可变形状空腔噪声的数值仿真研究

宁方立，宁舜山，石旭东，刘 哲，韦 娟

(1.西北工业大学 机电学院，西安 710072；2.东莞市三航军民融合创新研究院，东莞 523808；3.西安电子科技大学 通信工程学院，西安 710071)

目前，空腔流动问题广泛存在于航空飞行器中，特别对于新一代战机而言，为了实现隐身、超声速巡航、高机动性等战术指标并减小外挂武器的阻力、雷达反射截面，新一代战机主要采用内埋弹舱挂载武器。但当舱门在空中打开时，在舱外高速气流与空腔结构的耦合作用下，在弹舱内部及周边会产生强噪声，称之为空腔噪声。空腔噪声的总声压级(Overall Sound Pressure Level，OASPL)可高达170 dB以上，比航空发动机噪声还要高20～30 dB，成为最危险的高强空腔噪声。空腔噪声中前几阶纯音噪声模态通常具有很高的声能量，并且模态频率位于空腔结构的谐振频率周围，极易诱发结构共振而导致声疲劳破坏。另外，空腔噪声还会引起舱内武器装备剧烈振动，导致舱内装备失效，如引信、发射系统失灵等，严重时会导致弹翼结构发生声疲劳破坏。因此，迫切需要寻找一种有效的空腔噪声控制方法。

空腔流动的控制方法分为被动控制和主动控制两类。被动控制主要指通过改变空腔的前后缘形状或增加外部构件以改变空腔内流场环境进而改善空腔内的强噪声场。Rossiter等[1]通过试验研究分析了多种不同形状前缘扰流板的降噪效果。最终表明在亚声速下，前缘扰流板能够有效降低空腔噪声。在国内，余培汛等[2]采用非线性声学求解方法对空腔前缘采用不同形状栅板的降噪效果进行了数值仿真。研究发现栅板中间开槽的方法对空腔纯音噪声抑制效果最好。吴继飞等[3]通过试验研究了空腔底部安装泄压管的降噪效果。当马赫数超过1.2时，该方法对空腔纯音噪声抑制效果较好，对于低马赫数的情况该方法效果并不明显。被动控制方法大多基于单一流速情况设计，在该流速下具有较好的控制效果，在流速变化后其降噪效果变差，甚至会增加空腔噪声。此外，增加外部装置的被动控制方法还会破坏飞行器的流线型，增大飞行阻力。

主动控制是指在腔体内部或外部安装机械、流体、等离子等类型的激励器装置，通过激励器输入能量对流场边界层进行控制，从而达到降低空腔噪声的目的。主动控制方法较被动控制方法具有明显的优势，它可以在流速变化时通过调节控制参数获得最优降噪效果。Huang等[4]、Yugulis等[5]和De Jong等[6]分别通过在空腔前缘安装等离子激励器的方法对空腔噪声进行控制。研究表明采用等离子方法能显著降低空腔纯音噪声幅值，但是该方法容易在其他频率点位置产生新的纯音噪声幅值。杨党国等[7]通过在腔体前缘采用零质量射流方法进行试验研究。研究表明零质量射流对跨声速条件下空腔纯音噪声有一定抑制作用，而超声速条件下该方法几乎无效果。

目前有关改变空腔前、后壁面倾斜角度的被动控制方法有：Vikramaditya等[8]通过试验研究发现，在流速为484 m/s的条件下，当空腔后壁面倾角为45°时，各阶纯音噪声模态处声压级均有大幅度降低，最高能降低40 dB。但当空腔后壁面倾角进一步降低为30°时，各阶纯音噪声模态声压级会增加；降低为15°时，会产生新的驻波模态。Franke等[9]通过试验研究发现，在马赫数为1.6的条件下，当空腔前、后壁面与水平面之间的夹角都为15°时，各阶纯音模态幅值均有大幅度降低，且最高降幅高达25 dB。Kuo等[10]在再循环水槽中进行了倾斜空腔底面的试验研究。结果也证明在空腔底面倾斜一定角度时，能够有效抑制空腔内流体的自激振荡。但是该项研究属于流体动力学问题，与空腔噪声研究具有本质区别。因此，需要深入研究空腔底面倾斜对驻波噪声的抑制效果。

本文提出一种新型空腔噪声主动控制方法，具体可表述为：使用安装于空腔内的机械装置调节空腔底面及后壁面的倾斜角度，实现随着流速的变化，改变空腔形状，使纯音噪声频率避开空腔结构共振频率，降低纯音噪声前几阶模态声压级幅值，最终达到降低空腔噪声的目的。该装置相关结构如图1所示。

图1 可变形状空腔三维结构示意Fig.1 Three dimensional schematic of variable shape cavity

图1中，1为固定前缘，2为固定前壁，3，5，7三处为铰链，4为底面，6为后壁面，8为后缘，其上有滑块置于导轨9(两侧各一)中，可水平滑动，10为两侧壁板。图2所示为后壁面6的倾斜角度α，该机构通过使后缘8水平滑动以控制后壁面6的倾斜角度α的改变，进而控制整个装置的形状。该主动控制方法具有以下特点：①相比其他主动控制方法，该方法只需输入较小的能量就能对流场边界层进行控制，因此能够适用于超声速及全尺寸空腔；②能够随着流速的变化，改变空腔形状，达到降低空腔纯音噪声的目的；③相比现有主动控制方法中复杂的激励器装置，只需对原有机械装置进行改进，易于工程实施。此外，改变形状的机构位于空腔内部，避免破坏飞机的流线型及增大飞行阻力。

图2 α角Fig.2 α angle

近年来，计算机技术的飞速发展和数值计算方法的深入研究，已经使得计算流体力学(Computational Fluid Dynamics，CFD)技术成为研究各类复杂流动问题的有效手段，且针对空腔流动问题也获得了广泛的应用。

在实际中，湍流只存在三维流动，但是国内外研究者发现对于空腔流动及其气动噪声问题的研究可以采用二维CFD方法来捕捉空腔内部流场及其气动噪声的主要特性。在国内，杨党国等[11]使用二维大涡模拟(Large Eddy Simulation，LES)方法探究了马赫数为0.64时的空腔流动问题，分析了空腔流场中的周期性漩涡运动，探究了空腔噪声的发声机理，指出剪切层内的流动特性是影响空腔声学特性关键所在；罗柏华[12]在马赫数0.8时，采用雷诺平均法(Reynolds-Averaged Navier-Stokes，RANS)对二维空腔声学特性进行了研究，将监测点频谱与实验数据进行了对比；李晓东等[13]采用RANS对二维空腔在马赫数为0.64、0.8等情况下进行了研究，将计算结果与实验观测的密度纹影图进行对比，发现不论是腔内流场分布还是腔外辐射指向性上，都与实验结果符合较好。在国外，Sinha等[14]在用二维LES研究马赫数为2的空腔流动时就指出，就探究空腔流动中湍流涡结构和空腔纯音噪声模态的耦合特性时，二维平面仿真是足够胜任的；Shieh等[15]在二维空腔模型的计算结果中发现了在实验中观测到的激发模态现象；Rowley等[16]基于二维直接模拟(Direct Numerical Simulation,DNS)方法对Shieh等所提出的有关激发模态的问题进行了细致的解答；Slimon等[17]提出了基于二维仿真的混合方法求解空腔噪声模态，马赫数低于0.8时，噪声的求解独立于流场的求解，从而说明了在二维仿真的基础上求解空腔纯音噪声模态是可行的。

新一代战机的内埋弹舱结构非常复杂，特别是对于弹舱内有挂载物时会使得结构更加复杂。鉴于网格生成和计算的困难，用CFD分析有挂载的全几何形状的空腔问题是一项艰巨的任务。除此之外，从现有的国内外大多数研究可知，空腔内靠近后壁的部分是整个空腔内声压级最高的部分，该部分极易引起空腔结构的声疲劳破坏，而剪切层内的流动特性是影响空腔声学特性的关键所在。Lawson等[18]在研究中就腔体内有无挂载这两种情况进行了比较，就对剪切层的流动特性而言，发现腔内有挂载时，对腔体内靠近前壁的部分几乎没有影响，挂载的存在限制了剪切层在空腔上方的运动，使得剪切层向腔内偏斜，限制了剪切层的发展，在空腔内靠近后壁的部分，挂载的影响逐渐减小，同时剪切层厚度较腔体内无挂载时以更高的速率增长，在靠近后壁处其峰值与腔内无挂载时几乎保持一致。Bjorge等[19]使用无干扰方法(如纹影摄影和感压涂料计测法(PSP))和弹舱底面的压力传感器来研究弹舱与弹体的相互作用，研究发现弹体置于弹舱内部时，几乎对弹舱频谱没有影响。因此，就空腔噪声问题而言，国内外大多数研究都是基于空腔内无挂载的情况下进行的。鉴于以上原因，故本文也采用腔内无挂载的情况以M219[20-22]开式空腔模型为研究对象对可变形空腔气动噪声问题进行研究，采用二维LES方法求解非定常Navier-Stokes方程，模拟二维开式空腔的非定常流动，探究可变形状空腔噪声主动控制方法的可行性。

1 数值仿真方法及声场计算方法

计算在ANSYS Fluent中进行，采用基于密度基的瞬态可压缩求解器，湍流模型选取大涡模拟配合目前应用最广泛的动态Smagorinsky-Lilly模型，在此模型中，Smagorinsky常数Cs是根据运动解析尺度提供的信息动态计算的。变量梯度离散格式采用基于单元体的最小二乘法插值，通量分裂格式采用Roe-FDS，无黏对流项使用二阶迎风格式，黏性扩散项使用二阶精度中心差分格式；时间格式采用二阶耦合隐式步进，又称双重时间推进。

由于试验在腔体底部10个不同的位置处安装了压力传感器，为方便作比较，同样在腔体底面相同位置设置10个压力监测点以记录压力的变化。空腔底部监测点的脉动压强均方根是测量压强脉动的常用指标，其计算公式为

(1)

式中：pi为每个采样点的压力，prms为压强均方根值，pmean为压强平均值，N为采样次数。

压强均方根的变化将直接影响声压级的大小，两者之间的相互关系如下

(2)

式中：SPL为声压级，pref为参考压力值，通常取值为pref=2×10-5Pa。

将各个频带上的SPL相叠加就得到了总声压级(Overall Sound Pressure Level，OASPL)的值，计算公式如下

(3)

2 计算模型

2.1 基准空腔仿真结果

本文采用M219空腔为基准计算模型，取腔体中心面为计算平面。空腔长深比L/D=5，长度L=0.508 m，前缘长度L1=0.787 4 m，后缘长度L2=0.533 4 m，上部边界平面距腔体前缘长度L3=0.711 2 m。计算参数的选择与参考文献[22]中相同，以便与试验数据进行对比，以验证数值仿真方法的可行性与正确性，其具体计算参数为：马赫数Ma=0.85，来流压力P∞=62 940 Pa，来流温度T∞=270.25 K，计算条件下的雷诺数在取空腔长度为特征长度时，雷诺数为7 950 810。在进行空腔噪声的仿真计算时，为了达到数值稳定以及时间计算精度，需保证库朗数在整个流场域内都小于或等于1。库朗数由式(4)给出，故取时间步长约为Δt≈2×10-5s。

(4)

式中：u为自由流速度，Δt为时间步长，Δx为速度方向的网格长度。

图3所示为计算所用矩形空腔网格模型，近壁面处以y+值评估网格精细度

(5)

式中，u为流体时均速度，ur为壁面摩擦速度，τw为壁面切应力，Δy为底层网格至壁面距离。通过确保壁面y+≤1来确定计算域贴近壁面的底层网格高度Δy。整个计算域沿壁面法向递进增长率保持在1.1。远场采用较为稀疏的网格，近场与远场的交界处设置interface面以减少网格量。共划分三组空腔网格模型进行计算以验证网格独立性，分别为稀疏网格模型、中等网格量网格模型和稠密网格模型，网格量分别为6.5万、10.6万和15.4万，其中等网格量网格模型如图3所示。由于腔体是空腔气动噪声问题的主要研究对象，故不同网格量网格模型的区别主要体现在腔体网格量的不同，其稀疏网格模型、中等网格量网格模型和稠密网格模型的腔体网格量分别为260×140、380×200和500×260。

图3 中等网格量空腔模型Fig.3 Medium cavity grid model

由于参考文献[22]中的实验在腔体底部10个不同的位置处安装了压力传感器，以进行空腔噪声的频谱分析。为了与其中的实验数据进行对比，故在腔体底面相同位置设置10个压力监测点k20～k29记录压力的变化，其第一个和最后一个监测点分别位于腔体底面x/L=0.05和x/L=0.95处，中间8个监测点的间距均为0.1L，具体参数可参考文献[22]与图4。除此之外，还在后壁面中间即y/L=0.5处和后缘角即y/L=0处布置两个监测点，以便与空腔底面k29点进行比较。

图4 k20～k29在空腔底面位置Fig.4 k20～k29 positions at the bottom of cavity

图5为马赫数为0.85时，根据中等网格量模型所得到的矩形空腔流场一周期内涡量云图。可以看出，当湍流边界层脱离空腔前缘唇口时，会产生大尺度漩涡，并且空腔流场中存在着周期性的漩涡生成、脱落、碰撞等过程。具体过程如下：(a)大尺度的漩涡在贴近空腔前壁面处生成；(b)大尺度漩涡逐渐抬升并准备与空腔前缘分离；(c)大尺度漩涡与前缘彻底分离并向下游运动；(d)大尺度漩涡继续向下游运动；(e)大尺度漩涡与腔体后缘角碰撞，同时下一周期的漩涡在紧贴前壁处逐渐生成；(f)碰撞过后，漩涡破裂并继续向下游运动，逐渐淡出空腔流场区域，同时下一周期的大尺度漩涡显现分离迹象。正是源于空腔流场内存在周期性漩涡碰撞，使后缘角处的静态压力快速振荡变化，使其成为噪声源，并将噪声波向空腔内部辐射，当噪声波在腔体前后壁来回反射并相互叠加后就在腔体内产生了高强度空腔噪声，这就是空腔噪声的产生机理。

(a) t=16T(b) t=26T(c) t=36T(d) t=46T(e) t=56T(f) t=66T

图5 矩形空腔流场一周期内涡量图
Fig.5 Vorticity contours of rectangular cavity flow field in one period

对于空腔流动,为了解噪声的频谱特性，利用快速傅里叶变换(Fast Fourier Transformation,FFT)将各个监测点的脉动静态压强的时间函数转变为频谱函数，得到各个监测点的声压频谱特性。频域分析不仅能够显示出压强脉动的模态特征，同时也能反映腔体内部噪声强度的大小。

图6反映了三种网格模型在空腔底面沿流向分布的十个监测点的总声压级对比，大体而言，三种网格模型的总体趋势比较接近，单一监测点的总声压级略有差异。沿着气流方向，从空腔前缘至后缘，总声压级总体呈现上升趋势。但在x/L等于0.3～0.5处总声压级出现下降现象，其原因可解释为：靠近腔体中央的位置恰好是腔体前缘形成的大尺度漩涡已完全形成并脱离空腔底面的位置，大尺度涡与空腔底面的分离降低了该位置处的压力振荡，因此在此处监测点的总声压级有略微的降低。

图6 各监测点总声压级Fig.6 OASPL of all monitor points

图7给出了k29、k30和k31点的噪声频谱对比。从图中可以看出，位于空腔后壁后缘角处k31点的各阶模态峰值低于位于紧贴后壁面的k29点和位于后壁面中点的k30点的各阶模态峰值，同时也可以看出k30点的各阶模态峰值略高于k29点各阶模态的峰值，但其差别都不足0.5 dB。

从图6可以看出，紧贴空腔后壁面的k29点，其总声压级可超过180 dB，极易引起空腔结构发生声疲劳破坏，从图7可以看出，虽说k30点各阶模态峰值略高于k29点各阶模态峰值，但其差别很小，鉴于国内外大多数研究都认为k29点是整个空腔中最危险的点，故文中仍以k29点作为主要控制点，从而降低k29点的噪声也就是降低空腔噪声最关键的部分。

图7 k29、k30和k31点频谱对比Fig.7 Spectrum comparisons at k29，k30 and k31

图8 k29点频谱Fig.8 Spectrum of k29

表1 k29点纯音噪声对比Tab.1 Tonal noise comparisons at k29

图8与表1给出了矩形空腔纯音噪声幅值与文献[22]中试验及仿真关于k29点结果的对比。由表1的数据可以看出，相比于参考文献[22]，本文计算得到的k29点的噪声频谱中纯音模态幅值与试验结果更接近，而三个模型的仿真结果中，网格较密的模型其纯音噪声模态的幅值与实验结果最接近，但三者相比差别很小，尤其是网格量适中模型与网格较密模型的结果，纯音噪声模态幅值的差别不超过1 dB，一阶模态幅值差别更是仅有0.6 dB，可见空腔计算模型网格量对仿真结果的影响已很小，甚至可以忽略。频谱中第一阶纯音模态因其频率接近腔体固有频率，相较于二阶、三阶等纯音模态更易引起空腔结构发生共振，因而破坏性最大，可视为纯音噪声主模态，因而降低主模态声压级幅值是噪声控制的首要任务，因此本文后续的噪声控制工作主要以降低k29点主模态幅值为目的。

由于试验所用为三维腔体，本文仿真因采用二维腔体而势必忽视了空腔流场的横向流动作用进而造成纯音噪声声压级幅值偏大。再者，鉴于空腔流动的高度非定常性，同时伴随有剪切层分离、碰撞后缘等作用及各种尺度的复杂漩涡运动存在，三维空腔数值仿真通常需要千万量级以上计算网格才能精确地捕捉到流场的瞬时特性，在计算机配置为双路Intel E5-2650中央处理器，128 GB内存时，计算时间约700小时，而采用网格量适中的二维空腔计算模型网格量仅有10.6万，同等计算条件下计算时间仅需8小时。因此，采用二维网格模型进行仿真可以降低时间成本，对于快速预测可变形状空腔内部噪声是可行的。

2.2 可变形状空腔模型

由图9可知，该机构自由度为1，结合图1，当驱动后缘8在导轨9中做水平滑动时，后缘8带动后壁板6，进而带动底面4倾斜，此时空腔具有唯一确定的形状，即当只驱动后缘8即可使空腔改变形状。经计算得知，当底面4与后壁面6成一条直线时，后壁倾斜角α取最大值80.406°，但是如图9、10所示，当α增加时，腔体后半部分空间则逐渐被压缩。考虑到实际工程应用，以连接底面和后壁面的铰链5至后缘平面的深度距离d为衡量腔体空间标准，则当α增大至60°时，d已减小至原矩形腔体深度D的一半，故拟将α的变化范围定为0°<α≤60°。然后将后壁倾斜角α平均分为15份，即α从4°，8°，12°依次递增至60°，再依次建立模型并划分网格，网格划分时与中等网格量基准空腔模型的划分方式保持一致，壁面y+值以及网格沿壁面法向递进增长率等都保持相同。

图9 深度d的定义Fig.9 Sketch map for the depth d

图10 深度d随倾斜角α的变化Fig.10 The depth d as a function of the slant angle α

3 计算结果及分析

3.1 流场结果及分析

图11给出了在马赫数为0.85、α=60°时空腔流场的涡量云图，从中可以看出，形状改变后，空腔流场中依然存在着周期性的漩涡运动，其过程依然包含着漩涡的生成、脱落、碰撞等过程，与矩形空腔流场相比存在以下几点不同：

(a) t=16T(b) t=26T(c) t=36T(d) t=46T(e) t=56T(f) t=66T

图11 形状改变后空腔流场一周期内涡量图
Fig.11 Vorticity contours of flow field of cavity after changing shape in one period

(1) 空腔形状改变后，由图5(d)和图11(d)相比较可看出，从空腔前缘唇口处分离出的漩涡较矩形空腔的更小，因此使得漩涡与后缘角的碰撞力度减小；

(2) 由于形状改变后空腔后壁有一定的倾斜角度，使得后缘角与原矩形空腔相比“钝”了一些，同时由于后壁倾斜，增大了漩涡运动的距离，即增加了能量耗散，因此使得运动至后缘的漩涡与后缘的碰撞力度减小；

(3) 从前缘分离的漩涡向下游运动时，有沿着腔体底面倾斜向上的抬升的趋势，由图11(d)能清楚看出此时漩涡几乎完全处于腔体后缘平面之上，到图11(e)可观察到漩涡与后缘角的碰撞仅仅表现为漩涡的下部与后缘角“蹭到”，漩涡的大部分形态还清晰可辨，这与图5(e)所显示的矩形空腔流场中漩涡与后缘角的强力碰撞已大不相同，之后漩涡向下游继续运动。

鉴于以上三点，再考虑到空腔噪声的碰撞产生机理，通过改变空腔形状能够使碰撞时产生的噪声更大程度地辐射到空腔外，因此可知形状改变后的空腔流场与原矩形空腔相比已经改善较多，并由此推知空腔内的强噪声环境也必然会得到相应改善。

图12给出了马赫数0.85时，α=20°、40°和60°时的空腔与矩形空腔在k29监测点的频谱变化对比，可以看出，随着α角增大，空腔纯音噪声的主模态峰值在逐渐减小，其主模态频率也随之发生移动，尤其当α=60°时，其主模态峰值减小约6.02 dB，主模态频率向右移动约85 Hz。由此可见，空腔形状的变化会对空腔纯音噪声的主模态峰值和频率产生较大影响，不仅会使主模态峰值有较大幅度的降低，还会使主模态频率发生移动，从而有效避开空腔的共振频率。

图12 k29点频谱对比Fig.12 Spectrum comparisons at k29

3.2 声场结果及分析

图13给出了马赫数为0.6和0.85时，k29点纯音噪声主模态幅值的对比情况，可从中看出，就纯音主模态幅值变化而言，当马赫数为0.6时，k29监测点纯音噪声主模态的声压级幅值基本随着α角的增大而降低，两者近似于负相关，至60°时已降低10.43 dB；马赫数为0.85时，k29监测点纯音噪声主模态的声压级幅值也随着α角的增大而降低，两者仍然近似于负相关，至60°时已降低6.02 dB。显而易见，α角的逐步增大，对马赫数0.6时的纯音噪声主模态声压级幅值的抑制作用显著于马赫数0.85时。

图13 k29点纯音噪声主模态幅值对比Fig.13 Comparison of dominant mode amplitudes of tonal noise at k29

图14给出了马赫数0.85和0.6时，k29点纯音噪声主模态频率对比。从中可看出，就纯音噪声主模态频率变化而言，当马赫数为0.6时，在0°≤α≤33°时(α=0时为矩形空腔)主模态频率保持在128.20 Hz；从33°至34°，频率突然跳跃式升高到174.85 Hz；34°≤α≤60°时，频率保持在174.85 Hz不变。当马赫数为0.85时，在0°≤α≤24°时，主模态频率首先由160.25 Hz略微下降并保持157.33 Hz不变；24°≤α≤28°时，小幅下降至139.85 Hz；28°≤α≤34°时，主模态频率近乎保持不变；从34°至35°，频率跳跃式上升到227.26 Hz；在35°≤α≤60°时，主模态频率在44°≤α≤52°又发生了一次较小幅度的上升，升高幅度达17.46 Hz，最终稳定在244.74 Hz，此时主模态频率与基准空腔相比已经升高84.49 Hz。

图14 k29点纯音噪声主模态频率对比Fig.14 Comparison of dominant mode frequencies of tonal noise at k29

综上，马赫数为0.85时，k29点纯音噪声主模态频率先在24°≤α≤28°时降低17.51 Hz，然后在35°时急剧上升87.41 Hz，又在44°≤α≤52°时升高17.46 Hz，最终频率相对基准空腔上升84.49 Hz；马赫数为0.6时，k29点纯音噪声主模态在34°升高46.65 Hz，也相对基准空腔上升46.65 Hz。明显可以看出，α角的逐步增大对马赫数为0.85时的纯音噪声主模态频率的升高作用比马赫数为0.6时更加明显。

实际上，主模态频率的跳跃移动将使其避开空腔固有频率，进而减弱空腔内自激振荡对腔体本身的损害。关于纯音噪声模态频率跳跃式移动这一现象，也见于文献[23]，该文献中提及在试验中发现当空腔长度逐渐减小至临界值时，模态的频率会出现跳跃性移动，就像该模态转变成了更高阶的模态。据此，本次仿真结果中所出现的主模态频率跳跃式移动的现象，其结果可能是由于空腔形状的变化使得空腔实际的“有效长度”发生了变化，当实际“有效长度”改变至临界值时，导致了空腔纯音噪声主模态频率的跳跃性移动。

在实际工程应用时，可充分综合目标空腔内纯音噪声主模态声压级幅值和频率的变化规律来进行对后壁面倾斜角α的选取，其选择区间应尽量定位在主模态频率跳跃后的范围，然后根据具体需要，在兼顾到腔体容积实际需求的基础上，选择主模态幅值降低最大的倾斜角α。

4 结 论

本文通过使用LES进行数值仿真探讨了在马赫数为0.85和0.6两种情况下，可变形状空腔噪声主动控制方法的可行性，通过综合分析得到以下结论：

(1) 本文所使用的基于LES的仿真方法能准确得到空腔的流场及噪声场，验证了数值仿真方法的有效性及适用性。

(2) 马赫数0.85条件下，经仿真得到随着α的逐渐增大，空腔内k29点纯音噪声主模态幅值呈现降低趋势，最多降低6.02 dB；马赫数0.6条件下，纯音噪声主模态幅值也呈现下降趋势，主模态幅值则最多降低10.43 dB。这说明α角的逐步增大对马赫数0.6时的纯音噪声主模态声压级幅值的抑制作用优于马赫数0.85时。纯音噪声主模态声压级幅值的降低对于改善空腔内的噪声环境，保护腔内装置等有着重要的积极作用。

(3) 马赫数为0.85时，随着α角的逐渐增大，k29点纯音噪声主模态频率先在[24°,28°]时降低17.51 Hz，然后在35°时急剧上升87.41 Hz，又在[44°,52°]时升高17.46 Hz，最终频率相对基准空腔上升84.49 Hz；马赫数为0.6时，当α角增大至34°，主模态频率发生跳跃式上升，升高幅度达46.65 Hz。很明显，α角的逐步增大对马赫数为0.85时的纯音噪声主模态频率的升高作用比马赫数为0.6时更加明显。纯音噪声主模态频率的跳跃式升高现象能使主模态频率避开空腔结构的固有频率，对于减弱空腔内的自激振荡、避免腔体发生共振破坏等起到重要作用。