噴流作用下的單邊膨脹后體氣動載荷

李虹楊，王霄，孫超，劉方良，于東升，朱宇

航空工業(yè)沈陽飛機設計研究所， 沈陽 110035

先進無人作戰(zhàn)飛機對全向隱身指標均有較為苛刻的要求，為提高其側(cè)向及后向隱身性能，飛機機身和噴管-后體結(jié)構(gòu)的一體化設計尤為重要。特殊設計的噴管-后體結(jié)構(gòu)一方面使飛機棱線更好地滿足平行原則，有效降低雷達散射面積(Radar Cross Section，RCS)指標，另一方面，該結(jié)構(gòu)加強了噴流與外流的冷卻摻混，并起到一定的遮擋作用，有效減弱紅外輻射[1]。美國波音公司陸續(xù)發(fā)展的X-45A/B/C[2-3]，諾斯羅普·格魯門公司發(fā)展的X-47B[4]、RQ-180[5]，以法國為主研制的“神經(jīng)元”[6]以及俄羅斯的“獵人”[7]等無人機，均采用類似設計。

噴管-后體結(jié)構(gòu)在有效提高隱身特性的同時，也在氣動、結(jié)構(gòu)、強度等領(lǐng)域帶來了新的挑戰(zhàn)。從氣動角度而言，飛機后體面臨復雜且苛刻的載荷環(huán)境，例如，高溫、高壓發(fā)動機噴流的強脈動效應，氣動載荷與熱載荷耦合作用，激波/附面層干涉效應，多股氣流的復雜剪切、摻混等。復雜的流動現(xiàn)象給后體氣動載荷的預測帶來了較大困難，且影響參數(shù)眾多，依靠單一的仿真或試驗手段均無法準確給出所需數(shù)據(jù)，因此，對后體噴流浸潤區(qū)內(nèi)的流動現(xiàn)象和機理的研究是非常必要的。

單勇等[8]利用計算流體力學/紅外輻射數(shù)值模擬方法，研究了軸對稱噴管、單邊膨脹噴管的噴流區(qū)溫度分布及紅外輻射特性，結(jié)果表明后者可大幅降低紅外輻射峰值。張少麗等[9]對不同落壓比、不同幾何矢量角下的單邊膨脹噴管進行分析，研究了噴管推力特性和紅外輻射強度的變化規(guī)律。徐嘉等[10]采用數(shù)值模擬方法研究戰(zhàn)斗機后體繞流與噴流相互耦合作用的流場特性，對欠膨脹噴管及后體尾部波系結(jié)構(gòu)進行分析，并進行減阻優(yōu)化設計。楊承宇[11]利用數(shù)值模擬方法研究了膨脹邊開縫、傾斜角度、面積比等參數(shù)對單邊膨脹噴管氣動性能和紅外輻射特性的影響規(guī)律。李春鵬等[12]針對無尾布局超聲速航向靜穩(wěn)定性不足的問題，提出一種基于超聲速壓縮/膨脹流動的后體超聲速航向氣動增穩(wěn)設計方法，研究了后體脊線形狀、截面形狀等參數(shù)的影響。

上述研究主要基于穩(wěn)態(tài)CFD分析，研究目的集中在評估隱身特性或提高氣動性能，從公開發(fā)表的文獻來看，現(xiàn)階段還鮮有專門針對噴流作用下后體氣動載荷的相關(guān)研究。

國內(nèi)外對超聲速射流、剪切層摻混等基本流動現(xiàn)象開展了相關(guān)研究，其研究方法和部分結(jié)論同樣適用于噴流氣動載荷問題。朱文慶等[13]使用修正長度尺度的改進的延遲分離渦模擬(Improved Delayed Detached Eddy Simulation，IDDES)方法計算了飛行速度對噴流流場和遠場噪聲的影響，并與試驗結(jié)果[14-15]進行對比驗證了方法的正確性。朱志斌等[16]利用大渦模擬(LES)方法研究了后臺階噴流混合流場，捕捉到了流場激波系以及混合剪切層，并獲得了流場結(jié)構(gòu)特征及密度脈動特性。劉旭亮和張樹海[17]利用直接數(shù)值模擬(DNS)方法模擬了二維激波與剪切層的相互作用，對復雜的流場和聲場結(jié)構(gòu)進行了分析并揭示噪聲產(chǎn)生的機理。Tam等[18-19]采用計算氣動聲學方法求解線化雷諾平均Navier-Stokes(N-S)方程，得到了不同馬赫數(shù)下雙涵同軸噴流激波系結(jié)構(gòu)，并與試驗結(jié)果[20]進行了相關(guān)性分析。李棟等[21]在數(shù)值模擬方法研究基礎(chǔ)上對矢量推力飛機噴流-外流干擾流場進行了分析。

本文以高隱身無人機噴管-后體結(jié)構(gòu)為研究對象，結(jié)合高/低速風洞試驗和CFD仿真方法，對噴流作用下飛機后體的穩(wěn)態(tài)、動態(tài)氣動載荷及其影響規(guī)律進行研究，也對流動現(xiàn)象及機理進行了相關(guān)分析。

1 計算方法及數(shù)模

1.1 計算方法

計算求解笛卡爾坐標系下的三維積分形式雷諾平均N-S方程：

(1)

式中：Q為守恒量；Fc為對流通量；Fv為擴散通量；S為源項；Ω為控制體積；?Ω為控制體積的邊界面；n為法向量，指向外側(cè)?？臻g離散采用基于非結(jié)構(gòu)網(wǎng)格的有限體積法，對流通量采用基于Roe的迎風格式進行離散，黏性通量采用中心差分格式進行離散。

本文研究包含穩(wěn)態(tài)計算和非穩(wěn)態(tài)計算兩部分。穩(wěn)態(tài)計算選擇k-ω剪切應力輸運(SST)兩方程湍流模型，基于全隱式時間推進法進行求解；非穩(wěn)態(tài)計算采用基于k-ωSST湍流模型的IDDES方法[22]，該方法屬于RANS/LES混合方法的一種，有效結(jié)合了二者的優(yōu)點，計算精度較高且計算量可接受，得到了較為廣泛的應用[23]，能解決噴流計算中包含邊界層流動，主、次流摻混等工程問題。

1.2 數(shù)模及網(wǎng)格

圖1為單邊膨脹噴管-后體結(jié)構(gòu)示意圖(半模)，噴管為圓轉(zhuǎn)方形式，收縮比為0.35。后體與噴管為套接形式連接，部分氣流(來自發(fā)動機艙或飛機其他艙室)由主噴流引射流出。飛機后體下膨脹邊長度約為上膨脹邊的2.8倍。在真實飛機上，膨脹邊構(gòu)型可能是較為復雜的曲面，流道面積略微擴張。

圖1 單邊膨脹噴管-后體結(jié)構(gòu)示意圖Fig.1 Schematic diagram of single expansion nozzle after-body structure

計算采用帶棱柱層加密的非結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格，棱柱層第1層高度為1×10-5m，棱柱層膨脹比為1.3。對重點關(guān)注的噴流影響區(qū)域進行加密，穩(wěn)態(tài)計算采用半模，噴流區(qū)域網(wǎng)格尺度為0.02 m， 網(wǎng)格總量在400萬量級(經(jīng)驗證，網(wǎng)格無關(guān)性良好)；非穩(wěn)態(tài)計算采用全模，噴流區(qū)域網(wǎng)格尺度為0.01 m，網(wǎng)格總量在3 000萬量級。不關(guān)注傳熱特性，計算域內(nèi)氣流均設為冷流，與風洞試驗條件一致。

2 穩(wěn)態(tài)氣動載荷分析

2.1 計算結(jié)果驗證

噴流試驗分別在航空工業(yè)空氣動力研究院某2.5 m量級低速風洞和某1.5 m量級高速風洞完成，風洞試驗模型如圖2所示。模型采用腹部支撐，內(nèi)接桿式天平，噴管壓比(NPR，噴管進口總壓與環(huán)境靜壓的比值)連續(xù)可調(diào)。后體上、下膨脹邊布置有穩(wěn)態(tài)和動態(tài)傳感器，對壁面壓力進行測量。穩(wěn)態(tài)壁面壓力測量的精度滿足國軍標相關(guān)要求[24]，誤差在5‰范圍內(nèi)。

圖2 風洞試驗模型(局部)Fig.2 Wind tunnel test model (local)

圖3為數(shù)值計算得到的下膨脹邊穩(wěn)態(tài)氣動載荷分布，馬赫數(shù)Ma=0，NPR分別為2.4、3.9。定義噴流氣動載荷等于壁面靜壓與環(huán)境靜壓之差。可以看出，超聲速噴流形成的復雜激波-膨脹波系，在下膨脹邊投影為壓力、吸力交替的氣動載荷，且隨著NPR增加，載荷分布形式更為復雜。

圖3 下膨脹邊氣動載荷分布(Ma=0)Fig.3 Aerodynamic load distribution of lower expansion edge (Ma=0)

圖4為Ma=0，不同NPR時數(shù)值計算得到的氣動載荷分布曲線(位于Z=0 m截面，即對稱面)與風洞試驗值的對比，分別對應于無來流狀態(tài)以及Ma=0.85狀態(tài)，實線為數(shù)值計算結(jié)果，符號為風洞試驗數(shù)據(jù)。橫坐標X/L表示X方向相的對位置，L為下膨脹邊長度，縱坐標Cp為噴流氣動載荷基于環(huán)境靜壓無量綱化后的系數(shù)?？梢钥闯?，計算得到的載荷曲線與試驗數(shù)據(jù)吻合較好，對于不同來流條件下的波系結(jié)構(gòu)預測準確，驗證了計算方法的有效性，為進一步分析提供依據(jù)。

圖4 計算結(jié)果與風洞試驗結(jié)果對比Fig.4 Comparison between calculated results and wind tunnel test results

圖5為數(shù)值計算得到的Ma=0.85、NPR=3.5狀態(tài)下膨脹邊穩(wěn)態(tài)氣動載荷分布，可以看出，噴管出口附近區(qū)域的壓力、吸力交替載荷相對較大，而之后區(qū)域盡管仍存在正、負交替的波動現(xiàn)象，但與Ma=0時相比(見圖3(b))，其幅值明顯減小。推測是由于外流Ma增加引起的，后續(xù)將針對Ma的影響進行單獨分析。紅色虛線位置實際為上膨脹邊斜切尾緣在下膨脹邊的投影，可以看出，壓力云圖也存在與之相吻合的三角形區(qū)域，說明上膨脹邊幾何形狀會對載荷分布產(chǎn)生直接影響。

圖6為不同Z值截面位置對應的載荷曲線與試驗數(shù)據(jù)的對比，截面位置見圖5?？梢钥闯?，Z=0.2 m和Z=0 m位置相比，載荷極值未明顯減小，這是由于該截線同樣穿過了出口強激波、強膨脹波作用區(qū)域(見圖5)。隨著展向距離增加，載荷曲線波動幅度逐漸減小，在Z=0.4 m位置已經(jīng)近似均勻。在工程實際中，可以設一個波動閾值，人為劃定噴流影響區(qū)域的范圍，便于數(shù)據(jù)處理。上、下膨脹邊不同Z截面位置的數(shù)值計算結(jié)果與試驗值吻合較好，進一步證明了計算方法的準確性。

圖5 下膨脹邊氣動載荷分布(Ma=0.85,NPR=3.5)Fig.5 Aerodynamic load distribution of lower expansion edge (Ma=0.85,NPR=3.5)

圖6 計算結(jié)果與風洞試驗結(jié)果對比(Ma=0.85,NPR=3.5)Fig.6 Comparison between calculated results and wind tunnel test results(Ma=0.85,NPR=3.5)

2.2 噴管壓比的影響

為進一步分析噴管NPR對壁面氣動載荷的影響規(guī)律，選擇相對密集的NPR序列進行計算。圖7為無來流NPR在1.5～4.0范圍內(nèi)變化的氣動載荷曲線?？梢钥闯觯?/p>

圖7 噴管NPR對載荷分布的影響(Ma=0)Fig.7 Influence of nozzle NPR on load distribution(Ma=0)

1) 噴管出口附近的內(nèi)膨脹段(X/L<0.24區(qū)域)分別對應壁面的壓力、吸力載荷極值點，且在NPR>3.0時，載荷極值隨著NPR增加近似線性增大。

2) NPR高于2.5時，載荷曲線逐漸出現(xiàn)正負波動的規(guī)律，對于較小NPR，載荷可忽略。

3) 外膨脹段(X/L>0.24區(qū)域)載荷方向隨著NPR變化敏感，例如NPR為3.0和3.25，載荷方向幾乎全部相反，原有壓力區(qū)變?yōu)槲^(qū)，反之亦然；這也說明，后體氣動載荷的相關(guān)分析要與發(fā)動機工作狀態(tài)相結(jié)合。

圖8為典型NPR狀態(tài)下噴流區(qū)域?qū)ΨQ面靜壓分布，可以較為清晰地反映出噴流形成的波系結(jié)構(gòu)，經(jīng)分析可得如下結(jié)論：

1) NPR為2.5時，噴流形成的波系強度較弱，高壓區(qū)、低壓區(qū)交替出現(xiàn)；當NPR為3.5和4.5時，波系強度增加，且壁面反射作用及波系間干涉作用增強，壓力分布更為復雜。

2) 尾緣附近區(qū)域受NPR影響較大，如虛線方框所示，NPR為3.5時，結(jié)尾處為高壓區(qū)在前低壓區(qū)在后，而NPR為4.5時，變?yōu)榈蛪簠^(qū)在前高壓區(qū)在后，波系結(jié)構(gòu)的變化導致壁面載荷方向發(fā)生變化，這與圖7的結(jié)論是一致的。

2.3 噴流與外流摻混的影響

圖9為NPR=2.9時不同來流速度下膨脹邊氣動載荷分布曲線，Ma在0～0.8范圍變化?？梢钥闯觯?/p>

1) 來流Ma從0增加到0.2對載荷分布幾乎無影響，Ma>0.4時，其影響逐漸增加。

2)Ma在0～0.6范圍內(nèi)，其作用效果是使波系逐漸前移，但載荷分布規(guī)律基本不變，而Ma為0.8時，其分布規(guī)律也有較大變化。

3) 來流Ma增加的整體效果是使吸力載荷大幅減小，使壓力載荷小幅增加，對于圖中標識的a、b兩區(qū)域的作用尤其明顯，需要結(jié)合流場進行分析。

圖10為不同Ma下的噴流區(qū)域靜壓分布，流場參數(shù)與圖9中Ma=0.2，0.6，0.8 這3個狀態(tài)相對應?？梢钥闯?，來流速度對噴流區(qū)域靜壓分布有一定影響，主要體現(xiàn)在以下幾個方面：

1) 整體來看，隨著Ma增加，噴流區(qū)域靜壓值有一定程度的增加，對膨脹波后的低壓區(qū)影響更大，而對激波后的高壓區(qū)影響相對較小。

2) 噴管出口的第1道膨脹波-激波區(qū)域規(guī)律性更加明顯，如圖中紅色方框所示，隨著外流Ma增加，膨脹波明顯減弱，低壓區(qū)范圍變小，但激波后的高壓區(qū)差異不大；膨脹波、激波分別與圖9中a、b位置對應。

3)Ma增加使噴流與外流的摻混效果增強，波系結(jié)構(gòu)也有一定差別，Ma=0.2波系間的界線比較清晰，而Ma=0.8的界線相對模糊；體現(xiàn)在圖9壓力載荷上，即前者曲線拐點尖銳，載荷梯度較大，而后者更為平緩，載荷梯度較小，這在強度預測中也是需要注意的問題。

圖9 來流速度對載荷分布的影響(NPR=2.9)Fig.9 Influence of incoming flow velocity on load distribution(NPR=2.9)

圖10 不同Ma下的噴流區(qū)域靜壓分布Fig.10 Static pressure distribution of jet region under different Ma

2.4 次流影響及引射特性

圖11展示了套接段次流流量變化對下膨脹邊氣動載荷的影響，對比了無次流狀態(tài)，以及次流、主流的流量比在1.0%～4.0%范圍內(nèi)的幾種情況?？梢钥闯觯?/p>

圖11 次流流量對載荷分布的影響(Ma=0,NPR=2.9)Fig.11 Influence of secondary flow rate on load distribution(Ma=0,NPR=2.9)

1) 噴管套接段(X/L<0區(qū)域)及內(nèi)膨脹段，載荷受次流影響比較大，較大次流流量對應較低的吸力載荷，同時也說明，主流對次流有較強的引射能力，即無次流時套接段為較強負壓。

2) 隨著次流流量繼續(xù)增加，波系整體有向前移動的趨勢，次流的影響相對于NPR和Ma均較弱，不會引起波系結(jié)構(gòu)的變化。

3) 較大的次流流量可以有效降低套接段及噴管出口附近的吸力、壓力載荷極值，而使其他區(qū)域的載荷極值小幅度增加。

綜合以上分析可得知：噴管壓比、外流速度、次流流量等多個參數(shù)均對噴流流場產(chǎn)生影響，可改變噴流波系結(jié)構(gòu)和空間靜壓分布，進而影響壁面氣動載荷分布；且多個參數(shù)之間可能存在復雜的耦合作用效果，在對后體上、下膨脹邊進行強度分析，尤其是疲勞、壽命相關(guān)的分析時，要注意多參數(shù)的復合作用效果，應與飛行包線、任務剖面、發(fā)動機狀態(tài)等相結(jié)合。

3 動態(tài)氣動載荷分析

3.1 計算設置與數(shù)據(jù)處理方法

對于動態(tài)氣動載荷的計算分析，網(wǎng)格尺度設置為飛機特征長度的1‰量級，認為尺度更小的渦對后體壁面動態(tài)載荷影響較小，可近似忽略。綜合考慮網(wǎng)格尺度及流動特征速度，設置非穩(wěn)態(tài)計算的物理時間步長為1×10-4s，采用雙時間步方法進行計算。

非穩(wěn)態(tài)計算重點關(guān)注上、下膨脹邊噴流作用區(qū)域內(nèi)的動態(tài)載荷情況，如圖12所示，在壁面上密集布置260個監(jiān)控點，記錄一段時間內(nèi)的壓力脈動，以便于處理成功率譜密度(PSD)分布或聲壓級(SPL)分布。

圖12 壁面動態(tài)監(jiān)控點布置(局部)Fig.12 Layout of wall dynamic monitoring points (local)

噴流作用下的壁面壓力脈動為隨機信號，無法直接進行傅里葉變換，也不能得到理論上精確的功率譜密度函數(shù)，只能用有限的樣本數(shù)據(jù)來近似，因此結(jié)果依賴于對數(shù)據(jù)的處理方法和擬合的數(shù)學模型等。經(jīng)研究，認為現(xiàn)代譜估計方法中的AR模型[25-26]方法適用于噴流壓力脈動問題，本文用該方法進行數(shù)據(jù)處理。

3.2 計算結(jié)果分析

圖13為H=0 m、Ma=0、NPR=2.9狀態(tài)，Z=0 m截面穩(wěn)態(tài)計算結(jié)果與非穩(wěn)態(tài)時均結(jié)果的對比，其中H為飛行高度，非穩(wěn)態(tài)結(jié)果的監(jiān)控點與圖12中Z=0 m截面監(jiān)控點對應?？梢钥闯觯w上兩種方法計算結(jié)果吻合較好，一定程度上可相互驗證準確性。

圖13 穩(wěn)態(tài)計算與非穩(wěn)態(tài)時均計算載荷分布對比(Ma=0,NPR=2.9)Fig.13 Comparison of steady computation and time-averaged unsteady computation load distribution(Ma=0,NPR=2.9)

圖14為H=0 m、Ma=0、NPR=2.9狀態(tài)，非穩(wěn)態(tài)計算得到的某時刻噴流作用區(qū)域靜壓分布，分別展示了XY截面(對稱面)及ZX截面(通過噴管中心的橫截面)的結(jié)果。

分析流動特征，認為噴流區(qū)域存在兩重剪切摻混效果：首先，噴流主流和從套接段引射而來的次流形成“第一重摻混”，主要發(fā)生在內(nèi)膨脹段，但摻混形成的脫落渦會貼近壁面繼續(xù)向后傳播；其次，噴流主流和引射次流摻混后的噴流，再與外流形成“第二重摻混”，第二重摻混的效果往往比第一重摻混更強烈。

圖14中用虛線標識出了關(guān)鍵的剪切摻混區(qū)域，實際為上述的“第二重摻混”。剪切摻混形成了一系列脫落渦，具有兩方面的影響：一方面，高、低壓脫落渦交替掃過某區(qū)域，直接形成了壓力脈動；另一方面，渦的遷移又直接或間接對噴流核心區(qū)域的壓力分布產(chǎn)生影響，即與波系產(chǎn)生干涉，會形成更強的壓力脈動。而氣流壓力脈動直接作用在后體表面，形成較大的動態(tài)氣動載荷。

圖15為H=0、Ma=0、NPR=2.9狀態(tài)，非穩(wěn)態(tài)計算和穩(wěn)態(tài)計算得到的XY截面靜壓分布，其中圖15(a)是圖14(a)噴流區(qū)域的局部放大。與穩(wěn)態(tài)計算結(jié)果相比，非穩(wěn)態(tài)計算得到的流場反映了更多的流動細節(jié)，將圖示范圍內(nèi)的流場分為 A～E 5個區(qū)域：A為噴流與外流上摻混區(qū)，B為噴流與外流下?lián)交靺^(qū)，C為噴流核心區(qū)，D為噴流主流與次流上摻混區(qū)，E為噴流主流與次流下?lián)交靺^(qū)。

圖15 穩(wěn)態(tài)、非穩(wěn)態(tài)流場結(jié)構(gòu)對比(XY截面)Fig.15 Comparison of steady and unsteady flow field structures(XY section)

實際上，D、E可認為是“第一重摻混”區(qū)域，而A、B則為“第二重摻混”區(qū)域。由圖15(a)和圖15(b)對比分析，可以得到如下結(jié)論：

1) 對比兩圖的C區(qū)，與穩(wěn)態(tài)結(jié)果相比，非穩(wěn)態(tài)結(jié)果的高壓、低壓區(qū)域輪廓更明顯，波系結(jié)構(gòu)更清晰；而穩(wěn)態(tài)計算結(jié)果則存在較強的耗散，距離噴管較遠的區(qū)域已無明顯的高、低壓波動，但實際上該區(qū)域的瞬時氣動載荷仍可能較大，穩(wěn)態(tài)結(jié)果并不能反映真實情況。

2) 對比兩圖的A、B區(qū)，穩(wěn)態(tài)結(jié)果該區(qū)域壓力分布較為均勻，與外流壓力相當，沒有反映出剪切摻混的效果；而非穩(wěn)態(tài)結(jié)果則存在多個高、低壓間隔分布的脫落渦，剪切摻混效果明顯；其原因是，該區(qū)域流動相當不穩(wěn)定，經(jīng)時間平均，高、低壓脫落渦的貢獻近似抵消，因此穩(wěn)態(tài)計算得到了均勻的壓力分布。

3) 對比兩圖的 E區(qū)，非穩(wěn)態(tài)結(jié)果中存在貼近下壁面的較薄剪切層，是噴流主流與次流摻混形成的，也存在快速向后傳播脫落渦，導致壁面附近形成壓力脈動；而穩(wěn)態(tài)結(jié)果中則沒有反映出該剪切層。

4) 對比兩圖的 D區(qū)，其差別不大，盡管上壁面也存在噴流主流與次流的摻混，但由于內(nèi)膨脹段中主流波系較強，高、低壓區(qū)域相對穩(wěn)定，摻混沒有形成明顯剪切層。

圖16為非穩(wěn)態(tài)計算和穩(wěn)態(tài)計算得到的XZ截面靜壓分布，圖16(a)為圖14(b)的局部放大，圖中分別標識出了兩側(cè)的摻混區(qū)和噴流核心區(qū)，該摻混區(qū)主要在外膨脹段，為“第二重摻混”區(qū)域。分析圖16，可以得到與圖15相同的結(jié)論：一方面，穩(wěn)態(tài)計算結(jié)果中噴流核心區(qū)存在較強的耗散，壓力分布很快就趨于“均勻”；另一方面，穩(wěn)態(tài)計算結(jié)果無法模擬摻混區(qū)的流動現(xiàn)象，這也是由于高、低壓脫落渦的時均貢獻近似抵消導致的。

圖17為某時刻噴流作用區(qū)域渦量分布，渦量定義為空間速度場的旋度，可以比較清晰地反映出流場內(nèi)剪切摻混的強度?？梢钥闯?，噴流核心區(qū)內(nèi)渦量值較小，而噴流主流與次流的摻混區(qū)域，以及噴流與外流的摻混區(qū)，渦量值均較大，這與圖15和圖16的分析是吻合的。

圖16 穩(wěn)態(tài)、非穩(wěn)態(tài)流場結(jié)構(gòu)對比(XZ截面)Fig.16 Comparison of steady and unsteady flow field structures(XZ section)

圖17 某時刻噴流作用區(qū)域渦量分布Fig.17 Vorticity distribution of jet action area at a certain time

在高、低速風洞試驗中對膨脹邊壁面的動態(tài)氣動載荷進行測量，圖18為計算得到的聲壓級(SPL)頻域特性與對應測試點試驗結(jié)果的對比，狀態(tài)為Ma=0、NPR=2.9。可以看出，計算結(jié)果整體與風洞試驗結(jié)果吻合較好，在f=10～1 000 Hz頻率范圍內(nèi)，分布規(guī)律和量級預測較為準確。高于1 000 Hz的部分屬于噪聲范疇，已不是氣動載荷所關(guān)注的范圍。

圖18 計算得到的SPL與試驗測量結(jié)果對比Fig.18 Comparison of calculated SPL with experimental results

圖19為非穩(wěn)態(tài)計算得到的后體下膨脹邊總聲壓級分布云圖，圓圈為計算時設置的監(jiān)控點(見圖12)，總聲壓級反映接收點壓力脈動的強弱特性，可由脈動壓力的時域信號的均方根值(即總有效值)計算得到。從圖19可以看出，動態(tài)載荷極值區(qū)對應于噴流與外流強烈摻混的位置，而噴管出口及噴流核心區(qū)等流動相對穩(wěn)定的區(qū)域，其動態(tài)載荷相對較低。壁面動載荷強度的分布規(guī)律與圖14～圖17的分析是吻合的。

圖19 總聲壓級分布云圖(半模)Fig.19 Contour of overall SPL distribution (half model)

4 結(jié) 論

對高隱身無人機噴流作用下單邊膨脹后體的穩(wěn)態(tài)、動態(tài)氣動載荷的分布規(guī)律，以及相關(guān)流動機理進行了研究，主要結(jié)論如下：

1) 超聲速噴流往往會形成激波-膨脹波交替的復雜波系，投影到后體上、下膨脹邊壁面上會成為壓力、吸力交替的載荷形式，且載荷分布隨NPR變化較為敏感，NPR小幅度變化可能導致載荷方向發(fā)生變化。

2) 外流與噴流的摻混會影響壁面載荷分布，外流Ma增加的影響趨勢是使吸力載荷大幅減小，而使壓力載荷小幅增加。

3) 引射次流主要對套接段以及內(nèi)膨脹段區(qū)域產(chǎn)生影響，次流流量增加的整體作用是使吸力、壓力載荷極值均降低。

4) 基于IDDES的非穩(wěn)態(tài)計算方法適用于噴流動態(tài)氣動載荷預測，捕捉到了多股流動的復雜剪切摻混現(xiàn)象，而剪切摻混是形成壓力脈動的關(guān)鍵。

5) 非穩(wěn)態(tài)計算與穩(wěn)態(tài)計算得到的噴流流場有明顯差別，前者能夠捕捉到噴流與外流的剪切摻混，而后者則不能；其原因是脫落渦的時均貢獻近似抵消，穩(wěn)態(tài)計算只能得到近似均勻的壓力分布，不能反映真實瞬態(tài)流場。

6) 將流場劃分為噴流主流與次流摻混區(qū)、噴流核心區(qū)、噴流與外流摻混區(qū)等幾個區(qū)域，有助于從流動機理上解釋脈動壓力的分布規(guī)律及其成因，且得到了試驗驗證；動態(tài)載荷的極值區(qū)出現(xiàn)在噴流與外流強烈摻混的位置，而噴管出口及噴流核心區(qū)等流動相對穩(wěn)定的區(qū)域，其動態(tài)載荷相對較低。