ГЛАВА 1

ДОЗВУКОВЫЕ ТУРБУЛЕНТНЫЕ СТРУИ

Аэродинамические характеристики турбулентных струй.Когерентные структуры

Основные закономерности распространения дозвуковых турбулентных струй несжимаемой жидкости и газа к последнему времени хорошо изучены как теоретически, так и экспериментально. Это относится к слоям смешения, плоским, осесимметричным и пространственным затопленным струям и струям в спутном потоке. Общепризнанным является деление струи на три участка (рис. 1.1): начальный, переходный и основной [1.1,1.14].

Рис. 1.1. Изменеие скорости на оси струи а/"。и толщины слоя смешения б/d вдоль затопленной турбулентной струи. Начальный (7), переходный (2) и основной (5) участки

Теоретические исследования гидродинамической устойчивости ламинарных струй показали их сильную неустойчивость, обусловленную специфической формой профиля скорости с точкой перегиба. Экспериментальные исследования также зафиксировали быстрый переход к турбулентности при сравнительно небольших числах Рейнольдса. Обычно при числе Рейнольдса Re = u^d/v > 104 струю можно считать турбулентной. В большинстве практических приложений число Re > 104. Влияние числа Маха М = 〃о/а при дозвуковых скоростях также не очень существенно. При отсутствии внешнего спутного потока (и0G = 0) мы имеем затопленную струю и m = “оо/"。= 0; при т<1ит>1- струю в спутном потоке. В случае изобарического течения, когда в спутном потоке отсутствует продольный градиент давления или скорости ("^ = const), изменение ско-

рости, температуры и концентрации примеси в струе удовлетворяет условиям постоянства избыточного импульса, избыточного теплосодержания и избыточного содержания примеси:

/ = / ри(и — uQdF = const,

F

Q = / pu{H — H^dF = const, (1.1)

F

J = / pu(z — zQdF = const.

F

Здесь p - плотность газа, H - полное теплосодержание и г - массовая концентрация вещества. Таким образом, распространение струи на всем ее протяжении определяется распределением основных параметров течения в ее начальном сечении. Схема начального, переходного и основного участков затопленной струи приведена на рис. 1.1.

На небольших расстояниях от сопла (x/d<l - 1,5) тонкий слой смешения в начальном участке затопленной струи характеризуется единственным масштабом длины - начальной толщиной пограничного слоя Jq или, более определенно, начальной толщиной потери импульса на срезе сопла Oq =

=/ -^(1 — u/u())dy. С удалением от сопла вдоль по потоку толщина слоя смешения непрерывно растет и в конце начального участка она занимает все сечение струи - размер его порядка диаметра сопла d. Таким образом, характеристики слоя смешения определяются единственным масштабом длины; характеристики начального участка струи определяются двумя масштабами длины -夕。и d.

Понятие паэродинамические характеристики струипвключает закономерности изменения ее параметров - длины начального участка, поперечных размеров, скорости, температуры, интенсивности пульсаций скорости и температуры, масштабов турбулентности, спектров и т.п.

Под управлением турбулентностью применительно к струйным течениям обычно имеют в виду способы изменения аэродинамических характеристик -интенсификацию или ослабление перемешивания, сводящиеся в основном к уменьшению или увеличению длины начального участка, увеличению или уменьшению дальнобойности струи, увеличению относительной роли мелкомасштабной тур булентно сти и т. п.

Известное явление перемежаемости в турбулентных струях - крупномасштабная извилистость их мгновенной границы (рис. 1.2) - свидетельствует об образовании в них крупномасштабных периодических вихрей. Это стало ясно после обнаружения так называемых когерентных структур -крупномасштабных периодических вихревых образований (сгустков завихренности), развивающихся и взаимодействующих друг с другом

Рис. 1.2. Извилистость мгновенной границы затопленной круглой турбулентной струи

на фоне мелкомасштабной турбулентности. Указанные структуры имеют размеры, соизмеримые с поперечным размером слоя смешения, и характеризуются достаточно большим временем существования. Их изучение позволило выявить ряд фундаментальных свойств турбулентных сдвиго™ вых течений и дать истолкование ряда обнаруженных эффектов. Обстоятельные обзоры исследований когерентных структур содержатся в работах [1.7,1.21,1.23,1.324.34,1.43].

Наличие сравнительно долгоживущих и взаимодействующих друг с другом вихревых образований вносит в хаотическую, как представлялось ранее, турбулентность детерминистские аспекты и позволяет с новых позиций приступить к моделированию закономерностей свободной турбулент™ но сти.

Наиболее существенные результаты в изучении когерентных структур получены для плоского слоя смешения и начального участка круглой струи. Так, при визуальных исследованиях слоя смешения были обнаружены боль™ шие двумерные структуры, имеющие вид опрокидывающихся волн [1.47]. Было установлено, что утолщение слоя смешения происходит вследствие спаривания соседних вихрей; каждое такое спаривание приводит к вовлечению в слой смешения незавихренной жидкости и к соответствующему утолщению слоя смешения. Впрочем, другие эксперименты показали, что в ряде случаев (это зависит от начальных условий истечения) спаривание вихрей в слое смешения не является единственно возможным механизмом, определяющим утолщение слоя смешения и эжекцию. В указанных случаях эжекция в основном происходит в процессе развития одиночных вихрей, а не при их попарном слиянии. При исследовании взаимодействия дву™ мерных вихрей в слое смешения были обнаружены трехмерные эффекты. Так, в плоском слое смешения, помимо поперечных периодических вихре-

вых структур, образуются продольные вихревые структуры (парные вихри противоположного вращения). Взаимодействие продольных и поперечных вихрей приводит не только к образованию вихрей более крупного масштаба, но и к генерации мелкомасштабной турбулентности. Это особенно наглядно проявляется при анализе развития и взаимодействия крупномасштабных вихрей в начальном участке круглой струи. Здесь вблизи сопла образуются тонкие вихревые кольца, их спаривание приводит к образованию более крупных кольцевых вихрей, которые затем теряют азимутальную однородность и становятся "звездообразными".

Дальнейшее развитие этих трехмерных структур сводится к их полному или частичному спариванию, после чего в конце начального или в переходном участке струи происходит их распад на беспорядочные клубки. На рис 1.3,о представлена схема развития когерентных структур в начальном участке круглой струи [1.50]; там же (рис. 1.3,6) в схематическом виде показано парное слияние двух кольцевых вихрей в начальном участке[1.26].

Для получения количественных характеристик когерентных структур в струйных течениях обычно служат экспериментально замеренные осцил-

6

Рис. 1.3. Схема развития когерентных структур в начальном участке круглой турбулентной струи (а). Парное взаимодействие кольцевых вихрей (6)

Рис. 1.4. а - Спектры пульсаций скорости в потенциальном ядре начального участка струи при x/d = 0,25 - 5,5.

6 - Изменение вдоль оси начального участка круглой турбулентной струи числа Струхаля St, определенного по данным спектральных и корреляционных измерений

лограммы пульсаций скорости и давления, их спектры, автокорреляции, пространственные и пространственно-временные корреляции, в том числе корреляции в узких полосах частот. Измерения спектров пульсаций скорости и давления в третьоктавных полосах частот на оси круглой затопленной струи в пределах ее начального участка показали （рис. 1.4,о）,что по мере удаления от сопла происходит непрерывное уменьшение характерных частот -числа Струхаля St = fd/u（）, где / - частота, соответствующая максимуму на спектре [1.27] . Так, если вблизи сопла （力/d < 1） число St = 3 - 1, то при x/d =1-6 число St уменьшается вдоль по потоку до St = 0,3 - 0,5 в конце начального участка. Изменение чисел Струхаля вдоль оси струи St = fd/u（）и St = d/u^T в пределах ее начального участка представлено на рис. 1.4 [1.46]. Характерная частота продольных пульсаций скорости на оси струи / определена по максимуму спектра, а характерный период времени Г - по данным измерения плотности вероятностей интервалов времени между двумя последовательными нулями пульсаций давления с положительной производной по времени. Здесь также нанесены экспериментальные точки по данным спектральных и корреляционных измерений [1.26,1.30] и других работ. Плавный, а не ступенчатый характер кривой St （力/d） свидетельствует о том, что места образования, спаривания и разрушения когерентных структур подвержены статистическому разбросу.

Отчетливые представления о периодической структуре течения в начальном участке струи получаются на основе измерения пространственных, а также пространственно-временных корреляций пульсаций скорости в узких полосах частот. В качестве примера ниже [1.15,1.17] приведены коэффициенты пространственной корреляции пульсаций скорости в общей полосе частот вдоль кромки сопла и вдоль оси струи в ее начальном участке （рис. 1.5）, а также коэффициенты пространственной корреляции в узких

Рис. 1.5. Изменение коэффициентов пространственной корреляции в общей полосе частот продольных пульсаций скорости вдоль кромки сопла и вдоль оси струи

а — Re = 2,4 • 104: 1 —力/d = 0,5, g/d = 0,5, 2 — x/d = 3,y/d = 0, 6- x/d = 3, у/d = 0: 7 - Re = 2,4-Ю4, 2- 1,1 • 105,J- Re = 3 • 105

полосах частот (рис. 1.6,о).

Обращают на себя внимание два обстоятельства. На первом графике коэффициент корреляции в слое смешения вблизи сопла проходит через нулевое значение четырежды, прежде чем корреляция на оси струи первый раз изменяет знак. Расстояние между двумя нулями коэффициента Ruu характеризует продольный масштаб периодических вихрей. На втором графике представлены коэффициенты Ruu в узких полосах частот (фильтры с постоянной полосой пропускания /= 10 Гц). Из рис. 1.6,о следует, что периодичность течения при St = 0,48 проявляется в гораздо большей степени, чем при меньших (St = 0,20) и больших (St = 1,2) частотах при начальных уровнях турбулентности во = 0,5 и 5% и 10%. Об этом же свидетельствует и изменение максимальных значений пространственно- временной корреляции скоростей на оси струи в узких полосах частот (рис. 1.6,6).

На основе визуальных исследований, а также измерений пространственно-временных корреляций пульсаций скорости в слое смешения определена средняя конвективная скорость переноса вихревых структур uc/uq = =0,5-0,7.

В какой степени описанные выше закономерности зависят от числа Маха истечения? Это было исследовано в ряде экспериментальных работ, в частности, в [1.11].

2 А.С.Гиневский

Рис. 1.6. а) Изменение пространственной корреляции Ruu в узких полосах частот вдоль оси струи при разных значениях начальной турбулентности £о = 0,5%, £о = 5% и £о = 10% (значок Е соответствует общей полосе частот),б) Максимальные коэффициенты пространственно-временной корреляции пульсаций скорости на оси струи в узких полосах частот 1 - £о = 0,5%, x/d = 3', 2 — £о = 5%,力/d = 2; 3 — £о = 10%, x/d = 2Рис. 1.6. а) Изменение пространственной корреляции Ruu в узких полосах частот вдоль оси струи при разных значениях начальной турбулентности £о = 0,5%, £о = 5% и £о = 10% (значок Е соответствует общей полосе частот),б) Максимальные коэффициенты пространственно-временной корреляции пульсаций скорости на оси струи в узких полосах частот 1 - £о = 0,5%, x/d = 3', 2 — £о = 5%,力/d = 2; 3 — £о = 10%, x/d = 2

Рис. 1.6. а) Изменение пространственной корреляции Ruu в узких полосах частот вдоль оси струи при разных значениях начальной турбулентности £о = 0,5%, £о = 5% и £о = 10% (значок Е соответствует общей полосе частот),

б) Максимальные коэффициенты пространственно-временной корреляции пульсаций скорости на оси струи в узких полосах частот 1 - £о = 0,5%, x/d = 3', 2 — £о = 5%,力/d = 2; 3 — £о = 10%, x/d = 2

Рис. 1.6. а) Изменение пространственной корреляции Ruu в узких полосах частот вдоль оси струи при разных значениях начальной турбулентности £о = 0,5%, £о = 5% и £о = 10% (значок Е соответствует общей полосе частот),

б) Максимальные коэффициенты пространственно-временной корреляции пульсаций скорости на оси струи в узких полосах частот 1 - £о = 0,5%, x/d = 3', 2 — £о = 5%,力/d = 2; 3 — £о = 10%, x/d = 2

В ближнем и дальнем акустических полях дозвуковой свободной турбулентной струи определялись функция когерентности [1.19] - нормированный модуль взаимного спектра пульсаций давления в двух точках - и соответствующая фаза взаимного спектра, которая использовалась для определения скорости конвекции возмущений различных частот в продольном направлении.

Функция когерентности 7 на заданной частоте / при измерении пульсаций давления в двух точках Л и В определяется выражением

7(/) = I%b(/)I/[g/(/)g/(",

где Ga⑴ и Gb(/) - авто спектры пульсаций давления соответственно в точках ЛиВ; Gab (/) 一 комплексный взаимный спектр в точках АнВ. Скорость конвекции возмущений в продольном направлении ис определялась по измеренной фазе 夕(/) взаимного спектра с помощью выражения

夕=27г//4в/〃 = arctg(7im/7rc),

где 7гс и 7^т - действительная и мнимая части комплексного взаимного спектра (Gab = 7rс + ^im^ хав 一 продольное расстояние между точками А и В.

Опыты проведены при значениях чисел Рейнольдса Re = u^dfu = =(2,6 - 8.3) • 105 и Маха Мо = щ/а = 0,29 и 0,95. Пограничный слой на срезе сопла был турбулентным (d = 40 мм).

На рис. 1.7 представлена функция когерентности 7 в ближнем акустическом поле струи в зависимости от числа Струхаля St = fd/u()при раздвижении микрофонов в азимутальном и продольном направлениях для двух скоростей истечения струи, соответствующих числам Мо = 0,29 и 0,95. Характерной особенностью приведенных результатов является сохранение высокой степени когерентности на частоте, соответствующей числу Струхаля St = 0,35 при весьма значительных расстояниях между микрофонами (△夕=180° и x/d = 3,5). На основе измерения фазы взаимного спектра в ближнем поле струи (вблизи ее границы) определена скорость конвекции возмущений вдоль по потоку которая при частотах, соответствующих St = 0,35, оказалась равной ис = (0,7 - 0,8)uq.

Измерения функции когерентности в дальнем акустическом поле струи

Рис. 1.7. Изменение функции когерентности в ближнем акустическом поле дозвуковой турбулентной струи при Мо = 0,29 и М。= 0,95

a- x/d = 2〃/d = 1,5, Мо = 0,29; 6— x/d = 2//d = 1,5, Мо = 0,95; 1- △rr/d = 0,5;2 — 1;3— 1,5; 4 — 2; 5- 2,5; 6 - 3; 7- △//& = 3,5 в — x/d = 4, r/d = 2, Mo = 0,29; г — x/d = 4, r/d = 2, Mo = 0,95;

1- △(9 = 20。；2 — 40。； 3— 60。； 4 — 80°; 5- 100°; 6- 120°; 7- 140°;

8- 160°; 9- 180°

при раздвижении микрофонов в азимутальном направлении и в направлении вдоль лучей а = const при R > 1,5 м обнаружили достаточно высокие ее значения на частоте St = 0,35 (при АО = 60°, 7 = 0,2 - 0,5; при AR/d > 20, 7 > 0,6). Таким образом, когерентные структуры в струе обнаруживаются не только в ближнем, но и в дальнем ее акустическом поле во всем диапазоне дозвуковых скоростей.

Наряду с такими, прямыми методами идентификации когерентных структур в струях, получили распространение и так называемые косвенные методы определения параметров когерентных структур. Эти методы сводятся к слабому периодическому возбуждению струи и выявлению ее реакции на возмущения различной частоты. При наличии естественной тенденции к упорядоченности периодическое возбуждение может усилить скрытую регулярную структуру выше исходного турбулентного фона и, таким образом, сделать ее более отчетливой [1.8,1.30]. При таком способе обнаружения когерентных структур неизбежно возникает вопрос об их идентичности исходным структурам, которые образуются в струйных течениях при отсутствии периодического возбуждения. Ответ на этот вопрос не является однозначным. Упомянутый косвенный метод может быть приемлем в том случае, когда слабое возбуждение струи не приведет к заметному изменению осредненного течения [1.36]. Впрочем, даже при нарушении этого последнего условия некоторые интегральные характеристики когерентных структур - их характерная частота и конвективная скорость переноса - мало отличаются от соответствующих характеристик для невозбужденных струй.

Реакция начального участка круглой турбулентной струи на продольные монохроматические акустические возмущения различной частоты впервые исследована в работе [1.30] для струи с числом Re = 105 при начальном турбулентном пограничном слое. На рис. 1.8 показана полученная в работе амплитудная характеристика - зависимость среднеквадратичной величины пульсаций скорости в точке x/d = 4, r/d = 0 от интенсивности акустических пульсаций скорости на срезе сопла £〃$ при разных числах Струхаля Sts, определенных по частоте & воздействующего звука. При малых уровнях возбуждения £〃$ основной сигнал линейно зависит от уровня возбуждения £〃$ при всех Sts. Возникающая вследствие нелинейности гармоника замедляет рост основного колебания. Колебание с Sts = 0,3 является предпочтительным в том смысле, что оно может достигать наибольшей из возможных амплитуд, поскольку при этом числе Струхаля в наименьшей степени генерируется гармоника.

Свойство слоя смешения начального участка турбулентной струи как усилителя колебаний проявляется при достаточно равномерном начальном профиле скорости; сильное искажение начального профиля скорости лишает струи этого свойства, что, по-видимом^ связано с ослаблением когерентных структур.

Крупные вихри, образующиеся ближе к концу начального участка, обладают повышенным дальнодействием и поэтому могут оказывать влияние

Рис. 1.8. Зависимость среднеквадратичных значений продольных пульсаций скорости в точке x/d = 4, г7d = 0 от интенсивности продольных пульсаций скорости в звуковой волне eus при разных числах Струхаля Sts

на вихреобразование в слое смешения вблизи сопла, т.е. вверх по потоку. Вследствие этого в фиксированной точке слоя смешения вблизи сопла амплитуда высокочастотных пульсаций скорости модулируется низкочастотными пульсациями с характерной частотой, соответствующей числу Струхаля St = 0,3 - 0,5. Частотный анализ огибающей модуляции показывает, что значительная энергия содержится в частотной полосе, соответствующей St = 0,3, которая характерна для больших вихрей в конце начального участка. Таким образом, возмущения от крупных вихрей из области x/d = 3-5 распространяются вверх по потоку и оказывают влияние на развитие слоя смешения вблизи сопла （力/d < 1）.

Все крупномасштабные вихри в пределах начального участка [1.8] одинаково влияют на течение вблизи кромки сопла, так как убывание индуцированной вихрями скорости обратно пропорционально расстоянию 力,что следует из закона Био-Савара и компенсируется соответствующим линейным ростом циркуляции вихрей. На основе этих соображений было развито представление о глобальном механизме обратной связи, возникающей вследствие резкого увеличения циркуляции вихрей во время актов спаривания [1.41]. Было предположено, что каждое спаривание вихрей вдоль течения, сопровождающееся двукратным уменьшением частоты, вызывает отклик на кромке сопла через петлю обратной связи, которая состоит из субгармонической неустойчивой волны, распространяющейся вниз по течению, и акустической волны, распространяющейся вверх по течению.

Кроме того, разность фаз этих двух волн обязательно равна 27¥тг, где N - целое число [1.37]. Тогда, если g соответствует положению г-го спаривания, Xi - соответствующая длина волны субгармоники,入。一 длина звуковой волны, должно выполняться соотношение

（1.2）

Здесь 尢=ис/ fi； % = а/力；причем ис - скорость конвекции когерентных вихрей в направлении потока, а - скорость звука, т.е. скорость акустических волн, распространяющиеся от мест спаривания навстречу потоку. Таким образом, выполнение приведенного выше фазового соотношения требует, чтобы на участке от сопла до места г-го спаривания укладывалось целое число гидродинамических и акустических волн. Формула (1.2) может быть представлена в виде:

=-—-——-1.3 d 1 + Мо〃с/〃о "о

Положив здесь uc/uq = 0,6 и TV = 2, получим зависимость St от x/d, которая удовлетворительно согласуется с опытными данными (см. рис. 1.4).

Периодические структуры наблюдаются и в начальном участке круглых турбулентных струй в спутном потоке. Спектральные и корреляционные измерения показали [1.5],что здесь характерная частота растет с увеличением параметра спутности u^/uq в соответствии с эмпирической формулой

St = (0,5-0,54)/(l-uoo/W). (1.4)

Многочисленные экспериментальные исследования были также посвящены изучению параметров когерентных структур в основном участке струи. Однако эти структуры не играют сколько-нибудь существенной динамической роли в процессах турбулентного смешения и в периодическом воздействии на струи.

В обзоре [1.32] приводятся полученные в разных экспериментальных работах оценки вклада кинетической энергии крупномасштабных пульсаций (когерентных структур) в общую величину энергии для ряда базовых струйных течений: плоский слой смешения - 20%, начальный участок круглой струи - 50%, основной участок струи - 10%, ближний след - 25%, дальний след - 20%.

Когерентные структуры образуются в струях и слоях смешения в широком диапазоне чисел Рейнольдса, соответствующем модельным и натурным экспериментам [1.7].

Обстоятельные обзоры современного состояния изучения когерентных структур в турбулентных струйных течениях излагаются в работах [1.7,1.21, 1.23,1.27,1.32-1.34,1.43,1.47,1.50].

Когерентные структуры и гидродинамическаянеустойчивость

Возникновение когерентных структур в струйных течениях обусловлено гидродинамической неустойчивостью этих течений. В начальных участках осесимметричных струй следует различать три вида неустойчивости.

При начальном ламинарном пограничном слое на срезе сопла в слое смешения (x/d < 1) формируется по существу двумерная пространственная неустойчивость Кельвина-Гельмгольца с характеристиками, которые

хорошо описываются линейной теорией пространственной неустойчивости [1.44]. При этом максимальному коэффициенту пространственного усиления осесимметричных возмущений соответствует число Струхаля St^ = =fjOo/uo = 0,017.Это же значение справедливо и для смешения плоской струи. Результаты линейной теории весьма удовлетворительно согласуются с экспериментом. В частности, эксперименты подтверждают зависимость Л = const • Uq/2, которая следует из предыдущего выражения, если учесть, что в ламинарном пограничном слое во и^1^2 [1.16].

В ряде экспериментов, однако, получаются значения St^ = 0,011 - 0,018, отличающиеся от теоретических, что обычно объясняют влиянием начальных условий (профили скорости и интенсивности пульсаций, акустические возмущения и вибрации сопла). На нелинейной стадии развития этих возмущений было обнаружено [1.36] образование вихревых сгустков, их последующее взаимодействие и попарное слияние.

При теоретическом исследовании линейной устойчивости слоя смешения (неустойчивость Кельвина-Гельмгольца) в качестве исходного задается профиль скорости в виде гиперболического тангенса, характерный для сформировавшегося ламинарного слоя смешения. Между тем в выходном сечении формируется ламинарный пограничный слой Блаузиуса, для которого характерна неустойчивость Толмина-Шлихтинга. Однако в теориях линейной устойчивости слоя смешения перестроение профиля скорости от пограничного слоя Блаузиуса до струйного профиля скорости никак не учитывается.

При начальном турбулентном пограничном слое на срезе сопла и масштабе турбулентности, довольно малом по сравнению с длиной волны максимально усиленной моды, можно ожидать появления того же типа неустойчивости, что и при начальном ламинарном пограничном слое [1.13,1.18, 1.29]. Тогда начальный профиль скорости будут определять характеристики нестационарных волн. Возникающие при этом пространственно усиливающиеся волновые компоненты на нелинейной стадии развития приведут к образованию турбулентных кольцевых вихрей, что и наблюдается в эксперименте.

Однако возможность расчета характеристик неустойчивости турбулентного слоя смешения по начальному осредненному профилю скорости подвергается сомнению [1.34] на том основании, что здесь очень велики пульсации скорости, и осредненный профиль скорости не может характеризовать неустойчивость. Тем не менее основные механизмы развития и взаимодействия когерентных структур в струе как при ламинарном, так и при турбулентном пограничном слое на срезе сопла имеют, по- видимому, много общих черт. В основном эти механизмы могут быть описаны в рамках невязкой модели Эйлера [1.13].

Б. Второй вид неустойчивости имеет место в диапазоне x/d = 1-6 и связан с коллективным взаимодействием кольцевых вихрей в начальном участке крутой струи, причем здесь преобладают низкочастотные пуль-

сации, генерируемые наиболее крупными вихрями. В конце начального участка характерное число Струхаля, определенное по диаметру сопла, составляет St = fcd/uQ = 0,3 - 0,5, причем разброс значений St обусловлен влиянием начальных условий на срезе сопла.

Хотя взаимодействие вихревых колец в пределах начального участка является чисто нелинейным процессом, их характерная частота была определена в рамках линейной теории устойчивости в приближении локальной параллельности [1.44], в которой учтено влияние конечной толщины слоя смешения ближе к концу начального участка или, точнее, влияние поперечной кривизны слоя смешения. Было получено, что в конце начального участка St ~ 0,35, что согласуется с данными эксперимента.

Анализ линейной устойчивости слабо расходящегося течения [1.28] качественно согласуется с наблюдениями, выделяя моду с наибольшим коэффициентом усиления по амплитуде давления, которая соответствует числу Струхаля fd/u（）^ 0,4. Как указано в [1.18] , в этих теориях содержится в неявном виде нелинейность, поскольку измеряемые в эксперименте профили средней скорости, использованные в расчетах, уже включают результат действия рейнольдсовых напряжений. Этим значениям чисел Струхаля соответствует так называемая предпочтительная мода. Как показано в экспериментах [1.38] ,при d/2g（）> 120 число Струхаля предпочтительной моды остается постоянным и равным 0,44.

Исходя из значений St^ для начального ламинарного пограничного слоя на срезе сопла и St в конце начального участка, можно оценить число попарных слияний вихрей [1.41]:

/г — /步0 “0 " г\ /с "о fed 6>о * *

Полагая здесь St^ = 0,017, St = 0,3 и d/仇）< 150, получим 力/九 8 < < 2П, т.е. в пределах начального участка струи может произойти 3-4 попарных слияний кольцевых вихрей. Если в начальном участке крутой струи с начальным ламинарным пограничным слоем реализуется 3-4 спаривания вихрей, то при начальном турбулентном пограничном слое - только 1-2 спаривания.

Коллективное взаимодействие большого числа вихрей также может быть описано в рамках невязкой модели Эйлера [1.13]. Проведенные в рамках этой модели расчеты показали тенденцию к спариванию вихрей и к выделению длинноволновых спектральных составляющих.

Благодаря механизму неустойчивости Кельвина-Гельмгольца двумерные волны экспоненциально нарастают вниз по течению и происходит их свертывание в вихри. Согласно данным эксперимента процесс свертывания заканчивается в той точке вниз по потоку где амплитуда основной компоненты с частотой / достигает максимума. При этом происходит возбуждение субгармоники //2, амплитуда которой на три порядка меньше основной. Рост субгармоники ниже по течению на нелинейной стадии развития неустойчивости приводит к спариванию соседних вихрей, причем

место спаривания приходится на то сечение вниз по течению, где субгармоника достигает максимума [1.36].

Третий тип неустойчивости связан с возникновением азимутальной неоднородности крупномасштабных вихрей, которая в конце начального участка приводит к распаду кольцевых вихрей на "клубки". Именно этот тип неустойчивости ответственен за образование пзвездообразныхпструктур, описанных выше. Расчеты по линейной теории [1.44] для первой азимутальной моды (п = 1) показывают, что максимальные значения коэффициентов пространственного усиления этой моды наблюдаются при тех же частотах, которые были получены для о с е с имметричных возмущений, т.е. для нулевой моды (п = 0).

О потере азимутальной однородности сформировавшихся кольцевых вихрей, что соответствует нелинейной стадии развития возмущений в слое смешения, можно с некоторым приближением судить по поведению изолированного вихревого кольца. В самом деле известно, что вихревое кольцо в идеальной жидкости неустойчиво, причем число образующихся азимутальных волн определяется размером ядра вихря. Другая причина возможной потери азимутальной однородности вступает в действие при взаимодействии двух соосных кольцевых вихрей. Анализ показал [1.24], что расширяющийся передний кольцевой вихрь в меньшей мере, а сжимающийся задний - в гораздо большей мере чувствителен к радиальным возмущениям, следствием чего является более ранняя потеря им азимутальной однородности (рис. 1.3,6).

Аналогичные виды неустойчивости наблюдаются и в начальном участке плоской турбулентной струи. В слое смешения вблизи сопла картина течения и механизм неустойчивости в плоских и круглых струях весьма близки. При x/h = 1-5 неустойчивость течения в начальном участке плоской струи связана с коллективным взаимодействием крупномасштабных вихрей. Наконец, нарушение двумерности этих прямолинейных вихрей вдоль размаха играет ту же роль, что и нарушение азимутальной однородности кольцевых вихрей в круглой струе [1.36,1.37].

Для суждения о нарушении осевой симметрии в круглой турбулентной струе (о модовом составе крупномасштабных когерентных структур) используются измерения пространственной азимутальной корреляции продольных пульсаций скорости, пульсаций температуры [1.48] в слое смешения, а также пульсаций давления вне струи в ее ближнем акустическом поле. Так, по данным измерений азимутальной корреляции пульсаций скорости Ruu(2) ортогонального Фурье-разложения

Ruu2 = 5ao + 52 ctn cos пф d^ , n = 1,2,...,

коэффициенты которого

2 /

ап = — RUu(2) cos , n = 0,1,...,

о

определяется изменение ап вдоль по потоку. Здесь а。/2 соответствует нулевой моде (п = 0), ап - высшим модам (п = 1,2,...).

Соответствующие эксперименты и расчеты показали, что при x/d = = 1-40 модовый состав турбулентных пульсаций заметно изменяется: при x/d = 1 преобладает нулевая мода, с увеличением x/d относительная энергия продольных пульсаций скорости становится преобладающей для 1й моды и возрастает для мод п = 2-5. Аналогичным образом изменяются при x/d = 2, 4 и 6, вычисленные по данным измерений азимутальной корреляции пульсаций давления вне струи [1.46]. Эти результаты являются естественным отражением деформации крупномасштабных когерентных структур вдоль струи - от кольцевых вихрей в слое смешения вблизи среза сопла до звездообразных структур в конце начального участка.

На рис. 1.9 приведены изменения азимутальной корреляции пульсаций скорости и давления в окружном направлении для круглой струи при x/d = var и модовый состав этих пульсаций в круглой струе [1.46,1.48].

Рис. 1.9. Азимутальные корреляции пульсаций продольной скорости в круглой струе для г7d = 0,02 и 0,17 при 力/d = var (q); изменение мод при x/d = 1 и 40 (6)

Рис. 1.10. Интерпретация первой - четвертой мод в разложении Фурье

Нулевая мода соответствует осесимметричному вихревому кольцу. Простая интерпретация первой, второй, третьей и четвертой мод в результате Фурье продемонстрирована на рис. 1.10.

Акустические характеристики дозвуковых турбулентныхструй

Шум свободной затопленной турбулентной струи при дозвуковых скоростях истечения создается в результате крупномасштабного и мелкомасштабного турбулентного перемешивания частиц газа, скорость которых близка к скорости истечения, с частицами окружающего газа.

Основные закономерности, определяющие связь интенсивности акустического излучения струи с газодинамическими и геометрическими параметрами потока, были установлены М.Дж. Лайтхиллом, который преобразовал уравнение Навье-Стокса к неоднородному волновому уравнению, связывающему изменение плотности в окружающей неподвижной среде с характеристиками турбулентности с струе [1.42]. Анализ этого уравнения на основании теории размерностей позволил получить следующее выражение для звуковой мощности струи:

(1.6)

Здесь W - звуковая мощность, представляющая собой акустическую энергию, излучаемую струей в единицу времени; “о - скорость истечения, ро и роо - соответственно плотность газа струи в выходном сечении сопла и окружающей среды, - скорость звука в окружающей среде.

Экспериментальные исследования шума турбулентных струй [1.22] подтвердили справедливость "закона восьмой степенипв большом диапазоне дозвуковых скоростей истечения изотермических струй (рис. 1.11). При этом значение экспериментально определенного коэффициента 阮 для изотермических струй с малой степенью начальной турбулентности равно 3 • • 10-5; для струй турбореактивных двигателей 自 =(1,5 - 2,5) • 10-5.

Результаты выполненных расчетов [1.3,1.19] показали (рис. 1.12), что большая часть акустической энергии струи излучается первыми десятью калибрами струи, т.е. х = (0 - 10) d. Акустическая мощность, излучаемая

Рис. 1.11. Зависимость звуковой мощности струи от параметра Лайтхилла a =届"^d? /роа а葭.

Сопло 100 мм, £о=288К: / - 7Гс = Ро/Роо = 1,4； 2 一 1,6; 3 - 1,8; 4 - 2,0; 5 - 7гс = 2,2.

Натурные турбореактивные двигатели: ТРД №1 (6 - максимальный по частоте вращения режим работы, 7 - номинальный, 8 - 0,9 номинального, 9 - 0,8 номинального); ТРД № 2 Q0); ТРД № 3 (〃)； ТРД № 4 Q2)

Рис. 1.12. Изменение относительной величины звуковой мощности, излучаемой единицей длины струи вдоль ее оси

каждым единичным калибром струи, т.е. △力/d = 1 , остается практически постоянной на протяжении всего начального участка струи, а на основном участке снижается приблизительно в соответствии с соотношением dW/dx ^ 力-6 Примерно 65% суммарной акустической мощности струи

излучается ее начальным участком.

Спектр акустической мощности струи приведен на рис. 1.13 в виде зависимостей △£ =々一£х от числа Струхаля St = /d/〃o； здесь / уровень звуковой мощности в третьоктавной полосе частот, в^ - уровень суммарной звуковой мощности.

Максимум в спектре акустической мощности во всем диапазоне дозвуковых скоростей истечения наблюдается в области чисел Струхаля St = = fd/u()= 0,3 - 0,5, причем / - средняя частота третьоктавной полосы частот[1.22].

Характеристики направленно сти излучения шума дозвуковой струи в дальнем акустическом поле(т.е. в области, находящейся от источника звука на расстоянии, достаточно большом по сравнению с размерами источника и длиной волны излучаемого звука) показаны на рис. 1.14. Максимум суммарного шума для изотермических струй наблюдается под углом 30° к оси струи [1.3].

В неизотермических струях повышение температуры приводит к возрастанию градиента скорости звука в слое смешения струи и усилению отклонения направления излучения от оси струи. Пространственное распределение шума струи при увеличении температуры потока становится неравномерным, а максимум интенсивности акустического излучения смещается в сторону больших углов 夕；например, при начальной температуре струи То = 800 К он наблюдается при 夕=40° (рис. 1.15). Здесь характеристики направленности шума струи даны в виде зависимостей 101g Ф от угла 夕 между осью струи и направлением на точку измерения шума, причем 101g Ф - фактор направленности, который представляет собой разность между измеренным уровнем шума и уровнем шума в той же точке от фиктивного источника такой же мощности, как и исследуемый источник, но излучающего звук равномерно во всех направлениях.

Рис. 1.13. Зависимость звуковой мощности струи от числа Струхаля / - d = 30 мм, Too = 288 К; 2 - d = 100 мм, Too = 288 К; 3 - ТРД

направленности суммарных уровней шуманаправленности суммарных уровней шумаРис. 1.14. Характеристики струи(7ГС = Ро/Рое)Рис. 1.14. Характеристики струи(7ГС = Ро/Рое)

направленности суммарных уровней шума

направленности суммарных уровней шума

Рис. 1.14. Характеристики струи(7ГС = Ро/Рое)

Рис. 1.14. Характеристики струи(7ГС = Ро/Рое)

Рис. 1.15. Фактор направленности суммарного шума изотермических и неизотермических турбулентных струй

а - Изотермические струи, ТЬ = 288 К: 7 - Мо = 0,2; 2 - 0,3; 5 - 0,5;

4- 0,7; 5 — Мо = 1,0;

6 - Неизотермические струи, М。= 0,8: 6 - ТЬ = 288 К; 7 - 600 К; 8 — 800 К; 9 - ТЬ = 1000 К

Спектры шума струи в дальнем поле, измеренные в третьоктавных полосах частот для разных углов 夕，сильно различаются (рис. 1.16). При уменьшении угла 夕 возрастают уровни низкочастотных составляющих шума [1.3]. Из-за наличия градиента средней скорости в поперечных сечениях струи по мере уменьшения 夕 доля высокочастотных составляющих в спектре шума струи уменьшается, а доля низкочастотных составляющих соответственно возрастает. Кроме того, при таком изменении спектрального состава шума происходит все более отчетливое выделение максимума в спектрах шума. Наиболее заметное изменение спектров шума наблюдается при небольших значениях угла 夕=30° - 45°.

Вблизи границы зоны смешения турбулентной струи пульсации давления не совпадают по фазе с пульсациями скорости. Это так называемая область ближнего акустического поля струи, где не выполняются характерные для дальнего акустического поля соотношения, согласно которым расстояние от источника до приемника звука должно быть велико по сравнению с размерами источника и длиной звуковой волны.

Типичное распределение уровней пульсаций давления в ближнем поле выхлопной струи турбореактивного двигателя [1.20] показано на рис. 1.17. Максимальные значения пульсаций давления наблюдаются вблизи границы струи в пределах ее начального участка.

Изменение спектров пульсаций давления вдоль границы струи подобно изменению спектров турбулентных пульсаций скорости в зоне наиболее интенсивной генерации звука, т.е. на линии, проходящей через кромку сопла, параллельно оси струи. Так, по мере удаления от среза сопла частота максимума шума вне струи на линии, параллельной границе струи, так же как и частота максимума 加 в спектре турбулентных пульсаций скорости на линии y/d = 0,5, перемещается в сторону низких частот [1.4] в соответствии с эмпирическим соотношением:

/т//〃о = 1,35. (L7)

В настоящее время общепризнана важная роль крупномасштабных пе-

Рис. 1.16. Зависимость уровня звукового давления от числа Струхаля для турбулентной струи для сопла диаметром d = 100 мм при различных значениях 7b и для ТРД турбулентной струи / - 20° S g S 60°, 2 - 70。180。；3;4 — 7b = 323 К; 5;6- 7Ь = 873 К; 7,8 — ТРД

Рис. 1.17. Кривые равных уровней пульсаций давления вблизи реактивной струи ТРД, d = 0,5 м; = 600 м/с

риодических образований, так называемых когерентных структур, в процессах турбулентного перемешивания в струях [1.15,1.7]. Эти структуры развиваются на фоне мелкомасштабной турбулентности; их рост, попарное слияние и последующее разрушение в пределах начального участка дозвуковых струй во многом определяют аэродинамические характеристики струи и генерацию ею аэродинамического шума. В частности, из формулы (1.7) следует, что ближе к концу начального участка, когда х/с/ = 4-5,

St = fmd/uQ = 0,22-0,34.

Это значение числа St близко к соответствующему значению, приведенному в п.1.1.

Когерентные структуры могут излучать шум в процессах их образования, роста, спаривания и разрушения в конце начального участка. Существует ряд экспериментальных доказательств связи когерентных структур с шумом струи.

На рис. 1.18 представлены коэффициенты пространственной корреляции Rup, RVp и Rpp, измеренные в третьоктавных полосах частот при x/d = =2 - 5, в двух точках: внутри струи и в ее ближнем поле [1.49]. При этом внутри струи измерялись пульсации продольной скорости 〃[ пульсации радиальной скорости г/ или пульсации давления р‘ на оси (д = 0); в ближнем поле струи измерялись пульсации давления 夕‘ .Во всех этих случаях указанные корреляции принимают максимальные значения при St = 0,4 - 0,5. Установлено также [1.44] наличие значительной корреляции между пульсациями давления в ближнем и дальнем акустических полях струи именно при St = 0,25 - 0,55. Показано также, что азимутальная корреляция пульса-

Рис. 1.18. Коэффициенты корреляции между пульсациями скорости и , v и давленияpz на оси струи и пульсациями давления в ближнем акустическом поле

ций давления в дальнем акустическом поле струи оказывается наибольшей при частотах, которые преобладают в спектре излучаемого шума [1.51].

На рис. 1.19 приведены зависимости фактора направленности 101g Ф от угла 夕 в узких полосах частот при числах Струхаля [1.49] St = 0,15; 0,30; 0,40; 0,46; 1,3 и 2,6, а также для суммарного шума. Отсюда следует, что максимум шума при 夕=30° для чисел St = 0,15 - 0,46 существенно превышает аналогичный, который соответствует измеренному суммарному уровню шума. Это свидетельствует о том, что наибольший вклад в формирование максимума направленности шума струи при малых углах 夕 вносят

3 А.С.Гиневский

Рис. 1.19. Зависимость фактора направленности шума струи от угла g при разных значениях числа Струхаля St в полосе частот △/ = 16 Гц (S - в общей полосе частот)

крупномасштабные когерентные структуры с характерными частотами, соответствующими числам Струхаля St = 0,15 - 0,46. Аналогичный вывод был получен в работах [1.31,1.45] для дозвуковых холодных и горячих струй.

Что касается местоположения основных источников шума в струе, вернее, в ее начальном участке, то по этому поводу нет единого мнения. Согласно одной точке зрения [1.40], основные источники шума струи расположены в местах спаривания кольцевых вихрей. Такая точка зрения как будто подтверждается измерениями [1.51], показавшими, что струи с начальным ламинарным пограничным слоем в выходном сечении сопла при Мо < 0,45 шумят несколько сильнее по сравнению со струями с начальным турбулентным пограничным слоем, поскольку в первом случае реализуется большее число попарных слияний кольцевых вихрей.

Другая точка зрения [1.34] состоит в том, что именно разрушение азимутальной однородности тороидальных вихрей ближе к концу начального участка ответственно за генерацию большей части шума струи.

Начальные условия истечения турбулентных струй

Отмеченные в начале главы 1 неустойчивость струи и ее реакция на различного рода возмущения делают актуальными изучение и учет начальных условий истечения: аэродинамических, акустических, геометрических.

Аэродинамические и акустические параметры, характеризующие начальные условия истечения дозвуковых затопленных и спутных турбулентных струй. В общем случае начальные условия истечения характеризуются распределением в выходном сечении сопла средней скорости, температуры, энергии и масштаба турбулентности. Применительно к затопленным струям с почти равномерным распределением перечисленных параметров по сечению (вне пограничного слоя на срезе сопла) для характеристики начальных условий истечения используются следующие параметры: Re = u^dfu - число Рейнольдса, Mq = 〃о/а — число Маха, Т^Тд - степень неизотермичности, £ = 〃'/〃()- степень турбулентности в центре выходного сечения сопла,第 и 夕。и Н = J*/^ 一 толщина вытеснения, толщина потери импульса и формпараметр пограничного слоя в выходном сечении сопла. К начальным условиям истечения относится также режим течения в пограничном слое в выходном сечении сопла (ламинарный, переходный, турбулентный). В ряде случаев представляется также существенным знание масштаба турбулентности, а также наличия вибраций сопла - продольных и поперечных, их величина и спектры. Характеризуются они величиной вибрационного ускорения, которая измеряется специальными вибродатчиками.

Аэродинамические и акустические характеристики струи (это в равной степени относится к экспериментальной установке или натурному турбореактивному двигателю) могут заметно измениться под действием акустических возмущений, распространяющихся вдоль по потоку по тракту экспериментальной установки и ТРД. Поэтому начальные условия истечения следует дополнить уровнем и спектром шума в выходном сечении сопла. Особенно существенно наличие дискретных составляющих в этом спектре, которые могут заметно изменить аэродинамические и акустические характеристики струи. Для струи в спутном потоке, кроме перечисленных параметров, требуется еще знать параметры спутного потока в плоскости выходного сечения сопла, профили скорости и энергии турбулентности, параметр спутности т = u^/uq. Начальные распределения скорости, температуры и концентрации примеси важны еще и потому что они определяют инварианты струи - условия постоянства избыточного импульса, избыточного теплосодержания и избыточного содержания примеси [1.1,1.14], справедливые при отсутствии продольного градиента давления в спутном потоке.

Геометрические параметры, определяющие начальные условия истечения. Геометрические параметры устройства, формирующего струю, существенным образом влияют на ее аэродинамические и акусти- 3*

Рис. 1.20. Формы поперечного сечения сопла

ческие характеристики. Это, в первую очередь относится к форме поперечного сечения струи в ее начальном сечении. Перечислим различные формы поперечного сечения сопла (рис. 1.20): 1 - плоское; 2 - круглое; 3 - прямоугольное; 4 - эллиптическое; 5 - треугольное; 6 - кольцевое с концентрическим и эксцентрическим расположением внутреннего и внешнего сопел; 7 - круглое с генераторами продольных вихрей, создающими начальную азимутальную неоднородность потока; 8 - лепестковое. Наконец, вместо сопел иногда используются диафрагмы с отрывным характером обтекания острой кромки для генерации плоских, круглых и эллиптических струй.

Для сравнения характеристик пространственных и круглых струй обычно в качестве характерного геометрического параметра сопла сложной формы используется эквивалентный диаметр d^, который соответствует площади его выходного поперечного сечения F = тг或/4. Приведем некоторые аэродинамические характеристики осесимметричных и пространственных турбулентных струй, иллюстрирующие влияние геометрии устройства (сопла или диафрагмы), формирующего струю.

Рис. 1.21. Схемы истечения струи из сопла (а) и диафрагмы (б)

Прежде всего рассмотрим существенные различия истечения затопленной струи из сопла и диафрагмы (рис. 1.21). В первом случае для формирования струи с возможно более равномерным начальным профилем скорости используется сужающееся сопло с плавным очертанием контура, при этом степень поджатия потока п < 3-10 (отношение площадей поперечного сечения на входе и выходе из сопла) позволяет снизить уровень тур булентно сти потока в выходном сечении сопла. При истечении струи из диафрагмы реализуется отрывное обтекание ее острой кромки, профиль скорости в начальном сечении струи неравномерен и имеет минимум в центре начального сечения струи. На рис. 1.22 представлены зависимости [1.10] средней скорости и продольных пульсаций скорости на оси струи от продольной координаты при истечении струи из сопла и диафрагмы с 9- кратным поджатием {D/do = 3) потока. При истечении струи из диафрагмы средняя скорость сначала возрастает вдоль оси струи, достигает

Рис. 1.22. Зависимости 〃(/) и г/(/) для струй, истекающих из сопла и диафрагмы (7 - сопло, 2 - диафрагма)Рис. 1.22. Зависимости 〃(/) и г/(/) для струй, истекающих из сопла и диафрагмы (7 - сопло, 2 - диафрагма)

Рис. 1.22. Зависимости 〃(/) и г/(/) для струй, истекающих из сопла и диафрагмы (7 - сопло, 2 - диафрагма)

Рис. 1.22. Зависимости 〃(/) и г/(/) для струй, истекающих из сопла и диафрагмы (7 - сопло, 2 - диафрагма)

максимума, а затем начинается ее падение, как и для струи, истекающей из сопла.

Б. Истечение струи из диафрагмы эллиптического сечения. На рис. 1.23 представлено изменение вдоль по потоку поперечных размеров в двух взаимноперпендикулярных сечениях струи с отношением осей эллиптического сечения 3 : 2, 2 : 1, 4 : 1, 6 : 1 и 8 : 1. Эти зависимости иллюстрируют явление переориентации осей поперечного сечения струи вдоль по потоку [1.35]. В начальном сечении вблизи диафрагмы изотахи поперечного сечения подобны эллипсу диафрагмы, затем на некотором удалении изотахи становятся почти круглыми, после чего они вытягиваются в перпендику-

1,01,00505101015 x/de15 x/deРис. 1.23. Изменение вдоль по потоку ординат половинной скорости вдоль большой и малой осей эллиптической диафрагмы различного удлинения А: 7 - 入 =1,5; 2 — 2;3— 4; 4 一 6; 5 - 入 = 8; а— вдоль большей оси, б - вдоль меньшей осиРис. 1.23. Изменение вдоль по потоку ординат половинной скорости вдоль большой и малой осей эллиптической диафрагмы различного удлинения А: 7 - 入 =1,5; 2 — 2;3— 4; 4 一 6; 5 - 入 = 8; а— вдоль большей оси, б - вдоль меньшей оси

1,0

1,0

05

05

10

10

15 x/de

15 x/de

Рис. 1.23. Изменение вдоль по потоку ординат половинной скорости вдоль большой и малой осей эллиптической диафрагмы различного удлинения А: 7 - 入 =1,5; 2 — 2;3— 4; 4 一 6; 5 - 入 = 8; а— вдоль большей оси, б - вдоль меньшей оси

Рис. 1.23. Изменение вдоль по потоку ординат половинной скорости вдоль большой и малой осей эллиптической диафрагмы различного удлинения А: 7 - 入 =1,5; 2 — 2;3— 4; 4 一 6; 5 - 入 = 8; а— вдоль большей оси, б - вдоль меньшей оси

Рис. 1.24. Интенсификация смешения в круглой струе с квадратными генераторами продольных вихрей (сторона квадрата а =(//16);

7 - без генераторов, 2—8 генераторов, 3- 4 генератора, 4- 2 генератора

Рис. 1.25. Интенсификация и ослабление перемешивания в круглой струе с треугольными генераторами вихрей. Кривые 〃(/) и и{х).

7 - сопло круглого сечения; 2 - сопло с 4 треугольными зубцами (无/б = 3); 3 ・ сопло с 8 треугольными зубцами (h/d = 1); 6 — толщина пограничного слоя на срезе сопла

лярном направлении. Указанная деформация поперечного сечения сопровождается интенсификацией смешения и ростом эжекции эллиптической струи по сравнению с круглой. Эта деформация обусловлена взаимодействием крупномасштабных когерентных структур в слое смешения струи. Аналогичные эффекты наблюдаются также при истечении струи из эллиптического и прямоугольного сопел.

Истечение струи из круглого сопла с генераторами продольных вихрей. Установка в выходном сечении сопла двух, четырех или восьми генераторов продольных вихрей (квадратных пластинок со стороной 0/16) несколько деформирует поперечное сечение сопла и существенно изменяет аэродинамические характеристики струи [1.25]. На рис. 1.24 показано изменение вдоль оси средней скорости и продольных пульсаций скорости. Там же для сравнения приведены соответствующие кривые для круглого сопла без генераторов вихрей.

В приведенном примере иллюстрируется интенсификация смешения в струе с помощью генераторов вихрей. В ряде случаев наличие генераторов вихрей в выходном сечении круглого сопла, создающих азимутальную неоднородность потока, может привести, в зависимости от геометрических параметров генераторов, их числа и толщины начального пограничного слоя на срезе сопла, не только к интенсификации смешения, но и к его ослаблению [1.9]. На рис. 1.25 представлены соответствующие зависимости для средней скорости и продольных пульсаций скорости, иллюстрирующие этот эффект. Ослабление перемешивания при h/d = 1, по-видимому, обусловлено задержкой роста кольцевых вихрей в слое смешения начального участка струи.

Г. Истечение струи из лепесткового сопла. В авиационных двухконтурных турбореактивных двигателях с общей камерой смешения для снижения шума используются лепестковые сопла, обеспечивающие интенсификацию смешения и, как следствие, уменьшение масштаба турбулентно сти в струе и снижение шума. В качестве примера на рис. 1.26 представлено сравне-

Рис. 1.26. Изменение средней скорости вдоль оси затопленных струй, истекающих из круглого, прямоугольного и лепесткового сопел длиной l/de = 1,5; de - эквивалентный диаметр сопла

ние затухания средней скорости вдоль оси струи, истекающей из круглого и лепесткового сопел [1.39]. На рис. 1.27 приведены также зависимости 〃/〃о =冃(力/de) и £о =三(力/de) для круглого, прямоугольного (3 : 1) и лепестковых сопел с длиной камеры смешения l/de = 1,5 [1.12].

Перечисленные примеры иллюстрируют существенное влияние геометрии сопла на аэродинамические характеристики струи. Эти данные важны также для оценки влияния акустических возмущений на характеристики турбулентных струй разного поперечного сечения.

Методы управления турбулентными струями

Выше упоминалась важная роль когерентных структур в крупномасштабном переносе импульса, тепла и массы, а также в генерации аэродинамического шума в турбулентных дозвуковых струях. Изучение образования, взаимодействия и распада этих структур позволило существенно углубить существующие представления о механизме турбулентного смешения и образования шума в струях. Зависимость когерентных структур от начальных условий истечения и их чувствительность к различного рода периодическим возмущениям открывает широкие возможности для эффективного управления аэродинамическими, тепловыми и акустическими характеристиками начального участка турбулентных струй, т.е. направленного изменения этих характеристик.

Известные методы управления турбулентностью в струйных течениях путем воздействия на их когерентные структуры подразделяются на две отчетливые категории: 1) пассивное управление, не требующее подвода внешней энергии, и 2) активное управление, требующее дополнительной энергии.

Пассивное управление о суще ствляется за счет изменения начальных условий истечения (режим течения в пограничном слое на срезе сопла, изменение параметров этого слоя, начальная турбулентность потока, начальный масштаб турбулентно сти) или же изменения геометрии устройства, формирующего струю (форма сопла или диафрагмы с острыми кромками, сопла сложной геометрии: прямоугольные, треугольные, эллиптические, кольцевые, многотрубчатые, лепестковые, сопла круглого сечения с генераторами продольных вихрей в их выходном сечении). Пассивное управление позволяет не только изменять топологию крупномасштабных когерентных структур, но при их ослаблении усиливать относительную роль мелкомасштабной турбулентности. Как правило, при пассивном управлении достигается интенсификация смешения, хотя при некоторых слабых воздействиях, приводящих к ослаблению когерентных структур в струе удается получить и противоположный эффект - ослабление перемешивания.

Активное управление достигается при введении слабых периодических (гармонических) возмущений в устройство (сопло или диафрагму), формирующие струю. Для этой цели обычно используются акустические или вибрационные возмущения, а также возмущения начального пограничного

Рис. 1.27. Зависимости и и е = и /ио для круглого (7) и лепесткового сопел (2 — 6 лепестков, 3 — 12 лепестков, 4 - 18 лепестков) при длине камеры смешения l/de = 1,5; de - эквивалентный диаметр сопла

слоя плоского сопла с помощью вибрирующих ленточек. В ряде случаев для интенсификации смешения в струях применяются высокоамплитудные периодические пульсации с помощью различного рода пульсаторов, расположенных перед соплом, или колеблющихся крылышек, расположенных за плоским соплом.

При соответствующем выборе частоты слабых акустических возмущений можно либо усилить попарное слияние вихрей в начальном участке струи, либо ослабить спаривание или вызвать раннее разрушение когерентных структур, что в конечном счете позволяет генерировать или ослаблять тур бул ентно сть, увеличивать или уменьшать шум струи.

Главное достоинство акустического управления турбулентными стру-

ями состоит в его высокой эффективности: для получения существенного изменения аэродинамических, акустических и других характеристик турбулентной струи требуется тональное возмущения весьма малой интенсивности. Так, при акустическом возбуждении струи отношение среднеквадратичного значения пульсаций скорости в звуковой волне на срезе сопла ufs к скорости истечения “о составляет ufs/u()= 0,001 - 0,02. Существенное преимущество акустического метода управления турбулентными струями состоит в том, что при его реализации не требуется введения в поток различного рода прерывателей или движущихся частей. По существу акустический метод управления дозвуковыми турбулентными струями сводится к управлению их когерентными структурами в их начальном участке. Так, при изменении геометрии сопла, которое приводит к существенному ослаблению крупномасштабных когерентных структур (например, для лепесткового сопла), периодическое возбуждение струи не приводит к изменению ее характеристик.

Промежуточное положение между пассивным и акустическим управлением турбулентными струями занимают соответствующие изменения геометрии струйного течения, которые обусловливают возникновение самовозбуждения струи (например, самовозбуждение околозвуковой струи при ее натекании на экран, при организации слабого внезапного расширения за соплом, при возбуждении струи за счет воздействия резонансных свойств ресивера, при помещении резонатора вблизи выходного сечения сопла и др.). Во всех этих случаях механизмы воздействия на струи обусловлены образованием акустических колебаний, наличием акустической обратной связи.

Механизм турбулентного смешения и генерации аэродинамического шума в сверхзвуковых неизобарических струях существенно отличаются от соответствующих механизмов дозвуковых турбулентных струй. Они рассматриваются в одной из глав книги. Здесь важно отметить, что акустические методы управления могут оказаться эффективными и для сверхзвуковых струй. И здесь исследованы случаи активного и пассивного управления. В последнем случае наиболее эффективно управление с помощью экрана, который облучает струю отраженными от ее газодинамического участка звуковыми волнами.

Ниже рассматриваются акустические методы управления аэродинамическими и акустическими характеристиками дозвуковых и сверхзвуковых неизобарических турбулентных струй. Обзоры методов управления такими струями и некоторых их практических приложений содержатся в работах [1.6,1.7,1.32,1.33,1.34,1.15,1.36].

Литература

Абрамович Г.Н., Гиршович Т.А., Крашенинников С.Ю., Секундов А.Н., Смирнова И.П. Теория турбулентных струй / М.: Наука. 1984. 717с.

Авиационная акустика / Под ред. А.Г.Мунина и В.Е.Квитки. - М.:Машино-

строение. 1973. 448c.

Авиационная акустика. Часть 1. Шум на местности дозвуковых пассажирских самолетов / Под.ред. А.Г.Мунина. - М.Машиностроение. 1986. 242с.

Власов Е.В. Исследование турбулентных и акустических характеристик дозвуковой струи / Труды ЦАГИ. 1968. Вып. 1092. С. 3-14

Власов Е.В., Гиневский А.С., Каравосов Р.К. Когерентные структуры в спутных турбулентных струях / В кн.: Турбулентные струйные течения. Часть 1. Таллин, 1979. С.20-27

Власов Е.В., Гиневский А.С. Проблема аэроакустических взаимодействий // Акустический журнал. 1980. Том 26. № 1. С. 1-12.

Власов Е.В., Гиневский А.С. Когерентные структуры в турбулентных струях и следах / Итоги науки и техники. Сер. Механика жидкости и газа. Т.20. ВИНИТИ. 1986. С. 3-84.

Власов Е.В., Гиневский А. С, Каравосов Р.К. Прямые и косвенные методы экспериментального обнаружения когерентной структуры турбулентных струй / В кн.: Механика турбулентных потоков. М.: Наука. 1980. С. 206-219

Власов Е.В., Гиневский А. С, Каравосов Р.К. Влияние начальных условий истечения на аэродинамические и акустические характеристики турбулентных струй / В кн.: Механика неоднородных и турбулентных потоков. М.: Наука. 1989. С. 26-34

Власов Е.В., Гиневский А.С., Каравосов Р.К., Макаренко Т.М. Акустическое возбуждение турбулентной струи, истекающей из диафрагмы/ В кн.: Современные проблемы аэрогидромеханики . Том 2. М.: Изд. ИПРИМ РАН. Наука, 1999. С. 156-161.

Власов Е.В., Гиневский А. С, Каравосов Р.К., Уханова Л.Н. Исследование резонансных режимов при натекании на экран дозвуковой турбулентной струи / В кн.: Проблемы турбулентных течений. М.: Наука. 1987. С. 135-147.

Власов Е.В., Каравосов Р.К., Лебедева О.В. Акустические характеристики смесительного устройства ТРДД. Техника воздушного флота. 1991. № 5-6. С. 31-35

Герценштейн С.Я., Сухоруков А.Н. О нелинейной эволюции двумерных и трехмерных волн в слоях смешения // Изв. АН СССР. МЖГ. 1985. № 1. С. 10-18

Гиневский А. С Теория турбулентных струй и следов / М.: Машиностроение. 1969. 400с.

Гиневский А.С., Власов Е.В., Колесников А.В. Аэроакустические взаимодействия / М.: Машиностроение. 1978. 177с.

Исатаев С.И., Тарасов С.Б. О характерных частотах и спектрах пульсаций скорости начального участка осесимметричной струи/ В кн.: Прикл. и теор. физ. Алма-Ата. 1972. № 4. С. 247-252.

Исатаев С.И., Тарасов СК О характерных масштабах пульсаций скорости в переходной области свободных осесимметричных струй/ В кн.: Прикл. и теор. физика. Алма-Ата. 1975. № 7. С. 140-146.

Мансфелъд А.Д., Рабинович М.И., Сущик М.М. Звук и крупномасштабные когерентные структуры в турбулентности/ Тр. 2-го Всесоюз. симпоз. по физ.

акусто-гидродинамических явлений и оптоакустике. Суздаль. 1979. М. 1982. С. 12-14.

Мунин АТ., Кузнецов В.М., Леонтьев Е.А. Аэродинамические источники шума/М.: Машиностроение. 1986. 248c.

Основные проблемы аэроакустики / Труды ЦАГИ. 1996. Вып. 2614. 56С. (Е.В.Власов, А. С.Гиневский, Б.М.Ефимцов, В.М.Кузнецов, А.Г. Мунин, В. Ф. Самохин, А.В.Смольяков, А. Ф.Соболев).

Рабинович М.И. Сущик М.М. Когерентные структуры в турбулентных течениях / В кн.: Нелинейные волны. Самоорганизация. М.:Наука. 1983. С. 56-85.

Расчеты и измерения характеристик шума, создаваемого в дальнем звуковом поле реактивными самолетами / Под.ред. Л.И. Соркина. М.: Машиностроение. 1968. 99с.

Сущик М.М. Динамика структур в сдвиговых течениях / М. Наука. 1987. С. 104-132.

Acton Е. A modelling of large eddies in an axisymmetric jet // J. Fluid Meeh. 1980. V. 98. Pt. l.P. 1-31

Bradbury L.J.S., Khadem A.H. The distortion of a jet by tabs// J. Fluid Meeh. 1975. V. 70. Pt. 4. P. 801-813.

Browand EK., LauferJ. The role of large scale structures in the initial development of circular jets / In: Turbulence in liquids. Proc. IV Biennial Symp. Turbulence Liquids. Sept. 1975. Princeton,New Jersey, 1977. P. 333—344.

Bruun H.H. A time-domain evolution of the large-scale flow structure in a turbulent jet // Proc.Roy.Soc. London. 1979. A367. № 1729. P. 193-218.

Crighton DG., Gaster M. Stability of slowly diverging jet flow 〃 J. Fluid Meeh. V. 77. P. 397Tl3.

Crighton D.G. Acoustic as a branch of fluid mechanics // J. Fluid Meeh. V. 106. P. 261-298.

Crow S.C., Champagne EH. Orderly structure in jet turbulence // J. Fluid Meeh. V. 48. №3.P. 547-591.

Dahan C, Elias G., MaulardJ., Perruli M. Coherent structures in the mixing zone of a subsonic hot free jet // Journal of Sound and Vibration. 1977. Vol. 59. № 3. P. 313-333

Fiedler H.E. Coherent structures / Adv.Turbul.Proc. 1st Eur. Turbul. Conf., Lyon, Juli, Berlin e.a. 1987. P. 320-336.

Fiedler H.E., Fernholz H.H. On management and control of turbulent shear flow / Progr. Aerospace Sci. 1990. V. 27. № 4. P. 305-387.

Hussain A.K. M.E Coherent structures-reality and myth // Phys. Fluids. 1983. V. 26. № 10. P. 2816-2859.

Hussain E, Husain H.S. Elliptic jets. Parti. Characteristics of unexcited and excited jets //J. Fluid Meeh., 1989. V. 208. P. 257-320.

Но C.M., Huerre P. Perturbed free shear layers // Ann. Rev. Fluid Meeh. V. 16. P. 365-424.

Но C.M., Nosseir N.S. Dynamics of an impinging jet. Part 1. The feedback phenomenon // J. Fluid Meeh. 1981. V. 105. P. 119-142.

Kibens V. The limit of initial shear layer influence on jet development // AIAA Pap. 1981. № 1960.

Krasheninnikov S.Yu., Mironov A.K. Vasiliev V.I., Zakotenko S.N. An analisis of efficiency of mixer/ejector for aircraft jet noise suppression. - Proceeding of the International EAA/EEAA Symposium "Transport noise and vibration". Tallinn, 8.06.-10.06. 1998. P. 353-356.

Lairfer J On the mechanism of noise generated by turbulence / In : Omaggio a Carlo Ferrari, Torino. 1974. P. 451-464.

Lanfer J.,Monkewitz E4 On turbulent jet flow in a new perspective // AIAA Pap. 1980. №962.

Lighthill MJ. On sound generated aerodynamically. Part I.General theory // Proc. Roy. Soc., Ser. A. Vol. 211, № 1107. 1952. P. 564-587; Vol. 222, № 1148. 1954. P. 1-32.

Liu J.T.C. Coherent structures in transitional and turbulent free shear flows // Ann. Rev. Fluid Meeh. 1989. V. 21. P. 285-315.

Michalke A. Instabilitat eines kompressiben runden Freistrahls unter Beriicksich- tigung des Strahlgrenzschichtdicke I IZ. Flugwiss. 1971. B. 19, № 8—9. S. 319-328.

Morisson G.L., Emami S., Tatterson G.B. An experimental investigation of the coherent structures in an incompressible jet // AIAA Pap., 1978, № 2751. 9p.

Petersen R.A. Influence of wave dispersion on vortex pairing in a jet // J.Fluid Meeh. 197 8. V. 8 8. № 3. P. 469T95.

Roshko A. Structure of turbulent shear flows: A new look // AIAA Journal. V.4. № 10. P. 1349-1357.

Sreehivasan K.R. The azimutal correlations of velocity and temperature fluctuations in an axisymmetric let // Phys. Fluids. 1984. V. 27. № 4. P. 867-875.

Vlasov Ye. V., Ginevsky A.S., Pimshtein V.G. Control of coherent structures and aero-acoustic characteristics of subsonic and supersonic turbulent jet/ Proceedings DGLR/IAA 14 th Aeroacoustics Conference. FRG. 1992. P. 672-67.

Yule A.J. Large-scale structure in the mixing layer of round jet// J.Fluid Meeh. 1978. V. 89. Pt. 3. P. 413T3.

Zaman K.B.M.Q. Effect of initial codition on subsonic jet noise// AIAA Journal. 1985. Vol. 23. № 9. P. 1370-1373.

Влияние уровня акустического возбуждения

Экспериментальные исследования показали, что при низкочастотном акустическом возбуждении струи эффект интенсификации смешения усиливается с ростом уровня возбуждения. Однако после достижения некоторого предельного уровня возбуждения (〃:/〃о = 1,25%) наступает насыщение, и дальнейшее увеличение этого уровня мало сказывается на характеристиках струи. Этот вывод был впервые обоснован в работе [2.64], а затем подтвержден в более обстоятельном исследовании [2.61]. В этой работе опыты проводились со струей, истекающей из сопла диаметром d = =0,088 м при числах Маха истечения Mq = 0,2; 0,3 и 0,54, числе Струхаля Sts = fsd/u()= 0,5 и уровнях продольного акустического возбуждения 〃；/〃о = 0 — 2%; пограничный слой на срезе сопла был турбулентный (Я ~ 1,6), начальная турбулентность потока в центре выходного сечения сопла £о = 0,3%. На рис. 2.11 представлены зависимости um/uo = Fi (х/d) и 〃^/〃о = 巳(力/") при фиксированных значениях Mq = 0,2, Sts = 0,5 и разных значениях ufs/u()= 0 - 1,25%, которые иллюстрируют эффект насыщения [2.61].

В отличие от случая низкочастотного возбуждения, при высокочастотном акустическом возбуждении с ростом уровня возбуждения насыщение не имеет места. Более того, увеличение уровня возбуждения выше некоторого значения сопровождается ослаблением эффекта, причем просматривается тенденция к изменению знака воздействия. Это следует [2.6] из зависимостей (рис. 2.12) средней скорости и двух компонент пульсаций скорости на оси струи 力/d = 8 от уровня возбуждения 〃；/〃о при Sts = 2,35 для случая продольного акустического возбуждения (навстречу потоку). Как следует из рис. 2.12, при 〃: /〃о = 0,42% может произойти смена знака воздействия, т.е. вместо ослабления перемешивания будет получена его интенсификация.

Рис. 2.11. Изменение средней скорости и/ио и продольных пульсаций скорости а) “о вдоль оси струи при ее низкочастотном продольном акустическом возбуждении (М。= 0,2, Sts = 0,5).

1- us/u0 = 0, 2— 0,125%, 3- 0,25%, 4- 0,875%, 5- us/u0 = 1,25%

Рис. 2.12. Изменение средней скорости, продольных и радиальных пульсаций скорости на оси струи при продольном высокочастотном акустическом возбуждении струи (Sts = 2,35) в зависимости от уровня возбуждения 工； “о = 10 м/с

Это явление более детально исследовано в работах [2.20,2.21] для случая поперечного акустического возбуждения турбулентной струи. На рис. 2.13 представлены зависимости 〃/〃_ и 伍/必 от числа Струхаля Sts в точке на оси струи x/d = 9,5 при разных уровнях звукового давления L для двух

скоростей истечения uq = 10 и 20 м/с. Здесь обращают на себя внимание следующие обстоятельства. Во-первых, все эти зависимости получены при строго фиксированных уровнях звукового давления вблизи кромки сопла и, соответственно, при К/〃о = const. Поэтому кривые u/u- =夕i(Sts) и иг/иг_ =夕2(Sts) имеют плавный характер, в отличие от аналогичных кривых предыдущего параграфа. Во-вторых, установлено, что с ростом уровня возбуждения при больших числах Струхаля ослабление перемешивания сменяется его интенсификацией при “о = 10 м/с, L = 135 дБ, Sts > 8, при “о = 20 м/с, L = 135 дБ и Sts > 10. На рис. 2.13 смена знака воздействия при “о = 20 м/с соответствует о：/"。= 1,38% и при “о = 10 м/с — 以/〃0 = 2,76%.

Явление смены знака воздействия отчетливо иллюстрируется кривыми и/и_ =夕i(Sts) при “о = 10 м/с, Sts = 9 и L = 105 и 135 дБ. Здесь для x/d > 5 u/u- > 1 при L = 105 дБ и при u/u- < 1 при L = 135 дБ (рис. 2.14). Следовательно, при высокочастотном периодическом возбужде-

Рис. 2.13. Зависимости и/и_ (1,2) и и /и_ (3) на оси струи в точке x/d = =9,5 от Sts при разных уровнях возбуждения для “о = 10 м/с (а) и = 20 м/с (6). / - L = 105 дБ, 2,3- 135 дБ

нии струи имеет место не только оптимальная частота, но и оптимальный уровень возбуждения.

Приведенные выше результаты для турбулентной струи согласуются с результатами аналогичного исследования для слоя смешения [2.54]. В указанной работе изучено влияние амплитуды высокочастотного возбуждения на подавление турбулентности в слое смешения круглой струи диаметром d = 0,27 м, которая облучалась через узкую щель на срезе сопла в радиальном направлении. Начальный пограничный слой был ламинарным, 0q = 0,374 мм, 〃о = 15 м/с, число Струхаля St^ = 0,006 - 0,025, амплитуда 也/“о = 0,5%; 2,5%; 3,5% и 4,5%. В качестве характеристики подавления турбулентности использовалось отношение иг/иг_, где uf и uf_ - соответ-

Рис. 2.14. Изменение и/и_ вдоль оси струи при “о = 10 м/с, Sts = 9 1- L = 105 дБ, 2 -工=135 дБ

Рис. 2.15. Зависимость степени подавления турбулентности и'/и'_ от числа Струхаля Ste в сечении х/Oq = 200 при разных уровнях акустического возбуждения us/uq.

1- us/u0 = 0,5%, 2- 2,0%, 3 - 3,5%, 4- 乂/〃о = 4,5%

ственно минимальные среднеквадратичные значения продольной пульсации скорости при наличии и отсутствии возбуждения (рис.2.15) в сечении 力询=200, где подавление оказалось максимальным. Оказалось, что при наименьшем из исследованных уровней возбуждения vfs /〃о максимальное подавление происходит при числе Струхаля St^ = 0,017, соответствующем максимальному пространственному росту возмущений в полном согласии с линейной теорией устойчивости. С ростом уровня возбуждения от 0,5% до 4,5% максимальное подавление турбулентности в слое смешения смещается в сторону более высоких значений St% от St^ = 0,017 до St^ = 0,022. При 5切 > 0,025 возможно достижение значений иг/иг_ > 1.

Влияние режима течения в пограничном слое на срезесопла

В первых опытах по акустическому возбуждению турбулентных струй режим течения в начальном пограничном слое в выходном сечении сопла не контролировался. В дальнейшем, однако, выяснилось, что эффект интенсификации и ослабления перемешивания в струе при акустическом облучении заметно различаются при изменении режима течения в пограничном слое при выходе из сопла.

Интенсификация перемешивания в струе при ее низкочастотном возбуждении реализуется независимо от режима течения в пограничном слое. Высказывалось мнение, что эффект ослабления перемешивания при высокочастотном возбуждении струи, который реализуется при начальном ламинарном пограничном слое, исчезает при турбулизации пограничного слоя [2.34,2.54]. Выяснению этого вопроса посвящен ряд экспериментальных исследований [2.13,2.15,2.17,2.23,2.62].

В работе [2.13] исследовано продольное акустическое возбуждение турбулентной струи при различных режимах течения в пограничном слое при выходе из сопла. Для изменения начального ламинарного профиля скорости цилиндрический выходной участок сопла диаметром d = 25 мм и длиной х = 1,5d с помощью набора трубок удлинялся до значений 力о/d = 7,6 и 20. При этом условии толщины пограничного слоя в выходном сечении этих трубок определились с учетом влияния поперечной кривизны поверхности:

толщина вытеснения Jq = /(1 —用(1 — y/ro)dy, толщина потери импульса о

^о = f ^(1 — й)(1 — g/q))dg, й = u/uq и формпараметр Н = 婚/仇). о

Результаты эксперимента представлены в таблице.

Таблица

Сопло

力o/d

*0

e0"

Н

1

1,5

0,0215

0,0083

2,59

3,17

2

7,6

0,0376

0,0160

2,35

11,9

3

20

0,0506

0,0334

1,52

15

По значениям формпараметра Н можно заключить, что в соплах 1 и 2 пограничный слой на срезе был ламинарным или близким к нему в сопле 3 - турбулентным. Это согласуется с измерениями пульсаций скорости в начальном пограничном слое при выходе из сопла (см. таблицу).

Акустическое поле создавалось динамическим громкоговорителем, установленным на торцевой стенке успокоительной камеры (рис. 2.16). Число Рейнольдса в опытах составляло Re = u^dfu = (0,5 -1,2) • 105. Последовательное удлинение сопла позволяло изменять режим течения в начальном пограничном слое от ламинарного до турбулентного естественным образом без использования турбулизаторов. Некоторым недостатком такого способа турбулизации пограничного слоя является заметное изменение относительной толщины начального пограничного слоя Jq/^o , где то = d/2. Уровень звукового давления в выходном сечении сопла достигал L = 120-125 дБ.

Из представленных на рис. 2.16 зависимостей и/и_ =(pi(Sts,x()/d) в точке x/d = 8 для трех вариантов сопла наблюдается как интенсификация (Sts = 0,2 - 1,5), так и ослабление (Sts = 1,5 - 6) перемешивания независимо от режима течения в начальном пограничном слое [2.13]. Реализация эффекта ослабления перемешивания в струе при больших числах Sts была также подтверждена в работе [2.62] для случая начального турбулентного пограничного слоя (при Sts = 1,5 - 3, Mq = 0,15, L = 130 дБ).

Рис. 2.16. Зависимость и/и_ = 屮(Sts,7o/d) в точке на оси струи x/d = 8 при продольном акустическом возбуждении струи.

7 - xo/d = 1,5; 2 - 7,6; 3 - xo/d = 20

В главе 9 излагается способ управления автоколебаниями в аэродинамических трубах с открытой рабочей частью, который основан на высокочастотном или низкочастотном возбуждении свободной струи. Оказалось, что при высокочастотном акустическом возбуждении струи (St^ = 2-5) диаметром d = 1,15 - 2,2 м реализуется эффект ослабления перемешивания независимо от режима течения в пограничном слое выходного сечения сопла.

В работе [2.17] выяснены условия реализации эффекта ослабления перемешивания в начальном участке турбулентной струи при начальных ламинарном и турбулентном пограничных слоях и различных уровнях поперечного акустического возбуждения. Основные параметры экспериментальной установки : d = 150 мм, “о = 18 м/с, L = 95 - 130 дБ, Re = =1,89 • 105, Sts = 4,17. Начальный пограничный слой на срезе сопла был ламинарным (формпараметр Н = 2,44); при установке проволочного турбулизатора в сопле был получен турбулентный пограничный слой на срезе сопла (формпараметр Н = 1,54).

Рис. 2.17. Зависимость и/и_ и и /и_ на оси струи от уровня звукового давления 工 в сечениях 力/d = 2 и 6 при ламинарном (7) и турбулентном (2) пограничном слое на срезе сопла.а - //d = 2, б - //d = 6Рис. 2.17. Зависимость и/и_ и и /и_ на оси струи от уровня звукового давления 工 в сечениях 力/d = 2 и 6 при ламинарном (7) и турбулентном (2) пограничном слое на срезе сопла.а - //d = 2, б - //d = 6

Рис. 2.17. Зависимость и/и_ и и /и_ на оси струи от уровня звукового давления 工 в сечениях 力/d = 2 и 6 при ламинарном (7) и турбулентном (2) пограничном слое на срезе сопла.

а - //d = 2, б - //d = 6

Рис. 2.17. Зависимость и/и_ и и /и_ на оси струи от уровня звукового давления 工 в сечениях 力/d = 2 и 6 при ламинарном (7) и турбулентном (2) пограничном слое на срезе сопла.

а - //d = 2, б - //d = 6

На рис.2.17 представлены зависимости и/и_ и uf/uf_ на оси струи от уровня звукового давления L в сечениях x/d = 2 и 6 при ламинарном и турбулентном пограничных слоях на срезе сопла. Видно, что при начальном ламинарном пограничном слое в обоих сечениях акустическое облучение при Sts = 4,17 и L > 115 дБ приводит к заметному снижению пульсаций скорости на оси струи (на 15 - 18%); при начальном турбулентном пограничном слое аналогичное снижение достигается только при L = 120 - 130 дБ. При L = 130 дБ и начальном турбулентном пограничном слое uf/uf_ = 0,82 - 0,88, и/и_ = 1,06. На основании полученных результатов можно сделать следующий вывод. Ослабление перемешивания в струе при ее высокочастотном акустическом возбуждении, т.е. частичное подавление турбулентности, реализуется независимо от режима течения в

пограничном слое в выходном сечении сопла. Однако при турбулизации начального пограничного слоя для реализации эффекта требуется повышенный уровень акустического возбуждения.

Влияние начальной турбулентности потока на эффективность акустического возбуждения струи

Как известно [2.27], при увеличении начальной турбулентности потока существенно укорачивается начальный участок струи и интенсифицируется турбулентное перемешивание. Можно поэтому утверждать, что эффективность акустического возбуждения струи будет зависеть от уровня начальной турбулентно сти.

Рассмотрим результаты экспериментального исследования влияния продольного акустического возбуждения турбулентной струи при различной степени начальной турбулентности потока [2.62]. Схема сопла, акустических излучателей и турбулизирующих сеток показана на рис. 2.18. На рис. 2.19 показаны профили скорости и интенсивности турбулентности в выходном сечении сопла при во = 1,15; 0,5; 3 и 5%. Эксперименты выполнены при числах Маха Mq = 0,05 - 0,35, начальном ламинарном пограничном слое Н ^ 2,4, во = 1,15%) и начальном турбулентном пограничном слое (Н 1,6, £о = 0,15 - 5%). На рис. 2.20 приведены зависимости и/и_ = = Fi(Sts,во) для чисел Маха Mq = 0,15 и 0,3 при x/d = 9 и уровне возбуждения L = 130 дБ.

Отсюда следует, что при низкочастотном возбуждении (Sts = 0 - 1,25) возрастание степени турбулентности уменьшает эффект интенсификации перемешивания тем сильнее, чем выше число Маха Mq. При высокочастот-

оое0,/5%(Л) 0,15% 0,5%оое0,/5%(Л) 0,15% 0,5%5%5%3%3%

оое

0,/5%(Л) 0,15% 0,5%

оое

0,/5%(Л) 0,15% 0,5%

5%

5%

3%

3%

Рис. 2.18. Схема сопла (d = 8,8 см), акустических излучателей (7) и турбулизирующих сеток (2)

0,60

'0,6

Рис. 2.19. Профили скорости и интенсивности турбулентности в выходном сечении сопла при £о = var

01必 /

Рис. 2.20. Зависимости и/и_ = Fi(Sts) при = var, Мо = 0,3(.) и 0,15(6), L = 130 дБ.

1- £о = 5%, 2 — 3%, 3- 0,5%, 4- 0,15%, 5- е0 = 0,15% (лам.)

ном возбуждении (Sts = 1,5 - 3) с ростом в0 и числа Маха Мо эффект ослабления турбулентности проявляется в меньшей степени.

Совместное влияние £()и L на эффективность низкочастотного возбуждения струи при Sts = 0,33 - 0,66 иллюстрируется кривыми u/u- = =F(L, £о) при x/d = 9 на рис. 2.21.

Приведенные данные иллюстрируют влияние начальной турбулентности потока на эффективность акустического возбуждения струи. Оно особенно существенно при высокочастотном акустическом возбуждении струи, когда повышенная начальная турбулентность существенно уменьшает эффект.

Деформация поперечного сечения струи при ее поперечном акустическом возбуждении

При поперечном акустическом облучении струи порождение звуковыми колебаниями при их взаимодействии с кромками сопла вихревых возмущений происходит неравномерно по периметру кромки сопла, что обусловливает образование скошенных вихревых колец и, как следствие, нарушение осевой симметрии течения в струе. Соответствующие экспериментальные исследования для случая низкочастотного акустического возбуждения струи выполнены в [2.56] и в [2.22] - при низкочастотном и высокочастотном акустическом возбуждении струи.

Основные параметры экспериментальной установки [2.56]: d = 135 мм, “о = 13,5 м/с, L = 119 дБ, Sts = 0,267 и 0,453. На рис. 2.22 представлены профили средней скорости и продольных пульсаций скорости в сечениях струи x/d = 1, 3, 5 и 8 для двух значений Sts = 0,267 и 0,453 вдоль двух взаимно перпендикулярных осей ди/, причем ось г направлена вдоль оси излучателя. Там же приведены соответствующие профили скорости

Рис. 2.21. Зависимости и/и_ = £(乙)при £о = var и Sts = 0,56 и 0,66. а - Sts = 0,66, Мо = 0,3; 6— Sts = 0,56, Мо = 0,15

5 А.С.Гиневский

ddx/d=1x/d=1у/d 21°12 力壮у/d 21°12 力壮Рис. 2.22. Профили средней скорости и продольных пульсаций скорости вдоль поперечных осей у и z при x/d = 1, 3, 5 и 8, Re = 3,4 • 104: / - невозбужденная струя, 2 - Sts = 0,27, 3 - Sts = 0,45; L = 119 дБРис. 2.22. Профили средней скорости и продольных пульсаций скорости вдоль поперечных осей у и z при x/d = 1, 3, 5 и 8, Re = 3,4 • 104: / - невозбужденная струя, 2 - Sts = 0,27, 3 - Sts = 0,45; L = 119 дБ

d

d

x/d=1

x/d=1

у/d 21°12 力壮

у/d 21°12 力壮

Рис. 2.22. Профили средней скорости и продольных пульсаций скорости вдоль поперечных осей у и z при x/d = 1, 3, 5 и 8, Re = 3,4 • 104: / - невозбужденная струя, 2 - Sts = 0,27, 3 - Sts = 0,45; L = 119 дБ

Рис. 2.22. Профили средней скорости и продольных пульсаций скорости вдоль поперечных осей у и z при x/d = 1, 3, 5 и 8, Re = 3,4 • 104: / - невозбужденная струя, 2 - Sts = 0,27, 3 - Sts = 0,45; L = 119 дБ

для необлученной струи. Отсюда следует, что низкочастотное поперечное акустическое облучение струи приводит к нарушению исходной осевой симметрии течения. На рис. 2.23 приведены зависимости эффективных значений толщины струи вдоль осей g и / от x/d, т.е. dy/d и 6/“ на участке струи протяженностью х = (0 — 8)d, на рис. 2.24 - изменение формы поперечного сечения струи при x/d = 8 для L = var и Sts = var.

Аналогичные исследования были выполнены в [2.22] для случаев низко- и высокочастотного возбуждения. Основные параметры установки: с/ = 20 мм, “о = 20 м/с, £о = 2,25%, Н = 2,09, т.е. начальный пограничный слой был близок к ламинарному, L = 124 дБ, Sts = 0,24; 0,41 и 3,7. В этих экспериментах было установлено, что деформация поперечного сечения наблюдается при низкочастотном возбуждении струи (поперечное сечение вытягивается в направлении облучения, причем овальность поперечного сечения усиливается вниз по потоку) при высокочастотном поперечном акустическом возбуждении деформация поперечного сечения струи не имеет места, т.е. течение остается осе симметричным.

Такая же деформация поперечного сечения струи наблюдается при низкочастотных поперечных колебаниях круглого сопла с большой амплитудой [2.7].

Рис. 2.23. Изменение эффективных толщин струи ду и 6? вдоль по потоку при Re =3,4 • 104.

7 - невозбужденная струя, 2 - Sts = 0,27, 3 - Sts = 0,45;工 =119 дБ. светлые знаки соответствуют 8y/d, зачерненные - dz/d

Рис. 2.24. Изменение формы поперечного сечения струи при x/d = 8 и L =119 дБ:

7 - невозбужденная струя (Sts = 0), 2 — Sts = 0,27, 3 - 0,29, 4 - 0,37,

5 - 0,45, 6- Sts = 0,8 (力；

и при Sts = 0,27,工=113 и 119 дБ; при Sts = 0,45 и 工=113, 119, 123 и 125 дБ (6):

7 - невозбужденная струя, 2 — 113 дБ 3 - 119 дБ при Sts = 0,27, 4 - 113 дБ, 5- 119 дБ, 6- 122 дБ и 7- L = 125 дБ

Акустическое возбуждение струи, истекающей издиафрагмы

Рассмотренная выше чувствительность турбулентной струи к периодическому возбуждению проявляется особенно наглядно применительно к истечению струи из диафрагмы, что связано с отрывным обтеканием ее острых кромок. Для таких струй начальное распределение средней скорости по сечению существенно неравномерно (имеет минимум на оси струи), изменение этой скорости вдоль оси струи немонотонно и достигает максимума на некотором удалении от начального сечения. Некоторые результаты экспериментального исследования таких струй, истекающих из диафрагмы круглого, эллиптического и треугольного сечения, приведены в [2.65,2.47], в том числе и при наличии акустического возбуждения.

Теоретические исследования плоских и круглых струй идеальной жидкости, истекающих из диафрагмы, показали, что эти струи при выходе из диафрагмы сужаются, и на некотором удалении от диафрагмы их поперечное сечение далее не изменяется [2.28]. Реальная турбулентная струя за диафрагмой сначала сужается, а затем расширяется [2.2].

Рассмотрим результаты экспериментального исследования возбуждения круглой турбулентной струи, истекающей из диафрагмы [2.16,2.66]. Измерения были выполнены на сопле с диаметром выходного сечения D = =0,15 м; это сопло было перегорожено пластиной толщиной 5 мм с центральным отверстием диаметром do = 5 мм с острой кромкой. Из этого отверстия истекала сужающаяся струя, которая на некотором удалении от диафрагмы начинала расширяться, причем в узком ее сечении (d ^ 43 мм) максимальная скорость на оси равнялась “о = 20 м/с.

Поперечное акустическое облучение осуществлялось с помощью электродинамического излучателя звука, причем уровни звукового давления при выходе из диафрагмы L = ПО - 130 дБ. На рис. 2.25 представлено распределение средней скорости и продольных пульсаций скорости в начальном сечении на расстоянии 6 мм от плоскости диафрагмы; на рис. 2.26 -изменение средней скорости и продольных пульсаций скорости вдоль оси струи при L = 120 дБ и Sts = var. На рис. 2.27 дано сравнение влияния числа Sts на среднюю и пульсационную скорость в фиксированной точке на оси струи (x/d = 8), истекающей из сопла и диафрагмы при одинаковых значениях d и "°.

Отсюда следует сильное отличие чисел Sts, соответствующих интенсификации и ослаблению перемешивания в обоих случаях. Так, для случая истечения струи из диафрагмы интенсификация смешения наблюдается при Sts = 0 - 4 и его ослабление при Sts = 4 - 17. Для случая истечения струи из сопла эти значения в 3 - 4 раза меньше, что объясняется малой толщиной слоя смешения, образующегося при отрывном обтекании острой кромки диафрагмы и, соответственно, большим начальным значением числа Струхаля Sts.

Другая важная особенность такой струи состоит в том, что при низ-

Рис. 2.25. Распределение средней скорости и продольных пульсаций скорости в начальном сечении круглой струи, истекающей из диафрагмы, при x/dQ = 0,12(7); 1(2) и 2(3)

Рис. 2.26. Распределение средней скорости и продольных пульсаций скорости вдоль оси струи, истекающей из диафрагмы, при 工=120 дБ и SJ = 12,6

кочастотном поперечном акустическом облучении ее начального сечения отсутствует деформация поперечного сечения, которая наблюдается при истечении струи из сопла.

Вибрационное возбуждение турбулентной струи

Вибрационное возбуждение турбулентной струи было исследовано на установке, описанной в работах [2.12,2.13]. Были проведены эксперименты двух серий. В экспериментах первой серии струя возбуждалась продольными акустическими волнами и при этом измерялись вибрации сопла (продольные и поперечные), вызванные акустическим облучением. Систе-

Рис. 2.27. Сравнение влияния частоты поперечного облучения на среднюю и пульсационную скорости в фиксированной точке на оси струи (x/d = 8), истекающей из сопла и диафрагмы

ма крепления сопла варьировалась таким образом, чтобы имелась возможность в широких пределах изменять вибрационное ускорение кромки сопла при фиксированных уровнях акустического воздействия. В экспериментах второй серии в отсутствие акустических возмущений с помощью вибратора генерировались продольные или поперечные синусоидальные вибрации сопла (вибрационные ускорения ах и аг). Эти вибрации изменялись по амплитуде и частоте и регистрировались с помощью вибродатчиков. В обоих случаях реакция струи на периодические возмущения определялись по измерениям средней скорости на оси струи в точке x/d = 8.

Исследования проводились при истечении холодных воздушных струй из сопла диаметром d = 25 мм со скоростью “о = 30 м/с при числе Рейнольдса Re = u^dlu = 0,52 • 105. Сопла имели переменную длину (力о/d = 1,5; 7,6 и 20), что обеспечивало получение в их выходном сечении

ламинарного или переходного пограничного слоя. Акустическое поле создавалось динамическим громкоговорителем, установленным на торцевой стенке успокоительной камеры. Максимальные уровни звукового давления на оси струи вблизи среза сопла достигали значений L = 115 - 120 дБ. Частота воздействующего на струю звука fs и частота вибраций fv контролировались с помощью частотомера. Интенсивность вибраций сопла оценивалась величиной £“ = (〈а'》)"？/g, где а! - вибрационное ускорение ид — ускорение силы тяжести.

Поскольку акустическое возбуждение струи неизбежно сопровождается вибрациями сопла, то представляет интерес изучение индуцированного звуком вибрационного ускорения £。на изменение скорости на оси струи. Было установлено, что изменение скорости на оси струи в основном зависит от уровня акустических возмущений и очень слабо - от вибрационного ускорения кромки сопла. Так, при различной степени демпфирования крепления сопла одинаковые изменения скорости были получены при примерно одинаковых уровнях акустического воздействия, но при существенно отличающихся значениях вибрационных ускорений. Отсюда можно заключить, что механизм акустического воздействия на аэродинамические характеристики струи не связан с вызванными звуковым облучением вибрациями

Рис. 2.28. Зависимости изменения скорости на оси струи в точке x/d = = 8 от числа Струхаля St。при фиксированном уровне вибрационного ускорения £。для сопел 1—3

Во второй серии экспериментов пульсации кромки сопла создавались с помощью вибратора при отсутствии акустических возмущений. Излучаемый вибратором шум был незначительным (L = 70 дБ) и не мог оказать какого-либо влияния на струю. Оказалось, что вибрации сопла с частотами и амплитудами, равными соответствующим значениям при звуковом облучении, не приводили к ощутимому изменению скорости в точке x/d = 8 на оси струи. Однако при существенном увеличении вибрационного уско-

Рис. 2.29. Зависимости изменения скорости на оси струи Q/d = 8） от интенсивности радиальных вибраций svr при St。= var для сопел 1—3

рения вибрации сопла при подходящем выборе частоты fv и амплитуды £。позволяют осуществить управление параметрами струи. Это следует из рис. 2.28, где представлены зависимости скорости на оси струи （力/d = 8） от числа Струхаля St。= fvd/u（）для сопел 1-3 при фиксированном значении вибрационного ускорения evr = 5. Здесь, как и в случае акустического возбуждения, реализуются два эффекта - интенсификация и ослабления перемешивания, однако, эти эффекты выражены слабее, чем при акустическом возбуждении.

На рис. 2.29 представлены зависимости изменения скорости на оси струи в точке x/d = 8 от интенсивности вибраций evr при различных значениях St。для сопел 1-3. Особенно интересны эти кривые для сопла 2: здесь реализуется смена знака воздействия при высокочастотных вибрациях （St。= 2,14） и насыщение при низкочастотных вибрациях （St。= 0,879） с ростом уровня evr.

Были также измерены третьоктавные спектры продольных и радиальных пульсаций скорости на оси струи при различных расстояниях от сопла.

Рис. 2.30. Спектры продольных и' и радиальных J пульсаций скорости на оси струи （力/d = 3） при вибрационном возбуждении для St。= 0; 1,39 и 3,98

Наибольшие изменения достигались при x/d = 3-5. На рис. 2.30 представлены спектры продольных иг и радиальных г/ пульсаций скорости на оси струи при x/d = 3 для St。= 0; 1,39 и 3,98 при вибрационном возбуждении.

В заключение отметим, что описанные выше эффекты при вибрационном возбуждении струи соответствуют чрезвычайно малым среднеквадратичным значениям амплитуды вибраций А = 卜"?、？丨？]&不，尸 = =0,006 - 1,4 мкм.

Акустическое возбуждение высокоскоростных струй

Дозвуковая струя при числах Маха Мо = 0,15 - 0,93 облучалась высокоинтенсивным звуком (乙=170 дБ) с частотой fs = 14 кГц, число Рейнольдса изменялось в интервале Re = 2,1 • 104 - 19,2 • 104 [2.3]. Схема экспериментальной установки показана на рис. 2.31. Газоструйный излучатель 7, питаемый сжатым воздухом от компрессора, располагался в одном из фокусов эллиптического концентратора 2, срезанного в плоскости второго фокуса (巳).Во втором фокусе помещался срез воздушного сопла 3, через которое подавался воздух под давлением 0,02 - 0,7 атм, что соответствовало числу Маха истечения Mq = 0,15 - 0,93. Диаметр выходного сечения сопла с/ = 4; 5; 6; 9; 12 и 15 мм. Отработанный воздух из излучателя полностью удалялся из концентратора через пазы 4 и не влиял на исследуемую струю.

Исследуемые струи укладывались в размер фокального плана и находились практически в равномерном по сечению (в пределах ±1 дБ) звуковом поле. В спектре звукового сигнала, измеренного в фокальной плоскости концентратора в отсутствие струи, субгармоника с частотой, вдвое меньше основной, не наблюдалась или ее уровень был по крайней мере на 50 дБ ниже уровня основной частоты. В спектре, кроме основной частоты, наблюдались лишь высшие гармоники, причем уровень составляющей с удвоенной частотой был на 15 - 20 дБ ниже уровня основного сигнала. Таким образом, струя возбуждалась практически гармоническим сигналом [2.13].

На рис. 2.32 для сопла диаметром d = 6 мм представлено изменение скорости вдоль оси струи при Мо = 0,42 (“о = 138 м/с) и Мо = 0,93 (“о = =315 м/с) при числах Струхаля, соответственно равных Sts = 0,57 и 0,25. Отсюда следует, что характер звукового воздействия при больших дозвуковых скоростях и высоких амплитудах возбуждающего сигнала остается тем же, что и при сравнительно слабом акустическом возбуждении (см. п. 2.1). При Sts < 1 это воздействие проявляется в уменьшении или даже в практически полном исчезновении начального участка струи. Как следует из зависимостей ио/ит =夕(力/d), представленных на рис. 2.32, на основном участке возбужденных струй происходит более быстрое раскрытие струи, т.е. возрастание углового коэффициента К = d(uo/umyd(x/d).

На рис. 2.33 представлены зависимости отношения скоростей на оси

Рис. 2.31. Схема экспериментальной установки: 1 — излучатель звука, 2 一 эллиптический концентратор, 3 一 сопло, 4 一 пазы для удаления из концентратора отработанного воздуха излучателя

Рис. 2.32. Зависимость скорости струи Um (кривые 7—4) и отношения ио/ит (кривые (5—7) от расстояния вдоль оси струи 力/d. Кривые 1, 3, 5, 6 соответствуют Мо = 0,93, кривые 2, 4, 7 - М。= 0,414. Кривые 1,2,5 получены в отсутствие звукового воздействия, а кривые 3,4,6,7 — при звуковом воздействии

струи и/и_ от числа Струхаля при фиксированных расстояниях от среза сопла x/d = 3, 5, 7 и 10 для струи, истекающей из сопла диаметром d = 6 мм. Здесь 〃— - скорость на оси струи при отсутствии акустического возбуждения. Отсюда следует, что максимальная интенсификация смешения наблюдается при Sts = 0,25. Важно отметить, что при Sts > 1 отношение и/и_ остается меньше единицы. Это находится в соответствии с выводами параграфа 2.2, согласно которым эффект ослабления перемешивания при высокоамплитудном возбуждении не имеет места.

Рис. 2.33. Зависимость отношения и/и_ - от числа Струхаля при разных расстояниях от сопла диаметром d = 6 мм. Кривые 1 - x/d = 3, 2 - 5, 3

-7, 4 — x/d= 10

Очень интересен следующий результат эксперимента: спектральный анализ измеренных с помощью термоанемометра турбулентных пульсаций скорости на оси струи и на линии кромки сопла показал, что наряду с частотой возбуждающего сигнала в спектрах присутствуют и субгармоники с половинной частотой, причем в ряде случаев на расстояниях x/d = 3 и 5 амплитуды последних были одного порядка с амплитудой пульсаций на основной частоте. Это означает, что в начальном участке струи происходило спаривание когерентных структур. Было показано, что на оптимальном режиме возбуждения (Sts = 0,25) затраты акустической энергии не превышают 2% от кинетической энергии струи.

Итак, в описанном эксперименте при L = 170 дБ, Sts = 0,25 и Mq = =0,93 в начальном участке струи происходило спаривание вихрей. В эксперименте, описанном ниже в параграфе 4.1, спаривание не имело места. Возможно, это различие обусловлено начальными условиями истечения в обоих экспериментах. В обоих случаях на срезе сопла пульсации скорости изменялись по синусоидальному закону. В опытах, описанных в параграфе 4.1, отношение среднеквадратичных пульсаций скорости в центре сопла uf к скорости истечения “о составляло примерно 〃'/〃()= 0,2 - 0,4, в то время аналогичное значение ufs/〃о = 0,048 для дозвуковой струи (Mq = 0,93), где 〃:-среднеквадратичное значение пульсаций скорости в звуковой волне.

Изменение модового состава турбулентных пульсаций при акустическом возбуждении струи. Локализация мест спаривания и разрушения когерентных структур при акустическом возбуждении струи. Механизмы акустического возбуждения струи

Рассмотрим изменение модового состава турбулентных пульсаций в начальном участке турбулентной струи при ее акустическом возбуждении. На рис. 2.34 представлены зависимости азимутальной корреляции продольных пульсаций скорости RUu〈2) на внутренней границе слоя смешения (力/d = 3, r/d = 0,24) струи при ее продольном акустическом облучении с безразмерными частотами Sts = 0,32 и 3,7 и в отсутствие возбуждения (Sts = 0). Здесь же справа представим модовое разложение для указанных чисел Струхаля. Видно, что низкочастотное воздействие приводит к заметному усилению нулевой моды и ослаблению всех остальных мод. Высокочастотное воздействие, наоборот, приводит к некоторому снижению вклада нулевой моды и соответствующему увеличению вклада первой моды и мод более высокого порядка [2.15].

Качественно подобная картина наблюдается и при измерениях в слое смешения, однако, количественные изменения вклада различных мод при акустическом возбуждении струи здесь существенно меньше, чем в ядре, что, по-видимому, связано с влиянием мелкомасштабных пульсаций скорости. Таким образом, увеличение вклада нулевой моды при низкочастотном продольном акустическом возбуждении струи соответствует стабилизации тороидальных вихревых структур в слое смешения; высокочастотное возбуждение приводит к ослаблению тороидальных структур и усилению первой моды.

При отсутствии периодического возбуждения струи места образования

Рис. 2.34. Изменение азимутальной корреляции RUu(* в окружном направлении (а). Модовое разложение для трех чисел Струхаля Sts = 0; 0,32 и 3,7 (б)

1010St” 3,54St” 3,54Re=5ТбRe=5Тб• - 2• - 2«ХЖЖ«ХЖЖ

10

10

St” 3,54

St” 3,54

Re=5Тб

Re=5Тб

• - 2

• - 2

«ХЖЖ

«ХЖЖ

1,01,0x/d 1°

1,0

1,0

Рис. 2.35. Ступенчатое изменение числа Струхаля вдоль оси струи (/) и линии кромки сопла (2) круглой акустически возбужденной струи

Рис. 2.36. Изменение толщины потери импульса в струе при отсутствии (2) и наличии (/) акустического возбужденияРис. 2.36. Изменение толщины потери импульса в струе при отсутствии (2) и наличии (/) акустического возбуждения

Рис. 2.36. Изменение толщины потери импульса в струе при отсутствии (2) и наличии (/) акустического возбуждения

Рис. 2.36. Изменение толщины потери импульса в струе при отсутствии (2) и наличии (/) акустического возбуждения

крупных вихрей в слое смешения и их последующего спаривания подвержены статистическому разбросу вследствие чего характерные частоты и другие параметры (толщина струи, средняя скорость) плавно изменяются вдоль по потоку. Акустическое возбуждение струи локализует местоположения образования, спаривания и разрушения крупных вихрей. Это иллюстрируется приведенными на рис. 2.35 экспериментальными зависимостями St(力/d) при высокочастотном (St5 = 3,54) акустическом возбуждении струи [2.48]. Здесь после каждого спаривания число Струхаля уменьшается в два раза, причем место спаривания четко фиксируется в пространстве.

О локализации мест спаривания когерентных структур при акустическом возбуждении струи свидетельствуют также весьма тщательные эксперименты с турбулентной струей при ее высокочастотном радиальном акустическом возбуждении [2.49]. Основные параметры струи d = 50,8 мм, “о = 30,5 м/с, £о < 0,1%, Ste = 0,0174. На рис. 2.36 приведены изменения вдоль по потоку толщины потери импульса на участке x/d = 0,1 - 0,8 при наличии и отсутствии акустического возбуждения. Обращает на себя внимание немонотонный характер изменения толщины потери импульса 夕(力/d), в отличие от плавного ее нарастания вдоль по потоку при отсутствии акустического возбуждения.

Аналогичная картина наблюдается также при построении линий равных значений пульсаций скорости и рейнольдсовых напряжений сдвига. На рис. 2.37 представлены линии равных значений рейнольдсовых напряжений сдвига в турбулентной струе [2.46] при отсутствии акустического возбуждения, а также при низкочастотном возбуждении, когда Sts = 0,3 и Sts = 0,85.

Подобные результаты были получены также в [2.15] для линий равных значений (ufvf) в слое смешения при отсутствии возбуждения (Sts = 0), при низкочастотном (Sts = 0,32) и высокочастотном (Sts = 3,7) возбуждении (рис. 2.38). Необходимо отметить [2.43], что в опытах с искусственным возбуждением струи полный контроль над течением удается сохранить не более чем в течение первых нескольких первых слияний вихрей, после чего сфазированность не сохраняется.

Рассмотрим теперь механизмы реализации интенсификации/ослабления турбулентного смешения в струях при низкочастотном/высокочастотном акустическом возбуждении. Самым чувствительным участком струи является слой смешения вблизи кромки сопла (力/d = 0 - 0,5); именно здесь периодическое возбуждение генерирует вихри, которые в конечном счете определяют усиление или ослабление перемешивания.

Для объяснения явления интенсификации перемешивания в турбулентных струйных течениях при низкочастотном периодическом возбуждении (Sts = 0,2 - 0,6) рассматривается влияние возбуждения на тонкий слой смешения в непосредственной близости от сопла. Эксперименты показывают,

Рис. 2.37. Линии равных значений рейнольдсовых напряжений сдвига в начальном участке струи при Sts = 0; 0,3 и 0,85

что низкочастотные возмущения модулируют исходные высокочастотные возмущения в слое смешения вблизи сопла, что в конечном счете приводит к более раннему образованию крупномасштабных когерентных структур и их по следующему более интенсивному по сравнению с невозбужденной струей, росту [2.9].

Перейдем теперь к рассмотрению возможных механизмов реализации эффекта ослабления перемешивания при высокочастотном периодическом возбуждении. Применительно к начальному ламинарному пограничному слою известно, что максимальное воздействие периодических возмущений на неустойчивый слой смешения наблюдается в диапазоне частот, соответствующем максимальным инкрементам роста возмущений вблизи кромки сопла [2.69] . Согласно линейной теории устойчивости [2.53], максимум инкремента достигается при St^ = 0,017.

При возбуждении слоя смешения на частоте, соответствующей этому числу St% замедляется нарастание субгармонических возмущений, так как при этом увеличивается отношение амплитуды основной гармоники к амплитуде субгармонических возмущений, что приводит к сужению области

Рис. 2.38. Линии равных значений рейнольдсовых напряжений сдвига в начальном участке струи при Sts = 0; 0,32 и 3,7

их резонансного взаимодействия и, как следствие, к замедлению развития неустойчивости.

Механизм подавления пульсаций на оси струи при воздействии высокочастотных возмущений обусловлен быстрым ростом неустойчивости ламинарного слоя сдвига вблизи сопла и, следовательно, сворачивание в вихри и их последующее разрушение происходит на более коротком участке, чем при отсутствии возбуждения. Этим как бы задерживается или ослабляются последующие попарные слияния вихрей [2.69].

Это утверждение подвергается сомнению в [2.34] на том основании, что тогда уровни пульсаций на оси струи при акустическом возбуждении должны принимать некоторое промежуточное значение между крайними значениями, соответствующими начальным ламинарному и турбулентному пограничным слоям без возбуждения; как следует из эксперимента [2.17], это не имеет места.

Несколько иное объяснение рассматриваемого эффекта, одинаково пригодное для начальных ламинарного и турбулентного пограничных слоев, дано в [2.33]. Оно сводится к тому, что при высокочастотном возбуждении в слое смешения вблизи сопла (力/d < 1,5) генерируются по следовательно расположенные кольцевые вихри, расстояние между которыми определяется частотой возбуждения и скоростью истечения. Это приводит к тому, что в указанной области слоя смешения под действием высокочастотного звука происходит подавление роста низкочастотных возмущений, дающих основной вклад в энергию турбулентности. Эксперименты при низком начальном уровне турбулентности подтверждает этот вывод: инкременты низкочастотных возмущений, соответствующие числам Струхаля Sts = 1,3 - 2,5, уменьшаются при x/d < 1. Следовательно, генерируемая звуком мелкомасштабная модуляция завихренности вдоль слоя сдвига приводит к подавлению роста низкочастотных возмущений и стабилизации сдвигового

6 А.С.Гиневский

течения.

Описанные в [2.70] специально поставленные опыты показали, что механизм подавления турбулентности при высокочастотном возбуждении сдвиговых течений не может быть объяснен ни взаимодействием волн Толмина-Шлихтинга в пограничном слое сопла и волн Кельвина-Гельмгольца в слое смешения, ни турбулизацией начального пограничного слоя при акустическом возбуждении.

Механизмы воздействия акустических волн на нелинейное развитие трехмерных возмущений в затопленных струях исследованы в [2.24]. Авторами обнаружена «жесткая» неустойчивость струйных течений и слоев смешения по отношению к трехмерным конечно-амплитудным возмущениям типа «раностного» резонанса. Объяснен ряд явлений, связанных с аэроакустическим стабилизирующим и дестабилизирующим воздействием акустических волн на устойчивость и дальнобойность струй. Теоретический анализ проведен на базе трехмерных нестационарных уравнений Навье-Стокса без каких-либо дополнительных предположений при расчете как ламинарного, так и турбулентного течений.

Интересно отметить, что расчет плоской турбулентной струи на базе двухпараметрической модели турбулентности [2.1] показалЁ что при уменьшении начального масштаба турбулентности происходит некоторое увеличение дальнобойности струи.

Влияние спутного потока на интенсификацию турбулентного смешения в струе при низкочастотном акустическом возбуждении

Как показано в работе [2.11], наличие спутного потока при значениях параметра спутности т = u^/uq < 0,5 не очень сильно изменяет параметры когерентных структур. Вследствие этого реакция струи на акустическое возбуждение оказывается примерно такой же, как и для затопленной струи. Это подтверждается данными специально поставленного эксперимента [2.37].

Было исследовано влияние продольного низкочастотного акустического возбуждения на осредненное и пульсационное течение в дозвуковых (Мо = 0,58) затопленных струях и струях в спутном потоке (т = 0 - 0,45). Схема экспериментальной установки представлена на рис. 2.39. Отношение диаметров внешнего и внутреннего контуров в их выходном сечении составляло D/d = 5. Такое соотношение можно считать приемлемым, поскольку измерения параметров струи производились на участке протяженностью х = 10d.

На рис. 2.40 приведено изменение средней скорости и продольных пульсаций скорости вдоль оси струи (Мо = 0,58) при m = 0; 0,23 и 0,43, числе Струхаля Sts = 0,5 и уровне звукового давления L = 141 дБ. На рис. 2.41 для сравнения приведены аналогичные зависимости для струи в спутном потоке при отсутствии акустического возбуждения.

Рис. 2.39. Схема экспериментальной установки.

1 一 основное сопло, 2 — сопло для формирования спутного потока, 3 一 акустический излучатель, 4 — хонейкомб

Из представленных результатов следует, что низкочастотное акустическое возбуждение струй в спутном потоке, как и в случае затопленных струй, является эффективным средством интенсификации смешения.

Тональное акустическое возбуждение неизотермических газовых струй

Приводимые ниже зависимости заимствованы из работ [2.50,2.51], в которых анализ влияния числа Маха и температуры истечения основываются на рассмотрении зависимости локального числа Маха в фиксированной точке на оси струи (力/d = 9) от числа Струхаля при отсутствии и наличии продольного акустического возбуждения.

На рис.2.42 представлены зависимости отношения М/М_ от числа Струхаля Sts для холодных струй (То = 296 К и 292 К) в точке x/d = =9 при Mq = 0,30 и 0,80. Там же указаны уровни звукового давления и числа Рейнольдса Re = 3,43 • 105 и Re = 10,6 • 105.

О влиянии температуры истекающего газа на эффективность акустического воздействия можно судить по зависимостям М/М_ от числа Струхаля Sts при Mq = 0,8 при То = 368 - 809 К (рис.2.43). Эти результаты иллюстрирует ослабление эффекта с ростом температуры вплоть до его исчезновения. Во всяком случае с ростом температуры для реализации эффекта интенсификации смешения требуются большие уровни возбуждения. При этом предпочтительное число Струхаля, соответствующее максимуму

Рис. 2.40. Влияние спутного потока на среднюю скорость и продольные пульсации скорости на оси струи при низкочастотном акустическом возбуждении (Sts = 0,5,工 = 141 дБ)

Рис. 2.41. То же при отсутствии акустического возбуждения (М。= 0,58, по = 195 м/с)

Рис. 2.42. Зависимости М/М_ от Sts для изотермических струй в точке x/d = 9 при Мо = 0,30 и 0,80. а - 7Ь = 296 К, Re = 0,34 • 106, б 一 То = 292 К, Re = 1,06 • 106, 7 一 число Маха, 2 一 уровень звукового давления

Рис. 2.43. Влияние температуры истекающего газа. Зависимость М/М_ от числа Струхаля при Мо = 0,8 при 7b = var. а — Zb = 388 К, Re = 0,79 • 106, 6 - 7Ь = 488 К, Re = 0,56 • / б 一 2b = 672 К, Re = 0,38 • 1()6, a — 2b = 809 K, Re = 0,31 • 106; 1 — число Маха, 2 — уровень звукового давления

0,50,5Рис. 2.44. Зависимости М/М _ от Sts при Мо=О,8 приTq = var для случая нетурбулизированного начального пограничного слоя а - ТЬ = 287 К, Re = 1,1 • 106, 6 - Zb = 669 К, Re = 0,39 • 106. Обозначения те же, что и на рис. 2.42 и 2.43Рис. 2.44. Зависимости М/М _ от Sts при Мо=О,8 приTq = var для случая нетурбулизированного начального пограничного слоя а - ТЬ = 287 К, Re = 1,1 • 106, 6 - Zb = 669 К, Re = 0,39 • 106. Обозначения те же, что и на рис. 2.42 и 2.43厶дБ170160150140130厶дБ170160150140130Рис. 2.45. Зависимости М/М _ от Sts при Мо=О,8 при То = var для случая турбулизированного начального пограничного слоя, а- ТЬ = 279 К, Re = =1,12 • 106, б- ТЬ = 653 К, Re = 0,39 • 106. Обозначения те же, что и на рис. 2.42 и 2.43Рис. 2.45. Зависимости М/М _ от Sts при Мо=О,8 при То = var для случая турбулизированного начального пограничного слоя, а- ТЬ = 279 К, Re = =1,12 • 106, б- ТЬ = 653 К, Re = 0,39 • 106. Обозначения те же, что и на рис. 2.42 и 2.43

0,5

0,5

Рис. 2.44. Зависимости М/М _ от Sts при Мо=О,8 приTq = var для случая нетурбулизированного начального пограничного слоя а - ТЬ = 287 К, Re = 1,1 • 106, 6 - Zb = 669 К, Re = 0,39 • 106. Обозначения те же, что и на рис. 2.42 и 2.43

Рис. 2.44. Зависимости М/М _ от Sts при Мо=О,8 приTq = var для случая нетурбулизированного начального пограничного слоя а - ТЬ = 287 К, Re = 1,1 • 106, 6 - Zb = 669 К, Re = 0,39 • 106. Обозначения те же, что и на рис. 2.42 и 2.43

厶дБ

170

160

150

140

130

厶дБ

170

160

150

140

130

Рис. 2.45. Зависимости М/М _ от Sts при Мо=О,8 при То = var для случая турбулизированного начального пограничного слоя, а- ТЬ = 279 К, Re = =1,12 • 106, б- ТЬ = 653 К, Re = 0,39 • 106. Обозначения те же, что и на рис. 2.42 и 2.43

Рис. 2.45. Зависимости М/М _ от Sts при Мо=О,8 при То = var для случая турбулизированного начального пограничного слоя, а- ТЬ = 279 К, Re = =1,12 • 106, б- ТЬ = 653 К, Re = 0,39 • 106. Обозначения те же, что и на рис. 2.42 и 2.43

возбуждения, мало зависит от начальных условий истечения.

Роль режима течения в начальном пограничном слое неизотермических струй на эффективность их низкочастотного возбуждения исследована в [2.51]. На рис. 2.44 представлены зависимости М/М_ от Sts при x/d = =9 и Мо = 0,8, То = 287 К и 669 К с начальным не турбулизированным пограничным слоем, на рис. 2.45 - аналогичные зависимости при турбулизации начального пограничного слоя. Отсюда, в частности, следует, что в струях с тонким начальным ламинарным пограничным слоем повышение температуры истечения приводит к существенному ослаблению эффекта интенсификации смешения при акустическом возбуждении, в то же время турбулизация начального пограничного слоя устраняет эту особенность.

00,51 St,00,51 SL

Воздействие на струю двух противоположно направленных источников поперечного акустического облучения одинаковой частоты в фазе и противофазе

Рассмотрим частный случай одночастотного поперечного акустического возбуждения турбулентной струи от двух излучателей, расположенных по обе стороны струи и излучающих звук в фазе и противофазе [2.10,2.40, 2.68]. Основные параметры Re = 2,8-1О4,во = 0,6% и 2,5%, L = 105 - 120, Sts = 0 - 2,5. На рис. 2.46 представлены зависимости угла раскрытия q/q_ от чисел Струхаля Sts. Кривые / и 3 соответствуют двустороннему акустическому облучению при сдвиге фаз △夕 = 0 и △夕 = 180°. Кривые 2 описывают изменение q/q_ и для струи при ее одностороннем поперечном акустическом облучении. На рис. 2.47 приведены соответствующие зависимости скорости на оси струи в точке 力/d = 8 от Sts.

Рис. 2.46. Зависимость а/а_ от числа Струхаля при £о = 0,6% и разных сдвигах фаз:7 - Д(^ = 0, 2 - один динамик, 3- Д(^ = 180°

Зависимости q/q_ от чисел Струхаля получены на основе визуальных исследований прямым теневым методом при во = 0,6%. Соответствующие зависимости и/и_ от Sts определены на основе измерений скорости на оси струи при £о = 0,6 и 2,5% (рис. 2.47). Обе эти зависимости могут служить мерой эффективности акустического воздействия.

Как следует из рис. 2.46, максимальная эффективность низкочастотного воздействия достигается при Sts = 0,25 и нулевом сдвиге фаз (кривые 7), минимальная - при △夕=180° (кривые 3).

Промежуточные кривые 2 соответствуют случаю поперечного облучения струи одним излучателем. При высокочастотном акустическом возбуждении струи (Sts = 1 - 2,5) заметное ослабление перемешивания достига-

Рис. 2.47. Зависимость и/и^ от числа Струхаля в точке на оси струи x/d = = 8 при разных сдвигах фаз. 1 一 один динамик (б。= 0,6%), 2 - два динамика(£о = 0,6%, Д^ = 0), 3 - один динамик (б。= 2,5%), 4 一 два динамика(£о = 2,5%, Д^ = 0),5 - два динамика(£о = 2,5%, Д^ = 180°)

ется только при низком уровне начальной турбулентности, при этом эффект не зависит от фазы (во = 0,6% на рис. 2.46); при повышенном значении £о = 2,5% эффект выражен слабо.

Воздействие на струю акустических возмущений высших азимутальных мод

До сих пор мы рассматривали акустическое возбуждение струи плоскими волнами. Новые возможности управления струями представляет акустическое возбуждение звуком высших азимутальных мод (спиральными волнами). Некоторые результаты такого исследования описаны в работе авторов [2.14]. Экспериментальная установка представляла собой ресивер с хонейкомбом и сеткой, из него через сопло с выходным диаметром d = =40 мм истекала струя. Воздух в ресивер поступал от компрессора. Звук от четырех динамиков подводился к соплу через цилиндрические трубки к выходному участку сопла в сечении, отстоящем на 30 мм вверх по потоку от плоскости среза сопла. Оси трубок были перпендикулярны оси сопла, шаг трубок в окружном направлении составлял 90°. Выходные отверстия трубок были закрыты мелкоячеистой сеткой заподлицо с внутренней поверхностью сопла. При возбуждении на одной частоте сигналы с различных динамиков могли подаваться в фазе или со сдвигом фаз Д^. При включении двух противоположных динамиков сдвиг фаз мог составлять Д^ = 0 или 180°; при включении всех четырех динамиков Аф = 0 или 90°. Для возбуждения струи применялись громкоговорители мощностью 20 и 150 Вт. Скорость истечения струи uq = 30 - 60 м/с, Re = (1 - 2) • 105, пограничный слой на срезе сопла был турбулентным.

На рис. 2.48 приведены зависимости 〃/〃_ на оси струи при x/d = 8 от числа Струхаля Sts при облучении струи одним, двумя и четырьмя динамиками. Здесь обозначения соответствуют 1 - облучение струи одним динамиком, 2 - двумя динамиками в противофазе Аф = 180°, 3 - двумя

динамиками в фазе Аф = 0, 4 - четырьмя динамиками со сдвигом фаз △3 = 90°. Обращают на себя внимание следующие обстоятельства. Во- первых, при низкочастотном акустическом возбуждении интенсификация смешения при Аф = 90° достигается при уровне звукового давления, который на 15 - 20 дБ меньше соответствующего уровня при облучении струи плоскими волнами. При значении Sts = 0,3 достигается 40-процентное уменьшение скорости на оси струи в точке x/d = 8. Во-вторых, эффект ослабления перемешивания при высокочастотном возбуждении здесь слабый; при Sts = 1,65 увеличение средней скорости незначительное, что, по- видимому, обусловлено турбулизирующим влиянием мелкоячеистых сеток на стенках сопла. В-третьих, вызывает сомнение слабое различие зависимостей и/и_ от Sts на рис. 2.48 при облучении струи двумя динамиками со сдвигом фаз А^ = 0 и 90°. На рис. 2.49 представлено изменение средней скорости и продольных пульсаций скорости вдоль оси струи для необлу- ченной струи, при облучении струи четырьмя динамиками (Sts = 0,3 и 1,65) со сдвигом фаз 90°.

Очень интересны исследования резонансного взаимодействия двух спиральных волн разного знака (+п и —п), воздействие которых на струю приводит к изменению крупномасштабных когерентных структур и, как следствие, к искажению формы поперечного сечения струи [2.52]. В цитированной работе представлена библиография соответствующих исследований. Упомянем кратко их итоговые результаты. Эксперименты были проведены при низкочастотном акустическом облучении струи (Sts = 0,66). При этом установлено изменение формы поперечного сечения струи, которая изменяется от круглой в начальном сечении струи до овальной (рис. 2.50 для п = +1, —1) в сечении x/d = 4. При п = 2, — 2 изотахи в сечении x/d = 4 принимают почти квадратную форму (рис. 2.51).

При облучении струи двумя спиральными волнами n = 1, — 1 в зависимости от сдвига фаз между ними (Д^ = 0, 90°, 180°, 270°) в сечении x/d = 4 изотахи принимают овальную форму, причем угол наклона овалов зависит от значения Аф (рис. 2.52). Наконец, при комбинированном акустическом возбуждении струи плоскими (п = 0) и азимутальными (п = 2) волнами также происходит деформация изотах (рис. 2.53,力/d = 3).

Многочастотное акустическое возбуждение струи. Субгармонический резонанс

Стремление повысить эффективность акустического возбуждения турбулентных струй привело к попыткам воздействовать на струю несколькими акустическими сигналами разных частот. В случаях, когда эти частоты выбраны произвольно, такое воздействие по существу эквивалентно изменению спектрального состава акустических возмущений, воздействующих на слой смешения в выходном сечении сопла, что эквивалентно нарушению гармоничности акустического сигнала. Попытка такого двухчастотного возбуждения струи [2.67] показала, что при этом удается несколько

Рис. 2.48. Изменение скорости на оси струи при 力/d = 8 в зависимости от числа Струхаля Sts 7 — облучение струи одним динамиком, 2 — двумя динамиками в противофазе, 3 — двумя динамиками в фазе, 4 — четырьмя динамиками со сдвигом фаз Д^ = 90°

Рис. 2.49. Изменение скорости и ее продольных пульсаций вдоль оси струи 7 — необлученная струя; 2 — облучение четырьмя динамиками Д^ = 90°, SJ = 0,3; 3 — * = 90°, Sts = 1,65

Рис. 2.50. Изотахи в поперечном сечении струи x/d = 4 при ее акустическом возбуждении спиральными волнами п = +1, — 1 при Sts = =0,65. Изотахи от 0,3〃。до 0,9〃。через О,2по- Re = 5 • 104

интенсифицировать смешение при низких частотах.

На рис. 2.54 представлена зависимость и/и_ в точке на оси x/d = 8 (кривая 7) от числа Струхаля Sti продольного одночастотного акустического облучения (Sti = 0,2 - 3,5) с уровнем L = ПО - 120 дБ. Там же представлены кривые 2 и 3, соответствующие продольному облучению струи акустическими сигналами двух постоянных частот St2 = 0,38 и Sts = 1,93. При этом в случае двухчастотного возбуждения уровень звукового давления на срезе сопла был равен соответствующему уровню при исходном одночастотном облучении. Как следует из рис. 2.54, такое двухчастотное возбуждение оказывается эффективным только при Sti < 1,5.

Гораздо более эффективным представляется многочастотное (в простейшем случае - двухчастотное) возбуждение струи или слоя смешения на кратных частотах (на фундаментальной частоте и ее субгармониках) при

Рис. 2.51. Изотахи в поперечном сечении струи х4/=4 при ее акустическом возбуждении спиральными волнами п = +2, - 2 при Sts = 0,65. Изотахи от О,3по до О,9〃о через 0,2〃。

Рис. 2.52. Влияние сдвига фаз двух спиральных волн п = +1, -1 на наклон изотах при Sts = 0,65. Изотахи от 0,3〃о до 0,9〃。через 0,2?ю

Рис. 2.53. Изотахи в поперечном сечении струи x/d = 3 при комбинированном акустическом возбуждении плоскими волнами (п = 0) и спиральными волнами (п = +2); Sts = 0,65

Рис. 2.54. Зависимости и/и_ = ^i(Sti) в точке на оси струи x/d = =8 при продольном акустическом одночастотном возбуждении, и/и_ = = 32(Sti,St2 = const) ии/и_ = 33(Sti,St3 = const) при двухчастотном акустическом облучении

фиксированных сдвигах фаз. Как указывалось в главе 1, процесс спаривания вихрей в слое смешения, связанный с ростом субгармоники, является следствием так называемого субгармонического резонанса - нелинейного взаимодействия между волнами с частотой / и субгармонической частотой //2.

Таким образом, регулирование эффекта субгармонического резонанса может быть использовано для управления спариванием вихрей и, как следствие, турбулентным смешением [2.45,2.55,2.58] за счет выбора параметров управления - числа Струхаля, отношения частот (1 /2, 1 /4, 1 /8), амплитуд сигналов и, наконец, сдвига их фаз.

Рассмотрим примеры реализации такого воздействия на слой смешения. Так, в [2.45] исследовано двухчастотное возбуждение слоя смешения, образующегося за пластиной с ламинарным пограничным слоем (формпараметр на задней кромке Н = 2,59). Слой смешения облучался на двух частотах - на основной частоте / и ее субгармонике //2:

ufs = af cos 2тг/力 + Q//2 cos j 2тг ( )力 + 夕•

При этом собственная частота не стабильности - число Струхаля St^ = = f0()/ие = 0,012, уровни возбуждения на основной частоте / и ее субгармонике //2 составили 吟/% = 0,01 и “;广/取=0,01 при переменном сдвиге фаз 玄九=0 - 180°.

На рис. 2.55 представлены зависимости Uy/ue и “;广/取 от начального сдвига фаз в сечениях х® = 30, 80 и 140, иллюстрирующие сильную зависимость интенсивности субгармоники от 夕〃九.При 力/夕。=80 и 140 “;/2 принимает критическое значение при 夕〃九=72°.

Аналогичные результаты, иллюстрирующие важную роль сдвига фаз при двухчастотных и трехчастотных акустическом возбуждении слоя смешения струи на основной частоте и ее субгармониках в пределах x/d =

Рис. 2.55. Зависимости 叫/“о и 吟父/〃。от начального сдвига фаз(ргп двухчастотного акустического возбуждения в сечениях плоского слоя смешения x/Oq = 30, 80 и 140.

а - х/Oq = 30, 6— 80, в - x/0q = 140

=0 - 1,5 и x/d = 0,3 - 0,9 получены в работах [2.57,2.60]. В этих работах показано, что такое возбуждение позволяет в широких пределах управлять законом утолщения слоя смешения.

В работах [2.38,2.57,2.60] рассмотрено влияние двухчастотного акустического возбуждения струи при низких частотах, что позволило изучить эффект интенсификации смешения. Остановимся на изложении результатов двух последних работ. В [2.57] изучено низкочастотное акустическое возбуждение турбулентной струи осевой и азимутальной модами, причем

частота азимутальной моды в два раза меньше частоты осевой моды. Схема экспериментальной установки показана на рис. 2.56. Азимутальные возмущения создавались четырьмя или двумя излучателями, сдвиг фаз между которыми составлял соответственно 90° и 180°. Диаметр выходного сечения сопла d = 21,5 мм, скорость истечения “о = 7 и 14 м/с, соответственно число Рейнольдса Re = u^d/v = 104 и 2 • 104. Начальная турбулентность в центре выходного сечения сопла во = 1%. Число Струхаля Sts = 0,6. Азимутальные возмущения о существлялись при включении двух противоположных динамиков со сдвигом фаз 180°.

На рис. 2.57 представлены фотографии течения в струе при Re = 2 • 104, Sts = 0,6, St力=0,3, ufa/u（）=吗/〃о = 0,03%. Такое комбинированное возбуждение струи приводит к заметному росту ее угла раскрытия. Еще более драматическое расширение струи зафиксировано при Re = 104, Sta = =0,55, ufa/u（）= 0,12% （нулевая мода） и Sta = 0,55, St力=0,55/2, ufa/u（）= =0,12% и 〃；/〃o = 0,04% （при двухмодовом возбуждении）, когда угол расширения струи достигает 70°. Для этих условий на рис. 2.58 показана зависимость угла раскрытия струи а от амплитуд азимутального и осевого возбуждения. Угол а возрастает от 24° до 70°!

Очень интересные результаты двухчастотного низкочастотного возбуждения турбулентных струй получены в [2.60]. Здесь исследовано двухчастотное низкочастотное возбуждение струи с числами Струхаля Sts = 0,4 и 0,2, 0,6 и 0,3, 0,8 и 0,4 при Мо = 0,2 и 0,45 для разных амплитуд основ-

Рис. 2.56. Схема экспериментальной установки для исследования турбулентной струи, возбужденной осевой и азимутальной модами.

/ - излучатель, 2 - пористый цилиндр, 3 - воздух, 4 - хонейкомб, 5 - дым, 6 - сопло 25 : 1, 7- излучатели

Рис. 2.57. Фотографии течения в струе при одномодовом и двухмодовом акустическом возбуждении (лазерный метод).

Продольное одночастотное акустическое возбуждение Re = 2-104, St3 = =0,6, Аа = 0,03%;

Двухчастотное двухмодовое акустическое возбуждение Re = 2 • 104, Sta = 0,6, Staz = 0,3, Аа = Aaz = 0,03%

ной частоты и ее субгармоники и^2/щ и сдвиге фаз 0 - 360°, который изменялся с шагом 45°. В качестве примера на рис. 2.59 представлены изменения осевой скорости u/uq вдоль оси струи для невозбужденной струи, а также при двухчастотном возбуждении с числами Струхаля 0,4 и 0,2, 0,6

а, град

60

202040

20

20

▲ 7 ■ 2

°0°00,010,020,030,010,020,034, %4, %

°0

°0

0,010,020,03

0,010,020,03

4, %

4, %

Рис. 2.58. Зависимость угла раскрытия струи а от амплитуды трансверсального возбуждения при двух значениях амплитуды осевого возбуждения Аа = 0,05% и 0,12%, Re = 104, Sta = 0,64, St^ = 0,3. 1 - Аа = 0,12%, 2- Аа = 0,05%

Рис. 2.59. Изменение скорости вдоль оси струи и толщины потери импульса вдоль по потоку при двухчастотном продольном акустическом возбуждении для Мо = 0,2,叫=吟修=0,03〃。при сдвиге фаз 屮 1rl = =270°.7 - невозбужденная струя, 2 - Sts = 0,4 и 0,2, 3 - Sts = 0,6 и 0,34, 4 - SL = 0,8 и 0,4 [2.60]Рис. 2.59. Изменение скорости вдоль оси струи и толщины потери импульса вдоль по потоку при двухчастотном продольном акустическом возбуждении для Мо = 0,2,叫=吟修=0,03〃。при сдвиге фаз 屮 1rl = =270°.7 - невозбужденная струя, 2 - Sts = 0,4 и 0,2, 3 - Sts = 0,6 и 0,34, 4 - SL = 0,8 и 0,4 [2.60]

Рис. 2.59. Изменение скорости вдоль оси струи и толщины потери импульса вдоль по потоку при двухчастотном продольном акустическом возбуждении для Мо = 0,2,叫=吟修=0,03〃。при сдвиге фаз 屮 1rl = =270°.

7 - невозбужденная струя, 2 - Sts = 0,4 и 0,2, 3 - Sts = 0,6 и 0,34, 4 - SL = 0,8 и 0,4 [2.60]

Рис. 2.59. Изменение скорости вдоль оси струи и толщины потери импульса вдоль по потоку при двухчастотном продольном акустическом возбуждении для Мо = 0,2,叫=吟修=0,03〃。при сдвиге фаз 屮 1rl = =270°.

7 - невозбужденная струя, 2 - Sts = 0,4 и 0,2, 3 - Sts = 0,6 и 0,34, 4 - SL = 0,8 и 0,4 [2.60]

и 0,3, 0,8 и 0,4 при одинаковой амплитуде % = “;广=。,。3 и сдвиге фаз 夕^ = 270°. Там же приведены аналогичные изменения вдоль по потоку толщины потери импульса 0/d. Отсюда следует, что двухчастотное акустическое возбуждение намного эффективнее одночастотного. Другой важный вывод этой работы состоит в том, что при высоких уровнях фундаментального и субгармонического возбуждения усиление субгармоники не зависит от начального сдвига их фаз.

Следует отметить одну особенность рассмотренных выше работ. Она состоит в том, что при двухчастотном акустическом возбуждении турбулентной струи на основной частоте и ее субгармонике удается добиться существенного эффекта управления аэродинамическими характеристиками струи только при низких частотах. Здесь двухчастотное акустическое возбуждение приводит к существенной интенсификации смешения по сравнению с одночастотным возбуждением. Заметное ослабление турбулентного смешения в струе при ее высокочастотном двухчастотном акустическом возбуждении по сравнению с одночастотным возбуждением в рассмотренных работах не было зафиксировано. Ряд экспериментальных исследований такого возбуждения были проведены лишь на участке струи протяженностью / = (0 — 0,8)d и х = (0 — l,5)d.

В связи с этим нами было проведено специальное исследование [2.18] с целью выяснения возможности повышения эффективности двухчастотного поперечного акустического возбуждения струи по сравнению с одночастотным как при низких частотах (интенсификация смешения), так и при высоких частотах (ослабление смешения). Некоторые результаты этого ис-

7 А.С.Гиневский

следования приводятся ниже при Re = 2,8 • 104, d = 0,02 м, “о = 20 м/с для низкочастотного (Sts = 0,4 и 0,8) и высокочастотного (Sts = 3 и 6; 3,5 и 7,8) возбуждения при сдвиге фаз 夕=0 - 360°. При этом уровне возбуждения при одночастотном (J) и двухчастотном (乙2)возбуждении были одинаковыми, т.е. Li =乙屮=125 дБ, где L - уровень звукового давления вблизи выходной кромки сопла.

На рис. 2.60 представлены измеренные при отсутствии струи осциллограммы (о) и спектры (б) пульсаций давления вблизи выходной кромки сопла при /1 = 400 Гц и /2 = 800 Гц и Д = 3000 Гц, /2 = 6000 Гц для сдвигов фаз 夕1 = 0 и 夕2 = 145°. Как следует из приведенных спектров, такое возбуждение можно полагать двухчастотным, так как интенсивность двух основных частот примерно на 25 дБ превышает интенсивность их гармоник.

О влиянии сдвига фаз при Sts = 0,4 и 0,8; и Sts = 3 и 6; Sts = 3,9 и 7,8 можно судить по рис. 2.61, где представлено отношение и/и_ в точке x/d = =8 на оси струи. Отсюда следует, что сдвиг фаз является существенным параметром только при низких частотах возбуждения (Sts = 0,4 и 0,8). При двухчастотном высокочастотном возбуждении (Sts = 3 и 6; Sts = 3,9 и 7,8) изменение сдвига фаз в пределах 夕=0 — 360° не оказывает заметного влияния на эффект возбуждения.

На рис. 2.62 представлены зависимости и/и_ в точке x/d = 8 на оси

0,81,62,43,2 / кГц0,81,62,43,2 / кГц6121824 X кГц6121824 X кГцРис. 2.60. Осциллограммы (I) и спектры (II) пульсаций давления при двухчастотном возбуждении с частотами /1 = 3000 Гц и /2 = 6000 Гц, /1 = 400 Гц и /2 = 800 Гц со сдвигом фаз g = 0 (б) и g = 145° (г)Рис. 2.60. Осциллограммы (I) и спектры (II) пульсаций давления при двухчастотном возбуждении с частотами /1 = 3000 Гц и /2 = 6000 Гц, /1 = 400 Гц и /2 = 800 Гц со сдвигом фаз g = 0 (б) и g = 145° (г)

0,81,62,43,2 / кГц

0,81,62,43,2 / кГц

6121824 X кГц

6121824 X кГц

Рис. 2.60. Осциллограммы (I) и спектры (II) пульсаций давления при двухчастотном возбуждении с частотами /1 = 3000 Гц и /2 = 6000 Гц, /1 = 400 Гц и /2 = 800 Гц со сдвигом фаз g = 0 (б) и g = 145° (г)

Рис. 2.60. Осциллограммы (I) и спектры (II) пульсаций давления при двухчастотном возбуждении с частотами /1 = 3000 Гц и /2 = 6000 Гц, /1 = 400 Гц и /2 = 800 Гц со сдвигом фаз g = 0 (б) и g = 145° (г)

Рис. 2.61. Зависимости отношения скоростей в точке x/d = 8 на оси струи от сдвига фаз при двухчастотном акустическом возбуждении при 工=125 дБ; / - Sts = 0,4 и 0,8, 2 — St§ = 3 и 6, 3 - St§ = 3,9 и 7,8Рис. 2.61. Зависимости отношения скоростей в точке x/d = 8 на оси струи от сдвига фаз при двухчастотном акустическом возбуждении при 工=125 дБ; / - Sts = 0,4 и 0,8, 2 — St§ = 3 и 6, 3 - St§ = 3,9 и 7,8xjxj002345 St.2345 St.

Рис. 2.61. Зависимости отношения скоростей в точке x/d = 8 на оси струи от сдвига фаз при двухчастотном акустическом возбуждении при 工=125 дБ; / - Sts = 0,4 и 0,8, 2 — St§ = 3 и 6, 3 - St§ = 3,9 и 7,8

Рис. 2.61. Зависимости отношения скоростей в точке x/d = 8 на оси струи от сдвига фаз при двухчастотном акустическом возбуждении при 工=125 дБ; / - Sts = 0,4 и 0,8, 2 — St§ = 3 и 6, 3 - St§ = 3,9 и 7,8

xj

xj

0

0

2345 St.

2345 St.

Рис. 2.62. Изменение отношения скоростей в точке x/d = 8 на оси струи при двухчастотном акустическом возбуждении в зависимости от меньшего из двух чисел Струхаля.

I - одночастотное возбуждение, 2 - двухчастотное возбуждение при д = 0, 3 - двухчастотное возбуждение при g = 145°

струи от меньшего из чисел Струхаля Sts при двухчастотном акустическом возбуждении при L = 125 дБ и сдвиге фаз 9? = 0 и 145°, а также при одночастотном возбуждении. Отсюда следует, что при низких частотах двухчастотное акустическое возбуждение оказывается эффективнее одночастотного; при высокочастотном возбуждении двухчастотное и одночастотное возбуждения дают практически совпадающие результаты. На рис. 2.63 приведено изменение вдоль оси струи на участке протяженностью 10 калибров средней скорости и продольных пульсаций скорости при отсутствии акустического возбуждения, при одночастотном возбуждении, а также при двухчастотном возбуждении со сдвигом фаз 夕=0 и 145° для

низкочастотного (Sts = 0,4 и 0,8) и высокочастотного (Sts = 3,9 и 7,8) возбуждения. Эти результаты наглядно демонстрируют эффективность двухчастотного возбуждения струи по сравнению с одночастотным при низких частотах и, наоборот, - неэффективность при высоких частотах.

Рис. 2.63. Изменение средней скорости и среднеквадратичных значений пульсаций скорости вдоль оси струи для невозбужденной струи (/), одночастотного возбуждения (2), двухчастотного возбуждения при сдвиге фаз з=0 (3) и з = 145° (4); а - Sts = 0,4; б- St§ = 3,9

Акустическое возбуждение турбулентной струи при нарушении гармоничности воздействующего сигнала

Как известно, при генерации звука чистого тона различного рода излучателями в спектрах акустического сигнала, помимо основной тональной составляющей, вследствие нелинейности акустических характеристик излучателя (громкоговорителя) образуются и составляющие на частотах гармоник. Относительный уровень гармонических составляющих высших порядков, как правило, возрастает с увеличением уровня возбуждающего сигнала.

В наших опытах по акустическому возбуждению турбулентных струй, как и в аналогичных опытах других исследователей, использовавших электродинамические излучатели звука, уровень гармоник был существенно ниже уровня основной составляющей, так что наличие этих гармоник не оказывало существенного влияния на процесс воздействия акустических колебаний на струю. Следовательно, можно утверждать, что в большинстве экспериментальных исследований акустического возбуждения турбулентных струй и слоев смешения имело место тональное, гармоническое воздействие.

Как указывалось в п. 2.14, повышение эффективности управления аэродинамическими характеристиками турбулентной струи с помощью акустического возбуждения может быть достигнуто при многочастотном возбуждении на основной частоте и ее субгармониках при соответствующих сдвигах их фаз. Другой способ повышения эффективности акустического управления может быть связан с изучением влияния формы акустического сигнала при его заметных отличиях от гармонического. Изменение формы

Рис. 2.64. Прямоугольные периодические электрические импульсы, зависимость напряжения о от времени t; к = То/Т

Рис. 2.65. Осциллограммы пульсаций давления вблизи кромки сопла при к = 0,1- 0,9, / = 500 Гц и Lo = 120 дБ

36912 / кГц

Рис. 2.66. Узкополосные спектры пульсаций давления при k = var и характерной частоте / =3000 Гц

сигнала может привести к изменению крутизны фронта волны давления, воздействующей на кромку сопла и генерирующей образование вихревых возмущений (вихревых колец).

Ниже представлены результаты экспериментального исследования влияния формы воздействующего на струю акустического сигнала на ее аэродинамические характеристики. Экспериментально исследовано изменение средней скорости и продольных пульсаций скорости в фиксированной точке на оси струи (x/d = 8) при поперечном акустическом облучении струи при различных частотах, уровнях и форме звукового сигнала [2.19]. Экспериментальная установка описана в работе [2.22]. Ее основные параметры: диаметр сопла d = 0,02 м, скорость истечения ио = 10 и 20 м/с, соответствующие числа Рейнольдса Re = u^d/v = 1,4 • 104 и 2,8 • 104. Начальный пограничный слой был близок к ламинарному.

Акустическое возбуждение осуществлялось электродинамическим излучателем (динамиком). На катушку динамика подавались гармонический сигнал (для генерации гармонического акустического возбуждения) или же периодические прямоугольные электрические импульсы, которые преобразовывались в периодические акустические сигналы определенной формы. При этом каждый положительный прямоугольный электрический импульс, подаваемый на катушку электродинамического излучателя, приво-

дил к формированию импульсов давления разных знаков в акустическом поле. Изменение формы этих сигналов достигалось при изменении параметров периодических прямоугольных электрических импульсов, которые характеризуются периодом , соответствующим уровнем (напряжением) и отношением длительности импульса То к периоду k = Tq/T = 0,1; 0,3; 0,5 и 0,9 (рис. 2.64).

На рис. 2.65 и 2.66 представлены для случая / = 3000 Гц и Lo = =120 дБ осциллограммы пульсаций давления вблизи кромки сопла и соответствующие узкополосные спектры при различных значениях параметра к = Tq/T = 0,1 - 0,9 и при гармоническом сигнале. Неоходимо отметить, что при заметных отличиях осциллограмм пульсаций давления вблизи кромки сопла от гармонических соответствующие спектры характеризуются большим числом сравнительно мощных гармоник. Следовательно, в этом случае по существу реализуется многочастотное акустическое возбуждение струи. При этом в качестве характерной частоты / в дальнейшем использовалась частота прямоугольных электрических импульсов, которые подавались на динамик. В случае гармонического сигнала, как следует из спектра на рис. 2.63, уровень гармоник пренебрежимо мал (он на 40 - 50 дБ

0,60,60,90,90,80,8仇7仇7002462468 St、8 St、Рис. 2.67. Зависимости и/и_ = Fi(k, Sts) и и /и_ = £(k,St$) в точке x/d = 8 на оси струи при “о = 10 м/с и 工。=130 дБ, vs/uq = 1,5%Рис. 2.67. Зависимости и/и_ = Fi(k, Sts) и и /и_ = £(k,St$) в точке x/d = 8 на оси струи при “о = 10 м/с и 工。=130 дБ, vs/uq = 1,5%

0,6

0,6

0,9

0,9

0,8

0,8

仇7

仇7

0

0

246

246

8 St、

8 St、

Рис. 2.67. Зависимости и/и_ = Fi(k, Sts) и и /и_ = £(k,St$) в точке x/d = 8 на оси струи при “о = 10 м/с и 工。=130 дБ, vs/uq = 1,5%

Рис. 2.67. Зависимости и/и_ = Fi(k, Sts) и и /и_ = £(k,St$) в точке x/d = 8 на оси струи при “о = 10 м/с и 工。=130 дБ, vs/uq = 1,5%

Рис. 2.68. Зависимость и/и_ =屮i(St§) и и'[и]=屮2(St§) для к = 0,0 (7) и гармонического сигнала (2) в точке 力/d = 8 на оси струи при “о = =20 м/с и Ео = 130 дБ, v's/uq = 0,75%

меньше уровня основного тона). Интересно отметить, что с ростом частоты /, независимо от значений параметра к = 0,1 - 0,9 осциллограммы и спектры все более соответствуют гармоническим колебаниям, особенно при

Рис. 2.69. Изменение вдоль оси струи средней скорости u/uq и среднеквадратичных пульсаций скорости при поперечном акустическом возбуждении Sts = 6, “о = 10 м/с,工о = 130 дБ, Vg/uo = 1,5%.

7 - к = 0,9, 2 — необлученная струя, 3 - гармоническое возбуждение

приближении частоты / к / = 10000 Гц.

На рис. 2.67 и 2.68 приведены результаты термоанемометрических измерений зависимостей и/и_ = 冃(友，Sts) и uf/иг_ = 乃(友,Sts) в фиксированной точке на оси струи x/d = 8 при ио = 10 и 20 м/с (Re = 1,4 • 104 и 2,8 • 104). Там же представлены соответствующие результаты для случая гармонического возбуждения. Наиболее интересные результаты получены при высокочастотном возбуждении (Sts = 3 - 8). Здесь при к = 0,1 - 0,9 уменьшение uf/uf_ и увеличение и/и_ заметно больше, чем при гармоническом возбуждении.

Следует отметить, что при одинаковом значении уровня звукового давления вблизи кромки сопла Lq с 130 дБ с увеличением скорости от “о = =10 м/с до 20 м/с эффективность высокочастотного возбуждения струи негармоническим сигналом уменьшается. Так, при “о = 10 м/с в точке x/d = 8 на оси струи минимум иг/иг_ при Sts = 4 для гармонического и негармонического сигнала соответственно равен 0,9 и 0,7, в то время как при “о = 20 м/с эти значения равны 0,92 и 0,82. Это обусловлено тем, что в обоих случаях разнятся значения vfs/〃о, составляющие, соответственно, 1,5 и 0,75%. Для того, чтобы в обоих случаях получился одинаковый эффект при увеличении скорости истечения в два раза (от 10 до 20 м/с) следует увеличить уровень звукового давления на 6 дБ, т.е. вместо Lq = 130 дБ задать 136 дБ.

На рис. 2.69 представлены зависимости 〃/〃о и u"uq от продольной координаты для турбулентной струи (“о = 10 м/с) при гармоническом и негармоническом (к = 0,9) акустическом возбуждении (Sts = 6, о：/〃о = =1,5%) и при отсутствии возбуждения. Эти зависимости иллюстрируют эффективность негармонического возбуждения по сравнению с гармоническим для реализации эффекта ослабления турбулентности.

Акустическое возбуждение некруглых струй

Были исследованы аэродинамические характеристики турбулентных акустически возбужденных затопленных струй, истекающих из сопел некрутого поперечного сечения. В качестве линейного размера таких струй принимался эквивалентный диаметр некрутого сопла, выходная площадь поперечного сечения которого равна площади круглого сопла.

Наиболее интересные результаты по низкочастотному акустическому возбуждению некрутых струй получены для эллиптического поперечного сечения выходного сечения сопла применительно к начальному ламинарному и турбулентному пограничным слоям [2.44,2.47]. В качестве примера на рис. 2.70 для эллиптического сечения сопла с отношением осей 2 : 1 представлено изменение продольных пульсаций скорости вдоль оси струи x/de при числах Струхаля акустического возбуждения Sts = 0 - 0,9 и уровне возбуждения 〃:/“о = 2% для начального ламинарного (рис. 2.66,о) и турбулентного (рис. 2.66,6) пограничного слоя. Числа Рейнольдса Re = =“о成沙=105 и 3,2 • 104. В цитированных работах было, в частности,

Рис. 2.70. Распределение продольных пульсаций вдоль оси эллиптической струи при отношении осей на срезе сопла 2 : 1 и 乂 /а。= 2% при разных значениях числа Струхаля Sts = fde/uQ. Начальный пограничный слой - ламинарный(а); то же при начальном турбулентном пограничном слое (б)

323211051015 x/de 51015 x/de051015 x/de 51015 x/deРис. 2.71. Влияние акустического возбуждения (Sts = 0,4) на переориентацию вдоль по потоку большой и малой осей поперечного сечения струи при начальном ламинарном (а) и турбулентном (6) пограничных слоях. Удлинение эллиптического выходного сечения сопла 2 : 1.7 - при отсутствии акустического возбуждения, 2 - при наличии акустического возбуждения, 3 - вдоль малой оси симметрии, 4 - вдоль большой оси симметрии; светлые значки соответствуют невозбужденной струе, затемненные - возбужденнойРис. 2.71. Влияние акустического возбуждения (Sts = 0,4) на переориентацию вдоль по потоку большой и малой осей поперечного сечения струи при начальном ламинарном (а) и турбулентном (6) пограничных слоях. Удлинение эллиптического выходного сечения сопла 2 : 1.7 - при отсутствии акустического возбуждения, 2 - при наличии акустического возбуждения, 3 - вдоль малой оси симметрии, 4 - вдоль большой оси симметрии; светлые значки соответствуют невозбужденной струе, затемненные - возбужденной

3

2

3

2

1

1

051015 x/de 51015 x/de

051015 x/de 51015 x/de

Рис. 2.71. Влияние акустического возбуждения (Sts = 0,4) на переориентацию вдоль по потоку большой и малой осей поперечного сечения струи при начальном ламинарном (а) и турбулентном (6) пограничных слоях. Удлинение эллиптического выходного сечения сопла 2 : 1.

7 - при отсутствии акустического возбуждения, 2 - при наличии акустического возбуждения, 3 - вдоль малой оси симметрии, 4 - вдоль большой оси симметрии; светлые значки соответствуют невозбужденной струе, затемненные - возбужденной

Рис. 2.71. Влияние акустического возбуждения (Sts = 0,4) на переориентацию вдоль по потоку большой и малой осей поперечного сечения струи при начальном ламинарном (а) и турбулентном (6) пограничных слоях. Удлинение эллиптического выходного сечения сопла 2 : 1.

7 - при отсутствии акустического возбуждения, 2 - при наличии акустического возбуждения, 3 - вдоль малой оси симметрии, 4 - вдоль большой оси симметрии; светлые значки соответствуют невозбужденной струе, затемненные - возбужденной

показано, что с помощью акустического возбуждения эллиптической струи можно управлять местоположением вдоль по потоку начала переориентации большой и малой осей поперечного сечения струи. На рис. 2.71 показано нарастание эффективной толщины 5〃2 эллиптической струи в продольном направлении при отсутствии и наличии акустического возбуждения (St = fde/u()= 0,4, 〃:/“о = 2,5%) вдоль малой и большой осей симметрии для случаев начального ламинарного (о) и турбулентного (б) пограничных слоев. Отсюда видно, что акустическое возбуждение заметно смещает сечение, в котором начинается переориентация его большой и малой осей.

Акустическое возбуждение турбулентных струй, истекающих из сопел сложного поперечного сечения с острыми углами (равносторонние и равнобедренные треугольники, звездообразные сопла), позволяет также ослабить крупномасштабные когерентные структуры и, таким образом, усилить относительную роль мелкомасштабного смешения [2.41,2.42].

Литература

Белоглазов Б.П., Гиневский А.С. Влияние начальной турбулентности и начального масштаба турбулентности на характеристики спутных струй // Промышленная аэродинамика. 1985. : № 1(33). С. 195-212.

Белоцерковский С.М. , Гиневский А.С. Моделирование турбулентных струй и следов на основе метода дискретных вихрей / М.: Физматлит. 1995. 368 с.

Борисов Ю.Я., Гынкина Н.М. Возбуждение высокоскоростных струй акустическими колебаниями // Акустический журнал. 1975. Том XXI . Вып. 3. С. 364-371.

Ван Дайк М. Альбом течений жидкости и газа / М.: Мир. 1986. 182 с.

Власов Е.В., Гиневский А. С. Акустическое воздействие на аэродинамические характеристики турбулентной струи // Изв. АН СССР. Механ. жидк. и газа. 1967. №4. С. 133-138

Власов Е.В., Гиневский А.С. Генерация и подавление турбулентности в осесимметричной турбулентной струе при акустическом воздействии // Изв. АН СССР. Механика жидкости и газа. 1973. № 6. С. 37-43.

ВласовЕ.В., Гиневский А. С. Вибрационное воздействие на аэродинамические характеристики турбулентной струи // Промышленная аэродинамика. 1973. Вып.30. М.: Машиностроение. С. 145-149.

Власов Е.В., Гиневский А.С. Воздействие звуковых колебаний на характеристики турбулентной затопленной струи / Труды ЦАГИ. 1975. Вып. 1655. С. 23-32.

Власов Е.В., Гиневский А.С. Когерентные структуры в турбулентных струях и следах / Итоги науки и техники, сер. Механика жидкости и газа, том 20. М.: ВИНИТИ, 1986. С. 3-84.

Власов Е.В., Гиневский А.С. Акустическое возбуждение турбулентной струи на основной частоте и ее субгармонике / В кн.: Проблемы механики и некоторые современные аспекты науки / М.: Наука. 1993. С. 99-107.

Власов Е.В., Гиневский А.С., Каравосов Р.К. Когерентные структуры в спутных турбулентных струях / В сб.: Турбулентные струйные течения. Часть 1. С. Таллин. 1979. С. 20-27.

Власов Е.В., Гиневский А. С, КаравосовР.К. Исследование влияния вибраций сопла на аэродинамические характеристики струи /В кн.: Струйные течения жидкостей и газов. Часть 2. Новополоцк. 1982. С. 9-16.

Власов Е.В., Гиневский А.С., Каравосов Р.К. Аэроакустические характеристики акустически возбужденных струй / В кн.: Акустика турбулентных потоков. М.: Наука. 1983. С. 14-21.

Власов Е.В., Гиневский А. С., Каравосов Р.К. Влияние модового состава акустических возмущений на аэродинамические характеристики струи // Аку- стич. журнал. 1986, № 4. С. 526-527.

ВласовЕ.В., Гиневский А. С, КаравосовР.К. Исследование аэродинамических и акустических характеристик акустически возбужденных струй / В кн.: Современные проблемы аэромеханики. М.: Машиностроение. 1987. С. 154168.

Власов Е.В., Гиневский А.С., Каравосов Р.К., Макаренко Т.М. Акустическое возбуждение турбулентной струи, истекающей из диафрагмы / В кн.: Современные проблемы аэрогидромеханики. Том 2. 1999. М.: Издание ИПРИМ РАН. С. 156-161.

Власов Е.В., Гиневский А.С., Каравосов Р.К., Макаренко Т.М. О подавлении турбулентности в дозвуковых струях при их высокочастотном акустическом возбуждении // Изв. РАН. Механ. жидк. и газа. 1999. № 1. С. 28-34.

Власов Е.В., Гиневский А.С., Каравосов Р.К., Макаренко Т.М. Экспериментальное исследование двухчастотного акустического возбуждения круглой турбулентной струи // Изв. РАН. Механ. жидк. и газа. 2001. № 6

Власов Е.В., Гиневский А.С., Каравосов Р.К., Макаренко Т.М. Воздействие негармонического акустического сигнала на турбулентную струю // Инж.- физ. журнал. 2001. Т. 74. № 5. С. 3 3—3 5.

Власов Е.В., Гиневский А.С., Каравосов Р.К., Макаренко Т.М. О смене знака высокочастотного акустического воздействия на турбулентную струю с ростом уровня возбуждения // Инж.-физ. журн. 2001. Т. 74 № 1. С. 8-9

Власов Е.В., Гиневский А.С., Каравосов Р.К., Макаренко Т.М. Особенности высокочастотного акустического возбуждения турбулентных струй при изменении интенсивности акустического поля // Труды ЦАГИ. 2001. Вып. 2647.

Власов Е.В., Гиневский А.С., Макаренко Т.М. Влияние поперечного акустического облучения на интенсификацию смешения и деформацию сечения круглой струй // Ученые записки ЦАГИ. 1997. Том XVIII, № 2. С. 82-86.

Власов Е.В., Гиневский А.С., Макаренко Т.М. Влияние режима течения в начальном пограничном слое на эффект ослабления турбулентности при акустическом облучении струи // Инж.-физ. журнал. 1998. Том 71, № 1. С. 81-85.

Герценштейн С.Я., Сухоруков А.Н. О жестком возбуждении трехмерных конечно-амплитудных режимов в струйных течениях // Докл. РАН. 1998. Том 359, № 5. С. 629-631

Гиневский А.С. Методы управления турбулентным смешением в струях / В кн.: Научные основы турбулентных явлений. М.: Наука, 1992. С. 212-228.

Гиневский А. С., Власов Е.В., Колесников А.В. Аэродинамические взаимодействия / М.: Машиностроение. 1978. 177 с.

Гиневский А.С., Почкина К.А. Влияние начальной турбулентности на характеристики осесимметричной затопленной турбулентной струи // Инж.-физ. журнал. 1967. Том 12, № 1. С. 15-19.

Гуревич М.И. Теория струй идеальной жидкости / М.: Физматлит. 1979. 536 с.

Исатаев С.И., Тарасов С.Б. О воздействии на струю акустического поля вдоль оси струи // Изв. АН СССР. Механ. жидкости и газа. 1971. № 2. С. 164-167.

Исатаев С.И., Тарасов С.Б. О характерных частотах в спектрах пульсаций скорости начального участка осесимметричных струй / Сб.: Прикладная и теоретическая физика. Алма-Ата. 1972. Вып. 4. С. 247-252.

Исатаев С.И., Тарасов С.Б. О характерных масштабах пульсаций скорости в переходной области свободных осесимметричных струй / Сб.: Прикладная и теоретическая физика. Алма-Ата. 1975. Вып. 7. С. 140-146.

Крайтон Д. Акустика как ветвь гидромеханики / В кн.: Современная гидродинамика. Успехи и проблемы. М.: Мир. 1984. С. 359-412.

Кудряшов А.В., Мансфелъд А.Д., Рабинович М.И., Сущик М.М. Модуляционный механизм подавления турбулентности в сдвиговых течениях // Докл. АН СССР. 1984. Т. 277. № 1. С. 61-64.

Павельев А.А., Цыганок В.И. Влияние акустики и режима течения в пограничном слое на стенках сопла на слой смешения затопленной струи // Изв. АН СССР. Механ.жидкости и газа. 1982. № 6. С. 36Т2.

Пимштейн В.Г. Аэроакустические взаимодействия. Структура и шум турбулентных струй / Альбом. ЦАГИ. 1999. 64 с.

Фурлетов В.И. О воздействии звуковых колебаний на турбулентную струю газа // Изв. АН СССР. Механ. жидкости и газа. 1969. №5. С. 166-171.

Ahuja К.К., Lepicovsky J, Burrin R.H. Acoustic and turbulence measurements of a tone excited jet with and without flight simulation // AIAA Pap., 1981. № 2007. lip.

Arbey H., Ffowcs Williams J.E. Active cancellation of pure tones in a excited jet //J. Fluid Meeh. 1984. Vol. 149. P. 445-454.

Crow S.C., Champagne EH. Orderly structure in jet turbulence 〃 J.Fluid Meeh. 1971. Vol.48,№3.P. 547-591.

Ginevsky A.S. Acoustic, vibrational, and aerodynamical methods of turbulent mixing control / In: The Active Control of Vibration. Symposium, 5-8 September 1994. London. P. 203-207.

Gutmark E., Schades K.C., Parr D.M., Harris C.K., Wilson K.J. The mean and turbulent structure of noncircular jets // AIAA Pap. 1985.№543.9p.

Gutmark E., Schadow К C, Wilson KJ., Parr D.M. Small-scale mixing enhancement in acoustically excited jets // AIAA Pap. 1986. № 1885. 6 p.

Ho-Chih-Ming, Huerre P. Perturbed free shear layers // Ann. Rev. Fluid Meeh. 1984. Vol. 16. P. 365T24.

Husain H.S., Hussain А.К.М.Е Excited elliptic jets // AIAA Pap. 1985. № 544. 10 p.

Husain H. S, Hussain E Subharmonic resonance in a shear layer / Adv. Turbulence 2. Proc. 2九° Eur. Turbulence Conf. Berlin, Aug.30-Sept.2. 1988. P. 96-101.

Hussain A.K.M.E Coherent structures - reality and myth // Phys. Fluids. 1983. Vol. 26, № 10. P. 2816-2859.

Hussain E, Husain H.S. Elliptic jets. Part 1. Characteristics of unexcited and excited jets 〃工 Fluid Meeh. 1989. Vol. 208. P. 257-320.

Kibens К Discrete noise spectrum generated by an acoustically jet // AIAA J. 1980. Vol. 18, № 4. P. 434-441.

Lairfer J, Zhang X. Unsteady aspects of a low Mach number jet // Phys. Fluids. 1983. Vol. 26, № 7. P. 1740-1750.

Lepicovsky J., Ahuja K.K., Salikuddin M. An experimental study of tone-excited heated jets 〃工 Propulsion. 1986. Vol. 2, № 2. P. 149-154.

Lepicovsky J, Brown W.H. Effects of nozzle excite boundary-layer conditions on excitability on heated free jets // AIAA Journal. 1989. Vol.27, № 6. P. 712-718.

Long T.A., Petersen R.A. Controlled interaction in forced axisymmetric jet. Part 1. The distortion of the mean flow // Journal of Fluid Meeh. 1992. Vol. 235. P. 37-55.

Michalke A. Instabilitat eines kompressiblen runden Freistrahls unter Berucksich- tigung des Einflusses der Strahlgrenzschichtdicke // Z. Flugwissensch. 1971. B. 19.№8—9.S.319—328.

Nallasamy M, Hussain A.K.M.E Effects of excitation on turbulence levels in a shear layer I I Trans. ASME. J. Fluids Eng. 1989. Vol. 111. P. 102-104.

NgT.T., Bradley T.A. Effect of multi-frequrncy forcing on the near field development of a jet // AIAA Pap. 1987. № 54. 9 p.

OgavaN., MakiH., Kuroda K. Studies on tone-excited jet I I Trans. Jap. Soc. Meeh. Eng. B. 1993, Vbl.59, № 566. P. 41T7.

Parekh D.E., Reynolds W.C., Mungal M.G. Bifurcation of round air jet by dualmode acoustic excitation // AIAA Pap. 1987. № 164. 7 p.

Paschereit С. O.,吗gnanskiL, Fielder H.E. Experimental investigation of subsonic resonance in an axisymmetric jet 〃工 Fluid Meeh. 1995. Vbl.283. P. 365To7.

Petersen R.A., Kaplan R.E., Lairfer J. Ordered structures and jet noise. NASA Contractor Rep. № 134733. 1974.

Raman G., Rice E.J. Axisymmetric jet forced by fundamental and subharmonic tones // AIAA Journal. 1991. Vol. 29. № 7. P. 1114-1122.

Raman G., Rice E.J., Mankbadi R.R. Saturation and a limit of jet mixing enhancement by single frequency plane wave excitation : experiment and theory/ AIAA/ASME/ SIAM/APS. 1st Nat. Fluid Dyn. Congr., Cincinnati. Ohio. July 25-28, 1988.: Collect. Pap., Pt. 2. P. 1000-1007.

Raman G., Zaman K.B.M.Q., Rice E.J. Initial turbulence effect on jet evolution with and without tonal excitation // Phys. Fluids A. 1989. Vol. 1, № 7. P. 12401248.

Rockwell D. O. External excitation of planar jets // Trans. ASME. J. Appl. Meeh., 1972. Vol. 39. № 4. P. 883-890.

Schmidt С. Aerodynamic characterization of excited jets // J. Sound and Vibr. 1978. Vol. 61. № l.P. 148-152.

Schadow K.C., Wilson K.J., Parr D.M., Bicker C.J., Gutmark E. Reduction of flow coherence in forced, subsonic jets 〃 AIAA Pap. 1985. № 1109. 8 p.

Vlasov Ye. V., Ginevsky A.S., Karavosov R.K., Makarenko T.M. Experimental investigation of turbulent jet expiring from the diaphragm / In: Experimental and Computational Aerothermodynamics of Internal Flows. Proceedings. Vol. II. August 31 to September 2. 1999. Dresden. Germany. P. 256-260.

Vlasov Ye. V., Ginevsky A.S., Pimshtein 匕G. Multifrequency acoustic excitation of coherent structures of subsonic turbulent jets / Proc, of the 5th EPS Liquid State. Conference held in the Institute for Problems in Mechanics USSR Academy of Sciences. Moscow. October 16-21, 1989. P. 133-136.

Vlasov Ye. V., Ginevsky A.S., Pimshtein 匕G. Control of coherent structures and aero-acoustic characteristics of subsonic and supersonic turbulent jets / In: DGLR/AIAA 14*拉 Aeroacoustics Conference. May 11-14. 1992. DGLR-Bericht 92-03. P. 672-678.

Zaman K.B.M.Q., Hussain A.K.M.E Turbulence suppression in free shear flows by controlled excitation // J. Fluid Meeh. 1981. V. 103. P. 133-159.

Zaman K.B.M.Q., Rice E.J. On the mechanism of turbulence suppression in free shear flows under acoustic excitation // AIAA Paper. 1992. № 65. lip.

Лебедев Л.Л., Павельев A.A. Влияние формы кромки сопла на акустическую чувствительность струи// Изв. РАН. Механика жидкости и газа. 2001. № 6

ГЛАВА 2

УПРАВЛЕНИЕ АЭРОДИНАМИЧЕСКИМИХАРАКТЕРИСТИКАМИ ДОЗВУКОВЫХ ТУРБУЛЕНТНЫХСТРУЙ

Восприимчивость турбулентных струй к слабымгармоническим акустическим возмущениям. Влияниечастоты возбуждения

Аэродинамические характеристики турбулентных струй и слоев смешения могут быть изменены путем периодического воздействия на течение в их начальном сечении. Такое воздействие может быть реализовано при создании периодического изменения расхода жидкости или газа через сопло, путем вибраций сопла или же возбуждения слоя смешения на кромке сопла с помощью вибрирующей ленточки. Перечисленные способы управления связаны с механическим воздействием на поток, поскольку все они требуют непосредственного воздействия на геометрию устройств, формирующих струйное течение [2.25]. Механизм их воздействия на струю обусловлен периодическим возбуждением струи, вследствие чего в выходном сечении круглого сопла генерируются кольцевые периодические вихри; их взаимодействие друг с другом существенно изменяет течение в слое смешения начального участка струи.

При акустическом облучении турбулентной струи непосредственное взаимодействие акустического поля с турбулентными пульсациями в струе практически не имеет места, так как длина акустических волн существенно превышает характерный размер сопла (его диаметр) или толщину пограничного слоя в начальном сечении слоя смешения. Однако акустические волны генерируют вихревые возмущения на неоднородности течения [2.32,2.43], на кромке сопла в случае струи или на задней кромке разделяющей два потока пластины в случае слоя смешения. Эти возмущения и воздействуют на вихревую систему слоя смешения в начальном участке струи подобно тому, как это наблюдается при механическом воздействии на поток. При этом акустическое возбуждение обладает важным преимуществом дальнодействия, т.е. оно не требует введения в поток каких-либо препятствий или подвижных устройств.

Рассмотрим простейшие схемы одночастотного акустического возбуждения струи. Различают продольное (по потоку и навстречу потоку) облучение струи, а также поперечное и радиальное облучение (рис. 2.1). При

продольном и радиальном возбуждении струи под действием звуковых волн на срезе сопла образуются и сносятся вниз по потоку осесимметричные периодические вихревые кольца; при поперечном акустическом возбуждении на кромке среза круглого образуются скошенные вихревые кольца [2.35], они более интенсивны со стороны излучателя и менее интенсивны с противоположной стороны. Это обстоятельство, как будет показано в дальнейшем, обусловливает некоторое различие акустического воздействия на струю при ее продольном и поперечном облучении.

аб

Рис. 2.1. Схемы продольного, поперечного и радиального акустического облучения струи: а - продольное облучение по потоку, 6 - продольное облучение навстречу потоку 6 - поперечное облучение, г - радиальное облучение

При слабом продольном периодическом возбуждении струи звуковые волны на частоте неустойчивости струи [2.4] генерируют кольцевые вихри более регулярные (рис.2.2,о), чем при невынужденном возникновении неустойчивости (рис.2.2,б). В обоих случаях эти вихри образуются на кромке сопла. Следует отметить, что возбужденные звуком вихревые кольца более интенсивны, чем в случае отсутствия периодического возбуждения, они позже спариваются и позже разрушаются.

При воздействии на струю слабых акустических колебаний наибольший интерес представляют гармонические (синусоидальные) колебания, которые характеризуются двумя параметрами - частотой и амплитудой. Уже первые эксперименты по тональному акустическому возбуждению низкоскоростных турбулентных струй показали, что последние восприимчивы к акустическим колебаниям.

В работах [2.5,2.6] впервые были обнаружены два эффекта противоположной природы при поперечном и продольном акустическом облучении турбулентной струи в зависимости от частоты облучения [2.5,2.6]. Было установлено, что при частотах fs , соответствующих числам Струхаля Sts = 0,2 - 0,6 (низкочастотное облучение) происходит интенсификация

Рис. 2.2. Образование по следовательно сти вихревых колец при продольном (по потоку) акустическом облучении струи (а) и при отсутствии акустического возбуждения струи (б)

перемешивания, утолщается слой смешения и уменьшается длина начального участка, возрастают продольные и радиальные пульсации скорости на оси струи и укрупняются периодические вихри в пределах ее начального участка, усиливается эжектирующая способность струи. При частотах fs , соответствующих числам Струхаля Sts = 1,5 - 5 (высокочастотное облучение) происходит ослабление перемешивания, утончается слой смешения и возрастает длина начального участка, уменьшаются продольные и радиальные пульсации скорости на оси струи и измельчаются периодические вихри в пределах начального участка, ослабевает эжектирующая способность струи.

Рис. 2.3. Изменение средней скорости и продольных пульсаций скорости вдоль оси струи при ее поперечном акустическом облучении при Sts = var (Re = 1.36 • КД б。= i%, а。= 20 м/с, L = 120 дБ)

Эти эффекты были установлены вначале для низко скоро стных струй (скорость истечения “о < 100 м/с, диаметр сопла d = 10 - 50 мм, L = = 100 - 120 дБ). В дальнейшем для оценки интенсивности акустического облучения струи использовался безразмерный параметр, равный отношению среднеквадратичного значения пульсаций скорости в звуковой волне вблизи кромки сопла при отсутствии потока к скорости истечения “о , т.е. для продольного облучения е:US = (Ю)1/2Ло, для поперечного облучения evs = (〈о，〉1/2/〃о. В ряде случаев для упрощения записи принимается gUs = 〃：/〃厶 и evs = 以/“о, причем здесь ufs и vfs представляют собой не мгновенные пульсации скорости в звуковой волне, а их среднеквадратичные значения. Значения urs и vrs определяются по значениям L с помощью

4 А.С.Гиневский

известной формулы для плоской звуковой волны pfs = paufs или pfs = pav's , где p's - пульсации давления в звуковой волне. Поскольку £ = 20 ig(夕:/夕*), то 〃:/“о = p^lQ1"^0/раи(), где 夕* = 2 • 10-5 Па, р и а - плотность и скорость звука в потоке на срезе сопла. Величины £〃$ и £vs обычно находятся в пределах 0,05 - 2%.

Указанные два эффекта - интенсификация и ослабление перемешивания в начальном участке струи - реализуется при числах Струхаля, соответствующих Sts = 0,2 - 0,6 и Sts = 1,5 - 5, которые характерны для когерентных структур ближе к концу начального участка (力/d = 3 - 5) и в присопловой части слоя смешения (x/d < 1).

Приведем некоторые результаты экспериментов, иллюстрирующие упомянутые выше эффекты для круглых струй. На рис. 2.3 показаны изменения средней скорости и продольных пульсаций скорости вдоль оси струи при ее поперечном [2.5] акустическом облучении, на рис. 2.4 - аналогичные результаты при продольном и поперечном [2.26] акустическом облучении струи.

На рис. 2.5 представлены зависимости для средней скорости и/и_ = =夕i(Sts) и продольных пульсаций скорости uf/uf_ =夕2(Sts) для фиксированной точки на оси струи x/d = 8, которые иллюстрируют диапазоны

Рис. 2.4. Изменение средней скорости, продольных и радиальных пульсаций скорости вдоль оси турбулентной струи при ее продольном и поперечном акустическом возбуждении./ - продольное облучение, II - поперечное облучение.Re = 1,4 • 104, Мо = 0,059, us/u0 = 0,1%, ^/^о = 0,4%Рис. 2.4. Изменение средней скорости, продольных и радиальных пульсаций скорости вдоль оси турбулентной струи при ее продольном и поперечном акустическом возбуждении./ - продольное облучение, II - поперечное облучение.Re = 1,4 • 104, Мо = 0,059, us/u0 = 0,1%, ^/^о = 0,4%

Рис. 2.4. Изменение средней скорости, продольных и радиальных пульсаций скорости вдоль оси турбулентной струи при ее продольном и поперечном акустическом возбуждении.

/ - продольное облучение, II - поперечное облучение.

Re = 1,4 • 104, Мо = 0,059, us/u0 = 0,1%, ^/^о = 0,4%

Рис. 2.4. Изменение средней скорости, продольных и радиальных пульсаций скорости вдоль оси турбулентной струи при ее продольном и поперечном акустическом возбуждении.

/ - продольное облучение, II - поперечное облучение.

Re = 1,4 • 104, Мо = 0,059, us/u0 = 0,1%, ^/^о = 0,4%

Рис. 2.5. Кривые nm/(nm)_ = Q(St§) и 〃*/(〃*)— = ^2(Sts) для фиксированной точки на оси струи x/d = 8 при поперечном облучении струи, L = 110 - 120 дБ.Рис. 2.5. Кривые nm/(nm)_ = Q(St§) и 〃*/(〃*)— = ^2(Sts) для фиксированной точки на оси струи x/d = 8 при поперечном облучении струи, L = 110 - 120 дБ.12345-12345-d = 55 мм, “о d = 30 мм, “о d = 10 мм, “о d = 30 мм, “о d = 30 мм, “оd = 55 мм, “о d = 30 мм, “о d = 10 мм, “о d = 30 мм, “о d = 30 мм, “о=57 м/с, Re = 2,4 • 105; =56 м/с, Re = 2,4 • 105; =44 м/с, Re = 3,3 • 105; =13,5 м/с, Re = 3 • 105; =114 м/с, Re = 2,6 • 105

Рис. 2.5. Кривые nm/(nm)_ = Q(St§) и 〃*/(〃*)— = ^2(Sts) для фиксированной точки на оси струи x/d = 8 при поперечном облучении струи, L = 110 - 120 дБ.

Рис. 2.5. Кривые nm/(nm)_ = Q(St§) и 〃*/(〃*)— = ^2(Sts) для фиксированной точки на оси струи x/d = 8 при поперечном облучении струи, L = 110 - 120 дБ.

1

2

3

4

5-

1

2

3

4

5-

d = 55 мм, “о d = 30 мм, “о d = 10 мм, “о d = 30 мм, “о d = 30 мм, “о

d = 55 мм, “о d = 30 мм, “о d = 10 мм, “о d = 30 мм, “о d = 30 мм, “о

чисел Струхаля, соответствующие интенсификации [и/и_ < 1, £〔и] > 1] и ослаблению [〃/〃_ > 1, uf /uf_ < 1] перемешивания в струе при поперечном акустическом возбуждении струи [2.5,2.13]. Следует отметить, что немонотонный, пикообразный характер приведенных зависимостей обусловлен аналогичным характером частотный характеристики электродинамического излучателя, когда на каждой частоте возбуждения задавался максимум уровня звукового давления L. Другая возможная причина этой немонотонности может быть обусловлена резонансными свойствами ресивера, из которого вытекает струя. При фиксированном уровне звукового давления L = const немонотонность кривых u/u- =夕i(Sts) и иг/иг_ = =夕2(Sts), как правило, не имеет места. Это будет проиллюстрировано в следующем параграфе. Таким образом, при акустическом возбуждении струи основные изменения происходят в пределах ее начального и переходного участков (力/d < 8).

На рис. 2.6 приведены профили средней скорости, трех компонент пульсационной скорости и рейнольдсова напряжения сдвига в сечении x/d = 8 турбулентной струи при числах Струхаля поперечного акустического облучения Sts = 0,39, Sts = 3,89 и Sts = 0 (при отсутствии возбуждения), при этом Re = 1,35 • 104 и vfs/u()= 0,1% [2.5].

Перейдем теперь к рассмотрению спектров продольных пульсаций скорости на оси струи и с слое смешения (x/d = 3) при отсутствии возбуждения (Sts = 0), а также при низкочастотном (Sts = 0,46) и высокочастотном (Sts = 3,4) продольном акустическом возбуждении струи. На рис. 2.7 представлены соответствующие третьоктавные спектры [2.13]. Таким образом, в приосевой области начального участка струи акустическое возбуждение приводит к сдвигу спектра вверх (при Sts = 0,46) и вниз (при Sts = 3,4). Отсюда, в частности, следует, что кривые Stm(x/d), приведенные в главе 1 (см. рис. 1.4,6), будут практически совпадать для невозбужденных и возбужденных струй [2.5,2.9].

Усиление периодичности течения в начальном участке струи при ее низкочастотном акустическом возбуждении (Sts = 0,5) сопровождается (рис.2.8) изменением пространственной корреляции продольных пульсаций скорости Ruu(x/Ах) вдоль оси струи по сравнению со случаем от-

Рис. 2.6. Профили средней скорости, трех компонент пульсаций скорости и рейнольдсова напряжения сдвига в сечении струи x/d = 8 при наличии и отсутствии поперечного акустического облучения (厂。=d/2, Re = 1,35 • 104).

/ -(/)l/2/%n, 2- "2产2/〃人 3 - "屮2 IUmM-\33^d)I 北-ulUm a - Sts = 0,389, 6 — Sts = 0, 6 — Sts = 3,89

Рис. 2.7. Третьоктавные спектры продольных пульсаций скорости на оси струи (а) и на линии кромки сопла (б) в сечении струи x/d = 3 при ее продольном акустическом возбуждении.

7 - необлученная струя, 2 - Sts = 0,46, 3 - Sts = 3,4

Рис. 2.8. Изменение пространственной корреляции продольных пульсаций скорости Ruu(x, △/) вдоль оси струи при ее продольном низкочастотном акустическом возбуждении (x/d = 3,у = 0; Re = 2,4 • 104).

/ - без воздействия, 2 - Sts = 0,5

Рис. 2.9. Изменение эйлеровой временной корреляции пульсаций продольной скорости в точках x/d = 4, у/d = 0 и x/d = 4, у/d = 0,5 при поперечном (а) и продольном (б) облучении струи;

/ - Sts = 0,25, 2 - Sts = 2,75, 3 - при отсутствии облучения

сутствия возбуждения [2.31]. Как следует из рис. 2.9, при акустическом возбуждении струи [2.8] в зависимости от Sts изменяется также эйлерова временная корреляция на ее оси (x/d = 4) и в меньшей степени в слое смешения.

При низкочастотном акустическом возбуждении струи укрупнение периодических вихрей в слое смешения сопровождается некоторым нарушением изобаричности течения в приосевой области ее начального участка [2.29].

Как указывалось выше (см. п. 1.1), при высокочастотном возбуждении струи характерное число Струхаля акустического возбуждения следует определить не только по диаметру сопла, а по характерному значению пограничного слоя на срезе сопла, например, по толщине потери импульса Oq.

В связи с этим рассмотрим данные соответствующего эксперимента [2.69] для слоя смешения круглой струи в функции St^ = fsd/u()и St^ = /s^o/w при x/d = 4, где Oq - толщина потери импульса в начальном сечении ламинарного пограничного слоя (рис. 2.10) при продольном акустическом возбуждении струи. Мы видим, что в наибольшей степени ослаблению перемешивания соответствует диапазон S" = 1 - 3 и St^ = 0,012 - 0,022. Во всех этих случаях оптимальное значение St^, при котором реализуется ослабление перемешивания в струе, соответствует St^ = 0,017. Оно наблюдается на участке слоя смешения круглой струи протяженностью до 力=4d или х = (800 - 1600)0().

Рис. 2.10. Зависимости и /и_ =屮i(St&) и и /и_ =屮2(Ste) для круглой струи при продольном акустическом облучении и фиксированных частотах А；力/d = 4, us/uq = 1%

В предисловии к настоящей книге указано, что после обнаружения явления интенсификации / ослабления смешения в турбулентных струях при их низкочастотном / высокочастотном акустическом возбуждении [2.5,2.6] появился ряд публикаций, в которых были подтверждены указанные эффекты (ссылки на них помещены в списке литературы). Наиболее ранние из них - это работы С.И.Исатаева и С.Б.Тарасова [2.29], В.И.Фурлетова [2.36], Роквелла [2.63], Кроу и Чампейна [2.39], Петерсена, Каплана и Лауфера [2.59], Замана и Хуссейна [2.69].

Таким образом, акустическое гармоническое возбуждение турбулентной струи при сравнительно малых амплитудах является эффективным средством управления ее статистическими характеристиками. В настоящей главе рассматривается реализация такого управления при различных начальных условиях истечения (уровня возбуждения, режима течения в начальном пограничном слое, начальной турбулентности потока, модового состава акустических возмущений, числа Маха истечения, степени неизотермично сти струи, влияния отклонения формы управляющего сигнала от гармоничности и др.).

ГЛАВА 3

УПРАВЛЕНИЕ АКУСТИЧЕСКИМИ ХАРАКТЕРИСТИКАМИДОЗВУКОВЫХ ТУРБУЛЕНТНЫХ СТРУЙ

Акустические характеристики ближнего и дальнего поля турбулентных струй при их акустическом возбуждении

Изменение осредненных и пульсационных аэродинамических характеристик потока в струе при ее акустическом возбуждении должно сопровождаться соответствующим изменением собственных акустических характеристик струи, которые определяются аэродинамическими параметрами течения (см. главу 1). Исследование этого явления представляет не только научный, но и практический интерес, так как оно открывает возможность целенаправленного управления акустическими характеристиками струи. Рассмотрим влияние гармонического акустического сигнала на изменение поля пульсаций давления в самой струе и в ее ближнем и дальнем акустических полях.

Ближнее акустическое поле и пульсации давления в струе. Подробные измерения пульсаций давления в акустически возбужденной струе были выполнены Ченом [3.11]. Им исследовано пространственное развитие пульсаций давления в круглой струе (“о = 65 м/с, Re = 2,6 • 105) при продольном низкочастотном облучении. Начальный пограничный слой на срезе сопла был турбулентным, уровень звукового давления в выходном сечении сопла вблизи его кромки Lq = 125 дБ, число Струхаля Sts изменялось в пределах 0,26 - 0,85.

На рис. 3.1 показаны изменения пульсаций давления в струе вдоль по потоку на оси струи (г = 0) и в слое смешения (вдоль линии 夕=1°). Здесь вдоль оси абсцисс отложены значения St% =(力/d)Sts； вдоль оси ординат отложены значения 201g (夕'/*), где среднеквадратичные значения пульсаций давления 加 соответствуют А = 125 дБ. Анализ этих зависимостей показывает, что возмущения давления pf распространяются от сдвигового слоя к оси струи, так как на оси они начинают расти не сразу при выходе из сопла, а на некотором расстоянии от него вниз по потоку. Максимум возмущений наблюдается на некотором расстоянии от сопла, а затем возмущения затухают. На рис. 3.2 приведены зависимости от числа Струхаля Sts максимальных значений пульсаций давления на оси струи, в слое смешения и на внешней границе струи. Эти зависимости показывают, что низкочастотное продольное акустическое облучение струи приводит к изменению поля

白弋4:0耳oz

О

123^4

Рис. 3.1. Пульсации давления на оси струи и в слое смешения при низкочастотном продольном акустическом возбуждении:

а - на оси струи (г = 0),

6 — в слое смешения (д = 1°)

Рис. 3.2. Зависимость от числа Струхаля Sts максимальных значений пульсаций давления на оси струи (I), в слое смешения (2) и на внешней границе струи (3)

白 reawM oz

8 А.С.Гиневский

пульсаций давления внутри струи.

Аналогичным образом изменяются при акустическом воздействии на струю и характеристики ее ближнего звукового поля. Из представленных на рис. 3.3,а и 3.3,6 спектров пульсаций давления, измеренных в третьок- тавных полосах частот [3.2,3.4] в ближнем акустическом поле струи при ее низкочастотном и высокочастотном акустическом возбуждении, следует, что в первом случае возбуждение приводит к увеличению широкополосно-

0,01 0,02 0,05 0,1 0,2 0,5 125 St

Рис. 3.3. Спектры пульсаций давления в ближнем акустическом поле струи при низкочастотном и высокочастотном акустическом возбуждении.

а - третьоктавные спектры; Re = 2,1 • 105; М = 0,29;

/ - при акустическом воздействии, Sts = 0,36; 2 - необлученная струя

6 - третьоктавные спектры; Re = 1,75 • 104; М = 0,073;

/ - при акустическом воздействии, Sts = 2,8; 2 - необлученная струя

6 - узкополосные спектры (△/ = 32 Гц);

/ - низкочастотное акустическое воздействие, Sts = 0,46; 2 - высокочастотное акустическое воздействие,Sts = 3,5; 3 — необлученная струя

го шума (рис. 3.3,а), а во втором случае - к его уменьшению (рис. 3.3,6). Такие же результаты (рис. 3.3,е) были получены и при измерениях спектров шума струи в узких полосах частот (△/ = 32 Гц).

Дальнее акустическое поле струи. Рассмотрим влияние акустического возбуждения на дальнее звуковое поле турбулентных струй. Бехерт и Пфиценмайер в 1975 г. обнаружили, что при низкочастотном продольном акустическом возбуждении струи (Мо = 0,6; Sts = 0,48; 3/〉1/2/〃о = 0,35%) происходит усиление широкополосного шума в дальнем поле струи [3.9], причем это усиление может достигать 6 — 7 дБ. Они же в 1977 г. получили аналогичный результат [3.10] при возбуждении струи спиральными волнами (п = 2). На рис. 3.4 приведены соответствующие узкополосные спектры для плоских (а) и спиральных (б) волн. В первом случае в суммарном шуме струи преобладают дискретные составляющие (шум на частоте возбуждения и ее гармониках), которые существенно пре-

Рис. 3.4. Узкополосные спектры шума в дальнем звуковом поле струи, g = =45°; Мо = 0,6.

а - возбуждение струи продольными акустическими волнами Sts = 0,48;

6 - возбуждение струи спиральными волнами,Sts = 0,3;

/ - при акустическом воздействии, 2 - необлученная струя

Рис. 3.5. Относительные изменения уровня широкополосного шума в дальнем звуковом поле струи при ее облучении.

1- Мо = 0,2-0,6; 2- Мо = О,7;3 — Мо = О,8;4— Мо = 0,9;

5- Мо = 1,0

вышают усиленный широкополосный шум струи. Во втором случае шум на частоте возбуждения и ее гармониках выделяются менее заметно.

Важные результаты при экспериментальном исследовании влияния акустического возбуждения струи на ее дальнее звуковое поле получил Мур [3.23]. Им были рассмотрены случаи как низкочастотного, так и высокочастотного возбуждения. Исследовались дозвуковые турбулентные струи с турбулентным пограничным слоем в выходном сечении сопла (Mq = =0,2 - 1,0; Re = 3 • 105) при продольном облучении плоскими волнами.

Наибольшее увеличение широкополосного шума было достигнуто при Sts = 0,35, но также обнаружено некоторое снижение широкополосного шума при Sts > 1,5 и Мо = 0,2 - 0,7. При этом среднеквадратичные значения пульсаций давления в звуковой волне на срезе сопла не превышали 0,08% от динамического давления. Автор отметил общность механизмов снижения широкополосного шума в дальнем поле струи и ослабления турбулентного перемешивания в струе при ее высокочастотном акустическом возбуждении со ссылкой на работу [3.1].

При низкочастотном акустическом возбуждении струи (Sts < 1) Мур визуализировал поток и показал, что при частоте Sts = 0,35 происходит существенная перестройка когерентных структур в начальном участке струи. На рис.3.5 представлены полученные в работе [3.23] зависимости относительного изменения уровня широкополосного шума от числа Струхаля Sts при разных числах Маха Mq. Здесь по оси ординат отложено относительное приращение широкополосного шума струи (△厶 дБ), достигнутое за счет акустического воздействия, к приращению воздействующего на струю шума чистого тона (△%, дБ). Согласно этим зависимостям с ростом числа

Маха Mq при низкочастотном акустическом возбуждении прирост △乙/△% уменьшается и при М()— 1 становится не существенным. При высокочастотном возбуждении (Sts = 2 - 4,5) AL/AL0 一 0,1. В работе [3.23] было также показано, что при низкочастотном акустическом возбуждении наблюдается нарушение известного закона восьмой степени (рис. 3.6), который характерен для турбулентных струй при отсутствии акустического возбуждения (см. главу 1). Шум возбужденной струи пропорционален примерно шестой степени скорости ее истечения.

Рис. 3.6. Нарушение "закона восьмой степени"при акустическом облучении струи; а - з = 90°; 6 - з = 30°;

/ - необлученная струя, 2 - облучение струи звуком чистого тона с частотой / = 1281 Гц, 3 - / = 2050 Гц

Отмечается, что увеличение широкополосного шума струи реализуется, когда уровни возбуждающего акустического сигнала превосходят некоторое пороговое значение. При этом увеличение собственного широкополосного шума струи при возбуждении струи сигналом чистого тона сильнее, чем при возбуждении звуком с достаточно широкой полосой частот.

Для случая высокочастотного акустического возбуждения аналогичные результаты были получены в [3.16,3.19] при малых дозвуковых скоростях.

Ю дБЮ дБ00123St123St

Ю дБ

Ю дБ

0

0

123St

123St

10 дБ10 дБ,0246 st,0246 stРис. 3.7. Узкополосные спектры шума в дальнем звуковом поле струи.3 = 31°; Мо = 0,09; SL = 3,7;6- з = 90°; Мо = 0,15; Sts = 7,74Рис. 3.7. Узкополосные спектры шума в дальнем звуковом поле струи.3 = 31°; Мо = 0,09; SL = 3,7;6- з = 90°; Мо = 0,15; Sts = 7,74

10 дБ

10 дБ

,0246 st

,0246 st

Рис. 3.7. Узкополосные спектры шума в дальнем звуковом поле струи.

3 = 31°; Мо = 0,09; SL = 3,7;

6- з = 90°; Мо = 0,15; Sts = 7,74

Рис. 3.7. Узкополосные спектры шума в дальнем звуковом поле струи.

3 = 31°; Мо = 0,09; SL = 3,7;

6- з = 90°; Мо = 0,15; Sts = 7,74

Было зафиксировано снижение широкополосного шума на 4-8 дБ при Sts = 3,77 ([3.19], рис. 3.7,а) и на 3 дБ при Sts = 7,74 ([3.16], рис. 3.7,6).

Хуссейном и Хасаном [3.16] исследовано влияние акустического облучения на низкоскоростные турбулентные струи при низкочастотном и высокочастотном возбуждении (Мо < 0,2); Re < 105). Пограничный слой в выходном сечении сопла был ламинарным. Результаты приведены на рис. 3.8 для Мо = 0,15 в виде зависимостей △乙 от St^. В диапазоне St^ = =0,005 - 0,008 наблюдалось повышение широкополосного шума струи на 〜3 дБ, при Ste = 0,01 - 0,017 - снижение широкополосного шума достигало 〜1,6 дБ. Здесь Ste - безразмерная частота воздействующего на струю акустического сигнала, подсчитанная по толщине потери импульса пограничного слоя на срезе сопла (число Струхаля).

На рис. 3.9 представлены результаты измерений спектров шума в дальнем поле турбулентных струй при их низкочастотном и высокочастотном возбуждении осесимметричными (п = 0) и спиральными (п = 2) акустическими волнами [3.4]. Здесь также зафиксировано повышение широкополосного шума при Sts < 1 и его снижение при Sts > 1.

Влияние уровня звукового сигнала (при низкочастотном возбуждении дозвуковой турбулентной, струи), на повышение широкополосного

Рис. 3.8. Безразмерные спектры шума в дальнем звуковом поле струи при низкочастотном и высокочастотном возбуждении

шума в дальнем акустическом поле (夕=30°; Мо = 0; Sts = 0,5; Lq = =130 - 141 дБ) иллюстрируется третьоктавными спектрами [3.8], приведенными на рис. 3.10.

В главе 2 было показано, что эффект ослабления турбулентности реализуется при вполне определенном диапазоне уровней звукового давления воздействующего высокочастотного акустического сигнала. При превышении некоторого предельного уровня знак воздействия изменяется и вместо ослабления турбулентности происходит ее генерация. По-видимому при этом должно наблюдаться повышение широкополосного шума струи.

Для исследования этого случая был использован высокочастотный газоструйный излучатель, в котором источником шума служила щелевая струя, истекающая при сверхкритических перепадах давления и натекающая на резонатор [3.3]. Излучатель располагался таким образом, что его ось была перпендикулярна оси исходной струи, т.е. о суще ствля л о сь поперечное облучение струи. При этом удалось получить уровни излучаемого звука L = 140 дБ при частоте & = 16000 Гц; при скорости истечения струи “о = 250 м/с и диаметре сопла d = 0,115 м это соответствует числу Струхаля Sts ^ 7,3. Как показывают представленные на рис. 3.11 третьоктавные спектры шума струи, измеренные при 夕=30°, 60°, 90°, высокочастотное облучение привело не к снижению, а к повышению широкополосного шума

струи в ее дальнем звуковом поле.

Таким образом, было надежно установлено изменение широкополосного шума турбулентных струй при их акустическом возбуждении. Дальнейшие исследования в этом направлении были посвящены уточнению полученных зависимостей, а также их обобщению на случай неизотермических струй, кольцевых струй и струй, распространяющихся в спутном потоке.

Акустическое возбуждение неизотермических струй

Исследовалось влияние акустического возбуждения на горячие струи [3.17] с температурой до 900 К и числах Маха Мо = 0,47. В этом случае, как и для холодных струй, при низкочастотном возбуждении, происходит усиление собственного широкополосного шума струи (рис. 3.12), при высокочастотном - его ослабление (рис. 3.13). В то же время отмечаются некоторые различия в реакции горячих и холодных струй на возбуждающий низкочастотный акустический сигнал. Первоначально горячая струя пвозбуждаетсяплегче, чем холодная, т.е. при более низких уровнях воздействующего сигнала. Однако, в дальнейшем горячая струя реагирует на увеличение уровня воздействующего звука более медленно, чем холодная. Эти выводы наглядно иллюстрируются данными, представленными на

Рис. 3.9. Узкополосные спектры шума в дальнем звуковом поле струи, g = =30°.

а - возбуждение продольными плоскими волнами, б - возбуждение спиральными акустическими волнами

7 - Sts = 0,6; 2 - Sj = 3,5; 3 - Sj = 0,32; 4 - Sts = 1,65;

5 - необлученная струя

Рис. 3.10. Спектры пульсаций давления в дальнем поле струи.

7 - невозбужденная струя, 2 — 工。=141 дБ; 3 - 工。=136 дБ;

4 —工о = 130 дБ

Рис. 3.11. Третьоктавные спектры шума струи в дальнем звуковом поле.

7 - g = 30° ;2 - g = 60°; 3 - g = 90°.

Сплошные линии - струя без облучения, штриховые линии - при облучении Sts = 7,3.

Рис. 3.12. Узкополосные спектры шума в дальнем звуковом поле струи, при низкочастотном возбуждении g = 45°; Мо = 0,47; 7b = 900 К.

/ - SL = 0,5; Ео = 126 дБ, 2 — Sts = 0,6;工。=112 дБ, 3 - невозбужденная струя

Рис. 3.13. Третьоктавные спектры пульсаций давления в дальнем звуковом поле струи при высокочастотном возбуждении Мо = 0,47; ТЬ = 600 К;

1 - невозбужденная струя, 2 - возбужденная струя Sts = 2,9

рис. 3.14. Получено также, что увеличение широкополосного шума горячей струи при низкочастотном возбуждении в большей мере наблюдается в передней области дальнего звукового поля (под большими углами 夕 к оси) и наиболее ярко проявляются на частотах, близких к частоте возбуждающего сигнала(см.рис.3.12).

Рис. 3.14. Спектры звуковой мощности струи при низкочастотном возбуждении Sts = 0,6; Мо = 0,47.

а- 7Ь = 300 К; У -工о = П2,8дВ,2— 106,6 дБ, 3 -工。=ПО дВ,

4 - невозбужденная струя;

6— То = 600 К; 7 - Lo = 119,5 дБ, 5- 104,6 дБ, 6-工о = ПО,7дВ,

7 - невозбужденная струя

Авторы работы [3.13] отмечают, что при низкочастотном облучении горячей высоко скоро стной струи (Мо = 0,85; Г = 600 К) происходит в общем такое же увеличение ее широкополосного шума, как и у холодной (рис. 3.15). Следует особо отметить, что на основе собственных экспериментов и анализе данных, полученных Муром [3.23], автор работы [3.17] пришел к выводу, что ослабление широкополосного шума для горячей струи при высокочастотном возбуждении более заметно, чем для холодной. Этот же факт отмечен Крайтоном [3.6].

Рис. 3.15. Третьоктавные спектры шума в дальнем звуковом поле струи Мо = 0,85; То = 600 К;

1 - необлученная струя, 2 - облученная струя, / = 5 кГц

3・3・ Акустическое возбуждение струй в спутном потоке и коаксиальных струй

Важно отметить, что эффекты повышения широкополосного шума характерны не только для затопленных струй, но и для струй в спутном потоке, а также для коаксиальных струй. Так, например, в работе [3.22] зафиксировано усиление широкополосного шума струи при акустическом возбуждении как центральной струи, так и вторичного кольцевого потока. При этом оказалось, что слой смешения внешней струи гораздо более чувствителен к акустическому возбуждению по сравнению со слоем смешения центральной струи. В обзоре Крайтона [3.6] приводятся данные об экспериментах, выполненных в компании Роллс-Ройс. Эти эксперименты показали, что широкополосное усиление шума струи при низкочастотном возбуждении уменьшается с ростом скорости спутного потока. При u^/uo ~ 0,5 возбуждения струи практически не наблюдалось. Высокочастотная киносъемка показала, что в этом случае не происходит спаривания вихрей в основной струе. Эти факты находятся в полном соответствии с данными, полученными в работах [3.10,3.11].

В работе [3.8] представлены данные о влиянии низко скоро стного спутного потока на акустическое возбуждение струи (Sts = 0,5; Lq = 134 дБ; Мо = 0,785;夕=90°; “а = 45 м/с). Как следует из рис. 3.16, в этом случае спутный поток практически не влияет на возбуждение основной струи. Здесь △£ 一 величина усиления (в дБ) широкополосного шума струи при акустическом возбуждении.

Исследовалось влияние спутного потока [3.17], образованного высокоскоростной холодной кольцевой струей (М02 = 0,41; Т? = 330 К) на акустическое возбуждение внутренней горячей струи (Mqi = 0,47; Ti = =600 К) при отношении площадей истекающих потоков 巳/乃 =3,5. Получено, что наличие внешней струи приводит практически к полному

Рис. 3.16. Третьоктавные спектры шума в дальнем звуковом поле струи при наличии спутного потока.

7 - Пое = 0； 2 — Пое = 45 м/с

Рис. 3.17. Третьоктавные спектры шума в дальнем звуковом поле струи коаксиальных струй.

а - одиночная внутренняя струя Moi = 0,47; 7i = 600 К;

б- коаксиальные струи Moi = 0,47; Ti = 600 К; Moi = 0,41;

Ti = 330 К;

1 - невозбужденная струя, 2 - возбужденная струя, Sts ^0,5

исчезновению эффекта возбуждения внутренней струи за счет облучения ее звуковым сигналом с частотой, соответствующей числу Струхаля Sts ~ 0,5 (рис. 3.17).

О механизмах генерации шума дозвуковыми турбулентными струями

Когерентные крупномасштабные структуры эффективно излучают шум, так как в процессе своего движения по потоку они существенно изменяются вследствие их утолщения, спаривания и последующего разрушения. Изме-

нение акустических характеристик струи при ее тональном возбуждении обусловлено, главным образом, восприимчивостью когерентных структур к периодическому возбуждению. При этом в начальном участке струи происходит локализация мест спаривания и разрушения когерентных структур и, соответственно, изменяется положение источников шума. Что касается непо средственного местоположения источников шума в начальном участке струи, то до настоящего времени по этому вопросу нет единого мнения.

Согласно одной точке зрения [3.21,3.23], основные источники шума расположены в местах попарного слияния кольцевых вихрей (см. ел.1). Другая точка зрения [3.15] состоит в том, что именно разрушение азимутальной однородности тороидальных вихрей, образование азимутально распределенных субструктур и взаимодействие этих структур ответственны за генерацию большей части шума струи. В рамках этой гипотезы могут быть объяснены эффекты изменения широкополосного шума струи при ее акустическом облучении. Так, поскольку низкочастотное возбуждение усиливает нулевую моду и задерживает развитие высших азимутальных мод и, следовательно, образование азимутальных лепестков, то более интенсивное образование структур и их взаимодействие ближе к концу начального участка способствует усилению широкополосного шума струи [3.18]. Наоборот, высокочастотное возбуждение усиливает развитие высших азимутальных мод в начальном участке струи, вследствие чего интенсивность образования азимутальных лепестков вообще ослабляется и, как следствие, происходит уменьшение широкополосного шума.

Разработанные к настоящему времени методы расчета шума дозвуковых турбулентных струй базируются на использовании акустической аналогии Лайтхилла, согласно которой общее неоднородное волновое уравнение может быть представлено в виде уравнения распро странения звука в покоящейся среде, находящейся под действием внешнего поля напряжений 7^. Лайтхилл предложил рассматривать Т^ как эквивалентное распределение акустических источников, излучающих звук в неподвижную среду.

Для моделирования тензора Лайтхилла в невозбужденных струях используются либо экспериментальные характеристики турбулентного потока (профили средней и пульсационных скоростей, нормальные и сдвиговые напряжения Рейнольдса, пространственно-временные характеристики поля пульсаций скорости), либо соотношения полуэмпирической теории турбулентности -алгебраические и дифференциальные модели турбулентности [3.7]. При этом когерентные структуры явно не учитываются, хотя используется эмпирическая формула (см. главу 1) для характерной частоты пульсаций скорости в слое смешения, которая эквивалентна предположению, что в конце начального участка число Струхаля St ~ 0,2 - 0,5. Известны также попытки прогнозирования шума турбулентных струй на основе изучения поля завихренности в струе методом дискретных вихрей [3.5,3.12].

Можно полагать, что некоторые из этих методов, основанных на использовании уравнений Рейнольдса, замкнутых с помощью дифференциальных моделей турбулентности, или метода дискретных вихрей, могут быть обоб-

щены на случай периодически возбужденных струй. Для этого потребуется изучить их нестационарные характеристики при наличии периодического возбуждения с выделением когерентных структур.

Фокс Вильямс и Кемптон [3.14] предприняли попытку смоделировать тензор Лайтхилла таким образом, чтобы можно было объяснить эффект увеличения или уменьшения широкополосного шума струи при ее низкочастотном или высокочастотном акустическом возбуждении. Авторы рассмотрели две схемы шумообразования в начальном участке струи, основанные либо на волновой модели течения, либо на модели попарного слияния вихрей, причем в каждую из этих моделей вводился элемент случайности.

В первой модели предполагалось, что шум генерируется при разрушении волны неустойчивости, во второй - в процессе спаривания вихрей. Обе модели хорошо описывают рост широкополосного шума струи при ее низкочастотном возбуждении, а первая из них - и обратный эффект, т.е. уменьшение широкополосного шума струи при высокочастотном возбуждении. В этом последнем случае ближе к соплу разрушаются высокочастотные волны; разрушаясь, они задерживают рост последующих волн, являющихся потенциальными источниками шума.

В работе [3.20] исследован шум, излучаемый отдельными участками возбужденной струи, и вклад отдельных мод в общий уровень шума. При этом использовалась нетрадиционная методика измерений. Решетка микрофонов перемещалась вдоль оси струи, охватывая цилиндрическую поверхность, простирающуюся в дальнем поле струи до 50 калибров от среза сопла. Предложенный метод позволил выделить три квадрупольные составляющие в изотропном среднем звуковом поле возбужденной турбулентной струи и провести локализацию источников на начальном участке. Анализ спектров отдельных азимутальных составляющих в узких полосах частот показал, что аналогичную структуру имел бы шум от отдельных вихревых образований, локализованных в зависимости от частоты на разных расстояниях от срезе сопла. Это подтверждает представления о важной роли крупномасштабных структур в общем шуме возбужденной струи.

Литература

Власов Е.В., Гиневский А.С. Генерация и подавление турбулентности в осесимметричной турбулентной струе при акустическом воздействии // Изв. АН СССР.Мех.жидкости и газа. 1973. № 6. С. 37-43.

Власов Е.В., Гиневский /.С. Проблема аэроакустических взаимодействий // Акустич. журнал. 1980. Том 26. № 1. С. 1-12.

Власов Е.В., Гиневский А.С., Каравосов Р.К. Аэроакустические характеристики акустически возбужденных струй / В кн. Акустика турбулентных потоков. М.: Наука. 1983. С. 14-21.

Власов Е.В., Гиневский А.С., Каравосов Р.К. Исследование аэродинамических и акустических характеристик акустически возбужденных струй / В кн.: Современные проблемы аэромеханики. М.: Машиностроение. 1987. С. 154-168.

Гайдаенко В.И., Погребная Т.В. Использование метода дискретных вихрей для расчета акустических характеристик круглой дозвуковой струи / Труды IX Международного симпозиума пМетоды дискретных особенностей в задачах математической физики11. Орел. 2000. С. 123-126.

Крайтон Д. Акустика как ветвь гидромеханики / В кн.: Современная гидродинамика. Успехи и проблемы. М.: Мир. 1984. С. 359-412.

Мунин А.Г., Кузнецов В.М., Леонтьев Е.А. Аэродинамические источники шума. М.: Машиностроение. 1981. 248 с.

Ahuja К. К., Lepicovsky J.,Burr in R.H. Acoustic and turbulence measurements of tone excited jet with qnd without flight simulation 〃 AIAA Pap. 1981. № 2007. lip.

Bechert D., Pfizenmaier E. On the amplification of broad-band jet noise by a pure tone excitation // AIAA Pap. 1976. № 489. 7 p.

Bechert D.,Pfizenmaier E. Amplification of jet noise by a higher-mode acoustical excitation//AIAA Journal. 1977. Vol. 15. № 9. P. 1268-1271.

Chan Y.Y. Spatial waves in turbulent jets// Phys. Fluids. 1974. Vol.17. № 1. P. 46-53.

Davies P. O.A.L.,Hardin J. C.,Edwards A. V.J. F potential flow model for calculation of jet noise // AIAA Pap. 1975. № 441. 8 p.

Deneuville R, Jacoues J. Jet noise amplification a partically important problem / AIAA Paper. 1977. № 1368. 11 p.

Ffo^cs Williams J.E., Kempton A.J. The noise from the large-scale structure of a jet // Journ.Fluid Meeh. 1978. VoL84. № 4. P. 673-694.

Hussain A.K.M.F. Coherent structures - reality and myth // Phys. Fluids. 1983. 26. № 10. P. 2816-2850.

Hussain A.K.M.E, Hasan M.A.Z. Turbulence supression in free turbuleny shear flows under controlled excitation. Part 2. Jet-noise reduction // J.Fluid Meeh. 1985. Vol. 150. P. 159-168.

Jubelin B. New experimental studies on jet noise amplification // AIAA Pap. 1980. № 0961.7 p.

Juve D., Sunyach M. Near and far field azimutal correlation for excited jets // AIAA Pap. 1981. №2011. 6 p.

Kibens V. Discrete noise spectrum generated by an acoustically excited jet // AIAA Journal. 1980. Vol. 18. № 4. P. 434T41.

Kopiev V.E, Zaitsev M. Yu.,Chernyshev S.A.,Kotova A.N. The role of large-scale vortex in a turbulent jet noise // AIAA Paper. 1999. № 1839. p.

Lanfer J. On the mechanism of noise generated by turbulence / In: Omaggio a Carlo Ferrari. Torino. 1974. P. 451-464.

LuH.Y. Effect of excitation on coaxial jet noise as a observed by an elliptic mirror //AIAA Pap. 1981. № 2044. p.

Moore C.J. The role of shear-layer instability waves in jet exhaust noise // J.Fluid Meeh. 1977. Vol. 80. Pt. 2. P. 321-367.

Zaman K.B.M. Q. Effect of initial condition on subsonic jet noise // AIAA Journal. 1985. 23. №9. P.1370—1373.

ГЛАВА 4

ВОЗДЕЙСТВИЕ НА ДОЗВУКОВУЮ СТРУЮИНТЕНСИВНЫХ АКУСТИЧЕСКИХ ВОЗМУЩЕНИЙ

В предыдущих главах 2 и 3 было показано, как при воздействии слабых акустических возмущений можно осуществлять управление аэродинамическими и акустическими характеристиками дозвуковой турбулентной струи. В настоящей главе рассмотрены некоторые результаты экспериментального исследования воздействия интенсивных периодических и, в частности, акустических возмущений на аэродинамические характеристики турбулентной струи. Мы здесь не будем касаться энергетической выгодности такого способа управления турбулентными струями. Отметим лишь, что рядом авторов были выполнены экспериментальные исследования характеристик турбулентных струй с высокой интенсивностью периодического возбуждения. Однако сравнение результатов этих исследований затруднено тем обстоятельством, что периодический во времени закон модуляции расхода в струе определялся конструктивными особенностями устройств (прерывателей потока), создающих пульсации скорости в струе. Это обстоятельство затрудняет обобщение или сопоставление результатов опубликованных работ, так как структура течения в возбужденной струе, по-видимому зависит от спектрального состава периодических пульсаций скорости и масштаба турбулентности в выходном сечении сопла. Отмеченное обстоятельство подтверждается существенными отличиями закономерностей распространения сильно возбужденных турбулентных струй, установленными в работах различных авторов [4.2,4.4,4.6,4.7,4.9].

Высокоамплитудное низкочастотное периодическое возбуждение круглой струи и плоского слоя смешения

В работе [4.5] в широком диапазоне интенсивностей пульсаций скорости при выходе из круглого сопла (во = Ю - 45%) был реализован синусоидальный закон модуляции расхода воздуха. Это подтверждается тем, что амплитуды гармоник и субгармоник периодических пульсаций были примерно на 20 дБ меньше амплитуды основного тона пульсаций. При этом средняя скорость истечения поддерживалась постоянной (uq = 10 м/с, Re = = 3,5 • 104), а частота / = 30 - 100 Гц, что соответствует St^ = 0,15 - 0,5.

Схема экспериментальной установки представлена на рис. 4.1. Геометрические параметры успокоительной камеры 1 были подобраны таким об-

разом, чтобы в рабочем диапазоне частот всю внутреннюю полость установки можно было считать простым акустическим резонатором (типа резонатора Гельмгольца). Все исследования велись при частотах пульсаций расхода воздуха, близких к собственной частоте резонатора. Этим обеспечивалось, во-первых подавление высших гармоник основного тона и, во-вторых, достижение больших амплитуд синусоидальных пульсаций скорости на выходе из сопла 5 при использовании электродинамического громкоговорителя 6 небольшой мощности.

Рис. 4.1. Схема экспериментальной установки.7 - успокоительная камера, 2 - хонейкомб, 3 - детурбулизирующая сетка, 4 - патрубок для подвода воздуха, 5 - сопло, 6 - электродинамический громкоговоритель.Рис. 4.1. Схема экспериментальной установки.7 - успокоительная камера, 2 - хонейкомб, 3 - детурбулизирующая сетка, 4 - патрубок для подвода воздуха, 5 - сопло, 6 - электродинамический громкоговоритель.左右年石宀/Й左右年石宀/Й

Рис. 4.1. Схема экспериментальной установки.

7 - успокоительная камера, 2 - хонейкомб, 3 - детурбулизирующая сетка, 4 - патрубок для подвода воздуха, 5 - сопло, 6 - электродинамический громкоговоритель.

Рис. 4.1. Схема экспериментальной установки.

7 - успокоительная камера, 2 - хонейкомб, 3 - детурбулизирующая сетка, 4 - патрубок для подвода воздуха, 5 - сопло, 6 - электродинамический громкоговоритель.

左右年石宀/Й

左右年石宀/Й

С помощью термоанемометра постоянного сопротивления были измерены средние скорости вдоль оси струи и в ее сечениях, продольные пульсации скорости, их спектры и фазовые скорости распространения гидродинамических волн вдоль оси струи. При этом из-за больших амплитуд скорости линеаризации выходного сигнала термоанемометра не осуществлялась, все параметры потока определялись с помощью градуировочной характеристики датчика термоанемометра. Термоанемометрические измерения при больших амплитудах связаны со значительной погрешностью, увеличивающейся с удалением от оси струи.

На рис. 4.2 и 4.3 представлены затухание средней скорости и изменение интенсивности пульсаций скорости вдоль оси струи при различных уровнях (б。)и частотах (St^) периодического возбуждения. Мы видим, что с ростом £о до 20 - 47% сильно возбужденная струя сначала (до x/d = 4) затухает быстрее, чем невозбужденная, а затем (при 力/d > 4) - медленнее. В связи с этим при x/d > 4и Sta = 0,15 - 0,25 средняя скорость на оси возбужденной струи превосходит скорость невозбужденной струи. Аналогичный эффект был ранее обнаружен в работе [4.6].

Анализ профилей скорости показал, что сильно возбужденная струя расширяется вниз по потоку интенсивнее, чем невозбужденная струя. При

Рис. 4.2. Затухание скорости вдоль оси струи при различных частотах и уровнях периодического возбуждения.

a- SL = 0,15,/— / = 0,2 — 18%, 3 - 30%, 4 - / = 37%;

6- SL = 0,25,/- / = 0, 2- 14%, 3 - 36%, 4 - £§ = 47%;

6— Sts = 0,5,/— / = 0,2 — 11%, 3- 21%, 4 — £§ = 28%

этом скорость конвекции вихревых структур вниз по потоку изменяется немонотонно; на некоторых участках струи она превосходит среднюю скорость течения. Следовательно, здесь крупные вихри, обгоняющие поток, должны тормозиться им и передавать ему свою энергию, т.е. в пульсирующей с высокой амплитудой струе реализуется механизм передачи энергии от пульсационного движения к осредненному. При этом отсутствуют парные слияния кольцевых вихрей, характерные для невозбужденных и слабовозбужденных струй. Это следует из результатов измерения мощности первых гармоник и субгармоник основного тона спектров регулярных колебаний в струе. Так, например, при сильном периодическом возбуждении (во > > 20%) мощность субгармоники очень мала и вниз по потоку практически не растет, что подтверждает отсутствие парных слияний.

Интересно отметить, что эффект немонотонного изменения скорости вдоль оси струи при ее низкочастотном высокоамплитудном гармоническом возбуждении подтверждается расчетом методом дискретных вихрей

Рис. 4.3. Изменение интенсивности пульсаций скорости вдоль оси струи.

Обозначения те же, что и на рис. 4.2

плоских пульсирующих турбулентных струй. Так, при анализе профилей рейнольдсовых напряжений сдвига было показано, что в сечениях, расположенных в окрестности аномального участка изменения скорости вблизи оси струи, рейнольдсовы напряжения сдвига меняют знак, т.е. энергия пульсационного движения передается среднему движению, что в конечном счете и обусловливает немонотонное изменение скорости вдоль оси струи (рис. 4.4, 4.5). Там скорость в выходном сечении сопла шириной Д изменялась по синусоидальному закону и = 〃о(1 + A sin 2тг ft), где А и / - амплитуда и частота пульсаций.

В работе [4.10] исследованы когерентные структуры в сильно возбужденном турбулентным слое смешения двух плоских потоков со скоростя- ми〃1 и〃2, ирпием (〃2 — 〃1)/(〃2 + 〃1) = 0,25. Периодическое возбуждение потока о суще ствля л о сь закрылком, расположенным за разделяющей оба потока пластиной и совершающим угловые колебания по синусоидально-

Рис. 4.4. Затухание скорости вдоль оси плоской турбулентной пульсирующей струи (расчет). 1 - St = 0, 2 - St = 0,35, А = 0,15

Рис. 4.5. Профили рейнольдсовых напряжений сдвига в плоской турбулентной струе, а - St = 0, 6 - St = 0,35, А = 0,15.

1- x/h = 1, 2- 2, 3— x/h = 4

му закону. Обнаружено немонотонное изменение толщины слоя смешения вдоль по потоку: вначале слой утолщается, затем утончается и, наконец, слабо утолщается. Показано, что на участке уменьшения вдоль по потоку толщины слоя (или толщины потери импульса 3) порождение турбулентности становится отрицательным. Этот вывод согласуется с отмеченными выше аномальными особенностями сильно возбужденных турбулентных струй. Важно также отметить, что в описываемом эксперименте первая субгармоника наложенной частоты несущественна, что свидетельствует об отсутствии спаривания когерентных структур. Этот вывод подтверждается данными визуального исследования.

Описанные в [4.9] экспериментальные исследования турбулентной струи (число Re = 5700, пограничный слой на срезе сопла - ламинарный) при отсутствии периодического возбуждения и при наличии осесимметричного периодического возбуждения с амплитудой, достигающей 〃'/〃()= =50%, показали, что при высокоамплитудном низкочастотном возбужде-

нии струи процесс спаривания кольцевых вихрей реализуется неоднозначно.

Так, при St = 0,34 и в0 = 32% процесс спаривания подавляется, в то время как при St = 0,67 и во = 17% реализуется только одно спаривание вихрей; при £о = 0,5% и отсутствии возбуждения первое спаривание происходит в сечении x/d = 1, второе - в сечении x/d = 1,5 - 2,56, а при x/d > 4 вихревые кольца разрушаются вследствие их азимутальной неустойчивости.

Визуализация течения в дозвуковой круглой струе при продольном и поперечном интенсивном акустическом возбуждении

Для исследования механизма образования возмущений в струе под действием звуковых волн были использованы газо струйные излучатели большой интенсивности (L = 170 дБ), что позволило при теневой съемке дозвуковой турбулентной струи (число Маха истечения Mq = 0,75) наблюдать не только вихри, образующиеся под действием звука, но и порождающие их звуковые волны [4.3,4.8]. При этом число Рейнольдса, определенное по диаметру сопла и скорости истечения, составило Re = 106. Использование газоструйных излучателей большой интенсивности привело к тому что периодическое возбуждение уже не было во времени гармоническим, а приобретало пилообразную форму (рис.4.6).

При анализе результатов исследования влияния акустического воздействия на струю, когда в качестве источника звука применялся свисток Гартмана, следует обратить внимание на следующие обстоятельства.

Излучаемый свистком Гартмана сигнал не является гармоническим. Помимо основного тона в спектре присутствуют вторая, а иногда и третья гармоники, поэтому реально имеет место многочастотное воздействие на струю.

Характеристики направленности излучения, соответствующего различным гармоникам, могут различаться. Следовательно, при изменении взаимного расположения струи и свистка соотношение между интенсивностью шума на различных гармониках может изменяться (в некоторых случаях уровень шума на частоте второй гармоники был выше, чем уровень на частоте основного тона).

Вследствие высокого уровня шума, генерируемого свистком Гартмана, создаваемая свистком акустическая волна является волной конечной амплитуды, и по мере распространения волны ее форма может изменяться (от волны с крутым передним фронтом вблизи излучателя до возможно близкой к синусоидальной волны вдали от него) с соответствующим изменением относительного уровня гармонических составляющих. Поэтому при регулировке уровней облучение струи путем изменения расстояния между струей и излучателем даже при сохранении постоянного угла между осями струи и излучателя гармонический состав воздействующего на струю

Рис. 4.6. Осциллограммы (б) и спектры (в) газоструйного излучателя с эллиптическим концентратором (〃) при разных расстояниях L.

1 — / = 15 мм, L = 169 дБ, 2 — / = 300 мм, L = 150 дБ

сигнала будет изменяться по мере изменения расстояния между струей и свистком.

Рассмотрение процесса взаимодействия звука большой интенсивности с дозвуковой струей при продольном акустическом возбуждении показывает (рис. 4.7), что прямое воздействие продольной звуковой волны, распространяющейся из успокоительной камеры в направлении истечения струи, имеет место в слое смешения в непосредственной близости от выходно-

Рис. 4.7. Взаимодействие звука большой интенсивности с дозвуковой струей (продольное облучение, Мо = 0,75, Sts = 0,28,工=170 дБ)

го сечения сопла. Именно здесь, при прохождении фазы максимального сжатия звуковой волны, видимой на теневых фотографиях, генерируется тороидальный вихрь. Образовавшийся таким образом кольцевой вихрь в процессе своего развития сносится потоком, увеличивается в размерах и затем при x/d = 3-4 разрушается. На участках струи вне присоплово- го слоя смешения звуковые волны большой интенсивности не оказывают сколько-нибудь существенного влияния на вихри, конвектируемые вниз по потоку от места их зарождения.

При поперечном облучении дозвуковой струи воздействие звука на струю, как и при продольном облучении, локализируется в слое смешения в непосредственной близости от кромки сопла и вызывает образование вихря, который обладает азимутальной неоднородностью - его интенсивность максимальна на ближайшей к излучателю границе струе; этот вихрь косой (рис. 4.8).

Увеличивая частоту звукового воздействия, можно добиться образования нескольких вихрей в пределах начального участка струи и исследовать воздействие звука на вихри, находящиеся на различных стадиях своего развития (рис.4.9). Как указывалось выше, звуковые волны интенсивности L = 170 дБ не оказывают влияния на уже образовавшиеся вихри, в то же время фронт звуковой волны при прохождении через вихрь претерпевает заметные изменения в соответствии с изменением скорости в поперечном сечении вихря. Была также предпринята попытка исследовать воздействие на вихри высокоинтенсивного звука от излучателя, помещенного в один

Рис. 4.8. Поперечное облучение струи, вызывающее образование косого вихря. Мо = 0,75, Sts = 0,23,工=160 дБ)

Рис. 4.9. Взаимодействие звуковой волны с цепочкой тороидальных вихрей при продольном облучении (工=170 дБ)

из фокусов эллиптического концентратора, обеспечивающего локализацию воздействия на небольшом участке струи (вблизи второго фокуса). И в этом случае не обнаружено воздействия звуковой волны на вихри.

Анализ теневых фотографий, полученных при высокоамплитуцном акустическом облучении, позволяет заключить, что генерируемые при этом кольцевые вихри намного превосходят по интенсивности кольцевые вихри в слое смешения начального участка необлученной струи; эти последние вихри на фотографиях не просматриваются. Важно отметить, что спаривания генерируемых звуком кольцевых вихрей не наблюдается.

Отсутствие парных слияний индуцированных звуком кольцевых вихрей в рассмотренных в настоящем параграфе случаях, по-видимому, может быть объяснена большой интенсивностью этих вихрей. Аналогичный эффект, как известно, наблюдается в вихревой дорожке Кармана при отрывном обтекании цилиндра, где также отсутствуют парные слияния плоских вихревых жгутов[4.2].

Литература

Белоцерковский С.М., Гиневский А. С. Моделирование турбулентных струй и следов на основе метода дискретных вихрей. М.: Физматлит. 1995. 368 с.

Власов Е.В., Гиневский А.С. Когерентные структуры в турбулентных струях и следах / Итоги науки и техники. Сер. Механика жидкости и газа. Том 20. Изд. ВИНИТИ. С. 3-84.

Власов Е.В., Гиневский А.С., Пимштейн В.Г. О воздействии звука большой интенсивности на дозвуковую турбулентную струю / XI Всесоюзная акусти-

ческая конференция. Москва. 1991. Сер. Ж. С. 31-34.

Вулис Л.А., Михасенко Ю.И., Хитриков В.А. Об эффективном управлении распространением свободной турбулентной струи // Изв. АН СССР. Механика жидкости и газа. 1996. № 6. С. 173-178.

Зосимов А.В., СмирныхЕ.А., Утенкова Т.А. Экспериментальное и теоретическое исследование турбулентных пульсирующих струй при высоких уровнях возбуждения // Промышленная аэродинамика. 1991. вып. 4 (36). М.: Машиностроение. С. 105-123.

Крашенинников С.Ю., Ляхов В.К., Мигалин К.В., Шайкин А.П., Ряпосов В.Б. О влиянии способа формирования пульсаций скорости на развитие струйных течений // Изв. вузов. Авиационная техника. 1990. № 3. С. 63-65.

Мигалин К.В„ Ляхов В.К., Грабарник С.Я. Особенности развития пульсирующих струй // Изв. вузов. Сер. пАвиационная техника". 1986. № 3. С. 74-76.

Пимштейн ВТ. Альбом пАэроакустические взмимодействия, структура и шум турбулентной струин. ЦАГИ. 1999.

Reynolds W.C., Bouchard Е.Е. The effect of forcing on the mixing-layer region of a round jet / In: Turbulent ShearFlows. Springer. 1981. P. 402T11.

Weisbrot /., Wygnanski /. On coherent structures in a highly excited mixing layer //J. Fluid Meeh. 1988. Vol. 195. P. 137-159.

ГЛАВА 5

САМОВОЗБУЖДЕНИЕ ТУРБУЛЕНТНЫХ СТРУЙНЫХТЕЧЕНИЙ

Схемы самовозбуждения турбулентных струйных течений

В ряде случаев роль когерентных структур в струях и слоях смешения становится определяющей в отношении аэродинамических и акустических характеристик струйных течений. Это происходит при усилении акустической обратной связи, что наблюдается при реализации различного рода резонансов. Простейшим случаем подобного рода является истечение струи из ресивера (рис.5.1,а), являющегося резонатором с резонансными частотами, которые лежат в диапазоне чувствительности струи к периодическому возбуждению. При этом струя возбуждается без какого-либо внешнего источника звука [5.1].

Наиболее известным эффектом самовозбуждения струи является так называемый клиновый тон, который реализуется при натекании плоской струи или слоя смешения на клин или круглой струи - на соосное кольцо (рис. 5.1,5). При этом за счет взаимодействия когерентных структур с кромкой клина (кольца - в осесимметричном случае) реализуется акустическая обратная связь, при которой волны давления, образующегося при соударении когерентных структур с кромкой клина или кольца, распространяются навстречу потоку и возбуждают слой смешения в выходном сечении сопла или разделяющей пластины. В результате взаимодействия сдвигового слоя с клином или кольцом возникают интенсивные автоколебания, частота которых определяются скоростью потока, начальной толщиной слоя смешения, углом раствора клина и расстоянием xq вдоль по потоку от среза сопла или разделяющей пластины (в случае слоя смешения) до препятствия.

При возникновении автоколебаний в спектре пульсаций скорости в слое смешения и пульсаций поперечной силы на клине появляются дискретные составляющие. При плавном увеличении расстояния 力о наблюдаются скачкообразные изменения частоты с характерным гистерезисом. Наличие клина, на который натекает сдвиговый слой, приводит к такому изменению вихревых структур, которое подобно их изменению при внешнем периодическом возбуждении сдвигового слоя на основной частоте следования крупномасштабных вихревых структур.

Аналогичные резонансные эффекты возникают при взаимодействии струи, или точнее, слоя смешения с полостью (рис. 5.1,в). И здесь коге-

Рис. 5.1. Схемы самовозбуждения струйных течений:

а - истечение струи из ресивера, б - натекание плоской струи на клин или осесимметричной струи на соосную трубку, в - взаимодействие струи (слоя смешения) с полостью, г - втекание струи в трубу, 0 - натекание струи на экран, е - "свистящее "сопло, ж - натекание струи на экран, з - натекание струи на шайбу с отверстием, 〃 - струя в аэродинамической трубе с открытой рабочей частью

рентные структуры при соударении с задней кромкой полости генерируют волны давления, которые распространяются со скоростью звука навстречу потоку и возбуждают пограничный слой вблизи передней кромки полости, что приводит к возникновению автоколебаний. Подробно этот вопрос рассмотрен в главе 10. Еще один класс автоколебаний реализуется при втекании

струи в трубу (рис. 5.1,2), открытую с обоих концов. Здесь происходит взаимодействие периодических, когерентных структур струи с резонансными характеристиками трубы.

При натекании турбулентной струи на экран с достаточно большими дозвуковыми скоростями при не очень больших расстояниях среза сопла от экрана также возникают мощные автоколебания (рис. 5.1,3). Эта проблема рассмотрена в параграфе 5.2.

Остановимся подробнее еще на одном ярком примере самовозбуждения струи. Это так называемое "свистящее сопло в котором реализуется самовозбуждение струи с управляемой амплитудой и частотой (рис. 5.1,。). Оно состоит из трубы постоянного сечения и следующей за ней муфты, скользящей по трубе. При продольном смещении муфты изменяется длина Lo широкого окончания трубы. Муфта обеспечивает скачкообразное расширение потока из трубы длиной Lp. С помощью этого устройства можно возбудить в выходном сечении трубы гармонические колебания скорости с интенсивностью = (3'2〉)1/2/〃о до 10-12% без какого-либо подвода энергии извне и, таким образом, существенно интенсифицировать перемешивание в струе [5.8,5.11].

Автоколебания в "свистящем соплепобразуются при взаимодействии двух независимых резонансных механизмов: характерного тона сдвигового слоя, вызванного нестационарным отрывным течением за обращенным по потоку уступом (в муфте), и резонанса подводящей ("органной ”) трубы. При плавном изменении геометрических параметров "свистящего сопла"(например, длины Lo муфты) происходит скачкообразное изменение частоты автоколебаний, причем смежные ступени разделены "мертвыми зонами где невозможна одновременная реализация указанных выше двух резонансных механизмов. Частота и амплитуда генерируемого в сопле чистого тона зависит от длины трубы Lp, длины кольца Lo, высоты Д, скорости истечения “о и диаметра трубы d. Частота тона сдвигового слоя кратна частоте Sta в диапазоне St^ = 0,3 - 0,6 предпочтительной моды струи.

Необходимо подчеркнуть, что возбуждение струи помимо "свистящего соплапвозможно при замене муфты на рис. 5.1,。кольцом (рис.5.1,.ж) или шайбой (рис.5.1,з). При этом, однако, слышимый тон будет менее интенсивным, чем для "свистящего сопла". Кроме того, заметная интенсификация смешения в струе для этих устройств достигается только при ламинарном режиме течения при выходе из трубы [5.11]. В заключение упомянем еще один важный случай реализации автоколебаний в аэродинамических трубах с открытой рабочей частью (рис.5.1,к), который рассмотрен ниже в параграфе 5.3 и в главе 9.

На рис 5.2. представлено изменение вдоль оси х средней скорости и продольных пульсаций скорости в турбулентной струе, истекающей из "свистящего сопла". Достигаемая интенсификация перемешивания происходит при числах Струхаля S" = 0,3 - 0,6 и наблюдается как при ламинарном, так и при турбулентном режиме течения на выходе из трубы. При начальном турбулентном режиме потока (в конце трубы) возбуждение оказывается

менее интенсивным, чем при начальном ламинарном режиме. Как видно из рис. 5.2, здесь имеет место полная аналогия со случаем низкочастотного акустического возбуждения (см. параграф 3.3); при тех же значениях Sts в случаях истечения струи с акустическим возбуждением и истечением из "свистящего"сопла происходит рост широкополосного спектра пульсаций скорости во всем диапазоне частоты.

Рис. 5.2. Изменение средней скорости и продольных пульсаций скорости вдоль оси струи, истекающей из "свистящего"сопла.d = 2, 54 см, h = 0,3175 см, uq = 36 м/с, = u^/uq = 3%;а - Lp = 15,24 см, о • 一 §切=0, 6，- 0,695, Ф I -Sta = 0,629;б — Lp = 30,40 см, о • — Sta = О, 6 i — 0,338, ф . — Sta = 0,335Рис. 5.2. Изменение средней скорости и продольных пульсаций скорости вдоль оси струи, истекающей из "свистящего"сопла.d = 2, 54 см, h = 0,3175 см, uq = 36 м/с, = u^/uq = 3%;а - Lp = 15,24 см, о • 一 §切=0, 6，- 0,695, Ф I -Sta = 0,629;б — Lp = 30,40 см, о • — Sta = О, 6 i — 0,338, ф . — Sta = 0,335

Рис. 5.2. Изменение средней скорости и продольных пульсаций скорости вдоль оси струи, истекающей из "свистящего"сопла.

d = 2, 54 см, h = 0,3175 см, uq = 36 м/с, = u^/uq = 3%;

а - Lp = 15,24 см, о • 一 §切=0, 6，- 0,695, Ф I -Sta = 0,629;

б — Lp = 30,40 см, о • — Sta = О, 6 i — 0,338, ф . — Sta = 0,335

Рис. 5.2. Изменение средней скорости и продольных пульсаций скорости вдоль оси струи, истекающей из "свистящего"сопла.

d = 2, 54 см, h = 0,3175 см, uq = 36 м/с, = u^/uq = 3%;

а - Lp = 15,24 см, о • 一 §切=0, 6，- 0,695, Ф I -Sta = 0,629;

б — Lp = 30,40 см, о • — Sta = О, 6 i — 0,338, ф . — Sta = 0,335

Для определения частот чистого тона /, при которых Псвистящеепсопло может создавать регулируемое возбуждение круглой струи, была получена эмпирическая формула [5.8]:

/( Lp += 1,

где a。- скорость звука, n = 1/2, 1, 3/2; j = 1, 2, 3,...

На рис.5.2 случай St^ = 0 соответствует невозбужденной струе, когда Lo = 0.

Нормальное и косое натекание околозвуковой струи наэкран

Когерентные структуры в импактных струях. Наличие когерентных структур в струе особенно наглядно проявляется при натекании дозвуковой турбулентной струи на экран. Здесь при достаточно больших дозвуковых скоростях истечения и не очень больших расстояниях сопла от экрана (%o/d < 7,5) возникают мощные автоколебания с частотой, близкой к частоте предпочтительной моды свободной струи (St = 0,3 - 0,4). Эти автоколебания воспринимаются в дальнем акустическом поле струи как

пронзительный шум. Таким образом, при реализации указанного яаления когерентные структуры можно не только увидеть (при визуализации течения), но и услышать. Это явление подробно изучено в работах [5.9,5.10]. Там же содержится обширная библиография ранее проведенных исследований.

Акустическая обратная связь, обнаруженная в свободных струях, (см. гл.1), здесь существенно усиливается. Установлены две ветви петли обратной связи - конвектируемые вниз по потоку когерентные структуры и распространяющиеся вверх по потоку волны давления, генерируемые соударениями крупномасштабных когерентных структур с экраном. Эти волны с частотой, соответствующей частоте крупномасштабных когерентных структур, возбуждают слой смешения вблизи сопла, что приводит к резкому усилению крупномасштабных когерентных структур. Характерный период автоколебаний определяется скоростью конвекции когерентных структур 〃с, скоростью распространения вверх по потоку волн давления (скоростью звука), а также расстоянием между соплом и экраном.

(5.1)(5.1)Необходимое условие реализации резонанса состоит в выполнении фазового соотношения (1.2), в котором вместо Xi следует подставить 力о - расстояние от среза сопла до экрана [5.9,5.10,5.1]:

(5.1)

(5.1)

入1(/Г)入2(/Г)

Это соотношение характеризует наиболее фундаментальное свойство течений с петлей обратной связи. При выполнении фазового соотношения (5.1) условием реализации резонанса является достижение достаточно высокого значения числа Маха Mq, поскольку с ростом этого числа увеличивается интенсивность волн давления вблизи сопла в слое смешения. Соответствующее условие для амплитуд пульсаций давления имеет вид [5.2]:

“ =сМ0 . (5.2)

Наличие порогового уровня звукового давления, по достижении которого происходит сильное возбуждение струи, указывает на некоторую аналогию данной задачи со случаем периодического возбуждения струи от внешнего источника (см. гл. 2).

Измерения пульсаций давления вблизи кромки сопла и на некотором удалении от нее вне струи при резонансном (Mq = 0,9) и нерезонансном (Mq = 0,5) режимах для xq/d = 4,5 показали [5.10], что и на нерезонансном режиме наблюдается модуляция высокочастотных пульсаций давления в слое смешения вблизи сопла, однако, уровень низкочастотных пульсаций в этом случае недостаточен для возбуждения резонанса.

На рис. 5.3 представлено изменение характерных частот (Str = frd/u()) автоколебаний и целочисленных значений N для Mq = 0,9 при изменении x()/d от 2 до 7,5. В каждой частотной ступени число волн N остается постоянным. При увеличении расстояния от сопла до экрана резонансная частота уменьшается до достижения минимального значения Str; дальнейший рост

力о/d приводит к скачкообразному росту частоты, сопровождающемуся увеличением на единицу числа волн N в петле обратной связи. Нижний предел Str ~ 0,33, что соответствуют наиболее неустойчивой моде свободной турбулентной струи. При этом в экспериментах наблюдается гистерезис [5.10].

1234567 切/壮

Рис. 5.3. Изменение безразмерной резонансной частоты и параметра N с ростом жо/rf при Мо = 0,9

При сравнительно малых расстояниях сопла от экрана увеличение вдоль по потоку масштаба вихрей в слое смешения и соответствующее уменьшение (примерно на порядок) их частоты не могут происходить за счет попарного слияния вихрей, как в случае свободной струи. При этом реализуется так называемое коллективное взаимодействие вихрей, когда вместо попарного слияния происходит множественное слияние вихрей [5.10]. После коллективного взаимодействия характерная частота следования крупномасштабных структур в радиальной пристеночной струе остается неизменной. Это подтверждается, в частности, измерением спектров пульсаций поверхностного трения на экране [5.3].

О реализации резонансного (автоколебательного) режима в системе струя - экран обычно судят по наличию дискретной составляющей на спектре пульсаций давления в ближнем или дальнем акустическом поле струи или же на поверхности экрана. Из представленных на рис. 5.4,о и 6 спектров пульсаций давления в дальнем поле струи (на радиусе R/d = 37,5,

10 А.С.Гиневский

составляющем с осью струи угол 夕=120°) видно, как по мере увеличения 力o/d от единицы до 9 при фиксированном значении Mq(«) и с ростом Mq от 0,63 до 0,95(6) при фиксированном расстоянии 力о/d = 4 появляются или исчезают дискретные составляющие. Отсюда следует, что при x^/d > 2 и Mq > 0,77 дискретные составляющие на спектрах пульсаций давления возникают на частоте St = 0,35. Автоколебательные режимы реализуются также при натекании на экран горячих струй, что иллюстрируется спектрами пульсаций давления в дальнем поле (рис. 5.4,г) при x^/d = 4и7о = var.

Представляет интерес выяснение возможности реализации автоколебательных режимов при косом натекании струи на экран. Соответствующие спектры пульсаций давления в дальнем акустическом поле такой струи при Мо = 0,95, %o/d = 4 и разных углах « наклона экрана представлены на рис. 5.4,6. Исчезновение резонанса при больших углах наклона экрана (« > > 30°) объясняется заметным уменьшением интенсивности наведенного акустического поля вблизи сопла.

Пристеночная радиальная струя. Когерентные структуры, образующиеся в слое смешения струи и усиливающиеся вследствие акустической обратной связи в круглой импактной струе, сохраняются и в пристеночной радиальной струе, растекающейся по экрану. Представленные на рис. 5.5 спектры пульсаций пристеночного давления р^, поверхностного трения %, а также пульсаций скорости uf на расстоянии 0,25% от экрана при Mq = 0,95 и x()/d = 4 показывают, как по мере удаления от центра экрана вырождаются когерентные структуры [5.3].

О вырождении этих структур с ростом r/d свидетельствует исчезновение дискретной составляющей на спектрах т^ и uf. На спектрах pfw дискретные составляющие остаются при всех r/d, так как заделанные заподлицо с экраном микрофоны измеряют пульсации давления в дальнем поле струи. Важно отметить, что дискретные выбросы на спектрах %, 力，uf соответствуют примерно одинаковым числам Струхаля St = 0,35. Это означает, что на участке радиальной пристеночной струи образовавшиеся выше по потоку когерентные структуры при своем движении вдоль радиуса не взаимодействуют друг с другом, т.е. не происходит их попарных слияний, сопровождающихся двукратным уменьшением частоты.

На рис. 5.6,4 и б приведены распределения вдоль радиуса среднего давления р° = (pw —夕a)/qo и среднего коэффициента поверхностного трения 丁° =乙/^。，а также среднеквадратичных значений их пульсаций £夕=(伪^〉尸/2/無11書 =(Sg〉)i/2/qoiipH/o/d = 4 на резонансном (Mq = =0,95) и нерезонансном (Mq = 0,29) режимах. Исключение составляет распределение среднего давления, которое практически не отличается на этих двух режимах.

Подавление автоколебаний. Возникновение автоколебаний при натекании струи на экран в ряде случаев может оказаться нежелательным. При этом коэффициент пространственной корреляции пульсаций давления в центре экрана и в точках вдоль радиуса до т/d = 8 сохраняет большие

10*

Рис. 5.4. Спектры пульсаций давления в дальнем поле импактной струи, q— Мо — 0,95, 7 — жо/d = 1, 2 — 2, 3— 4, 4 — 6,5— 8, 6— /о/d = 8; 6— 1 - Мо = 0,63, 2 - 0,73, 3 - 0,77, 4 - 0,87, 5 - 0,92, 6 - Мо 二 0,95; x0/d = 4; 6 — Мо = 0,87, x0/d = 4; 7 —岂=573 К, 2 — 523 К, 3 — 423 K,4 — 7Ь = 293 К; г- Мо = 0,87, 1 - /3 = 0,2 — 10°, 3- 20°, 4- 30°, 5- 40。，4— 7Ь = 293 К; 6- Q = 5O°;/o/d = 4

Рис. 5.5. Спектры пульсаций при Мо = 0,95: /о/d = 4,

а- пристеночного давления pw на экране pw (r/d): 1 - r/d = 2,5, 2 - 3, 3- 4,5, 4 - 6, 5 -厂/d = 7,5;

6— поверхностного трения T^(r/d): 7 - r/d = 0,4, 2 — 0,75, 3 - 1,5,

4- 2,25, 5- 3, 6-厂/d = 3,75;

в- скорости и (r/d) при △)/& = 0,25: 1 - r/d = 1,5, 2- 2, 3 — 2,5, 4

-3,25, 5- r/d = 5

Рис. 5.6. Распределение давления и поверхностного трения вдоль радиуса пристеночной струи и их среднеквадратичных значений при Хо/d = 4 на резонансном (7, Мо = 0,95) нерезонансном (2, М。= 0,29) режимах

значения (Rpp > 0,5), что обусловливает большие пульсационные нагрузки на экран. Кроме того, пронзительный шум в окружающем пространстве также нежелателен.

Подавление автоколебаний может быть осуществлено путем ослабления акустической обратной связи, являющейся основной причиной возникновения автоколебательных режимов [5.3]. Как указывалось выше, нарушение азимутальной однородности слоя смешения вблизи сопла приводит к некоторому небольшому ослаблению когерентных структур. Такого ослабления для струи, натекающей на экран (Мо = 0,95, x()/d = 4), достаточно, чтобы нарушить акустическую обратную связь и устранить резонанс, о чем свидетельствуют спектры пульсаций давления в дальнем поле струи (рис.5.7,о). Здесь 夕=120°, сплошная кривая соответствует резонансно-

Рис. 5.7. Подавление автоколебаний в импактной струе (Мо = 0,95, xo/d = 4) при нарушении азимутальной однородности слоя смешения: q — на срезе сопла,

6 - при разрушении осевой симметрии ударяющихся об экран кольцевых вихрей путем оребрения его поверхности

му режиму, щтриховая - подавлению автоколебаний при введении в слой смешения сопла трех конусов (на глубину 1-2 мм).

Другой способ ослабления акустической обратной связи и подавления автоколебаний состоит в разрушении когерентных структур струи в месте их соударения с экраном. Это достигается путем оребрения поверхности экрана, т.е. установкой сравнительно невысоких (Ah/d = 0,1 - 0,2) перегородок, образующих квадратную решетку с шагом /^z/d = 0,5. На рис. 5.7,6 приведены соответствующие спектры пульсаций давления в дальнем поле струи, натекающей на гладкий экран и оребренную поверхность при Мо = 0,95 и x()/d = 4. Здесь 夕 = 90°, сплошная кривая соответствует резонансному режиму при гладком экране, штриховая - исключению резонанса при оребрении поверхности экрана. При таком способе подавления автоколебаний, в отличие от предыдущего (см.рис. 5.7,о), исключение дискретных составляющих в спектре шума сопровождается некоторым увеличением широкополо сного шума.

Существенное ослабление интенсивности автоколебаний при натекании околозвуковых горячих струй на экран может быть достигнуто также при замене сплошного экрана проницаемым, решетчатым или сетчатым с организацией в необходимых случаях поперечного отвода прошедшего через экран газа.

Автоколебания в аэродинамических трубах с открытойрабочей частью

В аэродинамических трубах замкнутого типа с открытой рабочей частью в определенном диапазоне скоростей возникают автоколебания, приводящие к существенному возрастанию продольных низкочастотных пульсаций скорости в рабочей части и пульсаций давления во всем тракте трубы.

Указанные автоколебания [5.5,5.14] вызваны взаимодействием гидродинамических колебаний потока в слое смешения свободной струи и акустических колебаний в обратном канале (стоячие звуковые волны). Наличие гидродинамических колебаний в слое смешения струи приводит к тому что интенсивность пульсаций скорости в ядре потока в открытой рабочей части превышает соответствующие пульсации в аэродинамических трубах с закрытой рабочей частью [5.12].

Другой недостаток аэродинамических труб с открытой рабочей частью состоит в том, что если не принять необходимых мер, с ростом скорости потока возникают сильные вибрации элементов трубы, которые угрожают целостности конструкции трубы и здания, что особенно существенно для промышленных труб большого диаметра. Однако, если даже принять необходимые меры, приводящие к уменьшению пульсаций потока и тряски конструкции трубы, полностью подавить автоколебания и, соответственно, пульсации потока в рабочей части общепринятыми способами во всем диапазоне рабочих скоростей не удается, и при некоторых скоростях потока интенсивность пульсаций скорости в рабочей части остается завышенной и превышает 1,5-2,5%. При этих скоростях, как правило, эксперименты не ведутся, что естественно сужает диапазон рабочих скоростей.

Наиболее распространенные способы демпфирования такого рода колебаний сводятся либо к ослаблению регулярных вихреобразований в слое смешения свободной струи, либо к ослаблению воздействия колебаний в свободной струе на колебания в обратном канале [5.5]. Первое достигается сообщением пограничному слою в начальном сечении струи азимутальной неоднородности, что в конечном счете ослабляет или разрушает кольцевые вихри (когерентные структуры); второе - с помощью отверстий в стенках диффузора вблизи его входной кромки.

Характер автоколебаний в аэродинамической трубе определяется двумя ветвями акустической обратной связи: через обратный канал вдоль потока и через рабочую часть навстречу потоку. Последний тип обратной связи соответствует случаю, когда круглая струя натекает на соосно расположенное кольцо или трубку, так называемый краевой тон [5.6]. Отсюда следует, что и в аэродинамических трубах незамкнутого типа с открытой частью, окруженной камерой Эйфеля, также возможна реализация автоколебаний [5.13].

Обратный канал трубы является акустическим резонатором, благодаря чему в определенных диапазонах скоростей потока возбуждаются мощные звуковые волны. В открытой рабочей части реализуется затопленная струя, которая, как указывалось выше (параграф 1.1), является усилителем гидродинамических пульсаций. Связь между резонатором и усилителем осуществляется за счет преобразования акустических и гидродинамических волн друг в друга, которое наиболее эффективно у концов резонатора.

Вихри, образующиеся в слое смешения струи при соударении с кромкой диффузора, создают импульсы давления, которые возбуждают звуковые волны, распространяющиеся в двух направлениях: вдоль потока по обрат-

ному каналу и навстречу потоку - в рабочей части. Попадая на кромку сопла в нужной фазе, эти звуковые волны генерируют образование вихревых возмущений, выполняя тем самым роль двух цепей обратной связи [5.14].

На рис. 5.8 представлены зависимости амплитуды ⑵ и частоты (7) колебаний давления в свободной струе в зависимости от скорости потока, иллюстрирующие возникновение автоколебательных режимов в аэродинамической трубе с диаметром сопла d = 0,5 м, ее аэродинамический контур представлен на рис. 5.9.

Рис. 5.8. Зависимость амплитуды (7) и частоты (2) колебаний давления в свободной струе аэродинамической трубы от скорости потока, иллюстрирующая образование автоколебательных режимов

Рис. 5.9. Аэродинамический контур трубы, характеристики приведены на рис.5.8

Рассмотрим теперь особенности наиболее распространенных устройств для демпфирования автоколебаний а аэродинамических трубах [6.9].

Организация входа потока в диффузор. Вход потока в диффузор реализуется в виде плавно сужающегося раструба или, чаще - тонкой почти цилиндрической части с закругленной кромкой. Указанная цилиндрическая часть охватывается выдвинутым вперед кольцевым крылом. При удалении кольцевого раструба наблюдается не только значительное увеличение амплитуды колебаний (в 2-3 раза), но и расширение границ периодических режимов. Как указано в работе [6.9], устройство раструбов следует считать полезным для демпфирования автоколебаний, но их действие совершенно недостаточно.

Устройство отверстий при входе в диффузор. Обычно такие отверстия (один или несколько рядов) располагаются на расстоянии (0,5—l,0)d от передней кромки диффузора. Их суммарная площадь составляет 35-50% от площади входа в диффузор. Несмотря на очевидную эффективность этого способа демпфирования колебаний, следует отметить, что полного подавления автоколебаний во всем диапазоне скоростей он не обеспечивает.

Генерация продольных вихрей в слое смешения струи является наиболее надежным способом демпфирования автоколебаний. Но этот способ связан с возмущением пограничного слоя на срезе сопла и сопровождается увеличением сопротивления трубы, а также нежелательным искажением поля течения в ее рабочей части.

Не касаясь других способов демпфирования автоколебаний в аэродинамических трубах с открытой рабочей частью, укажем, что в главе 9 рассмотрен акустический метод управления указанными автоколебаниями. Теория таких автоколебаний с учетом наличия двух ветвей акустической обратной связи изложена в монографии [5.4].

Литература

Артамонов К.И. Термогидроакустическая неустойчивость / М.: Машиностроение. 1982. 262 с.

Власов Е.В., Гиневский А. С, Каравосов Р.К., Уханова Л.Н. Исследование автоколебательных режимов при натекании на экран дозвуковой турбулентной струи / В сб."Промышленная аэродинамика". 1986. № 1 (33). С. 276-280.

Власов Е.В., Гиневский А. С, Каравосов Р.К., Уханова Л.Н. Исследование резонансных режимов при натекании на экран дозвуковой турбулентной струи / В сб. "Проблемы турбулентных течений". М.: Наука. 1986. С. 135-147.

Ланда П.С. Нелинейные колебания и волны. М.: Физматлит, 1997. 496 с.

Стрелков С.П., БендриковГ.А., СмирновН.А. Пульсации в аэродинамических трубах и способы их демпфирования // Труды ЦАГИ. 1946. вып. 593. 59 с.

Curasava Н., Yamanoue К., Obata Г SelRexcited oscillation in an axisymmetric jet with a coaxial circular pipe // Mem. Nagano Techn. Coll. 1987. N 18. P. 21-30.

Gutmark E., Schadow K.C., Parr D.M., Harris C.K., Wilson K.J. The mean and turbulent structure of noncircular jets // AIAA Pap. 1985. N 543. 9 p.

Hasan M.A.Z., Hussain А.К.М.Е The self^excited axisymmetric jet // J.Fluid Meeh. 1982. V. 115. P. 59-89.

Ho C.-М., Nosseir N.S. Large coherent strucrures in an impinging jet / Turbulent Shear Flows 2. Berlin. 1980. P. 297-304.

Ho C.-М., Nosseir N.S. Dynamics of an impinging jet. Part 1. The feedback phenomenon // J. Fluid Meeh., 1981. V. 105. P. 119-142.

Hussain A.K.M.E, Hasan M.A.Z. The "whistler - nozzle"phenomenon // J.Fluid Meeh. 1983. V 134. P.431T58.

Michel U. Influence of shear layer induced fluctuations on the velocity unsteadiness in free-jet wind tunnels / Adv. Turbulence 2; Proc. 2九° Eur. Turbulence Conf. Berlin. 1989. P. 480T83.

Rebuffet R, Guedel A. Etude sur maquette de differentes configurations de jet traversant une cavite. Application a la soufflerie CEPRA 19 du CEPr. / La Recherche Aerospatiale. 1982. N 1. P. 11-22.

Seiferth R. Vorausberechnung und Beseitigung der Schwingungen von Freistrahl- Windkanalen / Monographien uber Fortschritte der deutchen Luftfahrtforschung seit 1939. Ed. A. Betz. AVA Gottingen. 1946. S. 1-23.

ГЛАВА 6

ЧИСЛЕННОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ПЕРИОДИЧЕСКОГОВОЗБУЖДЕНИЯ ДОЗВУКОВЫХ ТУРБУЛЕНТНЫХ СТРУЙ

В настоящей главе рассмотрены известные методы математического моделирования дозвуковых турбулентных струй при наличии периодического гармонического возбуждения. Особое внимание уделяется описанию в рамках этих методов образования и взаимодействия крупномасштабных когерентных структур, а также их восприимчивости к периодическому возбуждению. Приводятся данные расчетов, иллюстрирующих интенсификацию турбулентного перемешивания (генерацию турбулентности) в струях при их низкочастотном гармоническом возбуждении и ослабление перемешивания (подавление турбулентности) в струях при их высокочастотном возбуждении. Подчеркивается, что математическое моделирование периодического возбуждения турбулентных струй позволяет описать закономерности периодического (акустического) возбуждения струй, которые ранее были установлены в экспериментальных исследованиях.

Прямое численное моделирование турбулентного движения в начальном участке осесимметричной струи при наличии низкочастотного гармонического возбуждения

Исходная система уравнений содержала нестационарные уравнения неразрывности, количества движения и энергии дозвукового течения невязкого газа (уравнения Эйлера). Подсеточная турбулентность не учитывалась. Для численного решения применялся конечноразностный метод и соответствующая аппроксимация граничных условий. Расчеты выполнены для дозвуковых чисел Маха (Мо = 0,43 и 0,57). Влияние пограничного слоя на срезе сопла, естественно, не учитывалось. Однако, задавалось начальное значение толщины потери импульса на первом шаге интегрирования поперек слоя смешения; рассмотрены два значения Оо = d/70 и 夕。=d/140. Вследствие принятого предположения об осевой симметрии течения надежные результаты были получены на участке струи протяженностью не больше четырех калибров: х = (0 - 4)с/.

Для учета периодического возбуждения струи принималось, что в ее начальном сечении скорость истечения изменяется со временем по

Рис. 6.1. Мгновенные поля завихренности (а) и давления (р - pQ 丨卩国(б) в меридиональном сечении круглой невозбужденной струи (Мо = 0,57)

гармоническому закону

u = uq [1 + ai sin(27r/力)], (6.1)

причем амплитуда 肉 изменялась в пределах 肉=0,01 - 0,1. Расчеты выполнены для невозбужденной струи и при наличии периодического возбуждения [6.9-6.11]. Для невозбужденной струи представлены результаты моделирования полей мгновенной завихренности и давления, а также осевой и радиальной скорости. Кроме того, рассчитаны поля средней скорости, давления и среднеквадратичных значений продольных пульсаций скорости, а также спектры продольных пульсаций скорости в слое смешения на линии кромки сопла. Приведены данные о формировании и взаимодействии (спаривании) когерентных структур. В частности, показано, что при спаривании вихрей возможно образование локальных областей отрицательных рейнольдсовых напряжений [6.11], которым соответствует уменьшение кинетической энергии турбулентности (порождение турбулентности отрицательно). Этот эффект ранее наблюдался при экспериментальном исследо-

вании акустически возбужденных круглых струй.

На рис. 6.1 в качестве примера представлены мгновенные картины распределения завихренности и давления в меридиональном сечении струи на участке х = (0 — 8)d, на рис. 6.2 - спектр продольных пульсаций скорости на линии кромки сопла (r/d = 0,5) при продольной координате х, соответствующей точке за первым спариванием кольцевых вихрей, в функции безразмерной частоты St^ = /夕。/〃。. В целом данные расчета для невозбужденной струи удовлетворительно согласуются с экспериментом [6.9-6.11]. Рассмотрим теперь результаты численного моделирования зависимости числа Струхаля St^ = fd/u()от продольной координаты 力〃/d, иллюстрирующей изменение вдоль оси струи интервалов △力〃，которые соответствуют первому (г = 1), второму (г = 2) и третьему (г = 3) спариванию кольцевых когерентных структур [6.10]. На рис. 6.3 представлены три зависимости такого рода: 1) данные корреляционных измерений В.Кибенса [6.15], 2) данные прямого численного моделирования [6.10] и наконец, 3) данные расчета зависимости St^ (力〃/〃о) по формуле (1.3), полученной на основе представления о глобальном механизме обратной связи в начальном участке струи. Эта формула при ис = О,5〃о и N = 2 весьма удовлетворительно согласуются как с данными эксперимента, так и численного моделирования.

Рассмотрим данные численного моделирования струи при ее низкочастотном периодическом возбуждении. Как следует из приведенного на рис. 6.2 спектра, пику на нем соответствует число St^ = 0,015, что согласуется с соответствующими данными эксперимента St^ = 0,125 - 0,155 [6.12] и несколько меньше теоретически предсказанного значения St^ = 0,017; это отличие обусловлено эффектами обратной связи [6.13]. На рис. 6.4,а,6 представлены результаты расчетов толщины слоя смешения невозбужденной и возбужденной турбулентных струй при St^ = 0,26 и 0,35 и уровнях возбуждения〈“总尸/?/〃。= 0,5 и 5%; здесь числа St^ соответствуют второй субгармонике (Steo/4) частоты неустойчивости, b = го,о8 — то,92 一 условная толщина слоя смешения, определенная по разности ординат, в которых безразмерная продольная скорость равна, соответственно, u/uq = 0,08 и 0,92. Эти зависимости иллюстрируют наблюдаемое в экспериментах утолщение слоя смешения при низкочастотном периодическом возбуждении. Аналогичные зависимости представлены на рис. 6.5 для изменения продольных пульсаций скорости вдоль оси струи.

Приведенные данные иллюстрируют возможность численного моделирования основных эффектов, наблюдаемых при низкочастотном гармоническом возбуждении турбулентной струи: утолщение слоя смешения и повышение продольных пульсаций скорости на оси струи в пределах начального участка в зависимости от частоты и уровня возбуждения. При этом учитывается в полной мере важная роль крупномасштабных когерентных структур в процессах смешения.

Некоторая ограниченность этих результатов обусловлена принятым допущением об осевой симметрии мгновенного течения.

Рис. 6.2. Спектр продольных пульсаций скорости в слое смешения турбулентной струи

0,1to x./d 10,0

Рис. 6.3. Изменение вдоль оси струи числа Струхаля St&:

1 - эксперименты В.Кибенса [6.15], 2 - данные прямого численного моделирования [6.10], 3 - расчет по формуле(ЕЗ)

6・2・ Моделирование плоских и круглых турбулентных струй на основе метода дискретных вихрей при низкочастотном и высокочастотном гармоническом возбуждении

При моделировании плоских и круглых турбулентных струй методом дискретных вихрей рассматривается случай идеальной несжимаемой жидкости. Применительно к плоским струям при этом могут быть использованы два подхода. В первом из них граничные условия непротекания на

Рис. 6.4. Утолщение вдоль по потоку слоя смешения в начальном участке круглой невозбужденной (7) и возбужденной (2) турбулентной струи. а-{и2)1/2 = 0 (7), (и2)1/2/и0 = 0,5%, SM = 0,26 (2);6-匂2产2 = 0 ⑺,匂2产2几0 = 0,5%, Sy = o,35 (2)Рис. 6.4. Утолщение вдоль по потоку слоя смешения в начальном участке круглой невозбужденной (7) и возбужденной (2) турбулентной струи. а-{и2)1/2 = 0 (7), (и2)1/2/и0 = 0,5%, SM = 0,26 (2);6-匂2产2 = 0 ⑺,匂2产2几0 = 0,5%, Sy = o,35 (2)Рис. 6.5. Изменение продольных пульсаций скорости вдоль оси круглой невозбужденной (7) и возбужденной (2) турбулентной струи.4 一w2产2 = 0 ⑺，d/2产2/"0 = 0,5%, Std = 0,26 (2);6-w2产2 = 0 ⑺,①2产2几0 = 0,5%, Std = 0,35 (2)Рис. 6.5. Изменение продольных пульсаций скорости вдоль оси круглой невозбужденной (7) и возбужденной (2) турбулентной струи.4 一w2产2 = 0 ⑺，d/2产2/"0 = 0,5%, Std = 0,26 (2);6-w2产2 = 0 ⑺,①2产2几0 = 0,5%, Std = 0,35 (2)

Рис. 6.4. Утолщение вдоль по потоку слоя смешения в начальном участке круглой невозбужденной (7) и возбужденной (2) турбулентной струи. а-{и2)1/2 = 0 (7), (и2)1/2/и0 = 0,5%, SM = 0,26 (2);

6-匂2产2 = 0 ⑺,匂2产2几0 = 0,5%, Sy = o,35 (2)

Рис. 6.4. Утолщение вдоль по потоку слоя смешения в начальном участке круглой невозбужденной (7) и возбужденной (2) турбулентной струи. а-{и2)1/2 = 0 (7), (и2)1/2/и0 = 0,5%, SM = 0,26 (2);

6-匂2产2 = 0 ⑺,匂2产2几0 = 0,5%, Sy = o,35 (2)

Рис. 6.5. Изменение продольных пульсаций скорости вдоль оси круглой невозбужденной (7) и возбужденной (2) турбулентной струи.

4 一w2产2 = 0 ⑺，d/2产2/"0 = 0,5%, Std = 0,26 (2);

6-w2产2 = 0 ⑺,①2产2几0 = 0,5%, Std = 0,35 (2)

Рис. 6.5. Изменение продольных пульсаций скорости вдоль оси круглой невозбужденной (7) и возбужденной (2) турбулентной струи.

4 一w2产2 = 0 ⑺，d/2产2/"0 = 0,5%, Std = 0,26 (2);

6-w2产2 = 0 ⑺,①2产2几0 = 0,5%, Std = 0,35 (2)

твердых поверхностях сопла выполняются только в конечном числе контрольных точек, как и в случае круглых струй. Во втором - граничные условия непротекания выполняются точно во всех точках твердых поверхностей. В этом последнем случае используется конформное отображение плоскости течения на верхнюю полуплоскость. При достаточно тесном

расположении контрольных точек в первом случае оба подхода приводят к практически совпадающим результатам [6.1].

При моделировании плоских турбулентных струй предположение о наличии плоскости симметрии для мгновенного течения приводит к практически полному отсутствию перемешивания вихревых структур разного знака, которые формируются по обе стороны от плоскости симметрии. В качестве примера на рис. 6.6 представлены вихревые структуры плоской струи в фиксированный момент времени для симметричного и асимметричного случаев. Во втором из них, в полном соответствии с экспериментом, наблюдается интенсивное перемешивание сгустков завихренности разных знаков. Приведенные на рис. 6.7 распределения средней скорости вдоль оси струи, рассчитанные при симметричном и асимметричном расположении вихревых структур, показывают, что только во втором случае данные расчета согласуются с экспериментом как в начальном, так и в основном участках струи [6.2].

Моделирование периодического возбуждения плоской турбулентной струи с гармоническим законом изменения продольной скорости на срезе сопла

u = uq [1 + ai sin(27r/力)]

позволило исследовать влияние числа Струхаля St = //z/〃o и амплитуды 。1 на изменение вдоль оси струи средней скорости (и)/ио и ее продольных пульсаций £〃о =〈/А/?/"。при St = 0,35 и 2,0 (см. рис.6.8). При этом

Рис. 6.6. Вихревые структуры плоской турбулентной струи при симметричном (7) и несимметричном (2) приближении в фиксированной момент времени

0,80,80,6 L 00,6 L 044о4о4Рис. 6.7. Распределение средней скорости вдоль оси плоской турбулентной струи; 1,2-эксперименты, 3 - при симметричном и 4 — несимметричном приближенииРис. 6.7. Распределение средней скорости вдоль оси плоской турбулентной струи; 1,2-эксперименты, 3 - при симметричном и 4 — несимметричном приближении

0,8

0,8

0,6 L 0

0,6 L 0

4

4

о4

о4

Рис. 6.7. Распределение средней скорости вдоль оси плоской турбулентной струи; 1,2-эксперименты, 3 - при симметричном и 4 — несимметричном приближении

Рис. 6.7. Распределение средней скорости вдоль оси плоской турбулентной струи; 1,2-эксперименты, 3 - при симметричном и 4 — несимметричном приближении

£〃о =。1/\/^・ Эти результаты заимствованы из [6.1,6.5]. При низкочастотном периодическом возбуждении (St = 0,35) наблюдается определенная тенденция к уменьшению длины начального участка (при 团 =0,05). При больших амплитудах (团 =0,15 и, соответственно, впо = 10,5%) обнаружено аномальное немонотонное изменение скорости вдоль оси струи, которое наблюдалось ранее в круглых пульсирующих струях (см. главу 4, рис.4.4 и 4.5). При высокочастотном возбуждении (St = 2) и очень высоком уровне возбуждения Q = 0,3 и, соответственно, впо = 21%) зафиксировано возрастание средней скорости на оси струи и соответствующее уменьшение ее продольных пульсаций. При меньших значениях а】в этом последнем случае эффект высокочастотного возбуждения оказался менее отчетливым.

Рассмотрим моделирование высокочастотного периодического возбуждения плоского турбулентного сдвигового слоя [6.26] на основе разновидности метода дискретных вихрей (метод вихря в ячейке) с использованием двумерных уравнений Эйлера. Изучалось развитие слоя смешения во времени. Конечная толщина сдвигового слоя моделировалась четырьмя параллельными цепочками точечных вихрей, поперечное расстояние между которыми выбиралась из условия, чтобы осредненный по продольной координате профиль скорости в поперечном сечении

d〉(g,力)=/ "(X g，力)必 (6・2)

выражался в виде, близком к гиперболическому тангенсу. Именно такой профиль скорости имеет место в плоских турбулентных слоях смешения.

Исследовано влияние частоты (St^) и амплитуды А периодического гармонического возбуждения на отношение иг/иг_, где uf и uf_ - соответственно, среднеквадратичные значения пульсаций скорости при наличии и отсутствии периодического возбуждения (см. рис.6.9). При этом отношение иг/иг_ является функцией периода Г гармонических возмущений.

Основные выводы этого исследования: 1) При малых амплитудах пери-

11 А.С.Гиневский

Рис. 6.8. Изменение средней скорости (а) и продольных пульсаций скорости (б) вдоль оси плоской турбулентной струи при отсутствии и наличии периодического возбуждения.

St拉=0,35: 1 — а = 0, 2 — 0,05, 3 — а = 0,15, St拉=2,0; 4 — а = 0,3

одического возбуждения А = 0,003 - 0,0125 подавление турбулентности не имеет места; 2) При амплитуде 0,05 максимальное подавление происходит на частоте, соответствующей максимальной нестабильности слоя смешения St。= 0,017 (рис.6.9,а); 3) При высоких амплитудах (Л > 0,1) теряется предпочтительность этого числа St^ = 0,017 (рис.6.9,6).

Аналогично при моделировании круглых струй в рамках метода дискретного вихрей с помощью набора вихревых колец, т.е. при постулировании жесткого условия осевой симметрии, результаты расчета приходят в противоречие с данными эксперимента, так как при этом не реализуются

Рис. 6.9. Влияние частоты (числа Струхаля Ste) и амплитуды (А) периодического возбуждения турбулентного слоя смешения на отношение и /и_. а- 4 = 0,05: 7— Ste = 0,006, 2 — 0,017, 3- 0,034, 4- Ste = 0,067; б- Ste = 0,017:7— 4 = 0,05, 2 — 0,10, 3- 0,20, 4- 4 = 0,30Рис. 6.9. Влияние частоты (числа Струхаля Ste) и амплитуды (А) периодического возбуждения турбулентного слоя смешения на отношение и /и_. а- 4 = 0,05: 7— Ste = 0,006, 2 — 0,017, 3- 0,034, 4- Ste = 0,067; б- Ste = 0,017:7— 4 = 0,05, 2 — 0,10, 3- 0,20, 4- 4 = 0,30

Рис. 6.9. Влияние частоты (числа Струхаля Ste) и амплитуды (А) периодического возбуждения турбулентного слоя смешения на отношение и /и_. а- 4 = 0,05: 7— Ste = 0,006, 2 — 0,017, 3- 0,034, 4- Ste = 0,067; б- Ste = 0,017:7— 4 = 0,05, 2 — 0,10, 3- 0,20, 4- 4 = 0,30

Рис. 6.9. Влияние частоты (числа Струхаля Ste) и амплитуды (А) периодического возбуждения турбулентного слоя смешения на отношение и /и_. а- 4 = 0,05: 7— Ste = 0,006, 2 — 0,017, 3- 0,034, 4- Ste = 0,067; б- Ste = 0,017:7— 4 = 0,05, 2 — 0,10, 3- 0,20, 4- 4 = 0,30

расширение струи и падение скорости вдоль по потоку. При моделировании круглой турбулентной струи в трехмерной постановке сходящие с кромки сопла вихревые кольца аппроксимируются вихревыми многоугольниками [6.1,6.2], что позволяет описывать деформации этих колец как в их плоскостях, так и в продольном направлении, вдоль их движения. Это иллюстрируется (рис.6.10) сравнением вихревой структуры круглой затопленной струи в двух случаях: когда решение получено при требовании осевой симметрии мгновенного течения (1) и при снятии указанного требования ⑵；во втором случае осевая симметрия сохраняется только в пределах 2,5 калибров (x/d < 2,5). Далее наблюдается азимутальная и продольная деформация вихревых многоугольников, а при x/d > 5-стохастизация течения. При решении задачи в трехмерной постановке получено совпадение расчетных и экспериментальных значений скорости и других параметров течения (профили средней скорости, трех компонент пульсаций скорости, рейнольдсова напряжения сдвига) как в начальном, так и в основном участках струи. На рис. 6.11 показаны изменения осевой скорости вдоль оси струи, полученные в о с есимметричных и трехмерных расчетах, и их сравнение с данными эксперимента [6.8]. В цитированной работе также показано, что даже в пределах начального участка (力/d = 4) осесимметричное приближение дает завышенные значение пульсаций скорости.

К сожалению, описанный подход пока не реализован для случая периодического возбуждения круглых турбулентных струй. Попытка соответствующего решения предпринята в работе [6.7] в предположении осевой симметрии мгновенного течения. При этом делается ряд дополнительных допущений: задаются радиусы ядер сносимых в поток кольцевых вихрей; вместо одной цепочки кольцевых вихрей задаются две такие цепочки, несколько разнесенные вдоль радиуса; циркуляция сходящих с кромки

Рис. 6.10. Вихревые структуры круглой турбулентной струи для фиксированных моментов времени при решении задачи в осесимметричной (7) и трехмерной(2) постановках

Рис. 6.11. Изменение осевой скорости вдоль оси круглой струи при наличии ⑶ и отсутствии (4) осевой симметрии: 1,2- эксперименты

круглого цилиндрического сопла кольцевых вихрей и скорость их конвекции задаются в виде гармонических функций времени.

Г = Д)[1 + a】 sin(27r/力)],ис = “со [1 +。1 sin(27r/“] .(6.3)

Такой способ моделирования для невозбужденных струй (а】 =0) в пределах начального участка (力/d < 3-4) качественно верно описывает процесс попарного слияния сгустков завихренности, профили средней скорости, эжекцию и другие статистические характеристики. Расчет характеристик периодически возбужденных струй при значениях амплитуды (。1 = 0,005 - 0,1) и числа Струхаля St = fd/u()= 0,1 - 2,0 показал, что в диапазоне St = 0,3 - 2,0 возбуждение с достаточной амплитудой генерирует крупномасштабные вихри в струе. Если St = 0,3, эти вихри очень велики и образуются при 力/d = 2; при St = 0,5 большие вихри образуются уже при x/d = 1 и сохраняются на расстоянии в несколько калибров вдоль по потоку. При St > 1 вихри, которые образуются на частоте возбуждения, малы и быстро разрушаются в процессе взаимодействия с другими вихрями.

Расчет эжекционных характеристик струи обнаруживает тенденцию: при низкочастотном возбуждении эжекция несколько возрастает, при высокочастотном уменьшается (рис. 6.12). К сожалению, сделанный вывод нельзя признать однозначным, что, по-видимому, объясняется принятыми допущениями.

Численное моделирование турбулентного слоя смешения на основе нестационарных уравнений Рейнольдса, замкнутых с помощью дифференциальной модели турбулентости

Уравнения Рейнольдса в совокупности с дифференциальной моделью тур булентно сти широко используется для расчета гидродинамических и тепловых характеристик разнообразных стационарных и нестационарных турбулентных течений. В работе [6.6] для описания турбулентного течения в двумерном слое смешения используются нестационарные уравнения Рейнольдса и трехпараметрическая модель турбулентности [6.4]. При этом крупномасштабные движения газа (М2《1) полагались двумерными, а мелкомасштабные турбулентные пульсации - трехмерными и учитывались явления переноса, генерации, диффузии и диссипации турбулентности. Рассматривалось дозвуковое течение совершенного газа, в котором эффекты молекулярной вязкости и теплопроводности полагались несущественными, т.е. Re — оо.

Моделировалось течение в слое смешения с периодическим возбуждением в его начальном сечении. Частота периодического гармонического возбуждения соответствовала наиболее усиливающимся возмущениям согласно линейной теории гидродинамической устойчивости. В соответствии

Рис. 6.12. Эжекционные характеристики круглой турбулентной струи (x/d = 0 - 3). при отсутствии (а】 = 0) и наличии (① = 0,1) периодического возбуждения.

7 — невозбужденная струя, 2— St& = О J, 3 - 0,3, 4 — 0,5, 5 - 1,5, 6- SM = 2,0

с этим в начальном сечении задавался профиль средней скорости, а также периодические пульсации продольной и поперечной компонент скорости. Кроме того, в этом сечении задавались стационарные характеристики мелкомасштабных пульсаций - профили энергии турбулентности, рейнольдсо- ва напряжения сдвига и завихренности. Последние три функции соответствовали некоторому равновесному состоянию турбулентности во входном сечении.

В выходном сечении задавалась система граничных условий, которая обеспечивала пропускание крупных вихрей с минимальным эффектом генерации звуковых возмущений. На верхней и нижней границах прямоугольной области принимались обычные условия обращения в нуль производных по поперечной координате скорости, давления, энергии турбулентности, рейнольдсова напряжения сдвига и завихренности.

Начальное значение числа Маха во входном сечении в середине слоя смешения Мо = 0,2. Основная серия расчетов выполнялась для четырех значений начальной турбулентности, равных соответственно во = 0; 3,26%; 6,5% и во = 14,8%. Во всех вариантах для момента времени т > 80 наблюдался выход решения на периодический режим.

В первом варианте (во = 0) вообще не использовалась модель турбулентности, т.е. исходной являлась система уравнений Эйлера для совершенного газа. Во всех вариантах при установлении периодического режима

наблюдался нелинейный процесс сворачивания слоя смешения в крупные вихревые структуры, которые затем выносились потоком из расчетной области через выходные сечения.

На рис. 6.13 представлены в фиксированный момент времени линии равных завихренности и давления в слое смешения при во = О и 14,8%, а также зависимость поперечной скорости в середине слоя смешения от продольной координаты при во = var. Указанные зависимости наглядно демонстрируют ослабление крупномасштабных вихревых структур в слое смешения при воздействии мелкомасштабной турбулентно сти.

Нам не известны публикации об аналогичном моделировании применительно к плоским и круглым турбулентным струям при наличии периодического возбуждения.

Численное моделирование турбулентных струйных течений на основе обобщенных уравнений Рейнольдса (трехчленное разложение). Влияние низкочастотного и высокочастотного гармонического возбуждения

Предполагается, что входящие в уравнения Навье-Стокса переменные (компоненты скорости и давления) могут быть представлены в виде тройного разложения [6.14]:

g(Х 方)=(g(X 方)〉+ 亮(/,方)+ 4(/,方),(6.4)

где (g) - не зависящая от времени составляющая, дс - крупномасштабная когерентная ид； — случайная, мелкомасштабная составляющие. При таком разложении предполагается, что когерентные и некогерентные пульсации не коррелированны. Система уравнений, описывающая поведение каждой из трех составляющих течения, получается из уравнения Навье-Стокса и уравнения неразрывности после представления входящих в них величин в виде (6.4) и применения соответствующих операторов осреднения: осреднения по времени и фазового осреднения, используемого для выделения периодической, когерентной составляющей. В итоге получается система дифференциальных уравнений для осредненного, периодического и случайного движений, в которую наряду с рейнольдсовыми напряжениями сдвига 3"'〉，вызванными мелкомасштабным турбулентным движением, входят дополнительные напряжения (йг;), обусловленные периодическими, когерентными структурами. В этих уравнениях содержатся члены, учитывающие взаимодействие периодического и случайного движений, а также каждого из них с осредненным движением [6.15-6.18,6.20-6.25]; молекулярная вязкость полагается пренебрежимо малой по сравнению с турбулентной вязкостью.

На основе такого подхода были рассчитаны турбулентные струи и следы в несжимаемой жидкости при наличии одночастотного и двухчастотного периодического возбуждения [6.16,6.17,6.19,6.20,6.22]. При этом использовалось приближение пограничного слоя, струя полагалась изобари-

Рис. 6.13. Линии равных значений завихренности (а) и давления (6) в слое смешения при £о = 0 (/) и £о = 14,8 (2). Изменение поперечной скорости вдоль по потоку в середине слоя смешения (б): 1- £о = О,2 — 3,26%, 3- 6,5%, 4- £0 = 14,8%

ческой, жидкость - несжимаемой и невязкой. Известно несколько подходов к решению таких задач, обычно сводящихся к системе интегральных соотношений. Для определения параметров мелкомасштабной турбулентности используются различные полуэмпирические модели турбулентности (от алгебраических моделей с постоянной вихревой вязкостью поперек слоя смешения до дифференциальных моделей) или же эмпирические формулы.

Для нахождения периодических когерентных составляющих обычно используется линейная теория устойчивости в невязком приближении и в предположении локальной параллельности течения. При этом периодические компоненты скорости и давления представляются в виде

[u,v,w,p\ = {й(у) ,v(y\w(y\p(y)} х

х exp 5 (/ — «力 + тпо), ⑹* где а (力)-комплексная функция от х, действительная часть ее соответствует волновому числу, а мнимая отрицательная часть - коэффициенту усиления возмущений, (3 - круговая частота и m - азимутальное волновое число. Предполагается, что входящие в (6.4) периодические возмущения могут быть представлены в виде (6.5). При решении задачи следует учесть наличие нелинейных волновых процессов. С этой целью используется энергетический интегральный метод, т.е. вместо дифференциальных уравнений переноса кинетической энергии среднего течения, периодического крупномасштабного и случайного мелкомасштабного течений рассматриваются интегральные соотношения, полученные интегрированием поперек слоя смешения исходных дифференциальных уравнений.

В качестве примера приведем такую систему интегральных соотношений для круглой струи [6.8]:

У\^2^ydy = У (—〈〃'/〉)У\^2^ydy = У (—〈〃'/〉)оооооооооооооо/ + / 夕gdg,(6.6)оо/ + / 夕gdg,(6.6)оо

У\^2^ydy = У (—〈〃'/〉)

У\^2^ydy = У (—〈〃'/〉)

оо

оо

о

оо

оо

о

о

о

о

о

/ + / 夕gdg,(6.6)

о

о

/ + / 夕gdg,(6.6)

о

о

Здесь к и q - соответственно кинетическая энергия турбулентного и периодического движений 友=^ (〈“〃 +。总 + ^发〉)и /с = | ((u2 + {Я + +标〉)，£ и 夕一 соответственно скорость диссипации кинетической энергии турбулентности и периодического движения; диссипативная функция

о 12 3 45 尤/dо 12 3 45 尤/dРис. 6.14. Сравнение данных расчета (Sts = 0,48) и экспериментов для пульсаций давления вдоль по потоку в середине слоя смешения (а) и поперечных профилей пульсаций давления (6) в круглой турбулентной струе при ее низкочастотном акустическом возбуждении (Sts = 0,5) на нулевой (п = 0), первой (n = 1) и второй (п = 2) азимутальных модах.а — 1 — п = 0, Sts = 0,491, 2 — п = 1, Sts = 0,505, 3 — п = 2, Sts = 0,503, б — 1 —п = 0, Sts = 0,513, 2 — п = 1, Sts = 0,501, 3 — тг = 2, Sts = 0,502Рис. 6.14. Сравнение данных расчета (Sts = 0,48) и экспериментов для пульсаций давления вдоль по потоку в середине слоя смешения (а) и поперечных профилей пульсаций давления (6) в круглой турбулентной струе при ее низкочастотном акустическом возбуждении (Sts = 0,5) на нулевой (п = 0), первой (n = 1) и второй (п = 2) азимутальных модах.а — 1 — п = 0, Sts = 0,491, 2 — п = 1, Sts = 0,505, 3 — п = 2, Sts = 0,503, б — 1 —п = 0, Sts = 0,513, 2 — п = 1, Sts = 0,501, 3 — тг = 2, Sts = 0,50230302010 百寸7w«玉2010 百寸7w«玉-0,6 -0,4 -0,200,2 (у//%-0,6 -0,4 -0,200,2 (у//%ООО 000 4 3 2 1 /ООО 000 4 3 2 1 /0/d0,040/d0,040,020,020 2 4 6 80 2 4 6 8Рис. 6.15. Сравнение расчета [6.22] и эксперимента [2.49] для изменения толщины потери импульса 夕/d вдоль слоя смешения круглой турбулентной струи при ее высокочастотном акустическом возбуждении (Ste = 0,017)Рис. 6.15. Сравнение расчета [6.22] и эксперимента [2.49] для изменения толщины потери импульса 夕/d вдоль слоя смешения круглой турбулентной струи при ее высокочастотном акустическом возбуждении (Ste = 0,017)

о 12 3 45 尤/d

о 12 3 45 尤/d

Рис. 6.14. Сравнение данных расчета (Sts = 0,48) и экспериментов для пульсаций давления вдоль по потоку в середине слоя смешения (а) и поперечных профилей пульсаций давления (6) в круглой турбулентной струе при ее низкочастотном акустическом возбуждении (Sts = 0,5) на нулевой (п = 0), первой (n = 1) и второй (п = 2) азимутальных модах.

а — 1 — п = 0, Sts = 0,491, 2 — п = 1, Sts = 0,505, 3 — п = 2, Sts = 0,503, б — 1 —п = 0, Sts = 0,513, 2 — п = 1, Sts = 0,501, 3 — тг = 2, Sts = 0,502

Рис. 6.14. Сравнение данных расчета (Sts = 0,48) и экспериментов для пульсаций давления вдоль по потоку в середине слоя смешения (а) и поперечных профилей пульсаций давления (6) в круглой турбулентной струе при ее низкочастотном акустическом возбуждении (Sts = 0,5) на нулевой (п = 0), первой (n = 1) и второй (п = 2) азимутальных модах.

а — 1 — п = 0, Sts = 0,491, 2 — п = 1, Sts = 0,505, 3 — п = 2, Sts = 0,503, б — 1 —п = 0, Sts = 0,513, 2 — п = 1, Sts = 0,501, 3 — тг = 2, Sts = 0,502

30

30

2010 百寸7w«玉

2010 百寸7w«玉

-0,6 -0,4 -0,200,2 (у//%

-0,6 -0,4 -0,200,2 (у//%

ООО 000 4 3 2 1 /

ООО 000 4 3 2 1 /

0/d

0,04

0/d

0,04

0,02

0,02

0 2 4 6 8

0 2 4 6 8

Рис. 6.15. Сравнение расчета [6.22] и эксперимента [2.49] для изменения толщины потери импульса 夕/d вдоль слоя смешения круглой турбулентной струи при ее высокочастотном акустическом возбуждении (Ste = 0,017)

Рис. 6.15. Сравнение расчета [6.22] и эксперимента [2.49] для изменения толщины потери импульса 夕/d вдоль слоя смешения круглой турбулентной струи при ее высокочастотном акустическом возбуждении (Ste = 0,017)

определяет перенос энергии от периодических возмущений к мелкомасштабным, турбулентным возмущениям.

Для решения системы (6.6) требуется задать профили средней скорости в различных сечениях слоя смешения, выражения для рейнольдсовых напряжений (ufvf) и〈必G〉. Для определения (ufvf) используется модель турбулентности; для определения (uv) - выражение (6.5), которое представляется в виде [й, “ w,p] = q(/){} ехр[г()], где q(/) - амплитудное значение соответствующего периодического возмущения. Таким образом, из линейной теории устойчивости заимствуются только относительные профили компонент скорости и давления, и система (6.6) описывает нелинейный процесс

взаимодействия периодических и случайных компонент.

Система (6.6) позволяет определить три параметра - эффективную толщину слоя смешения, амплитудное или среднее значение кинетической энергии турбулентности и амплитудное значение периодических пульсаций. Для этого требуется задать начальные значения этих параметров и характерную частоту периодических пульсаций или число Струхаля St. Таким образом, открывается возможность учитывать влияние на развитие струи таких параметров, как начальная турбулентность и начальный уровень периодического возбуждения, а также частота возбуждения и азимутальное волновое число m = 0,1, 2,...

В качестве примера на рис. 6.14 сравниваются расчетные и опытные значения пульсаций давления вдоль слоя смешения и поперечных профилей пульсаций давления турбулентной струи при ее акустическом возбуждении плоскими (т = 0) и высшими азимутальными (m = 1 и 2) модами [6.23]. В работе [6.22] приведен расчет нарастания толщины потери импульса вдоль слоя смешения круглой струи при ее высокочастотном возбуждении (Ste = 0,017). Результаты расчета (рис.6.15) хорошо описывают соответствующую экспериментальную зависимость, полученную ранее при акустическом возбуждении струи (см. рис. 2.36).

Кривые 优/“о = 冃(认/〃0)и 0/0- = 乃(乂/〃о) на рис. 6.16 иллюстрируют эффект насыщения низкочастотного акустического возбуждения струи (Sts = 0,5) при увеличении интенсивности акустического возбуждения [6.27].

В работе [6.19] показано, что одновременное периодическое возбуждение струи на частотах, соответствующих числам Струхаля Sts = 0,8 и 0,4, приводит к интенсификации попарного слияния вихрей и, как следствие, к

Рис. 6.16. Эффект насыщения при низкочастотном (Sts = 0,5) акустическом возбуждении турбулентной струи при увеличении интенсивности возбуждения в сечении x/d = 9 (Мо = 0,2).

/ - расчет, 2 - эксперимент

утолщению слоя смешения по сравнению с одночастотным возбуждением. Наоборот, при высокочастотном возбуждении с частотами, соответствующими числам Струхаля Sts = 4,8 и 2,4, наблюдается уменьшение толщины слоя смешения по сравнению с одночастотным возбуждением (рис. 6.17). Эффективность такого двухчастотного возбуждения зависит от фазового соотношения сигналов основного тона и субгармоники.

Рис. 6.17. Расчет изменения вдоль по потоку толщины потери импульса О/го в слое смешения круглой турбулентной струи при двухчастотном и одночастотном периодическом возбуждении с уровнем u/uq = 0,03, а также при отсутствии возбуждения (五/〃。= 0).

а) низкочастотное возбуждение: / 一 Sts = 0,4 и 0,8, 2 一 Sts = 0,8, 3 一 невозбужденная струя;

б) высокочастотное возбуждение: / - Sts = 4,8 и 2,4, 2 - Sts = 4,8, 3 - невозбужденная струя

Сходные результаты получены при трехчастотном периодическом возбуждении струи (Sti = 0,2, St2 = 0,4 и Sts = 0,8) на нулевой моде (п=0, осесимметричные возмущения) при сдвиге фаз между первым и вторым «12 и между вторым и третьим - «23 периодическими возмущениями [6.20]. Было исследовано влияние частоты периодических возмущений на их взаимодействие, рост энергии турбулентности и эффективной толщины слоя смешения на участке протяженностью 9 калибров. Показано, что при «12 = =270° и «23 = 180° утолщение слоя смешения вдоль по потоку максимальное (рис. 6.18).

Усовершенствование этого метода [6.21] позволило описать ряд важных эффектов. При этом параметры течения полагались состоящими из четырех компонент: среднего течения, мелкомасштабной турбулентности, основной и субгармонических периодических компонент

д(Х力)=〈g(/)〉+『(/<) +gf(x,t) + gfn(x,t), (6.7) /п = //2n , n = 1, 2,....

После ряда упрощений уравнения количества движения для среднего течения (д(х)), основной ру и субгармонических gfn компонент движения, а также для мелкомасштабной турбулентности д', интегрируются поперек

Рис. 6.18. Влияние начального сдвига фаз (仇2 и /Ьз) на толщину потери импульса 0/го в слое смешения круглой турбулентной струи при ее трехчастотном периодическом возбуждении (Sti = 0,2, St2 = 0,4, Sts = =0,8); 7 - без возбуждения, 2 -仇2 = 90°, /З23 = 180°, 3 -仇2 = 90°, 色3 = 0, 4 —仇2 = 270°,色3 = 180°

потока, что приводит к системе интегральных соотношений, в которых учитывается взаимодействие всех компонент течения. В итоге определяются изменения вдоль потока толщины потери импульса, амплитудных значений энергии мелкомасштабной турбулентности, периодических компонент основной и субгармонических частот, число попарных слияний вихрей при заданных начальных значениях этих величин, сдвиге фаз между колебаниями на основной и субгармонической частотах и числе Струхаля Sts = =fsd/u(), определенном по частоте /s периодического возбуждения.

В цитированной выше работе выполнены расчеты изменения толщины потери импульса вдоль по потоку при начальных уровнях периодического возбуждения 〃:/“о = 0 - 10% и числах Струхаля Sts = 0,2 - 4,8 для фиксированного низкого начального значения уровня мелкомасштабной турбулентности £о = 0,1% в круглой струе. Показано, что при Sts < 0,5 толщина 夕 при x/d = const монотонно увеличивается с ростом уровня периодического возбуждения (рис. 6.19), начиная от 〃；/〃о = 0,5%; при этом не наблюдается попарного слияния вихрей, т.е. субгармоника несущественна. При Sts = 0,6 - 1,0 с ростом уровня возбуждения 〃:/“о утолщение слоя смешения вдоль по потоку становится немонотонным и происходит одно спаривание вихрей.

При Sts = 2,4 - 4,8 и x/d = 3-5 возбуждение с уровнем 〃；/〃о > > 1% приводит к утончению слоя смешения; при этом формируются четыре спаривания вихрей. Важно отметить, что при больших числах Струхаля (Sts > 2,4) и очень больших уровнях периодического возбуждения (us/uq > 10%) вместо утончения происходит утолщение слоя смешения, т.е. подтверждается обнаруженная в опытах смена знака воздействия.

Рис. 6.19. Влияние частоты (числа Струхаля) и уровня (й/no) одночастотного периодического возбуждения на изменение толщины потери импульса слоя смешения круглой турбулентной струи.

а - x/d =1,6- x/d = 3, в - x/d = 5.

1- St = 0,2— 0,2,3— 0,4,4— 0,6,5- 0,8,6— 1,0, 7- 2,4,8 —St = 4,8

Из представленных материалов можно заключить, что изложенный в п.6.4 метод моделирования в наибольшей степени пригоден для анализа влияния периодического возбуждения турбулентных струй на их аэродинамические характеристики.

Об одной любопытной аналогии

Профессор П.С. Ланда обратила внимание на наличие аналогии между возникновением турбулентности в незамкнутых течениях жидкости и шумоиндуктированным возбуждением колебаний маятника со случайно колеблющейся осью подвеса [6.3,6.16]. Существенно, что эта аналогия основана не на подобии уравнений движения, описывающих рассматриваемые процессы, а на общности законов теории колебаний.

В указанных работах аналитически и численно исследовано уравнение колебаний маятника со случайно колеблющейся осью подвеса. Было пока-

зано, что когда интенсивность колебаний оси подвеса превышает некоторое критическое значение, происходит параметрическое возбуждение колебаний маятника, которое проявляется в том, что дисперсия угла поворота маятника становится отличной от нуля. Оказалось, что вблизи порога возбуждения колебания маятника обладают свойством перемежаемости, т.е. в течение длительных промежутков времени маятник колеблется вблизи своего положения равновесия (так называемые "ламинарные"и "турбулент- ные"фазы). При удалении от этого порога длительность ламинарной фазы сокращается, а турбулентной - увеличивается, в результате чего ламинарная фаза вообще исчезает. При этом дисперсия угла поворота растет.

Было установлено, что возбуждение колебаний маятника может быть вызвано слабыми дополнительными гармоническими колебаниями оси подвеса, причем низкочастотное воздействие увеличивает интенсивность шумоиндуцированных колебаний. Подавление шумоиндуцированных колебаний достигается при дополнительном высокочастотном гармоническом воздействии на ось подвеса маятника. При малых амплитудах высокочастотного воздействия оно практически не влияет на существующие колебания. В случае больших частот при увеличении амплитуды воздействия интенсивность шумоиндуцированных колебаний сначала уменьшается до определенного минимального значения, которое тем меньше, чем больше частота воздействия, а затем начинает увеличиваться. С увеличением амплитуды гармонического воздействия интенсивность шумоиндуцированных колебаний уменьшается, при этом возрастает длительность участков ламинарных фаз.

В цитированных статьях [6.3,6.16] приведены зависимости, иллюстрирующие влияние частоты и амплитуды гармонического возбуждения оси подвеса маятника на дисперсию угла его поворота при низкочастотном и высокочастотном воздействии. Эти зависимости удивительно похожи на соответствующие зависимости, полученные при низкочастотном и высокочастотном акустическом возбуждении турбулентных струй и слоев смешения с разными частотами и амплитудами.

Литература

Белоцерковский С.М., Гиневский А. С. Моделирование турбулентных струй и следов на основе метода дискретных вихрей / М.: Наука. Физматлит. 1995. 368 с.

Белоцерковский С.М., Гиневский А. С., Хлапов Н.В. Моделирование круглой турбулентной струи методом дискретных вихрей // Доклады РАН. 1995. Том 345. N 4. С. 479-482.

6・3・ Ланда П.С. Возникновение турбулентности в незамкнутых течениях жидкости как неравновесный шумоиндуктированный фазовый переход второго рода // Журн. техн, физики. 1998. Том 68, N 1. С. 31-39.

6・4. Лущик В.Г., Павельев А.А., Якубенко А.Е. Трехпараметрическая модель сдвиговой турбулентности // Изв. АН СССР. Механ. жидкости и газа. 1978. N 3. С. 13-25.

Смирных Е.А. Моделирование периодического возбуждения плоской турбулентной струи методом дискретных вихрей / В кн: Теплофизические и физ.-химич. процессы в энергетических установках. Минск. 1986. С. 92-96.

Федорченко А.Т. О воздействии мелкомасштабной турбулентности на развитие когерентных структур в слое смешения // Докл. АН СССР. 1998. Том 302. N6. С. 1327-1332.

Acton Е. A modelling of large eddies in an axisymmetric jet // J. Fluid Meeh. 1980. Vol. 98.N1.P. 1-31.

Chan Y.Y. Wavelike eddies in a turbulent jet // AIAA Journal. 1977. Vol 15, N 7. P. 999-1001.

Grinstein EE, Oran E.S., Boris J.P., Hussain A.K.M.E Numerical simulation of the transition region of an axisymmetric free jet // AIAA Pap. 1987. N 52. 22 p.

Grinstein EE, Oran E.S., Boris J.P. Direct numerical simulation of axisymmetric jets // AIAA Journal. 1987. Vol. 25. N 4. P. 92-98.

Grinstein EE, Hussain E, Oran E.S. Vbrtex-ring dynamics in a transitional subsonic free jet. A numerical study // Eur. J. Meeh., B/Fluids. 1990. Vol. 9. N 6. p. 499-525.

Husain Z.D., Hussain A.K.M.E Natural instability of free shear layers // AIAA Journal. 1983. Vol. 21. P. 1512

Hussain A.K.M.E, Husain H.S., Zaman K.B.M.Q., Tso /, Hayakawa M., Takaki R., Hasan M.A.Z. Free shear flows: Organized structures and effects of excitation //AIAA Pap. 1986. N 235. p.

Hussain A.K.M.E, Reynolds W. C. The mechanics of an organized wave in turbulent shear flow 11 Jounal Fluid Meeh. 1970. Vol. 41. P. 241-258.

Kibens V. Discrete noise spectrum generated by an acoustically excited jets // AIAA Journal. Vol. 48. N 4. P. 434T41.

Landa P.S., Zaikin A.A., Ginevsky A.S., Vlasov Ye. V. Turbulence and Coherent structures in submergedjets. Control of the turbulence // Int. Journal ofBifurcation and Chaos. 1999. Vol.9. N 2. P. 397Tl4.

Liu J.T.C. Coherent strucrures in transitional and turbulent free shear flows // Ann. Rev. Fluid Meeh. 1989. Vol.21. P. 285-315.

Liu J.T.C., Merkins L. On the interactions between large-scale structure and finegrained turbulence in a free shear flow. 1. The development of temporal interactions in the mean // Proc. R. Soc. Lond. A 352, 1976. P. 213-247.

Mankbadi R.R. The effect ofbi-modal excitation on the spreading rate of a circular jet // AIAA Pap. 1985. N 572. 8 p.

Mankbadi R.R. Multiwave nonlinear interactions in the axisymmetric mode // AIAA Pap. 1990. N 365. 8 p.

Mankbadi R.R. The mechanism of mixing enhancement and suppression in a circular jet under excitation conditions // Phys. Fluids. 1985. Vol. 28. N 7. P. 2062-2074.

Mankbadi R.R. The effect of phase-difference on the spreading rate of a jet // AIAA J. 1986. Vol. 24, N 12. P. 1941-1948.

Morris P.J. A model for broadband jet noise amplification // AIAA Pap. 1980. N 1004. 13 p.

Morris P.J., Baltas С. Turbulence in sound excited jets: Measurements and theory //AIAAPap. 1981. N 58. 12 p.

Morris P. J.,Baltas C. Measurements and prediction of turbulence in sound excited jets // AIAA Pap. 1981. N 2006. 12 p.

Nallasamy M., Hussain A.K.M.F. Numerical study of the phenomenon of turbulence suppression in a plane shear layer / In: Turbulent Shear Flows 4. Berlin e.a.: Springer. 1985. P. 8.6-8.11.

Raman G., Rice E.J., Mankbadi R.R. Saturation and the limit of jet mixing enhancement by single frequency plane wave excitation: experiment and theory // AIAA/ASME/SIAM/APS 1st Nat. Fluid Dyn. Congr., Cincinnati, Ohio, July 25-28, 1988: Collect. Techn. Pap., Pt. 2. P. 1000-1007.

12 А.С.Гиневский

ГЛАВА 7

СВЕРХЗВУКОВЫЕ НЕИЗОБАРИЧЕСКИЕ ТУРБУЛЕНТНЫЕСТРУИ. УПРАВЛЕНИЕ АЭРОДИНАМИЧЕСКИМИ ИАКУСТИЧЕСКИМИ ХАРАКТЕРИСТИКАМИ

Аэродинамические характеристики сверхзвуковых турбулентных струй

Сверхзвуковая неизобарическая турбулентная струя представляет собой сложный газодинамический объект и характеризуется сильной пространственной неоднородностью полей скоростей и давлений, которая обусловлена наличием системы скачков уплотнения и сдвиговых слоев с большими градиентами скорости. Сильная пространственная неоднородность способствует развитию неустойчивости, приводящей к интенсивным пульсациям скорости и давления, а формирование цепи обратной связи - к развитию автоколебаний, в результате которых в спектрах пульсаций появляются интенсивные дискретные составляющие.

Течение в сверхзвуковой затопленной струе обычно характеризуют следующими критериями подобия: степенью нерасчетности истечения п = =ра/Рос, числом Маха на срезе сопла Мо = uo/ao и углом наклона контура сопла в выходном сечении Oq. Здесь ра и 夕0c соответственно статическое давление на срезе сопла и в окружающей среде, “о и а。一 скорость истечения и скорость звука. При этом различают три режима: п = 1 - расчетный режим, п < 1 - режим перерасширения и п > 1 режим недорасширения.

При нерасчетных режимах истечения сверхзвуковая затопленная струя характеризуется системой скачков уплотнения на ее газодинамическом участке. Наличие близкой к периодической системы скачков уплотнения на газодинамическом участке сверхзвуковых нерасчетных струй приводит к волнообразному изменению полного давления вдоль оси струи. За начальным газодинамическим участком следует переходной участок, и, наконец, основной участок с изобарическим течением и максимум скорости на оси струи, как в обычной дозвуковой изобарической турбулентной струе. На рис. 7.1 представлены в качестве примера экспериментальные зависимости изменения давления вдоль оси круглой затопленной струи при Мо = 2,0, g = 10° и п = 0,6; 1,0; и 2,0, которые характеризуют процесс вырождения неизобаричности [7.4]. Следует отметить, что при истечении струи из сопла Лаваля на расчетном режиме периодическая структура сверхзвуковой струи не реализуется.

Рис. 7.1. Изменение полного давления вдоль оси круглой затопленной турбулентной струи при Мо = 2,0, 3 = 10° ип = 0,6; 1,0 и 2,0

Проблемы аэродинамики сверхзвуковых неизобарических струй подробно рассмотрены в монографиях [7.1,7.2]. Там же излагаются и соответствующие методы расчета.

Механизм шумообразования. Широкополосный шум и дискретные составляющие

Шум сверхзвуковых струй включает ряд составляющих, определяемых источниками различного типа [7.3,7.6,7.14]. Это - шум смешения, излучаемый турбулентными вихрями в слое смешения; излучение, создаваемое конвектируемыми со сверхзвуковой скоростью по отношению к внешней среде турбулентными вихрями; широкополосная составляющая ударного шума, генерируемая при взаимодействии турбулентности с ударными волнами и, наконец, дискретная составляющая, обусловленная неустойчивостью струи при некоторых режимах течения.

Суммарный уровень шума сверхзвуковых струй зависит от числа Маха

Мо, степени нерасчетности п и степени неизотермичности, равной отношению температуры струи к температуре окружающей среды. Эти параметры оказывают различное влияние на шум различных составляющих, что осложняет анализ данных эксперимента. При нерасчетном режиме истечения для оценки шума смешения вместо скорости истечения реальной струи принимается скорость истечения эквивалентной струи, имеющей тот же расход газа, что и реальная струя, но при статическом давлении на срезе сопла равном давлению в окружающей среде.

Наиболее интенсивные источники широкополосного шума находятся в переходном участке струи. Угол 夕，при котором наблюдается максимум излучения в дальнее поле, увеличивается с ростом скорости истечения и температуры струи. Так, для холодной струи (Мо = 1,5, То = 288 К) угол максимального излучения 夕 ^ 25°, а для высокотемпературной струи (Мо = = 3,5, То = 3000 К) угол 夕^65° [7.3]. Следует отметить, что если максимум акустического излучения шума смешения соответствует диапазону углов 夕 ^ 30 — 60°, то широкополосный шум, обусловленный скачками уплотнения, не обладает ярко выраженной направленностью. Интенсивность этого шума определяется интенсивностью скачков уплотнения в струе и практически не зависит от температуры торможения на срезе сопла. В то же время шум смешения возрастает с ростом температуры торможения. Поэтому шум, вызванный скачками уплотнения, в наибольшей степени проявляется для холодных струй и при больших углах 夕,где шум смешения относительно мал.

Суммарная звуковая мощность струи, истекающей из сверхзвукового сопла, при достаточно высоких скоростях истечения пропорциональна третьей степени скорости W ~ pou^d2, а не восьмой степени, как это имеет место для дозвуковых струй [7.6,7.13].

При нерасчетных режимах истечения струи, помимо широкополосного шума, может генерироваться дискретная составляющая, частота и интенсивность которой зависит от числа Маха Mq, степени нерасчетности п, степени неизотермичности, наличия спутного потока и других факторов. В некоторых случаях уровень дискретной составляющей существенно превышает уровень широкополосных составляющих и определяет суммарный уровень шума, излучаемого струей. Впервые дискретная составляющая была обнаружена при исследовании истечения струи из сужающегося сопла на нерасчетных режимах истечения [7.17]. С тех пор опубликовано большое число работ по определению зависимости частоты этой составляющей от газодинамических параметров струи [7.3,7.13].

Из обобщения результатов экспериментальных исследований [7.8] следует, что дискретная составляющая в спектре шума сверхзвуковой струи в зависимости от числа Маха истечения реализуется в определенном диапазоне степени нерасчетности. С ростом скорости спутного потока частота дискретной составляющей монотонно уменьшается.

При истечении системы из нескольких параллельных струй в спектре шума также могут присутствовать дискретные составляющие, характеры-

стики которых зависят от отно сите льного разноса струй △//", где △/ - расстояние между осями смежных струй. При достаточно близком расположении сопел (△//" = 2) структура одиночных струй сильно разрушается, вследствие чего система струй может и не излучать дискретную составляющую. Как указано в [7.3], для много сопловых компоновок с равномерным расположением сопел дискретный тон не возникает при △//" = 1,4 - 2,6.

Это обстоятельство следует иметь в виду при анализе материалов главы 8, в которой рассматриваются акустические характеристики системы сверхзвуковых струй, состоящей из центральной струи и окружающих ее периферийных струек, диаметр которых на порядок меньше диаметра центральной струи. В такой системе при п < 1 и п > 1 дискретная составляющая подавляется или смещается в область высоких частот.

Акустическое возбуждение сверхзвуковых струй. Активное управление

Рассмотрим некоторые результаты экспериментального исследования воздействия внешнего источника акустических возмущений на сверхзвуковые неизобарические струи. При помощи теневой фотосъемки изучалось поперечное акустическое облучение струи [7.10], истекающий из конического сопла, от газоструйного излучателя (Mq = 2,0, степень нерасчетности п = 0,5 - 2,0, / = 5 - 11 кГц, d = 0,02 м). Излучатели располагались на различных расстояниях от оси струи. Уровень звукового давления на срезе сопла L = 156 дБ. Воздействию звука подвергались в основном ближняя к излучателю граница струи. На рис. 7.2 приведена зависимость угла полураствора а°, ближней границы струи от относительной интенсивности звука, равной отношению интенсивности звука в падающей волне на кромке сопла в отсутствие струи к полному давлению в струе на срезе сопла 〈夕：2〉1/2/夕о. На рис.7.2 I,II,III соответствуют /s = 6,5, 8,5 кГц и 11,8 кГц, позициям 1-5 соответствуют степени нерасчетности п = 0,5; 0,7; 1,0; 1,5 и п = 2. Важно отметить, что в указанных экспериментах влияния частоты внешнего воздействия на расширение сверхзвуковой струи не было обнаружено.

Рассмотрение процесса взаимодействия в динамике по кинограмме процесса показало, что струя не совершает колебаний. Было также установлено, что взаимодействие звука от внешнего источника со сверхзвуковой струей сопровождается излучением струей интенсивного звука, распрастра- няющегося на частоте внешнего воздействия в направлении, составляющем угол 20 - 30° с осью струи. То обстоятельство, что в указанном эксперименте только ближняя граница струи подвергается заметному воздействию, возможно, связано с недостаточно высоким уровнем звукового воздействия на удаленную от излучателя границу струи.

Важно отметить, что в указанном эксперименте не было обнаружено сколько-нибудь заметного воздействия звука на уже образовавшиеся возмущения. Возмущения в сверхзвуковой струе под действием внешнего ис-

Рис. 7.2. Зависимость угла полураствора ближней границы струи от интенсивности поперечного акустического облучения при / = var и п = =var

точника звука возникают на границе струи вблизи выходного сечения сопла.

Для выяснения возможности управления структурой и спектром шума сверхзвуковых струй были исследованы изменения, которые происходят в них при внешнем высокоинтенсивном акустическом воздействии на различных частотах [7.7]. Струи истекали из осесимметричных и плоских сопел при Mq = 1,2 - 2,5. Их кинетическая энергия изменялась в диапазоне Wo = 1,74 - 47 кВт. Воздействие звука обеспечивось двумя газоструйными излучателями, которые перекрывали диапазон частот от 10 до 19,5 кГц и имели мощности Ws = 140 и 320 Вт. Источники звука устанавливались в фокусе эллиптического концентратора 5 с эксцентриситетом 0,5. Второй фокус концентратора был направлен на ось струи в точку 5 (рис.7.3), отстоящую от среза сопла на расстояние /. Звуковое давление в точке О? было равно 170 - 176 дБ.

Акустическое воздействие на струю оценивалось по изменению спектра шума струи, а также по изменению угла раскрытия основного участка струи а и длины х сверхзвукового участка. Результаты экспериментов показали, что характер поперечного акустического возбуждения сверхзвуковой струи существенно зависит от отношения акустической мощности излучателя к кинетической энергии струи Ws/Wo, а также от относительной длины //瓦 где Д - ширина или диаметр сопла. Оказалось, что при Ws/Wq > 1,5% и l/h = 0,6 происходит захват частоты во всем исследованном диапазоне 10 - 20 кГц, т.е. поперечные колебания плоской сверхзвуковой струи происходят с частотой внешнего воздействия. Поэтому в спектре шума наблюдается только составляющая с частотой внешнего излучения.

Рис. 7.3. Схема акустического воздействия на сверхзвуковую струю

На рис.7.4,а приведен спектр шума свободной сверхзвуковой струи, истекающей из плоского сопла при Mq = 2,0. В нем присутствуют дискретная частота / = 8 кГц и кратные ей гармоники. При внешнем звуковом воздействии с частотой / = 11,5 кГц (рис.7.4,6) и / = 18,7 кГц (рис.7.4,6)при отношениях Ws/Wo = 5% и Z/九=0,6 в спектре шума струи наблюдается составляющая с частотой этого воздействия.

На рис.7.5 представлены зависимости изменения угла раскрытия основного участка осесимметричной струи от давления в форкамере ро при различной частоте / воздействия (рис.7.5,а) и изменения относительной длины сверхзвукового участка при различной частоте воздействия (рис.7.5,6).

Эффективность воздействия внешнего излучения на сверхзвуковые струи при увеличении / /Д падает. Это иллюстрируется зависимостями на рис.7.6 для плоской струи (ро = 3,4 атм, / = 18,7 кГц). Этот вывод согласуется с данными работы [7.11], согласно которой воздействие поперечного акустического облучения сверхзвуковой струи становится особенно ощутимым при акустическом облучении кромки сопла. В этой же работе указывается, что при воздействии на сверхзвуковую струю пилообразных звуковых волн ее ударно-волновая структура может разрушиться, что приводит к значительным изменениям в излучении шума. Так, показано, что при этом (М = 2, п = 0,8, /s = 8,5 кГц и /s = 11,8 кГц) в направлении максимального излучения в области частот вблизи максимума спектра излучаемой акустической мощности наблюдается снижение широкополосного шума на величину до 10 дБ.

В заключение рассмотрим результаты экспериментального исследования акустических характеристик дальнего поля сверхзвуковых турбулентных струй, истекающих из конического сопла и сопла Лаваля, т.е. недорас- ширенных и расчетных [7.15]. При этом в обоих случаях Mq = 1,22 и 1,19, То = 300 К. Струи (d = 0,043 м) подвергались продольному низкочастотному акустическому возбуждению с числом Струхаля Sts = 0,47. На рис. 7.7 приведены третьоктавные спектры шума в дальнем поле этих струй при 夕=30°-120°.

Рис. 7.4. Спектры шума сверхзвуковой струи

Рис. 7.5. а - Зависимости угла раскрытия а основного участка круглой струи от давления в форкамере при различной частоте воздействия (l/d = =0,6).

1- неозвученная струя, 2- fs = 18,7кГц, L = 174 дБ, 3- f = 16,7КГц, 工=171 дБ, 4 一 fs = 11,5 кГц,工=168 дБ. На верхней оси абсцисс - частота дискретного тона свободной струи при соответствующем давлении в форкамере.

б - Зависимость относительной длины сверхзвукового участка круглой струи от давления в форкамере при различной частоте воздействия (при 〃d = 0,6).

/ - невозбужденная струя, 2 - /§ = 18,7 кГц, 3 - /§ = 16,7 кГц, 4 - Л = 105 кГц

Рис. 7.6. Зависимости а их/h для плоской струи от l/h

Здесь обращают на себя два обстоятельства. Во-первых, так же,как и в дозвуковых струях, наблюдается широкополосное усиление шума, особенно существенное при St > Sts. Во-вторых, в спектрах шума струи частота воздействующего возбуждения никак не проявляется.

Управление параметрами струи с помощью экрана

Результаты предыдущего параграфа свидетельствуют о том, что акустическое воздействие на сверхзвуковую струю может приводить к существенному изменению ее характеристик. Эффективное акустическое воздействие на сверхзвуковую струю можно осуществить и без применения внешних источников звука, используя для этой цели звук, излучаемый самой струей. Если вблизи струи имеются отражающие объекты (в качестве такого объекта может выступать и кромка сопла конечной толщины), то отражающийся от них звук воздействует на струю, изменяя ее динамические характеристики. Эффективность воздействия повышается при применении полусферических отражателей, приводящих к концентрации отраженного шума на струю.

При исследовании сверхзвуковых недорасширенных струй [7.15] было обнаружено, что закономерное увеличение динамического давления в фиксированной точке на оси струи (на участке дозвукового турбулентного течения, x/d = 34) с ростом полного давления в ресивере в некоторых случаях нарушалось (рис. 7.8). При расположении вблизи сопла щитка, наклоненного под углом 45° к оси струи, эти нарушения (резкое уменьшение динамического давления) усиливалось; при этом струя издавала пронзительный шум высокого тона. Такая взаимосвязь между изменениями аэро-

Рис. 7.7. а) Третьоктавные спектры шума недорасширенной струи (М。= = 1,22, 7Ь = 300 К) при з = var и низкочастотном продольном акустическом возбуждении;7 - необлученная струя, 2 - Sts = 0,47.б) То же для расчетной струи (Мо = 1,19, ТЬ = 300 К) при g = var;7 - необлученная струя, 2 - Sts = 1,19Рис. 7.7. а) Третьоктавные спектры шума недорасширенной струи (М。= = 1,22, 7Ь = 300 К) при з = var и низкочастотном продольном акустическом возбуждении;7 - необлученная струя, 2 - Sts = 0,47.б) То же для расчетной струи (Мо = 1,19, ТЬ = 300 К) при g = var;7 - необлученная струя, 2 - Sts = 1,190,25 0,5 1 2 4 8 16 32 630,25 0,5 1 2 4 8 16 32 63

Рис. 7.7. а) Третьоктавные спектры шума недорасширенной струи (М。= = 1,22, 7Ь = 300 К) при з = var и низкочастотном продольном акустическом возбуждении;

7 - необлученная струя, 2 - Sts = 0,47.

б) То же для расчетной струи (Мо = 1,19, ТЬ = 300 К) при g = var;

7 - необлученная струя, 2 - Sts = 1,19

Рис. 7.7. а) Третьоктавные спектры шума недорасширенной струи (М。= = 1,22, 7Ь = 300 К) при з = var и низкочастотном продольном акустическом возбуждении;

7 - необлученная струя, 2 - Sts = 0,47.

б) То же для расчетной струи (Мо = 1,19, ТЬ = 300 К) при g = var;

7 - необлученная струя, 2 - Sts = 1,19

0,25 0,5 1 2 4 8 16 32 63

0,25 0,5 1 2 4 8 16 32 63

динамических и акустических характеристик струи свидетельствует о том, что она могла быть обусловлена отраженными звуковыми волнами. Это подтверждается следующим экспериментом: после покрытия отражающего щитка слоем звукопоглощающего материала отмеченная выше аномалия исчезла, и не было слышно визга струи.

Рис. 7.8. Зависимость динамического давления на оси струи на основном участке (x/d = 34) от полного давления в ресивере

В проведенных экспериментах конструкция сопло-ресивер имела различные поверхности, которые играли роль акустических отражателей. На рис.7.9 представлены зависимости динамического давления на оси струи (при x/d = 20) от полного давления в сопле при различных типах экранов: 1 - без поглощения; 2 - ресивер и сопло покрыты слоем звукопоглотите ля; 3 - экран с звукопоглотителем в плоскости среза сопла, х = 0; 4 — экран с отверстием для струи при x/d = 2; 5 - то же при x/d = 4). Таким образом, скорость на оси струи зависит от соответственно расположенного звукопоглощающего экрана, прерывающего или ослабляющего акустическую обратную связь.

Теневые снимки показали, что влияние акустической обратной связи на структуру скачков уплотнения проявляется в более быстром вырождении ячеистой структуры газодинамического участка струи. При этом характерная частота дискретного тона, способствующего получению минимальной скорости на оси струи составляла / = 10 кГц, что соответствует при скорости истечения 〃о〃 = 443 м/с и диаметре сопла & = 14,1 мм числу Струхаля Sts ~ 0,32 (здесь индекс г соответствует параметрам эквивалентного сопла при расчетном режиме истечения).

Из приведенных данных видно, что различные типы отражателей и различные звукопоглощающие покрытия этих отражателей, равно как и их расположение вдоль оси струи, могут в широких пределах изменять ее характеристики. Ниже приведены результаты испытаний для простейше-

Рис. 7.9. Зависимость динамического давления на оси струи (c/d = =20) от полного давления в ресивере (экраны без звукопоглотителя, со звукопоглотителем и с отверстием для струи)

го плоского кольцевого отражателя, расположенного вблизи среза сопла. Именно для этого отражателя на рис. 7.10 представлено изменение вдоль оси струи скорости um/u()i и эффективного радиуса струи 加广/必.Опыты проведены для недорасширенной струи, истекающей из сужающегося сопла (d = 12,7 мм,必=14,1 мм, и^ = 443 м/с, Re 106).

На рис.7.10 представлены соответствующие зависимости для случаев, когда отражатель покрыт слоем звукопоглощающего вещества и при отсутствии такого покрытия. Главный вывод отсюда состоит в том, что акустическая обратная связь сверхзвуковых нерасчетных струй при определенных условиях может привести к уменьшению скорости на оси струи в основном участке на 50 - 80% при 力/或=20 - 50 и соответствующему увеличению эффективной толщины струи в 2 - 3 раза.

Поскольку во внешнем акустическом поле, между источником излучения дискретного тона и кольцевым отражателем, расположенным у среза сопла, возникает стоячая волна, то перемещение этого отражателя от среза сопла в направлении против течения в струе влияет на структуру поля

Рис. 7.10. Изменение скорости на оси струи и эффективной толщины струи в функциях x/dz. 7 - с отражателем, 2 - без отражателя.

Рис. 7.11. Зависимость ро/рое на оси (力/d = 9) перерасширенной струи (Мо = 2,无=0,64) и уровня звукового давления 工 у среза сопла от /*/»

стоячей волны и на интенсивность излучения дискретного тона. При этом меняются и аэродинамические характеристики струи. Это иллюстрируется представленными на рис. 7.11 зависимостями [7.3] полного давления

Ро/Poo в фиксированной точке на оси (x/d = 9) перерасширенной струи (Мо = 2, п = 0,64) и уровня звукового давления L у среза сопла (力=0, у/d = 1,25) от смещения кольцевого отражателя в направлении против течения (x/d < 0). Опыты показали, что длина сверхзвукового участка струи уменьшается, если на основание струи попадает пучность стоячей волны дискретной составляющей, и возрастает, если туда попадает узел. При этом по мере увеличения уровня дискретной составляющей длина сверхзвукового участка струи линейно уменьшается (максимальное различие между наибольшей и наименьшей длиной сверхзвукового участка может достигать 3,5).

Дальнейшие исследования управления сверхзвуковыми струями с помощью различных экранов описаны в работах [7.8,7.9,7.12].

Литература

Абрамович Г.Н., Гиршович Т.А., Крашенинников С.Ю., Секундов А.Н., Смирнова И.П. Теория турбулентных струй. Под ред. Г.Н.Абрамовича / М.: Наука. 1984.717 с.

Авдувеский В. С., Ашратов Э.А., Иванов А.В., Пирумов У.Г. Газодинамика сверхзвуковых неизобарических струй / М.: Машиностроение. 1989. 320 с.

Антонов А.Н., Купцов В.М., Комаров В.В. Пульсации давления при отрывных и струйных течениях / М.: Машино строение. 1990. 272 с.

Анцупов А.В., Благосклонов В.И. О структуре сверхзвуковой струи, истекающей в затопленное пространство 〃 Труды ЦАГИ. 1976. Вып. 1781. 24 с.

Анцупов А.В., Пимштейн В.Г. Об излучении дискретного тона сверхзвуковой струей, истекающей из конического сопла // Изв. АН СССР. МЖГ. 1975. N 1. С. 153-156.

Голдстеин М.Е. Аэроакустика / М. Машиностроение. 1981. 295 с.

Еремин Г.И., Кондратьев В.И. Акустическое воздействие на течение и спектр шума сверхзвуковых струй / В кн. Аэроакустика. М.: Наука. 1980. С. 119-123.

Капустин Е.А., Ленцов И.А., Нещерет П.А., Шлик О.Э. Обратная акустическая связь сверхзвуковых струй при различных режимах истечения / В кн.: Г азоаэромеханика и теория упругости. Межвуз. сб. научных трудов. Днепропетровск. ДГУ 1981. Вып. 28. С. 23-27.

Капустин Е.А., Шлик О.Э., Евченко В.Н. Влияние акустического воздействия на динамические характеристики сверхзвуковой нерасчетной струи / В кн.: Механика турбулентных потоков.: Наука. 1980. С. 259-269.

Пимштейн В.Г. О действии звука на сверхзвуковую струю. // Изв. АН СССР. МЖГ. 1989. N 6. С. 170-173.

Пимштейн В.Г. Аэроакустические взаимодействия в турбулентных струях / Диссетрация ЦАГИ. 1999. 44 с.

Шлик О.Э., Нещерет П.А., Рябухин А.В., Серебряков В.А., Корт Т.Г. К исследованию механизма обратной акустической связи в сверхзвуковых струях / В кн.: Научные основы турбулентных явлений. М.: Наука. 1992. С. 62-67.

FJowcs Williams J. Т. The noise from turbulencce convected at high speed // Phil. Trans. Roy. Soc. A225. 1963. P. 469-503.

Fisher M.J., Lash Р.А., Harper М. Bourn. Jet noise 〃工 Sound Vibr. 1973. Vol. 28.N3.P. 563-587.

Glass D.R. Effects of acoustic feedback on the spread and decay of supersonic jets //J. Sound and Vibration. 1972. Vol. 23. Nl. P. 77-99.

Jubelin B. New experimental studies on jet noise amplification // AIAA Pap. 1980. N961.7p

Powell A. On the mechanism of choked jet noise // J. Acoust. Soc. Am. 1953. Vol. 25. N3. P.385-389.

ГЛАВА 8

СНИЖЕНИЕ ШУМА РЕАКТИВНЫХ СТРУЙ ТРД

На современном этапе развития авиационной техники вновь возросла актуальность проблемы снижения шума реактивных струй. Это обусловлено рядом причин, главные из которых следующие. Во-первых, достижения в исследовании по снижению шума лопаточных машин привели к тому, что даже у двигателей с высокой степенью двухконтурности струя является одним из основных источников шума ТРД. Во-вторых, на практике даже для современных пассажирских самолетов часто используют двигатели с низкой степенью двухконтурности, в которых шум реактивной струи вносит основной вклад в общий шум силовой установки.

В этой связи большой интерес представляют исследования по разработке эффективных методов снижения шума реактивной струи. Применяются так называемые пассивные и активные методы снижения шума. К первым относится снижения шума на пути его распространения от источника. Возможности применения пассивных методов весьма ограничены, что обусловлено конструктивными трудностями установки звукопоглощающих элементов вблизи реактивной струи. Здесь следует также упомянуть предпринимаемые попытки снижения шума струи с использованием экранирующей способности крыла и фюзеляжа самолета или же эжекторных глушителей шума со звукопоглощающей облицовкой эжекторов.

Известные активные методы снижения шума реактивных струй основаны на изменении аэродинамических характеристик слоя смешения в пределах начального участка струи, для чего, например, формируют коаксиальную струю с большой скоростью центральной струи и меньшей скоростью в кольцевой струе, что приводит к снижению сдвиговых напряжений. Представляется весьма перспективным недавно разработанный метод снижения шума реактивной струи, основанный на формировании коаксиальной струи с Пперевернутымипрофилем скорости на выхлопе ТРД, когда скорость во внешнем контуре больше, чем во внутреннем [8.1]. Снижение шума струи за счет изменения ее аэродинамических характеристик в пределах начального участка в некоторых случаях достигается путем вдува тонких поперечных струек в основную струю вблизи выходного сечения сопла [8.1]. Эти струйки создают окружную неравномерность потока, что в конечном счете ослабляет когерентные структуры, являющиеся важным источником шума струи [8.3,8.9].

Использование этих методов позволяет в ряде случаев обеспечить тре-

буемое снижение шума реактивной струи. Однако при этом приходится вносить серьезные изменения либо в схему работы газогенератора силовой установки, либо в конструкцию выхлопной системы двигателя. Следует также отметить, что применение много сопловых и лепестковых глушителей шума приводит к значительным потерям тяги, которые составляют в среднем 1% на 1 дБ снижения шума.

Акустический глушитель шума реактивной струи ТВД

Проведенные в последние годы исследования [8.3,8.9], позволили наметить принципиально новый, акустический метод снижения шума турбулентных струй. Было, в частности, установлено, что звуковое облучение может оказывать существенное влияние на аэродинамические и акустические характеристики турбулентных струй. Так, низкочастотное звуковое облучение струи при числе Струхаля Sts = fsd/u()= 0,2 - 0,5 (здесь d -диаметр выходного сечения сопла, из которого истекает струя, “о - скорость истечения струи, fs - частота воздействующего звука) приводит к интенсификации турбулентного смешения в начальном участке, возрастанию характерного масштаба турбулентности в слое смешения и, как следствие этого, к усилению генерации шума. Высокочастотное звуковое облучение при Sts = 2-5, приводит к обратному эффекту, т.е. ослаблению турбулентного смешения в начальном участке, уменьшению характерного масштаба турбулентности в слое смешения и, как следствие этого, к снижению широкополосного шума струи.

В связи с этим представляется привлекательной идея использования звукового облучения струи для уменьшения излучаемого ею шума. Однако здесь возникает трудность, связанная с необходимостью установки на двигатель высокочастотного излучателя шума.

В настоящей главе исследуются акустические характеристики модельных и натурных реактивных струй при воздействии на них шума, излучаемого несколькими расположенными вокруг основной струи параллельными струйками, диаметр сопел которых примерно на порядок меньше диаметра сопла основной струи, а скорость истечения равна скорости истечения газа из основного сопла. Такая система струй может быть реализована при истечении как основной струи, так и вспомогательных периферийных из одного ресивера (рис.8.1,о).

Возможность снижения шума в такой системе по сравнению с шумом исходной одиночной струи основана на следующих соображениях. Как известно [8.1,8.3,8.9], максимум излучаемого турбулентной струей шума соответствует диапазону чисел Струхаля St = fd/u()= 0,2 - 0,5. Это соотношение в равной мере применимо как к основной (индекс 1), так и к периферийным (индекс 2) струйкам, т.е.

如1 =坦^ = 0,2-0,5.

13 А.С.Гиневский

При равной скорости истечения основной и периферийных струй uqi = ="02, отсюда следует, что /2 = Л ^1/^2-

Если диаметр периферийных струек в 10 раз меньше диаметра основной струи (“2 = di/10), то /2 = Ю/1. Следовательно, число Струхаля, определенное по диаметру и скорости основной струи и частоте /2 воздействующего на основную струю звука будет составлять

Sts = ^ = 10^1 =2-5,"о "о

т.е. шум, генерируемый периферийными струйками, воспринимается основной струей как высокочастотное возбуждение.

Модельные испытания холодных струй. Дальнее поле. Исследовались устройства, состоящие из основного сопла и нескольких периферийных сопел, расположенных по окружности вокруг основного (рис.8.1,5) сопла. Акустическая эффективность таких устройств определялась в заглушенных камерах на маломасштабной модели с 必 =40 и 50 мм для холодных струй при отношениях полного давления на срезе сопла к статическому 7гс = 1,2 - 2,4, на крупномасштабной модели (di = 80 мм) с горячими струями (Zb < 475 К) при тгс = 1,4 - 2,1 и на натурном двигателе, установленном на открытом акустическом стенде. Режимы работы двигателя при этих испытаниях изменялись от 0,57V до 1,27V, где N - тяга относительно некоторого номинального режима. При испытаниях оси основных струй были горизонтальными.

Акустические измерения проводились с помощью электроакустической аппаратуры фирмы "Ерюль и Къерп. Микрофоны устанавливались в горизонтальной плоскости, проходящей через ось основного сопла, на дуге окружности с центром на оси в плоскости среза сопла. Радиусы этой дуги при модельных испытаниях составляли R = 1 - 2 м, а при натурных испытаниях - R = 100 м.

Первая серия экспериментов выполнялась на моделях, в которых вокруг основной струи диаметром di = 50 мм располагались шесть периферийных струек диаметром 厶 =5 мм. Оси периферийных струек были либо параллельны оси основной струи (рис.8.1,6), либо располагались под углом 15° к оси основной струи (рис.8.1,в), так чтобы свести к минимуму аэродинамическое взаимодействие между основной струей и периферийными струйками.

При параллельности осей основной и периферийных струй плоскость среза периферийных сопел могла смещаться относительно плоскости среза основного сопла (рис.8.1,г). Воздух ко всем соплам подводится от одной успокоительной камеры, вследствие чего скорости истечения струй из основного и периферийного сопел были приблизительно одинаковы.

Измерения показали (рис.8.2), что наиболее существенное снижение шума основной струи (и всей струйной системы) при наличии периферийных струек наблюдается на лучах, расположенных под углом 夕=30° к

бвбвг

бв

бв

Рис. 8.1. Схемы исследованных трубчатых глушителей шума струй.

оси струи, т.е. в зоне максимального излучения шума струи. С ростом 夕 максимальное снижение шума наблюдается при более высоких частотах.

Эффективность снижения шума при параллельном (6> = 0) и наклонном (夕=15°) расположении периферийных трубок (сопел) и при различной длине этих трубок менялась незначительно, что подтверждает предположение о незначительном влиянии на шум чисто аэродинамического взаимодействия между основной и периферийными струями.

Измерения, проведенные при истечении периферийных струек только из трех трубок (остальные три трубки заглушены), показали, что эффект

Рис. 8.2. Спектры шума в дальнем поле струи

1 - исходная струя; 2- 6 периферийных сопел, 8 = 0; 3— 6 периферийных сопел, 8 = 15°

снижения шума сохраняется и в этом случае, причем на величину снижения шума не оказывает влияния азимутальное расположение действующих периферийных струек. Так, расположение периферийных струек как со стороны, где расположен микрофон, так и с противоположной стороны привело к практически одинаковому влиянию периферийных струек на шум (рис.8.3). Это свидетельствует о том, что наблюдаемое снижение шума струи не может быть связано ни с экранированием шума периферийными струйками, ни с рассеянием звука на них.

В то же время уменьшение числа периферийных струек до одной или двух сопровождается резким снижением акустической эффективности рассматриваемого устройства. По-видимому, это обусловлено тем, что для реализации эффекта аэроакустического взаимодействия требуется достижение некоторого минимального уровня звукового давления, создаваемого воздействующими на основную струю периферийными струйками [8.3,8.9].

Измерения средней скорости потока, выполненные с помощью трубки Пито на оси основной струи на расстоянии от среза сопла x/d^ = 8, показали, в полном соответствии с данными работы [8.9], что высокочастотное звуковое облучение струи приводит к некоторому возрастанию средней скорости (примерно на 3%).

Таким образом, проведенные исследования показали, что предложен-

Рис. 8.3. Спектры шума в дальнем поле струи (д = 30° ) при различном азимутальном расположении периферийных струек (8 = 15°, тг^ = 2,4).

1 - исходная струя, 2 — 3 периферийные струи на стороне, противоположной микрофону, 3 - 3 периферийные струи на стороне установки микрофона

ное устройство, основанное на принципе аэроакустического взаимодействия, обеспечивает некоторое снижение шума турбулентной струи. В зоне максимального излучения (夕=30°) снижение шума струи достигает 2-3 дБ в широком диапазоне частот излучения.

В описанной выше серии экспериментов имевшиеся модели не позволили выполнить параметрические исследования, направленные на поиск оптимального расположения периферийных струек относительно основной струи. Для этой цели была проведена вторая серия экспериментов на модели, в которой вокруг основного сопла диаметром 击 =40 мм располагалась от двух до шести периферийных сопел диаметром d? = 2 — 6 мм. Расстояние между осями основного и периферийных сопел составляло г = =40, 50 и 65 мм. Основные измерения проводились при расположении срезов периферийных сопел в одной плоскости со срезом основного сопла; отдельные измерения были выполнены при смещении плоскости срезов периферийных сопел на 40 мм вниз по потоку относительно плоскости среза основного сопла.

Анализ спектров пульсаций давления в дальнем поле показывает, что и в этом случае наличие периферийных струек приводит к снижению уровней звукового давления во всем диапазоне частот, причем наибольшее снижение отмечается в области высоких частот (рис.8.4). Измерения при различных г показали, что в рассмотренном диапазоне г = 40 - 65 мм наибольшее снижение шума достигается при минимальном значении г и максимальном диаметре 厶 из диапазона d? = 2 — 6 мм.

Модельные испытания горячих струй. Дальнее поле. Измерения, проведенные на горячих струях, выполнялись на модели, в которой основная струя истекала из сопла диаметром di = 80 мм при диаметре периферийных струек d? = 6-10 мм и их числе от 4 до 12. Расстояние △力 между плоскостями среза основного и периферийных сопел изменя-

Рис. 8.4. Спектры шума в дальнем поле струи (д = 30°, тгс = 1,8, п = 6, di = 40 мм, &2 = 6 мм).

1 - исходная струя, 2 — с 6 периферийными соплами

лось в диапазоне —30мм < △力 < 30мм. Помимо этого могло изменяться расстояние г между осями основного и периферийный сопел.

Измерения показали, что и на горячих струях (То = 470 К) эффект снижения шума сохраняется приблизительно таким же, как и для холодных струй (рис.8.5). Увеличение диаметра периферийных струек приводило к усилению эффекта шумоглушения так же, как и увеличение количества этих струй. Максимальное снижение шума наблюдалось при совпадении плоскостей среза периферийных и основного сопла. Смещение периферийных сопел как вверх, так и вниз по потоку от плоскости среза основного сопла приводило к ослаблению эффекта.

Таким образом, на основании модельных испытаний предложенного шумоглушащего устройства можно сделать следующие выводы. Наличие периферийных струй приводит к снижению шума системы струй по сравне-

Рис. 8.5. Спектры шума в дальнем поле горячих струй (ТЬ = 470 К) с акустическим глушителем (必=80 мм, &2 三& мм, ?г = 6，尺=2 м).

1 - исходное сопло, 2 - многотрубчатое сопло

нию с шумом исходной основной струи на величину до 2 - 3 дБ. Снижение шума наблюдается во всем звуковом частотном диапазоне. Наибольшее снижение шума имеет место на частотах больших или равных частоте максимума в спектре шума исходной струи. Эффект снижения шума наблюдается в случаях холодных и горячих струй. При одинаковых скоростях истечения основной и периферийных струй максимальное снижение шума достигается при отношении диаметров di/d^ ~ 10.

Натурные испытания ТВД. Дальнее и ближнее поля. На основе анализа результатов модельных исследований был изготовлен 12 - трубчатый глушитель шума реактивной струи применительно к натурному двигателю. Общий вид этого глушителя показан на рис. 8.6. Газ из камеры смешения поступал как к основному соплу, так и к 12 периферийным соплам. Суммарная площадь выходного сечения составила 0,87 м2. Срезы всех сопел были расположены в одной плоскости. При использовании многотрубчатого сопла диаметр основного сопла был уменьшен, с тем чтобы в обоих случаях сохранить площадь выходного сечения. Проведенные на открытом акустическом стенде испытания двигателя с указанным выходным устройством показали, что эффективность акустического глушителя в натурных условиях примерно такая же, как и в модельном эксперименте (рис.8.7).

Пересчет полученных результатов на условия взлета и посадки реального самолета в эффективные уровни воспринимаемого шума EPN дБ, а именно в этих единицах нормируется шум самолетов на местности [8.1],

Рис. 8.6. Натурный турбореактивный двигатель с многотрубчатым глушителем шума на акустическом стенде

Рис. 8.7. Спектры шума в дальнем поле двигателя на номинальном режиме работы.

1 - двигатель с серийным соплом, 2 — с трубчатым соплом (п = 12, diUcx = 1 м, di = 0,95 м,厶=0,105 м)

показал, что использование акустического глушителя приводит к снижению шума в контрольных точках на следующие величины: сбоку от ВПП -1,4 EPN дБ, при наборе высоты - 1,2 EPN дБ, при заходе на посадку -0,8 EPN дБ. Суммарное снижение шума в трех контрольных точках на местности составляет 3 - 3,5 EPN дБ. Проведенные ранее исследования [8.4] показали, что наличие спутного потока не приводит к принципиальному изменению параметров когерентных структур, определяющих реакцию струи на акустическое облучение. Это дает основание полагать, что на режимах взлета и посадки шумоглушащее сопло рассмотренного типа будет столь же эффективным, как и в стационарных условиях.

Необходимо отметить, что применение трубчатого сопла приводит также к снижению уровней пульсаций давления в ближнем звуковом поле двигателя (рис.8.8). Это позволяет использовать указанный глушитель для снижения акустической нагруженности обшивки фюзеляжа самолета и, как следствие, для снижения шума в пассажирском салоне.

Исследования дроссельных характеристик натурного двигателя с трубчатым и серийным соплами в закрытых боксах и термобарокамере показало, что трубчатый глушитель практически не ухудшает экономичности двигате-

Рис. 8.8. Спектры шума в ближнем поле двигателя на номинальном режиме работы в точках с координатами (начало координат на оси выходного сечения двигателя) а - / = 11,4м, т = 7,3 м; 6 — ж = =10,2 м,厂=14,5 м.

7 - двигатель с серийным соплом, 2 — с трубчатым соплом

ля в стационарных условиях. Однако выполненные расчеты показали, что в условиях полета следует ожидать увеличения удельного расхода топлива на 3 г/км.ч из-за наличия зон донного давления и некоторого ухудшения внешнего обтекания. Впрочем, указанное выше некоторое увеличение удельного расхода топлива может быть существенно уменьшено, если периферийные сопла выполнить убирающимися.

В заключение отметим, что эффективность предложенного многотрубчатого глушителя шума реактивной струи, по-видимому, может быть повышена при увеличении уровня воздействующего на нее звука, что, в частности, можно достигнуть, если скорость истечения газа из периферийных сопел будет значительно превышать скорость истечения из основного сопла. Материалы этой главы опубликованы в статье [8.6].

Струйная система для снижения шума сверхзвуковых струй. Подавление дискретной составляющей

В настоящем параграфе сравнивается шум сверхзвуковых турбулентных струй, истекающих из одиночного сопла и системы сопел подобно тому, как это было сделано в параграфе 8.1 для дозвуковых и околозвуковых турбулентных струй [8.8].

Сверхзвуковые изобарические струи во многом сходны с дозвуковыми турбулентными струями. Так, в обоих случаях параметры крупномасштабных когерентных структур слабо зависят от числа Рейнольдса. В то же время характерное число Струхаля, соответствующее когерентным структурам в конце начального участка струи, уменьшается от St = 0,5 при числе

Маха истечения Мо = 0,5 до St = 0,15 при Мо = 2,5 [8.16]. Возможно, это отличие обусловлено большей длиной начального участка сверхзвуковых изобарических струй по сравнению с дозвуковыми струями, вследствие чего при сверхзвуковых скоростях истечения возрастает число попарных слияний вихревых структур. При исследовании акустического поля сверхзвуковых изобарических струй было установлено [8.19], что эволюция крупномасштабных упорядоченных структур во многом определяет механизм генерации звука. Максимальные уровни шума, как и в дозвуковых струях, реализуются в направлении, составляющем около 30° с осью струи.

Акустическое излучение сверхзвуковых неизобарических струй существенно отличается от излучения сверхзвуковых изобарических струй, так и, в еще большей степени - дозвуковых струй [8.2,8.11]. Главное отличие обусловлено тем, что в сверхзвуковых неизобарических струях возникают скачки уплотнения и появляются новые источники шума, обусловленные неустойчивостью струи, а также взаимодействием крупномасштабных вихрей со скачками уплотнения [8.14]. Помимо широкополосного шума такие струи генерируют дискретные составляющие (см. главу 7).

Аэродинамический шум сверхзвуковых струй определяется числом Маха истечения Mq, степенью неизобаричности (нерасчетности п = ра/Роо) и рядом других факторов. Так, например, возбуждение дискретного тона зависит от температуры струи, наличия отражающих поверхностей вблизи сопла, конденсированной фазы в струе, влажности окружающей среды и т.д. [8.2].

Рассмотрим еще два аспекта поставленной задачи. Во-первых, поскольку шум периферийных струек при сверхзвуковых скоростях истечения может воздействовать на центральную струю, подобно тому как это имеет место в дозвуковых струях, представляет интерес механизм воздействия акустического облучения на сверхзвуковые струи. В работе [8.12] показано, что при поперечном акустическом облучении сверхзвуковых (Mq = 2) неизобарических (п = 0,5 - 2,0) струй с уровнем возбуждения (〈夕“〉)"？/夕о = =0,1 - 0,2% от полного давления ро в струе образуются возмущения на облучаемой ее стороне, причем сверхзвуковая струя излучает звук на частоте внешнего воздействия. При этом сколько-нибудь заметного влияния частоты внешнего воздействия на расширение сверхзвуковой струи не наблюдается. Важно также подчеркнуть, что отмеченное выше воздействие звука на сверхзвуковую струю наблюдается только при облучении при- сопловой части струи. Облучение других участков сверхзвуковой струи никак не влияет на ее структуру даже при очень высоких уровнях звукового давления. Во-вторых, при принятой в [8.1,8.20] схеме компоновки с относительно большим расстоянием между осями соседних периферийных сопел дискретные составляющие шума истекающих из них струй излучаются независимо [8.2].

Акустические характеристики одиночной струи и струйной системы измерялись в заглушенной камере. На рис. 8.9. представлена схема струйного устройства - центрального сопла (диаметр критического сечения di =

Рис. 8.9. Схема много соплового устройстваРис. 8.9. Схема много соплового устройстваРис. 8.10. Третьоктавные спектры шума одиночной струи и струйной системы в дальнем звуковом поле при g = 30° и Mi = 2:а — М2 = 0, 6— М2 = 2; / — п = 0,75, 2— п = 1,0, 3 — п = 1,5Рис. 8.10. Третьоктавные спектры шума одиночной струи и струйной системы в дальнем звуковом поле при g = 30° и Mi = 2:а — М2 = 0, 6— М2 = 2; / — п = 0,75, 2— п = 1,0, 3 — п = 1,5

Рис. 8.9. Схема много соплового устройства

Рис. 8.9. Схема много соплового устройства

Рис. 8.10. Третьоктавные спектры шума одиночной струи и струйной системы в дальнем звуковом поле при g = 30° и Mi = 2:

а — М2 = 0, 6— М2 = 2; / — п = 0,75, 2— п = 1,0, 3 — п = 1,5

Рис. 8.10. Третьоктавные спектры шума одиночной струи и струйной системы в дальнем звуковом поле при g = 30° и Mi = 2:

а — М2 = 0, 6— М2 = 2; / — п = 0,75, 2— п = 1,0, 3 — п = 1,5

=50 мм) и окружающих его шести периферийных сопел с диаметром критического сечения "2 = 5 мм. Контур сопел был близок к соплу Лаваля, что обеспечило на расчетном режиме истечения (п = 1) получение сверхзвуковой почти изобарической струи с числом Маха Mq = 2. При этом число Рейнольдса, определенное по диаметру критического сечения di, равно Rei = 2,4 • 106. Изменяя давление в ресивере, можно было реализовать степень нерасчетности струи в пределах п = 0,5 - 1,5. Сопловое устройство крепилось к ресиверу, диаметр торца которого Q = 250 мм.

Спектры шума в дальнем поле измерялись в третьоктавных и узких (А/ = 6 и 12 Гц) полосах частот для струйной системы при различном числе периферийных струек N = 1, 3 и 6. Были рассмотрены три случая: а) в отсутствие периферийных струек (М2 = 0) струя истекала только из центрального сопла, б) при истечении струй из центрального и N периферий-

ных сопел (N = 1, 3 и 6), в) при истечении струй только из периферийных сопел (Mi = 0).

На рис. 8.10 представлены третьоктавные спектры шума сверхзвуковых струй в дальнем поле при Mi = 2, М2 = 0 и 2 и п = 0,75, 1,0 и 1,5 при 夕=30°. Сравнение этих спектров при Mi = 2, М2 = 0 со случаем Mi = М2 = 2 позволяет оценить снижение шума, достигаемое при наличии периферийных струек. Отсюда можно заключить, что при расчетном режиме истечения (n = 1), когда дискретная составляющая не образуется, снижение уровня широкополосного шума в присутствии периферийных струек достигает 5 дБ. При нерасчетных режимах истечения (п * 1) основное снижение шума, вызванное периферийными струйками, обусловлено подавлением дискретной составляющей. В отдельных случаях, однако, наблюдается смещение дискретной составляющей в область больших частот. Снижение шума здесь может достигать 10 дБ. Были также измерены узкополосные спектры струйной системы и центральной струи при 夕=30°, Mi = 2 и М2 = 0 при n = var. На рис. 8.11 они представлены для случаев п = 0,75,1,0 и 1,5. Анализ узкополосных спектров подтверждает предыдущие выводы, сделанные при рассмотрении третьоктавных спектров.

Так, на расчетных режимах истечения (изобарические струи) при наличии периферийных струек происходит заметное, до 5 - 7 дБ, снижение шума, главным образом, в области низких частот. При больших частотах эффект исчезает. На нерасчетных режимах истечения (неизобарические струи) влияние периферийных струек при частотах / < 12 кГц приводит к снижению широкополосного шума примерно на 5 дБ и подавлению дискретных составляющих, превышающих уровень сплошного шума на 10 - 15 дБ. В то же время истечение периферийных струек в ряде случаев сопровождается образованием высокочастотных дискретных составляющих, превышающих уровень сплошного шума на 15 - 20 дБ.

На рис. 8.12 представлены характерные спектры шума струи, истекающей из центрального сопла (7), и системы, состоящей только из шести периферийных струек (2). Из сопоставления графиков на рис. 8.11 и 8.12 отчетливо видно, что широкополосный шум системы периферийных струек (N = 6) гораздо ниже шума как одиночной центральной струи, так и всей исследованной системы в целом. В то же время система периферийных струек генерирует дискретную составляющую шума на высоких частотах.

Можно предположить, что воздействие периферийных струек, вызывающих снижение шума сверхзвуковой струйной системы по сравнению с шумом одиночной струи, обусловлено аэродинамическим взаимодействием центральной и периферийных струй, их аэроакустическим взаимодействием или же экранирующим действием периферийных струек. Для проверки этих предположений была проведена серия специальных экспериментов. Путем визуализации потока, осуществляемой прямым теневым методом, были получены картины течения в сверхзвуковых нерасчетных струях при Mi = 2, М2 = 0 и 2 и степенях нерасчетности п = 0,75 и 1,5. Анализ фотографий (рис. 8.13) показал, что уже на расстояниях x/d^ > 2 - 2,5 на-

Рис. 8.11. Узкополосные спектры шума одиночной струи и струйной системы в дальнем поле при g = 30° и Mi = 2: а - п = 0,75, б- п = 1,0, 6— п = 1,5;

7 — М2 = 0, 2 — М2 = 2

чинается смешение центральной и периферийных струй, т.е. имеет место их аэродинамическое взаимодействие. Указанное обстоятельство может привести к изменению генерации низкочастотного аэродинамического шума струйной системой.

Проводились опыты с разным числом N периферийных струек (например, N = 3), расположенных как равномерно вокруг центральной струи, так и по одну сторону от нее. В дальнем звуковом поле при при фиксированном угле 夕=30° были измерены спектры пульсаций давления при ряде углов S в окружном направлении (см. рис. 8.9). Оказалось, что эти спектры различаются незначительно как по широкополосному шуму так и по дискретным составляющим. Правда, в отдельных измерениях снижение шума со стороны расположения периферийных струек было несколько больше.

Рис. 8.12. Узкополосные спектры шума в дальнем звуковом поле струй, истекающих из центрального сопла (7) при Mi = 2 и п = 1,5 и системы шести периферийных струй (2) при М2 = 2 и п = 1,5

Однако это не дает оснований сделать вывод о значительной роли экранирующего эффекта периферийных струек. Более того, хорошо известно, что основной источник широкополосного шума сверхзвуковых струй располагается в пределах 15 - 20 калибров (в долях di). На таких расстояниях от среза сопла периферийные струйки успевают перемешаться с основной струей, образуя сложную конфигурацию. Следовательно, экранирующий эффект не может играть сколько-нибудь существенной роли.

Возникает вопрос, может ли акустическое поле сверхзвуковых периферийных струек как-то воздействовать на слой смешения основной струи вблизи выходного сечения сопла подобно тому, как это наблюдается в дозвуковых и околозвуковых струях. Как известно, именно эта часть слоя смешения в наибольшей степени восприимчива к внешнему акустическому облучению. Измерения шума сверхзвуковых периферийных струек вблизи кромки центрального сопла показали, что уровень звукового давления здесь при М2 = 2 и п = 0,5 - 1,5 достигает величины L = 145 - 160 дБ. Это соответствует отношению (〈夕：？〉)3^?/夕о = 0,2%. Как уже отмечалось выше, такое облучение, независимо от частоты, не приводит к снижению шума центральной струи, по крайней мере, при n = 1. Отсюда следует, что акустическое возбуждение центральной струи периферийными струйками не может явиться причиной снижения шума сверхзвуковых нерасчетных струй.

Подводя итоги описанного исследования, можно сделать следующие выводы. Во-первых, обнаружен эффект снижения шума сверхзвуковых изобарических и неизобарических турбулентных струй при замене одиночного круглого сопла многотрубчатой системой сопел (центральное сопло диаметром di, окруженное равномерно расположенными вокруг него малыми соплами диаметром "2 ^ 0,1 击).Показано, что при этом происходит снижение как широкополосного шума, так и низкочастотных дискретных составляющих. Во-вторых, на основе специальной серии экспериментов изучен механизм снижения шума в многосопловой компоновке. Показано, что при сверхзвуковых скоростях потока указанное снижение шума обусловлено в

(1

Рис. 8.13. Фотографии сверхзвуковых неизобарических струй, истекающих из многосопловой компоновки.

а — Mi = М2 = 2, п = 1,5;

б — Mi = М2 = 2, /г = 0,75

основном эффектом аэродинамического взаимодействия, т.е. перемешиванием этих струек с центральной струей. Таким образом, при использовании многосопловой схемы организации истечения струй механизмы снижения шума при дозвуковых и свкрхзвуковых скоростях истечения струй существенно различаются. Если в первом случае преобладает эффект аэро- акустического взаимодействия, то во втором - эффект аэродинамического взаимодействия.

Снижение избыточного шума ТВД, обусловленного аэроакустическим взаимодействием

В главе 3 описан акустический способ управления шумом дозвуковых турбулентных струй. Рассмотрены два основных эффекта - широкополосное усиление шума струи при ее низкочастотном тональном акустическом возбуждении (Sts = 0,2 - 0,8) и широкополосное ослабление шума струи при ее высокочастотном (Sts = 1,5 - 5) акустическом возбуждении. Указанные эффекты сопровождаются соответственно широкополосным усилением или ослаблением турбулентных пульсаций в струе (см. гл.2). Упомянутые эффекты реализуются при небольших уровнях возбуждения, превышающих некоторый пороговый уровень (〈“；？〉)】/?/〃。= 0,01 - 0,02. Многочисленные данные экспериментов иллюстрируют реализацию этих эффектов для холодных и горячих дозвуковых (глава 3) и сверхзвуковых (глава 7) струй. Рассмотрены случаи, когда тональное вынуждающее низкочастотное возбуждение не обнаруживается в дальнем акустическом поле, а также случай, когда само возбуждение является широкополосным. При низкочастотном возбуждении струи диаграмма направленности излучаемого ею шума мало отличается от соответствующей диаграммы для невозбужденной, но соответствующие уровни звукового давления для возбуждения при Sts = 0,2 - 0,8 увеличены на 6 - 8 дБ.

Поскольку широкополосный подъем спектра пульсаций в дальнем поле нелинейным образом зависит от вынуждающего возбуждения, интенсивность усиленного шума струи не подчиняется закону восьмой степени (〃^), справедливому для чисто струйного шума при тщательно контролируемых начальных условиях истечения (малых уровнях возбуждения); вместо закона Uq усиленный шум струи изменяется по закону 〃$. Широкополо сное усиление турбулентности и шума часто реализуется при экспериментальных исследованиях струй на различного рода модельных установках для широкого диапазона чисел Маха, Рейнольдса, Струхаля и температур.

Проблема "избыточного"шума турбулентных струй представляет практический интерес применительно к реактивным струям авиационных двигателей [8.5,8.13,8.15,8.16]. В самом деле, шум реактивных струй ряда двигателей превышает расчетные значения на 6 - 8 дБ, поскольку внутренние источники шума (компрессор, камера сгорания, турбина) возбуждают реактивную струю, что приводит к росту широкополосного шума.

Для иллюстрации этого приведем третьоктавные спектры шума ТРД

"Olimpus 593" в дальнем поле при 夕= 70° и 90° для невозбужденной струи (расчет) и двигателя в целом (рис. 8.14). Заметное различие спектров струи и двигателя может быть, в частности, объяснено избыточным шумом возбужденной струи. На рис. 8.15 показано, как глушение шума (с помощью звукопоглощающей облицовки сопла), распространяющегося вдоль тракта и возбуждающего струю, приводит к уменьшению на 2 - 6 дБ избыточного шума двигателя "Olimpus 593".

Рис. 8.14. Спектры шума ТРД "Olimpus 593 "при g = 70° и 90°: / - невозбужденная струя, 2 - двигатель в целом

Интересно отметить, что реактивные струи с шумоглушащими насадками (многолепестковые сопла), разрушающими азимутальную однородность крупномасштабных когерентных структур, нечувствительны к внутреннему шуму возбуждения [8.18]

Заметное влияние пвнутреннего"шума авиационного двигателя на собственный шум реактивной струи обнаружено при комплексном исследовании на моделях реактивных сопел и натурном ТРД [8.10]. Было установлено, что шум этого двигателя при тгс > 2,6 полностью определяется шумом реактивной струи. Акустические спектры, соответствующие этим значениям 7гс, были представлены в виде зависимости от числа Струхаля St величины △厶 =Li —厶，где Li - уровень звукового давления в третьоктавной полосе частот,厶一 суммарный уровень звукового давления на заданном направлении 夕 к оси двигателя при отсчете углов со стороны входа.

14 А.С.Гиневский

Рис. 8.15. Снижение широкополосного шума ТРД "Olimpus 593 "при установке звукопоглощающей облицовки тракта:

7 - расчетный спектр шума невозбужденной струи,

2 - спектр шума двигателя без облицовки,

3 - с облицовкой

Рис. 8.16. Зависимости △〃 = /(St) при тгс = 2,6 и g = 135° для пчистойпструи, ТРД и модели сопла: 1 - пчистаяпструя, 2 - ТРД, 3 - сопло со стабилизатором

Оказалось, что суммарные уровни звукового давления в дальнем акустическом поле реактивной струи ТРД превышают уровни, соответствующие "чистой невозбужденной струе. Существенные отличия наблюдаются и в спектрах шума струи. На модели сопла, в дозвуковой части которого был установлен стабилизатор пламени, удалось создать начальные возмущения при выходе из сопла (уровни турбулентности и шума), близкие к аналогичным возмущениям при выходе из ТРД. Это привело к сближению спектров модельной и натурной струй (рис. 8.16). Справедливость этих результатов подтверждается также при сравнении зависимостей △£〃 = /(St) для модельного и натурного шумоглушителей струи. На рис. 8.17 приведены зависимости △£〃 = /(St) для модельного шумоглушителя в схеме сопла со стабилизатором и натурного шумоглушителя, кривые почти совпадают. Та же зависимость для модели шумоглушителя на сопле без стабилизатора не совпадает с зависимостью для двигателя.

Рис. 8.17. Зависимости = /(St) при тгс = 2,6 и g = 140° для модельного и натурного шумоглушителей струи:

/ - двигатель, 2 - модель сопла без стабилизатора, 3 - модель сопла со стабилизатором

Литература

Авиационная акустика. Под. ред. А.Г.Мунина. том I. М.: Машиностроение. 1986. 244с.

Антонов А.Н., Купцов В.М., Комаров В.В. Пульсации давления при струйных и отрывных течениях / М.: Машиностроение. 1990. 272 с.

Власов Е.В., Гиневский А.С. Когерентные структуры в турбулентных струях и следах / Итоги науки и техники. Сер. Механика жидкости и газа, том 2. ВИНИТИ. 1986. С. 3-84

Власов Е.В., Гиневский А. С, Каравосов Р.К. Когерентные структуры в спутных турбулентных струях / В сб. Турбулентные струйные течения. АН ЭССР. Таллин. 1979. С. 20-27

Власов Е.В., Гиневский А.С. Проблема аэроакустических взаимодействий. // Акустический журнал. 1980. Том 24. Вып. I. С. 1-12

Власов Е.В., Гиневский А. С, Загузов И. С, Каравосов Р.К. Акустический глушитель шума реактивной струи ТРД / Труды ЦИАМ. 1991. N 1287. С. 76-83.

Власов Е.В., Гиневский А.С., Каравосов Р.К. Исследования по снижению шума реактивных струй ТРД // Полет. 2000. № 2. С. 25-32.

Власов Е.В., Гиневский А. С, Пимштейн ВТ. Снижение шума сверхзвуковых турбулентных струй // Акустический журнал. 1993. том 39. № 5. С. 804-809.

Гиневский А.С., Власов Е.В., Колесников А.В. Аэроакустические взаимодействия. / М.: Машиностроение. 1978. 177 с.

Жвалов В.П., Жуков Е.Н., Соркин Л.И., Толстошеев М.Н. Внешний шум турбореактивного двигателя. Акустич. журнал. 1980. Том 26. вып. 1. С. 55— 61.

Мунин А.Г., Кузнецов В.М., Леонтьев Е.А. Аэродинамические источники шума / М.: Машиностроение. 1981. 248 с.

Пимштейн В.Г. О действии звука на сверхзвуковую струю 〃 Изв. АН СССР, Механика жидкости и газа. 1989. № 6. С. 170-173.

Crighton D. G. Acoustics as branch of fluid mechanics // J. Fluid Meeh. 1981. V. 106. P. 261-298. Русский перевод. Крайтон Д.Г. Акустика как ветвь гидромеханики. В сб. Современная гидродинамика. Успехи и проблемы / М.: Мир. 1984. С. 359Tl2.

Davis M.R. Identification of vortex motion in turbulent mixing choked jets // Exp.Fluids. 1988. N. 5. P. 335-343.

Deneuville P, Jacques J. Jet noise amplification: A practically important problem // AIAA Pap. 1977. N 1368. 11 p.

Gliebe P.R., Brauch J.E, Majjigi R.K., Lee R. Jet noise suppression / In: Aeroacoustics of Flight Vehicles. Theory and Practice. Vol. 2: Noise control. NASA. 1994. P. 207-269.

LepicovskyJ., Ahuja K.K., Brown W.H., BurrinR.H. Coherent large-scale structure in high Reynolds number supersonic jets // AIAA J. 1987. V.25. N 11. P. 14191425.

Moore C.J., Brierley D.H. Shear layer instability noise produced by various jet nozzle configurations / In: Meeh. Sound Gener. Flows. Joint Symp. 1979. Berlin e.a. 1979. P. 48-54.

Troutt T.R., Melaughlin D.K. Experiments on the flow and acoustic properties of a moderate-Reynolds-number supersonic jet // J. Fluid Meeh. 1982. V.116. P. 123-156.

Vlasov Ye. V., Ginevsky A.S., Pimshtein MG. Control of coherent structures and aero-acoustic characteristics of subsonic and supersonic turbulent jets // DGLR/ AIAA 14th Aeroacoustic Conference. May 11-14. 1992. FRG. P. 672-678.

ГЛАВА 9

АКУСТИЧЕСКИЕ МЕТОДЫ УПРАВЛЕНИЯАВТОКОЛЕБАНИЯМИ В АЭРОДИНАМИЧЕСКИХ ТРУБАХС ОТКРЫТОЙ В4БОЧЕЙ ЧАСТЬЮ

Постановка задачи и измеряемые параметры

В настоящей главе исследуются акустические методы подавления и генерации автоколебаний в аэродинамических трубах с открытой рабочей частью, основанные на чувствительности когерентных структур струи к периодическому возбуждению [9.1,9.2,9.4,9.5]. При высокочастотном возбуждении, когда число Струхаля Sts = fsd/u（）= 2-5 они ослабляются; при низкочастотном возбуждении с числом Sts = 0,3 - 0,8 - усиливаются. Самое чувствительное место струи к периодическому возбуждению - это тонкий слой смешения в непосредственной близости от среза сопла. При акустическом возбуждении именно здесь генерируются вихревые возмущения, которые и обусловливают усиление или ослабление когерентных квазипериодических структур.

Эксперименты были проведены в четырех аэродинамических трубах с различными диаметрами выходного сечения сопла d = 0,15; 0,44; 1,2 и 2,2 м, причем в них имелись устройства для ослабления автоколебаний, которые, однако, полностью их не подавляли. В процессе эксперимента измерялись поля средней скорости и давления, пульсации скорости и давления, их спектры, а также пространственные корреляции пульсаций скорости и давления. Резонансные частоты обратного канала определялись при отсутствии потока в трубе с помощью динамика, подключенного к генератору синусоидальных колебаний, и микрофона, установленного в обратном канале.

Аэродинамические трубы с диаметром сопла 0,44 и 2,2 м имеют геометрически подобные устройства для демпфирования автоколебаний - кольцевой раструб перед входом в диффузор и три ряда отверстий в стенках диффузора при входе с общей площадью 30% от входной площади диффузора. Параметры этих устройств выбраны в соответствии с рекомендациями работы [9.1]. В трубе с диаметром сопла 0,15 м для подавления автоколебаний предназначен только кольцевой раструб. В трубе с диаметром сопла 1,2 м для подавления автоколебаний предусмотрены кольцевой раструб вокруг входа в диффузор и кольцевая щель при входе в диффузор с регулируемой шириной от нуля до 0,09 м, а в стенках диффузора расположены два ряда отверстий.

Изучены два варианта акустического облучения: 1) излучатель звука располагается в обратном канале трубы. При этом частоту излучения подбирали так, чтобы она совпала с одной из резонансных частот обратного канала. Это обеспечивало увеличение амплитуды акустических колебаний. Известный недостаток указанного варианта состоит в том, что при этом генерируются пульсации давления в рабочей части трубы [9.1,9,4]; 2) акустические возмущения вводятся в пограничный слой сопла через узкую щель, вследствие чего здесь реализуется периодический вдув-отсос [9.5]. Такой способ возбуждения имеет два важных преимущества по сравнению с первым вариантом. Во-первых, для управления когерентными структурами в слое смешения возбуждается лишь тонкий пограничный слой вблизи среза сопла, а не весь объем обратного канала трубы и ядро потока в рабочей части. Во-вторых, поскольку узкая щель представляет собой малоэффективный излучатель звука, можно надеяться, что при этом в рабочей части трубы не возникнут сколько - ни будь значительные пульсации давления.

Подавление автоколебаний при высокочастотном акустическом возбуждении слоя смешения

На рис. 9.1. представлено изменение интенсивности продольных пульсаций скорости в зависимости от скорости потока на оси рабочей части трубы в точке x/d = 1 для четырех аэродинамических труб с диаметрами d = 0,15; 0,44; 1,2 и 2,2 м при расположении электродинамического излучателя в обратном канале. При этом число Струхаля акустического облучения с частотой fs составило Sts = 2 - 5. Из рис.9.1 следует, что такое облучение приводит к практически полному подавлению автоколебаний. Более подробные данные (рис. 9.2) представлены для аэродинамической трубы с диаметром сопла d = 1,2 м. Следует отметить, что радиальные пульсации остаются практически неизменными как при наличии, так и при отсутствии автоколебаний.

В указанных четырех трубах начальный пограничный слой на срезе сопла был ламинарным для малой трубы (формпараметр Н = 2,3 - 2,5), переходным и турбулентным для больших труб (Н = 1,3 - 1,4). Профили скорости в пограничном слое выходного сечения сопла практически не изменялись при акустическом возбуждении; незначительными были также изменения профилей продольных пульсаций скорости.

При таком способе возбуждения электрическая мощность, потребляемая излучателем звука, всегда меньше 0,1% мощности привода трубы. Акустическая мощность излучения еще меньше, так как КПД использованных громкоговорителей составляет (2 - 4) %.

Исследование статистических характеристик турбулентности потока в рабочей части трубы показало, что при высокочастотном акустическом возбуждении происходит резкое снижение пульсаций скорости на автоколебательных режимах (в 2-12 раз) и некоторое их снижение на неавтоколебательных режимах. При этом достигается заметное снижение шума в

Рис. 9.1. а- Аэродинамическая труба замкнутого типа с открытой рабочей частью;

6 - Зависимости интенсивности продольных пульсаций скорости £〃 от скорости потока в аэродинамических трубах (d = var) при наличии и отсутствии акустического возбуждения;

1- Sts = 0, 2 — Sts = 2 — 5

помещении рабочей части - в ближнем поле струи (до 12 дБ).

Измерения коэффициентов пространственной корреляции пульсаций скорости Rung в сечении рабочей части x/d = 1 показали, что при установлении автоколебаний в ядре потока в рабочей части распространяется плоская гидродинамическая волна, т.е. Ruu близко к единице. При подавлении автоколебаний указанный коэффициент корреляции уменьшается, при их генерации - увеличивается (рис. 9.3). На рис. 9.3 показана также зависимость пространственного коэффициентов корреляции пульсаций скорости

Рис. 9.2. Уровень звукового давления вне струи, пульсации давления и скорости на оси струи (x/d = 1) в зависимости от скорости в рабочей части трубы с диаметром сопла d = 1,2 м при наличии акустического возбуждения с частотой, соответствующей Sts = 2 — 5;

1- Sts = 0, 2 — Sts = 2 — 5

в рабочей части на оси трубы и пульсаций давления в обратном канале Rup(x/d) на автоколебательном режиме (при “о = 16 м/с) и при акустическом подавлении автоколебаний на частоте Sts = 2,87.

На рис. 9.4 представлены спектры пульсаций скорости и давления в рабочей части трубы с диаметром сопла d = 0,44 м для скорости “о = 40 м/с в точке x/d = 1, r/d = 0 при отсутствии и наличии высокочастотного облучения (Sts = 3,3 и 4,26). Мы видим как меняются спектры при подавлении автоколебаний. В то же время спектр пульсаций давления на частоте возбуждения имеет значительный пик. При облучении потока на автоколебательных режимах вклад в пульсации скорости возбуждения на частоте возбуждения несуществен, однако он оказывается значительным на неавтоколебательных режимах.

Подавление автоколебаний при высокочастотном возбуждении реализуется после того как амплитуда пульсаций давления, создаваемых внешним акустическим полем, становится сравнимой с амплитудой пульсаций давления при автоколебаниях потока. Поэтому внешнее акустическое облучение целесообразно включать до выхода на установившийся режим, а еще лучше - до возникновения автоколебаний. Например, звуковое облучение включается при малой скорости, после чего скорость потока можно увеличить. Этот прием использовался для больших труб (d = 1,2 и 2,2 м), когда мощность излучателя была недостаточной.

Рассмотрим теперь второй способ воздействия на струю путем реализации вдува-отсоса через узкую щель вблизи среза сопла (рис. 9.5,а). На рис. 9.5,6 приведены зависимости интенсивности продольных пульсаций скорости на автоколебательном режиме (“о = 15 м/с) в точке x/d = 1, т/d = 0 от числа Струхаля Sts определенного по частоте возбуждения /s. Здесь представлены также данные для случая, когда динамик расположен в обратном канале, причем 1 соответствует исходному значению ти при отсутствии возбуждения, 2 - при возбуждении струи излучателем, расположенным в форкамере трубы (электрическая мощность излучателя 5 Вт). 3 и 4 - при периодическом вдуве-отсосе через щель в стенке сопла (электрическая мощность 50 Вт и, соответственно - 3 Вт). Обращает на себя внимание различный характер зависимостей £〃(Sts), соответствующих 2 и 3,4. Так, если для случая 2 высокочастотное воздействие носит резонансный характер, то для случаев 3 и4 этого нет, кривые £〃(Sts) носят плавный характер. На рис. 9.5,6 показаны также осциллограммы пульсаций продольной скорости в точке x/d = 1, r/d = 0 при наличии автоколебаний и при их подавлении.

Зависимости интенсивности продольных пульсаций скорости потока uf в рабочей части трубы при x/d = 0; 0,5 и 1,0 при наличии (/s = 358 Гц) и отсутствии высокочастотного возбуждения представлены на рис. 9.6. Здесь же приведены зависимости уровня шума 乙(〃0)вне рабочей части в точке x/d = 0, r/d = 1,3 при наличии и отсутствии акустического возбуждения.

Было также изучено влияние загромождения рабочей части трубы на эффективность звукового облучения потока, приводящего к подавлению

Sk = О

Sk = 0,62

Рис. 9.3. Изменение поперек потока коэффициента пространственной корреляции RuuW/6 в аэродинамических трубах с d = 0,15 м и(/ = =0,44 м при наличии и отсутствии возбуждения: a-d = 0,15 м, по = 20,8 м/с,力/d = 0,2 и 1,0;

6-uq = 16 м/с,力/d = 1, “о = 30 и 40 м/с.

Изменение коэффициента корреляции Rup вдоль оси х на автоколебательном режиме и при акустическом подавлении автоколебаний (в): d = 0,15 м, 厂=0; / — “о = 40 м/с, Sts = 0; 2 - “о = 16 м/с, Sts = 0; 3 — “о = 16 м/с, Sts = 2,87

Рис. 9.4. Спектры пульсаций скорости и давления в рабочей части трубы (d = 0,44 м, //d = l,r/d = 0) при наличии и отсутствии возбуждения на автоколебательном и неавтоколебательном режимах

автоколебаний. Для этого в рабочей части двух труб диаметром выходного сечения сопла d = 0,14 м и 0,44 м помещались поперечно обтекаемые цилиндры различных диаметров и длин. Оказалось, что при изменении степени загромождения рабочей части от 1,5 до 6,5% положение по скорости автоколебательных режимов течения и интенсивность автоколебаний несколько изменяется. Вместе с тем, высокочастотное акустическое облучение подавляет автоколебания при указанных степенях загромождения.

Генерация автоколебаний и создание однородного пульсирующего потока в рабочей части трубы при низкочастотном возбуждении слоя смешения

Возбуждение синусоидальных по времени продольных пульсаций скорости в рабочей части трубы может быть достигнуто при низкочастотном акустическом облучении струи с частотами, соответствующими числам Струхаля Sts = 0,3 - 0,8. Такой способ генерации автоколебаний применим лишь для малых аэродинамических труб с выходным диаметром сопла d < 0,5 м ввиду отсутствия низкочастотных излучателей. На рис. 9.7 показаны исходные и максимальные среднеквадратичные значения продольных пульсаций скорости, возбуждаемых звуком при Sts = 0,3 - 0,8 на оси рабочей части трубы (力/d = 1). Обе кривые (/ и 2 ) определяют диапазон

возможных уровней продольных пульсаций скорости, которые могут быть достигнуты при генерации автоколебаний. При скоростях потока, соответствующих автоколебательным режимам, генерация автоколебаний позволяет увеличить интенсивность продольных пульсаций в несколько раз. Возбуждаются почти чисто синусоидальные по времени продольные пульсации скорости, амплитуда которых определяется мощностью излучателя звука.

В заключение этого раздела обратим внимание на влияние акустического возбуждения на аэродинамические характеристики трубы. Так, при низкочастотном возбуждении (Sts = 0,3 - 0,8) несколько уменьшается сопротивление тракта и, соответственно, возрастает скорость потока в рабочей части трубы. Наоборот, при высокочастотном возбуждении (Sts =2-5) сопротивление тракта несколько увеличивается, а скорость потока в рабочей части трубы уменьшается.

Подавление автоколебаний при помощи антишума

Упомянем здесь также так называемый резонансный метод подавления акустического поля в обратном канале посредством возбуждения в нем компенсирующего поля с помощью дополнительного источника звука [9.3,9.6].

Рис. 9.5. а) Схема сопла со щелью: 1 - сопло, 2 - периодический вдув- отсос, 3 - волновод от динамика;

б) Воздействие на пограничный слой сопла при периодическом вдуве- отсосе (d = 0,15 м). Зависимость £〃(Sts) в точке на оси (x/d = 1) на автоколебательном режиме:

1 - режим автоколебаний (по = 15 м/с), 2 - динамик в обратном канале (N = 5 Вт), 3 - периодический вдув-отсос через щель (N = 50 Вт), 4 一 то же при N = 3 Вт;

б) Осциллограммы пульсаций скорости

Рис. 9.6. Зависимости £“(〃()) при x/d = 0; 0,5 и 1,0 и L(uq) вне рабочей части при наличии периодического вдува-отсоса через щель:

/ — /§ = 0, 2 — /§ = 358 Гц (Sts = 3,58 — 2,15 при 〃。= 15 — 25 м/с)

Схема эксперимента представлена на рис. 9.8,а. Датчик 1 преобразует акустические колебания в обратном канале трубы 5 в электрический сигнал, который через фазовращатель 2 и усилитель 3 поступает на излучатель 4 и возбуждает в обратном канале акустические колебания с заданным сдвигом фаз. Эксперименты проводились в аэродинамической трубе с открытой рабочей частью с квадратным сечением сопла и диффузора со стороной 0,3 м. На рис. 9.8,6 представлена зависимость уровня пульсаций скорости на срезе сопла от скорости потока без подавления автоколебаний (2) и при оптимальном подавлении автоколебаний ⑺，которое достигалось подбором оптимального сдвига фаз. Как указывают авторы [9.3], в режиме

Рис. 9.7. Возбуждение автоколебаний в аэродинамической трубе с целью генерации синусоидального по времени потока (d = 0,15 м, x/d = 1, У/d = 0).

Зависимости £“(〃())без возбуждения, а также при низкочастотном и высокочастотном возбуждении: / - Sts = 0, 2 - Sts = 0,3 - 0,8, 3- Sts = 2 — 5

полного подавления автоколебаний электрическая мощность, потребляемая излучателем, не превышает 1 Вт при скорости потока в рабочей части 2-15 м/с.

Следует обратить внимание на две особенности проведенного эксперимента [9.6]. Во-первых, как указывают авторы, выходное сечение сопла и входное сечение диффузора не были согласованы, т.е. имели одинаковые площади, а кромка диффузора не имела закругления. Во-вторых, в данном способе управления возбуждение слоя смешения о суще ствляется на частоте крупномасштабных структур струи, которая существенно меньше

Рис. 9.8. Подавление автоколебаний при помощи антишума.

а) Схема эксперимента: / - датчик давления, 2 - фазовращатель, 3 - усилитель, 4 - громкоговоритель,5 - обратный канал.

б) Зависимость £“(〃()) в аэродинамической трубе при автоколебаниях (2) и при их подавлении ⑺

характерной частоты пульсации в тонком слое смешения вблизи среза. Таким образом, данный способ воздействия, как и в случае [9.3], пригоден только для малых аэродинамических труб.

Литература

Боярчикова М.Ю., Власов Е.В., Гиневский А.С., Зосимов А.В. Подавление автоколебаний в аэродинамических трубах с открытой рабочей частью 〃 Изв. АН СССР. Механика жидкости и газа. 1982. № 1. С. 126-132.

Власов Е.В., Гиневский А.С. Когерентные структуры в турбулентных струях и следах / Итоги науки и техники. Сер. Механика жидкости и газа. 1986. Том 20. Изд. ВИНИТИ. С. 3-84.

Громов П.Р., Зобнин А.Б., Кияшко С.В., Сущик М.М. Автоколебания в аэродинамической трубе с открытой рабочей частью 〃 Акустический журнал. 1988. Том 34, вып. 2. С. 349-350.

Зосимов А.В. Акустический метод управления пульсациями скорости и давления в аэродинамических трубах с открытой рабочей частью 〃 Труды ЦА- ГИ. 1986. Вып. 2292. 39 с.

Москвина М.Ю. Подавление автоколебаний в аэродинамических трубах с открытой рабочей частью путем периодического вдува- отсоса в пограничном слое сопла // Инж.-физ. ж. 1990. Том 59. № 1. С. 115-119.

Ffowcs Williams J.E. Anti-sound // Proc. Roy.Soc. London. 1984. A395. P. 63-88.

ГЛАВА 10

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ СЛОЯ СМЕШЕНИЯ С ПОЛОСТЬЮ

Отрывное обтекание полости

При обтекании полости на плоской поверхности при определенных условиях возникают автоколебания. Причина их возбуждения состоит в возникновении акустической волны в результате удара вихрей слоя смешения о заднюю кромку полости. Это иллюстрируется сравнением характера пульсаций скорости в слое смешения для двух случаев обтекания: обтекания обращенного назад уступа и полости прямоугольного сечения (рис. 10.1). Во втором случае в спектре пульсаций наблюдаются ярко выраженные дискретные составляющие, что обусловлено наличием акустической обратной связи с возбуждением автоколебаний [10.3]. На характер возбуждения автоколебаний может влиять также то обстоятельство, что для некоторых частот полость может служить акустическим резонатором [10.10]. В результате характеристики автоколебаний определяются геометрией полости, числами Рейнольдса и Маха, режимом течения в пограничном слое перед полостью (ламинарный или турбулентный) и характерной толщиной этого слоя.

Рис. 10.1. Обтекание обращенного назад уступа и прямоугольной полости

На рис. 10.2 представлены результаты экспериментального определения зависимости числа Струхаля для первых трех мод автоколебаний при обтекании полости прямоугольной формы от отношения длины полости b к ее глубине Д. Там же приведен спектр пульсаций давления за полостью. Эти результаты взяты из обзора [10.10].

Очень интересны механизмы взаимодействия вихрей слоя смешения с прямоугольной кромкой полости. Было показано, что здесь наблюдается неоднозначность. При взаимодействии слоя смешения (с характерной частотой организованных структур «) с кромкой при Re^ = uOq/^ = 190 генерируются либо пульсации половинной частоты (0,5/3), что наблюдается при

Рис. 10.2. Зависимость St от отношения b/h. Спектр пульсаций давления за полостью

Ь/Oq < 90, либо пульсации с частотами 0,4/3 и 0,6/3, что наблюдается при Ь/Oq > 90, где 夕-толщина потери импульса в слое смешения на передней кромке выреза. Было установлено, что столь различные эффекты являются следствием разных типов взаимодействия дискретной вихревой структуры с задней кромкой выреза: в одних случаях вихрь, не разрушаясь, проходит над кромкой; в других происходит дробление вихря с уносом частей его распада по обе стороны от кромки; в третьих - вихрь целиком отклоняется во впадину перед кромкой (рис. 10.3). Многообразие исследованного взаимодействия обусловливает периодическую смену типов взаимодействия

Рис. 10.3. Зависимость /8。/〃 от b/h при разных типах взаимодействия вихрей с задней кромкой полости

[10.9].

Для уменьшения амплитуды возбуждаемых автоколебаний разработан целый ряд мероприятий: передняя и (или) задняя прямоугольные кромки срезаются или скругляются, над полостью располагается перфорированная пластина или сетка и др. (см. обзор [10.9]).

Пульсации пристеночного давления при обтекании полости и способы их уменьшения

Известно, что отрывное обтекание открытых выемок (полостей квадратного или прямоугольного сечения) сопровождается пульсациями давления. При определенных условиях в выемке могут возникнуть резонансные излучения, возбуждаемые воздушным потоком: при этом образуются вибрации, могущие привести к разрушению обтекаемой конструкции.

Ниже излагаются результаты экспериментального исследования аэродинамических и акустических характеристик прямоугольных выемок на плоской поверхности в присутствии устройств, предназначенных для подавления пульсаций давления на поверхности выемки [10.6]. Исследования проводилось на пластине размером 1 мх1 м и толщиной 0,05 м с профилированными носовой и кормовой частями и боковыми шайбами высотой 0,15 м. Исходный вариант прямоугольного выреза шириной 400 мм имел сечение 60 х 60 мм. Глубина выреза могла варьировался за счет перестановки по вертикали съемного дна. Испытания проводились в аэродинамических трубе с открытой рабочей частью диаметром 2,2 м при установке пластины под нулевым углом атаки. Для турбулизации пограничного слоя перед вырезом на поверхности пластины вблизи носка был закреплен проволочный турбулизатор диаметром 0,6 мм.

При скорости потока 乙 =40 м/с толщина пограничного слоя перед вырезом составила 5 = 9 мм и степень турбулентности потока £ = 0,35%. Для принятых глубин выреза Д = 6-60 мм отношение ширины выреза к глубине b/h = 0,15 -1,5. Число Рейнольдса Re =乙匕/沙=104. Распределение на поверхности выреза статического давления определялось с помощью дренажных отверстий, расположенных в центральном сечении выреза на боковых стенках, по дну и на поверхности за вырезом. Пульсации давления измерялись в близком к нему сечении конденсаторными микрофонами, установленными заподлицо с поверхностью.

На рис. 10.4 представлены варианты геометрии исследованных образцов. Влияние глубины выемки на характер ее обтекания можно проследить по результатам эксперимента (рис. 10.5), где показано распределение коэффициентов осредненного давления ср =(夕〃—夕оо)/^0暧 и пульсаций давления £； =(“〉)1/2/晶囈• как и следовало ожидать, наибольшие пульсации давления наблюдаются вблизи задней кромки выреза.

Перейдем теперь к анализу характеристик устройств (см. рис. 10.4), предназначенных для подавления пульсаций давления на стенках выреза. Исследовались варианты: горизонтально расположенные щитки, перекры-

вающие переднюю и заднюю части выреза (вар. 7); те же щитки, но с отклонением вверх у передней кромки выреза и с отклонением вниз у задней кромки 15° к горизонту (вар. 2); вертикально расположенные (вар.З) и наклонные (вар.5) щитки, установленные у передней кромки выреза; вырезы со срезом задней кромки под углом 45° (вар. 4 и 6).

На рис. 10.6 - 10.10 приведены распределения пульсаций давления и осредненного давления на поверхности вырезов в присутствии внешних устройств, предназначенных для подавления пульсаций в вырезах. Сопоставление их с распределениями пульсаций давления и усредненного давления в исходных вариантах вырезов без внешних устройств (рис. 10.5) показывает, что применение исследованных устройств может привести к существенному изменению указанных распределений. Наряду с перераспределением поля осредненных давлений, существенно изменяются и распределения пульсаций давления. При этом перераспределение пульсаций давления может происходить как за счет изменения параметров течения в вырезе, в частности, при смещении области присоединения потока, так и за счет изменения резонансных характеристик полости выреза.

Обычно спектры пульсаций давления как внутри выреза, так и за ним являются широкополосными; пульсации давления перекрывают весь диапазон звуковых частот. В качестве примера на рис. 10.11 приведены спектры пульсаций давления, измеренные при обтекании исходного прямоугольного выреза. В некоторых случаях в спектрах пульсаций давления внутри выреза появляются дискретные составляющие. Обычно размер области, в которых наблюдаются такие дискретные составляющие, невелик, и в спектрах пульсаций давления на поверхности за пределами выреза дискретные

вар. 4вар. 5вар. 6вар. 4вар. 5вар. 6Рис. 10.4. Варианты исследованных конфигураций полостиРис. 10.4. Варианты исследованных конфигураций полости

вар. 4вар. 5вар. 6

вар. 4вар. 5вар. 6

Рис. 10.4. Варианты исследованных конфигураций полости

Рис. 10.4. Варианты исследованных конфигураций полости

составляющие не просматриваются. Однако при установке горизонтальных щитков (вар.7, рис. 10.6) на вырезе глубиной h/b = 1 интенсивные резонансные колебания, определяющие суммарные уровни пульсаций давления, наблюдаются (рис. 10.12) во всей области измерений, в том числе и за вырезом. В работе [10.7] излагается метод расчета полей скорости, давления и пульсаций давления при обтекании прямоугольных выемок на плоской поверхности.

Рис. 10.12. Дискретные пики на спектрах (вар. 7)

Пульсации давления в околозвуковых аэродинамических трубах с закрытой рабочей частью и способы их уменьшения

В аэродинамических трубах трансзвуковых скоростей при приближении скорости потока к скорости звука возникает так называемое запирание трубы, при котором дальнейшее увеличение скорости потока становится невозможным даже при существенном увеличении мощности привода. Устранение указанного недостатка достигается за счет перфорации стенок рабочей части трубы, причем степень перфорации, в зависимости от потребного числа Маха, составляет до 20% [10.4]. Проницаемость стенок трубы позволяет ликвидировать запирание и проводить испытания на трансзвуковых режимах, соответствующих числам Маха М = 0,6 - 1,3.

Перфорация стенок рабочей части трубы представляет собой ряды отверстий круглого сечения (рис. 10.13) Такая перфорация, обеспечивающая возможность плавного перехода через скорость звука и повышение равномерности поля скорости в рабочей части трубы, является в то же время источником нежелательного фонового шума, который искажает результаты экспериментов. Дело в том, что каждое из отверстий перфорации ведет се-

Рис. 10.13. Рабочая часть с перфорацией стенок

Рис. 10.14. Снижение пульсаций давления в рабочей части околозвуковой трубы при М = 0,8

а - анализ в узких полосах частот △/ = 12,5 Гц,

6 - анализ в третьоктавных полосах частот,

1 - стандартная рабочая часть,

2 - модернизированная рабочая часть (установлены сетчатые панели, закрыта боковая перфорация)

бя подобно полости, обтекаемой газом. Вклад автоколебаний, вызванных наличием отверстий перфорации в рабочей части трубы, в общий уровень фонового шума особенно значителен при М = 0,6 - 0,8. Нестационарное вихреобразование на отверстиях перфорации и возбуждение резонансных частот в системе рабочая часть - перфорированные стенки - камера Эйфеля могут оказаться определяющими в уровнях и спектрах пульсаций давления в рабочем поле аэродинамической трубы [10.5]. Известные методы снижения фонового шума в трубах с перфорированной рабочей частью основываются на разрушении механизма возбуждения автоколебаний за счет отверстий. Это достигается путем установки металлических сеток на перфорированных стенках рабочей части [10.5] или же продольных перемычек в каждом из отверстий перфорации.

В работе [10.5] описаны опыты с последовательным закрыванием отверстий боковой и горизонтальной перфорации рабочей части трубы. Устранение боковой перфорации приводит к полному исчезновению интенсивных дискретных составляющих шума при сохранении широкополосного максимума. Закрывание отверстий горизонтальных панелей привело к исчезновению широкополосного максимума, интенсивные дискретные составляющие при этом не изменились. Было показано, что установка сетчатых

панелей при одновременном устранении боковой перфорации привела к исчезновению дискретных составляющих и широкополосного максимума при общем снижении уровня пульсаций во всем диапазоне частот [10.5]. Это иллюстрируется спектрами пульсаций давления в рабочей части трубы при М = 0,8, измеренными в узких полосах частот (А/ = 12,5 Гц) и в третьоктавных полосах частот (рис. 10.14).

Рис. 10.15. Спектры пульсаций давления на стенке коллектора с отростком при do/dk = 0,733.

1 - t/d0 = 4,6, 2 - t/d0 = 2,57, 3 - t/d0 = 1,19

Подавление автоколебаний в тупиковых отросткахгазопроводов

При проведении исследований газокомпрессорных станций, в газопроводах, в местах их сопряжения со слепым отростком-резонатором, систематически обнаруживались пульсации давления резонансного характера, представляющие реальную опасность для целостности конструкции [10.1]. Скорости течения газа в трубах диаметром 1 м достигали 11 - 17 м/с, частоты узкополосных пульсаций давления в одних случаях составляли 8 - 10Гц, в других - 175 - 180 Гц соответственно размерам конструкции резонаторов. Источник возбуждения указанных интенсивных колебаний находился

Рис. 10.16. Спектры пульсаций давления L(/) в трубе-коллекторе без отростка (7), со слепым отростком (2), со слепым отростком с продольными ребрами (3)

в области сопряжения трубы-коллектора со слепым отростком.

При повороте потока в тракте с тупиковой полостью реализуется автоколебательная система, обусловленная акустической обратной связью. Подавление таких автоколебаний осуществляется путем уменьшения масштабов периодических вихревых структур, что обусловливает ослабление акустической обратной связи.

На рис. 10.15 представлены спектры пульсаций давления на стенке коллектора с отростком при отношении их диаметров &)/点=0,733 для трех значений глубины отростков t/d()= 4,6, 2,57 и 1,19 [10.2].

На рис. 10.16 приведены спектры пульсаций давления в трубе без отростка 7, в трубе со слепым отростком 2 глубиной 力/do = 2 и в трубе с тем же отростком при установке пяти продольных ребер 3 [10.1]. Учитывая малость гидравлического сопротивления этих ребер, указанный метод предотвращения автоколебаний можно считать применимым для реальных газопроводов.

Акустическое управление течением в полости

Выше рассмотрены методы ослабления акустической обратной связи при обтекании полости прямоугольного сечения, основанные на изменении геометрии этой полости. Необходимо отметить, что аналогичный эффект может быть достигнут при акустическом облучении полости [10.10], а также при периодическом или акустическом возбуждении потока около передней кромки полости. Об этом, в частности, свидетельствуют исследования периодического возбуждения течения около обращенной назад ступеньки высотой Н при внезапном расширении плоского канала [10.8].

Было показано, что при числе Струхаля St = fH/V = 0,05 - 0,5 происходит утолщение слоя смешения, вследствие чего реализуется более быстрое присоединение оторвавшегося потока. Можно полагать, что такое воздействие окажется эффективным и применительно к обтеканию

полости прямоугольного сечения. Здесь, в отличие от канала м внезапным расширением, эффект возбуждения может усилиться вследствие наличия акустической обратной связи.

Литература

Вишняков В.А., Засецкий В.Г., Каравосов RK., Прозоров А.Г., Соколинский Л.И. Генерирование и демпфирование колебаний потока в области сопряжения трубопровода со слепым отростком // Инж.-физ. журнал. 1998. Т.71, №

С. 1099-1106

Вишняков В.А., Засецкий В.Г., Каравосов Р.К., Прозоров А.Г., Соколинский Л.И. Возбуждение интенсивных пульсаций давления при повороте потока в тракте с тупиковой полостью // Изв. РАН, МЖГ. 1998. № 2. С. 104-111.

Гиневский А.С., Ланда П.С. Возбуждение гидродинамических и акустических волн в дозвуковых струйных и отрывных течениях 〃 Изв. вузов. Прикладная нелинейная динамика. 1995. Т.3, № 2. С. 42-59.

Гродзовский Г.Л., Никольский А.А., Свищев Г.П., Таганов Г.И. Сверхзвуковые течения в перфорированных границах / М.: Машиностроение. 1967.

ЕрезаА.Г., Микеладзе В.Г., МунинА.Г., Столяров Е.П., ФилипповаР.Д., Шля- гун А.Н. Снижение уровня фонового шума в рабочей части аэродинамической трубы при трансзвуковых скоростях 〃 Уч. записки ЦАГИ. 1990. Т.21, № 2. С. 10-12.

Каневский М.И., Каравосов Р.К., Франкфурт М.О. Расчетно- экспериментальное исследование особенностей обтекания двумерной выемки на поверхности // ЦАГИ, Препринт № 118. С. 1-24.

Каневский М.Н., Погребная Т.В. Моделирование турбулентного обтекания двумерных и трехмерных выемок на обтекаемой поверхности 〃 Труды Цаги. 2001. Вып. 2643. С. 35-59.

Yoshioka S., Masukawa Т., Obi S., Masuda S. Turbulent statistics of backwardfacing step flow with periodic perturbations // Trans. Jap. Soc. Meeh. Eng. B. 1999. Vol. 65. N 629. P. 179-184.

Rockwell D., Knisely C. Vbrtex-edge interaction; Mechanisms for generating low freguency components // Phys.Fluids. 1980. V. 23. N 2. P. 239-240.

Rockwell D., Naudascher E. Self-sustaining oscillations of flow past cavities (Review) // Trans. ASMEJ.Fluids Eng. 1978. V. 100. N 2. P. 152-165.

A.S. Ginevsky, Ye. И Vlasov, R.K. Karavosov

ACOUSTIC CONTROL OF TURBULENT JETS

Contents

Foreword 6

Chapter1 . Subsonic turbulent jets 12

Aerodynamic characteristics of turbulent jets. Coherent structures 12

Coherent structures and hydrodynamic instability 22

Acoustic characteristics of subsonic turbulent jets 27

Initial conditions of turbulent jet issue 35

Methods of turbulent jet control 40

References 42

Chapter 2 . Control of aerodynamic characteristics of subsonic turbulent jets 46

Sensibility of turbulent jets to weak harmonic acoustic disturbances. Effect of excitation frequency 46

Effect of acoustic excitation level 56

Effect of issue regime in the boundary layer at the nozzle exit plane 60

Effect of initial flow turbulence on efficiency of acoustic jet excitation....63

Deformation of the lateral cross-section of jet at its lateral acoustic excitation65

Acoustic excitation of the jet issuing from a diaphragm 68

Vibrational excitation of turbulent jet 70

Acoustic excitation of high-velocity jets 74

Changes in the turbulent jet mode composition at acoustic jet excitation.

Localization of coupling and disruption points of coherent structures under acoustic jet excitation. Mechanisms of acoustic jet excitation 77

Co-current flow effect on turbulent mixing intensification in jets under low- frequency acoustic excitation 82

Tonal acoustic excitation of non-isothermal gas jets 83

Effect of two opposed sources of lateral acoustic excitation of identical frequency in phase and antiphase on the jet 87

Effect of acoustic disturbances of higher azimuthal modes on the jet 88

Multi-frequency acoustic excitation of the jet. Subharmonic resonance . . . 89

Acoustic excitation of the turbulent jet at disturbances in the affecting signal harmonics101

Acoustic excitation of non-circular jets105

References 107

Chapter 3 . Control of acoustic characteristics of subsonic jets . 112

Acoustic characteristics of the near and far fields of turbulent jets under acoustic excitation112

Acoustic excitation of non-isothermal j ets120

Acoustic excitation of jets in the co-current flow and of coaxial jets124

On mechanism of noise generation by subsonic turbulent jets125

References 127

Chapter 4 . Effect of intensive acoustic disturbances on subsonic jets129

Highamplitude low-frequency periodic excitation of a circular jet and plane mixing layer129

Flow visualization in subsonic circular jet under longitudinal and lateral intensive acoustic excitation134

References 138

Chapter 5 .Sel^excitation of turbulent jet flows140

Schemes of self^excitation of turbulent jet flows 140

Normal and oblique inflow of transonic jet to the screen 143

Auto-oscillations in wind tunnels with open test sections150

References 153

Chapter 6 . Numerical simulation of subsonic turbulent jets under periodic (acoustic) excitation155

Direct numerical simulation of turbulent movement in the initial part of axisymmetrical jet under low-frequency excitation155

Simulation of plane and circular turbulent jets with the use of the method of discrete vortices under low- and high-frequency harmonic excitation . . . . 158

Numerical simulation of turbulent mixing layer with the use of Reynolds unsteady equations closed by the differential turbulence model. High-frequency harmonic excitation165

Numerical simulation of the turbulent jet flows with the use of generalized equations of Reynolds (separation of periodical component of fluctuating values). Effect of high- and low-frequency excitation167

On some intriguing analogy174

References 175

Chapter 7 . Supersonic turbulent jets. Control of aerodynamic and acoustic characteristics178

Aerodynamic characteristicsof supersonic turbulent jets178

Mechanism of noise generation. Broadband noise and discrete components . . 179

Acoustic excitation of supersonic jets. Active control181

Control with the use of screening the noise of the jet itself186

References 190

Chapter 8 . Noise reduction of turbojet engine jets192

Acoustic muffler of turbojet engine jet noise193

Jet system for noise reduction of supersonic jets. Discrete component suppression201

Reduction of excess noise of turbojet engine, determined by aerodynamic interaction208

References 212

Chapter 9 . Acoustic methods of auto-oscillation control in wind tunnels with open test sections214

Statement of the task and the parameters to be measured214

Suppression of auto-oscillations at high-frequency acoustic excitation of the mixing layer215

Generation of auto-oscillations and forming a uniform pulsating flow in the

wind tunnel test section at low- frequency excitation of the mixing layer . . . 220

Suppression of auto-oscillations with the help of anti- noise221

References 224

Chapter 1 0 . Interaction between the mixing layer and cavity . . 225

Separated streamline of the cavity225

Wall pressure fluctuations at cavity streamline and the ways of their reduction. 227

Pressure fluctuations in transonic wind tunnels with closed test sections and the ways of theirreduction232

Suppression of auto-oscillations in deadlock branch - pieces of gas - mains 234

Acoustic management of current in a cavity235

References 236

Contents237

Научное издание

ГИНЕ В С К ИЙ Арон Семенович

ВЛАСОВ Евгений Владимирович

КАРАВОСОВ Рудольф Кириллович

АКУСТИЧЕСКОЕ УПРАВЛЕНИЕТУРБУЛЕНТНЫМИ СТРУЯМИ

Редактор Е. С. Артоболевская

Оригинал-макет: Д. Е. Пудовиков

ЛР № 071930 от 06.07.99.

Подписано в печать 28.09.01. Формат 60x90/16.Бумага офсетная. Печать офсетная.

Усл. печ. л. 15. Уч.-изд. л. 15. Тираж 300 экз. Заказ №

Издательская фирма «Физико-математическая литература»МАИК «Наука/Интерпериодика»

117864 Москва, Профсоюзная, 90

Отпечатано с готовых диапозитивовв ППП «Типография «Наука»121099 Москва, Шубинский пер., 6

ISBN 5 -9221 -0161 -7

УДК 532.525.2

Г49

ББК 32.875

Гиневский А. С., Власов Е. В., Каравосов Р. К. Акустическое управление турбулентными струями. — М.:①ИЗМАТЛИТ, 2001. — 240 с. — ISBN 5-922МИ61-7.

Излагаются результаты экспериментального исследования управления аэродинамическими и акустическими характеристиками дозвуковых и сверхзвуковых турбулентных струй путем воздействия на них акустических возмущений различных интенсивности и частоты. Исследованы когерентные структуры в дозвуковых турбулентных струях и их восприимчивость к воздействию гармонических акустических возмущений. Исследованы генерация и подавление турбулентности в дозвуковых струях при низкочастот™ ном/высокочастотном акустическом возбуждении дозвуковых струй и, соответственно, увеличение/уменьшение широкополосного шума таких струй. Рассмотрены активные и пассивные методы управления характеристиками сверхзвуковых неизобарических струй. Анализируются методы математи™ ческого моделирования дозвуковых турбулентных струй с точки зрения их способности описать влияние периодического возбуждения на интенсифи™ кацию/ослабление турбулентного смешения при низкочастотном/высокочастотном возбуждении.

Для научных работников и инженеров, интересующихся аэродинамическими и акустическими характеристиками струйных течений и методами их управления, а также преподавателей, аспирантов и студентов соответствующих вузов.

ОГЛАВЛЕНИЕ

Предисловие 6

Глава 1 . Дозвуковые турбулентные струи 12

Аэродинамические характеристики турбулентных струй. Когерентные структуры 12

Когерентные структуры и гидродинамическая неустойчивость 22

Акустические характеристики дозвуковых турбулентных струй 27

Начальные условия истечения турбулентных струй 35

Методы управления турбулентными струями 40

Литература 42

Глава 2 . Управление аэродинамическими характеристиками дозвуковых турбулентных струй 46

В о сприимчиво сть турбулентных струй к слабым гармоническим акустическим возмущениям. Влияние частоты возбуждения 46

Влияние уровня акустического возбуждения 56

Влияние режима течения в пограничном слое на срезе сопла 60

Влияние начальной турбулентности потока на эффективность акустического возбуждения струи 63

Деформация поперечного сечения струи при ее поперечном акустическом возбуждении 65

Акустическое возбуждение струи, истекающей из диафрагмы 68

Вибрационное возбуждение турбулентной струи 70

Акустическое возбуждение высоко скор о стных струй 74

Изменение модового состава турбулентных пульсаций при акустиче

ском возбуждении струи. Локализация мест спаривания и разрушения когерентных структур при акустическом возбуждении струи. Механизмы акустического возбуждения струи 77

Влияние спутного потока на интенсификацию турбулентного смешения в струе при низкочастотном акустическом возбуждении 82

Тональное акустическое возбуждение неизотермических газовых струй 83

Воздействие на струю двух противоположно направленных источников поперечного акустического облучения одинаковой частоты в фазе и противофазе 87

Воздействие на струю акустических возмущений высших азимутальных мод 88

Многочастотное акустическое возбуждение струи. Субгармонический резонанс 89

Акустическое возбуждение турбулентной струи при нарушении гармоничности воздействующего сигнала101

Акустическое возбуждение некруглых струй 105

Литература 107

Глава 3 . Управление акустическими характеристиками дозвуковых струй 112

Акустические характеристики ближнего и дальнего поля турбулентных струй при их акустическом возбуждении112

Акустическое возбуждение неизотермических струй 120

Акустическое возбуждение струй в спутном потоке и коаксиальных струй . 124

О механизмах генерации шума дозвуковыми турбулентными струями . . 125

Литература127

Глава 4 . Воздействие на дозвуковую струю интенсивных акустических возмущений 129

Высокоамплитудное низкочастотное периодическое возбуждение круглой струи и плоского слоя смешения129

Визуализация течения в дозвуковой круглой струе при продольном и поперечном134

Литература138

Глава 5 . Самовозбуждение турбулентных струйных течений . 140

Схемы самовозбуждения турбулентных струйных течений140

Нормальное и косое натекание околозвуковой струи на экран143

Автоколебания в аэродинамических трубах с открытой рабочей частью . 150

Литература153

Глава 6 . Численное моделирование дозвуковых турбулентных струй при их периодическом (акустическом) возбуждении 155

Прямое численное моделирование турбулентного движения в начальном участке осесимметричной струи при наличии низкочастотного гармонического возбуждения155

Моделирование плоских и круглых турбулентных струй на основе метода дискретных вихрей при низкочастотном и высокочастотном гармоническом возбуждении158

Численное моделирование турбулентного слоя смешения на основе нестационарных уравнений Рейнольдса, замкнутых с помощью дифференциальной модели турбулентости165

Численное моделирование турбулентных струйных течений на основе обобщенных уравнений Рейнольдса (трехчленное разложение). Влияние низкочастотного и высокочастотного гармонического возбуждения . . . 167

Об одной любопытной аналогии174

Литература175

Глава 7 . Сверхзвуковые неизобарические турбулентные струи.

Управление аэродинамическими и акустическими характеристиками 178

Аэродинамические характеристики сверхзвуковых турбулентных струй . 178

Механизм шумообразования. Широкополосный шум и дискретные составляющие Когерентные структуры179

Акустическое возбуждение сверхзвуковых неизобарических струй. Активное управление181

Управление параметрами струи с помощью экрана 186

Литература190

Глава 8 . Снижение шума реактивных струй Т磔192

Акустический глушитель шума реактивной струи ТРД193

Струйная система для снижения шума сверхзвуковых струй. Подавление дискретной составляющей201

Снижение избыточного шума ТРД, обусловленного аэроакустическим взаимодействием208

Литература212

Глава 9 . Акустические методы управления автоколебаниями в аэродинамических трубах с открытой рабочей частью . . . . 214

Постановка задачи и измеряемые параметры214

Подавление автоколебаний при высокочастотном акустическом возбуждении слоя смешения215

Генерация автоколебаний и создание однородного пульсирующего потока в рабочейчаститрубы при низкочастотномвозбуждениислоясмешения . . 220

Подавление автоколебаний при помощи антишума 221

Литература224

Глава 1 0 . Взаимодействие слоя смешения с полостью225

Отрывное обтекание полости225

Пульсации пристеночного давления при обтекании полости и способы их уменьшения227

Пульсации давления в околозвуковых аэродинамических трубах с закрытой рабочей частью испособы их уменьшения232

Подавление автоколебаний в тупиковых отростках газопроводов .... 234

Акустическое управлениетечениемв полости235

Литература236

Contents237

ПРЕДИСЛОВИЕ

Предлагаемая вниманию читателей книга посвящена проблеме воздействия акустических колебаний на турбулентные струи. В ней подытожены многолетние экспериментальные исследования авторов, а также других исследователей -отечественных и зарубежных - по разработке акустических методов управления аэродинамическими и акустическими характеристиками дозвуковых и сверхзвуковых газовых струй.

Необходимо отметить, что чувствительность ламинарных струйных течений к воздействию звука известна уже 140 лет. Это явление впервые было обнаружено на вечерах камерной музыки, когда присутствовавший на них врач (Леконт, 1858 г.) заметил, что пламя свечи колеблется в такт со звуком виолончели, так что пглухой мог видеть гармонию". Вскоре, однако, было показано (Тиндаль, 1867 г.), что и при отсутствии горения ламинарная струя становится чувствительной к звуку. Объяснение этого эффекта было дано Релеем (1886 г.) на основе исследования гидродинамической неустойчивости слоя смешения.

В 1967 году Е.В.Власовым и А.С.Гиневским было установлено, что слабое акустическое возбуждение дозвуковой турбулентной струи позволяет в достаточно широких пределах управлять интенсивностью турбулентного смешения. Оказалось, что в зависимости от частоты акустического воздействия могут быть реализованы два эффекта: интенсификация турбулентного смешения в струе при низкочастотном акустическом воздействии и ослабление турбулентного смешения при высокочастотном акустическом возбуждении, частота которого на порядок превышает частоту низкочастотного облучения. В 1979 году в Государственном реестре открытий СССР было зарегистрировано открытие № 212 "Явление акустического ослабления турбулентности в дозвуковых струях"с приоритетом от 31 марта 1967 года (авторы - Е.В.Власов и А.С.Гиневский).

Упомянутые работы положили начало своеобразному буму в исследовании проблемы управления турбулентными струями и слоями смешения путем воздействия на них акустических колебаний. Появились многочисленные публикации отечественных и зарубежных ученых, в которых исследовались оба эффекта. Отметим наиболее ранние из них. Реализация обоих эффектов - интенсификация и подавление турбулентности в струях - была подтверждена в работах С.И.Исатаева и С.Б.Тарасова (1971 г.) и D.O. Rockwell9а (1972 г.). В.И.Фурлетов (1969 г.) и S.С.Crow и ЕН.Champagne (1971 г.) исследовали интенсификацию смешения в струе при ее низко-

частотном акустическом возбуждении. R.A.Petersen, R.E.Kaplan и J.Laufer (1974 г.) зафиксировали подавление турбулентности в струе при ее высокочастотном акустическом облучении; позднее этот эффект был подробно изучен в работе К.В.М.А. Zaman'a и A.K.M.F. Hussain^ (1980 г.).

В последующих работах ряда авторов было показано, что оба эффекта изменения аэродинамических характеристик турбулентных струй при их акустическом возбуждении сопровождаются соответствующими изменениями акустических характеристик: при низкочастотном возбуждении происходит усиление широкополосного шума струи (D.Bechert, E.Pfizenmaier, 1976,1977, C.J.Moore,1977); при высокочастотном возбуждении - ослабление широкополосного шума (C.J.Moore, V.Kibens,1980).

В последние ЗТ десятилетия произошли существенные изменения в понимании природы турбулентности в свободных струях, слоях смешения, следах и пристеночных течениях, связанные с открытием крупномасштабных когерентных структур. Когерентные структуры - это крупномасштабные периодические вихревые образования, которые возникают вследствие неустойчиво сти слоев смешения, развиваются и взаимодействуют друг с другом на фоне мелкомасштабной турбулентно сти. Эти структуры имеют масштабы, соизмеримые с поперечным размером слоя смешения, и характеризуются достаточно большим временем существования. Интерес к изучению когерентных структур обусловлен их важной ролью в процессе турбулентного перемешивания, горения и генерации аэродинамического шума. Наиболее важным аспектом существования этих структур в струйных течениях является возможность управления турбулентностью с помощью прямого воздействия на эти структуры.

Важным достижением в исследовании турбулентности за этот период явилась также разработка эффективных численных методов математического моделирования не стационарных трехмерных турбулентных течений с использованием ЭВМ и учетом возникающих в этих течениях когерентных структур.

В настоящей книге исследование акустических методов управления турбулентными струйными течениями увязывается с изучением когерентных структур и иллюстрируется примерами их математического моделирования. Рассматриваются также примеры практического использования акустического управления турбулентными струйными течениями. Результаты исследования авторов опубликованы в большом числе статей в отечественных и зарубежных изданиях, они докладывались на ряде отечественных и зарубежных конференций.

Книга рассчитана на научных работников, аспирантов, студентов старших курсов физико-технических специальностей и инжнерно-технических работников, занимающихся исследованием и практическим использованием акустических методов управления аэродинамическими и акустическими характеристиками турбулентных струйных течений.

В ней подводятся итоги исследований акустического возбуждения турбулентных струй, выполненных авторами, их учениками и сотрудниками.

В книге также нашли отражение достижения отечественных и зарубежных ученых по данной проблеме. Самостоятельный интерес представляет обширная библиография экспериментальных и теоретических исследований периодического и, в первую очередь, акустического возбуждения турбулентных струйных течений, а также исследований когерентных структур в начальном участке струи.

Остановимся вкратце на содержании каждой из десяти глав книги. В первой главе рассмотрены основные закономерности распространения дозвуковых турбулентных струй и освещены важная роль когерентных структур в процессах турбулентного смешения и их основные характеристики -частота, скорость конвекции и процессы взаимодействия (спаривания); их зарождение, развитие и разрушение в конце начального участка. Кратко описаны представления о глобальном механизме обратной связи в пределах начального участка, обусловленном спариванием когерентных структур. Рассмотрена связь когерентных структур с гидродинамической неустойчивостью струйных течений. Освещены проблема генерации аэродинамического шума дозвуковых турбулентных струй и роль когерентных структур в формировании ближнего и дальнего акустического поля струи. Изложены существующие представления о местоположении основных источников шума в пределах начального участка струи.

Указаны аэродинамические, акустические и геометрические параметры, характеризующие начальные условия истечения и определяющие закономерности распространения струи и ее восприимчивость к различного рода периодическим возмущениям. Дана классификация акустических методов управления турбулентных струй ( пассивных и активных).

Вторая глава посвящена экспериментальному исследованию воздействия слабых акустических гармонических возмущений на аэродинамические характеристики турбулентных струй. Продемонстрированы интенсификация перемешивания (генерация турбулентности) при низкочастотном возбуждении и ослабление перемешивания (подавление турбулентности) при высокочастотном возбуждении. Излагаются результаты исследования влияния уровня акустического возбуждения, режима течения в начальном пограничном слое на срезе сопла и начальной турбулентности на реализацию обоих эффектов - интенсификации и ослабления перемешивания.

Здесь показано, что при низкочастотном возбуждении возрастание его уровня усиливает эффект, после чего наступает насыщение, и дальнейшее увеличение его уровня не приводит к интенсификации смешения. При высокочастотном возбуждении увеличение его уровня вначале усиливает эффект подавления турбулентности, а затем с ростом уровня возбуждения эффект ослабляется и наблюдается тенденция к смене знака воздействия, т.е. вместо ослабления перемешивания достигается его интенсификация. Далее излагаются результаты экспериментального исследования деформации поперечного сечения первоначально круглой струи при ее низкочастотном поперечном акустическом возбуждении - сечения струи становятся овальными, вытянутыми в направлении облучения. Рассмотрено также

воздействие акустических возмущений на круглую турбулентную струю, истекающую из диафрагмы с острой кромкой.

Акустическое возбуждение струи сопровождается генерацией слабых вибрационных возмущений. Специальное исследование показало, что эти вибрации сами по себе не оказывают сколько-нибудь заметного влияния на аэродинамические характеристики струи. Вместе с тем генерация интенсивных вибрационных возмущений позволяет реализовать оба эффекта, которые обнаруживаются при акустическом возбуждении: интенсификации и ослабления перемешивания.

Излагаются результаты акустического возбуждения высокоскоростных (околозвуковых) турбулентных струй при очень высоких уровнях гармонического возбуждения. И здесь обнаруживается упомянутый выше эффект интенсификации смешения при низких частотах возбуждения; при высоких частотах эффект ослабления перемешивания здесь не реализуется. Рассмотрены последствия акустического возбуждения турбулентных струй: изменение модового состава турбулентных пульсаций, локализация мест спаривания когерентных структур. Анализируются механизмы акустического возбуждения струи.

В заключение рассмотрено влияние спутного потока на интенсификацию смешения при низкочастотном акустическом возбуждении струи, а также акустическое возбуждение неизотермических затопленных газовых струй. Излагаются также различные способы повышения эффективности акустического возбуждения турбулентных струй: поперечное акустическое возбуждение струи двумя излучателями, расположенными по обе стороны струи, на одинаковой частоте в фазе и противофазе; многочастотное акустическое возбуждение струи на основной частоте и ее субгармониках при специально подобранном сдвиге фаз; возбуждение струи звуком высших азимутальных мод; акустическое возбуждение струи при нарушении гармоничности воздействующего сигнала.

Третья глава содержит результаты экспериментальных исследований влияния акустических возмущений на генерацию аэродинамического шума дозвуковых струй. Рассмотрено влияние начальных условий истечения, модового состава акустического возбуждения и когерентных структур на шум изотермических и неизотермических турбулентных струй в ближнем и дальнем поле.

В четвертой главе анализируется воздействие интенсивных низкочастотных акустических возмущений на дозвуковые струи. В частности, показано, что в таких струях попарное слияние кольцевых вихрей в пределах начального участка не реализуется.

Пятая глава посвящена анализу самовозбуждения дозвуковых турбулентных струйных течений. В частности, рассмотрено образование автоколебаний потока при нормальном и косом натекании околозвуковых турбулентных струй на экран, а также в низко скоро стных аэродинамических трубах с открытой рабочей частью; указаны известные методы подавления этих автоколебаний.

В шестой главе рассмотрены современные методы численного моделирования дозвуковых турбулентных струй при наличии их периодического возбуждения, причем особое внимание уделено их способности описать обнаруженные в экспериментах закономерности (интенсификация и ослабление перемешивание при низкочастотном и высокочастотном возбуждении, эффект насыщения с ростом уровня возбуждения при низкочастотном облучении, смена знака воздействия с ростом уровня возбуждения при высокочастотном возбуждении).

Глава седьмая содержит краткое описание аэродинамических и акустических характеристик сверхзвуковых неизобарических турбулентных струй, процессов образования широкополосного шума и его дискретных составляющих, а также методов управления такими струями (активных - при акустическом их возбуждении, пассивных - когда шум самой струи при экранировании используется для ее облучения).

Восьмая глава посвящена исследованию методов снижения шума струй турбореактивных двигателей. Рассмотрена струйная система для снижения шума околозвуковых реактивных струй авиационного двигателя, состоящая из основной центральной струи и окружающих ее малоразмерных струек, высокочастотный шум которых воздействует на центральную струю. На примере модельных и натурных экспериментов продемонстрирована эффективность такого метода снижения шума струи, которое достигает 2 - 3 дБ в дальнем поле и 4 - 5 дБ в ближнем поле. На основе анализа зарубежных и отечественных экспериментов рассмотрены методы снижения избыточного шума ТРД, обусловленного аэроакустическим взаимодействием, при котором низкочастотный шум камеры сгорания, компрессора и турбины возбуждает реактивную струю. Показано, что аналогичная струйная система позволяет заметно снизить широкополосный шум сверхзвуковых неизобарических струй (на 5-6 дБ) и, главное, подавить его дискретную составляющую (15 - 20 дБ) или сместить ее в область высоких частот.

В девятой главе излагаются акустические методы управления автоколебаниями в аэродинамических трубах с открытой рабочей частью. Рассмотрены подавление автоколебаний при высокочастотном возбуждении слоя смешения и их генерация при низкочастотном акустическом возбуждении и, наконец, подавление автоколебаний с помощью антишума.

Последняя, десятая глава посвящена взаимодействию слоя смешения с полостью. Здесь, как и в пятой главе, все эффекты определяются акустической обратной связью. Рассмотрен ряд практических приложений, связанных с уменьшением пульсаций давления в полостях при их отрывном обтекании, в рабочей части околозвуковых аэродинамических труб с перфорированными стенками закрытой рабочей части, в тупиковых отростках газопроводов.

Ограниченный объем книги вынудил авторов отказаться от включения в нее некоторых важных разделов. Это, прежде всего, относится к проблеме акустического управления турбулентными струями при наличии химических реакций и горения, турбулентными следами и их когерентны-

ми структурами. Не рассмотрены также пристенные турбулентные струи, кольцевые струи, плоские струи. Некоторые из этих проблем освещены в обзоре Е.В.Власова и А.С.Гиневского (1986 г.).

На разных этапах проведения исследований по этой тематике авторы пользовались поддержкой и поощрением академиков Г.П.Свищева и В. В. Струминского. Мы считаем своим приятным долгом выразить признательность профессору А.Г.Мунину за внимание к нашей работе.

В период с 1993-й по 2000-й годы исследования по данной проблеме велись авторами при финансовой поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (Гранты 93-013-17713, 94-01-0113 5, 96-01- 0003 7, 96-02-19577, 99-01-00131, 00-01-00152).

Большую помощь авторам при подготовке компьютерного варианта книги оказали Т.С. Петровская, Г.А. Вишневский и М.В. Караджи. Всем им авторы выражают искреннюю благодарность.