Степень возмущения потока вблизи тела определяется относительной толщиной тела и его ориентацией в пространстве. Рассмотрим основные положения метода малых возмущений на примере обтекания тонкого профиля под малым углом атаки . Поток около такого профиля мало отличается от плоскопараллельного невозмущенного потока, имеющего скорость . Тогда представим скорость около профиля как сумму векторов и , где – скорость возмущения. На этом основании составляющие скорости вблизи профиля равны (ось ОX направлена вдоль вектора ):
,
где и – составляющие скорости возмущения (, ).
Утверждение о малости возмущений справедливо везде, за исключением критической точки. В ее окрестности скорость потока равна нулю, т. е. и составляющая скорости возмущения равна по величине и противоположна ей. Предположим, что малому возмущению скорости соответствуют также малые изменения давления, плотности и температуры.
Сущность метода малых возмущений (метода линеаризации) заключается в том, что во всех формулах удерживаются только члены первого порядка малости (вторыми и более высокими степенями малых величин , и т. д. можно пренебречь).
|
|
Произведем линеаризацию уравнения (5.5). Рассмотрим вначале квадрат скорости:
.
Оставляя только величины не ниже первого порядка малости, получаем . Тогда выражение для скорости потока будет иметь вид
.
Так как по условию , то используем известный из математики прием приближенного вычисления подобного выражения (при условии ). Таким образом, окончательно получаем
. (5.6)
Аналогичные преобразования проведем с выражением для скорости звука:
.
То есть . В окончательном виде
.
Сравним между собой числа Маха потока около профиля и в невозмущенном потоке , используя положения метода малых возмущений:
.
Применив уже использовавшийся метод приближенного вычисления, ввиду малости дроби во второй скобке, получим
.
Найдем давление в возмущенном потоке. Из уравнения Бернулли (3.30) . Интегрируем в пределах для давления от до и для скорости от до . Тогда .
Произведение (удельный расход через единицу площади) для невозмущенного потока равно , а для возмущенного потока равно . Произведем замену под интегралом на его среднее значение:
,
и после интегрирования получим
.
В результате, окончательно получаем
. (5.7)
Выражение (5.7) представляет собой линеаризованное уравнение Бернулли.
Для линеаризации основного дифференциального уравнения газовой динамики (5.5) заменим в нем и через их линеаризованные выражения. Тогда с принятой точностью
.
Определим порядок величины вторых производных от потенциала скорости. Так , т. е. имеет первый порядок малости. То же самое можно сказать и о других производных, входящих в линеаризуемое уравнение. Отбрасывая члены второго порядка малости, после деления на получаем
|
|
, (5.8)
т. е. линейное дифференциальное уравнение.
Рассмотренный метод упрощения и преобразования исходного нелинейного дифференциального уравнения (5.5) называют методом линеаризации, а сам поток, описываемый уравнением (5.8), – линеаризованным потоком.
В случае трехмерного потока газа линеаризованное уравнение движения можно записать по аналогии с уравнением (5.8) в виде
. (5.8а)
Уравнения (5.8) и (5.8а) справедливы как для дозвуковых (), так и для сверхзвуковых () скоростей. Однако методы их решения различны и будут рассмотрены далее и для дозвуковых, и для сверхзвуковых скоростей.