WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 | 2 || 4 |

Распределение продольной составляющей скорости в вихре, аналогичное следовому, CX/CXCX/CX0 CX/CXа б в конус а конус A B конус CX/CXсфера f, кГц f, кГц f, кГц Рис. 7. Относительное полное CX/CX0 (эксперимент) и волновое CX/CX0 (расчет) сопротивления в зависимости от частоты энергоподвода. (а): 1, 2, 3, 4 - эксперименты (Третьяков и др., 1996), 5, 6а, 6b расчеты соответственно для тел со сферической и конической головной частями. Расчеты для коническизаостренного тела (б): 6а - энергоисточники с экспериментальными мощностями и длинами, 7 - энергоисточники с экспериментальными мощностями и удвоенными длинами; (в): влияние частоты подвода энергии при постоянных мощности и длине источника.

определялось соотношением: Vx(r) = V +V ( – 1) exp[–(r/ru)2], где = Vc/V 1 – отношение осевой скорости к скорости набегающего потока, ru – внешний радиус вихря.

В п. 3.2 анализируются результаты расчетов взаимодействия вихря с косым скачком без подвода энергии в диапазоне изменения дефекта осевой скорости Ф = 0.05 – 1, которые в дальнейшем использовались как начальные условия для исследования влияния подвода энергии и сравнения с возникающими при этом течениями.

С уменьшением значения Ф получены данные, уточняющие особенности течений для трех известных режимов со сверхзвуковой скоростью на оси вихря. При слабом режиме (Ф = 1) вихрь проникает через скачок, практически не деформируя его, а течение во всей области остается сверхзвуковым. Умеренный режим (Ф = 0.8) характеризуется заметной деформацией скачка и появлением локальной зоной дозвукового течения без признаков рециркуляции. При разрушении вихря в условиях сильного режима (Ф = 0.6) образуется локализованная зона дозвукового рециркуляционного течения ограниченной протяженности, которую охватывает близкий к коническому (аналогичный отрывному) скачок.

Показано, что используемый численный алгоритм при воспроизведении в рамках модели Бюргерса измеренных в эксперименте параметров в невозмущенном вихре (распределений осевого и окружного чисел Маха, а также полного давления) обеспечивает хорошее предсказание свойств реального течения (рис. 8), включая протяженность об y, в б а мм S 35 40 45 x, мм Рис. 8. Структура течения в режиме сильного взаимодействия вихря с косым скачком уплотнения при M = 2.49, = 25. Расчеты: а - градиенты плотности, б - линии тока в области взрыва вихря, в эксперимент (Smart M.K., Kalkhoran I.M., 1995).

а 1 в y, y, мм мм x, мм x, мм б г y, мм y, мм x, мм x, мм z, мм z, мм Рис. 9. Расчетные градиенты плотности (а, в) и изоповерхность постоянной завихренности = 0.(б, г) на стадиях вырождения области взрыва вихря с дозвуковым ядром при М = 3, = 0.1: а, б – t = 319.5 мкс; в, г – t = 532.4 мкс.

ласти взрыва. Как видно, в условиях сильного режима конический отрывной скачок трансформируется на оси вихря в прямой (рис. 8, а, в), за которым образуется точка торможения S в начале рециркуляционной зоны (рис. 8, б).

На основе выполненных расчетов обнаружено, что в режиме разрушения на скачке вихря с дозвуковым ядром проявляются принципиально иные свойства. Такой режим характеризуется распространением крупномасштабной зоны взрыва вихря против потока и постепенным ее вырождением (рис. 9). При этом вихрь приобретает спиралевидную форму (рис. 9, б, г). За ослабевающим отрывным скачком 1 возникают слабые волны 2 в результате сверхзвукового обтекания внешним потоком витков спирали. В ядре вихря на протяжении всего взаимодействия скорость движения точки торможения S относительно потока оказывается дозвуковой, в связи с чем прямой скачок перед ней не возникает, и ослабевающий скачок 1 является висячим. Далее, со временем, в результате постепенного проникновения внешнего потока с повышенным полным давлением между витками спирали зона взрыва исчезает, а все возмущения вокруг спирали затухают.

В п. 3.3 изучается влияние параметров стационарного подвода энергии на различные режимы взаимодействия вихря с косым скачком. ЛПЭ малой интенсивности в эллипсоидальную область с радиусом миделева сечения, равным половине радиуса ядра вихря rc, и протяженностью 2.66rc в режиме умеренного взаимодействия приводит к уменьшению значения осевого числа Маха, которое остается сверхзвуковым. Вследствие уменьшения полного давления в нагретом следе за источником (рис. 10, б, обозн. 2) происходит разрушение вихря с образованием рециркуляционной зоны, охваченной отрывным скачком 1, и основные особенности течения сходны с характерными для режима сильного взаимодействия без подвода энергии. Дальнейшее увеличение интенсивности ЛПЭ с сохранением сверхзвуковой осевой скорости приводило к увеличению масштабов локальной области взрыва, но точка торможения оставалась на некотором расстоянии за источником. Энергоподвод большой интенсивности вызывает понижение осевого числа Маха в нагретом следе до дозвукового значения, вследствие чего область взрыва распространяется вплоть до энергоисточника и фиксируется его положением в а б y, мм x, мм x, мм x, мм Рис. 10. Влияние мощности стационарного энергоисточника эллипсоидальной формы с центром в точке x0 = 12 мм в режиме умеренного взаимодействия вихря с косым скачком при M = 3: а - подвод энергии отсутствует, б - W = 0.29, в - W = 9.71.

(рис. 10, в), в отличие от взрыва вихря с дозвуковым ядром без подвода энергии. При этом интенсивность отрывного скачка 1 и давление в области взрыва понижаются.

Подвод энергии (W = 0.29) в сферическую область с диаметром 2.66rc приводил к увеличению размеров зоны взрыва. При этом угол наклона отрывного скачка 1 и параметры в области взрыва почти не изменялись. Увеличение диаметра сферической области энергоподвода до значения 4rc при той же интенсивности приводило к еще большему увеличению масштабов области взрыва без изменения угла отрывного скачка и давления в ней.

Расчеты продемонстрировали также возможность инициирования “сверхзвукового” взрыва вихря в режиме слабого взаимодействия при помощи высокоинтенсивного эллипсоидального энергоисточника, который при умеренном взаимодействии вызывал протяженный “дозвуковой” взрыв. Показано, что аналогичный подвод энергии в однородном потоке вызывает образование еще меньшей рециркуляционной зоны в результате взаимодействия косого скачка с тепловым следом за источником. Продемонстрировано, что в условиях существования зоны взрыва при сильном режиме взаимодействия (с разрушением сверхзвукового ядра) интенсивный подвод энергии на его оси перед такой зоной приводит к глобальному росту ее размеров с захватом источника.

Таким образом, продемонстрированы возможности управления процессом взрыва вихря в различных режимах его взаимодействия с косым скачком при помощи стационарного энергоподвода. Показано, что, изменяя мощность, форму и размеры энергоисточника, можно воздействовать на масштабы области взрыва и газодинамические параметры в ней.

В п. 3.4 исследуется влияние импульсно-периодического подвода энергии в диапазоне изменения частот f = 60 – 400 кГц на различные режимы взаимодействия вихря с косым скачком при M = 3 и 5. При малой частоте импульсов (L > 1) вследствие сохранения дискретности тепловых пятен в следе стимулируется сильная нестационарб а в y, мм x, мм x, мм x, мм Рис. 11. Импульсно-периодический эллипсоидальный энергоподвод на оси вихря при M = 5: а режим слабого взаимодействия, f = 100 кГц (L = 2.08), б и в - режим умеренного взаимодействия соответственно при f = 100 кГц (L = 1.66) и f = 200 кГц (L = 0.83).

ность фронта скачка и течения за ним (рис. 11, а, б), что представляется перспективным для интенсификации процессов смешения. Увеличение частоты энергоподвода способствует слиянию тепловых пятен в следе, и при L < 1 реализуется квазистационарное течение (рис. 11, в), особенности которого близки стационарному (рис. 10, б).

Показано, что такие закономерности в условиях энергоподвода свойственны взрыву вихря как со сверхзвуковым, так и с дозвуковым ядром.

В п. 3.5 уточнена и расширена аналогия между явлениями отрыва турбулентного пограничного слоя и разрушения вихря, впервые отмеченная в пионерской работе Затолоки В.В., Иванюшкина А.К. и Николаева А.В., 1975. В этой работе, на основе качественного сходства газодинамической структуры таких течений, обосновано и продемонстрировано соответствие углов скачка, охватывающего область взрыва вихря (рис. 12, обозн. 1), обобщающим зависимостям (I и II) для углов отрывных скачков в условиях турбулентных отрывных течений. Проведенный дополнительный анализ современных экспериментальных данных (обозн. 2–5) показал, что такая корреляция сохраняется и при высоких числах Маха. Вместе с тем отмечен заметный разброс при фиксированных значениях M, и даже отклонение некоторых экспериментальных данных от зависимостей I и II (обозн. 2, 3). Такой разброс характерен для экспериментов, в которых зафиксирована нестационарность зоны взрыва вихря, вызывавшая движение отрывного скачка.

В рамках отмеченной аналогии с использованием теоретической модели, предложенной Огородниковым Д.А. (1971) для оценки давления в зоне турбулентного отрыва в двумерном приближении, получены соотношения для угла наклона отрывного скачка при взрыве вихря:

,, – Mc > 1 вихрь градус градус – Mc < 1 вихрь – Mc > 1, вихрь + эллипс. ист-к – Mc > 1, вихрь + сферич. ист-к – Mc < 1, вихрь + эллипс. ист-к M M, MS Рис. 12. Корреляционные зависимости угла на- Рис. 13. Расчетные данные для угла наклона отклона отрывного скачка для двумерных (кривая I) рывного скачка при взрыве вихря: символы 6 – со и конических (кривая II) турбулентных отрывных сверхзвуковым ядром без подвода энергии, 7, 8 – с дозвуковым ядром без подвода энергии, 9 – со течений и экспериментальные данные для угла сверхзвуковым ядром и стационарным подводом наклона отрывного скачка при взрыве вихря: 1 – энергии, 10 – с дозвуковым ядром и стационарным Затолока В.В. и др., 1975, 2 – Zudov V.N., Shevchenko подводом энергии; кривые 6 – 9 – теоретические заA.M. и др., 2003, 3 – Kalkhoran I.M. и др., 1998, 4 – висимости согласно соотношениям (1) и (2), соответSmart M.K., Kalkhoran I.M., 1995, 5 – Боровой В.Я. и ствующие символам 6 – 9.

др., 2000.

pc 2 - +1 +1 2 -1 - - 2, при Mc > 1 (1) sin = M1 1+ Mc - -1+ p 2 Mc 2 +1 + pc 1+ - + -, при Mc < 1 (2) sin = M-1 1+ S -1+ p 2 MSc где Mc и pc – число Маха и давление на оси вихря, MS – число Маха перемещающегося отрывного скачка, рассчитанное по его скорости относительно внешнего набегающего потока и местной скорости звука, MSc – число Маха точки торможения S в начале области взрыва, вычисленное по скорости ее распространения относительно потока вдоль оси вихря и местной скорости звука. Соотношение (1) справедливо для вихрей со сверхзвуковым ядром и учитывает торможение потока на оси в прямом скачке на основе формулы Рэлея. Соотношение (2) получено для вихрей с дозвуковым ядром при отсутствии прямого скачка перед точкой S с использованием изоэнтропического соотношения, как было рекомендовано в работе Гордейчика Б.Н., Немчинова И.В. (1984) при анализе течений с предвестником над изобарическим нагретым слоем.

Показано, что углы отрывного скачка при взрыве сверхзвукового ядра вихря как в условиях с подводом энергии, так и без него, полученные в численных расчетах, лежат в окрестности корреляционных зависимостей I и II при M = 3 и 5 (рис. 13, обозн. 6, 9), как и экспериментальные данные. Теоретические оценки по соотношению (1), обозначенные отрезками кривых 6, 9, соответствуют численным расчетам. В условиях взрыва дозвукового ядра вихря без энергоподвода углы отрывного скачка существенно уменьшаются (обозн. 7, 8) и для различных значений MS, учитывающих движения скачка против потока, приближаются к предельной кривой III ( = arcsin 1/M). Соотношение (2) хорошо предсказывает значение этих углов (кривые 7, 8). Уменьшение угла скачка характерно и для взрыва дозвукового ядра с энергоподводом (обозн. 10).

Таким образом, проведенные исследования вихревых течений расширяют существующие представления об их свойствах и уточняют степень их аналогии с пристенными отрывными течениям. Как следует из рассмотренных результатов, для корректного предсказания угла отклонения и интенсивности отрывного скачка необходим учет нестационарности области взрыва, стимулирующей его движение. В этой связи, ранее отмеченный на рис. 12 разброс некоторых данных не является случайным и обусловлен движением этого скачка.

В заключении сформулированы основные выводы диссертации:

1. Реализован и апробирован численный метод повышенного порядка точности для решения нестационарных уравнений Эйлера применительно к задачам сверхзвуковой аэродинамики с использованием локализованного энергоподвода. На основе решения тестовых задач о распространении фокусированного лазерного разряда в покоящейся среде и его взаимодействии с прямым скачком в канале обоснована надежность используемого подхода и продемонстрировано преимущество q-модели энергоподвода (по сравнению с T-моделью), позволяющее учитывать конечность времени подвода энергии.

2. Применительно к существующему эксперименту выполнено численное моделирование воздействия одиночного фокусированного лазерного разряда на обтекание сферы при М = 3.45. Объяснены эффекты взаимодействия как головного, так и отраженных от поверхности вторичных скачков с тепловым пятном в процессе его проникновения к поверхности, а также их влияние на эволюцию распределения давления на сфере.

Обнаружено, что возникающая перед сферой рециркуляционная зона препятствует проникновению нагретого газа к ее поверхности. Впервые продемонстрировано существование последовательности особых точек на границе между набегающим и возвратным потоками перед сферой и распространяющиеся к ней локальные неоднородности, которые ассоциируются с зафиксированными в эксперименте продольными упорядоченными вихревыми структурами. Показано, что реализующиеся газодинамические особенности и эволюция давления на поверхности сферы близки к предсказываемым в известном расчете на основе модели вязкого газа с учетом реальных свойств.

Pages:     | 1 | 2 || 4 |






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