ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Кузнецов, Н.В. Николаева (Казань). Обтекание вихря двухслойным потоком тяжелых жидкостей, разделенным полубесконечной пластиной из "Механика жидкости и газа 2002 N03 " На основе результатов комплексного экспериментального исследования характеристик отрывного течения, реализующегося при переходе от свободного к несвободному взаимодействию плоских ударных волн с пограничным слоем на пластине со скольжением, построена модель, позволяющая рассчитывать параметры возвратного течения в области отрыва. Проведен анализ влияния числа Маха возвратного потока в отрывной области на свойства внутреннего отрыва пограничного слоя. Указаны особенности течения взаимодействия, обусловленные переходом в пограничном слое. [c.66] Настоящая работа является продолжением исследований [1-3], посвященных изучению нового стационарного типа взаимодействия ударных волн с пограничным слоем на пластине со скольжением, при котором возникающая линия отрыва распространилась бы вверх по потоку за пределы острой передней кромки, если бы последняя отсутствовала, - несвободного взаимодействия. [c.66] В [3] с использованием различных методов в широком диапазоне изменения определяющих параметров проведено экспериментальное исследование свободного и несвободного взаимодействий косых скачков уплотнения, генерируемых вертикальной гранью А прямого двугранного угла (фиг. 1), с пограничным слоем в окрестности острой передней кромки горизонтальной грани В - пластины со скольжением при числе Маха невозмущенного потока М = 3.04 и единичном числе Рейнольдса Re = = 1.6 X 10 м-. [c.66] Для различных значений интенсивности р, падающей ударной волны установлено, что при увеличении угла стреловидности е передней кромки горизонтальной пластины, установленной по потоку, вплоть до величин, когда осуществляется совпадение передней кромки с линией отрыва пограничного слоя, геометрические характеристики области отрыва ф и у, наклон косого скачка уплотнения над областью отрыва б, и величина плато давления Рр практически совпадают с их значениями при свободном взаимодействии ударной волны с турбулентным пограничным слоем в конических течениях [4-6]. При несвободном взаимодействии продолжает вьшолняться фундаментальное свойство отрывных течений турбулентного пограничного слоя -совпадение величин давления плато рр и давления за косым скачком уплотнения над областью отрыва, хотя линия отрыва располагается непосредственно у острой передней кромки, где имеет место ламинарный пограничный слой. [c.66] Эти свойства возмущенного течения позволили предложить модель определения параметров перехода от свободного к несвободному взаимодействию и построить аппроксимирующие зависимости для угла наклона 0 косого скачка уплотнения над областью отрыва при несвободном взаимодействии. С помощью этих зависимостей найдены области значений угла наклона косого скачка уплотнения 0, и давления плато Рр для числа Маха М = 3.04 [3]. [c.66] Ниже с использованием аппроксимаций для положения линии отрыва турбулентного пограничного слоя ф(р,) относительно направления невозмущенного потока (фиг. 1) при свободном взаимодействии (ф л/2 - е) [б] и для угла 0, (р,, е) при несвободном взаимодействии (ф = пЦ - е) [3] предложена методика расчета параметров возвратного течения в отрывной области. В частности, нахождение числа Маха поперечной скорости конического течения в пристенной области между линией присоединения у(р ) и линией внутреннего отрыва пограничного слоя (на фиг. 1 обозначена углом ф ). Данные расчетов позволили интерпретировать результаты экспериментальных исследований, полученные методом масляного покрытия. Указаны особенности возмущенного течения, обусловленные явлением перехода в пограничном слое. [c.67] Эксперименты проводились при угле стреловидности передней кромки пластины В (фиг. 1) е = 36, 41 и 46° и различных углах атаки пластины А - генератора ударной волны (см. таблицу). Картины предельных линий тока, полученные методом масляной пленки приведены на фиг. 2-4. Представленные результаты исследований в значительной мере относятся к режиму несвободного взаимодействия (фиг. 2, в, г фиг. 3, в - д фиг. 4, в, г). [c.68] Данные для /7 ,ах (точки I -3,7) и (точки 1-3,8) при свободном взаимодействии (различные углы скольжения е) могут быть аппроксимированы едиными кривыми (фиг. 5 сплошные линии I и 5). Штриховые кривые 2 - 4 и6 - 8 аппроксимируют данные для и p i (точки 1-3) при несвободном взаимодействии. [c.68] 3) л(е) - интенсивность падающей ударной волны С (фиг. 1), при которой, согласно уравнению (1.4), линия отрыва совпадает с передней кромкой пластины В, имеющей угол скольжения е. Угол наклона скачка уплотнения над областью отрыва 0°[рДе)] отвечает этому случаю и вычислен с использованием (1.2) (при замене М на Meose) и сформулированного выше свойства плато давления. Величина -интенсивность падающей ударной волны С, отвечающая максимально возможному значению угла 0 (фиг. 1) при несвободном взаимодействии, когда угол стреловидности е фиксирован 0 = я/2 - е. [c.71] Предположим, что на поверхности тока, приходящей к линии присоединения после прохождения всех разрывов в поле возмущенного течения (фиг. 1) [1 - 3], параметры изэнтропического торможения близки (или совпадают) соответствующим параметрам на поверхностях тока, прошедших косой и замыкающий скачки уплотнения в окрестности линии ветвления X - конфигурации ударных волн под контактным разрывом. Подобное допущение сделано в [2], что позволило объяснить и описать наблюдаемые качественные изменения во внутреннем течении отрывной области, обусловленные, в частности, переходом скорости возвратного потока w (на сфере) через скорость звука. [c.72] Будем считать, что положение линии ветвления мало отличается от положения линии пересечения косого скачка уплотнения с невозмущенной нормально падающей на пластину В ударной волной С (фиг. 1). Б этом убеждают результаты экспериментальных исследований возмущенного течения [1-3] с использованием специального оптического метода. Таким образом, в качестве М,, будем принимать число Маха скорости, нормальной линии пересечения падающей ударной волны и косого скачка уплотнения, задаваемого эмпирическими соотношениями (1.1), (1.2) или (1.3), (1.4). [c.73] С учетом сказанного может быть принята следующая методика расчета числа Маха М . На первом этапе рассчитываются параметры в точке ветвления X - конфигурации ударных волн с использованием формул (1.1), (1.2) на режимах свободного взаимодействия или формул (1.3), (1.4) на режимах несвободного взаимодействия для определения М /, и интенсивности косого скачка уплотнения над областью отрыва. В расчет структуры точки ветвления положена трехударная конфигурация, которая в случае отсутствия соответствующего решения дополняется центрированной волной разрежения. При этом параметры замыкающего скачка уплотнения в точке ветвления отвечают звуковой точке на внутренней поляре, построенной для числа Маха составляющей скорости однородного потока за косым скачком уплотнения над областью отрыва, нормальной линии ветвления. Затем в рамках изэнтропического процесса находятся параметры на линии растекания (присоединения) с использованием данных о параметрах газа на линии тока под контактным разрывом и о давлении Ртах на линии растекания (фиг. 5). [c.73] - давление и число Маха полной скорости под контактным разрывом в точке ветвления X - конфигурации ударных волн. [c.73] Проинтегрировав (2.1), (2.2), находим направление полной скорости относительно луча полярной системы координат, на котором реализуется Рт п, а затем и проекцию М, на азимутальное направление, то есть М. [c.73] На фиг. 6 представлены результаты расчетов М , (а) и М , (б) в зависимости от интенсивности падающего скачка /7, для всех экспериментальных режимов, обозначенных на фиг. 5 точками 1-3. Там же, для полноты представления результатов при различных углах стреловидности в условиях свободного взаимодействия, приведены данные расчетов для режимов обтекания при числе Маха не возмущенного потока 2.95 [4, 5], обозначенных на фиг. 5 точкой 7. Вертикальными чертами на оси абсцисс (фиг. 6) показаны рассчитанные в соответствии с формулами (1.1) точки перехода от свободного к несвободному взаимодействию на пластинах с углом стреловидности передней кромки е = 36,41,46° (по убыванию/ ). [c.74] Остановимся на данных для наименьшего из задаваемых в экспериментах [1-3] значения е = 36° (фиг. 2 фиг, 6, точки /), наиболее близкого к рассмотренным в [4-6], Здесь во всех случаях имеется сверхзвуковое течение в возвратном потоке области отрыва с числом Маха М превышающим критические значения, при которых прямая ударная волна вызывает отрыв как ламинарного, так и турбулентного пограничных слоев [6, 8], Другими словами, в возвратном коническом течении при возрастании давления от до в условиях сверхзвукового потока должен реализоваться отрыв пограничного слоя, внутренний по отношению к основному - внешнему отрывному течению. [c.75] Внутренний отрыв пограничного слоя, действительно, наблюдается по всей длине модели при всех интенсивностях падающей ударной волны (фиг, 2), Согласно картинам предельных линий тока при свободном взаимодействии (фиг, 2, а, а = 19° фиг. 6, /7, = 3,6) переход в пограничном слое во внешнем потоке осуществляется на расстоянии от вершины двугранного угла, составляющем около 15%, а во внутреннем течении отрывной области на расстоянии около 40% длины модели (длина модели ПО мм). Это согласуется с данными [4], полученными для е 30°, и соответствует числу Рейнольдса перехода Ке = 2.5 10. [c.75] Такие масштабы переходных процессов в различных областях течения обусловлены тем, что в окрестности стреловидной передней кромки, ускоряющей переход, при е = 36° ламинарный пограничный слой существует лишь в узкой полосе с шириной, не превышающей 3-4 мм. Согласно экспериментальным данным настоящей работы и исследованиям других авторов [10] ее ширина уменьшается при увеличении угла стреловидности передней кромки. Переход в пограничном слое внутреннего течения области отрыва осуществляется в соответствии с параметрами внутреннего течения и длинами линий тока, измеряемыми от линии присоединения (растекания) [4, 5], Переходные процессы внутри области отрыва могут быть обусловлены также переносом турбулентности из внешних областей течения в окрестности передней кромки, подтверждение чему некоторые приводимые ниже экспериментальные факты. [c.75] Указанием на величину базы перехода в пограничном слое внутреннего течения является также отсутствие в наблюдаемой картине предельных линий тока линии присоединения (растекания) внутреннего отрыва, во всяком случае на второй половине модели вниз по течению. Это, как известно [4], имеет место лишь при отрыве турбулентного пограничного слоя, когда угловой размер области внутреннего отрыва весьма мал по сравнению с угловым размером области отрыва ламинарного пограничного слоя. [c.75] Согласно экспериментальным данным при а = 24° (фиг. 2, 6), как и при а = 19° (фиг. 2, я), на значительной длине вниз по течению в отрывной области реализуется отрыв турбулентного пограничного слоя, когда угловой размер области внутреннего отрыва весьма мал. По этой причине на соответствующих теневых картинах течения, полученных с использованием специального оптического метода, внутренний отрыв практически не просматривается [3]. [c.75] Вернуться к основной статье