Механика жидкости и газа Лойцянский Л.Г. (1014098), страница 103
Текст из файла (страница 103)
конец $104). Чтобы понять причину отмеченного явления резкого уменьшения сопротивления шара, обратимся к рассмотрению кривых распределения давлений по его поверхности (рис. 183). Из этих кривых (особенно см. Е и ут) следует, что уменьшение сопротивления шара связано с коренной перестроикой всего окруящющего потока. Резкое возрастание максимального разрежения, смещение вниз по потоку точек минимума давления М и точек отрыва пограничного слов 8 говорит 1ГЛ. 1Х Тхввялвнгнов движанйй об улучшении обтекания шара ~го объясняет уменьшение коэффициента сопротивления, гак лак при лучшем охвате поверхности шара потоком распределение давлений как бы приближается к тому идеальному, при котором, согласно парадоксу Даламбера, сопротивление должно равняться нулю. Следует заметить, что визуальные наблюдения (рис.
184) подтверждают описанную каргину улучшения обтекания шара в указанной области рейнольдсовых чисел. Явление это, получившее наименование „кризиса сопротивления" нли „кризиса обтекания", обьясняется изменением расположения точки перехода ламинарного пограничного слоя на шаре в турбулентный. Рвс. 184. При К меньших 1,5 ° 10а во всех рассмотренных трубах на поверхности шара происходит отрыв ламинарного пограничного слоя, переходящего в турбулентный где-то вне шара в оторвавшемся слое.
При возрастании рейнольдсова числа точка перехода, отметим ее буквой Т, перемещается навстречу потоку и приближается к поверхности шара. Как только точка Т достигнет точки о' ламинарного отрыва слоя, внешний поток, благодаря возникновению вблизи точки отрыва турбулентного перемешивання, увлечет за собою пограничный слой, обтекание улучшится, и точка отрыва сместится вниз по потоку.
Теперь уже точка отрыва о будет ссютветствовать отрыву еурбулениьяого слоя, так как точка перехода Т будет находиться выше по потоку, чем точка отрыва. Судя по характеру кривых рис. 188, можно думать, что в точке перехода Т происходит местный, не получающий дальнейшего развития отрыв ламинарного слоя, сопровождающийся обратным прилипанием пограничного слоя к поверхности шара с последующим развитым отрывом уже турбулентного пограничного слоя. указанный местный отрыв ламинарного слоя служит источником возмущений (вихреобразований), заполняющих поток за точкой Т. Приведенное обьяснение явления „кризиса обтекания", основание~ на представлении о переходе пограничного слои из ламинарного состояния в турбулентное, прекрасно подтверждается применением искусствен $92) „точка пеРехбдА и „кяичис оыгклння нов турбулизации слоя при помощи различны . специально вводимых в слой источников возмущений (проволочное ко сечко на поверхности шара, перегородочка, выступы шероховатости и др) в условиях потока с рейнольдсовыми числами, значительно меньшими критических Км Этим специально пользуются, когда, не имея возможности достигнуть больших значений чисел Рейнольдса, хотят все же получить картину обтекания, близкую к той, которая имеет место при больших числах Рейнольдса.
Для этого в пограничный слой помещают различные, очень ма- С» ленькие по своим размерам ааа тур бул ызатор и. Явление „кризиса обте кания" сильно зависит ог сжилаамоспьи газа при больших скоростях его движе- йаа ния. Как уже было указано в самом конце предыдущей главы, возрастание докритических чисел М набегающего потока вызывает ухудшение обтекания тела, поэтому можно ожидать, что для улучшения обтекания шара, Ю происходящего при кризисе 7 В»!э» 8 3 4» 4 38 з ма.л г.лав аа. обтекания, потребуются тем Ряс. 185. большиерейнольдсовычисла, чем больше число М. Наблюдения Ферри над обтеканием шара при равных М, результаты которых приведены на рис. 185, блестяще под- гверждают это предположение. С возрастанием числа М от 0,3 до 0,67 принятое ранее условное значение Йа возрастает от 400 000 примерно до 740000, Зтог фак» служит вместе с тем косвенным подтверждением выска- занного ранее предполом~ения об ухудшении обтекаемости тел при появлении влияния сжимаемости.
В заключение отметим, что явление кризиса обтекания играет существенную роль в лабораторных определениях максимального зна- чения коэффициента подъемной силы крыла с . При критических углах атаки обтекание носика крыла похоже йаобтекание круглого цилиндра. При малых рейнольдсовых числах с носика легко срывается ламинарный слой, что приводит к резкому падению с и необходи- мости уменьшения критических углов атаки, а следовательно, и умень- шения с„„.
С ростом рейнольдсова числа и достижением тех его значений, при которых возникает кризис обтекания, начинается отме- ченное выше улучшение обтекания носика и появляется возможность повышать критические углы атаки и вместе с тем с 1гл. 1х тузяулзнгнов движвиий Приводим для иллюстрации 1рис.
186) кривую роста с„с числом К для крылоного профиля с относительной толщиной 12,7еуз. Отсюда вытекает, что опыты, производимые в малых аэродинамических ~а ааа 0У а 10а 3'10а Знаа 910а 0'ба Рнс. !86. грубах при сравнительно небольших рейнольдсовых числах, не позноляют судить о подлинных возможностях крыловых профилей с точки зрения их максимальной подъемной силы.' $ 93. Основные уравнения осредненного турбулентного двингении.
Тенаор турбулентных напрязкеннй На рис. 187 показаны осциллограммы колебаний скорости в различных точках потока перед продольно обтекаемой пластинкой и внутри пограничного слоя на ней. Электрический измеритель скорости был неподвижен, а поток набегал на него со средней скоростью 15 ла1сек. Верхняя осциллограмма пОказывает чрезвычайно малые по амплитуде пульсации скорости во внешнем потоке, не превышающие О,беуе от скорости набегающего потока, причем частота их, судя по шкале времени, велика. Эта осциллограмма у дает общее представление об установившемся турбулентном воздушном потоке в аэ!юдинамической трубе.
Если бы измерительный прибор не был так точен, пульсации скорости остались бы незамеченными, и поток в трубе мог быть назван стационарным. Следующая осциллограмма 2 относится а Вопросы вллзння рейнольлсозз числа н турбулентности потока маКсимальную подъемную силу крыла подробно рассмотрены н нашей моно графин „Азродниамнкз пограничного слоя", Гостехнздат, 1941, стр.
250-202. Тзм же можно найти и результаты некоторых опытен по нскусстзенне" турбулнзацнн потока. й Щ бсновнь1я увьйнзйия осгвднвнного движвййя 59б к точке пограничного слоя, находящейся на расстоянии 20 см ог передней кромки пластинки, На самой кромке образуются возмущения (типа завихрений); они интенсивны, но, переясещаясь вдоль пограничного слоя, который в этой области устойчив и ламинарен, быстро затухают; эти пульсации, имеющие сравнительно небольшую частоту н довольно регулярный характер, напоминают малые колебания потока около устойчивого движения.
Такое представление хорошо подтверждается следующей осциллограммой 3, зарегистрированной прибором, находящимся в пограничном слое на расстоянии 50 см от носика пластинки. Возмущении от носика затухли, только изредка приходят отдельные, очень значительные по интенсивности возмущения, не нарушающие, Ш О тюх з )-ЬОХ О з '~ 4О"А О Ф„ ~-ГОХ Ь с-ГОЗЬ ~)Л масшмал ОремЕни 0,1 сс т,Аэродинамика" (под редакцией Дюрзцаа), т.
Ч1, Оборовгвз, 1941. однако, общего ламинарного„- характераьтпограничного слоя. Природа этих возмущений связана, повидимому, с началом потери устойчивости, так как осциллограмма 4 в точке на 00 слс от носика уже носит явно переходный характер. Наконеп, на расстоянии от носика пластинки, превышающем 100 см, наблюдается (осциллограмма 5) типичная турбулентная картина пульсаций большой частоты и довольно значительной интенсивности (3 — 4ОЯ. Приведенные осциллограммы ' еще раз подтверждают изложенные в предыдущем параграфе общие представления о явлении перехода ламинарного слоя в турбулентный. Вместе с тем они имеют для нас и самостоятельное значение. Из этих осциллограмм непосредственно видно, что, описывая турбулентное движение приемом Эйлера, т.
е. (гьь гх тттвтлянтйоя дзижаинй регистрируя во времени скорости потока в данной точке пространства, можно положить: и = и+ и', о = и+ о', чи = те+ ге', (2) где и, о, се — деастеиггьельные мгновенные скогюсти потока в данной точке, и, о, та — осредненные во времени скорости, а и', о', ге'— отклоненвя действительных скоростей от осредненных, которые будем называть пульсационными скоростями илн, короче, пульсациями.
Будем в дальнейшем предполагать, что в развитом турбулентном движении пульсации очень малы ло сравнению со средними скоростями потока и что величины осредненных скоростей мало зависит от способа осредненин. Условимся обозначать черточкой, поставленной над величиной, среднее ее значение, определенное, как обычное интегральное среднее (3) за промежуток времени Т, называемый периодом осредненшь Будем предполагать, что для кюкдого рассматриваемого турбулентного движения существуег такой, достаточно болыпой по сравнению с периодом пульсаций, но малый по сравнению с характерным для осредненного движения интервалом времени (периодом колебательного процесса, временем прохождения телом своей длины или др.), не аавясюций от времени период осреднения Т, что приведенное сглаживание во времени (3) приводит к осредненной величине, при повторном сглаживании уже не изменяющейся, Это значит, что ~~ = Ф, Вели в результате осреднения (3), проведенного е данной точке в разные маиенаьы времени г, будут получаться одни и те же значения в, то такое осредненное движение называется стационарным, а само турбулентное движение кеазистааионарным.
Предположение (4) эквивалентно утверждению о равенстве нулю средних значений пульсаций величины о, равных Действительно, в силу линейности операции осреднения (3) и равенства (4), имеем: ю'=в — 3=0. (5) В дальнейшем придется иметь дело исключительно с квазистацвонарными турбулентными движениями.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
