Повна версія

Головна arrow Природознавство arrow СЕТОЧНО-ХАРАКТЕРИСТИЧНІ ЧИСЕЛЬНІ МЕТОДИ

  • Увеличить шрифт
  • Уменьшить шрифт


<<   ЗМІСТ   >>

НАДЗВУКОВИХ ПРОСТОРОВИХ ОБТІКАННЯ СЕГМЕНТАЛЬНОГО-КОНІЧНИХ ЗАТУПЛЕНИМ СКОЄННІ ГАЗОМ

Сегментального і сегментального-конічні затупления знайшли широке поширення в якості лобових екранів спускаються в атмосферах планет космічних апаратів, тому завданню надзвукового обтікання цих затупленим приділяється велика увага.

Найбільш докладно досліджено надзвукове осесимметричное і просторове обтікання затуплених по сфері конусів при відносно невеликих кутах конусности (з кутами розчину, що забезпечують надзвукове протягом на конічної частини поверхні тіла), а також чисто сегментального затупленим. Зазначимо як приклад досить докладні таблиці [16, 17, 45, 47, 121, 157] і ряд інших робіт (наприклад, [158-162] та ін.). Значно менш докладні дані є по сегментального-конічним затупленим, коли протягом поблизу конічної частини тіла є дозвуковим ([163-168] та ін.). У даному розділі представлені деякі результати систематичних досліджень обтікання подібних затупленим, виконаних на основі чисельної схеми (4.4.4) в постановці, викладеної в розд. 1 цього розділу. Більш детально відповідні дані наведені в роботах [11, 18, 47, 165] та ін.

Форма досліджуваних тел показана на рис. 5.33 і представляє конус із загальним кутом розчину я - 20, що має в передній частині гладко поєднане з конічною частиною сегментального затуплення радіуса г 0 = d / sinO. Тут d - відношення діаметрів сегментальной частини затупления і міделю. Лінійні розміри віднесені до радіусу міделю. Це затуплення далі сполучається з деякою циліндричною частиною тіла радіуса 1 так, щоб кутова точка завжди була звуковий або лежала в надзвуковий частини потоку. У розрахунках варіювалися геометричні параметри: в = 0 Т50 °, d = 0-И; параметри в набігає потоці: число Маха> 1,5, кут атаки а = 0 ^ 20 °, показник адіабати к = 1,05-1,4. Розрахунки проводилися також з урахуванням рівноважних фізико-хімічних процесів, при цьому використовувалася апроксимація [169] термодинамічних властивостей повітря.

1. Вплив кута в на осесиметричних картину гіперзвукового обтікання чисто сегментального затупленим показано на рис. 5.34 для випадку Моо = °°, к = 1,4. Характерним є зменшення відходу ударної хвилі при збільшенні в від 0 (плоский торець) до в = 50 ° (обтікання передньої

Мал. 5.33

Мал. 5.34

частини сфери). Відхід ударної хвилі сегментального затупленим Ь з (віднесений до радіусу міделю OA if рис. 5.33) на підставі проведених чисельних розрахунків може бути апроксимувати наступною формулою:

Тут 8 т ~ v * (1,07 + 1,86 * 2,17 ) - відхід ударної хвилі для плоского торця (0 = 0 б ) (апроксимація розрахункових даних, аналогічна (2.3)); § з ф = 0,78 до + 1 / Aft, - відхід ударної хвилі для сфери (апроксимація 6 С ф <взята з 147, 127], в якому запроваджено поправочний член 1 / М ^ для узагальнення на випадок помірних чисел Маха М> 2); 0 ЗВ = 0,592 - 0,693; до - звуковий кут (в радіанах) на сфері (апроксимація також взята з робіт [47,127]); до = р < »/ р з - відношення щільності на прямому стрибку ущільнення. Для досконалого газу до = [(до - 1) / (до + 1)] [1 + 2 / (к - 1) Л / 1].

Як показано в ряді робіт (147, 170-172] та ін.), При обліку рівноважних фізико-хімічних процесів протягом у трансзвуковой області близько передньої частини затуплених тел задовільно описується моделлю досконалого газу з до = const при виборі деякого ефективного показника адіабати до Е ф, побудованого по відношенню щільності за прямим стрибком ущільнення к. Проведені для розглянутого в цьому розділі класу затупленим розрахунки обтікання з урахуванням рівноважних фізико-хімічних процесів також підтверджують ці висновки. Зокрема, всі наступні порівняння для варіантів з Кеї = 5 км / с, Н = 30 км (Моє = 16,4); Дещо = 7,5 км / с, Н = 30 км (ЛМГО = 24,7); Дещо = = 7,5 км / с, Н - 60 км 0 про = 23,5), в яких враховувалися рівноважні фізико-хімічні процеси в повітрі, проводилися для до е ф = 1,2, (до = = 0,093 ); до Е ф = 1,15 (до = 0,071) і до Е ф = 1ДЗ ( до = 0,06) відповідно і на малюнках позначаються зазначеними нецілі значеннями Л / «. Аналогічним чином, як показано в роботах [47, 170], введення ефективного показника адіабати до Е ф, побудованого по відношенню щільності перед ударною хвилею рої до середньої щільності в ударному шарі (на осі

/ 1 * р V 1

симетрії), * ср = I-J -drI , дозволяє задовільно моде-

5 Про Рое /

лировать течії газу перед затупленим тілом з урахуванням нерівноважних фізико-хімічних процесів.

Співвідношення (1) побудовані на підставі того факту, що відносний відхід ударної хвилі сегментального затупленим для проміжних значень 0, відмінних від випадку сфери і плоского торця, тобто fs c ~ = (8с - 8 T ) I (8 c3B - 8 т ) ує універсальна функція відносного кута сегментального в = в / 0 зв .

Аналогічно може бути побудована апроксимація радіуса кривизни ударної хвилі в критичній точці R c = 1 / К С1

Тут До , = 1 / Я, = 8т0 зв //? сф , /? сф = 1,02 + 1,8 * + 1,54 / Mi - кривизна ударної хвилі для сфери (апроксимація /? С ф взята з робіт [47,127]), К т = 1 / R T = ^ / (к - 1 ) (до + 1) / 2,13 - апроксимація кривизни ударної хвилі для плоского торця (0 = 0 °), побудована на підставі чисельних розрахунків.

Як і раніше, для розглянутих параметрів K ct R c має місце універсальна залежність відносної величини f Rc - (До з - До Т ) / (К 0 - Кт)

від відносного кута сегментального в с = 0/0 зв • Форма ударної хвилі сегментального затупленим, побудована відповідно до (1), (2), показана штриховими лініями на рис. 5.34; суцільні криві - результати чисельного рішення. Видно, що співвідношення (1), (2) цілком задовільно описують форму ударної хвилі поблизу передньої частини тіл з сегментального затупленим в досить широкому діапазоні умов в набігає потоці і геометричних характеристик затупленим від плоского торця до сфери.

При обтіканні чисто конічних затупленим в тій області зміни кута 0 і умов в набігає потоці, коли ударна хвиля є відійшла, спостерігаються аналогічні залежності для відходу ударної хвилі і радіуса її кривизни

Тут 5 т , R T - відхід ударної хвилі і радіус її кривизни для торця (0 = 0 °); в до = 0 /0 ,; 0, - граничний кут конуса, який обчислюється з рішення відповідної автомодельної завдання про надзвуковому обтіканні гострого конуса з приєднаною ударною хвилею. Залежність в, (Моо , к) Може бути аппроксимирована, наприклад, виразом

Співвідношення (3), (4), як і для сегментального затупленим, побудовані на підставі чисельних розрахунків в діапазоні > 2, Про <0 ^ 0,, к = 1,4 (в тому числі з урахуванням рівноважних фізико-хімічних процесів в повітрі ) і відображають той факт, що fski ^ k) і / я * (0 *) практично не залежать від умов в набігає потоці. На рис. 5.35 наведені типові картини обтікання гострих конусів. Хмарно і штрихова криві на рис. 535, а - відповідно чисельний розрахунок і апроксимація (3), (4) для випадку М «, = 6, к = 1,4, 0 = 20 °. Суцільні криві на рис. 5.35, б - ударна хвиля і звукова лінія, отримані на основі чисельного розрахунку з урахуванням рівноважних фізико-хімічних процесів в повітрі (К *, = = 7,5 км / с, 0 = 20 °, Я = 60 км), штрихова лінія - ударна хвиля з автомодельного рішення для конуса нескінченної довжини (Мао = °°, к = = 1,13). Цей варіант відповідає граничному випадку (0 «0, для даних умов в набігає потоці). Спостережувані при г ц ^ 0,5 відмінності у формі ударної хвилі є природними, оскільки при чисельному розрахунку вибирався конус кінцевої довжини.

Для проміжних форм тіла, коли у затупления є і сегментальний і конічний ділянку, в залежності від геометричних параметрів 0, d і умов в набігає потоці реалізуються різні картини обтікання. Типові форми ударних хвиль і звукових ліній для цих тіл показані на рис. 5.33. Точками на рис. 533,6 показані експери-

Мал. 5.35

ментальні дані [173]. Для малих значень в ^ 20 ° практично у всьому діапазоні розглядаються умов в набігає потоці газу (Мао > 2; 1,1 <до <1,4) спостерігається в цілому звичайна картина обтікання (рис. 5 33 у а - в = 20 ° , d - 0,2). Звукова лінія розташована в області г ц «0,8 - 1,1; при зменшенні до звукова точка на ударну хвилю кілька зміщується до осі симетрії течії, кутова точка тіла є звуковий. У міру збільшення в і зменшення до звукова лінія стає сильно витягнутої і розташовується майже паралельно конічної частини утворює тіла (рис. 5.33,6 - в = 30 °, d = 0,3; рис. 5.33, в - О = 40 °, d = 0,45), причому найближче до поверхні тіла вона підходить в області сполучення сегментальной і конічної частини тіла. Спостерігається перегин ударної хвилі в надзвуковий області течії. Перехід до надзвукового течією близько конічної частини тіла здійснюється дотиком звуковий лінії з тілом в області сполучення сегмента і конуса. Зокрема, при в = 40 °, до = 1,1 (рис. 5,33, в) протягом близько конічної частини тіла вже повністю надзвукове.

Для форм затупленим, що включають сегментальний і конічний ділянки, з тією ж точністю, що і для чисто сегментального або чисто конічних затупленим, величина відходу ударної хвилі і радіус її кривизни

R можуть бути ашюоксіміоовани залежністю

Тут d, як зазначалося вище, ставлення діаметрів сегментальной і конічної частини затупленим (рис. 5.33).

2. Вплив різних геометричних параметрів і умов обтікання на розподіл тиску по поверхні сегментального-канонічних затупленим показано на рис. 5.36-5.39. Для чисто сегментального затупленим у всьому діапазоні зміни 9 від в = 0 ° (плоский торець) до в = 0 ЗВ тиск на поверхні затупления p w (віднесене до тиску гальмування p w про з тією ж точністю, що і чисельне рішення, може бути апроксимувати виразом

Тут р зв - звуковий тиск, віднесене до p w0 ; коефіцієнти а //, ft / наведені в табл. 5. Для досконалого газу р зв = (2 / (до + 1))

Порівняння апроксимації (7) і чисельних розрахунків наведено на рис. 536 для випадку d = 1, = 2, до = 1,4 (рис. 5.36, а) і d = 1, Моо = °°,

к = 1,4 (рис. 5,36, б). Суцільні криві відповідають чисельному розрахунку, різні точки - апроксимація (7).

На рис. 5.37 для випадку 0 = 20 ° (рис. 537, а) у 9 = 30 ° (рис. 5.37, б) і різних умов в набігає потоці повітря (к = 1,4), коли реалізується картина обтікання з відійшла ударною хвилею, наведено розподіл відносного тиску p w / Pwo уздовж твірної конічних затупленим з малими значеннями d ^ 0 ( '' гострий конус "). У граничному варіанті V ж = 7,5 км / с, Н = 60 км на рис. 5.37, а зіставляються чисельне рішення для конуса кінцевої довжини (відповідна суцільна крива) і автомодельного рішення для гострого конуса нескінченної довжини, коли ударна хвиля є вже приєднаної, але протягом за ударною хвилею дозвуковое (штрихова крива). Відповідна цим варіантом картина обтікання обговорювалася вище і показана на рис. 535, б.

Мал. 5.36

Мал. 5.37

Мал. 5.38

Мал. 5.39

Для проміжних затупленим 0 < d <1, коли є і сегментальний, і конічний ділянку, розподіл тиску на тілі має складний вид, показаний на рис. 5.38 (Л / <*> = 15) і 5.39 (М »= °°), з точкою перегину або локальним мінімумом в області сполучення сегментального і конічного ділянок. Суцільні криві на рис. 5.38 відповідають випадку до = 1,4, штрихові лінії - до = 1,3, штрихпунктирні криві - до = 1,2, криві з хрестиками - до = 1,1. Ті ж позначення на рис. 539 відповідають d = 1 (сегменти), d = 2/3, d = 1/3 і d = 0 (гострі конуси). Якщо для таких тіл розглянути асимптотическое рішення Бу- Земана (до -? 0), то в точці сполучення сегментального і конічного ділянок повинен бути розрив у тиску - від відповідного значення на сегменті до значення на конусі (що збігається з тиском на конусі по Ньютону). Це пов'язано з тим, що на конічної частини тіла зникають відцентрові сили, присутні у формулі Буземана. Розрахунки гіперзвукового обтікання сегментального-конічних затупленим з малими до підтверджують цю тенденцію, зокрема, за точкою сполучення сегмента з конусом спостерігається збільшення тиску і на конічної частини тіла формується проміжний максимум, зміщається до кутовій точці в міру зменшення к.

3. Відповідне інтегрування тиску на поверхні тіла визначає хвильовий опір з г сегментального-конічних затупленим. Вплив різних параметрів на поведінку з т показано на рис. 5.9, 5.40, 5.41. Для чисто сегментального затупленим (d = 1) інтегрування (7) призводить до наступної залежності з т від в і умов в набігає потоці:

Тут p w0 , poo - тиск гальмування і тиск в набігає потоці, віднесені до PooKi. Коефіцієнти a, b, с, v визначаються співвідношеннями (7). Порівняння (8) (суцільні криві) з результатами чисельних розрахунків (точки) наведено на рис. 5.9. Штриховий лінією і світлими трикутниками показані дані для сфери з [13] та [121] відповідно.

Залежність з т від в для різних умов в набігає потоці при надзвуковому осесимметричном обтіканні чисто конічних затупленим показана на рис. 5.41. Суцільні криві в області значень в менших граничних кутів в "відповідають результатам чисельних розрахунків, штрихові лінії - автомодельного рішення для конусів нескінченної довжини. Видно, що в деякому інтервалі в > 0, (що залежить від умов в набігає потоці) вплив кінцівки довжини конуса є істотним (коли реалізується обтікання з приєднаною ударною хвилею, але з дозвуковим плином в ударному шарі).

Для проміжних форм затупления, що включає сегментальний і конічний ділянки, залежність з т від d при різних значеннях в і умов в набігає потоці показана на рис. 5.40: а - в = 20 °, б - в = 30 °, в - 0 = 40 °, г - в = 50 °. Темні точки на рис. 5.40, а-в - апроксимація (8) для сегментального затупленим. Різні точки на рис. 5.40, г - дані [121], відповідні нагоди обтікання затуплен-

Мал. 5.40

Мал. 5.41

ного конуса з надзвуковим плином на конічної частини тіла. Видно, що вплив параметра d збільшується з ростом 0 і зменшенням к. При в? 30 ° зміна з т для чисто сегментального і чисто конічних затупленим не перевищує 5-7%.

4. Важливою характеристикою перебігу є градієнт швидкості в критичній точці 0 = 3 V / ds, де V - модуль вектора швидкості, s - довжина дуги утворює тіла.

Результати чисельних розрахунків цього параметра можуть бути апроксимувати виразом

Тут 0сф - апроксимація [47, 174] градієнта швидкості в критичній точці сфери; Р т - апроксимація чисельних даних для градієнта швидкості в критичній точці плоского торця (0 = 0 °), 0 С і 0 * - градієнти швидкості для чисто сегментального і чисто конічних затупленим, 0 ЕВ і 0, - відповідно звуковий кут сфери і граничний кут конуса.

5. Переходячи до аналізу просторових задач для розглянутого класу сегментального-конічних затупленим в діапазоні кутів атаки ос ^ 0, слід зазначити, що в цілому розглянуті вище особливості таких течій зберігаються. У площині симетрії течії картина обтікання і розподіл параметрів в навітряного і підвітряного стороні аналогічні нагоди осесимметричного обтікання затупленим з 0 е ф ~ 0-аі0 + а відповідно.

Вплив кута атаки ос на картину просторового обтікання різних сегментального-конічних затупленим і умов в набігає потоці показано на рис. 5.42, 5.43. Дані наведені в площині симетрії потоку. Зі збільшенням кута атаки в підвітряного стороні відбувається перебудова течії, аналогічна збільшення 0 в осесимметричном випадку (значне зміщення звукової точки на ударну хвилю до осі симетрії тіла, перегин ударної хвилі і т.п.).

Для різних значень 0 і умов в набігає потоці (рис. 5.44) зіставляється розподіл тиску на тілі в площині симетрії по-

Мал. 5.42

струму в разі чисто сегментального (d = 1) і чисто конічних затупленим (d = 0): а - в = 20 °, d = М "= 5; б - в - 20 °, d = 0, = 6; в - б =

= 25 °, d = l.Afoo = 6; г - 9 = 25 °, d = 0, Л / оо = 6; а - 0 = 30 °, d = 1, Л / «= 6; е - 0 = 30 °, J = 0, Л / оо = 6. Для конічних затупленим спостерігається поява з ростом 9 і а значних градієнтів тиску поблизу вістря конуса (див. також [168]). Для проміжних форм затупленим, коли є сегментальний і конічний ділянки, розподіл тиску на тілі в площині симетрії течії показано на рис. 5.45: а-г -0 = 15 °, d = 0,4, Moo = 18; а - торець, Л / оо = 6, а = 5 °; е - в = 20 °, d = 0,5, Л / "= 6; ж - в = 30? d = 0,3, Л / оо = 18. Як і для осесиметричних течій, в області сполучення сегментального і конічного ділянок спостерігається формування локальних мінімумів тиску, найбільш помітні на підвітряного стороні. Світлими точками = 0 °) і трикутниками (а = 20 °) на рис. 5.45 ^ ж відзначені експериментальні дані. Суцільні криві - до = 1,4; штрихові - до = 1,3; штрих-пунктирні - до = 1,2; темні точки -

к = 1,1. ,,

Залежність від кута атаки ос аеродинамічних коефіцієнтів сегментального-конічних затупленим представлена на рис. 5.46 для различ-

Мал. 5.43

них значень 0, d і умов в набігає потоці газу: а - 0 = 15 °, d = = 0,4, Moo = 18; б-в = 20 °, d = 1,0, М *, = 15; в - в = 30 °, d = 03, М-= 18; г - Л / оо = 6, к = 1,4, d - 0; d - М ж = 6, к = 1,4, d = 1,0. Наведені значення коефіцієнта осьової сили з т , коефіцієнта нормальної сили СДГ і якості / С. Штриховими лініями на рис. 5.46, б, в відзначені верхня і нижня межі експериментальних даних.

6. При неорієнтованому ході спускаються і зондів в атмосфери планет і в ряді інших випадків необхідно визначення аеродинамічних характеристик затуплених тел і полів течії у всьому діапазоні зміни кута атаки 0 ° < ос <180 °. Картина течії біля тіл несферіческой форми при цьому на відміну від випадку помірних кутів атаки має істотно просторовий характер. Его висуває дуже жорсткі вимоги до чисельних методів, що використовуються при вирішенні подібних завдань.

Нижче представлені деякі результати чисельного рішення таких задач для ряду затуплених осесиметричних тіл, поверхня яких складена з сегментального і конічних ділянок. Була використана постановка задачі, описана в розд. 1, при цьому розрахунки проводилися в пов'язаної з тілом сферичної системі координат з полюсом в точці Про

го

СП

го -J

Мал. 5.46

Мал. 5.47

(рис. 5.47), розташованим на осі симетрії тіла, і віссю Ох у збігається з напрямком потоку, що набігає (під кутом а до осі симетрії тіла Oxi). Розраховувалося обтікання передньої частини тіла до деякої конічної поверхні з вершиною в точці О, що включає по можливості більшу частину тіла і всюди перетинаються з поверхнею ударної хвилі.

Форма обтічного тіла, дані для якого представлені на рис. 5.47-5.51, включала півсферу KDL радіуса 1, гладко пов'язану з циліндричним ділянкою FKLB довжиною FK = BL = е = 0,2, і сегментальний ділянку BAF радіуса R = 1,5 так, що кут сегмента в с = arc sin (1 / /?).

На рис. 5.47 наведені картини обтікання розглянутого тіла в площині симетрії течії для різних кутів атаки в діапазоні

Мал. 5.48

Мал. 5.49

Про <а <120 °. Число Маха в набігає потоці газу Л / »= 00 , показагель адіабати к = 1,4. Картина обтікання при а ^ 150-180 ° практично не відрізняється від обтікання сфери і тут не наводиться. Найменша величина відходу ударної хвилі спостерігається поблизу кутовий точки В при кутах атаки а ** 60-70 °.

Вплив кута атаки а на розподіл тиску по поверхні цих тіл в площині симетрії течії показано на рис. 5.48, 5.49 для зазначених вище умов в набігає потоці. Суцільними кривими на рис. 5.49 дано розподіл тиску p w (віднесеного до pooVlo) уздовж сегментальной частини тіла BAF, штриховими лініями - уздовж сферичної частини тіла LD.

Мал. 5.50

Мал. 5.51

На рис. 5.48 суцільні лінії відповідають розподілу уздовж навітряного частини тіла ABLD , штрихові - уздовж AFK. При кутах атаки ос ^ 60 ° критична точка розташована на сегментальной частини тіла, при а >, 90 ° на сферичній частині розподіл тиску має складний характер.

Разом з локальними газодинамічними параметрами визначалися сумарні аеродинамічні характеристики: коефіцієнт осьової сили з т - проекція рівнодіюча сил тиску на вісь Ох |, віднесена до площі перетину LK і швидкісного напору Poo ^ L / 2, коефіцієнт нормальної сили c N - проекція цих сил на Оу , віднесена до тих же величинам, коефіцієнти хвильового опору з х = з т cos а - c N sin ос і підйомної сили з у = c N cos а + з т sin а, коефіцієнт моменту з т - проекція на вісь OZ моменту сил тиску щодо послідовності

Мал. 5.52

Мал. 5.53

точок, що лежать на осі Ох від точки Про з х х = 0 до точки А з х г - -0,583, віднесена до площі перетину LK , діаметру циліндричної частини тіла d = 2 і швидкісного напору р *, FL / 2, якість До = з у / с х і коефіцієнт тиску = з тА / с ^ - відстань від точки / I до центру тиску, віднесене до діаметру циліндричної частини тіла.

Залежність цих величин від кута атаки про: представлена на рис. 5.50, 5.51, штриховими лініями для зіставлення показані дані для сфери.

Крім розглянутої вище форми, досліджувалося надзвукове обтікання при довільних кутах атаки ос = 0-180 ° затупленого тіла трохи більшого подовження, представленого на рис. 5.52 (див. [57]), на якому для різних кутів атаки ос показані картини його обтікання в площині симетрії течії при числі Маха набігаючого потоку Моо = 2 і показнику адіабати до = 1,4. Відповідні розподілу тиску уздовж твірної тіла DKFА дано на рис. 5.53.

На рис. 5.54, 5.55 в площині симетрії потоку показані картина стаціонарного просторового обтікання затупленого по сфері конуса

Мал. 5.55

кінцевої довжини з полууглом розчину в до = 10 ° при числі Маха набігаючого потоку повітря (показник адіабати до = 1,4) = 6 (рис. 5.54) і

розподіл тиску вздовж навітряного утворює (віднесеного до подвоєному швидкісному напору р ж У1>, рис. 5.55). Розрахунки проведені встановленням від деяких початкових даних для всього тіла в цілому, при цьому на кожну творчу тіла в меридіональних площинах = const (0 <<рр) припадало 30 точок разностной сітки, в тому числі

8 точок на затуплення і 16 точок на бічну поверхню. Область інтегрування обмежувалася фіксованим у часі ділянкою еліпсоїда обертання (показаний штрихпунктирной лінією) і явно виділеним в розрахунках ділянкою головний ударної хвилі. Граничні умови на замикає поверхні (еліпсоїді) - параметри потоку, що набігає. Штриховими лініями для ос = 0 і 10 ° показані дані з роботи [121], отримані роздільним розрахунком трансзвуковой зони поблизу затупления і надзвукової течії близько бічній поверхні за допомогою маршового методу (по шарах z = const). Такий підхід, як відомо, можливий лише для порівняно невеликих кутів атаки, коли протягом поблизу бокової поверхні тіла повністю надзвукове. Як видно, наприклад, з розподілу тиску, для великих кутів атаки такий підхід вже неприйнятний. Для нульового кута атаки на рис. 5.54 стрілками показано отримане в розрахунку поле швидкостей в ближньому сліді (нижче осі z), суцільні криві над віссю z - ізолінії р / р « Vl> = const, хрестики відповідають ізолініях p / poo Vlo - 0,005 і 0,0075, отриманим в експерименті [175]. Криві з трикутниками - форма горловини сліду з цієї ж роботи. Видно, що, в усякому разі, якісно розрахунки такого складного перебігу з використанням схеми (4.4.4) не суперечать експериментальним даним.

 
<<   ЗМІСТ   >>