脈沖吹氣對無縫襟翼翼型氣動性能的影響

王萬波，姜裕標，黃勇，于昆龍，張鑫

1. 中國空氣動力研究與發展中心 空氣動力學國家重點實驗室，綿陽 621000 2.西北工業大學 航空學院，西安 710072 3.中國空氣動力研究與發展中心 低速空氣動力研究所，綿陽 621000

現代運輸類飛機機翼上往往布置有前/后緣襟翼、縫翼等活動部件。通過控制這些活動部件的偏轉可在一定范圍內改變機翼表面的形狀，影響機翼上下表面的氣流方向，從而增加機翼升力，達到改善飛機起降性能的目的。縫翼、襟翼等活動操縱面間的縫道使流場變得非常復雜，其中包括邊界轉捩、流動分離、尾跡流動的互相干擾等，這些復雜的流動現象影響了翼面上的流動品質，帶來噪聲過大、油耗增加等一系列問題。

1904年普朗特首次利用吸氣的方式控制分離，主動流動控制研究從此開始興起。20世紀60年代，大量的理論、試驗研究表明定常吹/吸氣可以顯著增加機翼升力、減小阻力，并將此技術應用到一些驗證機及真實飛機(如F-104、MIG21、US2)上。但是由于定常吹氣系統復雜、沉重且效率低[1]，因此此種技術很難應用到民用飛機上。

1948年，Schubauer和Skramstad[2]采用周期性激勵猝發層流邊界層的不穩定。20世紀八九十年代大量的分離控制研究表明，周期性激勵比定常吹氣激勵器更小更輕，所需動量更少，控制效果更好，因此周期性激勵(合成射流、脈沖吹氣)廣泛應用于圓柱、后臺階、各種翼型等的分離控制，并得到一些普適性結論，如減小后臺階分離泡長度的最優頻率為St≈0.2[3]，翼型失速分離控制的最優頻率為0.3≤F+≤4[4]，然而也有部分研究建議F+=10或20是最有效的[5-6]。

對于高升力翼型，圍繞施加主動流動控制是否可以產生足夠的效益以及主動流動控制是否可以取代常規舵面從而降低重量、減少成本展開了大量的研究，McLean等[7]指出高升力翼型采用主動流動控制有巨大的潛在效益，21世紀初在各大航空公司和各國政府資助下開展了大量的研究，如歐洲的EUROLIFT計劃[8]、美國ADVINT項目[9]，波音[10]和空客[11]也開展了研究。國內清華大學[12]、北京航空航天大學[13-15]、西北工業大學[16]、上海交通大學[17]、中國空氣動力研究與發展中心[18]、中國航天空氣動力技術研究院[19]等單位在定常吹氣參數優化、增升潛力評估、吹氣增升機理方面開展了數值模擬和試驗研究，中航通飛設計院有限公司針對某大型水陸兩棲飛機，設計了附面層控制的吹氣襟翼方案，對內吹式襟翼的基本形式、吹氣縫道位置及噴縫參數等進行綜合優化設計，并通過風洞試驗驗證了增升效果[20-21]，在工程應用方面積累了經驗。

脈沖吹氣比定常吹氣所需能量更少，控制效果更好，在翼型增升上應用前景很好。脈沖吹氣的主要控制參數有：無量綱減縮頻率F+、動量系數cμ、占空比(DC)等。Raju等[22]指出翼型繞流中存在3種頻率：翼型尾緣渦脫落頻率(F+=O(1))，邊界層K-H不穩定頻率(F+=O(10))，氣流再附時分離區周期性渦釋放頻率(F+=O(1))，研究證明脈沖吹氣的最優頻率也多與這3種頻率相關。通過控制占空比，可以提高控制效果，對于NACA 643-618 層流翼型，失速迎角附近低占空比的增升效果好[23]；對于低壓透平渦輪葉片翼型，占空比越高，增升效果越好[24]；對于低雷諾數層流翼型，高、低占空比的增升效果相當[25]；對于高升力半模模型，試驗研究表明DC=0.4時，增升效果最好[26]。然而由于試驗限制，不同占空比時動量系數不能保證完全相同，因此占空比對無縫襟翼翼型性能影響需要進一步研究。

本文通過數值模擬方法，研究了脈沖頻率、占空比、動量系數等參數對無縫襟翼翼型升阻力的影響規律，指出了脈沖吹氣效率高于定常吹氣的動量系數適用范圍，對采用周期性激勵增升減阻、舵面增效的飛行器設計具有一定的參考意義。

1 計算方法與模型

1.1 控制方程

對于大分離流動，大渦模擬(LES)方法和雷諾平均Navier Stokes/大渦模擬(RANS/LES)混合方法可以獲得更精細的結果，然而必須付出更大的計算代價。H?ll等的研究表明[27]，針對高升力翼型后緣襟翼大分離流動，利用RANS方法計算出的氣動力和RANS/LES混合方法計算結果相差不大，升力系數的功率譜主頻也相同。同時，RANS方法在高升力翼型分離控制研究上也有大量的應用[27-28]。

本文通過求解雷諾平均Navier-Stokes方程，對流場進行非定常數值模擬。積分形式的控制方程為

(1)

式中：t為時間；Ω為控制體體積；n為控制體面S的單位法向矢量；守恒變量Q、速度矢量V、無黏通量F和黏性通量G的表達式分別為

Θx=uτxx+vτxy+wτxz-qx

Θy=uτxy+vτyy+wτyz-qy

Θz=uτzx+vτzy+wτzz-qz

ρ和p分別為流體密度和壓強；u、v、w為速度分量,i、j、k分別為3個方向的單位向量；e為單位質量的總內能；τ(·)和q(·)分別為應力項和熱傳導項。

采用有限體積法對控制方程進行離散，空間離散格式為二階精度的迎風格式，時間推進方式采用LU-SGS (Lower-Upper Symmetric Gauss- Seidel)隱式時間推進算法，采用全湍流假設，兩方程k-ωSST (Shear Stress Transport)湍流模型。

1.2 計算模型及邊界條件

翼型為某型飛機翼根剖面翼型，弦長c為1 m，最大厚度為18%；襟翼弦長為0.257c，襟翼偏角為50°，吹氣縫位于主翼和襟翼連接處，吹氣縫高hj為0.001c；根據文獻[26,29-30]，吹氣角選為30°。計算區域入口、出口和上下邊界距離翼型40倍弦長，網格如圖1所示。

翼型表面滿足無滑移邊界條件，吹氣邊界為速度進口邊界。迎角為0°，來流風速為40 m/s，基于弦長的雷諾數為2.7×106，無量綱時間步長Δt*=Δt×V∞/c=0.02，V∞為自由來流速度。無特殊說明，文中氣動力是基于時間平均的結果。

圖1 翼型計算網格Fig.1 Computation mesh of airfoil

1.3 參數說明

縮減頻率表示為

F+=fX/V∞

(2)

式中：f為脈沖頻率；不同文獻對X的定義略有不同，有的文獻定義X為襟翼弦長[28]，有的文獻定義X為分離區長度[31]，有的定義為吹氣位置到襟翼尾緣的距離[4]，本文定義X為襟翼弦長，由于吹氣縫位于襟翼前緣而且氣流又在襟翼前緣處分離，F+的影響規律可用眾多文獻進行對比。

(3)

式中：mj為吹氣質量流量；Vj為吹氣速度；ρ∞為自由來流密度；ρj為吹氣氣流密度。

脈沖吹氣動量系數cμ為

(4)

采用文獻[32]中的脈沖吹氣速度模型：

ts99=F(sc,DC,T)

DC=Ton/T

式中：Vjet max為脈沖射流最大速度；τp為無量綱脈沖時間；ts99為脈沖射流達到最大時所需時間；T為一個脈沖周期；sc為脈沖上升沿和下降沿的光滑系數；tp為脈沖時間。

1.4 算例驗證

算例驗證模型為美國ADVINT項目研究模型，前緣下垂15°，簡單襟翼下偏40°，來流風速為30 m/s，基于弦長的雷諾數為0.75×106，迎角為11°。合成射流吹氣動量系數為0.015，激勵頻率為90 Hz。

圖2給出了壓力系數Cp的計算結果和文獻[29]的對比，本文計算結果和文獻有較好的一致性。

圖2 翼型表面平均壓力系數分布Fig.2 Distribution of mean surface pressure coefficient of airfoil

為了分析網格數量的影響，以保證計算結果的網格無關性，對翼型基本狀態劃分了3種網格(如表1所示)，并進行了計算。結果表明，中等網格可以較好地預測升阻力，因此本文所用的計算網格都為中等網格。

表1 網格無關性驗證Table 1 Assessment of grid independence

2 結果與分析

圖3給出了基本狀態和脈沖吹氣控制(cμ=0.01，F+=0.31，DC=0.5)時，升力系數CL和脈沖吹氣速度V/Vmax隨時間τ的變化。在脈沖的上升沿和下降沿，升力有一個波動，由于流體存在遲滯，翼型升力的變化滯后于脈沖吹氣的變化。

圖4和圖5給出了未施加控制以及施加脈沖吹氣控制(cμ=0.01，F+=0.31，DC=0.5)后的翼型在一個升力變化周期內繞流結構的變化,根據脈沖信號，選取4個典型時刻，對應圖3中的A、B、C和D。未吹氣時，氣流在襟翼前緣分離，襟翼上表面包圍在分離形成的大回流區中，尾緣處有一對渦交替脫落。施加脈沖吹氣控制后，剛開始吹氣時，襟翼上表面存在一個分離泡(圖5(a))，吹氣產生的渦與分離剪切層相互作用，邊界層外部的高能流輸送注入到邊界層中，增加了邊界層的能量，使得流體得以克服逆壓梯度繼續向下游運動，推動了分離點后移(圖5(b))，分離渦向下游發展，進而和后緣卷起的反向旋渦相互作用并脫落(圖5(c))；隨著渦脫落，襟翼上表面的氣流附著(圖5(d))，同時由于沒有新的能量注入，邊界層內的能量不足以克服逆壓梯度，在襟翼表面產生分離泡。

圖3 施加控制前后升力系數隨時間的變化Fig.3 Time-dependent lift coefficient with and without control

圖6給出了不同F+(cμ=0.01、DC=0.5)時的主翼增升量(ΔCL-main)、襟翼增升量(ΔCL-flap)及總增升量(ΔCL-total)(增升量為吹氣控制與未施加吹氣控制升力系數之差)。由圖可知，ΔCL-total隨F+的增加先增加后減小，在F+=0.31時，達到最大；F+=0.16,0.31時，ΔCL-total明顯大于定常吹氣。F+=0.64,1.00,1.29時，ΔCL-total與定常吹氣相當；F+=2.57,10時，ΔCL-total小于定常吹氣；升力增量主要來自于主翼，襟翼上的增升量隨著F+的增加變化不大。

圖7給出了不同F+(cμ=0.01、DC=0.5)的壓力系數，由圖可知，施加吹氣控制后，前緣吸力峰值增加，吸力面吸力增加，F+=0.31時，翼型前緣吸力峰值最大，吸力面吸力增加最多，因此增升量也最大。

圖9給出了不同F+(cμ=0.01、DC=0.5)時主翼阻力增量(ΔCD-main)、襟翼阻力增量(ΔCD-flap)、摩擦阻力增量(ΔCf-total)及總阻力增量(ΔCD-total)(阻力增量為吹氣控制與未施加吹氣控制阻力系數之差)。由圖可知，總阻力隨F+的增加先減小后增加。F+=0.16時，襟翼阻力增加最多，總阻力增加；F+=0.31時，襟翼阻力增加，與激勵頻率接近鈍體自然渦脫落頻率時阻力增加[34]的結論一致，但是主翼阻力減小最大，綜合起來，總阻力小于基本狀態阻力但大于定常吹氣時阻力。F+=0.64時，阻力減小最多，減阻效果最好的脈沖頻率(F+=0.64)約是增升效果最好的脈沖頻率(F+=0.31)的兩倍，與文獻[35]的試驗結果一致；F+=1時，總阻力小于定常吹氣時阻力；F+=1.29時，總阻力與定常吹氣時阻力相當；F+=2.57，10時，總阻力大于定常吹氣時阻力。

圖4 基本狀態一個周期瞬時流場Fig.4 Flow field of the base state at one vortex shedding cycle

圖5 施加脈沖吹氣一個控制周期的瞬時流場(cμ=0.01、F+=0.31、 DC=0.5)Fig.5 Flow field of the control state at one pulse cycle (cμ=0.01,F+=0.31,DC=0.5)

圖6 不同縮減頻率時的升力系數增量(cμ=0.01, DC=0.5)Fig.6 Lift coefficient increments at various reduced frequencies (cμ=0.01,DC=0.5)

施加脈沖吹氣后，不同F+的總阻力都大于壓差阻力，此外，總摩擦阻力也增加。未發現文獻[4]中施加脈沖吹氣后，壓差阻力比總阻力大的現象。

圖7 不同縮減頻率時的壓力系數(cμ=0.01, DC=0.5)Fig.7 Pressure coefficients at various reduced frequencies (cμ=0.01，DC=0.5

圖8 不同縮減頻率的時均流場云圖(cμ=0.01,DC=0.5)Fig.8 Time-averaged flowfield contours at various reduced frequencyies (cμ=0.01, DC=0.5)

圖9 不同縮減頻率時阻力系數變化(cμ=0.01, DC=0.5)Fig.9 Variation of drag coefficients at different reduced frequencies (cμ=0.01， DC=0.5)

襟翼產生的壓差阻力是阻力的主要來源，未施加吹氣控制時，襟翼尾緣處存在一個大的低壓區(圖8(a))，F+=0.16時，雖然克服了逆壓梯度，基本消除了分離，但是低壓區存在并且明顯增大，同時由于渦脫落頻率鎖定為激勵頻率，幅值增加(圖10)，渦脫落的能量更大，因此壓差阻力增加，總阻力大于未施加控制時的阻力。F+=0.64時，在主頻(激勵頻率)之前出現3個峰值(圖10)，分別對應圖8(d)中復雜渦系的形成和發展，幅值有明顯降低，因此阻力最小。

圖10 不同縮減頻率時升力系數功率譜密度(PSD) (cμ=0.01, DC=0.5)Fig.10 Power spectrum density (PSD) of lift coefficient at various reduced frequencies (cμ=0.01， DC=0.5)

圖11給出了F+=0.31時不同cμ、不同占空比下的升力增量和效率(ΔCL/cμ)。cμ=0.005時，DC=0.5增升效果最好；0.005

根據控制效率和控制機理,吹氣控制分為附面層分離控制和超環量控制[36]。氣流完全附著在襟翼表面時的吹氣動量系數為臨界動量系數，此時吹氣效率最高，動量系數小于臨界動量系數為附面層分離控制，動量系數大于臨界吹氣動量系數為超環量控制[37]。由圖12可知，F+=0.31、DC=0.7時，臨界動量系數為0.01，定常吹氣時，臨界動量系數為0.02。脈沖吹氣臨界動量系數低于定常吹氣。

相同的動量系數，根據定義，占空比越小，最大吹氣速度越大。當動量系數較小時，脈沖沖擊效應是增升的主要原因，吹氣產生的渦使邊界層外部的高能流注入到邊界層中，從而改變流動結構和形態，但由于動量注入有限，分離不能被完全抑制。隨著動量系數的增加，沖擊效應和動量效應共同作用，低能流和高能流的摻混及動量注入與分離剪切層相互耦合，改變襟翼表面氣流分離形態，因此脈沖吹氣增升效果大于定常吹氣。當定常吹氣動量系數達到臨界動量系數時，氣流附著在襟翼表面，此時主要靠動量注入增加環量，定常吹氣的增升效果要優于脈沖吹氣。

圖11 不同動量系數、不同占空比時升力增量和控制效率(F+=0.31)Fig.11 Lift coefficient increment and control efficiency at various moment coefficients and duty cycles (F+=0.31)

圖12 不同cμ、DC下的時均流場云圖(F+=0.31)Fig.12 Time-averaged flowfield contours at various cμ and DC (F+=0.31)

3 結 論

1) 脈沖頻率接近于渦脫落頻率時增升效果最好，脈沖頻率為渦脫落頻率2倍時，阻力減小最多；當脈沖頻率小于渦脫落頻率時，阻力增加。

2) 動量系數較小時，占空比越小，沖擊效應越強，增升效果越好；動量系數小于臨界動量系數時，脈沖吹氣增升效果優于定常吹氣，當動量系數大于定常吹氣時，脈沖吹氣增升效果低于定常吹氣。

未來將重點研究吹氣偏斜角度、吹氣頻率、動量系數、占空比等參數對三維后掠機翼的影響規律。本文的工作為風洞試驗提供了研究基礎，希望能夠對采用周期性激勵增升減阻、舵面增效的飛行器設計提供有價值的參考。