2. 北京航空航天大学 航空科学与工程学院, 北京 100083;
3. 上海航天控制技术研究所, 上海 200233
2. School of Aeronautic Science and Engineering, Beijing University of Aeronautics and Astronautics, Beijing 100083;
3. Shanghai Institute of Spaceflight Control Technology, Shanghai 200233, China
近距格斗空空导弹因为其自身优异的净空能力在当代空战中具有至关重要的作用[1-2]。然而随着战斗机的机动性能的不断提升，空空导弹想要提高命中率，也必须提升自身的机动性能。这就要求导弹能够在不同的迎角下飞行，并具有不同迎角状态下的良好的气动力特性。但大量研究表明，作为空空导弹基本机身形式的旋成体模型，其在不同的迎角下展现出不同的背涡流动现象。尤其在大迎角(α≥20°)状态下，其背涡流动呈现复杂的非对称性并诱导出作用在模型上的侧向力，使导弹发生偏航，导致任务失败。同时旋成体模型因为加工误差等原因导致的头部存在微小不可见的不对称性[3-4]，导致其大迎角状态下的非对称背涡还存在不确定的特点[5]，使得其背涡流动特性的研究更加困难。对此国内外针对不同迎角下旋成体背涡结构的特征开展了广泛的研究。Deng等[6]通过在旋成体模型头部设置人工微扰动成功地消除了大迎角状态下的非对称流动的不确定性。Qi等[7-9]在钝头旋成体头部设置人工扰动也消除了非对称流动的不确定性，使得在确定背涡结构下研究不同迎角的背涡流动特性成为可能。对于不同迎角状态旋成体背涡流动的研究，Reding和Ericsson[10]针对尖头旋成体模型开展了研究，确定了迎角影响了旋成体表面轴向流动分量和周向流动分量对流型控制作用相对重要性进而影响旋成体的背涡流动结构。在迎角区间0°≤α≤αSV(αSV为对称涡起始迎角)，轴向流动分量起主要控制作用，近壁面流动呈现附着状态，壁面不发生流动分离；在迎角区间αSV≤α≤αAV(αAV为非对称流动的起始迎角)，边界层以后掠方向流向背风侧，在背风侧卷起一对对称的背涡；在迎角区间αAV≤α≤αUV(αUV为非定常流动的起始迎角)，横向流动分量控制作用增加，对称背涡流动转为非对称状态，同时诱导出零侧滑下的侧向力；最后，在极大迎角区间αUV≤α≤90°，横向流动成为绕流中完全控制的流动，流场进入非定常流动状态，从而使绕流流型和二维圆柱的卡门涡街绕流的脱落现象相类似。其中，大量研究[10-13]表明，αAV=20°~30°，αUV=50°~60°，且此迎角下诱导的侧向力达到最大值。但这一分区主要针对的是尖头旋成体模型，并且对各迎角分区内流动的特征并没有进行详细的刻画，而近距格斗空空导弹为满足气动防热、高机动性和大过载能力等综合需求，普遍采用钝头旋成体机身。研究表明[14]，钝头旋成体和尖头旋成体大迎角下展现了不同的分离形式，因此关于钝头旋成体背涡流动的迎角效应还需要进一步研究。
本文结合风洞试验在雷诺数ReD=1.54×105条件下，研究钝头旋成体背涡流场结构随迎角的演化规律，并根据其侧向力及流场结构特征进行迎角分区，确定各迎角分区下模型的背涡流动特征。
1 研究方法 1.1 物理模型试验模型如图 1所示，由3部分组成，分别为球头、锥面过渡段和等值段。其中等直段直径D=100 mm；球头半径为41.2 mm=0.412D，轴向长度为0.32D；等直段和球头部分由锥面相连，锥面角为18°，轴向长度为0.578 9D。模型总长X=1 230 mm=12.3D，其头部钝度(球头直径/等直段直径)B=80%。模型迎角定义为来流风速方向与模型轴线的夹角。坐标系定义钝头顶点为坐标原点，模型轴线为x轴，垂线为z轴，法向定义为y轴(见图 1)。
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| 图 1 模型与人工扰动 Fig. 1 Model and artificial perturbation |
因为旋成体大迎角状态下具有“滚转角效应”[5]，即模型不同滚转角状态下，其背涡结构具有不确定性，其诱导的作用在模型上的侧向力的大小和方向不确定。因此需要在模型头部设置人工扰动以得到确定的流场结构，进而获得确定的模型气动力[15]。人工扰动在头部位置通过子午角γ和周向角θ确定，其中子午角γ定义为扰动所在位置的半径线与模型轴线的夹角(见图 1(a))，周向角θ定义为扰动所在位置的截面半径线与z轴正向的夹角(见图 1(b))。
1.2 风洞试验试验在北京航空航天大学D4风洞中完成。D4风洞为低湍流度回流式低速风洞，来流湍流度小于0.8%。本文在开口试验段中进行，试验段长度为2.5 m，截面呈1.5 m×1.5 m方形。此外, 试验设定基于钝头旋成体等直段直径D的雷诺数为ReD=1.54×105。图 2为钝头旋成体模型在风洞中的安装情况，通过迎角机构安装在风洞的开口试验段，其中迎角机构的调控范围为0°~70°。
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| 图 2 模型在风洞中的安装 Fig. 2 Model setup in wind tunnel |
测力试验通过6分量测力天平完成，天平的不确定度小于0.3%。响应数据采集系统包含NI公司的SCXI-1000型低噪机箱、SCXI-1125 8型通道隔离放大器、SCXI-1327型前置接线盒以及安装在工控机内部的PCI-6143 16位8通道多功能数据采集卡。本文测力试验的输出信号采样频率为2.5 kHz，采样时间为12 s。
测压试验通过美国PSI公司生产的DTC压力扫描系统进行采集，DTC Initium主机连接4个ESP-64HD类型的ESP传感器，量程为±1 PSI(1 PSI=6 894.757 Pa)。本文测压试验的采样频率设置为50 Hz，采样时间为12 s。
1.3 试验误差分析本文测压试验使用4个64通道压力扫描阀，数据结果为多点等精度测量，试验误差通过多点等精度测量的误差计算公式获得。
设每个测量点i，测量次数j，设第i个测量点的第j次测量值为xij，则基于等精度的测量平均值计算式为
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(1) |
每个测压点的标准偏差计算式为
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(2) |
若认为各测压点的误差之间相互独立，互不干扰，则总标准偏差合成公式为
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(3) |
则总标准偏差计算式为
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(4) |
式中：k为测压点总数；n为重复测量的次数。
本文测压试验中重复测量次数n=7，9个截面，每个截面24个测压点，共216个测压点，相对误差为0.764%。
2 结果与分析 2.1 迎角效应的侧向力性态分区图 3为通过天平测力试验得到的钝头细长旋成体侧向力系数随迎角的演化曲线，其中整机侧向力系数为
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(5) |
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| 图 3 侧向力系数随迎角的演化 Fig. 3 Variation of side force coefficient with angle of attack |
式中：FY为沿y轴方向的整机侧向力；A为钝头细长旋成体的横截面面积；ρ为流体密度；V∞为试验风速。
为了得到固定的大迎角下的非对称背涡流场结构[15], 在模型头部γ = 10°和θ=90°设置一个直径d=0.008D的人工扰动颗粒。从图 3可以看出，当迎角α < 15°时侧向力系数几乎为零，可以推测该迎角区域为对称流动区；在迎角α=20°时侧向力为极小的非零值，且在迎角区间20° < α≤50°侧向力系数数值随迎角的增加而增加，可以推测钝头细长旋成体背涡的非对称性随着迎角的增加而增大，进而诱导了更大的侧向力，在迎角区间50° < α < 55°时，随着迎角的增加，侧向力系数减小，但不为零，模型背涡流场也为非对称流动。定义该迎角区域20° < α < 55°为非对称流动区。根据图 3所示的侧向力系数随迎角的变化曲线，迎角区间可分为2个分区：对称流动区α≤20°和非对称流动区20° < α≤55°。
2.2 迎角效应的流场结构性态分区为了研究钝头旋成体背涡结构随迎角的演化，通过测压试验得到的不同迎角下截面侧向力系数沿旋成体轴向x/D的演化曲线如图 4所示。截面侧向力系数为
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(6) |
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| 图 4 不同迎角的截面侧向力系数随模型轴向x/D的演化 Fig. 4 Variation of sectional side force coefficient with model axial x/D at different angles of attack |
式中：p(i)为截面相应点的静态压力值。人工扰动同样设置在模型头部位置γ = 10°和θ=90°。对于对称迎角区域(α≤20°)，截面侧向力系数沿轴向在
针对发生对称流动的迎角区域，图 5为极小迎角(α=5°)情况下的不同截面的压力分布曲线，其中压力系数为
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(7) |
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| 图 5 α=5°时各截面压力分布曲线 Fig. 5 Sectional pressure distribution curves at α=5° |
式中：p(θs)为对于位置θs的静态压强。对于截面x/D=0.5而言，其迎风侧母线θs=0°处压力最大，背风侧母线θs=180°压力最小，处于负压区，且压力分布曲线无吸力峰，即无涡系结构产生，流动为附着壁面流动。其他截面的压力分布曲线演化相同，且无吸力峰，即流动沿模型轴向是完全附着流动，进一步证明了迎角α=5°时，钝头细长旋成体的流动形式为附着流动。
图 6为迎角α=10°和α=20°时不同截面的压力分布曲线。发现在周向位置θs=90°和θs=270°处，各截面的压力分布曲线均为波谷，说明此时周向位置θs=90°和θs=270°的表面流速相对于其他周向位置较大，表明周向流动速度分量增加。在图 6(a)中，各截面的压力分布曲线演化形式几乎相同，仅在x/D=7截面的周向位置θs=150°和θs=210°出现了压力降现象，但压力减小幅度很弱，说明流动沿模型轴向从前向后发展，发展到截面x/D=7才形成极小的对称涡结构，整个流动还是以附着流动为主。可以推测迎角α=10°为流动结构从附着流动向对称背涡流动转换的临界迎角。而对于图 6(b)迎角α=20°情况，在x/D=2.3截面的周向位置θs=150°和θs=210°处已经存在压力降现象，说明这2个位置各出现了一个较弱的涡结构。随着流动沿模型轴向向下游发展，该对涡结构不断增强，至截面x/D=7时，在周向位置θs=150°和θs=210°处已经出现了明显的吸力峰现象。同时各截面(x/D=1~7)的压力分布曲线均关于θs=180°位置对称，说明生成的对涡结构一直沿着模型轴向方向向下游对称发展，因此在对称流动区的迎角α=20°时，钝头细长旋成体的流动形式为对称背涡流动。综上所示，对称流动区α≤20°可以进一步进行分区，即附着流动区(α≤10°)和对称涡流动区(10° < α≤20°)。
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| 图 6 α=10°和α=20°时各截面压力分布曲线 Fig. 6 Sectional pressure distribution curves at α=10° and α=20° |
图 7为非对称流动区中侧向力增加区在迎角α=40°和侧向力减小区的迎角α=55°(参考图 3)下，模型各截面的压力分布曲线。比较迎角α=20°(图 6(b))，图 7(a)迎角α=40°情况下的截面压力分布曲线的周向位置θs=90°和θs=270°的负压更大，说明此时周向位置θs=90°和θs=270°的表面流速更大，其速度的周向分量明显增加而轴向流速减小，更大的周向流动速度导致了更大的负压值。在x/D=1截面的周向位置θs=150°和θs=210°处都存在压力降现象，为2个小的吸力峰，说明这两个位置各出现了一个涡结构。但截面x/D=1的压力分布曲线已经出现了关于θs=180°的非对称现象，说明钝头细长旋成体大迎角下背涡流动的非对称性从模型头部开始已将产生。而图 4中第一个峰值出现的截面位置为2涡结构向3涡结构转换的位置[15]，因此在截面x/D=3时，2涡结构的特征(再附峰)基本消失，背涡流动从2涡结构进入3涡结构，之后沿轴向的发展依次进入4涡结构、5涡结构等。为了分析图 3在迎角区间α>50°时侧向力系数随迎角的增大而减小的原因，得出迎角α=55°情况下的各截面压力分布曲线如图 7(b)所示。截面x/D=1的压力分布曲线已经出现了关于θs=180°的完全非对称现象，且2涡结构的特征(再附峰)在截面x/D=2.3时已经基本消失，说明钝头细长旋成体超大迎角(α>50°)下背涡流动的非对称性从模型头部开始已将产生且发展迅速。然后背涡流动结构快速进入多涡系区，根据多涡系背涡结构对壁面综合作用产生侧向力的特点[11]可知多涡系作用的截面的压力分布的非对称性减弱，导致截面侧向力减小，所以在超大迎角状态时，流动沿轴向发展提前进入多涡系结构，侧向力减小。
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| 图 7 α=40°和α=55°时各截面压力分布曲线 Fig. 7 Sectional pressure distribution curves at α=40° and α=55° |
图 8为截面x/D=3的瞬时截面侧向力系数的均方根值Cyrms随迎角的演化曲线。当迎角α≤20°时，其均方根值均为零，证明了该迎角区域的钝头细长旋成体背涡流动为定常流动形式。当迎角20° < α≤50°时，随着迎角的增大，均方根值缓慢增加，但当迎角α>50°时，均方根值则随着迎角的增加而迅速增加，说明流动的波动性在迎角α>50°时迅速增大，流动进入了非定常流动状态。
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| 图 8 截面侧向力系数均方根值随迎角的演化 Fig. 8 Variation of RMS of sectional side force with angle of attack |
为了进一步研究迎角对钝头细长旋成体背涡流动的影响，得出截面x/D=3在不同迎角的瞬时截面侧向力系数随时间变化曲线如图 9所示，其中扰动位置为θ=90°, γ=10°。从图 9可以发现当迎角α≤20°时，其截面侧向力随时间演化的曲线为直线型，说明迎角α≤20°(迎角对称流动区)时，钝头细长旋成体背涡流动为定常流动形式。当迎角α>20°(迎角非对称流动区)时，随着迎角的增大，截面侧向力随时间演化的振幅不断增大，说明流动稳定性不断减小。当迎角α≤50°，瞬时截面侧向力系数Cy均在某一固定值上下波动，流动近似为定常流动，但当迎角α>50°时，如图 9所示α=55°时，瞬时截面侧向力Cy的波动振幅较大，甚至瞬时侧向力的方向发生了改变，说明此迎角下流动已经进入了完全的非定常流动状态，根据Reding和Ericsson[10]的研究结果，可以推测出当迎角α>50°时流动的非定常性随着钝头细长旋成体迎角的增加不断增加，直至α=90°，背涡结构为类似二维圆柱扰流的非定常卡门涡街流型。因此迎角非对称背涡区根据流动形式的不同，可以进一步划分为定常非对称流动区(20° < α≤50°)和非定常非对称流动区(α>50°)。
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| 图 9 不同迎角的瞬时截面侧向力系数随时间变化 Fig. 9 Variation of transient sectional side force coefficient at different angles of attack with time |
针对钝头旋成体模型进行了迎角效应的研究，通过侧向力、流场结构以及流场稳定性将迎角分为4个区间，并对各区间特点进行了详细分析。
1) 附着流动区(α≤10°)：来流附着模型表面沿轴向演化，不予壁面发生分离。
2) 对称涡流动区(10° < α≤20°)：流动从模型两侧发生对称分离，两边卷起对称涡结构，并且对称涡结构沿模型轴向对称发展。
3) 定常非对称流动区(20° < α≤50°)：流动从模型头部开始发生非对称分离，卷起稳定的非对称涡，形成定常非对称流动。
4) 非定常非对称流动区(α>50°)：模型非对称背涡流动为非定常状态，会发生左右高低涡的切换。
| [1] |
樊会涛, 刘代军. 红外近距格斗空空导弹发展展望[J]. 红外与激光工程, 2005, 34(5): 564-568. FAN H T, LIU D J. The development prospects of close combat infrared air-to-air missile[J]. Infrared and Laser Engineering, 2005, 34(5): 564-568. DOI:10.3969/j.issn.1007-2276.2005.05.014 (in Chinese) |
| [2] |
张博今, 杨雷, 马明. 国外空空导弹发展现状[J]. 中国经贸导刊, 2014(27): 73-75. ZHANG B J, YANG L, MA M. The foreign development of air-to-air missile[J]. China Economic and Trade Herald, 2014(27): 73-75. DOI:10.3969/j.issn.1007-9777.2014.27.026 (in Chinese) |
| [3] |
MARCONI F. Asymmetric separated flows about sharp cones in a supersonic stream[C]//Proceedings of the 11th International Conference on Numerical Methods in Fluid Dynamics.Berlin: Springer, 1988: 395-402.
|
| [4] |
程克明, 范召林, 尹贵鲁. 大攻角流动非对称性成因与对策[J]. 南京航空航天大学学报, 2002, 34(1): 17-21. CHENG K M, FAN Z L, YIN G L. On cause and research strategy of flow asymmetry in high-alpha flows[J]. Journal of Nanjing University of Aeronautics and Astronautics, 2002, 34(1): 17-21. DOI:10.3969/j.issn.1005-2615.2002.01.004 (in Chinese) |
| [5] |
BRIDGES D H, HORNUNG H G. Elliptic tip effects on the vortex wake of an axisymmetric body at incidence[J]. AIAA Journal, 1994, 32(7): 1437-1445. DOI:10.2514/3.12213 |
| [6] |
DENG X Y, WANG G, CHEN X R, et al. The physical model of asymmetric vortex over slender body at high angle of attack[J]. Science in China E, 2004, 34(1): 79-93. |
| [7] |
QI Z Y, WANG Y K, BAI H L, et al. Effects of micro-perturbations on the asymmetric vortices over a blunt-nose slender body at a high angle of attack[J]. European Journal of Mechanics/B Fluids, 2018, 68: 211-218. DOI:10.1016/j.euromechflu.2017.06.005 |
| [8] |
齐中阳, 王延奎, 王磊, 等. 头部和后体对钝头体侧向力的影响[J]. 航空学报, 2017, 38(9): 121117. QI Z Y, WANG Y K, WANG L, et al. Effects of nose and afterbody of blunt body on side force[J]. Acta Aeronautica et Astronautica Sinica, 2017, 38(9): 121117. (in Chinese) |
| [9] |
齐中阳, 王延奎, 沙永祥, 等. 扰动形状对钝头体非对称流动的影响[J]. 北京航空航天大学学报, 2016, 42(12): 2691-2697. QI Z Y, WANG Y K, SHA Y X, et al. Numerical simulation for effects of perturbation geometry on behaviors of asymmetric flow over blunt body[J]. Journal of Beijing University of Aeronautics and Astronautics, 2016, 42(12): 2691-2697. (in Chinese) |
| [10] |
REDING J P, ERICSSON L E. Maximum vortex-induced side force[J]. Journal of Spacecraft, 1978, 15(4): 201-207. DOI:10.2514/3.57306 |
| [11] |
LAMONT P J. Pressure around an inclined ogive cylinder with laminar, transitional, or turbulent separation[J]. AIAA Journal, 1982, 20(11): 1492-1499. DOI:10.2514/3.51212 |
| [12] |
LAMONT P J. The effect of Reynolds number on normal and side forces on ogive-cylinders at high incidence: AIAA-1985-1799[R].Reston: AIAA, 1985.
|
| [13] |
ERICSSON L E, REDING J P.Vortex-induced asymmetric loads in 2-D and 3-D flows: AIAA-1980-0181[R].Reston: AIAA, 1980.
|
| [14] |
邓学蓥, 刘沛清, 孔繁美. 旋成体非对称背涡特性及其形成机理研究[J]. 空气动力学报, 2000, 18(s1): 120-126. DENG X Y, LIU P Q, KONG F M. Investigation on the mechanism and characteristic of asymmetric vortices over a slender body[J]. Acta Aerodynamica Sinica, 2000, 18(s1): 120-126. (in Chinese) |
| [15] |
QI Z Y, WANG Y K, WANG L, et al. Investigation on asymmetric flow over a blunt-nose slender body at high angle of attack[J]. Fluid Dynamics Research, 2017, 49(6): 065508. DOI:10.1088/1873-7005/aa9582 |