超小型无人机4_弧线翼型与NACA0012翼型在低雷诺数范围内的气动特性.docx

摘 要 随着科学技术的发展 , 超小型无人机 (MAV ) 有可能成为低成本 、 高机动性的观测与监视系统 但是 , 从 空气动力学的角度看 MAV , 由于小型化 , 雷诺数变小 , 粘性 的影响增大 , 而且在雷诺数减少的同时低攻角的升力梯度 变小 , 气动性能恶化 为解决这些问题 , 本研究对机翼表面 的压力分布进行了测试 , 利用油流法对翼型表面进行了可 视化试验 , 在 105 以下雷诺数范围探讨了 4 %弧线翼型和 NACA0012翼型的气动性能 , 介绍了试验 、 分析方法及其结 果 数测量结果表明 , 一旦攻角变低时升力梯度就变 小 , 气动特性恶化 大竹等人在 R e ～5 ×104 附近 , 得出低攻角的升力梯度为负的结果 , 而且确认了在 攻角 α ≥5 ° 翼面层流分离之后于翼的后缘再次附 着4对于薄 翼 , Pe lle tie r 等 人 对 R e 从 6 ×10 到52 ×10 范围的弧线翼型进行了试验 薄翼在 R e下降 的同时升力系数微减 , 在低攻角时升力梯度并没有 急减 , 即使在 R e = 6 ×104 时升力梯度也为正。

岡本 等人对圆弧翼用装载仪器进行了测力 , 并利用煤油 烟雾详细进行了可视化观察 , 指出升力梯度为正 , 在前缘形成分离泡 , 攻角升力系数增加 , 而且在攻 角增加的同时再附着点后移 , 在完全分离时 , 攻角 接近临界攻角等 高木采用日本宇宙航空研究开发机构综合技术 研究本部开发的 U PACS, 对薄翼的 NACA 4402 翼型 周围低 R e流动进行了数值分析 , 对于非压缩性流关键词 超小型无人机气动特性雷诺数引 言随着科学技术的进步以及电子产品的小型化发 展趋势 , 使数十厘米的超小型无人机 (MAV )升空飞 行成为可能 超小型无人机作为低成本 、 高机动性 的观测与监视系统 , 可望在地球和火星等多种环境 下获得广泛应用 从空气动力学的角度看 MAV 时 , 由于机体的小型化 , 雷诺数 ( R e ) 变小 , 粘性的影 响增大 在 1. 0 ×105 左右以下的低 R e时 , 与高 R e 下的场合相比 , 升阻比下降 在低 R e , 薄翼的弧线 翼型与厚翼的一般 NACA 翼型比较时 , 厚翼在低攻 角时的升力系数非常小 。

M ue lle r等对厚翼的 NACA 663 2018 翼型进行了 试验 , 在 R e减少的同时低攻角的升力梯度变小 , 气 动特性恶化 用烟线法进行流动的可视化 , 在升力 梯度变小的条件下观察翼面上的边界层时发现在后 缘附近产生分离 , 考察了该分离对气动性能恶化的 影响 L a itone和大竹等人对 NACA 0012翼型的升力系= 0. 1 ) , 其结果表明 : 在 R e ～103 附近 , 升力( M∞梯度为正 , 在低 R e升力梯度也不恶化 另外 , 高木指出 , 数值计算数据与试验数据进 行比较虽可充分验证 , 但能用于验证的试验数据几 乎没有 特别是对气动特性有重大影响、 在翼型上产生层流分离泡的状态 , 希望加上能够与数值计算 进行定性比较的油流法、 能够与数值计算进行定量 比较的表面压力测量结果 , 但是对于薄翼表面压力 等的测量大多都没有进行Tan i在研究典型翼型的失速特性时 , 考察了层 流 分离泡与失速特性的关系 NACA 0012翼型的翼·79·飞航导弹2010年第 6期超小型无人机 4 %弧线翼型与 NACA0012翼型在低雷诺数范围内的气动特性无 人 机特性受翼面上形成的层流分离泡的影响很大。

层流分离泡的状态对薄翼的特性产生什么样的影响 , 为 明确该疑问 , 必须进行以此为目的的试验 本研究的第一个目的是对厚翼与薄翼在不同低攻角下的升力梯度为负这一事实做进一步考察 ; 第 二个目的是对薄翼明确分离泡与压力系数分布的关 系 , 包括攻角或 R e的影响 为达到这两个目的 , 对于大多数无试验数据 的弧线翼型 , 在进行表面压力分布测量和利用油流法对翼型表面流动进行可视化试验的同时 , 还 对 4 %弧线翼型与 NACA 0012 翼型的外围流进行 了数值计算 NACA 0012 翼型的层流分离泡初始 速度发生改变是因非对称自由剪切流的 H e lm ho ltz 型不稳定引起的 , 还可以考虑厚翼气动性能的恶化 /恢复的原因 , 在后缘附近的层流边界层中对是 否发生速度改变的现象 , 假设可以用线性模型描 述 因此 , 根据流动的总体线性稳定解析的状态 解析方法 , 对在低攻角的后缘分离再附着现象进 行进一步研究 图 1 4%弧线翼型的模型 (单位 : mm )乙烯管连接在流动转接板上 使用三块连接板分别 连接在压力转换器上 用该压力转换器变换压力后 经差动放大器 , 由数据收集装置进行 A /D 转换 , 作 为 R S2232C信号将数据发送给 PC。

压力转换器的 交替间隔 8 s, 其间测量 50 次求其平均值 压力转 换器的精度用本试验条件的 Cp 为 ±0. 03 , 而且还 利用油流法对翼面流动进行了可视化 1. 2 数值分析方法本文采用非压缩 N avie r2Stoke s方程式组对翼面 流场进行了二维计算 用均匀流速和标准弦长进行 无量纲化的控制方程式如下 :1 试验及数值分析方法1. 1 试验方法 本试验所用风洞是东京大学的颤振风洞 , 测量 段高 1 200 mm , 宽 300 mm , 是一种具有收缩比为6. 25的二维固定壁测量段的强制通风型风洞 均匀 流流速 U ∞ 在 5. 0 m / s～15 m / s之间设定 在均匀 流流速 10 m / s时的风洞紊流度约为 0. 13 % 一般情况 , 翼型表面的压力测量必须在翼型内 部进行布管 , 管线通向风洞外部 本研究中 , 因模 型为薄翼模型 , 翼内部没有空间布设测压管 , 因此 在翼弦方向并列钎焊 0. 20时 , 大体有与 α= 3 ° 相同的压力 α = 8 ° 表示同样的模式 平坦的负压区压力有 随攻角增加而下降的倾向 , 在 α = 8 ° 时 - Cp =1. 4。

在其下游压力恢复达到的范围也随攻角增加 而增大 , 在α = 8 ° 时 , 0. 20 0. 20的区域压力平稳地恢复 , 在Xc / c = 1时则 - Cp = 0. 3 而且在攻角大时也表示 同样的模式 平坦的负压区域压力随攻角的增加而 增加 , 后缘的压力呈现出随攻角增加而下降的倾 向 所以 , 在α = 12 ° 上面的压力系数在 - Cp = 0. 6 附近大体为一定值 , 而且下面的压力分布也几乎无 变化归纳以上所述 , 有攻角时的压力系数分布可分 为图 4所示 3种模式 1 ) 前缘为负压峰值 , 压力迅速恢复 (模式 1 , 图 3 ( a) ) 2 ) 从前缘到位置 A 的范围存在负压平坦区 从位置 A 到位置 B 的范围压力迅速恢复 从位置 3 到后缘压力的变化变小 , 在后缘为 Cp ～ 0 (模式 2 , 图 3 ( b) ) 3 ) 从前缘到位置 C 的范围存在负压平坦区 从位置 C 到后缘压力虽开始恢复 , 但没有完全恢 复 , 在后缘为 Cp < 0 (模式 3, 图 3 ( c) ) 根据测量数据 , 对由攻角引起的压力分布模式 ·82·图 5 根据油流法的分离流模式图进行分类时 , 可分为三类 , 分别为 : R e = 6. 2 ×104 时 , 1° ≤ α≤2°为模式 1, 3° ≤ α≤8°为模式 2, 9° ≤ α≤12°为模式 3。

另外 , 在 R e = 9. 3 ×104 时 , α = 1°为 模式 1, 2° ≤ α≤8°为模式 2, 9° ≤ α≤12°为模式 32. 2 利用油流法的分离区域模式图本文作者在 R e = 6. 2 ×104 时利用油流法对翼 面流动进行了可视化 在 R e = 3. 1 ×104 时的分离 模式图如图 5所示 在模式 1 中 (图 5 ( a) ) , 前缘附 近的压力在急增的范围内可见略有分离区 在模式 2中 (图 5 ( b ) ) , 从前缘到图 4中位置飞航导弹2010年第 6期无 人 机图 6 数值计算得到的压力系数分布 ( R e = 3. 0 ×104 )A 的负压平坦区域是油几乎不流动的驻点区域 图 4 中 B 的位置是再附着点 , 可以形成层流分离泡 在模式 3中 (图 5 ( c) ) , 从前缘到图 4 中 C 的 位置区域是驻点区域 , 其下游无再附着点 , 翼上面 全体都可分离 模式 2 的分离泡再附着线达到后 缘 , 由于再附着线的消失 , 模式 2 向模式 3 进行转 化2. 3 翼表面压力系数的数值计算结果 用与试验大体相同条件的 R e = 3. 0 ×104 进行数值计算 , 所得翼表面压力系数示于图 6。

在回流 的卡门涡或层流分离泡中可见流动的振荡 , 计算结 果显示出非定常性 图 6中所示为从 I mp u lsive Sta rt 给出初始值的计算开始到无量纲时间约 150 到 200图 7 4 %弧线翼型外围流的流线气动性能恶化的原因 , 以及后缘附近的层流边界层 分离现象中流动的三维性影响的问题 2. 4 数值计算得到的流线 数值计算得到的流线示于图 7 在 α = 1 ° 和 α= 5 ° 时看不到流场对 R e的依赖性 因此 , 这 2 个攻角中仅示出了 R e = 3. 0 ×104 的结果 在 α = 1 ° 时 (图 7 ( a ) ) , 在翼前缘与后缘形成小的分离区 , 流场特征与模式 1 相同 在α = 5 °时 (图 7 ( d) ) , 流 动从翼前缘分离 , 在下游再次附着 , 气流再附着的 位置 ( X c / c O 0. 38 )在图 6中压力恢复结束的位置 , 而且在压力系数平坦区域的后端可见二次分离线 , 形成驻点区域 , 流场特征与模式 2 一致 在 α = 2 ° 时 (图 7 ( b) ( c) )可以看到流场对 R e 的依赖性。

在 R e = 3. 0 ×104 的条件下 (图 7 ( b) )对 应为模式 1的流线 , 而在 R e = 6. 5 ×1 04 的条件下·83·的平均值 , 其结果表现出与 1 ° ≤α ≤2 ° 模式3 ° ≤α ≤7 °模式 2 同样的特征在 α ≥8 ° 时 , 随攻角的增加 , 后缘压力系数变 小的点与试验结果一致 但是试验结果中随攻角的增加翼上面为负压平滑分布 , 即使 α = 11 ° 时下游 方向的负压升高 , 下游压力恢复 , 看到试验结果与 计算结果有很大的不同 对于计算结果与试验结果 不一致的现象 , 原因主要在于采用的是二维计算和 没有使用紊流模型等 但是需要指出的是 , 即使考 虑了这些情况 , 对 α≥8 ° 大攻角情况下的三维流动 计算 , 使其达到与实验结果一致 , 也是相当困难 的 本文目的是考察低攻角时由于厚翼与薄翼的不 同 , 当在 R e减少时升力梯度急减的现象 , 研究厚翼1 ,飞航导弹2010年第 6期无 人 机图 8 升力系数曲线(图 7 ( c) )对应为模式 2 的流线 在图 7 ( b )和 ( c )中可以看到在后缘附近有无分离的不同。

不过 , 不 论有无分离 , 气流大体都沿翼面流动 , 升力系数无 大的变化 。