張冬云，李喜樂，楊 永，張 強

（1.中國商用飛機有限責任公司上海飛機設計研究院，上海 201210；2.中國航天空氣動力技術(shù)研究院，北京 100074；3.西北工業(yè)大學翼型、葉柵空氣動力學國家重點實驗室，陜西西安 710072）

Pω增強型k－ω湍流模型在三角翼旋渦流動的應用

張冬云1，李喜樂2，＊，楊 永3，張 強3

（1.中國商用飛機有限責任公司上海飛機設計研究院，上海 201210；2.中國航天空氣動力技術(shù)研究院，北京 100074；3.西北工業(yè)大學翼型、葉柵空氣動力學國家重點實驗室，陜西西安 710072）

在三角翼旋渦繞流數(shù)值模擬中，標準Wilcoxk－ω湍流模型生成項未考慮旋度的影響而導致預測的旋渦強度較弱。通過引入探測因子區(qū)分剪切層和渦核，在旋渦流動的高旋度區(qū)域增加ω方程生成項的方法，基于結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格上的RANS求解器，加入了Pω增強型k－ω湍流模型，對繞尖前緣三角翼亞聲速和跨聲速旋渦流場進行了數(shù)值模擬。計算結(jié)果與NASA的NTF風洞和DLR的DNW－TWG風洞試驗數(shù)據(jù)進行了對比分析，結(jié)果表明：不論在亞聲速還是跨聲速自由來流條件下，Pω增強型k－ω湍流模型計算的壓力分布、渦破裂位置均與試驗數(shù)據(jù)吻合良好，準確地預測出了三角翼上翼面的主渦、二次渦結(jié)構(gòu)，特別是跨聲速條件下激波干擾導致的渦破裂的臨界迎角及渦破裂位置，表明Pω增強型k－ω湍流模型在繞三角翼旋渦流動數(shù)值模擬中具有良好的適用性。

k－ω湍流模型；生成項；三角翼；跨聲速；臨界迎角；渦破裂

0 引 言

現(xiàn)代先進戰(zhàn)斗機常采用三角翼布局，繞三角翼大迎角旋渦流動包含復雜的流動現(xiàn)象［1］，它們對戰(zhàn)斗機的空氣動力特性、操縱性與穩(wěn)定性、氣動彈性和結(jié)構(gòu)動力學特性均會產(chǎn)生重要的影響［2］。因此，近些年科研人員對繞三角翼旋渦流場進行了大量的實驗［3－8］和數(shù)值模擬［9－14］研究。研究表明在大迎角下，尖前緣三角翼上翼面的旋渦流場包含主分離渦、二次渦，甚至三次渦［15］。隨著迎角的增加，分離渦會發(fā)生渦破裂現(xiàn)象。亞聲速情況下，渦破裂位置隨迎角增加逐漸從三角翼后緣向上游移動［16－17］；與亞聲速渦破裂現(xiàn)象不同的是，跨聲速條件下，由于激波對主渦的干擾作用，在某一臨界迎角下，三角翼上會發(fā)生渦破裂位置突然前移的現(xiàn)象，使得繞三角翼的跨聲速旋渦流動變得更為復雜［11－12，14］。

三角翼上翼面渦破裂的發(fā)生與分離渦的許多參數(shù)有關(guān)（例如基于臨界態(tài)理論和旋渦穩(wěn)定性理論的羅斯比數(shù)［18－19］，旋轉(zhuǎn)速度、軸向速度和逆壓梯度等內(nèi)部參數(shù)的關(guān)系等）。因此，在數(shù)值模擬研究中，為了準確預測繞三角翼旋渦流動中的渦破裂現(xiàn)象，必須準確預測出分離渦結(jié)構(gòu)。在基于求解RANS方程的三角翼旋渦繞流數(shù)值模擬研究中，湍流模型在對渦結(jié)構(gòu)的捕捉中發(fā)揮著至關(guān)重要的作用，進而影響著對渦破裂的預測。標準的一方程和兩方程湍流模型都存在在渦核區(qū)域預測的湍流黏性水平過高的問題，導致分離渦較弱，耗散過快，難以準確預測出分離渦結(jié)構(gòu)和渦破裂現(xiàn)象。本文采用Brandsma等［2］提出的方法，在流動的高旋度區(qū)域增加ω（耗散率）方程生成項，在基于結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格的RANS方程求解器上，加入Pω增強型k－ω湍流模型，對65°后掠角尖前緣三角翼的亞聲速和跨聲速旋渦流場進行了數(shù)值模擬。計算了不同狀態(tài)下三角翼上翼面的物面壓力分布、渦破裂位置，分析了流場結(jié)構(gòu)，通過與試驗數(shù)據(jù)和標準Wilcoxk－ω湍流模型［20］計算結(jié)果對比分析，考核了Pω增強型k－ω湍流模型對繞三角翼旋渦流動的數(shù)值模擬能力。

1 數(shù)值模擬方法

1.1流體力學控制方程

繞三角翼旋渦流場的流動控制方程采用RANS方程，其積分形式為：

其中，V為控制體體積，Q為守恒變量矢量，σ為控制體表面，F(xiàn)為通過表面σ的凈通量矢量，包含黏性項和無黏項，n為表面σ的單位外法向矢量。

流動控制方程空間離散采用二階有限體積方法。無黏通量項的離散采用迎風型通量差分分裂格式（Flux－Difference Splitting）；而對于黏性項，采用二階中心格式進行離散。定常計算的時間推進采用隱式近似因子化法（Approximate Factorization Method），在每個空間方向上獨立進行隱式求解運算。

1.2 標準Wilcoxk－ω湍流模型及其改進

首先，應變率張量和旋轉(zhuǎn)張量分別定義為：

一般情況下，在剪切層內(nèi)，速度梯度主要為物面法向方向上的梯度，因此，應變率張量和旋轉(zhuǎn)張量大致相等。但是，在接近渦核的區(qū)域，流動基本處于旋轉(zhuǎn)狀態(tài)，旋轉(zhuǎn)張量將會增大。

式（4）從數(shù)學上表示了能量從平均流動到脈動速度流場的傳遞關(guān)系，這是由于在渦團拉伸過程中，平均速度梯度和雷諾應力相互作用引起的。其中，只有速度梯度的對稱分量（即應變率張量珚Sij）和雷諾應力張量的各向異性分量aij對湍動能有貢獻。因此，式（4）可以寫為：

可以看出，湍動能的產(chǎn)生與應變率張量是成比例的。對于三角翼旋渦流動，式（5）表明湍流大多出現(xiàn)在剪切層和其周圍的流場，不會出現(xiàn)在高速旋轉(zhuǎn)的渦核區(qū)域。因此，可以認為渦核區(qū)域的湍流度較低，甚至可以認為是層流。

標準Wilcoxk－ω湍流模型是Wilcox［20］基于Boussinesq假設提出的兩方程湍流模型，該模型根據(jù)湍動能k和湍動能的比耗散率ω來計算渦黏系數(shù)，以封閉RANS方程。k－ω模型的湍流渦黏系數(shù)定義如下：

為了理解k－ω模型在三角翼旋渦流動中的作用，下面對k－ω模型的生成項進行分析。湍動能的生成項見式（4），與之相關(guān)的比耗散率方程生成項為：

由于該模型采用Boussinesq假設計算雷諾應力，湍動能的生成項變?yōu)椋?/p>

從k和ω方程的生成項定義中，可以明顯地看出，它只依賴于平均流動的應變率而沒有考慮旋度的影響。然而渦核區(qū)域為高旋度區(qū)域，這種過度的簡化導致渦核區(qū)域黏性過大，使得預測的旋渦耗散偏大，導致旋渦較弱，并且不能持續(xù)，迅速耗散。

為了使標準Wilcoxk－ω模型可以準確預測渦核區(qū)域的流動結(jié)構(gòu)，Brandsma等［2］提出了兩種不同的旋轉(zhuǎn)修正方法。這些方法建議控制湍動能的生成項，進而控制渦核區(qū)域的湍流渦黏系數(shù)。第一種方法是直接把耗散項作為限制器來限制k方程的生成項，第二種方法是在流動的高旋度區(qū)域增加ω方程的生成項。本文采用第二種旋轉(zhuǎn)修正方法，為了在合理的區(qū)域應用旋轉(zhuǎn)修正，引入一個探測因子來區(qū)分剪切層和渦核。這個因子定義為平均應變率張量和平均旋轉(zhuǎn)張量大小的比值：

在剪切層內(nèi)，應變率張量和旋轉(zhuǎn)張量的大小幾乎相等，r≈1，在渦核區(qū)域，流動接近旋轉(zhuǎn)狀態(tài)，r1。修正后的生成項定義為：

Pωnew等于ω方程的生成項除以min （r2，1），即：

采用這一修正后，加強了ω方程的生成項，使ω增加，也就更快的耗散k，減小了渦核區(qū)域的湍流渦黏性，渦核就不會被過快耗散，改進之后的模型稱之為Pω增強型k－ω湍流模型。

2 計算模型

幾何模型采用VFE－2實驗中Chu和Luckring［4］在美國國家航空航天局（NASA）國家跨聲速實驗室（National Transonic Facility，NTF）風洞中使用的尖前緣三角翼模型。模型幾何尺寸如圖1所示，三角翼的根弦長Cr＝0.980m，翼展b＝0.914m，前緣后掠角φ＝65°，機翼面積S＝0.448m2，展弦比AR＝1.86。

3 數(shù)值模擬結(jié)果分析

首先研究計算網(wǎng)格對計算結(jié)果的影響，然后選用合適的計算網(wǎng)格，與標準Wilcoxk－ω湍流模型計算結(jié)果進行對比分析，驗證Pω增強型k－ω湍流模型的適用性。本文對VFE－2實驗中亞聲速和跨聲速條件下不同的流動狀態(tài)進行了數(shù)值模擬。為方便敘述，各計算狀態(tài)用表1中對應編號表示。

圖1 65°后掠三角翼模型［12］Fig.1 Geometry of the 65°swept leading edge delta wing

表1 計算狀態(tài)對比Table 1 CFD cases chosen for summary comparison

3.1 網(wǎng)格影響分析

本文網(wǎng)格采用了H－O型網(wǎng)格拓撲。為了分析網(wǎng)格影響，相對粗網(wǎng)格，對三角翼前、后緣，支架頂點和物面法向區(qū)域網(wǎng)格進行加密處理。圖2為密網(wǎng)格的拓撲結(jié)構(gòu)、物面網(wǎng)格和空間網(wǎng)格切片，部分網(wǎng)格分布參數(shù)見表2。

圖2 三角翼拓撲結(jié)構(gòu)及計算網(wǎng)格示意圖（fine grid）Fig.2 Mesh and grid topology around the delta wing

表2 計算網(wǎng)格量對比Table 2 Comparison of computational grid size

進行網(wǎng)格影響分析選用的計算狀態(tài)為：Ma∞＝0.85，α＝23.0°，Re∞＝6×106。在文獻［12］中，NASA NTF風洞試驗數(shù)據(jù)顯示三角翼上翼面并未發(fā)生主渦破裂現(xiàn)象，該迎角與發(fā)生渦破裂的臨界迎角接近，而文獻［12］的CFD方法預測出了渦破裂現(xiàn)象。

圖3為選用Pω增強型k－ω湍流模型，粗、密網(wǎng)格的CFD計算結(jié)果對比，表明粗、密網(wǎng)格均預測出了三角翼上翼面的主渦峰值和二次渦峰值，前三個站位處，密網(wǎng)格預測的主渦和二次渦峰值均高于粗網(wǎng)格，更接近于試驗數(shù)據(jù)。x／cr＝0.8站位處，粗網(wǎng)格預測的主渦峰值及站位與試驗結(jié)果吻合良好，但沿展向外側(cè)壓力分布均低于試驗數(shù)據(jù)，二次渦峰值不明顯；密網(wǎng)格預測的主渦和二次渦峰值均高于試驗數(shù)據(jù)。x／cr＝0.95站位處，粗網(wǎng)格預測的主渦峰值與試驗數(shù)據(jù)吻合較好，但主渦形態(tài)較為平滑，密網(wǎng)格預測的主渦峰值偏高，但主渦形態(tài)與試驗數(shù)據(jù)接近（即沿展向方向，在主渦外側(cè)的壓力系數(shù)曲線更為陡峭）。

上述對比表明，兩套網(wǎng)格均較為準確地預測出了主渦和二次渦結(jié)構(gòu)，網(wǎng)格密度達到研究要求。為了更為準確地預測繞三角翼旋渦流動中的分離渦、剪切層、激波與渦的干擾現(xiàn)象等，本文后續(xù)的研究均采用密網(wǎng)格。

圖3 不同網(wǎng)格密度在不同展向站位物面壓力系數(shù)曲線對比Fig.3 Comparison of surface pressure distribution between coarse and fine grid

3.2 亞聲速旋渦流動

3.2.1 渦破裂前的狀態(tài)——狀態(tài)1

狀態(tài)1的自由來流馬赫數(shù)為Ma∞＝0.4，迎角α＝18.5°，為中度迎角，該狀態(tài)下繞三角翼上翼面旋渦流場未發(fā)生渦破裂。圖3給出了該狀態(tài)的數(shù)值模擬結(jié)果，其中圖4（a）左側(cè)為采用標準k－ω湍流模型計算的物面壓力系數(shù)分布，右側(cè)為Pω增強型k－ω湍流模型的計算結(jié)果，并給出了沿三角翼5個流向站位（x／cr＝0.2，0.4，0.6，0.8，0.95）的物面壓力系數(shù)分布與NASA NTF風洞試驗數(shù)據(jù)的比較。通過對比可以看出，標準k－ω模型和Pω增強型k－ω模型均預測出了三角翼上翼面的主分離渦結(jié)構(gòu)，但k－ω模型僅預測出了主渦的位置，不同站位處的主渦吸力峰峰值均低于試驗數(shù)據(jù)，且主渦寬度較寬，沒有預測出二次渦。Pω增強型k－ω湍流模型預測的主渦峰值和主渦寬度均與試驗值吻合良好，且預測出了二次渦吸力峰，但吸力峰值低于試驗數(shù)據(jù)，二次渦吸力峰的展向站位也比試驗數(shù)據(jù)靠近機翼內(nèi)側(cè)，這是由于在計算中沒有考慮橫流轉(zhuǎn)捩導致的。

圖4（b）為不同站位切片上速度分量U等值線分布圖，可以看到清晰的主渦結(jié)構(gòu)，主渦沒有發(fā)生渦破裂。二次渦結(jié)構(gòu)靠近機翼表面，不夠清晰，而圖4（a）中x／cr＝0.95站位二次渦位置附近壓力峰值消失，分布較為平坦，表明在三角翼后緣附近發(fā)生了渦破裂。

3.2.2 渦破裂后的狀態(tài)——狀態(tài)2

該亞聲速狀態(tài)發(fā)生了渦破裂現(xiàn)象，迎角為α＝23°，和狀態(tài)1一樣給出了標準k－ω模型和Pω增強型k－ω模型的計算結(jié)果，如圖5（a）所示。通過對比同樣可以明顯地看出，標準k－ω模型預測的主渦吸力峰值偏低，寬度偏大，主渦強度較弱；Pω增強型k－ω模型預測的主渦吸力峰值與試驗數(shù)據(jù)吻合良好，僅x／cr＝0.80站位處偏高，二次渦峰值高于試驗數(shù)據(jù)。從圖4（b）后兩個站位切片的速度分量U等值線圖及沿渦軸流線可以明顯地看出，在三角翼后緣附近，主渦和二次渦均發(fā)生了渦破裂。

圖5 狀態(tài)2計算結(jié)果Fig.5 Computational results for case 2

3.3 跨聲速旋渦流動

3.3.1 渦破裂前的狀態(tài)——狀態(tài)3

圖6是跨聲速狀態(tài)下渦破裂前的計算狀態(tài)，α＝18.5°。該狀態(tài)下，標準k－ω模型沒有模擬出明顯的主渦結(jié)構(gòu)，主渦吸力峰也不明顯，x／cr＝0.20和0.4站位壓力系數(shù)峰值遠低于試驗結(jié)果；而Pω增強型kω模型預測出了清晰的主渦和二次渦結(jié)構(gòu)，x／cr＝0.20和0.4兩個站位處主渦峰值稍低于試驗數(shù)據(jù)，且沿展向方向稍靠近機翼內(nèi)側(cè)，x／cr＝0.60處預測峰值稍高，沿展向方向稍靠近機翼外側(cè)，最后兩個站位與試驗數(shù)據(jù)吻合良好。此外，各個站位處的二次渦峰值均高于試驗值。

圖6 狀態(tài)3計算結(jié)果與試驗數(shù)據(jù)對比Fig.6 The comparison between the computational results and the experimental data for case 3

3.3.2 渦破裂后的狀態(tài)——狀態(tài)4、5

由文獻［11－12，14］可知，跨聲速下，隨著迎角的增加，由于正激波的干擾作用，三角翼上主渦會發(fā)生突然的渦破裂現(xiàn)象。當Ma∞＝0.85時，VFE－2尖前緣三角翼發(fā)生渦破裂的臨界迎角為24.6°，在該迎角下，支架前端正激波的干擾導致主渦在x／cr＝0.60附近發(fā)生了渦破裂。

圖7為采用標準k－ω模型預測α＝23°時的物面壓力分布，從x／cr＝0.60站位處主渦峰值減弱，最后兩個站位處主渦峰值消失，變得較為平坦可以明顯地看出，當α＝23°時已經(jīng)發(fā)生了渦破裂，表明標準k－ω模型預測的臨界迎角偏小。此外，與試驗數(shù)據(jù)對比可知，標準k－ω模型并未預測出明顯的二次渦結(jié)構(gòu)，壓力系數(shù)曲線與α＝24.6°的試驗數(shù)據(jù)更為接近。

圖7 標準k－ω模型計算的狀態(tài)4結(jié)果Fig.7 The comparison between computational results of standard Wilcoxk－ωmodel and experimental data for case 4

圖8為采用Pω增強型k－ω模型計算的狀態(tài)4、5狀態(tài)結(jié)果。圖8左側(cè)為α＝23°迎角下的計算結(jié)果，該狀態(tài)未發(fā)生渦破裂現(xiàn)象，通過物面壓力系數(shù)云圖可以看出清晰的主渦和二次渦結(jié)構(gòu)，與試驗數(shù)據(jù)對比可知，各個站位計算結(jié)果與試驗數(shù)據(jù)吻合良好；圖8右側(cè)為α＝24.6°迎角下的計算結(jié)果，由物面壓力系數(shù)云圖可以看出，該狀態(tài)在x／cr＝0.60位置附近發(fā)生了渦破裂現(xiàn)象。各個站位壓力系數(shù)曲線與試驗值吻合良好，前兩個站位處主渦和二次渦吸力峰均比較清晰，x／cr＝0.60站位處主渦峰值降低，這是由于激波干擾導致主渦強度減弱引起的，后兩個站位處由于發(fā)生了渦破裂現(xiàn)象，主分離渦結(jié)構(gòu)消失，壓力分布變得較為平坦。Pω增強型k－ω模型準確地模擬出了這一復雜現(xiàn)象，表明Pω增強型k－ω模型適用于繞三角翼跨聲速流場的數(shù)值模擬。

圖8Pω增強型k－ω模型計算的狀態(tài)4、5結(jié)果與試驗數(shù)據(jù)對比Fig.8 The comparison between the computational results ofk－ωwithPωenhancer model and the experimental data for case 4and case5

3.3.3 軸向流動預測的驗證——狀態(tài)6

為了進一步考核Pω增強型k－ω模型對渦破裂前旋渦流場軸向流動的預測能力，與konrath等［21］在DLR的PIV試驗結(jié)果進行了對比。選擇對比的實驗狀態(tài)為Ma＝0.8，α＝25.9°，Re＝3×106。CFD計算選用迎角為α＝26°，其他狀態(tài)參數(shù)與試驗相同。

圖9（a）～（f）為x／cr＝0.5、0.55、0.6、0.7、0.75和0.8站位處采用PIV測量出的速度分量u′（u′＝U／V∞）切片云圖，試驗中，該狀態(tài)的渦破裂位置在x／cr＝0.6～0.7之間，圖10（a）～（f）給出了采用Pω增強型k－ω模型計算出的與試驗相同站位的無量綱速度分量u′切片云圖。通過對比可以看出，在x／cr＝0.5站位，數(shù)值模擬結(jié)果與試驗結(jié)果一樣，主渦均呈扁平形狀，試驗的主渦形狀更為扁平，渦核的展向和法向位置基本一致。在x／cr＝0.55處，主渦特性與前一站位基本一致，CFD和試驗預測的二次渦均出現(xiàn)了渦破裂。x／cr＝0.6處，兩者出現(xiàn)了較大差異，從圖9（c）可以看出，主渦結(jié)構(gòu)仍然存在，但與前兩個站位相比，由于接近渦破裂位置，主渦強度已經(jīng)明顯減弱，變得不穩(wěn)定。CFD方法預測的渦破裂位置在x／cr＝0.59處（從圖10可以看出），因此，CFD方法預測結(jié)果中，x／cr＝0. 6已處于渦破裂之后。后三個站位均處于渦破裂之后，PIV和CFD的速度云圖基本一致。

圖9 PIV顯示的速度分量u′切片云圖［21］Fig.9 Velocity componentu′contours for PIV

圖10 狀態(tài)6計算所得的速度分量u′切片云圖Fig.10 Velocity componentu′contours for computational results of case 6

圖11給出了本文CFD方法和Glassgow大學的CFD方法［21］（使用PMB（Parallel Multi－Block）流場求解器，基于多塊結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格求解非定常RANS方程，控制方程的空間離散采用格心格式的有限體積法。其中，對流通量項的離散采用Osher和Roe迎風型數(shù)值通量，采用MUSCL變量插值方法獲得二階空間離散精度，Van Albada限制器消除激波附近的非物理振蕩；粘性項離散采用二階中心差分格式；定常計算采用隱式時間推進格式；湍流模型的處理與本文類似，采用對耗散率方程進行旋轉(zhuǎn)修正的k－ω模型）計算的渦軸處無量綱速度分量u′分布與DLR試驗數(shù)據(jù)的對比，試驗給出了x／cr＝0.5、0.55和0.6站位處渦軸上三個點的速度u′，分別為：1.962（x／cr＝0.5處）、1.870（x／cr＝0.55處）、1.522（x／cr＝0.60處）。Glassgow大學和本文CFD方法預測的主渦軸線上u′最大值分別為1.864（x／cr＝0.378處）和1.879（x／cr＝0.55處），可以看出，本文的預測值更接近試驗結(jié)果。CFD方法預測的渦核軸向速度最大值均低于試驗數(shù)據(jù)，這可能是CFD方法預測的渦破裂位置靠前的原因。

圖11 渦核軸線上速度分量u′與試驗PIV數(shù)據(jù)對比Fig.11 Comparison of velocity componentu′through vortex core between computational results and experimental PIV data for case 6

4 結(jié) 論

采用Pω增強型k－ω湍流模型，通過對尖前緣三角翼亞聲速和跨聲速繞流的數(shù)值模擬，可以得出以下結(jié)論：

1）Pω增強型k－ω湍流模型能夠增加旋渦流動高旋度區(qū)域ω方程生成項，減小旋渦區(qū)域的湍流渦黏系數(shù)，而其他區(qū)域保持標準Wilcoxk－ω湍流模型基本特性，適用于繞三角翼的亞聲速和跨聲速旋渦流動數(shù)值模擬。

2）Pω增強型k－ω湍流模型能夠準確預測出主渦吸力峰值和主渦的展向位置，但預測的二次渦峰值偏高，這與采用全湍流計算，未考慮轉(zhuǎn)捩影響有關(guān)。

3）Pω增強型k－ω湍流模型能夠準確地預測出跨聲速下激波干擾導致主分離渦破裂的臨界迎角及渦破裂位置。

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Application of k－ωwith Pωenhancer turbulence model to delta wing vortical flows

Zhang Dongyun1，Li Xile2，＊，Yang Yong3，Zhang Qiang3
（1.Shanghai aircraft design ＆Research Institute，Commercial Aircraft Corporation of China Ltd，Shanghai 201210，China；2.China Academy of Aerospace Aerodynamics，Beijing 100074，China；3.National Key Laboratory of Science and Technology on Aerodynamic Design and Research，Northwestern Polytechnical University，Xi’an 710072，China）

The production ofkωwithin standard Wilcoxk－ωturbulence model is dependent on the mean strain－rate of the flow and does not take the rotation rate into account，resulting in the prediction of a weak vortex which can’t be sustained and diffuses quickly.A suitable sensor is defined to distinguish between shear layers and vortex cores，to increase the production of the dissipation rate（ω）within regions of highly rotational flow.k－ωwithPωenhancer turbulence model is applied to RANS solver for structured grid.Subsonic and transonic flows around a 65oswept leading edge delta wing are simulated numerically.The computational results are compared with detailed experimental data obtained from a series of wind tunnel tests in the NTF at NASA and DNW－TWG at DLR.The comparisons show that thek－ωwithPωenhancer turbulence model produces better results when it comes to capturing the vortex core，the critical angle of attack and the position of vortex breakdown at subsonic and transonic flows，thus is suitable for simulating the vortical flow around delta wing.

k－ωturbulence model；production；delta wing；transonic；critical angle of attack；vortex breakdown

V211.3

Adoi：10.7638／kqdlxxb－2015.0200

0258－1825（2016）04－0461－08

2015－11－25；

2016－03－01

張冬云（1985－），男，安徽合肥人，工程師，主要從事民用飛機氣動設計與CFD研究.E－mail：zhangdongyun＠comac.cc

李喜樂（1983－），男，河南洛陽人，博士，工程師，主要從事飛行器設計與CFD研究.E－mail：lxl1027＠163.com

張冬云，李喜樂，楊永，等.Pω增強型k－ω湍流模型在三角翼旋渦流動的應用［J］.空氣動力學學報，2016，34（4）：461－467.

10.7638／kqdlxxb－2015.0200 Zhang D Y，Li X L，Yang Y，et al.Application ofk－ωwithPωenhancer turbulence model to delta wing vortical flows［J］.Acta Aerodynamica Sinica，2016，34（4）：461－467.