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ACTA AERONAUTICAET ASTRONAUTICA SINICA >

2026 , Vol. 47 >Issue 1: 632041 - 632041

DOI: https://doi.org/10.7527/S1000-6893.2025.32041

Special Topic: The 27th Annual Meeting of the China Association for Science and Technology

Influence of internal conical flow field parameters on performance of planform-customized waveriders

  • Xufei MENG ,
  • Peng BAI ,
  • Chuanzhen LIU
Expand
  • China Academy of Aerospace Aerodynamics，Beijing 100074，China
E-mail：

Received date: 2025-03-28

  Revised date: 2025-04-30

  Accepted date: 2025-05-30

  Online published: 2025-06-16

Supported by

National Natural Science Foundation of China(U22B20133)

Fold

Abstract

The straight-shock internal conical flow fields with various wall boundaries are generated by solving the Taylor-Maccoll equation combined with the method of characteristics. Employing the geometric relation in the osculating-cone method， the planform-customized waverider design is achieved using the straight-shock internal conical flow fields. The properties of straight-shock flow fields with different boundaries and pressure distributions were compared. Taking the 3D leading edge of one double swept waverider with wing dihedral as the baseline planform shape， the planform-customized waveriders using the internal conical flow fields with different boundaries are designed. Then the effect of the internal flow fields on the waverider performance was analyzed. The results show that the planform-customized waveriders generated from the internal flows with different wall boundaries feature high lift-to-drag ratio. The shock wave positions in their flow fields are nearly identical， indicating promising wave-riding performance. When the wall boundaries of the basic internal flow fields vary from elevated to descent profile along the axial coordinate， the pressure of the lower surface transitions from increasing to decreasing. The compression ability under the lower surface also decreases， but the total pressure recovery coefficients remain similar. In addition， as the wall boundary approaches a straight line more closely， the flow field uniformity under the lower surface of waveriders is better， just like that of the basic internal flow fields.

Key words： waverider; customized planform; straight shock wave; internal conical flow field; wall boundary

Cite this article

Xufei MENG , Peng BAI , Chuanzhen LIU . Influence of internal conical flow field parameters on performance of planform-customized waveriders[J]. ACTA AERONAUTICAET ASTRONAUTICA SINICA, 2026 , 47(1) : 632041 -632041 . DOI: 10.7527/S1000-6893.2025.32041

随着宽速域高超声速飞行器的发展，最近十几年，宽速域乘波体一直是乘波体领域的研究热点［1］。宽速域乘波体既能保持高超声速设计状态的高升阻比特性，又在偏离设计点时性能下降不多，具有良好的应用潜力。目前提出的很多宽速域乘波体，如串联式乘波体［2］、并联式乘波体［3］、可变马赫数乘波体［4-7］、可变形乘波体［8-9］等，多为针对乘波曲面的改进，“宽速域”限定在马赫数Ma>3的范围，难以兼顾亚声速性能。近年末，有学者提出了定平面形状乘波体概念，这种外形在高超声速阶段保持乘波效应，低速阶段通过合理的平面形状兼顾亚声速性能，引起了人们的特别关注。目前研究最多的定平面形状乘波体来源于密切锥方法［10］，笔者团队推导了密切锥方法中设计曲线与平面形状之间的设计几何关系式［11］，奠定了定平面形状乘波体的理论基础，得到了单后掠［12］、双后掠［13］、“S”前缘［14］等平面形状的乘波体，大大提升了密切锥方法的灵活性。
基于密切锥方法的定平面形状乘波体设计，其理论推导基础是激波为直线型，锥形流是最常应用的基准流场，但它只是直线型激波流场（简称“直激波流场”）的一个特例，原则上说，只要高超声速流场的激波为直线型，就可以给定平面形状设计乘波体，因此将锥形流替换为其他的流场，是扩大定平面形状乘波体设计空间的有效途径；然而，锥形流场本身固有的一些特点使乘波体存在相应的缺陷，如纵向静稳定性不高［15］、容积、升阻比有限等，尤其是锥形流压缩效率、流动均匀性不好，给下表面布置吸气式发动机进气道带来困难。Goonko等［16］曾研究过使用内锥流场的乘波体设计，发现相比楔形流、锥形流具有压缩能力强、升力系数高的优势，因此使用内锥流场有望设计出具有强压缩能力的下表面，在升力特性、适配进气道方面具有探索价值。贺旭照等［17］求解Taylor-Maccoll（T-M）方程得到直激波内锥流场，实现了密切内锥乘波体设计，大幅提高了前体压缩性。在直激波流场中，除了来流条件、激波角，沿物面的压力分布也是乘波体设计中重要的影响因素。Liu等［18］通过改变物面边界，以及由此产生的压力分布，调节乘波体的升阻特性、稳定特性，对综合提高乘波体性能有很大作用。
本文参考以上思路，求解T-M方程并结合特征线法生成直激波内锥流场，并根据密切锥方法中的设计几何关系，开发基于内锥流场的定平面形状乘波体设计；设计具有不同物面边界的直激波内锥流场，分析不同流场边界及压力分布对乘波体性能的影响，包括气动力、下表面压缩性能，拓展定平面形状乘波体概念，扩大设计空间。

1 直激波内锥流场

1.1 具有不同边界的直激波内锥流场

使用求解T-M方程结合特征线法快速生成直激波内锥流场。Molder［19］曾通过设定边界条件求解T-M方程得到了具有直激波的内锥流场ICFA（Internal axisymmetric Conical Flow-type A）。因为求解T-M方程生成内锥流场时会出现奇点线，所以ICFA的区域很小，使用特征线法（Method of Characteristics， MOC）计算ICFA后的流场以扩大流场区域，同时该方法还可以控制物面边界，改变波后压力分布。具体做法是在ICFA中获得起始左特征线作为边界条件，然后使用特征线法推进到给定的物面边界，生成的流场如图1（a）所示的MOC area。图中，P/P ∞为压力对比自由流压力的相对值，ELC（Endpoint of Initial Left Characteristic Line）为起始左特征线端点。
图 1 直激波内锥流场生成示意图

Fig.1 Illustration of straight-shock internal conical flow fields

设定MOC area的物面边界由二次曲线控制，二次曲线的起始点和起始点处斜率由ICFA area的物面边界决定。图1（b）展示了以海拔高度H=30 km、马赫数Ma=5、锥形流激波角β c=15°的ICFA流场为起始流场，设定不同物面边界的示意图，包括直线（STRA）、上扬曲线（UPP1、UPP2）、下倾曲线（DOWN）。当内锥流场进口处半径为1，即进口处径向坐标为-1时，流场STRA、UPP1、UPP2、DOWN的边界在x=0处的径向坐标r分别为-0.75、-0.25、-0.50、-1.00。

1.2 直激波流场的CFD校核

在求解T-M方程结合MOC快速生成的流场中提取物面边界，绕x轴旋转得到内锥旋成体。使用计算流体力学（Computational Fluid Dynamics， CFD）技术求解Euler方程计算旋成体的内部流动，以校核内锥流场快速生成方法的准确性。图2给出了不同物面边界流场的压力分布对比图，上半部分为CFD计算得到的Euler流场，下半部分为使用求解T-M方程结合MOC快速生成的流场。快速方法生成的流场被激波、物面边界、ELC处延伸的右特征线所包围，类似曲边三角形。在使用这种流场设计乘波体时，流线追踪到ELC对应的轴向坐标处截止，此处的截面可称为出口截面。
图 2 快速计算的内锥流场与CFD结果对比

Fig.2 Internal conical flow fields comparison between T-M+MOC and CFD results

由图2中的结果可以看到快速计算方法得到的内锥流场与CFD计算的Euler结果吻合非常好，尤其是Euler流场的激波也是直线型，与快速计算方法得到的激波形状基本重合，说明本文快速方法生成的内锥流场较为准确。

1.3 直激波内锥流场特性分析

图3为不同流场沿物面的压力分布，轴向坐标到ELC为止。在ICFA区域，压力沿物面均有小幅降低，而后的MOC区域，压力分布与物面边界形状有关：在上扬边界的流场UPP1、UPP2中，沿物面压力升高；直线边界流场STRA沿物面压力基本不变；下倾边界流场DOWN压力沿物面逐渐降低。
图 3 沿物面的压力分布对比

Fig.3 Pressure distributions along wall boundary

图4给出了直激波内锥流场在不同截面内的压力分布对比，截面Section 1、Section 2、Section 3占ELC轴向位置的比例分别为1/3、2/3、1。可以看到，在3个截面内，压力从大到小为UPP1、UPP2、STRA、DOWN，说明上扬边界会明显提高波后压力，下倾边界则会降低。另外，直边界STRA流场的压力分布在不同截面内变化不大，而弯曲边界流场UPP1、UPP2、DOWN沿轴向坐标变化较大，其中上扬边界流场的压力随轴向坐标增大迅速增大，下倾边界流场的压力则迅速减小。
图 4 内锥流场不同截面的压力分布

Fig.4 Pressure distributions of internal conical flow fields in different sections

除了压力分布，流场均匀性也需要考察对比。参考文献［20］定义流场不均匀度ε为
ε = ∑ i = 1 N ( M a i - M a ¯ ) 2 N · M a ¯
式中：N为网格点数；Mai 为第i个网格点处马赫数； M a ¯为平均马赫数。表1给出了这几个流场不同截面的不均匀度。由表可知，STRA流场最均匀；其次为UPP2、DOWN，这二者不均匀度很相似；不均匀度最大的是边界上扬幅度最大的流场UPP1。另外，随轴向距离增大，STRA不均匀度减小，而UPP1、UPP2、DOWN的不均匀度均增大。以上结果说明物面边界越趋近于直线，流场均匀性越好，而偏离直线幅度越大，流场均匀性越差。
表1 不同截面内的不均匀度

Table 1 Mach nonuniformity in different sections

Section STRA/10-3 UPP1/10-3 UPP2/10-3 DOWN/10-3
Section 1 5.590 8.375 5.176 9.830
Section 2 1.062 30.022 16.001 15.913
Section 3 1.386 37.240 22.929 24.312
综合不同截面处的压力分布、不均匀度，可以为进气道入口的安装位置提供初步的数据支持。

2 使用内锥流场的定平面形状乘波体

应用密切锥乘波体设计方法中的设计几何关系，可以给定平面形状生成乘波体。密切锥方法由Sobieczky等提出，这个方法假定：① 每个密切面内流场的激波与指定的激波形状一致；② 相邻密切面内的横向流动足够小。在密切锥方法中，有2条设计曲线：激波出口型线（Inlet Capture Curve， ICC），决定了激波的出口形状；流线追踪起始线（Flow Capture Tube， FCT），表示流线追踪的起始投影线。
在密切锥乘波体设计中，设计曲线ICC、FCT与俯视图上的平面形状轮廓线（Planform Contour Line， PLF）存在几何关联。选择标准坐标系，以飞行器的展向y坐标为自变量，用3个函数c（y）、f（y）、p（y）表示ICC、FCT、PLF，则c（y）、f（y）、p（y）之间的几何关系可用微分方程组表式，即
c ' ( x ) = x - y f ( y ) - c ( x ) c ' ( x ) - f   ' ( y ) 1 + [ c ' ( x ) ] 2 = p ' ( y ) t a n β c
式中：λ为当地后掠角，具体推导参考文献［11］。边界条件为K点，该点既是设计曲线ICC与FCT的交点，也是平面形状轮廓线的端点，即乘波体翼梢顶点，此处f（yK ）=c（yK ）=p（yK ），yK 为半展长。
式（2）建立了密切锥乘波体的设计参数ICC、FCT与平面形状PCL之间的几何关系，以提出者的姓名将其命名为“刘-白方程”。式（2）的推导基础是激波为直线型，内锥流场也具有直线型激波，因此在密切锥方法中将锥形流替换为直激波内锥流场，就可以使用式（2）生成定平面形状乘波体。
选择文献［21］中的上反翼双后掠乘波体作为基准外形，如图6（a）所示，提取三维前缘线设计乘波体。具体来说，将提取的三维前缘线沿俯视图、正视图方向分别投影即可得p、f，然后求解式（2）得到c，最后将c、f作为设计曲线使用密切方法生成乘波体外形，此外形的前缘线正是所提取的上反翼双后掠形状。
图 5 乘波体上表面扩容示意图

Fig.5 Schematic of upper surface expansion on waverider

图 6 基于不同流场的上反翼双后掠乘波体

Fig.6 Double swept waveriders with wing dihedral based on different flow fields

基于图1所示的不同流场生成乘波体，命名与图1中的基准流场相同。4个外形的尺寸为：俯视图方向上，外形长度为8 m，翼展9 m，第1后掠角75°，第2后掠角50°；正视图方向，翼梢抬高0.8 m生成上反翼。
为了排除机身容积对气动特性的影响，在背风面安装等高度的椭圆锥使得不同外形间容积一致，且由于测试外形前缘及平面投影形状一致，即容积率一致，均为0.141 8。设定椭圆锥为等高度的原因是乘波体的最大升阻比一般在2°~6°的正攻角状态，在正攻角飞行时，上表面部分区域会被遮挡，只有未被遮挡的区域对气动性能有较大影响［22］。为了保持影响一致，设定上表面凸起的椭圆锥的高度一致，取α=4°时气流在背风面最高遮挡范围，统一高度为0.559 m。具体扩容形式如图5所示。
图6给出了乘波体几何外形与不同外形后缘截面的对比，由于不同流场压缩性导致的流线形状不同，乘波面的厚度也不同，后缘截面由厚到薄的外形分别为UPP1、UPP2、STRA、DOWN，基本与物面边界从上扬到下倾的顺序一致，也与沿物面压力由升高变为降低一致。

3 乘波体气动性能分析

3.1 数值方法及网格收敛性

采用数值模拟手段开展气动外形性能评估。计算方法方面，基于有限体积法离散三维可压缩Navier-Stokes控制方程。无黏通量求解采用Roe格式［23］，结合加权Green-Guess公式进行空间重构以实现二阶精度，并引入改进型Barth限制器抑制间断区域的数值振荡［24］，同时通过压力辅助限制器的局部熵修正方法消除非物理解［25］；黏性通量项则采用二阶中心差分格式进行离散。湍流效应通过工程领域广泛应用的Menter Shear-Stress Transport （SST） k-ω两方程模型进行封闭［26］，时间推进采用双时间步Lower-upper Symmetric-Gauss-Seidel （LU-SGS）［27］隐式算法以保证二阶时间精度。所有计算均基于自主研发的CFD软件平台GiAT完成，该平台已通过大量理论验证、工程应用考核［28-29］。
为实现激波、黏性流动的高精度模拟，研究采用分区结构化网格策略。在激波间断区域，网格布局沿激波方向进行优化；近壁黏性层区域，法向网格保持与壁面垂直，同时在流动参数梯度较大的流向区域实施网格加密。为降低计算成本，采用半模对称性网格进行计算，典型STRA外形的网格结构如图7所示。
图 7 计算网格

Fig.7 Computational mesh

网格收敛性分析以乘波体设计点状态（H=30 km， Ma=5）为工况，由于不同外形间网格划分结构一致，这里针对STRA外形攻角α=12°时的气动特性展开。表2给出了升力系数CL 、阻力系数CD 、升阻比L/D的结果，可以看出中等网格、加密网格的计算结果偏差均小于0.40%，验证了中等网格的可靠性；而稀疏网格与加密网格的阻力系数差异为0.64%，显示出一定的网格依赖性。
表2 不同网格的升阻特性结果

Table 2 Lift-drag characteristic results of different grids

Cells/106 CL ΔCL /% CD ΔCD/% L/D
2.46 0.305 8 -0.60 0.110 1 -0.64 2.778 7
4.72 0.306 7 -0.32 0.110 3 -0.40 2.779 7
9.50 0.307 7 0.110 8 2.777 5
进一步通过表3的轴向力系数CA 、法向力系数CN 、俯仰力矩系数Cmz 分析可见，中等网格与加密网格的各项参数偏差均控制在0.51%以内。其中，稀疏网格的轴向力系数偏差为0.70%，与升阻特性的差异趋势一致。
表3 不同网格的力/力矩结果

Table 3 Moments and force results of different grids

Cells/106 CA ΔCA /% CN ΔCN /% Cmz ΔCmz /%
2.46 0.044 10 -0.70 0.322 00 -0.60 0.225 80 -0.61
4.72 0.044 16 -0.51 0.322 93 -0.33 0.226 44 -0.33
9.50 0.044 40 0.324 00 0.227 20
综合网格收敛性研究结果，包含4.72×106 个单元的中等规模网格能够满足升阻力系数、俯仰力矩系数的精度要求。在兼顾计算效率的前提下，后续分析均基于该中等网格开展。

3.2 升阻力特性

研究不同的基准流场对定平面形状乘波体升阻特性的影响。计算图6中4个外形的气动力，计算状态为H=30 km， Ma=5， α=-6°~12°，这4个外形具有相同的平面投影形状、三维前缘型线，参考面积为29.598 m2，参考长度为8 m。
图8给出4个外形升阻力特性随攻角的变化。可以看到，采用不同基准流场生成的测试外形升阻特性变化规律类似，最大升阻比除DOWN外形在α=4°取得外，其余外形均在α=6°取得。当α=6°时，STRA、UPP1、UPP2、DOWN外形升阻比分别为4.017、4.021、3.872、3.492。可以看到，在保证各外形容积率一致的情况下，上表面椭圆锥的体积、乘波面厚度对气动特性影响显著，总体升阻比仍存在较大差异，这是由于各外形上下表面在不同来流攻角条件下升阻力特性不同。
图 8 升阻特性随攻角的变化

Fig.8 Lift-drag characteristics variation with angle of attack

为了进一步说明上表面补充的椭圆锥对气动特性的影响作用，图9给出了上表面升阻特性随攻角变化情况。由图可得，上表面升力系数与补充椭圆锥体积大小成反比，椭圆锥越大，对应升力系数越小，且随着攻角增大，气流遮挡作用增强，各外形间上表面升力系数差异逐渐减小；上表面阻力系数方面，当α<4°时，椭圆锥越大，对应阻力系数越大，而α>4°时规律相反，这是由于在α>4°后椭圆锥完全处于气流遮挡范围内，而较大的椭圆锥有助于延缓上表面流动分离，使得该区域升力、阻力均有所减小。图10给出了α=8°时不同外形上表面沿流向截面压力分布。由图可知，此时上表面内侧椭圆锥对于气流产生了压缩效应，使得前缘分离流动向外侧移动，以UPP1与DOWN外形对比为例，DOWN上表面低压区范围减小，强度明显更弱，且位置也更靠近外侧区域，对应前缘分离涡强度及位置的变化。
图 9 上表面升阻特性随攻角的变化

Fig.9 Lift-drag characteristics variation with angle of attack on upper surface

图 10 上表面沿流向截面压力分布（α=8°）

Fig.10 Pressure distribution on upper surface along streamwise cross-section （α=8°）

图11给出了下表面升阻特性随攻角变化情况。可以看到，在高超声速阶段，前缘型线一致的条件下，乘波面的升阻特性主要与厚度相关，下表面越厚对应升阻力也更大。
图 11 下表面升阻特性随攻角的变化

Fig.11 Lift-drag characteristics variation with angle of attack on lower surface

图6中的4个外形下表面的乘波面均由密切锥乘波体设计方法生成，气动力分析说明这些外形具有良好的升阻特性。通过分析流场进一步验证设计状态的乘波特性。
图12给出α=0°时4个外形后缘截面的压力分布，并与FCT、ICC曲线进行对比。可以看到，这4个外形均具有明显的乘波效应，激波附着在下表面前缘，高压气流到上表面的泄露很少。后缘激波位置与设计时指定的激波出口型线ICC吻合较好，仅在图12所示第1后掠区与第2后掠区过渡区域（Transition Area）差异较大，其余部分计算结果与理论设计均吻合良好。图13给出了不同外形对称面处压力分布，以理论激波面（Ideal Shock Wave）为基准可以看到，采用内锥流场生成的乘波体外形在对称面激波与理论激波面位置吻合较好。
图 12 设计状态后缘截面压力分布

Fig.12 Pressure distributions in trailing-edge sections in design state

图 13 设计状态对称面压力分布

Fig.13 Pressure distributions in symmetrical planes in design state

值得注意的是，一方面，虽然STRA、UPP1、UPP2、DOWN后缘截面处的厚度差异很大，对称面波后压力分布差异明显，但激波位置却非常接近，说明内锥流场乘波体较好地保持了基准流场的激波特性；另一方面，因为超声速流场中信息向后传递，这几个流场激波的相似之处是否说明产生主激波的区域只在靠近头部的小部分区域，这个问题及产生激波的区域界定是未来值得研究的课题。

3.3 纵向稳定性

研究基准流场对定平面形状乘波体纵向稳定性的影响。一般飞行器设计中将重心布置于2/3全长处。由图14所示，力矩参考点取2/3全长处时，不同外形的俯仰力矩系数Cmz - G 逐渐增大，在α=12°时，STRA、UPP1、UPP2、DOWN外形的俯仰力矩系数分别为-0.007 23、-0.053 40、 -0.011 56、-0.020 37，大攻角条件下各外形均为纵向静稳定。
图 14 俯仰力矩系数随攻角的变化

Fig.14 Variation of pitch moment coefficients with angle of attack

图15给出了不同外形气动焦点位置（Aerodynamic Center， AC）随攻角的变化。纵向稳定性可以根据焦点与重心的位置关系初步判定。由图可知，各外形焦点位置都在2/3全长之后，均为纵向静稳定的。DOWN外形因其上边面扩容部分体积最大，椭圆锥后部存在明显高压区，使得焦点位置后移明显，纵向稳定性最好，其次是UPP2，再次为STRA；不同外形焦点位置随着攻角增大逐渐后移，纵向稳定性有小幅改善。此外，当乘波面边界由上扬变为下倾时，即沿下表面压力由增大变为减小时，乘波面所贡献的纵向稳定度逐渐下降。
图 15 气动焦点位置随攻角的变化

Fig.15 Variation of aerodynamic centers with angle of attack

图16给出了设计状态下不同外形下表面压力分布。由图可得，UPP1、UPP2外形下表面高压区主要集中在后半部，头部压力较低，使得整体压心向后移动，气动焦点后移；STRA、DOWN外形头两侧压力较大，同时下表面凸起部分由头部向后压力逐渐减小，综合使得整体压心靠前，但由于DOWN外形上表面补充容积对纵向稳定性贡献明显，综合来看稳定性最好。
图 16 设计状态下表面压力分布

Fig.16 Pressure distribution on lower surface in design state

3.4 下表面压缩性能

为了对比不同基准流场乘波体在下表面的流场压缩性能，在后缘截面处选择一定区域假定为进气道唇口，唇口沿对称面居中放置，宽度为3 m，上下边界分别取乘波体下表面物面、激波面，图17给出了进气道入口的示意图。
图 17 后缘截面处的进气道入口区域

Fig.17 Illustration of inlet entry area in trailing-edge section

表4给出了不同乘波体进气道入口区域处质量平均静压与来流静压的比值 P ¯ / P ∞ 、质量平均总压与来流总压的比值 P ¯ 0 / P 0 ∞ ，分别对应压缩比、总压恢复系数。流场压缩比从大到小分别为UPP1、UPP2、STRA、DOWN，与物面边界由上扬到下倾顺序一致。而总压恢复系数基本不变，说明当内锥流场的激波角相同时，流动经过下表面能量损失基本相当。
表4 进气道入口处的压缩性能

Table 4 Compression characteristics at inlet entry area

Shape P ¯ / P ∞ P ¯ 0 / P 0 ∞ ε
STRA 1.331 6 0.964 9 0.032 3
UPP1 2.188 9 0.967 0 0.198 3
UPP2 1.610 6 0.967 1 0.128 9
DOWN 1.196 6 0.965 4 0.060 8
表4给出了唇口处的流场不均匀度，从大到小分别为UPP1、UPP2、DOWN、STRA。与基准流场均匀性相似，物面边界越趋近于直线，所生成乘波体的流场均匀性越好。

4 结论

通过求解T-M方程结合特征线法快速生成直激波内锥流场，实现了使用内锥流动的定平面形状乘波体设计。对比具有不同边界、压力分布的直激波流场的性质，并以上反翼双后掠外形为基准平面形状生成了定平面形状乘波体，分析了不同内锥流场对定平面形状乘波体性能的影响。得到如下主要结论。
1） 对于直激波内锥流场，物面边界上扬，沿物面的压力增大；物面边界下倾，压力减小。
2） 使用不同直激波内锥流场得到的定平面形状乘波体均具有较大的升阻比，而且激波位置非常接近，表现出良好的“乘波”特性。
3） 当物面边界由上扬变为下倾时，即沿物面压力由升高变为降低时，乘波面所贡献的纵向稳定度逐渐下降，但整体稳定性受上表面补充容积影响还需综合考量。
4） 内锥流场的物面边界由上扬变为下倾时，乘波体下表面的压缩性逐渐减弱，但总压恢复系数基本不变。
5） 基准流场的物面边界越趋近于直线，基准流场、所生成乘波体下表面的流场均匀性越好。

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