Влияние относительной толщины прямоугольного крыла малого удлинения и числа Рейнольдса на режимы перестройки структуры обтекания Текст научной статьи по специальности «Механика и машиностроение»

Том XVI

УЧЕНЫЕ ЗАПИСКИ Ц А Г И

19 85

№ 3

УДК 629.735.33.015.3.025.1

ВЛИЯНИЕ ОТНОСИТЕЛЬНОЙ толщины ПРЯМОУГОЛЬНОГО КРЫЛА МАЛОГО УДЛИНЕНИЯ И ЧИСЛА РЕИНОЛЬДСА НА РЕЖИМЫ ПЕРЕСТРОЙКИ СТРУКТУРЫ ОБТЕКАНИЯ

В. я. Нейланд, Г. И. Столяров, В. Г. Табачников

Приводятся экспериментальные данные по стационарным су, тпг и нестационарным т^г + /я® аэродинамическим характеристикам при малых дозвуковых скоростях в широком диапазоне углов атаки. Рассмотрены прямоугольные крылья малого удлинения (Л,— 1,0) различной относительной толщины профиля с=0,05-^0,21. Показано, что относительная толщина оказывает заметное влияние, как на режимы перестройки структуры обтекания крыльев, так и на саму структуру отрывных течений.

Показано, что с увеличением толщины крыла в диапазоне 0,05<с< <0,12 угол атаки «1 , соответствующий скачкообразному переходу от безотрывного обтекания к сложному вихревому течению с обширной циркуляционной зоной в середине крыла, растет. На толстом прямоугольном крыле (с=0,21) переход от безотрывного обтекания к глубокому отрыву сопровождается зарождением и трансформацией по углам атаки локальных зон отрыва на верхней поверхности крыла.

Возрастание числа Рейнольдса для прямоугольных крыльев с с<0,12 вызывает смещение с^ на большие значения и заметное расширение ги-стерезисных петель в зависимостях су, тг по а в окрестности этого критического режима.,

В работе [1] показано, что переход от безотрывного течения к глубокому или полному отрыву на прямоугольном крыле малого удлинения с относительной толщиной с = с/Ь — 0,09, где с — толщина, Ь — хорда профиля, сопровождается зарождением сложного отрывного вихревого течения. 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 в остальной части крыла (рис. 1,а).

Возникновение при некотором угле атаки а* <акр, где аКр — угол' атаки, соответствующий полному отрыву потока на крыле, отрыва потока ц носовой части крыла приводит при сильном взаимодействии концевых вихревых жгутов с пограничным слоем к скачкообразному развитию сложного вихревого течения с обширной циркуляционной зоной в

середине крыла (см. рис. 1,6). При этом меняется и сама структура вихревого концевого жгута [2].

В работе [1] также отмечалось, что при увеличении угла атаки сложное отрывное течение возникает при некотором числе Ие практически мгновенно, тогда как при уменьшении угла атаки исчезновение

а)

«=22'э

б)

Рис. 1

а) 1—застойная зона; 2—область возвратного течения; б) 1—отрыв по передней кромке; 2—застойная зона; 3—цир' куляционная зона; 4—линия растекания; 5—эффект от концевого вихревого жгута

циркуляционной зоны происходит постепенно, что и приводит к неоднозначности структуры обтекания и интегральных аэродинамических характеристик в некотором диапазоне углов атаки. Делалось предположение о том, что режим перестройки от безотрывного обтекания к отрывному течению с обширной циркуляционной зоной будет зависеть как от числа Ие, так и от профилировки крыла и его относительной толщины.

Настоящая работа посвящена исследованиям влияния относительной толщины прямоугольного крыла малого удлинения Л~1,0 и числа Ие на режимы перестройки структуры обтекания. В основу этих исследований положены результаты систематических испытаний по определе-

а)

Ю

0,5

г,}«»«; *

JO* * * t i « ш

i?«

Прямой Обратный ход ход

с =0,05 0,09 ОД 021

10°

10°

30

40°

6)

0,05

xr= 0,36 ,Re=(l,0 +1,13)-106

»

fiA *

Л4гл ***** X

4 4?x

O 0 o ° O *+

íA1 л

Пряной Обратный

ход ход

• «г с — 0,05

о о 0,09

X * ОД

Д А 0,21

10°

о —

2Г

•г

*

30°

л W

¿Г

а

, «г

'*v" :

" jr 4 $***

Рис. 2

erar

нию стационарных и нестационарных аэродинамических характеристик

ш , а

Су, mz, тгг + тг в широком диапазоне углов атаки, а также результаты исследований структуры потока, полученные с помощью визуализации течения на крыле при малых дозвуковых скоростях, соответствующих числам Re= (0,5-f-2,0) • 10е.

1. Рассмотрим некоторые результаты статических и динамических испытаний прямоугольных крыльев малого удлинения Х~1,0, скомпонованных из симметричного профиля серии NACA с относительной толщиной с=0,05; 0,09; 0,12 и 0,21.

На рис. 2 представлены зависимости коэффициентов нормальной силы су и момента mz от а.

Из приведенных графиков видно, что изменение су по углам атаки в диапазоне а=0-н10° имеет один и тот же характер независимо от относительной толщины крыла и носит существенно нелинейный характер. Ярко выраженный максимум кривых су(а) при числе 1?е=(1,0-^ н-1,24)- 10е получен на углах атаки аКр=38о-ь40°.

Последующее увеличение углов атаки а>40р приводит к скачкообразному уменьшению су. Это обусловлено возникновением на этих углах атаки полного срывного обтекания.

Несколько иной характер носит зависимость тх(а) (см. рис. 2,6). На углах а = 0-М0° испытанные крылья (с —0,05-^0,21) для выбранного положения условного центра масс в долях хорды хт = 0,36 статически неустойчивы (т1 > 0) . Диапазон углов атаки, где с ростом а наблюдается резкое уменьшение тг, приводящее к возникновению восстанавливающего момента (т2<0), смещается с ростом относительной толщины крыла на большие углы атаки. Второе скачкообразное изменение коэффициента продольного момента наблюдается в окрестности критического угла атаки аКр = 38о-=-40°.

При уменьшении угла атаки выявлен гистерезис в зависимостях су(а) и, особенно, тг(а) для крыльев с относительными толщинами профиля с = 0,09 и 0,12. Так для крыла с с = 0,09 имеет место неоднозначность аэродинамических характеристик в диапазоне углов атаки а=21,5°-=-15°, а для крыла с с = 0,12 — в диапазоне а= (27°-^28°) ч-(2Г—22°).

С целью выяснения физической сущности этого явления была проведена визуализация структуры течения. Как показали эти исследования, переход от безотрывного типа течения к полному отрыву на крыльях с с = 0,05-ь0,12 сопровождается зарождением сложного отрывного вихревого течения (см. рис. 1), вид которого подробно описан в работе [1].

Неоднозначность аэродинамических характеристик, обусловленная гистерезисными явлениями в диапазоне аз<а<аь где аз — угол атаки, соответствующий восстановлению безотрывного обтекания при обратном ходе изменения угла, связана с постепенной трансформацией циркуляционной зоны в середине крыла при уменьшении а (рис. 3). Переход же от безотрывного обтекания к сложному вихревому течению при увеличении а происходит практически мгновенно.

Таким образом, увеличение отнсительной толщины профиля в диапазоне с = 0,05^0,12 на прямоугольном крыле малого удлинения приводит к смещению перехода течения от безотрывного обтекания к сложному вихревому течению с обширной циркуляционной зоной на большие углы атаки. Отметим одну особенность в аэродинамических характеристиках прямоугольных крыльев с различной относительной толщиной. Как показывает анализ результатов статических испытаний, увеличение относительной толщины крыла (с = 0,05-^0,12) вызывает заметное уменьшение величины коэффициента максимальной величины нормальной силысу^^ (рис. 3). Этот результат связан, видимо, с существенным

уменьшением интенсивности концевого вихревого жгута крыла при с —0,12 на углах атаки, при которых образуется циркуляционная зона («>27°),.

На рис. 4 приведены зависимости коэффициента тангенциальной силы сж(а) для прямоугольных крыльев с относительной толщиной профиля "с = 0,12 ц 0,21.

Рис. 3

Известно, что режим образования интенсивного срывного обтекания крыла соответствует углу атаки, при котором наблюдается резкое изменение тангенциальной силы. Так, например, переход от безотрывного обтекания к сложному отрывному вихревому течению сопровождается резким скачкообразным увеличением тангенциальной силы сх крыла с с — 0,12 (рис. 4). На более толстом крыле с с = 0,21 имеет место монотонное изменение коэффициента тангенциальной силы сх по углам атаки а, начиная с режима безотрывного обтекания (малые углы атаки) и кончая режимом полного отрыва. Такой характер зависимости сх(а) позволяет высказать предположение, что переход от безотрывного обтекания крыла к глубокому отрыву сопровождается зарождением локальных зон отрыва на верхней поверхности крыла и их постепенной трансформацией с ростом угла атаки (рис. 3).

Проведенная визуализация течения подтвердила это предположение (рис. 5). В отличие от обтекания прямоугольных крыльев малого удлинения а~1,0 с относительной толщиной профиля с<0,12 на более толстом крыле (с = 0,21) уже на углах атаки а~10° в носовой части профиля возникает «пузырь» отрывного течения небольшой протяженности. Длина этого пузыря соответствует 2-т-2,5%; длины хорды.

Возникновение пузыря отрывного течения оказывает заметное влияние как на интенсивность концевых вихревых жгутов, приводя к ее увеличению, так и на структуру отрывного течения и ее трансформацию

на больших углах атаки. Необходимо отметить, что на углах атаки а~10°, кроме возникновения пузыря, в кормовой части корневых сечений появляется небольшая застойная зона (см. рис. 5), которая при а=30°ч-34° резко увеличивается, достигая середины хорды в центральных сечениях крыла. При дальнейшем увеличении угла атаки застойная

Рис. 5

/—короткий пузырь; 2—область вторичного присоединения; 3—застойная зона; 4—эффект от концевого жгута

зона перемещается вверх по потоку, приводя к возникновению в окрестности задней кромки области с возвратным течением.

Таким образом, при углах атаки а = 34°н-40° можно выделить три зоны отрывного течения для крыла с = 0,21: 1) в носовой части крыла— пузырь отрывного течения: 2) в середине крыла — застойную зону, 3) область с возвратным течением в кормовой части. При последующем увеличении угла атаки при а = 41°-ь42° происходит «взрыв» пузыря отрывного течения и возникновение единой застойной зоны в передней части крыла. Разрушение носового «пузыря» приводит, видимо, к резкому уменьшению интенсивности концевых вихревых жгутов. Вследствие такой трансформации отрывных течений имеет место уменьшение

нормальной силы крыла по углам атаки, что позволяет считать режим «взрыва» пузыря отрывного течения началом полного отрыва.

Описанный выше процесс изменения отрывных течений по углу атаки приводит к некоторым особенностям, для нормальной силы крыла. Переход к более толстому крылу (от с = 0,12 к с=0,121) сопровождается резким увеличением величины коэффициента максимальной нормальной силы сУшах на тех же критических углах атаки (рис. 2 и 3).

Отметим, что значение су для прямоугольного крыла с удлинением

тах

Я, = 1,0 и относительной толщиной с=0,18 [4] практически такое же, как и для крыла с с = 0,21.

При этом изменение характера отрывного течения по углам атаки на прямоугольном крыле с большой относительной толщиной с>0,18 приводит к заметному уменьшению диапазона неоднозначности структуры течения, а в некоторых случаях и к полной его ликвидации.

Рассмотрим зависимости комплекса аэродинамических производных т°гг -(- т\ по углам атаки, характеризующего продольное

демпфирование моделей, где мГ* — производная коэффициента продольного момента по безразмерной угловой скорости тангажа (В2== > т1 — производная коэффициента продольного момента

* со

по безразмерной угловой скорости изменения угла атаки по вре-

~ Ь , Г т г

мени —а = —.-р— , / — время, о — хорда крыла, 1/«. — скорость не-

№ * оо

возмущенного потока. Они получены методом вынужденных колебаний с малой амплитудой 6а=1,5° и 3° при постоянной частоте /= 1,7 Гц. Эти данные приведены на рис. 6 для крыльев малого удлинения X = 1,0 при всех исследованных толщинах с = 0,05-^-0,21 и постоянных числах Ие = (1,0-*-1,24)-10®.

Обращает на себя внимание постоянство величины комбинации т/ т\ в некотором диапазоне углов атаки для всех крыльев, что обусловлено отсутствием полностью отрывного обтекания. С возрастанием относительной толщины профиля диапазон углов атаки, при котором сохраняется этот режим обтекания крыльев, заметно расширяется. Вследствие этого диапазон углов атаки, где реализуется постоянство демпфирующих свойств крыла, также расширяется от а« 12° до 30°.

При больших углах атаки для каждой толщины с, начиная со своего угла <*!, имеет место заметное изменение нестационарных аэродинамических характеристик, приводящее, вообще говоря, к появлению в некотором диапазоне углов атаки существенного антидемпфирования

Влияние амплитуды колебаний проявляется для углов атаки, соответствующих возникновению и развитию сложного отрывного течения на крыльях при с = 0,09-^0,12, и сохраняется вплоть до возникновения полного отрыва (см. рис. 6). Наиболее сильное влияние амплитуды колебаний наблюдается на сравнительно тонком крыле (с = 0,09), что связано с интенсивным изменением циркуляционной области на углах а~ 15°-4-24°. Для толстого крыла (с = 0,21) на больших углах атаки (а>30°), где наблюдается резкое увеличение застойной зоны в центральных сечениях крыла, влияние амплитуды колебаний 6„ незначительно.

Итак, проведенный выше анализ поведения стационарных и нестационарных аэродинамических характеристик по углам атаки, а также данные по визуализации течения на крыльях различной относительной толщины для чисел — ('1,0н-1,24) • 106 показывают следующее. Увеличение толщины профиля до с = 0,15 сдвигает на большие углы атаки возникновение сложного вихревого 2ечения с обширной циркуляционной зоной. На более толстом крыле (с>0,18) переход от безотрывного обтекания к полному отрыву сопровождается зарождением и развитием по углам атаки локальных зон отрыва на верхней поверхности крыла.

2. Влияние числа Рейнольдса на коэффициент продольного момента было исследовано для крыльев с тремя значениями относительной толщины с: 0,09; 0,12 и 0,21. Если при прямом ходе по а увеличение числа Re приводит к возрастанию диапазона углов атаки, на которых происходит безотрывное обтекание, то характер изменения аэродинамических характеристик при уменьшении угла атаки и различных числах Re подчиняется одному общему закону; и соответствует зависимости mz(а), полученной при малом значении числа Re. Этот результат хорошо согласуется с результатами работы [5].

Отметим, что имеют место числа Re, при которых зависимости mz(а) при прямом и обратном ходах совпадают (отсутствует гистерезис). Так, например, для крыла с с = 0,05 это число Re~106 (см. рис. 2),. для с = 0,09 — Re = 0,64-106. Возможно, что отсутствие гистерезиса в аэродинамических характеристиках для крыла с с = 0,12 будет наблюдаться при числах Re-CO,64 • 10е. Все это достаточно хорошо согласуется: с аналогичными испытаниями, проведенными в разных аэродинамических трубах ЦАГИ, имеющими примерно одинаковые коэффициенты начальной турбулентности.

Учитывая, кроме того, результаты работы [6], можно считать, что обтекание крыльев при указанных числах Рейнольдса происходит в основном с ламинарным пограничным слоем. Тогда можно высказать предположение, что образование гистерезисных петель в стационарных аэродинамических характеристиках на углах атаки, существенно меньших акр, обусловленных возникновением сложного вихревого течения с циркуляционной зоной в середине крыла, может быть в основном лишь при наличии турбулентного пограничного слоя, т. е. при испытаниях крыльев с большими числами Рейнольдса.

ЛИТЕРАТУРА

1. H е й л а н д В. Я., С т о л я р о в Г. И. Об одном виде отрывного течения на прямоугольном крыле малого удлинения. — Ученые записки ЦАГИ, 1982, т. XIII, № 1.

2. Отрывное обтекание тонких крыльев несжимаемой жидкостью. — Сб. статей./Под ред. проф. Белоцерковского С. М. — Труды ЦАГИ, 1978, вып. 1915.

3. Чжен П. Управление отрывом потока. — М.: Мир, 1979.

4. Белоцерковский С. М., Табачников В. Г. Экспериментальные исследования влияния формы кромок и относительной толщины на характеристики прямоугольных крыльев малого удлинения. — Технические отчеты ЦАГИ, 1968, вып. 344.

5. Курьянов А. И., Столяров Г. И., Штейнберг Р. И. О гистерезисе аэродинамических характеристик. — Ученые записки ЦАГИ, 1979, т. X, № 3.

6. В u р m а п п К. und U 1 г i с h A. Systematische Untersuchungen über der Einfluß des Profilform auf die Lage des Umschlagpunktes. Technische Berichte aus jahrbuch 1943 des deutschen Luftfahrforschung. Band 10 (1943), Heft 9 (15 September).

Рукопись поступила 19jVIII 1983 г.