Chang_t1_1972ru (1014102), страница 10
Текст из файла (страница 10)
3.* донное дАВление Донное давление, т. е. давление в области отрыва непосредственно за телом, в общем случае меньше, чем статическое давление в набегающем потоке. Действуя на донную поверхность, оно приводит к появлению силы. Так как составляющая этой силы в направлении течения совпадает с направлением сопротивления, донное давление оказывает непосредственное влияние на полное сопротивление. При некоторых условиях сопротивление, обусловленное донным давлением, довольно велико. В соответствии 4,0 0 Юс 109 1О" и' 104 107 деь Ф и г. 47. Доииое Лавасиис в аависииости от числа Репи1ольдса, М 3!40!. ~) Н от о ч ива: ГАЕ. 94, ЭЗ 4 41954). с теорией смешения Крок))о — Лиза [8) можно предполагать. что поншкенное давление в довяой области поддерживается благодаря переносу количества движения через вязкие слои.
Хотя концепция простого переноса количества движения удобна для сверхзвукового течения, она может оказаться недостаточной для течения несжимаемой жидкости, поскольку в несжимаемом потоке наряду с переносом количества движения через вязкий слой важным 58 ГЛАВА фактором является динамика вихрей [48). Донное давление в сильной степени зависит от числа Рейнольдса, как показано на фиг. 47, где представлена зависимость донного давления от числа Рейнольдса в интервале 1,16 10з < Ве < 1,8 10' и М 3 для цилиндрической модели с конической носовой частью (49).
Так как местные значения донного давления изменяются вдоль радиуса донного среза, на фиг. 47 представлены средние по площади значения коэффициента рь/р . При малых значениях числа Рейнольдса, соответствующих ламинарному режиму течения, донное давление резко изменяется с ростом числа Рейнольдса, однако при больших числах Рейнольдса, соответствующих турбулентному режиму течения, донное давление практически не зависит от числа Рейнольдса. В промежуточном интервале чисел Рейнольдса имеет место переходный режим и донное давление достигает своего максимального значения. Проблема донного давления за плоской пластиной при дозвуковых скоростях является классической, но для нее еще не получено удовлетворительного решения.
Недавно были проведены исследования донного давления при сверхзвуковых скоростях, однако для получения надежных результатов необходимы дальнейшие исследования. Зов ОТРЫВ ПОТОКА, ВЫЗЫВАБМЫй тОНКОй ИГЛОЙ, ПБРБД ТХПЫМ ТЕЛОМ ПРИ БОЛЬШИХ СКОРОСТЯХ Тонкая игла, выступающая из лобовой части тупого тела, при болыпих скоростях способна уменьшить сопротивление и тепло- передачу благодаря отрыву потока на игле.
Таким образом, создавая отрыв потока (а не предотвращая его). можно найти полезные инженерные приложения этого явления. Отсоединенный скачок уплотнения перед тупым телом (фиг. 48, а), может изменить свою форму, если перед таким телом установить тонкую иглу. Скачок уплотнения становится косым и присоединенным к носку иглы (фиг. 48, б). Между косым скачком уплотнения и иглой возникает отрывное течение клинообразного или конического типа в зависимости от того, является затупченное тело двумерным или осесимметричным (81]. Если в области отрыва перед скачком уплотнения имеется градиент скорости, как показано на фиг. 49, а статическое давление перед скачком постоянно, то давление за прямым скачком на линии тока, приходящей в точку торможения, будет меньшим, чем давление за прямым скачком в невоамущенном потоке.
Если скачок уплотнения остается неизменным и сохраняет форму, изображенную штриховой линией на фиг. 49, то градиент давления по нормали к оси будет полон'ительным, а течение за скачком будет сходящимся. Во всяком реальном течении, однако, градиент ВВЕДЕНИЕ В ПРОГЛЬЫЫ ОТРЫВА ЛОТОВА 59 давления по нормали к линии тока, приходящей в точку торможения, должен быть нулевым или отрицательным; шютому первоначальная форма скачка уплотнения, показанная щтрнховой линией, становится невозможной и должна измениться. Так как ф и г.
48. Головной скачок уплотнения н отрыв потока перед тупым телом ~501. скорость течения на оси симметрии меньще скорости невозмущенного невязкого потока, то никакой скачок уплотнения не создает столь высокого давления на оси, как давление за скачком вне вязкого слоя, пока точка торможения располагается на поверхности тела. Поэтому требуемое высокое давление в окрестности вершины ~качка может бьжь достигнуто, если точка торможения переместит- ГЛАВА 1 ся вверх по потоку. Таким образом, форма скачка изменяется и градиент давления становится положительным в направлении течения, вызывая отрыв.
Если циркуляционное течение в вязком слое очень слабое, то граница области отрыва является поверхностью постоянного давления и область отрыва принимает форму клина или конуса. Вследствие наклона скачка уплотнения давление на поверхности тела уменьшается, и поэтому сопротивление Г ТУьТУ Ф и г. 49. Течение перед тупым телом при переменном полном давлении [Ьц. Начальная сьсрссть саерхааулеаая. тела с иглой падает. Так как сопротивление тесно связано с тепло- передачей, можно ожидать уменьшения теплопередачи 151!. Причины пульсаций отрывного течения еще не совсем понятны, одууако для объяснения этого явления рассматривается баланс массы. На фиг. 48, в показана мгновенная картина пульсирующего течения. Свободный вязкий слой отсасывает воздух из области отрыва.
Таким образом, если отношение давлений при переходе через косой скачок уплотнения таково, что масса воздуха, возвращаемая назад в месте присоединения, компенсируется массой воздуха, отсасываемой из области отрыва нязким слоем, течение будет установившимся. Возникновение пульсаций зависит от формы затупленного тела. При отрыве потока около тела с плоским срезом носовой части пульсации наблюдались, но при сферической форме носовой части они отсутствовали. 4. РАСЧЕТ ОТРЫВА ПОТОКА Отрыв потока исследовался весьма птироко, и имеется весьма обширная литература о методах расчета и экспериментальных результатах.
Экспериментальные методы и результаты имеют ВВЕДЕНИЕ В ПРОВЛНМЫ ОТРЫВА петонь 61 столь же важное значение. как и теоретический анализ прп рассмотреяии задач отрыва потока. Однако в данном разделе рассматривается только теоретический анализ. так как этого достаточно для понимания механиэзш отрыва потока и связанных с ним проблем. 4Л, ТЕОРИЯ ПОГРАНИЧНОГО СЛОЯ Подход, основанный на рассмотрении пограничного слоя с использованием уравнений неразрывности, движения и энергии, наиболее широко используется прп решении классических аадач об отрыве потока.
Этот подход будет подробно рассмотрен в следующих главах применительно к отрыву несжимаемого п сжимаемого потоков. Отчетны здесь, что такой подход позволил успешно репзить такие задачи об отрыве установившегося двумерного внешнего течения, как отрыв потока на профиле, прн ламинарном л турбулентном режимах. В этом случае теоретическим критерием отрь1- ди ~ ва является —.~ = О. Однако такой подход недостаточен при ду у=э решении таках задач об отрыве внутреннего течения, как отрыв внутри днффузора, пли в случае трехмерных течений.
4.2. ТЕОРИЯ СМЕШЕНИЯ КРОККΠ— ЛИЗА Теория смешения в упрощенной форме, как уже упоминалось, была развита Крокко и Лнэом ~81 и применена не только к отрывным п присоединяющимся течениям. но также и к течениям в следе. О пох1ощью этого метода было достигнуто качественное совпаденпе между результатами теоретических расчетов зависимости донного давления от числа Рейнольдса и эксперихшнтальными даннымн 152, 53! для тел вращения и данными [54! для профилей с тупыми задними кромками. Таким образом, теория Крокко— Лиза чаще применялась к задачам о донноч давлении, хотя она представляет собой общее решение задачи об отрывном течении.
Было установлено, что отрывное и присоединя1ощееся точения в состоянии поддержать значительный рост давления при больших скоростях. До появления теории Крокко — Лиза расчеты вязкого течения в следе и струе выполнялись на осново предположения о постоянном статическом давлении. В действительности такое простое предположение не выполняетсн. Крокко и Лиз установили. что в отрывном течении градиент давления вдоль поверхности мо1кет достигать максимального значения вблизи точки отрыва и аатем постепенно уменыпаться, а при присоединении течения в следе градиент давления пренебрежимо мал на некотором расстаянип вверху по потоку от точкя присоединения и быстро возрастает при приближении к этой точке. 62 ГЛАВА 1 На основе теории потраничяого слон отрыв потока можно охарактеризовать двумя определяющими параметрами х и х= (6 — 6* — О)!(6 — 6») и ~ = — (6> — 6» — 0;).6Д6> — 6,*)', где 6, 6* и Π— соответственно фиаическая толщина, а также толщины вытеснения и потери импульса посраничното слон, индекс > обозначает несжимаемое течение в преобразовании Стюартсона.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
