Аэродинамика входных устройств, уч. пособие, В.А. Сатин

ФГБОУ ВПО « Воронежский государственный
технический университет»
В.А.Сатин В.В. Самохвалов
АЭРОДИНАМИКА ВХОДНЫХ
УСТРОЙСТВ
Утверждено Редакционно-издательским советом
университета в качестве учебного пособия
Воронеж 2013
УДК629.78
Сатин В.А. Аэродинамика входных устройств: учебное
пособие / В.А. Сатин, В.В.Самохвалов. Воронеж: ФГБОУ ВПО
«Воронежский государственный технический университет»,
2013. 53 с.
В учебном пособии рассматриваются аэродинамические
характеристики воздухозаборных устройств на дозвуковых и
сверхзвуковых режимах полета.
Издание соответствует требованиям Государственного
образовательного стандарта высшего профессионального
образования по специальности 160100.65 "Самолёто- и
вертолётостроение", дисциплине «Аэродинамика». Пособие
предназначено для студентов очной и очно-заочной форм
обучения.
Пособие разработано при поддержке Министерства
образования и науки Российской федерации (Соглашение от 04
октября 2012 г. № 14.В37.21.1824)
Табл. 1 Ил. 29 Библиогр: 3
Научный редактор д-р техн. наук, проф. В.И. Корольков
Рецензенты: ОАО «НПК «Иркут»» в г. Воронеже (зам.
руководителя, канд. техн. наук, с.н.с. В.А.
Шалиткин);
Канд. техн. наук В.В. Рыжков
Сатин В.А., Самохвалов В.В., 2013
Оформление. ФГБОУ ВПО «Воронежский
государственный
технический
университет», 2013
ВВЕДЕНИЕ
Воздухозаборники самолетов предназначены для забора
и передачи необходимого количества воздуха потребителям –
двигателю, нагнетателю для поршневых двигателей,
охлаждающим
устройствам
и
другим
устройствам,
использующим забортный воздух.
Существует большое число разнообразных схем
воздухозаборников (диффузоров), различающихся по типу
летательного аппарата, по диапазону скоростей, в которых они
используются, по конструктивным особенностям, по
компоновке на летательном аппарате и другим признакам.
По
компоновке
на
летательном
аппарате
воздухозаборники делятся на лобовые и боковые. Лобовые
воздухозаборники обычно бывают круглого или кольцевого
сечения. В них обеспечиваются более равномерные параметры
воздушного потока на входе в двигатель, поскольку
используются каналы симметричной формы, обтекаемые
невозмущенным потоком.
Боковые воздухозаборники обтекаются возмущенным,
неравномерным потоком, вследствие возникновения скачков
на передних частях самолета.
В зависимости от скорости полета воздухозаборники
делятся на дозвуковые и сверхзвуковые. Но такое деление
достаточно условно, так как полет сверхзвуковых самолетов
проходит и на дозвуковых скоростях. Вместе с тем, эти
воздухозаборники существенно отличаются по характеру
торможения воздушного потока.
Одними из основных требований к воздухозаборникам
являются - необходимость обеспечения малых потерь полного
давления на входе и малого внешнего лобового
сопротивления.
Для дозвуковых скоростей полета обеспечение малых
потерь скоростного напора достигается плавностью обводов и
отсутствием срыва потока. Для сверхзвуковых скоростей
основными потерями являются волновые, поэтому их
снижение осуществляется организацией рациональных
скачков уплотнения.
Всё это и определяет различие их внешних форм и
конструкций.
1. ОБЩИЕ СВЕДЕНИЯ О ДВИЖЕНИИ ГАЗОВЫХ
ПОТОКОВ
1.1 Движения газа без скачков уплотнения
В задачах газодинамики большинство процессов
протекает так быстро, что они осуществляются без
теплообмена с окружающей средой – адиабатно. Для таких
процессов характерна адиабата Пуассона, связывающая
давление в потоке Р с плотностью  зависимостью
р
р 

const
,
или
 
k
р о   о 
k
,
(1)
где индекс О означает начальное состояние газа; k –
показатель адиабаты, для воздуха k = 1,4.
Для адиабатических процессов можно получит
соотношения, связывающие параметра газа между собой
Т 
 
Т о   о 
k 1
 р
  
 ро 
 T
 
 o  To 
p T
 
p o  To 
k
k 1
;
1
k 1
;
k
k 1
.
(2)
Рассмотрим установившееся одномерное движение
газа. Если единственной внешней силой, действующей на газ,
является сила тяжести, то для такого движения можно
записать уравнение сохранения энергии в форме
 v 2  dp
d  
 gdz  0 .
 2 
В этом уравнении можно пренебречь третьим
слагаемым, так, как для частицы газа сила веса пренебрежимо
мала по сравнению с силами инерции и давления, тогда после
интегрирования, с учетом выражения (1) имеем
v2
k p

 const ,
2 k 1 
(3)
Или
v2
k p

 const ,
2g k  1 
где  - удельный вес газа.
Уравнение (3) можно также
уравнение состояния газа, в форме
записать,
v 2 kRT

 const ,
2 k 1
или вводя скорость звука а, получим
учитывая
v2
a2

 const
2 k 1
.
Поскольку в покоящемся газе скорость звука равна ао,
то тогда имеем
а о2
v2
а2
.


2 k 1 k 1
(4)
Найдем связь между скоростью потока газа V и
площадью его сечения S.
Из уравнения постоянства массового расхода
vs  const ,
можно найти


dS
dV 

1
S
V 


d 

 
.
dV 
V 
(5)
Из уравнения энергии в дифференциальной форме
имеем
dV
1 d
 2
.
V
V 
Подставляя в (5) получим
dS dV
M 2  1.

S
V
(6)
Из (6) видно, что изменение скорости потока dV при
изменении площади сечения dS будет происходить по-разному
для дозвукового и сверхзвукового движения.
При дозвуковом потоке (V < a; М< 1) знаки dV и dS
противоположны, уменьшение сечения в суживающемся
канале (конфузоре) приводит к возрастанию скорости, и,
наоборот, в расширяющемся канале (диффузоре) скорость по
потоку уменьшается.
При сверхзвуковом течении (V > а; М > 1) знаки
производных dV и dS одинаковы, следовательно, в
конфузорном канале скорость снижается, а в диффузорном
возрастает.
В случае если газ внезапно остановить, то его
кинетическая энергия переходит в потенциальную, при этом
его давление, плотность и температура возрастают до
максимальной величины.
Параметры торможения температуру Т, давление Р,
плотность  можно определить по зависимостям
Т
k 1 2
 1
M ,
То
2
k
p  k  1 2  k 1
 1 
M  ,
pо 
2

  k 1 2 
 1 
M 
о 
2

1
k 1
.
(7)
Если исследовать истечение газа из некого объема,
где он находится под давлением Ро в среду с давлением Р, то
можно найти, что при некотором давлении, называемом
критическим Ркр, скорость потока будет равной местной
скорости звука.
Такая скорость потока получила наименование
критической скорости потока, она определяется зависимостью
а кр  а о
2
,
k 1
(8)
Этому значению скорости соответствуют значения
критической плотности и температуры, определяемые
зависимостями
1
k 1
 2 
 кр   о 
 ,
k

1


2
Tкр  Т о
.
k 1
(9)
Величина критической скорости остается постоянной
вдоль струйки. Поэтому удобно измерять скорость течения в
долях этой скорости.
Величина

V
a кр
,
называется
коэффициентом
скорости. Следует иметь в виду, что в знаменателе λ, величина
aкр является постоянной вдоль струйки, в отличие от числа М,
где скорость звука в знаменателе переменная. Коэффициент
скорости и число М связаны соотношением
М

k 1 k 1 2


2
2
.
(10)
Тогда параметры торможения газа можно выразить
через коэффициент скорости λ, имеем
  
  
  
Т
k 1 2
 1
,
То
k 1
p  k 1 2 
 1 
 
pо  k  1 
k
k 1
  k 1 2 
 1 
M 
о  k  1

,
1
k 1
(11)
.
Величины
λ,
λ,
λ
называются
газодинамическими функциями. Они табулированы в
зависимости от числа М и коэффициента скорости λ.
Пользование ими значительно облегчает газодинамические
расчеты.
1.2. Движение газа со скачками уплотнения
При движении самолета со сверхзвуковой скоростью
перед ним возникает ударная волна. Ударная волна
представляет
собой
волну
давления
(сжатия),
распространяющуюся со сверхзвуковой скоростью. Такая
волна получила название сильной волны давления, её
особенностью является очень узкий фронт, согласно
теоретическим исследованиям равный порядку длины
свободного пробега. В связи с весьма малым размером фронта
ударной волны, состояние газа (давление, температура,
плотность) изменяются скачком. Скачком изменяется и
скорость потока. На рис. 1 показана схема изменения давления
и скорости потока на скачке.
Рисунок 1 – Схема скачка уплотнения
Внезапное уменьшение скорости потока и возрастание
давления приводит к увеличению плотности ввиду сжатия
частиц.
Поскольку сжатие происходит достаточно быстро, то
выделившееся тепло не успевает рассеяться и поэтому
частицы газа нагреваются, происходит рост температуры.
Скачки уплотнения различаются по форме. Форма
скачка для данного числа М зависит от формы тела.
Различают скачки прямые и косые.
1.2.1. Прямой скачок уплотнения
Как уже указывалось, при торможении стационарного
сверхзвукового потока могут возникать как прямые, так и
косые скачки уплотнения. Если плоскость скачка расположена
перпендикулярно к вектору скорости набегающего потока, то
такой скачок называется прямым. Схема такого скачка
показана на рис. 2
Практически прямой скачок возникает при натекании
сверхзвукового потока на препятствие расположенное под
прямым углом.
Рисунок 2 –Схема прямого скачка уплотнения
Изменение параметров состояния потока при
прохождении его через фронт скачка определяется законами
сохранения энергии, сил и вещества до и после скачка.
Полагая, что до и после скачка уплотнения теплоёмкость газа
остается неизменной, воспользовавшись выражениями для
параметров состояния потока, можно получить из этих законов
зависимости для статического давления, температуры,
плотности и полного давления после скачка.
Имеем:
k 1
p2
k 1 ;

k 1 2
p1
1
1
k 1
21 
(12)
k  1 2
1
T2
k 1

;
k 1 2
T1
1
1
k 1
(13)
2
 21 ;
1
(14)
1
p 02
p 01
 k 1 2 
1

1  k  1 1 



2  k 1 2 
1
2
 k 1 
1
k 1
.
(15)
Исключив из уравнения (1.)  1 , можно получить
ударную адиабату Гюгонио, связывающую величину
отношение давления с отношением плотностей, имеем:
2
2 k  1

p2
1 k  1

.
k  1 2
p1
1
k  1 1
(16)
Ударная адиабата Гюгонио отличается от адиабаты
Пуассона
p2  2 
 
p1  1 
k
, что показано на рис. 3 Адиабата
Гюгонио
представляет собой гиперболу с асимптотами
 k  1

 , параллельными осям X и Y.
k

1


Рисунок 3 – Ударная адиабата
Из адиабаты Гюгонио следует, что величина плотности
за скачком имеет предельное значение, определяемое
выражением
 2  1
k 1
,
k 1
Для воздуха предельное значение плотности за скачком
 2  61 .
Плотность и температуру газа за скачком уплотнения
можно определить по формулам
 2 k  1p 2  k  1p1

;
1 k  1p1  k  1p 2
T2 p 2 k  1p 2  k  1p1


.
T1 p1 k  1p1  k  1p 2
(17)
(18)
Рисунок 4 – Зависимость отношения температур после
и до скачка от числа М газового потока в прямом скачке
Из уравнения неразрывности для прямого скачка
получим
1 V1   2 V2 ,
(19)
Из уравнения количества движения, пренебрегая силой
трения ввиду малости толщины скачка, имеем
р1  р 2   2 V2 V2  V1 .
(20)
Из совместного решения (19) и (20) получим
р1  р 2
 V1 V2 .
1   2
(21)
Запишем выражение для критической скорости (8) в
следующей форме
2
а кр

2k
2k p o1
.
RTo 
k 1
k  1  o1
(22)
Сопоставляя равенства (22) и (21) получим
соотношение между величинами скоростей до и после скачка
2
V1 V2  a кр
,
или в безразмерном виде
 1 2  1 ,
Откуда следует, что в прямом скачке уплотнения
сверхзвуковая скорость всегда переходит в дозвуковую.
Отсюда также следует, что чем больше значение
коэффициента скорости перед скачком, тем меньше его
значение после скачка, то есть чем выше скорость потока
перед скачком, тем более сильным получается скачок
уплотнения.
Потери полного давления в прямом скачке можно
определить по выражению
п 
р о2
р о1
 k 1 2 
o 
1 
2
k

1

 о 
k

1
1
1 

2
 k  1  o 
1
k 1
.
(23)
Кривая потерь полного давления в зависимости от
величины коэффициента скорости λо приведена на рис. 5
Рисунок 5 – Зависимость коэффициента сохранения
полного давления за прямым скачком уплотнения от
коэффициентов скорости
Из данных рисунка следует, что при бесконечно
большой скорости, когда
2о 
k 1
,
k 1
Получается, что п = 0.
Если перейти от неподвижного скачка уплотнения к
скачку, распространяющемуся в неподвижном газе со
скоростью
Vв  V1 ,
То можно определить абсолютную скорость, которую
приобретает газ в следе за скачком по выражению
 
1 
,
Vв  V1  V2  a кр  2 
 2 
 1
или с учетом (14)

1
Vв  V1 1  2  .
 1 
1.2.2. Косой скачок уплотнения
Если при пересечении фронта скачка вектор скорости
потока изменяет направление, то такой скачок называется
косым. Такой скачок получается, например, при обтекании
сверхзвуковым потоком клина или конуса.
В этом случае волна уплотнения располагается по
линии АВ, под углом наклона β.
При переходе такого скачка также уменьшается
скорость, увеличивается давление и растет плотность, как и в
прямом скачке.
Угол наклона β меньше угла слабой волны возмущения
Маха.
Рисунок 6 – Схема обтекания клина
Схема косого скачка представлена на рис.6. Как уже
указывалось, в случае косого скачка скорость изменяет свою
величину и направление. Вектор скорости можно
спроектировать
на
направление
фронта
скачка
и
перпендикуляр к фронту (рис.7). На рисунке обозначено: Vn –
нормальная составляющая скорости; V - касательная
составляющая скорости.
Рисунок 7 - Направление векторов скоростей до и после косого
скача.
Уравнение неразрывности имеет вид
1 V1n   2 V2 n ,
(24)
Уравнение изменения количества движения в проекции
на нормаль
1V12n  p1   2 V2n  p 2 ,
(25)
и в проекции в направлении касательной
1 V1n V1   2 V2 n V2  ,
(26)
Уравнение энергии имеет вид
V12n  V12
k p1 V22n  V22
k p2



2
k  1 1
2
k  1 2
. (27)
Сопоставляя уравнение (27) и уравнения количества
движения (25) и (26) получим
V1  V2  ,
То есть, касательная составляющая скорости
претерпевает разрыва при переходе через скачок.
Уравнение энергии принимает вид
V12n
k p1 V22n
k p2



2
k  1 1
2
k  1 2
не
. (28)
В этом случае исходная система уравнений имеет такой
же вид, что и для прямого скачка. Разница лишь в том, что
вместо полной скорости в уравнения входит нормальная
составляющая.
Поэтому получим для изменения параметров на косом
скачке следующие выражения
p 2 k  1  2k

2
2

M
sin


1
,
1


p1 k  1  k  1

(29)
k  1M 12 sin 2 
2

.
1 2  k  1M 12 sin 2 
В случае косого скачка получим соотношение между
коэффициентами скоростей в виде
1n  2 n  1.
(30)
Тогда соотношения на косом скачке можно записать в
форме
k 1
p2
k 1 ;

k 1 2
p1
1
 1n
k 1
21n 
(31)
k  1 2
1
T2
k 1

;
k 1 2
T1
1
1
k 1
1
(32)
2
 21n ;
1
p 02  1n

p 01  2 n
(33)
 k 1 2 
 1  k  1  1n 
 k 1

2
1 
 2n 
 k 1

1
k 1
.
(34)
Как следует из (34) косой скачок при одной и той же
скорости слабее прямого.
В случае если
sin   sin  о 
1
,
M1
то косой скачок вырождается в бесконечно слабую
волну.
Диапазон изменения угла наклона косого скачка
уплотнения изменяется в пределах
90о     о .
Угол отклонения вектора скорости после косого скачка
определяется выражением
    ,
(35)
где ν – угол между фронтом косого скачка и вектором
скорости потока после скачка уплотнения.
Величина угла ν связана с величиной угла наклона
скачка β следующим соотношением
tg 

k 1
2
1
1 
 tg .
2
2
k  1  k  1 M 1 sin  
(36)
Зависимость угла отклонения вектора скорости за
косым скачком от угла наклона скачка для различны чисел М
набегающего потока представлена на рис.
Из данных рисунка следует, что каждому значению
числа М соответствует предельное отклонение вектора
скорости потока. При бесконечно большой скорости
набегающего потока максимальное отклонение составит 460.
Рисунок 8 – Зависимость угла наклона скачка от угла
поворота потока
Из кривых рисунка 8 также следует, что одному и тому
же отклонению потока соответствуют два положения плоского
фронта качка. Косой скачок с большим углом наклона,
располагающийся выше максимума, называют сильным
скачком, косой скачок с меньшим углом наклона – слабым.
Экспериментально установлено, что более устойчивым
является скачок при котором угол между направлением потока
и фронтом скачка меньше, т.е располагающийся на нижних
ветвях кривых под точками максимума.
Нижнее пересечение кривых с осью ординат
соответствует перерождению скачка в слабую волну, т.е.
определяет угол βо.
При сверхзвуковом обтекании клина, у которого угол
при вершине больше угла θ, чем допускается из рис.8, косого
скачка не образуется.
Рисунок 9 - Скачок уплотнения при обтекании клина с
большим углом при вершине.
Скачок при этом будет отсоединенный, как показано на
рисунке 9 Эксперименты показали, что при этом образуется
скачок с криволинейным фронтом. В центральной части
скачок получается прямым, а при удалении от оси симметрии
переходит в косой, который затем на больших расстояниях
вырождается в слабую волну.
2. ДОЗВУКОВЫЕ ВХОДНЫЕ ВОЗДУХОЗАБОРНИКИ
2.1. Параметры воздухозаборника.
При входе потока в воздухозаборник происходит потеря
энергии потока. Потери энергии внутри входного устройства
приводят к падению полного давления. Отношение полного
давления в конце воздухозаборника p oк к полному давлению
невозмущенного потока ро∞ характеризует
качество
воздухозаборника
и
называется
коэффициентом
восстановления давления
д 
р ок

р о
р ок
 k 1 2 
р  1 
М 
2


k
k 1
. (37)
Имеется ещё одна характеристика, определяющая
качество воздухозаборника – коэффициент потерь

2р о  р ок  2р о
.

 к v к2
 к v к2
(38)
Потери полного давления можно отнести не к
динамическому напору в конце воздухозаборника, а к
динамическому напору невозмущенного потока, тогда
коэффициент потерь будет
 
2 ро  рок  2ро
 к vк2



  v2
 v2
  v2
Учитывая (39), можно найти
(39)
д  1 
k
 k 1 2 
  М 2 1 
М 
k 1
 k 1

1
k 1
. (40)
Внутренний канал воздухозаборника для различных
компоновочных схем и размеров имеет следующие типичные
участки:
- диффузор, в котором происходит преобразование
кинетической
энергии
входящего
пока
воздуха
в
потенциальную энергию давления. На этом участке площадь
сечения канала увеличивается, а скорость потока снижается;
- воздухопровод с постоянной площадью поперечного
сечения и постоянной скоростью потока;
- конфузор, для выравнивания скорости потока по
сечению перед входом в потребитель воздуха. На этом участке
поток воздуха несколько поджимается.
Сопротивление диффузора складывается из потерь на
трение и на вихреобразование.
Потери на вихреобразование, зависят от угла раствора
диффузора, при малых углах раствора они не велики, однако
по мере увеличения угла раствора они возрастают.
С ростом угла раствора зона вихрей смещается от конца
диффузора к началу, и при больших углах вся стенка может
быть покрыта вихревой областью.
Эксперименты показали, что вихревые потери можно
оценивать как смягченный удар при внезапном расширении
канала от площади S1 до площади S2, т.е.
р расш   расш р уд ,
где
 расш
потери на удар.
- коэффициент смягчения удара;
р уд
-
Потери на удар при внезапном расширении можно
оценить по зависимости
р уд
v12  S1 
1  

2  S 2 
2
.
Многочисленные эксперименты с диффузорами,
имеющими прямолинейные образующие, показали, что
коэффициент смягчения  является функцией только одного
угла раствора диффузора . Результаты экспериментов
представлены на рисунке 10.
Рисунок 10 - Потери на удар.
Большим углам раствора ( > 40о) соответствует

 1,
т.е. смягчения удара нет. При угле  =0;  = 0, удара также
нет.
Максимальное значение коэффициента смягчения удара
(  = 1,2) достигается при угле  = 60о. В этом случае потери
будут даже больше, чем при внезапном расширении канала.
Это объясняется тем, что вихревая зона в прямом угле будет
устойчивой, в то время как при наклонной стенке (  60о)
вихревая зона будет периодически смываться. Таким образом,
дополнительные
потери
при
таких
углах
будут
обусловливаться затратами энергии на возобновление
вихревой зоны.
2.2. Работа воздухозаборника при дозвуковой скорости
полета
Характер работы воздухозаборника зависит от того, как
соотносится скорость полета со скоростью потока во входном
отверстии. Здесь возможны три случая, представленные на
рисунке 11.
На рис. 1 «а» представлен случай, когда скорость
набегающего потока Vн больше скорости потока во входном
отверстии Vе. В этом случае линии тока входной струи
образуют расширяющуюся воронку, при этом торможение
потока происходит ещё до входа и заканчивается в нём.
Если скорость набегающего потока точно равна
скорости потока во входном сечении, то поток входит в
воздухозаборник без изменения формы и его торможение
осуществляется полностью в воздухозаборнике. Это случай
представлен на рис. 1 «б».
Рисунок -11 Характер течения потока на входе в
дозвуковой воздухозаборник
При скорости набегающего потока меньше скорости во
входном сечении воздухозаборника, линии тока входной струи
образуют сходящуюся воронку, поток при этом разгоняется, и
торможение его осуществляется внутри воздухозаборника, уже
при скорости большей, чем скорость набегающего потока.
Этот случай представлен на рис. 1 «в».
Поскольку расход воздуха однозначно связан его
скоростью, то очевидно, что в первом случае расход воздуха
во входном сечении будет меньше, чем в подходящей к нему
струйке; во втором случае расходы во входном сечении и
подходящей струйке равны; в третьем случае расход во
входном сечении будет больше расхода в подходящей струйке.
Изменяя размеры воздухозаборника, мы можем
получить любой из трех вышеприведенных режимов течения,
так как при постоянном расходе воздуха геометрия потока
перед двигателем зависит лишь от величины входного
отверстия воздухозаборника.
Для рабочего процесса двигателя выгодно, когда поток
тормозится ещё перед воздухозаборником, поскольку в этом
случае торможение происходит без каких-либо потерь, и
сопротивление самого воздухозаборника будет снижаться
вследствие снижения скорости потока на входе.
Однако, следует учитывать, что кроме внутренних
потерь необходимо учитывать лобовое сопротивление
воздухозаборника. При растекании струи пред носком
воздухозаборника, особенно если струя подходит под
большим углом атаки, на внешней поверхности могут
образовываться области срыва потока, что показано на рис.
С целью удовлетворения этих противоречивых
требований, обычно отыскиваются некие оптимальные
условия работы воздухозаборника. По опытным данным, для
дозвукового воздухозаборника оптимальное значение скорости
входящего во входное отверстие потока, исходя из
максимального использования внешнего торможения, лежит
вблизи режима
Ve  0,3  0,35Vн .
Исходя из компоновочных соображений, или из
условий внешнего обтекания
Рисунок 12 - Срыв потока перед входом в дозвуковой
воздухозаборник.
Расширяющийся диффузор с прямым скачком
уплотнения на входе
В
таком
диффузоре
процесс
преобразования
сверхзвукового потока в дозвуковой, происходит через прямой
скачок уплотнения. Такие диффузоры применяются при
небольших сверхзвуковых скоростях полета (М < 1,5 – 1,7),
поскольку в этом диапазоне скоростей потери в скачке
невелики, при этом коэффициент восстановления давления
достаточно высок.
Коэффициент восстановления давления в прямом
скачке уплотнения можно определить по зависимости
 пр
 k 1 2 
1 
1 
р2
2
k

1


 1 
k

1
1
р1
1 

2
 k  1  1 
1
k 1
Где р1 , р 2  давление торможения перед скачком и за
скачком, соответственно; λ1 – безразмерная скорость
набегающего потока.
Обычно такие диффузоры выполняют с острыми
входными кромками и малыми углами раствора входа (рис.).
Расположение прямого скачка относительно входа, а
также режимы работы зависят от числа М полета и расхода
воздуха через двигатель.
При расчетном противодавлении на выходе из
диффузора, скачок уплотнения возникает в плоскости входа. В
этом случае расход воздуха максимальный
При противодавлении больше расчетного, прямой
скачок перемещается вперед по потоку и превращается в
головную ударную волну (рис
Б). В этом случае расход
воздуха уменьшается, коэффициент расхода φ < 1, волновое
сопротивление
растет,
следовательно,
эффективность
диффузора снижается.
При противодавлении меньше расчетного в плоскости
входа скорость потока сверхзвуковая и равна скорости
набегающего потока. В этом случае в расширяющемся канале
скорость потока возрастает и в итоге внутри канала возникает
скачок уплотнения (рис. В). В этом случае расход воздуха
максимальный. Эффективность диффузора будет ниже, чем на
расчетном режиме, вследствие увеличения потерь давления в
скачке.
Рис. 12 Положение прямого скачка при различных
противодавлениях на выходе диффузора.
Многоскачковые диффузоры
При больших сверхзвуковых скоростях полета (М > 1,7)
эффективность диффузоров с прямым скачком на входе
снижается из-за резкого возрастания потерь давления в
прямом скачке.
Как было показано ранее, при фиксированном числе М
интенсивность косого скачка существенно меньше, чем
прямого, а, следовательно, и потери давления в нём также
меньше.
Поэтому, в целях повышения эффективности
диффузора,
торможение
сверхзвукового
потока
и
преобразование его в дозвуковой можно осуществлять в два
этапа. Вначале в косом скачке или в системе косых скачков до
чисел М < 1,5 ÷ 1,7, а затем в замыкающем слабом прямом
скачке. Число и интенсивность косых скачков определяется
скоростью набегающего потока.
Рисунок 13 - Двухскачковый диффузор.
Рисунок 14 - Трехскачковый диффузор.
Диффузоры с внешним сжатием
В диффузорах с внешним сжатием торможение
сверхзвукового потока и преобразование его в дозвуковой
может происходить двумя путями. Во-первых оно может
происходить перед плоскостью входа в диффузор в прямом
скачке, также как и у диффузора с прямым скачком на входе, и
во-вторых, в системе скачков, создаваемой специально
спрофилированным и выдвинутым в направлении полета
центральным телом у многоскачкового диффузора ( n косых +
слабый прямой скачок). Центральное тело может быть
спрофилировано таким образом, что будет обеспечивать
изоэнтропическое внешнее сжатие потока.
У диффузоров с центральным телом, при наличии
замыкающего прямого скачка на входе, внутренний канал за
плоскостью входа профилируется из условия обеспечения
устойчивой работы. Вначале до сечения 3 – 3 суживающимся,
а затем расширяющимся (рисунок 15 ).
Рисунок 15 - Схема течения воздуха в диффузоре с
замыкающим прямым скачком на входе.
В суживающейся части канала дозвуковой поток
разгоняется до скорости звука в сечении 3 – 3; в
расширяющейся части потто становиться сверхзвуковым; при
наличии противодавления за диффузором в этой части канала
возникает скачок уплотнения близкий к прямому. Место его
расположения
за
горлом
зависит
от
величины
противодавления: чем оно больше, тем ближе к горлу
расположен скачок. За скачком поток будет дозвуковым.
Наличие сверхзвуковой зоны в расширяющейся части канала
исключает влияние колебаний давления и расхода воздуха в
двигателе на систему скачков уплотнения перед входом в
диффузор, обеспечивая устойчивость режима работы.
Диффузоры с внешним сжатием обеспечивают более
высокие значения коэффициента восстановления давления и
исключают трудности запуска, которые возникают у
диффузоров с внутренним сжатием. Вместе с тем, диффузоры
с внешним сжатием имеют недостатки.
Диффузоры со смешанным сжатием
В диффузоре со смешанным сжатием торможение
потока осуществляется в два этапа. Вначале за счет внешнего
сжатия либо в системе скачков, либо изоэнтропически поток
тормозится до относительно небольшой сверхзвуковой
скорости на входе, а затем торможение потока происходит за
счет внутреннего сжатия в специально спрофилированной
суживающейся части внутреннего канала, аналогично
торможению в диффузоре с внутренним сжатием.
Схема течения в диффузоре со смешанным сжатием
показана на рисунке 16.
Рисунке 16 - Схема течения в диффузоре со смешанным
сжатием.
В отличие от диффузоров с внутренним сжатием, в
диффузорах со смешанным сжатием вследствие небольших
значений чисел М на входе для обеспечения запуска требуется
относительно небольшое перерасширение горла, что не
вызывает больших потерь полного давления. При
перерасширенном горле поток в сечении 3 – 3 остается
сверхзвуковым. В расширяющейся части канала за горлом
после
предварительного
разгона
и
при
наличии
соответствующего противодавления поток преобразуется в
дозвуковой в скачке уплотнения, близком к прямому.
По рабочим характеристикам такие диффузоры
занимают промежуточное положение между диффузорами с
внешним и внутренним сжатием.
Обтекание дозвукового диффузора (виды сжатия струи
на входе)
Рисунок 17 - Срыв потока на входе в дозвуковой
диффузор
Рисунок 18 - Типы входных дозвуковых диффузоров
Рисунок 19 – Диффузоры с постоянным градиентом давления
и постоянным градиентом скорости по длине.
3 ТИПОВЫЕ ФОРМЫ ОБТЕКАТЕЛЕЙ ДОЗВУКОВЫХ
ВОЗДУХОЗАБОРНИКОВ
Для предотвращения попадания в двигатель пыли,
песка, камней и других предметов, которые могут вызвать
повреждение деталей двигателя или эрозию поверхностей
деталей компрессора, камер сгорания, турбины, забивку
воздушных жиклеров и т.п., во входном канале двигателя
устанавливают защитные приспособления или изменяют
классическую круглую геометрию входного устройства
воздухозаборника. Изменение конфигурации входного
устройства
воздухозаборника
может
быть
вызвано
конструктивными
особенностями
планера
самолета,
положением двигателя на планере. Принято выделять
следующие формы обтекателей воздухозаборника (рисунок
42):
симметричные
(круглые),
несимметричные
(эллиптические, треугольные).
а
б
в
г
Рисунок 20 – виды обтекателей: а) круглый (Ил-476,
Ан-148); б) треугольный (SSJ-100); в) треугольный (Боинг
737); г) эллиптический (ТУ-154)
В таблице 1 приведена классификация
обтекателей воздухозаборников по геометрическим и
технологическим признакам.
Таблица
1
–
Классификация
обтекателей
воздухозаборников двигателей дозвуковых самолетов
Конструктив
Пример
Форма
ноприменения
Отклонение от
обтекате
технологиче
круглости, %
ля
ский
признак
составной
АН-148
Круглая
0%
Ил-476, Илмонолитный
96
0,25% по оси Y
составной
Ан-70
Эллипти
(для самолета Анческая
монолитный
70)
0,25% по оси X
составной
ТУ-154
Эллипти
(для самолета Туческая
монолитный
154)
20% по оси Y по
Боинг 737,
составной
Треугол
нижней кромке
SSJ-100
ьная
(для самолета
монолитный
Боинг 737)
Среди современных летательных аппаратов заметна
тенденция
применения
несимметричных
обтекателей
эллиптической и треугольной формы.
Обтекатели несимметричной формы в основном
используются на самолетах схемы низкоплан, на которых
двигатели располагаются довольно близко к поверхности
взлетно-посадочной полосы. Приплюснутая нижняя часть,
служит для увеличения расстояния до поверхности земли, что
позволяет предотвратить попадание в двигатель пыли, песка,
камней и других предметов, которые могут вызвать
повреждение деталей двигателя или эрозию поверхностей
лопаток компрессора и спрямляющего аппарата.
Представляет
интерес
проанализировать
аэродинамические процессы в носовой части несимметричных
воздухозаборников.
Математическое моделирование процесса обтекания
несимметричных носков воздухозаборников эллиптической
формы (2% х и 4% х эллипсностью) и носка треугольной
формы осуществлялось в SolidWorks Premium 2012
Предварительно были созданы электронной модели
носовых частей в системах твердотельного и поверхностного
моделирования Unigraphics NX 4.
В ходе работы по исследованию аэродинамических
характеристик
несимметричных
обтекателей
воздухозаборников были рассмотрены следующие типы
воздухозаборников:
1.Форма сечения круглая:
Площадь по внутреннему контуру (проточная часть):
1,006 м2
1
2
Площадь по внешнему контуру - 1,735 м
1
2.Форма сечения эллиптическая 2%:
Площадь по внутреннему контуру (проточная часть):
0,986 м2
0,98
2
Площадь по внешнему контуру - 1,709 м
0,985
3.Форма сечения эллиптическая 4%:
Площадь по внутреннему контуру (проточная часть):
0,9659 м2
0,96
Площадь по внешнему контуру - 1,674 м2
0,98
4.Форма сечения треугольная:
Площадь по внутреннему контуру (проточная часть) 0,8898 м2
0,884
Площадь по внешнему контуру - 1,737 мм2
1,016
Исходные данные:
Скорость – 242 м/с
Высота – 8000 м
Давление – 35653 Па
Скорость звука – 308,1 м/с
Температура – 236,14 ◦К
Расчет велся в среде SolidWorks Premium 2012
На рисунках 2-5 представлены 3D модели обтекания
воздухозаборника воздушным потоком при скорости потока
242м\с, угле атаки 0, на высоте 8000 м.
Рисунок 21 – круглый обтекатель
Рисунок 22 – обтекатель с 2% эллиптичностью
Рисунок 23 – обтекатель с 4% эллиптичностью
Рисунок 24 – треугольный обтекатель
P, Па Давление
L, м Длинна тракта
а)
T, ̊ К Температура
L, м Длинна тракта
б)
V, м/с Скорость потока
L, м Длинна тракта
в)
Рисунок 25 - Сравнительные графики изменения: а) - давления;
б) - температуры; в) – скорости
Рисунок 26. - График изменения скорость в поперечном
сечении круглого воздухозаборника.
Рисунок 27. - График изменения скорость в поперечном
сечении воздухозаборника с 2% элиптичностью.
Рисунок 28. - График изменения скорость в поперечном
сечении воздухозаборника с 4% элиптичностью.
Рисунок 29. График изменения скорость в поперечном сечении
треугольного воздухозаборника.
В ходе проведенных аэродинамических исследований
несимметричных обтекателей воздухозаборников выявлено,
аэродинамический
характеристики
несимметричных
обтекателей по сравнению с обтекателями классической
формы имеют отклонения по скорости и давлению не
превышающие 3%-5%.
Распределение давления и скорости в поперечном
сечении равномерное.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
В заключение следует отметить, что конструктивное
исполнение воздухозаборников зависит от принятой
аэродинамической схемы самолета, скорости полета, режимов
работы двигательной установки при обеспечении требований
прочности, жесткости, минимальной массы.
Выбор входного устройства во многом зависит от
расчетного числа М полета летательного аппарата, потребного
диапазона отклонения чисел М от расчетного, места
расположения силовой установки на летательном аппарате,
типа применяемых двигателей и назначения летательного
аппарата.
Предлагаемое учебное пособие, позволит упорядочить,
структурировать и развить знания студентов по аэродинамике
самолета.
БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЙ СПИСОК
1. Кулагин В.В. Теория, расчет и проектирование
авиационных двигателей и энергетических установок:
Учебник. 2-е изд., испр. Основы теории ГТД. Рабочий процесс
и термодинамический анализ. Кн.1. совместная работа узлов
выполненного двигателя и его характеристики. Кн. 2. – М.:
машиностроение, 2003.- 616 с.
2. Алямовский, А. А. SolidWorks. Компьютерное
моделирование в инженерной практике [Текст]: Собачкин А.
А., Одинцов Е. В,, Харитонович А. И., Пономарев Н. Б. – СПб.:
БХВ – Петербург, 2005 – 800с.
3. Алямовский, А. А. SolidWorks/ COSMOSWorks.
Инженерный анализ методом конечных элементов [Текст] –
М.: ДМК Пресс,2004 – 472с. - ISBN: 5-94074-218-1.
ОГЛАВЛЕНИЕ
ВВЕДЕНИЕ
1. ОБЩИЕ СВЕДЕНИЯ О ДВИЖЕНИИ ГАЗОВЫХ
ПОТОКОВ
1.1 Движения газа без скачков уплотнения
1.2. Движение газа со скачками уплотнения
3
5
5
10
2. ДОЗВУКОВЫЕ ВХОДНЫЕ ВОЗДУХОЗАБОРНИКИ
26
2.1. Параметры воздухозаборника.
2.2. Работа воздухозаборника при дозвуковой скорости
полета
3 ТИПОВЫЕ ФОРМЫ ОБТЕКАТЕЛЕЙ ДОЗВУКОВЫХ
ВОЗДУХОЗАБОРНИКОВ
26
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЙ СПИСОК
50
51
29
41
Учебное издание
Сатин Валерий Александрович
Самохвалов Валерий Викторович
АЭРОДИНАМИКА ВХОДНЫХ УСТРОЙСТВ
В авторской редакции
Компьютерный набор И.Д. Разуваев
Подписано в печать _.10.2013.
Формат 60х84/16. Бумага для множительных аппаратов.
Усл.печ.л.3,2. Уч.-изд.л.5,4. Тираж 50 экз.
Зак. №
ФГБОУ ВПО «Воронежский государственный технический
университет»
394026 Воронеж, Московский просп., 14