Пилипенко В.В. - Гидрогазодинамика технических систем (1062127), страница 19
Текст из файла (страница 19)
Изиаенке турбулентной кинетической звертив отрицательно. Вблизи зввкхрителя поведение величины,6' таково, 119 УОО В с ' йУО и О Чщ УОО Х~ /ОО 1ц~ что криэея 3 (см.рис.2,б), харекте.. ризуюхвя изьюнение со временем кинетической энергвн вращения, заложит в область положительных значений.
На рно.З,а; З,б представлены кривые, вырвжвюлие первнй н второй внтегрелы уревнчння с текуцнми пределвми (4), т.е. ~Р астр л /// А", 7 л 7 о.' -7Р э Ат 7о Л7 Белено энергии в лабораторной модели повязан нв рис.З,в) З,б (при х= 1,6:10 и (рнс.З,а), л = 13,4- ° 1(Г м (\мс.З,б)7 вязкая дяссдпацзл У - кривая 1; энергня турбулент- -Ш 1 -7)7 п, у 7)7 дт г,м ных пульсе7п~й л, — кривая 2.
Рис. 3. В нижней часты вихря на всем протяжении имеется уьюньаение кинетической энергии со временем,обусловленное вязкой диссипзцней и турбулентным т)вынем. В верхней чести вихря зклвп в белено эне)нч7И турбулентных вульсаций положителен и превышает вязкую лкс"ыацню. Благодаря переходу энергии от пульсаций в ссрелненное темные, твнгенциельная скорость после первого мексвмумв возрвстеет, вьюсто того, чтобы уменьювться. Эфйект усиления тянгенциэльной скорости, по-видимое(у, достигается за счет дополвнтельного Источника пульсв7птй.
Этим источником является эвзор ьюжду лопаткаьм и стенкой пжлинд)мческого стакана. Здесь пульсационнсе движение пслучвет сильную пульсэционную состевляюную блвгодвря ыепрнзляхцему дейотзию стзкзнв. В результате создехнся условия дзя вырождения турбулентности в двуюрную. А последняя, иек известно, и обладает эемечательным снойством обесыэчиввть обратный поток эйергвз от сольник волновых чисел к малым.
120 1. Бврзнов П.А., Соловьев А.А. Измерение лазерным анемсэмтром и зондом в лабсраторйых моделях торнадо. - Изв. АН СССР. Сер. Физи'ке атмосберы и океана 1980, й 6, с.656-660. 2. цбнсв В.А. Сб эфректе Рейнерв. - Ийж.-чмз. жуум., 1976,30 й1, с,Ж-1(8. ' ' 3. Бубнов В.А., Гебдуллвн И.З., Соловьев А.А. Структура течений в закрученных йотоквх.
- Инж.-4йз. зурн., 1980, Н, и ™4,с.611-610 турбулентных смерчей. — В кя. Ф '' Гаоду1,'Лив !!""Эц МЦЦоги!с-11Г 4. Бубнов В.А. Соловьев А.А., " методов ззления и диагностики лазе,* изйка в техчкки -.-':,'оте '11 о . °: ИТМО АН ЯР 1Й81. с.150-173. 5. Ванштейн С,И., 3ельлович Я.Б. Рузмайкэа .. Т - ,с динамо в астрофизике. - М.: Наука, 1980. - 250 с. 6. Глейзер А. Структура вихря тоонадо йо данным на„-. 7. долканскии Ф.В., Гоуд1л1н Г.С. Лабооатойное моделировзны. глобальных геоцмзическйх течений. — Йзэ. АП СССР.
Сер. Физйка атно сйеры и океана, 1977, 1.3, г 8, с.795-819. 8. Мартыненко 0.~., Бубнов Б.А. Сатоэьев А.А. 9коперньмнтзлькые исследования вихревйх трубок, — Й чз1.1 процессй тепло14асоо~,б1ззпа в злеьюнтах термооптических устройств. Минск: Изд. ИТ:АО АЙ БСС,', 1979, с.79-109. 9. Мирабель А.П., Монин А.О. Геоцмзическая тчсбчлентность.- Изэ. АЙ ССОР. Сер. Фйзиха атыос$еры и океана, 1960; 16, Ш 10, с. 1011-1 023. 10. Нижтин Э!.К. Осооеннсоти структуры турбулентного потока у его свободной поверхности. - В кн.1 Гицротехника и гидромеханика.
Киев: Изл, АН УССР, 1964, с.3-6. 11. Рейнольдс О. Динамическая теория дзииения неснимаемой вязкой эидкооти и опрейеление ктштеэия. - В кн.: Проблемы турбулентнооти. Ы.; Л.1 (НТЭ! 1963, с.207-209. 12. Старр В. Физика явлений с отрицательной вязкостью. — М.ц Наука 19?1, 125 с. 13. Шелйоэников Н.К., Букина Л.А., Широков П.В.,Новочинский С.ЭА. К распрелелению коз44мцпента турбулейтной вязкости з прямоугольном канале со свободной поверхностью. — Вест. МГУ, Физика-астрВномия, 1978 18„Д 6, с.60-63.
14. СЬпгсЬ С,д.пт.а11дпагпо1ег1в11св от зогпабо-Ььле чагццсеп пе а Хппаетоп от вз1г1 гет1п — 1 Азаое. Зс1., 1979,ЭВ,р.1795-1777. 15. Ьукоз А.з., Впьпо» к.А. 11ьег юьа11спе чеге11кеаецпезппяеп цег Ьуцгпеуппвцесаеп Сьеьсвппкеп - Э. А.Ы.И, 1973, ~3, р. 291-гза. УДК 633. Гу.+533.69. 048 В.П. Басс, Л.Л. Бедаяк СИЛ(В(Ж И ТЕПЛ!БОю ЕВОВДЕЙСТВИЕ СИЛН!О НЕД(РАЙШ!РЕННШ СТРУЙ НА НАХСЩМЦИЕСЯ В НИХ ПРЕГРАЭР' Возрастамцие потребности в решении ряда приклацных зацач вызвали необходимость в расширении и углублении теоретических и зкспериыентельных исследований взаимодействия сверхзвуковых нерасчетных струй с находшцимяся в них телами.
Труэпцости зксперимеытзльного моделирования течений при болыцих нерасчетностях и слохнсста алгорштмоэ, реализумцих точные численные методы решения соотэетствуацих уравнений, стимулировали рацвитие приблиленных методов расчета. В настоящей работе решение рассматриваемой зацачн выполнено в рамках теории локального взаимодействия. !2! Фнзкческке особенноста расширения сверхзвуковых струй картина течения в струе, вытекаюцей нз сверхзвукового осесимметркч ного сопла, зависит от отношения давления на выходэ кз сопла давлению окрукашцей среды Ф ум= ~' /Р 1, состояния среды, куда струя вытекает, геометрии сопла (угла раствора),а тисы параметров ц, тока на его срезе.~арвметр я принято называть нерасчетностью стрГл а истечение, прк котором я у - истечепнем с недорасшкрвниеы.В тз кнх рекныах течения был установлен ряд крктераев подобия (см.,например, /ХД7)..В частности, в нвх установлено, что прн достаточно болыцкх ресстсшннях от среза сопла, вследствие интенсивного распшренкя струн,давление в ней резко падает, а скорость пуибликеется к макскмальной скоростн истечения.
Вследствие того,что градкенты а/б ц У ел) )у (и давления малы, ливии тока вркбжкшетоя к прямолинейным, а плотность изыеняется по закону источника с интенсивностью, зависящей ст угла наклона 4 ливии тока к оси струк.Этв особенностц -к -г -г течення послулкла основанием дця соз)б Яд дания многочисленных п)жблнзенных мер (П Ю уб «тЫ тодов расчета параметров потока в Рнс.1. дапьнем поле свободно расширявшейся струи (см., напрльшр, /2-5У), еналнэ которых проведен в работе.1о/.
Такой характер шзьшнеяыя плотности газа в струе прыводкт к тому, что помещенное в нее тело шлш его отдельные чаотк могут находиться в различных по числу (Птудсена ( лш ) рекшмах обтекания.В качестве примера (ркс.1) показаны линии равных чисел «» в папе сверхзвуковой осесшмьштрычной недорасшкренной ( л = 104) струи. Распределение плотности газа в струе рассчитывалось по формуле Робертса ЕЗУ жУ ~ .дп,,: ° (1) где л, У - полярные координаты точки в поле струк; г= г/г„ л л'Гг- Омт ) лцт= 5; .г' 1,4.
индекс т соответствует параметрам на срезе сопла. Иак видно кз рксунка,для тел, поцмщенных в раосматрывевыую область, решим течения монет изьшняться от контшвувлького ( Ф~ = 10 з) до свободномолекулярного (,~ = 1бз). На зто обстоятельство оледует обратить особое внимание, поскольку скловые к тепловые харектеристквн тел существенным образом зависят от реккма обтекания. !22 Нроме того, при истечении струн в сре, с постоянным деьлоыаем ээобхоли о У итывать пол ение по' Ш'"ного в и тела о е тела относытельэо и ~раэуцмихся различного рода скачков уплотяенял.
Постановка задачи и основные расчетные соотношения Нця исследования взаимодействия нерасчетных струй с прецятствияэм обычно используются приближенные подходы, когда давление, иыцупнруеысе на поверхности тела, рассчитывается по теории Ньютона,а тепловые потоки — по кинетической энергии пацаюцей струи. В соответствии с тео)мей Ньютона давление, действуюцее на элемент поверхности тела , задается в виде Я . р Р=„о~' . гл»»»Фя, (З) / гУ где )~~,=У вЂ” 4'~» - макснмэльнач термодннецмческая скорость газа; »ч»» У»»» .г - показатель изэнтропы; г - газовая постоянны; l~ - темпера- тура заторможенного потока; у - меотный угол атэлк. Такой подход является довольно простым и удобным для практических приложений, но зачастую не может обеспечить необходимой точности. Ошибки в расчетах появляются прежде всего из-эа приближенного определения параметров струи.
Дця того чтобы уьюньшить зти ошибни, необходимо более точно штределять число Маха и угол наклона линий тока в каждом сечении струи. В работе /6/ предложено более точное решение рассматриваемой задачи. Методика основана на использовании некоторых соотношений олноьюрного потока и результатах, получеапих с помощью метода характеристик. Основной источник ошибок связан с тем, что с памацью теорик Ньютона нельзя обьяснить большинство Физических особевностй неведе- ния азродкыэмических характе(котик тел в перехо шом по числу лм ре- зиме обтекания, В настоящей работе для определения нормальной (»» ) и касатель- ной ( А' ) оостазляцщих импульса,действуюшвх йа элемент поверхности эя, предлагается в рамках гипотезы локального вээимодейстэия ис- пользовать формулы свсбодномолекулярного течения Ю ~~ - ''«,~» ' Ь~~ ~~л' ~т= У»т ГДЕ ~» ' ~~ 1 Г ЯВЛЯЮтол ФУНКПВЯМИ ~ » "э ): 7 а l, 7, у — коэцфцпиенты, завнсящяе от числа эы вблнэя рас сматрввеемого элемента поверхности.
Индекс " " относится к пчрают. рам в рассматриваемой точке расчетного псле струн. а индекс " л " чч позсрхпоотк обтекэеыого тела. Ноэйцрпгеэты ре*ц".е спрэд.л;э тся ьо 123 осыовзнии ннформасни и поведение коэффициента лобового оопроткзл,— ния С„ тела в зависимости от его ориентации относительно вектора скорости набегаизего потока. Зависимость Г от реынма обтекания вппроксимируется форцулой ° у~" - г ! ~~!уулф ~~~ы/, (4) где Г., 2 - предельные значения Г„прм числах л -с~ и " -э )г (Г~лl 1~Х2п,/! лу; г = 1,(6; я = 0,975.
В начестве характерного размера х, входящего в число л',берется величнна С * У~~,~ Ф2 (5) Здесь интегрирование ведется по части обтекаемой поверхности,К,видимой иэ точни, находвщейся в центре среза сопла. лнзлиэ систематичесних расчетов азролкнзьщческих характерщстик более широкого класса форм показал, что в рамках точности тео1щн "локельного взаимодействия" в (3) мозно половить, что Я, = 1, а у,= я .
При,~, *,7 .,и = 1 формулы (3) переходят в точные выреления для свободномолекулярного обтекания в предположении диффузного характера отражения частиц от поверхности. Как показано в работе ~8/ для струйнмх течений при,бг- составляюлие потока нмпульса ыа поверхности лучше рассчитывать для зллипооидальной функзии распределения молекул по скоростям.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
