Chang_t3_1973ru (1014104), страница 21
Текст из файла (страница 21)
Испытания з азродянамичсской трубе ГЛАВА Хз проводил измерения на плоской пластине, его результаты обозначаются индексом 7'. Кавен (54) исследовал только уступ, обращенный навстречу потоку, сходный с исследованным Томаном. Коэффициент теплоотдачи Й и кодр эффициент восстановления г аз определялись по формулам Ь = суй(Т вЂ” Т„с) н г =(҄— Т )l(Т, — Т„), Ф и г. 37.
Распределение давления, коэффициента восстановления, коэффициента теплоотдачи и напряжения трения перед уступом, обращенаым навстречу потоку (высота 12 мм) (53). где д — плотность местного теплового потока Вт/ма; Т— температура стенки, Тсе— эффективная температура, Т„ — температура восстановг, пения и Т вЂ” температура 11 невозмущенного потока в 'С. 1.С1 Т,аа соответствует температуре, при которой в начальный момент времени Ф тепловой поток ус=о равен нуа „и лю.
Т,ес не обязательно ь,, "а, должна быть равна Т„хотя фактически они равны. Некос с торые экспериментальные результаты Томана (53) (за исключением выемки), упомя- 4 нутые в гл. 1, представлены на фиг. 37 — 40. Для уступа, обращенного навстречу потоку, распреде! !а ю „а 1 о ление давления, теплового потока и напряжения трения, полученные Томаном [53) и Гэддом (4), подобны. Хотя плато давления вблизи лобовой поверхности уступа было зарегистрировано во всех опытах, Томан зафиксировал внезапный рост давления вблизи лобовой поверхности уступа, тогда как на самой поверхности давление было равно плато-давлению (Гэдд повышения давления не обнаружил).
Распределения коэффициента восстановления, полученные различными исследователями, немного различались. Томан получил монотонно возрастающий коэффициент г при приближении к уступу с максимумом на лобовой поверхности уступа, оув г,оз Ь яв г,о т о,ь го л!а Ф и г. 38. Раскределенне давления, коэффициента восстановления, коэффициента тенлоотдачи и напряженая тренин аа уступом, расположенным по потоку (высота 20 мм) )53). ГЛАВА Х1 в то время как Гедд получил Я-образное распределение с максимумом перед уступом.
Для уступа, расположенного по потоку, все распределения давления, коэффициента теплоотдачи,напряжения трения и коэффициента восстановления, полученные Томаном и Гэддом, подобны. Харч ват и др. 1551 получили сходное распределение теплового потока Ц1б за уступом, расположенным по потоку, для толстых турбулентрв ных пограничных слоев. За областью присоединения теплозой поток уменьшался из-за большой толщины пограничных слоев. Эти распределения О,' 06 также подобны полученным для течения за выступом, но в от- о,ю 4ОО г ф~ личие от уступа, расположенного по потоку, тепловой поток 1,О у(и 1,О Об О о 6 ю ш оео о,эв о,зо луа Р/Ре Ф и г. 40. Распределенно давления по лобовой поверхности уступа, обращенного навстречу потоку ~541.
Ф и г. 39. Распределение давления, коэффициента восстановления, коэффициента теплоотдачи и напряжения трения эа выступом (высота 12 мм) 1531. в случае выступа й быстро достигал максимума и внезапно уменьшался. На большом расстоянии (до 18 высот уступа) за уступом, расположенным по потоку, и за выступом коэффициент восстановления не достигал полной величины. Как указывает Бри- ТКПЛОВЫВ ЯВЛЕННЯ В ОТРЫВНЫХ ТИЧЕННЯХ нич [56), даже на расстоянии 80 высот уступа вниз по потоку коэффициент восстановления не достигает полной величины.
Из опытов Томана следует, что в случае уступа, обращенного навстречу потоку, отрыв очень слабо влияет на теплопередачу, т. е. большие возмущения, вызываемые моделями, и трехмерные эффекты не оказывают существенного влияния на л. В области отрыва поверхностное трение уменьшается в болыпей степени, чем тепловой поток, так что нельзя применить аналогию Рейнольдса, не имея дополнительных сведений о характеристиках течения в области отрыва. За уступом, расположенным по потоку, образуется вихревой слой, который вызывает уменыпение температуры восстановления за замыкающим скачком, хотя вихри были очень слабыми.
Как видно из фиг. 40 и 41, в верхней и нижней части лобовой поверхности уступа давление больше, чем в средней части. Полученные для лобовой поверхности уступа величины Ь заключены у/в' ав Ф и г. 41. Козффициент теплоотдачи Л в зависимости от координаты Р,Л' и средние величины Л по данным нескольких опытов 154). Ф результаты расчетов для начальных моментов времени нескольких опытов; ° результаты расчетов для одного непрерывного опыта.
в пределах от 290 до 400 Втlмв град, в то время как в невозмущенном пограничном слое в том же сечении /з = 200 Вт/м'град [54) (фиг. 41). Результаты для области присоединения за уступом, образованным клином с углом 15' (фиг. 42) !57, 581, представлены на фиг. 43. Й о Й й и о 5 л о ! Е а с б> Ф: й Ц Р. ы о й % ~ й ф у=' сч ~ Ц Ф' Ф О д И~ Ф е ~~ (ЗЗ 'ГЕПЛОВЫЕ ЯВЛЕНИЯ В ОТРЫВНЫХ ТЕЧЕНИЯХ Чтобы свести к минимуму перетекание тепла вдоль поверхности и измерить величину пика теплового потока в узкой области присоединения, модель уступа была изготовлена из материала с низкой теплопроводностью, так как другим исследователям не удалось определить пик теплового потока при использовании материала с большой теплопроводностью.
Коэффициент тепло- отдачи для клина определялся по формуле = дг (ту'аш — Тш) Присоединение за клином и за конусом, переходящим в цилиндр, происходит на расстоянии около 2 и 5 высот уступа, и пиковые л йа о -Б о Б >о (6 ао Х' Ф и г. 43. Тепловой поток в области присоединения (58). к' — расставкис ва уступам, атисссиксс к высота устуиа; Х конус — цилиндр, О илии (Р, = а атмл О нанн (Рт 5 атмл К вывадаююис точки, очевидно, иовРсшдскы датчики.
величины Ь были измерены вблизи области присоединения. На фиг. 43 индекс 0 соответствует средней величине до отрыва. Величина пика и общий уровень тепловых потоков за уступом относительно тепловых потоков перед отрывом зависят от того, был ли пограничный слой перед отрывом ламинарным или турбулентным. В первом случае онн зависят также от того, происходит ли переход к турбулентному режиму до присоедвнения.
Из фнг. 43 видно, что для конуса, переходящего н цилиндр, л/Ьо становится больше единицы в отличие от клина. Это явление обусловлено переходом ламинарного слоя смешения в турбулентный после отрыва. Результаты выполненных в свободном полете исследований турбулентного отрывного течения, вызванного уступом, обращенным навстречу потоку 1591, представлены на фиг. 44. Для сравнения приведены также значения коэффициента теплоотдачи, вычисленные по методу Эккерта 1601, для кониче- 140 ГЛАВА Х1 ского расширения, заменяющего область отрыва.
Измеренные величины на 40 — 50% ниже расчетных, что согласуется с данными Ларсона [611, полученными в аэродинамической трубе. Теплопередача в отрывном течении, вызванном коническим расширением, была исследована при М = 6,8 [62] и при М = 4,98 [63]. Отрыв наблюдался как при чисто ламинарном, так и прн переходном течениях. Модель, использованная в экспериментах Фергюсона и Шефера [63], представлена на фиг. 45.
т,о Ю с "л н съ а,г о > 2 а 4 б б т В В м„ Ф и г. 44, Коэффициент теплоотдачи в области отрыва по результатам намерений в свободном полете [59]. О ревтльтатм расчета Лля эквивалентного лонвчесвогс расшнрення. Геометрические параметры модели: полуугол конуса 15, полуугол конического расширения 10, 17, 24 и 56'. Единичное число Рейнольдса (Ве/м) составляло от 5,25.10' до 17,7 10', относительная температура стенки от 0,8 до 1,0, температура торможения 395 К. Область отрыва формировалась перед расширением, снижая сопротивление, но в некоторых условиях увеличивая тепловой поток после присоединения.
Переход происходил на турбулнзаторах при единичном числе Рейнольдса (Ке/м) более 6,5 10'. Чисто ламинарное течение в области отрыва существовало только при минимальном угле конического расширения 10 и единичном числе Рейнольдса, (Ве/и) менее 8,5 10В. При чисто ламинарном течении в области отрыва не существовало пика теплового потока в областнприсоединения, и тепловой поток к поверхности расширения за присоединением (но перед переходом) был небольшим, но несколько выше вычисленного по теории ламинарного пограничного слоя (фиг. 46).
При переходном режиме течения в области отрыва существовал пик теплового потока в области присоединения. Тепловой поток 141 ТЕПЛОВЫЕ ЯВЛЕНИЯ В ОТРЫВНЫХ ТЕЧЕНИЯХ в области присоединения для конического расширения достаточно точно определяется расчетом по теории присоединенного турбу- Ф и г. 45. Размеры модели и расположение термопар и дренажных атнер- стий 1631. КООРДИНАТЫ ТЕРМОПАР И ДРЕНАЖ!ГЫХ ОТВЕРСТИИ Колнчесное ремннреннс Конус-пнлнндр 1О ) Ы.
~ Ы. 58' Расстояние вдоль осн модели х, мм 288,8 292, 3 299,6 Зав З13, 2 е Только дренажные отеерстнн. лентного пограничного слоя, начинающегося в точке перехода от цилиндра к расширению. 11ротяженность области отрыва при чисто ламинарном и переходном режимах течения в ней зо,в 108,4 133,9 159,2 172 е 184,7 197,6 е 210 ггз,г ° 235,4 248,1 ° 260,9 275,2 283,2 289,2 302 314,2 331,3 347,8 З64,В З81, 2 398 415 4З1,6 289,7 302 313,5 зза 346 362 378,2 394,2 416,2 289 зао,в 312,2 зг4 335,2 Ззе,е 856 370 усеян лрисоедигмлия Ф и г. 46. Геометрические характеристики области отрыва [63[. ьн о,в го е Б ~шь О,Б Ое О,! 'О г 4 Б В 1О хф Ф и г.
47. Результаты намерений теплового потока [63[. значки с черточками оаначают возможную пргрешность бочее а20гй; — — — расчет по теории ламииарного пограничного слоя [611, — ° — расчет по теории турбулентного пограничного слоя, начинаи от точки излома контура [65!. Ламинарное течейие в области отрыва, угол конического расширения 10; единичное число Реанольдса Кс/и = 5,25 10'; число Реанольдса, нычисленное по диаметру тела Ке,1 0,79 10а ТЕПЛОВЫЕ ЯВЛЕНИЯ В ОТРЫВНЫХ ТЕЧЕНИЯХ уменьшалась с охлаждением стенки, уменьшением угла расширения и увеличением единичного числа Рейнольдса. Результаты измерений теплового потока представлены на фиг.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
