Отрывные течения у подветренной стороны треугольного крыла и тела вращения в сверхзвуковом потоке Текст научной статьи по специальности «Механика и машиностроение»

УЧЕНЫЕ ЗАПИСКИ ЦАГИ Том XIII 1982

№ 4

УДК 533.6.011.51

ОТРЫВНЫЕ ТЕЧЕНИЯ У ПОДВЕТРЕННОЙ СТОРОНЫ ТРЕУГОЛЬНОГО КРЫЛА И ТЕЛА ВРАЩЕНИЯ В СВЕРХЗВУКОВОМ ПОТОКЕ

Г. И. Маіікапар

Треугольные крылья и тела вращения с носовой частью «степенной* формы исследованы при числах М = 3,5 и углах атаки, доходивших до 50°. При дозвуковых режимах обтекания над телами вращения и острыми кромками крыльев образуются вихри; при сверхзвуковых режимах в подветренной части течения около тел вращения образуется след; у подветренной стороны крыльев образуются области отрывного течения, которые при больших углах атаки также переходят в след. Над дозвуковой кромкой скользящего крыла располагается вихрь, от сверхзвуковой кромки идет область отрыва. На фотографиях видны различные внутренние скачки уплотнения.

В связи с расширением диапазона углов атаки актуально изучение отрывного обтекания Основных элементов летательнрго аппарата: треугольного крыла с острыми передними кромками и тела вращения. От структуры, течения зависят аэродинамические характеристики, теплоотдача и интерференция частей летательного аппарата. Представления об отрывных течениях получёны главным образом посредством экспериментов и вкратце сводятся к следующему. При сверхзвуковых скоростях невозмущенного потока головная ударная волна присоединена к кромкам крыла, если

в нормальном к кромке сечении угол <*„ + 8„ С Ьт [ал = arctg I д-1 > / tg в \

arctg I sjn A J (рис. 1), ош — наибольший угол отклонения потока

за косым скачком уплотнения]. На подветренной стороне у кромок поток поворачивается в волнах разрежения Прандтля — Майера, и причиной отрыва могут быть либо внутренние скачки уплотнения, либо недостаточный угол поворота в волнах разрежения. Во втором случае отрыв происходит непосредственно на кромках, возможен он при числе Мл = М|/1—cos2 a cos3 Л > 6; область отрыва может дойти до кромки и в первом случае при увеличении интенсивности внутреннего скачка уплотнения.

Параметры вя + оя, М„ применяются при классификации отрывных течений также и в случаях дозвуковых передних кромок (Мя < 1) и отсоединенной головной волны, хотя предназначены они для течений с присоединенными к кромкам волнами. При М„ < 1 обтекание крыла типично дозвуковое с отрывом от кромок и образованием пары вихрей над подветренной стороной крыла, под вихрями возможен вторичный отрыв. При больших углах а„ + &„ мезсду вихрями появляется плоский скачок уплотнения. В случае отсоединенной головной волны возможен отрыв, индуцируемый внутренними скачками уплотнения, а также отрыв от

V

Рис. 1. Схема модели крыла

кромок (сверхзвуковой тип отрыва), причем при малых углах атаки над областями отрыва может не быть внутренних скачков уплотнения [1, 2, 5, 6]. Установить, когда отрыв вызывается недостаточным углом поворота в течении разрежения у кромки, в этом случае невозможно, так как в общем случае на кромке неизвестно направление скорости, равной скорости звука.

В области М„—1 имеет место переходное от дозвукового к сверхзвуковому типу течение с исчезновением вихрей; кроме внутренних скачков над областями отрыва возможны внутренние конические скачки между вихрями |2], аналогичные коническим скачкам около вихрей прямоугольного крыла [1] и около свободных концевых вихрей крыла с конечной концевой хордой. В работе [5] возникновение отрыва от кромок ассоциируется с скачкообразным смещением линий присоединения потока от кромок на наветренной стороне крыла, которое получалось в расчете по теории тонкого ударного слоя. Классификация типов обтекания треугольных крыльев на основе численных расчетов для невязкого газа, в том числе с задаваемым на кромках отрывом, дана в работе [3].

Однако, если при М„ < 1 течение невязкого газа с парой вихрей, по-видимому,' отражает основные свойства (схему) течения вязкого газа при больших числах Рейнольдса, то для Мя>1 это менее вероятно в том, что касается подветренной стороны, вследствие существенности взаимодействия „невязкой" и „вязкой* частей течения. В работе [3] отмечено, что эффект скольжения в основном эквивалентен изменению углов стреловидности передних кромок и возможны различные типы их обтекания на одном и том же крыле. Для тел вращения с длинной цилиндрической частью характерными параметрами, определяющими тип обтекания, являются числа Маха и Рейнольдса, вычисленные по нормальной к оси составляющей скорости.

При Мл/ = М эШ а < 1 головная волна с удалением от носа вырождается в характеристическую поверхность, тип течения дозвуковой с образованием вихрей над подветренной стороной тела, а при Мл? > 1 головная волна переходит в аналогичную головной волне перед скользящим цилиндром и за подветренной стороной образуется сверхзвуковой след [4]. В случае Млг < 1 между вихрями может появиться плоский скачок уплотнения [7], аналогичный скачку между вихрями треугольного крыла.

Целью настоящей работы было более широкое и систематическое исследование отрывных течений окола треугольных крыльев и тел вращения.

Использован метод лазерного ножа [1], позволяющий по резкому изменению яркости свечения рассеивающих свет частиц в потоке обнаружить скачки уплотнения, вихри и области отрыва. Увеличение яркости соответствует увеличению плотности газа, а уменьшение яркости — уменьшению плотности газа и, кроме того, может быть следствием выбрасывания частиц из вихря или области отрыва центробежной силой. В анализе треугольных крыльев использованы результаты исследований с помощью лазерного ножа (1, 2]. Угол стреловидности исследованных моделей А= 10-4-60°, угол 8 = 3-^ 18°, крылья моделей работы [2] имели сегментный симметричный профиль,длина моделей I,—60-г-200 мм. Тела вращения имели степенной контур носовой части г — хп; п = 3/4; Цё=4; /г = 1/4; //й?=2; I — длина носовой части; хвостовая часть была цилиндрическая; общая длина Ь/й = 6; диаметр моделей ^=30 мм. Углы атаки изменялись в пределах а = 5 -г-50°, числа Маха и Рей-

нольдса были равны: М^З, —• 1 м = 2,7-107; М = 5, -----------1 м =

Лю 7 00

= 1,Ы07.

Приведем наиболее интересные и типичные фотографии, полученные с помощью лазерного ножа, плоскость которого была нормальна оси аэродинамической трубы. Фотографирование производилось через окно в стенке камеры Эйфеля, расположенное над и за моделью; модель перемещалась вдоль оси трубы по отношению к плоскости ножа. Исследовались главным образом режимы отсоединенной от кромок и присоединенной к острию крыла головной ударной волны.

На рис. 2 показаны три последовательных по длине модели поперечных сечения; сравнение их показывает, что течение близко к коническому, что имело место в большинстве, случаев. Поэтому в дальнейшем приводятся фотографии сечения, проходящего через заднюю кромку.

Тип течения на ряс. 2, по-видимому, является переходным от дозвукового с вихрями над крылом к сверхзвуковому с прилегающими к поверхности крыла областями отрыва; есть внутренние скачки уплотнения над вихрями и между ними. Течение сходно с наблюдавшимся при тех же условиях в работе [2], из чего следует, что форма профиля продольного сечения на схему течения не влияет, однако затупление кромок переводит схему 3 в схему 4 (рис, 6). При Мл < 1 течение типично дозвуковое с двумя вихрями над крылом, вторичным отрывом и коническими скачками между вихрями при меньшем угле атаки и плоским скачком между ними при большем угле атаки (рис. 3). Плоский скачок появляется в ре-

в)

Рис. 2. А = 15°, <х = 15°, М =3) М„ = 1,08, а„ = 46° (схема 3)

зультате перехода скорости поперечного течения от дозвуковой к сверхзвуковой между вихрями, аналогично соплу Лаваля.

С увеличением Мл, ап размеры вихрей увеличиваются, их границы приближаются к поверхности крыла, а при Мл> 1 они переходят в прилегающие к поверхности крыла области отрыва с отчетливыми границами, соответствующими резкому уменьшению плотности газа. Над областями отрыва есть внутренние скачки уплотнения, между ними при больших углах атаки есть плоский скачок.

Увеличение Мп, ап приводит к увеличению размеров областей отрыва и их сближению (рис. 4). Скольжение крыла (угол Р) действительно проявляется как изменение Мл, а„: над дозвуковой кромкой появляется вихрь, а от номинально сверхзвуковой кромки поток отрывается. Увеличение угла атаки также приводит к появлению плоского скачка между вихрем и областью отрыва (рис. 5).

При дальнейшем увеличении угла <хл области отрыва смыкаются, затем появляется сверхзвуковой след, аналогичный следу за телом вращения. Граница области отрыва менее отчетливая, что, вероятно, является следствием нестационарности течения. Ни в одном из опытов не было замечено утолщение вязкого слоя на Подветренной стороне крыла, свидетельствующее о влиянии задней кромки, имевшем место в случае прямоугольного крыла [1].

а)

б)

Рис. 3. А =10°, М=3; а) а =10°, М„ = 0,78, а„ = 45,Г (схема 3); б) а = 15°, Ми = 0,93, ап = 57,1° (схема 4)

Сводка результатов настоящего исследования с использованием материалов [1, 2] дана на рис. 6. Слева графика даны схемы дозвуковых течений, сверху и справа—переходных и сверхзвуковых. На схемах сплошными линиями даны вихри и области отрыва, пунктирными — внутренние скачки уплотнения, буквами „Р“ и „С“ указаны линии растекания и стекания. Одна линия стекания внутри области вторичного отрыва (схемы переходного течения 3, 4) указывает на третий отрыв.

Сходные схемы дозвукового и переходного отрыва, а также отрыва при скольжении указаны номерами схем; каждой схеме соответствует свое обозначение точки (М„, ал) на графике. Для определения точных границ схем обтекания точек еще недостаточно, и в координатах (М„, а„) это будут не линии, а полосы

Рис. 4. А =15% М = 3; а) а = 20", М„=1,26, а„ = 54,6°; б)я=25°. М„=1,44, а„ = 61°; в) а = 30°; M„=I,64, ап = 65,9° (схема 5)

Рис. 5. М = 3, (2=15°. £ = 5°; а) А = 15°, М„ = 0,89; ап = 55,6° (схема 3); Мл = 1,24, ап = 36,5° (схема 7); б) А = 10°; М„ = 0,78; ап = 70,9е (схема 4)\ М„ = 1,05, а„ = 44.3° (схема 5)

(см., например, [5]), но из рис. 6 видно, что границей между дозвуковым и сверхзвуковым типом течения является М„—-1 и при Мп>1 течение с вихрями не существует. Отрыв от кромок существует при отсутствии внутренних скачков уплотнения как в случае присоединенной ударной волны (схема 10 [1]), так и в случае волны отсоединенной (схемы 1, 12). Наличие внутренних скачков не обязательно сопровождается отрывом (схема 13). По

а)

б)

в)

Рис. 7. М = 3; а) п = 3/4, « = 15°, Мд, = 0,78; б) п = 1/4, а = 15°, М* = 0,78; в) п = 1/4, я = 20°, Мд, = 1,03

имеющимся точкам можно представить область больших значений (М„, ап + §в), в которой области отрыва смыкаются. На графике пунктиром представлена граница скачкообразного отхода от кромки линии присоединения потока к нижней стороне [о]; очевидно, что она не является границей отрывного течения.

Перейдем теперь к телам вращения. В случаях большого удлинения в соответствии с аналогией двумерному нестационарному

Рис

Рис. 9. М = 5, я = 30°, Мд, = 2,5; а) /1 = 1/4, б) п = 3/4 (съемка через боковое окно)

обтеканию круглого цилиндра параметром, определяющим тип течения, должно быть число Млг = Мз1па. Действительно, при Мл/ < 1 две прилегающие к подветренной стороне тела вращения и не смыкающиеся области отрыва (а—10°) с увеличением угла атаки превращаются в два вихря, в углах между вихревыми слоями и поверхностью тела есть вторичные вихри (рис. 7, а). В случае тупоносого тела «=1/4 (рис. 7,6) вихри больше, появляются слабые внутренние скачки уплотнения. Слой разреженного газа в плоскости симметрии скорее всего связан со струей, направленной к телу [8], и, может быть, с энтропийным эффектом. С увеличением угла атаки вихри растягиваются вверх, появляются более интенсивные внутренние скачки уплотнения, в том числе плоский скачок между вихрями (рис. 7, в). При М# > 1 вихри не образуются, области отрыва смыкаются вблизи плоскости симметрии; возможна асимметрия этих областей; с увеличением а они растягиваются вверх и при а = 30 н- 40° образуются типичный для поперечного обтекания цилиндра клиновидный ближний след, хвостовые скачки и дальний след, в котором поперечное течение поворачивается в направлении основного. Дальний след нестационарен, на краю его видны дискретные вихри (рис. 8, показаны последовательные поперечные сечения). Увеличение а приводит к соединению хвостовых скачков в один [4] (рис. 9). Есть сходство основных схем дозвукового (Мя < 1, Мдг < 1) и сверхзвукового (М„ > 1» Мдг > 1) отрывного обтекания треугольных крыльев и тел вращения, но в случае треугольного крыла больше промежуточных между ними схем.

Автор признателен за участие в эксперименте В. П. Дудола-дову, Б. А. Иванову, В. А. Комолову и Е. Н. Прохорову.

ЛИТЕРАТУРА

1. Боровой В. Я., Иванов Б. А., Орлов А. А., Харченко В. Н. Исследование обтекания сверхзвуковым потоком крыльев различной формы в плане методом лазерного ножа. „Труды ЦАГИ“, вып. 1793, 1977.

2. Келдыш В. В., Лапина Н. Г. Экспериментальное исследование течения в окрестности треугольных крыльев с острой и закругленной передней кромкой при сверхзвуковых скоростях. „Труды ЦАГИ“, вып. 2074, 1980.

3. Минай л ос А. Н. Расчет сверхзвукового обтекания тонкого треугольного крыла под углами атаки и скольжения. „Ученые записки ЦАГИ“, т. X, № 4, 1979.

4. Иванов Б. А., Майкапар Г. И. Экспериментальное исследование обтекания крыла с А-образным поперечным сечением и тела вращения под большим углом атаки с помощью лазерного ножа. „Ученые записки ЦАГИ", т. XII, № 3, 1981.

5. Squire L. С. Flow regimes over delta wings at supersonic and hypersonic speeds. „The Aeron. Quart.", vol. XXVli, part. 1, 1976.

6. GanzerU., H oder H., SzodruchT. On the aerodynamics of hypersonic cruise vehicles at off-design conditions. 1CAS Proc. 1978. 11-th Congr. Int. Counc. Aeron. Sci., vol 1.

7. Kiichemann D. The aerodynamic design of aircraft. Pergamon Press, 1978.

8. Graham J. £., Hankey W. L., S h a n g J. S. Navier — Stokes solution of a slender body of revolution at large incidence. „А1АА Pap.\ N 190, 1980.

3—«Ученые записки ЦАГИ» Л'1 4.

Рукопись поступила 71VII 1981 г.