可调低湍流度的低速风洞设计及低雷诺数下微型飞行器机翼绕流控制的数值模拟

上海大学
硕士学位论文
可调低湍流度的低速风洞设计及低雷诺数下微型飞行器机翼绕
流控制的数值模拟
姓名：李强
申请学位级别：硕士
专业：流体力学
指导教师：翁培奋;丁珏
20060701
同一个来源一翼型的拍扑；也不同于旋翼，因拍扑翼是一种三维运动，远远要比旋
翼复杂。

由于要实现拍扑十分困难，不论大型还是微型的，目前为止，没有持续的飞
行成功的扑翼式飞行器（目前，ｃａｌＴｅｃｈ所设计的扑翼式微型飞行器仅能飞行约４０秒）。

这种飞行器的设计采用仿生学原理，仿效了自然界中很多对象的飞行，如各类虫、鸟
等都是利用它们翅膀做拍扑运动的同时产生推力和升力。

如图１．２中左图所示，图中
给出的是爱普生公司研制的飞行机器人模型ｉＦＲ－ＩＩ。

这款机器人具有蓝牙无线控制独立
飞行功能和“全球最小及最轻的陀螺仪传感器”，另外该机器人还带有一个可以捕获和
将空中图像传输到地面监视器中的图像传感器。

这款机器人直径为１３６毫米，高８５毫
米，不计电池重８．６克，其一次可以飞行大约３分钟【６】。

图１．１固定翼式ＭＡＶＳ［５】
（自左向右，ＡｍＶ曲ｎ∞ｔ公司的‘＂ＢｌａｃｋＷｉｄｏｗ”，Ｍｕ｝的“Ｔｒｏｃｈｏｉｄ＂，佛罗里达大学的柔性机翼微型飞行器）
图１－２旋翼式微型飞行器嗍（左）和扑翼式微型飞行科７１（右）
微型飞行器与大型飞行器的空气动力学特性有着很大的区别【８】，这主要体现在以下
几个方面。

§１．２．Ｉ低雷诺数
大型飞行器的雷诺数很大，所受到的空气粘性影响很小，其作用在一般情况下可
以忽略，所以大型飞行器凭借机翼升力可以很容易就飞起来；而微型飞行器由于尺寸
微小，飞行速度又较低，所以相应的雷诺数也就很小，而且升阻比往往随着Ｒｅ数的降
Ｑ，＝Ｇ＝Ｃｌ＝１４４００（ｍ３／ｈ）
（４）斜流式风机的选取
根据前面已经求得的风机的功率Ⅳ及风机的风量，选择一台合适的标准斜流式风机。

经广泛调研后，确定型号为￥１Ｇ低噪声斜流式风机７．Ｏｓ。

其风量为Ｑ，＝１８０００ｍ３／ｈ，噪声水平为６４ｄＢ，功率为Ｎ＝３．０Ｋｗ，风机内径７００ｍｍ。

由风机的内径可以确定风洞的动力段内径，并由此确定风洞的总的气动轮廓图。

风洞的气动结构图如图２．１所示。

风洞各部分实物图如图２．２所示。

（ｂ）（ｃ）
图２—２风洞各部分实物图（ａ）试验段∞收缩段（ｃ）稳定段
§２．５风洞的主要特点
（１）可变湍流度
本技术采用插入或抽出整流网，使试验段的湍流度发生变化。

整流网安装位置需要考虑。

如整流网安装于稳定段末端或收缩段进口处，则离试验段过近，湍流度虽可增大却难以均匀分布。

因而在ＳＩＡＭＭ可变低湍流度风洞设计中将它们设置于稳定段的中上游部位，这样比较适宜。

风洞稳定段中共有六层整流网，其中前四层可以抽出或更换为其它网丝直径的整流网。

这四层整流网就称为抽出插入式变湍流度格栅。

（２）低湍流度
根据ＳＩＡＭＭ可变低湍流度风洞的应用要求，风洞流场具有较低的湍流度和较低的速度。

为实现极低的湍流度性能，低湍流度风洞主要采取了先进的总体布局和减湍降噪减振设计技术‘５５矧：除采用大收缩比（９．Ｏ：１）、多层阻尼网（６层）等重要降湍措施外，在设计中重视运用系统工程原理，对各部段的设计进行优化处理，综合采用多种有效措施，如均匀稳定大空间对称进气方式、多层阻尼网之后有足够的衰减距离、双三次收缩段壁型且长径比较大、风扇动力系统位于
试验段远下游且以地基隔振缓和洞体减振带
相衔接、整流网等。

（３）低噪声
ＳＩＡＭＭ可变低湍流度风洞的结构针对
低湍流度的特点，采用传统的闭口实验段单回
流式，将动力段直接固定在地基上，最大限度
的减小了动力段振动对风洞气流的影响。

动力
源采用ＳＩＧ７．０Ｓ式斜流式风机，外加消声器。

斜流式风机要比其它形式的风扇的噪声小，风
压大，流场稳定，气流品质能够达到要求【期。

除了以上几个方面外，ｓＬ蝴Ｍ可变低湍
围２－３低速低湍流度风洞彩图
流度风洞还有其它几个方面的创新。

动力段采
用交流变频无级调速技术，试验段的风速可在设计风速范围内连续变化；采用良好的屏蔽技术降低了系统电磁干扰，提高了实验测量的准确度和精确性；新型的拐角导流
工作原理示意图可参见ＡｒｉＧｌｅｚｅｒ［捌教授领导的研究小组所作的实验。

他们首先研制成功一种典型的零质量射流作动器，它由压电陶瓷片作为振动源。

图３．１是该作动器示
图３．１零质量射流示意图和流场纹影图【蚓
意图及试验获得的射流流场纹影图。

零质量射流的流场形成是通过固定在喷腔底面上的压电陶瓷片的周期性振动来实现的。

当零质量射流通电工作时，压电陶瓷片在周期性变化的电信号作用下发生逆压电效应，与压电陶瓷片粘接在一起的柔性薄膜随之产生向上向下的往复运动，将输入的电能转化为薄膜振动的动能。

在喷出过程中，喷口附近的气体受到强烈的剪切作用，因而在出口边缘产生流动分离，由于流动分离，喷出的流体向上翻卷，在自身的动量的推动下远离喷口，形成涡环或涡对。

当进入吸入过程时，由前一个喷出过程所形成的涡已经远离出口附近，不受吸气过程的影响。

涡一经形成，就会以自诱导速度向下游运动。

振动膜片不断的往复运动，涡不断的产生，演化过程不断重复进行，从而形成了零质量射流。

§３．２．２零质量射流的主要特点
零质量射流作动器是一个射流发生器，它的一个显著的特点是输入流体质量为零，而产生的输出动量却不为零。

零质量射流作动器除了它的结构简单紧凑、成本低、易于操作和对电信号的响应非常迅速，建立稳定的零质量射流所需的时间很短等显著的特点外，还有如下一系列特点。

零质量射流方向性极强，其流场和形成机理上与脉冲射流很相似，但零质量射流完全由它所放置的系统的工作流体所产生；零质量射流由大量微观漩涡元集合而成，涡在主动控制中起很重要作用：零质量射流向下游传播，
第三章压电陶瓷激励的零质量射流作动器
经历涡破碎，最后形成湍流射流；对于一个给定的作动输入，当振动膜和空腔在一个耦合的谐振的推动下时，射流产生的效率最大Ｈ叼。

§３．２．３常见的零质量射流作动器
根据作动器振动部件的振源不刚邱侧，零质量射流作动器主要有压电膜驱动动式、
【ｃ）
图３．２常见的零质量射流作动方式ｐｓ－ｃｏｌ：
（ａ）压电膜驱动式；嘞活塞驱动式；（ｃ）声学激励式；
（ｄ）形状记忆合金驱动式；（ｃ）聚偏二氟乙烯（Ｆｖｃ研膜驱动式
活塞驱动式、声学激励式、形状记忆合金驱动式、聚偏二氟乙烯（ＰＶｄＦ）膜驱动式作动器，它们的基本结构如图３．２所示。

各种形式相比，声学激励式作动器在出口合成的射流能量较小，且需要发声装置；活塞振动式作动器能够提供大的零质量射流能量，
但是需要电机传动装置带动活塞运动；形状记忆合金驱动式作动器和聚偏二氟乙烯膜驱动式都能够提供较大的零质量射流能量，但工作效率低。

因此，这几种形式的作动器的应用范围不是很广．
零质量射流作动器按作动器的出口数量及是否集成，分为单口（孔或缝或环）作动器和阵列作动器，如图３．３所示。

图中左图为阵列作动器的结构简图，其作动器窄
图３．３阵列式作动器和单ｔｅｌ作动器（振动膜驱动式和悬臂粱式严”
缝使用微制造技术在硅基材料上整体加工而成，作动器振动膜片为金属化处理过的柔性聚酰亚胺膜。

单口作动器按结构形式分为振动膜作动式和悬臂梁式，如图３—３右图所示。

§３．３零质量射流作动器制作及其测试系统
本节中零质量射流作动器是在与上海大学理学院物理实验中心王春涛老师的合作指导下共同完成的，本节文中所提到的相关测试仪器均由物理实验中心提供。

本节设计了测试零质量射流相关流场特性的实验。

为以后进行零质量射流的实验设计提供了思路，为实验工作的开展奠定了基础。

§３３．１作动器的结构
零质量射流作动器作为零质量射流技术的作动部件，是零质量射流技术发展的核心。

在其设计的发展过程中，出现了各种各样不同的形状。

最常见的零质量射流作动器是一个封闭的空腔，在空腔的顶面上开一个喷口，底面贴上可以产生振动的薄膜。

常见的腔体有立方体、长方体和圆柱体，也有将几种形状结合在一起的情况。

本文研
究的零质量射流作动器的典型结构如图３—１所示，腔体的一个面上开一条缝，另一个面上紧贴压电陶瓷。

§３３．２振动膜的设计和制作
对零质量射流作动器来说，振动膜片的频率及振幅对流场主动控制的关键，因此，对振动膜片的设计制作有非常专业的要求。

振动膜片由薄片金属和压电陶瓷片粘合而
图３．４作动器实物图
成。

薄片金属采用的典型材料有：镀铜金属、不锈钢、镀镍黄铜等。

本文实验作动器采用长方体腔体，该作动器腔体及喷口主要参数如表３－ｌ，其振动膜的薄片金属采用黄铜，厚度为１００１吡ｍ，薄片金属中心贴有压电陶瓷片，材料主要参数如表３—２，实物如图３．４所示。

’’
表３－１作动器腔体及喷口主要参数（单位：Ⅲ叽）
表３－２作动器材料主要参数（单位：ｍｍ）
金属薄片宽度金属薄片厚度压电陶瓷片直径压电陶瓷片厚度
２６Ｏ．１１０Ｏ．３
§３．３．３零质量射流实验的设计
此实验分两个工况。

一个是在作动器出口下游选定一点，固定测量点位置，而作动器的频率取一列的变化值，对于每一个驱动频率，记录下最大速度，讨论驱动频率对射流速度的影响，可以由此选出作动器工作效率较好的几个驱动频率；另一个工况是，
保持驱动频率不变，在作动器出口流场中取一系列到作动器出口平面距离相同的位置点，测量这些点处的速度。

再取几个不同的距离值，重复前一步实验。

讨论在同一驱动频率情况下，零质量射流作动器外流场中速度分布与到出口距离的变化关系，为零质量射流用于流动控制打下基础。

邀让生的塞熊装量厘型量傻墨
为了研究零质量射流作动器所产生的流场的特性，在实验中将零质量射流作动器固定在一个专门为此实验而设计的试验台架上．由于实验室内的空气扰动会影响作动
圈日圈
回臼巨圈臼
图３．５零质量射流测试系统示意图
图３．６零质量射流测试设备
器所产生的流场，将零质量射流作动器固定在实验台上，将主要部分放在一个开口的大玻璃箱中，这样，将由作动器所产生的流场与实验室外部环境分隔开来，以将实验室内其它因素造成的空气扰动影响降至最低。

３ｌ
对于理摁气体Ｇ一毋惫詈・
Ｐｒ‘ｆ‘珥‘
Ｇ，—浮升力对湍流占的影响系数，Ｇ。

＝ｔａ】ｍ目；
＇’，“分别代表平行于和垂直于重力矢量的流体速度分量；
图３—７零质量射流计算网格及其边界
Ｍ。

为湍流Ｍａ数，定义为Ｍ。

＝√么ｚ，ｃ＝√丽・
吼，吒分别代表ｋ，占的湍流Ｐｒａｎｄｔｌ数；
Ｇ；，ｃ２。

，Ｇ。

，巳是常数，
即ｃ１，＝１．４４，ｃ２。

＝１．９２，巴＝Ｏ．０９，吒＝１．０，吒＝１．３。

垫昼釜佳厦进篡圈整
作动器出口流场的计算区域及网格图３．７所示。

Ｂ１为零质量射流作动器振动膜动边界，根据本章§３．４．２节建立的作动器简化模型，将此动边界等价处理为非定常射流入口边界，速度入口条件，式（３．９），在本章计算中不考虑相位变化且初相位中。

＝０：
“（ｆ）＝Ｕｏ・ｓｍ（２矿）
Ｂ２为固体壁面边界，采用粘性壁面条件，即满足无滑移条件。

Ｂ３为压力远场边界，是流动出口。

第三章压电陶瓷激励的零质量射流作动器
§３．４．５计算结果及分析
皇塞堕结墨煎出筮
（ａ）压力等值线∞涡量等值线（ｃ）速度矢量
图３．８零质量射流流场压力、涡量等值线及速度矢量图
（ａ）压力等值线（ｂ）涡量等值线（ｃ）速度矢量（ｄ）实验纹影图图３．９零质量射流流场压力、涡量等值线及速度矢量图（ａ）Ｃｏ）（ｃ尸１、（ｄ）‘蚓对表３－４中７个算例分别进行了模拟，其中算例４、６分别进行了层流和湍流模拟。

图３．８是在层流状态下，作动器经过多个工作周期后流场压力、涡量等值线及速度矢量图。

所有算例在计算收敛后，作动器出口下游远处的流动已发展充分，此时出口附近的流动已经具有周期性，因此能够对作动器的的影响因素进行定性分析。

图３．９中（ａ）、Ｃｏ）、（ｃ）是文【６７】的计算结果，（ｄ）是文献【３５】中得出的纹影图片。

将本文的计算结果与文献的结果相比，流场压力、涡量等值线及速度矢量非常相似，这说明本文建立的的作动器简化模型是可行的。

一般来说，零质量射流的发展可以分为两个区域——近场区域（ｘ／ｈ≤１０，即流场
第三章压电陶瓷激励的零质量射流作动器
中到出口平面距离小于ｌＯ倍喷口宽度的区域）和远场区域（ｘ／ｈ≥１０，即流场中到出口平面距离大于１０倍喷口宽度的区域）。

在靠近射流喷口平面的区域内，流场中时间周期性的不连续涡对占主导地位；在离作动器出口较远的区域里，这些涡对最终会转捩为湍流，且速度降低、失去连续性，最终完全被耗散掉。

图３．８（ｃ）是计算了两个周期后喷口外场的速度矢量图。

图中外场里的涡对和腔体内的涡对都非常明显。

从图中可以看出，流体在喷口附近卷绕形成涡，随着时问的推移，这些涡迅速向下游移动并很快衰减，最后消失。

雯厦量蕴速笪矍鹰兰蕉屋
图３．１０给出的是零质量射流形成时间序列图，分别是算例６、７在同一个周期内８个不同时刻的流场，时间间隔为０．１２５Ｔ，ｒ是零质量射流作动器的振动周期。

在０．１２５Ｔ时，由于振动膜的运动，腔内的压缩气体通过喷口向外喷出，在作动器的喷口出口外可以看到已形成了涡对。

在随后的时Ｎ（ｏ．２５Ｔ≤ｔ≤Ｏ．５Ｔ），涡对继续向下游运动，涡也逐渐变大。

在Ｏ．５Ｔ时，振动膜开始向下运动，作动器腔体外的气流被吸入腔内。

此后，腔内也逐渐形成了涡对，而腔外的涡对继续向下游运动，此时速度已渐渐地减小。

仁１．０Ｔ时作动器的振动膜开始往上振动，腔内的气体将被挤出腔外。

正是振动膜不断地上下
小仁８０ｔ＝０．１２５Ｔ¨仁８０Ｖ－－０．２５Ｔ曲仁８０ｔ－－－０．１２５Ｔｂ１ｆ＝８０
ｔ－－－０．２５３＂
ｃ）ｆ＝８０ｔ－－０．３７５Ｔｍ仁∞ｔ＝０．５Ｔｃ１仁８０瑚．６２５Ｔ
ｆＩ仁８０ｔ－－－０．７５Ｔｇ）仁８０ｔ－＇－０．８７５Ｔｃ１卢８０ｔ－－０．３７５Ｔｍ仁８０ｔ－－０．５Ｔ
ｅ１仁８０ｔ＝０．６２５Ｔｆｌ仁８０ｔ＝０．７５Ｔｇ）仁８０ｔ－－０．８７５Ｔ
４０
ｍｆｆｆｉ－８０卢１．仉’ｈ）ｆｆｆｉ－８０ｔ＝１．０Ｔ
图３．１０同一驱动频率下零质量射流发展的时间序列左列：层流右列：湍流
振动，气体不断地被吸入、挤出腔内，因此在腔外形成了一系列的涡对。

图３．１０中左边是采用的层流模拟，右边为湍流模拟，驱动频率均为８０Ｈｚ。

从图中０．１２５Ｔ到Ｏ．５ｒ时刻之间的射流形成情况可以看出，由于湍流的粘性作用，同一时刻情况下，湍流模拟的射流外场的形成比层流情况下的要慢很多。

在射流形成的这段时间中，作动器进入吸入半周期，层流情况下的射流在外场形成的涡对仍然继续向下游运动，能量耗散的很慢，直到吸入半周期完全结束（１．０Ｔ时），外场的涡对仍清晰可见；而在湍流情况下，由于湍流的粘性耗散作用，射流的动量和能量在外场消耗较快，从０．６２５Ｔ到Ｏ．８７５Ｔ时，外场的涡对逐渐减弱，到１．叮时外场的涡对已基本不可见了。

图３．１ｌ射流流场的速度矢量图左：层流右：湍流
图３．１２全流场涡量等值线分布图左：层流模拟右：湍流模拟图３．１ｌ给出的是算例６、７层流模拟和湍流模拟的零质量射流流场的速度矢量图，图３．１２为此时刻的层流模拟和湍流模拟的涡量等值线图。

从模拟的结果可以看到作动器出口附近有及作动器腔体内均产生一对旋涡。

这是由于吹吸过程，粘性流体在出
第三章压电陶瓷激励的零质量射流作动器
口喉道壁面及其附近做来回的剪切运动，产生流动分离，进而随流体流动卷起旋涡对。

射速逋扬逵廑坌查
图３．１３给出的是同一驱动频率下，采用层流和湍流模型所得的作动器中心线上的速度分布图。

由图可知，层流状态下的出口下游流动类似于一股射流。

这是由于前一个吹气过程形成的涡对在随后的吸气动作开始时已经远离出口附近，因此不受吸入
（ａ）（ｂ）
图３．１３不同流动状态沿流向速度分布（ａ）ｆ＝－８０卸．７５Ｔ（ｂ）ｆ＝１００间．７５１ｒ
过程的影响，气体在这种不断的吹／吸交替过程中，从而形成一列向下游迁移的涡对。

在驱动频率较高的情况下，这列旋涡对几乎类似于一股射流。

由于粘性作用，涡对迅速扩散衰减，在沿出口流向不远处，涡对向湍流转变，涡变得模糊不清；零质量射流
图３．１４出Ｑ－Ｆ游不同位置处速度分布ｆ＝８０Ｈｚｔ－－０．５０Ｔ（ａ）层流（ｂ）湍流
速度迅速降低。

通过比较本文的模拟结果和文献［３５】中的实验结果，得出：采用层流模
拟的结果更接近零质量射流的客观物理实际。

后面的计算结果将进一步的证明这种结
田３—１５出Ｉ＝ｌ下游不同位置处速度分布仁１００Ｈｚ卸．２５Ｔ（ａ）层流∞湍流
论。

图３．１４和图３．１５是驱动频率分别为８０赫兹和１００赫兹工况下离喷口不同距离处速度沿展向的分布曲线（卢０．５Ｔ）。

ｈ为喷口宽度，横坐标表示展向距离，纵坐标为速度大小。

图中显示，在下游区域内，射流的速度随着到喷口距离的增大而减小，但总体的速度分布趋势是相似的。

在两个工况下用湍流进行模拟时，在喷口的两侧附近出现了两个速度峰值，这是由于湍流模式下，喷口附近粘性力的作用较为显著造成的。

虽然两种工况下层流与湍流模拟时速度分度有些差异，但湍流模拟结果总体也具有相似性。

零质量射流流场具有自相似性，这是由于零质量射流的本质也是一种自由剪切流。

虽然零质量射流喷口的压力波对作动器外部流动有一定的影响，但由于压力对远离喷口的区域的影响不大，因此射流自相似这一特点仍然存在。

以算例３和４为例，分析作动器出口处的速度分布情况。

图３．１６是一个周期内不同时刻，作动器出口位置上的速度分布曲线。

可以看到，不管是算例３还是算例４，在时刻ｔ－－０．２５Ｔ及ｔ－－０．５Ｔ，出口截面各位置流体的流动不再同向。

这是因为作动器出口壁面存在厚度以及流体流动的惯性作用，从而导致粘性流体在出口处的流向速度有正有负，如图３．１７所示。

同时还可以看到，在时刻卢０．５Ｔ及ｔ＝－Ｉ．０Ｔ，出口处流动速度分布并不是成正弦函数或者二次曲线分布，如在闻．７５Ｔ时刻，出口处流动速度成“鞍”状分布，有两个极大值。

这些都与国内外作动器出口流动模型有所不同。

这主要是，
当前国内外所采用的作动器出口流动模型，没有考虑到作动器腔体对作动器外场粘性
流体流动的影响，因此不能够完全真实的反映出口处流动。

—Ｊ
图３．１６同一周期不同时刻喷口处速度分布（ａ）ｆ＝－１００Ｈｚ（”ｆ＝－３００Ｈｚ
图３—１７作动器出ｎ处速度流向图（仁１００Ｈｚ户０．５１ｒ层流）
堡动题壅盟逋扬的毖喧
在其它参数不变条件下，算例１、２、３、４、６模拟了驱动频率对零质量射流的影响，图３．１８为沿流向的速度分布曲线。

总结计算结果得出，在其它参数不变的情况下，频率对出口处的流动速度以及速度分布曲线均有影响。

频率较低时，出口处最大流动速度较大；频率较高时，出口处最大流动速度反而较小。

分析原因主要是，频率较低时（如算例２、３、４、６）当振动膜向下运动时，腔体外的气流被吸入腔内，此前形成的涡对已经远离喷口，不会受吸入气流的影响，因此流场的速度较高。

在驱动频率较高情况下（如算例１），当振动膜向下运动时，外场的一部分流体被吸入腔体内。

此时，前一时刻振动膜向上运动时产。