книги из ГПНТБ / Колесников К.С. Упругий летательный аппарат как объект автоматического управления
.pdf
|
|
м=_ pv2cayb2\ |
т ) х |
|
|
|||
|
|
|
2 |
( т ~ |
|
|
||
X |
х 0 |
by |
У |
1 |
1 |
by |
(3.15) |
|
ь |
ь ) V |
V |
12 / £ о _ :М V |
|||||
|
|
|||||||
|
|
|
|
U |
ь ) |
|
|
До сих пор аэродинамические силы вычислялись в предположении о линейности задачи, т. е. в выражении для давления пренебрегали членами 0 ( V 2), толщиной
Рис. 3.2. Профиль в сверхзву ковом потоке газа — аналогия с движением поршня
профиля и т. д. Правда, при введении экспериментальных поправок некоторые из этих нелинейных слагаемых, на пример толщина профиля, неявно учитывались. Учет нелинейных эффектов при вычислении аэродинамических сил для скоростей полета, соответствующих числу М > 1, имеет большое значение, особенно при гиперзвуковых скоростях. Нелинейные эффекты при нестационарном обтекании крыла можно рассчитать, используя так на зываемую «теорию поршня», которая в последние годы успешно применяется в различных задачах аэроупруго сти.
С увеличением скорости полета влияние возмущений, создаваемых движением крыла, носит все более локаль ный характер. Если воспользоваться аналогией с движе нием поршня (со скоростью v) в одномерном канале (рис. 3.2), то для определения давления р в произволь
5 : |
131 |
ной точке профиля получим следующую формулу [21, 54, 60]:
где роо, йоо— давление и скорость звука в невозмущен ном потоке; к — показатель адиабаты,
причем |
йоо --- ХРоо/роо* |
Разлагая правую часть этого равенства в ряд по сте пеням v, будем иметь
р |
и |
х( х+ 1) |
|
2 |
+ 1) |
|
— = 1+ х |
----- |
1-------------- |
' йоо |
|
( Ь )' |
|
Роо |
йоо |
4 |
( - |
|
|
а0 |
Скорость возмущения v можно представить в виде суммы
v — v0+ f 1*'
Здесь v0=Vdynv/dx, где ущ, = ущ,{х) — уравнение дужки профиля, а
и дУ 1 дУ |
|
|
Vi = V------------ |
. |
|
дх |
dt |
|
Для симметричного профиля выражение для Ар (я, t) |
||
можно получить в виде |
|
|
Ар(х, t)1=_ j A [ 2+(i<+1)M ^ ■ '+» |
•Л12Х |
|
|
дх |
|
Oi + 0(t>i).
Зная распределение давления Ар(х, t), можно по форму ле (3.11) вычислить обобщенные силы, действующие на профиль. Легко видеть, что в рассматриваемом случае обобщенные силы будут зависеть от толщины профиля. Если пренебречь влиянием рП, то получим выражение, являющееся пределом (3.10) при М-^оо.
Рассмотрим теперь некоторые методы вычисления аэродинамических сил на колеблющемся крыле конечно го размаха. В общем виде задача может быть сформули рована следующим образом. Пусть на крыле (рис. 3.3)
132
в точке с координатой (£, ц) местный угол атаки равен а(1, г]), что приводит к приращению давления Ар(х, z, £, ц) в некоторой области Si на крыле. Величина области Si зависит от режима обтекания. В дозвуковом потоке Si охватывает всю поверхность крыла, а в сверхзвуко вом потоке Si определяется конусом Маха с вершиной в точке (|, ц). Величины Ар (х, z, g, г]) и a(g, ц) связаны соотношением
pV2
Ар(х, z, л) = —^ - р ( х , z, £, Ti)a(£, лЬ
Рис. 3.3. Крыло конечного размаха в сверхзвуковом потоке газа
Функция Р(х, г, g, ц) называется функцией аэродинами ческого влияния, значения которой при фиксированных, х, z, |, т] являются аэродинамическими коэффициентами влияния.
Пусть известно распределение местных углов атаки a(g, т]), обусловленных перемещением крыла. Тогда дав ление в произвольной точке
pV2 с
Ар{х, г) = —— 3 р(х, z, g, л)а(|, r\)dr\d%.
2
Для дозвукового потока область интегрирования S ох ватывает все крыло, а в сверхзвуковом потоке определя ется передним конусом Маха с вершиной в точке А(х, z) (см. рис. 3.3). При заданном перемещении крыла
133
y ( x , z, t) м е с т н ы е у г л ы а т а к и в ы ч и с л я ю т с я по ф о р м у л е
а(£.П) = |
|
1 |
dy(l,i\,t) |
|
д% |
V |
dt |
||
|
Если известны функции аэродинамического влияния, то можно определить величины подъемной силы У(г) и мо мента M(z) относительно точки х = х0, действующие в произвольном сечении крыла,
У(г) = j\ £ j\ Р(х, z, l, ri)a(i, ri) cfrirfg] dx,
0 ' 2
м (z) = |
J [ f Р{х,г,1,ц)а{%,х\)йцй1 ~\{x0 — x)dx. |
|
0 ~ 2 |
Если перемещение крыла можно представить в виде вер
тикального перемещения оси жесткости у {z, t) |
и закру |
|
чивания крыла |
вокруг этой оси на угол ф (гг, t), |
т. е. для |
/-го тона колебаний |
|
|
у,(х, z, t) = yj (z)qj (t) + (x — x0)y}(z)-qj(t); |
(3.16) |
|
то в этом случае обобщенная сила |
|
|
Qi = |
| У (г) у г(z) d z + JМ (z) ср, (г) dz, |
|
причем интегрирование проводится по всему |
размаху |
|
крыла. |
|
|
Определение аэродинамической функции влияния или связанных с ней величин У (г) и M{z) для крыла произ вольной формы в плане представляет сложную матема тическую задачу, с методами решения которой можно познакомиться в работах [10, 52].
Рассмотрим прямое крыло, имеющее трапециевидную форму в плане. Одним из возможных методов решения данной задачи является так называемый метод плоских сечений. Перемещения крыла определяются функциями y(z, t) — прогибом оси жесткости и ф(г, t) — закручива нием сечений крыла вокруг этой оси. Если крыло как жесткое целое повернуть на некоторый угол атаки а, то
134
распределение нагрузки по размаху крыла характеризу ется некоторой функцией так называемой циркуляцией Г (г), показанной на рис. 3.4. Эта функция учитывает аэродинамическое взаимодействие сечений и может быть получена как теоретическими, так и экспериментальны ми методами. Значение с* (г) в каждом сечении крыла
пропорционально величине Г(г). Теперь полагаем, что при упругих деформациях крыла каждое сечение работа ет независимо от других, т. е. подъемную силу и момент сечения можно определить по формулам (3.8) и (3.9)
Г ( 1 )
Рис. 3.4. |
Распределение |
Рис. 3.5. Системы коор |
|
циркуляции |
вдоль размаха |
динат |
на стреловидном |
крыла |
|
крыле |
|
для дозвукового потока и (3.14), (3.15) |
для сверхзвуко |
||
вого потока. |
Величины |
н Xf/Ь в этих формулах есть |
соответствующие величины для каждого сечения жест кого крыла. В практических расчетах желательно исполь зовать экспериментальные значения с® (z) и Xo(z)/b. При
отсутствии таковых можно считать c j и Хо/b постоянны
ми вдоль размаха и равными экспериментальным значе ниям для всего крыла.
Применим теперь метод плоских сечений для вычис ления аэродинамических сил, действующих на стреловид ное крыло достаточно большого удлинения (рис. 3.5). Рассмотрим две системы координат Oxz и Ох'г'. Ось Oz направлена параллельно оси жесткости крыла, а ось Ох' по направлению потока. При рассмотрении прямого крыла сечения выбирались по направлению потока и нормальная скорость v вычислялась из соотношения
135
V ( x ' , t) = — ( |
ду |
ду_\ |
V |
dt / |
|
|
дх' |
В стреловидном крыле сечения по потоку совершают сложные движения, поэтому удобнее воспользоваться се чениями, перпендикулярными оси жесткости, которые пе ремещаются как жесткое целое. Координата х' может быть выражена через координаты х и г:
и, следовательно, |
|
|
|
д |
д |
д |
|
дх' |
s in x ^ + c o s * ^ . |
|
|
|
|
|
|
Используя эти соотношения для определения |
скорости |
||
v(x, t), получим |
|
|
|
v ( x , t ) = - [ |
Vcos^ + |
VsinK % + d^ ) |
■ (ЗЛ?). |
Произвольную деформацию стреловидного крыла можно представить как изгиб оси жесткости у (г) и закручива ние вокруг этой оси на угол cp(z, t), т. е.
у (х, Z,t) = у (2, t) + (ха— X) ф (z, t) .
Подставив это выражение в (3.17), получим
v (х, t ) = V cos х ф(2, O - t g X |
ду{г, t)‘ |
— t g x X |
|
д? |
|||
|
|
136
d(f (z, t) |
1 |
dy(z, t) |
|
|
X (*о — X) |
dz |
V cos x |
dt |
V cos % X |
|
|
d<p(x,t) |
(3.18) |
|
|
(.x0 — x) |
]• |
||
|
|
dt |
|
|
Рассмотрим |
обтекание крыла |
бесконечного размаха |
||
(рис. 3.6), местные углы |
атаки |
которого |
одинаковы в |
каждом сечении, |
а само крыло расположено под углом |
||
X к набегающему потоку. Разложим скорость потока на |
|||
две составляющие: нормальную |
к крылу |
l/„= P cosx и |
|
тангенциальную, |
направленную |
вдоль |
крыла, Рт= |
= V sin х-
Аэродинамические силы, действующие на крыло, за висят только от нормальной составляющей скорости по тока. Предположим, что для крыла конечного размаха аэродинамические силы в каждом сечении такие же, как и у крыла бесконечного размаха при одинаковых углах атаки (гипотеза скользящего крыла).
Используя результаты |
решения |
для |
бесконечного |
||||||||||
крыла, |
получим, |
|
что силы У (z) |
и моменты М (z) |
относи |
||||||||
тельно оси тяжести, действующие |
в |
каждом |
сечении |
||||||||||
стреловидного крыла: |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||
у (г) |
рК2 |
2 |
о «. |
cp(z, |
t ) - |
|
dy{z, |
t) |
|
|
|||
------ cos2у2ло |
tgy. |
dz |
|
~ |
|
||||||||
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
____^ (e .Q |
|
/ |
3 |
|
x0 |
X |
|||
|
|
b ' |
V cos x |
dt |
|
^ 4 |
|
~b |
|||||
|
|
|
|
|
|||||||||
|
|
dcp(zX)______ 1 |
dy{z,t) |
1 |
|
|
|
||||||
|
|
|
|
dz |
Vcos x |
|
dt |
|
J ’ |
|
|
|
|
|
|
|
|
я |
pV2 |
|
|
d(f(z,t) |
|
|
|
||
|
M(z) = |
|
8" |
T ” |
cos2x*3tgx |
dz |
+ |
|
|
||||
l X o ___ 1_ |
bY(z) |
n p V 2 |
„ |
|
b3 |
d(f(z, t) |
|
||||||
¥ |
^ C0S |
|
|
|
|
|
|
||||||
+ ' T |
|
4 |
|
|
|
|
|
|
|
|
Вводя, как это было сделано для прямого крыла, экспе риментальные поправки, получим для У (г) и M(z) фор мулы, подобные (3.8) и (3.9):
137
v/ |
, |
pV2 |
„ |
|
а , |
Г . |
, |
dy(z,t) |
||
Y (2) = |
g |
c°s 2 %cy b [<p(z,0 — t g x ---- ^ r ~ + |
||||||||
+ |
/ 1 |
X F |
x 0 |
|
b |
dy{z,t) |
+ |
tg x X |
||
\ T + ~h |
~h~ |
V cos % |
dt |
|||||||
dy(z,t) J _ |
||||||||||
I |
1 |
X j r |
X o |
|
дц> ( z , t ) |
1 |
||||
х(т+1Г |
~b |
|
|
dz |
V cos % |
dt |
||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(3.19) |
|
M(z) = |
Y(z) |
( X o |
|
X f |
\ |
pV2 |
|
|||
l i r |
- |
T |
/ ' |
Стр~ |
COSZ%bs X |
|||||
|
|
|
|
|
|
|||||
|
X |
|
1 |
d?(z, |
t) . |
d<p(z, |
t) |
(3.20) |
||
|
V cos x |
|
dt |
|
' dz |
|
||||
|
|
|
|
|
|
Следует отметить, что величина с “, входящая в форму лу (3.20), является производной от коэффициента подъ емной силы, взятой по углу атаки, измеряемому относи тельно оси жесткости. С величиной с “л =dcvjdun, где ап угол атаки, определяемый относительно направления по тока, величина связана соотношением
а
аС у П
С у = |
. |
COS X
Более просто можно определить приближенное зна чение сил на колеблющемся крыле конечного размаха в сверхзвуковом потоке. Было показано, что при колеба ниях крыла в двумерном потоке величина приращения давления в произвольной точке при достаточно большом числе М определяется деформациями только в этой точ ке (3.10). Воспользуемся этим соотношением и для кры ла конечного размаха, т. е. считаем
2pV* |
(3.21) |
Ap{x,z) = — --------a(x,z), |
УМ2— 1
где а{х, z) — местный угол атаки. Эта формула дает точное выражение для Ар при УИ->оо, поскольку в этом случае конус Маха вырождается в прямую. Будем ис-
138
пользовать формулу (3.21) для приближенного опреде ления Ар(х, г) во всем диапазоне сверхзвуковых чисел М.
Рассмотрим более подробно вычисление аэродинами ческих сил, действующих на колеблющееся стреловид ное крыло в сверхзвуковом потоке. В системе координат
Ох'г' (см. рис. 3.5)
2pV2 v(x',z)
АР(х', z') =
УМ2- 1 V
В системе координат Оху, учитывая формулу (3.18),
АР(х, г) = |
2рV2 |
|
|
Г |
|
|
|
|
|
dy(z,t) |
|||
- |
■— |
: Cosx l |
<p(z, 0 - t g X — |
----------- |
|||||||||
|
|
|/Л12— 1 |
|
t |
|
|
- |
|
|
|
dz |
||
|
lgX(*o — *)- |
d<p(z,t) |
|
|
1 |
|
dy(z,t) |
||||||
|
|
dz |
|
|
|
Vcos % |
dt |
|
|||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||
|
|
|
1 |
|
|
|
|
dq>(z, i) 1 |
|
|
|||
|
|
|
|
|
(Xq— x) |
|
-I |
‘ |
|
||||
|
|
|
V cos % |
|
|
|
dt |
|
|||||
Интегрируя это |
выражение |
|
но х, |
получим |
подъемную |
||||||||
силу, действующую на профиль |
|
|
|
|
|
||||||||
У(г) = |
pV2 |
|
4 |
cos xP |
4>{z, t) — tgx X |
||||||||
- |
|
|
|
||||||||||
|
|
2 |
у м 2 - - 1 |
|
|
L |
|
|
|
|
|||
|
dy(z, |
° + ( - L |
- |
Xo \ |
/ |
b |
dy(z,t) |
||||||
Л |
dz |
b / |
' |
V cos x |
|
+ |
|||||||
|
' |
2 |
|
dt |
|||||||||
|
|
. dm(z, t) N| |
|
|
1 |
|
dy(z,t)~\ |
||||||
|
-t-tgx» |
dz |
) |
|
l/cosx |
|
dt |
|
J |
||||
|
|
|
|
|
|
||||||||
Аэродинамический момент относительно точки х = Хо |
|||||||||||||
М (z) = |
Y(z) |
х0 |
1 |
\ ^ |
|
pV2 |
|
4 |
|
1 |
|||
Ь |
2 ' |
|
|
|
2 УМ2 — 1 |
|
cos xb3X |
||||||
|
|
|
|
|
|
12 |
|||||||
|
|
|
1 |
dy(z, t) |
|
|
|
|
<3q>(z, О |
|
|||
|
х(- Pcosx |
|
dt |
|
|
+ |
tgx |
|
dz |
|
|
Введем в формулу экспериментальные поправки, а именно — заменим величину У2 па xF/b, а 4/У М2— 1 на
13Э
су cos%. Здесь Су — производная коэффициента подъем ной силы по углу атаки, который определяется относи тельно оси жесткости. Получим
РУ2
У (2): |
|
2 |
c o s 2 x |
c y 6 | |
ф (z, |
0 — |
t g X X |
|
|||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
X |
dy(z,t) |
|
( |
Xf |
_ |
\ |
/ |
|
b |
|
(З ф (z, t) |
||
dz |
|
|
Уcos % |
|
+ |
||||||||
|
|
|
|
b |
|
b / |
' |
dt |
|||||
+ tgib |
d(f (2, 0 |
\ _ |
1 |
|
dy{z, t) |
\1 |
|||||||
|
5z |
|
/ |
|
1У/ cos xy |
dt |
) j ’ |
||||||
|
|
|
|
|
|||||||||
|
, |
v/ ,, / *0 |
|
» \ |
|
|
рУ2 |
|
|
(3.22) |
|||
|
|
|
|
|
, a . . |
||||||||
M ( z ) = |
y(z)6 \ - r - - r ) |
— - y |
c°s 2Xcv X |
||||||||||
|
|
|
|
|
& |
|
b L |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
1 |
|
dq>(z,t) |
|
|
dq>(z, t) |
)• |
||||
X |
12 ' |
ycosx |
|
|
+ |
t g x |
dz |
|
|||||
|
|
|
|
|
|
|
|
При составлении уравнений возмущенного движения упругих летательных аппаратов необходимо учитывать аэродинамические силы, действующие на корпус ракеты, или фюзелях самолета, которые обычно являются тела ми вращения. Как известно, теоретическое значение ве личины погонной подъемной силы Y(х) для тела враще ния, находящегося под углом атаки а:
рУ2 dS |
|
У М = - 1 Г 2 1 Щ “ ' |
<323> |
где S = S (x ) — площадь поперечного сечения тела. Ука занное соотношение удобно представить в следующей форме:
У(х) = - ^ - С у ( х ) |
а. |
(3.24) |
|
В этой формуле, помимо |
теоретического |
значения |
|
Су (х) =2dS/dx, можно использовать |
и эксперименталь |
||
ные значения коэффициента |
с у (х ), |
если они |
известны. |
140