膨胀效应对激波/湍流边界层干扰的影响

发布时间：2021-07-09 07:55

　　采用直接数值模拟方法对来流马赫数2.9,30°激波角的入射激波与膨胀角湍流边界层干扰问题进行了数值研究。入射激波在壁面上的名义入射点固定在膨胀角角点,膨胀角角度分别取为0°、2°、5°和10°。通过改变膨胀角角度,考察了膨胀效应对干扰区内复杂流动现象的影响规律和作用机制,如分离泡、物面压力脉动特性、膨胀区湍流边界层和物面剪切应力脉动场等。研究发现,膨胀角角度的增大使得分离区流向长度和法向高度急剧降低,尤其是在强膨胀效应下分离泡形态呈现整体往下游偏移的双峰结构。物面压力脉动功率谱结果表明,膨胀角为2°和5°时,分离激波的非定常运动仍表征为大尺度低频振荡,而膨胀角为10°,强膨胀效应极大地抑制了分离激波的低频振荡,加速了下游再附边界层物面压力脉动的恢复过程。膨胀区湍流边界层雷诺剪切应力各象限事件贡献和出现概率呈现逐步恢复到上游湍流边界层的趋势,G?rtler-like流向涡结构展向和法向尺度变化剧烈,同时在近壁区将诱导生成大量小尺度流向涡。此外,物面剪切应力脉动场的本征正交分解分析指出,膨胀效应的影响体现在低阶模态能量的急剧降低从而使得高阶模态的总体贡献相对升高。 

【文章来源】：航空学报. 2020,41(09)北大核心EICSCD

【文章页数】：15 页

【部分图文】：

计算示意图

图3定量给出了膨胀效应对分离区流向长度的影响规律，图中流向坐标采用上游湍流边界层xref（见图1）处边界层厚度δ和平均分离点xsep进行归一化处理。采用与文献[12]相同的方法确定分离区，即流向长度通过物面摩阻系数Cf的过零线两点间距而得到。θ=0°对应为平板入射激波干扰问题，可以看到，无论是在分布规律还是具体量值上，本文计算结果与Priebe等[18]的DNS数据吻合较好。如图所示，当膨胀角θ逐步增大时，干扰区上游的摩阻分布变化较小，膨胀效应的影响主要体现在下游再附区，此时摩阻曲线第2个过零点逐渐往上游移动，分离泡流向长度Lsep分别约为θ=0°工况的72%、51%和29%。另外，当θ=10°时，摩阻曲线在角点处还出现了突跃，角点下游物面摩阻的分布规律与其他工况也差异明显，这主要是由于此时分离区再附点位于角点上游，且过角点时曲面不连续而导致的。图3 平均物面摩阻系数分布

图2 平均流场结构从图2中可以清楚看到，膨胀效应在减小分离区长度的同时，对分离泡高度及其形态的影响也较为显著。为了更好地说明膨胀区内分离泡法向尺度的演化规律，图4(a）给出了各工况下分离泡高度的定量比较情况。这里分离泡的高度通过平均流向速度Us=0等值线的法向位置确定。可以看到，分离泡高度均呈现中间高两边低的尖峰型，在强膨胀效应作用下，分离泡高度急剧减小，各工况下峰值高度约为平板入射激波干扰情况下的60%、35%和10%。与此同时，图4(b）进一步考察了膨胀效应对分离泡形态的影响规律。由于各工况下分离泡尺度差异较大，为了更好地比较说明，图中横坐标和纵坐标分别采用分离区长度Lsep和峰值高度hmax进行归一化处理（L*sep=(x-xsep）/Lsep,h*=h/hmax）。尽管分离泡高度曲线总体分布上均呈现尖峰型，但分离泡整体上存在一个明显往下游偏移的运动趋势，特别是在h*>0.2的区域。θ=0°时，峰值高度出现在L*sep=0.5附近，而当膨胀角θ逐渐增大至10°时，峰值高度流向位置趋近于L*sep=0.9，且分离主要集中在0.5<L*sep<1.0范围内，在0<L*sep<0.5内还出现了第2个局部高度极值，约为峰值高度的20%。本文认为造成分离泡形态差异的原因很可能是下游膨胀区内气流存在一个急剧加速过程，因而对上游分离泡产生抽吸作用。

【参考文献】：
期刊论文
[1]超声速膨胀角入射激波/湍流边界层干扰直接数值模拟[J]. 童福林,孙东,袁先旭,李新亮.  航空学报. 2020(03)
[2]激波/湍流边界层干扰物面剪切应力统计特性[J]. 童福林,周桂宇,周浩,张培红,李新亮.  航空学报. 2019(05)
[3]压缩拐角激波与旁路转捩边界层干扰数值研究[J]. 童福林,唐志共,李新亮,吴晓军,朱兴坤.  航空学报. 2016(12)



本文编号：3273351