книги из ГПНТБ / Гофман М.Л. Аэродинамика гиперзвуковых скоростей и супераэродинамика

Рис. 3.2. Распределение давления по поверхности кры­

ла с линзообразным профилем толщиной 7 - 5 % при

различных углах атаки (М = 6,9, Re = 0,9810е)

Расстояние от Передней кромки о мм

Рис. 3.3. Сравнение теоретического и опытного рас­ пределении давления на плоской пластинке, установ­ ленной под нулевым углом атаки (М—6,9, R e=0,98-106)

Вниз по потоку на значительном расстоянии от носка пла­ стины имеем

Рис. 3.4. Влияние числа М на изменение толщи­ ны вытеснения ламинарного пограничного слоя на плоской пластинке

Возрастание давления на плоской пластинке зависит также и от ее толщины. Так, относительное давление может быть опреде­ лено по формуле

где с — толщина' пластинки.

Рис. 3.5. Опытное распределение относитель­ ного статического давления на клине и пластин­ ки в зависимости от расстояния от передней кромки

71

Значительное увеличение давления в области у передней кромки происходит главным образом из-за очень быстрого воз­ растания толщины пограничного слоя при гиперзвуковых скоро­ стях [101].

слоя остается относительно небольшой. Далее вниз по поверхности, где числа М становятся больше и, следовательно, плотность мень­ ше, толщина пограничного слоя начинает расти быстрее. В резуль­ тате такого увеличения интенсивности роста пограничного слоя давление возрастает вдоль всей криволинейной поверхности, а не только вблизи передней кромки, как это было в случае плоской пластинки.

На рис. 3.2 показано распределение давления по линзообразному профилю для М = 6,9 при различных углах атаки. Заметно, что на нижней поверхности профиля теоретические кривые достаточно хо­ рошо совпадают с экспериментом; на верхней поверхности за счет влияния отрыва пограничного слоя, вызванного хвостовой волной, совпадение хуже.

Что касается распределения давления вдоль размаха, то величи­ на коэффициента нормальной силы на верхней поверхности крыла

Анализ показывает, что на верхней поверхности влияние конце­ вого эффекта незначительно; это объясняется тем, что во всех сече-

72

ниях имеет место отрыв потока за линией максимальной толщины, т. е. на всей задней половине несущей поверхности. Результаты из­ мерения распределения давления по нижней поверхности показыва-

Рис. 3.7. Распределение коэффициента нормальной силы сечения

вдоль размаха крыла с ромбовидным профилем толщиной с"= 5 %

( о с = 10°, М = 6,9, Re = 0,98.10*)

ют хорошее совпадение экспериментальных и теоретических данных для области, в которой течение можно считать плоским, но они ука­ зывают на постепенное уменьшение нормальной силы по мере при­ ближения к концам крыла;

§ 3.2. о п р е д е л е н и е 'Аэ р о д и н а м и ч е с к и х к о э ф ф и ц и е н т о в

ПРОФИЛЕЙ И КРЫЛЬЕВ

Аэродинамические характеристики несущих поверхностей (пласти­ нок и профилей) могут быть вычислены по методам, изложенным в главе II, например: по методу гиперзвукового подобия, теории Нью­ тона и др.

Если использовать приближенный метод разложения коэффици­ ента давления по степеням параметра подобия (2.296), можно по­ лучить аналитические формулы для аэродинамических коэффициен­ тов при гиперзвуковых скоростях.

В таблице 3 приведены значения коэффициентов подъемной си­ лы, сопротивления и момента для некоторых профилей. Коэффици-

73

£®. = 0

2 C 1 (p3 + l) + 2 C ,(P * + 6p2 + l )

Ромбовидный профиль

Ч = рс,

енты эти связаны с относительной толщиной профиля; из таблицы

4

В этой формуле первый множитель -р- определяет линейную

До

теорию, а второй множитель (корень) отражает гиперзвуковые эффекты.

На рис. 3.8 представлен относительный коэффициент нор­ мальной силы плоской пластинки, вычисленный по формуле (3.4).

Для ромбовидного профиля аэродинамические характеристики имеют вид:

~\ (k + !)]*■

(3.5)

4 х

Здесь

77

(3.6)

где

§ 3.3. ПОВЕДЕНИЕ АЭРОДИНАМИЧЕСКИХ КОЭФФИЦИЕНТОВ НЕСУЩИХ ПОВЕРХНОСТЕЙ

Коэффициент подъемной силы. Испытания крыльев с различны­ ми формами передней кромки и различными профилями сечений при М < 5 показали, что до момента присоединения головной волны подъемная сила крыла при малых углах атаки меньше на 10—15%, а после присоединения головной волны может быть больше на 10%, чем вычисленная по линейной теории. Это подтверждает пригодность линейной теории до чисел М?«5, что следует и из сравнения расче­ тов по линейной теории с гиперзвуковой теорией (см. рис. 2.1). Од­ нако при больших числах М нелинейность начинает сильно сказы­

звуковых скоростях.

Следует заметить, что коэффициенты cv, полученные из опы­ тов по распределению давления и из весовых испытаний, доста­

78

ник) с величиной, полученной по Методу характеристик, состав­

новидным, треугольным и линзообразным. На графиках явно за­ метна нелинейность кривых коэффициента подъемной силы. Это хорошо видно и на рис. 3.12, где представлена кривая подъем­ ной силы ромбовидного профиля при М = 20 [104].

Из графиков также следует, что форма профиля сравнительно мало влияет на величину его подъемной силы. Так, например, линзо-

образный и треугольный профили дают одинаковое значение коэф­ фициента подъемной силы. На больших углах атаки ромбовидный профиль и профили с плоской нижней поверхностью имеют подъем­ ную силу, равную подъемной силе плоской пластинки.

Коэффициент сопротивления. Коэффициент волнового сопротив­ ления достаточно хорошо определяется по теории подобия.

79

Для параболического чечевицеобразного профиля

Рис. 3.13. Коэффициент волнового сопротивления симметричных про­

филей, представленный в форме сверхзвукового-гиперзвукового пара­ метра подобия

80