CC BY
47
УЧЕНЫЕ ЗАПИСКИ ЦАГИ
Том XXIII 1992 № 4
УДК 533:6.071.082:532.526 533.6.071.082.5:621.375.8
ИССЛЕДОВАНИЕ С ПОМОЩЬЮ ЛДИС ПОЛЯ СКОРОСТЕЙ ПОТОКА ПРИ ДОЗВУКОВОМ ОБТЕКАНИИ МОДЕЛИ КРЫЛА МАЛОГО УДЛИНЕНИЯ
И. Ю. Бурдин, В. А. Песецкий
Приведены результаты измерений, выполненных в аэродинамической трубе малых дозвуковых скоростей с помощью ЛДИС над верхней поверхностью модели крыла, имеющей острую переднюю кромку с двумя изломами, стреловидность которой меняется от 44 до 61°. Проанализировано поле векторов скорости потока в трех сечениях, при значениях угла атаки, равных 15 и 25°, и значении скорости потока, равном 40 м/с.
Большинство исследователей, занимающихся изучением отрывно-вихревых течений (см., напр., [1 — И]), различают (как при анализе экспериментального материала, так и при математическом моделировании) два этапа в его развитии. Это, во-первых, разрушение («взрыв») ядра вихря и, во-вторых, разрушение (диссипация) собственно вихря над верхней поверхностью крыла или его модели.
В первом случае (если рассматривать только кинематику течения) ядро вихря считается разрушившимся, если резко и значительно уменьшается величина осевой компоненты Ух полного вектора скорости на оси вихря, отношение Ух/У„ здесь становится меньше единицы; градиент изменения тангенциальной компоненты уменьшается, а расстояние вдоль по радиусу от оси вихря, на котором величина Ут возрастает от нуля до максимального значения, заметно возрастает по сравнению с состоянием до «взрыва». Эту область многие исследователи (см., напр., [9, 10]) называют «субъядром».
На поверхности модели в этом случае, как правило, различаются линии тока, присоединения потока и вторичного отрыва. Рассчитанная для места разрушения ядра вихря величина параметра Воссела [5] (ап^ Уг/Ух), как правило, превышает критическое значение, равное ~ 40°.
Во втором случае распределение компонент Ух и Уг по всему сечению, ранее занятому вихрем, носит практически тот же характер, что и в потоке «на бесконечности»; значительно возрастает уровень пульсации скорости. На поверхности модели уже не удается, как правило, выделить линии присоединения или вторичного отрыва потока, а вид и положение линий тока характерны для развитого турбулентного отрыва.
В то же время недавно опубликованы результаты (см., например, [1], [11]) не вполне укладывающиеся в вышеприведенную «классическую» схему. А именно, вблизи оси отчетливо выраженного вихря с помощью ЛДИС зафиксирована величина Ух, заметно меньшая скорости потока «на бесконеч-
ности»; изменение тангенциальной составляющей скорости потока по радиусу имеет линейный характер, с четко выраженным максимумом и минимумом на границах ядра вихря. Диаметр ядра практически не меняется по сравнению со случаем, когда величина Ух на оси больше скорости «на бесконечности». Об интенсивности вихревого движения в этих исследованиях говорит достаточно большая величина параметра Воссела, равная 25 -г- 30°, меньшая, однако, критического значения.
В связи со всем изложенным целью настоящей работы было изучение с помощью ЛДИС поля потока в отрывно-вихревом течении при тех значениях угла атаки, когда оно или его ядро могли разрушиться. Схема модели крыла, обтекание которого исследовалось, приведена на рис. 1,а. где 1 — положение линии прилипании, оси вихря и линии вторичного отрыва соответственно, слева направо, при а = 15°; 2 — положение оси вихря. Величина удлинения к = 2,26, сужения т) = 16,6, относительная толщина с = 4%, величина средней аэродинамической хорды ВА = 190 мм. Модель на хвостовой державке устанавливалась в открытой рабочей части дозвуковой аэродинамической трубы. Измерения трех ортогональных компонент Ух, Уу и Уг полного вектора скорости V выполнялись в трех сечениях, показанных на рис. 1, а. Кроме того, в цилиндрической системе координат, связанной с центром вихря, определялись величины осевой Ух и тангенциальной У} компонент полной скорости потока. На всех графиках в данной работе величины компонент полного вектора скорости даны в безразмерном виде, в отнощении к скорости потока «на бесконечности».
Для сокращения времени измерения применялось искусственное запылё-ние потока твердым аэрозолем на основе талька. Предварительно, для выбора оптимального шага измерительных точек в каждом сечении, была визуализирована картина течения на поверхности модели по методу масляной пленки и по ней для каждого угла атаки определено примерное положение оси вихря, линий прилипания и вторичного отрыва (см. рис. 1,6).
=0,22
У 100
50
УУ 0,200
И
о 0,200 VI
\ \\ \ \\\\ \ \ \w\nW \
а)
у 100
50
Х'1,04-
. * _ ♦
» ч
Т 77
• ' 1 * м \ Ч\\^
" V-*! * * * ч
• У=0,Ч0 х О,ВО ° 0,800 а 1,00 о 1,10
Г)
Рис. 2 Угол атаки а = 15°, угол скольжения 0 = О
Положение оси вихря в каждом сечении определялось по векторным диаграммам на основании того, что распределение осевой компоненты Vx полного вектора скорости V имеет на оси экстремум, а величина тангенциальной компоненты Vv проходит через нулевое значение. Диаметр ядра вихря определялся как расстояние между точками, в которых величина Vx достигает экстремальных значений. Положение линий прилипания и вторичного отрыва определялось путем сопоставления картин течения на поверхности и распределения полного вектора скорости в данном сечении.
Полученные результаты показали следующее.
По векторным диаграммам, построенным для а= 15° (см. рис. 2, а), хорошо видно, что оторвавшийся на передней кромке поток присоединяется к верхней поверхности модели под вихрем во всех трех сечениях. Величина диаметра ядра вихря составляет ~ 20 мм в сечении / и ~ 50 мм в сечении II (см. рис. 3, о). В сечениях I н II профиль осевой составляющей скорости, характерный для ярко выраженного вихря, напоминает профиль скорости в струе; максимальное значение Vx = 1,65 в сечении / и Vx = 1,4 V» в сечении II; максимальные значения тангенциальной составляющей скорости равны ~ 0,54 V„ в обоих сечениях. Вниз по потоку максимальное значение осевой составляющей скорости уменьшается, и в сечении III оно составляет уже величину Vx = 0,3 V». Профиль осевой составляющей скорости напоминает здесь профиль скорости в следе за телом. В части следа за данной моделью, расположенного между осью симметрии и линией прилипания, поток тормозится до скорости Vx = 0,5 толщина следа составляет здесь величину порядка ~30 мм (см. рис. 2 и 3, а). Поскольку картина течения на поверхности модели не показывает наличия аномалий при этом значении угла атаки, в том числе и отрыва на задней кромке, то можно полагать, что зафиксированное уменьшение величины Vx вдоль оси вихря произошло постепенно, без разрушения («взрыва») ядра. В пользу этого предположения говорит и то, что параметр Воссела во всех трех сечениях не превышает ~ 35°, т. е. меньше критического значения; следовательно, «взрыв» не должен иметь места. Ранее аналогичный результат был получен в работе [1]. Здесь необходимо сказать, что авторы учитывают некоторую некорректность определения параметра Воссела для сечения /// в данном случае.
0
0
Рис. 3
S1
сл
N3
х ш0,Ч
о 0,200 у.г
у 100
\
♦ ♦ ♦
> А \ 1М
< > /и I,; 5; м м ♦ ь\
V ~. * и ми\\
у / У / / АЛ
Рис. 4 Угол атаки а= 25°, угол скольжения р = О
• 4=0,200 0,300 0,500 0,700 0,900 1,00 1,20 1,30
• У=0,300
* О/МО ■ ОЩ
0,800
Что касается обтекания центральной части модели крыла, ограниченной слева и справа линиями прилипания потока, то, как видно (см. рис. 1,6), она обтекается безотрывно — частички масла прочерчивают линии, совпадающие с направлением набегающего потока. Из векторных диаграмм на рис. 2 видно, что во II и III сечениях поток непосредственно под ядром вихря движется параллельно поверхности.
На рис. 2, 6 приведены линии равных безразмерных полных скоростей потока V = V/V„, хорошо очерчивающих контуры вихревого течения в каждом сечении.
Судя по векторным диаграммам (рис. 4), общий вихревой характер течения сохраняется и при а =25°, что подтверждается картиной течения на поверхности модели (см. фото на рис. 1,6). Поток, оторвавшийся на передней кромке, присоединяется к верхней поверхности вблизи оси симметрии (см. рис. 4, а) , слева и справа от которой образуются две замкнутые вихревые зоны, в которых сохраняется вихревое движение сравнительно малой интенсивности. Графики для сечения / на рис. 4 не приведены в связи с тем, что картина распределения векторов здесь мало меняется по сравнению с распределением векторов при а — 15°.
Верхняя граница отрывной зоны в сечении II (см. рис. 4, 6) располагается на высоте ~ 45 мм над плоскостью хорд в области 52 — 60% местного полуразмаха; в сечении III она располагается на высоте ~ 100 мм в области 27 — 34% местного полуразмаха. Над отрывной зоной поток разогнан до V = 1,2 -г- 1,3.
В отрывной зоне поток заметно заторможен; вблизи оси вихря в сечении I я II максимальная величина осевой компоненты скорости Vx составляет
~ 0,5-^0,58 (см. рис. 3,6), а ее распределение здесь имеет хорошо выраженный экстремум; вблизи поверхности модели поток движется по направлению к кромкам со скоростью V « 0,1 К,,, (см. рис. 4). За задней кромкой, в сечении III, распределение компоненты скорости Vx уже не имеет выраженного экстремума, а носит «полкообразный характер».
Что касается скопления капелек масла вдоль дугообразной линии (показана стрелкой на рис. 1,6), пересекающей ось модели в точке с координатой х = 0,55 -г- 0,58 ßK, то ее возникновение связано, возможно, с расширением ядра вихря в этом месте.
Полученные результаты позволяют заключить, что имеют место значительные изменения в характере распределения скорости потока над данной моделью по сравнению с «классической» схемой. При а — 15" профиль скорости в неразрушившемся ядре вихря меняется по его длине от характерного для течения в струе к профилю, характерному для следа за телом. Йеличина осевой компоненты Vx полной скорости потока меняется от значения К* «1,65 Vx в сечении / (см. рис. 3, а) до Vx « 0,3 Vнепосредственно за задней кромкой. Ядро вихря и вихрь в целом не разрушается над моделью крыла, что подтверждается как критической величиной угла закрутки потока в вихре (arc tg V,/^ < 35°) и низким (~20%) уровнем пульсаций скорости потока, так и картиной течения на поверхности, полученной по методу масляной пленки.
При а = 25° интенсивность вихревого течения, видимо, уменьшается по сравнению с тем, что имело место при а= 15°. Величина осевой компоненты полного вектора скорости во всех трех сечениях становится меньше единицы и составляет Vx = 0,5 -г- 0,58 К,,,. Можно отметить также, что измеренные величины пульсаций полной скорости потока (графики не приведены) мало меняются при переходе от а= 15° к а =25° и составляют в области ядря вихря 15 — 25% и 40 — 55% на его границе. Характерные величины пульсаций для свободного потока составляют 2 — 3%.
Учитывая эти три факта и то, что на картине течения на поверхности при а =25° видны вихревые линии тока вплоть до задней кромки, можно предположить, что в данном случае ядро вихря диссипировало без «взрыва» практически вдоль всей оси, а вихревое движение в отрывной зоне сохранилось.
При этом распределение скорости в отрывной зоне носит характер «следа за телом», как и в сечении III при а = 15°.
В заключение авторы благодарят Н. П. Ильюшенко, В. П. Кулеша, Е. К- Чумаченко и С. Д. Фонова за помощь в* работе.
ЛИТЕРАТУРА
1. Песецкий В. А. Экспериментальное исследование вихрей, сходящих с наплыва крыла. — Ученые записки ЦАГИ, 1987, т. 18, № 3.
2. В и з е л ь Е. П., Г у б ч и к Н. А., К а с с и н М. В., Жуков Вл. Д., Жуков В. Д., X р е к и н М. И. Экспериментальное исследование отрывных течений и нелинейных характеристик тонких крыльев. — В сб. «Отрывное обтекание тонких крыльев несжимаемой жидкостью». — Труды ЦАГИ, 1978, вып. 1915.
3. Сфорца П. М., Стаей В., Пациенциа Дж., Сморто М. Измерение параметров течения в вихрях за передней кромкой крыла. — РТК, 1978, т. 16, № 3.
4. Бурыгин О. А., Визель Е. П., Гончар А. Е., Матросов А. Н. Исследование особенностей отрывного обтекания крыльев и несущих систем. — Ученые записки ЦАГИ; 1985, т. 16, № 6.
5. Воссел X. Критерий торможения в вихревых потоках. — РТК, 1968, т. 6, № 6.
6. Бурдин И. Ю., Жир нов А. В., Кулеш'В. П., Орлов А. А., Песецкий-В. А., Фонов С. Д. Использование лазерных методов для исследования отрывных течений в аэродинамической трубе и в полете. — Ученые записки ЦАГИ, 1981, т. 12, № 4.
7. V a d у a k J., S h u s t е г D. М. Navier — Stokes simulation of burst vortox flow-filds for fighter aircraft at high incidence. A1AA 7th Appl. Aerodin. Conf., Seattles, Wash., July 31*—Aug. 2, 1989. Collect. Techn. Pap., Washington (D.C.), 1989.
8. Garner H. C., Lehrian D. E. Non-linear theory of steady forces on winss with leading-edge flow separation. — ARC R&M N 3375, London, 1963.
9. Smith J. H. B. Theoretical work on the formation of vortex sheets. — Progress in aeronautical sciences, vol. 7, Pergamon Press, 1966.
10. H a 11 M. G. The structure of concentrated vortex cores. — Progress in aeronautical sciences, vol. 7, Pergamon Press, 1966.
11. Kegelman J., Ross F. Effects of leading-edge shape and vortex burst on the flowfild of 70-degree sweept delta-wing. — 27th Aerospace sciences Meeting, January 9 -f- 12, 1989, Reno, Nevada. — AIAA 89-0086, N 18, 30 April, 1990.
Рукопись поступила 6/II 1991 г.
