3 (1014110), страница 13
Текст из файла (страница 13)
При достижении некоторого критического числа Рейнольдса Ке = 3 10' -+- 4 10' точка перехода совпадает ка с точкой отрыва. Следовательно, в точке отрыва слой— Рис. 5-44. Изменение критического числа Рейиольдса Ке а зависимости от степени кр турбулентности и, дли М = О. турбулентный, обладающий большей сопротивляемостью отрыву. В результате изменения режима движения в слое вблизи отрыва точка Я резко перемещается по потоку и обтекание шара улучшается кризисным образом: коэффициент сопротивления уменьшается в 2 — 4 раза (область У на рис. 5-43). Уменьшение с, происходит за счет снижения сопротивления давления, так как сопротивление трения в турбулентном слое больше, чем в ламинарном.
Это явление называют „кризисом сопротивления" плохо обтекаемых тел. Положение линии перехода Т при 1те <,.1те„а зависит от степени турбулентности набегающего потока. Поэтому и критическое число Ке, существенно меняется в зависимости от Е,, Соответствующая экспериментальная кривая приведена на рис, 5-44. При увеличении турбулентности до Е, = ЗаУа кРитическое число 1~е„ УменьшаетсЯ почти в 3,5 раза. Кривая на рис. 5-44 может быть использована для определения степени турбулентности набегающего потока по критическому числу Ке„~. При этом критическим числом )ренн считают значение !се , соответствующее коэффициенту сопротивления шара с, = 0,3 (рнс. 5-43).
Следует отметить, что при )хе ) Кено (область У7 на рис, 5-43) коэффициент сопротивления вначале несколько возрастает, а затем практически не зависит от !хе: эта зона является второй областью автомодельности, соответствующей фиксированному положению точки отрыва турбулентного слоя, Таким образом, на поверхности шара имеются три характерные точки: минимума давления (М), отрыва (5) и перехода (Т), в которой происходит турбулизация слоя. Взаимное расположение точек М, Ь' и Т оказывает решающее влияние на механизм обтекания и сопротивление шара при малых скоростях. Изучение влияния сжимаемости на расположение указанных точек позволяет оценить изменение спектра обтекания и сопротивления шара при переходе к большим числам М Опыты показывают, что по мере увеличения числа М картина распределения давлений по обводу шара меняется (рнс. 5-45). Важным является тот факт, что .при М ) ) М ) 0,3 с увеличением М давление в кормовой области за шаром снижается.
При М )М на поверхности шара образуются кольцевые зоны сверхзвуковых скоростей, которые замыкаются скачками уплотнения. Соответствующие спектры обтекания показаны на рис. 5-46. Влияние числа )хе на этих режимах снижается, однако остается значительным. Только при М ~ 0,8 влияния (хе практически не наблюдается. В интервале М ) М давление в кормовой области продолжает снижаться и достигает минимальных значений при !,! лМ ~0,8 (рис. 5-45). Для больших дозвуковых скоростей характерны резкое сокращение диффузорной области и уменьшение градиентов давления в ней, При этих скоростях отрыв происходит в зоне Расположения местных скачков уплотнения (рис.
5-46) независимо от того, каков режим течения в пограничном слое — ламннарный или турбулентный. Рис. 5.4б. Распределение давлений по обводу пира при различных числах М . д5 мп 04 дэ П,т Рис. З-4б. Спектры обтекания шара при околозвуковых и сверхзвуковых скоростях. а — И,в —.1,1;б — И - 1У; в — И в — — З,О. При больших сверхзвуковых скоростях (М и 1,5) кривые давления имеют иной характер: давление в точках минимума продолжает увеличиваться, диффузорный участок смещается по потоку.
Давление в кормовой части шара с ростом сверхзвуковой скорости увеличивается. Графики давлений можно использовать дл ориентировочного определения положения характерных линий на по- врад Рис. 547. Изменения положения линий минимума давления н отрыва в зависимости от числа ж дтя шара.
Изменение давления в кормовой части шара в зависимости от й! !опыты автора). верхности шара. Соответствующие кривые 6ви и 6 приведены на рис. 5-47. Здесь можно видеть, что в диапазоне скоростей М =. 0,3 —: 1,1 имеет место значительное переОв мещение линии отрыва, причем независимо от характера обтекания шара при М =0,2 значения 6 и 6з уменьшаются, т.
е. линия отрыва перемещается против потока н обтекание шара ухудшается. Следовательно, как для Ке (Ке„„, так и для Ке > ..в )те„влияние сжимаемости при М и=! оказывается качественно одинаковым. С ростом М обтекание шара приближается к тем условиям, которые отвечают отрыву ламинарного слоя. В области сверхзвуковых скоростей угол отрыва 65 возрастает с ростом числа М и обтекание шара улучшается (рис. 5-47). Интенсивность смещения линии отрыва снижается при М )2. В таких режимах перед шаром образуется криволинейный скачок уплотнения (рис. 5-46); в точках отрыва возникают слабые конические скачки.
Таким образом, в дозвуковой области с ростом числа М линия отрыва перемещается к передней критической точке и при М = 0,95 †: 1,0 занимает наиболее близкое к ней положение, а прн сверхзвуковых скоростях отрыв смещается в направлении к кормовой части. Отсюда можно заключить, что при дозвуковых скоростях с увеличением М обтекаемость шара ухудшается, а прн сверхзвуковых скоростях — улучшается.
Изложенное показывает, что при скоростях М = М. положение линий отрыва на шаре существенно зависит от режима течения в пограничном слое н, следовательно, от Ке. Влияние сжимаемости здесь сказывается в том, что с увеличением М возрастает критическое число Кеха (рнс. 5-47). Это означает, что турбулнзация слоя в точке отрыва происходит при ббльших числах 11е и линия перехода Т медленнее сближается с линией отрыва 5.
Другимн словами, сжимаемость затягивает переход ламннарного режима в турбулентный. При 1 > М ) М в исследованном диапазоне чисел )те кризисное изменение картины обтекания, связанное с турбулизацией слоя, вообще не обнаруживается и вне зависимости от Ке обтекаемость шара резко ухудшается. Отсюда можно заключить, что при околозвуковых скоростях скачки приводят к отрыву ламинарного слоя примерно в одном н том же сечении. Влияние числа М на коэффициент сопротивления шара с можно оценить по кривым на рис. 5-48. С увеличением х М < М с, возрастает, причем при докризисном обтекании (зте ( яс„, кривая у) коэффициенты сопротивления возрастают менее интенсивно, чем прн закризисном (ме ) )те„в, кривая 2).
Прн М > М влияние Ке на сх ослабевает н для Л4:- 0,8 кривые с, для различных Ке практически совпадают. Полный коэффициент сопротивления шара можно представить в виде: х хг Г хков~ где с„„ — коэффициент головного сопротивления; с, „, †коэффицие кормового (донного) сопротивления, На рис. 5-48 дополнительно представлены кривые с,„,„ =сх(М ). Сопоставление кривых с, н сх„,„ показывает, что коэффициент головного сопротивление шара с,„= с аг ас агаг хс йг 44 сг сг гс гг г.с гг г,гцсдгза Рис. 548. Коэффициенты сопротивления шара в зависимости от числа М по данным испытаний в аэродинамической трубе и в натурных условиях. = сх — с, „, при дозвуковых скоростях возрастает незначительно.
Следовательно, „волновой кризис" сопротивления шара в зоне околозвуковых скоростей, выражающийся в весьма резком увеличении с, (от 0,15 — 0,35 до 0,9— — 0,95), происходит главным образом за счет р о с т а кормового сопротивления. Прн сверхзвуковых скоростях сх продолжает расти и достигает максимального значения при М .= 1,6. Максимум кривой сх в этой зоне весьма пологий. При М ) 1 с „ интенсивно уменьшается. Йа рис. 5-48 приведены также результаты других исследований.
Характерно, что при околозвуковых н сверх- звуковых скоростях все опытные данные хорошо совпадают'. При М ) 1 сопротивление плохо обтекаемого тела практически не зависит от Ке. 5-15. ДВИЖЕНИЕ ГАЗА В КРИВОЛИНЕЙНЫХ КАНАЛАХ При движении газа в криволинейных каналах возникают специфические явления. Действительно, рассмотрим течение газа по каналу постоянного сечения, в котором поток совершает поворот на 90' (рис. 5-49).
Скорости движения в канале малы по сравнению со скоростью звука, так что влиянием сжимаемости можно пренебречь. В связи с тем, что частицы газа движутся по криволинейным траекториям, давление на внешней (вогнутой) и внутренней (выпуклой) степках канала оказывается разным и различно меняется в направлении движения Так как частицы ядра потока под действием центробежных сил оттесняются к внешней стенке, то давление вдоль АВ возрастает по сравнению с давлением входящего потока рь а вдоль А,В, — уменьшается (рис. 5-49,а).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
