姬雋澤, 李祝飛, 張恩來, 楊基明

(中國(guó)科學(xué)技術(shù)大學(xué) 近代力學(xué)系, 合肥 230027)

0 引 言

內(nèi)轉(zhuǎn)式進(jìn)氣道具有捕獲流量大、壓縮效率高及浸潤(rùn)面積小等優(yōu)勢(shì)[1]，是高超聲速飛行器設(shè)計(jì)中極具潛力的進(jìn)氣方案之一。然而，由于內(nèi)轉(zhuǎn)式進(jìn)氣道內(nèi)部的三維流動(dòng)更加復(fù)雜，目前對(duì)其流場(chǎng)結(jié)構(gòu)、流動(dòng)規(guī)律和作用機(jī)理等方面的認(rèn)識(shí)，不如傳統(tǒng)的二元進(jìn)氣道成熟。在內(nèi)轉(zhuǎn)式進(jìn)氣道流動(dòng)問題中，軸對(duì)稱內(nèi)收縮幾何約束所引起的激波匯聚效應(yīng)尤為突出。

軸對(duì)稱內(nèi)收縮激波在向軸心匯聚的過程中，強(qiáng)度不斷增大，最終超出von Neumann邊界[2]，在軸線上發(fā)生馬赫反射，以馬赫盤的形式，終結(jié)理想的中心匯聚過程，很多學(xué)者均論證了這種馬赫反射的必然性[3]。這不僅引起流場(chǎng)中熱力學(xué)參數(shù)的劇烈變化，而且?guī)砜倝簱p失增加和抗反壓能力削弱等不利影響?，F(xiàn)有的內(nèi)轉(zhuǎn)式進(jìn)氣道，在軸對(duì)稱基準(zhǔn)流場(chǎng)設(shè)計(jì)時(shí)，往往采用在軸線設(shè)置中心體的方法[4-5]，規(guī)避匯聚中心的馬赫反射，進(jìn)而提升流場(chǎng)品質(zhì)。但這種規(guī)避問題的做法，給進(jìn)氣道的創(chuàng)新設(shè)計(jì)帶來約束。此外，即便在進(jìn)氣道中避免了匯聚中心的問題，在下游多采用近圓形截面的隔離段[6-7]內(nèi)部，由于其近軸對(duì)稱的幾何特性，流場(chǎng)中同樣存在匯聚效應(yīng)，激波的反射、相交以及透射等相互作用，也表現(xiàn)出與二元構(gòu)型的顯著差異。因此，開展近軸對(duì)稱內(nèi)收縮流場(chǎng)中的激波相互作用研究，在促進(jìn)三維激波匯聚干擾問題的解決和工程實(shí)際應(yīng)用方面，都具有較高的價(jià)值。

對(duì)于理想的軸對(duì)稱內(nèi)收縮流場(chǎng)，已有許多研究工作。M?lder[8]較早地對(duì)軸對(duì)稱內(nèi)錐形入射激波在接近軸線時(shí)會(huì)變陡的現(xiàn)象，進(jìn)行了相對(duì)詳細(xì)的刻畫。隨后，Hornung[9-10]在非定常錐形內(nèi)聚運(yùn)動(dòng)激波的數(shù)值模擬過程中，也發(fā)現(xiàn)了類似的現(xiàn)象。最近，F(xiàn)ilippi[11]考察了軸對(duì)稱彎曲內(nèi)壁面對(duì)入射激波彎曲的影響。M?lder[12-14]從一般的彎曲激波出發(fā)，建立了彎曲激波理論，為分析彎曲入射激波問題提供了強(qiáng)有力的支撐。這些豐富的成果，增進(jìn)了人們對(duì)軸對(duì)稱內(nèi)收縮流場(chǎng)的認(rèn)識(shí)。然而在實(shí)際流動(dòng)中，飛行姿態(tài)改變、吞入前體邊界層等因素帶來的非均勻來流，很容易使流場(chǎng)偏離軸對(duì)稱狀態(tài)。一旦理想的軸對(duì)稱內(nèi)收縮條件被打破，流場(chǎng)中是否存在與以往認(rèn)識(shí)不同的激波干擾特性和規(guī)律，是值得關(guān)注的焦點(diǎn)。

本文針對(duì)實(shí)際工程應(yīng)用中的三維內(nèi)轉(zhuǎn)式進(jìn)氣道復(fù)雜曲面激波干擾問題，簡(jiǎn)化提煉出不同來流迎角下的內(nèi)收縮直錐流場(chǎng)，用以高效揭示小幅偏離軸對(duì)稱狀態(tài)時(shí)流場(chǎng)中的激波匯聚效應(yīng)及其干擾機(jī)理。采用激波風(fēng)洞實(shí)驗(yàn)觀測(cè)結(jié)合數(shù)值模擬的方法，分別考察了軸對(duì)稱和近軸對(duì)稱流場(chǎng)中激波匯聚增強(qiáng)效應(yīng)與激波干擾的差異，以期為內(nèi)轉(zhuǎn)式進(jìn)氣道中的激波干擾問題研究提供有價(jià)值的參考。

1 實(shí)驗(yàn)及計(jì)算方法

1.1 實(shí)驗(yàn)設(shè)備、模型和方法

實(shí)驗(yàn)在中國(guó)科學(xué)技術(shù)大學(xué)的KDJB330反射型激波風(fēng)洞中進(jìn)行[15-17]，來流名義馬赫數(shù)Ma∞=6，靜壓p∞=900 Pa，靜溫T∞=110 K,實(shí)驗(yàn)時(shí)間約為20 ms。

采用前緣壓縮角度為θ的內(nèi)收縮直錐模型，其對(duì)稱面結(jié)構(gòu)如圖1所示。模型入口半徑R=100 mm，軸向長(zhǎng)度L=100 mm。以模型入口的軸心為原點(diǎn)，取模型軸線方向?yàn)閤方向，法向?yàn)閥方向，展向?yàn)閦方向。選取前緣角度θ=10°和12°的兩種典型構(gòu)型，考察不同強(qiáng)度初始入射激波對(duì)下游激波干擾的影響；并通過調(diào)整模型軸線與來流的相對(duì)角度，得到α=0°、2°和5°的3個(gè)典型來流迎角，探究軸對(duì)稱和近軸對(duì)稱流場(chǎng)中的激波演化規(guī)律。

圖1 實(shí)驗(yàn)?zāi)Ｐ蛯?duì)稱面結(jié)構(gòu)示意圖

采用如圖2所示的Z字形紋影光路，拍攝模型出口流場(chǎng)的紋影?？紤]到紋影顯示的是沿光程的累積效果，難以直觀分辨流場(chǎng)中的三維波系結(jié)構(gòu)，借助平面激光散射(PLS)方法[18-19]，拍攝了匯聚中心上游橫截面的瞬時(shí)流場(chǎng)結(jié)構(gòu)，所采用的實(shí)驗(yàn)光路如圖3所示。在來流有迎角α的實(shí)驗(yàn)中，平面激光與來流方向保持垂直，因此激光所在平面與模型軸線(x方向)成大小為α的角度。

圖2 紋影拍攝光路

圖3 PLS光路

1.2 計(jì)算方法

考慮到計(jì)算條件和實(shí)驗(yàn)環(huán)境的一致性，采用粘性計(jì)算，但本文主要關(guān)注遠(yuǎn)離壁面處的定常激波干擾結(jié)構(gòu)，粘性和邊界層效應(yīng)對(duì)主要波系結(jié)構(gòu)的影響較小[11]且非主要矛盾。利用基于有限體積法的Fluent軟件[20]求解N-S方程，數(shù)值通量采用AUSM格式計(jì)算[17,21]。經(jīng)過考核，該方法對(duì)于激波干擾問題較為可靠。為提高計(jì)算效率，軸對(duì)稱工況(α=0°)采用二維/軸對(duì)稱計(jì)算，僅對(duì)偏離軸對(duì)稱的工況進(jìn)行三維計(jì)算。2種工況均采用結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格。遠(yuǎn)場(chǎng)來流邊界條件設(shè)置與風(fēng)洞來流條件保持一致。計(jì)算中，監(jiān)測(cè)各方程殘差以及對(duì)稱面上入射激波后和三波點(diǎn)位置處的馬赫數(shù)、壓力等指標(biāo)，待殘差收斂且各項(xiàng)參數(shù)穩(wěn)定后，認(rèn)為流場(chǎng)收斂。

2 結(jié)果與分析

2.1 軸對(duì)稱流場(chǎng)

圖5給出θ=10°軸對(duì)稱構(gòu)型在馬赫盤上游x/L=1.63及2.35截面上的PLS圖像，中心較暗區(qū)域?yàn)閬砹?，而入射激?IS)的波后流場(chǎng)較為明亮[18-19]，兩區(qū)域的分界即為入射激波面與平面激光的截交線。為便于直觀對(duì)比，在圖5中用虛線疊加了圓形。可以看出，x截面上的入射激波呈逐漸收縮的圓形，表明流場(chǎng)呈現(xiàn)理想的軸對(duì)稱性，并且向中心匯聚。

圖4 θ=10°構(gòu)型的軸對(duì)稱和二維流場(chǎng)數(shù)值紋影對(duì)比

Fig.4Numericalschlierencomparisonoftheaxisymmetricandplanarflowfieldfortheθ=10°configuration

圖5 θ=10°構(gòu)型軸對(duì)稱流場(chǎng)x/L=1.63和2.35截面散射圖像

Fig.5PLSimagesonthesectionsofx/L=1.63and2.35fortheθ=10°configuration

不同前緣角度θ下，軸對(duì)稱流場(chǎng)中的激波干擾結(jié)構(gòu)類似。圖6給出了前緣角度分別為θ=10°和12°兩個(gè)構(gòu)型的實(shí)驗(yàn)紋影和數(shù)值計(jì)算結(jié)果(壓力p采用來流靜壓p∞進(jìn)行無量綱化)。由紋影原理可知，實(shí)驗(yàn)紋影顯示的是軸對(duì)稱激波面在縱向平面的脊線。從圖6可以看出，兩種構(gòu)型的入射激波(IS)均在軸線上匯聚為強(qiáng)激波，并發(fā)生馬赫反射，形成馬赫盤(m)、反射激波(RS)和剪切層(SL)。2種構(gòu)型流場(chǎng)中的馬赫盤均近似為正激波，其波后為亞聲速區(qū)，靜壓約為42p∞。隨著前緣角度θ增加，流場(chǎng)結(jié)構(gòu)的主要差異在于，馬赫盤(m)的高度增大，并且位置更加靠近上游。θ=10°時(shí)，馬赫盤位于x/L=2.52附近；θ=12°時(shí)，馬赫盤位于x/L=2.18附近。

2.2 近軸對(duì)稱流場(chǎng)

在來流有迎角時(shí)，流場(chǎng)偏離軸對(duì)稱狀態(tài)，呈現(xiàn)出三維特性。在這種近軸對(duì)稱情況下，即使迎角相同，不同前緣角度構(gòu)型產(chǎn)生的激波干擾也有所差異。分別以前緣角度θ=10°和12°構(gòu)型為例，分析不同迎角下的激波干擾特征及其演化規(guī)律。

(a) θ=10°

(b) θ=12°

圖6θ=10°和12°兩種構(gòu)型的軸對(duì)稱流場(chǎng)實(shí)驗(yàn)紋影(豎直刀口)及數(shù)值結(jié)果(紋影和壓力等值線)

Fig.6Experimentalschlierenimages(verticalknifeedge)andnumericalresults(schlierenandpressurecontours)oftheaxisymmetricflowfieldsfortheθ=10°and12°configurations

2.2.1 前緣角度θ=10°

圖7(a)和(b)分別給出了前緣角度θ=10°構(gòu)型在來流迎角α=2°時(shí)的實(shí)驗(yàn)紋影和數(shù)值模擬的對(duì)稱面(z=0)紋影。在該迎角下，入射激波小幅偏離軸對(duì)稱形態(tài)，前緣處迎風(fēng)側(cè)初始入射激波(IS1)的強(qiáng)度略大于背風(fēng)側(cè)(IS2)。由于迎風(fēng)側(cè)受到的壓縮強(qiáng)于背風(fēng)側(cè)，在相同流向位置處IS1的激波角大于IS2，在接近軸線時(shí)，IS1仍然受到向軸心匯聚作用的影響，其強(qiáng)度進(jìn)一步增大，曲率變化明顯。最終，IS1越過軸線仍然與IS2發(fā)生馬赫反射，在x/L=2.55附近形成馬赫盤(m)、反射激波(RS1和RS2)和剪切層(SL)。然而，此時(shí)馬赫盤的高度與軸對(duì)稱流場(chǎng)(見圖6(a))相比，已經(jīng)明顯變小，并且偏向背風(fēng)側(cè)。

(a) 實(shí)驗(yàn)紋影

(b) 對(duì)稱面數(shù)值紋影

Fig.7Schlierenimages(verticalknifeedge)fortheθ=10°configurationatα=2°

增大來流迎角至α=5°時(shí)，實(shí)驗(yàn)紋影如圖9(a)所示。此時(shí)，前緣處迎風(fēng)側(cè)入射激波(IS1)的初始強(qiáng)度進(jìn)一步增加，背風(fēng)側(cè)入射激波(IS2)的初始強(qiáng)度進(jìn)一步減弱，兩者的差異更加突出。受到向軸心匯聚作用的影響，IS1的強(qiáng)度比IS2增大得更快，IS1向軸心的彎曲更加明顯。最終，IS1越過軸線與IS2干擾。值得注意的是，從實(shí)驗(yàn)紋影上看，在該來流迎角下，匯聚中心并沒有出現(xiàn)馬赫盤，而是表現(xiàn)為規(guī)則反射，形成反射激波RS1和RS2。在規(guī)則反射點(diǎn)上游出現(xiàn)了新的激波S′，如圖9(a)中局部放大紋影所示，并且激波S′似乎能夠“穿過”規(guī)則反射點(diǎn)。然而，在圖9(b)數(shù)值模擬的對(duì)稱面上(z=0)，入射激波IS1與IS2位于x/L=2.57的規(guī)則反射點(diǎn)R附近，并沒有出現(xiàn)激波S′。類比實(shí)驗(yàn)中的紋影原理，將數(shù)值模擬得到的三維流場(chǎng)沿光程進(jìn)行積分[17]，得到的數(shù)值紋影如圖9(c)所示。從圖9(c)中可以看到與圖9(a)的實(shí)驗(yàn)紋影類似的激波S′。這表明激波S′是由三維激波結(jié)構(gòu)在實(shí)驗(yàn)紋影光路中的累積效果造成的。

圖8 θ=10°構(gòu)型在α=2°時(shí)x/L=1.60、2.30和2.70截面的流場(chǎng)圖像

圖9 θ=10°構(gòu)型在α=5°時(shí)的紋影

進(jìn)一步地，通過圖10所示x截面的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)，分析這種三維激波結(jié)構(gòu)的形成及演化過程。為便于直觀對(duì)比，在圖10中用虛線疊加了圓形。在上游距離入射激波IS1與IS2規(guī)則反射點(diǎn)R較遠(yuǎn)的x/L=1.60截面上(見圖10(a))，IS1和IS2雖然仍為光滑連接的弧形，但前緣不對(duì)稱壓縮引起的IS1和IS2曲率的差異比α=2°時(shí)(見圖8(a))更加顯著。入射激波在向下游發(fā)展的過程中，由于迎風(fēng)側(cè)的匯聚增強(qiáng)更快，IS1在對(duì)稱面上的曲率迅速增大；而背風(fēng)側(cè)的匯聚緩慢，IS2在對(duì)稱面上的曲率變化不明顯。因此，在接近規(guī)則反射點(diǎn)R的x/L=2.44截面上(見圖10(b))，迎風(fēng)側(cè)入射激波IS1呈現(xiàn)扁平狀，其曲率半徑大于背風(fēng)側(cè)入射激波IS2。從該截面上可以清晰地看到，IS1與IS2不再光滑連接，而是出現(xiàn)Kink結(jié)構(gòu)，并且在Kink位置產(chǎn)生新的反射激波RS′和剪切層SL，使得背風(fēng)側(cè)的低壓氣流能夠與迎風(fēng)側(cè)的高壓氣流相匹配。圖10(c)給出了該截面附近的平面激光散射圖像，可以看出，實(shí)驗(yàn)圖像較好地展示了這種Kink結(jié)構(gòu)。

入射激波IS1與IS2沿流向繼續(xù)向軸線匯聚增強(qiáng)，同時(shí)IS1與IS2連接處的Kink也在向?qū)ΨQ面(z=0)靠近。在x/L=2.52截面上(見圖10(d))，剪切層(SL)進(jìn)一步發(fā)展，在反射激波RS2′(即x/L=2.44截面上的反射激波RS′)的內(nèi)側(cè)出現(xiàn)明顯的反射激波RS1′，三者均與Kink連接。緊接著，在x/L=2.57截面(見圖10(e))上，入射激波IS1與IS2在對(duì)稱面(z=0)相交，此時(shí)Kink位于IS1與IS2交線的末端。

入射激波IS1與IS2直接相交之后，下游隨即出現(xiàn)反射激波RS1和RS2，與此前已經(jīng)存在的反射激波RS1′和RS2′進(jìn)一步發(fā)生干擾，產(chǎn)生更加復(fù)雜的激波結(jié)構(gòu)。在x/L=2.68截面上(見圖10(f))，迎風(fēng)側(cè)激波RS1和RS1′以及背風(fēng)側(cè)激波RS2和RS2′分別通過兩個(gè)Kink點(diǎn)連接，而這兩個(gè)Kink點(diǎn)通過展向反射激波RSs連接。此時(shí)自上游x/L=2.52截面(見圖10(d))產(chǎn)生的剪切層SL已經(jīng)脫離Kink點(diǎn)，與反射激波RSs干擾。在流場(chǎng)中心被激波包圍的區(qū)域，氣流仍為超聲速，并且經(jīng)過入射和反射激波的多次壓縮，中心區(qū)域的靜壓比迎角α=2°時(shí)(見圖8(c))馬赫盤后的靜壓更高，可以達(dá)到約47p∞。然而，在向下游繼續(xù)發(fā)展的過程中，氣流由匯聚中心發(fā)散，這一高壓狀態(tài)難以為繼。隨著激波面向外擴(kuò)張，其強(qiáng)度迅速減弱，反射激波RS1、RS2與RSs的連接也逐漸光滑，相應(yīng)的RS1′和RS2′迅速減弱(見圖10(g))并最終消失。通過對(duì)圖10三維激波結(jié)構(gòu)演化過程的分析可知，圖9(a)實(shí)驗(yàn)紋影中的激波S′即為反射激波RS2′的脊線。

(a) x/L=1.60

(b) x/L=2.44

(c) x/L≈2.44截面PLS

(d) x/L=2.52

(e) x/L=2.57

(f) x/L=2.68

(g) x/L=2.76

圖10θ=10°構(gòu)型α=5°時(shí)x/L=1.60、2.44、2.52、2.57、2.68和2.76截面的流場(chǎng)圖像

Fig.10Flowfeaturesonthesectionsofx/L=1.60,2.44,2.52,2.57,2.68and2.76fortheθ=10°configurationatα=5°

實(shí)驗(yàn)和數(shù)值模擬結(jié)果表明，在來流迎角α由2°增加至5°的過程中，迎風(fēng)側(cè)入射激波IS1和背風(fēng)側(cè)入射激波IS2在對(duì)稱面上的反射類型從馬赫反射轉(zhuǎn)變?yōu)橐?guī)則反射?？梢姡S對(duì)稱流場(chǎng)能夠打破原有的因?yàn)橄蜉S心匯聚而必然發(fā)生馬赫反射現(xiàn)象的規(guī)律。進(jìn)一步地，借助數(shù)值模擬，圖11(a)和(b)分別給出了迎角α=3°和4°時(shí)流場(chǎng)對(duì)稱面的數(shù)值紋影。對(duì)比α=2°時(shí)的對(duì)稱面流場(chǎng)(見圖7(b))可以看出，隨著來流迎角增大，入射激波IS1和IS2干擾形成的馬赫盤(m)的高度逐漸減小。α=4°時(shí)，馬赫盤完全消失，IS1和IS2在對(duì)稱面上發(fā)生規(guī)則反射。換言之，在迎角α=3°和4°之間，流場(chǎng)小幅度偏離軸對(duì)稱的情況下，就發(fā)生了激波反射類型的轉(zhuǎn)變。

(a) α=3°

(b) α=4°

Fig.11Numericalschlierenimagesonthesymmetryplanefortheθ=10°configurationatα=3°and4°

2.2.2 前緣角度θ=12°

增大模型的前緣角度至θ=12°，圖12(a)和(b)分別給出了來流迎角α=2°時(shí)的實(shí)驗(yàn)紋影和數(shù)值模擬的對(duì)稱面(z=0)紋影。與θ=10°構(gòu)型類似，迎風(fēng)側(cè)的初始入射激波(IS1)強(qiáng)于背風(fēng)側(cè)(IS2)，并且IS1向軸心的匯聚增強(qiáng)更快，使得IS1與IS2發(fā)生干擾的位置偏向背風(fēng)側(cè)。IS1與IS2在x/L=2.21附近發(fā)生馬赫反射，仍以馬赫盤(m)的形式終結(jié)匯聚過程。但與θ=12°的軸對(duì)稱流場(chǎng)(見圖6(b))相比，此時(shí)馬赫盤的高度變小。從圖13(a)馬赫盤上游的x/L=2.18截面和圖13(b)馬赫盤下游的x/L=2.30截面上的數(shù)值紋影和壓力等值線可以看出，入射激波和反射激波均光滑連接，沒有出現(xiàn)Kink結(jié)構(gòu)，馬赫盤后的局部壓力與軸對(duì)稱流場(chǎng)(見圖6(b))中馬赫盤后壓力相當(dāng)。

如圖14所示，來流迎角增大到α=5°時(shí)，入射激波IS1與IS2仍然發(fā)生馬赫反射，在x/L=2.26附近形成馬赫盤(m)，但馬赫盤的高度進(jìn)一步減小。從圖14(a)實(shí)驗(yàn)紋影的局部放大圖中可以看出，在馬赫盤附近存在由三維激波結(jié)構(gòu)在實(shí)驗(yàn)紋影光路上的累積而形成的激波S′，其產(chǎn)生機(jī)制與θ=10°構(gòu)型(見圖10)類似。

通過圖15給出的3個(gè)典型x截面的數(shù)值紋影可以看出，在最上游的x/L=1.60截面(見圖15(a))，IS1與IS2光滑連接；在x/L=2.20截面上(見圖15(b))，迎風(fēng)側(cè)和背風(fēng)側(cè)入射激波的形態(tài)差異已經(jīng)凸顯，IS1相較于IS2更加扁平，并且在IS1與IS2的連接處出現(xiàn)Kink結(jié)構(gòu)。在Kink處形成反射激波RS′，即實(shí)驗(yàn)紋影(見圖14(a))中的激波S′。在馬赫盤下游的x/L=2.40截面上(見圖15(c))，反射激波RS1和RS2連接處仍然存在Kink，直至更下游的位置Kink才逐漸消失。迎角α=5°時(shí)，馬赫盤后的靜壓與α=2°時(shí)(見圖13(b))馬赫盤后的靜壓相當(dāng)。

(a) 實(shí)驗(yàn)紋影

(b) 對(duì)稱面數(shù)值紋影

(a) x/L=2.18

(b) x/L=2.30

Fig.13Flowfeaturesonthesectionsofx/L=2.18and2.30fortheθ=12°configurationatα=2°

(a) 實(shí)驗(yàn)紋影

(b) 對(duì)稱面數(shù)值紋影

(a) x/L=1.60

(b) x/L=2.20

(c) x/L=2.40

Fig.15Flowfeaturesonthesectionsofx/L=1.60,2.20and2.40fortheθ=12°configurationatα=5°

對(duì)比圖12和14可以看出，隨著來流迎角增大，馬赫盤的高度呈現(xiàn)遞減的趨勢(shì)。借助數(shù)值模擬，繼續(xù)逐步增大來流迎角，圖16給出了α=6°時(shí)流場(chǎng)對(duì)稱面上的數(shù)值紋影。此時(shí)IS1與IS2在對(duì)稱面上不再發(fā)生馬赫反射，而是發(fā)生規(guī)則反射?？梢?，對(duì)于θ=12°的構(gòu)型，增大來流迎角同樣能夠使得流場(chǎng)對(duì)稱面上的激波反射類型從馬赫反射轉(zhuǎn)變?yōu)橐?guī)則反射。這也表明，對(duì)于前緣角度θ較大的內(nèi)收縮直錐構(gòu)型，在流場(chǎng)更大程度偏離軸對(duì)稱的情況下，才能打破原有的因?yàn)橄蜉S心匯聚而發(fā)生馬赫反射的規(guī)律，轉(zhuǎn)變?yōu)橐?guī)則反射。

圖16 θ=12°構(gòu)型在α=6°時(shí)流場(chǎng)對(duì)稱面的數(shù)值紋影

Fig.16Numericalschlierenimageonthesymmetryplanefortheθ=12°configurationatα=6°

3 結(jié) 論

采用激波風(fēng)洞實(shí)驗(yàn)結(jié)合數(shù)值模擬，分析了不同來流迎角下內(nèi)收縮直錐流場(chǎng)中的激波干擾現(xiàn)象，主要得到了以下結(jié)論：

(1) 軸對(duì)稱內(nèi)收縮直錐的幾何約束使得前緣入射激波在向下游發(fā)展的過程中，持續(xù)向軸線匯聚增強(qiáng)，最終均會(huì)發(fā)生馬赫反射，以馬赫盤的形式終結(jié)入射激波的匯聚過程。當(dāng)內(nèi)收縮直錐前緣角度增加時(shí)，馬赫盤的高度增大，并且向上游移動(dòng)。

(2) 來流有迎角時(shí)，迎風(fēng)側(cè)入射激波沿流向的匯聚增強(qiáng)比背風(fēng)側(cè)更快，使得激波干擾位置偏離幾何軸線。迎角較大時(shí)，流場(chǎng)的三維激波結(jié)構(gòu)更加復(fù)雜，在迎風(fēng)側(cè)和背風(fēng)側(cè)激波的展向連接處，出現(xiàn)Kink結(jié)構(gòu)，并產(chǎn)生新的反射激波。

(3) 增大來流迎角，馬赫盤的尺度范圍逐漸減小，最終能夠打破內(nèi)收縮直錐流場(chǎng)向軸心匯聚而發(fā)生馬赫反射的規(guī)律，使得迎風(fēng)側(cè)和背風(fēng)側(cè)激波在對(duì)稱面上發(fā)生規(guī)則反射。沒有馬赫盤的限制，入射激波能夠繼續(xù)匯聚增強(qiáng)，規(guī)則反射點(diǎn)后的壓力會(huì)高于軸對(duì)稱流場(chǎng)中馬赫盤后的壓力。對(duì)于前緣角度較大的內(nèi)收縮直錐，在更大的迎角下才會(huì)發(fā)生規(guī)則反射。

致謝:感謝國(guó)家自然科學(xué)基金項(xiàng)目11872356，11772325，11621202對(duì)本文研究工作的支持。