ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы П э й и С. Р. Ш е н — Обтекание наклонного клина гиперзвуковым вязким потоком при наличии теплообмена из "Проблема пограничного слоя и вопросы теплопередачи " Краткое содержание. Оптическими методами проведено исследование двухмерных сверхзвуковых струй воздуха. С помощью интерферометра измерялось при различных числах Маха распределение плотностей на границе струи при полном расширении, а также в условиях перерасши-рения и недорасширения. Распределение плотностей представляется в виде функций ошибок. Для случаев полного расширения и недорасширения взаимодействие между пограничным слоем и ядром струи не имеет места. Расширение области струйного перемешивания при увеличении числа Маха уменьшается. Для случая перерасширения наблюдалось взаимодействие между пограничным слоем и скачком. Возникающий в этом случае скачок уплотнения был криволинейным, а поле потока за скачком — неоднородным. [c.72] При малых числах Маха увеличение М ведет к дестабилизирующему влиянию антисимметричных возмущений двухмерной струи. Если число Маха на границе струи М) достаточно велико (около 1,7 или выше), антисимметричные возмущения нарастают настолько, что течение струн становится неустойчивым. Однако если среднее значение числа Маха выше критического (около 2,3), антисимметричные возмущения исчезают. Этот факт можно рассматривать как экспериментальное подтверждение теоретических предположений, что при больших числах Маха двухмерная ламинарная струя имеет тенденцию к устойчивости по отношению к малым возмущениям. [c.72] При наличии сверхзвукового потока давление на выходе из сопла может быть равным, большим или меньшим давления окружающей среды. Эти три случая соответственно названы случаями полного расширения, недорасширения и перерасширения. Они рассматриваются раздельно в разд. П1. [c.73] Другой интересной задачей сверхзвуковых струй является исследование устойчивости ламинарного потока по отношению к малым возмущениям. Из теоретических соображений [3] ясно, что ламинарный поток при больших числах Маха имеет тенденцию к устойчивости по отношению к малым возмущениям. В разд. IV мы приведем несколько экспериментальных доказательств, показывающих, что упомянутые выше теоретические соображения качественно верны. [c.73] Было найдено, что стеклянные стенки являются существенным элементом для сохранения двухмерности потока. Контроль за двухмерно-стью потока осуществлялся не только наблюдением интерференционной картины, но и изучением длины волны сверхзвуковой струи. Для двухмерного сверхзвукового потока длины волн, измеренные в устойчивом потоке при наличии стеклянных стенок, достаточно хорошо проверяются формулой Прандтля [5]. При отсутствии стеклянных стенок измеренные длины волн не удовлетворяют формуле Прандтля для двухмерного потока, однако хорошо согласуются с формулой Кармана для трехмерного потока [6]. Более того, при отсутствии стеклянных стенок в случае нерасчетного режима истечения в потоке возникают волны разрежения и ударные волны, которые накладываются на движение основного потока, тогда как в том же потоке при наличии стеклянных стенок указаиное явление не возникает. Этот факт является дополнительным доказательством того, что стеклянные стенки способствуют сохранению двухмерности потока. [c.74] Во всех опытах в зоне выхода из сопла наблюдался устойчивый двухмерный поток. В этой зоне распределение средней плотности струи оценивалось на основе интерферограмм. [c.74] Определение распределения средней плотности струи производилось стандартным б-дюймовым интерферометром Маха-Цендера. Путем незначительных изменений в методике наблюдения удалось с помощью оптической аппаратуры получить теневые и шлиренфотографии потока. [c.74] В опытах воздух сначала накачивался в резервуар высокого давления, а затем через сопло расширялся в атмосферу. Для получения интерференционной картины потока при любом заданном давлении в резервуаре применялась автоматическая искровая система. Для каждого сопла снималась серия интерферограмм при различных перепадах давлений от недорасширения до перерасширения, включая случай расчетного режима. [c.74] На основе интерферограмм обычным методом определялось распределение плотностей в различных сечениях по длине зоны смешения, причем учитывалось влияние пограничного слоя у стеклянных стенок [7]. Результаты опытных данных обсуждаются в разд. III. [c.75] Распределение средних плотностей в пограничном слое первой зоны исследуемых сверхзвуковых струй определялось из интерферограмм. Эта часть зоны струйного смешения асимметрична и обычно известна как зона полуструйного смешения. Картина потока весьма схожа с идеальным случаем смешения однородного потока с находящейся в покое окружающей средой. Распределение плотностей за этой зоной определить не удалось, поскольку наступающая значительная турбулизация потока приводила к смазыванию интерферограммы. Таким образом, наши результаты ограничивались зоной смешения полуструи. [c.75] Различают три случая существования зоны смешения полуструи сверхзвукового потока полное расширение, недорасширение и перерас-ширение. В случае полного расширения (см. рис. 1) на выходе из сопла возмущений практически нет. В случае недорасширения (см. рис. 5) на выходе из сопла наблюдается клинообразная волна разрежения. При перерасширении (см. рис. 6) на выходе из сопла возникает косой скачок уплотнения. Было найдено, что характер струйного смешения для указанных трех случаев различен. Эти три случая рассмотрим раздельно. [c.75] Масштабный множитель а определяет расширение струйной зоны смешения. Чем больше значение а, тем меньше расширение струи. На рис. 4 показано изменение с в зависимости от числа Маха М. Кривые на рис. 4 находятся в полном соответствии с теоретическим положением об увеличении а с возрастанием М. [c.76] Ввиду того что сопло, обеспечивающее М = 1,89 (см. разд. IV), давало неустойчивую струю, мы не смогли с помощью данного сопла получить полное расширение сверхзвукового потока. В связи с этим на рис. 4 наибольшее число Маха равно 1,62. Значения з для дозвуковых струй взяты из работы [8]. [c.76] Как и предсказывалось теорией, в среднем для данного М расширение турбулентной полуструи получилось приблизительно пропорциональным осевому расстоянию. Более тщательный анализ экспериментальных данных показывает, что при данном числе М расширение струи увеличивается несколько быстрее осевого расстояния. Этот факт можно объяснить наличием начального пограничного слоя. [c.76] На рис. 4 значения нанесены при L=1 см. В дозвуковой области коэффициент турбулентной кинематической вязкости в данном сечении х почти не зависит от числа Маха, а в сверхзвуковой области он с увеличением числа Маха заметно возрастает. [c.77] При отсутствии взаимодействия между пограничным слоем и ударной волной скачок должен быть прямым, а поток за скачком — однородным. Однако эксперимент показал, что скачок непрямой и распределение плотностей за скачком неоднородно. Между пограничным слоем и ударной волной существует определенное взаимодействие. Несмотря на наличие такого взаимодействия, хорошо различаются две зоны зона пограничного слоя, где наблюдается значительное изменение плотности, и зона невязкого потока, поле которого имеет вихревой неоднородный характер. [c.78] Распределение плотности в зоне пограничного слоя в основном совпадает с распределением плотности для случаев полного расширения и недорасширения, т. е. если на полувероятностный график нанести значения распределения плотности, то большая часть кривой распределения плотности в центре зоны смешения опять оказывается прямой линией. Функция распределения плотности в зоне смешения имеет по существу вид функции ошибок. Однако с увеличением среднего числа Маха расширение зоны смешения за скачком уменьшается незначительно. [c.78] Взаимодействие вызвано изменением поперечной компоненты скорости вдоль пограничного слоя. Поэтому такому изменению поперечной скорости соответствует лишь косой скачок. [c.78] Таким образом, поток за скачком и над пограничным слоем имеет характер вихревого сверхзвукового потока. Согласно линеаризированной теории вихревого сверхзвукового потока [9] можно показать, что косой скачок зависит от изменения поперечной скорости. Экспериментальные данные подтверждают это определенным соотношением между распределением плотности непосредственно за скачком и распределением плотности вдоль внутренней границы зоны смешения. Изменение плотности в треугольной области за скачком может достигать 18%. Поле потока далеко не однородно, на что указывалось и в более ранних работах. [c.78] Оценка турбулентности производится главным образом масштабом вихрей. Если пренебречь малыми вихрями, равными или меньшими тоЛ щины свободного пограничного слоя струи, то первая зона рассмотренных в последнем разделе двухмерных струй может в целом считаться ламинарной. Из теории устойчивости ламинарной струи [3] известно, что возмущения подразделяются на симметричные и антисимметричные. Антисимметричные возмущения более неустойчивы, чем симметричные. Согласно теории устойчивости при низких значениях числа Маха потока увеличение М ведет [3] к неустойчивости антисимметричных возмущений. [c.78] Вернуться к основной статье