Содержание к диссертации
Введение
1. Обзор литературы 14
1.1. Нестационарное истечение из канала разрядной камеры 14
1.2. Взаимодействие пограничного слоя с ударной волной 24
2. Экспериментальные установки 41
2.1. Устройства для получения искрового канала внутри разрядных камер 41
2.2. Синхронизация 43
2.3. Модели разрядных камер 46
2.4. Модель нагревающейся рампы 48
2.5. Сверхзвуковая аэродинамическая труба СТ-4 50
2.6. Шлирен-визуализация течения 53
2.7. Particle Image Velocimetry 58
3. Экспериментальное исследование течения газа при наличии энергоподвода 75
3.1. Исследование распространения ударной волны из канала разрядной камеры 75
3.2. Исследования истечения нагретого воздуха из канала разрядной камеры 79
4. Исследование влияния отрыва пограничного слоя при наличии теплоподвода 94
4.1. Исследования методом Шлирен 94
4.2. Исследование методом PIV 100
- Взаимодействие пограничного слоя с ударной волной
- Сверхзвуковая аэродинамическая труба СТ-4
- Исследование распространения ударной волны из канала разрядной камеры
- Исследования методом Шлирен
Введение к работе
Актуальность работы
Нестационарные газодинамические течения в каналах и соплах, несмотря на длительную историю их развития, до сих остаются недостаточно изученными. Новые средства измерений и программные инструментарии позволяют провести детальное изучение ранее не известных особенностей. В настоящей диссертации предметом исследования являются два типа нестационарных газодинамических течений – сверхзвуковое истечение из канала в результате энерговыделения и взаимодействие скачка уплотнения с турбулентным пограничным слоем при сверхзвуковом обтекании нагреваемой поверхности. Экспериментальные исследования нестационарных ударных волн, проведенные в ОИВТ РАН Т.В. Баженовой, Л.Г. Гвоздевой и В.В. Голубом [1], дают ответы на многие вопросы, но ряд задач, связанных с интенсивным энергоподводом, остается пока нерешенным ввиду чрезвычайной сложности вопроса. Экспериментальные и теоретические исследования нестационарных течений газа с омическим энерговыделением в разрядных камерах были инициированы прикладными задачами, связанными с разработкой и созданием молниезащитных устройств и ограничителей перенапряжений (ОПН) на основе искровых разрядных камер [2], которые являются одним из перспективных направлений высоковольтной электроэнергетики. Принцип действия ОПН на основе искровых разрядников заключается в пробое последовательно соединенных разрядных промежутков, образующих мультикамерную систему (МКС), при возникновении перенапряжения на высоковольтной линии, которое сопровождается истечением сверхзвуковой струи плазмы из канала камеры в атмосферу [2]. В искровых камерах молниезащитных устройств выделяется значительное количество энергии, что приводит к большим температурам струи и сверхзвуковому истечению из камеры. Другая особенность заключается в том, что характерное время протекания разряда сравнимо со временем истечения струи из камеры. Это отличает истечение из разрядной камеры от импульсных струй, моделируемых при помощи ударной трубы. В настоящей работе изучаются особенности формирования высокотемпературной импульсной струи в результате искрового разряда.
Фундаментальные исследования теплообмена в сверхзвуковом потоке газа с охлаждаемыми и нагреваемыми стенками, выполненные в работах С.С. Кутателадзе, А.И. Леонтьева [3] и других исследователей, привели к значительной завершенности проблемы, однако, в последнее время, появились методы снижения аэродинамического сопротивления с использованием тел или устройств, помещаемых перед головной частью летательного аппарата (ЛА).
Основная идея состоит в замене прямого скачка уплотнения на систему косых скачков, на которых потери полного давления меньше. Для этого перед затупленным телом помещают иглу, на острие которой образуется слабая ударная волна. Исследования показывают, что нагрев иглы выгодно сказывается на уменьшении сопротивления благодаря изменению зоны отрыва пограничного слоя. Для решения этой задачи необходимо исследовать влияние нагрева поверхности на отрыв турбулентного пограничного слоя. В настоящей работе экспериментально моделировалось двумерное течение на геометрии, содержащей нагреваемую плоскость с присоединенным к ней клином. Эта конструкция ниже называется рампой.
Цель диссертационной работы
Цель данной работы — исследование нестационарной сверхзвуковой высокотемпературной струи, истекающей из канала в затопленное пространство при интенсивном энерговыделении в канале, и исследование влияния нагрева поверхности на турбулентный пограничный слой при обтекании сверхзвуковым потоком плоскости с присоединенным клином.
Задача исследования импульсного истечения из канала разрядной камеры заключалась в определении влияния профиля выходного канала и энергии, выделившейся в искровом разряде, на динамику распространения ударной волны и высокотемпературной струи. Измеряемыми параметрами являлись: скорость распространения контактной поверхности струи, скорость газа в центре струи, размер вихревого кольца, диаметр ядра вихря и значение циркуляции в области вихревого кольца. Задача исследования рампы сверхзвуковым потоком заключалась в изучении влияния нагрева поверхности на протяженность зоны отрыва турбулентного пограничного слоя и на колебательные движения границ зоны отрыва.
Научная новизна
С помощью современных методов диагностики с высоким пространственным разрешением проведено исследование распространения вихревой структуры в процессе импульсного истечения высокотемпературной струи из канала разрядной камеры. Экспериментально обнаружено вторичное вихревое кольцо, формирующееся перед основным вихревым кольцом в импульсной струе и закрученное в том же направлении, что и основное вихревое кольцо. Изучено формирование и распространение вихревой структуры в результате нагрева газа электрическим разрядом в канале. Обнаружено убывание значения циркуляции в области вихревого кольца или системы вихревых колец (в случае двух вихревых колец) до момента отрыва
вихревого кольца. Обнаружено, что расширяющаяся геометрия канала способствует более раннему отрыву вихревой структуры от спутной струи, что позволяет сделать вывод о том, что в данном случае процесс аккумуляции энергии вихревой структурой происходит быстрее, чем в случае цилиндрического канала.
С помощью качественных и количественных методов диагностики исследовано взаимодействие скачков уплотнения с турбулентным пограничным слоем на нагретой поверхности. Определено, что увеличение зоны отрыва имеет линейную зависимость от отношения температуры поверхности к температуре набегающего потока. Показано, эффект увеличения зоны отрыва нельзя полностью объяснить с помощью теории свободного взаимодействия. Также показано, что при увеличении нагрева поверхности происходит перераспределение энергии между основными динамическими модами потока в сторону мод, отвечающих за колебательное движение отрывной зоны и скачка уплотнения. Показано, что нагрев поверхности способствует усилению колебания границ зоны отрыва.
Практическая значимость
Экспериментальное изучение структуры импульсной струи и эволюции параметров вихревой структуры в зависимости от энергии, вложенной в газ и геометрических параметров выходного канала представляют значительный научный интерес, позволяя проверить теоретические модели, описывающие процессы распространения ударных волн и формирования нестационарных струй в результате локализованного энерговыделения. Данные исследования также имеют практическую ценность для изучения влияния геометрии выходного канала на распространение струи и оптимизации конструкций мультикамерных разрядников, использующихся в нелинейных ограничителях перенапряжения (ОПН) на высоковольтных линиях.
Экспериментальное изучение отрыва турбулентного пограничного слоя на нагреваемой поверхности имеет научную значимость, так как полученные результаты позволяют скорректировать законы подобия для протяженности отрыва пограничного слоя в условиях неадиабатической поверхности и изучить влияние теплообмена на нестационарное взаимодействие скачка уплотнения с пограничным слоем.
Основные результаты, представляемые к защите
1. Результаты скоростной шлирен-визуализации распространения ударной волны и головной поверхности высокотемпературной импульсной струи, на основании которых получена зависимость распространения ударной волны и
головной поверхности струи от величины энергии, выделенной в разрядном промежутке.
-
Экспериментальная зависимость пространственно-временных характеристик вихревой структуры для различных типов каналов разрядной камеры (цилиндрического и расширяющегося канала).
-
Зависимость длины отрыва турбулентного пограничного слоя от отношения температуры стенки к температуре набегающего сверхзвукового потока при M=2.
-
Экспериментальные результаты визуализации методом PIV возвратного течения в зоне отрыва и в зоне присоединения турбулентного пограничного слоя.
Апробация работы
Основные результаты диссертационной работы докладывались и
обсуждались на международных и российских конференциях, в том числе: на
международной конференции «Equation of State for Matter» (Эльбрус, 2012); на
IX Международной конференции по неравновесным процессам в соплах и
струях (Алушта, 2012); на международной конференции «Interaction of Intense
Energy Fluxes with Matter» (Эльбрус, 2013), на XVIII Международной
конференции по вычислительной механике и современным прикладным
программным системам (Алушта, 2013), на 54 (2011 г.), 55 (2012 г.), 56 (2012 г.)
Всероссийских конференциях МФТИ «Актуальные проблемы
фундаментальных и прикладных наук», на 2-й Всероссийской научной конференция «Механика наноструктурированных материалов и систем». (Москва, 2013).
Личный вклад автора
Создание экспериментальной установки для изучения процесса импульсного истечения из канала разрядной камеры. Создание экспериментальной установки для исследования процесса взаимодействия скачка уплотнения с турбулентным пограничным слоем. Разработка и создание модели рампы с подогревающейся поверхностью и изменяемым углом наклона рампы к потоку. Отладка методик диагностики импульсного истечения и методик диагностики отрыва турбулентного пограничного слоя. Обработка и анализ полученных экспериментальных данных. Выступление на конференциях с результатами работы по теме диссертации, в том числе и на международных конференциях.
Структура и объем диссертации
Диссертация состоит из Введения, четырех глав, Заключения и списка цитируемой литературы (54 ссылки). Объем диссертации составляет 114 страниц. Работа содержит 62 рисунка.
Публикации
Основные результаты диссертации опубликованы в 11 работах, включая 3 статьи (из перечня ВАК), 8 тезисов на тематических конференциях.
Взаимодействие пограничного слоя с ударной волной
Задача взаимодействия скачка уплотнения и пограничного слоя изучается в течение 70 лет [4, 28, 29]. Интерес к ней обусловлен ее практической важностью для прикладной газовой динамики. Такое взаимодействие имеет место во время полета сверхзвуковых летательных аппаратов, когда на различных частях конструкции, таких как передние кромки крыльев, фюзеляжа, управляющие элементы и другие, формируются ударные волны и скачки уплотнения. Взаимодействие пограничного слоя и ударной волны может вызвать отрыв пограничного слоя, что является причиной потери эффективности управления, а также может привести к крупномасштабным флуктуациям потока [28]. Взаимодействие пограничного слоя и скачка уплотнения может происходить при возникновении скачка уплотнения в случае обтекания сверхзвуковым потоком плоскости с присоединенным к ней клином (рампа) или при падении ударной волны, образовавшейся на некотором препятствии, на плоскость пограничного слоя. В последнем случае конфигурация представляет падающую и отраженную ударные волны, которые приводят к утолщению пограничного слоя и к его последующему отрыву при увеличении интенсивности падающей ударной волны (рис. 2). В случае безотрывного обтекания рампы присоединенный скачок уплотнения приводит к утолщению пограничного слоя перед скачком (рис. 3). При увеличении угла клина возрастает интенсивность присоединенного скачка, что приводит к возникновению отрыва (рис. 4). Оторвавшийся пограничный слой служит дополнительным углом сжатия для внешнего потока, поэтому в точках отрыва и повторного присоединения пограничного слоя возникают скачки уплотнения. Для небольших углов клина и, соответственно, небольшого градиента давления. взаимодействие пограничного слоя и скачка уплотнения состоит в распространении возмущения давления, вызванного скачком уплотнения, вверх по потоку. Эффект обусловлен наличием дозвуковой области в пограничном слое, в которой возмущения давления передаются вверх по потоку. В этом случае происходит утолщение пограничного слоя без его отрыва. При дальнейшем увеличении интенсивности падающей волны, градиент давления не будет компенсироваться напряжением трения и начнется отрыв пограничного слоя. В отрывной зоне будут появляться области возвратного течения. Дальнейшее увеличение градиента давления приведет к слиянию «пятен» с возвратным течением и образованию единой зоны возвратного течения в зоне отрыва – это означает появление развитого отрыва. Таким образом можно выделить следующие режимы взаимодействия скачка с пограничным слоем:
1. безотрывной режим;
2. режим с перемежающимся отрывом;
3. режим с развитым отрывом. Распространение возмущений определяется такой характеристикой как длина взаимодействия, являющейся расстоянием между точкой вверх по потоку, куда распространилось возмущение давления, и точкой соединения плоскости и клина. Распространение возмущений давления для ламинарного пограничного слоя может быть описано с помощью теории трех зон, основанной на сращивании асимптотических решений в трех областях потока [28]. Верхняя область описывается уравнениями сверхзвукового потока. Средняя область, представляющая собой примыкающий к верхней области пограничный слой, описывается уравнениями невозмущенного пограничного слоя. Третья область – пристеночный пограничный слой, описывающийся уравнениями несжимаемого ламинарного пограничного слоя [30]. Увеличение угла клина приводит к увеличению интенсивности ударной волны и, следовательно, к увеличению градиента давления. Как показано в [4], при превышении определенного порогового значения интенсивности скачка уплотнения происходит отрыв пограничного слоя. В этом случае появляются скачки уплотнения в местах отрыва и присоединения пограничного слоя (рис. 4).
Сверхзвуковая аэродинамическая труба СТ-4
Исследование взаимодействия ударных волн с пограничным слоем проводилось с помощью атмосферно-вакуумной сверхзвуковой трубы периодического действия СТ-4. Устройство сверхзвуковой трубы СТ-4 представлено на рис. 14. Труба состоит из сопла 3, отделенного от атмосферы пневмозадвижкой 1, рабочей камеры 4, где находится рампа 5, диффузора 8 и газгольдеров 11, суммарным объемом 240 м . Принцип работы СТ-4 основан на создании разницы давлений между атмосферой и емкостями (газгольдерами) путем откачивания воздуха из газгольдеров. Перед запуском пневмозадвижка и вакуумный затвор закрыты. Вакуумные насосы откачивают воздух из газгольдеров до давления 0.05 атм. После достижения необходимого разряжения при закрытой пневмозадвижке открывается вакуумный затвор и происходит выравнивание давлений в камере Эйфеля и газгольдерах. После того как давление выровнялось с пульта управления открывается пневмозадвижка. Открытие пневмозадвижки соединяет сверхзвуковую трубу с атмосферой. Поток воздуха из атмосферы проходит через сопло Лаваля, предназначенное для ускорения потока до сверхзвуковых скоростей. Геометрия сопла рассчитана таким образом, что на выходе из сопла в сверхзвуковом режиме число Маха М=2, что соответствует скорости потока 520 м/с и статистическому давлению в струе p = 0.15 атм. Сразу на выходе из сопла в рабочей камере закреплен подогревающаяся рампа с присоединенными к нему термопарами и проводами нагревательных элементов. Поток обтекает рампу и через диффузор по трубе поступает в газгольдеры. Диффузор обеспечивает уменьшение потери энергии при торможении потока, что позволяет увеличить время работы трубы в сверхзвуковом режиме. Камера Эйфеля оборудована двумя прозрачными окнами размером 10x10 см2 и толщиной 3 см необходимыми для визуализации и съемки процесса взаимодействия косого скачка с пограничным слоем оптическими методами Шлирен и Particle Image Velocimetry.
Сверхзвуковое истечение из сопла представляет два режима. Первые 40 секунд после начала запуска статическое давление в сверхзвуковой струе выше давления в окружающей среде (камере Эйфеля) – это режим с недорасширением. Следующие 20 с реализуется режим с перерасширением, когда давление в камере больше давления на срезе сопла. Так называемый расчетный режим, когда давление в камере равно давлению на срезе сопла практически не имеет времени существования, однако во временной окрестности расчетного режима профиль скорости потока, выходящего из сопла однороден. Так как скачки уплотнения, формирующиеся при нерасчетных режимах истечения на границах выходного отверстия сопла, влияют на распределение давления на поверхности обтекаемого угла и тем самым влияют на длину отрыва, то эксперименты проводились максимально близко к расчетному режиму. В случае шлирен-визуализации для фоторегистрации использовалась скоростная камера с частотой съемки 10800 кадров в секунду, позволяющая записывать 500 кадров за 0.05 с, поэтому можно считать, что съемка производилась непосредственно в расчетном режиме. В случае визуализации методом Particle Image Velocimetry частота съемки была существенно меньше и составляла 10 Гц, поэтому съемка осуществлялась в окрестности расчетного режима (начало съемки за 7 с до наступления расчетного режима). Давление на срезе сопла и в камере регистрировалось с помощью датчиков давления, сигнал от которых преобразовывался с помощью АЦП и поступал затем в компьютер. С помощью программы LabView считывание сигнала с датчиков было синхронизовано с экспозицией PIV камеры, поэтому можно узнать какой режим истечения соответствовал каждому снятому кадру. Параметры сверхзвуковой аэродинамической трубы перечислены ниже:
1. Число Маха 2 (520 м/с);
2. Статическое давление струи рст = 0.15 атм;
3. Число Рейнольдса Re 10 ;
4. Массовый расход воздуха Q = 1.5 кг/с;
5. Диаметр выходного сечения сопла 110 мм;
6. Начальное минимальное давление в газгольдерах рмин = 0.01 атм;
7. Максимальное давление перерасширения 0.2 атм;
8. Время поддержания сверхзвукового потока 60 с.
Визуализация нестационарного истечения из разрядной камеры осуществлялась теневым и шлирен методами диагностики. Основу экспериментального стенда для обоих методов составляли теневой прибор ИАБ-451 и скоростная камера PHOTRON FASTCAM SA4. Схема стенда представлена на рис. 16 Внутри рабочей камеры 1 располагается разрядная камера 2, соединенная с блоком конденсаторов 9, обеспечивающими пробойное напряжение на электродах разрядной камеры. Конденсаторы заряжаются высоковольтным источником 6 через балластный резистор 8 и высоковольтный ключ 7. Визуализация осуществляется с помощью теневого прибора 3, состоящего из коллиматорной и принимающей частей, и поворотного зеркала 14. В качестве источника света используется постоянный зеленый (532 нм) Nd:YAG лазер 10, накачиваемый лазерным диодом, мощностью 100 мВт. Лазерный луч направляется в коллиматорную часть теневого прибора при помощи зеркала 12 и собирающей линзы 13. Для увеличения диаметра лазерного луча и, следовательно, области освещения используется набор коллимирующих линз 11. Для устранения лишнего излучения (излучения высокотемпературной струи газа из разрядника) применяются два узкополосных фильтра 4, расположенные перед объективом видеокамеры 5. Данные, записанные видеокамерой, посылаются на регистрирующий компьютер.
Принцип теневой и шлирен диагностики заключается в следующем [50]. Изменение плотности исследуемой среды (воздуха) приводит к изменению оптической плотности среды, поэтому, когда параллельный пучок света проходит сквозь такую среду, он претерпевает изменение в фазе. Различие для теневого и шлирен методов состоит в том, что в случае теневого метода сдвиг по фазе приводит к изменению интенсивности света, попадающего в объектив камеры. Интенсивность света для теневого метода пропорциональна второй производной по плотности. В случае шлирен метода используется нож Фуко, находящийся в фокусе приемной части теневого прибора ИАБ-541. Нож служит для отсекания лучей, отклонившихся в результате прохождения областей с изменением оптической плотности. Для шлирен метода интенсивность изображения пропорциональна первой производной по плотности в направлении перпендикулярном краю ножа Фуко. Оба метода имеют свои достоинства и недостатки.
Шлирен диагностика обладает более высокой чувствительностью к изменению плотности, она дает более контрастную картину. Однако перекрытие ножом Фуко части лучей вызывает необходимость увеличивать время экспозиции кадра, что приводит к смазанной картине в случае сверхзвукового течения. Теневая диагностика позволяет уменьшить время экспозиции, потому что в отсутствии ножа Фуко почти весь свет от источника попадает на матрицу. Несмотря на то, что теневой метод обладает меньшей чувствительностью, чем шлирен, он подходит для визуализации сильных возмущений типа ударных волн и высокотемпературных струй, где высокая чувствительность не требуется. Недостаток теневого метода заключается в необходимости фокусировать камеру не на объекте исследований, а на плоскости после или перед объектом.
В экспериментах объектив камеры фокусировался на смотровое стекло Эйфелевой камеры, находящееся ближе к приемной части теневого прибора ИАБ-541.
Характерная скорость распространения струи из канала разрядной камеры составляла 1 км/с, поэтому, для подробной регистрации процесса, истечения струи необходима скоростная съемка. Камера PHOTRON FASTCAM SA4 позволяет увеличить скорость съемки до 200000 кадров в секунду, но для этого необходимо пропорционально уменьшить разрешение камеры. Для визуализации структуры струи и ударной волны в различные моменты времени и исследования их распространения применялись два режима съемки: 1. с разрешением 1024x16 пикселей, скоростью съемки 200000 кадров в секунду, экспозицией 1 мкс и задержкой относительно разряда 0.000 мкс;
2. с разрешением 1024x720 пикселей, скоростью съемки 5400 кадров в секунду, экспозицией 1 мкс и задержкой относительно разряда в диапазоне 0.000-180.000 мкс.
Исследование распространения ударной волны из канала разрядной камеры
Ударная волна формируется на дне канала разрядной камеры при возникновении пробоя между силовыми электродами. Энергия, затраченная в промежутке между силовыми электродами, определялась исходя из осциллограммы тока (рис. 25) и параметров электрической схемы. Осциллограммы тока были получены при измерении шунтом с сопротивлением 0.00012 Ом. Энергия рассчитывалась по следующей формуле: где Ed – энергия, затраченная в разрядной камере, R – сопротивление всего контура, Rwire – сопротивление проводов, I – ток, td – момент окончания разряда.
В ходе теневой визуализации с частотой съемки 200000 кадров в секунду, задержкой 0.000 с и разрешением 1024х16 пикселей была получена зависимость положения ударной волны от времени при распространении ударной волны вне канала. Положение ударной волны измерялось по теневым фотографиям и отсчитывалось от выходного отверстия. Время отсчитывалось от начала электрического разряда. Зависимость скорости от времени получена исходя из данных о положении ударной волны вне канала в каждый момент времени. Погрешность определения положения ударной волны на теневой фотографии составляла 5 пикселям, что соответствует 0.54 мм.
Временные зависимости скорости распространения ударной волны из разрядной камеры показали, что скорость ударной волны на выходе из камеры возрастает от 800 м/с до 1600 м/с при увеличении энергии, выделившейся в разрядном промежутке (рис. 26). Скорость ударной волны определялась на расстоянии 5 мм от выхода канала разрядной камеры. Если воспользоваться приближением мгновенного точечного взрыва для электрического разряда на дне канала, то можно описать скорость ударной волны на выходе из канала разрядной камеры через автомодельное рещение распространения ударной волны в одномерном случае. Значение скорости ударной волны находится при подстановке экспериментально найденного положения ударной волны в соответствующий момент времени в выражение для автомодельного решения в одномерном случае. Положение ударной волны отсчитывается от дна канала и равняется сумме длины канала и расстояния ударной волны от выхода из канала в момент времени ґ = 24,5 мкс. Если энергия, выделившаяся в разрядном промежутке, не превышает 40 Дж, распространение ударной волны по каналу камеры можно приближенно, без учета конечности диаметра канала, описать формулами сильного взрыва (3), так как расхождение не превышает 14.5 %; при энергии 60 Дж расхождение составляет 18.5 %. При энергии равной 186 Дж это приближение дает заниженный результат скорости на 31.45 % по сравнению с экспериментом (рис. 26). Расхождение может быть объяснено тем, что приближение мгновенного взрыва не учитывает процессы, которые становятся значимыми при увеличении энергии, такие как взаимодействие ударной волны и распространяющейся за ней струи газа. Взаимодействие струи и ударной волны является следствием того, что время энерговклада (время разряда) 100 мкс сравнимо со временем истечения струи. Ударная волна после выхода из канала становится сферической и быстро затухает, в то время как струя газа на начальных стадиях почти не расширяется в радиальном направлении, и ее движение можно считать одномерным. Струя в процессе истечения продолжает получать энергию от разряда, поэтому при больших значениях энергии струя догоняет и опережает первичную ударную волну. В этом случае перед струей формируется отошедшая ударная волна аналогичная ударной волне, образующейся перед тупым телом, движущимся со сверхзвуковой скоростью (рис. 27). Такое взаимодействие выражается в локальных максимумах значения скорости распространения ударной волны в момент 70 мкс и 130 мкс от начала разряда для больших значений энергии (рис. 28). Временной промежуток между двумя соседними пиками совпадает с периодом между локальными максимумами энерговыделения на разрядном промежутке. Сравнение распространения ударной волны из цилиндрического и расширяющегося канала при одинаковом значении энергии показало, что скорость распространения фронта ударной волны после дифракции на выходе и образования сферической УВ не зависит от формы канала (рис. 29).
Параметры газа за сильной ударной волной можно оценить по следующим формулам (8) [26]: где р0 - плотность в невозмущенной среде, p1,p1,v1 - плотность, давление и скорость газа за ударной волной, D - скорость ударной волны. Учитывая что скорость ударной волны на выходе из канала варьируется в диапазоне от 800-1600 м/с, значения параметров газа за ударной волной на выходе находятся в следующих диапазонах:
Сравнение значения скорости за ударной волной, вычисленной, для =1.4 по приведенной формуле и исходя из скорости ударной волны, полученной с помощью шлирен-визуализации, хорошо согласуется со значением скорости за ударной волной, полученным по PIV измерениям. Скорость газа за ударной волной, полученная в результате PIV измерений, для энергии в разрядной камере 30 Дж, на момент 30 мкс составляет 520 м/с. Таким образом, для газа за ударной волной можно принять значение =1.4. Как показывает эксперимент, скорость распространения фронта ударной волны после дифракции на выходе и образования сферической УВ не зависит от формы канала (рис. 29), а определяется энергией вложенной в газ, поэтому параметры за сферической ударной волной, для заданного значения энергии, будут одинаковыми независимо от используемого типа разрядной камеры. Из диаграмм скорости ударной волны видно, что скорость распространения ударной волны и ее вырождение в акустическую УВ зависят от значения энергии, затраченной в разрядном промежутке (рис. 29). Чем выше энергия, тем позже происходит вырождение ударной волны. Скорость ударной волны быстро падает и стремится асимптотически к скорости звука.
Исследования истечения нагретого воздуха из канала разрядной камеры
Временные зависимости скорости и положения передней границы струи (контактной поверхности) получены по теневым фотографиям способом аналогичным способу определения временных зависимостей для ударной волны. Сравнение диаграмм скорости истечения из цилиндрического и расширяющегося каналов (рис. 30) показывает, что на ранней стадии (до 50 мкс) распространение контактной поверхности происходит быстрее в случае истечения из расширяющегося канала. С определенного момента, зависящего от значения вложенной энергии и геометрии канала, скорость распространения контактной поверхности становится практически постоянной и постепенно убывает. В этот момент вихревое кольцо отрывается от спутной струи и распространяется с постоянной скоростью. Согласно диаграммам, значение скорости контактной поверхности на этом этапе 50 м/с для диапазона энергии затраченной в разрядном промежутке Е = 30.2 - 77.52 Дж.
Исследования методом Шлирен
В экспериментах были получены теневые картины течения для клина с углом наклона 15, 20, 23, 30 на нагретой поверхности. Как известно из теории, максимальный угол отклонения сверхзвукового потока с числом Маха, равным 2, составляет 23, при больших углах косой скачок уплотнения переходит в отошедшую ударную волну. Теневые картины, полученные в экспериментах, показывают, что при наличии взаимодействия с пограничным слоем картина течения для углов меньше критического представляет три области разделенные скачками уплотнения (рис. 47). Первая область представляет область до скачка уплотнения, образовавшегося в точке отрыва пограничного слоя. Вторая область располагается между скачком на оторвавшемся пограничном слое и скачком в точке присоединения пограничного слоя. Третья область располагается за волнами разрежения, идущими из тройной точки – точки пересечения скачка на оторвавшемся пограничном слое, скачка из точки присоединения и скачка, образовавшегося на клине. Структура скачков уплотнения в случае отклонения потока на угол, превышающий критическое значение, более сложная, что видно на рис. 48. В данном случае поток разбивается на четыре области. Если в случае докритических углов длина отрывной зоны зависела от отношения давления в первой зоне к давлению в третьей зоне, то есть определялась интенсивностью косого скачка на клине, то в случае, когда косой скачок превращается в отошедшую ударную волну, зависимость параметров отрывной зоны от давления за ударной волной не определяется однозначно. Важным критерием отрыва для пограничного слоя является критическое отношение давлений – отношение давления за точкой отрыва к давлению в невозмущенном потоке. Значение этого отношения совпадает с интенсивностью косого скачка, возникающего при отрыве пограничного слоя р2/р1 [4, 20, 27]. В данной работе значение критического отношения давлений для адиабатической поверхности было оценено с помощью усредненной шлирен фотографии по углу косого скачка в точке отрыва пограничного слоя и составило р2/р1 = 1.8±0.1, что хорошо согласуется с результатами других работ по отрыву турбулентного пограничного слоя [4, 20], а также с теоретическим значением, рассчитанным исходя из теории свободного взаимодействия для адиабатической поверхности:
Согласно (10) для = 1.4 критическое отношение равно 1.85. Длина отрывной зоны Ls определялась по шлирен-фотографиям (рис. 49 - 51) как кратчайшее расстояние между точкой отрыва и присоединения пограничного слоя. Ввиду низкочастотных флуктуаций размера отрывной зоны (характерный период которых 0.0003 ЛУ?, где - толщина пограничного слоя, а [/j -скорость набегающего потока) [37, 39], значение координаты положения точки отрыва и присоединения пограничного слоя усреднялось по 100 фотографиям. При таком усреднении отклонение положений точек от среднего значения составляло не более 10 %. Для эксперимента с подогревом температура поверхности достигала 523 ± 10 K, что дает отношение температуры стенки к температуре набегающего потока воздуха TJT,a = 3.11. Для эксперимента без нагрева температура поверхности составляла 295 K, 7VX» = 1.8. Зависимость длины отрыва пограничного слоя Ls от температурного фактора для различных углов наклона рампы представлена на рис. 52. Значение длины нормировано на толщину натекающего пограничного слоя в точке начала взаимодействия. Толщина пограничного слоя рассчитывалась по формуле для нетеплоизолированной пластины [29]: где х - координата точки начала взаимодействия на пластине, отсчитывающаяся от передней грани, Rx = p x/j - число Рейнольдса в этой точке, Tw - отношение температуры стенки к температуре торможения набегающего потока, 8 - толщина потери импульса. Отношение толщины потери импульса к толщине пограничного слоя рассчитывается из профиля температур и скорости для нетеплоизолированной пластины:
Исходя из закона подобия, выведенного на основе экспериментальных данных в [39], длина отрыва Ls для малых углов рампы (когда реализуется структура течения с тремя зонами (рис. 47) определяется следующим образом: где p2 - давление в зоне отрыва, р3 - давление за точкой реприсоединения. Аппроксимацией зависимости, приведенной в [39], получено значение /(Re8) = 5.5 для числа Рейнольдса пограничного слоя на рампе Re8 = C/1P1S/JLX1 =104, соответствующего пограничному слою в настоящей работе. Давление р2 находится исходя из критерия отрыва, определенного в [36]. где - критическое значение параметра, при котором начинается отрыв пограничного слоя. зависит от числа Маха, набегающего потока M1 и температурного фактора.
