Распределение давлений пря сверхзвуковом обтекании

Рис. 6.33. Распределение давления при обтекании уступа сверхзвуковым потоком, Мо = 2,3 1 — ламинарный пограничный слой, Rj. = 2.10 2 — турбулентный пограничный слой, Rx =1,5.10 хо — расстояние от передней кромки до уступа

Такое распределение давления при обтекании угла сжатия аналогично распределению давления перед уступом, что свидетельствует о суш ествовании некоторого качественного подобия, независимо от причины, числа Маха или скорости потока (дозвуковой или сверхзвуковой). [c.24]

Фиг. 7. Распределение давления при обтекании угловых точек контура тела сверхзвуковым потоком вязкого газа [24].

Расчет параметров обтекания. Характерной особенностью сверхзвуковых газовых течений является возникновение в них скачков уплотнения и линий слабых возмущений (линий Маха). От этого зависят величина и распределение параметров сверхзвукового обтекания, таких как скорость, давление, температура и др. Если экспериментальным путем найдена система скачков и линий Маха, то можно определить указанные параметры, характеризующие обтекание заданной поверхности, в частности профиля крыла. Рассмотрим некоторые методы этого определения. [c.209]

Такое же распределение давления вплоть до точки отрыва наблюдается при обтекании уступа сверхзвуковым потоком. Од- [c.344]

Рис. 6.32. Влияние числа Рейнольдса на распределение давления в области взаимодействия при обтекании тупого угла сверхзвуковым потоком, Мо = 2,7 Ха — расстояние от передней кромки до точки излома контура

Исследования показывают, что аэродинамические характеристики оперения зависят также от вида задних и боковых кромок, которые, подобно передней кромке, могут быть дозвуковыми и сверхзвуковыми. При этом распределение давления на оперении внутри угла Маха зависит от характера обтекания концевых участков поверхности. Если боковые кромки дозвуковые (рис. 1.8.7,б), то происходит перетекание воздуха из области повышенного давления в зону меньших его значений и, как следствие, снижение подъемной силы и стабилизирующего момента. Чтобы исключить неблагоприятное воздействие боковой кромки, ее делают сверхзвуковой, размещая вне конуса Маха. По этой же причине может выполняться сверхзвуковой и задняя кромка (рис. 1.8.7,в). [c.66]

Если полет осуществляется при сверхзвуковых скоростях, то картина обтекания выдвинутого интерцептора меняется (рис. 1.9.9,а). Перед интерцептором и за ним происходит срыв потока, образуются застойные зоны. Внешний поток движется около этих зон подобно потоку около непроницаемых клиньев, образуя систему ударных волн и волн разрежения. График распределения давления, изображенный на рис. 1.9.9,6, показывает. [c.80]

Рис. 7-8. Обтекание сверхзвуковым потоком перегретого и влажного пара клина с углом раскрытия 6 = 5°30 распределение давлений вдоль сплава Лаваля.

Рис. 8.1. Схема обтекания двигательной гондолы сверхзвуковым потоком и распределение давлений

Эксперименты проводились в сверхзвуковой аэродинамической трубе при числе Маха набегающего потока Мх = 3.11. Дренированный вдоль образующих цилиндр с диаметром с = 24 мм крепился перпендикулярно плоской заостренной пластине. Расстояние от передней кромки пластины до оси цилиндра / = 140 мм. Пластина дренирована по оси симметрии по-тока. Число Рейнольдса Ке/ = их /VI = 1.87 10, где дх и г/х — скорость и кинематическая вязкость набегающего потока. Измерялись давления при помощи насадка Пито с внутренним и внешним диаметрами соответственно равными 0.15 и 0.9 мм. Насадок перемещался в плоскости симметрии потока на расстоянии 1.6 мм от поверхности пластины и на расстоянии 1.1 мм вдоль передней образующей цилиндра. Течение на поверхности пластины и цилиндра изучалось при помощи визуализирующего состава, обтекание модели фотографировалось через прибор Теплера. Типичные картины распределения визуализирующего состава и кривые распределения давления по поверхности пластины, а также фотографии обтекания модели приведены в работе [1]. [c.493]

При обтекании тел с затупленной передней частью потоком газа с большой сверхзвуковой скоростью распределение давления на [c.522]

Подчеркнем, что в случае осесимметричного до- и сверхзвукового обтекания тонких тел нет того широкого разнообразия законов подобия, как в случае плоского обтекания. В частности, нельзя получить аналог соотношения Прандтля — Глауэрта (29) предыдущей главы, позволявшего но распределению коэффициента давления Сро на поверхности данного тепа в потоке несжимаемой жидкости непосредственно судить о распределении того же коэффициента Ср в дозвуковом потоке газа. Как это следует из формулы (178), можно лишь составить отношение коэффициентов давления Ср в газе к Ср — в несжимаемой жидкости [c.335]

Распределение давлений при сверхзвуковом обтекании [c.46]

Если сравнить рис. 2.07 и 2.08 с рис. 2.02, можно подметить весьма существенное различие между распределениями давления при дозвуковом и сверхзвуковом обтекании. При дозвуковом обтекании поверхности крыла, обращенные к потоку, испытывают не только повышенное давление часть этих поверхностей подвержена действию разрежения, вследствие которого создается некоторая подсасывающая сила, тянущая крыло вперед и в известной степени компенсирующая действие положительного из- [c.47]

Рис. 2.12. Распределение давлений при сверхзвуковом обтекании несимметричного профиля и угле атаки, равном нулю

Рис. 256. Распределение давления для плоского прямоугольного крыла при сверхзвуковой скорости обтекания

Для объяснения полученных результатов о влиянии М рассмотрим особенности обтекания датчиков. Нри обтекании сверхзвуковым потоком цилиндра и клина с большим углом раствора 80° образуется отошедшая ударная волна с областью дозвукового течения за ней. Теплообмен в пограничном слое при М < 1 слабо зависит от М. Однако теплообмен от проволоки определяется не только свойствами пограничного слоя на его поверхности, но и размерами отрывной зоны за ней. Между тем известно, что местные сверхзвуковые зоны появляются на цилиндре при М = 0.4 и вплоть до М = 1 распределение давления по поверхности цилиндра зависит от М [11]. Нри этом изменяются зоны обратных токов и суммарный теплообмен от проволоки. На клине зон отрыва нет, что и объясняет различие зависимостей тарировок пленочного и проволочного датчиков от М. [c.422]

Плоские вихревые течения, близкие к поступательному потоку, возникающие, например, при сверхзвуковом обтекании профиля, близкого к клину, рассмотрели различными методами А. А. Дородницын (1949) и Г. Г. Черный (1950). В этих работах получена, в частности, формула для распределения давления по поверхности профиля [c.166]

Примеры расчетов обтекания тела, затупленного по сфере под углом атаки а = 30° = представлены на рис. 4.9. В этом слу чае выбрана произвольная криволинейная система координат, которая постепенно разворачивается до некоторого предельного положения Si. На рис. 4.10 представлено распределение давления на обтекаемом теле. Следует отметить, что в зависимости от расстояния от точки торможения распределение давления и плотности на сферической части совпадает со значениями давления и плотности на сфере. Если линии сопряжения в геометрии обтекаемого тела лежат в сверхзвуковой области, то они практически не влияют на характер течения вблизи точки торможения до углов 0 = 60°. [c.215]

Внешнее невязкое обтекание рассматриваемого семейства тел взято из работ [47], в которых представлены результаты расчетов сверхзвуковой части области возмущенного течения в широком диапазоне изменения углов атаки и числа На рис. 6.19 представлено распределение давления на поверхности (а — наветренная сторона, б — подветренная). Пересчет данных внешнего невязкого течения из цилиндрической системы координат в систему, нормально связанную с поверхностью обтекаемого тела, производился по формулам перехода. [c.348]

Турбулентный пограничный слой в сопле. Расчет теплообмена в сверхзвуковом сопле при заданном распределении давления ничем не отличается от расчета теплообмена вдоль образующей тела при внешнем обтекании и может быть сделан по формулам (6.54) и (6.59) или (6.60). [c.172]

Распределение давления. В случае обтекания выемок сверхзвуковым потоком газа различаются два характерных режима течения [3]. Если отношение длины выемки к глубине 0 меньше определенной величины д, вся выемка занята одной отрывной зоной - это режим обтекания с "открытой" выемкой. Другой вариант течения -с "закрытой" выемкой, когда превышает это критическое значение д и вблизи задней стенки возникает вторая отрывная зона. В случае сверхзвуковых скоростей и турбулентного пограничного слоя величина, разделяющая открытые и закрытые выемки, для плоских двумерных течений соответствует д = 10-13. [c.124]

Рис. 11.5, Распределение давления при обтекании потоком с большой сверхзвуковой скоростью аффинноподобных тел

Волновой кризис характеризуется иным распределением давления, чем обтекание чисто дозвуковое (рис. 2.05). Над участком крыла, обтекаемым сверхзвуковым потоком, возникает добавочное разрежениек тому, которое было бы при дозвуковом обтекании. Добавочное разрежение получается и за скачком оно, как мы знаем, связано с потерей механической энергии в скачке. [c.45]

Наличие даже слабого скачка уплотнения приводит к резкому увеличению давления во внешнем потоке. Рост давления передается навстречу потоку по дозвуковой части пограничного слоя. Линии тока отклоняются от стенки, порождая в сверхзвуковой частя пограничного слоя семейство волн сжатия, которые распространяются во внешний поток и оказывают влияние на форму и интенсишность скачка уплотнения вблизи области взаимодействия. Продольный градиент давления в пограничном слое оказывается значительно меньше, чем во внешнем потоке. Если скачок слабый, то движение в пограничном слое происходит под воздействием небольшого положительного градиента давления и отрыв потока не происходит. С увеличением интенсивности скачка уплотнения во внешнем потоке возрастает градиент давления вблизи стенки и возникает отрыв пограничного слоя. При этом увеличивается отклонение линий тока в сверхзвуковой части течения, благодаря чему поддерживается необходимое распределение давления, соответствующее данной интенсивности скачка уплотнения. В зависимости от условий во внешнем потоке (интенсивности скачка уплотнения, местного числа М, ускоренного или замедленного характера течения) и формы обтекаемого тела возможны два случая. В первом случае поток после отрыва присоединяется снова к стенке. Сразу за скачком уплотнения возникают волны разрежения, как при обтекании внешнего тупого угла. В месте присоединения поток направлен под некоторым углом к стенке, поэтому здесь возникает новый скачок уплотнения, который может вызвать иногда новый отрыв пограничного слоя. Таким образом, могут появиться несколько 22 [c.339]

Если летательный аппарат в виде тонкой крестообразной комбинации находится в слабовозмущенном сверхзвуковом потоке под углом атаки и скольжения, то происходит взаимная интерференция несущих консолей. Наличие вертикальных консолей уменьшает воздействие поперечных потоков со скоростями V a и Уоо (см. рис. 11.20) на перераспределение давления по консолям и снижает индуцированную нормальную силу крыла. Несимметричное обтекание не изменяет распределения давления по корпусу, а координаты центров давления консолей оказываются близкими к соответствующим значениям для изолированных консолей, поэтому интерференция крыла с корпусом не оказывает заметного влияния на положение центра давления всего аппарата. [c.611]

Заостренный конус. При экспериментальном исследовании сверхзвукового обтекания круглого заостренного конуса с проницаемой поверхностью ([37], 1968, № 2) фотографировалась картина течения газа, а также определялось распределение давления по поверхности конуса. Полуугол при его вершине был 6 = 0,197 числа Маха и Рейнольдса соответственно Моо = 2,9 и R oo = l/ /uao = 2,6-10 м отношение температур торможения внешнего и вдуваемого газов TalT j— 1. Параметр вдува (р1/)вд изменялся в пределах от 0 до 0,24. [c.414]

В работе приводятся результаты исследования распределения локальных значений равновесной температуры и давления по поверхности нетеплопроводно го цилиндра при дозвуков ом и сверхзвуковом обтекании. На основании анализа опытов предлагается приближенный метод расчета температурной поправки для поперечно обтекаемых измерителей температуры при ламинарном режиме течения в пограничном слое и следе. [c.492]

Совпадение кривых, характеризующих сверхзвуковое обтекание, хорошее. Напротив, при дозвуковом режиме (М=0,722) участок кривой, отвечающий кормовой области, лежит выше кривой Стентона. Этого и следовало ожидать, так как опыты Ствнт0 н а проводились в закрытом канале. Из вестно, что в этих условиях стенки канала могут оказывать существенное влияние на распределение коэффициента давления. Сопоставляя гидродинамические картины обтекания цилиндра до- и сверхзвуковым потоком (рис. 1), легко обнаружить известные особенности сверхзвукового обтекания [Л. 2, 3]. Если выделить главные особенности, то они сводятся к следующему [c.494]

Линейная теория обтекания тел сверхзвуковым потоком оказалась эффективным средством в решении ряда важных задач, выдвигавшихся практикой, хотя и могла быть использована лишь для анализа течений около тонких тел 330 и при малых углах атаки. Эта теория, основанная на предположении малости возмущений, не позволяла исследовать такие свойства действительного ното-ка, как образование ударных волн, непостоянство скорости звука в потоке, перенос возмущений с местной скоростью звука и т. д. Чтобы учесть влияние хотя бы одного из этих факторов, необходимо пользоваться точными нелинейными уравнениями газовой динамики, а при приближенном решении таких уравнений применять высшие приближения. Некоторые нелинейные задачи сверхзвуковой аэродинамики рассмотрены Ф. И. ФранклемиР. Н. Алексеевой (1934), А. Буземаном (1935), построившим приближение второго порядка для распределения давлений по поверхности тела, К. Фрид-рихсом (1948), распространившим метод Буземана на случай сверхзвукового обтекания профиля со скачками уплотнения. [c.330]

Простая модель обтекания клина при сверхзвуковой скорости, изображенная на фиг. 26, была предложена Гэддом [26] для физического объяснения явления. На этой фигуре и Л обозначают соответственно точки отрыва и последующего присоединения. Нарастание пограничного слоя зависит от интенсивности положительного градиента давления, действующего на пограничный слой, а распределение давления определяется простой волной сжатия, обусловленной утолщением пограничного слоя. Теплопередача оказывает влияние на равновесие между этими двумя процессами. При охлаждении стенки выше области взаимодействия, несмотря- на постоянное давление, профиль скорости становится более полным, а пограничный слой более тонким, как показано на фиг. 27. [c.38]

Если взаимодействие на основной части тела не является слабым, то градиент давления, который индуцируется при обтекании внешним потоком эффективного тела, образованного толш,иной вытеснения пограничного слоя, влияет на течение в пограничном слое уже в первом приближении. Таким образом, распределение давления на внешней границе пограничного слоя нельзя считать заданным и его необходимо определять при совместном интегрировании уравнений для невязкого гиперзвукового потока и пограничного слоя. При этом математическая постановка краевой задачи на всей длине тела аналогична ее постановке в локальных областях течений со свободным взаимодействием для режима умеренных сверхзвуковых скоростей [18]. Поэтому можно было ожидать появление эффектов передачи возмуш ений вверх по потоку на всей длине тела, т. е. зависимости решения от краевых условий, заданных вниз по потоку. [c.258]

Выведенные здесь формулы для пересчета скоростей дают возможность решить практически важную задачу о том, какой по величине должна быть максимальная скорость нри обтекании профиля крыла несжимаемой жидкостью для того, чтобы в условиях потока газа с заданной скоростью на бесконечности на профиле не появились области движения газа со сверхзвуковой скоростью. Зная для каждой скорости полета величину этой максимальной скорости на профиле крыла, пли, что всё равно, величину соответствующего ей минимального давления при обтекании несжимаемой жидкостью, можно по данным продувок профилей на распределение давлений прп малых скоростях выбрать профиль, у которого в полете не будет сверхзвуковой области и, следовательно, не сможет возникнуть скачок уплотнения, сопровождаемый волновым сопротивлением. Зная минимальное давление на профиле крыла, можно решить и обратную задачу, т. е. определять максимальную допустимую для данного профиля скорость полета (допустимую в том смысле, чтобы при этом не появлялась сверхзвуковая область па профяле). [c.400]

Рассмотрим (рис. 1) обтекание потоком газа с большой сверхзвуковой скоростью плоской пластины толщиной д, с затупленной передней кромкой. В этом случае в эквивалентной задаче об одномерном неустановившемся движении с плоскими волнами нужно полагать Е О, [/ = О, т.е. рассматривать задачу о движении, возникающем в покоящемся газе при взрыве заряда, распределенного на плоскости. Параметрами, определяющими такое движение, служат начальное давление газа ро, начальная плотность ро, энергия взрыва Е, отнесенная к единице площади заряда, 7, засстояние г от плоскости взрыва и время 1. Из них можно составить лишь три независимые безразмерные комбинации 7, р г/Е, рУ 1/ рУ Е). Поэтому по основной теореме теории подобия и размерности [11] все определяемые величины после приведения их к безразмерному виду будут функциями только этих параметров. Заменив и по формулам I = ж/У, 2Е = 2Х = Сх роУ (1/2, где Сх - коэффициент сопротивления затупления, получим, что при обтекании затупленной пластины потоком с большой сверхзвуковой скоростью безразмерные определяемые величины зависят только от переменных 7, х/(схМ д), г/(схМ д). Папример, для распределения давлений по поверхности пластины, т.е. при г = О, справедлива формула [c.295]

При обтекании тел с затунленной передней частью потоком газа с большой сверхзвуковой скоростью распределение давления на поверхности приближенно описывается уточненной формулой Пьютона 6 [c.406]

Некоторые особенности распределения местных скоростей и давлений были обнаружены С. А. Христиановичем, В. Г. Гальпериным, И. П. Горским и А. П. Ковалевым (1945, 1946) при экспериментальных исследованиях закритического обтекания профилей на распределение давления. Ими был установлен приближенный закон стабилизации местных чисел М на поверхности профиля, состоящий в том, что во многих случаях, начиная с некоторой дозвуковой скорости набегающего потока и вплоть до небольших сверхзвуковых скоростей, местные числа М на профиле в сверхзвуковой зоне (перед скачком уплотнения) остаются практически постоянными, не зависящими от скорости набегающего потока. Этот диапазон чисел Моо получается наиболее широким для тех профилей, которым соответствует достаточно равномерное распределение давления при малых чис-Лс1Х М оо) без больших местных пиков разрежения. В этом случае стабилизация наступает, начиная с чисел Моо, лишь несколько превышающих Мкр- В экспериментальных исследованиях Г. П. Свищева (1948), Г. П. Свищева и В. Т. Жданова (1949) было показано, что упоминавшееся выше распределение местных чисел М остается практически неизменным не только при изменении числа М набегающего потока, но и при отклонении руля, расположенного в задней части профиля, и поэтому при закритических скоростях эффективность руля уменьшается. При этом было выяснено, что увеличение диффузорности в хвостовой части профиля при отклонении руля способствует усилению отрывов из-под скачка и снижению эффективности органов управления. [c.101]

В безотрывных течениях около тел при больших числах Рейнольдса и умеренных числах Маха вязкость и теплопроводность газа обычно играют существенную роль лишь в узких областях ударных волн и пограничного слоя, оставляя поле течения вне этих зон практически невязким и не подверженным их влиянию. Это дает возможность разделить задачу обтекания тел на две самостоятельные части определение внешнего поля течения на основе уравнений движения невязкого газа и расчет течения в пограничном слое с известным продольным градиентом давления. Однако-такая картина течения может перестать соответствовать действительности, при уменьшении числа Рейнольдса, а также при больших сверхзвуковых скоростях, когда число Маха невозмущенного потока М Э 1- Это прежде-всего связано с тем, что оба эти эффекта приводят к возрастанию толщины пограничного слоя в первом случае из-за увеличения относительной роли сил трения, во втором случае из-за интенсивного роста температур и уменьшения плотности газа в пограничном слое. В результате этого-возрастает вытесняющее воздействие пограничного слоя на внешний поток, а на поверхности тела реализуется новое распределение давления, которое в свою очередь оказывает влияние на течение внутри пограничного слоя. Описанное явление обычно называется взаимодфствием гюграничного-слоя с внешним невязким потоком. [c.530]

В 1940 г. вышло в свет исследование акад. С. А. Христиановича Обтекание тел газом при больших дозвуковых скоростях , где дается исчерпывающее решение этой проблемы. Метод С. А. Христиановича позволил решить ряд вопросов, необходимых авиационным конструкторам. На его основе были вычислены кривые распределения давления по профилям с учетом сжимаемости, определены так называемые критические числа М, при которых на крыле возникают местные сверхзвуковые зоны, и т. д. [c.22]

Происхождение волнового сопротивления, поясненное уже в гл. VI, подтверждается графиками, изображенными на рис. 143. Сравнивая распределение давления по телу вращения, обтекаемому несжимаемой жидкостью (Мсо = 0), с соответствующим распределением при M xj = 1,4, обнаруживаем появление асимметрии в распределении давлений. За счет частичной задержки восстановления давления в кормовой части тела вращения при сверхзвуковом обтекании и возникает волновое сопротивление, Отсутствие восстановления давления, наблюдаемое в случае плоского крыла, приводит к резкой разнице между волновыми сопротивлениями крыла и тела вращения, имеющего меридиональное сечение, совпадающее с профилем крыла. [c.421]

Численные расчеты были проведены на 10-градусном затупленном конусе при угле атаки 5° и различных значениях температурного фактора Г(о/Т =0,3 0,5. Рассматривался случай течения в пограничном слое полностью турбулентного течения (Reoo= =2,5-10 ). Внешнее невязкое течение задано в сверхзвуковой области обтекания (г>1). На рис. 6.14 приведено распределение давления на поверхности конуса по компонентам невязкого течения ре, сОе и Не (полная энтальпия), определялись остальные величины в расчетных точках, а также производные по продольной и поперечной координатам. Кривые 1—5 соответствуют =0,15 4 9 14 19. Начальные условия в этом случае определялись приближенно в полуавтомодельном приближении (3/(3 =0 на слое = н ( н==1). [c.347]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...