覃晨，章榮平，張俊龍，岳廷瑞，吳松嶺

1. 中國空氣動力研究與發(fā)展中心 空氣動力學(xué)國家重點實驗室，綿陽 621000 2. 中國空氣動力研究與發(fā)展中心 氣動噪聲控制重點實驗室，綿陽 621000 3. 西北工業(yè)大學(xué) 航空學(xué)院，西安 710072

超聲速射流沖擊廣泛存在于火箭、導(dǎo)彈發(fā)射，短距/垂直起降和月面著陸等過程。射流沖擊使噪聲產(chǎn)生機(jī)理和輻射特性發(fā)生明顯變化，相關(guān)問題的研究有重要意義。

超聲速欠膨脹射流會形成激波格柵及馬赫盤結(jié)構(gòu)，其噪聲包括湍流混合噪聲、激波嘯叫和寬帶激波相關(guān)噪聲。Chu和Kaplan、萬振華的研究發(fā)現(xiàn)湍流混合噪聲源主要位于核心區(qū)末端，Tam和Viswanathan等提出了湍流混合噪聲的2種聲源模型。馮峰等的數(shù)值研究指出剪切層與激波格柵之間的相互作用是欠膨脹射流噪聲的主要來源。Powell首先發(fā)現(xiàn)射流處于欠膨脹狀態(tài)時會產(chǎn)生激波嘯叫，并提出了反饋環(huán)機(jī)制進(jìn)行解釋，具體是唇口擾動產(chǎn)生的剪切層不穩(wěn)定波在向下游傳播發(fā)展成大尺度渦結(jié)構(gòu)，從而與相應(yīng)位置的激波格柵相互作用形成激波嘯叫，嘯叫聲波從周圍空氣向上游傳播，在唇口處再次激發(fā)出不穩(wěn)定波。Norum測量了不同壓比(馬赫數(shù))欠膨脹射流的嘯叫特征，發(fā)現(xiàn)存在A1、A2、B、C、D共5種嘯叫模態(tài)，其中B模態(tài)為拍打模態(tài)(Flapping Mode)，C模態(tài)為螺旋模態(tài)，而Umeda和Ishii通過周向聲學(xué)測量發(fā)現(xiàn)B模態(tài)會向C模態(tài)轉(zhuǎn)化。伴隨嘯叫的是寬帶激波相關(guān)噪聲，其強度與大尺度渦結(jié)構(gòu)和激波的相互作用也存在密切關(guān)系。欠膨脹射流噪聲方面詳細(xì)的研究進(jìn)展可參考文獻(xiàn)[5-7,17]。

相對自由射流，射流沖擊得到的關(guān)注并不多。流場測量發(fā)現(xiàn)超聲速射流沖擊在平板前會形成弓形激波(Standoff激波)，特別是Donaldson和Snedeker詳細(xì)測量了速度分布、壓力分布以及流動特性，發(fā)現(xiàn)在一定條件下壁面附近出現(xiàn)滯止氣泡，形成回流區(qū)。Marsh首次報道射流沖擊中存在離散噪聲，總聲壓級增加了10 dB。之后文獻(xiàn)[19,22-26]重點研究沖擊純音現(xiàn)象，如Krothapalli等利用粒子圖像測速(Particle Image Velocimetry，PIV)測量超聲速垂直沖擊的流動，發(fā)現(xiàn)不同沖擊距離下剪切層大尺度渦結(jié)構(gòu)的對流速度并不相同；Henderson和Sinibaldi等對欠膨脹射流沖擊垂直平板的研究發(fā)現(xiàn)，沖擊純音與滯止區(qū)和standoff激波結(jié)構(gòu)相關(guān)，隨著沖擊距離或者噴管壓比(Nozzle Pressure Ratio,NPR)的變化，會出現(xiàn)純音缺失的“安靜區(qū)”。Sinibaldi等還研究了垂直平板對激波嘯叫的影響，發(fā)現(xiàn)嘯叫頻率發(fā)生輕微偏移。斜沖擊方面，數(shù)值模擬和實驗研究表明，射流沖擊斜板主要存在3個聲源，分別是主射流、射流沖擊以及壁面射流。其中Nonomura、Tsutsumi等通過數(shù)值模擬發(fā)現(xiàn)噴口與平板距離較遠(yuǎn)時沖擊噪聲存在低頻性質(zhì)，而Akamine等對不同聲源的指向性研究表明沖擊噪聲為致密聲源，主要向上游傳播。Worden等測量了艦載機(jī)尾噴流沖擊偏流板縮比模型的近場噪聲特性，指出壁面射流從偏流板后緣分離能夠向下游輻射寬頻噪聲。

可以發(fā)現(xiàn)，一方面已有研究多集中于垂直沖擊，斜沖擊問題得到的關(guān)注明顯更少，但后者廣泛存在于艦載機(jī)起飛以及火箭導(dǎo)彈發(fā)射中，不同方位角的可感噪聲十分重要，特別是沖擊距離范圍大，需要多個工況研究的支撐。另一方面，射流沖擊的很多文獻(xiàn)重點關(guān)注自持振蕩和沖擊純音問題，特別是在欠膨脹射流沖擊中，Henderson和Sinibaldi等指出，當(dāng)沖擊距離()大于5倍噴口直徑(5)時，噪聲頻譜的純音會夾雜激波嘯叫的影響。因此為了排除嘯叫的干擾，很多文獻(xiàn)只關(guān)注≤4甚至≤3的工況，加上測量時傳聲器數(shù)量有限，沖擊平板對噪聲輻射特性(總聲壓級)的影響和不同噪聲成分隨沖擊距離的變化規(guī)律沒有得到很好的研究。少數(shù)文獻(xiàn)如Sinibaldi等研究了垂直平板位于=5～18時對激波嘯叫的影響，但未曾給出其他噪聲成分如寬帶激波相關(guān)噪聲的變化，也沒有討論不同方位角噪聲的情況。而斜沖擊方面，文獻(xiàn)[27-30]中射流處于理想膨脹狀態(tài)，針對沖擊斜板和激波及相關(guān)噪聲之間相互作用的分析也較少。因此針對欠膨脹射流沖擊斜板問題，在噪聲輻射特性、不同噪聲成分變化及其流動結(jié)構(gòu)等方面，有必要對大范圍沖擊距離的影響進(jìn)行進(jìn)一步研究。

本文選取=1.23的超聲速欠膨脹射流對傾斜平板進(jìn)行沖擊，基于全消聲室，對水平射流軸線側(cè)面的遠(yuǎn)場噪聲進(jìn)行測量，研究沖擊距離對其噪聲特性的影響規(guī)律，重點討論湍流混合噪聲、激波嘯叫和寬帶激波相關(guān)噪聲隨沖擊距離的變化，結(jié)合高頻PIV/流動顯示分析噪聲頻譜特點及其對應(yīng)剪切層大尺度渦結(jié)構(gòu)的變化，進(jìn)一步理解射流斜沖擊對噪聲產(chǎn)生機(jī)理的影響。

1 實驗?zāi)Ｐ秃驮O(shè)備

1.1 全消聲室

實驗在中國空氣動力研究與發(fā)展中心(China Aerodynamics Research and Development Center, CARDC)氣動噪聲控制重點實驗室(Key Laboratory of Aerodynamic Noise Control, ANCL)所屬的全消聲室內(nèi)進(jìn)行，如圖1所示，全消聲室尺寸為12.4 m(長)×10 m(寬)×8.6 m(高)，其雙墻隔聲量大于50 dB(A)，消聲室底部采用隔振結(jié)構(gòu)以隔絕外界低頻噪聲的影響，安裝的吸聲尖劈高度為0.8 m，對應(yīng)截止頻率100 Hz(1/3倍頻程)，本底噪聲≤15 dB(1/3倍頻程)，消聲室滿足GB/T 6882—2016 標(biāo)準(zhǔn)，為校準(zhǔn)級消聲室。

圖1 全消聲室Fig.1 Full anechoic chamber

1.2 噴流模擬平臺和沖擊斜板

全消聲室配套有噴流模擬平臺，圖2為該平臺和沖擊斜板基本布置。其中壓力控制方案為兩級調(diào)壓方式，一級壓力設(shè)定為1 MPa，第2級調(diào)壓器采用并聯(lián)2個可編程邏輯控制器(Programmable Logic Controller, PLC)的方式，通過對電磁閥開閉進(jìn)行控制，滿足低壓和高壓的輸出要求。該噴流模擬平臺供氣流量控制范圍0.2～2.0 kg/s，最高供氣壓力達(dá)600 kPa，精度0.1%，射流核心區(qū)馬赫數(shù)最大為=1.80。定義總壓畸變系數(shù)為[(-)/]×100%，其中、、分別為穩(wěn)定段監(jiān)測到的最大總壓、最小總壓和平均總壓，經(jīng)過標(biāo)定，=1.10時總壓畸變系數(shù)約為0.21%。經(jīng)過收縮后，噴流流場將更加均勻，滿足實驗精確模擬的要求。本次實驗使用出口直徑為=56 mm 的收縮噴口，收縮曲線為移軸維托辛斯曲線，收縮比12.75，唇口厚度8 mm。實驗時大氣壓=96 kPa，氣流總溫=300 K，穩(wěn)定段總壓=146.4 kPa，NPR=2.525，射流名義馬赫數(shù)=1.23，基于噴口條件的雷諾數(shù)=2.0×10。在當(dāng)前條件，氣源可以使噴流模擬裝置連續(xù)工作30 min以上。

圖2 射流沖擊實驗臺Fig.2 Scheme of experimental device of jet impingement

沖擊斜板及其支撐系統(tǒng)包括斜板、斜板支撐和兩自由度移測架。其中沖擊斜板為7075鋁合金，其尺寸600 mm(長)×600 mm(寬)×20 mm(厚)。鋁板表面進(jìn)行加工處理，粗糙度為6.3。 圖2中雙箭頭表示支撐系統(tǒng)的自由度，其中兩自由度移測架能夠改變沖擊斜板的高度和沖擊距離，控制精度優(yōu)于±0.5 mm，采用線切割角度塊配合螺釘固定沖擊斜板，實驗時沖擊角度=65°， 精度±0.1°。

1.3 遠(yuǎn)場噪聲測量系統(tǒng)

遠(yuǎn)場噪聲測量系統(tǒng)包括傳聲器弧陣列和數(shù)據(jù)采集分析系統(tǒng)。前者布置見圖3和圖4，傳聲器弧陣列以噴口為圓心，布置在水平射流軸線的側(cè)面，各個傳聲器距離該中心=3.55 m，其中/=63.4。傳聲器測量的方位角范圍為=0°～140°，根據(jù)需要在=90°附近可進(jìn)行加密，具體方位角見圖4。為方便分析，研究只給出方位角=30°～120°的結(jié)果。

圖3 遠(yuǎn)場噪聲測試方案Fig.3 Scheme of far field noise measurement

圖4 傳聲器所在方位角Fig.4 Azimuth of microphones

噪聲測量使用GRAS公司的1/4英寸自由場傳聲器46BE，頻率范圍4～1×10Hz，聲壓動態(tài)響應(yīng)為35 dB(A)～160 dB，標(biāo)稱靈敏度4 mV/Pa。 數(shù)據(jù)采集端包括NI PXIe-1071數(shù)據(jù)采集板卡和BNC-2144式機(jī)架式適配器，配套有數(shù)據(jù)采集工作站，最多可支持128通道動態(tài)數(shù)據(jù)采集，系統(tǒng)模數(shù)轉(zhuǎn)換位數(shù)24 bit，精確度≤±0.1 dB，動態(tài)測量范圍>120 dB，抗疊混保護(hù)>110 dB。實驗時遠(yuǎn)場噪聲采樣頻率204.8 kHz，采樣時間20 s。使用功率譜密度分析Pwelch方法對時域數(shù)據(jù)進(jìn)行處理，其中時間窗為hann窗，數(shù)據(jù)塊大小為8 192，數(shù)據(jù)重疊率為0.5，頻域結(jié)果中窄帶聲壓級(Narrow-band Sound Pressure Level，NBSPL) 頻譜分辨率為25 Hz，基于NBSPL頻譜計算得到總聲壓級(Overall Sound Pressure Level，OASPL)。經(jīng)過重復(fù)性測量，綜合數(shù)據(jù)采集精度、采樣時間和數(shù)據(jù)處理進(jìn)行評估，NBSPL頻譜和OASPL的不確定度分別為±1.0 dB和±0.3 dB，嘯叫幅值不確定度為±3 dB。

1.4 PIV測量及流動顯示

實驗還采用PIV系統(tǒng)對流場進(jìn)行測量和顯示。如圖5所示，采用單CCD(Charge-coupled Device)相機(jī)的二維PIV試驗方案，TR-PIV系統(tǒng)主要由HS5.1高速相機(jī)、激光器系統(tǒng)、高速同步器(控制器)、高性能數(shù)采計算機(jī)及配套的采集處理軟件組成。其中雙光路激光器能量為2×30 mJ， 試驗時畫幅分辨率為1 024 pixel×1 024 pixel，最小跨幀時間為7 μs。采用發(fā)煙器(圖5中未標(biāo)出)產(chǎn)生滿足實驗要求的示蹤粒子并注入吸聲器(吸聲器位置詳見圖1)下游，示蹤粒子主要成分為葵二酸二辛酯(分子式CHO)，粒子直徑0.5～1.0 μm。PIV試驗中高速相機(jī)布置在側(cè)方向，激光器片光位于斜板豎直中心與噴口軸線所形成的平面上，為保證圖像質(zhì)量，實驗時調(diào)整光腰處于噴口和斜板中心。PIV采樣頻率不小于8 kHz，每次采集2 000幀 (對)圖像，其灰度圖可直接作為流動顯示。在高亞聲速射流條件下對PIV進(jìn)行標(biāo)定，測量得到的核心區(qū)速度與根據(jù)等熵關(guān)系式(理想膨脹)計算得到的速度相差不超過3%。在欠膨脹射流中，示蹤粒子穿過斜激波和正激波會發(fā)生減速，對于大約1 μm的示蹤粒子，Krothapalli等綜合評估粒子減速能夠引起激波位置相對實際位置偏移約1～2 mm，不過在激波之外粒子的跟隨性良好，考慮到本次實驗射流特征尺度為=56 mm， 該精度完全滿足研究所需。

圖5 PIV測試系統(tǒng)Fig.5 PIV test system

2 自由射流噪聲特性及射流沖擊噪聲指向性

對于收縮噴管，當(dāng)氣流總壓超過97 kPa時，以等熵關(guān)系確定射流名義馬赫數(shù)>1.05，出口處射流處于欠膨脹狀態(tài)，從出口至下游會形成激波格柵結(jié)構(gòu)，其射流沖擊過程的噪聲包括激波嘯叫(純音)、寬帶激波相關(guān)噪聲、沖擊噪聲、射流本身的湍流混合噪聲、壁面射流(分離)噪聲等。

2.1 自由射流遠(yuǎn)場噪聲特性

自由射流噪聲和流動特性是分析射流沖擊斜板問題的基礎(chǔ)。如圖6中PIV粒子灰度圖流動顯示，=1.06時未觀測到明顯的激波結(jié)構(gòu)，但在=1.23時(見圖7)，隨著欠膨脹狀態(tài)更加嚴(yán)峻，在噴口下游能夠觀察到膨脹扇結(jié)構(gòu)，該結(jié)構(gòu)使欠膨脹射流靜壓逐漸下降到周圍靜壓水平，斜激波在射流剪切層的多次反射下，形成準(zhǔn)周期的激波格柵結(jié)構(gòu)。

圖6 自由射流流動顯示(Ma=1.06)Fig.6 Flow visualization of free jet (Ma=1.06)

圖7 自由射流激波格柵結(jié)構(gòu) (Ma=1.23)Fig.7 Free jet and shock cells (Ma=1.23)

已有研究表明超聲速欠膨脹射流主要產(chǎn)生湍流混合噪聲、激波嘯叫和寬帶激波相關(guān)噪聲。圖8給出了=1.23時自由射流狀態(tài)(Baseline)下游、邊線和上游典型方位角的NBSPL頻譜，縱坐標(biāo)是聲壓級(Sound Pressure Level,SPL)，單位為dB(基于2×10Pa)。圖8(b)、圖8(c)分別單獨給出了=90°，120°的頻譜，頻譜中存在明顯的離散噪聲，即激波嘯叫，嘯叫聲高出周圍頻譜至少10 dB，根據(jù)頻率可知激波嘯叫為多次諧頻，主要有基頻=2 575 Hz、二次諧頻=5 150 Hz。此圖8(b)、圖8(c)中，右側(cè)的寬頻噪聲相對左側(cè)的湍流混合噪聲存在明顯抬升，是為寬帶激波相關(guān)噪聲。另一方面，圖8(a)中=30°頻譜里左側(cè)的寬頻噪聲比上游和邊線高10 dB以上，說明即使在欠膨脹狀態(tài)下，下游占統(tǒng)治地位的仍是湍流混合噪聲。Seiner等詳細(xì)研究了超聲速射流下游湍流混合噪聲，發(fā)現(xiàn)其峰值對應(yīng)無量綱頻率=0.1～0.25(取決于溫度和馬赫數(shù))，如圖8中下游頻譜大致呈三角形，其峰值頻率對應(yīng)=≈0.20(其中為理想膨脹射流速度)，結(jié)果與Seiner等的結(jié)果吻合。

圖8 自由射流遠(yuǎn)場NBSPL頻譜(Ma=1.23)Fig.8 NBSPL spectrum of free jet(Ma=1.23)

2.2 射流沖擊遠(yuǎn)場噪聲輻射特性

圖9給出了不同馬赫數(shù)下自由射流遠(yuǎn)場的OASPL分布，縱坐標(biāo)是總聲壓級(Overall Sound Pressure Level,OASPL)，單位是dB(基于2×10Pa)。其中=1.06時的噪聲指向性與亞聲速射流相似，對應(yīng)流場(見圖6)也是如此。但隨著馬赫數(shù)的增加，除下游方向，指向性圖中出現(xiàn)了第2個OASPL較高的方位，即邊線(=80°～90°)產(chǎn)生凸起，對應(yīng)流場(圖7)出現(xiàn)明顯的激波格柵結(jié)構(gòu)，邊線噪聲的增加與激波結(jié)構(gòu)關(guān)系密切。

圖9 超聲速自由射流OASPL指向性分布Fig.9 OASPL of supersonic free jet

約定噴口出口為=0，圖10給出了=1.23 時不同沖擊距離()下遠(yuǎn)場OASPL分布，沖擊角度為=65°?？梢园l(fā)現(xiàn)，即使沖擊斜板位于較遠(yuǎn)的下游位置，如圖10(a)中/=30，25所示，OASPL曲線仍發(fā)生一定變化，特別是邊線附近的OASPL有一定下降，3.2節(jié)將指出這些位置的激波嘯叫幅值發(fā)生了改變。不過只針對射流沖擊狀態(tài)，減小沖擊距離/=30～12，邊線OASPL變化較小(或者下降緩慢)，上游的OASPL不斷上升而下游的OASPL不斷下降。至/=10時，OASPL曲線相對自由射流已發(fā)生較明顯的變化，原有=80°～90°和=30°附近的凸起向更上游轉(zhuǎn)移(分別是≥100°和=50°附近)。繼續(xù)減小沖擊距離如圖10(b)，邊線OASPL迅速下降，上游的OASPL上升至最大值后出現(xiàn)下降，下游的OASPL則繼續(xù)下降。至/=2時，OASPL曲線的形態(tài)相較/=10又發(fā)生較大變化，形成上游=120°和=30°這2個指向性顯著的凸起，此時相對自由射流，OASPL下降最為明顯的是邊線附近(下降15 dB以上)，OASPL曲線形成大幅度的“凹陷”。

圖10 超聲速射流沖擊OASPL分布 (Ma=1.23, β=65°)Fig.10 OASPL of supersonic jet impingement (Ma=1.23, β=65°)

3 射流沖擊窄帶頻譜分析和討論

射流沖擊遠(yuǎn)場OASPL分布的變化，可以通過NBSPL頻譜進(jìn)行解釋，在此結(jié)合相應(yīng)流動結(jié)構(gòu)，進(jìn)一步闡釋射流沖擊中各噪聲成分隨沖擊距離的變化規(guī)律和產(chǎn)生機(jī)理。接下來的分析如不加以說明，射流沖擊指的是馬赫數(shù)=1.23，沖擊角度=65°的工況。

3.1 下游湍流混合噪聲

自由射流下游噪聲主要由大尺度湍流結(jié)構(gòu)貢獻(xiàn)，圖11為不同沖擊距離=30°頻譜。通過高速紋影，Worden等首次觀測到斜板上方后緣存在明顯的壓力波并向下游傳播，壁面射流及其分離構(gòu)成斜板下游寬頻噪聲的主要來源。定性分析壁面射流擴(kuò)散導(dǎo)致速度衰減，因而圖11中下游噪聲聲壓級大為降低，頻譜峰值也會明顯向低頻移動。值得一提的是，減小沖擊距離后，由于周圍寬頻下降，圖11中離散噪聲(激波嘯叫=2 575 Hz，=5 150 Hz)反而突顯出來(如/=10)，這主要由于湍流混合噪聲和激波嘯叫兩者不同的聲源位置造成。激波嘯叫聲源主要位于第3～5個 激波格柵位置，距離噴口較近，而湍流混合噪聲源集中于核心區(qū)末端(3.2節(jié)將說明核心區(qū)長度約為9)，減小沖擊距離，斜板首先逐步截斷核心區(qū)末端的大量湍流脈動，使其轉(zhuǎn)化為壁面射流和向上游輻射的沖擊噪聲，且由于大尺度湍流混合噪聲指向性很強，主要向下游輻射，斜板會對下游形成遮蔽。如圖12所示，對于=30°的傳聲器，當(dāng)斜板位于/=9附近時，湍流混合噪聲向下游輻射的能力受到顯著限制，而噴口附近的聲源仍能向下游輻射。

圖11 射流沖擊下游NBSPL頻譜 (α=30°)Fig.11 NBSPL spectrum of downstream direction of jet impingement (α=30°)

圖12 下游傳聲器相對噴口位置示意圖(α=30°)Fig.12 Relative position of microphone and inclined plate in downstream direction (α=30°)

3.2 上游和邊線寬頻噪聲

沖擊狀態(tài)下，寬頻性質(zhì)的沖擊噪聲會向上游輻射，圖13為上游=120°的NBSPL頻譜分布，虛線箭頭表示隨沖擊距離的減小，頻譜變化的趨勢。其中，頻率小于的沖擊噪聲(自由射流狀態(tài)該頻段對應(yīng)湍流混合噪聲)先上升(/=30～8)后下降(/=8～2)，且該頻段沖擊噪聲存在向高頻方向移動的趨勢。Nonomura等認(rèn)為沖擊位置射流剪切層的尺度是導(dǎo)致這一現(xiàn)象的原因。圖14所示的自由射流瞬時流場佐證了這一觀點，越是靠近下游，剪切層侵入勢流核的范圍越大，對應(yīng)流場中湍流尺度越大，很明顯隨著沖擊距離的減小，沖擊噪聲的主導(dǎo)頻率升高。需要指出，從該頻段噪聲先升后降的趨勢分析，核心區(qū)末端位于/=8附近，因為大尺度湍流結(jié)構(gòu)主要集中在核心區(qū)末端，在相應(yīng)位置產(chǎn)生的沖擊噪聲最強，流動顯示分析表明核心區(qū)長度大約為9(見圖15)。圖16是邊線=90°的NBSPL頻譜，頻率小于的寬頻噪聲變化規(guī)律和上游類似，不同的是沖擊位置進(jìn)入核心區(qū)后，該頻段噪聲逐漸低于自由射流水平?？紤]到噪聲測量的遠(yuǎn)場距離為=63.4，根據(jù)簡單幾何關(guān)系計算可知/<10時邊線=90°的傳聲器與平板表面夾角小于9°，結(jié)合沖擊噪聲顯著的指向性分析，隨著沖擊距離的減小，沖擊噪聲在邊線的輻射迅速減弱。

圖13 射流沖擊上游NBSPL頻譜(α=120°)Fig.13 NBSPL spectrum of upstream direction of jet impingement (α=120°)

圖14 自由射流流動顯示Fig.14 Instantaneous flow visualization of free jet

圖15 自由射流核心區(qū)范圍Fig.15 Time averaged flow visualization of free jet

值得注意的是，自由射流狀態(tài)下頻率大于的寬帶噪聲對應(yīng)寬帶激波相關(guān)噪聲，/≥12時，該頻段噪聲在上游(見圖13(a))和邊線(見圖16(a))相較自由射流幾乎沒有變化，但是/≤8時，該頻段在上游(見圖13(b))出現(xiàn)上升，而在邊線(圖16(b))則大幅下降。在/<5之后邊線整個寬頻均低于自由射流，這是圖10中邊線附近OASPL曲線“凹陷”的重要原因。通過上游和邊線寬頻噪聲的對比可以看出，對于上游，/≥12時寬帶激波相關(guān)噪聲強于沖擊噪聲，/≤10時沖擊噪聲主導(dǎo)了寬頻噪聲；斜板進(jìn)入核心區(qū)后，沖擊噪聲向邊線傳播的能力幾乎可以忽略，換言之邊線頻譜能夠反映沖擊斜板對寬帶激波相關(guān)噪聲的影響。而邊線頻譜的變化表明，沖擊位于核心區(qū)以外時(/≥10)，寬帶激波相關(guān)噪聲幾乎不受沖擊斜板的影響，反之(/≤8)寬帶激波相關(guān)噪聲幅值迅速下降。Tam認(rèn)為寬帶激波相關(guān)噪聲由大尺度渦結(jié)構(gòu)與準(zhǔn)靜止激波格柵之間的結(jié)構(gòu)性散射產(chǎn)生。3.3節(jié)將指出當(dāng)/≤8時大尺度渦結(jié)構(gòu)及其動態(tài)過程出現(xiàn)了變化。

圖16 射流沖擊邊線NBSPL頻譜(α=90°)Fig.16 NBSPL spectrum of sideline direction of jet impingement (α=90°)

3.3 上游和邊線激波嘯叫

激波嘯叫是超聲速欠膨脹射流噪聲中最重要的組成部分，為了弄清沖擊斜板影響嘯叫的規(guī)律，首先簡要給出自由射流激波嘯叫特點，之后結(jié)合NBSPL頻譜以及粒子灰度圖分析嘯叫頻率和流動結(jié)構(gòu)變化，最后討論沖擊斜板對嘯叫幅值的影響。

Powell、Tam指出自由射流剪切層大尺度渦結(jié)構(gòu)與激波格柵相互作用形成激波嘯叫，Umeda和Ishii的研究表明第3～5個激波格柵是嘯叫主要聲源位置。圖17是嘯叫反饋環(huán)示意圖，與圖7類似的是從第3個激波格柵結(jié)構(gòu)開始，剪切層大尺度渦結(jié)構(gòu)影響的范圍明顯增加，相應(yīng)圖18為自由射流瞬時流動結(jié)構(gòu)，可以發(fā)現(xiàn)在第3個激波格柵之后，剪切層失穩(wěn)放大形成大尺度渦結(jié)構(gòu)，且渦結(jié)構(gòu)為非對稱模態(tài)(拍打模態(tài)在頻率不變時也會向螺旋模態(tài)轉(zhuǎn)化，此處對這2種流動結(jié)構(gòu)統(tǒng)稱為非對稱模態(tài))。此時嘯叫基頻(2 575 Hz)對應(yīng)的無量綱波長(以噴口直徑為特征長度)為=2.34，嘯叫(聲模態(tài))處于所謂的B模態(tài)。

圖17 激波嘯叫反饋環(huán)原理Fig.17 Scheme of shock screech feedback loop

圖18 自由射流激波格柵和大尺度渦結(jié)構(gòu)Fig.18 Shock cells and large-scale turbulent structure of free jet

根據(jù)反饋環(huán)理論，激波格柵的平均間距()和剪切層中大尺度渦結(jié)構(gòu)的對流速度()決定了激波嘯叫的頻率(基頻)，有

(1)

式中：為周圍環(huán)境聲速，根據(jù)粒子灰度快照得到=(50±2) mm。一般以理想膨脹射流速度作為參照，根據(jù)PIV測量得到=(0.55～0.60)，與文獻(xiàn)[23]的測量結(jié)果非常接近。計算得到嘯叫頻率為=2 560～2 730 Hz，與遠(yuǎn)場傳聲器實測的嘯叫基頻=2 575 Hz亦比較接近。

另外，大尺度渦結(jié)構(gòu)脫落會造成PIV粒子灰度出現(xiàn)周期性變化，高頻PIV采樣頻率是嘯叫基頻的2倍以上，根據(jù)采樣定理通過監(jiān)測相應(yīng)位置灰度可得到大尺度渦結(jié)構(gòu)脫落的特征頻率，圖19所示為渦結(jié)構(gòu)區(qū)域(4處)灰度變化的頻譜，發(fā)現(xiàn)在=2 560 Hz存在一個明顯的尖峰，該頻率與激波基頻(2 575 Hz)非常接近。以上分析和討論進(jìn)一步驗證了“唇口-大尺度渦結(jié)構(gòu)-激波格柵”反饋環(huán)機(jī)制的正確性。

接下來分析沖擊斜板對嘯叫頻率和流動結(jié)構(gòu)的影響。根據(jù)圖13、圖16的NBSPL頻譜提取嘯叫頻率，/≥10時，嘯叫基頻在2 575～2 600 Hz 之間變化，隨著沖擊距離的減小，基頻浮動略有增加，5≤/≤8時，在2 550～2 625 Hz之間變化。但是激波嘯叫頻率的變化量始終被限制在很小的范圍內(nèi)，這與Sinibaldi等垂直沖擊結(jié)果相仿。類似于圖19，圖20是/=7時剪切層相同位置的灰度頻譜(基于2 000個瞬時)，其中縱坐標(biāo)是歸一化灰度值(0～1)的快速傅里葉變化(Fast Fourier Transform,FFT)。此時大尺度渦結(jié)構(gòu)脫落頻率=2 580 Hz， 與自由射流狀態(tài)的2 560 Hz幾乎完全一致。但是從脫落頻率的幅值可以發(fā)現(xiàn)，射流沖擊的灰度變化顯著降低，推測流動結(jié)構(gòu)發(fā)生了變化。進(jìn)一步分析/=7時的瞬時灰度圖(見圖21，、、分別為3個不同時刻)，對比第3～5個激波格柵位置的剪切層大尺度渦結(jié)構(gòu)形態(tài)可以發(fā)現(xiàn)，沖擊斜板使非對稱模態(tài)不再占據(jù)統(tǒng)治地位，大尺度渦結(jié)構(gòu)在非對稱模態(tài)(見圖21(a))、軸對稱模態(tài)(見圖21(b))和過渡模態(tài)(見圖21(c))之間來回切換，說明沖擊斜板部分限制了射流不穩(wěn)定波的發(fā)展，導(dǎo)致剪切層不能完全生成原有模態(tài)的大尺度渦結(jié)構(gòu)。推測大尺度渦結(jié)構(gòu)的變化又引起激波格柵間距()發(fā)生少許改變，嘯叫頻率因此略有移動。

圖19 自由射流大尺度渦結(jié)構(gòu)脫落頻率Fig.19 Shedding frequency of large-scale vortex structure of free jet

圖20 射流沖擊大尺度渦結(jié)構(gòu)脫離頻率Fig.20 Shedding frequency of large-scale vortex structure of jet impingement

進(jìn)一步減小沖擊距離(/<5)，斜板推進(jìn)至第3～5個激波格柵，會直接影響激波嘯叫的聲源區(qū)域。圖22是/=4的流動結(jié)構(gòu)，沖擊斜板之前只存在3個激波格柵，固壁之前形成Standoff激波，瞬時流動顯示(見圖22(b))與自由射流(見圖18)相比，第3個激波格柵之后的剪切層渦結(jié)構(gòu)大幅縮小，表明沖擊斜板明顯限制了剪切層不穩(wěn)定波的發(fā)展。此時沖擊斜板對嘯叫頻率的影響見圖23(、為射流沖擊產(chǎn)生的離散噪聲頻率，為方便對比，圖中將不同狀態(tài)的頻譜沿縱軸進(jìn)行平移)，顯然原有嘯叫受到抑制直至消失，但是射流沖擊使頻譜出現(xiàn)了新的離散噪聲(虛線框)。其中=6 350 Hz，仔細(xì)觀察自由射流和/=5的頻譜中對應(yīng)位置也出現(xiàn)凸起，表明射流沖擊使更高頻率的不穩(wěn)定波得到放大，該頻率的無量綱波長為=0.95，對應(yīng)嘯叫模態(tài)為軸對稱模態(tài)即A模態(tài)。但是=4和=3時射流沖擊已經(jīng)能夠產(chǎn)生超聲速沖擊純音，因此并不能確定=3 850 Hz是否為嘯叫。

圖21 射流沖擊流動結(jié)構(gòu) (L/D=7)Fig.21 Flow structure of jet impingement (L/D=7)

圖22 射流沖擊流動顯示 (L/D=4)Fig.22 Flow visualization of jet impingement (L/D=4)

圖23 L/D≤5時NBSPL頻譜 (α=90°)Fig.23 NBSPL spectrum for L/D≤5 (α=90°)

在嘯叫頻率基本不變的基礎(chǔ)上，定量研究沖擊斜板(特別是/>5時)對激波嘯叫幅值的影響，圖24定義“1-A”為基頻的絕對幅值，“1-dA” 為基頻的相對幅值(嘯叫相對周圍寬頻的高度)，即“1-dA”表征嘯叫強度。二次諧頻依此類推。

圖24 激波嘯叫絕對幅值和相對幅值Fig.24 Relative amplitude and absolute amplitude of shock screech

首先分析上游=120°，圖25為沖擊斜板影響下相應(yīng)嘯叫幅值對比，一個顯著的特點是，=6～5時嘯叫的絕對幅值有明顯的抬升，這是沖擊斜板靠近噴口時沖擊噪聲的增益作用(圖26)， 3.2節(jié)已經(jīng)對寬頻噪聲有類似的分析。Sinibaldi等測量噴口附近(相當(dāng)于=180°，聲波反饋路徑)的噪聲發(fā)現(xiàn)，當(dāng)>5時，沖擊平板僅僅增加平均聲壓級，嘯叫強度保持不變，隨著沖擊距離的減小，嘯叫絕對幅值的上升量與周圍寬頻聲壓級的上升量近似相等。但此次針對遠(yuǎn)場=120°的研究卻發(fā)現(xiàn)，上游嘯叫的強度隨沖擊位置的變化而變化，圖26中不同沖擊距離的相對幅值明顯不同。此外根據(jù)圖25還可以發(fā)現(xiàn)和的嘯叫強度變化規(guī)律并不相同，“2-dA”曲線和“2-A”曲線存在相同的變化趨勢，而“1-dA” 曲線和“1-A”曲線的變化趨勢卻并不相同。特別是在=5附近，的強度(圖25(b)，2-dA)有所上升，而的強度(圖25(b)，1-dA)卻并沒有隨整體聲壓級的增加出現(xiàn)回升，這說明射流沖擊對嘯叫基頻和二次諧頻的影響明顯不同。

圖25 射流沖擊上游激波嘯叫幅值(α=120°)Fig.25 Amplitude of shock screech of jet impingement in upstream direction (α=120°)

圖26 L/D=12和L/D=7時的NBSPL 頻譜對比 (α=120°)Fig.26 NBSPL spectrum of L/D=12 and L/D=7 (α=120°)

進(jìn)一步對邊線=90°的嘯叫幅值進(jìn)行分析，與上游明顯不同，圖27表明在核心區(qū)外(/≥10)，邊線嘯叫幅值所有曲線隨沖擊距離的變化較小。值得指出的是二次諧頻在邊線輻射占優(yōu)，此次測量發(fā)現(xiàn)嘯叫強度“2-dA”曲線在/>5時幾乎不受沖擊斜板的影響。圖28是不同沖擊距離頻譜(為方便對比嘯叫幅值，在頻率方向?qū)?=7的頻譜進(jìn)行了平移)，與Sinibaldi等的觀測結(jié)果類似的是，嘯叫相對周圍寬頻的高度并沒發(fā)生明顯變化。不過，沖擊斜板雖然沒有影響嘯叫強度，但是卻降低了邊線的平均聲壓級，而Sinibaldi等卻指出射流沖擊使聲波反饋路徑上(近場)的平均聲壓級增加。與已有文獻(xiàn)單點觀測相比，典型觀測角度的分析說明了嘯叫輻射特性的復(fù)雜性。

圖27 射流沖擊邊線激波嘯叫幅值 (α=90°)Fig.27 Amplitude of shock screech of jet impingement in sideline direction (α=90°)

圖28 L/D=12和L/D=7的NBSPL 頻譜對比 (α=90°)Fig.28 NBSPL spectrum of L/D=12 and L/D=7 (α=90°)

Tam認(rèn)為嘯叫不同諧頻傳播的指向性與非線性效應(yīng)相關(guān)，其中包括聲波的非線性傳播和射流內(nèi)部聲源的非線性(大尺度渦結(jié)構(gòu)向下游遷移)2方面因素。根據(jù)此次測量上游方向特別是嘯叫基頻的強度對射流沖擊敏感的特點，可以猜測沖擊斜板對嘯叫可能的影響機(jī)制：大尺度渦結(jié)構(gòu)撞擊固壁產(chǎn)生與嘯叫相關(guān)的非獨立沖擊噪聲源，干擾了嘯叫的觀測結(jié)果(主要針對上游)；沖擊斜板使射流內(nèi)部嘯叫基頻聲源的非線性發(fā)生變化。

4 結(jié) 論

在全消聲室進(jìn)行射流沖擊實驗，斜板角度65°，超聲速欠膨脹射流名義馬赫數(shù)=1.23，對沖擊斜板側(cè)面不同角度的遠(yuǎn)場噪聲進(jìn)行測量，結(jié)合高頻PIV測量及流動顯示，分析了不同沖擊距離(30≥/≥2)下的噪聲特性，重點討論了3種噪聲成分特別是激波噪聲的頻譜特點、相應(yīng)流動結(jié)構(gòu)特征以及嘯叫強度變化，得出以下結(jié)論：

1) 沖擊斜板顯著改變遠(yuǎn)場噪聲指向性，沖擊位于核心區(qū)以內(nèi)(<9，沖擊距離小于9倍噴口直徑)，上游噪聲急劇增加，邊線和下游噪聲明顯下降，<5時整個總聲壓級曲線在邊線附近出現(xiàn)“凹陷”。

2) 減小沖擊距離，斜板逐漸遮蔽或壓縮湍流混合噪聲的聲源，下游噪聲頻譜整體上不斷下降，并且其寬頻峰值向低頻轉(zhuǎn)移。

3) 沖擊位于核心區(qū)以外，寬帶激波相關(guān)噪聲幾乎不受影響；沖擊位于核心區(qū)以內(nèi)，沖擊噪聲對邊線輻射能力很弱，且寬帶激波噪聲下降，兩者共同導(dǎo)致邊線總聲壓級出現(xiàn)塌方，而此時沖擊噪聲則在上游整個寬頻占據(jù)統(tǒng)治地位。

4) 核心區(qū)以內(nèi)的沖擊斜板使剪切層不穩(wěn)定波無法像自由射流發(fā)展，即使嘯叫頻率變化很小，大尺度渦結(jié)構(gòu)的流動模態(tài)也會發(fā)生變化，/=7時觀測到非對稱模態(tài)能夠向軸對稱模態(tài)轉(zhuǎn)化，而/<5時甚至能夠激發(fā)更高頻率的不穩(wěn)定波；定量分析表明，射流沖擊使嘯叫輻射特性變得復(fù)雜，/>5時，沖擊斜板主要影響上游嘯叫強度，就邊線而言，二次諧頻嘯叫強度的穩(wěn)定性較高，但沖擊斜板使邊線平均聲壓級下降。

致 謝

感謝CARDC曾波博士在高頻PIV研究方面的精心指導(dǎo)。