Экспериментальное исследование срывных зон на пластине в гиперзвуковом потоке газа Текст научной статьи по специальности «Физика»

_______УЧЕНЫЕ ЗАПИСКИ Ц АГ И

Том II 1971

№ 5

УДК 532.526.5.011.7

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ СРЫВНЫХ ЗОН НА ПЛАСТИНЕ В ГИПЕРЗВУКОВОМ ПОТОКЕ ГАЗА

В. С. Гориславский, 3. А. Степченкова

Рассматривается распределение давления на пластине с острой передней кромкой в гиперзвуковом потоке гелия. Сильные возмущения, создаваемые падающим скачком уплотнения от внешнего клина или отклонением щитка, вызывают отрыв пограничного слоя. Исследование проведено в гиперзвуковой гелиевой трубе при числе М = 23,3, числах Re0 = 1,9* 104; 6,85-10* и температурном факторе TW!T0=\. Показано, что при отрыве с передней кромки в поле течения возникают области с большими градиентами давления, и поэтому применение модели, основанной на приближенном интегральном методе теории пограничного слоя для описания развитых срыв-ных зон в целом, неоправданно. Подтверждается закон подобия для течений с распространением возмущений вверх по потоку на режиме сильного взаимодействия.

1. Опыты проводились в гиперзвуковой аэродинамической

трубе без подогрева газа в форкамере. Для создания потока использовалось осесимметричное коническое сопло, рабочий газ— гелий. Температура газа в форкамере Т0 = 288 293° К, давление

Ра = 80 ama. При этом число М = 23,3 на срезе конического сопла изменялось вдоль оси с градиентом 0,095 1 ¡см. Числа Re =

= pao UcoL = 19.194. б,85-104, где Роо, Ко, — ПЛОТНОСТЬ И СКОрОСТЬ Н- (■* о)

набегающего потока на срезе сопла, \>.(Т0) — коэффициент вязкости, вычисленный по температуре торможения; /. — характерный размер модели, равный расстоянию от передней кромки до точки возмущения (место падения скачка уплотнения на пограничный слой или ось поворота щитка).

2. Модель представляла собой стальную пластину с дренажными отверстиями, расположенными на оси пластины с шагом 0,5 см. Передняя кромка имела толщину 0,005 см. На расстоянии 4,2 см от передней кромки расположена ось отклоняемого щитка. Конструкция допускает отклонения щитка в диапазоне углов а = 0~35°; Модель снабжена дополнительными деталями, позво-

ляющими увеличивать ширину в 2,5 раза. При нулевом отклонении щитка над пластиной можно закрепить клин, угол наклона которого к направлению потока может изменяться в диапазоне [3=0— 20°. Клин представлял собой поворотную пластину длиной 4 см с толщиной передней кромки 0,005 см. Место закрепления клина может быть произвольным. Замеры распределения давления производились для случаев совпадения места падения скачка на пограничный слой с осью поворотного щитка. В качестве места падения скачка принималась точка пересечения скачка уплотнения и внешней границы пограничного слоя. Эта точка определялась по теплеровским снимкам с погрешностью, не превышающей 3% характерной длины. Давление измерялось датчиками индукционного типа. Точность измерения величин давления /7^150/?а, и /?~10/?оо составляла 3% и 7% соответственно. Методика измерения статического давления разработана В. Я- Безменовым и А. П. Козыревым. В конструкции модели предусмотрено закрепление удлинителя к передней части пластины, что увеличивало характерную длину возмущенной зоны до 15,2 см. На удлинителе возможно закрепление турбулизатора. Модель размещалась в рабочей части трубы так, что расстояние оси щитка до среза сопла составляло 16 см.

3. Параметры потока в трубе соответствовали режиму сильного взаимодействия [1]. Распределение давления на пластине в невозмущенном потоке определяется взаимодействием ламинарного пограничного слоя с невязким потоком и хорошо описывается автомодельным решением теории сильного взаимодействия. В работе [2] показано, что на режиме сильного взаимодействия теорию пограничного слоя можно применять для описания возмущенных и некоторых отрывных течений. Все неавтомодельные решения представляют собой однопараметрическое семейство, и поэтому возможна корреляция в координатах (£/?, х/£2), где р — безразмерное

- pVReü t

статическое давление, подсчитанное по формуле р=------------§—¡ ^ —

рос ^00

X

= ^ -- ^ | pdx'y y —отношение удельных теплоемкостей, л:—расстоя-о

ние от передней кромки, отнесенное к характерной длине. Автомодельное решение в этих координатах вырождается в точку, а все неавтомодельные решения сжатия представляются частями одной кривой выше точки автомодельного решения. Точки, соответствующие неавтомодельным решениям расширения, должны лечь на ту же кривую ниже точки автомодельного решения. Приведенное на фиг. 1 распределение давления на пластине со щитком, отклоненным на углы а ==10°, 11° 30', 13° и 20°, экспериментально подтверждает закон подобия для течений с распространением возмущений вверх по потоку на режиме сильного взаимодействия, полученный в работе [2].

Рассмотрим взаимодействие пограничного слоя с падающим скачком уплотнения. Структура такого течения описана, например, в работе [3]. Если скачок достаточно сильный, то происходит отрыв пограничного слоя. Разделяющая линия тока отходит от тела под определенным углом, ниже этой линии тока между точками отрыва и присоединения расположена область установивше-

гося циркуляционного течения. По мере утолщения пограничного слоя вниз по потоку от точки отрыва положительный градиент давления непрерывно уменьшается до тех пор, пока не достигнет плато давления непосредственно вверх по потоку от точки падения скачка уплотнения. Внезапный рост градиента давления, который несет скачок, не может продлиться в дозвуковой части пограничного слоя, поэтому падающий скачок локально отражается в виде волн разрежения, которые сразу ликвидируют внезапное увеличение давления поперек скачка уплотнения. Такие условия отражения заставляют поток на внешней границе вязкого слоя резко отклоняться в сторону поверхности пластины. В процессе присоединения вязкого слоя по мере разворота внешнего потока до направления, параллельного стенке, происходит повышение давления.

Не останавливаясь на деталях работы [3], укажем, что при описании взаимодействия скачка уплотнения с пограничным слоем предполагается справедливостьте-ории пограничного слоя для всей срывной зоны в целом. При этом не учитывается изменение энтропии внешнего потока при прохождении скачка уплотнения и считается, что параметры пограничного слоя в области локального отражения скачка уплотнения изменяются непрерывно. Другими словами, предполагается, что в точке встречи со скачком уплотнения с пограничным слоем не происходит каких-либо изменений, только внешний поток разворачивается по направлению к стенке.

Между тем в этой области имеются большие градиенты давления, и течение в окрестности точки отражения скачка будет локально невязким [4], т. е. описывается системой уравнений Эйлера. О величине градиента давления в указанной области можно судить по теплеровскому снимку на фиг. 2. Например, при угле поворота клина ¡3 = 14° 30' давление за скачком, непосредственно взаимодействующим с пограничным слоем, р ~240рт, а на пластине в этой окрестности давление не превышает 15 р&.

Если пренебречь влиянием локально невязкой области в окрестности отражения скачка уплотнения на течение в срывной зоне в целом, то можно показать, что параметры срывной зоны, полученной падением скачка уплотнения на ламинарный пограничный слой, и зоны, полученной отклонением щитка на соответствующий угол, будут одинаковыми. При этом место падения скачка должно соответствовать расположению шарнира щитка. Угол поворота щитка должен быть таким, чтобы увеличение давления в области присоединения было одинаковым в обоих случаях.

В рамках методов, использующих интегральные уравнения пограничного слоя и граничное условие взаимодействия внешнего сверхзвукового потока с пограничным слоем (обтекание внешним

□ □ и □ 1 *

£ *

Гг * * X )

* [ Л X о

• • • •

О 05 10 х ^

[ Г1 1

• ос = 0 о 10° х 11°30‘ * 13 □ 20°

8

%

1*й

'а ооо5 0,010 л

Фиг. 1

потоком эффективного тела, образованного толщиной вытеснения пограничного слоя) и не учитывающих влияния локально невязкой области течения около точек Ох и 02 (фиг. 3), течения 1 я 2 вполне

эквивалентны, если 2^ = а. Действительно, пусть у них совпадают точки отрыва Аг и Л2. Тогда до точек 04 и 02 решение описывается одинаковыми уравнениями при одинаковых краевых усло-

виях. Согласно этим методам, давление в точках 01 и 02 не меняется (в локальной окрестности возрастание энтропии не рассматривается). Тогда в пограничном слое не происходит никаких изменений, а угол наклона внешнего потока к поверхности тела изменяется на одинаковую величину, равную 2(5=а. Далее уравнения и краевые условия для этих методов опять совпадают. Таким образом, без учета локальных эффектов вблизи точек Ох и 02 в рамках теории [3] и других подобных теорий течения 1 и 2 должны быть одинаковыми, т. е. иметь одинаковые р(х), длину зон отрыва и т. п.

Конструкция модели позволяет провести сравнение срывных зон, которые получаются при взаимодействии скачка уплотнения с пограничным слоем и во внутреннем угле. Такое сравнение дает возможность определить роль локально невязкой области в окрестности встречи скачка уплотнения и пограничного слоя.

На фиг. 4 приведено распределение давления вдоль модели с отклоненным щитком на угол я = 10°, 13°, 16° 20'; 20° 30', 27°. Точка излома соответствует Ке0 = 1,9 • 10*. При углах поворота а — х = Ие(Г1/4 в поле течения не возникает больших градиентов давления [2]. С увеличением величины возмущения точка отрыва (она находится в окрестности минимума давления) движется вверх по потоку, пока не достигнет передней кромки. По измерениям |5] точка присоединения находится в окрестности максимума давления и приближается к нему с увеличением величины возмущения. Совместив условно точку присоединения с точкой максимума давления, можно сделать вывод (см. фиг. 4), что точка присоединения с увеличением угла отклонения щитка при больших градиентах давления, например а = 27°, начинает двигаться вверх по потоку. Такой же характер носит присоединение и на модели с Ке0 = 6,85-Ю4 (фиг. 5). Следует отметить, что течение в срывной зоне имеет трехмерный характер и зависит от ширины модели и длины щитка. Подробное исследование этих вопросов можно найти в работе [6]. В проведенных экспериментах при сильных возмущениях, когда отрыв начинается с передней кромки, и в области присоединения градиенты давления существенно превышают градиенты, индуцируемые пограничным слоем, распределение давления и длина срывной зоны слабо зависят от ширины модели. На фиг. 6 точками обозначено распределение давления, полученное на пластине с удлинением (отношение длины модели к ее ширине) Х=1,8, треугольниками Х = 0,77. Отрыв вызван падением скачка от клина с углом р = 11°.

Сравнение кривых распределения давления, соответствующих отрыву пограничного слоя, вызванному скачком уплотнения и отклонением щитка (см. фиг. 4 и 5), показывает, что при одинаковой величине возмущения давления срывная зона в первом случае, несмотря на разброс экспериментальных точек, несомненно короче. Это расхождение можно приписать влиянию локально невязкой области в окрестности отражения скачка уплотнения на срыв-ную зону в целом. На длине порядка толщины пограничного слоя в окрестности отражения скачка уплотнения пограничный слой претерпевает большие изменения. Струйки тока сверхзвуковой части пограничного слоя испытывают резкое сжатие в скачке уплотнения с последующим расширением до исходного давления. В процессе сжатия профиль скорости искажается, во-первых, из-за градиента скорости и, во-вторых, из-за роста энтропии, причем энтро-

пия растет тем больше, чем больше скорость, и поэтому, даже если дальше последует некое „идеальное расширение“, исходного профиля не получится. Но сам процесс расширения носит сложный характер.

Подобное течение около угловой точки рассматривалось в работе [7]. В сверхзвуковой части пограничного слоя волны Маха из-за градиента скорости имеют большую кривизну. Вдоль них возмущения давления распространяются от дозвуковой части пограничного слоя во внешний поток. При этом возмущения частично отражаются, частично проходят дальше, и интенсивность волн Маха изменяется. Поэтому при прохождении линий тока через систему волн образуется течение с сильно расходящимися линиями тока и большими поперечными градиентами давления.

В результате исчезает типичная для пограничного слоя структура с параллельными линиями тока. Отраженные волны сами отражаются

£

А.

ыа

Р_

А.

300

200

100

О

£

А.

100

Л

1

г К=27а

і 1

20°30‘

1 к

/ / і и 'і

/ г'

/ /

1 / 16°20'

**■ и‘

7

сс = /7*ч|

//Ч\| Л

13‘50іУ

х\{/] к

* **

10

гло £

р_

А

100

і і і, 1 - 1Я

Л Ч- т і — /и 1/г 0 9/1*

— _ /¥ ¿и У„о

й й я. .“Ь-

Фиг. 5

// *

Р = М°50'

/ л

1

д

Л X б°

г • ^ 1

100

р_

А

50

41 /*

д

&

£

і

X

I

Фиг. 4

Фиг. 6

от поверхности с постоянным давлением в виде волн сжатия, которые собираются в характерный висячий скачок (см. фиг. 2). Кроме того, по дозвуковой части возмущения распространяются

вверх по потоку от скачка уплотнения. Таким образом, механизм локального отражения скачка уплотнения приводит к тому, что параметры пограничного слоя претерпевают большие изменения, которые могут иметь конечным результатом укорочение срывной зоны в целом.

В работе [8] показано, что резкое изменение длины срывной зоны связано с перемещением точки перехода ламинарного пограничного слоя в турбулентный из области вниз по потоку от точки присоединения в область вверх по потоку от точки присоединения. Поэтому можно было бы попытаться объяснить изменение срывной

Фиг. 7

зоны при взаимодействии скачка уплотнения с ламинарным пограничным слоем появлением перехода выше по потоку от точки присоединения при достаточно большой интенсивности падающего скачка. При одинаковом увеличении давления в области присоединения переход появляется раньше при падении скачка уплотнения на пограничный слой, чем в течении на пластине со щитком, отклоненным на соответствующий угол.

Опыты с турбулизатором ставят под сомнение это предположение. Турбулизатор представляет собой ступеньку высотой 2 мм, установленную на расстоянии 16 мм от передней кромки. На фиг. 2 и 7 видно, что турбулизатор вносит существенные изменения в характер зоны смешения*. Область с большими градиентами

* Разумеется, опыт с турбулизатором носит предварительный характер, поскольку наличие или отсутствие перехода окончательно не установлено. Кроме того, турбулизатор вносит довольно заметные возмущения в исходный поток.

плотности становится тоньше, причем более тонкий слой смешения можно проследить вплоть до присоединения. Следовательно, при данных режимах течения возможна турбулизация пограничного слоя. Распределение давления по оси модели с турбулизатором для падающего скачка уплотнения, который создается клином, отклоняющим поток на угол р = 14е 30', приведено на фиг. 8. Там же показано распределение давления во внутреннем угле а=13°5(У с турбулизатором. И в этом случае эффекты, связанные с локально

невязкой областью в окрестности отражения скачка уплотнения, имеют решающее значение, чем и объясняется смещение максимума давления вверх по потоку.

Следует отметить, что ограниченность размеров рабочей части аэродинамической трубы не позволяет исследовать плоское течение с отрывом. В областях присоединения, например, наблюдается резкое уменьшение давления сразу за точкой максимума. На характер течения оказывает влияние близость задней и боковых кромок, кроме того, в случае падения скачка уплотнения волны разрежения, идущие от задней кромки клина, также уменьшают величину давления в области присоединения.

Авторы выражают благодарность В. Я. Нейланду за помощь в работе.

ЛИТЕРАТУРА

1. Хейз У. Д., Пробстин Р. Ф. Теория гиперзвуковых течений. М., Изд. иностр. лит., 1967.

2. Нейланд В. Я. Распространение возмущения вверх по потоку при взаимодействии гиперзвукового потока с пограничным слоем. МЖГ, 1969, № 4.

3. Lees L., Reeves В. L. Supersonic separated and re-attaching laminar flows. I General theory and application to adiabatic boundary layer-shock wave interaction. A1AA J., No 11, 1964.

4. Нейланд В. Я., Сычев В. В. Асимптотические решения уравнений Навье—Стокса в областях с большими локальными возмущениями. МЖГ, 1966, № 4.

5. Holden М. S. Leading-edge bluntness and boundary-layer disp-lacementeffects on attached separated laminar boundary layers in a compression corner. AIAA Paper, No. 68—68.

6. Harvey W. D. Experimental investigation of laminar flow separation on a flat plate induced by deflected trailing-edge flap at Mach 19. NASA, TND-4671.

7. Weis R. F., Weinbaum S. Hypersonic boundary layer separation and the base flow problem. AIAA J., v. 4, No 8, 1966.

8. Chapman D. R., Kuenh D. М., Larson H. K. Investigation and subsonic streams with emphasis on the effect of transition. NACA Rep. 1356, 1958.

I

A

\ А=ПаЗй'

К I

\ 13 “SO

X *

s (4 Y.

/ >

9-n if JS г*"* •< 'ft- ■J >0

H —L_ - 1 , j

Фиг. 8

Рукопись поступила 30jXII 1970 г.