Chang_t2_1973ru (1014103), страница 42
Текст из файла (страница 42)
Причины возникновения пульсирующего теченкя были объяснены в работах !46, 561. При нулевом угле атаки наблюдались пульсации перед цилиндром с плоским срезом и с иглой, однако перед цилиндром со сферической носовой частью и с иглой никаких пульсаций не наблюдалось 146). Аналогичные наблюдения также отгыв потока с пкгкднки кгомки были выполнены авторами работы [52!. Олбум [51[ на основе изучения 25 работ установил, что при обтекании цилиндра со сферической носовой частью и с иглой никаких гистерезисных явлений не наблюдается.
Предполагается, что гистерезис возможен, когда некоторое явление в потоке, например пульсация, возникает при более высоких значениях некоторого параметра, если этот параметр возрастает, либо при более ннаких его значениях, еслк он уменьшается.
Как упоминалось выше [46), форма тела является определяющим фактором для возникновения пульсаций. Рассмотрим фиг. 31. Существуют две головные ударные волны перед тупым телом — сильная волна, которая медленно перемещается, и слабая волна, движущаяся вниз по потоку н сливающаяся с предыдущей волной. Сильная ударная волна действует на пограничный слой на игле и вызывает его отрыв. Отрыв происходит по истечении некоторого промежутка времени, составляющего при М = 1,96 около 50 мкс. Коническая область отрыва начинает развиваться, когда на конце иглы сформируется сильная почти прямая ударная волна (фнг.
32). В последующие 50 мкс головная волна на игле удаляется от тела (фиг. 33 и 34), а ее пересечение со второй волной движется вниз по потоку. Прямая ударная волна кольцеобразной формы, возникающая в этом пересечении, также движется вниз по потоку. Когда эта прямая ударная волна проходит за торец цилиндра, ее влияние на отрыв ослабляется и область отрыва быстро сокращается (фиг. 34). Это вызывает волну расширения (фиг. 34) и движение по потоку центральной части головной ударной волны на игле (фиг. 35, 36).
Когда зта ударная волна начинает двигаться вниз по потоку, она становится весьма слабой. Перед тупым телом возникает новая сильная ударная волна, как если бы оно начало двигаться со сверхзвуковой скоростью из состояния покоя. Эта новая ударная волна вызывает отрыв вверху по потоку, и начинается новый цикл (фиг. 31). (Частота колебаний составляла 6000 с ' прн М вЂ”. 1,96.) Прежде чем пряступнть к обсуждению причин колебаний в интерпретации Маулла [56[, приведем краткое описание его экспериментальных исследований с применением моделей кяти различных форм: цилиндра с плоским торцом и четырех моделей со скругленными носовыми частями (относительный радиус округления г/И составлял Чз, г/з, з/э и Ч,). Измеиение относительной длины иглы в интервале значений 0,25 ( /Я ( 2,5 при М = 6,8 и Ке/см =- 0,67 10' соответствовало области пульсаций, показанной на фиг. 50.
Этот резулшат подтверждает, что, как указывал Мэйр [46[, форма тела является важным фактором, определяющим пульсации. Частота пульсаций составляла около 2.10» с г при М =- 6,8 и, таким образом, была значительно вьппе, чем в намерениях Майра (6000 с ', М =- 1,96). главе гх На основе зксперпкввтальвых данных 146, 541 Маулл [561 определил размеры области пульсаций в функции числа Маха (фнг. 51). Маулл [561 описал механизм пульсаций, ссылаясь на свои фотографии обтекания цилиндра с плоским торцом к с иглой, длина которой составляла ете днаметра цнлиццра (М = 6,8). Так как в зтои разделе уже приводились фотографии течения, полученные Мейром [461, воспользуемся вмн при изложении соображений Маулла о балансе массы в процессе пульсаций.
При етом следует иметь в виду, что фотографии Мейра были О,ы получены прв М = 1,96, а зкспернменты Ма улла соответствазалп М = 6,8. Рассматрнм фотографию ва фнг. 32, соответствующую начальной стадии, когда граница конической области отрыва перед носовой частью тела проходит значптельво ниже торце- а ш хл вой кромки. Таким обра- аом, чтобы поток вне от- Ф к г. ВО. Влвяаие радиуса екруглекия рывной области повернуть исхаке поверхности яа размеры области в направления поверхности пульсаций [зб!.
тела, ударная волна долж- на быть отошедшей. Рассмотрим теперь равновесие потока газа. Давление прн переходе через ударную волну возрастает, а площадь сечения за ударной волной, через которое газ мог бы вернуться назад в область отрыва, слишком велика, чтобы обеспечить равновесие с массой газа, отсасываемого вз области отрыва перед ударной волной.
Следовательно, реализуется неравнавесное условие для потока газа, втекающего в область отрыва за носком. Это условие приводит к удлинению областн отрыва и к образованию почти прямой ударной волны на конца вглы, которая разрастается н заменяет коническую ударную волну. С увеличением колнчества газа, поступающего в область отрыва, ударная валка разрастается,а область ее взаимодействия с головной ударной волной перед телом смещается наружу, в направлении к торцевой кромке цнлвндра (фиг. 33). Следовательно, форма абластн отрыва изме- отгыв потока с пвгвднви кгомки няется от конической до криволвнейной и область присоединения приближается к лобовой поверхности тупого тела.
В процессе расширения области отрывного теченвя величию угла, на который должен развернутьоя внешней поток в конце атой области, чтобы обтекать носовую часть тела, умеиьшаегся и отношение давлений в скачке, которое обеспечввает этот рааворот, также ьо о 2 л о о ю 32 ж Ф л г. 5К Размеры областл пульсацак з аавксккостл от тлсла Маха длл цллллдра с плосклм торцом (гМ = 0] 156). уменьшается. Поэтому втекавие газа в область отрыва прекращается. В этой стадяи газ вытекает из области отрыва и обтекает торцевую кромку, что приводит к сжатию области отрыва, перемещению ударной волны от конца иглы к телу (фиг, 34) и к ее ослаблению. (Можно сравнить формы ударных волн на фиг.
ЗЗ и 34.) Когда зта ударная волна перемещается вниз по потоку вдоль иглы, на ее конце снова возникает отрыв с образованном конической ударной волны, как на фиг. 33. Когда избыточное количество газа вытекает иэ области отрыва в сильная ударная волна, первоначально образовавшаяся на конце иглы, становится головной ударной волной перед тупым телом, описанный цикл повторяется. Следует заметить, что угол наклона ударной волны при отрыве почти не зависит от формы носовой части тела, однако угол присоединения полностью определяется формой носовой части тела (561.
В некоторых случаях неустойчивость течения связана с перемещением точки перехода пограничного слоя на игле, а девонские точки перехода зависит от турбулентности в набегающем потоке воздуха, вызываемой крупномасштабными возмуще- ниями на входе в аэродинамическую трубу. ГЛАВА 1Х 5.4.6. Расчет осесимметричного потока около тупого тела вращения с иглой при нулевом угле атаки Менкель 149) обобщил свой расчет двумерного потока (равд. 5.3.3) на случай осесимметричного потока. Упрощенная модель для расчета осесимметричного потока показана на фиг.
52. Как и в случае двумерного потока, делаются следующие предположения: скачок уплотнения и граница области отрыва прямолинейны и давление в области отрыва постоянно. » оотножение а»иг. 22. Схеме обтекания осесимметричнего тупого тела с начальным пограничным слОем 149). между углами Оа и О» приблизительно соответствует замене конической области отрыва эквивалентным твердым конусом и имеет вид 0»» )+Н» е() — '»и ~ие) сог В») 12 9) = ( ) р ее () = — '"' соз)» — 1 где индекс с соответствует условиям на поверхности конуса, эквивалентного конической области отрыва. Следуя определениям, имеем +с Ое=-2п 1 Р" (1 — —,1 у»гу, $+0» сев 1» О',=2 ~ — "" (1 — — "),"",", » ОТРЫВ ПОТОКА С ПВРВДНВИ КРОМКИ с+Ос б;,'=2п ~ (1 — — "~ )ус(у, С+Ос сов Ав Обоеначая через т, среднее значение вязкого напряжения на конусе, аквввалентном области отрыва, и через 1, — площадь его поверхности, имеем (16) О» Рси) 03' Если а/Ь (( 1, то из уравнений (12) и (13) следует (1 +Н,' (1 ††"' соо 1.) — ~.~ га Л.
= Т. (аЛ.= †'„' "„с . (14) Так как толщина пограничного слоя на игле остается малой (относительно диаметра иглы), но формулы для поверхностного трения в двумерном потоке получим ос с 6,' ж 2яа ) С'" (1 — — ") с(у = 2яа ) й (Мо) Вес 'со сох о о или О, 'ж 2яа( ~ й (Мо) Вес '~о. Принимая () = т,атос, где тсс — вязкое напряжение на плоской пластине, находим т, = бтсс= ФРо ', й (Мо) Весвсч. Иа уравнения (14) следует (15) А о Поскольку 1= Ь вЂ” с(61.(, уравнение (15) принимает вид в (2(б)(а(с)т саьс (16) Ь 3 с (ч/( -(И+ — — т. Если аначение асс аадано, то из уравнения (16) определяется вавнсимосаь осс' от угла конуса и числа Маха для полностью ламиварного нли полностью турбулентного потоков на игле. 250 ГЛАВА эх Однако величина )) еще пе навестил, за исключением случая ламинарного потока без начального пограничного слоя, поэтому уравнение (16) в общем случае не решается.
Известно из экспериментов [49), что сделанные предположения в общем случае не справедливы, хотя стремление давления к постоянному значению в области отрыва очевидно, когда выступающая игла становится очень длинной. Предположение о поотоянстве давления в области отрыва не выполняется в связи с наличием вихревого движения, создаваемого отсосом газа вяаким слоем из области отрыва. Сравнение экспериментальных значений коаффициентов сопротивления с расчетными показывает, что длн длинных игл совпадение результатов неудовлетворительное.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
