Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Вихревое течение в следе за крылом при числе маха 6 22
1.1 Методика экспериментального исследования 22
1.2 Методика определения размеров вихревого ядра по изображениям 29
1.3 Параметры течения в вихревом следе за крылом 30
1.4 Валидация результатов численного моделирования 46
Выводы по главе 1 51
Глава 2. Взаимодействие следа за крылом и телом вращения с ударной волной на входе в модельный воздухозаборник при числе маха 6 52
2.1 Методика экспериментального исследования 52
2.2 Структура и параметры течения в следе за крылом и телом вращения 58
2.3 Модельный воздухозаборник в свободном потоке 60
2.4 Структура и нестационарные характеристики течения при взаимодействии вихревого следа за крылом с ударной волной на входе в модельный воздухозаборник 61
2.5 Структура и нестационарные характеристики течения при взаимодействии следа за телом вращения с ударной волной на входе в модельный воздухозаборник 62
2.6 Сравнение процессов взаимодействия вихревого следа за крылом и следа за телом вращения с ударной волной на входе в модельный воздухозаборник 64
Выводы по главе 2 69
Глава 3. Взаимодействие вихревого следа за крылом с головной ударной волной при числах маха 2, 3, 4 70
3.1 Методика экспериментального исследования 70
3.2 Методика определения размеров зоны взаимодействия вихря с головной ударной волной 74
3.3 Структура течения 76
3.4 Распределение давления и его пульсации на торце генератора головной ударной волны 89
Выводы по главе 3 97
Глава 4. Взаимодействие вихревого следа за крылом с головной ударной волной при числе маха 6 98
4.1 Методика экспериментального исследования 98
4.2 Структура течения и пульсации давления на торце генератора головной ударной волны 101
4.2.1 Влияние угла атаки крыла на структуру течения 101
4.2.2 Влияние расстояния между крылом и цилиндром на структуру течения 111
4.3 Распределение среднего давления по поверхности генератора головной ударной волны 115
Выводы по главе 4 118
Заключение 119
Список литературы 121
Приложение А. Результаты обработки данных визуализации для режимов с зоной взаимодействия конечных размеров 133
Приложение Б. Список публикаций автора по теме диссертации 144
- Параметры течения в вихревом следе за крылом
- Сравнение процессов взаимодействия вихревого следа за крылом и следа за телом вращения с ударной волной на входе в модельный воздухозаборник
- Распределение давления и его пульсации на торце генератора головной ударной волны
- Влияние угла атаки крыла на структуру течения
Введение к работе
Актуальность темы. Исследование вихревых течений при умеренных и высоких сверхзвуковых скоростях является одной из важных задач современной аэродинамики. Вихревые течения при дозвуковых скоростях изучены достаточно хорошо. За многие годы исследований накоплена богатая база экспериментальных данных, наличие которых способствует развитию всевозможных теоретических моделей, описывающих данный класс течений.
В отличие от дозвуковых скоростей, для умеренных сверхзвуковых скоростей существует ограниченное число работ, в которых приводятся количественные экспериментальные данные о вихревых течениях. Как следствие, ограничены возможности численного моделирования. На момент начала исследований, лежащих в основе диссертационной работы, экспериментальных данных о параметрах течения в ядре вихря и его окрестности для чисел Маха более 4 не было опубликовано. А именно эти диапазоны скоростей представляют наибольший интерес в рамках проектирования перспективных летательных аппаратов.
Не менее актуальной является проблема взаимодействия продольного вихря с ударной волной. Интерференция вихря с ударными волнами во многих случаях приводит к разрушению вихря, что может привести к снижению несущих свойств аэродинамических поверхностей, кризисным режимам работы двигателя и резкому изменению теплообмена. Наряду с отрицательными свойствами этого явления, оно может быть использовано как один из способов улучшения смешения в камере сгорания прямоточного воздушно-реактивного двигателя. Развитие методов численного моделирования процессов взаимодействия вихрей с ударными волнами при сверх- и гиперзвуковых скоростях напрямую связано с получением количественных экспериментальных данных в этом диапазоне скоростей.
Все, сказанное выше, позволяет сформулировать цели работы: – экспериментально исследовать характеристики вихревого следа за крылом
при числе Маха 6; – экспериментально исследовать взаимодействие вихревого следа за крылом
с ударной волной, формирующейся на входе в модельный воздухозаборник,
при числе Маха 6; – экспериментально исследовать взаимодействие вихревого следа за крылом
с ударной волной, формирующейся перед цилиндром с плоским торцом при
числах Маха от 2 до 4; – экспериментально исследовать взаимодействие вихревого следа за крылом
с ударной волной, формирующейся перед цилиндром с плоским торцом при
числе Маха 6.
На защиту выносятся следующие научные положения диссертационной работы: – результаты экспериментального исследования вихревого течения в следе за
крылом при числе Маха 6; – результаты экспериментального исследования нестационарного процесса взаимодействия вихревого следа за крылом с ударной волной, формирующейся на входе в модельный воздухозаборник, при числе Маха 6; – результаты экспериментального исследования нестационарного процесса взаимодействия вихревого следа за крылом с ударной волной перед цилиндром с плоским торцом при числах Маха от 2 до 4; – результаты экспериментального исследования нестационарного процесса взаимодействия вихревого следа за крылом с ударной волной перед цилиндром с плоским торцом при числе Маха 6.
Научная новизна результатов, представленных в диссертационной работе состоит в следующем:
– впервые экспериментально получены количественные характеристики параметров течения в следе за крылом при числе Маха 6. Выявлены особенности в распределениях полного давления и температуры торможения в вихревом следе за крылом и в ядре продольного вихря, определены его размеры и положение; – экспериментально изучены структура течения и характеристики нестационарного процесса взаимодействия вихревого следа за крылом с ударной волной на входе в модельный воздухозаборник. Показано, что вихревой след за крылом является инициатором автоколебательного процесса, характеристики которого слабо зависят от угла атаки и, следовательно, от интенсивности вихря; – зафиксированы различные режимы взаимодействия вихревого следа за крылом с головной ударной волной, формирующейся перед цилиндром с плоским торцом. Впервые обнаружены пульсирующий и автоколебательный режимы. Выявлены условия смены режимов, влияние числа Маха, угла атаки крыла и расстояния между генераторами вихря и ударной волны на характеристики процесса взаимодействия.
Научная и практическая значимость диссертационной работы заключается в следующем:
– полученные количественные данные о параметрах течения в вихревом следе за крылом дополняют базу экспериментальных знаний о сверхзвуковых вихревых течениях и могут использоваться для предсказания особенностей в распределении параметров потока для данного класса течений при больших сверхзвуковых скоростях и валидации разрабатываемых методов численного моделирования; – полученные данные о процессе взаимодействия вихревого следа за крылом с ударными волнами дополняют базу знаний об интерференционных течениях и могут использоваться для валидации методов численного моде-4
лирования. Также эти результаты могут быть полезны при разработке перспективных летательных аппаратов, в частности, для предсказания потенциально опасных компоновок его элементов; – практически показана актуальность применения в ходе одного эксперимента комплекса методов, позволяющих получать синхронизованные данные о структуре течения и количественных характеристиках процесса взаимодействия как осредненных, так и пульсационных.
Достоверность результатов обеспечена использованием в работе систем автоматизированного сбора данных, высокоточной измерительной и калибровочной аппаратуры, повторяемостью экспериментальных данных. Надежность полученных результатов обусловлена совместным использованием в ходе исследования комплекса экспериментальных методов, позволяющих изучить как структуру течения так и получить количественны данные. Достоверность результатов подтверждается сравнением данных, полученных различными экспериментальными методами, сравнением с результатами других авторов, проведенным анализом погрешностей. Данные, представленные в разных разделах диссертационной работы, дополняют друг друга и дают целостную картину изучаемого явления. Важным свидетельством достоверности является представление результатов диссертации на тематических научных конференциях, а также публикации в рецензируемых научных журналах.
Апробация работы. Основные результаты работы докладывались на семинаре «Механика вязкой жидкости и турбулентность» ИТПМ СО РАН, на семинаре «Теоретическая и прикладная механика» ИТПМ СО РАН, а также были неоднократно представлены на российских и международных конференциях, в том числе: на Международной конференции по методам аэрофизических исследований (ICMAR) (Новосибирск, 2007, 2008, 2010, 2014; Казань, 2012; Пермь, 2016), на Европейской конференции по аэронавтике и космическим наукам (EUCASS) (Брюссель, 2007; Мюнхен, 2013), на Международном семинаре по струйным отрывным и нестационарным течениям (Новосибирск, 2007; Санкт-Петербург, 2010), на международной конференции, посвященной высокоскоростным течениям (WEHSFF) (Москва, 2007), на молодежной конференции «Устойчивость и турбулентность течений гомогенных и гетерогенных жидкостей» (Новосибирск, 2008, 2010), на Международном симпозиуме по ударным волнам (ISSV) (Санкт-Петербург, 2009; Манчестер, 2011), на Международном симпозиуме по визуализации течений (ISFV) (Даегу, 2011; Минск, 2012), на Тихоокеанском симпозиуме по визуализации течений и обработке изображений (PSFVIP) (Москва, 2011), на научно-технической конференции по аэродинамике (п. Володарского, 2011), на международной научной студенческой конференции «Студент и научно-технический прогресс: Физика» (Новосибирск, 2011), на Международной конференции по неравновесным процессам в соплах и струях (NPNJ) (Алушта, 2012), на всероссийской конференции молодых ученых «Проблемы механики: теория, эксперимент и новые технологии» (Новосибирск, 2012; Новосибирск-Шерегеш, 2017), на Международном
конгрессе по теоретической и прикладной механике (ICTAM) (Пекин, 2012), на школе-семинаре СибНИА «Аэродинамика и динамика полета летательных аппаратов» (Седова Заимка, 2012), на всероссийской конференции с международным участием «Высокоэнергетические процессы в механике сплошной среды» (Новосибирск, 2017).
Личный вклад автора заключается в совместном с научным руководителем планировании, подготовке и проведении экспериментальных исследований, обработке и анализе полученных экспериментальных данных, обсуждении результатов, подготовке публикаций. Все работы, опубликованные по теме диссертации и представленные на специализированных тематических конференциях, подготовлены и доложены либо самим диссертантом, либо при активном его участии. Результаты совместных работ представлены в диссертационной работе с согласия соавторов.
Публикации. Основные результаты диссертационной работы представлены в 27 печатных работах, 2 из которых находятся в списке ВАК РФ.
Объем и структура работы. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и двух приложений. Полный объем диссертации составляет 148 страниц текста с 137 рисунками и 4 таблицами. Список литературы содержит 124 наименования.
Параметры течения в вихревом следе за крылом
На рис. 1.8 представлены результаты визуализации обтекания зонда Пито, находящегося в ядре вихря и вне его. Хорошо видно, что наличие зонда не вызывает разрушения вихревого ядра. Стоит также отметить, что при нахождении зонда за пределами вихревого ядра, отчетлива видна образующаяся перед ним головная ударная волна (рис. 1.8а). Когда зонд находится внутри вихревого ядра, такой головной ударной волны не наблюдается (рис. 1.8б). Вариантов объяснения этого факта может быть два: либо ударной волны действительно нет, – в этом случае в вихревом ядре реализуется дозвуковая скорость, либо ударная волна есть, но ее наблюдение затруднено по причине малой плотности в ядре вихря.
На рис. 1.9–1.14 показаны результаты визуализации течения методом лазерного ножа. Все данные представлены в однотипном виде. На каждой из картин течения приведен линейный масштаб, крест, показывающий положение точки с координатами Y = Z = 0 в плоскости лазерного ножа, а также значение угла атаки крыла, при котором данная картина течения зарегистрирована. Начало координат X = Y = Z = 0 находится в точке пересечения концевой хорды крыла и оси его вращения. Картины течения, зарегистрированные в одном сечении и отличающиеся лишь углом атаки, объединены в группы по 12 штук. В зависимости от хорды крыла b при одном и том же расстоянии X0 от оси его вращения до плоскости лазерного ножа получаем различные расстояния X от задней кромки крыла до плоскости лазерного ножа. Информация о сечениях, в которых выполнена визуализация течения методом лазерного ножа, представлена в табл. 1.
На рис. 1.9 представлена группа изображений, полученных в сечении, расположенном на расстоянии Хо = 25 мм от оси вращения крыла с концевой хордой Ь = 40 мм в диапазоне углов атаки а = -2 + 20. Аналогичные кадры для крыла с концевой хордой Ъ = 20 мм показаны на рис. 1.10.
Представленные изображения иллюстрируют изменения в структуре вихревого следа с увеличением угла атаки крыла. На каждом из изображений хорошо видна головная ударная волна от крыла, а также видна темная область - область вихревого следа, характеризующаяся низкими, по сравнению с набегающим потоком, значениями давления Пито. Там, где падает давление, согласно уравнению состояния должна упасть и плотность, которая напрямую связана с количеством светорассеивающих частиц. Это факт и обуславливает темный цвет наблюдаемой области. При малых углах атаки след практически симметричен. На границах просматривается образование мелких продольных вихрей. Это свидетельствует о неустойчивости течения в слое смешения на границах вихревого следа. При ненулевых углах атаки вблизи боковой кромки крыла формируется продольный концевой вихрь, образование которого обусловлено перетеканием из области высокого давления на наветренной стороне в область низкого давления на подветренной стороне крыла. Видно, что с ростом угла атаки размеры ядра вихря увеличиваются. Отметим, что в сечении Хо = 25 мм течение представляет собой, по существу, единый вихревой след. Выделить сформированное ядро продольного вихря довольно сложно.
На рис. 1.11 и 1.12 показаны результаты визуализации течения в сечении Хо = 120 мм. При а = 0 след симметричен. При ненулевых углах атаки наблюдается вихревая пелена, которая сворачивается в вихревое ядро. Сравнение результатов визуализации для крыльев с хордой Ъ = 40 мм (рис. 1.11) и хордой Ъ = 20 мм (рис. 1.12) показывает, что размер вихревого ядра тем больше, чем больше хорда крыла. Также отчетливо видно, что для обоих моделей крыла размер вихревого ядра растет с увеличением угла атаки крыла. Начиная с а = 16, наблюдается резкое увеличение области вихревого ядра и размывание его границ, что свидетельствует о возможном его разрушении.
На рис. 1.13 и 1.14 показаны результаты визуализации течения в сечении, расположенном на расстоянии Хо = 155 мм от оси вращения крыла. При угле атаки а = 0 след симметричен. При ненулевых углах атаки крыла еще более отчетливо видна вихревая пелена, сворачивающаяся в вихревое ядро.
Качественно картина течения схожа с наблюдаемой в сечении Хо = 120 мм. Аналогично предыдущим результатам, невооруженным глазом видно, что размеры вихревого ядра растут с увеличением угла атаки. Начиная с угла атаки крыла а = 16, также проявляется резкое увеличение области вихревого ядра и размывание его границ, что подтверждает результаты, о возможном разрушении вихря. Визуальное сравнение данных для крыльев с концевыми хордами Ь = 20 мм и Ь = 40 мм также показывает, что ядро вихря за крылом с большей хордой имеет систематически большие размеры.
Для получения количественной информации о размерах вихревого ядра была выполнена цифровая обработка полученных видеоизображений в соответствии с методикой, описанной в п. 1.2.
На рис. 1.15 показана зависимость размера вихревого ядра от угла атаки крыла, полученная в результате обработки изображений лазерного ножа. Как отмечено выше, при больших углах атаки возможно разрушение вихревого ядра. При нулевом угле атаки вихревого ядра не наблюдается. Поэтому данные о размерах вихревого ядра представлены в диапазоне углов атаки а = 2 -ь 14. Видно, что с ростом угла атаки крыла размеры ядра вихря возрастают почти линейно. Кроме этого, подтверждаются результаты визуального наблюдения об увеличении размера ядра вихря с увеличением хорды крыла. В работе Борового В.Я. с соавторами [49] предложено размеры вихревого ядра нормировать произведением хорды на синус угла атаки крыла Ь sin а. Такая нормировка следует из предположения о том, что размеры ядра вихря пропорциональны размеру аэродинамической тени крыла. Для крыла трапециевидной формы в плане с концевой хордой Ъ = 20 мм данные в качестве хорды взята средняя аэродинамическая хорда &СА = 31,11мм[99].
Зависимость нормированных таким образом размеров ядра вихря от угла атаки показана на рис. 1.16. В этом случае, начиная с угла атаки крыла = 4, нормированный размер ядра вихря с ростом угла атаки слабо и почти линейно уменьшается. При угле атаки = 2 концевой вихрь еще не развит, поэтому достаточно сложно определить границы его ядра. Как следствие, данные для угла атаки = 2 на рис. 1.16 имеют большой разброс. Также отчетливо видно, что размер вихревого ядра увеличивается по мере удаления от задней кромки крыла вниз по потоку.
Сравнение процессов взаимодействия вихревого следа за крылом и следа за телом вращения с ударной волной на входе в модельный воздухозаборник
Выполнено подробное сравнение экспериментальных данных, полученных при исследовании обеих компоновок, представленных на рис. 2.5 как между собой, так и с данными, полученными ранее [50].
На рис. 2.12 представлены данные о величине среднеквадратичных пульсаций на торце дросселя воздухозаборника. Хорошо видно, что нестационарный процесс взаимодействия как вихревого следа за крылом так и следа за телом вращения с ударной волной на входе в модельный воздухозаборник сопровождается ростом среднеквадратичных пульсаций давления до 40 -і- 70 раз по сравнению с пульсациями, характеризующими воздухозаборник в невозмущенном потоке. При этом уровень пульсаций для случая взаимодействия вихревого следа за крылом с ударной волной на входе в модельный воздухозаборник несколько выше чем для следа за телом вращения. Среди данных, характеризующих пульсации для разных углов атаки крыла, нельзя выделить никакой монотонной зависимости.
На рис. 2.13 представлены данные о частоте первой дискретной составляющей для всех исследованных режимов. Максимальная частота пульсаций зафиксирована для модельного воздухозаборника в свободном потоке. Эта частота соответствует частоте четвертьволнового резонанса для полузакрытой трубки с аналогичными размерами. Несколько меньшая частота пульсаций наблюдалась при взаимодействии следа за телом вращения с ударной волной на входе в модельный воздухозаборник. Еще меньшая частота характеризует процесс взаимодействия вихревого следа за крылом с ударной волной на входе в модельный воздухозаборник для разных углов атаки крыла. При этом, также отсутствует монотонная зависимость частоты от угла атаки.
На рис. 2.14 представлена зависимость числа Струхаля от угла атаки крыла. Число Струхаля вычислялось по частоте первой дискретной составляющей и длине канала воздухозаборника. Для числа Струхаля также не было выявлено никакой зависимости от угла атаки крыла.
На рис. 2.15 представлено распределение среднего давления вдоль канала воздухозаборника. Как и ожидалось, при взаимодействии вихревого следа за крылом с ударной волной на входе в воздухозаборник уровень давления в канале ниже, чем в случае воздухозаборника в свободном потоке. При взаимодействии следа за телом вращения с ударной волной на входе в модельный воздухозаборник уровень давления в канале также ниже чем в случае для изолированного воздухозаборника, но при этом выше чем для случая взаимодействия вихревого следа за крылом с ударной волной на входе в модельный воздухозаборник.
В табл. 2 представлены сводные данные по пульсациям давления на торце дросселя воздухозаборника, частоте первой дискретной составляющей и числам Струхаля, приведенные на рис. 2.12 - 2.14.
Таким образом, след за крылом является инициатором автоколебательного процесса, характеристики которого (стандартное отклонение, частота первой дискретной составляющей и уровень давления в канале воздухозаборника) практически не зависят от угла атаки крыла, а значит, и от интенсивности вихря.
След за телом вращения, также как и вихрь, является инициатором автоколебательного процесса, частота первой гармоники и уровень давления в канале для которого выше, а амплитуда пульсаций давления и масштаб вылета зоны взаимодействия вверх по потоку меньше чем в случае взаимодействия следа за крылом с ударной волной на входе в модельный воздухозаборник.
По-видимому, наблюдаемый автоколебательный процесс вызван не особенностями взаимодействия вихревого следа с ударной волной, а неоднородностью полей продольного числа Маха и давления на входе в воздухозаборник. Условия эксперимента, при которых наблюдались автоколебания не противоречат критерию периферийного максимума, сформулированного для подобных конфигураций в работе [109]. Именно поэтому, эксперименты по исследованию взаимодействия следа за крылом с ударной волной на входе в модельный воздухозаборник типа трубки Пито не моделируют процесс взаимодействия вихревого следа с ударной волной. Это другая задача, изучающая попадание вихревого следа в канал с дросселем.
Вполне возможно, что автоколебательный режим взаимодействия должен был наблюдаться и Калхораном с соавторами [48]. Однако, в цитируемой работе визуализация течения проводилась с частотой 2 кадра в секунду (при времени экспозиции 1 мкс), что было недостаточно для анализа изменения картины течения во времени. Кроме этого, пульсации давления измерялись не на торце дросселя, а на приемной части зонда, установленного по оси канала выше по потоку от передней кромки воздухозаборника. Поэтому датчик давления в одни моменты времени фиксировал мгновенные значения давления в области взаимодействия, а в другие – давление в следе за крылом. Естественно, что уровни давления и его пульсаций при этом отличались в несколько раз. Именно поэтому авторы трактовали полученные экспериментальные данные как подтверждение наличия так называемого «бимодального» процесса взаимодействия.
Распределение давления и его пульсации на торце генератора головной ударной волны
Для всех режимов, структура течения которых описана выше, получены распределения среднего давления на торце генератора головной ударной волны. Каждая приведенная пара графиков (рис. 3.36 -3.43), соответствующая двум взаимно ортогональным направлениям, вдоль которых выполнены дренажные отверстия (см. рис. 3.2 и 3.3), характеризуется своим сочетанием диаметра генератора головной ударной волны и расстояния от задней кромки крыла до него. Разные углы атаки крыла показаны разными кривыми. На некоторых графиках (для режимов, для которых были выполнены соответствующие измерения) также приведены распределения давления на торце генератора головной ударной волны, находящегося в свободном потоке. Координаты дренажных отверстий вдоль радиуса нормированы на радиус цилиндра.
На рис. 3.36 представлены данные о распределении среднего давления на торце генератора головной ударной волны для числа Маха М = 2, углов атаки крыла а = 0; 2,5, цилиндра диаметром d = 50 мм и относительного удаления X/d = 3,5. Видно что давление в центре цилиндра для угла атаки а = 2,5 меньше давления для угла а = 0. Некоторая несимметричность в распределении давления обусловлена несимметричностью обтекания, вызванной непопаданием вихря в центр генератора головной ударной волны, а также разным уровнем давления в набегающем потоке и следе за крылом. Кроме этого, сам режим течения согласно результатам визуализации (см. рис. 3.6 - 3.7) является существенно нестационарным, что, естественно, отражается на распределениях давления.
На рис. 3.37 приведены аналогичные данные для числа Маха М = 3, углов атаки крыла а = 0; 2,5; 5; 7,5; 10, цилиндра диаметром d = 50 мм и относительного удаления X/d = 3,5. Точно также наблюдается некоторая несимметричность распределений давления, обусловленная теми же причинами что и для предыдущего режима.
Уровень давления на торце генератора головной ударной волны падает с ростом угла атаки крыла. Этот результат согласуется с данными визуализации, состоящими в том, что угол наклона конической ударной волны уменьшается с ростом угла атаки крыла, что, в свою очередь, приводит к уменьшению давления за коническим скачком.
На рис. 3.38 приведены данные для числа Маха М = 4, углов атаки крыла а = 2,5; 5, цилиндра диаметром d = 50 мм и относительного удаления X/d = 3,5. Помимо этого, на графике также представлено распределение давления на торце генератора головной ударной волны, находящегося в невозмущенном потоке (без крыла). Аналогично, прослеживается тенденция уменьшения давления в центре цилиндра с ростом угла атаки крыла, которая согласуется с результатами визуализации об уменьшении наклона конической ударной волны и уменьшении давления за ней.
На рис. 3.39 приведены данные для числа Маха М = 4, углов атаки крыла а = 0; 2,5; 5; 7,5; 10, цилиндра диаметром d = 50 мм и относительного удаления X/d = 3,96. Аналогичным образом прослеживается монотонно убывающая зависимость давления в центре цилиндра с ростом угла атаки крыла.
При увеличении относительного удаления до величины X/d = 7,14 кардинальных изменений не происходит, - давление на торце цилиндра падает с ростом угла атаки крыла (рис. 3.40).
При использовании генератора головной ударной волны большего диаметра (рис. 3.41) не происходит изменения в распределении давления на торце модели. Распределения похожи на полученные для модели меньшего диаметра.
Таким образом, для всех исследованных режимов давление в центре генератора головной ударной волны падает с ростом угла атаки крыла. Это согласуется с результатами визуализации, фиксирующей уменьшение угла наклона конического скачка, ограничивающего зону взаимодействия. А как известно, давление за коническим скачком падает с уменьшением его угла [118].
На рис. 3.43 представлены итоговые зависимости давления в центре генератора головного скачка от угла атаки крыла для всех исследованных режимов. Результаты эксперимента дополнены данными, полученными ранее [119]. Видно что все режимы, сопровождающиеся образованием пульсирующей зоны взаимодействия (углы атаки крыла 5), характеризуются уменьшением давления на торце генератора головной ударной волны с ростом угла атаки крыла. При реализации режима с конической ударной волной ( 5), ограничивающей зону взаимодействия, давление на торце генератора головной ударной волны практически не зависит от угла атаки крыла.
Для каждого из режимов выполнено измерение пульсаций давления на торце генератора головной ударной волны. На рис. 3.44 представлены зависимости среднеквадратичных пульсаций давления от угла атаки крыла.
Пульсации давления ведут себя примерно также как давление на торце цилиндра: уменьшаются с увеличением угла атаки крыла в рамках пульсирующего режима взаимодействия ( 5) и остаются практически постоянными с ростом угла атаки в рамках режима взаимодействия с конической зоной взаимодействия ( 5).
Основываясь на полученных результатах, можно сформулировать причину перехода от режима с пульсирующей зоной взаимодействия к режиму с конической зоной. Как известно, газ с низким значением осевой компоненты импульса не может проникнуть в область высокого давления за головной ударной волной [49]. Поэтому, при взаимодействии вихревого следа за крылом с головной ударной волной происходит ее деформация. Это приводит к образованию почти изобарической застойной области 3 (рис. 3.45), ограниченной слоем смешения 2 и конической ударной волной 1. С увеличением интенсивности вихря происходит уменьшение полного давления в его ядре, что приводит к уменьшению угла наклона конической ударной волны и увеличению продольного размера зоны взаимодействия. Угол наклона конической ударной волны соответствует такому статическому давлению P2 за ней, которое уравновешивает полное давление в ядре вихря P0c.
Если при достижении равновесия размер зоны взаимодействия достаточно велик для того, чтобы генератор головной ударной волны полностью поместился внутри застойной области (рис. 3.45), тогда реализуется режим обтекания с конической зоной взаимодействия. Если же размер зоны мал и сверхзвуковой слой смешения попадает на торец цилиндра, тогда реализуется режим с пульсирующей зоной взаимодействия, похожий на режим, наблюдаемый, например, на теле с иглой [61—63] или при обтекании пары тел [53; 54; 56—58].
Таким образом, режим обтекания зависит от величины дефицита давления в вихревом ядре, что полностью объясняет возникновение пульсирующего режима при малых углах атаки крыла и конического – при больших.
Влияние угла атаки крыла на структуру течения
В табл. 4 представлены данные о пульсациях давления на торце генератора головной ударной волны для случая цилиндра в невозмущенном потоке (СЦ), а также при взаимодействии вихревого следа за крылом с головной ударной волной при X/d = 3,69.
При обтекании цилиндра невозмущенным потоком наблюдалась типичная картина с отошедшей ударной волной. На рис. 4.2 показаны зависимости сигналов датчика пульсаций давления от времени (рис. 4.2а), распределения спектральной плотности мощности для двух датчиков (рис. 4.2б) и функция когерентности сигналов двух датчиков С12 (рис. 4.2б).
Сигналы обоих датчиков соответствуют белому шуму со среднеквадратичным отклонением менее 1% (см. табл. 4). Полученные для этого случая значения коэффициенты эксцесса 74 3 и асимметрии 73 0 (табл. 4) свидетельствуют о том, что сигналы датчиков пульсаций соответствуют нормальному распределению.
Установка трапециевидного крыла (см. рис. 1.3) перед цилиндром на расстоянии X = 155 мм, радикально меняет структуру течения. На рис. 4.3 показаны характерные изображения, полученные при взаимодействии следа за крылом с головной ударной волной при угле атаки крыла а = 0. В этом случае зона взаимодействия представляет собой область завихренного потока, ограниченную ударной волной, форма которой близка к конической.
Соответствующие распределения пульсаций давления представлены на рис. 4.4.
На рис. 4.5 показаны характерные изображения для режима взаимодействия при угле атаки а = 2. При этих условиях в эксперименте наблюдается пульсирующий режим взаимодействия, зона которого имеет ограниченные размеры. Форма и размеры зоны взаимодействия непрерывно меняются во времени. Режим обтекания повторяет пульсирующий режим взаимодействия, зафиксированный в рамках исследования схожей компоновки при числах Маха M = 2,3,4 при малых углах атаки крыла (см. главу 3).
В целом эти видеоизображения подобны полученным при обтекании затупленного тела неоднородным потоком [55]. Однако, рассматриваемое течение характеризуется сильной не стационарностью процесса взаимодействия.
Представленные на рис. 4.6 результаты измерения пульсаций давления свидетельствуют о заметном увеличении уровня пульсаций, которые достигают 50% от величины давления Пито, характерного для набегающего потока. В этом случае среднеквадратичные пульсации давления выросли и достигают 8-9% (см. табл. 4). При этом распределение сигнала датчиков пульсаций заметно отличается от нормального, о чем свидетельствуют коэффициенты асимметрии 73 1,1 и эксцесса 74 5,3 (см. табл. 4). Распределение спектральной плотности мощности по виду характерно для белого шума, мощность пульсаций примерно постоянна до частоты 1500 Гц. Можно отметить небольшое ее увеличение с последующим уменьшением мощности пульсаций.
Увеличение угла атаки крыла до значения а = 4 приводит к образованию переходного режима взаимодействия. Типичные видеоизображения для этого режима показаны на рис. 4.7. Большую часть времени наблюдается пульсирующий режим. Однако, колебания зоны взаимодействия значительно больше, чем при угле атаки а = 2. Примерно с интервалом 3-6 мс наблюдаются вылеты зоны взаимодействия вверх по потоку. При этом, ударная волна, ограничивающая зону взаимодействия, становится конической. Качество изображений не позволяет однозначно судить, достигает ли зона взаимодействия генератора вихря во время таких вылетов. После максимального вылета вверх по потоку коническая зона разрушается, ее размеры становятся меньше и вновь формируется пульсирующий режим. Соответствующие осциллограммы пульсаций и распределения спектральных характеристик представлены на рис. 4.8. Как видно, характер пульсаций изменился. Пики давления (рис. 4.8а) соответствуют моменту времени, когда начинается формирование пульсирующего режима. Затем уровень пульсаций уменьшается, достигая минимума в момент, когда зона взаимодействия распространяется вверх по потоку. Причем, среднеквадратичные пульсации по сравнению с режимом, наблюдаемым при угле атаки а = 2, уменьшаются и резко растут коэффициенты асимметрии 7з и эксцесса 74 (см. табл. 4), то есть, сигнал сильно отличается от нормального распределения.
В диапазоне углов атаки 8 а 14 в экспериментах зафиксирован развитый автоколебательный режим. При этом структура течения оставалась практически идентичной для всех углов атаки в рамках указанного диапазона. На рис. 4.11 показаны характерные фазы автоколебательного процесса при а = 10.
Можно выделить следующие основные фазы процесса: формирование конической зоны взаимодействия; движение ударной волны вверх против потока вплоть до генератора вихря; разрушение области взаимодействия; снос области завихренного газа вниз по потоку и начало следующего цикла.
Результаты измерения пульсаций давления для режимов взаимодействия при углах атаки а = 8,10,12,14 представлены на рис. 4.12 - 4.15, соответственно. Проведенный спектральный анализ подтверждает наличие автоколебаний.
Для каждого из углов атаки а = 8,10,12,14 хорошо видны пики, соответствующие основной частоте /1 = 1049,1049,1116,1097 Гц, соответственно. Также для каждого из углов атаки зафиксированы субгармоники на частотах, кратных основной частоте /1. Функция когерентности С12 принимает значения, близкие к единице, при соответствующих значениях частоты.