или
vrcos*a = const.
Откуда получим распределение проекций абсолютной скорости по высоте осевого-зазора:
v z r c o s 2 а = |
const и i > 0 r c o s ï а |
= |
const. |
|
|
Следует подчеркнуть, что в этом случае |
работа не может |
быть |
постоянной по |
высоте |
лопатки, т. |
е. |
|
|
|
2500 2600 |
2700 |
|
L„ = u (ѵѲ2 — оѳ 1 ) = |
|
|
|
|
|
|
|
|
= « |
|»в2ср ( T 2 ) |
— |
|
|
|
|
|
cos |
а . |
(310) |
|
|
|
|
JGlcp |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Степень |
реактивности |
R будет |
|
|
подсчитываться по формуле |
|
|
|
|
m |
icos 2 |
а а |
|
|
1 |
— 2ä -'ѳгср \ |
|
|
|
|
~Ь у Ѳ1ср |
|
(311) |
80 a,fi
Рис. 167. Распределение углов и пара метров потока по высоте осевого за зора при а = const:
d = 0,7; с п л о ш н ы е |
линии а , = const; |
|
ин |
а 8 = |
const |
Если сохраняется постоян ным только один из углов (на
|
|
|
|
|
|
пример, a i |
= const), то можно |
сохранить |
также и L e = |
const, |
a |
ѵв2 |
найти по формуле |
(310) |
и |
ѵг |
по формуле (305). |
|
|
Распределение параметров по |
радиусу при аг |
= const и L e = |
= |
const и при аг |
— const и а 2 = |
=const— приведено на рис. 167
и168.
Профилирование с постоянной по радиусу степенью реактивности
Рассмотрим уравнение радиального равновесия в цилиндри ческой ступени при условиях L e = const и R — const по радиусу.
Решая |
совместно уравнения |
для |
Ье и |
R относительно |
ѵѳі |
и и0 ,, получим |
|
|
|
|
|
иѲі = и ( 1 - Я ) + - ^ ; |
vei = |
|
u(l-R)--^. |
|
Подставляя эти значения в уравнение |
(305), получим |
после |
несложных |
преобразований |
|
|
|
|
ѵл = } / Ч 2 1 с р - 2 ( 1 - Rf (и2 - ulP) - 2 М 1 - R) In-f-
II
ѵг, = ] Л к Р - 2( 1 - R ) 2 ( u 2 - u % ) + 2Le( 1 •tf)ln-
' cp
Распределение параметров по радиусу в этом случае профилирования лопаток приведено на рис. I 65 и 166.
Сравнение данных, приведенных на рис. 165—168, показывает, что наибольшее изменение углов потока и относительных скоро-
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
стей |
натекания на решетки |
рабочего ко |
|
|
|
|
|
|
|
леса |
имеет место при профилировании по |
60 |
wo |
140 |
180 |
ѵв |
|
закону |
Г = |
|
const. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
При |
|
R = |
const |
|
и |
L e |
= const |
цир |
|
|
|
|
|
|
|
куляция |
|
вокруг |
лопатки Гл , но |
|
поток |
|
|
|
|
|
|
|
в" осевом |
зазоре |
непотенциальный |
в от |
|
|
|
|
|
|
|
личие от |
случая |
ѵг = |
const |
и |
гѵв = |
|
|
|
|
|
|
|
= const. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Эффективность того или иного спо |
|
|
|
|
|
|
|
соба профилирования зависит от конкрет |
|
|
|
|
|
|
|
ных |
условий |
|
и может |
быть |
оценена |
лишь |
|
|
|
|
|
|
|
с учетом |
|
профильных |
и концевых |
потерь |
|
|
|
|
|
|
|
в решетках. |
|
Подробнее |
этот |
вопрос |
рас |
|
|
|
|
|
|
|
сматривается |
в |
курсах |
проектирования |
|
|
|
|
|
|
|
лопаточных |
машин. Следует отметить, что |
|
|
|
|
|
|
|
при |
определении |
оптимального |
способа |
|
|
|
|
|
|
|
профилирования |
надо отказаться от пред |
|
|
|
|
|
|
|
писанной заранее схемы течения в сту |
|
|
|
|
|
|
|
пени |
(цилиндрический |
или |
конический |
Рис. |
168. |
Распределение |
|
потоки), |
а находить |
поле линии тока по |
углов |
и параметров |
пото |
|
следовательными |
приближениями |
с |
уче |
ка по высоте осевого за |
|
зора при |
а = const: |
|
том неравномерного |
распределения |
потерь |
|
О б о з н а ч е н и я |
те |
же , что и |
|
по высоте межлопаточного |
канала. |
|
|
|
|
на |
рис . |
167 |
|
|
Одномерное |
течение |
газа |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
во вращающихся |
каналах турбомашин |
|
|
|
|
|
|
|
При |
рассмотрении |
особенностей |
одномерного |
течения |
газа |
в неподвижных каналах была получена одномерная схема те чения газа в соплах Лаваля.
Применяя аналогичный подход, можно обобщить выведенные зависимости для течения газа во вращающихся каналах, таких как, например, каналы радиальных и диагональных турбин и ком прессоров.
Уравнение Бернулли для линии тока при относительном дви жении во вращающемся канале в дифференциальной форме за писи имеет вид
w dw — и du • dp = 0. |
(312) |
Уравнение расхода запишем в виде
Выражение для скорости звука в относительном движении имеет тот же вид, что и для абсолютного движения, так как скорость звука определяется лишь температурой газа и его физическими характеристиками, т. е.
|
а2 |
= dp = |
kRT. |
|
|
|
|
|
(314) |
Исключая из уравнения (312) dp и плотность р, получим после |
|
|
несложных |
преобразований |
|
|
|
|
|
(М2 - 1 ) ^ . _ М 2 4 - ^ = dF |
|
|
|
|
|
' |
та) |
|
тсі^ |
и |
F |
' ^ |
1 |
|
|
где M = |
а |
|
число M в относитель- |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ном движении. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Анализируя |
уравнение (315), рас |
|
|
смотрим |
следующие |
частные |
случаи: |
|
|
1) |
неподвижный |
канал, т . е . ы = 0. |
|
|
Уравнение |
(315) |
переходит |
в |
урав |
U |
|
нение |
Гюгонио |
с |
заменой |
w |
на |
ѵ |
|
|
и M на М. |
|
|
|
|
|
|
|
|
Рис. 169. Вращающийся |
канал |
К |
такому же |
уравнению |
|
приво |
переменного поперечного |
сече |
дит случай |
движения |
канала |
с |
по |
ния |
|
стоянной по модулю окружной ско |
|
|
ростью |
и, |
т. |
е. |
в |
случае |
du = |
0, |
что имеет место при течении в осевых турбомашинах |
с |
ци |
линдрической формой проточной |
|
части |
или |
|
при движении |
по вращающемуся каналу с произвольной формой поперечного сечения, ось которого изогнута по винтовой линии вокруг оси вращения;
2) вращающийся канал с произвольной формой средней ли нии, т. е. du =h 0.
Изменение параметров потока в относительном движении в этом случае будет зависеть от знака du для заданного направления
течения газа. Уравнение |
(315) |
в |
этом |
случае удобнее |
записать |
в виде |
|
|
|
|
|
|
( М 2 |
_ 1 ) - ^ = |
І £ - + М 2 |
- „ - — . |
(316) |
ѵ |
' |
w |
F |
1 |
w- и |
|
Если по ходу газа du > 0, т. е. если газ течет от оси вращения (рис. 169), то при dF > 0 в дозвуковом потоке (М < 1) он будет тормозиться сильнее, чем в неподвижном канале. Второй член правой части выражения (316) соответствует дополнительному увеличению площади.
При движении газа к оси вращения, т. е. при du |
< 0 и M < |
1 |
при dF > 0, торможение газа будет слабее, |
чем в |
неподвижном |
канале. |
|
|
|
В сверхзвуковом потоке (М > 1) при du > |
0 поток при dF > |
О |
ускоряется сильнее, чем в неподвижном канале.
Сечение, где возникает переход через скорость звука, т. е.
сечение |
с |
M = |
1 при |
du^> 0 |
находится |
в сужающейся |
части |
канала, |
а |
при |
du-< |
О — в его |
расширяющейся части (рис. |
169). |
. Таким |
образом, |
во |
вращающихся |
каналах сечение с dF = О |
не совпадает с сечением M = |
1, как |
это |
было в неподвижном |
канале. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Г Л А В А |
VII |
ОСНОВЫ |
ТЕОРИИ ПОГРАНИЧНОГО СЛОЯ |
§ 37. УРАВНЕНИЯ ПРАНДТЛЯ
Непосредственные наблюдения над движением жидкости, об ладающей незначительной вязкостью (вода, воздух), около твер дых границ показывают, что почти вплоть до поверхности обте каемого тела скорости потока имеют одинаковый порядок со ско ростью натекания. Около обтекаемого тела образуется тонкий слой, в котором скорости жидкости резко изменяются от нуля на поверхности тела до скорости, близкой к скорости натекания.
Толщина этого слоя тем больше, чем меньше скорость и больше вязкость набегающего потока жидкости, т. е. чем меньше число Рейнольдса. Такой слой называют пограничным слоем.
Выше было показано, что поток с полем скоростей вида, изо
браженного на рис. 18, является |
вихревым (ю2 ф 0). Именно |
такое поле скоростей характерно |
для пограничного слоя. |
Рассматривая обтекание тела несжимаемой вязкой жидкостью, H . Е. Жуковский сделал важное заключение, что при существо вании потенциала скорости ср, когда проекции скорости являются гармоническими функциями, т. е, при Au = 0, и при условии несжимаемости div ѵ = 0, уравнение Навье—Стокса переходит в уравнение Эйлера. Следовательно, вязкость при потенциальном течении не проявляется. Проявляется она только при вихревом течении в области пограничного слоя.
Этим по существу качественным представлениям немецкий аэродинамик Л. Прандтль в 1904 г. первый дал форму количест венных соотношений. Прандтль оценивал члены уравнения Навье — Стокса в проекциях на оси координат по порядку их величин, пользуясь физическими соображениями о течении в пограничном слое. К такому же результату приводят рассуждения Мизеса, построенные на переходе к безразмерной форме записи уравнений Навье — Стокса.
Выведем уравнения ламинарного пограничного слоя при пло ском установившемся течении несжимаемой жидкости и отсутствии массовых сил (рис. 170).
Уравнение |
(65) |
примет |
вид |
|
|
|
|
|
|
|
дѴх |
|
дѵх |
|
|
|
д2ѵх |
, д2ѵх |
|
|
дх |
^ |
иѵ дц |
р |
дх |
' |
V дх2 |
+ |
ду2 |
(317) |
|
дх |
+ |
V ду |
р |
ду |
|
д2ѵи |
|
|
|
|
1 |
дх2 |
|
ду2 |
|
а уравнение |
неразрывности |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
— |
дѵх |
. |
дѵ„ |
л |
|
|
|
|
|
|
divy = |
-^г- |
+ |
-—- |
- 0. |
|
|
|
|
|
|
|
дх |
1 |
ду |
|
|
|
|
Рассмотрим, следуя Прандтлю, систему (317). Пусть характер ным размером, т. е. масштабом, вдоль оси х, будет хорда крыла /0 ,
. .
|
|
Рис. 170. |
Характер |
обтекания тонкого профиля |
|
|
с |
образованием |
пограничного слоя |
|
а |
вдоль |
оси у — толщина |
слоя |
о. Характерной |
скоростью ѵ х |
вдоль оси X считаем скорость набегающего потока |
ѵ 0 . |
|
Из уравнения неразрывности |
следует, |
что производные dvjdx |
и |
дѵуіду |
являются |
величинами |
одного порядка; |
это позволяет |
установить масштаб |
поперечной |
скорости |
ѵу: |
|
|
|
|
о |
о |
|
|
|
Составим оценки порядков величин членов двух первых урав нений системы (317), считая масштаб давления р равным масштабу
скоростного напора |
рі>5, |
тогда |
|
|
Ѵ° l0> |
l0 |
ô ' p /„ ' V |
.g ' |
ô* |
И |
|
|
2 |
|
|
|
t'0 ô u0 ô |
|
|
v0S |
1 P"o |
D0Ô |
v0b |
|
/о |
/об |
' P Ô ' |
ioii ' |
; / 0 б 2 • |
Рассматривая первую строку, замечаем, что ее последний член намного больше предпоследнего, так как S < / 0 п 0 смыслу за-