Chang_t2_1973ru (1014103), страница 23
Текст из файла (страница 23)
Ы «овуе; П евера; «".> ивен; А нвгуе ео ееериееенви вагуелеииеи; Ч Иививив. Протяженность области перехода была определена в функции М [96]. Как видно из фиг. 59, протяженность области перехода можно охарактеризовать расстоявием л, — х1, х, — расстоявие от донного среза тела до первого появлевив кеустойчивости Ф и г. 69. Схема следа аа телом 196]. !О 10 су ще 2 4 6 6 Ю 12 14 16 ча Ф н г.
60. Влияыио числа Маха набегающего потока па число Рейнокьдса перехода в следе аа конусом [96]. 0 О - а*; Ь Е = С,а"; Ф О = 1С', ~В = 12,Е', сечтвме точка — Ве «К еачервсввме точке — Ве е 144 гЛА ВА т 111 в ламинарном потоке вяэкого ядра, хэ — расстоявие от донвого среза тела до сечения, в котором поток в вязком ядре следа стаиовится полностью турбулентным. Определенная таким образом протяженность области перехода покааана ка фиг. 60.
2.2А, Развитие следа Ядро следа имеет неровные гравицы. Поэтому для определеиия его ширины требуется специальный метод. Ламинариый след растет медленнее по сравнению с турбулентным. С уменьшением атмосферного давления скорость роста уменьшается. При атмосферном давловви ширина следа эа сферой растет пропорциоиальво х'/1 на расстоянии до 3500 калибров, но при давлении 41 и 100 мм рт.
ст. ширина следа увеличивается пропорционально хм ка расстоявии до 50 калибров [97[. Профиль ламиварлого следа эа тонким телом песвмметрвчен прк М = 2,6, и монспо утверждать, что в общем случае скорости расширевия и эатухавия хорошо совпадают с соответствующими скоростями в несжимаемой среде [98[. Однако, по-видимому, существует исключение, поскольку эксперимент при М ж 6 показал, что ширила ламииарвого следа остается постоянной иа расстоянии десяти или более размеров донного среза эа клиньями с раэличлыми углами [92[.
Расширение турбулентного следа удобно определять по следующему степепкому закову: ~ =И) где Ы вЂ” диаметр диа осесимметричного тела, д и х — ширина и расстояпие вдоль следа соответственно. Эта полуэмпирическая формула получена на основе эксперимевтальвых давных Дейка и Шорта [99[ для сферы при скорости 2260 м/с и эксперимектальвых дапвых Слэттери и Клен ИОО[ для конуса и сферы в интервале скоростей 1200 — 5200 м/е при давлении 20 — 200 мм рт. ст.
В экспериментах со стальной сферой при скоростях 800 — 1600 и/с Марфи и Дикивсон [10И получили п =. 1/з для степенного закона следующего вида: где а и с — коэффициенты. Закон расширевия турбулентного следа был также получен Слэттери и Клеем [100[ =066~ ' ) ткчвпве в слвдн где ю — полная ширина следа, А — площ~ц1ь донного среза модели н * — расстояние вдоль следа, иамеряемое от критической точки. Чтобы польаоваться этим уравнением, нужно знать коэффициент сопротивления Со. Согласно расчетам сопротивления конуса, выполненным Лайонсом и др., сопротивление поверхностного трения составляет примерно г/„ сопротивление давления '/а, а сопротивление давления и поверхностного трения, 16 шаг ее ге 16 ю' !Ое «/а Ф и г.
61. Рост турбулентного адра следа ва сферой и конусом (ревулвтагы получены в баллистической установке ХОБ) ~063 0.9 (,~ ) обусловленное вяаким ваанмодействвем, а также влиянием поперечной кривизны и донного среза — величину порядка 5 Уе от полного сопротивления. Лайонс в др. 1961 ньшолнвли подробный расчет Со для сферы и конуса и на основе экспериментальных данных, представленных на фиг.
61, вывели аакоп Че для роста ширины турбулентного следа сы где л — расстояние вниз по потоку от донного среза. Экспериментальные данные (фвг. 6Ц получены для конусов с полууглами при вершине 6,3 и 8' в интервале скоростей 3050— 5600 м/с и длн сферы при скорости 5050 м/с, Тейлор и др. 11031, а также Бнллербек [1031 тоже намеряли рост турбулентного следа. 2,2Х Иаиерение друсил параметров в следе Присутствие небольшого количества ионизованного или возбужденного олектрическнм способом газа в следе позволяет проводить визуальные наблюдения.
Измерение этих регистри- 146 ГЛАВА ЧП1 руемых явлеяпй очень полезно для диагностики потока. Молекулы с возбужденными электровамк излучают во второй положительной полосе спектра азота, в полосе Шумапа — Рунге спектра кислорода и в р- и у-полосах спектра окиси азота; все эти полосы находятся в голубой части в1щимого спектра. Ионизовакпые молекулы азота Х~ ~излучают в первой отрицательяой полосе голубой части спектра, а свободные электроны при всех столкновениях с пейтральвыми и иопкзованпыми частицами излучают вследствие свободко-свободяых переходов в континууме, простирающемся до впфракраспой части спектра. Хаясея и др. И04, 1051 раэработалк метод измерепия затухания амплитуды и сдвига по фазе микроволнового луча в зависимости от концентрации электронов к частоты соударепий в следе.
Гребенка датчиков типа сфокусированного микроволнового зокда позволяет измерить как осевое, так и радиальпое распределения ковцентрации электронов в следе. Но поскольку электроны превращают среду в проводящую плазму, способкую отражать, поглощать и преломлять алектромагпятяые волны, успешное применение любых мккроволвовых приборов для диагяостики плазмы зависит от каличкя информация о взаимодействии электромагвктпых волн с плазмой.
Это взаимодействие особенно сильно проявляется, когда частота электромагпитяых волн близка к плазменной частоте, которая пропорциональна корню квадратному из ковцектрацяи электронов. Измерения следа проводятся на баллистических установках, так как такие уставовки наиболее экономичны, позволяют тщательно контролировать вачальные условия, а аппаратура размещена близко к траектории полета, где отношение скгкала к помехе более высокое.
Оптические измерения излучения производятся с помощью коллпматоров, устаковленпых в поле наблюдения к обеспечивающих необходимое пространственное разрешение для исследования излучения з следе я его структуры. Экспериментальные результаты хорошо согласуются с теоретическими расчетами. Методика измеревпя инфракрасного излучения акалогячпа используемой для видимого излучевия, за исключением чувствительных элементов. Примепялись фотосопротивлепия ка основе актямопяда индия, комещепные в сосуд Дьюара с окном из сапфира и охлаждаемые жидким азотом. Н основном кзлучевие имело длину волвы менее 2 мкм.
Изучение следа за объектами малого диаметра производится с помощью микроволновых эовдов с длиной воины, достаточно малой для обеспечения пеобходпмого пространственного разрешения. Частота микроволновых колебаний должва превосходить плазмепкую частоту по крайней мере па два порядка. Так как на распространение электромагнитных волн влияет ковцеятрация и частота столкновений электронов, то для их определения необходимо измерять затухание амплкту- 167 ТЕЧЕНИЕ В СЛЕДЕ ды и изменение фазы сфокусироваяного микроволнового луча.
Примеры измерения затухания амплитуды, концентрации электронов н иаменения фазы в гиперзвуковои следе показаны 1,О 0,6 ца О 0 76 60 76 ня 166 160 176 ЗЮ яамзлзмпе за Орсвмме сзаекп, мм Ф н г. зг. Амллнтуда мккроволнового луча н концент- рация электронов в гинерзвукозом следе И 061 на фкт. 62 и 63.
Иэ фиг. 62 видно, что вблизи области сжатия потока отношенне амплитуды иалучения, прошедшего через след, к ее исходному значению становится больше единицы и на некото- Ы с 6О с Я й б ~~6 40 ЕЗ $5 ~~го 0 гоо гзо 300 360 Расстояние, мм Ф и г. 63. Изменение фазы в семнлучевой системе 70 бс ИОИ. двзлевве 16 мм рт. ста екерссть 5,1 км/с1 мсдель — сомра с медным покрытием. ром расстоянии вниз по потоку концентрация электронов реако уменьшается. Градиенты концентрации электронов и амплитуды имеют значительные величины в небольшом интервале.
глАВА тпз Из фиг. 63 видно, что пики сигналов в соседних измерительных линиях смещаются в осевом направлении из-за неодновременного пересечения тонких микроволновых лучей нониэованиым фронтом скачка уплотнения. Результаты измерений концентрации электронов весьма полезны для выявления аэродннамических свойств следа, в особенности ближнего следа непосредственно за донным срезом, где определение и измерение параметров потока аатруднительно при больших скоростях. Мунц и Земпель 006! электронным пучком производили намерения в гиперзвуковых следах за конусом при малой плотности и М = 13 и 18 до чисел Рейнольдса, прн которых в ближнем следе возникает турбулентность.
Затем по измеренным значениям концентрации электронов и вычисленному давлению определяли энтальпию. Минроволновым методом измерялось радиолокационное сечение, величина которого аависит от концентрации электронов и частоты столкновений. Луч радиолокационной антенны отражается от расширяющегося следа. Отраженный сигнал испытывает доплеровское смещение вследствие движения следа и возвращается обратно з антенну. Величина этого сигнала в каждый момент времеви определяет радиолоиационное сечение следа для данного расстояния. а.к эасчвт сиада пги ьольших скоэостях Большинство расчетов следа при больших скоростях основано на непосредственном применении классического иятегрального метода благодаря его простоте. Интегральный метод удовлетворяет уравнению сохранения в средяем по сечению я точно вдоль оси симметрии осесимметричных следов и струй. Необходимо, однако, задать радиальное распределение параметров потока.
Эти распределения выбираются па основе экстраполяции известных зависимостей для малых скоростей и асимптотических характеристик следа с использованием соотношений Крэнко. Предполагаемые распределения должны обладать «местным подобиемз, т. е. соответствующим образом нормализованные радиальные распределения предполагаются не зависящими от координаты в направлении потока, если оян выражеяы через нормализованные радиальные координаты, преобразованные с учетом плотности. Основной недостаток интегральных методов связан с невозможностью точного удовлетворения начальных условий.
Могут быть учтены только начальные условия на оси следа и интегральные величины, как полное количество движения и потеря энергии. Другие параметры потока и радиальные распределения параметров потока долэкны соответствовать принятым профилям. Поэтому заранее исключается неавтомодельность потока. Шлих- твчкнив в слвдв тинг И07] испольвовал зтот интегральяый метод. С некоторыми незначительными изменениями, как учет неравновесности воадуха, интегральный метод использовался в работах И08 — 113[, в предположении переменных параметров внешнего течения в работах!6, 107, 109, ИЗ-.115, 117[, с учетом изменения высоты полета в работах И18, 119), с учетом изменения по времени параметров атмосферы (в связанной с Землей системой координат) в работах И18, 120[. Другой применяемый метод — интегральный метод полос г), позволяет более точно описать поле течения и удовлетворить более сложным начальным условиям при отсутствии автомодельности в потоке.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
