Chang_t2_1973ru (Отрывные течения П. Чжен), страница 3

10) (3). (. Г На фиг. 11 показаны измереяные распределения скоа рости у стенок выреза. Скорость мансимальна у задней ив =ОА стенки, имеет промежуточное ). Г значение у поверхности дна О А в с и минимальна у передней С О стенки, причем максимальное местное значение (которос меныпе половины и ) достигается на малом рассто- «В к г. 10. Распределения давления по стенкам выреза к поверхности дка прк янин от стенки. Такую же различных значениях относительной тенденцию можно обнаруглубкны выреза; 5=-4 сяя, и =-25 яь15 (3).

ягить на фиг. 12 для сечения на промелсуточной глубине. Распределение скорости на фиг. 12 приблизительно такое же, что и при вихревом вращении жидкости как твердого тела, причем вихрь отделен от стенок тонким вязким слоем. Вихрь, однако, не строго симиетричен, возможно, вследствие трения, так что максимум скорости на передней стенке несколько меныпе, чем на задней. Эти максиыальные значения соответственно равны и1'и = 0,27 и 0,41, а в середине дна оно равно 0,30 (6]. Дсз о,ю с„' О,оз -ЦО5 О,1О с, О,О5 -охи о,ю с, Олз о,б аб 04 о,з о,г 0,1 0,1 Ф и г. 11. Распределания скорости у стенок выреаа [6]. в — и = ав м/с, Ь/Ь = 1; б — и = 22,2 м/с, ЫЬ =.

1; р — рвссзеввие пе иермвви ст иевервиссти стекии. о,з О.1 и в -0,2 0.2 о 62 С!4 06 а;8 1О х/ь Ф и г. 12. Расчетное распределеане скорости в некотором сечении выреза; и = 22,8 мlс [6]. о оаав дааа дозг оа~а а2Ь о а,аов ооов 601г дояр 02Ь ХАРАКТЕРИСТИКЕ ОТРЫВНЫХ ТЕЧЕННИ Тани и др. (3) измерили распределение средней скорости турбулентного течения, а также интенсивность турбулентности и напряжение турбулентного трения н привели их к безразмерному виду, отнеся к соответствующим величинам в набегающем потоке (фиг.

13, 14). Из этих распределений видно, что напряжение трения болыпе в зоне смешения узкого выреза (Ь/Ь = 0,4), а турбулентность интенсивнее, чем в вырезе квадратной формы (Ь/Ь = 1). Коэффициент поверхностного трения, отнесенный к ширине выреза, по измерениям Рошко составил величину порядка 0,0004 щем г з з,о К 4,б 4,0 Ф к г. 13. Распределения а нескольких поперечных сечекяях амреаа продольной составляющей средней скоростя, кптепсяепостк турбулентности к какряжепяя турбулектпого трепля; й/Ь = 1,О, = гй /с (З). при и =- 64 м/с н 0,006 при и = 22,8 м/с, хотя необходимы более тщательные измерения поверхностного трения. Величина коаффициента поверхностного трения на два порядка меньше„ чем коэффициентов давлении или сопротивления давления.

Вкратце исследования течений в вырезах можно охарактеризовать следующим образом. В вырезе квадратного сечения наблюдается тенденция к образованию одного устойчивого вихря. Эта тенденция, по-видилгому, не слишком скяъно зависит от состояния пограничного слоя перед вырезом, но давление и силы, соадаваемые потоками, могут зависеть от состояния пограничного слоя. Приращение сопротивления, обусловленное вырезом, почти полностью определяется давлением на стенках. Силы трения, которыми можно пренебречь при определении равновесного положения вихря, могут играть некоторую роль при оценке устойчивости. ГЛАВА Ч11 го Вихрь образуется вследствие отклонения части оторвавшегося пограничного слоя внутрь выреза.

Это отклонение происходит вблизи задней кромки выреза и создает относительно высоное давление на стенке выреза в окрестности этой точки 13, 61. В работе 161 не отмечена важность влияния перехода пограничного слоя на отрывное течение, как это сделано в работах 17, 81 для сверхзвуновых течений, вероятно вследствие того, что в исследованном интервале скоростей переход не имел места. х, ем 8 т,з -ЛЭ/ие ие/ий О 4 810е 8,8 ои 8Р Втад 4.0 8,8 Ф и г. 14.

Расврелелевия в веекольких вояеречвых еечеввях выреза кродолыюй составляющей ерелкей скорости, ивтевеиввоети турбулевтвости к навряжекия турбулектиого трения; ю'Ь =- 0,4, и = — 28 и/е 131. Мы рассмотрим этот вопрос несколько позднее. В заключение, однако, следует отметить, что процесс перемешиванил диссипативного и основного внешнего потопов относится к важным явлениям для течений в вырезах и около уступов при дозвуковых и, как это будет видно из дальнейшего, сверхзвуковых скоростях и что трение в области смешения достигает достаточной величины, чтобы уравновесить сопротивление давления.

1л. Акустичксксн излучкнна нэ выркза Вырез может вызывать сильное акустическое возмущение при дозвуковых и сверхзвуковых скоростях и ламинарном или турбулеитном пограничном слое перед вырезом. Кришнамарти 191 исследовал акустическое поле в интервале чисел Маха от 0,25 до 4,5 с помощью теневых методов, интерферометрических методов и термоанемометров. Исследуемая модель двумерного прямоугольного хлРлктеристшаи отрыВных теченни 21 выреза показана на фиг. 15. Быто установлено, что частота ввуза на постоянной глубине выреза обратно пропорциональна ширине выреза, но зависимость ее от глубины не исследовалась.

Характер акустического поля излучения зависит от хина пограничного слоя, размеров выреза и скорости (или числа Маха) набегающего потока. Прн заданном числе Маха поле излучения слабее в случае турбулентного пограничного слоя перед вырезом, чем в случае ламинарного пограничного слоя перед тем же вырезом. В последнем реме~ааемаа лласмаеа лласыаеа Ф и г. 15. Схематическое взобраакевие ыоделк [95 Примечание. Раамерыаааы емм. случае волны четко выражены и хорошо видны на искровых теневых фотографиях, в то время как в случае турбулентного пограничного слоя волнь1 слабые и размытые.

Акустическое излучение иа выреза представляет собой типичный пример преобразования потерь механической энергии потока, обусловленных трением, в акустическую анергию. Частота у при данном числе М и температуре торможения Т, обратно пропорциональна ширине выреза Ь, так что Т' = к (51Ь), где се — постоянный коэффициент пропорциональности, который для турбулентного потока меньша. чем для ламинарного. ЕЗ.

ВКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ ОТРЫВНЫХ ТЕЧЕНИЙ ГАВА В последнее время серьезное внимание уделяется исследованиям отрывных течений, вызываемых телами рааличных геометрических форм, движущихся со сверхзвуковой скоростью. При гииерзвуковых скоростях оторвавшийся ламинарный пограничный глАВА уп слой остается таковым на значительном расстоянии и, возможно, более устойчив, чем присоединенный слой.

После присоединения слой может по-прежнему оставаться ламннарным, как это было установлено при исследовании обтекания цилиндрической модели с полусферической носовой частью и с иглой при М = 14 [10). 1.8.1. Отрывное течение гага, вызванное «углами ан:атияэ, а такнее падающими и отравкеннвгми скачками уплотнения Распределения давления в ламинарпых, переходных и турбулентных отрывных течениях, вызванных уступами, обращенными навстречу потоку или расположенными в направлении потока, «,в з,с р гд ьо ' о дв до Ьэ г,е г,в к/ь Ф н г. [С. Лэмннврный отрыв, М« = 3,0 (влнннне числа Рвйнольдоа на распределение давления) [7). Ь вЂ” дпвпв ох передней пров«в до попон« дов«рхноохд.

были рассмотрены я гл. 1 со ссылками на эксперименты Чепмэна и др. [7[. Кроме того, в гл. 1 упоминались также исследования [11) течений перед уступом, обращенным навстречу потоку [высотой около 2,5 см), и эа уступом, расположенным в направлении потока, ври турбулентном режиме течения и М = 2,44 с измерениями профилей скорости, чисел Маха, распределений давления, напряжения трения, теплоотдачи и коэффициента восстановления.

Поэтому в данном разделе будут рассмотрены только характери- ХАРАКТЕРНСТНКИ ОТРЫВНЫХ ТВЧЕНВЙ стики отрывных течений, вызванных «углом сжатняз или падающим н отраженным скачком уплотнения. Характеристики таких течений аналогичны характеристикам течений около уступов. Затеи еще раз вернемся к рассмотрению течения в вырезе. Эксперименты Чепмена н др. [7) в интервале чисел Маха 0,4 — 3,6 и чисел Рейнольдса 4 10' — 5 10' (вычисленных по длине) показывают, что основным параметром, влияющим на распределение давления в отрывном течении, независимо от чисел Маха и Рейнольдса, является положение точки перехода относительно точек отрыва и присоединения. При чисто ламинарном отрыве точка перехода расположена ниже по потоку от области присоединения.

Этот тип отрыва потока является установившимся при сверхзвуковых скоростях (фиг. 16) н в очень малой степени зависит от числа Рейнольдса. Статическое давление в области отрыва больше при меньших числах Рейнольдса. Такая тенденция имеет место не только при ламинарном и переходном, но и при турбулентном течениях.

При отрыве переходного типа точка перехода расположена меязду точками отрыва и присоединения потока. Течение этого типа в общем случае является неустановившимся н часто в значительной степени зависит от числа Рейнольдса (фиг. 17). В области перехода часто наблюдается внезапное повышение давления, особенно когда переход происходит лишь немного выше точки присоединения. Наконец, при турбулентном отрыве при сверхзвуковых скоростях в общем случае точка перехода расположена выше точки отрыва; отрывное течение такого типа относительно установившееся по сравнению с отрывным течением переходного типа; кроме того, влияние числа Рейнольдса на течение этого типа проявляется в меньшей степени по сравнению с другими рассмотренными типами течений (фиг.

18). Было также установлено, что с ростом числа Маха устойчивость оторвавшегося ламинарного слоя смешения также возрастает, а при гнперзвуковых скоростях ламинарное отрывное течение полностью устойчиво. Кроме того, было замечено, что при сверхзвуковых скоростях повышение давления в точке отрыва и в области плато не зависит от причины, вызывающей ламинарный отрыв (фиг. 19). Однако при турбулентном отрыве, хотя повышение давления в точке отрыва не зависит от причины, выаывающей отрыв, максимум приращения давления зависит от геометрии модели.

Измеренное Чепменом идр.(7) распределение давления в зугле сжатия» нри трех различных режимах течения показано на фиг. 20. Чисто ламинарный режим имеет область плато с почти постоянным давлением. В переходном режиме пограничный слой все еще остается ламннарным при отрыве, так что повышение давления в точке отрыва почти такое же, как н при чисто ламинарном отры- глава чп ве, но переход обусловливает более высокое приращение давления перед присоединением.