基于DES方法的高超聲速激波/邊界層干擾的雙微楔控制數(shù)值研究

董祥瑞， 陳耀慧， 董剛， 劉怡昕

南京理工大學(xué) 瞬態(tài)物理重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室， 南京　210094

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基于DES方法的高超聲速激波/邊界層干擾的雙微楔控制數(shù)值研究

董祥瑞， 陳耀慧*， 董剛， 劉怡昕

南京理工大學(xué) 瞬態(tài)物理重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室， 南京210094

高超聲速飛行器在流場(chǎng)中通常會(huì)伴隨激波/邊界層干擾(SWBLI)，其引發(fā)的流動(dòng)分離將導(dǎo)致進(jìn)氣道性能下降。采用湍流離散渦模擬(DES)方法、結(jié)合有限體積離散方法與自適應(yīng)網(wǎng)格加密(AMR)技術(shù)對(duì)來流馬赫數(shù)為7.0的流場(chǎng)中SWBLI誘導(dǎo)的流動(dòng)分離進(jìn)行數(shù)值模擬，并分別采用單、雙微楔對(duì)其進(jìn)行控制。針對(duì)流場(chǎng)結(jié)構(gòu)、近壁面流向速度、壓力梯度及總壓損失等參數(shù)，分析討論了不同雙微楔流向安裝位置對(duì)SWBLI的控制效果。研究結(jié)果表明：雙微楔產(chǎn)生的流向渦對(duì)與渦對(duì)之間的相互誘導(dǎo)促進(jìn)了各自流向渦對(duì)之間的卷吸作用，使得雙微楔對(duì)分離氣泡的消除效果優(yōu)于單只微楔；流動(dòng)總壓損失系數(shù)隨著微楔后緣與分離氣泡中心的距離的減小呈先減小后增加的趨勢(shì)；綜合討論流向渦強(qiáng)度與形狀阻力的影響，得到了雙微楔最佳流向安裝位置。

高超聲速； 激波/邊界層干擾； 分離氣泡； 雙微楔； 流向渦

在超聲速及高超聲速流場(chǎng)中，飛行器表面凸起器件所產(chǎn)生的激波與其邊界層相互作用誘導(dǎo)的流動(dòng)分離，對(duì)其表面及發(fā)動(dòng)機(jī)工作性能將產(chǎn)生不良影響，例如局部壓力和熱載荷升高、飛行阻力增加、升力降低、總壓損失增加甚至造成發(fā)動(dòng)機(jī)無法啟動(dòng)等。因此，流動(dòng)分離及控制技術(shù)對(duì)超聲速及高超聲速飛行器的研制與性能優(yōu)化具有重要意義。同時(shí)，激波/邊界層相互作用所誘發(fā)的復(fù)雜流動(dòng)現(xiàn)象及控制機(jī)理涉及流體力學(xué)、空氣動(dòng)力學(xué)、熱力學(xué)等諸多領(lǐng)域，具有十分重要的研究意義。

激波/邊界層干擾(SWBLI)現(xiàn)象最早發(fā)現(xiàn)于1939年，F(xiàn)erri和Atti[1]在超聲速風(fēng)洞試驗(yàn)中首次觀察到機(jī)翼后緣附近SWBLI導(dǎo)致的邊界層分離現(xiàn)象。1971年，MacCormack[2]首次開展了數(shù)值模擬方面的工作，其關(guān)于二維及三維壓縮拐角誘導(dǎo)的激波與層流邊界層相互作用的模擬取得了突破性的進(jìn)展。目前針對(duì)SWBLI現(xiàn)象的控制主要有邊界層吹除[3]、吹吸[4-5]、循環(huán)控制[6]、等離子體控制[7-8]以及渦流發(fā)生器控制[9-10]等方式，其中，被動(dòng)式微型渦流發(fā)生器(MVG)以其構(gòu)造簡(jiǎn)單、安裝方便、無需供電、性價(jià)比高、低附加阻力、控制效率高等優(yōu)點(diǎn)成為近幾年的研究熱點(diǎn)。初步研究表明，此類MVG的高度約為0.1～0.5倍邊界層厚度，可增加邊界層底層的流體能量，減少逆壓梯度形成，延緩邊界層流體分離，且不產(chǎn)生大的附加阻力。2006年，Anderson等[11]通過采用響應(yīng)面模型的實(shí)驗(yàn)方法，在雷諾Navier-Stokes(RANS)基礎(chǔ)上對(duì)馬赫數(shù)2.0來流條件下的3種渦流發(fā)生器——標(biāo)準(zhǔn)微葉片(Micro-vane)、錐形微葉片和標(biāo)準(zhǔn)微楔(Micro-ramp)進(jìn)行構(gòu)型參數(shù)優(yōu)化。此后，Lee等[12]分別利用RANS方法、大渦模擬(LES)方法以及單調(diào)積分大渦模擬(MILES)方法進(jìn)行了超聲速條件下微楔的相關(guān)研究，得出LES能夠更好地模擬瞬時(shí)流場(chǎng)；同時(shí)比較了BR(基本微楔模型)、HR(微楔高度為BR的50%)和HRD(微楔高度為BR的50%，且尾緣位于初始位置與激波入射點(diǎn)的中心)3種微楔模型的控制效果，發(fā)現(xiàn)由于BR模型高度高于邊界層超聲速區(qū)域，將會(huì)導(dǎo)致總壓損失的增加以及渦旋的快速脫落。因此，后兩種微楔模型比BR的控制效果更好。Titchener等[13]于2013年通過實(shí)驗(yàn)分析了不同MVG配置對(duì)激波邊界層作用的影響，得出相同尺寸及安裝位置的微葉片相比微楔與微射流渦流發(fā)生器的控制效果更理想，不但能將中心位置的分離區(qū)域完全移除，而且邊界層表面壓力與總壓恢復(fù)也有很好的改善。Sharma與Ghosh[14]在基于一種新型MVG(開槽楔形塊)對(duì)來流馬赫數(shù)為2.5的超聲速流場(chǎng)的SWBLI控制研究中指出，這種新型MVG控制效果比標(biāo)準(zhǔn)MVG更好，且適當(dāng)增加MVG裝置高度與槽道直徑可以提高其控制效果。之后，不少學(xué)者集中于各種MVG的尾流結(jié)構(gòu)的研究。文獻(xiàn)[15-17]在激波與渦環(huán)結(jié)構(gòu)的相互作用研究中指出，MVG誘導(dǎo)的流向渦與K-H渦對(duì)SWBLI的控制均可起到積極作用，然而K-H 渦結(jié)構(gòu)比流向渦更穩(wěn)定，可維持其形狀直至穿透激波邊界層作用區(qū)；不同入口流動(dòng)條件會(huì)對(duì)環(huán)形結(jié)構(gòu)的形狀、渦來源、動(dòng)量虧損區(qū)及流向速度剖面產(chǎn)生至關(guān)重要的影響。國(guó)內(nèi)學(xué)者張瑜等[18]對(duì)跨聲速流場(chǎng)中激波邊界層干擾的開孔控制進(jìn)行了深入研究，結(jié)果表明，不同空腔深度的開孔壁和導(dǎo)管連通壁均可對(duì)壁面激波與邊界層的相互作用實(shí)現(xiàn)被動(dòng)控制，使得沿翼型表面的馬赫數(shù)峰值、逆壓力梯度和激波強(qiáng)度明顯減小。劉剛等[19]利用RANS方法對(duì)葉片式渦流發(fā)生器進(jìn)行了數(shù)值模擬，探討了渦流發(fā)生器的安裝方式、剖面形狀、幾何尺度等因素對(duì)分離流動(dòng)控制的影響。薛大文等[20-21]采用LES方法和沉浸邊界法(IBM)，數(shù)值模擬了微型三角楔超聲速繞流特性與其控制作用下的翼型繞流，揭示了微楔改變超聲速流體邊界層結(jié)構(gòu)的控制機(jī)理。此外，褚胡冰等[22]提出了渦流發(fā)生器在飛機(jī)增升裝置中的應(yīng)用及數(shù)值模擬方法研究。

盡管國(guó)內(nèi)外學(xué)者對(duì)SWBLI控制技術(shù)進(jìn)行了大量的數(shù)值與實(shí)驗(yàn)研究，例如跨聲速、超聲速條件下主、被動(dòng)渦流發(fā)生器的控制機(jī)理以及渦流發(fā)生器誘導(dǎo)的渦系結(jié)構(gòu)與邊界層流動(dòng)特性等，其中來流馬赫數(shù)處于0.8～3.5之間較為多見。然而有關(guān)高超聲速(來流馬赫數(shù)Ma∞>5.0)流場(chǎng)中SWBLI誘導(dǎo)的流動(dòng)分離邊界層結(jié)構(gòu)、壓力梯度、總壓損失等特性及雙微楔控制機(jī)理研究的文章鮮有報(bào)道。本文采用離散渦模擬(DES)方法、結(jié)合有限體積離散方法與自適應(yīng)網(wǎng)格加密(AMR)技術(shù)對(duì)來流馬赫數(shù)為7.0的流場(chǎng)中SWBLI所誘導(dǎo)的流動(dòng)分離的微楔控制進(jìn)行數(shù)值計(jì)算；相比Ma∞<5.0的超聲速流動(dòng)，從網(wǎng)格尺度、流場(chǎng)邊界條件以及激波發(fā)生器等幾何模型方面進(jìn)行完善。對(duì)比分析單、雙微楔的控制機(jī)理，并基于邊界層流向速度、壓力梯度及總壓損失等參數(shù)討論流向安裝位置對(duì)流動(dòng)分離控制效果的影響。

1　數(shù)學(xué)模型與數(shù)值方法

1.1數(shù)學(xué)模型

本文重點(diǎn)研究SWBLI控制機(jī)理與控制效果，采用三維可壓Navier-Stokes方程為

(1)

(2)

(3)

式中：ρ為氣體密度；xi、vi與fi分別為坐標(biāo)、速度分量與受力，i=1、2、3表示3個(gè)笛卡兒方向；pij=-pδij+τij為壓應(yīng)力張量和黏性應(yīng)力張量之和，p為壓力，δij為克羅內(nèi)克符號(hào)，τij=λskkδij+2μsij為黏性應(yīng)力張量，λ和μ分別為第二黏性系數(shù)和動(dòng)力學(xué)黏性系數(shù)，sij為變形速度對(duì)稱張量；κ與T分別為熱傳導(dǎo)系數(shù)和溫度；e為單位質(zhì)量的內(nèi)能；q為由于輻射等原因在單位時(shí)間內(nèi)傳入單位質(zhì)量的熱量。本文設(shè)定氣體為理想氣體，則有狀態(tài)方程：p=ρRT，R為氣體常數(shù)。

1.2計(jì)算方法

DES作為一種RANS/LES耦合的分離渦模型，結(jié)合LES和RANS的優(yōu)點(diǎn)，其湍流模型在網(wǎng)格足夠密的區(qū)域采用LES中的亞格子應(yīng)力模型，在其他區(qū)域采用RANS模型。本文在剪切應(yīng)力傳輸(SST)k-ω湍流模型的基礎(chǔ)上采用DES方法數(shù)值模擬了高超聲速(Ma=7.0)條件下SWBLI誘導(dǎo)的流動(dòng)分離流場(chǎng)。SSTk-ω湍流模型方程為

(4)

(5)

式中：k為湍動(dòng)能；ω為比耗散率；ui為速度分量；lk -ω為湍流尺度；μ′和μτ分別為層流黏性系數(shù)與湍流黏性系數(shù)；σk、σω、Cω、σω2和βω為模式參數(shù)；Pk和Pω為湍流生成項(xiàng)[23]。其中，湍流黏性系數(shù)為

(6)

式中：a1為模型常數(shù)；Ω為渦量絕對(duì)值；F1和F2為開關(guān)函數(shù)。采用DES模型進(jìn)行計(jì)算時(shí)，需將湍流尺度lk -ω=k1/2/(β*ω)替換成lDES=min (lk -ω，CDESΔ)，其中CDES與β*均為常數(shù)，Δ=max(Δx, Δy, Δz)為網(wǎng)格單元的最大邊長(zhǎng)，Δx、Δy和Δz分別為單元網(wǎng)格在x、y和z方向上的長(zhǎng)度(x、y和z分別為流向、展向和法向)。當(dāng)湍流尺度小于Δ時(shí)，采用SST兩方程模型；當(dāng)湍流尺度大于Δ時(shí)，則采用LES模型。各常數(shù)取值如下：CDES=0.78，β*=0.09。將上述數(shù)學(xué)模型進(jìn)行無量綱處理并用有限體積法進(jìn)行離散，對(duì)流項(xiàng)采用三階MUSCL差分格式，時(shí)間推進(jìn)采用三階精度的龍格-庫塔法。

1.3計(jì)算模型

本文采取7種不同微楔配置(Case 1～Case 7)對(duì)SWBLI流場(chǎng)進(jìn)行控制，微楔個(gè)數(shù)n、高度h及其流向安裝位置Xp(微楔尾緣與分離氣泡中心的流向距離)的設(shè)定見表1，其中Case 8為無控流場(chǎng)(無微楔控制)，δ′=0.6 mm為無控流場(chǎng)中分離氣泡的高度。其他幾何參數(shù)參考Anderson等[11]提出的最佳構(gòu)型參數(shù)設(shè)定：半角Ap=24°，弦長(zhǎng)c=7.2h，間距s=7.5h，如圖1所示。以分離氣泡高度無量綱化流場(chǎng)幾何空間：Lx×Ly×Lz=33.3×10.0×8.3，激波發(fā)生角為α=20°，來流馬赫數(shù)為Ma=7.0，雷諾數(shù)為Re≈5.03×106，邊界條件的設(shè)定參考文獻(xiàn)[12]。圖2為流場(chǎng)空間內(nèi)微楔附近自適應(yīng)加密后的網(wǎng)格，以壓力梯度作為判定依據(jù)，初始網(wǎng)格節(jié)點(diǎn)數(shù)為224×160×80，其中最小網(wǎng)格尺寸為Δz=0.002 mm，庫朗數(shù)CFL為0.4。

表1　幾何模型參數(shù)

圖1　雙微楔幾何構(gòu)型Fig.1　Geometric configuration of double micro-ramps

圖2　流場(chǎng)自適應(yīng)網(wǎng)格Fig.2　Adaptive grid of flow field

1.4數(shù)值方法驗(yàn)證

為驗(yàn)證上述數(shù)值方法可靠性，本文引用美國(guó)Lee等[12]的LES模擬結(jié)果及其采用的WPAFB[12]試驗(yàn)結(jié)果進(jìn)行對(duì)比討論。風(fēng)洞試驗(yàn)段馬赫數(shù)為Ma=3.0， 來流壓力為p∞=7.076×104N·m-2，溫度為T=582.3 K。

本文選取Lee的無控流場(chǎng)(NR)模型進(jìn)行DES模擬，且流場(chǎng)幾何模型與初始條件、邊界條件等均與之一致。圖3為流場(chǎng)中流向位置x/δ*=86.2處的流向速度u與總壓p0沿法向z的分布，其中δ*=1.9 mm為邊界層位移厚度，u∞與p0∞分別為入口流向速度及入口總壓。在x/δ*=86.2截面處，其速度分布為未受干擾的邊界層流動(dòng)，對(duì)比本文模擬結(jié)果(實(shí)線)與Lee的試驗(yàn)和模擬結(jié)果可知，兩者具有相似性，尤其是速度剖面與Lee的結(jié)果較為吻合；總壓分布的模擬結(jié)果與Lee的數(shù)據(jù)相比有少許虧損，這是由于本文所模擬的無控流場(chǎng)所受入口激波的影響相對(duì)較大，總壓損失稍有增加，然而此現(xiàn)象并不影響其變化趨勢(shì)，相似性依然可見，因此可驗(yàn)證該數(shù)值方法的可靠性。

圖3　x/δ*=86.2處的流向速度剖面與總壓分布Fig.3　Streamwise velocity profile and total pressure distribution at x/δ*=86.2

2　結(jié)果討論與分析

2.1單、雙微楔控制機(jī)理

圖4(a)和圖4(b)分別為表1中Case 1(單微楔)與Case 3(雙微楔)的流場(chǎng)流線與u/u∞=0等值面分布，微楔幾何尺寸相同。圖中流經(jīng)微楔后緣上表面的流體沿下游下沉并分流，并帶動(dòng)附近高能流體向下翻卷；然而流經(jīng)微楔兩側(cè)的流體沿下游向?qū)ΨQ中心面匯聚，并帶動(dòng)壁面附近分離氣泡內(nèi)低能流體向上抬升。這兩股流體分別經(jīng)過匯聚、分流等過程相互作用形成一對(duì)逆旋流向渦，將分離邊界層內(nèi)低能流體卷入上方高能流體，同時(shí)，將上方高能流體帶入分離邊界層內(nèi)，起到摻混的作用。微楔作用下的流場(chǎng)對(duì)稱面凸起就是低能流體被帶入邊界層上方的結(jié)果，且位于該渦對(duì)正下方的u/u∞=0等值面包裹下的分離氣泡向壁面凹陷，再附線向上游縮進(jìn)，可確定微楔能夠有效改善分離氣泡的形狀。然而與單微楔相比，雙微楔所誘導(dǎo)流向渦正下方的分離氣泡向下凹陷甚至消失，再附線也沿上游縮進(jìn)(見圖4(b))。

為進(jìn)一步分析上述雙微楔相互促進(jìn)的機(jī)理，本文在Case 1和Case 3流場(chǎng)下游x/δ′=18.3處切片得到流向速度u與展向速度v的等值分布，如圖5所示。從圖5(a)中可以看出，與Case 1相比，Case 3下的流場(chǎng)動(dòng)量虧損區(qū)和分離區(qū)域的控制效果具有明顯優(yōu)勢(shì)。分析可得雙微楔控制機(jī)理(見圖6)為：兩微楔各自誘導(dǎo)一對(duì)流向渦，其旋轉(zhuǎn)方向如圖6所示的流向渦對(duì)1、2與3、4。由于2、3流向渦間隙有限，兩渦在邊界層上方不斷相遇，一同帶動(dòng)附近高速流體向壁面流動(dòng)，在近壁處相離(其運(yùn)動(dòng)趨勢(shì)可由圖5(b)展向速度分布分析得出，且兩渦對(duì)的不對(duì)稱性歸因于2、3渦的相互作用)。這兩渦相互誘導(dǎo)使得被帶入的高速流體促進(jìn)了低速流體的卷吸過程，同時(shí)也促進(jìn)了2、3渦與1、4渦對(duì)分離氣泡內(nèi)回流的抬升與摻混。由于這一系列促進(jìn)作用，最終使得兩渦對(duì)外側(cè)渦(1、4)的卷吸效果優(yōu)于單微楔誘導(dǎo)的流向渦。

圖4　微楔繞流結(jié)構(gòu)與工作機(jī)理Fig.4　Flow structure past micro-ramp and working mechanism

圖5　x/δ′=18.3切面處的速度等值分布Fig.5　Velocity contour plots on slice of x/δ′=18.3

圖6　雙微楔控制機(jī)理Fig.6　Control mechanism of double micro-ramps

2.2雙微楔流向位置對(duì)SWBLI的影響

圖7為表1所列Case 2～Case 7流場(chǎng)流向速度u/u∞=0的等值面分布。由Case 2～Case 5可知，微楔尾緣與分離氣泡中心流向距離Xp越小，控制面局部分離程度減緩效果越明顯，分離氣泡流向尺寸越??；然而當(dāng)Xp減小到一定程度后(Case 6和Case 7)，雙微楔尾緣越靠近分離區(qū)域，其自身附加阻力作用于分離區(qū)域所產(chǎn)生的消極影響越明顯，具體表現(xiàn)為分離區(qū)域的展向擴(kuò)增從微楔對(duì)稱面起始向兩側(cè)蔓延，流向則向來流反方向擴(kuò)增。綜上可知，Case 3之前(Xp>8.17δ′)的雙微楔距離分離區(qū)域中心處較遠(yuǎn)，控制效果不明顯；Case 5以后(Xp<6.50δ′)的雙微楔由于與氣泡內(nèi)回流距離過近，其因附加形狀阻力在后緣近壁處產(chǎn)生的回流與分離氣泡內(nèi)回流相互影響，附加阻力對(duì)分離氣泡的消極作用多于流向渦產(chǎn)生的積極作用，不能起到延緩邊界層分離的效果。

圖7　流場(chǎng)流向速度等值面(u/u∞=0)Fig.7　Iso-surface of streamwise velocity (u/u∞=0)

圖8為Case 2～Case 8流場(chǎng)邊界層底層一法向截面在控制面上的壓力梯度dp/dx沿x方向的變化曲線。由圖中Case 8無控情況可知，由于激波入射作用，邊界層內(nèi)流體壓力梯度在x/δ′=17處(標(biāo)記①)開始迅速增加，逆壓梯度出現(xiàn)，證明此處為邊界層初始分離位置，因此逆壓梯度的出現(xiàn)與增加是導(dǎo)致邊界層分離的重要原因；此后，壓力梯度因流經(jīng)入射激波區(qū)域及膨脹波系區(qū)域先升高后降低，故壓力在激波入射點(diǎn)上方出現(xiàn)第一峰值(標(biāo)記②)；壓力梯度在x/δ′=19.5處再次出現(xiàn)陡升，在x/δ′=22.5處降至零壓力梯度，此時(shí)壓力出現(xiàn)第二峰值，可確定此處為邊界層再附的初始位置(標(biāo)記③)。分析Case 2～Case 7流場(chǎng)，隨著Xp的減小，微楔越靠近分離區(qū)域，微楔下游邊界層初始分離位置逐漸向下游移動(dòng)；然而當(dāng)Xp減小到一定程度之后，初始分離點(diǎn)反而向上游擴(kuò)張(標(biāo)記①)，尤其是Case 2和Case 7的初始分離位置已越過Case 8無控情況。此后，Case 5和Case 6的流場(chǎng)初始分離位置盡管有所延緩，逆壓梯度在整個(gè)分離氣泡區(qū)域劇烈增加，即在標(biāo)記②與③之間壓力陡升現(xiàn)象較嚴(yán)重。綜合分析微楔流向安裝位置對(duì)下游分離初始位置與分離中心逆壓梯度變化的影響可知，Case 3與Case 4的控制效果最好，即微楔尾緣流向位置與分離氣泡中心距離7.33δ′≤Xp≤8.17δ′時(shí)，雙微楔可達(dá)到減緩邊界層分離的控制效果。

圖8　壓力梯度沿x方向的變化曲線Fig.8　Variation curves of pressure gradient along x-axis

2.3基于不同雙微楔配置控制的流場(chǎng)總壓損失

總壓損失系數(shù)作為整個(gè)流場(chǎng)總壓損失程度的衡量，可定義為入口總壓p0_in與出口總壓p0_out的差值與動(dòng)壓的比值[24]，計(jì)算公式為

(7)

式中：U0為來流速度。

將流動(dòng)控制用于 SWBLI主要有兩個(gè)目的：抑制激波誘導(dǎo)的流動(dòng)分離和降低總壓損失。表2將Case 2～Case 8流場(chǎng)進(jìn)出口總壓值以及總壓損失系數(shù)進(jìn)行了對(duì)比，表中有控流場(chǎng)除Case 7之外，總壓損失相比Case 8無控流場(chǎng)均得到減少。根據(jù)微楔流向位置變化對(duì)總壓損失變化的影響，對(duì)比Case 2～Case 7的控制結(jié)果可知，總壓損失系數(shù)隨著微楔尾緣與分離氣泡中心距離Xp的減小呈先減小后增加的趨勢(shì)。這是由于微楔距離分離區(qū)域越近，所誘導(dǎo)的流向渦的初始段(渦強(qiáng)度較大)作用于分離氣泡的有效區(qū)域越大，對(duì)其總壓損失的減緩也越明顯；然而當(dāng)Xp減小到一定程度后，微楔因附加形狀阻力在后緣近壁處產(chǎn)生的回流與分離氣泡內(nèi)回流相互影響，附加阻力對(duì)分離氣泡的消極作用多于流向渦產(chǎn)生的積極作用，進(jìn)而增加了部分總壓損失。

表2流場(chǎng)控制前后總壓及總壓損失系數(shù)對(duì)比

Table 2Total pressure and total pressure loss coefficient of flow field before and after control

Modelp0＿in/(Pa·m2)p0＿out/(Pa·m2)Cpt/10-3Case212649．2051329．89863．2435Case312633．2771386．92113．2225Case412642．5521369．53033．2302Case512642．4151329．25963．2417Case612644．6921276．04753．2576Case712643．5751168．48903．2881Case812625．3511164．04403．2842

3　結(jié)　論

本文采用DES方法針對(duì)高超聲速流場(chǎng)中(Ma=7.0)的SWBLI誘導(dǎo)的流動(dòng)分離及雙微楔控制進(jìn)行了數(shù)值研究。

1) 微楔陣列可明顯改善高超聲速流場(chǎng)中分離邊界層，因其誘導(dǎo)的逆旋流向渦對(duì)分離邊界層內(nèi)低能流體與外部高能流體起到摻混的作用，使得流場(chǎng)分離區(qū)域流向速度剖面更飽滿，分離氣泡尺寸減小、邊界層穩(wěn)定性增加。

2) 由于雙微楔產(chǎn)生的流向渦對(duì)與渦對(duì)之間的相互誘導(dǎo)促進(jìn)了各自流向渦對(duì)之間的卷吸作用，使得雙微楔對(duì)分離氣泡的消除效果優(yōu)于單只微楔。

3)總壓損失系數(shù)隨著微楔后緣與分離氣泡中心的距離的減小呈先減小后增加的趨勢(shì)。

4) 綜合討論形狀阻力與流向渦強(qiáng)度對(duì)控制效果的影響，本文雙微楔最佳流向安裝位置為：7.33δ′≤Xp≤8.17δ′。

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董祥瑞女， 博士研究生。主要研究方向： 超聲速流動(dòng)分離及其控制。

E-mail: dongxr1154@126.com

陳耀慧男， 博士， 講師。主要研究方向： 流動(dòng)控制。

Tel: 025-84303236

E-mail: cyh873@163.com

董剛男， 博士， 研究員， 博士生導(dǎo)師。主要研究方向： 計(jì)算流體力學(xué)。

E-mail: dgvehicle@yahoo.com

劉怡昕男， 中國(guó)工程院院士， 博士生導(dǎo)師。主要研究方向： 武器系統(tǒng)及運(yùn)用。

E-mail: liuyixi@cae.cn

DES numerical study of shock wave/boundary layer interactions in hypersonic flows controlled by double micro-ramps

DONG Xiangrui, CHEN Yaohui*, DONG Gang, LIU Yixin

National Key Laboratory of Transient Physics, Nanjing University of Science & Technology, Nanjing210094, China

Shock wave/boundary layer interaction (SWBLI) is a ubiquitous phenomenon encountered in hypersonic flow field, which can induce flow separation and lead to performance degradation of hypersonic inlet. Detached-eddy simulation (DES) and finite volume method have been used with the adaptive mesh refinement (AMR) technology to simulate the flow separation induced by SWBLIs in hypersonic flow atMa∞=7.0, which have been respectively controlled by single and double micro-ramps. The control effects of micro-ramps with different streamwise installation positions on flow separation have been discussed based on the flow structure, near-wall streamwise velocity, pressure gradient and total pressure loss. The numerical results show that the reciprocal induction among the vortices pairs generated by these two micro-ramps shows the promoting effects on vortices entrainment generated by each micro-ramp, consequently the performance of double micro-ramps in eliminating the separation bubble is better than the single. As the distance between micro-ramp the trailing edge and the center of separation bubble decreases, the total pressure loss shows a trend of first decrease and then increase. Discussing the effects of both streamwise vortex intensity and its additional resistance synthetically, the optimal streamwise installation position of double micro-ramps is obtained.

hypersonic flow; shock wave/boundary layer interaction; separation bubble; double micro-ramps; streamwise vortices

2015-12-11； Revised： 2015-12-25； Accepted： 2016-01-11； Published online： 2016-01-1216:15

s： General Armament Department Pre-Research Foundation of China (9140C300206150C30143)； Innovation Funding of Scientific Research of Jiangsu Province for Graduate Students of Universities (KYZZ15_0134)

. Tel.： 025-84303236E-mail: cyh873@163.com

2015-12-11； 退修日期： 2015-12-25； 錄用日期： 2016-01-11；

時(shí)間： 2016-01-1216:15

www.cnki.net/kcms/detail/11.1929.V.20160112.1615.006.html

總裝預(yù)研基金 (9140C300206150C30143)； 江蘇省普通高校研究生創(chuàng)新計(jì)劃 (KYZZ15_0134)

.Tel.： 025-84303236E-mail: cyh873@163.com

10.7527/S1000-6893.2016.0016

V211.1+4

A

1000-6893(2016)06-1771-10

引用格式： 董祥瑞， 陳耀慧， 董剛， 等． 基于DES方法的高超聲速激波/邊界層干擾的雙微楔控制數(shù)值研究[J]． 航空學(xué)報(bào), 2016, 37(6): 1771-1780. DONG X R, CHEN Y H, DONG G, et al. DES numerical study of shock wave/boundary layer interactions in hypersonic flows controlled by double micro-ramps[J]. Acta Aeronautica et Astronautica Sinica, 2016, 37(6): 1771-1780.

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

URL： www.cnki.net/kcms/detail/11.1929.V.20160112.1615.006.html