Файл: Цейтлин Г.М. Аэродинамика и динамика полета самолета с ТРД учебник.pdf

Скачать файл
Заказать решение

ВУЗ: Не указан

Категория: Не указан

Дисциплина: Не указана

Добавлен: 10.04.2024

Просмотров: 188

Скачиваний: 17

ВНИМАНИЕ! Если данный файл нарушает Ваши авторские права, то обязательно сообщите нам.

невозмущенного потока. При больших углах а снизу у задней кромки образуются волны разрежения.

Если профиль имеет закругленный носок (рис. 3.32), то, как указывалось в § 3.8, его передняя часть обтекается с дозвуковой скоростью. Непосредственно около носка имеется точка О полного торможения. Однако давление рог в ней будет меньше, чем оно было бы в случае плавного торможения воздуха от М м до М = 0, за счет потерь механической энергии на головном скачке уплот­ нения:

А>2 = ° г Л . О + 0.2М1)3 '5 ,

где d — коэффициент восстановления давления на головном скачке.

Рис. 3.31. Влияние угла атаки

Рис. 3.32. Профиль с закругленным

на картину сверхзвукового об-

носком в сверхзвуковом потоке

текания профиля

 

Коэффициент давления

в точке О соответственно

будет

 

_

 

сг (1 + 0 , 2 M J ) 3 - 5 - l

 

 

/'max—

Q J J ^

 

Например, при

Мт е = 2

аг =0,72 и pm ax=l,66.

 

За точкой О струйка, обтекающая верхнюю дужку профиля,

быстро сужается и

в

некоторой

точке Л, которая с

увеличением

M M приближается

к

носку, ее

сечение /в .кр становится критиче­

ским. Давление в этой

точке

 

 

 

 

АсР =

0,528/>0 2

 

4-831

 

 

 

 

97

и коэффициент давления

О.528ог (1 + 0 , 2 М ^ ) 3 ' 5 — 1

Например, при Моо = 2 р№ — 1,07. За критическим сечением струй­ ка непрерывно расширяется, скорость возрастает и давление па­ дает вплоть до хвостового скачка уплотнения.

Принципиально такая же картина наблюдается и на нижней поверхности крыла. Однако здесь при а > 0 сужение струйки за точкой полного торможения протекает значительно медленнее и критическое сечение /„. , ф смещено назад.

В зависимости от кривизны верхней и нижней дужек падение давления под и над крылом за критическими сечениями струек

может

протекать либо

одинаково круто

(тогда эпюры Рп(х) и

рв(х)

эквидистантны),

либо в несколько

различном темпе. За счет

этого, а также за счет наличия дозвуковых зон в передней части положение о равномерном распределении несущей нагрузки вдоль хорды для профилей с закругленным носком выполняется весьма приближенно, а приведенные выше формулы линейной теории при­ годны лишь для грубой, сравнительной оценки аэродинамических коэффициентов. Наличие отсоединенного головного скачка перед

закругленным

носком профиля связано со значительными поте­

рями механической энергии потока и приводит к увеличению коэф<

фициента с х в

0 .

Что касается применимости формул линейной теории для ре­ шения практических задач, то необходимо отметить, что при опре­ делении суммарных характеристик профиля и, в частности, коэф­ фициентов cv, сХВг, с х ъ й , эти формулы дают значительно мень« шие ошибки, чем при определении местных скоростей и коэффи­ циентов давления в конкретных точках. Дело в том, что неучет изменений числа М в процессе поворота потока во внешнюю сто­ рону и потерь механической энергии на скачках уплотнения дает

ошибки в одну и ту же

сторону — занижает

коэффициенты

дав­

ления. При

этом эпюры

р(х) смещаются

в сторону

больших

раз­

режений, но их площади искажаются сравнительно мало.

 

 

Анализируя

все сказанное,

приходим

к

следующим

выводам.

1. Коэффициент подъемной силы тонкого

профиля не

зависит

от его формы. Зависимость су(а)

при любом

фиксированном числе

М е т > 1

остается

линейной. Производная

с*

в

сверхзвуковом

по­

токе плавно уменьшается с увеличением

числа

М м .

Как

следует

из формулы

(3.23):

 

 

 

 

 

 

 

 

2. Аэродинамический

фокус

любого

тонкого

профиля

при

М о о > 1

расположен на

средине

хорды

(.v> = 0,5).

Угол

нулевой

98

подъемной силы ао~0 и не зависит от формы профиля. Коэффи­ циент момента при нулевой подъемной силе для всех симметрич­ ных профилей равен нулю. У несимметричных профилей с поло­ жительной кривизной он отрицателен, а его абсолютное значение тем больше, чем больше относительная толщина профиля, и плав­ но уменьшается с увеличением числа М„,

3. Коэффициент лобового сопротивления профиля при сверх­ звуковом обтекании складывается из трёх частей:

сх — Схтр + СхвО + Схв I-

(3.29)

Коэффициент волнового сопротивления профиля при нулевой подъемной силе отражает потери механической энергии на скачке

уплотнения

при а = 0. Для

каждого данного типа профиля он тем

больше,

чем

больше

относитель-

C i

 

ная толщина, так как с ее увели­

 

 

чением

увеличиваются

 

средние

 

 

углы наклона скатов профиля, а

 

 

следовательно,

и

интенсивность

 

 

скачков

уплотнения.

Для

разно­

 

 

типных профилей

при

одинаковой

 

 

относительной

толщине

коэффи­

 

 

циент с* в о тем

больше, чем

боль­

 

 

ше неравномерность

распределе­

 

 

ния углов наклона дужек вдоль

 

 

хорды. Эта неравномерность

при­

 

 

водит к

увеличению

углов

8 не­

2 5

ма

посредственно

около

передней

и

 

 

задней кромок,

а

следовательно,

 

 

и к усилению

скачков

уплотне­

 

 

ния. Закругление

передней кром­

 

 

ки вызывает

значительное

увели­

 

 

чение коэффициента

с х в 0 .

С

уве­

10 1.5 2.0 2,5

Ма

личением

числа Мм

он

 

плавно

уменьшается, так как уменьшают­

Рис. 3.33. Аэродинамические характе­

ся наклон скачков и потери ме­

ристики профиля

 

ханической

энергии

потока

на

 

 

единицу скоростного

напора.

 

 

 

 

Коэффициент волнового индуктивного сопротивления отражает дополнительные потери энергии, обусловленные повышением ин­ тенсивности скачков уплотнения с увеличением угла атаки. Он не зависит от формы профиля и быстро (пропорционально а2 ) воз­

растает при

увеличении а.

С

увеличением

числа Мт е при a = const

коэффициент

сХъх

плавно

уменьшается.

 

Кривые изменения основных аэродинамических характеристик

профиля

во

всем

диапазоне

практически

возможных чисел М м

показаны

на

рис.

3.33.

 

 

 

4*

 

 

 

 

 

99

Г л а в а 4

АЭРОДИНАМИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ КРЫЛА

ИДРУГИХ ЧАСТЕЙ САМОЛЕТА

§4.1. Скос потока и индуктивное сопротивление

крыла при малых числах М

Крыло бесконечного размаха, образно выражаясь, «перегора­ живает всю атмосферу». Любой участок крыла с размахом / опи­ рается на неограниченно большую воздушную массу, расположен­ ную над и под ним. Реальное крыло конечного размаха взаимо­ действует с ограниченной массой воздуха.

Рис. 4.1. Скос потока за крылом

Условно можно считать, что с крылом активно взаимодействует част* потока, проходящая через круг диаметром, равным его раз­ маху. Такое предположение не имеет строгого обоснования, но оправдано тем, что результаты расчетов, выполняемых с его ис­ пользованием, хорошо согласуются с практикой. Воспользовав­ шись указанным предположением, массу воздуха, с которой крыло взаимодействует в единицу времени, можно определить в виде

" с - Р ^ - ^ Г - Т - ] -

( 4 Л )

Создавая подъемную силу У, крыло опирается на эту

массу

с силой —К и, следовательно, отбрасывает ее вниз с некоторой

скоростью U,

которую называют

и н д у ц и р о в а н н о й

с к о ­

р о с т ь ю .

 

 

 

 

 

 

 

 

Индуцированная скорость U складывается

со скоростью

VK,

В

результате

после взаимодействия с крылом поток отклоняется

от

исходного

направления

на некоторый

угол

Е, называемый

уг­

л о м с к о с а

п о т о к а _

(или

просто

с к о с о м

п о т о к а ) ,

и движется со скоростью W— V^ + U (рис. 4.1).

При дозвуковом обтекании взаимодействие потока с крылом начинается вдали перед ним и заканчивается вдали за ним. Соот­ ветственно полная индуцированная скорость и полный скос по^ тока

е п = - - ~ [рад]

100

Смотрите также файлы