Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Чжен П. -> "Отрывные течения. Том 3" -> 16

Отрывные течения. Том 3 - Чжен П.

Чжен П. Отрывные течения. Том 3 — М.: Мир, 1973. — 334 c.
Скачать (прямая ссылка): otrivnietecheniyat31973.pdf
Предыдущая << 1 .. 10 11 12 13 14 15 < 16 > 17 18 19 20 21 22 .. 126 >> Следующая

Р' хвостовой части - от 2,9 до 20° и отношение толщины задней кромки к
толщине профиля - от 0,2 до 1,0. Исследованные интервалы чисел Маха
составляли от 1,25 до 3,1 и Рейнольдса -от 0,2-10(r) до 3,5-106. При
турбулентном течении изменения чисел Рейнольдса вызывают лишь небольшие
изменения донного давления, а числа Маха существенным образом влияют на
донное давление [25]. Кроме того, изменения в форме профиля, угле сужения
хвостовой части и угле атаки вызывают малые изменения донного давления, в
то время как отношение толщины пограничного слоя к толщине задней кромки
является основной переменной, влияющей на донное давление.
Как видно из фиг. 22 и 23, характеристики донного давления при
турбулентном течении заметно отличаются от соответствующих характеристик
при ламинарном течении. Влияние угла сужения хвостовой части на донное
давление при турбулентном течении с малой сверхзвуковой скоростью за
профилем заметно отличается от его влияния в случае тела вращения, причем
оно мало для профиля и велико для тела вращения.
К тому же при малых числах Маха донное давление при турбулентном
течении за профилем значительно ниже донного давления за телом вращения,
а при больших числах Маха донное давление в обоих случаях примерно
одинаковое [22].
Для практических целей можно использовать кривые изменения средних
величин донного давления в зависимости от параметров cl[h (Re)1/51 и c/[h
(Re)1/2], где с - хорда профиля, я k - толщина" задней кромки (фиг. 24).
Чепмен и др. [22] отмечали существование возмущений в пограничном
слое, начинающихся предположительно в месте стыка крыла с фюзеляжем. Из-
за таких возмущений распределение донного давления по размаху
неравномерно. Бадринараянан [281
36
ГЛАВА X
измерил донное давление, распределение чисел Маха, плотность потока и
расход массы вниз по течению за двумерным и осесимметричным телами при
М*, = 2,0. Для двумерных тел его экспериментальные данные согласуются с
теорией Крокко - Лиза [10]. Вдув воздуха в донную область существенно
увеличивает давление. Кроме того, масса, возвращаемая в отрывную зону,
примерно равна массе, отсасываемой из нее (в единицу времени).
4. РАСЧЕТ ДОННОГО ДАВЛЕНИЯ ЗА ДВУМЕРНЫМ ТЕЛОМ
Аналитический подход к решению задачи о донном давлении при
сверхзвуковых скоростях основан на предложенной Крокко и Лизом [10]
концепции взаимодействия диссипативного вязкого течения с соседним
изэнтропическим течением. В гл. I и VII эта теория уже была кратко
изложена. Здесь этот метод рассматривается более подробно применительно к
расчету донного давления при стационарном течении за тупой задней кромкой
профиля.
4.1. ТЕОРИЯ СМЕШЕНИЯ НРОННО-ЛИЗА ДЛЯ ОПРЕДЕЛЕНИЯ ДОННОГО
ДАВЛЕНИЯ
Расчетная схема течения изображена на фиг. 25. Поток, обтекающий
заднюю кромку, непосредственно за областью расширения имеет характер
свободной струи и в нем происходит смеше-
ние свободных струй. Ниже по течению от задней кромки находится
критическая точка. Эта критическая точка очень важна для расчета и играет
роль критического сечения сопла при определе-
ДОННОЕ ДАВЛЕНИЕ
37
нии донного давления, но положение критической точки, как правило, не
совпадает с минимальным поперечным сечением области смешения.
Математически при численном интегрировании нелинейного обыкновенного
дифференциального уравнения, полученного из уравнения движения,
обнаруживается существование такой критической точки. Два важных
параметра, х и /, связанных с толщиной пограничного слоя, определяются по
Крокко и Лизу [101 следующим образом:
и = Uj"/Ue = (б - б* - 0)/(б - б*)
/ = (б, - б? - 00 бЛб, - б?)2,
где ит = 1/т -средняя скорость внутреннего течения, I - поток количества
движения, определяемый уравнением в
I = j р u2dy,
о
и т - поток массы, задаваемый в виде
б
т = ^ pu dy,
о
а б* и 0 - соответственно толщина вытеснения и толщина потери импульса,
определяемые уравнениями
б*= I (1-----dy,
J V Реие I У
о
0= f _?iL(i_JLW
J Ре^е ' ие •
0
Индекс i обозначает несжимаемый поток в преобразовании Стюарт-сона.
Параметр / появляется в соотношении между средней температурой и средней
скоростью в следующем виде:
TjTs = f-^-W*m,
где Wm = um/as, а - скорость звука, Т -абсолютная температура, а индексы
m и s обозначают соответственно среднее значение и параметр торможения.
Парам1тры / их, впервые упомянутые в гл. I, важны для расчета донного
давления. Они связаны с параметром F, который обычно используется при
расчете донного давления,
z? / л +
38
ГЛАВА X
Уравнения импульсов и неразрывности преобразуются к системе двух
уравнений для dx/d (In т) и dWJd (In т), где т = та3 и We = ujas. Затем
два уравнения сводятся к одному уравнению для dx/dWe или для dF/dWe
(i_o) + /p|vu"(i_o)-
V-1
F-л
Wl
dF
1 - к
1 - X
-OF (l_
Предыдущая << 1 .. 10 11 12 13 14 15 < 16 > 17 18 19 20 21 22 .. 126 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed