Об одном виде отрывного течения на прямоугольном крыле малого удлинения Текст научной статьи по специальности «Механика и машиностроение»

УЧЕНЫЕ ЗАПИСКИ Ц А Г И

Том XIII 1982 ' Ml

1

УДК 629.735.33.015.3.025.1

ОБ ОДНОМ ВИДЕ ОТРЫВНОГО ТЕЧЕНИЯ НА ПРЯМОУГОЛЬНОМ КРЫЛЕ МАЛОГО УДЛИНЕНИЯ

В. Я. Нейланд, Г, И. Столяров

Приведены результаты систематических исследований стационарных и нестационарных аэродинамических характеристик сп, тг,

тгг+ т1 от Угла атаки а, а также результаты исследований структуры потока, полученные с помощью визуализации течения около прямоугольного крыла малого удлинения X -— 1,0 в широком диапазоне изменения угла атаки при дозвуковых скоростях и числе Re = 106.

Показано, что на прямоугольном крыле малого удлинения при умеренном значении угла атаки а*, существенно меньшем критического угла акр, соответствующего режиму полного отрыва, возникает отрыв потока в носовой части крыла, который при наличии сильного взаимодействия концевых вихревых жгутов с пограничным слоем приводит к скачкообразному развитию сложного отрывного вихревого течения с обширной циркуляционной зоной в середине крыла. При этом изменение угла атаки в диапазоне <**<Са<Сакр практически не сказывается на положении и размерах циркуляционной зоны.

Переход от безотрывного обтекания крыла к глубокому или полному отрыву сопровождается, как известно, возникновением на крыле отрывного течения, вид которого определяется (при фиксированном значении числа Рейнольдса Ие и степени шероховатости поверхности), в основном, формой крыла в плане и его профилировкой (форма профиля, относительная толщина, крутка и т. д.). Под полным отрывом здесь понимается отрыв потока вдоль передней кромки крыла с образованием так называемой «застойной" зоны —области очень медленных возвратных течений в носовой части и возвратного течения на остальной части крыла (рис. 1).

Так, например, на крыле большого удлинения и умеренной стреловидности отрыв возникает вблизи задней кромки и с увеличением угла атаки точка отрыва смещается вперед по потоку. Это обусловлено тем, что такие крылья комнону-

_ с

ются'из профилей с большой относительной толщиной С = “ = 11 -+- 15% (где

о

с—толщина, Ь—хорда профиля), которые характеризуются на довольно большой части хорды практически постоянным разрежением и лишь в кормовой части крыла имеют умеренный положительный граднент давления. Однако при относительно малых числах Ие вместо срыва потока в окрестности задней кромки на таком крыле возможно возникновение короткой или длинной области отрывного течения в носовой части профиля [1].

На тонком треугольном крыле и крыле с наплывом отрыв основного потока происходит практически с малым углом атаки по всей длине стреловидной пе-

:0-Л

Ф

I — застойная зона.

2—область возвратного течения

Рис. 1

редней кромки. Непосредственно от вершины крыла начинают распространяться две вихревые пелены. С увеличением угла атаки эти спиральные вихри перемещаются к средней линии крыла и вверх от крыла. В результате этого над поверхностью таких крыльев, обтекаемых под некоторым углом атакн, возникают два мощных вихревых жгута. Разрушение этих вихревых жгутов непосредственно над поверхностью крыла в окрестности задней кромки и возникновение локальных зон отрыва в концевых сечениях оказывают сильное неблагоприятное влияние на аэродинамические характеристики таких крыльев.

В настоящее время имеется ряд отечественных и зарубежных работ, например [1, 2], посвященных теоретическим и экспериментальным исследованиям отрывных течений на прямоугольных крыльях малого удлинения (Я <2,0). Однако результаты этих исследований не позволяют объяснить все возникающие особенности в протекании зависимостей стационарных и нестационарных аэродинамических характеристик по углам атаки и появление на умеренных углах атаки «<пкр» где акр—угол атаки, соответствующий возникновению на крыле полного отрыва, гистерезнсных петель в аэродинамических характеристиках, указывающих на наличие при одних и тех же углах атаки неоднозначности структуры обтекания при увеличении и уменьшении углов атаки.

Заметим, что результаты настоящих экспериментальных исследований, так же как и некоторых других, например [3], показывают, что существует ряд типов отрывных течений, в принципе не описываемых методами теории течений невязкой жидкости [2]. Например, в [3] показано, что хотя колебания цилиндра около его оси симметрии не влияют на нормальный к телу компонент скорости н, следовательно, на граничные условия для течения идеальной жидкости, тем не менее они могут полностью менять глобальную картину обтекания, уничтожая вихревую дорожку Кармана или развитую донную отрывную зону.

Рассмотрим более подробно некоторые результаты статических и динамических испытаний прямоугольного крыла малого удлинения X г: 1,0, скомпонованного из симметричного профиля ИАСА 0012 с относительной толщиной <7=0,09, на дозвуковых скоростях (М~0,15). На рис. 2 нриведены зависимости от угла атаки а коэффициента нормальной силы сп^сп (а) и коэффициента продольного момента тг = тг (а) (для условного положения центра масс крыла в долях хорды дгт = 0,36). Из рис. 2 видно, что в диапазоне малых углов атаки (а = 0 4- 10°) зависимость сп = сп(а) нелинейна, прн этом производная возрастает в указанном диапазоне примерно в 1,4 раза. На углах атаки а — 12 -з- 34е зависимость сп = сп (а) линейна с производной (а) = 2,36 ^рад. Четко выраженный максимум кривой сп~сп (а) получен при угле атаки а = 38 -г*39°. Последующее увеличение угла атаки (а >39°) приводит к скачкообразному уменьшению величины сп(Дся=0,4б, ся=1,05 при а=42°), что обусловлено возникновением

на этих углах атаки полного срывцого обтекания. Исследования зависимости сп—сп (а) ПРИ уменьшении угла атаки указали на практическое отсутствие гистерезиса.

Иной является зависимость тг = тг (а) (см. рис. 2). На малых углах атаки а==0ч-10° исследованное крыло для принятого условного положения центра масс (л:т=0,36) статически неустойчиво (т“>0). При этом положение фокуса хр в окрестности угла атаки о=0, полученное из эксперимента =0,195, хорошо

Согласуется с результами расчетов по линейной теории хР =0,17 [4]. В диа-

пазоне углов атаки а—10-^12" крыло нейтрально—Дальнейшее увеличение углов атаки приводит к резкому изменению продольного момента. При стационарном обтекании в окрестности угла атакиа~21° происходит резкое уменьшение продольного момента, приводящее к возникновению восстанавливающего момента (тг<^0). Второе скачкообразное изменение коэффициента продольного момента наблюдается в окрестности критического угла атаки акр, соответствующего максимальному значению нормальной силы. При обратном изменении угла атаки (с больших а на меньшие) был выявлен гистерезис в зависимости тг ~ / (а) при углах атаки а = 22-н15°.

С целью выяснения физики этого явления был проведен эксперимент по визуализации структуры течения. Прн этом нспользоваиы два метода визуализации-метод шелковинок и метод масляных точек. На рис. 1, 3, 4 приведены результаты этих исследований. Анализ исследований структуры течения показал, что переход от безотрывного типа течения к глубокому или полному отрыву на прямоугольном крыле малого удлинения сопровождается зарождением сложного вида отрывного вихревого течения.

Возиикиовение при некотором угле атаки а* отрыва потока в носовой части крыла нриводит при сильном взаимодействии концевых вихревых жгутов с пограничным слоем к скачкообразному развитию сложного вихревого течения с обшириой циркуляционной зоной в середине крыла. При этом увеличеиие угла атаки в диапазоне а*<а<аКр практически не сказывается на положении и размерах циркуляционной зоны.

И^€^.:ите$ч1

~т

ч*;

Рис. 3

/

Необходимо отметить, что отрывное вихревое течение при этом возникает практически мгновенно, тогда как при обратном изменении угла атаки уменьшение циркуляционной зоны происходит постепенно, что и нриводит к неоднозначности структуры обтекания, а следовательно, и к двузначности аэродинамических характеристик в некотором дианазоне углов атаки (см. рис. 4).

Укажем на одну интересную особенность, которая возникает при исследовании структуры обтекания шелковинками. Как показывает анализ результатов визуализации и статических весовых испытаний, наклейка стандартных шелковинок на верхнюю поверхность крыла нриводит к сдвигу начала перестройки безотрывного обтекания на вихревое отрывное течение с циркуляционной зоной на меньшие углы атаки нри прямом ходе (увеличение угла атаки); при обратном ходе восстановление безотрывного обтекания на крыле с шелковинками происходит на больших углах атаки, чем на крыле без шелковинок. Это позволяет высказать предположение как о заметном влиянии шелковинок на состояние пограничного слоя, так и о существенном влиянии течения в пограничном слое па реализацию той или иной схемы течения, например, из-за увеличения турбу-лизации пограничного слоя в окрестности углов атаки а*. Кроме того, на основании сказанного выше можно предположить, что режим перестройки безотрывного обтекания на отрывное вихревое течение с обширной циркуляционной зоной будет зависеть как от числа £е испытаний, так и от профилировки крыла и его относительной толщины.

Фотография структуры течения на критическом угле атаки якр, соответствующем нолному отрыву, приведена на рис. 1. Разрушение концевых вихревых жгутов и циркуляциопной зоны в середине крыла приводит к мощному отрыву вдоль нередней кромки и образованию обширной застойной зоны в передней части крыла.

Рассмотрим теперь пестационарную аэродинамическую характеристику

т”г + /я® прямоугольного крыла малого удлинения на различных углах атаки,

используемую нри расчете динамики продольного движения, где —производная коэффициента продольного момента по безразмерной угловой скорости

тангажа —, ю® — производная коэффициента продольного момента но

г й а Ь

безразмерной угловой скорости изменения угла атакн по времени — а = — *— ,

(Н К ОО

/ — время, Ь — хорда крыла, —скорость невозмущенного потока.

Экспериментальные зависимости величины от а приведены на рис. 5.

В основу определения нестационарных аэродинамических характеристик был положен метод вынужденных колебаний [5]. В этом методе вынужденные колебания задаются в виде « — где Во — амплитуда колебаний, <о — час-

тота колебаний.

При этом амплитуда колебаний выбирается заведомо небольшой и не превышает 0а <4°.

\

Рис. 4

Из рис. 5 видно, что в диапазоне углов атаки (а=0-5-16°), где наблюдается

безотрывное обтекание крыла, величина таг остается практически посто-

янной. Влияние амплитуды колебаний (при фиксированной частоте) проявляется иа углах атаки, соответствующих возникновению и развитию отрывного вихревого течения и сохраняется вплоть до акр. С разрушением этого вихревого течения и возникновением полного отрыва влияние амплитуды колебаний на

величину т^г-^т* прекращается.

Расчет возмущенного движения летательных аппаратов проводится на основе представления аэродинамических сил и моментов в виде линейной части разложения их в ряд по кинематическим параметрам движения. Возможность использования этих зависимостей при произвольном законе движения летательного

аппарата на основе данных, полученных при статических и динамических (метод вынужденных колебаний) испытаниях модели в аэродинамических трубах, определяется гипотезой гармоничности (см. [5], стр. 599).

При этом предполагается независимость нестационарных аэродинамических

характеристик, в частности от амплитуды колебаний и их слабая зави-

симость от числа Струхаля.

Таким образом, на углах атаки, где наблюдается влияние амплитуды колебаний на нестационарную аэродинамическую характеристику т^г+т^ (в нашем случае это режим с вихревым отрывным течением — а аз 16 37°), представление

аэродинамических характеристик в рамках гипотезы гармоничности теряет смысл. Указанное обстоятельство необходимо учитывать при исследовании возмущенного движения летательного аппарата с прямоугольным крылом малого удлинения.

ЛИТЕРАТУРА

1. Чжен П. Управление отрывом потока М., „Мир*, 1979.

2. Отрывное обтекание тонких крыльев несжимаемой жидкостью. Труды ЦАГИ, вып. 1915, 1978.

3. Tanida Y., Okajima A., Watanabe Y. .Stability of a circular cylinder oscillating, in a uniform flom or in a wake. „J. Fluid Mech.*, vol. 61, Part 4, 1973.

4. Скрипач Б. К., Столяров Г. И., ТотиашвилиЛ. Г., Тюиин Н. Н. Расчетное и экспериментальное исследование распределенных аэродинамических характеристик крыла малого удлинения при неустановившемся движении. „Ученые записки ЦАГИ“, т. XI,

№ 6, 1980.

5. Белоцерковский С. М., Скрипач Б. К., Табачников В. Г. Крыло в нестационарном потоке газа. М., жНаука“, 1971.

Рукопись поступила 13jXI 1980 г.