史澤奇，劉 勇，*，鐘伯文，湯崇輝

(1.南昌航空大學(xué) 飛行器工程學(xué)院，南昌 330063；2.江西省飛行器設(shè)計(jì)與氣動(dòng)仿真重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，南昌 330063)

0 引言

許多工業(yè)中使用層流翼型設(shè)備，如小型無人飛行器、微型風(fēng)力渦輪機(jī)等，在中等雷諾數(shù)（1×104≤Re≤1×106）條件下，層流翼型表面會(huì)出現(xiàn)層流分離泡（laminar flow separation bubble,LSB）的問題[1-3]。層流分離泡會(huì)使得翼型后緣產(chǎn)生自噪聲（純音噪聲和寬頻噪聲），分離泡內(nèi)某一頻率的擾動(dòng)被放大，從而形成純音噪聲，純音噪聲影響分離泡內(nèi)對(duì)流不穩(wěn)定性，形成噪聲反饋回路，進(jìn)一步增加遠(yuǎn)場(chǎng)噪聲級(jí)[4]。隨著小型無人機(jī)的快速發(fā)展，人們對(duì)噪聲污染的要求越來越嚴(yán)格，純音噪聲的出現(xiàn)會(huì)使得這些設(shè)備使用受限[5-6]。因此研究聲渦相互作用下層流分離泡內(nèi)渦的動(dòng)力學(xué)特征，對(duì)純音噪聲生成機(jī)理的理解及噪聲控制有一定的意義。

Paterson 等[7]對(duì)二維NACA0012 和NACA0018翼型渦噪聲研究中發(fā)現(xiàn)了離散純音現(xiàn)象，并利用平板邊界層的計(jì)算提出了離散純音和主純音噪聲頻率的經(jīng)驗(yàn)公式。他們還觀察到一種所謂的“階梯型”頻率變化：在局部，主純音噪聲頻率隨速度的變化而變化，然后突然發(fā)生跳躍。Tam 等[8]根據(jù)Paterson 的實(shí)驗(yàn)結(jié)果提出了一種反饋機(jī)制來解釋梯形結(jié)構(gòu)，他們認(rèn)為在尾緣和噪聲源之間存在自激勵(lì)反饋回路。Lowson 等[9]實(shí)驗(yàn)顯示純音噪聲的產(chǎn)生與壓力側(cè)存在分離泡有關(guān)。Nash 等[10]證明了翼型壓力側(cè)邊界層的不穩(wěn)定性對(duì)純音噪聲現(xiàn)象起重要作用。McAlpine等[11]實(shí)驗(yàn)顯示純音噪聲頻率接近壓力側(cè)最大放大頻率。Brooks 等[5]研究發(fā)現(xiàn)分離剪切層發(fā)展和層流轉(zhuǎn)捩與翼型后緣產(chǎn)生的純音噪聲和寬帶噪聲直接相關(guān)。Pr?bsting[5]等表明當(dāng)層流邊界層分離或者層流分離泡靠近翼型后緣，導(dǎo)致分離剪切層內(nèi)強(qiáng)烈的相干擾動(dòng)被放大產(chǎn)生純音噪聲。Brooks 和Hodgson 等[12]研究表明當(dāng)層流分離泡靠近前緣，湍流邊界層在后緣形成時(shí)，翼型后緣產(chǎn)生寬頻噪聲。由于層流到湍流的轉(zhuǎn)變對(duì)各種自由流擾動(dòng)具有固有的敏感性，因此這種噪聲排放的發(fā)生將對(duì)翼型的流動(dòng)發(fā)展產(chǎn)生顯著的影響。Plogmann、Herrig 和 Würz[13]研究表明音調(diào)噪聲的上游傳播建立了一個(gè)聲學(xué)反饋回路，從而影響了引起噪聲排放的剪切層擾動(dòng)的發(fā)展。Pr?bsting 和Yarusevych[4]證明這種由吸力或壓力側(cè)事件決定的反饋循環(huán)可以改變LSB 特性。自20 世紀(jì)70 年代以來，越來越多的學(xué)者開始從事研究純音噪聲現(xiàn)象的工作，有人認(rèn)為這可能與反饋回路機(jī)制有關(guān)。但是目前關(guān)于純音噪聲的生成機(jī)理還不明確，對(duì)聲渦相互作用下分離泡內(nèi)流動(dòng)動(dòng)力學(xué)特性還需要進(jìn)一步研究。

格子Boltzmann 方法（lattice Boltzmann method,LBM）是一種介觀動(dòng)力學(xué)方法，在計(jì)算流體力學(xué)領(lǐng)域已經(jīng)得到廣泛應(yīng)用，并逐步應(yīng)用于聲學(xué)研究[14-16]。Lew 等[17-18]采用LBM與大渦模擬（large-eddy simulation，LES）相結(jié)合的LBM-LES 方法，對(duì)高亞聲速噴流噪聲進(jìn)行預(yù)測(cè)，表明LBM-LES 方法能夠用于計(jì)算高雷諾數(shù)下湍流引起的寬頻噪聲。馮歡歡等[19]基于LBM-LES 方法對(duì)翼型純音噪聲數(shù)值模擬得到了較精確的結(jié)果。已有實(shí)驗(yàn)表明[7,20]，中等雷諾數(shù)下，來流層流時(shí)，NACA0012 翼型聲渦相互作用下的流動(dòng)在翼型的展向方向上一致性非常高，可以將三維問題簡(jiǎn)化為二維，降低噪聲直接計(jì)算的計(jì)算量。

因此本文基于LBM-LES 方法對(duì)中等雷諾數(shù)下NACA0012 二維翼型氣動(dòng)噪聲進(jìn)行直接計(jì)算，對(duì)聲渦相互作用下邊界層內(nèi)流動(dòng)的發(fā)展、流動(dòng)特征及純音噪聲產(chǎn)生機(jī)理等進(jìn)行分析。首先分析層流分離泡內(nèi)擾動(dòng)演化規(guī)律；然后研究邊界層內(nèi)純音噪聲的動(dòng)力學(xué)壓強(qiáng)脈動(dòng)演化特征，最后對(duì)純音噪聲有關(guān)大尺度結(jié)構(gòu)進(jìn)行探討。本文可為進(jìn)一步認(rèn)識(shí)聲渦相互作用的機(jī)理、邊界層流動(dòng)穩(wěn)定性及感受性等問題打下基礎(chǔ)。

1 數(shù)值方法

1.1 LBM 方法

基于BGK 碰撞模型的標(biāo)準(zhǔn)格子Boltzmann 方程可以寫成：

其中，fα為α(α=0,1,···,M)方向上的粒子分布函數(shù)；M為粒子碰撞方向的個(gè)數(shù)；為局部平衡分布函數(shù)；eα(eαx，eαy)為 粒子的離散速度；τ為松弛時(shí)間，可以用黏性系數(shù) υ、溫度T和時(shí)間步長δt來表示：

宏觀物理量可以由式（3）求出：

其中，ρ為流體密度，u為 流體的速度，壓力p可直接由理想氣體狀態(tài)方程p=ρc2得到，c為聲速。

本文離散速度采用D2Q9 模型[21]：

其中，α1=1、2、3、4，α2=5、6、7、8。

平衡態(tài)分布函數(shù)為：

其中Wα為權(quán)系數(shù)。

1.2 LES 方法

大渦模擬基本思想是計(jì)算大尺度渦，而將小尺度渦對(duì)大尺度渦的影響用模型替代，并假定小尺度渦具有相似性。

對(duì)于翼型的非定常流動(dòng)，動(dòng)態(tài)Smagorinsky 亞格子模型在數(shù)值模擬翼型流動(dòng)時(shí)，能很好地反映翼型邊界層擾動(dòng)變化的影響和翼型擾流的真實(shí)流動(dòng)，可以捕捉到翼型后緣渦脫落純音噪聲的頻譜特性[19]。本文采用動(dòng)態(tài)Smagorinsky 亞格子模型來模擬小尺度渦對(duì)大尺度渦的影響。動(dòng)態(tài)Smagorinsky 亞格子模型動(dòng)力黏度 υ與松弛時(shí)間 τ的關(guān)系式為：

式中 υ0是分子黏度。將上式亞格子模型引入MRT（Multi-Relaxation Time）的LBM 方法（MRT-LBM）中，得到：

其中，Cs取 值為0.12，Δ 是 網(wǎng)格過濾的尺度，?jui)為網(wǎng)格過濾后的應(yīng)變張量。

1.3 網(wǎng)格分布與邊界條件

計(jì)算域?yàn)?0C× 40C，C為翼型弦長。在計(jì)算域內(nèi)需要對(duì)流場(chǎng)和聲場(chǎng)進(jìn)行直接計(jì)算，屬于多尺度問題，不適用一般均勻性網(wǎng)格，因此本文采用檢索效率高的非均勻四叉樹網(wǎng)格，并對(duì)計(jì)算域按照計(jì)算要求進(jìn)行合理劃分。主要分為四個(gè)不同網(wǎng)格密度的區(qū)域，分別為Level 1～Level 4，如圖1 所示。最小網(wǎng)格尺寸Level 4 為 5.2 × 10-4C，滿足壁面 Δy+量級(jí)為1，Δx+最大不超過5[22]。網(wǎng)格滿足LES 方法近壁面區(qū)流動(dòng)的直接求解要求，因此無需壁面函數(shù)。

圖1 NACA0012 翼型格子分布網(wǎng)格Fig.1 Grid distribution of the NACA0012 airfoil enlarged view

為了減小來自于邊界并進(jìn)入數(shù)值模擬區(qū)域的不必要的反射，采用局部一維無黏（LODI）方程推導(dǎo)出速度和壓強(qiáng)的非反射 Dirichlet 邊界條件[23]。本文計(jì)算采用的邊界條件為：入口為速度邊界條件；出口及上下邊界為無反射邊界條件。

2 計(jì)算結(jié)果與分析

2.1 數(shù)值方法驗(yàn)證

為驗(yàn)證本文數(shù)值計(jì)算的可靠性，采用LBM-LES方法對(duì)NACA0012 翼型在雷諾數(shù)為2 × 105（基于弦長C=0.3 m）、氣體密度為0.350 8 kg/m3、采樣頻率為7 300 Hz、迎角2°條件下進(jìn)行聲場(chǎng)直接計(jì)算。從圖2（a）中可看到，LBM-LES 方法得到的翼型吸力面時(shí)均壓強(qiáng)系數(shù)與Mckee[24]實(shí)驗(yàn)值吻合得很好。圖2（b）中，（1C，0.5C）處噪聲的聲壓級(jí)（sound pressure level,SPL）頻譜表現(xiàn)出明顯的純音噪聲頻譜特征，并與Desquesnes[20]采用的DNS 方法得到的主頻幅值基本一致，變化趨勢(shì)吻合良好。

圖2 翼型吸力面時(shí)均壓強(qiáng)系數(shù)分布和點(diǎn)（1C，0.5C）處聲壓級(jí)頻譜圖Fig.2 Mean pressure coefficient distribution on the suction side of the airfoil and SPL spectrum at the point (1C,0.5C)

圖3 中遠(yuǎn)場(chǎng)聲壓與x=0.6C處近壁面和分離泡內(nèi)動(dòng)力學(xué)壓強(qiáng)的功率譜密度（power spectral density，PSD）值比較發(fā)現(xiàn)，三者存在頻率相同的峰值，說明遠(yuǎn)場(chǎng)純音噪聲和翼型分離泡內(nèi)大尺度相干結(jié)構(gòu)密切相關(guān)，并存在聲渦相互作用，和實(shí)驗(yàn)結(jié)果[4]一致。

圖3 邊界層內(nèi)壓強(qiáng)及遠(yuǎn)場(chǎng)聲壓PSD 圖Fig.3 PSD diagram of pressure in the boundary layer and sound pressure in the far field

2.2 流動(dòng)時(shí)均特性

圖4 為翼型時(shí)均流線圖。從圖4（a）中可以發(fā)現(xiàn)，在翼型吸力面剪切層流動(dòng)分離后再附，存在明顯的分離泡。分離泡中分離點(diǎn)S、轉(zhuǎn)捩點(diǎn)T 和再附點(diǎn)R 如圖4（b）所示。分離流線從壁面出發(fā)，最終回到壁面可以確定氣流發(fā)生分離和時(shí)均再附的位置（即分離點(diǎn)S 和再附點(diǎn)R）。Kurelek 等[25]認(rèn)為轉(zhuǎn)捩點(diǎn)位于層流分離泡相對(duì)厚度最大位置，轉(zhuǎn)捩點(diǎn)T 點(diǎn)位置為x/C=0.62。氣流流經(jīng)翼型壁面時(shí)，由于逆壓梯度的作用，在S 點(diǎn)（x/C=0.42）開始發(fā)生氣流分離；分離后的剪切層非常不穩(wěn)定，會(huì)發(fā)生從層流到湍流的轉(zhuǎn)捩，轉(zhuǎn)捩后形成湍流，由于湍流可以將主流的動(dòng)量引入剪切層，使得分離剪切層在R 點(diǎn)（x/C=0.68）再附到翼型壁面，從而形成分離泡。

圖4 翼型時(shí)均流線圖Fig.4 Time averaged streamlines around the airfoil

圖5 為翼型表面時(shí)均壓強(qiáng)系數(shù)和吸力面邊界層內(nèi)時(shí)均湍流強(qiáng)度分布，Cp為表面壓強(qiáng)系數(shù)，I為湍流強(qiáng)度。吸力面壓強(qiáng)系數(shù)在S 點(diǎn)發(fā)生氣流分離后，分離泡內(nèi)部氣流幾乎靜止，無法維持任何顯著的壓強(qiáng)梯度，使得吸力面壓強(qiáng)系數(shù)幾乎不變，曲線呈現(xiàn)平臺(tái)特征；隨后氣流開始轉(zhuǎn)捩成湍流，轉(zhuǎn)捩過程中不穩(wěn)定的氣流可以加快剪切層內(nèi)外動(dòng)量互換，使得拐點(diǎn)T 點(diǎn)后壓強(qiáng)迅速恢復(fù)，吸力面壓強(qiáng)系數(shù)拐點(diǎn)與分離泡相對(duì)厚度最大的相對(duì)弦長位置一致，可以進(jìn)一步說明T 點(diǎn)為轉(zhuǎn)捩點(diǎn)，層流分離泡相對(duì)厚度最大位置和吸力面壓強(qiáng)系數(shù)拐點(diǎn)可以用來判斷分離泡內(nèi)流動(dòng)轉(zhuǎn)捩位置。

圖5 時(shí)均壓強(qiáng)系數(shù)和時(shí)均湍流強(qiáng)度分布Fig.5 Distributions of the time averaged pressure coefficient and turbulence intensity

發(fā)生分離之前，湍流強(qiáng)度較小，邊界層流動(dòng)呈層流態(tài)；分離后，湍流強(qiáng)度快速增大直至分離剪切層轉(zhuǎn)捩，轉(zhuǎn)捩和再附之間，湍流強(qiáng)度保持不變；待分離剪切層再附后，湍流強(qiáng)度有所降低，可能是因?yàn)楸诿骛ば缘淖饔?。所以邊界層分離后的自由剪切層對(duì)湍流強(qiáng)度的增長起重要作用，對(duì)遠(yuǎn)場(chǎng)氣動(dòng)噪聲的影響可能非常關(guān)鍵，而附著剪切層內(nèi)湍流強(qiáng)度的增長很小。

2.3 純音噪聲生成機(jī)理

圖6 為翼型邊界層內(nèi)不同弦長處，750 Hz（純音噪聲頻率）動(dòng)力學(xué)壓強(qiáng)的聲壓級(jí)（SPL）幅值，以觀察邊界層的發(fā)展過程。吸力面邊界層在發(fā)生分離前，SPL 曲線平滑且緩慢增長；分離泡內(nèi)，SPL 曲線開始出現(xiàn)波動(dòng)，隨后呈近似指數(shù)增長，直到分離剪切層再附達(dá)到最大值；再附后，SPL 值基于最大值呈現(xiàn)周期性發(fā)展。壓力面觀察到SPL 曲線在尾緣出現(xiàn)波動(dòng)并迅速增長，在翼型尾緣和吸力面SPL 值相近，可能因?yàn)槲γ媪鲃?dòng)通過翼型后緣影響壓力面的流動(dòng)發(fā)展。從圖6 中還可以發(fā)現(xiàn)，翼型邊界層內(nèi)近壁面和遠(yuǎn)壁面聲壓級(jí)沿著翼型分布幾乎一致，說明在邊界層內(nèi)純音噪聲頻率所對(duì)應(yīng)的動(dòng)力學(xué)壓強(qiáng)脈動(dòng)沿弦長分布特征，基本上與邊界層內(nèi)壁面法向位置無關(guān)；遠(yuǎn)場(chǎng)純音噪聲的產(chǎn)生是因?yàn)樵谧杂杉羟袑永?，?dòng)力學(xué)壓強(qiáng)脈動(dòng)（或擾動(dòng)）迅速的增長。

圖6 翼型邊界層內(nèi)750 Hz 壓強(qiáng)聲壓級(jí)分布Fig.6 Distribution of pressure SPL at 750 Hz in the airfoil boundary layer

圖7 為離散純音頻率（750、1 500、2 250 Hz）下的壓強(qiáng)信號(hào)均方根（root mean square，RMS）值（幅值）沿著弦長分布圖。750 Hz 頻率壓強(qiáng)信號(hào)的幅值在氣流分離后先波浪式慢慢增長，分離后近似指數(shù)增長，而再附后指數(shù)增長結(jié)束開始呈現(xiàn)周期性波動(dòng)，和圖6 中規(guī)律一致；而750 Hz 信號(hào)的2 次（1 500 Hz）和3 次（2 250 Hz）高頻諧波信號(hào)，呈現(xiàn)不同的發(fā)展規(guī)律。高次諧波信號(hào)幅值在分離剪切層流動(dòng)轉(zhuǎn)捩之后才開始增長，再附后繼續(xù)增長到最大值，最大值相對(duì)弦長位置相同；頻率越高，增長率越低。說明遠(yuǎn)場(chǎng)2 次和3 次諧波純音噪聲由同一物理機(jī)理生成的，和750 Hz純音噪聲生成機(jī)理不同。

圖7 翼型吸力面離散純音壓強(qiáng)脈動(dòng)均方根分布Fig.7 RMS distribution of the discrete tonal pressure fluctuation on the suction side of the airfoil

2.4 邊界層內(nèi)流動(dòng)的發(fā)展

圖8 分離前邊界層流向速度脈動(dòng)均方根Fig.8 RMS of the streamwise velocity fluctuation in the boundary layer before separation

圖10 給出了流動(dòng)邊界層內(nèi)的擾動(dòng)從分離前到分離后的發(fā)展過程。分離前（0.41C處），沿壁面法向的分布呈現(xiàn)類高斯分布；發(fā)生分離后（0.44C處），沿壁面法向分布的形態(tài)發(fā)生了明顯的變化，說明分離點(diǎn)在0.41C～0.44C之間，和時(shí)均流線及壓強(qiáng)系數(shù)分布對(duì)分離點(diǎn)的預(yù)測(cè)結(jié)果相符。分離后，不再呈現(xiàn)類高斯分布，先是雙峰分布，然后發(fā)展到三峰值分布，再附后又呈雙峰值分布，如圖9 所示。沿著壁面法線方向，擾動(dòng)先增長到最大值，在有所減小后開始增長到峰值，隨后減小直至邊界層外緣。

圖9 分離后邊界層內(nèi)脈動(dòng)分布Fig.9 fluctuation distribution in the boundary layer after separation

圖10 流動(dòng)分離前后流向速度脈動(dòng)分布Fig.10 Streamwise velocity fluctuation distributions before and after the flow separation

圖11 0.6C 邊界層內(nèi)速度及脈動(dòng)均方根分布Fig.11 Distributions of the velocity and fluctuation RMS in the boundary layer at 0.6C

2.5 分離泡內(nèi)大尺度旋渦結(jié)構(gòu)

圖12（a）顯示了不同時(shí)間分離泡內(nèi)渦量的分布，虛線表示了同一旋渦在不同時(shí)間的位置分布；從虛線的斜率可以看出再附前旋渦具有相同的對(duì)流速度0.598u∞，再附后旋渦對(duì)流速度變大。

在剪切層離開壁面后，大概0.55C處形成了較大尺度的旋渦，然后在再附點(diǎn)附近發(fā)展成穩(wěn)定的旋渦結(jié)構(gòu)，說明旋渦是從分離剪切層形成的，然后在分離泡內(nèi)發(fā)展成穩(wěn)定的結(jié)構(gòu)。比較圖9 中的不同位置流向速度脈動(dòng)發(fā)展，發(fā)現(xiàn)在形成穩(wěn)定的旋渦結(jié)構(gòu)后，流向速度脈動(dòng)沿著流向變化不大；穩(wěn)定旋渦結(jié)構(gòu)形成的過程，就是流向速度脈動(dòng)增長最快的階段。

在0.65C處壁面壓強(qiáng)系數(shù)一個(gè)周期內(nèi)的波形如圖12（b）所示。旋渦經(jīng)過0.65C時(shí)，該時(shí)刻壓強(qiáng)系數(shù)為最小，旋渦離開后壓強(qiáng)系數(shù)變大，旋渦運(yùn)動(dòng)的周期和壓強(qiáng)系數(shù)波形圖的周期一致，其頻率都等于純音噪聲主頻750 Hz。這進(jìn)一步說明750 Hz 純音噪聲的生成是因?yàn)榧羟蟹蛛x流動(dòng)失穩(wěn)后，形成了較大尺度含能較高的旋渦結(jié)構(gòu)。

圖12 不同時(shí)間分離泡內(nèi)渦量的分布（等值線為Q 值）和0.65C 表面壓力系數(shù)Fig.12 Vorticity distribution in the separation bubbles at different time instances (contour lines are for Q values) and pressure coefficient

分離泡內(nèi)不同弦長位置歸一化后壁面壓強(qiáng)系數(shù)隨時(shí)間變化的規(guī)律如圖13 所示，從虛線可以看出影響壓強(qiáng)信號(hào)的大尺度旋渦結(jié)構(gòu)具有相同的對(duì)流速度，所以大尺度旋渦結(jié)構(gòu)應(yīng)為同一旋渦沿著流向發(fā)展而來的。在0.56C處，750 Hz 的旋渦結(jié)構(gòu)已經(jīng)形成，到0.62C處（再附之前）旋渦發(fā)展成穩(wěn)定的旋渦結(jié)構(gòu)。在分離自由剪切層再附后（0.68C處），壓強(qiáng)信號(hào)出現(xiàn)高頻信息；順流向發(fā)展，高頻信號(hào)表現(xiàn)得更加明顯，但幅值比750 Hz 信號(hào)的幅值小很多。所以流動(dòng)分離后，邊界層的發(fā)展是由750 Hz 的大尺度周期性相干結(jié)構(gòu)主導(dǎo)的。750 Hz 的高次諧波壓強(qiáng)信號(hào)對(duì)應(yīng)的旋渦結(jié)構(gòu)，是在流動(dòng)轉(zhuǎn)捩后出現(xiàn)的，在分離剪切層再附后對(duì)邊界層流動(dòng)產(chǎn)生影響。

圖13 分離泡內(nèi)歸一化壓強(qiáng)波形圖Fig.13 Normalized pressure waveform in the separation bubble

3 結(jié)論

本文基于LBM-LES 方法對(duì)NACA0012 翼型在雷諾數(shù) 2×105、2°迎角條件下的噪聲聲場(chǎng)進(jìn)行了直接計(jì)算和驗(yàn)證，得出以下結(jié)論：

1）在翼型吸力面中段附近存在較長的分離泡，剪切層分離后，湍流強(qiáng)度顯著增長直至轉(zhuǎn)捩成湍流，但流動(dòng)再附后，湍流強(qiáng)度有所降低；分離后的自由剪切層對(duì)遠(yuǎn)場(chǎng)純音氣動(dòng)噪聲的產(chǎn)生非常關(guān)鍵。

2）分離前流向速度脈動(dòng)沿壁面法向的分布呈現(xiàn)單峰類高斯分布，分離后先是雙峰分布，然后發(fā)展到三峰值分布，再附后又呈雙峰值分布；邊界層中流向最大擾動(dòng)和分離泡中的逆向流動(dòng)有關(guān)，K-H 不穩(wěn)定對(duì)擾動(dòng)的增長起重要作用。

3）自由剪切層K-H 失穩(wěn)后，形成了純音噪聲頻率750 Hz 的大尺度旋渦結(jié)構(gòu)，該旋渦沿著流向發(fā)展，在流動(dòng)轉(zhuǎn)捩后但在再附前形成穩(wěn)定的結(jié)構(gòu)。主純音噪聲頻率的2 次和3 次諧波頻率對(duì)應(yīng)的旋渦結(jié)構(gòu)，是在流動(dòng)轉(zhuǎn)捩后產(chǎn)生的，在流動(dòng)再附后繼續(xù)發(fā)展成穩(wěn)定旋渦結(jié)構(gòu)。說明遠(yuǎn)場(chǎng)2 次和3 次諧波純音噪聲是由同一流動(dòng)機(jī)理生成的，和750 Hz 純音噪聲生成機(jī)理不同。

本研究主要局限于翼型純音噪聲主頻為750 Hz時(shí)附面層內(nèi)分離泡的流動(dòng)動(dòng)力學(xué)特征分析，純音噪聲主頻對(duì)動(dòng)力學(xué)特征的影響、邊界層內(nèi)穩(wěn)定性詳細(xì)分析及感受性問題將是接下來要進(jìn)一步研究的重點(diǎn)。此外，機(jī)翼實(shí)際會(huì)存在三維展向流動(dòng)及翼尖渦，這使得翼型繞流的有效迎角和有效雷諾數(shù)發(fā)生變化，在一定程度上會(huì)對(duì)純音噪聲的頻率和幅值產(chǎn)生影響，如何影響是值得深入研究又令人感興趣的問題。