WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 | 4 |

В п. 1.3 рассмотрены результаты расчетов распространения одиночного лазерноиндуцированного разряда длительностью = 10 нс в покоящемся воздухе, выполненных в осесимметричной постановке применительно к известным экспериментам p/p а p/p б 10 мкс 20 мкс 30 мкс 40 мкс r/R0 r/RРис. 1. Распределение давления вдоль радиуса зоны энергоподвода в покоящемся воздухе при t = 20 мкс (а) и в различные моменты времени (б). а: 1 - эксперимент (Yan H. и др., 2003), 2 - расчет (уравнения Навье-Стокса и T-модель, Yan H. и др., 2003), 3 - T-модель (данные расчеты); б (данные расчеты): совпадающие кривые 1 и 2 - T и q-модель, соответственно, длительность импульса = 10 нс; 3 q-модель, = 1 мкс.

(Yan H. и др., 2003). Продемонстрировано хорошее соответствие полученных результатов (рис. 1, а, кривая 3) эксперименту (1), а также известным расчетам в рамках модели вязкого газа (2). Показано совпадение результатов, полученных с привлечением T и q-моделей, при коротком ( = 10 нс) импульсе (рис. 1, б, совпадающие кривые 1 и 2), и влияние повышенной его продолжительности, которое может быть учтено в рамках q-модели (3).

В п. 1.4 анализируются расчеты взаимодействия одиночной сферической области энергоподвода с прямым скачком в цилиндрическом канале при M = 2. Уточнены детали реализующейся сложной нестационарной структуры течения в различные моменты времени (см., например, рис. 2, а, где H – радиус горла канала перед показанной цилиндрической частью в соответствии с конфигурацией, описанной Yan H. и др., 2004). Сравнение выполненных расчетов с T- и q-моделями (рис. 2, б, совпадающие кривые 3 и 4) с известными решениями в рамках уравнений Эйлера (2) и T-модели (Yan H. и др., 2004) продемонстрировало их хорошее соответствие. Показано, что учет вязкости и реальных свойств газа (ионизация, диссоциация и химические реакции, Yan H. и др., 2004), приводит к относительно небольшим изменениям распределений плотности (1) и существенно не влияет на газодинамическую структуру течения. Вместе с тем несколько более заметны отличия в распределениях полной энергии.

Выполненные сравнения подтвердили надежность используемого численного алгоритма и преимущества q-модели для расчета течений с подводом энергии.

Во второй главе применительно к различным известным экспериментам численно исследуются газодинамические особенности сверхзвукового обтекания осесимметричных тел в условиях подвода энергии и возможности снижения волнового сопротивления в таких условиях.

В п. 2.1 изучаются особенности обтекания сферы сверхзвуковым потоком воздуха (M = 3.45) в условиях одиночного лазерно-индуцированного разряда в соответствии с экспериментами (Adelgren R. и др., 2001, 2005). Сравнение рассчитанных фаз прохождения сферической зоны энергоподвода в различные моменты времени (t = 10 – 150 мкс) показало качественное соответствие эксперименту, позволило вскрыть дополнительные детали реализующейся тонкой газодинамической структуры (рис. 3) и объяснить трансформацию распределения давления на поверхности сферы. Деформация головного скачка против потока вследствие уменьшения его интенсивности в тепловом Прямой скачок а 3, Тепловое / б в канале пятно y/H Линзовый Пересекаюэффект щиеся скачки Поток Отраженный от стенки скачок Ударная волна от энергоисточника x/H x/H Рис. 2. Взаимодействие одиночной зоны энергоподвода ( = 10 нс) с прямым скачком при M = (t = 2.5 ): a - градиенты плотности (q-модель), б - распределение плотности вдоль оси симметрии (y/H = 0): кривые 1 - вязкий реальный газ (Yan H. и др., 2004), 2 - невязкий идеальный газ, T-модель (Yan H. и др., 2004), совпадающие кривые 3 и 4 - данные расчеты с T- и q-моделями.

Прошедшая ударная Прошедшая ударная Область нагретого а в б волна волна турбулентного течения Линзовый Ударная волна от Линзовый эффект энергоисточника эффект Продольные Отраженная вихревые струкударная волна туры Деформированный Продольные вихреголовной скачок вые структуры Прошедшая ударная Контактные границы г Контактные границы е д волна Теплый газ Зубчатая Линзовый структура Ударная волна от эффект энергоисточника Линзовый Отраженная эффект ударная Повторно волна отраженная ударная волна Отраженная Деформированный ударная волна Контактные границы головной скачок Рис. 3. Взаимодействие одиночного лазерного разряда со сферой при M = 3.45, t = 40, 50 и 60 мкс:

а, б, в - эксперимент (Adelgren R. и др., 2005); г, д, е - расчетные градиенты плотности в соответствующие моменты времени.

пятне (линзовый эффект) сопровождается образованием за ним рециркуляционной зоны 1 пониженного давления (рис. 3, а, г). При этом возвратное течение препятствует проникновению к поверхности сферы теплового пятна, зажатого в узкой области повышенного давления 2 и постепенно растекающегося в радиальном направлении. Обнаружено, что отраженная от сферы ударная волна от энергоисточника трансформируется в прямой скачок (рис. 3, д). Вторичное отражение этой волны от поверхности сферы (рис. 3, е) вызывает на ней аномальный всплеск давления выше его уровня в условиях без энергоподвода. Обнаружено, что далее эта волна подвергается линзовому эффекту в процессе проникновения нагретого газа к поверхности сферы и вызывает на ней повторное снижение давления. Расчеты выявили распространяющуюся к сфере пространственную “зубчатую” структуру (рис. 3, д), которая напоминает зафиксированные в эксперименте продольные вихри (рис. 3, б). Анализ линий тока показал, что такая неоднородность возникает и распространяется от последовательности сингулярных точек типа седло – узел, формирующихся на границе взаимодействия набегающего и возвратного потоков.

Сравнение изменения давления в лобовой точке сферы, полученного в данных расчетах (рис. 4, кривая 3) и в известных расчетах в рамках уравнений Навье–Стокса с учетом реальных эффектов (кривая 2), продемонстрировало их качественное соответствие. Учет вязкости и реальных эффектов в газе приводит к демпфированию двух острых пиков давления, более отчетливо проявляющихся в случае невязкого идеального газа, и несколько более высокому уровню давления в области главного минимума, однако характер изменения кривых остается близким. Оба расчета количественно отличаются от эксперимента (кривая 1). Такое отличие обусловлено демпфирующим влиянием p/pt промежуточного объема в отверстии перед мем браной датчика, который располагался внутри сферы.

В п. 2.2 и 2.3 представлены результаты численного исследования влияния импульсно периодического подвода энергии в сверхзвуко вой поток аргона (M = 2) на обтекание осесим метричных тел соответственно со сферической и t, мкс конической головными частями применительно к экспериментам, выполненным совместно коллекРис. 4. Изменение давления в лобовой тивами ИТПМ и ИЛФ СО РАН (Третьяков П.К. и точке сферы при взаимодействии с одидр., 1996). Эксперименты с фокусированным опночным лазерным разрядом (M = 3.45):

тическим разрядом проводились при различных 1 – эксперимент (Adelgren R. и др., 2001), – расчет (Kandala R., Candler G., 2004), 3 – значениях частоты импульсов f = 12.5, 25, 45 и данный расчет (q-модель).

100 кГц. В основных расчетах с q-моделью задавалась эллипсоидальная форма энергоисточников. При этом согласно экспериментальным данным (Зудов В.Н., Третьяков П.К. и др., 2003), радиус их миделева сечения был постоянным (1 мм), а протяженность и поглощаемая мощность менялись с ростом частоты (соответственно L = 12, 9.6, 8.5, 6.3 мм и WA = 1.35, 1.45, 1.8, 1.6 кВт).

В п. 2.2 проанализированы расчеты распространения следа за стационарными источниками, энергетически эквивалентными экспериментальным (т.е. с тем же параметром интенсивности энергоподвода W), в сверхзвуковом потоке аргона при отсутствии тел. Они показали, что след за источником, соответствующим пульсирующему с частотой f = 100 кГц, характеризуется повышенными числом Маха и полным давлением по сравнению со следами за остальными источниками, что должно уменьшать ожидаемый положительный эффект снижения волнового сопротивления.

Для последующего анализа влияния нестационарного подвода энергии получены стационарные решения, соответствующие достаточно большим временам после введения в поток стационарного энергоисточника перед затупленным телом. Проанализированы реализующиеся переходные фазы развития течения при постепенном распространении нагретого следа к телу.

Выполненный детальный анализ характерных фаз развития течений в условиях импульсно-периодического подвода энергии перед затупленным телом при низких частотах f = 12.5 кГц (L = 2.78) и 25 кГц (L = 1.74) показал, что их основные особенности качественно сходны с рассмотренными в п. 2.1 для изолированной сферы (см. рис. 5, а и 3, е). Объяснена эволюция газодинамической структуры в процессе распространения теплового пятна вдоль поверхности тела. Расчет обтекания такого тела при частоте f = 45 кГц (L = 1.09) выявил характерные тонкие детали течения (рис. 5, б), которые не были зафиксированы в эксперименте вследствие большого времени экспозиции при фотографировании (рис. 5, в). Показано, что при увеличении частоты до f = 100 кГц (L = 0.95) особенности течения еще более приближаются к стационарному обтеканию.

П. 2.3 посвящен численному исследованию влияния импульсно-периодического ЛПЭ на обтекание конически-заостренного тела в соответствии с отмеченными выше экспериментами. Предварительно показано, что в процессе распространения теплового следа от стационарного источника и формирования рециркуляционной зоны перед Вытесняемая Ячеистая ударно- а б -конфигурация волновая структура Восстанавливающийся головной скачок у, мм Вторичный в скачок Энергоисточник Область повышенной Тепловой слой температуры пониженной плотности x, мм Рис. 5. Импульсно-периодический подвод энергии перед сферически-затупленным телом в потоке аргона при M = 2: а, б - расчетные градиенты плотности для характерных фаз течения при f = 12.5 кГц и 45 кГц, соответственно; в - эксперимент (f = 45 кГц, время экспозиции 10–2 с).

телом возникающая -конфигурация скачков (рис. 6, а) постепенно вырождается при установлении режима стационарного обтекания (рис. 6, б), как и в случае затупленного тела. В условиях вырожденной конфигурации реализуется максимальный выигрыш в волновом сопротивлении, что соответствует выводам, сделанным на основе известных экспериментов с электрическими разрядами, обобщенных, например, в докторской диссертации Леонова С.Б. (2006). Показано, что сформировавшаяся зона рециркуляции препятствует проникновению горячего газа к головной части тела.

Расчеты для импульсно-периодического энергоподвода с частотой f = 100 кГц (L = 0.95) демонстрируют близость особенностей обтекания (рис. 6, в) стационарному течению (рис. 6, б). При f = 45 кГц (L = 1.09) рассчитанное течение (рис. 6, г) хорошо соответствует фотографии, полученной в эксперименте (Третьяков П.К. и др., 1996) при малом времени выдержки (рис. 6, д). На рис. 6, е показана расчетная осциллограмма относительного коэффициента волнового сопротивления в этих условиях (кривая 1), на основе которой вычислялись средние значения (2) вне области начальных переходных процессов (t > 4T) с целью дальнейшего сопоставления с результатами весовых экспериментов. (СX0 – значение в условиях без энергоподвода). Согласно расчетам при низких частотах f = 12.5 (L = 2.78) и 25 кГц (L = 1.74) обтекание заостренного тела характеризуется отчетливо дискретным воздействием тепловых пятен и еще более сложным характером осциллограмм СX(t) с различными асимметричными колебаниями большой амплитуды, как и для сферически-затупленного тела.

Расчетные оценки свидетельствуют о неэффективности использования энергоподвода для снижения волнового сопротивления затупленных и заостренных тел во всех рассмотренных условиях обтекания, поскольку W < 1.

В п. 2.4 проведено сравнение расчетных и экспериментальных данных по сопротивлению рассмотренных тел. Показано, что тенденция к уменьшению волнового сопротивления в расчетах (рис. 7, а, кривые CX/CX0) в целом качественно сходна зафиксированной в экспериментах для полного сопротивления CX/CX0 при увеличении частоты энергоподвода до 50 кГц (дорожка данных между кривыми A и B, где символы соответствуют сферической головной части, а 2, 3, 4 – конической при ее различных расстояниях от среза сопла и реализованных положениях оптических разрядов). Использование более простой модели (цилиндрического источника с постоянным -конфигурация Вырожденная - Каплеобразные структуры а в б конфигурация Скачок от энергоисточника у, мм Тепловой след за энергоисточником Головной скачок Ударная волна от энергоисточника x, мм Ячеистая ударно- CX/CXволновая структура г е Линзовый эффект у, мм д Энергоисточник Теплый слой пониженной плотности x, мм t Рис. 6. Подвод энергии перед конически заостренным телом в потоке аргона при M = 2. Расчетные градиенты плотности: а, б - для стационарного источника при t = 30.9 и 370.8 мкс, соответственно; в, г - для импульсно-периодических источников (f = 100 кГц и 45 кГц, соответственно); д - эксперимент (f = 45кГц, время экспозиции 10-8 с); е- волновое сопротивление при f = 45 кГц (расчет).

распределением мощности), рассмотренной Зудовым В.Н. и др. (2003), в случае обтекания заостренного тела существенно не изменяет величину CX/CX0 (обозн. 6б) по сравнению с расчетом на основе q-модели (обозн. 6а). Как и ожидалось, в расчетах при частоте 100 кГц проявилось заметное снижение положительного эффекта в соответствии с заданными согласно эксперименту параметрами источника (меньшей длиной и мощностью). Проведенные расчеты обтекания заостренного тела для всех источников с удвоенной протяженностью (рис. 7, б, обозн. 7), а также для источника постоянной мощности (WA = 1.35 кВт) и длины (L = 12 мм) (рис. 7, в), подтвердили такое заключение.

В третьей главе приведены результаты численных исследований пространственного взаимодействия распространяющегося по потоку (продольного) вихря с косым скачком уплотнения как без подвода энергии, так и в условиях стационарного и импульсно-периодического энергоподвода с помощью источников эллипсоидальной или сферической формы на оси вихря. Уточнена и расширена аналогия между явлениями отрыва пограничного слоя и разрушения вихря.

В п. 3.1 описаны начальные условия и математическая постановка задачи. На косом скачке при M = 3 и 5 для угла отклонения потока = 23.3 выполнялись условия Рэнкина–Гюгонио. Окружная компонента скорости вихря задавалась при помощи модели Бюргерса: V (r) = Г0 (1–exp[–(r/rc)2])/r, где Г0 – его циркуляция, rc – радиус ядра.

Pages:     | 1 || 3 | 4 |






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»