高壓捕獲翼構型亞跨超流動特性數值研究1)

王浩祥 李廣利 楊 靖 肖 堯 王小永 *徐應洲 許先貴 崔 凱

* (中國科學院力學研究所高溫氣動國家重點實驗室，北京 100190)

? (中國科學院大學工程科學學院，北京 100049)

引言

高超聲速飛行器近年來已成為國際研究熱點，以美國為代表的發達國家先后開展了大量研究[1]-[3]，其中高超聲速飛機[2]因具有水平起降和寬速域飛行等優勢，在軍事和民用方面均具有巨大潛力.2013 年，美國洛克希德-馬丁公司公布了SR-72 高超聲速無人偵察飛機概念[4]，以此作為SR-71 的后繼機.2018 年，波音公司在美國航空航天學會科技大會上，公開展示了一個偵察/打擊型高超聲速飛機模型和初始概念方案以及相關技術細節，這是美國首次公開高超聲速民用飛機領域進展動向[5].2019年5 月，美國的Hermeus 公司披露要研制最大巡航速度馬赫5、載客20 人左右、航程4000 海里的高超聲速民用飛機，并計劃在21 世紀20 年代末投入商業運營.歐洲聯合俄羅斯、澳大利亞和巴西等國，以高超聲速民用飛機為方向，開展了Hexafly-Int 研究計劃[6].日本學者Lobbia 等以乘波體為基礎提出了一種高超聲速商用飛機等概念[7].同時，國內學者針對高超聲速氣動外形也展開了相關研究，分別提出了旁側進氣[8]和背部進氣[9]等先進氣動布局方案.從現有研究結果來看，關于高超聲速飛機的研制仍處于概念探索階段，距離真正的實際飛行和商業運營還有著較長的發展道路.

從氣動布局設計角度來看，高超聲速飛機主要追求的性能指標包括高升阻比、高升力系數和高容積率.然而上述性能指標之間存在著強烈的矛盾關系，對于常規構型而言，容積的增大通常會導致升力系數和升阻比的降低，而且在高超條件下還存在“升阻比屏障”[10]問題，使常規構型很難同時滿足“三高”需求.針對上述問題，崔凱等[11-12]提出了一種高壓捕獲翼新型氣動布局概念，其基本原理是通過在機體上方引入捕獲翼的方式，來改變機體激波的傳播方向，利用機體與捕獲翼之間的氣動干擾來產生高壓區，進而提升整機的升力與升阻比.目前針對高壓捕獲翼新概念構型的研究主要集中在高超聲速條件下的性能評估與設計方法研究，如捕獲翼位置的確定方法[13]、捕獲翼前緣線外形優化[14]和高升阻比外型設計[15-16]，研究結果表明高壓捕獲翼氣動布局可在高超聲速條件下有效緩解升阻比與容積率、升阻比與升力系數間的矛盾關系，具有較好的應用前景，為未來高超聲速飛機氣動布局設計提供了新的思路.

對于水平起降的高超聲速飛機而言，不僅要關注巡航狀態下的高速性能，還需關注飛行過程中其他速域的氣動性能.在亞、跨、超、高超聲速飛行條件下，飛行器的流場結構會發生明顯改變，導致其氣動性能出現較大差異[17].針對上述問題，Zhao 等[18]總結了幾種寬速域乘波體設計方法以提升其在非設計點狀態下的氣動性能;羅浩等[19-20]和焦子涵等[21]提出了幾種寬速域變構型高超聲速飛行器，通過連接裝置的收放改變飛行器的展弦比和后掠角，以此來兼顧高低速的氣動性能;孫祥程等[22]和張陽等[23]通過優化算法得到新翼型，研究結果表明，該翼型相比于常規的高超聲速翼型，在跨聲速和高超聲速下具有更加優良的氣動特性，配置新翼型的機翼在寬速域范圍內整體氣動性能更優;Zhao 等[24]中對幾種乘波體在亞跨超飛行條件的氣動性能進行了綜合比較，結果表明在亞跨超飛行條件下尖前緣乘波體升阻比要優于通常的密切錐乘波體，三角翼乘波體除小攻角和負攻角外升阻比也優于普通的密切錐乘波體，此外通過比較尖前緣乘波體在亞跨超飛行條件下能夠產生更大的渦升力.綜上所述，對于水平起降和寬速域飛行的高超聲速飛機，開展亞、跨、超飛行條件的氣動性能研究是十分必要的.

由高壓捕獲翼的設計原理[13]可知，捕獲翼置于機體上方，在機體與捕獲翼之間會形成一個開放的等效通道，在高超聲速設計點狀態下，機體激波經過捕獲翼后所形成的反射激波剛好掠過機體尾部，此時機體基本不受捕獲翼干擾.但在亞跨超條件下，流場結構會發生本質改變，隨著馬赫數的增大，通道內氣動干擾會逐漸增強，會出現類似于Busemann 雙翼構型在低速下的壅塞現象[25-26].為研究高壓捕獲翼構型在寬速域內的流動特征，王浩祥等[27]基于高壓捕獲翼概念構型對馬赫0.92 條件下的流場結構進行了細致分析，結果表明通道的壓縮-擴張會造成機體轉折點與尾部之間產生較大的壓差，導致圓臺上表面產生分離區，機體后半段處產生的激波與分離區作用會產生二次激波，機體與捕獲翼的流場會耦合在一起，使整機的流場結構變的復雜，并且激波串會導致捕獲翼下表面的物面壓力出現明顯的波動現象，初步證實了跨聲速條件下，高壓捕獲翼構型存在復雜的流場結構和較為強烈的氣動干擾特性，因此有必要對高壓捕獲翼構型亞跨超速域流動特性展開更加深入的研究.

基于上述研究背景，本文在文獻[27]的基礎上，基于一種簡化的高壓捕獲翼概念構型，對高壓捕獲翼氣動布局在亞跨超典型來流條件下的流動特性展開細致研究，重點關注機體與捕獲翼之間開放通道內流場結構隨馬赫數的演化機理，以及其對飛行器壁面的壓力分布影響特性.以期為后續寬速域飛行器氣動構型設計與優化奠定堅實基礎.

1 高壓捕獲翼原理和計算模型簡介[27]

高壓捕獲翼在高超聲速流動條件下的設計原理如圖1 所示，圖中區域①為自由來流，高速來流經過機體上表面壓縮，產生第一道斜激波S1，在激波S1后壓力增加，流動方向與機體上表面平行，之后在捕獲翼的壓縮作用下形成第二道激波S2，使壓力獲得進一步提升，隨來流繼續前進，在機體尾部產生膨脹波，經前馬赫線(FML)后壓力逐漸減小，然后流向下游，由于捕獲翼平行于來流，區域⑤的壓力基本與自由來流壓力相等.由上述描述可知區域③經兩次壓縮，捕獲翼下表面的壓力明顯高于上表面，因此捕獲翼可為飛行器提供較大的升力，當采用薄翼設計時，其阻力增加較小，飛行器的升阻比也可獲得大幅提升.

圖1 高壓捕獲翼設計原理Fig.1 Design principle of the HCW

為突出重點，本文依據上述設計原理采用了一種簡化外形，使用一個圓錐-圓臺組合體作為概念機體，在其上方設置高壓捕獲翼，其外形為具有一定厚度的平板，前緣進行鈍化.外形主要參數如下:機體長L為1.5 m，以機體長度為參考量，無量綱化的捕獲翼相對長度為0.431;相對寬度為0.333;相對厚度為2.667 × 10-3.捕獲翼與機體間的相對位置依據文獻[13]中的捕獲翼位置設計方法給定.按上述方法生成的計算模型如圖2 所示.

圖2 構型三維視圖和三視圖Fig.2 Three-dimensional and three view of the configuration

為驗證該構型的效果，在設計條件下對其流場進行了計算，條件如下:來流馬赫數為6，單位長度雷諾數為2.258 × 106m-1，飛行攻角為0°.圖3 給出了該構型在設計條件下的物面和縱向對稱面壓力云圖，從圖中可以看到，機體壓縮產生的激波打在捕獲翼前緣附近，并且反射激波剛好掠過機體最高點，符合高壓捕獲翼構型的基本設計原則.

圖3 縱向對稱面的壓力分布云圖Fig.3 Pressure contour in the symmetrical plane

2 CFD 可靠性驗證與計算外形數值求解

本文數值模擬基于可壓縮流動N-S 方程，數值方法采用TVD (total variation diminishing)格式，時間推進選用隱式格式，湍流模型為SST 模型.為驗證CFD 數值方法的可靠性，分別計算了跨聲速翼身組合體標模、超聲速航天飛機標模和超聲速激波邊界層干擾典型案例.

圖4 為翼身組合體的結構網格示意圖，其中壁面法向第一層網格厚度為S(× 10-5)，其中S為翼身組合體總長度，總網格量約1100 萬.計算馬赫數為0.75，單位長度雷諾數為2.125 × 107m-1，攻角為0.49°.圖5 給出了機翼不同展向截面的壓力系數Cp隨x/c的變化曲線，其中x和y分別代表流向距離和展向距離，c為弦長，b為機體半模展長，下同.計算結果表明，CFD 計算結果與風洞試驗數據[28]基本保持一致，且能夠比較精確的預測出激波出現的位置.

圖4 翼身組合體結構網格示意圖Fig.4 Illustration of structure grid of wing-body combination

圖5 機翼不同展向位置壓力系數Cp 變化曲線Fig.5 Curve of Cp at different spanwise section of wing

圖6 給出了航天飛機結構網格示意圖，其中壁面法向第一層網格厚度為H(× 10-5)，其中H為航天飛機總長度，總網格量約1024 萬.計算馬赫數為4.94，單位長度雷諾數為3.15 × 107m-1，攻角為0°.圖7 給出了典型截面物面壓力系數對比結果，其中c表示y/H=0.13 處截面機翼弦長，計算結果表明，CFD 計算結果與風洞試驗數據[29]吻合良好.

圖6 航天飛機結構網格示意圖Fig.6 Illustration of structure grid of space shuttle

圖7 航天飛機機身物面壓力系數Cp 變化曲線Fig.7 Curve of Cp at different spanwise section of space shuttle

此外為驗證當前所使用的CFD 求解器對于激波的模擬精度，計算了典型的激波邊界層干擾構型.該構型由兩部分組成，分別是上方的楔形平板和下方的圓錐-圓柱組合體.圖8 給出了結構網格示意圖.其中壁面法向第一層網格厚度為W(× 10-5)，其中W為圓錐-圓柱組合體長度，總網格量約2543 萬.計算馬赫數為3，單位長度雷諾數為3.67 × 107m-1，攻角為0°.圖9 給出了典型截面物面壓力系數對比結果，其中D表示圓柱直徑，θ表示圓柱軸向截面周向角度，計算結果表明，CFD 計算結果與文獻[30]中給出的數值仿真結果和風洞試驗數據吻合良好.此外圖10 給出的計算云圖和風洞試驗紋影圖高度一致，能夠準確的捕捉到流場中主要波系結構.

圖8 激波邊界層構型結構網格示意圖Fig.8 Illustration of structure grid of shock-wave boundary-layer interactions

圖10 CFD 結果與風洞試驗對比Fig.10 Comparison of CFD with wind tunnel test

綜上所述，本文采用的CFD 數值方法具有較高的可信度.

采用上述數值方法對圓錐-圓臺體組合捕獲翼概念構型進行求解，圖11 為計算構型結構網格示意圖，近壁面邊界層區域網格進行加密，總網格量約為2900 萬，壁面法向第一層網格厚度為L(× 10-5m)，其中L是機體總長度1.5 m.選取馬赫0.3 至3 范圍內的典型狀態點進行計算，來流馬赫數分別為0.3，0.5，0.7，0.92，1.1，1.3，1.5，2 和3，來流單位長度雷諾數均取為1.334 × 107m-1，計算攻角均為0°.

圖11 計算構型結構網格示意圖Fig.11 Illustration of computational grid of calculation configuration

針對不同的來流馬赫數，流場結構大致分為亞聲速流場、跨聲速流場和超聲速流場.下面對不同來流馬赫數下的流場結構分別進行分析與討論，重點關注捕獲翼與機體之間的氣動干擾以及捕獲翼下表面與機體上表面的物面壓力變化規律.

3 亞聲速條件下流動特性分析

3.1 流場結構分析

當Ma＜0.7 時，流場中最大馬赫數小于1，整個流場為亞聲速流動.圖12 給出了Ma=0.3，0.5 和0.7來流條件下縱向對稱面和軸向截面的馬赫數等值線分布，來流受到機體圓錐段的壓縮加速，靠近捕獲翼前緣時，受到捕獲翼前緣干擾而減速，隨后進入機體與捕獲翼之間的流場區域.經過圓錐-圓臺交界點之前，因為機體與捕獲翼之間垂向距離不斷減小，來流受到壓縮而加速，在垂向距離最小處附近馬赫數達到最大值.通過圓錐-圓臺交界點后，隨著機體與捕獲翼之間垂向距離增大，來流受到膨脹不斷減速，直至達到機體尾部并且與外部流場相匹配.

圖12 縱向對稱面和圓臺中點處軸向截面馬赫數等值線分布圖Fig.12 Contour of Mach number of symmetric plane and axial cross section

捕獲翼的存在對圓臺上表面附近的流動產生明顯的干擾.圖12 給出了x/L=0.833 處截面馬赫數等值線圖，由圖可知Ma=0.3 時，機體附近的流場基本保持了二維軸對稱流動特性，僅在機體上表面對稱面附近受到捕獲翼干擾，干擾區范圍相對較小;Ma=0.5 時，二者之間的氣動干擾增強，干擾區范圍沿著垂向和展向發展擴大，并且主要集中在機體上表面;Ma=0.7 時，干擾區的范圍進一步擴大，機體與捕獲翼的流場逐漸耦合在一起，二者的氣動干擾更加強烈.綜上所述，隨著來流馬赫數的增大機體與捕獲翼之間的氣動干擾逐漸增強，干擾區范圍逐漸擴大，導致圓臺上表面分離區的出現和發展.

來流經過機體與捕獲翼之間的流場先加速后減速，會導致來流壓力先減小后增大，因此流場中機體尾端出口處壓力高于上游圓錐-圓臺交界點處的壓力，機體上表面尾部出口處與圓錐-圓臺交界點之間存在逆壓梯度，并且隨著來流馬赫數的增大逆壓梯度增大，機體圓臺段上表面附近出現流動分離現象.圖13中給出了機體尾段不同位置軸向截面的流線分布，如圖所示Ma=0.3 時，機體軸向截面流線分布均近似于二維軸對稱分布，捕獲翼對機體干擾相對較弱，圓臺附近流場沒有分離現象;Ma=0.5 時，圓臺上表面分離區開始出現，圓臺上表面左右兩側各產生一個分離渦，并且沿流向渦核逐漸向對稱面附近運動，同時沿垂向發展逐漸脫離機體上表面;Ma=0.7 時，分離渦產生的位置更加遠離對稱面，由于逆壓梯度的增大，在相同截面下分離渦范圍擴大，渦核的運動規律與Ma=0.5 情況類似.

圖13 軸向不同位置流線分布Fig.13 Streamline distribute at different axial cross section

3.2 物面壓力分布

圖14 分別給出了機體上表面和捕獲翼下表面不同展向位置壓力系數Cp分布曲線，圖中橫坐標給定的范圍為高壓捕獲翼的前緣至后緣，下同.由圖可知，由于機體與捕獲翼之間流場對來流的壓縮-擴張作用，捕獲翼下表面與機體上表面壓力系數沿流向均先減小后增大，在機體圓錐-圓臺交界點附近達到極小值.

圖14 捕獲翼下表面和機體上表面Cp 分布曲線Fig.14 Curve of Cp at different spans of HCW lower surface and fuselage upper surface

圖14 捕獲翼下表面和機體上表面Cp 分布曲線 (續)Fig.14 Curve of Cp at different spans of HCW lower surface and fuselage upper surface (continued)

捕獲翼下表面壓力系數分布具有明顯的三維效應，具體表現為沿展向位置機體與捕獲翼之間垂向距離增大，二者之間的氣動干擾逐漸減弱，捕獲翼下表面壓力系數最小值逐漸增大.隨著馬赫數的增大，機體與捕獲翼之間的氣動干擾逐漸增強，機體與捕獲翼之間的干擾區沿展向擴大，捕獲翼下表面不同展向截面物面壓力曲線逐漸趨于一致.

圓臺上表面物面壓力分布與捕獲翼下表面分布規律相似，即沿流向先減小后增大，但由于圓臺段受到分離區的影響，機體拐點處壓力系數極小值沿展向的變化規律略有不同.具體表現為，Ma=0.3 時流場中無分離現象，圓臺上表面干擾區主要集中在對稱面附近，因此不同截面壓力系數極小值沿展向逐漸回升;Ma=0.5 與0.7 時，由于圓臺上表面出現流動分離現象，不同展向截面處壓力系數分布趨于一致，但由于分離渦產生的位置在機體兩側，受此影響遠離對稱面的x/L=0.10 截面的壓力系數極小值與兩外兩個截面相比要更小.

4 跨聲速條件下流動特性分析

4.1 流場結構分析

來流馬赫數繼續增大，流場中開始出現激波逐漸演化為跨聲速流場，圖15 依次給出了Ma=0.92，1.1，1.3 和1.5 條件下縱向對稱面和軸向截面馬赫數等值線分布圖.Ma=0.92 時，來流經過機體前段的壓縮開始加速，隨后進入到機體與捕獲翼之間的流場區域，在達到機體圓錐-圓臺分界點之前一直加速，在機體拐點附近馬赫數達到1，當來流經過機體拐點后受到擴張段的膨脹作用繼續加速直至產生激波，激波與圓臺上表面的分離區相互作用，使分離區范圍增大，并且在激波后產生若干的二次激波[30];Ma=1.1，1.3 和1.5 時，來流經過機體圓錐段和捕獲翼前緣產生的兩道弱激波作用后減速至亞聲速流動，隨后進入到捕獲翼與機體之間的流場區域，來流在到達機體圓錐-圓臺分界點之前再次加速至聲速，經過分界點之后受到膨脹繼續加速直至產生激波.

圖15 縱向對稱面和圓臺中點處軸向截面馬赫數等值線分布圖Fig.15 Contour of Mach number of symmetric plane and axial cross section

激波的出現并且與分離區相互作用使得機體與捕獲翼之間的流場結構變的更加復雜，也加劇了機體與捕獲翼之間的氣動干擾強度，由圖15 中給出的x/L=0.833 處軸向截面馬赫數分布等值線圖可知，受到激波的干擾，Ma=0.92 時機體上下表面均出現了流動分離現象，此時圓臺上下表面的分離區相互連通，分離區的范圍進一步增大;Ma=1.1，1.3 和1.5時，馬赫數的增大通道內超聲速區域逐漸擴大激波出現的位置后移，激波后的分離區范圍逐漸縮小，由馬赫數等值線圖可知，機體與捕獲翼之間的干擾區主要集中在機體與捕獲翼之間開放通道對稱面附近.

由上述分析可知，跨聲速來流下機體與捕獲翼之間流場內激波出現的位置及其空間分布直接影響激波后的流場結構，尤其是分離區的范圍和主激波后的二次激波位置.圖16(a)給出了3 組Ma=0.92 來流條件下不同展向截面高壓捕獲翼附近的馬赫數分布，由于捕獲翼的影響，機體尾部分離區范圍上表面相較于下表面明顯增大，由此導致高壓捕獲翼和機體之間一直呈現出等效的收縮形狀.在跨聲速來流條件下，收縮通道內出現了激波串現象，進而形成了多個超聲速區和亞聲速區[30].

圖16 機體與捕獲翼之間流場內的馬赫數分布Fig.16 Contour of Mach number between fuselage and HCW

圖16(b)中給出了不同來流馬赫數下機體與捕獲翼之間流場區域對稱面內馬赫數分布，隨著來流馬赫數的增大，機體與捕獲翼之間超聲速區域范圍增大，激波出現的位置逐漸后移，激波后分離區的范圍相應減小.同時由對稱面內z/L=0.123 處馬赫數分布曲線可知，隨著來流馬赫數的增大，激波強度增強、激波首次出現位置后移并且二次激波現象逐漸消失.

4.2 物面壓力分布

圖17 給出了捕獲翼下表面和機體上表面不同展向截面位置的壓力系數分布曲線，受到激波及其誘導的二次激波影響，Ma=0.92 和1.1 時捕獲翼下表面出現明顯的壓力波動現象;Ma=1.3 時，超聲速區域擴大，激波位置后移二次激波現象基本消失，壓力波動現象逐漸減弱;Ma=1.5 時捕獲翼前緣激波反射導致前緣下表面附近產生高壓區，隨后來流不斷加速導致捕獲翼下表面壓力逐漸減小，在靠近機體尾部受到激波作用導致壓力有小幅增大.另外沿展向發展可知，跨聲速流動狀態下激波位置逐漸后移且二次激波現象逐漸消失，壓力波動現象逐漸減弱.

圖17 捕獲翼下表面和機體上表面不同展向位置Cp 分布曲線Fig.17 Curve of Cp at different spans of HCW lower surface and fuselage upper surface

圖17 捕獲翼下表面和機體上表面不同展向位置Cp 分布曲線 (續)Fig.17 Curve of Cp at different spans of HCW lower surface and fuselage upper surface (continued)

機體上表面由于受到分離區的影響壓力系數變化較為平緩，Ma=0.92 時，來流經過捕獲翼與圓錐之間的收縮通道時受到壓縮的作用，來流速度增大，物面壓力逐漸減小，在拐點附近來流加速至聲速，同時由于機體的轉折形成膨脹波，受其作用來流速度迅速增加，導致物面壓力急劇減小，隨后在圓臺上表面回流區的作用下流速逐漸減小，物面壓力逐漸回升[30];Ma=1.1 時，機體與捕獲翼之間的超聲速區域范圍逐漸增大，激波位置后移，因此在機體交界點和激波位置之間產生了一個低壓區間，經過激波的作用壓力劇增，隨后在分離區的影響下壓力緩慢增大;Ma=1.3 時，物面壓力變化規律與Ma=1.1 大體一致，機體與捕獲翼之間的區域內超聲速范圍進一步擴大，激波出現的位置更加靠后，因此低壓區間范圍更大，隨后經過激波的作用壓力增大，最后在分離區的影響下壓力逐漸回升;Ma=1.5 時，捕獲翼前緣激波打在機體上表面導致機體上表面物面壓力有明顯的升高現象，隨后來流不斷加速，機體物面壓力逐漸減小，直至機體尾段產生激波，受到激波作用物面壓力有小幅的增大.

5 超聲速條件下流動特性分析

5.1 流場結構分析

隨著來流馬赫數繼續增大，整個流場呈現以激波為主導的結構形式，圖18 中給出了Ma=2 和3 來流下的縱向對稱面和軸向截面馬赫數等值線分布圖.如圖所示，Ma=2 時來流經過機體激波和捕獲翼前緣激波減速后，進入到機體與捕獲翼之間的通道內，隨后經過機體拐點處的膨脹波加速直至機體尾部，Ma=3 情況與之類似.

圖18 縱向對稱面和圓臺中點處軸向截面馬赫數等值線分布圖Fig.18 Contour of Mach number of symmetric plane and axial cross section

機體與捕獲翼之間的通道內氣動干擾仍然主要存在機體上表面附近，圖18 中給出了x/L=0.833 處軸向截面馬赫數分布圖，超聲速來流條件下，由于捕獲翼的存在限制了機體上表面來流的膨脹，進而使機體上表面產生的激波位置較機體下表面更加靠后，而且捕獲翼對機體上表面來流膨脹的限制在對稱面附近最為強烈，沿展向發展這種限制作用逐漸減弱.

超聲速來流條件下，捕獲翼前緣會產生弓形激波，激波會作用在機體壓縮段上表面，導致捕獲翼前緣與機體附近流場產生激波邊界層干擾和機體反射等現象.如圖19 所示，Ma=2 時，捕獲翼前緣激波S1 打在機體上表面，反射激波S2 打在捕獲翼下表面，隨后反射激波S3 作用在機體拐點附近，S3 的反射激波受到機體拐點附近的膨脹波E1 作用而弱化消失.Ma=3 時捕獲翼前緣激波S1 強度增大，S1 打在機體上表面后反射激波S2 作用在捕獲翼下表面，隨后反射激波S3 穿過機體拐點膨脹波E1 打在機體上表面，最后反射激波S4 打到通道外.

圖19 捕獲翼前緣與機體上表面附近的激波干擾波系結構Fig.19 Shock interference between the leading edge of HCW and fuselage upper surface

5.2 物面壓力分布

圖20 給出了Ma=2 和3 捕獲翼下表面和機體上表面壓力系數分布曲線，Ma=2 時捕獲翼前緣激波經過機體反射重新作用在捕獲翼下表面，捕獲翼下表面在拐點前壓力會出現明顯增大現象，隨后經過機體拐點來流受到膨脹加速，捕獲翼下表面壓力逐漸減小，而且膨脹段已經沒有明顯的激波現象;Ma=3 時與Ma=2 情況類似，但激波反射點更靠后，導致壓力峰值也更加靠后.分別是此外不同展向位置壓力系數分布也說明了捕獲翼前緣激波面的三維效應，沿展向激波強度逐漸減弱且出現的位置逐漸后移.

圖20 捕獲翼下表面和機體上表面不同展向位置Cp 分布曲線Fig.20 Curve of Cp at different spans of HCW lower surface and fuselage upper surface

圖20 捕獲翼下表面和機體上表面不同展向位置Cp 分布曲線 (續)Fig.20 Curve of Cp at different spans of HCW lower surface and fuselage upper surface (continued)

捕獲翼前緣激波作用在機體上表面也會對其物面壓力分布產生顯著影響，由圖20 可知Ma=2 時，捕獲翼前緣激波增強，機體上表面受此干擾物面壓力急劇增大，隨后經過機體拐點，來流受到膨脹，物面壓力持續減小直至機體尾部;Ma=3 時機體上表面會有兩個壓力峰值，分別是兩次激波反射導致的.

6 氣動力特性分析

為分析圓錐-圓臺組合平板構型在寬速域內的氣動力特性，圖21 給出了升力系數(Cl)、阻力系數(Cd)和俯仰力矩系數(Cmy)隨馬赫數(Ma)變化曲線，其中參考面積為整機俯視投影面積0.318 m2，參考長度為整機全長1.5 m，力矩參考點選在原點即機體前緣點.圖中all 代表整機，HCW 代表高壓捕獲翼部件，body 代表圓錐-圓臺機體.

如圖21 所示，在寬速域內整機的阻力系數主要由機體提供，由于在0°攻角下捕獲翼與來流方向平行，捕獲翼的阻力系數相對較小.隨來流馬赫數增加，整機阻力系數先增大后減小，在Ma=1.1 附近達到最大值.當Ma＜1.1 時，隨來流馬赫數增大機體與捕獲翼之間的通道內會逐漸出現流動分離且分離區范圍逐漸擴大，整機阻力系數隨之增大;當Ma＞1.1 后，隨馬赫數增大通道內激波出現的位置逐漸后移，分離區的范圍逐漸縮小直至消失，整機阻力系數隨之減小.

圖21 氣動力參數隨馬赫數變化曲線Fig.21 Variation of aerodynamic parameters with Mach number

整機升力系數主要由捕獲翼提供，機體貢獻的升力系數占比較小，由于當前計算狀態僅考慮了0°攻角，因此在亞跨超來流條件下整機基本處于負升力狀態.當Ma=0.3 至0.7 時，整機升力系數隨馬赫數增大逐漸減小，這是由于機體與捕獲翼之間通道內逐漸出現分離區并且范圍逐漸增大，分離區的出現會導致捕獲翼下表面附近的來流被壓縮加速，進而使捕獲翼下表面產生的低壓區范圍逐漸增大，導致升力系數逐漸減小;Ma=0.92 至1.3 時，整機的升力系數會急劇減小，這主要是因為通道內激波位置逐漸后移，通道內激波前的超聲速區域產生的低壓范圍逐漸擴大，同時捕獲翼上表面也會出現激波，使得整機產生的升力急劇減小;Ma＞1.3 之后，捕獲翼前緣激波打在機體上并且發生反射，反射激波會作用在捕獲翼下表面進而產生額外的升力，此時整機升力系數逐漸增大.

俯仰力矩系數受壓力分布特性和升力系數影響，整機俯仰力矩系數主要由捕獲翼提供，機體的貢獻較小.由于整機升力主要由捕獲翼提供，且捕獲翼相對力矩參考點距離較大，因此整機俯仰力矩系數隨馬赫數變化規律基本與升力系數變化規律呈鏡像對稱.

7 結論和展望

本文基于一種圓錐-圓臺組合平板原理性構型，重點關注機體與捕獲翼之間的氣動干擾，對高壓捕獲翼新型氣動布局在亞跨超速域下的典型流動特性進行了研究.結果表明，二者之間的氣動干擾存在明顯的三維效應，從對稱面向展向逐漸減弱，其流動特性隨馬赫數的增加發生明顯改變，具體如下:

(1)亞聲速來流在經過機體與捕獲翼之間通道時先加速后減速，產生逆壓梯度.在Ma=0.5 時開始出現分離，且分離區隨馬赫數的增加而逐漸向展向擴展;

(2)跨聲速來流在機體拐點膨脹波的作用下沿流向加速至超聲速，隨后受到分離區的影響產生激波以及二次激波，在捕獲翼下表面產生明顯的壓力波動.隨著馬赫數的增加，激波后移，分離區縮小;當Ma=1.5 時，二次激波基本消失，分離區退至機體尾部;

(3)超聲速來流時，捕獲翼前緣激波在通道內發生多次正規反射，并與機體拐點膨脹波相互干擾.受來流馬赫數的影響，呈現不同的波系結構.

總體來看，捕獲翼與機體之間在不同速域下呈現出明顯不同的典型流場結構.在亞聲速時，有分離區產生;跨聲速時，出現了激波-分離區干擾結構;超聲速時，以激波-膨脹波波系干擾為主.上述流場結構均會對氣動力特性產生顯著影響，在寬速域來流條件下，整機阻力系數主要由機體貢獻，并且隨馬赫數先增大后減小;整機升力系數與俯仰力矩系數主要由捕獲翼貢獻.

為初步摸清高壓捕獲翼布局在亞跨超條件下的流動特性，本文僅對簡化原理構型定攻角狀態進行了分析，暫未考慮下翼面、外形優化以及攻角的影響.下一步擬在本文研究基礎上，重點考慮在亞聲速時如何有效抑制分離、在跨聲速時如何改善激波-分離干擾、以及在超聲速時如何優化波系結構等問題，綜合考慮氣動力和力矩特性，開展構型設計與優化，進一步探究相關流動特性和機理.