Chang_t2_1973ru (1014103), страница 5
Текст из файла (страница 5)
Они также применимы к приращению давления при отрыве (ра — р«), в области плато или пика давления (р» — р«), а также к общему характеру распределения приращения давления при зарождающемся отрыве, если эти приращения давления соответствутот свободному взаимодействию. В частном случае приращения давления в точке ламинарного отрыва уравнение (10) согласуется с расчетами Лиза И3), который получил зависимость, пропорциональную Ве«и.
«)»акт. Что (Ра — р«)/р«и (рг — р«)/р» в ламинарном потоке изменяются почти как ~««1 — Ве„,« (в соответствии с упрощенц« ным анализом размерностей), стимулировал дальнейшие исследования всего распределения давления !7). В ламинарном потоке б* е (Ве„) '/«ес/, так что из соотношения (М) следует 6' *««/ 1/= 11 = = е« " с/. У4 (12) главк чп М, '(М,* — 1) /4, представленному штриховой линией на фиг. 23.
Однако данные не распространяются на достаточно малые значения числа Маха, что не позволяет критически проверить предсказанный рост приращения давления вблизи Мв —— - 1. Тем не менее в интервале полученных данных согласование теории и зксперимента удовлетворительное. Для турбулентного отрыва в соответствии с уравнениями (7) и (8) следует построить зависимость ((р — рв)/рв) о/ /' от (х — хв)/бзе) ', как и в случае ламинарного отрыва. Принимая 6*/хв для турбулентного течения пропорциональным е/, находим, что подходящей переменной будет ((х — хв)/х ) с/ /' (фнг.
22). Небольшой разброс, связанный с иаменениями числа Рейнольдса, в основном, хотя и не полностью, объясняется упрощенным характером анализа. На фиг. 24 показано влияние числа Маха на приращение давления в точке турбулентного отрыва прн обтекании уступов, «углов сжатияз и при взаимодействии со скачком уплотнения. Хотя и наблюдается значительный разброс результатов, обусловленный трудностями измерения приращения давления в точке отрыва, по не замечено систематического расхождения данных для различных форм тел.
Это согласуется с выводом, что приращение давления в точке отрыва сверхзвукового турбулентного потока, как и сверхзвукового ламинарного потока, определяется свободным взаимодействием и не зависит от причины, вызвавшей отрыв. Е,2.2. Отрыв потока газа, вызванный каверной Для областей отрыва потока за донным срезом и в вырезах перед уступами или за ними при дозвуковых и сверхзвуковых скоростях переход пограничного слоя является важным фактором, влияющим на критическую длину (см. ниже), которая в первом приближении не зависит от чисел Реннольдса и Маха.
Существует максимальное (критическое) отношение длины оторвавшегося вязкого слоя к глубине выреза в твердой стенке, при превышении которого каверна разрушается с образованием самостоятельных областей отрыва около каждого края выреза. Путем измерения распределений давления и скорости в кавернах Харват и др. 18) выявили условия образования самостоятельных каверн в вырезах и установили параметры, определяющие структуру течения и распределение давления. Харват использовал две модели: одну для измерения давления, другую — для исследования тенлопередачи. Так как вторая модель будет рассмотрена в гл. Х1, сосредоточим внимание только на модели для исследования характеристик потока.
Исследования Харвата (8) являются зкспернментальными и касаются главным образом физики отрыва потока ХАРАКТЕРИСТИКИ ОТРЫВНЫХ ТЕс1ЕНИИ в интервале чисел Маха набегающего потока 1,9 ( М (2,78, а не количественных расчетов соответствуюгцих характеристик Рс Зона Зона носсырнага амрсыа анаыган г м Дна двумерного аирега Нарумнил диомекр овсом .мр ннсй агнес Пнасносис снм гран и Ьсд Е д) .7 пг ы г. 25. оготографгпг процесса ваыыканпя каверны 1а — в), тнппчпые распределения давления 115 д), ахены моделей 1е — н) и обозначения) Мс = 2,70, Ьгхг = 0,44, турбулентное тачанке, Ьг = Ьг = 0 625 сы Й. а — ваыккутан каверна.
Ыа = 1ха', а — перегонные случая, ыа = 11,зг с — гккрытая каверна, ць = 1од; ж — к — типы аавкеа крокка, 3 — точка отрыва; я — точна повторного снгаткя. потока. Характеристики теченин при дозвуковых скоростях сравниваются с характеристиками при сверхзвуковых скоростях.
Лограничный слой е большинстве экспериментов был турбулентным. Типичные примеры картин течения, распределения давления и схемы моделей показаны на фиг. 25. 34 гллвл тп ю 6» н г. 26. Критическая длина замыкания неверны !Я!. Ьл — юнна облести отрыве в каверне; 1. — али- не области сжатия оторнввше»осн потопе. Критическая длина. В зависимости от отношения длины выреза к глубине отрывное течение в каверне может быть открытым или замкнутым. Когда это отношение велико, поток присоединяется к поверхности дна. В этом случае существуют две области отрыва, которые Харват назвал «замкнутой каверной».
Первая область отрыва образуется эа уступом, расположенным по потоку, 60 а вторая — область сжатия — образуется перед тил г, м=гдВ уступом, направленным цл««61ь,<озз / навстречу потоку. Если 26 отношение длины к высоте становится меньше крити- Инла- цилинзр, ческого значения, отрыв- 20 ное течение занимает всю р каверну.
Отрыв этого типа ж НОНЛОИ11»»»ья)-6 НаЗЫВаЕтСЯ «ОтКРЫтай Ка- 1»с у верной». 16 На фиг. 26 представ- 1илы 1-3 лены измеренные значения м=збтсгю;зоз164з критической длины замыИсла — цилилзр, 126 ~1 канна каверны в раалич- ,2 l шили 1,2 ньтх вырезах с рааличными м=г,в формами задней стенки в фуНКцИИ йе1'Ьт Прн НЕКОтО- 6 1/Ь рых значениях числа Маха. ю с Течение было полностью турбулентным.
Как видно из фиг. 25, д, А всегда соответствует Ьз!Ь» точке присоединения. Согласно шлирен-фотографиям (фиг. 25, а — в), если отношение толщины пограничного слоя к высоте уступа 5%~ меньше единицы, то происходит резкое и явно выраженное иаменение структуры потока. Однако, если б/Ьт ) 1, каверна открывается внезапно, но замыкается постепенно. Имеется небольшая область гистереаиса, и если б у»теньшать постепенно, то область отрыва остается аамквутой более продолжительное время и наоборот.
При переходе от замкнутой к открытой каверне течение в ней было неустойчивым. Корреляционное уравнение для критической длины аамыкания является уравнением прямой линии: (13) ХАРАКТВРИСТИВИ ОТРЫВНЫХ ТВЧВНИИ 55 как это видно из фиг. 26. Предполагается, что каверна открывается, когда вихри в обеих областях отрыва сливаются (вначале они не взаимодействовали) и образуется возвратное течение из области сжатия в область отрыва. Лсрвая область отрыва в кивврыв.
Для этой области нмеютоя экспериментальные данные, в особепности для донного давления. 13 (.р а о ю' ю" юс ВЕ, Сь и г. 2 д Отыошеиие длины области отрыва и высоте уступа (8). Чнепа РЕЙНа ВДСЛ Всв —— П В/т ВЫЧИСЛЕНО ПО УСЛОВНЛМ В ПОХОКЕ П~РЕД отрх|вом и ресстоннию точки отрыва не верхней кромке уступе ат передней нромки. Буивы в крущклх обохнечеют следующие работы: А — Ххрвет и Янурй ЛЛЗ, Ы Х НЬЬьк  — Гечд и Ш., ЛВС тн С» 311, ШЬЬ; с -- кевхнеу,'Лнвх ДХ Ь НЬЬЮ; В ..Удев, ЫЛСЛ ти 3313,1361(.йлиныье Пеуерсл и др., АЪ'СО Кев.
Вер1. 30, !336; х точил пересе енин (с Еи . 36 и зоь 1 — длиные леиерте и шемерхорн» .сев, уй 3 (19391. Известно, что давление в следе связано с отношением длины к глубине соотношением для течения расширения Прандтля — Майера. В соответствии с известными решениями для развития свободного вязкого слоя (7, 14, 15) параметр смешения и* . В)пы сушественно постоянный для полностью ламннарного нли турбулентного течения и вследствие атого геометрическая форма области отрыва таки(е приблизительно неизменна в интервале средних значений числа Маха, реализованном в экспериментах Харвата. Как видно из фиг. 27, прн больших Вев отношение 7.
(йч почти не зависит от М и Ве как при ламинарном, так и при турбулентном течениях. При ламинарном течении наблюдается значительно больший разброс данных. Причина разброса значений ЬВЛ31 дли двумерного и осесимметричного ламинарных течений недостаточно выяснена. Область сжатия в кавврнв. В этой области характеристики течения подобны характеристикам области отрыва, однако известная модель Чепмена — Корста (гл. Х) непосредственно не приложима (фиг.
28). Механизм течения в области сжатия включает два различных явления: ГЛАВА Уп а) отрыв натекающего пограничного слоя, вызванный возрастанием давления,— свободное взаимодействие, которое определяет максимально возможное значение давления в начале области сжатия р„(фиг. 25); б) дальнейший рост давления от давления отрыва ра до «среднего» давления рр, которое вызывает отклонение внешнего потока и определяет форму области сжатия. В случае ламинарного потока Ьр/Ь возрастает с увеличением Ве„и М (число Маха невозмущенного потока перед областью !6 ьа в !3 о юа 1Са гос ю* 1оа ае Ф и г.
28. Отноюсиис длипы области отрыва перед уступом к зы. соте уступа (8!. пасах Разисаадса ка .=- х хзт аытисаеио по расстсаиим ст уступа ио трохи стрыаа. отрыва), однако в случае турбулентного потока Ьр/я не зависит ат Ве„и М при умеренных сверхзвуковых скоростях. Приращение давления !7! можно выразить в виде ' " =гр(Ве, М ), (14) Р где гр =- К (М вЂ” 1) в интервале 1,2 ~ М (4; К 0,05 для ламинарного и К ии 0,25 для турбулентного течений (14!. Эта формула выражает способность потока к сжатию и может считаться фундаментальной характеристикой отрывного течения. Сведения о течениях в кавернах, образующихся в вырезах на теле, испольауются для изучения течений в свободных кавернах.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
