馮峰, 郭力, 王強(qiáng)
中國航天空氣動(dòng)力技術(shù)研究院, 北京 100074
馬赫數(shù)1.95超聲速欠膨脹噴流聲輻射數(shù)值分析
馮峰, 郭力, 王強(qiáng)*
中國航天空氣動(dòng)力技術(shù)研究院, 北京 100074
針對(duì)馬赫數(shù)為1.95的欠膨脹超聲速噴流聲輻射特性,采用高精度計(jì)算格式的大渦模擬(LES)方法進(jìn)行數(shù)值研究。通過對(duì)噴流平均流及湍流脈動(dòng)統(tǒng)計(jì)結(jié)果的對(duì)比,確定數(shù)值方法的精確性。細(xì)致分析了超聲速噴流流動(dòng)特征,特別關(guān)注了其中激波胞格和湍流相互作用現(xiàn)象?;诹鲃?dòng)與聲場輻射間的關(guān)聯(lián)性,分析了超聲速噴流馬赫波、寬頻激波噪聲輻射特性及形成機(jī)理。數(shù)值結(jié)果表明超聲速噴流的剪切層演化及激波胞格與湍流間的相互作用構(gòu)成欠膨脹超聲速噴流的主要噪聲源。
超聲速欠膨脹噴流; 馬赫波輻射; 寬頻激波噪聲; 激波-湍流相互作用; 大渦模擬
運(yùn)載火箭、多數(shù)軍用飛機(jī)以及先進(jìn)商用飛機(jī)的發(fā)動(dòng)機(jī)噴流均呈超聲速狀態(tài),這將導(dǎo)致惡劣的噪聲輻射問題。在軍事方面,強(qiáng)噪聲環(huán)境不僅影響飛行器飛行隱蔽性,還會(huì)造成其部件振動(dòng)及聲疲勞;而民用方面,商用飛機(jī)噴流噪聲水平一直是嚴(yán)重的環(huán)境問題。
早期人們通過試驗(yàn)和理論建模已獲知超聲噴流中存在兩類典型噪聲[1]:馬赫波輻射和激波噪聲,其中激波噪聲包括寬頻激波噪聲和嘯聲兩類。對(duì)于馬赫波輻射的產(chǎn)生機(jī)制,為噴流剪切層中大尺度湍流結(jié)構(gòu)以不穩(wěn)定波形式向下游對(duì)流,當(dāng)其速度相對(duì)于環(huán)境聲速為超聲速時(shí),則該行波直接向外傳播形成聲輻射。激波噪聲則被認(rèn)為是當(dāng)湍流擾動(dòng)波與激波胞格波相互耦合構(gòu)成新擾動(dòng)波的相速度為負(fù)超聲速時(shí),形成向上游傳播的類馬赫波現(xiàn)象。
Tam等[1-4]利用噴流大尺度擬序結(jié)構(gòu)特征與層流線性穩(wěn)定性的相似性,將其簡化為不穩(wěn)定行波,形成基于線性穩(wěn)定性理論預(yù)測Mach波輻射噪聲的方法,并通過引入隨機(jī)湍流結(jié)構(gòu)表述提高了模型預(yù)測的準(zhǔn)確性。寬頻激波噪聲較早受到Harper-Bourne和Fisher[5]的關(guān)注,他們基于相陣列試驗(yàn)數(shù)據(jù),沿噴口線建立描述激波反射尖的系列噪聲源模型,使得聲輻射與激波胞格間距及湍流對(duì)流速度相關(guān),很好地預(yù)測了寬頻激波噪聲的指向性和本征頻率。Tam和Tanna[6]進(jìn)一步認(rèn)為寬頻激波噪聲由不穩(wěn)定波和準(zhǔn)周期駐波相互作用產(chǎn)生,引入隨機(jī)成分描述自由剪切湍流,并將Prandtl-Pack激波胞格解替換為多尺度解,形成了較高精度的半經(jīng)驗(yàn)寬頻激波噪聲預(yù)測模型[7-9]。此外,由聲反饋導(dǎo)致的嘯聲現(xiàn)象也形成了諸如激波泄漏(Shock Leakage)等聲產(chǎn)生機(jī)制新闡釋模型[10-11]。
盡管超聲速噴流噪聲理論研究取得了很多進(jìn)展,但真實(shí)流場中上述行波模型的具體形式及其向聲波的轉(zhuǎn)換過程目前卻未有清晰的解釋。隨著計(jì)算技術(shù)的發(fā)展,數(shù)值方法被大量應(yīng)用于氣動(dòng)噪聲研究,其中高保真大渦模擬(Large Eddy Simulation, LES)方法被廣泛認(rèn)為最具前景的數(shù)值研究方法之一[12]。特別是近年出現(xiàn)的同時(shí)可精確求解湍流運(yùn)動(dòng)和捕捉激波間斷的LES新數(shù)值技術(shù),使得針對(duì)超聲速噴流噪聲產(chǎn)生機(jī)制的數(shù)值研究變得可行。
Mankbadi等[13]較早將LES方法引入超聲速噴流噪聲研究中,然而受當(dāng)時(shí)計(jì)算技術(shù)限制只能對(duì)噴流聲源結(jié)構(gòu)做定性描述。Morris等[14]使用LES方法研究了加熱和未加熱情形下馬赫數(shù)為1.5的超聲速噴流,觀察了來流條件對(duì)聲輻射的影響。Berland等[11]研究了平面超聲速噴流嘯聲機(jī)理及特征,實(shí)現(xiàn)了湍流-激波作用下的氣動(dòng)噪聲LES數(shù)值模擬。Shur等[15-16]考慮了不完全膨脹超聲速噴流及齒形噴口下噴流聲場。Bodony等[17]研究了加熱和未加熱情形下的超聲速噴流噪聲,Lo等[18]也研究了相似的超聲速噴流噪聲問題。針對(duì)運(yùn)載火箭噴流噪聲,Nonomura和Fujii[19-20],de Cacqueray等[21]采用高精度LES方法進(jìn)行了詳細(xì)研究,前者主要關(guān)心高馬赫數(shù)超聲速噴流下馬赫波輻射,后者側(cè)重于分析激波噪聲等噴流噪聲機(jī)制。
由于聲場的能量相對(duì)于流場低兩個(gè)數(shù)量級(jí)以上,因此在直接模擬聲場時(shí)需要采用高精度、低耗散的數(shù)值格式。為使得計(jì)算穩(wěn)定,同時(shí)還需要控制格式的色散,本文利用高分辨率的色散關(guān)系保持(Dispersion-Relation-Preserving, DRP)格式[22]識(shí)別多尺度湍流流動(dòng),配合激波探測技術(shù)和低通濾波方法穩(wěn)健捕捉激波的LES方法,直接求解馬赫數(shù)1.95欠膨脹超聲速噴流及其噪聲,并分析不穩(wěn)定波、湍流、激波胞格、噪聲輻射之間的關(guān)聯(lián)性,以期深化對(duì)超聲速噴流噪聲現(xiàn)象的認(rèn)識(shí),進(jìn)而揭示其產(chǎn)生機(jī)制。
考慮三維可壓縮Favre濾波Navier-Stokes方程
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為使式(1)~式(3)封閉,使用了濾波狀態(tài)方程
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為精確求解強(qiáng)湍流脈動(dòng)下的噪聲生成和傳播過程,采用了低色散、低耗散的DRP格式[22]離散式(1)~式(3)中無黏通量項(xiàng),二階中心差分格式離散黏性項(xiàng),時(shí)間推進(jìn)使用了適應(yīng)于非線性問題的低存儲(chǔ)6步4階優(yōu)化Runge-Kutta格式[23]。由于DRP格式無法抑制高波數(shù)短波而可能導(dǎo)致Gibbs數(shù)值振蕩,為此引入人工選擇性阻尼項(xiàng)抑制非物理短波產(chǎn)生[22]。對(duì)于含強(qiáng)湍流脈動(dòng)或激波間斷的流場,選擇性阻尼方法仍無法避免計(jì)算不穩(wěn)定性,這里使用了Bogey等[24]提出的自適應(yīng)濾波方法捕捉激波及抑制數(shù)值振蕩,其濾波項(xiàng)由鄰近網(wǎng)格點(diǎn)變量提供的兩個(gè)阻尼通量構(gòu)成
(7)
(8)
上述處理只對(duì)強(qiáng)湍流脈動(dòng)或激波間斷等局部流場起數(shù)值耗散作用,可有效維持?jǐn)?shù)值計(jì)算穩(wěn)健性,且較小地影響聲場輻射區(qū)域等連續(xù)物理量連續(xù)區(qū)域。
值得注意的是,式中的黏性項(xiàng)、SGS項(xiàng)、選擇性阻尼項(xiàng)及自適應(yīng)濾波項(xiàng)均只在Runge-Kutta推進(jìn)的最后一個(gè)時(shí)間子步中求解。
模擬中未包含噴管幾何模型,而是采用雙曲正切函數(shù)分布的流向速度剖面近似模仿圓噴口實(shí)際流動(dòng),如圖1(a)所示,流向速度設(shè)置為
(9)
式中:u、Uj分別為噴口及其中心速度,下標(biāo)j(jet)表示噴口;r為徑向坐標(biāo)。噴流剪切層初始動(dòng)量厚度取為δθ=0.09。噴口處徑向速度和周向速度均為0,以噴口直徑為特征長度的噴流Reynolds數(shù)Re=394 000。噴口中心Ma=1.95,噴流壓力與環(huán)境壓力之比pj/p∞=1.47,確定完全膨脹狀態(tài)下其噴口Ma=2.20。設(shè)定噴流溫度與環(huán)境溫度之比Tj/T∞=0.568,可確定噴流密度與環(huán)境密度之比ρj/ρ∞=2.59,如圖1(b)所示,來流密度分布為
圖1 噴口來流剖面Fig.1 Jet inflow profile
(10)
另外,來流壓力剖面外型與式(10)相同。
為促使噴流向湍流轉(zhuǎn)捩,在噴流噴口處施加人工渦環(huán)擾動(dòng)激勵(lì)[25]
(11)
(12)
式中:n為周向模態(tài)數(shù);εn和φn分別為隨機(jī)的擾動(dòng)振幅和相位,同時(shí)刻內(nèi)全場一致,取值范圍:-1≤εn≤1,-1≤φn≤1;α為擾動(dòng)振幅,取為常值α=0.001,以確保其既不形成較強(qiáng)當(dāng)?shù)貍瓮牧?,還可激勵(lì)噴流較快轉(zhuǎn)捩,同時(shí)擾動(dòng)引起的壓力脈動(dòng)只在局部區(qū)域產(chǎn)生影響,不會(huì)傳播到聲場區(qū)域,造成聲場計(jì)算的污染。
噴流計(jì)算域邊界處均使用了由線化Euler方程的遠(yuǎn)場漸近解構(gòu)造的輻射無反射邊界條件[22]。此外,下游出口區(qū)域還設(shè)置了聲吸收區(qū)(Sponge Zone)[25]以最大程度避免非線性湍流脈動(dòng)與出口邊界相互干擾產(chǎn)生非物理聲反射。
噴流計(jì)算使用了正交Descartes網(wǎng)格,如圖2所示,共使用321×171×171(x×y×z)個(gè)網(wǎng)格點(diǎn)。x正方向?yàn)閲娏髁飨颍傞L80,其中x<60為物理區(qū),x>60為聲吸收區(qū)。網(wǎng)格沿流向等比拉伸,物理區(qū)和聲吸收區(qū)網(wǎng)格拉伸比分別為 0.5% 和0.9%,最小間距Δxmin=0.1,最大間距Δxmax=0.559。法向和展向計(jì)算域均為-20~20,在噴流核心流動(dòng)區(qū)域-2 圖2 超聲速噴流計(jì)算網(wǎng)格(每3點(diǎn)顯示)Fig.2 Computational grid of supersonic jet (Every 3rd grid point is shown) 計(jì)算時(shí)間步長Δt=0.01,為確保湍流統(tǒng)計(jì)收斂且獲得足夠聲傳播周期,共計(jì)算50 000步,第15 000步后進(jìn)行湍流及聲場統(tǒng)計(jì)。采用了并行技術(shù)MPI(Message Passing Interface),將網(wǎng)格沿流向等量分割為32塊,使用32個(gè)CPU核,共計(jì)算305.8 h,折合約12.7 d。 此外,在Descartes坐標(biāo)系下對(duì)圓噴流數(shù)值結(jié)果統(tǒng)計(jì)分析時(shí),數(shù)據(jù)處理集中在x-y(z=0)對(duì)稱面內(nèi),這利用了該對(duì)稱面內(nèi)Descartes坐標(biāo)(x,y,z)恰好與柱坐標(biāo)(x,r,θ)等價(jià),方便與文獻(xiàn)結(jié)果對(duì)比。 圖3為欠膨脹超聲速噴流的流向速度和壓力時(shí)均等值云圖,圖中等值線均沿噴流軸線對(duì)稱,可見經(jīng)歷足夠長統(tǒng)計(jì)時(shí)間后獲得了穩(wěn)定的時(shí)均流場。 圖3(a)為流向速度的等值云圖,U為流向速度。由于噴口處產(chǎn)生的膨脹波的相互作用反射,在噴流羽流區(qū)形成了周期性交替的筒鼓形結(jié)構(gòu)。隨著噴流剪切層在下游不斷卷吸周圍流體并向外擴(kuò)展,在其黏性耗散作用下激波強(qiáng)度逐步削弱,導(dǎo)致勢流核下游速度梯度漸趨平滑,最終剪切層浸沒整個(gè)勢流核區(qū),噴流發(fā)展成為完全湍流。圖3(b)平均壓力場清晰地展現(xiàn)了交替激波胞格的膨脹波系和壓縮波系,p為壓力,尤其是勢流核上游激波胞格產(chǎn)生的壓力間斷非常明顯,而勢流核下游由于激波強(qiáng)度減弱,膨脹波系和壓縮波系導(dǎo)致的壓力梯度也逐漸被削弱。另外,以噴口速度95%定義噴流勢流核區(qū)[18],可判斷勢流核約在x=27處終止。 圖3 欠膨脹超聲速噴流的流向速度和壓力時(shí)均等值云圖Fig.3 Mean streamwise velocity and pressure contours of supersonic underexpanded jet 圖4針對(duì)噴流中心線上平均流解與文獻(xiàn)結(jié)果進(jìn)行對(duì)比。如圖4(a)所示,Uc為噴流中心平均速度,中心線平均流向速度穿過激波胞格產(chǎn)生的振幅以及下游勢流核破碎后衰減均與Bodony等[17]的LES結(jié)果基本一致,但文獻(xiàn)[17]的胞格波略長,導(dǎo)致約在x=22處與本文結(jié)果出現(xiàn)異相位,另外本文胞格結(jié)構(gòu)在噴流下游的耗散較快。這可能是本文采用的常系數(shù)SGS模型導(dǎo)致數(shù)值耗散較高。圖4(b)中與Norum和Seiner[26]的試驗(yàn)結(jié)果及Bodony等[17]的LES結(jié)果中心線平均壓力進(jìn)行對(duì)比,pc為噴流中心平均壓力,數(shù)值與試驗(yàn)結(jié)果展示出的壓力振蕩及衰減趨勢相似,特別是第1個(gè)激波胞格內(nèi)兩者差異較小。但與試驗(yàn)結(jié)果相比,LES獲得的平均壓力較快衰減至常值,導(dǎo)致勢流核和激波胞格較短,壓力振幅也較低,噴流下游本文及文獻(xiàn)[17]的LES結(jié)果均與試驗(yàn)結(jié)果出現(xiàn)異相位。 圖4 中心線平均流參數(shù)對(duì)比 Fig.4 Comparison of mean flow parameters in jet centerline 此外,通過與試驗(yàn)結(jié)果對(duì)比表明LES求解噴流過程中仍存在需改進(jìn)之處。一是在高Reynolds數(shù)(Re≥105)流動(dòng)狀態(tài)下,試驗(yàn)噴口邊界層非常薄,初始動(dòng)量厚度δθ約為10-3倍噴口直徑量級(jí),目前數(shù)值模擬方法難以達(dá)到對(duì)應(yīng)的網(wǎng)格分辨率,計(jì)算中通常使用較厚的噴口剪切層動(dòng)量,但會(huì)影響流場計(jì)算,不過對(duì)于噴流噪聲,根據(jù)文獻(xiàn)[11,17-18]論證,在該數(shù)值入流條件下LES仍可捕捉噴流主要噪聲源,揭示基本聲輻射現(xiàn)象及機(jī)制;二是LES的SGS模型通過會(huì)引入額外的數(shù)值黏性,并對(duì)流場結(jié)構(gòu)產(chǎn)生過耗散作用,高Reynolds數(shù)下該效應(yīng)尤為明顯。 圖5 中心線湍流脈動(dòng)強(qiáng)度對(duì)比Fig.5 Comparison of turbulence fluctuating intensity in jet centerline 圖6針對(duì)噴流中心線上不同空間位置處,采用Taylor湍流凍結(jié)假設(shè)統(tǒng)計(jì)分析湍能譜。f為頻率;E(f)為湍能譜。由圖可見,在x=37和x=57位置均發(fā)現(xiàn)了符合-5/3次律湍能譜標(biāo)度律區(qū)間。其中在x=57位置處,由于處于充分發(fā)展湍流區(qū),形成的-5/3次律指數(shù)線性區(qū)較闊且更靠近低頻能譜區(qū)域,表明針對(duì)高Reynolds數(shù)的超聲速噴流LES計(jì)算合理,可獲得湍流慣性子區(qū)。 圖6 噴流中心線上的湍能譜Fig.6 Turbulent kinetic energy spectrum in jet centerline 圖7采用Q準(zhǔn)則等值面展現(xiàn)瞬時(shí)超聲速噴流流動(dòng)中渦結(jié)構(gòu)演化,等值面使用流向速度進(jìn)行著色??捎^察到,在噴流上游區(qū)域,由于Kelvin-Helmhotz不穩(wěn)定性剪切層內(nèi)形成渦環(huán)結(jié)構(gòu)。之后,高頻擾動(dòng)波快速發(fā)展,剪切層出現(xiàn)大量小尺度渦結(jié)構(gòu)。在噴流下游,剪切層不斷向外擴(kuò)展并與周圍流體的混合產(chǎn)生大量大尺度擬序渦結(jié)構(gòu),并導(dǎo)致勢流核破碎。由于超聲速噴流流速較快,導(dǎo)致勢流核區(qū)域較長,形成了相對(duì)狹長的剪切層湍流轉(zhuǎn)捩區(qū)。 圖7 超聲速噴流瞬時(shí)Q準(zhǔn)則等值面(Q=0.02) Fig.7 Instantaneous vortical structures of supersonic jetflow visualized by Q isosurface (Q=0.02) 圖8采用紋影圖形式,展現(xiàn)了流向x=20~40范圍內(nèi)噴流瞬時(shí)演化過程。由圖8可見,高對(duì)流馬赫數(shù)導(dǎo)致的強(qiáng)壓縮效應(yīng)使得剪切層形成狹長的流向渦結(jié)構(gòu)。在x=20~24區(qū)域內(nèi)激波胞格結(jié)構(gòu)仍較清晰,而x=24~27區(qū)域的激波胞格則較模糊,這時(shí)湍流剪切層的強(qiáng)非定常特性導(dǎo)致勢流核區(qū)振蕩,甚至?xí)霈F(xiàn)剪切層暫時(shí)混合吞并勢流核區(qū),導(dǎo)致胞格短暫性消失,如圖8(c)和圖8(d)所示。同時(shí)激波加劇湍流脈動(dòng),并促使狹長的渦結(jié)構(gòu)扭曲,剪切層進(jìn)一步失穩(wěn)形成大量小尺度渦結(jié)構(gòu),加速向湍流轉(zhuǎn)捩并混合。因此強(qiáng)激波-湍流干擾區(qū)出現(xiàn)后,加快了上下剪切層混合進(jìn)入充分發(fā)展湍流區(qū),這種強(qiáng)非線性流動(dòng)演化必將導(dǎo)致強(qiáng)噪聲生成。 圖8 激波-湍流相互干擾時(shí)間序列圖Fig.8 Time series of shock-turbulence interaction 超聲速射流噪聲包含馬赫波噪聲與激波噪聲,其形成原因不同。馬赫波噪聲由于湍流結(jié)構(gòu)向下游傳播引起,其輻射方向向下游,呈喇叭狀。激波噪聲由流動(dòng)中的不穩(wěn)定波與激波胞格結(jié)構(gòu)相互作用形成,其傳播方向?yàn)榱鲃?dòng)上游。為確定兩種噪聲的聲源區(qū)域,計(jì)算了同樣馬赫數(shù)1.95的完全膨脹超聲速噴流,與欠膨脹的情況相比,完全膨脹的超聲速射流在勢流核區(qū)域沒有激波胞格結(jié)構(gòu),因此預(yù)計(jì)其產(chǎn)生的向上游傳播的激波噪聲較弱。完全膨脹超聲速射流除采用與環(huán)境相匹配壓力條件外,即pj/p∞=1,完全膨脹噴流的其他邊界條件與計(jì)算設(shè)置均與欠膨脹噴流相同。 圖9分別展示了欠膨脹和完全膨脹噴流的渦量場及聲輻射。欠膨脹與完全膨脹射流均產(chǎn)生了向下游傳播的馬赫波聲輻射。馬赫波的聲源在噴流上游既已出現(xiàn),即源于剪切層區(qū),在向下游的對(duì)流過程中緩慢增長,在勢流核即將結(jié)束時(shí)聲源擾動(dòng)波開始快速增長并飽和,呈喇叭狀指向噴流下游輻射。除向下游輻射的馬赫波外,欠膨脹噴流還產(chǎn)生了指向上游的激波噪聲。在臨近勢流核結(jié)束的下游區(qū),由于此處湍流得到充分發(fā)展,激波胞格還未消失,使得兩者同時(shí)存在并非線性作用形成激波噪聲源。由于馬赫波輻射和激波噪聲兩者的產(chǎn)生區(qū)域及機(jī)制均不相同,因此聲波頻率相異且相互獨(dú)立傳播。 圖9 瞬時(shí)渦量場和聲壓場Fig.9 Instantaneous vorticity field and acoustic field 對(duì)于完全膨脹噴流,如圖9(b)所示,勢流核中未形成激波胞格結(jié)構(gòu),因此只產(chǎn)生了在下游的馬赫波輻射。 采用文獻(xiàn)[27]提供的縮比定律外推遠(yuǎn)場整體聲壓級(jí)(Overall Sound Pressure Level, OASPL) OASPLscaled=OASPLpresent-20lg(R/Rpresent)+ 80lg(Ma/Mapresent) (13) 式中:R為以噴口為圓心的半徑表示遠(yuǎn)場觀測點(diǎn)位置;OASPLscaled為縮比后的OASPL;Rpresent、OASPLpresent和Mapresent為聲壓取樣點(diǎn)的位置、整體聲壓級(jí)和馬赫數(shù)。聲壓取樣位置Rpresent均大于15,以保證位于線性聲傳播區(qū),滿足縮比定律外推遠(yuǎn)場OASPL的適用性。遠(yuǎn)場觀測位置設(shè)定在以噴口為圓心,R=146.4為半徑,噴流流向軸逆時(shí)針旋轉(zhuǎn)的圓弧上。如圖10和文獻(xiàn)[18,26]對(duì)比表明,本文在下游或低方位角馬赫波輻射引起的指向性特征及聲壓級(jí)水平均吻合的較好,但低估了上游或高方位角的激波噪聲水平,關(guān)于激波噪聲損失的原因仍有待進(jìn)一步研究。整體而言,本文LES 準(zhǔn)確捕捉了欠膨脹超聲速噴流中馬赫波輻射和激波噪聲兩主導(dǎo)聲波特性。 圖10 欠膨脹噴流遠(yuǎn)場整體聲壓級(jí)對(duì)比Fig.10 Comparison of OASPL of underexpanded jet 圖11對(duì)典型位置聲場和流場的頻譜進(jìn)行了分析。|p′|為壓力脈動(dòng)幅值;|v′|為徑向脈動(dòng)速度的幅值。如圖11(a)所示,在欠膨脹噴流x-y(z=0)平面上,獲得分別代表高方位聲場(10,15,0)、垂直方位聲場(30,15,0)和低方位聲場(45,15,0)的3點(diǎn)處的聲壓頻譜曲線,其中頻率以歸一化Strouhal數(shù)表征。在低方位聲場(45,15,0)存在顯著的主導(dǎo)頻率StM=0.33,該頻率與垂直方位(30,15,0)的聲場低主頻完全一致,即馬赫波輻射頻率。垂直方向聲場(30,15,0)具有兩個(gè)主頻,分別對(duì)應(yīng)激波噪聲和馬赫波輻射頻譜,表明該位置同時(shí)受這2種聲機(jī)制影響。高方位(10,15,0)聲場存在一個(gè)顯著主導(dǎo)頻率(約Sts=0.19),即是激波噪聲主頻。與圖11(b)噴流中心線激波胞格-湍流相互作用區(qū)的x=37位置徑向脈動(dòng)速度頻譜對(duì)比發(fā)現(xiàn),高方位激波噪聲頻率與其脈動(dòng)頻率(約St=0.18)非常一致,進(jìn)一步證實(shí)激波噪聲源自噴流勢流核末端激波胞格-湍流相互作用區(qū)。 圖11 欠膨脹噴流聲場和流場頻譜分析Fig.11 Analysis of acoustic and flow spectrum in underexpanded jet 1) 針對(duì)噴流平均流、湍流脈動(dòng)及聲場進(jìn)行計(jì)算統(tǒng)計(jì),并與文獻(xiàn)中試驗(yàn)和數(shù)值結(jié)果對(duì)比,表明本文LES方法計(jì)算可靠,可應(yīng)用于超聲速噴流流場演化及聲產(chǎn)生機(jī)制數(shù)值分析。 2) 超聲速噴流具有狹長的勢流核區(qū)和湍流剪切層演化區(qū),在勢流核末端存在一個(gè)輪廓較清晰的胞格結(jié)構(gòu),相應(yīng)區(qū)間內(nèi)湍流逐漸侵入勢流核,激波胞格與湍流剪切層之間產(chǎn)生強(qiáng)非線性作用。之后,剪切層浸沒整個(gè)勢流核區(qū),胞格結(jié)構(gòu)消失。 3) 馬赫波聲源沿剪切層向下游緩慢增長,在勢流核即將結(jié)束時(shí)快速增長至飽和,并呈喇叭狀向下游輻射。通過與完全膨脹射流噪聲結(jié)果比較驗(yàn)證了激波噪聲由勢流核結(jié)束區(qū)激波胞格-湍流非線性相互作用產(chǎn)生,流場和聲場脈動(dòng)頻譜分析結(jié)果也印證了其聲源與勢流核即將結(jié)束區(qū)流動(dòng)相關(guān)。 [1] TAM C K W. 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Reston: AIAA, 2006. 馮峰男, 博士, 工程師, 主要研究方向: 計(jì)算氣動(dòng)聲學(xué)、 計(jì)算流體力學(xué)。 Tel.: 010-88534185 E-mail: ffeng911@126.com 郭力男, 博士, 工程師, 主要研究方向: 非定常流動(dòng)、 計(jì)算氣動(dòng)聲學(xué)。 Tel.: 010-88534185 E-mail: gargo@sina.com 王強(qiáng)男, 博士, 研究員, 主要研究方向: 流動(dòng)穩(wěn)定性與流動(dòng)控制、 計(jì)算流體力學(xué)。 Tel.: 010-68743314 E-mail: qwang327@163.com *Correspondingauthor.Tel.:010-68743314E-mail:qwang327@163.com NumericalinvestigationofacousticradiationfromMachnumber1.95supersonicunderexpandedjet FENGFeng,GUOLi,WANGQiang* ChinaAcademyofAerospaceAerodynamics,Beijing100074,China AcousticradiationfromasupersonicunderexpandedjetwithadesignedexitMachnumber1.95isinvestigatedusinglargeeddysimulation(LES).Bycomparingthestatisticalresultsofthemeanflowandtheturbulencefluctuationofthejet,weverifytheaccuracyofthenumericalmethod.Wecarryoutadetailedanalysisoftheflowcharacteristicofthesupersonicjetflow,andpayparticularattentiontotheinteractionbetweenshock-cellandturbulence.Accordingtothecorrelationbetweenjetdynamicanditsacousticfield,thefeaturesandgenerationmechanismsofMachwaveradiationandbroadbandshockassociatednoisefromthejetarecarefullyanalyzed.Numericalresultsshowtheshearlayerdynamicevolutionandtheinteractionbetweenshock-cellandturbulenceconstitutethemajornoisesourcesofthesupersonicunderexpandedjet. supersonicunderexpandedjet;Machwaveradiation;broadbandshocknoise;shock-turbulenceinteraction;largeeddysimulation 2015-11-09;Revised2015-12-10;Accepted2015-12-25;Publishedonline2016-01-111455 URL:www.cnki.net/kcms/detail/11.1929.V.20160111.1455.004.html NationalNaturalScienceFoundationofChina(11302215) 2015-11-09;退修日期2015-12-10;錄用日期2015-12-25; < class="emphasis_bold">網(wǎng)絡(luò)出版時(shí)間 時(shí)間:2016-01-111455 www.cnki.net/kcms/detail/11.1929.V.20160111.1455.004.html 國家自然科學(xué)基金 (11302215) * .Tel.:010-68743314E-mailqwang327@163.com 馮峰, 郭力, 王強(qiáng). 馬赫數(shù)1.95超聲速欠膨脹噴流聲輻射數(shù)值分析J. 航空學(xué)報(bào),2016,37(11):3273-3283.FENGF,GUOL,WANGQ.NumericalinvestigationofacousticradiationfromMachnumber1.95supersonicunderexpandedjetJ.ActaAeronauticaetAstronauticaSinica,2016,37(11):3273-3283. http://hkxb.buaa.edu.cnhkxb@buaa.edu.cn 10.7527/S1000-6893.2015.0365 V411.3 A 1000-6893(2016)11-3273-112 湍流統(tǒng)計(jì)與結(jié)果驗(yàn)證
3 流場演化
4 聲場分析
5 結(jié) 論