Дейч М.Е. - Техническая газовая динамика (1062117), страница 37
Текст из файла (страница 37)
Характерно также смещение точек М и 5 по потоку. Многочисленные опыты подтверждают существование зависимости коэффициента сопротивления шара (цилиндра) 288 от числа )те . На рис. 5-43 приведены соответствующие графики. Здесь могут быть отмечены пять характерных областей изменения с,. При Ке (2 10' —; 3 10' с„умень.
1 шается с ростом (се и особенно интенсивно в зоне малых )че ( 100. На участке 11е = 2 10' †: 2 10' коэффициент сопротивления несколько возрастает (область 111), а затем в интервале ),"е = 2 10' †: 2 10' сх сохраняется постоянным (область 117). Вслед за тем в узком диапазоне изменений Ке =2 1О' †: 4 1О'(4,5 10') с„ кризисным образом уменьшается (область 11). При )хе > 4,5 1О' отмечается некоторое увеличение с, после чего с приних' х мает практически постоянное значение.
Опыты показывают, что переход из одной области в другую сопровождается изменением спектра обтекания шара (рис, 5-43). При малых )се ( 100 основную роль играет сопротивление трения, причем резкое уменьшение с, с ростом числа Рейнольдса в этой области подтверждает отсутствие „квадратичной" зависимости между силой сопротивления и скоростью с . Образование отрыва в кормовой части вызывает далее медленное падение с, с ростом )се . Область П1 характеризуется слабым возрастанием с„, что объясняется интенсификащчей вихревого движения в кормовой области. В этой области сопротивление трения в пограничном слое невелико.
Основную роль играет сопротивление давления. 3 десь, как и в области 1)7, на линии отрыва слой ламинарный. Как известио, положение точки отрыва л ламир ого слоя не зависит от числа Рейнольдса. Следовательно, при некотором значении )хе = 10' †: 2 1О' линия отрыва занимает фиксированное положение на поверхности шара (цилиндра) и дальнейшее возрастание (се не приводит к изменению положения линии 5.
Область 117, соответствующую постоянному значению с, называют областью .автомодельности" по числу Рейнольдса. Однако и в этом интервале изменений )се происходит перестройка спектра обтекания шара. Отрываю- 1 Верхняя граница Ке «„ 3 10' соответствует шару, а нижняя йе ., 2 10е — цилиндру. !9 м. е. Дейч 289 и о ы л сь Ю ы ь' о о Ф 1 гт г г з са са гя а гч сг сг сг сг 29! ы О. ы ы а л и а" ы ц ы ы и йр о ь а. ы к о ! иг й и .э еь 3 и и Ы и ы 3 З и щийся в точке 5 ламинарный слой турбулизируется в некоторой точке Т на границе зоны отрыва. С ростом числа Ке линия перехода Т перемещается в направлении к линии отрыва Я, так как при этом увеличивается турбулентность в кормовой вихревой области. 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, = За~а 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 и 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 перемещение 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„р, так и для Ке > ..р )те влияние сжимаемости при М и= 1 оказывается каир чественно 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 (гте ( 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 хковг где с„„ — коэффициент головного сопротивления; с, „, †коэффицие кормового (донного) сопротивления, На рис.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
