CC BY
67
________УЧЕНЫЕ ЗАПИСКИ Ц А Г И
Том XVIII 19 87
М 4
УДК 533.6.071.011.8
ИССЛЕДОВАНИЕ ПРОЦЕССА РАБОТЫ СВЕРХЗВУКОВОЙ БАЛЛОННО ВАКУУМНОЙ АЭРОДИНАМИЧЕСКОЙ ТРУБЫ КРАТКОВРЕМЕННОГО ДЕЙСТВИЯ
В. Я■ Безменов
Рассмотрен процесс работы баллонно-вакуумной сверхзвуковой аэродинамической трубы, содержащей сосуд, заполненный газом, газопровод, обладающий гидравлическим сопротивлением, оборудованный регулятором давления и подогревателем, рабочую часть, диффузор, холодильник и выхлопную емкость. Показано, что понижение давления в сосуде, процесс заполнения емкости, длительность существования ядра потока в рабочей части и перегрузки, возникающие в момент разрушения рабочего режима, определяются универсальными безразмерными параметрами.
1. Основными элементами сверхзвуковой баллонно-вакуумной аэродинамической трубы [1] являются: сосуд высокого давления объемом Уб, газопровод, обладающий гидравлическим сопротивлением гг, с установленными регулятором давления торможения ро и подогревателем, обеспечивающим нагрев газа до температуры Т0, сопло, рабочая часть, диффузор, холодильник, .понижающий температуру торможения до Тох, выхлопная емкость объемом Уе (рис. 1). В зависимости от назначения и рабочих параметров трубы те или иные элементы могут отсутствовать. Важным фактором, влияющим на конструкцию трубы, является время действия. До начала 60-х годов продолжительность работы подобных установок была, как правило, не менее 10 с. С начала 60-х годов успехи, достигнутые в области разработки быстродействую-
Емиолпь
щих измерительных систем, дали возможность сократить время работы до ~ 1 с [2—6]. Это упростило их конструкцию и позволило расширить диапазон параметров потока.
Понижение давления в баллоне и повышение его в емкости при ¿>10 с носит политропический характер. Расчет аэродинамического контура установки в этом случае затруднен. При времени действия ~ 1 с теплообмен не успевает заметно повлиять на температуру и давление газа, ввиду чего расчет процессов истечения из баллона и наполнения емкости упрощается.
Анализ перетекания идеального газа из баллона в емкость можно найти в работах [7—10]. Результаты этих работ могут быть использованы для определения параметров аэродинамических установок простейшей схемы [2, 3]. Закономерности изменения давления в баллоне и емкости сверхзвуковой аэродинамической трубы в общем случае будут иными. Предположим, что газ идеален, стенки трубы теплоизолированы, коэффициенты восстановления полного давления в газопроводе и диффузоре в процессе работы не меняются. Рассмотрим случай, когда количеством газа в тракте от баллона до емкости можно пренебречь, время запуска установки пренебрежимо мало и начальное давление в емкости рео=0.
2. Получим зависимости давления газа в баллоне Ры— Рб{ ■ от
Рб о
времени t (индексы «0» и «Ь> соответствуют параметрам в начальный момент и момент t работы установки). Рассмотрим вначале случай, когда газопровод имеет гидравлическое сопротивление vr, перед фор-камерой установлен подогреватель, а регулятор давления отсутствует. При этом давление торможения газа перед соплом Poi = vr' Pst, а температура торможения Г0=const.
Можно записать:
d(?et) = —tdt, (1)
где рб< = —отношение плотностей, (7*^=-^ отношение серб о Обо
кундного расхода газа через сопло к общему запасу газа в бал-
лоне. При условии Т0 = const имеем:
i ' G& о ___ / Рб t у , о
** G*o Geo V Рбо / Обо
В результате интегрирования (1) найдем:
X
Рб,= [l + (*-l)G*0if (2)
где
х+1
г -( 2 V(x-I) F*a° Тб°
°*° !х+]/ Vr V6 Т0 ’
причем ай — скорость звука в форкамере, F* — площадь критического сечения сопла.
Аналогично можно получить законы изменения давления в баллоне Рб г от времени t и для других случаев.
На газопроводе установлены регулятор давления и подогреватель (Po = const, 7’0=const):
Ры — (У о О1. (3)
На газопроводе имеется регулятор давления, подогреватель отсутствует {Ро~сопбі, 7’о=7’бі):
Регулятор давления и подогреватель газа отсутствуют, а в газопроводе имеются гидравлические потери полного давления {Ро — ^т'Рь^
При vr= 1 последняя зависимость pet от времени t совпадает с зависимостью, полученной в работе [7].
Следует отметить, что вид формул (2), (3) не меняется при учете изменения отношения удельных теплоемкостей х, вызываемого нагревом газа перед форкамерой.
Формулы (2) —(5) свидетельствуют, что критерием подобия, определяющим падение давления в баллоне, служит параметр
1 = / (х) —*0 ■ t. Первая производная от отношения p6t по времени G& о
G Ы
при t == О для рассмотренных случаев равна — х—или — х—
G&о ^6 о
где Я*о — полная энтальпия газа, вытекающего из баллона в первый момент работы установки, И60 — энтальпия газа, запасенного в баллоне.
3. Рассмотрим процесс изменения давления в емкости. Если полная энергия газа в тракте, соединяющем баллон с выхлопной емкостью трубы, не меняется (подогреватель и холодильник отсутствуют), согласно работе [8] можно записать:
где зависимость /?б( от времени дается формулами (4), (5).
Температура газа То, поступающего в емкость, постоянна при наличии подогревателя перед соплом, а также холодильника, установленного за диффузором. Температура газа в емкости, как следует из соотношений, полученных в работе [9], в течение всего интервала работы
(4)
где
2
A*-i) F„ а0 р0 Уб Рб о
^ + 1
T0=T6t):
(5)
где
(6)
установки будет равна %Т0. Используя уравнения состояния газа в баллоне в момент / = 0 и емкости для момента найдем:
'е t ■
У7б
Т’бО
1 -(PotY
(7)
В этом случае зависимость р& г от времени £ определяется формулами (2), (3).
Если газ, поступающий в емкость, мгновенно принимает температуру стенок Те о, то можно записать:
Pet
Уб
V*
I е о
Тц
1 — (Рб <)’
(8)
причем зависимость Рбг от времени задается формулами (2) — (5). Анализ формул (6) — (8) показывает, что изменение давления в
G
емкости определяется параметром f(*■) —— t.
О бо
Формула, описывающая изменение давления в емкости, полученная в работе [9] для случая рео^О, Те0фТбо, свидетельствует, что при конкретных начальных условиях процесс наполнения также определяется параметром /(х)~д*° Функцией этого параметра являются и температуры газов, находящихся в баллоне и емкости.
Найдем время существования рабочего режима в трубе tp:
Ре t __ Ре t Ро * Рб t
Рб а Рй * Рб t Рб о
где р0 * — давление торможения газа в момент разрушения ядра потока, а отношение Р^!Ро* является коэффициентом восстановления
полного давления в выхлопном тракте гт. Перепад давлений р0 */ определяется характеристикой регулятора давления торможения и гидравлическим сопротивлением газопровода. Учитывая соотношение (7), получим:
[1 - (Рб()^]
У Ро * Уе __ Тб о______________
Рб а Уб Рб1
Когда регулятор давления р0, подогреватель и холодильник отсутствуют, имеем:
Ке 1 — Рбг /1ПЧ
V* V, „ = —=-------. (1и)
Кб
P6t
Соотношения (9), (10) являются общими уравнениями, определяющими время существования расчетного режима в рабочей части установок баллонно-вакуумного типа (в случае отсутствия ограничения на величину запаса газа для схемы с регулятором давления). Параметры у = чт или vгvт-^- и 7Р = /(*) ^*° могут рас-
Рб / У6 У6 Об о
сматриваться как критерии подобия таких установок.
4. Испытания проводились в баллонно-вакуумной трубе, оборудованной каупером [11], и в ударной трубе импульсного типа. Осуществлялась проверка закона изменения давления в баллоне (2). Параметры режимов испытаний даны на рис. 2. Величина гидравлического сопротивления газопровода в зависимости от режимов менялась от 1 до 0,95. Рабочей средой служил воздух. Регистрация величин давления в баллоне Рб * и форкамере р0 ¿, проводилась с помощью датчиков ДМА [12]. Одновременно измерялась температура торможения газа в форкамере Т0.
В выбранном диапазоне температур отношение удельных теплоемкостей х изменяется от 1,4 до 1,34. Ввиду того, что в выбранном диапазоне температур торможения величина (7* 0 практически не зависит от термодинамических свойств, учет влияния температуры Т0 на показатель адиабаты % не проводился.
Результаты расчета изменения рб( в зависимости от времени ?=(х — и результаты испытаний приведены на рис. 2. Рас-
чет с измерениями хорошо согласуется, причем параметр I хорошо коррелирует экспериментальные данные.
Схема использованной импульсной аэродинамической ударной трубы представлена на рис. 3 (описание системы измерений дано в работе [13]). После разрыва диафрагмы, установленной перед соплом, в камере возникает волновое течение со ступенчатым понижением давления. Спустя некоторый промежуток времени волновое движение прекращается, и понижение давления принимает плавный характер. Ступенчатое понижение давления в камере можно рассчитать с помощью соотношений, полученных в работе [14]. Однако они не позволяют определить изменение давления газа в камере и емкости со временем.
Рис. 3
Истечение газа из камеры естественно рассматривать, как плавное понижение давления в баллоне с объемом, равным объему камеры. На рис. 3 приведены результаты расчетов по формулам (5), (6), (8) ('уг= 1) и измерений давлений в камере и емкости. Там же приведены результаты расчета давления ры, проведенные по формулам работы [14]. В этом случае величина параметра 1 определялась по времени соответствующему среднему сечению экспериментально зафиксированных ступенек давления. Видно, что результаты расчетов и измерений хорошо согласуются. Наблюдается корреляция различных режимов _ % — 1 с?
трубы параметром ¿ = ^----щ-° Ь. Следовательно, анализ картины
течения в ударной трубе импульсного типа можно проводить, пользуясь формулами (5), (6), (10), а саму установку рассматривать как баллонно-вакуумную трубу простейшей схемы.
Расчетная зависимость уд от параметра 7Р приведена на
рис. 4 (уг=1; V,. = уд, величина уд вычислялась по методике, изложенной в работе [15]). Там же проведены результаты измерений. Экспериментальные данные образуют узкую цепочку точек, что свидетельствует о наличии универсальной зависимости.
Формулы (5), (10) позволяют найти время tp в явном виде.
График зависимости tp от параметра -[ = уд-^- и результаты измерений приведены на рис. 5
Следует отметить, что разрушение течения в рабочей части установки начинается, как и в гиперзвуковых баллонно-вакуумных трубах, в результате отрыва потока от стенок и распространения косых скачков от периферии к оси ядра [16]. При обработке результатов испытаний использовался интервал времени между моментами запуска и полного разрушения ядра потока.
5. Разрушение безотрывного потока в сверхзвуковых трубах сопровождается резким повышением аэродинамической силы, действующей на модель, помещенную в рабочую часть.
Перегрузки определялись с помощью одиночного насадка давления /?о, установленного на оси рабочей части, и гребенки насадков,
1 1 11 ♦•о А $ 0 0 *
1 =30'' л о ь. » +
K=FJFK 0,51 0,32В 0,193 0,0815 от
положение одного из которых совпадало с осью трубы. Кроме того, с помощью трехкомпонентных весов определялись перегрузки, действующие на модель летательного аппарата, причем угол атаки модели менялся в диапазоне 0—37°.
Измерения показали, что одиночный насадок и центральный насадок гребенки фиксируют одинаковую величину перегрузок. Насадки гребенки, сдвинутые относительно оси, регистрируют меньшие значения перегрузок, убывающие с увеличением радиуса. Наблюдаются два пика перегрузок: =р1/р'00и п2 = р”/р'00> где p’Q0 — давление за скач-
ком р'0 в первый момент истечения, р0, р^ — первый и второй пики давления за скачком после разрушения потока, следующих один за другим, причем второй пик несколько меньше первого. Результаты измерений в зависимости от параметра t = приведены
на рис. 6. И в этом случае имеет место корреляция экспериментальных данных.
Коэффициенты перегрузок пх, пу, пм с ростом угла атаки модели
Z
вначале увеличиваются, а затем начинают убывать. При углах атаки а = 25ч-37° они становятся примерно равными перегрузке, фиксируемой осевым насадком скоростного напора. Вместе с тем, абсолютные величины перегрузочных сил хп, уп и момента Mz максимальны на больших углах атаки. Характер изменения со временем перегрузки компонента Mz имеет сложный характер. В момент разрушения потока величина момента Mz резко уменьшается, меняя при этом знак, затем скачкообразно увеличивается в положительную сторону и далее, с течением времени, уменьшается. Вызвано это перемещением центра давления вдоль модели и соответственно относительно моментной точки весов. Отношение давления ф"0 в первый момент после разрушения
потока к давлению Pot непосредственно перед его разрушением растет пропорционально квадрату числа Мг. Однако величина перегрузок, действующих на модель при постоянных начальных параметрах газа в камере, практически не зависит от числа Мг.
Увеличение угла атаки модели, а также загрузки рабочей части трубы приводит к уменьшению времени существования ядра потока tp, приближающегося постепенно к времени существования безотрывного течения у стенок рабочей части.
Найдем соотношения, при которых давление, фиксируемое насадком непосредственно после разрушения потока pi, равно давлению р'оо в первый момент работы трубы. Положим, что отношение po!pot = k-В случае работы трубы без регулятора давления с помощью формул (9), (10) получим:
V'r-~ = 1)
V6 Т(,о
И
vTvr-£- = (*- 1).
V6
Второе соотношение справедливо для трубы простейшей схемы.
В заключение отметим, что увеличение объема емкости приводит к росту длительности безотрывного течения в рабочей части. Разрушение потока происходит при меньшем давлении торможения ро< (при отсутствии регулятора Ро) и соответственно меньшей величине перегрузки рЦрт.
ЛИТЕРАТУРА
1. Поуп А., Гойн К. Аэродинамические трубы больших скоростей.— м.: Мир, 1968.
2. Безменов В. Я., Кабанов А. Г., К о л о б а ш к и н а А. А., Лебедев В. Ф., Межиров И. И. Гиперзвуковая гелиевая труба. — Труды ЦАГИ, вып. 6224, 1962.
3. Безменов В. Я. О влиянии относительной площади ядра потока на характеристики гиперзвуковой аэродинамической трубы. — Ученые записки ЦАГИ, 1978, т. 9, № 2.
4. Р е г г i A., Z a k п а у V., С а г г у L. A high Mach number Reynolds number hypersonic facility. — ARL 65-218, 1965, vol. X.
5. Glowcki W. G. The NOL hypervelocity wind tunuel. — A LA A Paper, 71-253.
6. Королев А. С., Свирин В. Г. Вакуумная аэродинамическая труба кратковременного действия. — Труды ЦАГИ, 1980, вып. 2059.
7. Шюле В. Техническая термодинамика. Т. 2,—М.—Л., ОНТИ, 1938.
8. Безменов В. Я- О нестационарном процессе разрушения течения в аэродинамической установке кратковременного действия. — Труды ЦАГИ,
1963, вып. 235.
9. Лыжин О. В., Искра А. Л. Процесс аварийной разгерметизации вакуумной камеры. — Труды ЦАГИ, 1969, вып. 1046.
10. С о с н и н Е. И. Изменение параметров газа в процессах наполнения и опорожнения емкостей. — Труды ЦАГИ, вып. 1786, 1976.
11. Безменов В. Я-, Козырев А. П., Маневич О. М. Гиперзвуковая гелиевая аэродинамическая труба. — Сб. докладов. — III Всесоюзная школа по методам аэрофизических исследований, Новосибирск, 1982.
12. Похвалинский С. М. Приборы и средства для измерения давления в трубах кратковременного действия. — Труды ЦАГИ, 1980, вып. 2048.
13. Безменов В. Я-, Богданов В. В., Казанский Р. А., К у з ь-минА. И., Похвалинский С. М., Ромашкин С. Т. Быстродействующая информационно-измерительная система для ударной аэродинамической трубы. — Сб. докладов. — III Всесоюзная школа по методам аэрофизических исследований, Новосибирск, 1982.
14. С a b 1 е A. J., С о х R. N. The Ludwig pressure—tube supersonic wind tunnel. — The Aeronautical Quaterly, 1963, vol. 4, N 2.
15. Межиров И. И. О потерях полного давления в гиперзвуковой аэродинамической трубе. — Инженерный журнал, 1965, т. 5, вып. 2.
16. Безменов В. Я- О некоторых особенностях работы гиперзвуко-вых установок. — Труды ЦАГИ, 1965, вып. 7629.
Рукопись поступила 18/VI 1986 г.
УЧЕНЫЕ ЗАПИСКИ Ц А Г И Том XVIII 1987
М 4
УДК 533.6.071.4
РАСХОДНЫЕ ПРОФИЛИРОВАННЫЕ ТРАНСЗВУКОВЫЕ СОПЛА
А. П. Быркин, В. П. Верховский, И. И. Межиров
Приведены результаты расчетного и экспериментального исследования характеристик течения газа на начальном участке рабочей части модельной трансзвуковой аэродинамической трубы, снабженной продольными щелями с переменной по длине шириной (профилированными расходными соплами). Щели переменной ширины были рассчитаны таким образом, чтобы за ними реализовался однородный газовый поток с небольшими сверхзвуковыми числами М=1,2н-1,3.
Экспериментальные данные удовлетворительно согласуются с расчетными.
Для непрерывного увеличения скорости газа от дозвуковых до небольших сверхзвуковых чисел М в трансзвуковых аэродинамических трубах используются рабочие части с проницаемыми стенками (см., например, [1, 2]). Стенки рабочей части (сопла) перфорируются обычно круглыми отверстиями или продольными щелями. Сопло заключается в камеру и поступающий в нее через перфорацию из рабочей части газ удаляется затем в выхлопной тракт аэродинамической трубы за счет автоотсоса— эжектирования газа основной струей при соответствующем выборе геометрических характеристик канала (величины «уступа») [1] или путем принудительного отсоса газа из камеры специальным компрессором или дополнительным эжектором.
Как правило, степень проницаемости перфорированного участка либо постоянна по длине, либо, в случае продольных щелей, меняется в осевом направлении по закону, близкому к линейному в начале щели, и отвечающему постоянному значению на большей части хвостового участка щелей. В работе [3] отмечается, что для получения потока хорошего качества в рабочей части с продольными щелями последние должны иметь переменную ширину по всей длине. При этом степень перфорации стенок по длине имеет максимум.
Поэтому важным вопросом является определение закона изменения проницаемости стенок сопла по его длине, при котором на начальном участке происходит плавный разгон газа и в рабочей части обеспечивается однородное течение. Подход к решению этой задачи следующий.
Рассчитывается поле течения газа в профилированном сверхзвуковом сопле, причем сопло может быть плоским в случае двусторонней и осесимметричным в случае четырехсторонней перфорации. На рис. 1 в верхней части показана одна половина такого плоского симметричного сопла. Проницаемая плоскость АВ параллельна плоскости симметрии сопла, она принимается за стенку рабочей части. В процессе расчета могут быть определены значения (и/ы)ж вблизи проницаемой стенки АВ, где V и и — соответственно поперечная и продольная составляющие скорости, индекс № означает, что скорости берутся не на самой стенке, а на некотором расстоянии от нее — на плоскости МР, где уже не чувствуются периодические изменения, связанные с чередованием непроницаемых участков и участков свободной поверхности.
Если мы получим на плоскости АВ потребные значения (и/«) ж, то удалив часть сопла, расположенную выше АВ, оставим неизменным течение ниже АВ, включая однородный поток в характеристическом треугольнике СДЕ.
Для того чтобы это можно было реализовать практически, необходимо знать граничное условие на проницаемой плоскости АВ, т. е. соотношение, содержащее характеристики течения газа через отверстия в стенке под действием перепада давления на ней при наличии сносящего потока (см., например, [1, 4]).
Приближенное граничное условие для стенок с продольными щелями (их ширина получается переменной по длине) при условии втекания газа в камеру предложено в [3]:
ка =
V
и т
Здесь о — безразмерная степень проницаемости (в данном случае — отношение ширины щели к шагу); к — коэффициент расхода
_ Руу ' Рк
{И — 0,8 — 0,9); Мц7—число М потока у стенки; Др— -р—, рг—■
Г
давление в камере, окружающей рабочую часть, отвечающее заданному числу Моо основного потока; р^ статическое давление,
Рис. 1
р — плотность; ни = 1/м2 + V2 — скорость газа у стенки; х— показатель адиабаты.
Апробация этого условия показала хорошее согласование результатов расчета и эксперимента.
Основное предположение, сделанное авторами [3], состоит в том, что полное давление поперечного потока газа между поверхностями № и АВ равно Руг, числа М этого течения считаются малыми.
Соотношением, определяющим потребный закон изменения ширины щели а(х), при котором реализуется расчетный разгон газа и выход на однородное течение, будет равенство расхода газа через плоскость № и проницаемую стенку АВ.
Отметим, что авторы [3] при апробации граничного условия использовали подобранную ранее экспериментально форму продольной щели переменной ширины, обеспечивающую удовлетворительное качество потока с небольшими сверхзвуковыми числами М.
В настоящей статье исходным является численный расчет характеристик течения в сверхзвуковом сопле, в процессе которого определяется контур щели, причем опытные данные не требуются.
С использованием упомянутого выше граничного условия были рассчитаны координаты продольных профилированных щелей для получения в рабочей части модельной установки однородного потока с числами Мр=1,2-н1,3. Контур сверхзвукового разгонного участка исходного плоского сопла задавался в виде кубической параболы. Параметры потока на разгонном участке находились в результате численного решения прямой задачи методом характеристик. Расчет начинался от критического сечения с прямолинейной характеристики, соответствующей числу М — 1,01, и продолжался до тех пор, пока число М на плоскости симметрии не достигало Мр. Затем по параметрам течения на последней характеристике разгонного участка и условиям однородного течения в выходном характеристическом ромбе находились контуры выравнивающих участков и параметры течения на плоскости №.
Для обоих сопл полувысота критического сечения Л* = 90 мм, длина /. = 230 мм; максимальный угол наклона контура сопла 0^ = 0,0274 в случае сопла Мр=1,2 и 0^ = 0,0532 в случае сопла Мр=1,3.
Считалось, что давление рк равно статическому давлению однородного потока, соответствующему каждому Мр. Контуры (полуширина у) рассчитанных таким образом симметричных относительно оси х щелей для получения в рабочей части однородного течения показаны в нижней части на рис. 1. Видно, что щели имеют «линзообразную» форму. Для сопла Мр=1,2 максимальное значение степени перфорации атах=П%, для сопла Мр=1,3 —(Ттах=17%.
Для экспериментов использовалась прямоточная трансзвуковая аэродинамическая труба периодического действия. Ее схема приведена на рис. 2. Показаны основные элементы установки и их размеры. Рабочая часть имеет квадратное поперечное сечение 180X180 мм и длину 500 мм. Краткое описание установки имеется в [5].
В данном случае боковые панели имели по четыре продольные профилированные щели длиной 230 мм. Участок панели за щелями был в большинстве случаев непроницаемым. Верхняя и нижняя панели были также непроницаемыми. Вся рабочая часть заключена в камеру, куда воздух может вытекать через щели в боковых панелях, а затем в выхлопной тракт аэродинамической трубы.
Таким образом, каждая пара панелей с профилированными щелями могла рассматриваться как плоское расходное сопло, создающее на
непроницаемом участке рабочей части однородный поток газа с небольшими сверхзвуковыми-числами М.
Боковые стенки рабочей части были параллельны оси трубы. Верхняя и нижняя стенки могли устанавливаться для компенсации влияния вязкости под углом а от 0 до 30' (площадь рабочей части увеличивалась при этом вниз по потоку). Приведенные ниже данные получены при а = 30'.
На боковых проницаемых стенках разгон газа происходит по всей длине щелей, а однородный поток реализуется, строго говоря, за профилированными щелями. Верхняя и нижняя непроницаемые стенки соответствуют плоским стенкам исходного сопла, вдоль которых происходит течение газа с разгоном до однородного потока в прямолинейном характеристическом треугольнике СДЕ и ниже по течению, за соплом.
Эксперименты проведены в аэродинамической трубе при отсутствии державки и модели в рабочей части.
В отдельных опытах при л;>250 мм боковые панели имели продольные щели постоянной ширины, соосные с профилированными, они продолжались до конца стенки. Верхняя и нижняя панели при х>250 мм были перфорированы круглыми отверстиями. Коэффициент проницаемости вертикальных и горизонтальных панелей на этих участках был равен 5%.
При экспериментах измерялось давление воздуха в форкамере установки Рф, распределение давления р по оси боковой и верхней панелей, давление рк в камере, окружающей рабочую часть.
По величине р/рф определялись числа М по длине боковой и верхней панелей рабочей части, значение рк/рф определяло некоторое условное число Мк, которое реализуется при отсутствии втекания газа из рабочей части в камеру.
На рис. 3 приводятся полученные в эксперименте распределения чисел М на оси боковой и верхней панелей рабочей части по текущей длине х для профилированных щелей на числа Мр=1,2 и 1,3, когда все панели при х>230 мм были непроницаемыми. Здесь же приведены расчетные кривые для плоской и профилированной стенок исходных сопл. Совпадение расчетных и экспериментальных данных можно считать удовлетворительным. Экспериментальные точки достаточно точно воспроизводят расчетный закон возрастания чисел М на плоской и боковой стенках расходных сопл. Среднее значение величины неравномер-
М„=13;с< *30
— ^ * 0 * ? * о
^ ' у --------------расчет 1 боковая стейка
• / • эксперимент / ( перфорированная)
J
100
200 Рис. 3
300 х,мм
М
12
0,8
ом,
Верхняя стен на Мр =12 ;« = 30
100
ности течения
дм
М
200
3.00
М; -125
•О,ВО • 0,60
400 х,мм
Рис. 4
за профилированными щелями при х>200 мм со-
ставляет ~ 1 %.
На рис. 4 приведены распределения чисел М по всей длине панелей. Данные соответствуют числу Мр=1,2, перфорированным круглым отверстиям верхней и нижней стенкам и боковым стенкам со щелями при
х>250 мм (см. выше). Около каждой экспериментальной кривой на этих рисунках указано число M¿, отвечающее фиксированной точке (х = 200 мм) на боковой панели. Реализация режима по числу М* достигалась изменением давления в форкамере установки.
Видно, что в опытах были получены M¿>MP и M¿<MP, включая режимы с дозвуковыми скоростями.
Хотя при числах Мг=/=МР профилированные щели работают в нерасчетных условиях, они обеспечивают течение, близкое к однородному, во всем рассмотренном диапазоне чисел М. Так, при дозвуковых значениях М, величина неравномерности потока ДМ/М в рабочей части составляет ~0,5%. Отметим, что картина течения в указанном случае аналогична полученной в [6].
Переход через скорость звука не сопровождается какими-либо особенностями.
При сверхзвуковых скоростях в районе профилированных щелей происходит плавное нарастание скорости до значений М = Мг-, за ними неравномерность потока близка к случаю расчетного течения (~1%), а в некоторых режимах (на верхней стенке) величина неравномерности достигает — 1,5%.
Отметим также, что в указанных опытах значения M¡ и Мк (определенные в зависимости от величины рк/рф) были близки между собой.
Для сопла МР= 1,3 характеристики течения качественно совпадают с приведенными на рис. 4. Из рис. 4 можно заключить, что расходные профилированные трансзвуковые сопла обладают определенной много-режимностью.
На основании приведенных данных можно сделать вывод, что в рассмотренных случаях формирование трансзвукового потока в рабочей части с профилированными продольными щелями происходит практически без перерасширения при приемлемой неравномерности потока.
ЛИТЕРАТУРА
1. Гродзовский Г. Л., Никольский А. А., Свищев Г. П., Таганов Г. И. Сверхзвуковые течения в перфорированных границах. —
М.: Машиностроение, 1967.
2. L a d s о п С. L. Description and calibration of the Langley 6-by-28 inch transonic tunnel — NASA TN-D-8070, 1975.
3. Ramaswamy M. A., Cornett E. S. Supersonic flow development in slotted wind tunnels. — AIAA J. 1982, vol. 20, N 6.
4. Мёдер П., В у д А. Влияние типа стенок околозвуковой трубы на характер течения. «Механика». — Сб. переводов и обзоров иностранной литературы, 1957, т. 44, № 4.
5. Борисов С. Ю., Искра А. Л., Лыжин О. В., П а с о-в а 3. Г. Экспериментальное исследование трансзвуковой аэродинамической трубы с отсосом при различных углах установки перфорированных панелей рабочей части. — Ученые записки ЦАГИ, т. 13, № 4, 1982.
6. Sewall W. G. Wall pressure measurements for three — dimensional transonic tests. — AIAA Paper, N 84-0599, 1984.
Рукопись поступила 26/III 1986 г.
