CC BY
103
УЧЕНЫЕ ЗАПИСКИ Ц А Г И Т о м IV 197 3
№ 2
УДК 533.6.071.4
ИССЛЕДОВАНИЕ ПРОЦЕССА ЗАПУСКА ДИФФУЗОРА СВЕРХЗВУКОВОЙ АЭРОДИНАМИЧЕСКОЙ ТРУБЫ С КАМЕРОЙ ЭЙФЕЛЯ
А. М. Беспалов, А, Г. Михальченко, В. Г. Серебряков
Приведены результаты экспериментального исследования процесса запуска диффузора сверхзвуковой аэродинамической трубы с камерой Эйфеля, имеющей коническое сопло с числом М = 2,72 и цилиндрические диффузоры различной длины и диаметра. Показано, что стабилизация течения в диффузоре связана с формированием Я-скачка в окрестности точки присоединения струи.
Течение в диффузоре аэродинамической трубы с камерой Эйфеля представляет собой типичный случай обтекания уступа с последующим присоединением турбулентного сверхзвукового потока к стенке. Физическая модель такого течения разработана в [1]. С тех пор проведено большое количество исследований различных аспектов этой проблемы, однако вопрос запуска аэродинамической трубы во многом остается еще недостаточно ясным.
Характерной особенностью аэродинамической трубы с камерой Эйфеля является существование на всех режимах работы свободной струи с турбулентной границей. Такая струя обладает свойством эжекции на начальном участке и вследствие этого в камере Эйфеля и в диффузоре возникает возвратное вихревое течение, обусловливающее своеобразие запуска трубы. В настоящей статье приведены результаты исследования суммарных характеристик процесса запуска и некоторых физических особенностей течения в диффузоре.
Работа проводилась на модели трубы с камерой Эйфеля, схема установки приведена на фиг. 1. Коническое сопло установки с диаметром выходного сечения й = 18лгж и диаметром критического сечения «?* = 9 мм рассчитано на число М—2,72. При испытаниях давление в форкамерер0 изменялось до 40 ата, а температура была равна 7'0 = 288° К. Рабочая среда—воздух. Выхлоп из диффузора происходил в вакуумную камеру, давление которой ра могло понижаться до 0,1 ата. Длина Ь применявшихся при испытаниях диффузоров равна пяти калибрам. Испытывались диффузоры с диаметром каналов О ==22; 36 и 51 мм на различном удалении I от среза сопла. Высота уступа /г— ^ ~ ^ могла изменяться до
18 мм. Во время испытаний измерялось давление в форкамере Ро и в камере Эйфеля (т. е. в донной области) рК, а также распределение давления по стенке диффузора рА$ (Рц3->- давление в дренажной точке, находящейся на расстоянии «[лл] от входного сечения диффузора) и в выходном сечении сопла с помощью дренажных отверстий диаметром 0,8 мм. Точность измерения давления составляла ± 1%. Для исследования спектра потока в отдельных опытах применялась визуализация течеция с помощью масляной пленки на пластине, устанавливавшейся в меридиональной плоскости диффузора. \
Из фиг. 2,,на которой показано изменение давления на срезе сопла в донной области (камера Эйфеля) и в диффузоре (О — 54 и 36 мм) в зависимости от
давления в форкамере р0 и из фотографий спектра течения (фиг. 3) видно, что запуск протекает в такой последовательности (характерные для процесса запуска значения давления в форкамере р0 на фиг. 2 отмечены буквами А, В, С, О). Сначала при небольших перепадах давления между форкамерой и внешней средой (в данном случае — атмосферой) в диффузоре существует течение с открытым сдедом (по терминологии, принятой в [1]), при котором струя нигде не касается стенок диффузора (фиг. 3, а). Из распределения давления видно (фиг. 3, д), что при этом на стенке диффузора имеется значительный по величине положительный градиент давления, который должен вызвать втекание избыточной массы газа в донную область. Исследование потока с помощью шелковинок показывает, что такое течение действительно существует.
По мере повышения ро область вихревого течения с положительным градиентом давления постепенно распространяется к выходному сечению диффузора, причем величина градиента остается приблизительно постоянной, а давление в донной области непрерывно уменьшается. При давлении Ро = Роа происходит запуск сопла, завершающийся перестроением отрывного истечения в безотрывное с мостообразным скачком уплотнения, опирающимся на выходную кромку сопла.
При дальнейшем повышении ра происходит постепенное расширение струи и увеличение скорости возвратного течения, по-видимому, до тех пор пока при дав-лениир0=р0 в не будет достигнута скорость звука в периферийных струйках. При этом устанавливается приблизительно постоянный удельный расход массы, вытекающей в донную область (Ов=соп80, а расход массы, отсасываемой струей продолжает увеличиваться пропорционально р0. Вследствие нарушения баланса массы в донной области (0В<С?4) струя присоединяется к стенке диффузора и устанавливается сбалансированное по массе течение с закрытым следом (0„ = 0; 6^ = 0), для которого характерно постоянство давления в донной области. Подробное исследование течения в диффузоре с открытым следом проведено в [2]. Присоединение струи происходит сначала в выходном сечении диффузора, затем область присоединения практически мгновенно перемещается вверх по потоку до такого положения, которое соответствует новому стационарному состоянию. Перестроение течения с открытым следом в течение с закрытым следом во время присоединения струи сопровождается резким уменьшением давления на стенке диффузора до точки растекания (в донной области) и увеличением давления за точкой растекания (см. фиг. 2, а и 3, д), что связано с возникновением хвостового скачка уплотнения в области присоединения, распространяющегося вниз по потоку и заканчивающегося на оси мостообразным скачком (см. фиг. 3,6).
Исследованию условий присоединения турбулентного потока после работ [1] и [3] были посвящены работы [4—6], в которых в качестве критерия присоединения рассматривался угол встречи со стенкой канала границы невязкой струи, построенной методом характеристик по экспериментально определенному отношению давлений рк/Ро. Результаты настоящего исследования показывают, что при этом нельзя пренебрегать взаимодействием пограничного слоя со скачком уплотнения в области присоединения. Как видно из фиг. 2, аиЗ,д, повыше-
Ние давления Ро^Ров сопровождается возрастанием давления на стенке диффузора и уменьшением давления рк в донной области. (В работе [7] отмечается, что в случае внезапного расширения звукового потока в цилиндрическом канале рк зависит только от соотношения Djd*). Этот процесс заканчивается новым перестроением течения при давлении Ро=Рос и стабилизацией скорости на начальном участке канала диффузора при давлении ра = р00. В случае диффузора с диаметром, меньшим 54 мм (см. фиг. 2, б), режим стабилизации скорости устанавливается сразу же после присоединения струи (т. е. p0 D = р0 в). По мере удаления диффузора от сопла процесс установления этого режима замедляется и происходит так же, как в случае диффузора диаметром 54 мм при 1 — 0. Исследование течения в области присоединения потока с помощью насадка полного напора диаметром 1 мм, перемещавшегося вдоль стенки диффузора, показывает (фиг. 4), что после присоединения струи к стенке точка растекания (определенная по равенству статического и полного давлений у стенки) сначала постепенно сдвигается вперед к выходному сечению диффузора, т. е. свободная струя за соплом непрерывно расширяется, а затем в некотором диапазоне давлений Pqc~~Pod (22,5 до 24,5 ата в случае диффузора с диаметром 54 мм) приостанавливается. Из фиг. 2,а видно, что на этих режимах замедляется также темп уменьшения давления в донной области. Фотографии спектра потока (см. фиг. 3, в, г) показывают, что перестроение течения при давлении р0 = Рос связано с формированием нового косого скачка, опирающегося на входную кромку сопла и расположенного вниз по потоку от висячего скачка уплотнения, свойственного конической струе за соплом [8]. Замедление перемещения точки растекания при давлении Ро=Рос объясняется, очевидно, дополнительным отклонением потока во вновь возникшем косом скачке (см. схемы обтекания кромки сопла на фиг. 4). Этот скачок уплотнения является, п'о-видимому, передней ножкой А-скачка, сформировавшегося из существовавшего ранее в области присоединения хвостового скачка уплотнения и системы волн сжатия. Процесс формирования А-скачка аналогичен возникновению маховского преломления при взаимодействии скачка уплотнения с пограничным слоем [9] и так же сопровождается появлением области дозвукового течения за хвостовым скачком. Это обнаруживается по установлению на всей стенке диффузора постоянного давления, равного давлению во внешней среде pas = pa = const (см. фиг. 3, d) и непосредственными измерениями с помощью насадка полного напора.
Достижение звуковой скорости за косым скачком уплотнения при повороте сверхзвукового потока у стенки позволяет приближенно рассчитать все характеристики течения в окрестности точки растекания по измеренным в этот момент (при р0 = рос) значениям давления на стенке за хвостовым скачком уплотнения (pas=pa) я до него. Значения давления до хвостового скачка уплотнения, равные давлению в донной области, приведены на фиг. 5 в зависимости от расстояния I от диффузора до среза сопла. При этом вместо кривых изменения давления ркС, соответствующего началу перестроения течения (Ро= р0 с), построены кривые близкого по величине давления рК0, соответствующего стабилизации скорости, потому что, как отмечалось выше (см. фиг. 2, а), в случае этих диффузоров диаметром 36 и 22 мм величина Pqb=Poc~Pod и определить давление ркС невозможно. Из графиков фиг. 5 видно, что давление рк D сначала остается постоянным, а затем, при подходе точки растекания к передней кромке диффузора, начинает быстро расти. Положение точки растекания относительно среза сопла 1Т остается неизменным при малых расстояниях от сопла до диффузора (/</т р).
Результаты расчета чисел М перед скачком Mi и углов поворота потока 5 в окрестности точки растекания приведены на фиг. 6, на которой по результатам расчета построены также положения границы струи и точки растекания в моменты перестроения течения (Рк = Ркс Для -0 = 54 мм) и стабилизации скорости (Pk=Pkd для £) = 36 и 22 мм). Результаты расчета значений /т р удовлетворительно согласуются с экспериментом, о чем свидетельствуют данные фиг. 5. Совпадение (в пределах точности расчета) для всех диффузоров значений М] и S указывают на то, что характеристики потока в окрестности точки растекания не зависят от диаметра диффузора и определяются только условиями течения на выходе из сопла.
По аналогии с течением за уступом А-скачок на границе свободной струи в диффузоре можно рассматривать как комбинацию кормового и хвостового скачков уплотнения, исследованную, например, в [10]. Можно предполагать, что система скачков уплотнения является не только характерной для данного класса
?3 рос 2Ї p0J) 2S ра[ата]
Спектрам течения соответствуют следующие значения р0: а —13 ата: о—21,2 ата\ в—23,2 ата; г—25,2 ата
Фиг. 3
/—точка растекания, 2—разделительная линия; 3—звуковая линия; 4—хвостовой скачок; 5-висячий скачок; 6—волны разрежения: 7—кормовой скачок
Фиг. 4
Pi-21 ■
.is 3Smm) (Р^Ркл)
; Л=2!мм-,М=ЦЩр„= pxM)
10° 20' Ь[мм] 2ЬАмм
40 1[мм]
Фиг. 6
течении, по также и наиоолее устойчивой, так как ее возникновение сопровождается стабилизацией полей скорости в области присоединения струи к стенке на входном участке диффузора.
Как видно из фотографий спектра потока (см. фиг. 3), формирование кормового скачка уплотнения в диффузоре протекает при непрерывном взаимодействии хвостового скачка с висячим скачком. .
При увеличении давления
Ро^> Рос (см- Фиг-3, г) и после стабилизации течения на входном участке диффузора интенсивность замыкающих частей висячего и хвостового скачков уплотнения постепенно уменьшается, тройные точки на мостовых скачках сближаются и нерегулярное отражение переходит в периодически повторяющееся регулярное отражение. Таким образом, при некотором значении давления р() = р0 Е происходит стабилизация течения в выходной части канала диффузора, т. е. диффузор запускается. Дальнейшее повышение р0 приводит к увеличению интенсивности системы скачков уплотнения и возрастанию потерь полного давления в струе, вытекающей из канала диффузора во внешнюю среду.
ЛИТЕРАТУРА
1. Korst Н. Н. A theory for base pressures in transonic and supersonic flow. J. Appl. Mech., vol. 23, No 4, 1956. (См. также „Механика", № 5, 1957).
2. Бал а нин Б. А. Истечение сверхзвуковой струи в каналы различной формы. ИФЖ, т. XV, № I, 1968.
3 Nash Т. Е. Pression de cubot et procesus de melange turbulent an ecoulement supersonigue, plan. La Recherctie Aeronautigue, i960, No 78.
4. Carriere P. Recherches Recentes Effectuees a l’ONERA Sur Les Problemes De Recolle nent. 7th Fluid Dynamic Symposium, 1965.
5. Sirieix М., Mirande J., Delery J. Reches experimentales fondauentales sur les ecoulements separes et applications. ONERA, T. P., 1967, No 287.
6. Hastings R. Turbulent flow past flow-dimensional bases in supersonic streams ARCR М., 1965, No 3401.
7. Глотов Г. Ф., Мороз Э К. Исследование осесимметричных течений с внезапным расширением потока. Труды ЦАГИ, вып. 1281, 1970.
8. К у р а и т Г., Фридрихе К. Сверхзвуковое течение и ударные волны. М., Изд. иностр. лит., 1950.
9. Henderson L. F. The reflexion of a shock wave at a rigid wall in the presence of a boundary layer. J. Fluid Mech., 30, pt. 4, 1967. (См. также „Механика", 1968, № 5).
10. Хама Ф. Р. Экспериментальное исследование краевого скачка уплотнения. „Ракетная техника и космонавтика", т. 6, №2,1968.
Рукопись поступила 26/IV 1972 г.
