CC BY
43
УЧЕНЫЕ ЗАПИСКИ Ц АГИ Том XXI 1990
№ 6
УДК 629.735.33.015.3.025.73 : 532.526 533.6.071.082 : 532.526
ИССЛЕДОВАНИЕ ВЛИЯНИЯ УЛЬТРАЗВУКОВОГО АКУСТИЧЕСКОГО ПОЛЯ НА ОТРЫВ ПОГРАНИЧНОГО СЛОЯ НА ПРОФИЛЕ
1 С. В. Жигулев, А. В. Федоров
Приводятся результаты теоретического и экспериментального исследования влияния ультразвукового акустического поля в диапазоне частот 40—70 кГц на ламинарный отрыв в окрестности передней кромки сверхкритического крылового профиля при значениях угла атаки 7,3—7,7°. Эксперимент проведен в дозвуковой малошумной трубе при скоростях набегающего потока 33—71 м/с, что соответствует диапазону чисел Рейнольдса 0,9-10е—1,9-10е. Основные измерения выполнены посредством локального бесконтактного однопучкового анемометра, регистрирующего одну компоненту скорости со знаком.
В отсутствие акустического поля в этих условиях реализуется глобальный отрыв, занимающий 20% хорды профиля, а толщина сдвигового слоя сравнима с толщиной самого профиля. При наложении акустического поля размеры отрывной зоны существенно меняются, а при превышении интенсивностью ультразвукового поля порогового значения глобальный отрыв ликвидируется вовсе, так что толщина сдвигового слоя изменяется на порядок величины. Показано, что эффект носит явно выраженные гистерезисный и резонансный характеры.
Приводятся результаты оценочного расчета эффективных частот воздействия, выполненного на основе линейной теории устойчивости пограничного слоя, и дается сравнение с экспериментом.
Ламинарно-турбулентный переход в сдвиговом слое вблизи передней кромки крылового профиля, установленного под умеренным углом атаки а~5—10°, при значениях числа Рейнольдса, рассчитанного по хорде, Ие—Ю5—10е, часто происходит в «локальном отрывном пузыре». Локальным отрывным пузырем будем называть отрыв пограничного слоя с обратным присоединением к поверхности, занимающий —1% хорды профиля и не приводящий к значительному увеличению толщины сдвигового слоя на остальной части профиля. Течение в таком образовании можно представить схемой, изображенной на рис. 1 [1]. Вслед* ствие наличия неблагоприятного градиента давления в некотором сечении ха происходит отрыв ламинарного пограничного слоя. Внешние
возмущения, всегда присутствующие в набегающем потоке, возбуждают в пристенном течении волны неустойчивости [2]. Наиболее эффективное возбуждение происходит там, где пространственная неоднородность среднего течения наибольшая. Такой зоной повышенной восприимчивости является окрестность точки отрыва. Экспе- *г Хт Хя X
риментально это было показано в работе [3]. Поскольку профиль средней скорости с точкой перегиба неустойчив относительно малых возмущений даже в невязком приближении [41 вниз по потоку от точки отрыва волны неустойчивости быстро усиливаются и достигают пороговых амплитуд, начиная с которых процессе становится нелинейным. Чуть ниже по течению происходит ламинарно-турбулентный переход— точка х-г на рис. 1. Турбулент- Рис. 1
ный слой быстро присоединяется к
поверхности в точке хя, замыкая локальный отрывной пузырь и оставаясь, как правило, турбулентным вплоть до задней кромки профиля.
Размеры локального пузыря существенно зависят от местоположения в нем ламинарно-турбулентного перехода. Смещение перехода вверх против потока приводит к более раннему присоединению, т. е. к уменьшению размера пузыря. Наиболее сильно этот эффект проявляется в области критических углов атаки, когда из-за невозможности ближнего присоединения локальный пузырь разрушается, и образуется либо глобальный отрывной пузырь, ¡либо срыв без присоединения. В обоих случаях толщина сдвигового слоя на большей части верхней поверхности профиля становится сравнимой с толщиной самого профиля. Небольшое смещение перехода вверх против потока здесь может вновь привести к ближнему присоединению и ликвидации глобального отрыва, т. е. качественно изменить характер течения. Такое смещение перехода можно осуществить возбуждением в неоднородном ламинарном пограничном слое волны Толлмина — Шлихтинга, имеющей наибольший инкремент нарастания (наиболее опасная частота), например,, воздействием звукового поля. Действительно, в ряде работ показано,, что при относительно низких значениях числа Рейнольдса имеет место эффективное воздействие низкочастотных акустических колебаний на глобальный отрыв. Так в работе [3] срыв, возникающий с передней кромки профиля Жуковского при а= 11° и Ие= 105, ликвидируемся акустическим полем с частотой / = 242 Гц и интенсивностью Р = 90 дБ.
Ранее в работе [5] исследовался процесс развития отрыва на сверхкритическом профиле с увеличением угла атаки при Ие = = 1,5- 10е и значении скорости невозмущенного течения и^—67 м/с. Было установлено, что при «кр = 7,3° скачкообразно возникает глобальный отрувной пузырь (рис. 2). Пограничный слой в точке отрыва, располагающейся вблизи передней кромки, ламинарный. За точкой отрыва происходит сильная турбулизация течения, так что уровень пульсаций скорости достигает величины г/иао=0,75. Присоединение происходит при х/Ь=—0,8, где координата х отсчитывается от задней кромки, а
Jf* = 0,9 0,7 0,5 0,3 0,1
-1,0
-1.0
S)
-0.8
-0,6
-Of 7 jo ~~0 x/t
Рис. 2
хорда 6 = 400 мм. Толщина сдвигового слоя (линия 1 на рис. 2,6) сравнима с толщиной профиля на всей верхней поверхности. Эта величина в средней части профиля скачкообразно увеличивается с возникновением глобального пузыря примерно в шесть раз. На рис. 2 показаны также граница отрыва (линии 2), рассчитанная по измеренным профилям средней скорости из условия нулевого суммарного расхода, и структура отрывной зоны в виде линий равных величин коэффициента перемежаемости скорости по знаку Л^* = const. По всей видимости при а<акр в данном случае имеется локальный отравной пузырь, разрушающийся при а = аКр вследствие смещения перехода вниз по потоку с ростом а. Это приводит к образованию глобального отрывного пузыря, занимающего 20% хорды. Если теперь сдвинуть переход достаточно сильно против потока, то ц при а^акр глобальный отрыв должен ликвидироваться.
В процессе проведения работы были выполнены оценочные расчеты наиболее эффективных частот по следующей схеме. Для заданной геометрии профиля рассчитано невязкое обтекание при скорости набегающего потока и0<>=54 м/с и значении а = 7,7°. Затем интегральным методом вычислялись характеристики пограничного слоя вплоть до точки отрыва, определяемой из условия б*/б** = 2,8. Здесь и далее б* — толщина вытеснения, б** — толщина потери импульса. Данные расчеты выполнены с помощью пакета вычислительных программ [6]. В результате получено, что ламинарный отрыв должен происходить при */¿> = 0,0027— 1, т. е. на расстоянии 1,1 мм от передней кромки, скорость на внешней границе пограничного слоя в точке отрыва ие = = 150,5 м/с, число Рейнольдса Res* — 8* ue/ve = 790, толщина вытеснения 6* = 7,8-10~5 м, v — коэффициент кинематической вязкости. Профиль скорости среднего течения в сечении xs моделировался профилем из семейства Фолкнера — Скэн [4], соответствующим параметру градиента давления p = 2m/(m+l)=—0,198, при котором трение на стенке равно нулю. Для данного профиля скорости рассчитаны характеристики волн Толлмина — Шлихтинга при различных значениях числа Рейнольдса и частотного параметра F = 2т: f^JUe (f — размерная частота) в рамках теории устойчивости плоскопараллельных течений.
Предполагалось сохранение подобия внешнего обтекания при изменении скорости набегающего потока их. Тогда Ree, = Re?» У м<х>/«£>> F = F0 (Мж/Моо)2, где верхний индекс «О» отмечает параметры, соответствующие реперному значению скорости Иоо=54 м/с. Оказалось, что возмущения развиваются на участке длиной »3 мм, а диапазон частот наиболее растущих мод волны Толлмина — Шлихтинга для точки отрыва при 1100=67 м/с составляет 65—76 кГц. Таким образом, в данном случае воздействие на отрыв должно оказывать ультразвуковое акустическое поле с частотой »70 кГц.
Возбуждение ультразвукового поля — более сложная задача, чем акустического поля слышимых частот. Простого по конструкции, эффективного и одновременно перестраиваемого по частоте источника ультразвука на частоты >30 кГц не существует [7]. Наиболее подходящими здесь являются пьезокерамцческие и магнитострикционные излучатели. В данной работе использовались два пьезокерамических излучателя и один магнитострикционный из ферритового стержня диаметром 8 мм и длиной 41 мм с резонансными частотами /i == 43,3 кГц, /2=60,3 кГц и /3=67,7 кГц соответственно, объединенные в единый блок. Для этих излучателей измерены амплитудно-частотные характеристики и диаграммы направленности. В процессе проведения эксперимента обеспечивалось эффективное облучение передней кромки профиля на участке длиной 150 мм при частотах f± и fz с неравномерностью интенсивности акустического поля 10 дб и на участке более 240 мм при частоте /3 с неравномерностью 4 дБ.
Эксперимент проводился в малошумной аэродинамической трубе с размерами рабочей части 1 мХ1 мХ4 м в диапазоне скоростей набегающего потока «00 = 33 — 71 м/с (Re = 0,9-106—1,9-Ю6) на сверхкри-тическом профиле в диапазоне углов атаки а = 7,2° — 7,7°. Модель располагалась посередине рабочей части, блок ультразвуковых излучателей закреплялся на потолке рабочей части над передней кромкой профиля. Уровень акустических пульсаций в рабочей части измерялся микрофоном, чувствительным в диапазоне частот 1 Гц— 150 кГц, установленным в контрольной точке на стенке рабочей части на расстоянии 0,8 м вверх против потока от передней кромки модели. Разность интенсивностей ультразвука около передней кромки под излучателями и в контрольной точке, используемая впоследствии в качестве поправки, была измерена в отсутствие потока. Спектры естественного акустиче-кого шума, измеренные в контрольной точке в присутствии модели на разных скоростях, практически не отличаются для случаев наличия и отсутствия глобального отрыва на профиле. Интегральный уровень естественного шума сопоставим с уровнем искусственно вводимых акустических возмущений, однако на частотах выше 30 кГц уровень естественного шума не превышает 85 дБ при максимальной скорости их, та^ что интенсивность искусственного ультразвука превышает естественный фон более чем в 10 раз.
Основным диагностическим средством в описываемом эксперименте и применявшимся также при получении данных, представленных на рис. 2, являлся локальный бесконтактный лазерный однопучковый вре-мяпролетный измеритель скорости потока со знаком [8]. Диапазон измеряемых скоростей от —150 м/с до +150 м/с, размеры измерительного объема составляют 0 0,1 мм X0,5 мм.
В первую очередь изучалось качественное влияние искусственно налагаемого ультразвукового поля на глобальный отрыв. При этом наличие или отсутствие такого отрыва определялось по состоянию те-
чения в тестовой точке при х/Ь — —0,9, у/в=0,01, где у — расстояние от поверхности профиля, контролируемому лазерным анемометром. С увеличением значения угла атаки глобальный отрыв появился при аКр= = 7,4°, причем при увеличении скорости потока их от 0 до установившегося значения 67 м/с в отсутствии ультразвукового поля он образуется всегда. Для «со = 67 м/с излучатель с частотой /3 подавляет этот отрыв при интенсивности акустического поля Р = 106 дБ. Остальные излучатели на этой скорости на отрыв не влияют. Однако если изменить скорость и«, от 0 до 67 м/с в присутствии ультразвука с частотами /ч или ¡2, глобальный отрыв ликвидируется при скорости, меньшей 67 м/с, в процессе ее изменения. Уже отсюда виден резонансный характер влияния на отрыв — для каждой скорости и^ существует определенное значение частоты, при котором эффект максимален.
Как уже сказано, облучение передней кромки ультразвуком с частотой /3 при а=7,4° и Иоо=67 м/с глобальный отрыв ликвидирует. Однако этот отрыв не восстанавливается и при снятии акустического поля. Сделать это можно лишь уменьшением ««, до величины менее 30 м/с с последующим увеличением до прежнего значения. Это явление воспроизведено многократно. Причем оба режима и безотрывный и отрывной, при неизменных внешних условиях и отсутствии ультразвука, весьма устойчивы — их удавалось поддерживать часами, измеряя при этом отрывной или несколько безотрывных профилей средней скорости, показанных на рис. 3. В этом ярко проявляется гистерезисный характер данного явления.
Для а=7,55°, «<»=67 м/с и /=/3 глобальный отрыв ликвидируется при Р= 108,0 дБ, но восстанавливается при ослаблении акустического воздействия до Р= 104,3 дБ. Это осредненные величины для восьми испытаний. Здесь гистерезисный характер отрыва проявляется в том, что для его подавления требуется интенсивность ультразвукового поля в полтора раза большая, чем та, при значении которой он восстанавливается.
Описываемые далее результаты получены при а = 7,7°.
Поскольку применяемые излучатели эффективно функционируют только на дискретных частотах, исследовать степень воздействия акус-
а)
+ х= -ЛОмм; х/Ь=-0,95 ■360 , -09
*
О
-зчо
-320
-085
1)8
,1 ...а-г?
&ІІЇ
/
0.5 1,0 1,5 и/и о* 2,0
а—до воздействия ультразвукового поля; б — после воздействия ультразвукового поля
Рис. 3
тического поля на глобальный отрыв при плавном изменении частотного параметра Р можно лишь вариацией скорости их. Такой эксперимент проведен в диапазоне скоростей набегающего потока от 33 м/с до 70 м/с, как в отсутствие акустического поля, так и при его умеренной интенсивности на всех трех частотах. Степень влияния ультразвука на отрыв определялась по изменению значения средней скорости ит в тестовой точке, той же, что и раньше. Наличие такого влияния, даже слабого, приводит к изменению средних размеров отрывной зоны, что сказывается на величине средней скорости в тестовой точке. При уменьшении размеров отрывной зоны сдвиговый слой становится тоньше, и эта скорость увеличивается. Если глобальный отрыв ликвидируется, тестовая точка, как следует из рис. 3, оказывается вне сдвигового слоя, и значение скорости в ней вырастает до большой положительной величины порядка 100 м/с. Результаты приведены на графиках рис. 4, а в виде зависимостей средней скорости в тестовой точке от и«,. Из рисунка видно, что влияние весьма селективно по скорости и для частот /¡, /г и /з максимально на скоростях иао = 44, 53 и 57 м/с соответственно. При отходе на ±5 м/с от указанных значений скорости влияние становится малоощутимым. На рис. 4, а наиболее сильный эффект наблюдается для частоты /г- Это вовсе не означает, что остальные частоты в своем диапазоне значений их влияют слабее. Просто для более детального выявления особенностей изучаемой структуры интенсивность ультразвука выбиралась умеренной и недостаточной для полного подавления отрыва. Так для частоты /4 в диапазоне скоростей от 56 до 62 м/с заметно обратное влияние ультразвука на •отрыв. Для сопоставления под обсуждаемыми графиками на рис. 4, б
—*—без ультра зЬдкоИощ паля -О- f = 43.0 кГц, £=107,5дБ —о — ^=60,7 кГц,
Р =103.0д 5 -о- /=67,7кГц, р*т,одб
ЧЗ.ОШСи^ -■£>- и/
-°- 671 ,
-ч2//*1/ыРтах=
520 ;
671 ,
112,5д6
102,0
та
-20
В)
а — воздействие ультразвукового поля на отрыв в зависимости от скорости потока и^ в точке х!Ь=— 0,9, ^/¿»—0,01; б — коэффициент усиления волны Толлмина—-Шлихтинга в точке отрыва (расчет); в — влияние интенсивности ультразвукового поля на отрыв в точке х[Ь= —0,9, УІЬ=0,01
Рис. 4
приведены расчетные зависимости коэффициента усиления ¡3 волны Толлмина—Шлихтинга с двумя частотами fi и /2.
На рис. 5 приведена расчетная зависимость наиболее эффективной частоты /эфф от скорости набегающего потока и» (сплошная линия). Там же указаны три соответствующие экспериментальные точки, отвечающие указанным выше значениям и«» при которых наблюдается наиболее сильное влияние акустического поля на среднее течение в j отрыве. Несмотря на ряд грубых до-
20 40 50 S0 и^.м/е пущений, результат расчета удов-
Сравнение расчета с экспериментом летворительно согласуется С экспе-Рис. 5 риментом. Экспериментальные зна-
чения эффективных частот оказались ниже теоретических. Это может быть обусловлено следующими причинами. Расчеты инкрементов роста волн Толлмина — Шлихтинга выполнены только в окрестности точки отрыва. В реальном течении волны неустойчивости развиваются вниз по потоку от точки отрыва — там, где происходит быстрое увеличение числа Рейнольса Res* из-за резкого возрастания б*. Согласно расчетам [9] большим Res» соответствуют меньшие частотные параметры F, отвечающие максимальным инкрементам усиления. Следовательно, реальные значения эффективной частоты должны быть ниже расчетных. Следует заметить, что данные рис. 5 косвенно подтверждают предположение о том, что процесс турбулизации течения в отрывном пузыре обусловлен развитием волн Толлмина — Шлихтинга.
Аналогичным образом по измерению скорости в тестовой точке была исследована степень влияния интенсивности акустического поля на глобальный отрыв. Результаты приведены на графиках рис. 4, в в виде зависимостей измеренной величины скорости от значения электрического напряжения U, подаваемого на соответствующий ультразвуковой источник. Интенсивность ультразвука линейно зависит от величины U. Для крайних точек кривых, отвечающих частотам воздействия h, /2 и /3, значения интенсивности составляли Ртах= 112,5, 102 и 103 дБ. Из графиков видно, что влияние сильно нелинейное: до некоторого значения U его практически нет, а затем наблюдается быстрое изменение скорости от минимального до максимального значения. Происходит это при изменении интенсивности акустического поля всего на 10—25%.
В заключение были подробно измерены поля средней скорости и и величины ее пульсации е для а = 7,7° в отсутствие ультразвука, умеренной его интенсивности (Р= 102 дБ) и при достаточно большой его интенсивности, когда глобальный отрыв подавляется полностью (Р=108 дБ). Эти измерения выполнены для одной частоты /3 при Значении скорости набегающего потока иж = = 56,6 м/с. Результаты приводятся для двух крайних случаев на рис. 6. Графики построены следующим образом. По горизонтальной оси откладывается расстояние от задней кромки в долях хорды модели. Вертикальная ось для каждого профиля одной из величин и/и<*, или е/«оо построена в сечении измерения, а сама величина отсчитывается от
j Эфф- Н'Ц
тг
20 -
о 0,5 1.0 г ¡Па
Н--в отсутствие ултразвукового поля; —с наложенным ультразвуковым полем
Рис. 6. Поля средней скорости и величины пульсаций скорости
соответствующей вертикальной оси в данных там же масштабах. На' рис. 6,а представлены профили средней скорости и/и«, в отсутствие-ультразвука и при максимальной его интенсивности, а на рис. 6, б соответствующие профили величины пульсаций скорости е/м«,. Из рисунка видно, что влияние ультразвука на интегральные характеристики сдвигового слоя при подавлении глобального отрыва весьма сильное — толщина сдвигового слоя уменьшается в пять-шесть раз, что соответствующим образом сказывается на профильных характеристиках. Амплитуда ультразвуковых колебаний при этом составляет всего 0,02 мкм. Как следует из рис. 6, б, величина пульсаций скорости у стенки в отсутствие глобального отрыва увеличивается по мере приближения к передней кромке профиля, что указывает на наличие локального отрывного, пузыря в ее окрестности в этом случае.
5—«Ученые записки» № 6
65»
Таким образом, управление отрывом ламинарного пограничного слоя воздействия акустического поля возможно вплоть до Re—106. При этом излучатели можно вмонтировать прямо под обтекаемую поверхность крыла. С теоретической точки зрения нет ограничений на применимость данного способа при больших числах Re. Поскольку при этом толщина вытеснения б* уменьшается, потребуются более высокие частоты акустического поля. С точки зрения эксперимента увеличение числа Re по сравнению с работой [3] на порядок величины не вызвало принципиальных сложностей. По-видимому, данный способ управления отрывом ламинарного пограничного слоя осуществим при еще больших числах Re.
ЛИТЕРАТУРА
1. Horton Н. P. A semi-empirical theory for the growth and bursting of laminar separation bubbles.—ARC CP. N 1073, 1969.
2. Жигулев В. H., T ум и н А. М. Возникновение турбулентности. Динамическая теория возбуждения и развития неустойчивостей в пограничных слоях.—-Новосибирск: Наука, 1987.
3. Довгаль А. В., Козлов В. В. Управление отрывными течениями.— Моделирование в механике. T. I (18), № 2, 1987.
4. Шлихтинг Г. Теория пограничного слоя. — М.: Наука, 1969.
5. Жигулев С. В., Михайлов Ю. С. Линейная зона лами-янарно-турбулентного перехода с повышенным уровнем возмущений на ■профиле. — В кн.: Исследование некоторых задач нестационарной аэрогидродинамики.— М.: Изд. МФТИ, 1988.
6. Пономарев В. И., Глущенко Г. Н. Интегральный метод •расчета плоского и осесимметричного сжимаемого пограничного слоя, основанный на комбинированном законе сопротивления трения и расчете эквивалентной пластины. — Труды ЦАГИ, 1985, вып. 2265.
7. Ультразвук. Маленькая энциклопедия. Под ред. И. П. Голями-,на. — М.: Советская энциклопедия, 1979.
8. Жигулев С. В. Локальное бесконтактное измерение скорости воздушного потока лазерным однолучевым времяпролетным методом. •—
В кн.: Теоретическое и экспериментальное исследование возмущений потоков жидкости и газа.—М.: Изд. МФТИ, 1984.
9. Та g h a vi H., Wazzan A. R. Spatial stability of some Falkner—Skan profiles with reversed flow. — Physics of Fluids. — vol. 17,
N 12, 1974.
Рукопись поступила 3/XI 1989 г.
