有限長(zhǎng)圓柱繞流氣動(dòng)噪聲源特性分析

楊志剛，劉洋，王毅剛

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有限長(zhǎng)圓柱繞流氣動(dòng)噪聲源特性分析

楊志剛1,2，劉洋1，王毅剛1

(1. 同濟(jì)大學(xué)上海地面交通工具中心，上海 201804；2. 北京民用飛機(jī)技術(shù)研究中心，北京 102211)

氣動(dòng)噪聲源的能級(jí)、分布特性及其產(chǎn)生根源還不夠清晰。以有限長(zhǎng)三維圓柱繞流為研究對(duì)象，基于聲源方程分析氣動(dòng)噪聲源的種類構(gòu)成及其與氣動(dòng)參數(shù)的關(guān)系，通過(guò)數(shù)值計(jì)算得到可壓非定常流場(chǎng)，利用氣動(dòng)參數(shù)定量計(jì)算圓柱頂部、中部和底部的聲源大小分布，研究聲源的分布特性和產(chǎn)生根源。結(jié)果表明，在有限長(zhǎng)圓柱繞流場(chǎng)中，以偶極子聲源為主，單極子聲源可以忽略不計(jì)，四極子源項(xiàng)的值比偶極子小1～2個(gè)數(shù)量級(jí)。偶極子主要分布在來(lái)流分離點(diǎn)及圓柱后壁面湍流渦二次碰撞區(qū)域，四極子主要分布在來(lái)流分離點(diǎn)及其向后拖曳區(qū)域。偶極子聲源主要由于圓柱兩側(cè)渦脫落處的脈動(dòng)壓力在橫向(y方向)上的二階梯度引起。以上結(jié)果為氣動(dòng)噪聲控制的進(jìn)一步研究提供了借鑒和參考。

氣動(dòng)噪聲；有限長(zhǎng)圓柱；聲源方程；偶極子源

0 引言

氣動(dòng)聲學(xué)是指研究流體自身及流體與固體邊界相互作用發(fā)聲機(jī)理的一門學(xué)科[1]，氣動(dòng)噪聲廣泛存在于航空、高速列車及汽車等領(lǐng)域，研究氣動(dòng)噪聲具有重要的實(shí)際意義，探討、分析氣動(dòng)噪聲源特性，是控制氣動(dòng)噪聲至關(guān)重要的關(guān)鍵之一。Lighthill[2-3]提出了聲類比理論，并沒(méi)有考慮流動(dòng)中可能存在的固壁影響，只適用于自由空間，所以Lighthill方程右側(cè)項(xiàng)只有四極子。Curle[4]運(yùn)用基爾霍夫積分公式改進(jìn)了Lighthill聲類比理論，考慮了靜止固體壁面對(duì)流動(dòng)發(fā)聲的影響，固壁的影響相當(dāng)于在固壁表面分布有一層偶極子源，所以方程右側(cè)的源項(xiàng)為偶極子和四極子的疊加。Ffowcs Williams等[5]應(yīng)用廣義函數(shù)法將Curle的結(jié)果擴(kuò)展到考慮運(yùn)動(dòng)固體邊界對(duì)聲音的影響，即物體在流體中運(yùn)動(dòng)的發(fā)聲問(wèn)題，提出Ffowcs Williams-Hawkings方程(FW-H方程)。從FW-H方程可以看出，運(yùn)動(dòng)物體與流體相互作用產(chǎn)生的聲場(chǎng)是由四極子源、偶極子源以及由于質(zhì)量移動(dòng)效應(yīng)所產(chǎn)生的單極子源的疊加組成的。Howe[6-7]簡(jiǎn)化了Lighthill方程，得到了適用于低馬赫數(shù)、高雷諾數(shù)的流場(chǎng)的Howe方程，方程的右端項(xiàng)表明流場(chǎng)中的漩渦可以作為聲源。

關(guān)于圓柱繞流氣動(dòng)噪聲的數(shù)值計(jì)算方法和噪聲特性分析的相關(guān)研究已經(jīng)比較廣泛，而對(duì)于圓柱繞流氣動(dòng)噪聲源的研究比較缺乏，尤其是三維氣動(dòng)噪聲源的研究。Cox等[8-9]通過(guò)雷諾時(shí)均法(Reynolds Average Navier-Stokes, RANS)計(jì)算二維非定常圓柱繞流，并基于FW-H方程計(jì)算了偶極子源和四極子源，發(fā)現(xiàn)四極子源對(duì)總噪聲的貢獻(xiàn)相對(duì)于偶極子源可以忽略。Takaishi等[10]通過(guò)大渦模擬得到瞬態(tài)流場(chǎng)特征，運(yùn)用廣義格林公式準(zhǔn)確預(yù)測(cè)了偶極子聲源在高速列車轉(zhuǎn)向架區(qū)域的分布。A. Iida等[11]通過(guò)廣義格林公式和相干輸出功率(Coherent Output Power, COP)兩種方法預(yù)測(cè)了偶極子聲源的分布，兩種方法的結(jié)果吻合得很好，結(jié)果顯示偶極子聲源是在卡門渦街形成區(qū)域附近產(chǎn)生的，分離的剪切層對(duì)偶極子聲源有著重要的作用。鄭朝榮等[12]采用可實(shí)現(xiàn)-湍流模型和寬頻帶噪聲源模型相結(jié)合的方法研究鈍體繞流的氣動(dòng)噪聲源，結(jié)果表明鈍體繞流氣動(dòng)噪聲主要分布在來(lái)流分離和湍流運(yùn)動(dòng)比較劇烈的位置，四極子源項(xiàng)的值相對(duì)于偶極子源項(xiàng)小很多。

從上述的研究文獻(xiàn)中發(fā)現(xiàn)，對(duì)于三種聲源的具體數(shù)量級(jí)大小、分布還需要深入研究，聲源的產(chǎn)生根源也不是很清楚。本文以有限長(zhǎng)圓柱繞流為例，通過(guò)數(shù)值計(jì)算定量研究單極子、偶極子和四極子聲源的具體大小和分布特性，并分析了聲源的產(chǎn)生根源。

1 氣動(dòng)噪聲理論

1.1 基爾霍夫定理

當(dāng)反射、吸收甚至發(fā)射聲波的固體邊界存在時(shí)，我們假設(shè)存在一個(gè)包圍源和固體邊界的假想面，觀測(cè)點(diǎn)在表面的外部，如圖1所示，推導(dǎo)得

該結(jié)果稱為基爾霍夫定理[13]。Curle運(yùn)用這一定理將Lighthill定理推廣到靜止固壁存在情況下聲場(chǎng)的求解，并應(yīng)用到后續(xù)的FW-H方程中。此后在流體噪聲和氣動(dòng)噪聲的各種推廣應(yīng)用中，有關(guān)聲場(chǎng)的解均基于基爾霍夫積分公式。

1.2 聲源方程及聲源項(xiàng)的確定

由靜止介質(zhì)中的連續(xù)方程和動(dòng)量方程，可得聲波方程：

聲波方程描述了聲波在靜止介質(zhì)中的傳播，但是不包含任何有關(guān)聲源的信息?，F(xiàn)在假定在域中有質(zhì)量源，單位為kg·m-3，則連續(xù)性方程為

將式(4)對(duì)微分，將式(5)對(duì)微分，然后兩式相減得

該式為聲源的通用方程[14]。方程的左邊為傳播項(xiàng)，方程的右邊三項(xiàng)依次為單極子聲源、偶極子聲源和四極子聲源。

式(7)的物理意義為力點(diǎn)源可能由于壓力梯度產(chǎn)生，也可能由于速度的旋度產(chǎn)生，或者是兩者的組合。故偶極子聲源為

四極子聲源是由于物體周圍紊流流體內(nèi)的應(yīng)力變化產(chǎn)生的，本質(zhì)上是一種流體湍流應(yīng)力源。-方程(動(dòng)量方程)為

將式(10)代入式(9)，得：

式(11)與連續(xù)性方程聯(lián)立，解得

故四極子源項(xiàng)為

2 圓柱繞流數(shù)值計(jì)算

2.1 數(shù)值計(jì)算方法

以氣動(dòng)-聲學(xué)風(fēng)洞試驗(yàn)的圓柱繞流模型為研究對(duì)象，如圖2所示，圓柱直徑=0.1 m，高度和直徑之比為18.5：1，高=1.85 m，在圓柱頂部有和試驗(yàn)?zāi)Ｐ鸵恢碌陌肭?，使圓柱頂部流動(dòng)分離不過(guò)于劇烈，圓柱底部有一個(gè)錐度很小的底座，使圓柱固定更加穩(wěn)定。流場(chǎng)計(jì)算區(qū)域示意圖如圖1所示，以圓柱底部中心點(diǎn)為坐標(biāo)原點(diǎn)，流向長(zhǎng)度取為-10～25，橫向?yàn)?8～8，展向?yàn)?～28。聲源區(qū)為如圖所示的矩形區(qū)域，尺寸為8.2×4×20，聲源區(qū)前端距圓柱軸線1.2，后端距圓柱軸線7，基本包含了圓柱繞流渦脫落影響的核心區(qū)域。

計(jì)算域分塊劃分六面體網(wǎng)格，用O-Grid型網(wǎng)格劃分圓柱的邊界層和加密區(qū)，網(wǎng)格在圓柱近壁面沿周向等分，徑向在近壁面密布邊界層，大渦模擬通常要求+(第一層網(wǎng)格質(zhì)心到壁面的無(wú)量綱距離)值小于1，+也可以增加到5[15]，由于計(jì)算資源的限制，本次計(jì)算+取2，第一層邊界層厚度為0.018 mm，增長(zhǎng)率為1.05，邊界層一共39層。聲源區(qū)最大網(wǎng)格尺寸為10 mm，最終網(wǎng)格總數(shù)約為4 086萬(wàn)。

圖2 圓柱繞流模型圖

表1 定常流動(dòng)計(jì)算的邊界條件設(shè)置

2.2 氣動(dòng)噪聲數(shù)值計(jì)算及風(fēng)洞試驗(yàn)

氣動(dòng)噪聲數(shù)值計(jì)算也是在Fluent的非定常流場(chǎng)中進(jìn)行，采用Ffowcs Williams-Hawkings(FW-H)聲學(xué)模型，并設(shè)置選取聲源區(qū)，將大渦模擬非定常流動(dòng)計(jì)算中獲得的流動(dòng)參數(shù)，如壓力和速度等，代入FW-H方程的聲源項(xiàng)中，通過(guò)對(duì)遠(yuǎn)場(chǎng)的積分，得到遠(yuǎn)場(chǎng)接收點(diǎn)的聲壓數(shù)據(jù)。

為了驗(yàn)證上述圓柱繞流仿真計(jì)算的正確性及氣動(dòng)噪聲控制措施，本文開(kāi)展了風(fēng)洞實(shí)驗(yàn)研究。試驗(yàn)在同濟(jì)大學(xué)上海地面交通風(fēng)洞中心的整車氣動(dòng)-聲學(xué)風(fēng)洞中進(jìn)行。試驗(yàn)用圓柱為實(shí)心鋼圓柱，頂部設(shè)計(jì)成一個(gè)半球結(jié)構(gòu)以避免強(qiáng)的氣動(dòng)噪聲產(chǎn)生，其根部采用圓臺(tái)結(jié)構(gòu)(增大其與地面的接觸面積)固定于試驗(yàn)段的地面上，以保證圓柱在較高風(fēng)速下不晃動(dòng)。圓柱直徑為0.1 m，高為1.85 m。圖3標(biāo)明了試驗(yàn)圓柱在風(fēng)洞中的具體位置和遠(yuǎn)場(chǎng)傳聲器測(cè)點(diǎn)位置。3個(gè)傳聲器軸線距圓柱5 m，傳聲器間距1.3 m，高為1.2 m。傳聲器為丹麥GRAS公司的產(chǎn)品，數(shù)據(jù)采集及分析系統(tǒng)為HEAD公司的產(chǎn)品。試驗(yàn)內(nèi)容包括光滑圓柱氣動(dòng)噪聲試驗(yàn)和覆蓋多孔介質(zhì)圓柱氣動(dòng)噪聲試驗(yàn)。試驗(yàn)風(fēng)速為120 km·h-1。

圖3 圓柱和麥克風(fēng)位置俯視圖

圖4為風(fēng)速為120 km·h-1下，距圓柱5 m遠(yuǎn)處傳聲器測(cè)量和仿真計(jì)算的A計(jì)權(quán)頻譜。從圖4中的測(cè)量結(jié)果可以看出，在64 Hz附近出現(xiàn)了明顯峰值，聲壓級(jí)為78.18 dB，是圓柱典型的渦脫落引起的。由于圓柱頂部和地面影響，在峰值附近出現(xiàn)較低的另外峰值并有一定的帶寬，但并沒(méi)有掩蓋繞流圓柱渦脫落的峰值特征。從仿真結(jié)果可以看出，在67 Hz附近出現(xiàn)明顯峰值，聲壓級(jí)為72.74 dB。本圓柱渦脫落頻率為66.67 Hz，測(cè)量結(jié)果和仿真結(jié)果都接近該值，峰值聲壓級(jí)相差5.44 dB，表明仿真結(jié)果和試驗(yàn)結(jié)果兩者峰值頻率和大小基本一致，說(shuō)明了仿真計(jì)算的正確性。

圖4 仿真和實(shí)測(cè)的遠(yuǎn)場(chǎng)噪聲頻譜圖

3 圓柱繞流數(shù)值計(jì)算結(jié)果分析

3.1 氣動(dòng)噪聲源分布特性

氣動(dòng)噪聲源的分布特性與流場(chǎng)各項(xiàng)氣動(dòng)參數(shù)有關(guān)，對(duì)于有限長(zhǎng)度的圓柱，圓柱頂部、中部和根部的流態(tài)不盡相同，需要分別加以分析。

對(duì)于圓柱頂部，選取=0截面進(jìn)行分析。圖5為=0截面圓柱頂部的單極子分布圖，單極子源項(xiàng)的數(shù)量級(jí)為0～10，數(shù)量級(jí)很小，可以忽略不計(jì)。

圖5 圓柱頂部單極子分布

圖6為=0截面圓柱頂部的偶極子分布圖。在圓柱頂部-90°～27°，偶極子緊貼圓柱頂部分布，且分布區(qū)域逐漸變厚；在27°位置處，偶極子的分布區(qū)域開(kāi)始從圓柱表面分離，形成一個(gè)拖曳區(qū)域；在90°位置處也存在一個(gè)小的分離，同時(shí)形成一個(gè)小的拖曳區(qū)域；在圓柱截面來(lái)流后壁面1.63～1.76 m處，存在一個(gè)貼著壁面分布的偶極子區(qū)域，厚度約為10 mm。圓柱頂部偶極子的最大值數(shù)量級(jí)為109～1010。

圖7為=0截面圓柱頂部的四極子分布圖，在圓柱頂部-90°～0°，緊貼圓柱表面分布著一層很薄的四極子；從0°～43°四極子區(qū)域逐漸變厚，并在43°處開(kāi)始從圓柱表面分離，產(chǎn)生一個(gè)較大的拖曳區(qū)域；在圓柱截面來(lái)流后壁面1.62～1.80 m處，存在一個(gè)分布較為廣泛的四極子區(qū)域，在1.68～1.77 m處，四極子的分布范圍更加向后拉長(zhǎng)，長(zhǎng)度約為85 mm。圓柱頂部四極子的最大值數(shù)量級(jí)為108～109。

圖7 圓柱頂部四極子分布

對(duì)于圓柱中部，分別選取=0.8、1.0、1.2 m處的橫截面加以分析。圖8顯示了圓柱在=0.8、1.0、1.2 m處橫截面上單極子聲源在圓柱繞流場(chǎng)中的大小分布情況，單極子主要分布在圓柱分離點(diǎn)附近及尾渦區(qū)域，并且圓柱來(lái)流側(cè)的單極子較大。單極子源項(xiàng)的值分布在0～10左右，數(shù)量級(jí)很小，可以忽略不計(jì)。

圖9依次顯示的是圓柱=0.8、1.0、1.2 m處橫截面上偶極子聲源在圓柱繞流場(chǎng)中的大小分布情況。在圓柱中部三個(gè)不同高度截面的偶極子分布情況基本相同，且左右基本對(duì)稱。從0°～100°附近，緊貼圓柱表面存在一層較薄的偶極子區(qū)域，隨著角度的增大，偶極子區(qū)域逐漸變厚；在100°附近偶極子分布區(qū)域開(kāi)始從圓柱表面脫離，并向后形成一個(gè)短小的拖曳區(qū)域；在100°～180°區(qū)域，緊貼圓柱壁面形成一層較薄且不連續(xù)的偶極子分布區(qū)域。圓柱中部偶極子的最大值數(shù)量級(jí)為109～1010。

圖8 圓柱中部單極子分布

圖9 圓柱中部偶極子分布

圖10分別顯示的是圓柱=0.8、1.0、1.2 m處橫截面上四極子聲源在圓柱繞流場(chǎng)中的大小分布情況。圓柱中部三個(gè)不同高度截面的四極子分布基本相同，且左右基本對(duì)稱。在0°～98°緊貼圓柱壁面分布有一層較薄的四極子，在0°和90°附近的四極子相對(duì)較薄、較少；在98°～142°區(qū)域形成一個(gè)比偶極子分布區(qū)域更寬更長(zhǎng)的四極子分布區(qū)域；在142°～180°圓柱表面和后面分布有一些值較小且雜亂的四極子區(qū)域。圓柱中部四極子的最大值數(shù)量級(jí)為108～109。

經(jīng)過(guò)上述分析，在圓柱中部偶極子的強(qiáng)度最大，單極子比偶極子小7～8個(gè)數(shù)量級(jí)，四極子比偶極子小1個(gè)數(shù)量級(jí)。為了更具體地對(duì)比圓柱中部偶極子和四極子的大小分布情況，在=1.0 m的橫截面上取=0、25、50、75 mm，從-100～300 mm每隔10 mm取一個(gè)點(diǎn)，圓柱區(qū)域內(nèi)的點(diǎn)除外，如圖11所示。對(duì)比每個(gè)點(diǎn)上偶極子和四極子源項(xiàng)的值，如圖12～15所示。

由圖12～15可知，在=1.0 m截面上緊貼圓柱表面0°和180°處，偶極子源項(xiàng)的值比四極子大1～2個(gè)數(shù)量級(jí)，在圓柱兩側(cè)的渦脫落區(qū)域從-10～20 mm的范圍內(nèi)，偶極子比四極子大1～2個(gè)數(shù)量級(jí)，在其他區(qū)域，偶極子和四極子大小基本相同。

圖10 圓柱中部四極子分布

圖11 圓柱中部z=1 m截面測(cè)點(diǎn)分布

對(duì)于圓柱底部，分別選取=0截面和=60 mm截面進(jìn)行觀察分析。圖16為圓柱底部單極子的大小分布圖，單極子量級(jí)為0～10，可以忽略不計(jì)。圖17、18分別為圓柱底部偶極子和四極子的大小分布圖，在=60 mm截面處的偶極子和四極子分布與圓柱中部截面分布類似，從=0 mm截面觀察，圓柱底部偶極子和四極子分布與圓柱中部也并沒(méi)有什么不同。因此，圓柱底部的偶極子、四極子分布特性與圓柱中部的偶極子、四極子分布特性相同。

圖12 y=0 mm測(cè)點(diǎn)的偶極子和四極子大小分布

圖13 y=25 mm測(cè)點(diǎn)的偶極子和四極子大小分布

圖14 y=50 mm測(cè)點(diǎn)的偶極子和四極子大小分布

圖15 y=75 mm測(cè)點(diǎn)的偶極子和四極子大小分布

圖16 圓柱底部單極子大小分布

圖17 圓柱底部偶極子大小分布

圖18 圓柱底部四極子大小分布

3.2 偶極子源分析

偶極子是圓柱繞流的主要聲源，需要對(duì)偶極子的分布特征和產(chǎn)生根源做進(jìn)一步探究。圖19為圓柱頂部速度流線圖，偶極子聲源是由于圓柱對(duì)其邊界上的流體的作用力產(chǎn)生的，在圓柱頂部-90°～27°范圍內(nèi)，來(lái)流與圓柱表面相互作用，產(chǎn)生一個(gè)緊貼圓柱頂部表面的偶極子區(qū)域；接著氣流渦向下回旋，與圓柱后壁面1.63～1.76 m范圍發(fā)生碰撞作用，故該區(qū)域分布有一層不連續(xù)且較厚的偶極子區(qū)域。

圖20為=1.7 m截面處的流線圖，來(lái)流經(jīng)過(guò)圓柱頂部向下形成湍流渦，二次碰撞圓柱后壁，形成偶極子區(qū)域。

圖21為=1.0 m處橫截面上的速度流線圖，在速度流線圖中可以明顯地看到，在圓柱表面0°～100°范圍，來(lái)流與圓柱表面碰撞產(chǎn)生作用力，故存在一層緊貼圓柱表面的偶極子區(qū)域；在圓柱后側(cè)100°～180°范圍，氣流渦二次碰撞圓柱后壁，故產(chǎn)生一層緊貼圓柱后壁的不連續(xù)的偶極子區(qū)域。

在有限長(zhǎng)圓柱繞流中，偶極子作為主要噪聲源。在聲源方程中，偶極子表示為

偶極子源由脈動(dòng)壓力在x、y、z三個(gè)方向的二階梯度構(gòu)成，為了進(jìn)一步分析產(chǎn)生偶極子的根源，分別計(jì)算脈動(dòng)壓力在x、y、z三個(gè)方向的二階梯度，進(jìn)行比較分析。圖22為z=1.0 m截面上的脈動(dòng)壓力云圖，脈動(dòng)壓力在圓柱兩側(cè)的來(lái)流分離點(diǎn)附近及其向后形成的拖曳區(qū)域沿y方向變化比較明顯。圖23依次為z=1.0 m截面上dp/dx、dp/dy和dp/dz的云圖，dp/dy的值大于dp/dx和dp/dz，且主要分布在圓柱兩側(cè)的來(lái)流分離點(diǎn)附近及其向后形成的拖曳區(qū)域。圖24依次為z=1.0 m截面上d2p/dx2、d2p/dy2和d2p/dz2的云圖，d2p/dy2的云圖與圖9中z=1.0 m 截面上的偶極子分布圖基本相同；d2p/dx2主要分布在緊貼圓柱的來(lái)流側(cè)，緊貼圓柱后側(cè)表面也分布有一層不連續(xù)的區(qū)域，且分布區(qū)域很??；d2p/dz2的值相對(duì)于d2p/dx2和d2p/dy2較小，對(duì)?2p影響不顯著。因此，??f0主要來(lái)源于d2p/dy2，偶極子主要由來(lái)流分離處的脈動(dòng)壓力沿y方向的二階梯度引起。

圖20 z=1.7 m截面流線圖

圖21 z=1.0 m截面流線圖

圖22 圓柱體z=1.0 m截面上的脈動(dòng)壓力云圖

3.3 四極子源分析

圖24 圓柱體z=1.0 m截面上的d2p/dy2、d2p/dy2、d2p/dy2云圖

圖25 圓柱體z=1.0 m截面上的分布情況

圖26 圓柱體z=1.0 m截面上的分布情況

4 結(jié)論

本文通過(guò)大渦模擬計(jì)算得到三維可壓非定常圓柱繞流場(chǎng)，基于聲源方程從新的角度定量分析圓柱繞流場(chǎng)中單極子、偶極子和四極子聲源的分布特性，更加清晰地認(rèn)識(shí)到聲源的產(chǎn)生根源，為氣動(dòng)噪聲的控制提供了理論依據(jù)。得到的主要結(jié)論如下：

(1) 通過(guò)大渦模擬和FW-H方程得到的遠(yuǎn)場(chǎng)噪聲與風(fēng)洞試驗(yàn)結(jié)果比較吻合。表明大渦模擬得到的圓柱繞流可壓非定常流場(chǎng)可以為氣動(dòng)噪聲源的計(jì)算提供可靠的聲源信息。

(2) 對(duì)于有限長(zhǎng)圓柱，偶極子氣動(dòng)噪聲源占主導(dǎo)地位，單極子源項(xiàng)的值比偶極子低8～9個(gè)數(shù)量級(jí)，四極子源項(xiàng)的值比偶極子低1個(gè)數(shù)量級(jí)左右。

(3) 偶極子源主要分布在圓柱頂部27°來(lái)流分離點(diǎn)附近和圓柱中部、底部?jī)蓚?cè)的分離點(diǎn)附近及圓柱來(lái)流側(cè)表面，偶極子源主要由脈動(dòng)壓力沿方向的二階導(dǎo)數(shù)d2/d2產(chǎn)生。

(5) 由于計(jì)算過(guò)程中運(yùn)用的聲源方程右側(cè)源項(xiàng)僅表征了源項(xiàng)的幅值大小，并未考慮聲傳播及聲源輻射效率。關(guān)于不同聲源對(duì)接收點(diǎn)處總聲場(chǎng)的貢獻(xiàn)率有待進(jìn)一步研究。

[1] 孫曉峰, 周盛. 氣動(dòng)聲學(xué)[M]. 北京: 國(guó)防工業(yè)出版社, 1994.

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Study of aeroacoustic noise source induced by a cylindrical flow offinite length

YANG Zhi-gang1,2, LIU Yang1, WANG Yi-gang2

(1. Tongji University, Shanghai Automotive Wind Tunnel Center, Shanghai 201804, China; 2. Beijing Aeronautical Science & Technology Research Institute, Beijing 102211, China)

The energy level, distribution characteristics and origin of aerodynamic noise source are not clear enough. The three-dimensional flow around a finite-length cylinder is taken as the research object. Based on acoustic source equations, the types of aerodynamic noise sources and their relationship with aerodynamic parameters are analyzed. Compressible unsteady flow is calculated numerically and then the aerodynamic parameters are used to quantitatively calculate the sound sources distribution at the top, middle and bottom of the cylinder in order to study the distribution characteristics and origin of the sound sources. Results show that the dipole sound source is dominant in the flow field and the monopole sound source is negligible, the quadrupole sound source is 1-2 orders of magnitude smaller than the dipole sound source, the dipole are mainly distributed at the separation points of incoming flow and the secondary collision zone of eddy flow on the back of cylinder, and the quadrupole is mainly distributed at the separation points of incoming flow and its drag zone. The dipole sound source is mainly caused by the two-step gradient of dynamic pressure in the transverse direction (y-direction) at both sides of the cylinder. The above conclusions can provide a theoretical basis for the aerodynamic noise control.

aeroacoustic noise; cylinder with limited length; sound source equation; dipole sound source

O422.8

A

1000-3630(2019)-01-0005-10

10.16300/j.cnki.1000-3630.2019.01.002

2018-07-12;

2018-08-28

上海市地面交通工具空氣動(dòng)力與熱環(huán)境模擬重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室資助項(xiàng)目、國(guó)家自然科學(xué)基金資助項(xiàng)目(51375342)。

楊志剛(1961－), 男, 上海人, 博士, 研究方向?yàn)槠嚳諝鈩?dòng)力學(xué)。

王毅剛,E-mail: yigang.wang@sawtc.com