摘要

為了研究汽車氣動噪聲傳遞到客艙內(nèi)部的機理，利用風(fēng)洞實驗測量和基于晶格玻爾茲曼方法(LBM)的計算流體動力學(xué)(CFD)方法研究了汽車氣動噪聲的流動結(jié)構(gòu)和聲場。在本研究中，重點研究了前側(cè)窗玻璃的傳輸噪聲。側(cè)窗玻璃上的壓力波動既包括流場對流引起的水動壓力波動，也包括噪聲源傳播的聲壓波動。但考慮到實驗傳輸損失，發(fā)現(xiàn)在高頻范圍內(nèi)聲壓波動對側(cè)窗玻璃的影響較大。另一方面，在低頻范圍內(nèi)，水動力壓力波動占主導(dǎo)地位，而在高波動水平時，水動力壓力波動對傳輸噪聲的影響不大。

1.介紹

高速巡航過程中舒適性的提高逐漸成為乘用車的重要賣點。由于氣動噪聲的大小隨著車輛運動速度的加快而迅速增加，因此降低車輛周圍湍流的氣動噪聲變得非常重要。最近，電動汽車引起了公眾的廣泛關(guān)注，并迅速普及開來。電動汽車由電池和電機驅(qū)動，因此其動力系統(tǒng)的噪音比傳統(tǒng)發(fā)動機汽車小得多。由此可見，電動汽車周圍流動產(chǎn)生的氣動內(nèi)部噪聲更加顯著。為了降低氣動噪聲，在汽車研制階段需要進行許多改進。

要降低汽車客艙的氣動噪聲，需要了解以下機理:噪聲的產(chǎn)生機理和從車身外部到客艙的傳遞機理。汽車內(nèi)部噪聲通過車身表面?zhèn)鞑ィ嬖谒畡訅毫Σ▌雍吐暡?。這些復(fù)雜的區(qū)域被稱為聲近場。沒有近場流場和聲場之間的關(guān)系，很難估計內(nèi)部氣動噪聲。為了分離水動壓力和聲波成分，提出了波數(shù)-頻率譜。該方法利用壓力場的時空相關(guān)函數(shù)分離這些分量。波數(shù)-頻率分析和統(tǒng)計能量分析(SEA)方法相結(jié)合的室內(nèi)噪聲估計已有報道。分析流場聲源與車體表面壓力波動之間的關(guān)系，為降低車體內(nèi)部噪聲提供理論依據(jù)。

本文研究了氣動噪聲通過側(cè)窗玻璃傳輸?shù)膯栴}。通過風(fēng)洞試驗和數(shù)值分析，得到了側(cè)窗玻璃的壓力脈動分布。通過實驗測量了靠近側(cè)窗玻璃的車內(nèi)噪聲分布。通過對這些側(cè)窗玻璃內(nèi)外分布的比較，探討了噪聲傳播的機理。

2.數(shù)值方法

2.1 數(shù)值方案

采用CFD程序PowerFLOW計算非定常流動現(xiàn)象。代碼基于LBM。與傳統(tǒng)的基于求解Navier-Stokes方程的方法不同，LBM從“介觀”級動力學(xué)方程出發(fā)，基于粒子分布函數(shù)的離散Boltzmann方程，通過演化基本粒子分布得到正確的宏觀流體動力學(xué)。

晶格玻爾茲曼方程的形式如下:

式中，fi:根據(jù)離散速度向量的有限集合，沿第i個方向運動的粒子分布函數(shù)，

空間增量，Δt:時間增量，τ:單個松弛時間參數(shù)，

是局部平衡分布函數(shù)，它取決于局部水動力性質(zhì)。為了簡單且不失通用性，本文使用了三維速度(D3Q19)模型。等式(1)右側(cè)的碰撞項采用了最簡單也是最流行的Bhatnagar-Gross-Krook (BGK)形式?；镜乃畡恿α渴峭ㄟ^力矩求和得到的;即:

2.2 計算條件

我們選擇了全尺寸、詳細形狀的小型電動汽車作為測試車輛(圖1)。表面元素的數(shù)量為750萬?？臻g最小網(wǎng)格尺寸為1mm。為了解決后視鏡尾流結(jié)構(gòu)和A柱周圍分離流的問題，詳細確定了A柱、雨刷和后視鏡周圍的網(wǎng)格分布。由于這些流動分離產(chǎn)生的噪聲源較多，因此對空氣聲學(xué)影響較大。這輛車的雨刷片不對稱，無法進行對稱模擬。因此，計算網(wǎng)格的總數(shù)約為5900萬體素。

為了避免聲波在計算域邊界處的反射，網(wǎng)格尺寸逐漸增大到邊界處，以使聲波消散。邊界處網(wǎng)格尺寸為1m。時間步長6.42×10?6秒，可解決高頻氣動噪聲。壓力數(shù)據(jù)每12步采集一次(采樣頻率-13000 Hz)。采用0.05秒的時間序列數(shù)據(jù)進行快速傅立葉變換(FFT)分析。因此，在計算條件中不考慮200-6500Hz的頻率范圍。車輛周圍的流動速度設(shè)置為每小時100公里，沒有側(cè)風(fēng)。

圖1 測試車輛和表面網(wǎng)格

2.3 實驗方法

在三菱汽車公司全尺寸車身風(fēng)洞中對試驗車輛的流場和氣動噪聲進行了測量。試驗車輛的形狀與CFD模型相同。為了消除由于客艙內(nèi)外壓差造成的泄漏噪聲的影響，車輛表面的所有縫隙都是密封的。在這項研究中，室內(nèi)噪聲通過前側(cè)窗戶玻璃傳輸?shù)闹攸c。用表面?zhèn)髀暺?B&K 4949)測量前側(cè)窗玻璃上的壓力波動。這款麥克風(fēng)的膜片為10mm，厚度為2mm。它的靈敏度為11.2mV/Pa，動態(tài)范圍為30-140dB。為了減小麥克風(fēng)對流場的影響，采用錐度蓋對麥克風(fēng)周圍的間隙進行平滑處理(圖2)。通過與閃光燈安裝壓力波動數(shù)據(jù)的對比，驗證了麥克風(fēng)及其蓋的凹凸效應(yīng)。汽車客艙內(nèi)部噪聲的聲場是非常復(fù)雜的，因為受到來自車身各部分的傳輸噪聲、聲音在客艙內(nèi)的散射、反射和吸收等多種影響。為了提取通過前側(cè)車窗玻璃傳輸噪聲的影響，用1/2英寸電容麥克風(fēng)(B&K 4190)測量靠近前側(cè)車窗玻璃的內(nèi)部噪聲。在除目標玻璃區(qū)域外的玻璃上放置吸聲材料，并將玻璃與麥克風(fēng)之間的距離設(shè)置為1mm，以減少其他聲音來源得影響。測量了外表面壓力分布和內(nèi)部噪聲。測點為前側(cè)窗玻璃上的45個點(圖3)。通過分布圖像對兩種結(jié)果進行了比較。

圖2 表面麥克風(fēng)

圖3 測量前側(cè)玻璃上的45點

3.結(jié)果和討論

3.1 數(shù)值結(jié)果

3.1.1 噪聲源分布

側(cè)窗玻璃上的表面壓力波動既包含水動壓力波動，也包含所謂聲波的聲波成分?？諝鈱α饕鸬乃畡訅毫Σ▌优c聲波傳播的聲波波動有很大的區(qū)別。這些水動力和聲壓波動是由氣動噪聲源的非定常運動引起的。

Lighthill方程(3)是流場與聲場相結(jié)合的方程:

該方程完全由可壓縮Navier-Stokes方程、連續(xù)方程和聲速定義推導(dǎo)而來，沒有任何假設(shè)。本文將式(3)的右側(cè)作為氣動噪聲源。Lighthill的應(yīng)力張量由三個項構(gòu)成。第一項是雷諾應(yīng)力項，第二項是與壓縮有關(guān)的項，第三項是粘性應(yīng)力張量。在低馬赫數(shù)和高雷諾數(shù)的流動中，如繞車身流動，壓縮和粘度的影響可以忽略不計。因此，式(4)大致寫成如下形式:

在車身周圍流場中，通過數(shù)值計算得到了第二項和第三項對Lighthill應(yīng)力張量的貢獻。它們的階分別約為第一項的10-4和10-2。因此，Lighthill的噪聲源被定義為二階微分:

由式(6)可知，Lighthill的噪聲源由空間速度梯度產(chǎn)生。平行于地面的截面平面上的速度和Lighthill的噪聲源如圖4所示。截面平面放置在后視鏡的中間。在A柱和后視鏡尾跡周圍形成速度梯度較大的剪切層。Lighthill的噪聲源產(chǎn)生于觀察到剪切層的同一位置。這意味著氣動噪聲主要產(chǎn)生于剪切層，并向空間傳播。

計算得到的Lighthill噪聲源分布在側(cè)窗玻璃上(圖5(a))。這意味著水動壓力波動在側(cè)窗玻璃上占主導(dǎo)地位。眾所周知，噪聲源產(chǎn)生的聲波強度隨距離的平方而減小。而水動壓力波動使其強度隨距離的四次方下降。這意味著，隨著離噪聲源的距離越遠，水動壓力波動迅速減小。遠場壓力波動水平與近場壓力波動水平ξ值之比表示為:

其中f:聲音頻率[Hz]，r:到聲源的距離[m]，a:聲速[m/s]。

在聲近場，水動壓力波動占主導(dǎo)地位。另一方面，遠場只有聲波存在。近場和遠場的邊界一般定義在

處，波長λ。由于聲波波長較長，聲波近場在低頻范圍較寬。另一方面，在高頻范圍內(nèi)，側(cè)窗玻璃的表面由于波長短得多，可視為一個聲遠場。例如，波長在500Hz時約為680mm，在5000Hz時約為68mm。因此，到聲近場和聲遠場邊界r的距離分別為108mm和10.8mm。

a 速度大小

b Lighthill噪聲源

圖4 速度分布與Lighthill噪聲源的比較

a Lighthill的前側(cè)玻璃周圍的噪聲源

b 側(cè)視鏡尾跡中的Lighthill的噪聲源

圖5 Lighthill噪聲源的等值面

3.1.2 壓力波動分布

側(cè)窗玻璃上的壓力波動由水動壓力波動和聲波組成，因為Lighthill的噪聲源項(圖5)包含了這兩種波動。水動壓力波動的幅度大于聲波波動的幅度。圖6為側(cè)窗玻璃上的壓力波動分布。根據(jù)數(shù)值模擬結(jié)果進行FFT分析分布，取50%重疊平均，對時間數(shù)據(jù)塊施加漢寧窗口，參考壓力為2×10?5 Pa。在250-750Hz(低頻)和4000-5000Hz(高頻)的不同頻率范圍內(nèi)，后視鏡附近的壓力波動都很大。這些頻率范圍被選為典型的低頻和高頻范圍。其他頻率范圍也顯示出同樣的趨勢。

壓力波動較大的區(qū)域是由A柱渦和后視鏡與反射鏡基座之間的高速流動造成的(圖7)。這些高水平的壓力波動是由車輛周圍的流動對流產(chǎn)生的。一般情況下，聲波波動級的數(shù)量級比水動壓力波動小1/100。因此，在數(shù)值或?qū)嶒灲Y(jié)果的FFT數(shù)據(jù)中很難發(fā)現(xiàn)聲波的影響。

a 250Hz— 750Hz

b 4000Hz — 5000Hz

圖6 用CFD計算側(cè)窗玻璃的壓力波動(dB圖)

圖7 流線周圍的側(cè)視鏡和前支柱

3.1.3 瞬時壓力波動

為了使聲波可視化，瞬時壓力波動如圖8所示。從時間序列壓力波動得到的時間平均dB值不能觀察到聲波等小波動。計算瞬時壓力波動的方法是:對時間序列的壓力歷史進行FFT分析，然后對其頻域數(shù)據(jù)進行聚焦頻率范圍的帶通濾波。最后，利用傅里葉反變換方法得到時域壓力波動.由于水動壓力波動具有不同的波長，因此可以通過可視化結(jié)果將兩者區(qū)分開來。在低頻范圍內(nèi)(圖8(a))，整個側(cè)窗玻璃的水動壓力波動較大，波數(shù)大于聲波。另一方面，在高頻范圍內(nèi)(圖8(b))，既可以觀察到水動壓力波動，也可以觀察到波數(shù)小于水動波動的聲波。在觀察到水動壓力波動的區(qū)域也應(yīng)該存在聲波，但聲波的波動水平小，所以看不見。然后觀察到圖8的水動壓力大波動區(qū)與圖6的壓力大波動區(qū)相對應(yīng)。

低頻聲音具有大波長，側(cè)窗玻璃呈聲近場。因為Lighthill的噪聲源產(chǎn)生的水動壓力波動不會在車身表面消失。另一方面，高頻水動壓力波動可能因其波長短而有足夠的耗散長度而減小。在這種消散的區(qū)域，聲波就出現(xiàn)了。這意味著側(cè)窗玻璃的表面不僅要作為近場處理，還要部分地作為遠場處理。在低頻(250-750Hz)范圍內(nèi)瞬時壓力波動分布的RMS值表明，側(cè)窗玻璃受到水動壓力波動的激勵，且整個側(cè)窗玻璃的幅值較大。在高頻(4000-5000Hz)范圍內(nèi)，聲波激發(fā)除后視鏡周圍外的側(cè)窗。Lighthill的噪聲源存在于側(cè)窗玻璃附近，引起了側(cè)窗玻璃上的水動壓力波動。后視鏡尾跡產(chǎn)生的水動壓力波動在傳播過程中減少。然而，聲波似乎能夠到達側(cè)窗玻璃。

a 250Hz—750Hz

b 4000Hz — 5000Hz

圖8 基于CFD的瞬時壓力波動

3.2 實驗結(jié)果

3.2.1 壓力波動分布

圖9為側(cè)窗玻璃表面壓力波動水平分布。它是由表面麥克風(fēng)測量的。研究發(fā)現(xiàn)，在500Hz和5000Hz條件下，側(cè)窗玻璃前至中間區(qū)域的波動水平較高。這些分布規(guī)律與圖6所示的數(shù)值結(jié)果在性質(zhì)上是一致的。

a 500Hz

b 5000Hz

圖9 側(cè)窗玻璃的壓力波動(dB圖)實驗研究

3.2.2 側(cè)窗附近空間聲壓級分布

靠近側(cè)窗玻璃的內(nèi)部噪聲分布由1/2英寸電容傳聲器測量。聲壓級分布如圖10所示。500Hz的聲壓級在靠近后視鏡的區(qū)域最大。大聲壓級區(qū)域?qū)?yīng)于側(cè)窗玻璃外部的大壓力波動區(qū)域。在500Hz等低頻范圍內(nèi)，水動壓力波動的貢獻大于聲波的貢獻。因此，內(nèi)部噪聲(圖10(a))和外部壓力波動(圖9(a))的分布規(guī)律是一致的。

另一方面，在5000Hz等高頻范圍內(nèi)，水動壓力波動和聲波都會激發(fā)側(cè)窗玻璃。這意味著側(cè)窗玻璃的激發(fā)非常復(fù)雜。后視鏡周圍的側(cè)窗玻璃在5000Hz處外部壓力波動最大。然而，就車內(nèi)噪聲而言，后視鏡周圍區(qū)域的噪聲水平并不是最大的。如圖8(b)所示，在某些區(qū)域，較大的內(nèi)部噪聲區(qū)域?qū)?yīng)著聲波存在的區(qū)域。雖然水動壓力波動的水平遠大于聲波波動，但水動壓力波動對內(nèi)部噪聲的影響可能小于聲波波動。在低頻范圍內(nèi)，由于水動壓力波動水平遠大于高頻范圍，因此對內(nèi)部噪聲的影響較大。另一方面，聲波在高頻范圍內(nèi)對室內(nèi)噪聲有一定的影響。這意味著水動壓力波動和聲波對內(nèi)部噪聲的傳輸是完全不同的。

a 500Hz

b 5000Hz

圖10 室內(nèi)聲壓級的實驗分布

3.2.3 表面壓力波動與室內(nèi)噪聲反計算聲壓級的比較

玻璃外側(cè)表面有水動壓力波動和聲波的共同作用。然而，由于很難區(qū)分它們對內(nèi)部噪聲的貢獻，要估計這些貢獻，外部聲壓級是從內(nèi)部噪聲分布假設(shè)的。該計算是基于聲傳輸損耗理論進行的。假定聲波的入射是隨機入射，聲波通過側(cè)玻璃的傳播滿足質(zhì)量定律。

由入射聲的聲強和透射聲的聲強，透射損失TL [dB]表示為:

假設(shè)入射和傳播的聲音都是平面波，計算聲強。

由隨機入射質(zhì)量定律確定了傳輸損耗TL。TL用正入射質(zhì)量定律TL0表示。TL和TL0表示為:

從這些方程中得到的內(nèi)部聲壓級可以計算出每個頻率的入射聲壓級。圖11為計算的入射聲壓級與圖9所示的實際外部壓力波動級dB值之差。

表面?zhèn)髀暺鳒y得的壓力波動水平遠遠大于500Hz時估計的入射聲壓水平。這種趨勢在整個側(cè)窗區(qū)域都有體現(xiàn)。認為整個側(cè)窗區(qū)域存在低頻水動壓力波動。壓力波動特別大的區(qū)域?qū)?yīng)圖9中壓力波動特別大的區(qū)域。在5000Hz的差異不是那么大，除了在后視鏡周圍。這意味著側(cè)窗玻璃被認為只由高頻聲波激發(fā)。在高頻范圍內(nèi)，外部壓力波動分布模式與內(nèi)部氣動噪聲分布模式定性不匹配。從FFT分析的表面壓力波動水平很難估計內(nèi)部噪聲。

圖8(b)所示，在僅聲波激發(fā)側(cè)窗玻璃的區(qū)域，由外表面壓力波動與內(nèi)聲壓級之差計算出的傳輸損失與由隨機入射定義的質(zhì)量定律傳輸損失進行比較。準確地說，由于外界壓力波動也包含了水動力分量，因此估計的傳輸損失與定義不同。然而，如圖12所示，在4000Hz附近，估計的傳輸損失與隨機入射質(zhì)量定律幾乎很好地一致。這意味著在高頻范圍內(nèi)的表面壓力波動大部分是聲學(xué)成分。

基于以上考慮，明確了利用CFD結(jié)果定量估算內(nèi)部氣動噪聲時，壓力波動應(yīng)分為水動壓力波動和聲波分量。此外，還需要水動壓波動和聲波在每個頻率下的傳輸損失。如前所述，在高頻范圍內(nèi)的傳輸損耗可以由隨機入射質(zhì)量定律得到。但在低頻范圍內(nèi)，需從近聲場時空相關(guān)譜的傳輸機理考慮。

a 500Hz

b 5000Hz

圖11 由傳輸損失承擔(dān)的表面壓力波動級與外部聲壓級之差

圖12  比較了實驗傳輸損耗和隨機入射質(zhì)量定律的結(jié)果

4.結(jié)論

通過對汽車側(cè)窗玻璃氣動噪聲的數(shù)值研究和實驗研究，得到以下結(jié)論:

• 側(cè)窗玻璃的瞬時壓力波動表明，水動壓力波動在低頻范圍內(nèi)分布在整個側(cè)窗玻璃上。另一方面，聲波主要在壓力波動水平較低的區(qū)域?qū)?cè)窗玻璃進行激勵。

• 在低頻范圍內(nèi)，側(cè)窗玻璃外部壓力波動與內(nèi)部噪聲分布在質(zhì)量上是一致的。在高頻范圍內(nèi)，這些分布表現(xiàn)出不同的規(guī)律。

• 利用聲傳輸損失理論方程，從內(nèi)部噪聲水平估計外部壓力波動。將估算的壓力波動與實際壓力波動進行比較。結(jié)果表明，水動壓力波動和聲波波動對室內(nèi)噪聲的影響是不同的。

• 在低頻范圍內(nèi)，內(nèi)部噪聲主要受機體表面水動壓力波動的影響。另一方面，在高頻范圍內(nèi)，應(yīng)考慮聲波激勵來估計內(nèi)部噪聲水平。

文章來源：Hamamoto N, Okutsu Y, Yanagimoto K., “Investigation for the Effect of the External Noise Sources onto the Interior Aerodynamic Noise,” SAE Technical Paper 2013-01-1257, 2013, doi:10.4271/2013-01-1257.