Течения вихревые атаки

Зазор между лопастными системами в проточной части оказывает существенное влияние на обтекание и формирование потерь. Величина потерь зависит от неравномерности потока, которая создается предыдущей лопастной системой. Поток, имеющий неравное поле скоростей при поступлении на последующую решетку, способствует вихревому обтеканию ее. Значительное увеличение потерь возникает в случае обтекания решетки при наличии углов атаки, так как при этом в лопастной системе образуется повышение давления с интенсивным вихреобразованием, аналогичными для течения в диффузорах (местные диффузор ности). [c.53]

В характерных для практики условиях обтекание тел сопровождается отрывом потока и образованием в кормовой части вихревой зоны течения. Своеобразие обтекания тел существенно сказывается и на теплоотдаче. Так, интенсивность теплоотдачи по периметру поперечно обтекаемого цилиндра резко изменяется по мере нарастания пограничного слоя от максимума в лобовой точке (ф = 0°) до минимума в области <р = 80—100°, а затем в кормовой части вновь возрастает из-за интенсивного вихревого движения жидкости. При прочих равных условиях теплоотдача максимальна, когда направление набегающего потока перпендикулярно оси цилиндра. С уменьшением угла атаки коэффициент теплоотдачи уменьшается. [c.228]

Концевые вихри, сбегающие с прямоугольного крыла. Благодаря применению подсоса при угле атаки в 24 по всей поверхности крыла поток остается присоединенным в отличие от течения на предьщущем снимке. Поэтому центры вихревых [c.53]

Наглядным примером трехмерного течения может служить-обтекание кругового конуса под углом атаки. В экспериментах с конусами с полууглами при вершине 7,5, 12,5 и 40°, проведенных в водяной трубе при значении числа Рейнольдса 2,7 -10, вычисленного по длине конуса, был обеспечен ламинарный характер течения внутри пограничного слоя, оторвавшейся вихревой поверхности и ядра завихренности и измерены распределение давления, положение и интенсивность вихрей и угловая координата линий отрыва и присоединения [24]. [c.127]

На основании допущений теории тонкого тела установившееся трехмерное вихревое течение у подветренной стороны тела под углом атаки заменяется неустановившимся двумерным вихревым течением. [c.201]

При исследовании вопросов теории подъемной силы можно было исходить из уравнений движения идеальной жидкости. Для профилей крыльев существенные отклонения теоретических данных от эксперимента имеют место только при больших углах атаки, когда плавность обтекания нарушается и за крылом возникают вихревые движения жидкости. Нарушение плавности обтекания крыльев при больших углах атаки обусловлено влиянием вязкости жидкости. Мы видели, что нарушение симметрии течения, обусловленное наличием присоединенного вихря (наличием циркуляции), приводит к возникновению силы, перпендикулярной к скорости потока на бесконечности, т. е. к возникновению подъемной силы. Возникновение силы лобового сопротивления обусловлено влиянием вязкости жидкости. Это влияние может проявляться или непосредственно благодаря возникновению местных касательных сил, проекция результирующей которых па направление скорости потока в бесконечности дает силу сопротивления трения, или в таком коренном изменении картины обтекания тела, обусловливающем нарушение симметрии течения по отношению к прямой, перпендикулярной к скорости потока на бесконечности, при котором проекция результирующей [c.315]

На примере отрывного нестационарного обтекания идеальной несжимаемой жидкостью цилиндра, расширяющегося с постоянной скоростью, -нестационарного аналога стационарного обтекания конуса под углом атаки, демонстрируется невязкий"характер природы несимметрии. Несимметричная структура течения реализуется нри симметричном положении точек схода вихревых пелен. Это свидетельствует о вторичной роли вязкости, которая может проявляться через обратное"влияние на положение точек схода. Обнаружены новые несимметричные решения и способы их возникновения, отличные от классической бифуркации симметричного решения. При отборе реализующихся"решений наряду с исследованием устойчивости проводится анализ глобальной картины автомодельных"линий тока. Последняя должна соответствовать схеме, принятой при построении теоретической модели. [c.246]

Структура ламинарного и турбулентного сверхзвукового пространственного течения имеет сложную картину, заметно меняющуюся при относительно небольшом изменении угла атаки числа Рейнольдса (см. рис. 5.8). Основная качественная черта ламинарных и турбулентных течений при изменении угла атаки (М> 1) заключается в том, что образуются вихревые системы различных видов. Причины здесь две завихренность вызывается кривизной головного скачка уплотнения и пограничным слоем. Экспериментальная проверка структуры пространственных течений проводится для ламинарных и турбулентных сверхзвуковых течений, причем структура течений подобна. [c.289]

Численные методы расчета позволяют рассматривать сверхзвуковые течения совершенного газа в широком диапазоне определяющих параметров. Реальная картина течения сильно зависит от учета влияния вязкости. При больших углах атаки >30° боковые силы и момент, действующие на тело, изменяются из-за вихревой картины течения на подветренной стороне. Например, при сверхзвуковых течениях, близких к трансзвуковым режимам, величина [c.289]

На рис. 5.16 показаны предельные линии тока на поверхности тела и структура отрывной зоны для затупленных конусов под углом атаки а=5, 10, 15, 20°, угол полураствора 6=10°, М =6 ([24]). При изменении угла атаки от а=0° до а=10° отрыв не наблюдается, по крайней мере для тех значений 2, для которых получены результаты экспериментально. Линии тока переходят с наветренной стороны на подветренную и накапливаются вблизи линии симметрии, причем толщина вязкого слоя растет. В окрестности линии стекания образуются вязкие напряжения, которые приводят к выталкиванию жидкости из этой области, которая отходит от поверхности и приводит к отрыву потока. При угле атаки сс= 15° отрыв течения явно выражен. При угле 20° линия симметрии на наветренной стороне становится линией растекания и видно, как формируются вихревые жгуты. При увеличении угла атаки до 25° структура течения заметно не меняется. [c.294]

При обтекании затупленных конусов под большими углами атаки на подветренной стороне картина течения напоминает течение обтекания острого конуса с тремя парами вихревых жгутов и дополнительной пары вихревых жгутов, возникающей в окрестности сопряжения сферической и конической части модели. При удалении вихревые жгуты с одним направлением вращения могут объединиться в один. Образование дополнительных вихревых жгутов связано с кривизной головного скачка уплотнения, который обладает двумя точками перегиба. Точка перегиба головного скачка разделяет области течения газа с различным направлением завихренности, перетекающего в подветренную область. [c.297]

При небольших углах атаки предельные линии тока на поверхности плавно переходят с наветренной стороны тела на подветренную и сгущаются вблизи плоскости симметрии (Моо=6, а=5°, зис. 5.29, а). Следует отметить появление линии стекания в которой встречаются два потока и в результате вихревого взаимодействия газ сворачивается в вихревой жгут и сходит с поверхности. Можно заметить появление линии стекания 5з. При увеличении угла атаки (а=7°30, рис. 5.29, б) на подветренной стороне появляется особая седловая точка Q. В точке 5 формируется замкнутая зона возвратных течений. Линии стекания и 5з разделены промежуточной линией растекания е . Области течения разделены линией тока RQ на две области, в которые приходят частицы жидкости из разных областей. Увеличение угла атаки приводит к небольшим деформациям картины течения при изменении угла атаки до величины а=25°. При угле атаки а=15° можно заметить, что точка Р смещается вверх по потоку и намечается тенденция к из- [c.305]

Вообще говоря, величина циркуляции вокруг профиля определяется напряжением вихрей, сошедших в начальной стадии движения или в течение времени, когда изменялись скорость или положение, но кроме того величина циркуляции подвергается небольшим колебаниям. Вихри пограничного слоя уходят назад в завихренную область и образуют вихри Кармана чтобы сохранить эту систему, с верхней и нижней поверхностей крыла сходят поочередно вихри противоположных знаков. Вследствие того, что сумма циркуляции вокруг Профиля и удвоенных напряжений всех вихрей системы должна равняться нулю, циркуляция вокруг профиля будет колебаться между пределами к, где — средняя циркуляция, а к — напряжение вихрей. У хороших профилей вихревая область при малых углах атаки мала и слаба и циркуляция вокруг профиля практически постоянна, но когда положение профиля приближается к критическому углу или переходит его, колебания в величине циркуляции могут составить значительную часть от средней циркуляции. [c.91]

Возмущению с частотой V соответствует длина волны X = 2тс/у. Временной период колебания самолета как твердого тела Т = 2я/ум , = Х/и . Подставляя в последнюю формулу известные данные о длине волны X 400 м и скорости самолета 200 м/с, получим Г 2 с. Колебание самолета с периодом Т 1-5 с называется короткопериодическим. Такими движениями могут быть, например, малое продольное движение, когда происходит изменение угла атаки относительно равновесного состояния, или малое боковое движение, когда происходит изменение угла скольжения относительно равновесного состояния [13]. Вместе с тем анализ величины амплитуды колебаний самолета показал, что она достаточно мала и поэтому не может обеспечить необходимого развития возмущений за время, равное известному из летных экспериментов времени жизни вихревого следа. При этом в течение всего этого времени амплитуды А,(х) намного меньше расстояния между вихрями и, следовательно, не нарушается основное условие линейной постановки задачи. [c.128]

Обратимся к решению (3.59) при Ь = 0. Среди прочих течений вязкой или идеальной жидкости оно позволяет воспроизвести один из типов разрушения вихря. Это явление описано Верле [18] и послужило предметом многочисленных исследований. Обзоры работ по изучению этого вихревого образования можно найти в [19-24]. Там же и в альбоме Ван Дайка [25] представлены фотографии явления при обтекании под углом атаки треугольного крыла с острой передней кромкой, а также в трубах с закрученным вокруг оси потоком. На фотографиях течений в статьях Лейбовича [21] и Эскудиера [23] видна структура вихревых образований. Вихревая система утолщения ( пузыря ) включает либо один сомкнувшийся на оси кольцевой вихрь [23], либо два, один из которых вложен в другой [21, 23]. В работах [19-23] проведена аналогия между вихревым образованием и отрывом потока вязкой жидкости от [c.212]

Рассмотрим пластинку АС (рис. 11.13), расположенную в потоке несжимаемой невязкой жидкости под некоторым углом атаки а к направлению скорости потока Ус,. Предположим, что течение характеризуется числом кавитации х, каверна заканчивается двумя односпиральными вихрями в точках и D, за которыми образуется тонкий вихревой след, монотонно сужающ,ийся к бесконечности. Обозначим V, —скорость на границе каверны, да = ф + ii] . — комплексный потенциал скорости течения, точка В — точка разветвления потока на пластинке. [c.83]

Займемся дальнейшим развитием, нестационарной теории профиля с тем, чтобы приспособить ее к анализу обтекания вращающейся лопасти. Хотя основы теории уже излагались в предыдущих разделах, приложение ее к лопасти несущего винта требует учета целого ряда дополнительных факторов. Применение схемы несущей линии разделяет задачу расчета нестационарных аэродинамических нагрузок при пространственном обтекании на две части внутреннюю, в которой исследуются аэродинамические характеристики профиля, и внешнюю, состоящую из расчета индуктивных скоростей, создаваемых в сечении лопасти вихревым следом винта. Что касается внутренней задачи, то при стационарном обтекании плоского профиля аэродинамические нагрузки могут быть получены из эксперимента и представлены в виде табулированных зависимостей их от угла атаки и числа Маха. При нестационарном досрывном обтекании применимы результаты теории тонкого профиля. Решение внешней задачи затруднено тем, что система вихрей винта имеет весьма сложную конфигурацию. За каждой из вращающихся лопастей тянутся взаимодействующие винтовые вихревые поверхности, деформирующиеся в поле создаваемых ими индуктивных скоростей с возникновением областей сильной завихренности в виде концевых вихревых жгутов. Аналитическое определение индуктивной скорости на лопасти без весьма существенных упрощений модели вихревого следа (например, представления винта активным диском) оказывается невозможным. На практике неоднородное поле индуктивных скоростей определяют численными методами, подробно обсуждаемыми в гл. 13. Ввиду сказанного ниже не предполагается отыскивать зависимость между индуктивной скоростью и нагрузкой путем введения функции уменьшения подъемной силы. Напротив, сами индуктивные скорости являются фактором, учитываемым явно в нестационарной теории профиля. Для построения схемы несущей линии желательно, чтобы вычисление индуктивных скоростей производилось лишь в одной точке по хорде. Проведенное выше исследование обтекания профиля на основе схемы несущей линии указывает способ, который позволяет аппроксимировать нестационарные нагрузки с достаточно полным отображением влияния пелены вихрей. Применительно к лопасти достаточно рассмотреть лишь часть пелены, расположенную вблизи ее задней кромки. При построении нестационарной теории обтекания вращающейся лопасти надлежит учесть влияние обратного обтекания и радиального течения. Теоретические нагрузки должны быть скорректированы таким образом, чтобы они отражали влияние [c.480]

Систематические расчеты показали, что по сравнению с безотрыв-m.iM обтеканием (см. рис. 4.1) на всех углах атаки при наличии отрыва на носке течение стационарным ис станови тся из-за поочередного о6-ра 1оваиия иихрей разного направления. В этом случае предельное (при больших т ) течение является периодическим, сопровождающимся образованием вихревой дорожки. [c.87]

На рис. 4.5 показано в различные моменты времени распределение безразмерной нагрузки по хорде пластины при отрывном обтекании под углом атаки а = 30°. Максимум безразмерной нагрузки смещается с течением времени по хорде в соответствии с формированием и перемещением вихревых областей. Сформировавшем>ся отрывному обтеканию соо гветствуют характерные полочки нагрузки, аналогичные тем, которые наблюдаются и в экспериментальных измерениях на отрывных режимах. При всех т, кроме Т —> О, нагрузка на кромках пластины имеет тенденщ ю обращения в нуль, что является следствием выполнения здесь постулата Чаплыгина — Жуковского. Следовательно, в отрывной схеме течения подсасывающая сила на передней кромке отсутствует, а подъемная сила и сопротивление могут быть вычислены как соответствующие проекции нормальной силы. [c.88]

Исследоиания показывают, что иа предельных режимах (при больших X ) спутный след за пластиной принимает вид вихревых дорожек. В зависимосга от начальных условий движе(шя пластины режим течения при угле атаки а=90 и больни1Х получается различным. Имеют место две характерные структуры течения — симметричная и несимметричная. [c.92]

В результате при больших т след принимает вид симметричной вихревой дорожки (рис. 4.13). Аналогичные вихревые структуры пшуча-ются и в случае набегания на пластину однородного погока, скорость которого Uo = onst и перпендикулярна пластине, а фронт составляет с ней угол, отличный от нуля. Во всех этих случаях наличие достаточно большой несимметрии (постоянной или временной, например, начальной) приводит к тому, что течение не становится симметричным, даяе если угол атаки станет равным строго 90°. С течением времени след за пластиной принимает периодический характер. Хотя процесс формирования течений в этих случаях происходит по-разному и различна его продолжительность, окончательные структуры при больших т получаются качественно одинаковыми и представляют собой шахматные вихревые дорожки. [c.94]

Отрывные стационарные течения вблизи топких крыльев должны рассматриват ься как приближенные. Моделированием установлено, что на достаточно больших расстояниях от крыла вихревые образования начинают пульсировать п разрушаются. Однако в определенном диапазоне углов атаки и скольжения влияние этого на характеристики крыла несутцсственно. В этом случае нрн стационарном подходе итерационный П] оцесс сходится, в противном случае расходится, что указывает на невозможность стационарного тсчсння. [c.434]

Пограничный слой на верхней поверхности, начинающийся отАг (ф = 180°), отделяется вдоль линии и образовавшаяся таким образом вихревая поверхность свертывается в сравнительно слабый третичный вихрь Fз, напраплепный в противоположную сторону относительно первичного и вторичного вихрей. Эта вихревая поверхность также подпитывается жидкостью с противоположной стороны от линии 2 вследствие нарастания нового пограничного слоя (при возрастании ф) выше третичной линии присоединения А 2. Пограничный слой на нижней поверхности, начиная от линии растекания Л1, отрывается вдоль линии первичного отрыва 1 1 и вместе с пограничным слоем ниже линии А3 (при уменьшении ф) образует вихревую поверхность, которая свертывается в два вихря VI ш Уг одного знака. Первичный вихрь возникает при умеренных значениях угла атаки, но вторичный вихрь 2 — новая особенность рассматриваемого поля течения. Вихри 2 и особенно Уд расположены близко к поверхности конуса и вызывают перетекание, необходимое для присоединения потока по линии А . Положения ядер завихренностей показаны на фиг. 15, интенсивность вихрей и размеры ядер завихренностей для конуса с полууглом 7,5° приведены на фиг. 16 и 17. [c.130]

Понятие о вихревом слое в пространственном течении введено впервые А. Ферри (NA A, Rep. 1045, 1951) при анализе разложения решения в ряд по а для малых углов атаки. В рамках асимптотической теории при k- Q тот слой рассмотрен в книге [5]. [c.200]

В ряде экспериментальных работ (К. К. Федяевский, Л. X. Блюмина и В. Н. Гребенников, 1964, и др.) исйользуются различные физические методы для исследования картины течения около крыльев малых удлинений при больших углах атаки. Такие течения сопровождаются развитием и сворачиванием вихревой пелены, отходящей от крыла. [c.97]

Решение полной нестационарной задачи для произвольной решетки в принципе возможно теми же методами, которые применялись для решетки пластин, а именно вихревым, потенциала ускорений и интерференции, причем вычисления усложняются необходимостью интегрировать по контуру профиля С, а не по отрезку прямой. При изучении этой задачи было установлено наличие эффекта конечного смещения профилей (помимо скорости этого смещения). Эффект конечного смещения впервые был оценен на примере решетки пластин, колеблющихся со сдвигом фаз при стационарном обтекании с немалым углом атаки (В. В. Мусатов, 1963). В квазистационарной постановке или при использовании модели с разрезами за профилями этот эффект находится как влияние малой деформации профиля в стационарном неоднородном потоке в полной нестационарной постановке происходит соответствующее усложнение интегральных уравнений задачи (В. Э. Сарен, 1966). В. Б. Курзин в 1967 г. наметил новый подход к решению этой задачи с помощью метода склеивания , согласно которому вся область течения через решетку делится на три подобласти набегающего потока, межлопаточного канала и потока за решеткой в каждой из подобластей решается соответствующая задача относительно потенциала скорости с учетом условий его непрерывности на границах между подобластями. [c.140]

В аботе [31] рассматривается обтекание слабо эллиптического конуса под малым углом атаки. Разложение по двум калым параметрам строится как вне, так и внутри вихревого олоя.Находится также возмущенное решение, равномерно пригодное о точностью до малых перво порядка во всей области течения мевду ударной волной и конусом. [c.88]

Течение в подветренной части около конуса формируется теми частицами газа, которые прошли через толовную ударную волну в передней наветренной части потока. Завихренность потока вызывается кривизной головного скачка уплотнения. Если скачок уплотнения имеет точку перегиба, то газ, прошедший через головной скачок за точкой перегиба, имеет иную завихренность, чем частицы,, которые прошли через ударную волну раньше. В результате в подветренной части затупленного конуса образуется вихревой жгут с противоположной направленностью враихения относительно основного жгута. При увеличении угла атаки в плоскости наветренной образующей возникает вторая точка перегиба и это приводит к дополнительным вихреобразованиям. [c.297]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...