第八章 超音速线化理论及跨音速高超音速流初步.pptVIP

第八章 超音速线化理论及跨音速、高超音速流初步 内容 §8.1 超音速薄翼型的绕流 从超音速风洞中（图8-1）可以看到，超音速气流流过物体时。如果是钝头体，那将在物体表面将有离体激波产生。由于离体激波中有一段较大的正激波，使物体承受较大的激波阻力（波阻力）。因此，为了减小波阻力，超音速翼型前缘最后做成尖的如菱形、四边形和双弧形等尖前缘。但是，超音速飞机总要经历起飞和着陆的阶段，尖头翼型在低速绕流时，在较小的迎角时气流就有可能在前缘分离，使翼型的气动特性变坏。因此，为了兼顾超音速飞机高速飞行的低速特性，目前低超音速飞机的翼型，其形状都为小圆头对称薄翼型。 下面以双弧形为例，说明翼型超音速绕流的流动特点。 图8-2是超音速风洞中所见到的超音速气流以小迎角 绕双弧翼型流动的示意图。如果迎角小于薄翼型前缘半顶角 ，则气流流过翼型时，在前缘处相当于绕凹角流动，因此前缘上下表面将产生两道附体的斜激波。当有迎角时，由于上下翼面气流相对于来流的偏转角不同，因此上下翼面的激波强度和倾角也不同。 靠近翼面的气流，通过激波后，将偏转到与前缘处翼型的切线方向一致，随后气流沿翼型表面的流动相当于绕凸曲线的流动，通过一系列膨胀波。从图看出，从翼型的前部所发出的膨胀波，将与头部激波相交，激波强度受到销弱，使激波相对于来流的倾角逐渐减小，最后退化为马赫波。 当上下翼面的超音速气流流到翼型的后缘时，由于上下气流的指向不同，且压强一般也不相等，故根据来流迎角情况，在后缘上下必产生两道斜激波（或一道斜激波和一组膨胀波）以使在后缘回合的气流有相同的指向和相等的压强。后缘激波同样也要被翼面的膨胀波所销弱，最后退化为马赫波。 翼面压强在激波后为最大，以后沿翼面经一系列膨胀波而顺流逐渐下降。由于翼面前半部的压强大于后半部的压强，因而翼面是压强的合力，在来流的方向将有一向后的分力，此即波阻力，简称波阻。 当翼型处于小的正迎角时，由于上翼面前缘的切线相对于来流所组成的凹角，较下翼面的为小，故上翼面的激波较下翼面的为弱，其后马赫数较下翼面为大，波后压强较下翼面为低，所以上翼面的压强将小于下翼面的压强，压强的合力在与来流相垂直的方向是将有一分力，此即升力。 如果翼型的迎角大于翼型前缘的半顶角： 见图8-2，则气流绕上翼面前缘的流动，就相当于绕凸角流动，上翼面前缘将产生一组膨胀波，下面仍为激波；同时在后缘的上表面形成斜激波，而下表面则为膨胀波。 用小扰动线化方程 来处理这个问题。方程的通解是两个函数 和 之和： 式中 。由于假定流动是自左向右，波纹壁本身是绕源，流场在波纹壁以上，所以这些扰动的传播只能按图8-2虚线所示的方向进行，换言之，只能有函数 ，而函数 不存在。 下面用边界条件来决定 的具体形式。 其中 。在壁面y=0上，由边界条件 将此式代入前式 积分得到 将式中变量改为x-By， 式（3） 为的具体形式。下面来求出流线和压强系数。 因此压强系数 沿流线，由条件 因此 积分得到 在y=h处的一条流线 这和壁面方程性质一样，也是正弦波，波长l，波幅d，只是相位移动了一下，壁上 ，……各点是波峰，而在y=h处，则要在x-Bh=l/4,5l/4,……各点才是波峰即相位移为 ……等等。事实上，沿 常数的斜直线，其扰动速度 和扰动位函数 都是不变的。由于斜直线 ，因此，在小扰动线化理论的超音速流动中，当地的马赫线（即扰动线）一律按来流指向和来流 数画，如图8-3所示。 下面进一步看看超音速流动形成的波阻。有式6得，在壁面上 从上式可见，超音速流 和壁面形状的相位差 ；而亚音速时， 和比壁面的相位差为 。图8-4表示亚、超音速流的压强分布和壁面起伏 的对应关系。由图可见，亚音速流动时，作用于壁面上的力的水平分量正好左右抵消，亦即没有阻力；而在超音速时，作用在壁面上的力的水平分量的合力不为零，指向是由左向右，亦即波阻力。 §8.2 超音速薄翼型线化理论 1．一阶近似理论压强系数计算公式及与实验的比较 为了减小波阻力，超音速飞机的机翼，其翼型厚度是比较薄的，弯度很小甚至为零，而且飞行时迎角较小，因此机翼产生的激波，其强度也较弱。作为一级近似，可将激波近似为马赫波，同时，膨胀波在一级近