关键词: 熵层；扫掠激波/ 湍流边界层干扰； 锥形相似； 旋涡；总压损失
引 言
扫掠激波/湍流边界层干扰广泛存在于超/高 超声速飞行器的内外流场中 ，ꎬ 如机身/机翼、机身/尾翼以及推进系统的进气道等装置[１] 。 相比之下， 由于管道的束缚效应以及多激波/湍流边界层干扰 区的相互影响，进气道中的扫掠激波/湍流边界层 干扰问题更为突出， 其通常是由进气道前体外压激波或唇罩内压激波与侧壁边界层干扰形成，当 扫掠激波强度足够大时， 将在进气道侧壁上诱导产 生大尺度的三维流动分离 。使当地的低能流堆积， 形成局部高热流区 ， 对进气道的气动性能和结构强 度均有不利的影响， 此外 ， 唇罩处的扫掠激波/湍 流边界层干扰诱导产生的横向二次流在进气道内 通道中会进一步发展出大尺度的角涡[２]。 将显著增 大进气道出口的总压损失和畸变 ， 因此 ，， 深入认识 扫掠激波/湍流边界层干扰流动特性并对其施加一 定的控制 ，对于提高超/高超声速进气道的综合性 能具有重要意义。
为了研究扫掠激波/湍流边界层干扰形成的分 离模式， 国内外学者开展了大量的实验和数值仿真 研究[３￣ １０]， 其中 Ａｌｖｉ 等[９￣ １０] 利用平面激光散射技术 和阴影法 。 对扫掠激波/湍流边界层干扰现象进行 了系统性的实验研究 ，根据激波法向 Ｍａｃｈ 数Ｍａ ｎ＝ Ｍａ０ ｓｉｎβ ， 将此类流动分为 ５ 种模式 : １) 未分离状态 ( Ｍａ ｎ ≤１ . ２) ，２) 主分离状态 ( １ . ２ ≤ Ｍａ ｎ ≤ １ . ５ ) ，３) 二次分离状态( １ .５≤Ｍａ ｎ ≤１ .９) ，４) 射流区正激 波状态 ( １ . ９ ≤ Ｍａ ｎ ≤ ２. １ ) ，５ ) 超 声 速 回 流 状 态 ( Ｍａ ｎ ≥２ . １) ，这 ５ 种干扰模式也被其他人的实验 和仿真结果所证实[１１￣ １３] ， Ｔｏｋｅｎ[１４] 和 Ｋｕｂｏｔａ 等[１５] 先后通过大量的实验研究 。 获得了扫掠激波/湍流 边界层干扰的三维流动模型 ， 研究结果表明对于直 立尖鳍/平板构型形成的扫掠激波/湍流边界层干 扰 ，整个干扰区由一个位于分离线和再附线之间的 大尺度锥型分离涡主导。 其中分离线位于无黏激波 的上游， 再附线靠近尖鳍/平板的拐角， 近些年， 由于实验技术和仿真手段的进步。 国内外学者利用 背景导向纹影、全光成像、粒子图像测速法、基于 纳米粒子的平面激光散射等先进实验技术和大涡 模拟高精度数值仿真方法获得更为精细的扫掠激 波/湍流边界层干扰三维流动结构[１６￣２１] ， Ｔｏｋｅｎ 和 Ｋｕｂｏｔａ 等提出的流动模型均表明。 平板上的大尺度 分离涡具有锥形结构， 其分离线和再附线在尖鳍的 上游交于一点 ， 随后众多学者对尖鳍/平板流动的 准锥形特性进行了一系列的验证[２２￣３３] ，结果表明 ， 除了紧靠尖鳍前缘的初始区域外。 尖鳍/平板流动 具有锥形特性 ， 平板表面的分离线、再附线、上游 影响线以及无黏激波轨迹均交于尖鳍上游的同一 虚拟锥原点(ｖｉｒｔｕａｌ ｃｏｎｉｃａｌ ｏｒｉｇｉｎ ， ＶＣＯ) ， 从 ＶＣＯ 发出的同一条射线上的流动参数保持不变 。
相比于单扫掠激波/湍流边界层干扰 ,国内外 学者对于双扫掠激波/湍流边界层干扰现象的研究 相对较晚 . 其中国外的学者主要研究了异侧双尖 鳍产生的交叉双扫掠激波/湍流边界层干扰[３４￣４６], 并获得了交叉双扫掠激波/湍流边界层干扰形成的 分离模式和三维流动结构. 而国内的学者主要针 对同侧双尖鳍产生的连续双扫掠激波/湍流边界层 干扰开展研究[４７￣５０] .研究结果表明连续双扫掠激 波/湍流边界层干扰形成的两个干扰区存在明显的 相干现象. 虽然第 １ 道扫掠激波/湍流边界层干扰 流动仍具有典型的准锥形相似特性, 但受非均匀流 ( 由干扰所形成) 的影响 . 第 ２ 道扫掠激波/湍流边 界层干扰却不再具有准锥形相似特性[４７].
通过以上论述可以发现 , 目前对于扫掠激波/ 湍流边界层干扰的研究主要集中在扫掠激波与理 想湍流边界层两者之间的相互干扰 , 极少关注到外 界其他因素的介入对扫掠激波/湍流边界层干扰特 性的影响 . 而实际超/高超声速进气道设计时 ,为 了有效减小驻点热流 , 进气道的侧板前缘需要钝化 处理 ,超/高超声速气流在钝化的侧板前缘将形成 脱体的弓形激波. 在前驻点处是正激波 , 随远离钝 板前缘, 激波曲率变小, 由于来流的各条流线穿过 激波后熵增不同且在无黏区熵沿流线不变 . 钝板前 缘被一层高熵梯度流体包围 . 该流体离开激波后 经历了一个膨胀加速过程, 压力和密度减小 , 而速 度增大 .这层穿过前缘弓形激波且位于边界层以 外的高熵梯度有旋流体. 称为熵层[５１￣５２] , 因此 , 进 气道侧板前缘的熵层必将会对下游的扫掠激波/湍 流边界层干扰产生一定影响. 前期 ,Ｂｏｒｏｖｏｙ 等[５３] 结合实验和仿真手段重点研究了熵层对扫掠激波/ 湍流边界层干扰区的换热和压力特性影响. 但遗憾 的是, 其未系统地关注到熵层的引入对扫掠激波/ 湍流边界层干扰形成的三维流动结构和准锥形相 似特性的影响 . 为此, 有必要进一步系统地开展考 虑熵层效应的扫掠激波/湍流边界层干扰特性研究 .
本文从实际进气道中抽象出尖鳍/钝板物理模 型, 细致地研究了考虑熵层效应的扫掠激波/湍流 边界层干扰现象 . 并与尖鳍/尖前缘平板形成的理 想扫掠激波/湍流边界层干扰现象进行对比分析, 以期获得熵层效应对扫掠激波/湍流边界层干扰的 影响规律, 揭示原有理论的适用性 , 为实际进气道 的设计和流动控制提供理论依据 .
１ 物理模型与计算方法
１.１ 数值仿真方法
本文采用商用 ＣＦＤ 软件 Ｆｌｕｅｎｔ 进行三维流场仿真计算ꎬ 选用由 Ｍｅｎｔｅｒ [５４]发展的k￣w ＳＳＴ 湍流模型ꎮ 该模型在近壁区域采用 Ｗｉｌｃｏｘk￣w 模型进行模拟ꎬ 而在外层采用标准的 k￣e 模型ꎬ 具有优良的鲁棒性ꎬ 计算量和 k￣e 模型相当ꎬ 特别适合逆压梯度诱导的分离流动模拟ꎮ 仿真计算中ꎬ 无黏对流通量采用 Ｒｏｅ 格式分裂ꎬ 在求解界面左右态值时应用ＭＵＳＣＬ 格式进行插值处理ꎻ 采用隐式格式进行时间推进以加速收敛ꎬ 对控制方程采用 ２ 阶迎风格式进行离散ꎬ 分子黏性系数则采用 Ｓｕｔｈｅｒｌａｎｄ 公式进行求解ꎮ利用 ＩＣＥＭ 软件对计算域进行网格划分ꎬ 采用结构化网格填充ꎬ 为了满足湍流模型对近壁 ｙ＋以及精确捕捉激波的要求ꎬ 在近壁区域以及激波附近进行局部加密ꎮ 仿真中的壁面均采用无滑移处理方式ꎬ 进口采用自由流边界ꎬ 出口给定压力出口边界ꎬ 出口静压设定为自由来流静压ꎮ 仿真过程中监控计算域出口的流量以及流量加权平均的压力和Ｍａｃｈ 数ꎬ 当监控的参数不再变化时认为流场已经收敛并稳定ꎮ
１.２ 算例验证
为了检验上述仿真方法的准确性ꎬ 利用文献[２５]中的扫掠激波/ 湍流边界层干扰实验结果ꎬ 对本文采用的仿真方法进行校验ꎮ 图 １ 给出了文献[２５]中实验模型的主要几何尺寸以及测点的位置ꎮ实验来流 Ｍａｃｈ 数为 ２.９１ꎬ 边界层厚度 δ０ ＝ ５ ｍｍꎬ表 １ 给出了详细的实验来流条件ꎮ 该实验中详细测量了 ７ 个栈位的侧滑角、 Ｐｉｔｏｔ 压的分布ꎮ 图 ２ 对比了 ＣＦＤ 仿真结果和实验结果ꎮ 从图中可以看到ꎬ
仿真得到的侧滑角和 Ｐｉｔｏｔ 压ꎬ 特别是在干扰区内ꎬ均与实验结果吻合很好ꎬ 说明本文采用的仿真方法能准确模拟这种复杂的扫掠激波/湍流边界层干扰现象ꎬ可利用该方法开展本文后续的研究
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结 论
本文将实际超/高超声速进气道内的前体/唇 罩扫掠激波/侧壁边界层干扰问题抽象并简化成直 立尖鳍/钝前缘平板构型， 并针对该构型采用仿真 方法系统地研究了考虑熵层效应的扫掠激波/湍流 边界层干扰现象， 得到的主要结论如下 :
１) 平板前缘钝化将引入熵层， 且下游熵层厚 度随着钝化半径的增大而增加， 下游边界层厚度也 会随着引入熵层厚度的增加而增加 .
２) 熵层的引入并不改变扫掠激波/湍流边界层 干扰固有的准锥形相似特性， 也不会改变 ＶＣＯ 的 位置， 仅会改变干扰形成的上游影响线和分离线的 角度， 但再附线的位置基本不受熵层影响 ꎻ 且随着 熵层厚度的增加， 上游影响线和分离线的角度逐渐 增大， 干扰区的范围随之增大 .
３) 熵层会改变扫掠激波/湍流边界层干扰形成 的锥形主旋涡、角涡的尺度以及 λ 波位置， 且随着 熵层厚度的增加， 主旋涡和角涡尺度也随之增大 .上游熵层的引入增大了扫掠激波/湍流边界层干扰 区的总压损失， 但其主要是由干扰区上游的平板前 缘脱体激波、平板边界层和熵层发展引起的损失， 而扫掠激波/湍流边界层干扰自身造成的相对总压 损失并不受上游熵层的影响.
参考文献 略
