Chang_t1_1972ru (1014102), страница 6
Текст из файла (страница 6)
21. Отрыв турбулонтного пограничного слоя, вызванный уступом [221. Результаты гааодниаиаческой лаборатории зм. Лзвгли. Слаб 0,6 Теория ка перевиба р О4 Ч 0,2 йп~= 3,03 Яе„=гб,8 гОв О 2,6 О 26х, И О ейх/6 Ф и г. 22. Отрыв турбулентного пограничного слоя, вызванный клином [22[. Реатаьтаты гааодиваинческой лаборатории нн.
Лззгли. а3 Ьр с 62 Основной скачок упломненил Клин 24,26 оаврамное ыечение ййгдекне В пРОзлемы ОтРыВА пОтОкА зз иВЧиная с некоторого угла клива, кривая распределения давления МР(ест точку перегиба (фнг. 22) н измеренное значение Лр(д„ в точке перегиба остается почти постоянным прп дальнейшем уве- личении угла клина. о,г о.( ыг, а" . О(о о,ов ~' Г) зоб р о,оа о,ог о,о( (ос юь г 4 а (Оа я ах ф и г. 23. Критнческни наэффацнвнт давления ддя лзмннарнага иогрзннчного слоя [22). (9 данные массачусетского тсхнслсгнческсгс ннстнтггз (м(ть, дзнныс гззсдннзннчс- скОЙ лвасрзчсрнв ны. изнглв, 9-дюймсвзн сверхзвуксвзн грубз, Л нзннме ззрсдннзмнческси лвасрзтсрвв вм. Гугенхсймз Кзлнфсрннйсксгс технслсгнческсгс ннстнгутз (САГСУТН И И ° дзнные, пслученные в Пырях». асвь ивренил у"(одоюд(и аоаиы авиа Направление лычания ' Осласаь аврьыа Измеренное значение Ьр/д „в точке перегиба оказывается существенно постоянной величиной независимо от числа Рейнольдса В интервале от 12 10' до 32 10' при М „= З,ОЗ.
Иа фмг. 24 показан отрыв потока в месте падения скачка уплотнения. Из фнг, 24 видно, что приращение давления прн переходе череа падауощий скачок уплотнения распространяет- СЯ ниари по потоку по пограничному слою, в результате чего 3» 4Р ы г. 2З. Вввамадсйстннс издзюи(вга снвчкз унястнения с нагрзннчныы слоем )22]. ГЛАВА 1 зе пограничный слой быстро утолщается. Кроме того, непосредственно перед пересечением скачка уплотнения с пограничным слоем возникает веер волн сжатия.
Взаимодействие пограничного слоя со скачком уплотнения осуществляется следующим образом. Когда падающий скачок уплотнения встречает пограничный слой, он отражается от пограничного слоя в виде волны разрежения, и этот процесс сжатия— расширения поворачивает поток к стенке; таким образом рост толщины пограничного слоя ослабляется. Вторая серия волн сжатия образуется за точкой встречи скачка уплотнения с пограничным слоем, и после прохождения этих волн сжатия течение й о,з ~~'" о,г о,1 2 М 3 ьр и г.
го. Влияьььье числа Маха на ыаксииальныи коэффьщиент давления для турбулентного пограничного слоя ~225 становится параллельным поверхности пластины. Таким образом, область отрыва может быть очень малой. Давление вдоль пластины возрастает до точки отрыва потока, а затем за точкой отрыва градиент давления уменьшается до тех пор, пока при последующем сжатии в веере волн снгатия давление не достигнет своего наибольшего значения. Следовательно, в кривой распределения давления появляется точка перегиба. Аналогичные наблюдения были сделаны и для течения около клина.
При отрыве потока, вызванном взаимодействием скачка уплотнения с турбулентным пограничным слоем, разность давлений меняется с ростом числа Маха, как показано на фиг. 25. Последние результаты для турбулентного течения подобны результатам измерений для ламннарного пограничного слоя, однако ламннарный и турбулентный пограничные слои заметно различаются по степени распространения вверх по потоку приращения давления в падающем скачке уплотнения и по значениям коэффициентов давления. Итак, характерные особенности взаимодействия скачка уплотнения с пограничным слоем состоят в следующем: при сверхзвуко- Веидение В пРОБлемы ОтРыВА пОтОБА вом ламинарном течении около плоской пластины коэффициент давления отрыва зависит от числа Рейнольдса, но при сверхзвуковом турбулентном течении коэффициент давления очень слабо зависит от числа Рейнольдса или не зависит совсем.
Однако коэффициент давления зависит от числа Маха как в ламинарном, так и в турбулентном потоках. При сверхзвуковом течении в отличие От дозвукового в области скачка уплотнения существует значительная по величине составляющая градиента давления по нормали к стенке. В дозвуковом пограничном слое аналогичная составляющая градиента давления настолько мала, что статическое давленые по толщине пограничного слоя можно считать постоянным. Классифицируя все явления взаимодействия с пограничным слоем, Янг 1241 выделил следующие пять случаев: 1. Ламинарный пограничный слой перед скачком уплотнения продолжает оставаться таким же и за скачком, не подвергаясь отрыву. Это возможно при слабом скачке уплотнения, когда число Маха невозмущенного потока немного больше единицы.
Приращение давления, вызванное таким скачком уплотнения, невелико. 2. Ламинарный пограничный слой перед скачком уплотнения отрывается под действием положительного градиента давления к затем присоединяется вновь к поверхности. Это наблюдалось при Ве, =. 8,4540'. 3. Ламинарный пограничный слой перед скачком отрывается полностью, но повторно не присоединяется к поверхности тела. В этом случае скачок косой. 4. Турбулентный пограничный слой перед скачком остается присоединенным к поверхности тела и за скачком.
В этом случае скачок прямой и отрыва потока не происходит. 5. Турбулентный пограничный слой, присоединенный перед скачком, отрывается за ним. В этом случае скачок косой. В общем случае турбулентное течение оказывает большев сопротивление отрыву, вызванному взаимодействием, по сравнению с ламинарным. Таким образом, отрыв потока как при палых, так н при больших скоростях значительно проще предотвратить, если течение из ламинарного становится турбулентным.
Отрыв потока вызывается также частицами пыли при сверхзвуковых скоростях. Бринич 1251 наблюдал область отрывного течения Перед тупым телом при числе Маха невозмущенного потока, Р~Вном 5 Такой отрыв вызывался падением на тело н последующим отРажением вверх по потоку частиц пыли, присутствующих н газе в ударной трубе. Это наблюдение весьма существенно. так как градиент статического давления в свободном потоке около тела был отрицательным и тем не менее поток отрывался. Когда область отрыва формировалась на носовой части тупого тела, точка пеРехода на хвостовой части тела перемещалась вверх по ГЛАВА 1 38 потоку, и вследствие етого протяженность ламинарного течения около хвостовой части тела существенно сокращалась. На положение точки отрыва оказывает влияние теплопередача.
Это влияние было исследовано Гзддом [26!. При больших скоростях полета вследствие азродинамического нагрева тепло передается от горячего газа к холодной поверхности тела. Но если горячее тело поместить в поток холодного газа, тепло будет передаваться от поверхности тела к газу. Теплопередача влияет на Налим сиалжя Направление Ф и г. 26. Течение около нласти- Ф и и. 27. Влияние охлаждения на ны с клином [261. форму профиля скорости перед отры- вом [261. градиент давления и протяженность зоны отрыва и, следовательно, на положение отрыва.
При охлаждении стенки понижается градиент давления и уменьшается протяженность зоны отрыва, задерживая отрыв. Простая модель обтекания клина при сверхзвуковой скорости, изображенная на фиг. 26, была предложена Гзддом [26] для фиаического объяснения явления. На этой фигуре Я и Л обозначают соответственно точки отрыва и последующего присоединения. Нарастание пограничного слоя зависит от интенсивности положительного градиента давления, действующего на пограничный слой, а распределение давления определяется простой волной сжатия, обусловленной утолщением пограничного слоя. Тепло- передача оказывает влияние на равновесие между зтими двумя процессами. При охлаждении стенки выше области взаимодействия, несмотря на постоянное давление, профиль скорости становится более полным, а пограничный слой более тонким, как показано на фиг.
27. Так как отрыв потока обусловлен недостаточным количеством движения вблизи стенки, изменение плотности и скорости может объяснить влияние теплопередачи на отрыв. Около охлажденной стенки плотность газа больше, а вязкость меньше, чем при отсутствии теплопередачи. Таким образом, возрастание плотности Ввкдкнив В ПРОВлвмЫ ОТРЫВА потокА месте с более высокой скоростью приводит к увеличению количества движения и к затягиванию отрыва. При нагревании стенки отрыв происходит выше по потоку, чем при отсутствии теплопередачи. 2.
СОВРЕМЕННЫЕ ДОСТИЖЕНИЯ В ТЕОРИИ ОТРЫВА ПОТОКА Недавно при попытках регпить проблему отрыва в дополнение к концепции пограничного слоя стали придавать большое значение устойчивости всего поля течения и., в частности, влиянию на устойчивость смешения основного потока с диссипативными слоями. В застойной зоне накапливается значительное количество заторможенной яидкости. Более подробно застойная зона будет рассмотрена в последующих разделах этой главы.
Кохран и Клайн ~271 наблюдали четыре реясима течения в простом двумерном диффузоре с плоскими стенками, соответствующие разным углам раскрытия диффузора. 1. Режим плавного безотрывного течения. 2. Режим с протяженной переходной зоной отрыва, в которой отрыв изменяется со временем по интенсивности, расположению и протяженности. 3. Режим существенно двумерного, относительно установившегося, полностью развитого отрыва, при котором течение происходит с малым расширением или совсем без расширения.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
