|
Диаграмма избыточного давления также показана на рис. 9.1. Как видим, избыточное давление существует на нижней стороне пластины от точки разворота свободной поверхности до задней кромки. Этот участок носит название смоченной длины пластины. Участок же пластины, омываемый брызговой струей, несущей способностью не обладает, так как давление в брызговой струе равно давлению окружающей атмосферы. Помимо сил давления на пластину действуют также силы трения, обусловленные вязкостью воды. При этом интересно отметить, что поток в носовой части пластины, развернувшийся навстречу набегающему потоку, создает силу трения, направленную вперед. Правда, это тянущее усилие становится заметным начиная лишь с углов атаки а >4...6°. На остальном протяжении пластины (вниз по потоку от критической точки) вязкие силы создают силу сопротивления трения.
Продольная сила в связанной системе координат равна
. (9.1)
а сила сопротивления в скоростной системе координат
. (9.2)
Продольная сила Х полностью определяется вязкими силами и может быть определена методами пограничного слоя. Второе слагаемое в формуле (9.2) представляет собой сопротивление давления, обусловленное возникновением брызговой струи (брызговое сопротивление) и волнообразованием (волновое сопротивление). В условиях стационарного движения реализуется равенство
|
|
, (9.3)
так что
, (9.4)
где
, .
Гидродинамический момент при глиссировании рассчитывают относительно задней кромки:
, (9.5)
где — координата центра давления.
Поскольку смоченная длина пластины является величиной переменной, в качестве характерного линейного размера обычно принимают ширину В (размах) пластины. Если удлинение пластины = B /, то безразмерная координата центра давления равна
. (9.6)
Задача является плоской и поэтому допускает применение теории функций комплексного переменного. К настоящему времени известны решения при немалых углах атаки (нелинейная задача), учете весомости воды, различном искривлении пластины, наличии механизации на задней кромке и т. д. Не останавливаясь на сложных теоретических решениях, укажем один полезный практический прием, пригодный при малых углах атаки и .
Рассмотрим линеаризованную задачу о глиссировании пластины. Потенциал возмущенных скоростей должен удовлетворять уравнению Лапласа:
. (9.7)
На свободной поверхности у=f(х) должны выполняться два граничных условия: динамическое и кинематическое. Динамическое условие требует, чтобы на свободной поверхности давление равнялось атмосферному. Но тогда из уравнения Бернулли следует
. (9.8)
Выразим квадрат скорости:
|
|
.
Подставим это выражение в уравнение Бернулли и отбросив производные в степени выше первой, найдем линеаризованную форму динамического условия на свободной поверхности:
. (9.9)
Кинематическое условие dS/dt=0, где S=у—f(х t), в развернутом виде примет вид
.
После линеаризации получим
. (9.10)
Производную df/dх получим из линеаризованного кинематического условия. Тогда
. (9.11)
Установим теперь граничные условия на пластине. В силу тангенциальности потока
. (9.12)
На задней кромке должен быть обеспечен плавный сход струй. Остается теперь записать условие на бесконечности:
при (9.13)
при (9.14)
Сформулированная задача остается еще достаточно сложной. Однако упростим ее еще более, положив .
Запишем динамическое условие в безразмерном виде:
При следует, что на свободной поверхности y=0, -l/2 ≥ x≥ l/2 справедливо d/dх=0 или =const. Без потери общности можно положить
(9.15)
Как и в задаче об ударе, это условие позволяет продолжить несимметричным образом потенциал в верхнюю полуплоскость (x, у)=(x,-у) и свести задачу о глиссировании пластины по поверхности воды к задаче обтекания пластины под углом атаки безграничным потоком жидкости.
Линеаризованная форма уравнения Бернулли дает соотношение для избыточного давления на верхней и нижней стороне пластины:
. (9.16)
На нижней стороне наблюдается повышение давления, а на верхней — разрежение. При движении в безграничном потоке результирующая сила создается в результате суммирования этих давлений. При глиссировании давление на верхней поверхности постоянно (разрежения нет) и нормальная сила создается только за счет повышения давления на нижней стороне пластины. Следовательно, нормальная сила глиссирующей пластины будет вдвое меньше, чем у пластины в безграничном потоке:
, (9.17)
где — подъемная сила глиссирующей пластины; Y — подъемная сила пластины в безграничной жидкости (на бесконечной глубине).
При обтекании острой кромки должны развиваться бесконечные скорости, а соответственно отрицательные давления. Произведение бесконечного разрежения на бесконечно малую носовую площадку дает конечную величину, называемую подсасывающей силой. В реальных условиях бесконечных разрежений быть не может. Поток срывается и на верхней поверхности у передней кромки образуется носовой пузырь. В такой ситуации картина течения близка к условиям глиссирования.
Аналогия Вагнера позволяет использовать хорошо разработанную теорию профиля в потоке безграничной жидкости. В частности, для профиля известно решение
.
Следовательно,
. (9.18)
Аналогия Вагнера справедлива не только для профиля, но и для крыла конечного размаха. При этом опять-таки углы атаки должны быть малы, а передние кромки крыльев острыми. Глиссирующее крыло является частным случаем подводного крыла, характеристики которого зависят от глубины по закону
, (9.19)
где b — хорда крыла.
Для расчета величины подъемной силы глиссирующего крыла необходимо знать смоченную длину l, которая пока не известна.
Для ее определения можно воспользоваться примерно тем же подходом, что и при определении величины подпора от встречного движения воды в задаче о входе в воду. Подъем свободной поверхности можно выразить в виде
, (9.20)
где - вертикальная скорость жидких частиц на свободной поверхности; - расстояние от задней кромки пластины до уровня невозмущенной свободной поверхности, измеряемое вдоль пластины.
С другой стороны, из геометрических соображений непосредственно следует
. (9.21)
Таким образом, после приравнивания (9.20) и (9.21) получаем интегральное уравнение для нахождения неизвестной смоченной длины:
. (9.22)
Вертикальную скорость нужно выразить с помощью определенной схемы обтекания крыла. Как уже отмечалось, для крыла конечного размаха простейшей является схема одиночного П -образного вихря. Более сложной является схема несущей линии. А в общем случае можно рассматривать схему несушей поверхности, применяя затем метод дискретной вихревой решетки. На практике использовались все указанные подходы.
|
|
В случае одиночного подковообразного вихря скос потока от присоединенного вихря равен
, (9.23, а)
а от свободных вихрей
. (9.23, б)
Выполнив интегрирование в (9.22), придем к соотношению
, (9.24)
где
; =B/
Величину циркуляции Г можно выразить через принятую зависимость для коэффициента подъемной силы крыла. Наиболее простой формулой является
. (9.25)
Следовательно, справедливо соотношение
. (9.26)
откуда следует
. (9.27)
Подставляя это значение циркуляции в (9.24), получаем трансцендентное уравнение для определения смоченной длины пластины:
, (9.28)
где =/
Анализ уравнения показывает, что решения получаются при произвольных знаках . При =0 (задняя кромка касается воды) =7,9, при <0 задняя кромка приподнята над невозмущенной поверхностью воды (при = -0,0275 =22,5), при >0 задняя кромка опущена ниже невозмущенной поверхности воды. Вообще же, для нахождения , при определенных значениях параметра нужно решать уравнение (9.28).