冲击斜板距离对超声速欠膨胀射流噪声特性的影响

覃晨，章荣平，张俊龙，岳廷瑞，吴松岭

1. 中国空气动力研究与发展中心 空气动力学国家重点实验室，绵阳 621000 2. 中国空气动力研究与发展中心 气动噪声控制重点实验室，绵阳 621000 3. 西北工业大学 航空学院，西安 710072

超声速射流冲击广泛存在于火箭、导弹发射，短距/垂直起降和月面着陆等过程。射流冲击使噪声产生机理和辐射特性发生明显变化，相关问题的研究有重要意义。

超声速欠膨胀射流会形成激波格栅及马赫盘结构，其噪声包括湍流混合噪声、激波啸叫和宽带激波相关噪声。Chu和Kaplan、万振华的研究发现湍流混合噪声源主要位于核心区末端，Tam和Viswanathan等提出了湍流混合噪声的2种声源模型。冯峰等的数值研究指出剪切层与激波格栅之间的相互作用是欠膨胀射流噪声的主要来源。Powell首先发现射流处于欠膨胀状态时会产生激波啸叫，并提出了反馈环机制进行解释，具体是唇口扰动产生的剪切层不稳定波在向下游传播发展成大尺度涡结构，从而与相应位置的激波格栅相互作用形成激波啸叫，啸叫声波从周围空气向上游传播，在唇口处再次激发出不稳定波。Norum测量了不同压比(马赫数)欠膨胀射流的啸叫特征，发现存在A1、A2、B、C、D共5种啸叫模态，其中B模态为拍打模态(Flapping Mode)，C模态为螺旋模态，而Umeda和Ishii通过周向声学测量发现B模态会向C模态转化。伴随啸叫的是宽带激波相关噪声，其强度与大尺度涡结构和激波的相互作用也存在密切关系。欠膨胀射流噪声方面详细的研究进展可参考文献[5-7,17]。

相对自由射流，射流冲击得到的关注并不多。流场测量发现超声速射流冲击在平板前会形成弓形激波(Standoff激波)，特别是Donaldson和Snedeker详细测量了速度分布、压力分布以及流动特性，发现在一定条件下壁面附近出现滞止气泡，形成回流区。Marsh首次报道射流冲击中存在离散噪声，总声压级增加了10 dB。之后文献[19,22-26]重点研究冲击纯音现象，如Krothapalli等利用粒子图像测速(Particle Image Velocimetry，PIV)测量超声速垂直冲击的流动，发现不同冲击距离下剪切层大尺度涡结构的对流速度并不相同；Henderson和Sinibaldi等对欠膨胀射流冲击垂直平板的研究发现，冲击纯音与滞止区和standoff激波结构相关，随着冲击距离或者喷管压比(Nozzle Pressure Ratio,NPR)的变化，会出现纯音缺失的“安静区”。Sinibaldi等还研究了垂直平板对激波啸叫的影响，发现啸叫频率发生轻微偏移。斜冲击方面，数值模拟和实验研究表明，射流冲击斜板主要存在3个声源，分别是主射流、射流冲击以及壁面射流。其中Nonomura、Tsutsumi等通过数值模拟发现喷口与平板距离较远时冲击噪声存在低频性质，而Akamine等对不同声源的指向性研究表明冲击噪声为致密声源，主要向上游传播。Worden等测量了舰载机尾喷流冲击偏流板缩比模型的近场噪声特性，指出壁面射流从偏流板后缘分离能够向下游辐射宽频噪声。

可以发现，一方面已有研究多集中于垂直冲击，斜冲击问题得到的关注明显更少，但后者广泛存在于舰载机起飞以及火箭导弹发射中，不同方位角的可感噪声十分重要，特别是冲击距离范围大，需要多个工况研究的支撑。另一方面，射流冲击的很多文献重点关注自持振荡和冲击纯音问题，特别是在欠膨胀射流冲击中，Henderson和Sinibaldi等指出，当冲击距离()大于5倍喷口直径(5)时，噪声频谱的纯音会夹杂激波啸叫的影响。因此为了排除啸叫的干扰，很多文献只关注≤4甚至≤3的工况，加上测量时传声器数量有限，冲击平板对噪声辐射特性(总声压级)的影响和不同噪声成分随冲击距离的变化规律没有得到很好的研究。少数文献如Sinibaldi等研究了垂直平板位于=5～18时对激波啸叫的影响，但未曾给出其他噪声成分如宽带激波相关噪声的变化，也没有讨论不同方位角噪声的情况。而斜冲击方面，文献[27-30]中射流处于理想膨胀状态，针对冲击斜板和激波及相关噪声之间相互作用的分析也较少。因此针对欠膨胀射流冲击斜板问题，在噪声辐射特性、不同噪声成分变化及其流动结构等方面，有必要对大范围冲击距离的影响进行进一步研究。

本文选取=1.23的超声速欠膨胀射流对倾斜平板进行冲击，基于全消声室，对水平射流轴线侧面的远场噪声进行测量，研究冲击距离对其噪声特性的影响规律，重点讨论湍流混合噪声、激波啸叫和宽带激波相关噪声随冲击距离的变化，结合高频PIV/流动显示分析噪声频谱特点及其对应剪切层大尺度涡结构的变化，进一步理解射流斜冲击对噪声产生机理的影响。

1 实验模型和设备

1.1 全消声室

实验在中国空气动力研究与发展中心(China Aerodynamics Research and Development Center, CARDC)气动噪声控制重点实验室(Key Laboratory of Aerodynamic Noise Control, ANCL)所属的全消声室内进行，如图1所示，全消声室尺寸为12.4 m(长)×10 m(宽)×8.6 m(高)，其双墙隔声量大于50 dB(A)，消声室底部采用隔振结构以隔绝外界低频噪声的影响，安装的吸声尖劈高度为0.8 m，对应截止频率100 Hz(1/3倍频程)，本底噪声≤15 dB(1/3倍频程)，消声室满足GB/T 6882—2016 标准，为校准级消声室。

图1 全消声室Fig.1 Full anechoic chamber

1.2 喷流模拟平台和冲击斜板

全消声室配套有喷流模拟平台，图2为该平台和冲击斜板基本布置。其中压力控制方案为两级调压方式，一级压力设定为1 MPa，第2级调压器采用并联2个可编程逻辑控制器(Programmable Logic Controller, PLC)的方式，通过对电磁阀开闭进行控制，满足低压和高压的输出要求。该喷流模拟平台供气流量控制范围0.2～2.0 kg/s，最高供气压力达600 kPa，精度0.1%，射流核心区马赫数最大为=1.80。定义总压畸变系数为[(-)/]×100%，其中、、分别为稳定段监测到的最大总压、最小总压和平均总压，经过标定，=1.10时总压畸变系数约为0.21%。经过收缩后，喷流流场将更加均匀，满足实验精确模拟的要求。本次实验使用出口直径为=56 mm 的收缩喷口，收缩曲线为移轴维托辛斯曲线，收缩比12.75，唇口厚度8 mm。实验时大气压=96 kPa，气流总温=300 K，稳定段总压=146.4 kPa，NPR=2.525，射流名义马赫数=1.23，基于喷口条件的雷诺数=2.0×10。在当前条件，气源可以使喷流模拟装置连续工作30 min以上。

图2 射流冲击实验台Fig.2 Scheme of experimental device of jet impingement

冲击斜板及其支撑系统包括斜板、斜板支撑和两自由度移测架。其中冲击斜板为7075铝合金，其尺寸600 mm(长)×600 mm(宽)×20 mm(厚)。铝板表面进行加工处理，粗糙度为6.3。 图2中双箭头表示支撑系统的自由度，其中两自由度移测架能够改变冲击斜板的高度和冲击距离，控制精度优于±0.5 mm，采用线切割角度块配合螺钉固定冲击斜板，实验时冲击角度=65°， 精度±0.1°。

1.3 远场噪声测量系统

远场噪声测量系统包括传声器弧阵列和数据采集分析系统。前者布置见图3和图4，传声器弧阵列以喷口为圆心，布置在水平射流轴线的侧面，各个传声器距离该中心=3.55 m，其中/=63.4。传声器测量的方位角范围为=0°～140°，根据需要在=90°附近可进行加密，具体方位角见图4。为方便分析，研究只给出方位角=30°～120°的结果。

图3 远场噪声测试方案Fig.3 Scheme of far field noise measurement

图4 传声器所在方位角Fig.4 Azimuth of microphones

噪声测量使用GRAS公司的1/4英寸自由场传声器46BE，频率范围4～1×10Hz，声压动态响应为35 dB(A)～160 dB，标称灵敏度4 mV/Pa。 数据采集端包括NI PXIe-1071数据采集板卡和BNC-2144式机架式适配器，配套有数据采集工作站，最多可支持128通道动态数据采集，系统模数转换位数24 bit，精确度≤±0.1 dB，动态测量范围>120 dB，抗叠混保护>110 dB。实验时远场噪声采样频率204.8 kHz，采样时间20 s。使用功率谱密度分析Pwelch方法对时域数据进行处理，其中时间窗为hann窗，数据块大小为8 192，数据重叠率为0.5，频域结果中窄带声压级(Narrow-band Sound Pressure Level，NBSPL) 频谱分辨率为25 Hz，基于NBSPL频谱计算得到总声压级(Overall Sound Pressure Level，OASPL)。经过重复性测量，综合数据采集精度、采样时间和数据处理进行评估，NBSPL频谱和OASPL的不确定度分别为±1.0 dB和±0.3 dB，啸叫幅值不确定度为±3 dB。

1.4 PIV测量及流动显示

实验还采用PIV系统对流场进行测量和显示。如图5所示，采用单CCD(Charge-coupled Device)相机的二维PIV试验方案，TR-PIV系统主要由HS5.1高速相机、激光器系统、高速同步器(控制器)、高性能数采计算机及配套的采集处理软件组成。其中双光路激光器能量为2×30 mJ， 试验时画幅分辨率为1 024 pixel×1 024 pixel，最小跨帧时间为7 μs。采用发烟器(图5中未标出)产生满足实验要求的示踪粒子并注入吸声器(吸声器位置详见图1)下游，示踪粒子主要成分为葵二酸二辛酯(分子式CHO)，粒子直径0.5～1.0 μm。PIV试验中高速相机布置在侧方向，激光器片光位于斜板竖直中心与喷口轴线所形成的平面上，为保证图像质量，实验时调整光腰处于喷口和斜板中心。PIV采样频率不小于8 kHz，每次采集2 000帧 (对)图像，其灰度图可直接作为流动显示。在高亚声速射流条件下对PIV进行标定，测量得到的核心区速度与根据等熵关系式(理想膨胀)计算得到的速度相差不超过3%。在欠膨胀射流中，示踪粒子穿过斜激波和正激波会发生减速，对于大约1 μm的示踪粒子，Krothapalli等综合评估粒子减速能够引起激波位置相对实际位置偏移约1～2 mm，不过在激波之外粒子的跟随性良好，考虑到本次实验射流特征尺度为=56 mm， 该精度完全满足研究所需。

图5 PIV测试系统Fig.5 PIV test system

2 自由射流噪声特性及射流冲击噪声指向性

对于收缩喷管，当气流总压超过97 kPa时，以等熵关系确定射流名义马赫数>1.05，出口处射流处于欠膨胀状态，从出口至下游会形成激波格栅结构，其射流冲击过程的噪声包括激波啸叫(纯音)、宽带激波相关噪声、冲击噪声、射流本身的湍流混合噪声、壁面射流(分离)噪声等。

2.1 自由射流远场噪声特性

自由射流噪声和流动特性是分析射流冲击斜板问题的基础。如图6中PIV粒子灰度图流动显示，=1.06时未观测到明显的激波结构，但在=1.23时(见图7)，随着欠膨胀状态更加严峻，在喷口下游能够观察到膨胀扇结构，该结构使欠膨胀射流静压逐渐下降到周围静压水平，斜激波在射流剪切层的多次反射下，形成准周期的激波格栅结构。

图6 自由射流流动显示(Ma=1.06)Fig.6 Flow visualization of free jet (Ma=1.06)

图7 自由射流激波格栅结构 (Ma=1.23)Fig.7 Free jet and shock cells (Ma=1.23)

已有研究表明超声速欠膨胀射流主要产生湍流混合噪声、激波啸叫和宽带激波相关噪声。图8给出了=1.23时自由射流状态(Baseline)下游、边线和上游典型方位角的NBSPL频谱，纵坐标是声压级(Sound Pressure Level,SPL)，单位为dB(基于2×10Pa)。图8(b)、图8(c)分别单独给出了=90°，120°的频谱，频谱中存在明显的离散噪声，即激波啸叫，啸叫声高出周围频谱至少10 dB，根据频率可知激波啸叫为多次谐频，主要有基频=2 575 Hz、二次谐频=5 150 Hz。此图8(b)、图8(c)中，右侧的宽频噪声相对左侧的湍流混合噪声存在明显抬升，是为宽带激波相关噪声。另一方面，图8(a)中=30°频谱里左侧的宽频噪声比上游和边线高10 dB以上，说明即使在欠膨胀状态下，下游占统治地位的仍是湍流混合噪声。Seiner等详细研究了超声速射流下游湍流混合噪声，发现其峰值对应无量纲频率=0.1～0.25(取决于温度和马赫数)，如图8中下游频谱大致呈三角形，其峰值频率对应=≈0.20(其中为理想膨胀射流速度)，结果与Seiner等的结果吻合。

图8 自由射流远场NBSPL频谱(Ma=1.23)Fig.8 NBSPL spectrum of free jet(Ma=1.23)

2.2 射流冲击远场噪声辐射特性

图9给出了不同马赫数下自由射流远场的OASPL分布，纵坐标是总声压级(Overall Sound Pressure Level,OASPL)，单位是dB(基于2×10Pa)。其中=1.06时的噪声指向性与亚声速射流相似，对应流场(见图6)也是如此。但随着马赫数的增加，除下游方向，指向性图中出现了第2个OASPL较高的方位，即边线(=80°～90°)产生凸起，对应流场(图7)出现明显的激波格栅结构，边线噪声的增加与激波结构关系密切。

图9 超声速自由射流OASPL指向性分布Fig.9 OASPL of supersonic free jet

约定喷口出口为=0，图10给出了=1.23 时不同冲击距离()下远场OASPL分布，冲击角度为=65°。可以发现，即使冲击斜板位于较远的下游位置，如图10(a)中/=30，25所示，OASPL曲线仍发生一定变化，特别是边线附近的OASPL有一定下降，3.2节将指出这些位置的激波啸叫幅值发生了改变。不过只针对射流冲击状态，减小冲击距离/=30～12，边线OASPL变化较小(或者下降缓慢)，上游的OASPL不断上升而下游的OASPL不断下降。至/=10时，OASPL曲线相对自由射流已发生较明显的变化，原有=80°～90°和=30°附近的凸起向更上游转移(分别是≥100°和=50°附近)。继续减小冲击距离如图10(b)，边线OASPL迅速下降，上游的OASPL上升至最大值后出现下降，下游的OASPL则继续下降。至/=2时，OASPL曲线的形态相较/=10又发生较大变化，形成上游=120°和=30°这2个指向性显著的凸起，此时相对自由射流，OASPL下降最为明显的是边线附近(下降15 dB以上)，OASPL曲线形成大幅度的“凹陷”。

图10 超声速射流冲击OASPL分布 (Ma=1.23, β=65°)Fig.10 OASPL of supersonic jet impingement (Ma=1.23, β=65°)

3 射流冲击窄带频谱分析和讨论

射流冲击远场OASPL分布的变化，可以通过NBSPL频谱进行解释，在此结合相应流动结构，进一步阐释射流冲击中各噪声成分随冲击距离的变化规律和产生机理。接下来的分析如不加以说明，射流冲击指的是马赫数=1.23，冲击角度=65°的工况。

3.1 下游湍流混合噪声

自由射流下游噪声主要由大尺度湍流结构贡献，图11为不同冲击距离=30°频谱。通过高速纹影，Worden等首次观测到斜板上方后缘存在明显的压力波并向下游传播，壁面射流及其分离构成斜板下游宽频噪声的主要来源。定性分析壁面射流扩散导致速度衰减，因而图11中下游噪声声压级大为降低，频谱峰值也会明显向低频移动。值得一提的是，减小冲击距离后，由于周围宽频下降，图11中离散噪声(激波啸叫=2 575 Hz，=5 150 Hz)反而突显出来(如/=10)，这主要由于湍流混合噪声和激波啸叫两者不同的声源位置造成。激波啸叫声源主要位于第3～5个 激波格栅位置，距离喷口较近，而湍流混合噪声源集中于核心区末端(3.2节将说明核心区长度约为9)，减小冲击距离，斜板首先逐步截断核心区末端的大量湍流脉动，使其转化为壁面射流和向上游辐射的冲击噪声，且由于大尺度湍流混合噪声指向性很强，主要向下游辐射，斜板会对下游形成遮蔽。如图12所示，对于=30°的传声器，当斜板位于/=9附近时，湍流混合噪声向下游辐射的能力受到显著限制，而喷口附近的声源仍能向下游辐射。

图11 射流冲击下游NBSPL频谱 (α=30°)Fig.11 NBSPL spectrum of downstream direction of jet impingement (α=30°)

图12 下游传声器相对喷口位置示意图(α=30°)Fig.12 Relative position of microphone and inclined plate in downstream direction (α=30°)

3.2 上游和边线宽频噪声

冲击状态下，宽频性质的冲击噪声会向上游辐射，图13为上游=120°的NBSPL频谱分布，虚线箭头表示随冲击距离的减小，频谱变化的趋势。其中，频率小于的冲击噪声(自由射流状态该频段对应湍流混合噪声)先上升(/=30～8)后下降(/=8～2)，且该频段冲击噪声存在向高频方向移动的趋势。Nonomura等认为冲击位置射流剪切层的尺度是导致这一现象的原因。图14所示的自由射流瞬时流场佐证了这一观点，越是靠近下游，剪切层侵入势流核的范围越大，对应流场中湍流尺度越大，很明显随着冲击距离的减小，冲击噪声的主导频率升高。需要指出，从该频段噪声先升后降的趋势分析，核心区末端位于/=8附近，因为大尺度湍流结构主要集中在核心区末端，在相应位置产生的冲击噪声最强，流动显示分析表明核心区长度大约为9(见图15)。图16是边线=90°的NBSPL频谱，频率小于的宽频噪声变化规律和上游类似，不同的是冲击位置进入核心区后，该频段噪声逐渐低于自由射流水平。考虑到噪声测量的远场距离为=63.4，根据简单几何关系计算可知/<10时边线=90°的传声器与平板表面夹角小于9°，结合冲击噪声显著的指向性分析，随着冲击距离的减小，冲击噪声在边线的辐射迅速减弱。

图13 射流冲击上游NBSPL频谱(α=120°)Fig.13 NBSPL spectrum of upstream direction of jet impingement (α=120°)

图14 自由射流流动显示Fig.14 Instantaneous flow visualization of free jet

图15 自由射流核心区范围Fig.15 Time averaged flow visualization of free jet

值得注意的是，自由射流状态下频率大于的宽带噪声对应宽带激波相关噪声，/≥12时，该频段噪声在上游(见图13(a))和边线(见图16(a))相较自由射流几乎没有变化，但是/≤8时，该频段在上游(见图13(b))出现上升，而在边线(图16(b))则大幅下降。在/<5之后边线整个宽频均低于自由射流，这是图10中边线附近OASPL曲线“凹陷”的重要原因。通过上游和边线宽频噪声的对比可以看出，对于上游，/≥12时宽带激波相关噪声强于冲击噪声，/≤10时冲击噪声主导了宽频噪声；斜板进入核心区后，冲击噪声向边线传播的能力几乎可以忽略，换言之边线频谱能够反映冲击斜板对宽带激波相关噪声的影响。而边线频谱的变化表明，冲击位于核心区以外时(/≥10)，宽带激波相关噪声几乎不受冲击斜板的影响，反之(/≤8)宽带激波相关噪声幅值迅速下降。Tam认为宽带激波相关噪声由大尺度涡结构与准静止激波格栅之间的结构性散射产生。3.3节将指出当/≤8时大尺度涡结构及其动态过程出现了变化。

图16 射流冲击边线NBSPL频谱(α=90°)Fig.16 NBSPL spectrum of sideline direction of jet impingement (α=90°)

3.3 上游和边线激波啸叫

激波啸叫是超声速欠膨胀射流噪声中最重要的组成部分，为了弄清冲击斜板影响啸叫的规律，首先简要给出自由射流激波啸叫特点，之后结合NBSPL频谱以及粒子灰度图分析啸叫频率和流动结构变化，最后讨论冲击斜板对啸叫幅值的影响。

Powell、Tam指出自由射流剪切层大尺度涡结构与激波格栅相互作用形成激波啸叫，Umeda和Ishii的研究表明第3～5个激波格栅是啸叫主要声源位置。图17是啸叫反馈环示意图，与图7类似的是从第3个激波格栅结构开始，剪切层大尺度涡结构影响的范围明显增加，相应图18为自由射流瞬时流动结构，可以发现在第3个激波格栅之后，剪切层失稳放大形成大尺度涡结构，且涡结构为非对称模态(拍打模态在频率不变时也会向螺旋模态转化，此处对这2种流动结构统称为非对称模态)。此时啸叫基频(2 575 Hz)对应的无量纲波长(以喷口直径为特征长度)为=2.34，啸叫(声模态)处于所谓的B模态。

图17 激波啸叫反馈环原理Fig.17 Scheme of shock screech feedback loop

图18 自由射流激波格栅和大尺度涡结构Fig.18 Shock cells and large-scale turbulent structure of free jet

根据反馈环理论，激波格栅的平均间距()和剪切层中大尺度涡结构的对流速度()决定了激波啸叫的频率(基频)，有

(1)

式中：为周围环境声速，根据粒子灰度快照得到=(50±2) mm。一般以理想膨胀射流速度作为参照，根据PIV测量得到=(0.55～0.60)，与文献[23]的测量结果非常接近。计算得到啸叫频率为=2 560～2 730 Hz，与远场传声器实测的啸叫基频=2 575 Hz亦比较接近。

另外，大尺度涡结构脱落会造成PIV粒子灰度出现周期性变化，高频PIV采样频率是啸叫基频的2倍以上，根据采样定理通过监测相应位置灰度可得到大尺度涡结构脱落的特征频率，图19所示为涡结构区域(4处)灰度变化的频谱，发现在=2 560 Hz存在一个明显的尖峰，该频率与激波基频(2 575 Hz)非常接近。以上分析和讨论进一步验证了“唇口-大尺度涡结构-激波格栅”反馈环机制的正确性。

接下来分析冲击斜板对啸叫频率和流动结构的影响。根据图13、图16的NBSPL频谱提取啸叫频率，/≥10时，啸叫基频在2 575～2 600 Hz 之间变化，随着冲击距离的减小，基频浮动略有增加，5≤/≤8时，在2 550～2 625 Hz之间变化。但是激波啸叫频率的变化量始终被限制在很小的范围内，这与Sinibaldi等垂直冲击结果相仿。类似于图19，图20是/=7时剪切层相同位置的灰度频谱(基于2 000个瞬时)，其中纵坐标是归一化灰度值(0～1)的快速傅里叶变化(Fast Fourier Transform,FFT)。此时大尺度涡结构脱落频率=2 580 Hz， 与自由射流状态的2 560 Hz几乎完全一致。但是从脱落频率的幅值可以发现，射流冲击的灰度变化显著降低，推测流动结构发生了变化。进一步分析/=7时的瞬时灰度图(见图21，、、分别为3个不同时刻)，对比第3～5个激波格栅位置的剪切层大尺度涡结构形态可以发现，冲击斜板使非对称模态不再占据统治地位，大尺度涡结构在非对称模态(见图21(a))、轴对称模态(见图21(b))和过渡模态(见图21(c))之间来回切换，说明冲击斜板部分限制了射流不稳定波的发展，导致剪切层不能完全生成原有模态的大尺度涡结构。推测大尺度涡结构的变化又引起激波格栅间距()发生少许改变，啸叫频率因此略有移动。

图19 自由射流大尺度涡结构脱落频率Fig.19 Shedding frequency of large-scale vortex structure of free jet

图20 射流冲击大尺度涡结构脱离频率Fig.20 Shedding frequency of large-scale vortex structure of jet impingement

进一步减小冲击距离(/<5)，斜板推进至第3～5个激波格栅，会直接影响激波啸叫的声源区域。图22是/=4的流动结构，冲击斜板之前只存在3个激波格栅，固壁之前形成Standoff激波，瞬时流动显示(见图22(b))与自由射流(见图18)相比，第3个激波格栅之后的剪切层涡结构大幅缩小，表明冲击斜板明显限制了剪切层不稳定波的发展。此时冲击斜板对啸叫频率的影响见图23(、为射流冲击产生的离散噪声频率，为方便对比，图中将不同状态的频谱沿纵轴进行平移)，显然原有啸叫受到抑制直至消失，但是射流冲击使频谱出现了新的离散噪声(虚线框)。其中=6 350 Hz，仔细观察自由射流和/=5的频谱中对应位置也出现凸起，表明射流冲击使更高频率的不稳定波得到放大，该频率的无量纲波长为=0.95，对应啸叫模态为轴对称模态即A模态。但是=4和=3时射流冲击已经能够产生超声速冲击纯音，因此并不能确定=3 850 Hz是否为啸叫。

图21 射流冲击流动结构 (L/D=7)Fig.21 Flow structure of jet impingement (L/D=7)

图22 射流冲击流动显示 (L/D=4)Fig.22 Flow visualization of jet impingement (L/D=4)

图23 L/D≤5时NBSPL频谱 (α=90°)Fig.23 NBSPL spectrum for L/D≤5 (α=90°)

在啸叫频率基本不变的基础上，定量研究冲击斜板(特别是/>5时)对激波啸叫幅值的影响，图24定义“1-A”为基频的绝对幅值，“1-dA” 为基频的相对幅值(啸叫相对周围宽频的高度)，即“1-dA”表征啸叫强度。二次谐频依此类推。

图24 激波啸叫绝对幅值和相对幅值Fig.24 Relative amplitude and absolute amplitude of shock screech

首先分析上游=120°，图25为冲击斜板影响下相应啸叫幅值对比，一个显著的特点是，=6～5时啸叫的绝对幅值有明显的抬升，这是冲击斜板靠近喷口时冲击噪声的增益作用(图26)， 3.2节已经对宽频噪声有类似的分析。Sinibaldi等测量喷口附近(相当于=180°，声波反馈路径)的噪声发现，当>5时，冲击平板仅仅增加平均声压级，啸叫强度保持不变，随着冲击距离的减小，啸叫绝对幅值的上升量与周围宽频声压级的上升量近似相等。但此次针对远场=120°的研究却发现，上游啸叫的强度随冲击位置的变化而变化，图26中不同冲击距离的相对幅值明显不同。此外根据图25还可以发现和的啸叫强度变化规律并不相同，“2-dA”曲线和“2-A”曲线存在相同的变化趋势，而“1-dA” 曲线和“1-A”曲线的变化趋势却并不相同。特别是在=5附近，的强度(图25(b)，2-dA)有所上升，而的强度(图25(b)，1-dA)却并没有随整体声压级的增加出现回升，这说明射流冲击对啸叫基频和二次谐频的影响明显不同。

图25 射流冲击上游激波啸叫幅值(α=120°)Fig.25 Amplitude of shock screech of jet impingement in upstream direction (α=120°)

图26 L/D=12和L/D=7时的NBSPL 频谱对比 (α=120°)Fig.26 NBSPL spectrum of L/D=12 and L/D=7 (α=120°)

进一步对边线=90°的啸叫幅值进行分析，与上游明显不同，图27表明在核心区外(/≥10)，边线啸叫幅值所有曲线随冲击距离的变化较小。值得指出的是二次谐频在边线辐射占优，此次测量发现啸叫强度“2-dA”曲线在/>5时几乎不受冲击斜板的影响。图28是不同冲击距离频谱(为方便对比啸叫幅值，在频率方向对/=7的频谱进行了平移)，与Sinibaldi等的观测结果类似的是，啸叫相对周围宽频的高度并没发生明显变化。不过，冲击斜板虽然没有影响啸叫强度，但是却降低了边线的平均声压级，而Sinibaldi等却指出射流冲击使声波反馈路径上(近场)的平均声压级增加。与已有文献单点观测相比，典型观测角度的分析说明了啸叫辐射特性的复杂性。

图27 射流冲击边线激波啸叫幅值 (α=90°)Fig.27 Amplitude of shock screech of jet impingement in sideline direction (α=90°)

图28 L/D=12和L/D=7的NBSPL 频谱对比 (α=90°)Fig.28 NBSPL spectrum of L/D=12 and L/D=7 (α=90°)

Tam认为啸叫不同谐频传播的指向性与非线性效应相关，其中包括声波的非线性传播和射流内部声源的非线性(大尺度涡结构向下游迁移)2方面因素。根据此次测量上游方向特别是啸叫基频的强度对射流冲击敏感的特点，可以猜测冲击斜板对啸叫可能的影响机制：大尺度涡结构撞击固壁产生与啸叫相关的非独立冲击噪声源，干扰了啸叫的观测结果(主要针对上游)；冲击斜板使射流内部啸叫基频声源的非线性发生变化。

4 结 论

在全消声室进行射流冲击实验，斜板角度65°，超声速欠膨胀射流名义马赫数=1.23，对冲击斜板侧面不同角度的远场噪声进行测量，结合高频PIV测量及流动显示，分析了不同冲击距离(30≥/≥2)下的噪声特性，重点讨论了3种噪声成分特别是激波噪声的频谱特点、相应流动结构特征以及啸叫强度变化，得出以下结论：

1) 冲击斜板显著改变远场噪声指向性，冲击位于核心区以内(<9，冲击距离小于9倍喷口直径)，上游噪声急剧增加，边线和下游噪声明显下降，<5时整个总声压级曲线在边线附近出现“凹陷”。

2) 减小冲击距离，斜板逐渐遮蔽或压缩湍流混合噪声的声源，下游噪声频谱整体上不断下降，并且其宽频峰值向低频转移。

3) 冲击位于核心区以外，宽带激波相关噪声几乎不受影响；冲击位于核心区以内，冲击噪声对边线辐射能力很弱，且宽带激波噪声下降，两者共同导致边线总声压级出现塌方，而此时冲击噪声则在上游整个宽频占据统治地位。

4) 核心区以内的冲击斜板使剪切层不稳定波无法像自由射流发展，即使啸叫频率变化很小，大尺度涡结构的流动模态也会发生变化，/=7时观测到非对称模态能够向轴对称模态转化，而/<5时甚至能够激发更高频率的不稳定波；定量分析表明，射流冲击使啸叫辐射特性变得复杂，/>5时，冲击斜板主要影响上游啸叫强度，就边线而言，二次谐频啸叫强度的稳定性较高，但冲击斜板使边线平均声压级下降。

致 谢

感谢CARDC曾波博士在高频PIV研究方面的精心指导。