。

圖6 加入熱源時(shí)中心截面（z＝0.009m）上的計(jì)算結(jié)果Fig.6 Result on the center plane with E＝2kW，N＝2 and S＝0.02m

圖6（a）和（c）中可以看到在熱激勵(lì)處會(huì)產(chǎn)生一道斜激波，這道激波相比于已有的斜激波，其強(qiáng)度較弱。由圖6（d）可看到下壁面邊界層受熱變厚，減小了第一壓縮角的真實(shí)壓縮角度。熱激勵(lì)器對(duì)流場(chǎng)的影響在于：1）產(chǎn)生誘導(dǎo)激波，并入射在上壁面的邊界層上，由于這道誘導(dǎo)激波強(qiáng)度小，很難使邊界層產(chǎn)生分離，氣流經(jīng)過(guò)熱激勵(lì)的誘導(dǎo)激波后馬赫數(shù)降低，因此會(huì)使得原始激波強(qiáng)度降低。2）加熱邊界層，使得邊界層內(nèi)氣流密度降低，邊界層厚度增大，由于邊界層內(nèi)有貼近壁面部分為亞聲速流動(dòng)，激波只能產(chǎn)生于邊界層中的超聲速流動(dòng)區(qū)域，邊界層變厚意味著亞聲速區(qū)域增大，這樣就會(huì)改變斜激波的產(chǎn)生位置，使得原始激波的起始位置發(fā)生了改變，在不考慮激波角改變的情況下，原始激波在上壁面的入射點(diǎn)也相應(yīng)發(fā)生改變，最終改變上壁面邊界層內(nèi)的壓力分布。在以上兩個(gè)因素共同作用下，原本入射到邊界層上的強(qiáng)激波被減弱了，因而達(dá)到了控制邊界層分離的目的。

下面我們將定性分析三個(gè)重要參數(shù)（E，N和S）對(duì)激波控制的影響規(guī)律。表1列出了四種不同的加熱方式。通過(guò)兩兩對(duì)比來(lái)探索這三個(gè)參數(shù)的作用。

表1 四種不同的熱源添加方式Table 1 Four different heat source

2.3 熱源功率E的影響

對(duì)比算例1和2，兩種熱激勵(lì)的主要區(qū)別是加熱功率不同。圖7展示了在兩種功率下流場(chǎng)中誘導(dǎo)激波和原始激波的形狀和位置。

圖7（a）表示兩種功率下誘導(dǎo)激波的結(jié)構(gòu)，可以看出E＝3kW的激波角大于E＝2k W的激波角。圖7（b）表示兩種不同功率下原始激波的形態(tài)和位置，并且與沒有熱激勵(lì)器時(shí)的原始激波位置進(jìn)行對(duì)比，發(fā)現(xiàn)熱激勵(lì)器可以使原始激波的激波角增大，并且E＝3k W時(shí)對(duì)應(yīng)的激波角大于E＝2kW的激波角。激波角大小不同就會(huì)導(dǎo)致在上壁面入射位置不同，因而就會(huì)影響激波邊界層相互作用的效果。

圖7 兩種功率下流場(chǎng)中的激波結(jié)構(gòu)圖Fig.7 Shock wave structures under two different input power

下面就來(lái)仔細(xì)觀察上壁面處激波和邊界層的相互作用。圖8展示進(jìn)氣道上壁面處激波與邊界層干擾區(qū)的流線圖和壓力等勢(shì)線圖，可以看到圖8（a）中有較大的分離區(qū)，圖8（b）的分離區(qū)較小，邊界層分離區(qū)的大小很大程度上體現(xiàn)了邊界層內(nèi)逆壓梯度的大小。而邊界層內(nèi)部壓力分布很大程度上是由外流的壓力分布決定，在本問(wèn)題中外流的壓力分布直接受制于激波的位置，因?yàn)榧げㄇ昂髩毫Πl(fā)生突增，會(huì)帶給邊界層很大的逆壓梯度。圖8（a）中的20000Pa的壓力等勢(shì)線與24000Pa和28000Pa等勢(shì)線之間的距離相比圖8（b）中較小，說(shuō)明圖8（a）中該區(qū)域的壓力梯度較大，故其對(duì)應(yīng)的邊界層分離區(qū)較大。這一點(diǎn)可以從誘導(dǎo)激波與原始激波在上壁面的相對(duì)位置中得到解釋。

圖8 中心截面（z＝0.009m）上壓力等勢(shì)線和流線圖Fig.8 Pressure contour line and streamline on the center plane

表2中分別給出了2k W和3k W的熱激勵(lì)器誘導(dǎo)斜激波以及原始激波在上壁面邊界層的入射點(diǎn)坐標(biāo)。其中x1是原始激波在上壁面邊界層入射點(diǎn)的坐標(biāo)，x2是誘導(dǎo)激波在上壁面邊界層上入射點(diǎn)的坐標(biāo)。E＝2k W時(shí)產(chǎn)生了很大的分離區(qū)而E＝3k W時(shí)產(chǎn)生的分離區(qū)很小，其中主要原因是3k W時(shí)產(chǎn)生的激波沒有與第一壓縮面上產(chǎn)生的激波在上壁面附近相交（由表2可以看出E＝3kW時(shí)Δx值較大），故而入射在邊界層上是兩個(gè)較弱的斜激波，因此不能產(chǎn)生很大的逆壓梯度。而E＝2k W時(shí)產(chǎn)生的激波恰好與第一壓縮面上產(chǎn)生的激波在上壁面邊界層附近相交（由表2可看出E＝2k W時(shí)Δx值很?。?，這樣會(huì)產(chǎn)生更強(qiáng)的斜激波，因此其入射到邊界層的激波強(qiáng)度很高，就會(huì)產(chǎn)生很高的逆壓梯度，故其邊界層分離區(qū)很大。

表2 兩種功率下的激波位置參數(shù)Table 2 Shock wave position parameters under two different input power

2.4 熱激勵(lì)器展向放置數(shù)目N的影響

對(duì)比算例1和3，兩者區(qū)別在于展向熱激勵(lì)器數(shù)目的不同。發(fā)現(xiàn)熱激勵(lì)器數(shù)目對(duì)放熱區(qū)域的激波面形狀有很大的影響。圖9展示不同N下20kPa壓力等勢(shì)面圖，從熱激勵(lì)區(qū)壓力等勢(shì)面圖的外形可以看出，3個(gè)2k W的加熱方式要比2個(gè)2k W在熱激勵(lì)區(qū)的壓力等勢(shì)面更加均勻，而在遠(yuǎn)離加熱區(qū)后兩者均又恢復(fù)為平面。

圖9 p＝20kPa的壓力等勢(shì)面圖Fig.9 Pressure isosurface at p＝20k Pa

圖10給出了上下壁面的壓力分布云圖，其中壓力值經(jīng)過(guò)來(lái)流靜壓值進(jìn)行無(wú)量處理，可以看出下壁面Z方向的壓力分布與N關(guān)系密切，當(dāng)進(jìn)氣道高度足夠高時(shí)，上壁面Z方向的壓力分布不會(huì)受到下壁面Z方向壓力波動(dòng)的影響。隨著N的增大，下壁面Z方向的壓力分布趨于均勻并且壓力值增大，故誘導(dǎo)激波增強(qiáng)以及誘導(dǎo)激波角和原始激波角的角度增大，上壁面入射點(diǎn)位置發(fā)生變化。對(duì)比圖10（a）和圖10（b）發(fā)現(xiàn)N可以影響到原始和誘導(dǎo)激波在上壁面的入射位置，因此會(huì)在改善邊界層分離中起到作用。

2.5 熱激勵(lì)器與控制激波距離S的影響

圖10 上下壁面上的壓力云圖Fig.10 Pressure contours at the top and bottom walls

圖11 中心截面（z＝0.009m）上馬赫數(shù)云圖Fig.11 Mach number contours on center plane

對(duì)比算例1和4，兩者區(qū)別在于熱源沿流向放置于第一壓縮角前的距離不同。圖11為馬赫數(shù)云圖。將圖11（a）和圖11（b）進(jìn)行對(duì)比，發(fā)現(xiàn)S＝0m的結(jié)果相比于S＝0.02m，對(duì)流場(chǎng)的改變很小，這是因?yàn)镾很小時(shí)，熱源提供的熱量還沒來(lái)得及加熱斜激波前的邊界層就被吹到激波下游了，這樣熱激勵(lì)的效果就不顯著，因此為了達(dá)到理想的控制激波邊界層干擾的效果，熱激勵(lì)器必須放在控制激波的上游，但保持一定的距離。

圖12為S＝0m時(shí)的激波邊界層干擾區(qū)域壓力等勢(shì)線圖，由于等勢(shì)線p＝20k Pa和p＝28k Pa之間的距離非常小，可以看出入射激波的強(qiáng)度很大，激波前后壓力差很大，反應(yīng)在邊界層區(qū)域就是逆壓梯度非常大，會(huì)導(dǎo)致明顯的流動(dòng)分離。

圖12 中心截面（z＝0.009m）上壓力等勢(shì)線和流線圖，S＝0mFig.12 Pressure contour line and streamline on center plane

3 結(jié)論與展望

本文對(duì)馬赫5的超聲速進(jìn)氣道內(nèi)熱激勵(lì)器控制激波和邊界層分離的過(guò)程進(jìn)行了數(shù)值模擬，結(jié)果顯示熱激勵(lì)可以改變流場(chǎng)結(jié)構(gòu)，起到降低入射激波強(qiáng)度以及減小分離區(qū)大小的作用。

文中分別計(jì)算了以下四種熱源添加方式：1）N＝2、E＝2k W、S＝0．02m；2）N＝3、E＝2k W，S＝0．02m；3）N＝2、E＝3k W、S＝0．02m；4）N＝2、E＝2k W、S＝0m。結(jié)果發(fā)現(xiàn)：

1）熱激勵(lì)器不同的放熱功率，引起了激波改變和邊界層分離的不同變化幅度。從計(jì)算結(jié)果看出：放熱功率越大，誘導(dǎo)斜激波的角度越大，激波強(qiáng)度也就越大，原激波的激波角改變量越大，原始激波強(qiáng)度減弱越明顯，上壁面的分離區(qū)也就越小。

2）熱激勵(lì)器展向放置數(shù)目N越大，輸入到流場(chǎng)的能量越密集。熱激勵(lì)器展向放置數(shù)目N越大下壁面沿展向的壓力分布越均勻，下壁面邊界層上方的激波面（誘導(dǎo)激波和原始激波）越趨于平面。從上壁面壓力分布云圖可看出：N越大，誘導(dǎo)激波就越強(qiáng)，原始激波改變也越明顯。

3）在相等的熱源數(shù)和熱激勵(lì)功率條件下，S＝0．02m時(shí)要比S＝0m時(shí)對(duì)激波改變明顯得多，而S＝0m情況對(duì)流場(chǎng)的改變很小，因?yàn)镾很小時(shí)熱源提供的熱量還沒來(lái)得及加熱斜激波前的邊界層就被吹到激波下游了，所以熱激勵(lì)的效果就不能實(shí)現(xiàn)，因此熱激勵(lì)器必須放置在控制激波的上游一定距離。

四個(gè)計(jì)算結(jié)果均可以觀察到激波結(jié)構(gòu)和激波誘導(dǎo)邊界層分離的改變。熱激勵(lì)器對(duì)流場(chǎng)的影響在于，首先在熱激勵(lì)器處會(huì)產(chǎn)生的誘導(dǎo)激波入射在上壁面的邊界層上，由于這道誘導(dǎo)激波強(qiáng)度小，很難使邊界層產(chǎn)生分離，氣流經(jīng)過(guò)熱激勵(lì)的誘導(dǎo)激波后壓力升高、馬赫數(shù)降低，因此在其它條件不變的情況下會(huì)使得原始激波強(qiáng)度降低；其次熱激勵(lì)器加熱邊界層，使得邊界層內(nèi)氣流密度降低，邊界層厚度增大，由于邊界層內(nèi)部含有亞聲速流動(dòng)，激波只能產(chǎn)生于超聲速流動(dòng)區(qū)域，邊界層變厚就會(huì)改變斜激波的產(chǎn)生位置，使得原始激波的起始位置發(fā)生了改變，在不考慮激波角變化的情況下，原始激波在上壁面的入射點(diǎn)也相應(yīng)發(fā)生改變，最終改變上壁面邊界層內(nèi)的壓力分布。在以上兩個(gè)因素共同作用下，原本邊界層內(nèi)強(qiáng)逆壓梯度被降低了，最終導(dǎo)致了在上壁面由于入射激波引起的邊界層分離區(qū)減小，因而達(dá)到了控制邊界層分離的目的。

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Control of shock／boundary layer interaction in supersonic inlet using thermal excitation

YAN Hong，WANG Song
（School of Power and Energy，Northwestern Polytechnical University，Xi＇an 710072，China）

A numerical study was performed to investigate the effects of thermal excitation using surfacedischarges in Mach 5 supersonic inlet by solving the unsteady Navier-Stokes equations．Three parameters，including the input power of thermal actuators（E），the number of thermal actuators（N）and thedistance between actuator to the first compression corner，were used to study their effects on the control of shock wave and improvement of boundary layer separation．Eour cases，which include 1）E＝2k W、N＝2、S＝0．02m；2）E＝3k W、N＝2、S＝0．02m；3）E＝2k W、N＝3、S＝0．02m；4）E＝2k W、N＝2、S＝0m，were considered．Erom the results for all four cases，it can be observed that the thermal excitation shows significant effect on the control of shock wave and improvement of boundary layer separation induced by shock wave．The heating power of thermal actuator has obvious effect on the control of shock wave．Within the scope of thermal excitation energy considered in this paper，the greater heating power，the greater change of the original shock wave angle，and finally the more obvious change of the separation．The number of thermal actuatorNalong the spanwisedirection affected the energy intensity that input to the air flow．The greaterN，the flatter the shock wave surface near the wall．Although the numberNdid not have significant effect on the spanwisedirection pressuredistribution of the upper wall，but it had obvious effect on the size of separation on the upper wall．Comparison between cases 1 and 4 showed that theS＝0．02m can get a very good control effect，and theS＝0m had little effect on the flow structure．This indicated that the thermal actuator must be placed upstream of the control shock with a certaindistance．

thermal actuator；shock wave control；boundary layer separation；supersonic inlet；flow control

V211.3

Adoi：10.7638／kqdlxxb-2013.0102

0258-1825（2014）06-0806-08

2013-10-28；

2014-04-03

嚴(yán)紅（1969-），女，江蘇邗江人，教授，博士，研究方向：超聲速流動(dòng)．E-mail:yanhong＠nwpu.edu.cn

嚴(yán)紅，王松．熱激勵(lì)在超聲速進(jìn)氣道內(nèi)對(duì)激波誘導(dǎo)的邊界層分離的控制機(jī)理［J］．空氣動(dòng)力學(xué)學(xué)報(bào)，2014，32（6）：806-813．

10．7638／kqdlxxb-2013．0102 YAN H，WANG S．Control of shock／boundary layer interaction in supersonic inlet using thermal excitation［J］．ACTA Aerodynamica Sinica，2014，32（6）：806-813．