压缩性对大振幅俯仰振荡三角翼动态特性影响的试验研究
三角翼受迫俯仰滚转耦合运动的气动特性研究
０ 引 言
在 三角翼 绕 流这个 典 型流场 环境 中 ， 含 了丰富 包 的空 气 动力学 现 象 。这 些 现象 的研 究 对 空气 动 力 学 理论 的 发展 和完善 具有 重 大意义 ， 对提 高现代 飞行 器 性 能具 有重要 价值 。因此 ， 国内外 大 量学者 对其 进行
进 行 了 分 析 。计 算 结 果 表 明 ： 仰 滚 转 耦 合 运 动 时 ， 角 翼 上 表 面 的 涡 分 布 的 非 对 称 性 将 产 生 横 侧 方 向 的偏 航 力 俯 三 矩 和 滚 转 力 矩 ， 转 力 矩 和偏 航 力 矩 随着 滚 转 振 幅角 和 滚 转 缩 减 频 率 的 增 大 而 增 大 ， 对 法 向 力 影 响 不 大 。 滚 但 关 键 词 ： 角翼 ； 动 特 性 ； 迫俯 仰滚 转耦 合运 动 ； 结 构 三 气 受 涡 中 图分 类 号 ： ２ １３ Ｖ １． 文献 标 识 码 ：Ａ
盯 ｎ ＿一 一 ． ： １ ｄ＋（ ～ｂ ｄ ０（ ｃＱ ） Ｓ ｑ ）
其中： Ｑ为守 恒型 变 量 ， 为对 流 项 ， 为 粘 性
影响 ， 发现缩 减频 率增 加 ， 升力 和阻力 的峰值 增 大… 。 １ Ｍｅｚ ｓ 现 ：５三 角翼 在 固定攻 角 下做 有 限振 幅 的 ｎｉ 发 ｅ ６。 滚 转运 动 时 升力 系 数 有 较 大 提 高 － 。Ｋ ｎ ｉ在 模 拟 ２ ａｄｌ Ｊ ６ 。 角翼 受 迫 俯 仰 滚 转耦 合 运 动 时 发 现 ： 滚转 运 ５三 当 动 的缩 减频 率提 高到 ２ｃ ， 的破裂将 消 除 ， 而使 ７时 涡 从 升力 有 所提高 － 。 国内 ， ３ Ｊ 阎超等人 对 三角翼 的数 值模 拟 进行 了综述 Ｌ ， 立 芝 和 高正 红 研 究 了 ７ 。 掠 三 ４杨 Ｊ ６后 角翼做 俯仰 振荡 时缩 减频 率对气 动力 的影 响 ， 发现 随 着 机翼 俯仰 加快 ， 机翼 大 迎角抵 抗漩 涡非对 称 破裂 的 能力 增 强 － 。但 对 于 大 后 掠 三 角 翼 ， 着 迎 角 的增 ５ Ｊ 随 大 ， 角 翼 将 会 出现 “ 滚 ” 一 现 象 － 。本 文 针 对 三 摇 这 ６ Ｊ ７。 ６大后 掠 三 角 翼 进 行 了数 值 模 拟 ， 究 受 迫 俯 仰 滚 研 转耦 合 运动 时滚 转缩 减 频 率 和 滚转 振 幅 角 对 大后 掠
三角翼低速动态大攻角气动特性试验研究
三角翼低速动态大攻角气动特性试验研究
唐敏中;李周复;等
【期刊名称】《空气动力学学报》
【年(卷),期】1994(012)004
【摘要】对后掠角分别为X=60°、70°和80°尖前缘平板三角翼模型和一个前缘后掠角为（76°+40°）的双三角翼模型在低速风洞中作大攻角俯仰摩波运动，振幅am=30°、60°和90°，缩减频率K=0.01～0.12，基于根弦长雷诺数
Re=2.76×105～8.23×105。
进行了六分量动态气动载荷测量，动态流动显示和70°三角翼上翼面非定常压力测量，并分别与对应的静态试验结果比较。
分析了运动参数包括缩减频率、振幅和Re数、后掠角对气流动态迟滞特性的影响。
【总页数】8页(P367-374)
【作者】唐敏中;李周复;等
【作者单位】哈尔滨空气动力研究所，黑龙江哈尔滨150001;哈尔滨空气动力研究所，黑龙江哈尔滨15000
【正文语种】中文
【中图分类】V211.41
【相关文献】
1.三角翼动态气动特性低速实验研究 [J], 于欣芝;杨永年
2.滑流区中三角翼大攻角气动力特性的实验研究 [J], 陈素贞;潘文欣
3.俯仰振荡的边条三角翼大攻角非常气动特性的风洞试验 [J], 刘尚培
4.一种腹下S弯进气道低速大攻角下气动特性实验 [J], 翁小侪;郭荣伟
5.低速来流大攻角侧滑角状态下尖脊进气道气动特性试验研究 [J], 钟易成;余少志;陈晓
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三角翼破裂涡流的非定常特性
三角翼破裂涡流的非定常特性张明禄;杨翊仁;吕志咏【摘要】为了研究飞机的三角翼前缘涡破裂后,破裂涡流的非定常特性,在风洞中进行了75°后掠三角翼的动态测压实验.实验结果表明:三角翼翼面的压力脉动强度变化和翼面上前缘涡的流态是正相关的,在前缘涡破裂迎角区,上翼面的压力脉动强度最高达到33 Pa,抖振强度随迎角的变化趋势与上翼面的压力脉动随迎角的变化趋势相同.通过对压力信号的分析得出,三角翼翼面上的压力脉动主要是由破裂涡流中的螺旋波引起的,螺旋波产生了三角翼机翼抖振.%In order to investigate the unsteady characteristics of the broken vortices over delta wing after the leading edge vortices were broken down, experiments of dynamic pressure measurement were carried out on the surface of the 75?sweep delta wing in a wind tunnel. Experimental results show that the root mean square ( RMS) pressure fluctuation is positively correlated with the fluid state of leading edge vortices on the top surface of delta wing. At the angle of attack region with leading edge vortices breakdown, the maximal RMS pressure fluctuation is 33 Pa. With increasing angle of attack, the variation of buffeting strength has the same tendency as that of RMS pressure fluctuation. Analysis of the pressure signal shows that the pressure fluctuations over the delta wing are mainly caused by the spiral wave of the broken-down vortex flow, which leads to the buffeting of the delta wing.【期刊名称】《西南交通大学学报》【年(卷),期】2012(047)005【总页数】4页(P832-835)【关键词】三角翼;前缘涡;涡破裂;螺旋波;抖振【作者】张明禄;杨翊仁;吕志咏【作者单位】西南交通大学力学与工程学院,四川成都610031;西南交通大学力学与工程学院,四川成都610031;北京航空航天大学航空科学与工程学院,北京100191【正文语种】中文【中图分类】V211.4现代及未来战斗机均以大迎角机动飞行为主要特征，在大机动俯仰过程中，飞机机翼要经历涡流、破裂涡流及完全分离流等不同流态.这些流态中包含不同性质的非定常准周期成分，在上翼面上产生准周期的非定常压力脉动，非定常效应与机翼的结构相耦合，形成机翼的强迫振动，即机翼抖振.国内外学者均致力于研究这些非定常效应及其产生的机翼及立尾抖振［1-3］.文献［4-5］分析了振荡三角翼上的压力信号.文献［6］确定了不同后掠角三角翼前缘涡破裂点的位置.文献［7-8］研究了双立尾与三角翼之间的非定常气动力干扰和三角翼前缘涡破裂点脉动的显示和测压实验.文献［9-10］通过数值计算，得到了超音速和高超音速下三角翼的颤振特点.文献［11］中通过实验，确定了三角翼前缘涡破裂的评判标准.文献［12］中实验分析了自然状态下的三角翼非定常前缘涡破裂现象.文献［13］中详细分析了三角翼前缘涡的结构.文献［14］中分析了弹性三角翼对前缘涡破裂的气弹响应.总的来说，在三角翼破裂涡流迎角区，上翼面非定常压力脉动主要以涡破裂后的螺旋波和涡破裂点沿涡轴方向的振动为主，即在此迎角区内由这2种压力脉动产生机翼抖振［2］.本文研究在风洞中，对75°后掠三角翼上翼面固定的弦向位置进行动态测压，分析压力信号的脉动强度随迎角的变化规律，通过数字滤波的方法，分析涡破裂迎角区内，螺旋波和涡破裂点沿涡轴方向的振动压力脉动和这2种非定常压力脉动在整个翼面压力脉动中所占的比例，并确定机翼抖振的来源.1 实验设备及模型1.1 实验设备动态压力测量实验在北京航空航天大学D1风洞内进行，D1风洞为开口回流式风洞，风洞实验段截面为椭圆形，长轴为 1.02 m，短轴为0.76 m，实验段长度为2.00 m，湍流度小于1%.实验风速为18.5 m/s，基于根弦长的雷诺数Re=4.07×105.使用美国Kulite公司生产的XCS-093-2G型微型压力传感器测量动态压力，直径为2.0 mm，长度为 8.0 mm，压力测量范围约为6.9 kPa，传感器具有 0.02 ～20.00 kHz频率响范围，实验中所涉及的所有准周期脉动频率均位于传感器动态频率响范围之内，实验中以2 kHz的频率采集原始信号，未滤波.压力传感器垂直于三角翼面安装，上端面与三角翼上翼面齐平.为了多次使用，传感器的安装孔(2.5 mm)略大于传感器的直径(2.0 mm)，使用乳胶封堵间隙.1.2 实验模型风洞中的动态测压实验使用前缘后掠角为75°的三角翼模型，如图1所示.模型由厚10 mm的有机玻璃制造，模型上表面为平面，下表面前缘有45°的倒角.在三角翼上翼面上弦向位置为x/C=0.545～0.970(C为三角翼弦长，C=330 mm)的范围内，每隔0.061C布置1个测压孔(共8个测压孔)，并且测压孔位于前缘涡涡核在翼面上的投影线上.图1 三角翼模型Fig.1 Sketch of the delta wing model2 实验结果和分析2.1 压力信号RMS分析图2为75°后掠三角翼弦向位置为x/C=0.93的动态测压力数据［2］.图2 x/C=0.93处各迎角的压力脉动［2］Fig.2 Pressure fluctuations for different angle of attack at x/C=0.93［2］由图2可以看到，在15°迎角(α)时，前缘涡的破裂点尚未移到翼面上，压力脉动幅度很小，随着迎角的增大，破裂点逐渐上移到翼面上，相应的压力脉动幅度也越来越大，至39°迎角时，压力脉动已经十分明显.这是因为随着迎角的改变，测量点受到不同强度的压力脉动.同文献［2］类似，本次实验也有同样的变化趋势，本文采用对每个测压孔测得的压力信号取其均方根值(RMS，root mean square)，该值更能直观地反映出压力的脉动强度.图3为75°后掠三角翼5个弦向位置下的压力RMS随迎角变化曲线.图3 不同弦向位置下的压力RMS随迎角变化曲线Fig.3 Variation of RMS pressure as a function of angles of attack for different chordwise locations 由图3可以看到，各个弦向位置的压力脉动在α为0°～31°范围内时，RMS值很低，几乎大小不变，此迎角范围为涡流区［7］;当α ＞31°时，RMS急剧增加，压力脉动强度明显增强，α在44°～46°范围时，RMS达到最大值，一直到α=56°，RMS才减小下来，而α=31°～56°为翼面上前缘涡破裂的迎角范围［7］.可以认为机翼表面的压力脉动强度和前缘涡的破裂是相关的.从图3还可以看到，在相同迎角下，弦向位置越靠前，压力脉动强度越大，这是由于压力脉动是从上游向下游传播并逐渐衰减的.2.2 压力信号的频谱分析图4为α=44°时，测压点在弦向位置为x/C=0.667处测得的压力信号频谱图.由图4可以看到，2次不同的测量，得到的频谱图中高频部分频带的中心值(即螺旋波主频)是一致的，无量纲频率St(St=fC/v∞，f为实际频率值，v∞为远方来流速度)约为2.08;低频部分的频率值即涡破裂点的振动频率大小不稳定，这是由于涡破裂点的振动是准周期性的.涡破裂点的振动频率虽然不是固定值，但却分布在 0.01 ～0.05 范围内的［2，8］，对其它迎角和其它弦向位置测得的信号进行频谱分析也能得到同样的结论.图4 α=44°、x/C=0.667处的压力信号频谱图Fig.4 Frequency power spectra of pressure signal at x/C=0.667 under α =44°2.3 对压力信号滤波后的RMS分析由图4可以看到，压力信号的频谱图中分为高频的螺旋波频率和低频的涡破裂点振动频率，可以采用数字滤波的方法，分析压力信号中的高频和低频各占的比例.因为螺旋波主频范围为St=0.70～4.00［2］，涡破裂点脉动的频率范围为St=0.01 ～0.05［2，8］，所以，对采集到的压力原始信号进行St=0.50的高通滤波，得到原始信号中的高频部分，即螺旋波频率部分;对原始信号进行St=0.05的低通滤波，得到原始信号中的低频部分，即涡破裂点振动的频率部分.图5为α=46°时，75°后掠三角翼原始及高频和低频压力信号RMS随弦向位置变化曲线.选择α=46°是因为在这个迎角下，压力脉动RMS值最大，且低频和高频均比较明显.由图5可以看到，随着弦向位置的增加，原始、高频和低频信号的RMS值都是减小的，这同压力脉动沿弦向逐渐衰减的规律一致.数值上高通滤波之后的高频信号的RMS值同原始信号的RMS值十分接近，而低通滤波之后的低频信号的RMS 值很小，约为原始信号的1/7.三角翼破裂涡流中的压力脉动以螺旋波为主，涡破裂点振动的压力脉动贡献很小，整个翼面上的压力脉动受螺旋波的影响最大，即引起机翼抖振的最主要原因是破裂涡流中螺旋波的压力脉动.图5 原始及高频和低频压力信号RMS随弦向位置变化曲线(α=46°)Fig.5 Variation of original，high-frequency and low-frequency RMS pressures asa function of chordwise location(α =46°)3 结论(1)75°后掠三角翼表面的压力脉动强度与前缘涡的破裂相关:在前缘涡涡流区(迎角范围为0°～31°)，压力脉动RMS值很低;在前缘涡破裂区(迎角范围为31°～56°)时，当迎角大于31°，RMS急剧增加，机翼的振动明显增强，到44°～46°时RMS达到最大值.(2)通过对信号的滤波处理，可知整个三角翼上翼面的压力脉动以螺旋波的影响为最大，破裂涡流中螺旋波的准周期压力脉动造成了机翼的抖振..参考文献:【相关文献】［1］GURSUL I，XIE Wensheng.Buffeting flow over delta wings［J］.AIAA Journal，1999，37(1):58-65.［2］GURSUL I.Review of unsteady vortex flows over delta wings［R］.［S.l.］:AIAA Paper，2003.［3］GURSUL I.Unsteady flow phenomena over delta wings at high angle of attack ［J］.AIAA Journal，1994，32(2):225-231.［4］FRASER B，COTON F N，GREEN R B，et al.Ananalysis of high resolution pressure signals on an oscillating delta wing［R］.［S.l.］:AIAA Paper，2003.［5］MENKE M，GURSUL I.Self-excited oscillations of vortex breakdown location over delta wings［R］.［S.l.］:AIAA Paper，1997.［6］GURSUL I.Criteria for location of vortex breakdown over delta wings［J］.The Aeronautical Journal，1995，99(5):194-196.［7］高杰，张明禄，吕志咏.双立尾和三角翼之间的气动干扰实验研究［J］.实验流体力学，2005，19(3):51-57.GAO Jie，ZHANG Minglu，LÜ Zhi yong.Investigation of aerodynamicinterference between delta wings and twin fins［J］. Journal of Experiments in Fluid Mechanics，2005，19(3):51-57.［8］张明禄，祝立国，吕志咏.三角翼前缘涡破裂点脉动的实验分析［J］.北京航空航天大学学报，2006，32(6):635-638.ZHANG Minglu， ZHU Liguo，LÜ Zhiyong.Experiment al analysis on oscillations of vortex breakdown location over delta wing［J］. Journal of Beijing University of Aeronautics and Astronautics，2006，32(6):635-638.［9］郑国勇，杨翊仁.结构非线性机翼的超音速和高超音速颤振［J］.西南交通大学学报，2007，42(5):578-582.ZHENG Guoyong，YANG Yiren.Flutter of airfoil with structural nonlinearityin supersonic and hypersonic flow［J］. Journal of Southwest Jiaotong University，2007，42(5):578-582.［10］叶献辉，杨翊仁.气动加热下三角机翼颤振［J］.西南交通大学学报，2008，43(1):62-66.YE Xianhui，YANG Yiren.Flutter of delta wing under Aerodynamic heating［J］. Journal of Southwest Jiaotong University，2008，43(1):62-66.［11］JUMPER E J，NELSON R C，CHENG K.A simple criterion for vortex breakdown［R］.［S.l.］:AIAA Paper，1993.［12］MENKE M，YANG H，GURSUL I.Experiments on the unsteady nature of vortex breakdown over delta wings［J］.Experiments in Fluids，1999，27(3):262-272.［13］GORDNIER R， VISBALM R. Unsteadyvortex structure over a delta wing［J］.Journal of Aircraft，1994，31(1):243-248.［14］GRAY J， GURSULI， BUTLER R. Aeroelastic response of a flexible delta wing due to unsteady vortex flows［R］.［S.l.］:AIAA Paper，2003.。
基于CFD
第８卷㊀第６期２０２３年１１月气体物理ＰＨＹＳＩＣＳＯＦＧＡＳＥＳＶｏｌ.８㊀Ｎｏ.６Ｎｏｖ.２０２３㊀㊀ＤＯＩ:１０.１９５２７/ｊ.ｃｎｋｉ.２０９６￣１６４２.１０８８基于ＣＦＤ/ＣＳＤ耦合的火箭跨声速气动阻尼特性分析李泳德ꎬ㊀郭㊀力ꎬ㊀季㊀辰(中国航天空气动力技术研究院ꎬ北京１０００７４)ＣｈａｒａｃｔｅｒｉｚａｔｉｏｎｏｆＴｒａｎｓｏｎｉｃＡｅｒｏｄｙｎａｍｉｃＤａｍｐｉｎｇｏｆＲｏｃｋｅｔｓＢａｓｅｄｏｎＣＦＤ/ＣＳＤＣｏｕｐｌｉｎｇＬＩＹｏｎｇ￣ｄｅꎬ㊀ＧＵＯＬｉꎬ㊀ＪＩＣｈｅｎ(ＣｈｉｎａＡｃａｄｅｍｙｏｆＡｅｒｏｓｐａｃｅＡｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｓꎬＢｅｉｊｉｎｇ１０００７４ꎬＣｈｉｎａ)摘㊀要:随着新型大推力火箭的发展ꎬ弯曲模态频率的不断降低ꎬ以及流动分离和跨声速飞行时产生的激波震荡等因素ꎬ其在跨声速飞行过程中更容易出现非定常振动发散ꎮ文章以某带助推的运载火箭模型为研究对象ꎬ通过数值计算获取火箭强迫振动时的气动阻尼ꎬ并对影响火箭气动阻尼的因素进行了分析ꎮ包括结构节点位置㊁振动振幅大小㊁脉动压力等ꎮ研究表明:助推主要起到增大气动阻尼的作用ꎻ前节点主要影响收缩段的气动阻尼ꎻ振动振幅大小和脉动压力对气动阻尼的影响可忽略不计ꎮ关键词:气动阻尼ꎻ数值计算ꎻ跨声速ꎻ气动弹性ꎻ运载火箭㊀㊀㊀收稿日期:２０２３￣０９￣２５ꎻ修回日期:２０２３￣１０￣２３第一作者简介:李泳德(１９９５￣)㊀男ꎬ工学硕士ꎬ助理工程师ꎬ主要研究方向为气动弹性分析ꎮＥ￣ｍａｉｌ:５６２０６４１６９＠ｑｑ.ｃｏｍ通信作者简介:季辰(１９８２￣)㊀男ꎬ工学博士ꎬ研究员ꎬ主要研究方向为气动弹性力学ꎮＥ￣ｍａｉｌ:ｊｉｃｈｅｎ１６７＠ｈｏｔｍａｉｌ.ｃｏｍ中图分类号:Ｖ４７５.１㊀㊀文献标志码:ＡＡｂｓｔｒａｃｔ:Ｗｉｔｈｔｈｅｄｅｖｅｌｏｐｍｅｎｔｏｆｎｅｗｈｉｇｈ￣ｔｈｒｕｓｔｒｏｃｋｅｔｓꎬｔｈｅｄｅｃｒｅａｓｉｎｇｆｒｅｑｕｅｎｃｙｏｆｔｈｅｂｅｎｄｉｎｇｍｏｄｅｓｏｆｔｈｅｒｏｃｋｅｔꎬａｓｗｅｌｌａｓｔｈｅｆａｃｔｏｒｓｓｕｃｈａｓｆｌｏｗｓｅｐａｒａｔｉｏｎａｎｄｓｈｏｃｋｏｓｃｉｌｌａｔｉｏｎｓｇｅｎｅｒａｔｅｄｄｕｒｉｎｇｔｒａｎｓｏｎｉｃｆｌｉｇｈｔｍａｋｅｉｔｍｏｒｅｐｒｏｎｅｔｏｎｏｎ￣ｃｏｎｓｔａｎｔｖｉｂｒａｔｉｏｎ.Ｉｎｔｈｉｓｐａｐｅｒꎬａｌａｕｎｃｈｖｅｈｉｃｌｅｍｏｄｅｌｗｉｔｈｂｏｏｓｔｗａｓｔａｋｅｎａｓｔｈｅｒｅｓｅａｒｃｈｏｂｊｅｃｔꎬａｎｄｔｈｅａｅｒｏｄｙ￣ｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇｏｆｔｈｅｒｏｃｋｅｔｄｕｒｉｎｇｆｏｒｃｅｄｖｉｂｒａｔｉｏｎｗａｓｏｂｔａｉｎｅｄｔｈｒｏｕｇｈｎｕｍｅｒｉｃａｌｃａｌｃｕｌａｔｉｏｎ.Ｔｈｅｆａｃｔｏｒｓａｆｆｅｃｔｉｎｇｔｈｅａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇｏｆｔｈｅｒｏｃｋｅｔｗｅｒｅａｎａｌｙｚｅｄꎬｉｎｃｌｕｄｉｎｇｔｈｅｐｏｓｉｔｉｏｎｏｆｓｔｒｕｃｔｕｒａｌｎｏｄｅｓꎬｔｈｅｍａｇｎｉｔｕｄｅｏｆｖｉｂｒａｔｉｏｎａｍ￣ｐｌｉｔｕｄｅꎬｐｕｌｓａｔｉｎｇｐｒｅｓｓｕｒｅａｎｄｓｏｏｎ.Ｔｈｅｓｔｕｄｙｓｈｏｗｓｔｈａｔｔｈｅｂｏｏｓｔｍａｉｎｌｙｐｌａｙｓｔｈｅｒｏｌｅｏｆｉｎｃｒｅａｓｉｎｇａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐ￣ｉｎｇａｎｄｔｈｅｆｒｏｎｔｎｏｄｅｍａｉｎｌｙａｆｆｅｃｔｓｔｈｅａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇｏｆｔｈｅｃｏｎｔｒａｃｔｉｏｎｓｅｃｔｉｏｎ.Ｔｈｅｖｉｂｒａｔｉｏｎａｍｐｌｉｔｕｄｅｓｉｚｅａｎｄｔｈｅｐｕｌｓａｔｉｎｇｐｒｅｓｓｕｒｅｈａｖｅａｎｅｇｌｉｇｉｂｌｅｅｆｆｅｃｔｏｎｔｈｅａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇ.Ｋｅｙｗｏｒｄｓ:ａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇꎻｎｕｍｅｒｉｃａｌｃａｌｃｕｌａｔｉｏｎꎻｔｒａｎｓｏｎｉｃꎻａｅｒｏｅｌａｓｔｉｃｉｔｙꎻｌａｕｎｃｈｖｅｈｉｃｌｅ引㊀言通常情况下人们认为气动力对火箭的振动起到阻尼作用ꎬ即气动阻尼为正值ꎮ然而随着大推力火箭发展ꎬ火箭的长细比逐渐加大ꎬ导致弯曲刚度越来越小ꎬ同时为了满足有效载荷的外形要求ꎬ火箭头部整流罩尺寸不断加大ꎬ后续箱体的直径却保持不变ꎬ形成了典型的锤头体外形ꎮ国内外大量的火箭研制经验表明[１￣９]ꎬ对于此类锤头体外形火箭的气动设计ꎬ必须要进行动态气动载荷与动态气弹稳定性分析ꎬ否则设计的疏忽可能会导致火箭结构出现毁灭性的破坏进而导致发射失败ꎮ目前常用的衡量气弹稳定性的方法是通过风洞试验来获取气动阻尼系数ꎮ早在１９６３年ꎬ美国国家航空航天局Ａｍｅｓ研究中心(ＮＡＳＡＡｍｅｓＲｅ￣ｓｅａｒｃｈＣｅｎｔｅｒ)采用半刚性模型开展试验研究[１０]ꎬ获取火箭头部的气动阻尼来评估其稳定性ꎬ但这只能用来模拟火箭弯曲振型前节点之前部分的结构动力学特性ꎮ直到兰利研究中心(ＮＡＳＡＬａｎｇｌｅｙＲｅｓｅａｒｃｈＣｅｎｔｅｒ)开发了全弹性模型气动阻尼试验气体物理２０２３年㊀第８卷技术ꎬ其可以模拟整体的结构动力学特性以及气动外形ꎬ并应用于多款运载火箭研制[１１￣１５]ꎮ国内ꎬ中国航天空气动力技术研究院对气动阻尼问题开展过较多的研究[１６￣２０]ꎬ从模型设计方法㊁模型制作工艺㊁试验机构设计和数据处理等诸多方面ꎬ逐步改进实现了从半刚性模型到全弹性模型的过渡ꎬ并在多个型号上得到验证ꎮ然而通过风洞试验研究气动弹性问题ꎬ技术难度大ꎬ试验成本高ꎬ同时几乎不可能开展全尺寸试验ꎮ因此通过数值计算的方法开展相关研究是另一种重要的手段ꎮ刘子强等[２１]实现了通过数值计算确定气动阻尼系数的技术和方法ꎬ并与试验结果进行对比ꎬ证实了该方法的可靠性ꎮ冉景洪等[２２]通过模态数据结合准定常理论的方法分析了减阻杆加后体这一弹性结构的气动阻尼ꎬ结果表明减阻杆造成的分离流会对后体的气动阻尼系数产生影响ꎮ朱剑等[２３]针对新一代捆绑式运载火箭发展了非结构网格下的气动阻尼计算方法ꎬ并分析了攻角㊁Ｍａｃｈ数等参数对气动阻尼的影响ꎮ本文在之前的计算方法[２３]的基础上采用ＩＤＤＥＳ模型ꎬ考虑脉动压力的影响ꎬ通过强迫振动的方式ꎬ针对捆绑式运载火箭的某一特定模态进行数值计算仿真ꎬ研究前节点位置ꎬ振动振幅ꎬ脉动压力等参数对气动阻尼的影响规律ꎮ１㊀计算方法图１为本文所用的捆绑式运载火箭的计算模型ꎬ是典型的锤头体结构ꎮ在跨声速阶段ꎬ其头部会产生激波造成激波边界层干扰ꎬ而在锤头体外形的过渡段会出现气流分离ꎮ为探究各部分气动阻尼的变化ꎬ将整个箭体分为头部㊁过渡段㊁弹身３个部分ꎮ图１㊀表面网格及区域划分Ｆｉｇ.１㊀Ｓｕｒｆａｃｅｇｒｉｄａｎｄｒｅｇｉｏｎｄｉｖｉｓｉｏｎ１.１㊀流场仿真模型本文分别用Ｒｅｙｎｏｌｄｓ平均法(Ｒｅｙｎｏｌｄｓ￣ａｖｅｒａｇｅｄＮａｖｉｅｒ￣ＳｔｏｋｅｓꎬＲＡＮＳ)和改进的延迟分离涡模拟(ｉｍｐｒｏｖｅｄｄｅｌａｙｅｄｄｅｔａｃｈｅｄ￣ｅｄｄｙｓｉｍｕｌａｔｉｏｎꎬＩＤ￣ＤＥＳ)[２４￣２５]进行计算ꎬ在ＲＡＮＳ方程中ꎬ将变量分为平均值和波动值两部分ꎬ对于速度分量有ｕｉ＝ｕｉ＋ｕᶄｉ其中ꎬｉ＝１ꎬ２ꎬ３ꎬｕｉ和ｕᶄｉ分别代表平均量和波动量ꎬ对于压强和其他标量也采用类似的形式ꎬ将这种形式代入连续性方程和动量方程中ꎬ并写成张量形式∂ρ∂ｔ＋∂∂ｘｉ(ρｕｉ)＝０(１)∂∂ｔ(ρｕｉ)＋∂∂ｘｊ(ρｕｉｕｊ)＝∂ｐ∂ｘｉ＋∂∂ｘｊμ∂ｕｉ∂ｘｊ＋∂ｕｊ∂ｘｉ－２３δｉｊ∂ｕｋ∂ｘｋæèçöø÷éëêêùûúú＋∂∂ｘｊ(－ρｕᶄｉｕᶄｊ)(２)其中ꎬｉꎬｊꎬｋ可分别取１ꎬ２ꎬ３ꎻρ是密度ꎻｔ是时间ꎻ当ｉ＝ｊ时δｉｊ取０ꎬ否则取１ꎮ式(１)㊁(２)是ＲＡＮＳ方程ꎬ由方程可知ＲＡＮＳ方法将湍流脉动对平均流动的作用模化为Ｒｅｙｎｏｌｄｓ应力项即－ρｕᶄｉｕᶄｊꎬ之后采用湍流模型进行封闭ꎬ本文采用的湍流模型为ＳＳＴｋ￣ω模型ꎬ其输运方程为∂∂ｔ(ρｋ)＋∂∂ｘｉ(ρｋｕｉ)＝∂∂ｘｊΓｋ∂ｋ∂ｘｊæèçöø÷＋Ｇｋ－Ｙｋ∂∂ｔ(ρω)＋∂∂ｘｉ(ρωｕｉ)＝∂∂ｘｊΓω∂ω∂ｘｊæèçöø÷＋Ｇω－Ｙω其中ꎬｋ和ω分别代表湍流动能和湍流耗散率ꎬΓｋ和Γω分别代表ｋ和ω的有效扩散系数ꎬＧｋ和Ｇω分别代表ｋ和ω的生成率ꎬＹｋ和Ｙω分别代表ｋ和ω的耗散率ꎮ因此ＲＡＮＳ方法只能计算大尺度的平均流动ꎬ本文采用ＩＤＤＥＳ方法计算脉动压力对气动阻尼的影响ꎮＩＤＤＥＳ方法是由分离涡模拟(ｄｅｔａｃｈｅｄ￣ｅｄｄｙｓｉｍｕｌａｔｉｏｎꎬＤＥＳ)方法改进而来ꎬ其本质思想与ＤＥＳ方法相同ꎬ是想以网格尺度和模型中的特征尺度隐式划分ＲＡＮＳ和大涡模拟(ｌａｒｇｅ￣ｅｄｄｙｓｉｍｕｌａｔｉｏｎꎬＬＥＳ)区域ꎬ使其既能处理ＲＡＮＳ方法无法得到的脉动场ꎬ也能降低ＬＥＳ方法在模拟高Ｒｅｙｎｏｌｄｓ数流动时所需的计算资源ꎮ区别在于当边界层较厚或者分离区域较窄时ꎬＤＥＳ方法会出现如模型应力损耗(ｍｏｄｅｌｅｄｓｔｒｅｓｓｄｅｐｌｅｔｉｏｎꎬＭＳＤ)ꎬ网格诱导分离(ｇｒｉｄ￣ｉｎｄｕｃｅｄｓｅｐａｒａｔｉｏｎꎬＧＩＳ)以及对数层不匹配(ｌｏｇａｒｉｔｈｍｉｃ￣ｌａｙｅｒｍｉｓｍａｔｃｈꎬＬＬＭ)问题[２４]ꎬ而ＩＤＤＥＳ模型通过改良计算区域划分ꎬ结合延迟分离涡模拟(ｄｅｌａｙｅｄｄｅｔａｃｈｅｄ￣ｅｄｄｙｓｉｍｕｌａｔｉｏｎꎬＤＤＥＳ)和０３第６期李泳德ꎬ等:基于ＣＦＤ/ＣＳＤ耦合的火箭跨声速气动阻尼特性分析壁面模型大涡模拟(ｗａｌｌ￣ｍｏｄｅｌｅｄｌａｒｇｅ￣ｅｄｄｙｓｉｍｕｌａ￣ｔｉｏｎꎬＷＭＬＥＳ)ꎬ定义新的长度尺度解决了这些问题ꎬ具体公式详见文献[２５]ꎮ流场网格如图２㊁图３所示ꎬ边界层采用棱柱层结构ꎬ并调整第１层网格高度使得ｙ＋小于１ꎬ远场部分采用六面体结构网格ꎬ与边界层的过渡层采用非结构网格ꎮ整体网格单元数量为４.２ˑ１０６ꎮ图２㊀ｙ方向截面网格示意图Ｆｉｇ.２㊀Ｓｃｈｅｍａｔｉｃｄｉａｇｒａｍｏｆｃｒｏｓｓ￣ｓｅｃｔｉｏｎａｌｇｒｉｄｉｎｔｈｅｙ￣ｄｉｒｅｃｔｉｏｎ图３㊀ｘ方向截面网格示意图Ｆｉｇ.３㊀Ｓｃｈｅｍａｔｉｃｄｉａｇｒａｍｏｆｃｒｏｓｓ￣ｓｅｃｔｉｏｎａｌｇｒｉｄｉｎｔｈｅｘ￣ｄｉｒｅｃｔｉｏｎ物面边界条件为无滑移壁面条件ꎬ远场采用压力远场边界条件ꎬ湍流模型采用ＳＳＴｋ￣ω模型ꎬ采用密度基求解ꎬ气体黏性采用Ｓｕｔｈｅｒｌａｎｄ定律ꎬ空间离散采用２阶迎风格式ꎬ对流通量采用Ｒｏｅ格式ꎮ１.２ 结构分析模型结构与流场耦合分析过程中ꎬ结构部分可以采用模态方法描述ꎮ结构模态可以通过有限元方法与结构模态试验方法获得ꎮ本文采用有限元分析结果获得的模态ꎬ图４所示为结构的前３阶模态ꎬ本文只分析计算结果中气动阻尼最小的第２阶模态ꎮ(ａ)ｆ＝１.２００Ｈｚ(ｂ)ｆ＝２.４６０Ｈｚ(ｃ)ｆ＝２.９５７Ｈｚ图４㊀结构的前３阶模态Ｆｉｇ.４㊀Ｆｉｒｓｔｔｈｒｅｅｍｏｄｅｓｏｆｔｈｅｓｔｒｕｃｔｕｒｅ由于火箭结构外形简单ꎬ一般不考虑其扭转影响ꎬ因此可以将其简化为简单的梁模型ꎬ这样就可以给出其模态振动方程ｑ㊆ｉ＋２ｂｉωｉｑ˙ｉ＋ω２ｉｑｉ＝ｆｉ(３)式中ꎬｑｉ为第ｉ阶模态的广义位移ꎬｂｉ为第ｉ阶模态的结构阻尼系数ꎬωｉ为第ｉ阶模态的固有频率ꎬ１３气体物理２０２３年㊀第８卷ｆｉ为第ｉ阶模态下质量归一化的广义气动力ꎮ若将ｆｉ按照Ｔａｙｌｏｒ展开并略去高阶项ꎬ可以将其转化为气动阻尼项与气动刚度项的形式ꎬ则式(３)可写为ｑ㊆ｉ＋２(ｂｉ＋Ｂｉ)ωｉｑ˙ｉ＋(Ｋｉ＋１)ω２ｉｑｉ＝０(４)式中ꎬＢｉ为气动阻尼系数ꎬＫｉ为气动刚度系数ꎬ研究表明[２６]ꎬ气动刚度相对于结构刚度为小量可以忽略不计ꎬ而在计算中结构阻尼往往设置为０ꎬ因此气动阻尼可以直接反映其气弹稳定性ꎮ１.３㊀气动阻尼分析原理气动阻尼的分析可以采用强迫振动或者自由振动的方式进行ꎬ这两种方法获得的时域数据不同ꎬ提取气动阻尼的方式也不同ꎮ强迫振动方法初始演化过程较短ꎬ因此计算量较小ꎬ同时能够分析某一种振动形式的气动阻尼ꎬ明确该振动形式是收敛还是发散ꎮ分析过程中能够获得不同部位与部件的气动阻尼ꎮ但是对于多模态相互作用引起的发散(例如颤振)较难预测ꎮ自由振动方法需要一定的自由演化时间才能够对时域数据进行分析ꎬ不过自由振动方法能够获得最能够吸收能量的模态及其振动频率ꎮ对于本研究所关注的问题ꎬ气动载荷对结构振动的过程中气动阻尼的影响较大ꎬ而对气动刚度与气动质量影响较小ꎬ即结构的固有振动频率受到来流的影响较小ꎬ其稳定性问题主要由气动阻尼的正㊁负引起ꎬ所以采用强迫振动方法分析ꎮ强迫振动下结构做简谐模态振动ｑｉ(ｔ)＝Ａｓｉｎ(ωｉｔ)式中ꎬＡ表示振动的振幅ꎬ将其代入计算气动力的公式中[２１]并做正交积分可得Ｂｉ＝ʏｌ０Ｂｘ(ｘ)ｄｘ＝－１ＭｉＡω２ｉＴʏｌ０ʏｔ０＋Ｔｔ０Ｇ(ｘꎬｔ)ｃｏｓ(ωｉｔ)ｄｔｄｘ(５)式中ꎬＭｉ为第ｉ阶模态的模态质量ꎬＴ为整数倍周期ꎬＧ为广义气动力ꎮ根据式(５)便可以得到局部或分区域的气动阻尼ꎮ１.４㊀耦合计算流程首先进行模态分析ꎬ以确定结构的模态频率与振型ꎬ用以设计强迫振动的频率和振幅ꎮ非定常流场计算前先进行定常流场计算ꎬ来加快非定常计算的演化速度并增强收敛性ꎬ结构节点位移通过径向基函数(ＲＢＦ)插值方法[２７]映射到气动网格节点上ꎬ来进行网格的变形ꎬ这里径向基函数选用ＷｅｎｄｌａｎｄＣ２ꎬ如下所示φ(ｘ)＝(１－ｘ)４(４ｘ＋１)最后将计算出来的广义力提取出来ꎬ截取演化完毕的整数倍周期ꎬ进行气动阻尼计算ꎮ耦合计算流程图如图５所示ꎮ图５㊀耦合计算流程图Ｆｉｇ.５㊀Ｆｌｏｗｃｈａｒｔｏｆｃｏｕｐｌｅｄｃａｌｃｕｌａｔｉｏｎ２㊀结果分析与讨论２.１㊀流场分析结果计算的来流Ｍａｃｈ数范围为０.７~１.２ꎮ其中中截面的压力分布如图６所示ꎮ可以看出在头部出现了膨胀波以及跨声速激波ꎬ在过渡段存在流动分离ꎬ随着Ｍａｃｈ数的增大ꎬ头部低压区域逐渐扩张ꎬ并且能明显看到ꎬ在流动再附的位置产生了再附激波ꎮ(ａ)Ｍａ＝０.７０２３第６期李泳德ꎬ等:基于ＣＦＤ/ＣＳＤ耦合的火箭跨声速气动阻尼特性分析(ｂ)Ｍａ＝０.７５(ｃ)Ｍａ＝０.８０(ｄ)Ｍａ＝０.８５(ｅ)Ｍａ＝０.８８(ｆ)Ｍａ＝０.９０(ｇ)Ｍａ＝０.９２(ｈ)Ｍａ＝０.９６(ｉ)Ｍａ＝０.９８３３气体物理２０２３年㊀第８卷(ｊ)Ｍａ＝１.００(ｋ)Ｍａ＝１.０５(ｌ)Ｍａ＝１.１０图６㊀不同Ｍａｃｈ数下的中截面压力分布Ｆｉｇ.６㊀ＰｒｅｓｓｕｒｅｄｉｓｔｒｉｂｕｔｉｏｎｉｎｔｈｅｍｉｄｄｌｅｓｅｃｔｉｏｎａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔＭａｃｈｎｕｍｂｅｒｓ２.２ 气动阻尼分布通过上述流场分析ꎬ可以看出火箭不同部位流动结构并不相同ꎬ在头部与箭身上ꎬ流动主要为附着流动ꎬ而在过渡段会出现较为复杂的波系结构以及流动分离ꎮ针对不同的流动结构随流向站位ｘ的变化ꎬ设该位置上广义力与广义位移的相位差为φ(ｘ)ꎬ并且简谐振动没有引入其他模态的广义力ꎬ则广义力的表达式为Ｇ(ｘꎬｔ)＝Ｆｇｅｎ ｓｉｎ[ωｔ＋φ(ｘ)]＋Ｆ０(６)其中ꎬＦｇｅｎ为广义力的振动幅度ꎬＦ０为广义力的常数偏移量ꎮ将式(６)代入到式(５)中得到Ｂ(ｘ)＝－ＦｇｅｎＭＡω２Ｔʏｔ０＋Ｔｔ０ｓｉｎ[ωｔ＋φ(ｘ)]ｃｏｓ(ωｔ)ｄｔ其中ꎬ广义力的常数偏移量Ｆ０的积分为０ꎬ因此省略ꎮ通过将等式中的正弦函数部分进行和差化积得到Ｂ(ｘ)＝－ＦｇｅｎＭＡω２Ｔʏｔ０＋Ｔｔ０ｓｉｎ(ωｔ)ｃｏｓ[φ(ｘ)]ｃｏｓ(ωｔ)ｄｔ＋[ʏｔ０＋Ｔｔ０ｓｉｎ[φ(ｘ)]ｃｏｓ(ωｔ)ｃｏｓ(ωｔ)ｄｔ](７)式(７)中第１部分在整个周期中的积分为０ꎬ只有第２部分保留ꎬ因此得到Ｂ(ｘ)＝－Ｆｇｅｎｓｉｎ[φ(ｘ)]ＭＡω２Ｔʏｔ０＋Ｔｔ０ｃｏｓ２(ωｔ)ｄｔ(８)式(８)中积分部分恒为正值ꎬ决定整个气动阻尼的部分只有相位角φ(ｘ)的正弦值ｓｉｎ[φ(ｘ)]ꎬ为了能够更加直观地获得相位角与气动阻尼Ｂ之间的关系ꎬ须将符号转化为对应的正弦函数转角ꎬ根据正弦关系ꎬ此转角为πꎬ因此得到Ｂ(ｘ)＝－Ｆｇｅｎ(ｘ)ｓｉｎ[φ(ｘ)＋π]ＭＡω２Ｔʏｔ０＋Ｔｔ０ｃｏｓ２(ωｔ)ｄｔ(９)图７为气动阻尼变化曲线ꎬ可以看出随着Ｍａｃｈ数的增大ꎬ整体气动阻尼先增大后减少ꎬ在Ｍａｃｈ数为０.９８时达到最大值ꎬ过渡段与箭体的气动阻尼变化趋势与整体基本相同ꎬ而头部区域则不同ꎬ是随着Ｍａｃｈ数的增大一直增大ꎬ只是增长速率变缓ꎮ图７㊀有助推时气动阻尼变化曲线Ｆｉｇ.７㊀Ａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇｃｈａｎｇｅｃｕｒｖｅｗｉｔｈｂｏｏｓｔ根据式(９)ꎬ得到相位角与气动阻尼Ｂ之间的关系为:当φ(ｘ)ɪ(－πꎬ０)时ꎬ相位角滞后ꎬ气动阻尼Ｂ为负值ꎻ当φ(ｘ)ɪ(０ꎬπ)ꎬ相位角提前ꎬ４３第６期李泳德ꎬ等:基于ＣＦＤ/ＣＳＤ耦合的火箭跨声速气动阻尼特性分析气动阻尼Ｂ为正值ꎻ为当φ(ｘ)＝０时ꎬ无相位角差别ꎬ气动阻尼Ｂ为０ꎮ在过渡段上ꎬ复杂的波系结构以及流动分离ꎬ使得气动力与结构位移之间会出现较为明显的迟滞现象ꎬ从而导致相位角φ(ｘ)ɪ(－πꎬ０)ꎬ由此在过渡段上产生了负的气动阻尼ꎮ计算过程中的广义力与广义位移随时间变化曲线如图８所示ꎬ可以看出所有工况计算结果都表现良好ꎬ需要注意的是在非定常计算初期ꎬ演化的不完全导致广义力存在一些突变异常的结果ꎬ计算气动阻尼时须剔除ꎬ选择后面演化完全的周期ꎮ本文计算了９个周期ꎬ剔除了第１个周期出现的错误结果ꎬ采用后８个周期进行气动阻尼分析ꎮ强迫运动振幅为芯级直径的０.５％ꎮ(ａ)Ｍａ＝０.７０㊀㊀㊀(ｂ)Ｍａ＝０.７５(ｃ)Ｍａ＝０.８０㊀㊀㊀(ｄ)Ｍａ＝０.８５(ｅ)Ｍａ＝０.８８㊀㊀㊀(ｆ)Ｍａ＝０.９０５３气体物理２０２３年㊀第８卷(ｇ)Ｍａ＝０.９２㊀㊀㊀(ｈ)Ｍａ＝０.９６(ｉ)Ｍａ＝０.９８㊀㊀㊀(ｊ)Ｍａ＝１.００(ｋ)Ｍａ＝１.０５㊀㊀㊀(ｌ)Ｍａ＝１.１０图８㊀不同工况下的广义力与广义位移随时间变化曲线Ｆｉｇ.８㊀Ｔｉｍｅｄｅｐｅｎｄｅｎｔｃｕｒｖｅｓｏｆｇｅｎｅｒａｌｉｚｅｄｆｏｒｃｅａｎｄｇｅｎｅｒａｌｉｚｅｄｄｉｓｐｌａｃｅｍｅｎｔｕｎｄｅｒｄｉｆｆｅｒｅｎｔｏｐｅｒａｔｉｎｇｃｏｎｄｉｔｉｏｎｓ２.３㊀气动阻尼影响因素２.３.１㊀有无助推对气动阻尼的影响捆绑式运载火箭相比于传统的运载火箭ꎬ最大的区别就是在尾部四周捆绑了助推器ꎬ使得其流场特性变得复杂ꎬ因此须分析其对气动阻尼的影响ꎮ图７㊁图９分别为有无助推时气动阻尼变化曲线ꎬ可以看出随着Ｍａｃｈ数的增大整体气动阻尼先增大后减少ꎬ在Ｍａｃｈ数为０.９８时达到最大值ꎬ过６３第６期李泳德ꎬ等:基于ＣＦＤ/ＣＳＤ耦合的火箭跨声速气动阻尼特性分析渡段与箭体的气动阻尼变化趋势与整体基本相同ꎬ而头部区域则不同ꎬ是随着Ｍａｃｈ数的增大一直增大ꎬ只是增长速率变缓ꎮ对比两个图可知ꎬ助推主要起增大气动阻尼的作用ꎮ还可以看出有无助推情况下头部的气动阻尼变化很小ꎬ意味着在箭体尾部施加控制很难影响到头部的气动阻尼ꎬ特别是在超声速流场中ꎮ图９㊀无助推时气动阻尼变化曲线Ｆｉｇ.９㊀Ａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇｃｈａｎｇｅｃｕｒｖｅｗｉｔｈｏｕｔｂｏｏｓｔ２.３.２㊀前节点位置影响为了考察前节点位置变化对气动阻尼的影响ꎬ在保持振动频率不变㊁头部最大振型位置与振幅不变的条件下移动前节点ꎬ变化后的振型如图１０所示ꎮ(ａ)Ｆｒｏｎｔｎｏｄｅａｆｔｅｒｔｈｅｔｒａｎｓｉｔｉｏｎｒｅｇｉｏｎ(ｂ)Ｆｒｏｎｔｎｏｄｅｉｎｔｈｅｔｒａｎｓｉｔｉｏｎｒｅｇｉｏｎ(ｃ)Ｆｒｏｎｔｎｏｄｅｂｅｆｏｒｅｔｈｅｔｒａｎｓｉｔｉｏｎｒｅｇｉｏｎ图１０㊀前节点变化后的振型Ｆｉｇ.１０㊀Ｖｉｂｒａｔｉｏｎｍｏｄｅａｆｔｅｒｔｈｅｃｈａｎｇｅｏｆｆｏｒｍｅｒｎｏｄｅ根据对计算结果的分析分别获得了不同前节点位置的整体气动阻尼对比与过渡段气动阻尼对比ꎬ如图１１㊁图１２所示ꎬ可以看出前节点位置的改变并没有影响整体气动阻尼随Ｍａｃｈ数增大而增大的趋势ꎬ且前节点在过渡段上与过渡段前的整体气动阻尼相差不大ꎬ而前节点在过渡段后的整体气动阻尼要高于另两种情况ꎬ因此过渡段与头部放在同一侧有助于提高气动阻尼ꎮ过渡段的气动阻尼会随着前节点的变化发生剧烈改变ꎬ前节点在过渡段前后随Ｍａｃｈ数增大的变化规律相反ꎬ节点前后的振动相位变化导致不同节点位置过渡段的振动相位不同ꎬ进而导致气动阻尼发生变化ꎮ图１１㊀不同节点位置的整体气动阻尼Ｆｉｇ.１１㊀Ｏｖｅｒａｌｌａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｎｏｄｅｐｏｓｉｔｉｏｎｓ图１２㊀不同节点位置的过渡段气动阻尼Ｆｉｇ.１２㊀Ａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇｏｆｔｈｅｔｒａｎｓｉｔｉｏｎｒｅｇｉｏｎａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｎｏｄｅｐｏｓｉｔｉｏｎｓ２.３.３㊀强迫振动振幅大小对气动阻尼的影响为了考察强迫振动振幅大小对气动阻尼的影响ꎬ在保证流场结构不发生改变的前提下ꎬ振动振幅分别为原来的一半和两倍ꎬ根据工程经验ꎬ如果振幅超过芯级直径的５％ꎬ则须考虑流场结构改变所造成的影响ꎮ图１３㊁图１４分别为不同振幅下的整体与头部气动阻尼ꎮ７３气体物理２０２３年㊀第８卷图１３㊀不同振幅下整体气动阻尼Ｆｉｇ.１３㊀Ｏｖｅｒａｌｌａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔａｍｐｌｉｔｕｄｅｓ图１４㊀不同振幅下头部气动阻尼Ｆｉｇ.１４㊀Ａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇｏｆｔｈｅｈｅａｄｒｅｇｉｏｎａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔａｍｐｌｉｔｕｄｅｓ可以发现改变振幅无论是对整体气动阻尼还是头部气动阻尼来说变化都很小ꎬ这意味着气动阻尼的大小主要取决于气动力与结构振动的相位差ꎬ不依赖于振动幅度的大小ꎮ２.３.４㊀脉动压力对气动阻尼的影响为了模拟出脉动压力的影响ꎬ采用ＩＤＤＥＳ方法对火箭气动阻尼进行计算ꎬ计算来流Ｍａｃｈ数为０.９２ꎬ计算过程中的广义力与广义位移如图１５所示ꎬ相较于图８可以看出广义力随时间变化曲线并不光滑ꎬ脉动压力的存在导致广义力由多个频率叠加而成ꎮ由于第２阶模态的频率为２.４６Ｈｚꎬ而由分离流㊁激波振荡等引起的脉动压力频率往往远大于此频率ꎬ因此这里选择３.５Ｈｚ为分界ꎬ将高于３.５Ｈｚ的部分视为由抖振脉动压力引起的广义力ꎬ低于３.５Ｈｚ的部分视为强迫振动引起的广义力ꎬ通过低通滤波把高于３.５Ｈｚ的广义力滤掉ꎬ可以获得由强迫振动引起的广义力与广义位移变化曲线ꎬ如图１６所示ꎬ通过此广义力计算的气动阻尼为２.０８ɢꎮ同样地ꎬ进行高通滤波将低于３.５Ｈｚ的广义力滤掉ꎬ可以获得由抖振脉动压力引起的气动阻尼为(２.９４ˑ１０－３)ɢꎬ由此得到脉动压力引起的气动阻尼变化为０.１４％ꎬ可以忽略不计ꎮ同时使用ＲＡＮＳ方法计算的气动阻尼为２.０７ɢꎬ与ＩＤＤＥＳ的计算结果相比误差约为(２.９４ˑ１０－３＋２.０８－２.０７)/２.０７ʈ０.４８％ꎬ这说明针对气动阻尼的模拟ꎬ抖振引起的脉动压力对气动阻尼的计算结果影响很小ꎬ起主要作用的还是广义力的变化ꎬ该变化由强迫振动引起的结构边界变化所导致ꎮ图１５㊀基于ＩＤＤＥＳ的广义力与广义位移变化曲线Ｆｉｇ.１５㊀ＶａｒｉａｔｉｏｎｃｕｒｅｓｏｆｇｅｎｅｒａｌｉｚｅｄｆｏｒｃｅａｎｄｇｅｎｅｒａｌｉｚｅｄｄｉｓｐｌａｃｅｍｅｎｔｂａｓｅｄｏｎＩＤＤＥＳ图１６㊀滤波后的广义力与广义位移变化曲线Ｆｉｇ.１６㊀Ｖａｒｉａｔｉｏｎｃｕｒｅｓｏｆｇｅｎｅｒａｌｉｚｅｄｆｏｒｃｅａｎｄｇｅｎｅｒａｌｉｚｅｄｄｉｓｐｌａｃｅｍｅｎｔｖａｒｉａｔｉｏｎｃｕｒｖｅａｆｔｅｒｆｉｌｔｅｒｉｎｇ３㊀结论本文通过数值计算方法研究了火箭的气动阻尼特性ꎮ根据流动特征分析与理论推导ꎬ发现火箭过渡段几何外形的收缩导致该区域出现复杂的分离与激波结构ꎬ从而造成了气动力相对于结构振动８３第６期李泳德ꎬ等:基于ＣＦＤ/ＣＳＤ耦合的火箭跨声速气动阻尼特性分析相位的滞后ꎬ导致了该区域为气动负阻尼ꎬ即气动不稳定性的主要来源ꎮ在此机理的基础上ꎬ分析了前节点位置㊁振动振幅㊁脉动压力等因素对气动阻尼的影响规律ꎮ可以得出以下结论:１)助推增加了正阻尼区域的面积ꎬ从而相对于没有助推的构型起到了增加气动阻尼的作用ꎮ２)前节点位置的改变对过渡段气动阻尼影响很大ꎬ节点前后的振动方向相反ꎬ导致节点在过渡段前后的气动阻尼变化规律也截然相反ꎬ将过渡段与头部区域放在节点的同一侧有助于增加气动阻尼ꎮ３)在不改变流场结构的前提下ꎬ改变振动的振幅ꎬ气动力也会产生相应幅度的变化ꎬ因此结构振幅对气动阻尼的影响可忽略不计ꎮ４)高频部分的广义力对气动阻尼的贡献很小ꎬ即结构振动引起的广义力变化对气动阻尼起主要作用ꎬ而脉动压力对计算气动阻尼影响不大ꎬ可忽略不计ꎮ参考文献(Ｒｅｆｅｒｅｎｃｅｓ)[１]㊀ＣｏｅＣＦ.Ｓｔｅａｄｙａｎｄｆｌｕｃｔｕａｔｉｎｇｐｒｅｓｓｕｒｅｓａｔｔｒａｎｓｏｎｉｃｓｐｅｅｄｓｏｎｔｗｏｓｐａｃｅ￣ｖｅｈｉｃｌｅｐａｙｌｏａｄｓｈａｐｅ[Ｒ].ＮＡＳＡＴＭＸ￣５０３ꎬ１９６１.[２]ＣｏｌｅＳＲＪｒꎬＨｅｎｎｉｎｇＴＬꎬＲａｉｎｅｙＡＧ.ＮＡＳＡｓｐａｃｅｖｅ￣ｈｉｃｌｅｄｅｓｉｇｎｃｒｉｔｅｒｉａ[Ｒ].ＮＡＳＡＳＰ￣８００１(ＲＥＶ)ꎬ１９６４. 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[１４]ＤｏｔｓｏｎＫＷ.Ｔｒａｎｓｉｅｎｔｃｏｕｐｌｉｎｇｏｆｌａｕｎｃｈｖｅｈｉｃｌｅｂｅｎｄｉｎｇｒｅｓｐｏｎｓｅｓｗｉｔｈａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｆｌｏｗｓｔａｔｅｖａｒｉａｔｉｏｎｓ[Ｊ].ＪｏｕｒｎａｌｏｆＳｐａｃｅｃｒａｆｔａｎｄＲｏｃｋｅｔｓꎬ２００１ꎬ３８(１):９７￣１０４.[１５]ＣｏｌｅＳＲꎬＨｅｎｎｉｎｇＴＬ.Ｂｕｆｆｅｔｒｅｓｐｏｎｓｅｏｆａｈａｍｍｅｒｈｅａｄｌａｕｎｃｈｖｅｈｉｃｌｅｗｉｎｄ￣ｔｕｎｎｅｌｍｏｄｅｌ[Ｊ].ＪｏｕｒｎａｌｏｆＳｐａｃｅｃｒａｆｔａｎｄＲｏｃｋｅｔｓꎬ１９９２ꎬ２９(３):３７９￣３８５.[１６]崔尔杰.流固耦合力学研究与应用进展[Ｃ].钱学森科学贡献暨学术思想研讨会论文集ꎬ２００１.ＣｕｉＥＪ.Ｒｅｓｅａｒｃｈａｎｄａｐｐｌｉｃａｔｉｏｎｐｒｏｇｒｅｓｓｏｆｆｌｕｉｄ￣ｓｔｒｕｃ￣ｔｕｒｅｉｎｔｅｒａｃｔｉｏｎｍｅｃｈａｎｉｃｓ[Ｃ].ＰｒｏｃｅｅｄｉｎｇｓｏｆＳｅｍｉｎａｒｏｆＱｉａｎＸｕｅｓｅｎＳｃｉｅｎｔｉｆｉｃＣｏｎｔｒｉｂｕｔｉｏｎｓａｎｄＡｃａｄｅｍｉｃＴｈｏｕｇｈｔｓꎬ２００１(ｉｎＣｈｉｎｅｓｅ).[１７]冯明溪ꎬ王志安.火箭跨音速动导数和抖振实验[Ｊ].宇航学报ꎬ１９８７(１):５５￣６３.ＦｅｎｇＭＸꎬＷａｎｇＺＡ.Ｅｘｐｅｒｉｍｅｎｔｓｏｆｔｒａｎｓｏｎｉｃｄｅｒｉｖａ￣ｔｉｖｅｓａｎｄｂｕｆｆｅｔｉｎｇｏｆｒｏｃｋｅｔ[Ｊ].ＪｏｕｒｎａｌｏｆＡｓｔｒｏｎａｕｔｉｃｓꎬ１９８７(１):５５￣６３(ｉｎＣｈｉｎｅｓｅ).[１８]白葵ꎬ冯明溪.弹性模型实验技术[Ｊ].流体力学实验与测量ꎬ１９９９ꎬ１３(１):３８￣４２.ＢａｉＫꎬＦｅｎｇＭＸ.Ａｅｒｏｅｌａｓｔｉｃｍｏｄｅｌａｎｄｔｈｅｂｕｆｆｅｔｅｘ￣ｐｅｒｉｍｅｎｔａｌｔｅｃｈｎｉｑｕｅ[Ｊ].ＥｘｐｅｒｉｍｅｎｔｓａｎｄＭｅａｓｕｒｅｍｅｎｔｓｉｎＦｌｕｉｄＭｅｃｈａｎｉｃｓꎬ１９９９ꎬ１３(１):３８￣４２(ｉｎＣｈｉｎｅｓｅ). 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三角翼摇滚实验
流体力学实验II三角翼摇滚实验实验报告院（系）名称：航空科学与工程学院专业名称：航空工程学号：ZY1305222学生姓名：齐德轩实验背景摇滚现象摇滚现象是与飞行器做机动飞行密切相关的非定常运动现象，大后掠翼飞机在大迎角下飞行时，由于其自身涡系的非对称性以及非定常作用，会使飞机绕轴线发生滚转振荡，呈正弦极限环滚摆，一般称为翼摇滚。
摇滚现象的产生给飞行器的稳定和操控带来困难，而且还会带来严重的安全问题。
实验设备和实验方法实验设备实验室在北京航空航天大学D4开口风洞中完成的，试验段为矩形，风速25m/s。
实验方法实验采用一对小型的航空轴承，实验模型通过套筒套在轴承的外侧。
角位移传感器的固定端与固定支架安装在一起，转动端与模型相连。
基本模型为80°尖前缘平板三角翼。
该装置可自动调整迎角。
采用传感器实时监测风速与模型滚转角。
角位移传感器采样频率为128Hz，采样时间为20s。
实验开始前，首先将迎角调至0°位置，滚转角调至0°位置。
启动设备。
可以观察到三角翼绕转动轴做匀速转动。
以5°为步长，逐步增加模型迎角。
每次增加迎角以后，都要将滚转角重新调零，然后开始吹风，记录角位移随时间的变化。
实验数据图 1 5°振幅与时间关系图 2 10°振幅与时间关系图 3 15°振幅与时间关系图 4 20°振幅与时间关系图 5 a=25°振幅与时间关系图 6 a=30°振幅与时间关系图7 a=35°振幅与时间关系图8 a=40°振幅与时间关系图9 a=45°振幅与时间关系图10 a=50°振幅与时间关系图11 a=55°振幅与时间关系图12 a=60°振幅与时间关系图13 65°振幅与时间关系图14 70°振幅与时间关系最大滚转角与迎角之间的关系如下图所示图15 最大滚转角与迎角的关系结论三角翼的自由摇滚首先从平衡位置开始，随着时间的增加，摇滚幅度逐渐增加，最终发展为等幅的摇滚振荡。
模型大振幅运动风洞壁面影响实验研究
模型大振幅运动风洞壁面影响实验研究
黄达;吴根兴
【期刊名称】《南京理工大学学报（自然科学版）》
【年(卷),期】2003(027)004
【摘要】用3个阻塞度不同的前缘后掠角70°三角机翼,在3 m低速风洞中研究了模型作大振幅俯仰运动(0°～90°)时风洞壁的干扰影响.研究中测量了模型的气动力及力矩特性,同时测量了风洞的非定常壁压.研究表明,虽然风洞洞壁干扰对非定常气动力及力矩特性有一定影响,但是它不影响测量的可信度,特别对复杂的力矩特性的本质无影响.另外,在模型作俯仰运动时,风洞壁压像非定常气动力一样有迟滞环,模型越大,迟滞环越明显.
【总页数】6页(P349-354)
【作者】黄达;吴根兴
【作者单位】南京航空航天大学空气动力学系,南京,210016;南京航空航天大学空气动力学系,南京,210016
【正文语种】中文
【中图分类】V211.74
【相关文献】
1.基于大振幅谐波运动的非定常气动模型风洞实验验证 [J], 史志伟;吴根兴;黄达
2.川芎嗪联合运动训练对急性脑梗死模型大鼠星形胶质细胞与突触和运动功能影响的实验研究 [J], 潘起晨;温志峰;王轶群;王刚
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4.丁香配伍郁金对胃肠运动影响的药理实验研究(Ⅲ)——丁香配伍郁金对病理模型的影响 [J], 王红梅;赵怀舟;王象礼
5.战斗机模型大迎角风洞实验的雷诺数影响实验研究 [J], 程厚梅;杨希明;孙绍鹏因版权原因，仅展示原文概要，查看原文内容请购买。
水下大振幅压电纤维致动柔性结构的非线性流体动力特性及实验
水下大振幅压电纤维致动柔性结构的非线性流体动力特性及实验作者：杨浙栋娄军强陈特欢崔玉国魏燕定李国平来源：《振动工程学报》2024年第03期摘要水下智能材料驱动柔性结构在机器鱼、水下航行器及精密医疗等领域具有广阔应用前景。
本文研究了水下大振幅压电纤维（Macro Fiber Composite， MFC）致动柔性结构的非线性流体动力特性，建立了流固耦合振动模型，并进行了实验验证。
通过参数化的二维CFD分析了不同特征振动频率及振幅下柔性结构周围流场的分布演化规律，发现随着柔性结构特征振幅增大，其周围流场逐渐出现了涡旋脱落及对流现象，且流体阻尼效应的非线性随之增强。
提出了由特征振动频率和振幅共同确定的非线性修正流体动力函数解析表达式，分析结果表明：在小振幅情况下，修正流体动力函数虚部也就是流体阻尼效应随着特征振动频率的增大而减小；而当特征振幅增大到一定值后，流体阻尼效应随着特征振动频率的增大却呈现出先减小后增大的变化规律，具有强烈的非线性特性。
开展了水下MFC致动柔性结构振动特性验证实验，证实柔性结构在MFC主动激励下的实测幅频、相频特性与理论预测结果基本一致，验证了所提修正流体动力函数表达式及流固耦合振动模型的有效性。
关键词非线性流体动力学; 流体动力函数; 流固耦合振动; 水下柔性结构; 压电纤维引言鉴于柔性结构具有质量轻、柔性好且载荷自重比高等优点，柔性结构与周围流体的耦合作用机制被研究者引入到工程领域中，在微纳机械传感/致动器件、柔性流体能量俘获装置、仿扑翼微飞行器以及水下仿生推进装备等领域得到广泛应用［1‑2］。
但是柔性结构特性导致其在流场运动中易产生弹性振动，使整个结构的动力学特性更加复杂，并降低了系统性能。
因此黏性流体环境中柔性结构的流固耦合振动问题引起了国内外学者的广泛关注，并成为了研究热点［3］。
压电陶瓷、形状记忆合金、离子基聚合物以及介电弹性体等智能材料为流体环境中柔性结构的驱动和主动控制提供了全新方式［4］。
大振幅振荡来流条件下非定常气动力模型计算验证与弱可压缩性修正
{China A cadem y o f Aerospace A ero d yn a m ic s ， B eijin g
丄
00074 ， China)
A bstract ： The two-dimensional airfoil theories of Isaacs and Greenberg for unsteady aerodynamic forces are widely adopted to estimate the aerodynamic performance of and helicopter blade loads. The models are established under the assum ption is incompressible and without viscosity. However, the viscosity and compressibility are inevitable and the applicability of the model to predict the aerodynamic force in real flows needs to be checked. For the viscous effects ，Strangfeld et al. verified the models experim entally using the data of NACA 0018 from wind tunnel at Reynolds number 0. 25 million in 20 丄 4. The Mach number of the experiment is near 0. 0326， which makes the flow alm ost incompressible. To check the effects of com pressibility ， a numerical simulation of NACA 0018 is conducted. For verification， the result of Strangfeld et al. at Mach number 0. 0326 is repeated using CFD. The simulation further extends to the Mach number 0. 1 ? 0.2 and 0. 3 cases to investigate performance of the model at higher Mach numbers. The results show that maximum lift coefficient increases
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＝０４—１０范 围 内 ， 不 同 振 幅 、 同频 率 情 况 下 进 行 了 风 洞 试 验 ， 别 测 量 了 各 三 角 翼 的 ． ． 在 不 分 动态 气 动载 荷 ， 研究 了 在 大振 幅俯 仰振 荡 时各 三 角 翼 的 动 态 气 动 特 性 ， 点 研 究 了 压 缩 性 对 重
２０ ０ ２年 １ ２月
Ｄｅ ， ０ ２ ｃ． ２
文章 编 号 ： ０ ７３ ２ （０ ２ ０ —０ ５０ １０ — １ ２０ ）４０ ７ — ４ ６
压 缩 性 对 大 振 幅俯 仰 振 荡 三 角 翼 动 态 特 性 影 响 的试 验 研 究
郑世华， 徐永长
（ 国空 气 动 力 研 究 与 发 展 中心 ， 川 绵 阳 ６ １０ ） 中 四 ２００
维普资讯
第 １ ６卷
第 ４期
流 体 力 学 实 验 与 测 量
Ｅｘ ｅ ｉ ｅ ｓａ ｄ Ｍ ｅ ｕｒ ｍ ｅ ｔ ｎ ｕ ｄ Ｍ ｅ ｈ ｎ ｃ ｐ ｒｍ ｎｔ ｎ ａｓ ｅ ｎ ｓ ｉ Ｆｌ ｉ ｃ ａ ｉｓ
Ｖｏ ． ６， Ｎｏ． １１ ４
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摘 要 ： 飞 行 器 在 高 速 大 迎 角 时 的 动 态 气 动 特 性 的 研 究 是 很 重 要 的 。在 Ｃ Ｒ Ｃ进 行 了高 速 对 ＡＤ 风 洞 动态 失 速 试 验 技 术 研 究 ， 用专 用 的 动 态失 速机 构 ， ６。７ 。 ７。 角 翼 为模 型 ， 』 使 以 ０ 、 和 ６三 Ｏ 在 Ｉ ｆ
三 角翼 动态 特 性 的影 响。 结 果 表 明 随 着 数 的 增 加 ， 述 三 种 三 角 翼 的非 定 常效 应 减 弱 。 上 关 键 词 ： 洞 试 验 ； 态 特 性 ； 仰 特性 ； 缩 性 效 应 ； 态 试 验 风 动 俯 压 动
中 图分 类 号 ： ２ １７ ； ２ １ ７ Ｖ １ 。３ Ｖ １ ． Ｖ １ ； ２ １ ７ ４ 文 献标 识 码 ： Ａ
Ｔｈ ｘ ｅ ｉ ｅ ｔ ｌｒ ｓ ａ ｃ ｆｃ ｍ ｐｒ ｓ ｉ ｉ ｔ ｆｅ ｔ ｎ ｅ ｅ ｐ ｒｍ ｎ ａ ｅ ｅ ｒ ｈ ｏ ｏ ｅ ｓｂ ｌ ｙ ｅ ｃ ｓ ｏ ｉ ｄ ｎ ｍ ｉ ｈ ｒ ｃ ｅ ｉｔｃ ｆｄｅｔ ｎ ｓ ａ ｉｃ ｎ ｙ ａ ｃ ｃ ａ ａ ｔ ｒ ｓｉｓ ｏ ｌ ｗｉ ｇ ｔ ｐ ｔ ｈｉ ｇ ａ ｏ ｃｌ ｔｏ ｆｌ ｒ ｅ ａ ｐ ｉｕ ｅ ｓ ｉｌ ｉ ｎ ｏ ａ ｇ ｍ ｌ ｄ ａ ｔ
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