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第９卷㊀第１期２０２４年１月气体物理ＰＨＹＳＩＣＳＯＦＧＡＳＥＳＶｏｌ.９㊀Ｎｏ.１Ｊａｎ.２０２４㊀㊀ＤＯＩ:１０.１９５２７/ｊ.ｃｎｋｉ.２０９６￣１６４２.１０７１双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞启动过程及其有效运行时间延长李创创１ꎬ㊀李志远１ꎬ㊀张振辉２ꎬ㊀吴㊀杰１(１.华中科技大学航空航天学院ꎬ湖北武汉４３００７４ꎻ２.中国空气动力研究与发展中心ꎬ四川绵阳６２１０００)ＳｔａｒｔｉｎｇＰｒｏｃｅｓｓｏｆａＤｏｕｂｌｅ￣ＴｈｒｏａｔＬｕｄｗｉｅｇＴｕｂｅＴｕｎｎｅｌａｎｄｔｈｅＥｘｔｅｎｓｉｏｎｏｆＩｔｓＥｆｆｅｃｔｉｖｅＲｕｎｎｉｎｇＴｉｍｅＬＩＣｈｕａｎｇｃｈｕａｎｇ１ꎬ㊀ＬＩＺｈｉｙｕａｎ１ꎬ㊀ＺＨＡＮＧＺｈｅｎｈｕｉ２ꎬ㊀ＷｕＪｉｅ１(１.ＳｃｈｏｏｌｏｆＡｅｒｏｓｐａｃｅＥｎｇｉｎｅｅｒｉｎｇꎬＨｕａｚｈｏｎｇＵｎｉｖｅｒｓｉｔｙｏｆＳｃｉｅｎｃｅａｎｄＴｅｃｈｎｏｌｏｇｙꎬＷｕｈａｎ４３００７４ꎬＣｈｉｎａꎻ２.ＣｈｉｎａＡｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｓＲｅｓｅａｒｃｈａｎｄＤｅｖｅｌｏｐｍｅｎｔＣｅｎｔｅｒꎬＭｉａｎｙａｎｇ６２１０００ꎬＣｈｉｎａ)摘㊀要:Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞是开展高超声速空气动力学实验基础研究的重要平台ꎮ但是ꎬ快开阀启动式高超声速Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞长期受快开阀影响ꎬ产生不同类型的来流扰动模态ꎮ双喉道气动布局可有效消除快开阀启动式高超声速Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞上游部件的扰动来源ꎬ但是会导致风洞有效运行时间大幅缩短ꎮ针对该问题ꎬ通过非定常数值模拟对双喉道气动布局高超声速Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞的启动特性进行研究ꎬ然后对第１喷管扩张段与稳定段进行了融合设计ꎬ研究了不同扩张角与稳定段组合对风洞启动时间以及流场品质的影响ꎮ结果表明ꎬ采用减小扩张角组合设计能够使双喉道气动布局高超声速Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞的有效运行时间提升近２０％ꎬ并且对下游实验段内的静态流场品质几乎无影响ꎬ有效提高了风洞的实验能力ꎮ同时ꎬ相较于较大的扩张角组合ꎬ较小的扩张角设计能够减少约１０％的总压损失ꎮ关键词:高超声速风洞ꎻＬｕｄｗｉｅｇ管风洞ꎻ双喉道布局ꎻ风洞启动特性ꎻ有效运行时间㊀㊀㊀收稿日期:２０２３￣０７￣０３ꎻ修回日期:２０２３￣０８￣１７第一作者简介:李创创(２０００ )㊀男ꎬ硕士ꎬ主要研究方向为高超声速空气动力学ꎮＥ￣ｍａｉｌ:２９３０３６９４００＠ｑｑ.ｃｏｍ通信作者简介:吴杰(１９８６ )㊀男ꎬ教授ꎬ主要研究方向为高速飞行器空气动力学㊁智能流动控制㊁高速风洞设计ꎮＥ￣ｍａｉｌ:中图分类号:Ｖ２１１.７５１㊀㊀文献标志码:ＡＡｂｓｔｒａｃｔ:ＴｈｅＬｕｄｗｉｅｇｔｕｂｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌｓｅｒｖｅｓａｓａｃｒｕｃｉａｌｔｅｓｔｉｎｇｇｒｏｕｎｄｆｏｒｆｕｎｄａｍｅｎｔａｌｓｔｕｄｉｅｓｏｆｈｙｐｅｒｓｏｎｉｃａｅｒｏｄｙ￣ｎａｍｉｃｓ.Ｈｏｗｅｖｅｒꎬｔｈｅｑｕｉｃｋ￣ｏｐｅｎｉｎｇｖａｌｖｅ￣ｓｔａｒｔｅｄｈｙｐｅｒｓｏｎｉｃＬｕｄｗｉｅｇｔｕｂｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌｈａｓｂｅｅｎａｆｆｅｃｔｅｄｂｙｔｈｅｑｕｉｃｋ￣ｏｐｅｎｉｎｇｖａｌｖｅｆｏｒａｌｏｎｇｔｉｍｅꎬｒｅｓｕｌｔｉｎｇｉｎｄｉｆｆｅｒｅｎｔｔｙｐｅｓｏｆｆｌｏｗｄｉｓｔｕｒｂａｎｃｅｍｏｄｅｓ.Ｔｈｅｄｏｕｂｌｅ￣ｔｈｒｏａｔａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｃｏｎｆｉｇｕ￣ｒａｔｉｏｎｃａｎｅｆｆｅｃｔｉｖｅｌｙｅｌｉｍｉｎａｔｅｔｈｅｄｉｓｔｕｒｂａｎｃｅｓｏｕｒｃｅｏｆｔｈｅｕｐｓｔｒｅａｍｃｏｍｐｏｎｅｎｔｓｏｆｔｈｅｑｕｉｃｋ￣ｏｐｅｎｉｎｇｖａｌｖｅ￣ｓｔａｒｔｅｄｈｙｐｅｒ￣ｓｏｎｉｃＬｕｄｗｉｅｇｔｕｂｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌꎬｂｕｔｉｔｗｉｌｌｌｅａｄｔｏａｓｉｇｎｉｆｉｃａｎｔｒｅｄｕｃｔｉｏｎｉｎｔｈｅｅｆｆｅｃｔｉｖｅｒｕｎｎｉｎｇｔｉｍｅｏｆｔｈｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌ.Ｉｎｏｒｄｅｒｔｏｓｏｌｖｅｔｈｉｓｐｒｏｂｌｅｍꎬｔｈｅｕｎｓｔｅａｄｙｎｕｍｅｒｉｃａｌｓｉｍｕｌａｔｉｏｎｗａｓｕｓｅｄｔｏｓｔｕｄｙｔｈｅｓｔａｒｔ￣ｕｐｃｈａｒａｃｔｅｒｉｓｔｉｃｓｏｆｔｈｅｈｙｐｅｒ￣ｓｏｎｉｃＬｕｄｗｉｅｇｔｕｂｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌｗｉｔｈｄｏｕｂｌｅ￣ｔｈｒｏａｔａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｃｏｎｆｉｇｕｒａｔｉｏｎ.Ｔｈｅｎꎬａｆｕｓｉｏｎｄｅｓｉｇｎｗａｓｃａｒｒｉｅｄｏｕｔｆｏｒｔｈｅｆｉｒｓｔｎｏｚｚｌｅｅｘｐａｎｓｉｏｎｓｅｃｔｉｏｎａｎｄｔｈｅｓｔａｂｌｅｓｅｃｔｉｏｎ.Ｔｈｅｅｆｆｅｃｔｓｏｆｄｉｆｆｅｒｅｎｔｃｏｍｂｉｎａｔｉｏｎｓｏｆｅｘｐａｎｓｉｏｎａｎｇｌｅｓａｎｄｓｔａｂｌｅｓｅｃ￣ｔｉｏｎｓｏｎｔｈｅｓｔａｒｔ￣ｕｐｔｉｍｅａｎｄｆｌｏｗｆｉｅｌｄｑｕａｌｉｔｙｏｆｔｈｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌｗｅｒｅｓｔｕｄｉｅｄ.ＴｈｅｒｅｓｕｌｔｓｓｈｏｗｔｈａｔｔｈｅｅｆｆｅｃｔｉｖｅｒｕｎｎｉｎｇｔｉｍｅｏｆｔｈｅｈｙｐｅｒｓｏｎｉｃＬｕｄｗｉｅｇｔｕｂｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌｗｉｔｈｄｏｕｂｌｅ￣ｔｈｒｏａｔａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｃｏｎｆｉｇｕｒａｔｉｏｎｃａｎｂｅｉｎｃｒｅａｓｅｄｂｙｎｅａｒｌｙ２０％ｂｙｕｓｉｎｇｔｈｅｃｏｍｂｉｎｅｄｄｅｓｉｇｎｏｆｒｅｄｕｃｉｎｇｔｈｅｅｘｐａｎｓｉｏｎａｎｇｌｅꎬａｎｄｔｈｅｓｔａｔｉｃｆｌｏｗｆｉｅｌｄｑｕａｌｉｔｙｉｎｔｈｅｄｏｗｎｓｔｒｅａｍｅｘ￣ｐｅｒｉｍｅｎｔａｌｓｅｃｔｉｏｎｉｓａｌｍｏｓｔｕｎａｆｆｅｃｔｅｄꎬｗｈｉｃｈｅｆｆｅｃｔｉｖｅｌｙｉｍｐｒｏｖｅｓｔｈｅｅｘｐｅｒｉｍｅｎｔａｌａｂｉｌｉｔｙｏｆｔｈｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌ.Ａｔｔｈｅｓａｍｅｔｉｍｅꎬｃｏｍｐａｒｅｄｗｉｔｈｔｈｅｌａｒｇｅｒｅｘｐａｎｓｉｏｎａｎｇｌｅｃｏｍｂｉｎａｔｉｏｎꎬｔｈｅｓｍａｌｌｅｒｅｘｐａｎｓｉｏｎａｎｇｌｅｄｅｓｉｇｎｃａｎｒｅｄｕｃｅｔｈｅｔｏｔａｌｐｒｅｓ￣ｓｕｒｅｌｏｓｓｂｙａｂｏｕｔ１０％.第１期李创创ꎬ等:双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞启动过程及其有效运行时间延长Ｋｅｙｗｏｒｄｓ:ｈｙｐｅｒｓｏｎｉｃｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌꎻＬｕｄｗｉｅｇｔｕｂｅｔｕｎｎｅｌꎻｄｏｕｂｌｅ￣ｔｈｒｏａｔｃｏｎｆｉｇｕｒａｔｉｏｎꎻｓｔａｒｔ￣ｕｐｃｈａｒａｃｔｅｒｉｓｔｉｃｓｏｆｗｉｎｄｔｕｎ￣ｎｅｌꎻｅｆｆｅｃｔｉｖｅｒｕｎｎｉｎｇｔｉｍｅ引㊀言高超声速飞行器由于其高速度㊁强机动㊁超远程等特点ꎬ是当今世界航空航天强国的研究热点ꎬ具有重要的军事战略意义及广阔的民用应用前景[１]ꎮ高超声速飞行器趋向于临近空间发展ꎬ在大气层内飞行时间长ꎬ所涉及的飞行环境㊁速度以及气体流动特性十分复杂ꎬ给气动研究带来了巨大挑战ꎮ通过近几十年的研究ꎬ研究人员在高超声速流动领域积累了大量的理论基础与经验ꎬ但是高超声速空气动力学仍存在诸多难点问题ꎮ虽然计算空气动力学已成为飞行器精确㊁高效设计的预测手段ꎬ但在高超声速流动领域由于流动机理十分复杂ꎬ如高超声速湍流建模㊁高温下多物理场耦合与非化学平衡状态等ꎬ数值方法不能完全刻画其流场演化[２￣５]ꎮ对于一些特殊的流动现象ꎬ如层流㊁湍流边界层转捩以及激波￣边界层相互作用机理[６ꎬ７]ꎬ目前还无普适的数值模型能够进行预测ꎬ因此需要通过地面气动试验与真实飞行试验相互配合来研究ꎬ以降低飞行器设计中的不确定性ꎮ虽然飞行试验能够获得丰富且更真实的试验数据ꎬ但飞行试验成本昂贵且测试手段也受到较大约束ꎮ同时常规超声速及高超声速风洞设备建设成本昂贵ꎬ风洞的运行和操作也较为复杂ꎬ提高了科研机构进行基础研究的门槛[８ꎬ９]ꎮ随着我国国防事业的发展ꎬ飞行器设计的战术技术指标要求不断提高ꎬ意味着对风洞试验技术也有了更高的要求ꎬ风洞试验趋向于高精度㊁低成本和精细化等方向发展[１０]ꎮ在高超声速风洞中ꎬＬｕｄｗｉｅｇ管风洞由于其基于中心膨胀波的运行模式ꎬ具有来流Ｒｅｙｎｏｌｄｓ数高㊁流场重复性好㊁流场稳定等优点[１１]ꎮ最初ꎬＬｕｄｗｉｅｇ[１２]将该设施设计为在高Ｒｅｙｎｏｌｄｓ数下进行亚声速/跨声速试验的低成本替代方案ꎮ由于Ｌｕｄ￣ｗｉｅｇ管风洞具有能够产生低湍流均匀自由来流的优点ꎬ后来被用于高超声速试验[１３ꎬ１４]ꎮ典型Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞由长直储气段㊁Ｌａｖａｌ喷管㊁试验段和真空罐组成ꎬ通过这种设施可以产生相对较长的运行时间(０.１~０.２ｓ)㊁较大的试验截面和较高的Ｒｅｙｎｏｌｄｓ数(５ˑ１０６~５０ˑ１０６ｍ－１)的高超声速流场ꎮ为了进一步提高Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞的运行效率ꎬ德国宇航院Ｋｏｐｐｅｎｗａｌｌｎｅｒ等[１５]研制了适用于Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞的快开阀控制系统ꎬ大幅度提高了该类风洞的试验效率ꎬ并降低了风洞的运行成本ꎮ虽然Ｌｕｄ￣ｗｉｅｇ管风洞能够以较低的建设和运行成本实现高质量的高超声速流场ꎬ但其存在以下不足:首先ꎬＬｕｄｗｉｅｇ管风洞的设计Ｍａｃｈ数单一ꎬ向低宽Ｍａｃｈ数拓展存在困难[１６]ꎮ其次ꎬ由于气体重力作用ꎬ储气段内气体加热不均匀ꎬ从而产生较大的熵波扰动[１７ꎬ１８]ꎮ再者ꎬ快开阀对Ｌａｖａｌ喷管喉部上游流场的干扰会增加试验段自由流扰动幅值[１９]ꎻ同时ꎬ阀门形成的涡脱落也会在风洞流场中引入一定的涡波扰动[２０]ꎮ上述扰动源的引入会显著降低风洞的流场品质ꎮ为了将高Ｍａｃｈ数Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞向中低Ｍａｃｈ数扩展ꎬＷｕ等[２１]基于常规高超声速Ｌｕｄｗｉｅｇ管采用双喉道气动布局ꎬ即额外增加１个Ｌａｖａｌ喷管和用于连接两个喷管的稳定段ꎻ第１喷管和稳定段联合起到节流作用ꎬ可以低成本地实现将原有的Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞向多个运行Ｍａｃｈ数扩展ꎮ此外ꎬ采用双喉道布局Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞自由流扰动的特征表明ꎬ稳定段可以相当大程度地消除来自快开阀及其他上游组件产生的干扰ꎮＳｃｈｒｉｊｅｒ等[２２]也采用了相同设计ꎬ通过串联喷管的配置实现了风洞由高Ｍａｃｈ数流动到低Ｍａｃｈ数的转变ꎮ国内高亮杰等[２３ꎬ２４]详细分析了该气动布局风洞喷管的工作模态ꎬ并采用非定常数值模拟技术研究了风洞的启动特性ꎬ实现不同Ｍａｃｈ数下的尺寸匹配ꎮ然而ꎬ按照Ｗｕ等[１７]的设计思路ꎬＬｕｄｗｉｅｇ管风洞只能向低Ｍａｃｈ数工况拓展ꎬ传统的高超声速Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞要消除来自Ｌａｖａｌ喷管上游部件的干扰仍存在较大难度ꎮ同时ꎬＷｕ等[１７]的设计中第１喷管的喉道面积比第２喷管要小得多ꎬ导致两个喉道之间产生较大的总压损失ꎬ会影响风洞的气动性能ꎮ针对该问题ꎬＬｉ等[１６]设计了一种双喉道气动布局的Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞ꎬ使风洞的第２喉道截面积小于第１喉道ꎬ数值模拟与实验结果均验证了该方案可行ꎬ大幅提升了高超声速来流的流场品质ꎬ且总压损失较小ꎮ但是ꎬ由于第１Ｌａｖａｌ喷管和稳定段的引入ꎬ使该风洞的启动时间较长ꎬ因此须对其启动过程进行进一步优化分析ꎬ以期缩短采用该类气动布局风洞的启动时间ꎮ针对该问题ꎬ对该双喉道布局的Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞启动特性进行深入研究ꎬ并重点对缩短风洞启动过程进行优化ꎮ文章首９５气体物理２０２４年㊀第９卷先介绍采用该双喉道气动布局的Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞的工作原理ꎻ之后ꎬ对风洞的启动过程进行非定常数值模拟与分析ꎻ而后ꎬ将对第１段Ｌａｖａｌ喷管与稳定段进行融合设计ꎬ并分析其对风洞的启动过程和流场品质的影响ꎻ最后ꎬ根据数值模拟结果ꎬ确定进一步缩短采用该双喉道气动布局的Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞运行时间的有效设计ꎮ１㊀双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞设计１.１㊀双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞运行原理该双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞结构与Ｗｕ等[１７]以及Ｓｃｈｒｉｊｅｒ[２５]描述的相似ꎬ但由于第１喷管与第２喷管的喉道面积比大于１ꎬ导致其工作原理完全不同ꎮ采用第１喉道较大的布局方式可以消除风洞稳定运行时第１喉道处的激波结构和由双喉道面积比引入的压力损失ꎬ其气动布局如图１所示ꎮ快开阀开启瞬间ꎬ储气段内的高温高压气体首先通过第１喷管ꎬ并在第１喷管喉道处发生壅塞ꎮ随后气体通过稳定段ꎬ在第２喷管喉道处再次发生壅塞ꎬ而后流动沿第２喷管扩张至设计的超声速流动ꎮ此时第１和第２喷管喉道处的流动均为声速流动ꎬ膨胀波(图１中的ＯＡ和ＯＢ)向上游传播到储气段中ꎮ在该过程中ꎬ第１喷管和第２喷管中的流动符合一维等熵流动控制方程ꎮ稳定段内气体的总压和总温用Ｐ１和Ｔ表示ꎬ储气段中气体总压和总温用Ｐ０和Ｔ０表示ꎮ流场建立初期ꎬ流经第１和第２喉道的气体质量流量均可由下面的最大质量流量公式表示ꎬ其中Ａ∗对应喷管喉道截面积ꎮｍ＝Ｐ０ꎬ１Ｔ０ꎬ１Ａ∗γＲ２γ＋１æèçöø÷γ＋１２γ－２在风洞的整个流场中ꎬ忽略热传导ꎬ可认为是绝热过程(Ｔ０＝Ｔ１)ꎮ由于第１喉道面积大于第２喉道面积且Ｐ０大于Ｐ１ꎬ所以风洞启动过程中流经第１喉道的质量流量大于第２喉道ꎮ稳定段内的气体质量增加使压力Ｐ１上升ꎬ进而使通过第２喉道的质量流量增大ꎬ同时稳定段内的流动逐渐转变为亚声速流动ꎬ随后流经第１喉道的质量流量开始减小ꎮ一段时间后通过两喉道的质量流量会达到平衡ꎬ此时风洞处于稳定运行状态ꎬ声速点位于第２喉道ꎬ第２喉道为整个流道的几何喉道ꎮ当膨胀波系经储气段末端反射回来到达第１喉道时ꎬ风洞１个运行周期结束ꎬ快开阀随后关闭ꎮ该风洞布局中ꎬ稳定段内的主要扰动来源是阀门的涡脱落和第１喷管与稳定段交接处附近的流动分离ꎬ都属于涡波扰动ꎬ扰动形式较为单一ꎮ该气动布局总压损失较小ꎬ并且在稳定段中容易设计整流措施ꎬ因此通过该风洞实验平台可以获得更高质量的自由来流ꎮ但这种气动布局会使风洞的启动耗时较长ꎬ须对其启动过程进行研究ꎮ图１㊀新型双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞运行原理图Ｆｉｇ.１㊀Ｏｐｅｒａｔｉｏｎｐｒｉｎｃｉｐｌｅｏｆｎｅｗｄｏｕｂｌｅ￣ｔｈｒｏａｔＬｕｄｗｉｅｇｔｕｂｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌ[１６]１.２㊀第１Ｌａｖａｌ喷管与稳定段设计风洞运行稳定时ꎬ第１喷管与稳定段内的流动均为亚声速流动ꎬ所以无须使用特征线法进行设计ꎮ同时在第１喷管喉道出口处预期会存在微弱的射流效应ꎬ在靠近壁面区域可能存在流动分离ꎬ因此第１喷管型线无须进行精细化设计ꎮ其中ꎬ第１喷管收缩段采用Ｗｉｔｏｓｚｙｎｓｋｉ方法ꎬ其型线表达式如下ｙ＝ｙ∗１－１－ｙ０ｙｉæèçöø÷２éëêêùûúú１－ｘ２Ｌ２ｉæèçöø÷２１＋ｘ２３Ｌ２ｉæèçöø÷３０６第１期李创创ꎬ等:双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞启动过程及其有效运行时间延长式中ꎬｙ为横坐标为ｘ处的截面半径ꎬｙ０为喉部半径ꎬｙｉ为收缩段入口半径ꎬＬｉ为收缩段长度ꎮ为了方便实现第１喷管与稳定段的融合设计ꎬ喷管扩张段出口采用５次曲线并引出与之相切的直线与稳定段相连ꎬ保证了第１喉道出口处的光滑过渡ꎬ避免在该位置处产生激波干扰ꎮ第１喷管与稳定段的整体示意图如图２所示ꎬ扩张段５次曲线公式如下ｙ－ｙ０ｙｏｕｔ－ｙ０＝１＋１０ｘＬｅｘｐæèçöø÷３＋１５ｘＬｅｘｐæèçöø÷４＋６ｘＬｅｘｐæèçöø÷５式中ꎬｙｏｕｔ为扩张段出口半径ꎬＬｅｘｐ为扩张段长度ꎮ图２㊀第１Ｌａｖａｌ喷管示意图Ｆｉｇ.２㊀ＳｋｅｔｃｈｏｆｔｈｅｆｉｒｓｔＬａｖａｌｎｏｚｚｌｅ第１喷管的收缩段和扩张段的出口半径与稳定段保持一致ꎬ稳定段和扩张段总长保持不变ꎬ因此喷管扩张角θ的大小决定了稳定段和扩张段的长度ꎮ稳定段的设计依赖于其内的流动状态ꎬ为了使经过第１喷管加速后的流场便于通过阻尼材料进行整流来获得高质量流场ꎬ稳定段内的流速通常被限制在Ｍａ＝０.１ꎮ根据Ｍａｃｈ￣面积关系式ꎬ可由第１喉道面积获得稳定段半径ꎬ而第１喉道面积受限于第１喉道与第２喉道面积比ꎮ本次计算的风洞气动外形尺寸参考华中科技大学Φ０.２５ｍ口径Ｍａｃｈ数６Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞[２６]ꎬ在本次计算中第１喉道与第２喉道截面面积比为２.２６ꎬ稳定段出口到第１喉道的距离为７２０ｍｍꎬ第１喷管扩张角为１７ʎꎬ第２喷管长度为１４００ｍｍꎮ１.３㊀数值设置使用ＳＵ２代码对该风洞的启动过程进行非定常Ｒｅｙｎｏｌｄｓ平均Ｎａｖｉｅｒ￣Ｓｔｏｋｅｓ(ＵＲＡＮＳ)模拟ꎬＳＵ２代码能够预测高超声速流经复杂几何形状周围的黏性流动[２７ꎬ２８]ꎮ在本计算中ꎬ采用的湍流模式为标准ＭｅｎｔｅｒＳＳＴ两方程湍流模型[２９ꎬ３０]ꎬ对流项格式采用２阶迎风格式[３１ꎬ３２]ꎮ出于稳定性考虑ꎬ采用双时间格式ꎬ并将物理时间步长限制为Δｔ＝１０－６ｓꎮ每个物理时间步长的子迭代次数为４０ꎬ确保残差能够减少至少４个数量级ꎮ为了得到精确的结果ꎬ流场采用结构化网格ꎬｙ＋均取１左右ꎬ部分网格与边界条件如图３所示ꎮ储气段总长为２２ｍꎬ图中未完全画出ꎮ第２Ｌａｖａｌ喷管沿流向和垂向的网格数目为４８０ˑ６０ꎬ其余部分的网格生成采用了类似的网格密度ꎬ并对喷管壁面处的网格进行加密处理ꎮ流场的边界条件定义如下:风洞出口定义为压力出口ꎬ所有的壁面指定为绝热无滑移壁面边界条件ꎬ风洞轴线采用轴对称边界条件ꎮ图３㊀网格划分与边界条件设置Ｆｉｇ.３㊀Ｍｅｓｈｔｏｐｏｌｏｇｙａｎｄｂｏｕｎｄａｒｙｃｏｎｄｉｔｉｏｎｓｏｆｆｌｏｗｆｉｅｌｄ风洞启动时ꎬ快开阀可在５ｍｓ内完成启闭ꎬ快开阀开启过程对风洞启动过程的影响几乎可以忽略不计ꎮ因此在快开阀与Ｌａｖａｌ喷管喉部的接触面上布置了１个数值膜片ꎬ以初始化流场并进行时间瞬态模拟ꎮ储气段的初始条件为总压１ＭＰａ和总温４３４Ｋꎬ出口设置为压力出口条件ꎬ出口压力为１００Ｐａꎬ单位Ｒｅｙｎｏｌｄｓ数为Ｒｅ/ｌ＝１.０６ˑ１０７ｍ－１ꎮ赵家权等[３３]通过将ＳＵ２计算的结果与其他求解器进行比较ꎬ检验了其求解高超声速流场的能力ꎬ结果表明ＳＵ２和其他求解器吻合良好ꎬ可用于高超声速管道流动模拟ꎮ２㊀数值结果与分析２.１㊀双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞的启动过程分析目前对该气动布局风洞启动过程研究较少且不够深入ꎬ因此着重对风洞的启动过程进行分析ꎮ为了对风洞的启动过程有进一步的理解ꎬ并确定该气动布局的可用性ꎬ以及更好地对第１喷管与稳定段进行融合设计ꎬ对该风洞的启动过程进行了非定常数值模拟ꎮ图４展示了阀门开启后１~３０ｍｓ时刻从快开阀到试验段的Ｍａｃｈ数分布情况ꎮ阀门开启后ꎬ流动在初始高压比作用下首先在第１喷管喉道处达１６气体物理２０２４年㊀第９卷到声速ꎬ然后超声速流动迅速占据整个稳定段并在第２喉道入口处形成壅塞流动ꎮ此时ꎬ第１和第２喉道处的流动均为声速流动ꎬ流动经过第２喷管膨胀加速至高超声速ꎬ并在试验段内形成不稳定的高超声速流动ꎮ在ｔ＝２ｍｓ时ꎬ为了匹配两喉道截面处的流量ꎬ稳定段内的压力开始增加ꎬ第２喉道入口处的流动开始由超声速流动转变成亚声速流动并在收缩段内形成一个亚声速流动区ꎻ该亚声速流动区逐渐沿风洞壁面向上游发展ꎬ在ｔ＝５ｍｓ时亚声速流动占据整个稳定段ꎮ之后第１喷管处开始出现微弱的射流现象ꎬ并随时间逐渐增强然后减弱ꎬ最后在ｔ＝３０ｍｓ时完全消失ꎮ此时风洞的流场已经建立ꎬ第１喷管与稳定段内的流动完全为亚声速流动ꎮ图４㊀风洞启动过程中不同时刻的Ｍａｃｈ数云图Ｆｉｇ.４㊀Ｍａｃｈｎｕｍｂｅｒｃｌｏｕｄｃｈａｒｔａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｔｉｍｅｓｄｕｒｉｎｇｔｈｅｓｔａｒｔ￣ｕｐｐｒｏｃｅｓｓｏｆｔｈｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌ密度梯度云图反映了风洞启动过程中流场内部的激波结构(如图５所示)ꎮ风洞启动瞬间ꎬ超声速气流通过第１喉道并在第１喷管与稳定段的交接处产生斜激波ꎮ由于风洞流场的对称性ꎬ斜激波会在风洞轴线上汇聚ꎬ之后在风洞壁面与轴线间来回反射ꎮ由于能量的耗散ꎬ激波强度沿流向逐渐衰减ꎮ随着稳定段内压力升高ꎬ第２喉道入口处的激波结构开始消失并逐渐向上游过渡ꎮｔ＝５ｍｓ时稳定段内的流动比较稳定ꎬ第１喷管处于欠膨胀状态ꎬ但却呈现典型过膨胀激波特征ꎮ激波后的逆压梯度导致边界层与喷管壁面分离ꎬ在靠近壁面两侧形成λ形激波ꎮ随着稳定段与储气段出口压力比的进一步升高ꎬ激波逐渐向第１喷管喉道处靠近ꎬ并伴随出现一系列的激波串ꎬ激波串的强度随时间逐渐减弱并消失ꎮ在ｔ＝３０ｍｓ时稳定段内流动完全为亚声速流动ꎬ因此不存在激波结构ꎮ图５㊀风洞启动过程中不同时刻的密度梯度云图Ｆｉｇ.５㊀Ｄｅｎｓｉｔｙｇｒａｄｉｅｎｔｃｌｏｕｄｃｈａｒｔａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｔｉｍｅｓｄｕｒｉｎｇｔｈｅｓｔａｒｔ￣ｕｐｐｒｏｃｅｓｓｏｆｔｈｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌ为了更清楚地了解稳定段内的流动情况ꎬ图６给出了不同时刻稳定段内沿轴向的动量及流线云图ꎮｔ＝１ｍｓ时ꎬ在第２喉道入口处ꎬ由于超声速气流流动发生壅塞而形成流动分离区ꎮ该流动分离区内的涡卷成股旋转着沿风洞壁面向上游流去ꎬ并最终汇聚在第１喷管与稳定段的交接位置处ꎬ在后续过程中导致了激波串的出现ꎮ即使流动达到稳定后ꎬ稳定段内也存在较大的流动分离区ꎬ第１喉道的核心流动区域从壁面分离ꎬ该处的流动以恒定的面积向下游流去ꎮ由于流动分离区集中在第１喷管与稳定段交接位置处ꎬ该区域内的流动可能会对稳定段内的流动产生新的干扰ꎬ该扰动可能通过第２喉道进而对下游试验段内的流场产生影响ꎮ流动分离区的存在也会增加试验段内的总压损失ꎮ图６㊀风洞启动过程中不同时刻沿轴线方向动量云图Ｆｉｇ.６㊀Ｍｏｍｅｎｔｕｍｃｌｏｕｄｃｈａｒｔａｌｏｎｇｔｈｅａｘｉｓｄｉｒｅｃｔｉｏｎａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｔｉｍｅｓｄｕｒｉｎｇｔｈｅｓｔａｒｔ￣ｕｐｐｒｏｃｅｓｓｏｆｔｈｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌ为了分析该风洞启动时的流动演化过程ꎬ在图４所示的４个特殊流向位置提取Ｍａｃｈ数和静压以及总压随时间变化的数据进行分析(如图７所示)ꎮ其中位置１~４分别位于储气段出口㊁稳定段入口㊁稳定段出口和试验段内位置处ꎬ数据提取点距离风洞轴线法向１０ｍｍ处ꎮ２６第１期李创创ꎬ等:双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞启动过程及其有效运行时间延长(ａ)ｓｌｏｔ１㊀㊀㊀(ｂ)ｓｌｏｔ２(ｃ)ｓｌｏｔ３㊀㊀５．００(ｄ)ｓｌｏｔ４图７㊀沿双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞不同位置的压力和Ｍａｃｈ数随时间的变化Ｆｉｇ.７㊀ＶａｒｉａｔｉｏｎｏｆｐｒｅｓｓｕｒｅａｎｄＭａｃｈｎｕｍｂｅｒｗｉｔｈｔｉｍｅａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｌｏｃａｔｉｏｎｓａｌｏｎｇｔｈｅｄｏｕｂｌｅ￣ｔｈｒｏａｔＬｕｄｗｉｅｇｔｕｂｅ储气段出口处(如图７(ａ)所示)的Ｍａｃｈ数在２０ｍｓ前后先增大后减小ꎬ在４０~１００ｍｓ之间基本保持不变ꎬ对应于双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞的有效运行时间ꎮ储气段出口处压力在启动过程中先下降ꎬ直到第１喉道不存在声速流动ꎻ此时第１喉道处激波串完全消失ꎬ储气段压力才开始逐渐上升ꎬ通过第１喉道质量流量开始减小ꎮ然后储气段压力维持稳定并存在９％的总压损失ꎬ１００ｍｓ后膨胀波再次到达快开阀ꎬ风洞一个运行周期结束ꎮ在稳定段入口处(如图７(ｂ)所示)ꎬＭａｃｈ数一开始由于流动膨胀而增加ꎬ随后稳定段内Ｍａｃｈ数下降到亚声速流动ꎮ风洞运行时ꎬ由于稳定段入口Ｍａｃｈ数仍然较高ꎬ稳定段入口静压值与总压值相比较小ꎮ值得注意的是ꎬ在１０ｍｓ前ꎬ稳定段入口Ｍａｃｈ数和压力存在两次急剧的波动ꎮ从前面的分析可以看出ꎬ第１次波动是由流动在第２喉道处发生壅塞㊁亚声速区向上游过渡导致的ꎬ而第２次波动是受此处激波串的出现和消失的影响ꎮ在稳定段出口(如图７(ｃ)所示)观察到同样现象ꎬ但两次Ｍａｃｈ数波动的幅值明显减小ꎮ随后Ｍａｃｈ数又出现明显的上升和下降趋势ꎮ该趋势是由第１喷管处的射流效应导致的ꎬ从侧面反映了当激波串逐渐消失时ꎬ随后射流效应的影响区域逐渐扩大然后又逐渐减小ꎮ从位置１ꎬ２ꎬ３中的压力变化可以看出ꎬ稳定段内的质量流量匹配过程以第１喉道不存在声速流动为节点ꎬ可以分为两个阶段:在０~１８ｍｓ时间段内通过第１喉道的质量流量基本不变ꎬ而通过第２喉道的质量流量逐渐增大ꎬ该阶段稳定段内的流场结构复杂ꎬ流动较为混乱ꎬ是流场结构趋于稳定的过程ꎻ在１８~３４ｍｓ时间段内ꎬ通过第１喉道的质量流量逐渐减小而通过第２喉道的质量流量逐渐增大ꎬ该阶段稳定段内流动为亚声速流动ꎬ无激波结构存在ꎬ是储气段与稳定段内压力的匹配过程ꎮ图７(ｄ)描绘了试验段内Ｍａｃｈ数和压力的演化过程ꎬ其中前３０ｍｓ是流场演化所需的时间ꎻ３０~１００ｍｓꎬ风洞处于稳定运行状态ꎬＭａｃｈ数和压力基本保持不变ꎮ风洞稳定运行时ꎬ从储气段到试验段中的总压基本保持不变ꎬ并维持在０.９ＭＰａ左右ꎮ由此说明ꎬ该气动布局带来的额外总压损失基本可以忽略不计ꎬ总压损失主要来源于风洞启动时产生３６气体物理２０２４年㊀第９卷的总压损失ꎮ从图７(ｃ)㊁(ｄ)可以看出ꎬ压力在稳定段内达到稳定大约需要３４ｍｓꎬ这意味着该双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞的有效运行时间为７０ｍｓꎮ值得注意的是ꎬ静压达到稳定所需的时间比Ｍａｃｈ数要长ꎮ因此ꎬ应以试验段静压幅值波动小于１％为判断标准来评价后续风洞试验段的有效运行时间ꎮ为了说明试验段内距离风洞轴线法向１０ｍｍ处的提取点数据能够用来评估风洞的有效运行时间ꎬ选取距离风洞轴线法向１０ꎬ２０ꎬ３０ꎬ４０ｍｍ处数据进行分析(如图８所示)ꎮ可以看到不同位置点所体现的风洞有效运行时间基本相同ꎬ采用距离风洞轴线１０ｍｍ位置处的提取点可以用来评估风洞的有效运行时间ꎮ图８㊀试验段内不同法向位置静压分布Ｆｉｇ.８㊀Ｓｔａｔｉｃｐｒｅｓｓｕｒｅｄｉｓｔｒｉｂｕｔｉｏｎａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｎｏｒｍａｌｌｏｃａｔｉｏｎｓｉｎｔｈｅｔｅｓｔｓｅｃｔｉｏｎ为了进一步了解风洞稳定运行时稳定段内的流动情况ꎬ图９给出了风洞启动后６０ｍｓꎬ距离稳定段入口处０ꎬ０.２ꎬ０.４ꎬ０.６ｍ位置处Ｍａｃｈ数沿轴线法向方向的分布情况ꎮ可以看到ꎬ稳定段内依然存在微弱的射流效应ꎬ流动沿着稳定段发展ꎬ流速降低的同时流动会更加均匀ꎮ流动在稳定段出口处的Ｍａ<０.１ꎬ能够满足稳定段的设计要求ꎬ一般来说稳定段越长其匀流效果越好ꎬ但会带来更长的风洞启动时间ꎮ２.２ 扩张段与稳定段优化设计对图６的分析发现ꎬ流动分离区主要集中在扩张段与稳定段的交接位置处ꎬ因此可以通过减小扩张段的扩张角并保持稳定段与扩张段总长不变ꎬ使喷管壁面占据部分分离区来减少稳定段内流场的演化时间ꎬ进而减少风洞的启动时间ꎮ图９㊀稳定段不同位置处Ｍａｃｈ数沿轴线法向分布Ｆｉｇ.９㊀Ｍａｃｈｎｕｍｂｅｒｄｉｓｔｒｉｂｕｔｉｏｎａｌｏｎｇｔｈｅｎｏｒｍａｌｄｉｒｅｃｔｉｏｎｏｆｔｈｅａｘｉｓａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｌｏｃａｔｉｏｎｓｉｎｔｈｅｓｔａｂｌｅｓｅｃｔｉｏｎ为了研究不同扩张角与稳定段组合对风洞启动时间以及稳定段内流场品质的影响ꎬ对扩张角为１７ʎꎬ６.７ʎꎬ４.１ʎ和３.２ʎ的风洞进行非定常数值模拟ꎮ随着扩张角减小ꎬ扩张段变长而稳定段相对变短ꎬ图１０给出了风洞启动后１ｍｓ和１５ｍｓ时不同扩张角和稳定段组合下沿轴向密度梯度云图ꎮ在ｔ＝１ｍｓ时ꎬ随着扩张角减小ꎬ由于第１喷管与稳定段交接处的拐角增大ꎬ形成的斜激波有明显减弱ꎬ同时稳定段变短会使稳定段内的激波结构更少ꎮ在ｔ＝１５ｍｓ时ꎬ随着扩张角减小ꎬ在第１喉道下游附近的激波串数量逐渐减少ꎬ说明较小扩张角稳定段内的流场演化速度更快ꎬ即压力匹配的第１阶段完成更快ꎮ对不同扩张角与稳定段组合下沿风洞轴线动量以及流线分布云图进行分析(见图１１)ꎮｔ＝１ｍｓ时ꎬ第２喉道入口处的流动分离区并没有随扩张角的减小产生明显变化ꎮ在ｔ＝１５ｍｓ时ꎬ对于不同扩张角与稳定段组合ꎬ流动分离区主要分布在稳定段内动量较低的区域ꎬ且随扩张角减小而减小ꎻ而较高动量区域为流动的核心区域ꎬ其分布基本一致ꎮ这说明改变扩张角会影响稳定段内分离区大小ꎬ而基本不会对稳定段内核心区域内流动产生较大影响ꎮ(ａ)ｔ＝１ｍｓ４６第１期李创创ꎬ等:双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞启动过程及其有效运行时间延长(ｂ)ｔ＝１５ｍｓ图１０㊀不同扩张角下沿轴线方向上密度梯度分布云图Ｆｉｇ.１０㊀Ｄｅｎｓｉｔｙｇｒａｄｉｅｎｔｃｌｏｕｄｃｈａｒｔａｌｏｎｇｔｈｅａｘｉｓｄｉｒｅｃｔｉｏｎａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｅｘｐａｎｓｉｏｎａｎｇｌｅｓ(ａ)ｔ＝１ｍｓ(ｂ)ｔ＝１５ｍｓ图１１㊀不同扩张角下沿轴线方向上动量分布云图Ｆｉｇ.１１㊀Ｍｏｍｅｎｔｕｍｃｌｏｕｄｃｈａｒｔａｌｏｎｇｔｈｅａｘｉｓｄｉｒｅｃｔｉｏｎａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｅｘｐａｎｓｉｏｎａｎｇｌｅｓ为了分析不同扩张角与稳定段组合对风洞启动时间的影响ꎬ取不同扩张角下位置１ꎬ３ꎬ４处的Ｍａｃｈ数和压力分布随时间变化曲线如图１２~１４所示ꎮ从图１２(ａ)㊁(ｂ)可以看出ꎬ储气段入口处Ｍａｃｈ数在１０~２０ｍｓ之间的峰值随扩张角减小而降低ꎬ达到稳定的时刻逐渐提前ꎮ储气段入口处的压力变化反映了稳定段内质量流量匹配的第１阶段与第２阶段所需时间随扩张角减小均缩短ꎬ说明较小扩张角与稳定段组合加速了风洞的启动过程ꎮ稳定段出口处的Ｍａｃｈ数和压力(如图１３(ａ)㊁(ｂ)所示)达到稳定的时间随扩张角减小逐渐提前ꎮ风洞运行时ꎬＭａｃｈ数会随着扩张角减小而有略微增大但压力基本保持不变ꎬ可能是由于稳定段越短匀流效果越差ꎬ同时受第１喉道射流效应的影响越大ꎮ从图１４(ａ)㊁(ｂ)两图可以得出结论ꎬ不同扩张角与稳定段组合几乎不会对风洞稳定运行时试验段内Ｍａｃｈ数和压力产生影响ꎬ较小扩张角组合可以明显提高风洞的有效运行时间ꎮ由于风洞的有效运行时间应以试验段内静压幅值波动小于１％作为判断标准ꎬ依照此判断标准ꎬ扩张角为１７ʎꎬ６.７ʎꎬ４.１ʎ和３.２ʎ对应的启动时刻为３４ꎬ２９ꎬ２２ꎬ１８ｍｓꎬ对应的结束时刻均为１０４ｍｓꎬ因此相应的风洞有效运行时间分别为７０ꎬ７５ꎬ８２ꎬ８６ｍｓꎮ通过采用减小扩张角并保持扩张段与稳定段总长不变的方式ꎬ风洞有效运行时间增加将近１６ｍｓꎬ相较之前提升了约２０％ꎬ大大提高了风洞的试验能力ꎬ这对于高超声速风洞设施来说十分关键ꎮ(ａ)Ｍａｃｈｎｕｍｂｅｒ(ｂ)Ｓｔａｔｉｃｐｒｅｓｓｕｒｅ图１２㊀位置１处不同扩张角下Ｍａｃｈ数和压力随时间的变化Ｆｉｇ.１２㊀ＶａｒｉａｔｉｏｎｏｆＭａｃｈｎｕｍｂｅｒａｎｄｐｒｅｓｓｕｒｅｗｉｔｈｔｉｍｅａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｅｘｐａｎｓｉｏｎａｎｇｌｅｓａｔｓｌｏｔ１ｐｏｓｉｔｉｏｎ５６。
某超轻型飞机的方案设计刍议近年来，超轻型飞机的发展引起了我国航空界人士和使用部门的极大关注，主要原因在于超轻型飞机具有轻便、安全、使用要求低、能在草地短距起降、易于操作、价格便宜等特点，可广泛应用于农林牧业、勘探、航空摄影、航空体育运动和旅游等，因此超轻型飞机的发展能够促进我国通用航空事业的迅速发展，是通用航空技术发展的方向之一。
本文结合传统的飞机方案设计方法，提出一套超轻型飞机方案设计的步骤。
根据飞机的设计标准，提出超轻型飞机的设计参数要求并完成飞机的布局形式设计。
本文只完成飞机的方案设计，将来下一阶段的设计会结合本论文的数据继续进行。
1 方案设计阶段的任务在飞机的方案设计阶段，主要完成飞机的总体布局、动力装置选型、主要参数确定等方面的内容，目的是确定能够满足设计要求的飞机方案的主要特征和参数，为后续的初步设计和详细设计奠定基础。
本文的方案设计首先对现存的超轻型飞机进行资料的收集与整理，分析现存的超轻型飞机的布局形式，如机翼位置、起落架位置、尾翼位置、螺旋桨位置，得到最好的新型飞机的布局形式；其次对现存超轻型飞机的性能参数进行分析，得到新型飞机最佳的性能参数要求；最后对飞机的外形进行设计，主要包括机身的外形设计、机翼的外形设计、尾翼的外形设计、起落架的位置设计、发动机的选择等。
2 飞机的布局外形设计2.1 飞机的机身外形设计新型超轻型飞机主要用于娱乐飞行，所以飞机的结构尽量简单。
由于后机身采用尾杆式，因此机身外形设计的难点在驾驶舱的外形设计，而驾驶舱的外形设计要满足有足够的空间、飞行员的舒适性、良好的视野、容易进出，最关键的是要保证飞行员的舒适性，即保证飞行员有足够的伸展空间以及良好的坐姿，因此这里主要按照人机工程的合理性进行设计的，此外，座舱的设计还要保证飞行员的最佳视野，这里飞行员的尺寸参考GB 10000-88和GB/T 14779-93要求，样本采用男性中等身材即50百分位的尺寸，图1为飞行员的坐姿及飞行员的视线与水平线的夹角图。
基于特征的数控编程技术在航空企业的推广应用李强;李迎光;刘旭;汤立民【摘要】针对国内航空企业飞机结构件数控编程中存在的重复工作量大、效率低、质量不稳定、规范性差等问题,通过面向多主机厂推广基于特征的数控编程技术,切实提高飞机结构件数控编程的效率与质量.首先概述了基于特征的快速程编(FBM NUAA)系统的整体架构,并且介绍了基于特征的数控编程技术在多家主机厂中的推广与应用情况,以及前期推广中遇到的问题,并提出了解决方案.根据多主机厂多机型过百项飞机结构件的实际应用结果表明采用基于特征的快速程编系统进行数控编程,刀轨平均自动生成率超过90％,编程时间较传统编程方式平均缩短70％以上.【期刊名称】《航空制造技术》【年(卷),期】2016(000)006【总页数】6页(P58-63)【关键词】飞机结构件;数控编程;特征技术;FBM NUAA;系统应用【作者】李强;李迎光;刘旭;汤立民【作者单位】南京航空航天大学机电学院,南京210016;南京航空航天大学机电学院,南京210016;南京航空航天大学机电学院,南京210016;中航工业成都飞机工业(集团)有限责任公司数控加工厂,成都610091【正文语种】中文飞机结构件是构成飞机机体骨架和气动外形的重要组成部分，主要包括框、梁、肋等多种类型[1]。
新一代飞机的高指标也对其结构件提出了更高要求，有着零件整体化、尺寸大型化、加工复杂化、材料多样化等特点,这些特点使得飞机结构件结构复杂，加工特征多，包含大量自由曲面、相交特征和特殊加工区域，数控编程难度大[2]。
国内各大型航空企业投入数百亿巨额资金购买大量先进的五轴数控机床，但设备有效利用率低，其主要原因在于数控编程重复工作量大、效率低、质量不稳定。
难度大、重复工作量多、效率低主要是由于飞机结构件数控编程过程中需人工捡取大量几何、设置大量参数和创建大量辅助几何。
飞机整体结构件的采用大大减少了飞机机体零件数目，减少了装配工作量，使飞机的制造质量显著提高。
