楊海華， 周林， 萬(wàn)振華,*， 孫德軍

1.中國(guó)科學(xué)技術(shù)大學(xué) 近代力學(xué)系， 合肥　230027 2.中國(guó)工程物理研究院 總體工程研究所， 綿陽(yáng)　623100

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亞聲速旋擰射流噪聲中的溫度效應(yīng)

楊海華1， 周林2， 萬(wàn)振華1,*， 孫德軍1

1.中國(guó)科學(xué)技術(shù)大學(xué) 近代力學(xué)系， 合肥230027 2.中國(guó)工程物理研究院 總體工程研究所， 綿陽(yáng)623100

采用大渦模擬(LES)方法模擬亞聲速旋擰射流，著重考察溫度效應(yīng)對(duì)旋擰射流近場(chǎng)流動(dòng)演化過(guò)程、湍流脈動(dòng)空間發(fā)展和遠(yuǎn)場(chǎng)噪聲的影響。線性穩(wěn)定性分析表明,旋擰射流中提高射流中心溫度會(huì)增加剪切層的擾動(dòng)增長(zhǎng)率；數(shù)值結(jié)果顯示,加熱會(huì)促進(jìn)剪切層中大尺度結(jié)構(gòu)的產(chǎn)生及相互作用，促使流動(dòng)更快進(jìn)入湍流狀態(tài)，并縮短射流勢(shì)核區(qū)的長(zhǎng)度。在初始層流發(fā)展階段，加熱會(huì)提高中心線上的流向速度脈動(dòng)峰值，但是對(duì)剪切層中的流向速度脈動(dòng)峰值幾乎沒(méi)有影響；在湍流發(fā)展階段，提高射流中心溫度會(huì)提高流向速度脈動(dòng)衰減率，并降低脈動(dòng)幅值。此外，在非等溫射流中，密度脈動(dòng)幅值要遠(yuǎn)高于等溫射流。在30° 方位角附近，等溫射流的總聲壓級(jí)幅值最高，冷射流的噪聲幅值最低。方位角大于50° 時(shí)，加熱使總聲壓級(jí)降低，且隨著方位角幅值的增大，降低越明顯；而冷卻則會(huì)提高總的聲壓級(jí)幅值。

旋擰射流； 大渦模擬； 溫度效應(yīng)； 噪聲； 相干結(jié)構(gòu)

在航空航天領(lǐng)域中，由飛機(jī)或火箭發(fā)動(dòng)機(jī)形成噴流所產(chǎn)生的氣動(dòng)噪聲受到了廣泛關(guān)注。在過(guò)去幾十年中，諸多研究者對(duì)噪聲的產(chǎn)生機(jī)理和如何實(shí)施控制進(jìn)行了大量研究。雖然如此，由于對(duì)噪聲的內(nèi)在產(chǎn)生機(jī)理缺乏足夠的認(rèn)識(shí)，射流噪聲的有效控制仍然很困難。自從Lighthill[1]提出聲比擬理論至今，射流噪聲問(wèn)題的研究已取得很大的進(jìn)展；在超聲速射流中，噪聲的產(chǎn)生機(jī)理已經(jīng)獲得比較成熟的認(rèn)識(shí)，比如Mach波輻射[2-3]和激波嘯叫[4]，然而對(duì)亞聲速射流噪聲的內(nèi)在產(chǎn)生機(jī)理的認(rèn)識(shí)仍然欠缺[5-6]。通常認(rèn)為亞聲速射流噪聲由兩部分構(gòu)成[3,7-8]：一部分噪聲來(lái)自于大尺度相干結(jié)構(gòu)，另一部分來(lái)自于湍流小尺度結(jié)構(gòu)；其中，每部分噪聲都可以用一個(gè)自相似譜表示[9-10]。大尺度相干結(jié)構(gòu)是主導(dǎo)聲源，主要貢獻(xiàn)下游低頻和高幅值噪聲，這類結(jié)構(gòu)通常認(rèn)為可以采用失穩(wěn)波進(jìn)行?；痆6,11-13]。雖然沒(méi)有證據(jù)表明大尺度結(jié)構(gòu)與小尺度結(jié)構(gòu)之間存在間隙[14]，但這一理論仍舊得到了試驗(yàn)結(jié)果[9-10]、數(shù)值模擬結(jié)果[15-17]和理論結(jié)果[18]的廣泛支持。盡管如此，對(duì)于亞聲速射流中，聲源與大尺度相干結(jié)構(gòu)之間的關(guān)系仍然缺乏完善的認(rèn)識(shí)，對(duì)一些射流參數(shù)(如旋擰和射流溫度等)的影響規(guī)律認(rèn)識(shí)仍然不足。Tanna[19]的研究發(fā)現(xiàn)，在湍流射流中，加熱既會(huì)提高射流噪聲也會(huì)降低射流噪聲，這取決于聲馬赫數(shù)Ma=Uj/a∞(Uj為射流中心速度，a∞為遠(yuǎn)場(chǎng)聲速)的大小。在Ma<0.7的射流中，加熱會(huì)提高遠(yuǎn)場(chǎng)噪聲，而在Ma>0.7的射流中，加熱則會(huì)降低遠(yuǎn)場(chǎng)噪聲。這一現(xiàn)象產(chǎn)生的機(jī)理尚未被認(rèn)知清楚。Wan等[20]的研究發(fā)現(xiàn)，在等溫湍流射流中引入旋擰效應(yīng)時(shí)，小角度上的低頻噪聲得到了抑制。然而真實(shí)射流，如飛機(jī)發(fā)動(dòng)機(jī)中的噴流，常常具有不同中心溫度的熱射流。因此，研究溫度和旋擰共同作用對(duì)大尺度結(jié)構(gòu)的演化規(guī)律以及遠(yuǎn)場(chǎng)噪聲的影響，對(duì)于揭示大尺度結(jié)構(gòu)與聲源的關(guān)系及噪聲的產(chǎn)生機(jī)理具有重要的意義。

隨著計(jì)算機(jī)能力的提升及聲比擬理論的發(fā)展，通過(guò)數(shù)值計(jì)算的方法較為準(zhǔn)確地預(yù)報(bào)射流噪聲成為可能。例如，在低雷諾數(shù)時(shí)，F(xiàn)reund[21]采用直接數(shù)值模擬方法研究了馬赫數(shù)為0.9的射流，其得到的近場(chǎng)和遠(yuǎn)場(chǎng)結(jié)果與Stromberg等[22]的結(jié)果吻合得很好。在更高的雷諾數(shù)時(shí)，大渦模擬(LES)方法也被Bogey[15,17]、Bodony[16]、Wan[20]和Keiderling[23]等廣泛用于射流噪聲的數(shù)值模擬，結(jié)合聲比擬理論，預(yù)報(bào)了與試驗(yàn)吻合較好的結(jié)果。這說(shuō)明大渦模擬方法是一種可以用來(lái)預(yù)報(bào)射流噪聲的可靠方法。

在之前的研究中，諸多研究者主要關(guān)注射流中的溫度效應(yīng)或旋擰效應(yīng)的單獨(dú)作用，對(duì)二者共同作用的研究則鮮有報(bào)道。因此，本文將采用大渦模擬方法對(duì)中等雷諾數(shù)情況下的湍流旋擰射流進(jìn)行模擬，考慮具有不同中心溫度情況下的亞聲速射流，著重考察具有旋擰效應(yīng)時(shí)，溫度效應(yīng)對(duì)大尺度結(jié)構(gòu)動(dòng)力學(xué)特性、湍流脈動(dòng)場(chǎng)和遠(yuǎn)場(chǎng)噪聲定性和定量的影響。

1　數(shù)值方法和計(jì)算參數(shù)

本文采用大渦模擬方法模擬射流近場(chǎng)的非定常流動(dòng)演化?？刂品匠虨橹鴺?biāo)系(x,r,θ)下Favre濾波后的可壓縮Navier-Stokes方程，亞格子尺度采用Smagorinsky模型進(jìn)行?；?，模型系數(shù)采用動(dòng)力學(xué)模式確定。遠(yuǎn)場(chǎng)噪聲通過(guò)求解柱坐標(biāo)系下線性波動(dòng)方程得到，Kirchhoff控制面放在徑向10r0處，其中r0為射流半徑。徑向和流向離散采用七點(diǎn)色散關(guān)系保持格式，周向離散采用Fourier偽譜方法，時(shí)間積分采用4階Runge-Kutta格式。入口、出口和遠(yuǎn)場(chǎng)均采用Gile的無(wú)反射條件，整個(gè)計(jì)算域由緩沖區(qū)包圍。詳細(xì)的控制方程和求解過(guò)程可以參考文獻(xiàn)[20]。

整個(gè)計(jì)算域的范圍為：流向?yàn)?3r0～52r0；徑向半徑為0～21r0；周向?yàn)?～2π。流向、徑向和周向的離散網(wǎng)格點(diǎn)數(shù)分別為480、200和65。數(shù)值模擬總時(shí)間為700ta∞/r0，其中500ta∞/r0～700ta∞/r0的數(shù)值模擬結(jié)果被用于求解平均流和進(jìn)行湍流統(tǒng)計(jì)分析，時(shí)間間隔Δt=0.1ta∞/r0，共包含2 000個(gè)流場(chǎng)數(shù)據(jù)。

本文數(shù)值模擬了3個(gè)具有不同溫度比的射流算例，所有算例的入口速度型都是通過(guò)求解可壓縮邊界層方程得到，入口動(dòng)量厚度δθ=0.05r0,其他詳細(xì)參數(shù)見表1。表中：雷諾數(shù)為Re=ρjUjD/μj；ρ為密度；U為射流中心速度；D=2r0為射流直徑；μ為黏性系數(shù)；下標(biāo)j和∞分別表示射流中心和遠(yuǎn)場(chǎng)物理量(下同)。馬赫數(shù)Ma=Uj/a∞，a為聲速；uθ為入口處最大周向速度；T為溫度。

表1　計(jì)算參數(shù)

為了加速流動(dòng)由層流向湍流轉(zhuǎn)捩，在入口緩沖區(qū)中加入失穩(wěn)波進(jìn)行持續(xù)激勵(lì)，擾動(dòng)形式為

(1)

表2　入口擾動(dòng)參數(shù)

為了考察存在旋擰效應(yīng)時(shí)溫度改變對(duì)射流穩(wěn)定性的影響，圖1給出了由線性穩(wěn)定性分析得到的不同算例下不穩(wěn)定的剪切模態(tài)對(duì)應(yīng)的擾動(dòng)增長(zhǎng)率。由圖1比較可知，旋擰效應(yīng)的存在使得m<0的模態(tài)比m>0的模態(tài)更不穩(wěn)定，正螺旋模態(tài)在m=1時(shí)出現(xiàn)了最大增長(zhǎng)率，負(fù)螺旋模態(tài)的最大增長(zhǎng)率則出現(xiàn)在更高階模態(tài)，例如：等溫射流時(shí)對(duì)應(yīng)的為m=-2模態(tài)。對(duì)比不同溫度比的算例可知，冷射流的不穩(wěn)定模態(tài)增長(zhǎng)率小于等溫射流，加熱使射流增長(zhǎng)率大幅增加。此外，溫度的改變還會(huì)使最大增長(zhǎng)率對(duì)應(yīng)的周向模態(tài)發(fā)生轉(zhuǎn)變，例如：等溫射流為m=-2模態(tài)，冷射流為m=-3模態(tài)。

圖1　不同周向波數(shù)和頻率下的增長(zhǎng)率Fig.1　Amplification rates for different azimuthal wave numbers and frequencies

2　數(shù)值模擬結(jié)果分析

2.1瞬態(tài)流場(chǎng)分析

圖2給出了同一時(shí)刻所有算例的瞬時(shí)渦量幅值云圖。由圖2對(duì)比可知，所有算例中剪切層的渦量演化過(guò)程基本相似。在剪切層的初始發(fā)展階段，流動(dòng)由大尺度的旋渦結(jié)構(gòu)占據(jù)主導(dǎo)，這些結(jié)構(gòu)與Mollo-Christensen[7]、Brown[24]和Crow[25]等在圓射流試驗(yàn)中觀測(cè)到的大尺度旋渦結(jié)構(gòu)類似，通常認(rèn)為這部分大尺度結(jié)構(gòu)由失穩(wěn)波的演化主導(dǎo)。失穩(wěn)波的演化通常包括線性增長(zhǎng)、飽和及非線性相互作用等。線性增長(zhǎng)會(huì)促使剪切層失穩(wěn)，誘導(dǎo)渦的卷起與配對(duì)等，非線性則促使大尺度渦結(jié)構(gòu)發(fā)生相互作用與合并，導(dǎo)致三維小尺度結(jié)構(gòu)產(chǎn)生，而隨著這些結(jié)構(gòu)向下游位置發(fā)展，渦結(jié)構(gòu)破碎的過(guò)程促使更小尺度的渦結(jié)構(gòu)產(chǎn)生，最終流動(dòng)進(jìn)入完全湍流發(fā)展階段。

對(duì)比不同溫度下的渦量云圖，可以清楚地觀察到射流中心溫度改變對(duì)旋擰射流中大尺度結(jié)構(gòu)演化的影響。提高射流中心溫度會(huì)加速剪切層中失穩(wěn)波的發(fā)展，使渦卷起和渦配對(duì)的位置向上游移動(dòng)，加速大尺度旋渦結(jié)構(gòu)的相互作用和小尺度渦結(jié)構(gòu)的產(chǎn)生，使得流動(dòng)更快進(jìn)入湍流狀態(tài)。為了研究溫度對(duì)射流擴(kuò)張速度的影響，圖3給出了射流半寬r0.5沿流向的變化。射流半寬定義為某一流向位置處的流向速度沿徑向衰減到一半時(shí)的徑向位置。從圖3中可知，在初始階段，加熱使得射流半寬先增長(zhǎng)后衰減。在湍流發(fā)展階段，熱射流的擴(kuò)散速度最快，特別是在x>15r0時(shí)，其射流半寬最大。這說(shuō)明，在初始層流階段，加熱抑制射流的徑向擴(kuò)張，而在湍流發(fā)展階段，加熱則會(huì)提高射流徑向擴(kuò)張速度。

圖2　不同算例下的瞬態(tài)渦量幅值云圖Fig.2　Contours of instantaneous vorticity magnitude under different cases

圖3　射流半寬沿流向的變化Fig.3　Axial profiles of jet half-width

射流進(jìn)入湍流階段之前，其中心上的速度不會(huì)立即衰減，而是會(huì)保持一段距離，這段區(qū)域被稱之為勢(shì)核區(qū)，其長(zhǎng)度xc由中心線上的速度決定，該速度定義為uc(xc)=0.95Uj，很多試驗(yàn)和數(shù)值模擬都對(duì)其進(jìn)行過(guò)測(cè)量。例如，Stromberg[22]和Lau[26]等在低雷諾數(shù)3.6×103和高雷諾數(shù)1×106時(shí)，試驗(yàn)測(cè)量得到的無(wú)旋擰射流的勢(shì)核區(qū)長(zhǎng)度分別為14r0和10.4r0。勢(shì)核區(qū)的長(zhǎng)度通常會(huì)受到雷諾數(shù)、溫度[16,19]、旋擰效應(yīng)[20]和入口湍流度[27-29]等參數(shù)的影響。本文各算例的勢(shì)核區(qū)長(zhǎng)度見表3。等溫射流的勢(shì)核區(qū)長(zhǎng)度為8.9r0，小于Lau等[26]測(cè)量的無(wú)旋擰射流的勢(shì)核區(qū)長(zhǎng)度10.4r0，旋擰效應(yīng)的引入可能是造成本文計(jì)算得到的勢(shì)核區(qū)的長(zhǎng)度較短的原因[20]。隨著射流中心溫度的增加，勢(shì)核區(qū)的長(zhǎng)度會(huì)進(jìn)一步減小，這與前面觀察到的熱射流中的渦卷起和配對(duì)的位置向上游移動(dòng)一致。

表3　不同算例的勢(shì)核區(qū)長(zhǎng)度

圖4使用Q準(zhǔn)則顯示了三維大尺度旋渦結(jié)構(gòu)的空間演化特征。由圖4可知，在射流初始的層流發(fā)展階段，剪切層由環(huán)形的大尺度渦結(jié)構(gòu)占據(jù)主導(dǎo)，這與在渦量場(chǎng)中觀察的結(jié)果一致，且隨著射流中心溫度的提高，螺旋狀大尺度結(jié)構(gòu)產(chǎn)生的位置向上游移動(dòng)，這些大尺度結(jié)構(gòu)會(huì)相互作用破碎、更早地產(chǎn)生小尺度湍流渦結(jié)構(gòu)。

圖4　瞬時(shí)渦結(jié)構(gòu)的Q-準(zhǔn)則顯示，Q=5Fig.4　Instantaneous vortical structures shown by Q-criterion with Q=5

為了直觀了解射流近場(chǎng)的噪聲信息，圖5展示了3個(gè)算例的近場(chǎng)瞬態(tài)壓力擾動(dòng)云圖。從圖5中可以看出，聲波的波陣面主要向兩個(gè)方向傳播：① 下游小角度方向，這類聲波幅值很大，波長(zhǎng)較長(zhǎng)，占據(jù)主導(dǎo)地位；② 大角度方向，此方向的噪聲幅值較小，波長(zhǎng)更短。在所有算例中，可以觀察到這些聲波明顯的起始位置位于剪切層中大尺度結(jié)構(gòu)相互合并的區(qū)域，且隨著射流中心溫度的提高向上游方向移動(dòng)。另外，隨著射流中心溫度的提高，相關(guān)的聲波波長(zhǎng)在增加，且向大角度上傳播的噪聲幅值在降低。

圖5　不同算例下的瞬時(shí)壓力擾動(dòng)云圖(云圖幅值：[-0.000 1, 0.000 1])Fig.5　Contours of instantaneous pressure fluctuations under different cases (contours level: [-0.000 1, 0.000 1])

2.2湍流統(tǒng)計(jì)特征

圖6(a)給出了射流中心線上流向的速度脈動(dòng)沿軸向的變化。圖中：uRMS為流向速度擾動(dòng)均方根(RMS)值。通過(guò)對(duì)比算例SJ09I中的流向速度脈動(dòng)與無(wú)旋擰試驗(yàn)結(jié)果[25,30-31]，可以發(fā)現(xiàn)，數(shù)值模擬的結(jié)果與試驗(yàn)結(jié)果變化趨勢(shì)基本一致，峰值及衰減率與試驗(yàn)結(jié)果基本相當(dāng)。在入口處，算例SJ09I預(yù)測(cè)的速度脈動(dòng)遠(yuǎn)低于試驗(yàn)結(jié)果，類似的結(jié)果在Bogey和Bailly[32]的文章中也有報(bào)道。這是由于本文算例的入口為層流條件，而在試驗(yàn)中，射流噴口處多為具有一定湍流度的湍流邊界層。在入口下游區(qū)域，流向速度擾動(dòng)均方根值快速增長(zhǎng)，并達(dá)到峰值。隨著湍流的發(fā)展，數(shù)值模擬和試驗(yàn)的速度脈動(dòng)值都開始衰減，數(shù)值模擬預(yù)測(cè)的衰減率稍大于試驗(yàn)值，類似的結(jié)果在Bodony和Lele[16]研究無(wú)旋擰射流的文中也有報(bào)道。

在非等溫射流中，流向速度脈動(dòng)隨流向的變化與等溫射流類似。然而，在熱射流中，流向速度脈動(dòng)的增長(zhǎng)率要高于等溫射流，并且在更上游的位置達(dá)到更高的峰值。在冷射流中，流向速度脈動(dòng)的增長(zhǎng)率低于等溫射流，達(dá)到峰值的位置移向更下游的位置，且峰值小于等溫射流。在湍流階段，熱射流的衰減率最高，且脈動(dòng)幅值要低于冷射流和等溫射流。這與Bodony和Lele[16]的數(shù)值模擬以及Tanna[19]的試驗(yàn)等研究無(wú)旋擰射流所得到的結(jié)果一致。

圖6(b)給出了剪切層中流向速度脈動(dòng)沿軸向的變化。從圖中可以看出，速度脈動(dòng)的變化趨勢(shì)與中心線上基本類似。剪切層中的脈動(dòng)都經(jīng)歷增長(zhǎng)、飽和及衰減等階段，且加熱會(huì)提高初始階段的增長(zhǎng)率、降低湍流階段脈動(dòng)幅值和提高衰減率。相比于中心線上脈動(dòng)，剪切層中的脈動(dòng)增長(zhǎng)率更大，脈動(dòng)峰值更高，峰值的位置更靠前，且溫度改變對(duì)峰值幅值幾乎沒(méi)有影響。

圖6　流向速度擾動(dòng)均方根值沿流向的變化Fig.6　Axial profiles for root mean square of axial velocity fluctuations

圖7為射流中心線上密度脈動(dòng)沿軸向的變化。圖中：ρRMS為密度擾動(dòng)RMS值。如果密度脈動(dòng)以絕對(duì)密度差|ρj-ρ∞|進(jìn)行歸一化，可以發(fā)現(xiàn)，冷射流的峰值出現(xiàn)在0.37附近，熱射流的峰值出現(xiàn)在0.17附近，這與Bodony和Lele[16]預(yù)測(cè)的結(jié)果接近。當(dāng)密度擾動(dòng)以射流中心線上的密度進(jìn)行歸一化時(shí)，非等溫射流密度脈動(dòng)的峰值要高于等溫射流，熱射流的峰值為0.128ρj，冷射流的峰值為0.052ρj，而等溫射流的峰值只有0.028ρj。此外，密度擾動(dòng)峰值出現(xiàn)的位置要早于速度脈動(dòng)。在射流入口附近時(shí)，射流溫度越高則密度擾動(dòng)的增長(zhǎng)率越大，在下游位置x=6r0時(shí)，冷射流的增長(zhǎng)率開始超過(guò)等溫射流，并導(dǎo)致冷射流的密度擾動(dòng)峰值高于等溫射流。

圖7　密度擾動(dòng)RMS沿流向的變化Fig.7　Axial profiles for RMS of density fluctuations along jet center line

2.3遠(yuǎn)場(chǎng)噪聲分析

圖8給出了半徑為R=60r0的圓弧上的遠(yuǎn)場(chǎng)總聲壓級(jí)(OASPL)，并將其與一些已知試驗(yàn)[7,22,33]和數(shù)值模擬[15]結(jié)果進(jìn)行了比較。圖中：極角Θ定義為觀測(cè)點(diǎn)到射流噴口的連線與射流中心線的夾角。等溫算例SJ09I的OASPL在極角Θ=30° 附近達(dá)到最大值119.5 dB，而后隨著角度的增大，聲壓級(jí)(SPL)快速衰減，在90° 附近時(shí)，聲壓級(jí)相比峰值已經(jīng)降低11.5 dB，這種方向性被稱為超定向性?？偮晧杭?jí)的這種變化趨勢(shì)類似于Mollon-Christensen[7]、Stromberg[22]和Lush[33]等的無(wú)旋擰射流試驗(yàn)結(jié)果，以及Bogey等[15]的無(wú)旋擰射流計(jì)算結(jié)果。與無(wú)旋擰的試驗(yàn)結(jié)果類似，算例SJ09I的聲壓級(jí)峰值出現(xiàn)在約30° 附近，這說(shuō)明旋擰不會(huì)明顯改變?cè)肼暤妮椛浞较??？傮w而言，等溫算例SJ09I的總聲壓級(jí)比Mollon-Christensen[7]、Stromberg[22]和Lush[33]等的試驗(yàn)測(cè)量值高2～4 dB。這些差距可能是由于入口湍流度、雷諾數(shù)和入口速度型動(dòng)量厚度等因素造成?？傮w而言，溫度效應(yīng)的引入不會(huì)改變總聲壓級(jí)的變化趨勢(shì)，但是仍舊會(huì)帶來(lái)一些不同，特別是影響噪聲的幅值。在Θ=30° 附近時(shí)，加熱會(huì)降低噪聲幅值，冷卻則降低得更多，而且加熱會(huì)使峰值出現(xiàn)的角度增大。在Θ>50° 時(shí)，加熱會(huì)降低總聲壓級(jí)，且隨著角度增大噪聲幅值降低越明顯，相反地，冷卻則會(huì)小幅度提高總聲壓級(jí)，這與各算例中湍流脈動(dòng)的強(qiáng)度相關(guān)。

圖8　R=60r0處的遠(yuǎn)場(chǎng)總聲壓級(jí)(OASPL)與試驗(yàn)和數(shù)值模擬結(jié)果的對(duì)比Fig.8　Comparison of far-field overall sound pressure level (OASPL) with test and numerical simulation data at distance of R=60r0

圖9給出了R=60r0處遠(yuǎn)場(chǎng)Θ=30° 和90° 上的噪聲譜。為了方便進(jìn)行對(duì)比，圖中同時(shí)畫出了Bogey[15]和Tanna[19]等在具有相同馬赫數(shù)的自由圓射流中通過(guò)試驗(yàn)測(cè)量的噪聲譜。可以發(fā)現(xiàn)，在St<1.5時(shí)，當(dāng)前計(jì)算結(jié)果與試驗(yàn)測(cè)量的噪聲譜的形狀基本吻合。但在不同角度上的噪聲譜形狀存在明顯的差異，Θ=90° 方向上的噪聲譜比Θ=30° 方向上的噪聲譜平緩很多，且幅值更低。值得注意的是溫度效應(yīng)對(duì)噪聲譜產(chǎn)生了較為明顯的影響，尤其是在加熱情況下。在Θ=30° 方向上，當(dāng)St<0.5時(shí)，熱射流中噪聲譜的幅值和形狀與等溫及冷射流基本一致；而St>0.5時(shí)，熱射流噪聲譜幅值明顯降低、且衰減更快，這是由于不穩(wěn)定波增長(zhǎng)的增強(qiáng)促使更多能量集中于大尺度低頻結(jié)構(gòu)，而這些結(jié)構(gòu)主要貢獻(xiàn)該方向上的噪聲；在Θ=90° 方向上加熱使得噪聲譜幅值一致降低，這跟熱射流中湍流脈動(dòng)強(qiáng)度最低是相關(guān)的，剪切層中湍流脈動(dòng)的水平更多地決定了側(cè)向噪聲水平。

圖9　R=60r0時(shí)不同角度處的遠(yuǎn)場(chǎng)噪聲譜Fig.9　Far-field noise spectra at distance of R=60r0 with different angles

3　結(jié)　論

通過(guò)大渦模擬和聲比擬方法研究了亞聲速旋擰射流中溫度效應(yīng)對(duì)流場(chǎng)和聲場(chǎng)的影響。研究結(jié)果表明：

1) 旋擰射流中，與等溫情況相比，加熱提高剪切層不穩(wěn)定波的增長(zhǎng)率、促進(jìn)不穩(wěn)定波的發(fā)展，這樣會(huì)加速剪切層中大尺度旋渦的發(fā)展及小尺度結(jié)構(gòu)的產(chǎn)生、促進(jìn)流動(dòng)轉(zhuǎn)捩和縮短射流勢(shì)核區(qū)的長(zhǎng)度。

2) 旋擰射流中，溫度效應(yīng)對(duì)射流統(tǒng)計(jì)特征產(chǎn)生顯著的影響：提高射流中心溫度會(huì)增加射流中心及剪切層中的速度脈動(dòng)增長(zhǎng)率、提高中心線上流向速度脈動(dòng)峰值，幾乎不會(huì)改變對(duì)剪切層中的流向速度脈動(dòng)峰值；加熱會(huì)提高湍流發(fā)展階段射流中心及剪切層中的速度脈動(dòng)衰減率，促進(jìn)徑向擴(kuò)張，降低整體脈動(dòng)水平；此外，在非等溫射流中，密度脈動(dòng)幅值均遠(yuǎn)高于等溫射流。

3) 旋擰射流中，溫度效應(yīng)不會(huì)明顯改變?cè)肼暤姆较蛐?，但是定量上?duì)不同角度上噪聲產(chǎn)生明顯的影響：在下游30° 角附近時(shí)，等溫射流的總聲壓級(jí)幅值最高，冷射流的噪聲幅值最低；在大于50° 的方向上，噪聲主要由湍流脈動(dòng)產(chǎn)生，加熱導(dǎo)致剪切層中湍流脈動(dòng)減弱，相應(yīng)地總聲壓級(jí)也會(huì)降低，且隨著角度增加降低的幅值越大，相反，冷卻則會(huì)小幅度提高射流的總聲壓級(jí)。

[1]LIGHTHILL M J. On sound generated aerodynamically. I. General theory[J]. Proceedings of the Royal Society A, 1952, 211(1107): 564-587.

[2]TAM C K W. Supersonic jet noise[J]. Annual Review of Fluid Mechanics, 1995, 27: 17-43.

[3]TAM C K W. Jet noise: Since 1952[J]. Theoretical and Computational Fluid Dynamics, 1998, 10(1): 393-405.

[4]RAMAN G. Supersonic jet screech: Half-century from powell to the present[J]. Journal of Sound and Vibration, 1999, 225(3): 543-571.

[5]TAM C K W, MORRIS P J. The radiation of sound by the instability waves on a compressible plane turbulent shear layer[J]. Journal of Fluid Mechanics, 1980, 98(5): 349-381.

[6]JORDAN P, COLONIUS T. Wave packets and turbulent jet noise[J]. Annual Review Fluid Mechanics, 2013, 45(2): 173-195.

[7]MOLLO-CHRISTENSEN E, KOLPIN M A, MARTUCELLI J R. Experiments on jet flows and jet noise far-field spectra and directivity patterns[J]. Journal of Fluid Mechanics, 1964, 18(2): 285-301.

[8]TAM C K W, VISWANATHAN K, AHUJA K K, et al. The source of jet noise: Experimental evidence[J]. Journal of Fluid Mechanics, 2008, 615(4): 253-292.

[9]VISWANNATHAN K. Analysis of the two similarity components of turbulent mixing noise[J]. AIAA Journal, 2002, 40(9): 1735-1744.

[10]VISWANNATHAN K. Aeroacoustics of hot jets[J]. Journal of Fluid Mechanics, 2004, 516(516): 39-82.

[11]GUDMUNDSSON K, COLOUNIUS T. Instaiblity wave models for the near-field fluctuations of turbulent jets[J]. Journal of Fluid Mechanics, 2011, 689: 97-128.

[12]CAVALIERI A V G, RODRíGUEZ D, JORDAN P, et al. Wavepackets in the velocity field of turbulent jets[J]. Journal of Fluid Mechanics, 2013, 730(5): 559-592.

[13]SINHA A, RODRíGUEZ D, BRèS G A, et al. Wavepacket models for supersonic jet noise[J]. Journal of Fluid Mechanics, 2014, 742(742): 71-95.

[14]COLONIUS T, LELE S K. Computational aeroacoustics: Progress on nonlinear problems of sound generation[J]. Progress in Aerospace Sciences, 2004, 40(6): 345-416.

[15]BOGEY C, BAILLY C, JUVé D. Noise investigation of a high subsonic, moderate Reynolds number jet using a compressible large eddy simulation[J]. Theoretical and Computational Fluid Dynamics, 2003, 16(4): 273-297.

[16]BODONY D J, LELE S K. On using large eddy simulation for the prediction of noise from cold and heated turbulent jets[J]. Physics of Fluids, 2005, 17(8): 119901.

[17]BOGEY C, BAILLY C. An analysis of the correlations between the turbulent flow and the sound pressure fields of subsonic jets[J]. Journal of Fluid Mechanics, 2007, 583(3): 71-97.

[18]GOLDSTEIN M E, LEIB S J. The role of instability waves in predicting jet noise[J]. Journal of Fluid Mechanics, 2005, 525: 37-72.

[19]TANNA T K. An experimental study of jet noise PartⅠ: Turbulent mixing noise[J]. Journal of Sound and Vibration, 1977, 50(3): 405-428.

[20]WAN Z H, ZHOU L, YANG H H, et al. Large eddy simulation of flow development and noise generation of free and swirling jets[J]. Physics of Fluids, 2013, 25(12): 126103-1-27.

[21]FREUND J B. Noise sources in a low-Reynolds-number jet at Mach 0.9[J]. Journal of Fluid Mechanics, 2001, 438(5): 277-305.

[22]STROMBERG J L, MCLAUGHLIN D K, TROUT T R. Flow field and acoustic properties of a Mach number 0.9 jet at a low Reynolds number[J]. Journal of Sound and Vibration, 1980, 72(2): 159-176.

[23]KEIDERLING F, KLEISER L, BOGEY C. Numerical study of eigenmode forcing effects on jet flow development and noise generation mechanisms[J]. Physics of Fluids, 2009, 21(4): 119-135.

[24]BROWN G L, ROSHKO A. On density effect and large structure in turbulent mixing layers[J]. Journal of Fluid Mechanics, 1974, 64(4): 775-816.

[25]CROW S C, CHAMPAGNE F H. Orderly structure in jet turbulence[J]. Journal of Fluid Mechanics, 1971, 48(3): 547-591.

[26]LAU J C, MORRIS P J, FISHER, M J. Measurements in subsonic and supersonic free jets using a laser velocimeter[J]. Journal of Fluid Mechanics, 1979, 93(1): 1-27.

[27]RAMAN G, RICE E J, RESHOTKO E. Mode spectra of natural disturbances in a circular jet and the effects of acoustic forcing[J]. Experiments in Fluids, 1994, 17(6): 415-426.

[28]BOGEY C, BAILLY C. Influence of nozzle-exit boundary-layer conditions on the flow and acoustic fields of initially laminar jets[J]. Journal of Fluid Mechanics, 2010, 663(11): 507-538.

[29]BOGEY C, MARSDEN O, BAILLY C. Influence of initial turbulence level on the flow and sound fields of a subsonic jet at a diameter-based Reynolds number of 105[J]. Journal of Fluid Mechanics, 2012, 701(6): 352-385.

[30]ZAMAN K B M Q. Flow field and near and far sound field of a subsonic jet[J]. Journal of Sound and Vibration, 1986, 106(1): 1-16.

[31]AHUJA K K, LEPICOVSKY J, TAM C K W, et al. Tone excited jet-theory and experiment: NASA-CR-3538 [R]. Washington, D.C.: NASA, 1982.

[32]BOGEY C, BAILLY C. Investigation of downstream and sideline subsonic jet noise using large eddy simulation[J]. Theoretical Computational Fluid Dynamics, 2006, 20(1): 23-40.

[33]LUSH P A. Measurements of subsonic jet noise and comparison with theory[J]. Journal of Fluid Mechanics, 1971, 46(3): 477-500.

楊海華男， 博士研究生。主要研究方向： 氣動(dòng)噪聲。

E-mail: dream@mail.ustc.edu.cn

周林男， 博士， 副研究員。主要研究方向： 氣動(dòng)噪聲、 高超聲速流動(dòng)。

E-mail: 411zhoul@caep.ac.cn

萬(wàn)振華男， 博士， 副教授。主要研究方向： 流動(dòng)穩(wěn)定性、 氣動(dòng)噪聲和熱對(duì)流。

Tel：0551-63606954

E-mail: wanzh@ustc.edu.cn

孫德軍男， 博士， 教授， 博士生導(dǎo)師。主要研究方向： 流動(dòng)穩(wěn)定性、 氣動(dòng)噪聲和熱對(duì)流。

E-mail: dsun@ustc.edu.cn

Temperature effects on noise in subsonic swirling jets

YANG Haihua1, ZHOU Lin2, WAN Zhenhua1,*, SUN Dejun1

1. Department of Modern Mechanics, University of Science and Technology of China, Hefei230027, China 2. Institute of Systems Engineering, China Academy of Engineering Physics, Mianyang623100, China

Large eddy simulation (LES) is performed for investigating temperature effects in subsonic swirling jets. The effects on the flow development and far-field noise are discussed in detail. The results of linear stability theory show that the growth rates of the shear layers are raised as the core temperature increases; the LES results show that heating promotes the interactions of large-scale structures, makes the flows develop into turbulence more quickly and shortens jet potential cores. At the laminar stage, heating raises the peak of axial velocities fluctuations in center lines; however, it has negligible influence on the peak values in shear layers. At the turbulent stage, as the core temperature increases, the levels of velocity fluctuations become lower and the decay rates become higher. Additionally, it is found that the density fluctuations in non-isothermal jets are much higher than those in isothermal jets. At polar angles near 30°, the overall sound pressure level of the hot jet is lower than that in the isothermal jet and higher than that in the cold jet. However, when polar angle is larger than 50°, heating reduces the sound pressure level and the reduction becomes much larger as polar angle increases. While, the sound pressure level increases slightly in the cold jet.

swirling jet; large eddy simulation; temperature effect; noise; coherent structure

2016-03-03； Revised： 2016-03-07； Accepted： 2016-03-24； Published online： 2016-04-0517:02

s： National Natural Science Foundation of China (11232011, 11402262, 11572314); China Postdoctoral Science Foundation (2014M561833); the Fundamental Research Funds for Central Universities of China

. Tel.： 0551-63606954E-mail: wanzh@ustc.edu.cn

2016-03-03； 退修日期： 2016-03-07； 錄用日期： 2016-03-24；

時(shí)間： 2016-04-0517:02

www.cnki.net/kcms/detail/11.1929.V.20160405.1702.008.html

國(guó)家自然科學(xué)基金(11232011,11402262,11572314)； 中國(guó)博士后科學(xué)基金 (2014M561833)； 中央高校基本科研業(yè)務(wù)費(fèi)專項(xiàng)資金

.Tel.： 0551-63606954E-mail: wanzh@ustc.edu.cn

10.7527/S1000-6893.2016.0100

V211.3

A

1000-6893(2016)08-2436-09

引用格式： 楊海華， 周林， 萬(wàn)振華， 等． 亞聲速旋擰射流噪聲中的溫度效應(yīng)[J]． 航空學(xué)報(bào), 2016, 37(8): 2436-2444. YANG H H, ZHOU L, WAN Z H, et al. Temperature effects on noise in subsonic swirling jets[J]. Acta Aeronautica et Astronautica Sinica, 2016, 37(8): 2436-2444.

http://hkxb.buaa.edu.cnhkxb@buaa.edu.cn

URL： www.cnki.net/kcms/detail/11.1929.V.20160405.1702.008.html