Chang_t2_1973ru (1014103), страница 38
Текст из файла (страница 38)
Характеристики потока можно изменить путем изменения длины и диаметра иглы. При использовании коротков иглы поток отрывается на ее конце. Отрыв этого типе называется «концевым». Прк использовании длинной иглы точка отрыва смещается вниз по потоку к излому поверхности иглы и остается там при дальнейшем изменении длины в некотором интервале значений. Отрыв такого типа называется «затянутым отрывом». Для простоты рассмотрим характеристики потока при нулевом угле атаки, т.
е. при наличии сопротивления и отсутствии подъемной силы. С увеличением длины иглы угол отрыва уменьшается. Соответственно уменынается и сопротивление. Это продолжается до тех пор, пока точка отрыва не начнет перемещаться вдоль иглы, что приводит к возрастанию угла отрыва н, следовательно, оопротивлеиия. Нетрудно понять, что существует некоторая длина иглы, при которой сопротивление становится минимальным. Хант [48! назвал ее критической.
Мы будем называть эту длину «критической длиной, соответствующей минимуму сопротивления». Далее можно допустить, что при некотором значении длины иглы происходит скачкообразное перемещение точки отрыва с конца иглы в точку, соответствующую затянутому отрыву, или наоборот. Эта длина также была названа критической в работах [50, 5И. Здесь и в дальнейшем такая критическая длина будет называться «критической длиной, соответствующей скачкообразному перемещению точки отрыва». При такой критической длине иглы случайным обрааом возникают отрывы потока обоих типов (концевой и аатянутый отрывы), поэтому такое явление было названо «неоднозначностью течения» [52!.
Критическая длина, соответствующая минимуму сопротивления, получена для яапболее длинной, коническв заостренной иглы, когда отрыв происходит на конце конического заострения. С увеличением длины иглы точка отрыва не остается фиксированной, однако она устанавливается в некотором смещенном положении. Такое смещение точки отрыва сопровождается изменением формы скачка уплотнения с соответствующей деформацией области отрыва [53[. Если оторвавшийся 222 ГЛАВА ТХ слой непрерывно иагибается, то его называют «изогпутымэ. Оторвавшийся слой такого типа яе колеблетоя и яе пульсирует.
Богдояов и Вас [541 яаблюдали образование скачка уплотяеяия либо выпуклой, либо вогнутой формы яа колке иглы при гиперавуковых скоростях в потоке гелия, М = 12,7 — 14,0 и Ке/см = = 0,29 10'. Согласно результатам испытаний осповкоо различие между сверхзвуковым и гиперавуковым обтеканием состоит в том, что области отрыва сверхавукового потока были переходными, в то время как при гиперавуковой скорости ови были чисто ламикаркыми.
6.3. ОтРыВ пстокА От дВумеРнОЙ тслстОЙ плАстины С ВЫСТУПАЮЩЕЙ ТОНКОЙ ПЛаетИНОй Модель состояла из топкой я двух толотых пластин. Тонкая пластина помещалась между толстыми пластинами (фиг. 17В Форма лобовой чаоти толстой пластивы может быть плоской или скругленной, яапример в вяде полуцилиндра.
Кромка тонкой пластины может быть плоской или ааостреикой. Автору яеиэвествы исследования обтекания таких тел под углом атаки. Поэтому здесь кредставлея лишь олучай нулевого угла атаки. Для турбулевтяого потока при М = — 2 в интервале Ке/м =- 1,24 10т— 1,81 10' можно выделить следующие три режима течевия в соотватствии с отношекием толщины пограничного слоя перед толстой пластиной к ее толщине !551.
Первый режим. В атом режиме толщина пограничного слоя перед'толстой пластикой имеет тот же порядок, что и толщияв пластины. Область взаимодействия скачка уплотнения с пограпичвыы слоем закапает значительную часть отрывного течения. Раопроделеяие давлевия в области отрыва сильно взмеилется с иамеяеяием размера тела. Второй режим, В этом режиме толщина пластины в три илв более рзз превосходит толщику пограпичяого слоя. Область взаимодействия скачка уплотяеяия о пограяичвым слоем имеет меньшую протяженность, чем область отрыва. В области отрыва, закипающей эпачвтелькую часть выступающей пластики, давление почти постоянно и равно давлеиию за скачком уплотяепия, создаваемым отрывом.
Перед лобовой поверхиостью толстой пластивы давление может сильно иамеяяться в зависимости от формы пластины. третий режим. В этом режиме толщина пластины намного больше толщивьт пограничяого слоя. При возраставии толщины плаотияы точка отрыва перемещается вверх по потоку. Если отяошеяие атой толщины к дливе выступающей пластияы более 15 з4, точка отрыва располагается вблизи передкей кромки выступающей пластики или вепосредствекпо иа ней. Если передняя кромка ОТРЫВ ПОТОКА С ПЕРЕДНЕЙ КРОМКЕ не является шероховатой, точка отрыва попадает в область ламинарного течения по мере ее перемещения к кромке. Так как ламинарный слой не моя<ет поддерживать более высокое приращение давления, чем турбулентный слой, угол отрыва уменьшается, а точка отрыва быстро перемещается к передней кромке.
При дальнейшем возрастании толщвны пластины (или при уменьшении длины выступающей тонкой пластипы) угол, образуемый линией, исходящей на передней кромки и касательной к толстой пластине, достигает значения, при котором происходит отход головного скачка уплотнения при заданном числе Маха набегающего потока. При этом третий режим течения может быть вестацнонарным, если края толстой пластины острые.
Однако в случае цилиндрической формы передней кромкя толстой пластины пульсаций не возникает, а происходит установившийся переход к обтеканию с отошедшим скачком уплотнения. Из этих исследований можно заключить, гго нестациоварное течеяие обусловлено острымв кромкамв, вопадающкми в область дозвукового циркуляционного течения перед телом (46, 52). Из этих трех режимов второй и третвй представляют интерес с точки зрения уменьшения сопротивления тел с клинообразной формой кередвей части. Если на выступаэнцей пластине имеет место концевой отрыв, то возникает возвратное течение, занимающее около половины области отрыва.
Статическое давление на поверхности тела оказывается чувстввтельным к присутствию топкой пластины в области отрыва и к малым изменениям условий в набегающем потоке. Числа Маха, вычисленные по результатам измерений плотвосте н полного давления за прямым скачком, составляли в общем случае менее 0,5 в области возвратного течения вблизи поверхноств выступающей пластнны (55). 5.8,1, Исследования картины тяечения Вследствие сложного характера обтекания тупых тел с выступающими иглами или пластинами необходимы тщательные наблюдения для понимания картины течения. Фиг.
15 — 20 относятся к двумерным потокам около тупых тел с выступающими пластинами. Согласно фиг. 15 (К =. О, где К = 1/д 1 — длина тонкой пластины, à — толщина толе~ой пластины) и фиг. 16 (К = 0,55), форма головных скачков уплотнения одинакова. При К = 0,55 около тонкой пластины формируется дозвуковое течение и на обеих сторонах атой пластины поток отрывается с образованием установившейся застойной зоны.
Фиг. 17 соответствует К = 2, однако при К = 3,0 в 3,5 течения подобны. Пограничный слой на тонкой пластине отрывается перед уступом; при атом вблизи передней кромки топкой пластины образуется область отрыва ГЛАВА 1Х илиновидной формы. Скачок уплотнения, образую1цийся перед этой областью, становится слабым вблизи передней кромки толстой пластины (фиг. 17), а вычисленное значение Ьр/р составляет величину порядка 0,1.
Прн К вЂ” — 1,5 н 2,0 течение становится неустановившимся. На фиг. 18 (К = 1,5), 19 н 20 (К = 2,0) наблюдается неустановившееся течение без регулярных периодических колебаний. Так как головной скачок уплотнения присоединен к тонкой пластине, течения над ней н под ней не зависят друг от друга н возможна асимметрня, как это видно на фиг. 18 и 20. Если К столь велико, что поток не отрывается на передней кромке тонкой пластины, то его поведение до некоторой степени зависит от того, нвляется лн пограничный слой вблизи отрыва турбулентным или ламннарным. Если пограничный слой турбулентный, то внешняя граница области отрыва почти прнмолннейна и вблизи точки отрыва формируется косой скачок уплотнения.
Если же пограничный слой ламнкаркый, то отрыв происходит далеко от тупого тела. Линии тока сразу за точкой отрыва имеют в общем случае вогнутую форму относительно внешнего потока, и, таким образом, в этой области происходит постепенное сжатие [/16[. 5.8.2. Пульсирующее пчечение Пульсирующие течения недостаточно поняты. Существует несколько теорий атого явления, основанных на наблюдениях н аналиао.
Тан как болыпая часть экспериментальных исследований выполнена на осеснмметрнчных моделях, пульсирующее течение будет рассмотрено подробнее в разделе об осесимметрнчных потоках. В этом разделе будет дана краткая характеристика пульсирующего течении. При обтекании двумерных пластин неустановившеесн течение возникает прн К вЂ” — 1,5 и 2,0 [46[, когда толщина тела достигает максимально возмон1ного значения для обрааования отрыва клиновидного типа [49[. Поэтому можно заключить„что пульсирующее течение возникает только прн таких аначениях К, прн которых возможны клиновндные нли конусообразные области течения с присоединенным скачком уплотнения (слабым нли сильным), н что геометрическая форма тупого тела не окааывает влияния иа пульсирующее течение.
При М = 1,96 максимальное значение полуугла клина с присоединенным скачком уплотнения составляет 22,3* [46). Механизм пульсирующего течения мшкно объяснить с помощью баланса массы. Течение становится неустановившимся, когда отношение давлений прн переходе череа косой скачок уплотнения таково, что масса жидкости, возвращающаяся в вону отрыва вблизи точки присоединения, не сбалансирована с массой жидкости, отсасываемой нз атой области [56[. 225 отуьгп потока с пкркднвн кромки 5.8.8.
Расопт дзузгерного нотона около тупой пластины с тонной выступающей няпстиной В настоящее время не существует достаточно полной теории течения около тупого тела с выступающей пластиной (двумерный случай) или иглой (осесимметричный случай). Здесь представлен расчет, впервые выполненный Меккелем (49).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
