Chang_t1_1972ru (1014102), страница 44
Текст из файла (страница 44)
пгншо с толщиной пограничного слоя. Точка отрыва не известна заранее, н равновесное течение устанавливается само собой, но ГЛАВА Ч! точка присоединения потока располагается в верхнем углу уступа, Высота уступа сильно влияет на распределение давления вдоль поверхности за точкой отрыва [фиг. 6).
Максимум давления в турбулентном оторвавшемся потоке был вычислен Лавам [17) в интервале чисел Маха 1,5 Ма( 3,5 и Ь) б 3,2 с„ макс 8, (Ма — 1)а ' а также Сторретом и Эмери [18! в интервале чисел Маха 3,5 < ~<М,<65ий)б 1,5, 9,1 2.3.2. Уступы, расположенные по потоку Размер области отрыва наибольший в ламинарном потоке. наименыпий в турбулентном потоке и промежуточный в потоке переходного типа.
Давление в области отрыва меньше по сравнению с давлением вверх по потоку от отрыва. Давление в области отрыва наименьшее в турбулентном потоке, нанбольп>ее в ламинарном потоке и промежуточное в потоке переходного типа. Около уступа давление постоянно при любом режиме течения. Параметры потока около уступа, расположенного по потоку, можно определить по методу Чепмена и др. [13]. Подробнее об этом методе см. гл, У)П 2.4. ПРЯМОЙ И ПОЧТИ ПРЯМОЙ СКАЧКИ УПЛОТНЕНИЯ В случае прямого скачка уплотнения число Маха набегающего потока и интенсивность скачка уплотнения взаимосвязаны. Однако в полностью развитом отрывном течении, вызванном прямым скачком уплотнения, не былк выделены отдельные участки области отрыва, как в случае расс>штренных вьппе отрывов, вызванных косыми скачками уплотнения.
Причины недостаточно глубокого исследования взаимодействия прямого скачка уплотнения с пограничным слоем в отличие от других типов взаимодействия заключаются в том, что, во-первых, течение за прямым скачком дозвуковое и сильно влияет на присоединение потока, на величину конечного давления и, возможно, на всю картину взаимодействия; во-вторых, часто трудно поддержать установившиеся параметрь> потока, что необходимо для детальных исследований [2[. Одно из немногих исследований взаимодействия прямого скачка уплотнения с пограничным слоем, включая отрывы с другими видами скачков, вьшолнено Нусдорфероьг [19). Оно показало, что в сверхзвуковых диффузорах возможны три вида вааимодействия.
ОТРЫВ ПОТОКА ГАЗА 249 соответствующие прямому, искривленному и разветвленному (Х-образному) скачкам уплотнения (фиг. 7). Скачок заданной интенсивности, взаимодействующий с турбулентным пограничным во !5 й 910 39а с» ч о г,о АЬ- ье г,в г,г г,в з:,о Месизсе число Мгиа слоем, оказывает одинаковое влияние на слой независимо от того, создан ли он тупым телом или входным участколг сверхзвукового диффучора. Прямой скачок возникал при числах Маха, меньших 1,3. Этот слабый плоский скачок направлен перпендикулярно потоку и не вызьгвает отрыва, вероятно, вследствие малой интенсивности. Однако два других скачка уплотнения вызывают отрыв.
Искрив.ленный скачок постепенно изменяет свой наклон с расстоянием от стенки и обычно вызываот отрыв с последующим присоединением потока к поверхности стенни. Разветвленный скачок вначале Ф и г. 7. Типы скачков уплотнении, взаимодействующих с погранпчньгм слоем в сверхзвуковом потоке при числе Маха. немного болыпем й (й9]. а — прямой скачок; б — исяризленний скачок; а — Ь- образный скачок. з. 70 ч б ч чзс в «зо ч Ь", Ф и г, 8.
Влзгниве числа Маха нли у|па наклона скачка уплотнении в двумерном потоке на отрыв (у =- 1,гб (Г9). 2ЗО г:!лВА ч! имеет вид косого скачка, у которого на некотором расстоянии от стенки появляется изгиб. За скачком такого типа возникает интенсивный отрыв. и поток обнаруживает слабую тенденцию и присоединению к стенке. При числе Маха более 1,24 мо.кет возникнуть Л-образный скачок, и тогда отрыв зависит от позыв!ения статического давления в потоке. На фиг. 8 показано влияние числа Маха или угла наклона скачка на отрыв двумерного потока.
Видно, что при числах Маха, больших 1.3, отрыв возникает, если скачок прямой. Этот критерий можно выразить также в виде относительного перепада статического давления, равного 1,89. Простой критерий отрыва, вызванного скачком уплотнения а турбулентном потоке, предложен в работах (19. 20( (, ) '=-- аотр азара;кд.,тр ) ; 11+ . ( 2,5! Нз( ( 1-- Х 1 + и ь.
! („2) (г!1э!1) 3 (р ( з) (цюь!2) ;< ! (и ! з) (а!Рз(1) — 1; ( (44) где индекс а соответствует положению на расстоянии („от пе!юлией крол!ьн, индекс 1 означает условия на границе пограничного Этот критерий получен на основе миогочис,!енных расчетов дозвукового обтекания профиля по методу Грушзица. Рост давления при взаимодействии почти прямого скачка с турбулентным пограничным слоем представлен на фиг. 9 и 10 для слабого и сильного скачков.
Если предположить, что поток невязкий, давление на поверхности за скачком резко возрастает. Однако пограничный слой не может выдержать разрыва давления, поэтому характер внешнего обтекания изменяется, и около стенки скачок вырождается з семейство волн сжатия, как и в других случаях взаимодействия. В турбулентном потоке (фиг. 9.10) давление на поверхности вначале растет по крутой зависимости, но его градиент уменьшается вниз по потоку.
В случае слабого скачка зто уменьшение градиента давления начинается в точке, где р = 0.5288 . (р,. — давление торможения). В случае сильного скачка отрыв осугцествляется з точке, где давление ниже своего значения в звуковой точке, и уменьшение градиента начинается сразу после отр!зва (218 Гедд (21) разработал метод исследования отрыва турбулентного потока, вызванного почти прямым скачком уплотнения, используя з качестве критерия отрыва условие с) = О. Предложенная им формула для коэффициента поверхностного трения при взаимодействии прямого скачка уплотнения с пограничным слоем имеет вид 25! отрыв потока |'АЗА слоя непосредственно перед областью взаимодействия (условия для набегающего потока на плоской пластине), а индекс е — условия на границе пограничного слоя.
Эта формула справедлива для Оа =- с1„Ве г|ь, так что ст == (815) с Ве "ьо где Ве, — число Рейнольдса, вычисленное по ннраметраи набега|шцего потока Сдка саврк попе ! ойнаразний 1 свсркгв~нсвсй Яиареаой алаи ел||( Слагай виспнии сгакногк ныи слои Сменка . 'р Заемам ал агап Сменка Левлгнии пм он Иеалвкий о ан а С унегпом Рь погранинного слол х Р Рг- Ф и г. 10. Картина тсченпн и распределенно данлоннн прп сильном скачке уплотнения 121].
Ф н г. 9. Карт|!в!а течения н распределенно данлоггггн, когда скачок недостаточно сильный, чтобы вызвать значительный отрыв 1211. и харантерной длине 1а, с — постоянная, а и — показатель степени в степенном профиле скорости пограничного слоя перед областью взаилюдействия газ|а у. ! 9 ив 16~ 2 ''6' Уравнение (44) применимо для турбулентного пограничного слоя, подверженного действию большого положительного градиенгн давления при умеренных сверхзвуковых скоростях и постоянном давлении по толщине пограничного слоя. 11остоянство давления по толщине пограничного слоя выполняется при очень малых числах й(аха, но уже при М, =- 1кЗ давление заметно меняется по толщине пограничного слоя.
Значения козффициента поверхностного трения плохо согласуются с другими данньы|и, что свидетельствует о непригодности уравнения (44) для определения с,. Однако уравнение (44) дает приблизительно правильное положение точки отрыва. Взаимодействие с прямым скачком уплотнения создает сильный положительный градиент давления под скачком.
обычный критерий отрыва турбулентного пограничного слоя ГЛАВА У2 в этом случае оказывается неприменимым. Следовательно, при расчете отрыва, вызванного прямым скачком уплотнения, применение формпараметра Н пограничного слоя теряет смысл. Если градиент давления внезапно становится бесконечным после предыдущего участка с нулевым градиентом давления, отрыв может быть вызван очень малым приращением давления, и в этом случае будет иметь значение только форма бесконечно малого участка профиля скорости около поверхности; поэтому значение Н при отрыве будет такое же, как на плоской пластине. По той же причине оказывается неверной формула Людвига — Тилмана [22[, вывод которой основан на предположении о «законе стенки», применимом на расстоянии 6 (толщина потери импульса пограничного слоя) от стенки [23!.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
