3 (Техническая газодинамика Дейч М.Е), страница 10

В конфузорном течении В уменьшается, а в диффузорном †возраста. Изменение продольного градиента давления от положительного до отрицательного значения приводит к существенной деформации профилей скорости, Это отчетливо видно из рис. 5-29, где изображены профили скоростей, полученные в диффузорном канале при различных градиентах давления. На рис. 5-30 приведена кривая изменения толщины потери импульса в функции параметра Г, полученная из эксперимента.

Чтобы исключить влияние сжимаемости, тол- -Пт -пг -П,В -п,4 - П,5 / гпб 5 В 7 В и lп и тг ап !4 г5 76 !7 lп гп Латртел лп 4В П,7 пп а) Рис. 5-28, Влниние числа М на профиль скорости в турбулентном пограничном слое. а-арофиль скорости в лиффуаорлоа области, нс=ьб.юь: 2б7 б, /,0 0,7 0,5 О,Э О,г О/ 268 /,0 00 07 Об Об Об о,г О/ О / 25 а 5 б 7 б б /О // /г /б /5 /5 /б' /7 /б /б лма ете чем Об Об 05 Об 07 Олб ОЭ /О б/ Рис.

6-28. 6 — врорвль свороств в лов руэориоа о5лссти, Ив=2.1а. щина 6" была отнесена к соответств1ующей толщине 8„ для безградиентного течения при той же скорости внешнего потока. Все точки группируются вокруг одной кривой. Из кривой следует, что в данном случае 6*' является функцией одного параметра Г, Следовательно, когда распределение скорости на внешней границе пограничного ;о О Д/ аб аб 05 Дб аб Ц/ бб 05 /00 Рис. 6-29. Профили скорости в диффузоре лри различных градиентах давления.

1 — Гм 1/И С Ь вЂ” 1,О25ММ/ М=ееае/ и=2.41 И,=1/И; г-Ь =5552ММ: Ь= =о,755 мм; м=о,544; и=1,57; и =1 4; 3 — ь =5,334 мм; ь =м/,52 мм; м=о,54; и= =1,52; и =1,4; 4-53 ~1,37 мм; Ь'=0,533 мм; М=е,еаь; И=2,2; Нь — -1.7. 269 у,п п.у г,пп аг пу ап пп ау пп ап уп б1 дП у.г пг тап а4п ап 2?О слоя близко к линейному, расчет по однопараметрическому методу физически обоснован. Отсутствие зкспериментальных данных, относящихся к другим значениям второй производной, не позволяет сделать более общего вывода. Опытные данные, характеризующие влияние начальной турбулентности на структуру пограничного слоя„показаны на рис. 5-31. С увеличением Е, возрастает полнота профиля скорости. Однако наполнение профиля существенно апп и -гпп -гпп -упп и гпп гпп гпп Рис.

5.20. Зависимость относительной толщины потери импульса от параметра Г. зависит от знака и величины градиента скорости внеупнего потока. Наибольшее влияние Е, оказывант в диффузорном течении, что подтверждают графики изменения 6" вдоль плоской стенки при различных градиентах давления (рис. 5-32). Наименее чувствительным к изменению Е, является конфузорный поток 1 — ~ (О).

1 и'л С возрастанием числа Рейнольдса влияние Е, умень. шается (рис. 5-32). Аналогичный результат получен и при различных числах М; с увеличением М расхождение кривых уменьшается, в особенности при М, близких к единице. Отметим, что в связи с увеличивающейся полнотой д' профиля скорости в слое параметр О = †,. заметно снид" Рис. 5-31. Влияние начальной турбулентности. о в нв пропала схорсстн в турбулентном пограннчном слое; 6 в на толвснну потери импульса орн раалнчных градиентах давления. з.б г.г йб д4 Дб Па ДЛ Пт 273 272 жается с ростом степени турбулентности; в зависимости от знака продольного градиента давления вто снижение составляет 15 — 20 а~о. Особенно велико влияние начальной турбулентности при отрывном обтекании поверхности.

В этом случае увеличение Е, приводит к резкому смещению точки отрыва по потоку и к улучшению обтекания поверхности. Рис. 3.32. Влияние начальной турбулентности на тол щину потери импульса при градиентном течении. Приведенные данные показывают, что при расчете турбулентного пограничного слоя необходимо учитывать влияние начальной турбулентности. Заметные расхождения между опытными и расчетными (по формуле (5-70)) значениями 3 отмечаются при Ее~Зз1з.

Рассмотрим некоторые свойства пограничного слоя при околозвуковых скоростях'. Вели скорость набегающего потока М будет больше критического значения М„ то у поверхности обтекаемого тела образуется область сверхзвуковых скоростей. ' Рассматриваемые здесь вопросы обтекании тел при околозвуковых скоростях частично затронуты в гл. 3.

Область сверхзвуковых скоростей имеет ограниченную протяженность в направлении, нормальном к обтекаемой поверхности. В направлении течения (вдоль обтекаемой поверхности) область сверхзвуковых скоростей также ограничена. К этому заключению легко прийти, вспоминая, что на некотором удалении за телом скорость должна быть дозвуковой, так как скорость невозмущенного потока (перед телом) — дозвуковая.

Таким образом, зоны сверхзвуковых скоростей, появляющиеся при М >М,, имеют местный характер. В местной сверхзвуковой области течение газа вначале ускоряется, а затем тормозится. Однако торможение сверхзвуко- М-7 Рис. 333. Схема образования скачка уплотнения в местной сверхзвуковой зоне. вого потока, как правило, происходит с образованием скачков. Благодаря большим ускорениям в зоне сверхзвуковых скоростей газ оказывается значительно перерасширенным, т. е. его давление падает значительно ниже дав. ления внешней среды. Это перерасширение сверхзвукового течения погашается скачком уплотнения.

Как выше уже отмечалось, скорости при удалении от тела меняются по величине и направлению (возмущение потока в направлении от тела уменьшается). Благодаря этому образующиеся скачки уплотнения будут криволинейными с переменной вдоль линии скачка интенсивностью; за скачком поток становится вихревым. Образующиеся скачки уплотнения замыкают область сверхзвуковых скоростей. Передней ее границей является линия перехода (линия М, = 1).

Для идеальной жидкости замыквгощей поверхностью служит поверхность обтекаемого тела (рис. 5-33). В реальном случае вязкого газа расположение и протяженность местной сверхзвуковой зоны, а также структура скачков изменяются. Механизм взаимодействия скачков с пограничным слоем составляет важную часть проблемы сопротивления тел при околозвуковых скоростях. рис. 5-34. Схема взаимодействия прямого скачка и пограанчиого слоя. Скачки уплотнения в местной сверхзвуковой зоне создают большие градиенты давления, которые распространяются и в область пограничного слоя.

Возмущения, возникающие в пограничном слое, распространяются против течения и по течению и влияют на поле потока у обтекаемой поверхности. Рассмотрим вначале йростейший случай, когда в сверхзвуковой зоне образуется один прямой скачок' (рис. 5-34). г Как указывалось в гл. 4, в неравномерном сверхзвуковом потоке скачок криволинейный Поэтому рассматриваемая схема являетсн лишь первым приближением. В пограничном слое скорости меняются от нуля на стенке до сверхзвукового значения во внешнем потоке.

Следовательно, в пределах слоя располагается линия перехода (М = 1), которая делит область пограничного слоя на дозвуковую и сверхзвуковую части. Заметим, что в турбулентном пограничном слое дозвуковая часть имеет относительно меньшую толщину, чем в ламинарном. Очевидно, что повышение давлений распрггстраняется через дозвуковую часть слоя навстречу течению.

Возрастание давлений в зоне скачка может привести к появлению отрыва. При турбулентном режиме интенсивность скачка, вызывающего отрыв, должна быть более высокой, ибо, как было показано выше, турбулентный слой всегда отрывается позднее. Заметим, что так как в дозвуковой части слоя повышение давления распространяется против течения, то точка отрыва, как правило, располагается перед скачком. Так как интенсивность скачка в направлении от стенки меняется (в соответствии с изменением скоростей), то в пограничном слое образуется поперечный градиент давления и основное условие, принятое в расчетах слоя Ь= ~ =О), в области скачка не соблюдается. Возмущеду ние, распространяющееся в дозвуковой части слоя, приводит к нарушению этого условия и перед скачком.

Отсюда заключаем, что режим течения в пограничном слое должен оказывать существенное влияние на положение скачка в местной сверхзвуковой зоне, на структуру и интенсивность скачка. Это влияние объясняется различием в профиле скоростей ламинарного и турбулентного слоев Следует, однако, учитывать, что распределение скоростей в пограничном слое зависит не только от режима течения, но и от характера изменения скорости внешнего потока н, следовательно, от кривиз.

иы обтекаемой поверхности. Опытные исследования, подтверждают возникновение различных по структуре скачков в ламинарном и турбулентном пограничных слоях (рис. 5-35). При ламинарном слое местные скачки имеюг, как правило, д-образную форму; такой скачок состоит из наклонного криволинейного скачка, сливающегося с более мощным и более протяженным скачком небольшой кривизны, замыкающим сверхзвуковую зону. Появление 275 криволинейного скачка можно объяснить следующим образом. Повышение давления, распространяясь в дозвуковой части слоя, вызывает заметное увеличение его толщины перед скачком. Линии тока в пограничном слое отклоняются от поверхности тела; в результате возникает система слабых волн уплотнения, поторые и обра- Рис.