ПОИСК Статьи Рисунки Таблицы Сверхзвуковое обтекание профиля из "Прикладная газовая динамика. Ч.2" При М1 1 обычно применяют специальные сверхзвуковые профили с острой, как правило, клинообразной, передней кройкой, наличие которой существенно уменьшает величину сопротивления при сверхзвуковых скоростях по сравнению с закругленной передней кромкой. [c.41] Рассмотрим сначала простейший случай — обтекание симметричных сверхзвуковых профилей под нулевым углом атаки. Выберем в качестве первого примера ромбовидный профиль. [c.41] обтекая внешний угол АВС, отклоняется на угол 2сй и становится параллельным отрезку ВС. Давление рз и приведенную скорость этого потока Яз можно рассчитать по определенной выше величине Лг по формулам (см. гл. IV) или с помощью таблицы обтекания внешнего тупого утла (см. с. 566 части 1). [c.42] Приведенные на рис. 10.21 фотографии сверхзвукового обтекания в аэродинамической трубе ромбовидных профилей разной толщины прп нулевом угле атаки подтверждают описанную выше картину течения. На каждой из этих фотографий отчетливо видны скачки уплотнения у носка профиля, пучки волн Маха у верхнего и нижнего выпуклых углов профиля п волны Маха, отходящие от неровностей на стенках аэродинамической трубы, по наклону которых можно судить о скорости потока в трубе. [c.42] В качестве второго примера рассмотрим обтекание сверхзвуковым потоком под нулевым углом атаки симметричного профиля, составленного из двух симметричных криволинейных поверхностей tpJi . 10.22). Различие между обтеканиями такого профиля и ромбовидного заключается в том, что здесь после косого скачка происходит обтекание некоторой криволинейной стенки, сопровождаемое непрерывным расширением потока. [c.43] Рассмотрим теперь обтекание простейшего сверхзвукового профиля — плоской пластинки под заданным ненулевым углом атаки (рис. 10.23). [c.44] С нижней стороны пластинки у передней кромки образуется косой скачок уплотнения, пройдя через который поток повернется на угол i и давление возрастет в p lpi раз, а число Маха Зшеньшится до Мн. У задней кромки с нижней стороны пластинки поток повернется в обратном направлении. Давление в потоке, сбегающем с верхней стороны, должно быть равно давлению в потоке, сбегающем с нижней стороны рг = Рз- Скорости этих двух потоков могут быть различными по величине, но нанравле-нне их одинаково. Значения Мг и Мз могут различаться. [c.44] Здесь индексы н и в относятся соответственно к верхней и нижней поверхностям пластинки. [c.45] Исследование показывает, что одинаковость, направлений набегающего и сбегающего с пластинки потоков не соблюдается ), однако учет этого обстоятельства никак не может сказаться на величинах давлений на самой пластинке, а следовательно, и на справедливости формул (66) и (67). Изложенная схема расчета обтекания плоской пластинки становится непригодной в двух следующих случаях. [c.45] Во-первых, если угол атаки г для заданного числа Mi набегающего потока, когда при обтекании верхней стороны пластинки происходит отрыв потока. Этот случай имеет малое практическое значение, так как при Mi 10 предельный угол атаки пр 25 . [c.45] Во-вторых, если угол атаки i превысит максимальный угол отклонения потока в косом скачке уплотнения (Отах для заданного числа Ml набегающего потока (см. рис. 3.12) при i umai перед нижней стороной пластинки образуется отошедшая ударная волна. Случай, когда i со masi может иметь MG TO ПрИ HG очень больших числах Mi (нанример для Mi = 1,5 угол пр = = 12°). Важно отметить, что при М] 6,4 всегда тах пр, и поэтому причиной неприменимости изложенной схемы расчета является образование перед пластинкой отделившегося криволинейного скачка уплотнения. При очень больших числах Mi, наоборот, пр mai и причиной неприменимости расчетной схемы является срыв с верхней стороны пластинки. [c.45] Таким образом, качество пластинки зависит только от угла атаки с увеличением угла атаки качество пластинки монотонно уменьшается. Заметим, что последний вывод справедлив в тех случаях, когда можно пренебречь поверхностными силами трения. [c.46] При малой относительной протяженности клиновидного участка отраженные волны Маха пересекаются с поверхностью профиля у его задней кромки. По мере дальнейшего уменьшения I все большая поверхность профиля оказывается под воздействием отраженных волн Маха и при = О, т. е. в случае чечевицеобразного профиля уже нет такого элемента поверхности, на который не приходила бы соответствуюш ая отраженная волна. [c.47] В результате взаимодействия, идущих от профиля волн Маха со скачками, интенсивность возмущений вдалеке от профиля оказывается весьма малой. [c.47] Способ расчета обтекания профиля сверхзвуковым потоком, основанный на последовательном применении теории косых скачков и теории обтекания тупого угла, и проиллюстрированный выше на простейших примерах, может быть применен и в общем случае для произвольных сверхзвуковых профилей, контур которых илп составлен только из прямолинейных отрезков ), или включает в себя и криволинейные участки ). Однако результаты такого метода не выражаются в аналитической форме, и поэтому он применяется в основном для численных решений. [c.47] Еслп профиль тонкий и наклонен под малым углом атаки, то указанный метод расчета можно упростить, прибегая к простым аналитическим выражениям для коэффициентов подъемной силы и сопротивления тонкого сверхзвукового профиля произвольной формы. [c.47] И фронтом скачка. При малых отклонениях потока sin а со, а — со а, и направление фронта косого скачка весьма близко к направлению волны Маха, т. е. [c.48] К такому же выражению мы приходим при приближенной оценке понижения давления при внешнем обтекании угла 2л — со, где со — малая величина. Разница заключается только в том, что в последнем случае следует в выражении (68) под со понимать отрицательную величину. [c.48] Таким образом, в теории тонкого профиля коэффициент давления пропорционален углу наклона линии тока. [c.48] При углах атаки I 15° расчет коэффициентов Су и для плоской пластинки по приближенным формулам (71) и (72) дает удовлетворительное совпадение с изложенным выше в этом параграфе точным расчетом. [c.50] Вернуться к основной статье