Часть 2 (1161646), страница 17
Текст из файла (страница 17)
1од5. Завпснность от угла мом скачке при числе Маха атанп относнтетьных потерь пох- М = Мыиь Определенные таким ного давления в гтстых решет- ках пластин с различными углаооразом потери не заВисят от ын установки прн м =1,5 пн установки п н М, = угла установки пластин, а зависят только от угла атаки. При больших углах установки зти потери больше истинных потерь в системе ударных волн. Так, например, если в результате взаимодействия пограничного слоя на пластине п падающей на нее ударной волны (при «критическом» отношении давления в ней) возникает Л-образный скачок, сопровождаемый отрывом пограничного слоя (рис.
10.66), то, кроме потерь в системе ударных волн, возникают принципиально новые потери, связанные с наличием оторВавшегося потока. Если густота решетки пластин столь велика, что оторвавшийся поток внутри межлопаточного канала полностью выравнивается, то суммарная величина потерь остается такой же, как п для рассмотренного выше случая, когда влияние взаимодействия пограничного слоя н скачка не учитывалось; произойдет только перераспределение потерь между зоной ударных волн н областью выравнивания потока.
Увеличение потерь на выравнивание полностью компенсируется уменьшением по- 92 Гл. х. элементы ГАЗОВОЙ динАмики НРОФилен терь в ударных волнах, связанных с образованием системы косых скачков. При обтекании решетки пластин со сверхзвуковой осевой составляющей скорости набегающего потока (М1 ) 1) мы определяем суммарные потери, происходящие только в межлопаточных каналах. В этом случае физический смысл имеют дозвуковое и сверхзвуковое течения за решеткой, причем реализация Рис. 10.66. Схема обтекания решетки пластин сверхзвуковым потопом вязкого газа с дозвуковой осевой составляюшен скорости (Мм ( 1) и со сверх- критическим перепадом давления в ударной волне.
а) Густая решетка, б) редкая решетка одного из двух режимов, связанных условием ),),= 1, определяется значением статического давления рт за решеткой. При меньшем давлении рз = р ш поток за решеткой будет сверхзвуковым ().з = ) з ) 1), а при большем давлении рз = р„— дозвуковым () з = Лз ( 1). Эти значе~ия рз отличаются друг от друга на величину прироста статического давления в прямом скачке. При обтекании решетки пластин дозвуковым невязким потоком газа при докритических скоростях потери оказываются в точности равными потерям на удар, возникающим при расширении оторвавшегося с передней кромки потока, ширина которого увеличивается, согласно уравнению неразрывности и формуле (88), до ширины межлопаточного канала, равной 1зш1).
Если в действительности, как это уже указывалось выше, при срыве струй с передних кромок образуется вихревое течение, то в этом случае суммарные потери включают в себя как потери, связанные с поддержанием вихревого течения у передней кромки, так и потери на последующее выравнивание потока в межлопаточных каналах решетки. По известной величине Хз коэффициент равнодействующей силы может быть найден из уравнения (22), которое в рассмат- й 11. Решетка ПРИ дозвуковои ОсеВОЙ скоРОсти 93 риваемом случае б = 0 запишется так: с„— = 2ясп(д — () совр — — ссий — вспс' .
"с л,/ На рис. 10.67 для густой решетки пластин, в межлопаточиых каналах которой поток полностью выравнивается, представлены гр ь т (а Рис. 10.67. Зависиьсость с ЫС от угла атаки для густой решетки пластин при обтекании ее турбулентныьр потоком газа (О = ЗО') Ь зависимости произведения с„— от угла атаки при различных числах Маха ') . В соответствии со сказанным выше эти кривые не зависят от характера обтекания. Последнее будет приводить только к перераспределению давления при сохранении веизмекиым его интеграла по поверхности профиля. Иначе говоря, изменение характера течения приводит только к смещению линий действия равнодействующей при сохранении ее величины. С увеличением угла атаки до с,р равнодействующая сила сначала возрастает от нулевого значения до максимального, а затем монотонно умеиьшается.
С увеличением числа Мс точка максимума силы сдвигается в сторону меньших углов атаки с одновременным увеличением коэффициента силы; при некотором значении числа Мс) 1 величина с„р достигает нулевого значения. ') В тех случаях, когда силовое воздействие неоднозначное (с = 0 или Мм ) 1), бралось значение коэффициента с„, соответствующее максимально возможному давлению за решеткой.
На нулевом угле атаки и при сверх~~уковой скорости этот режим Реализуется при возникновении прямого скачка в межлопаточных каналах решетки. 94 ГЛ, Х, ЭЛЕМЕНТЫ ГАЗОВОЙ ДИНАМИКИ ПРООП1ЛЕЙ Следует особо отметить, что в случае густой решетки пластин, в отличие от единичной пластины, зависимости коэффициентов силового воздействия потока газа от числа Маха в дозвуковом, околозвуковом и сверхзвуковом диапазонах имеют монотонный характер. Рассмотрим теперь некоторые результаты экспериментального исследования сверхзвуковых диффузорных решеток, рассчитанных на торможение сверхзвукового потока с дозвуковой осевой составляющей скорости.
Сстаповпыся на опыЕ аи Млы ,1. тах с изолированным г',г межлопаточным каналом, проведенных С. И. Гинзбургом и Л. А. Сусленнпковым. При дозвуковой осевой составляющей ско"г . рости такая замена бесконечной решетки единнчным каналом, имеющпм такие же передние Рнс. 10.68. Саерхзаукоаая решетка кли- кромки, как н у профиля ноендных профи~ей, меиглопаточньш ре1петки, спраВедлиВа капал которой испытыаался н изолированных условиях только прн нулевом угле атаки п при условии, что длина 11 прямолинейного участка выпуклой поверхности такова, что характеристика, идущая из конца этого отрезка, не выходит за фронт решетки (рис.
10.62). На рис. 10.68 изображена решетка, межлопаточный канал которой испытывался при нулевом угле атаки, прп нескольких значениях чисел М1 и различных протпводавлениях. Решетка Рис. 10.89. Распределение относительного по ~ного давления с = = р,(р, по шагу за ьгеяглопаточным каналом при расчетном положении замыкагощего скачка и различных числах Маха набегающего потока: 1 — косой скачок, Š— замыкающий прямой скачок, 3 — А-образный скачок, а — зова отрыва потока йу У ру УЯ ду де ух ф 67 фт 67.
1ест рассчитана на М1= 1,5 и имеет угол заострения передней кромки и=6. Выпуклая поверхность профиля состоит из прямолинейного отрезка и сопряженной с ним дуги окружности. Результаты эксперимента приведены на рис. 10.69, на котором показано распределение по сеченито за каналом коэффициента 1 !!. Решетка ИРИ д03ВукОВОЙ ОсеВОЙ скОРОсти О = р*,р,' прп значениях числа М! = 1,36; 1,5; 1,65. Этн данные относятся к расчетному положению замыкающего скачка, расположенного непосредственно за первым скачком. На рнс.
10.69 показано, что прп всех скоростях набегающего потока потери полного давления в ядре потока сравнительно невелинп н близки к потерям в расчетной системе скачков. С приближением к выпуклой стенке потери резко возрастают, что объясняется отрывом пограничного слоя за у.-образной частью замыкающего скачка и дальнейшим развитием отрыва в дозвуковой диффуаорной части канала. Последнее обстоятельство подтверждается тем, что прн испытании другого канала с такой же сверхзвуковой частью, но с существенно меньшей диффузорностью дозвукового участка (а,=1,5 вместо сс, = 7 ) падение полного давления начинается значительно ближе к выпуклой стенке и происходит значительно слабее, чем у исходного канала (рис.
10.70) . Осреднеппе экспериментальных данных (рис. '10.69) дает следузощне средние значения коэффициента потерь (Л7э.р — — 1 — а,р): 1,36 1,65 1,50 м Л! с',Р 0,12 0,280 0,165 Увеличение потерь полного давления с ростом скорости набегающего потока обусловлено как увеличением потерь в центральной части потока (связанных непосредственно с потерямн в системе скачков), так и ростом интенсивности отрыва пограничного слоя вследствие увеличения скорости перед замыкагои!им скачком п перемещением его вниз по потоку вместе с точкой падения косого скачка. Последнее характеризуется смещением к выпуклой стороне канала точки крутого падения кривой распределения полного давления по шагу за каналом (рис.
10.69). Результаты исследования другого близкого по коифнгурацип канала при том же расчетном числе М! = 1,5, но при различных Рпс. 10.70, Распределение полного давления о = рз/р~ по шагу за ме!клопаточными каналами двух сверхзвуковых решеток, отличающихся только углом эквивалентного плоского диффутора для дозвуковой части мсжлопаточных каналов, прп М,=1,5, ~=0 п максимальном протпволавяеннн: 1 — исходный канал, '— канал с уменьшенной днффузориостью доавуковой части ф 65 Р Р !72 ДУ 51 йу Р5 67 !(5 КУ йту 96 ГЛ. Х. ЭЛЕМЕНТЫ ГАЗОВОЙ ДИНАМИКИ ПРОФИЛЕЙ положениях замыкающего скачка приведены на рис. 10.71. Наименьшие потери, как показывают графики, наблюдаются при расчетном положении скачков, когда на входе в межлопаточный канал располагаются один косой скачок и следующий непосредственно за ним прямой замыкающий скачок (кривая 1).
При уменьшении давления но сравнению с расчетным скачок движется вниз по потону и потери начинают увеличиваться (кривая 2) сначала несущественно, а затем очень резко и доходят г дг дг пг Де 4У ЕУ 4; йт ЕУ (Рзт Рис. )ОЛЕ Распределение относительного полвого давления о=р (рт по шагу за межлопаточным каналом при М, = т,5 и различных положениях замыкающего скачка (значки и цифры на кривых показывают примерное месторасположение замыкающего скачка) до значения Аров — — 0,64 в крайнем положении замыкающего в скачка (кривая о) вместо Арср —— 0,05 при расчетном его положении. Такой рост потерь связан с увеличивающейся интенсивностью отрыва при движении скачка в днффузорном канале.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
