Среди неконсервативных задач теории аэроупругости особо важное место занимает задача об устойчивости и колебаниях тел в потоке газа и жидкости. Аэроупругие явления (дивергенция крыла, флаттер крыла и хвостового оперения) явились побудительным мотивом к созданию многих разделов современной математики и, в частности, теории дифференциальных уравнений. Здесь достаточно вспомнить работы академиков М. В. Келдыша и М. А. Лаврентьева по созданию теории флаттера крыла [14], [15]. Работы М. В. Келдыша послужили прологом по созданию современной теории несамосопряженных дифференциальных операторов (см., например, [16]).
Потеря устойчивости аэроупругих и гидроупругих систем представляет одно из самых опасных явлений, поскольку часто ведет к быстрому разрушению конструкций. Различают два вида потери устойчивости — статическую (дивергенцию) и динамическую (флаттер). Дивергенция представляет собой статическую деформацию (выпучивание) конструкции, возникающую при преодолении потоком некоторой критической скорости. Флаттером называются автоколебания системы поток — упругое тело. Причиной дивергенции и флаттера является передача энергии потока в упругую среду. Скорости потока, при которых деформации, вызванные дивергенцией, приводят к разрушению, обычно выше скоростей, при которых наступает флаттер. Поэтому именно флаттер представляет наибольшую опасность.
Начиная с пятидесятых годов прошлого века, стали привлекать внимание задачи, связанные с вибрацией обивки современных летательных аппаратов, возбуждаемых набегающим потоком воздуха. Причиной этому послужило создание самолётов и ракет, движущихся со сверхзвуковой скоростью.
Пусть поток воздуха обтекает одну сторону пластинки, а на другой стороне воздух остается неподвижным (см. рисунок ниже, где стрелкой отмечено направление потока газа).
7 777 777Ш.
УШШ/Л.
Впервые панельный флаттер был отмечен во время Второй мировой войны на немецких ракетах, в результате многие из них были подвержены разрушениям [58]. Проблемы такого сорта возникали и позднее. Так, на американском истребителе F-117A в 1980;х гг. после испытательных полётов было обнаружено разрушение примерно половины композитных панелей обшивки, которые затем были перепроектированы [64], [65].
Панельный флаттер возникает при сверхзвуковых скоростях обтекания. При этом разрушения могут происходить за достаточно большой промежуток времени и носить усталостный характер. А иногда, напротив, разрушения происходят за очень короткий промежуток времени и носят взрывной характер, то есть колебания возникают жестко. На опытных образцах самолетов в таких случаях было видно, что машина разваливалась за несколько секунд. С земли казалось, что аппараты взрывались.
При исследовании этого явления выявились проблемы как и в области механики, так и в области математики.
Специфические трудности в области механики состояли в том, что было трудно выразить аэродинамические силы через возмущения обтекаемой поверхности. Эта проблема с достаточной точностью была решена В. Хейсом [59] и A.A. Ильюшиным [13], разработавшими методы для приближенного учета аэродинамических сил, которые вошли в теорию под названием «закона плоских сечений» или поршневой теории. Согласно этой теории связь давления, действующего на колеблющуюся пластину и прогиба, выражалась в простейшем варианте (см., например, с. 280 — 287 из монографии [4]).
2к р (х, д=р1 а в линейном приближении р{х,() =- + ' с У д (дх со где сл, рл, иневозмущенные скорость звука, давление и скорость течения газа, р, м> - возмущения давления и прогиба, а к — показатель политропы. Это выражение сводит многие задачи панельного флаттера к исследованию собственных значений некоторых дифференциальных уравнений с постоянными коэффициентами.
Даная работа посвящена математическим вопросам исследования ряда задач теории аэроупругости — флаттеру пластинки в сверхзвуковом потоке газа. В целом эту задачу можно отнести к классическим задачам. Ее постановка и многочисленные исследования включены во многие монографии по механике и теории нелинейных колебаний [4], [6], [9], [38], [44], [46]. Сразу отметим, что отличают два основных варианта постановок. Первый из них предусматривает, что коэффициент демпфирования достаточно велик, имеет порядок 1. В этом случае с математической точки зрения задача сводится к распространению бифуркационной теоремы Андронова-Хопфа [17], [23]-[25], [60], [61] на соответствующие краевые задачи (гиперболического типа). Предварительный линейный анализ предполагает определение критической скорости потока и = икр, превышение которой приводит к потере устойчивости состояния равновесия. Обычно спектру устойчивости при и = икр принадлежит пара чисто мнимых значений [4], [34], [36], [43], [46], [61], [62].
Иная задача возникает, если коэффициент демпфирования достаточно мал. Впрочем его малость важна уже в перенормированном виде, и его следует считать малым, когда велики иные параметры, например, цилиндрическая жесткость. Это замечание и анализ конкретных физических параметров.
1 + х~— 1 дм к-}.
2 с.
00 и— дх).
Л"' позволяют считать, что данный вариант встречается не менее редко, чем первый.
При анализе варианта постановки задачи в свою очередь различают два уровня: линейный, а затем и нелинейный анализ.
При линейном анализе находят не икр, а несколько меньшую скорость.
U0, которую принято называть согласно терминологии A.A. Мовчана [34], [35] нижней критической скоростью флаттера. Это такая скорость, при превышении которой впервые появляются комплексные значения у спектра устойчивости.
Второй важный аспект при рассмотрении этой задачи состоит в том, что при ее исследовании чаще всего применялся метод Галеркина. Особенно характерно это для исследования линейной задачи, где определяется критическая скорость флаттера (или «нижняя» критическая скорость флаттера). При этом, как правило, использовались двучленные или трёхчленные Гал-леркинские приближения и уже совсем редко брались 4 базовые функции. Точность таких исследований всегда оставалась под сомнением, но, тем не менее, эти исследования продолжались, так как не имелось иного доступного варианта для нахождения точек спектра у несамосопряженных операторов.
В представленной работе используется иной вариант исследования спектральной задачи. Это позволяет на основе метода нормальных форм изучить и нелинейные краевые задачи, возникающие в данном случае при моделировании флаттера.
Суть предложенного метода анализа линейной задачи состоит в трех этапах. На первом этапе в явном виде интегрируется дифференциальное уравнение, затем используются краевые условия для составления характеристического уравнения. Таким образом, задача определения U0 сводится к анализу достаточно сложного вспомогательного характеристического уравнения (см., также [31], [34], [35]). В отличие от предыдущих работ далее применяется более содержательный метод исследования, использующий простые, но эффективные вариационные методы. Последний этап предусматривает численное решение системы трансцендентных уравнений. Оказывается, что при и = и0 спектру устойчивости принадлежит двукратная пара чисто мнимых собственных значений.
Во многом аналогичная задача возникает, когда определяется скорость набегающего потока, при которой собственные частоты находятся в резонансе 1:2 или 1:3.
Нелинейные задачи, соответствующие этим резонансам, то есть 1:1, 1:2, 1:3, были с той или иной подробностью изучены в диссертационной работе на основе метода нормальных форм. Оказалось, что во всех указанных случаях для соответствующих краевых задач при скоростях меньших скорости флаттера при малом коэффициенте демпфирования могут возникать неустойчивые колебания, причем в достаточно малой окрестности состояния равновесия. Последнее означает, что происходит «реальная» потеря устойчивости с последующим разрушением конструкции.
Следует отметить, что разрешимость задачи Коши для представленных в диссертации задач вытекает из работ С. Я. Якубова [51], где на самом деле рассмотрен более широкий класс такого рода задач.
Далее приведем краткий обзор содержания различных частей работы.
В первой главе диссертационной работы вводится в рассмотрение уравнение колебаний пластинки в сверхзвуковом потоке газа в случае цилиндрического изгиба и при отсутствии сжимающих или растягивающих усилий. В линейном приближении это уравнение приобретает вид [4], [60].
32м> дАм д\> г + 8— + —г + с— = 0> (I) которое здесь приведено в перенормированном виде. Последнее означает, в частности что снормированная скорость потока газа, а gнормированный коэффициент демпфирования. Уравнение (I) обычно рассматривается вместе с краевыми условиями шарнирного опирания или жесткого закрепления. Исследование устойчивости состояния равновесия приводит к необходимости исследования двух задач на собственные значения.
L{c)v = vl? y)+cv' = Zv, где функция v (x) подчинена одному из видов краевых условий v (0) = v (l) = v" (0) = v'(l) = О шарнирного опирания или жесткого закрепления v (0) = v (l) = v'(0) = v'(l) = 0.
При g~ 1 определение критической скорости флаттера с0 сводится к нахождению того значения с, при котором дифференциальный оператор L© имеет собственные значения на параболе устойчивости, то есть Я = аг ±iga.
2).
3).
Рис. 1.
Если g «1, то парабола очень узка и имеет смысл находить ту скорость с = с, при превышении которой впервые появляются комплексные собственные значения.
Второй параграф главы 1 посвящен нахождению искомой величины с — с, для случая как шарнирного опирания, так и жесткого закрепления.
В случае шарнирного опирания приходим к системе уравнений.
P (.
F{a,?)= 0. (5).
Здесь Р{а, ?)= (За4 +?2v2)sm? sha+ 2а2ß-a[ch{2a)-cosßcha],.
V да O? B? да.
Отметим, что вывод уравнения (4) воспроизводит некоторые конструкции A.A. Мовчана. В работе Б. Д. Либермана было выведено такое же уравнение. Отличительной особенностью данной работы является рассмотрение наряду с уравнением (4) уравнения (5), которое вводится впервые. Включение уравнения (5) вполне логично и следует из постановки самой задачи, поскольку мы ищем максимально возможное с, при котором все собственные значения AeR. Таким образом, совокупный анализ отличен от методов, предложенных в упомянутых выше работах.
Для решения системы (4), (5) используется метод Зейделя, адаптированный к данной задаче. При этом строятся графики кривых Р (а, ?) = 0, F (a, ?) = 0 и приводится алгоритм нахождения точек пересечения.
Ч 1 2 3 4 5 е 7 8 9 10 11 12 13 14 15.
Рис. 2. Графики уравнений Р (а, /?) = О (тонкий) и ^(а, р) = О (толстый).
Теорема 1.1. Существует с = с, что оператор ¿-(с, имеет двукратное собственное значение, которому соответствует собственная и присоединенная функции е0(х) = ?А^хр (|^х), Ь0(х) = 2В^хр (^х)+х^С^ехр (|д]х). j=l н >1.
Также в этом параграфе рассмотрена краевая задача ulv + си' = Ли, м (0) = и (1) = и) = и'(1) = 0 с краевыми условиями жесткого закрепления пластинки. И для этого варианта найдена нижняя критическая скорость флаттера.
В третьем параграфе главы 1 предложено сравнение полученных выше результатов с результатами метода Галеркина, часто применяемого в теории аэроупругости для решения подобного рода задач. Напомним, что метод Галеркина предполагает поиск приближенного решения в виде линейной комбинации некоторых заданных функций с постоянными коэффициентами. Как правило, из-за трудностей вычислительного характера, число базисных функций берется равным двум или трем. В нашей работе предложен вариант использования и четырех базисных функций.
Вторая глава диссертационной работы посвящена исследованию нелинейной краевой задачи d2w dw 34w chv (dwV d2v f диЛ2. л //гч.
Лв0' (6) w (/, 0) = w (t, l) = 0, wxx (t, 0) = w"(/, l) = 0, % (7) представляющей один из вариантов задачи о колебаниях пластинки в сверхзвуковом потоке газа, здесь коэффициент g пропорционален коэффициенту демпфирования и g «1. Последнее слагаемое отвечает за учет геометрической нелинейности. Предпоследний член уравнения (6) отвечает за аэродинамическую нелинейность. Ранее задачи «панельного флаттера» рассматривались с учетом только геометрической нелинейности, однако, при больших сверхзвуковых скоростях аэродинамическая нелинейность становится весьма существенной. Отсутствие квадратичных слагаемых обуславливает обтекание пластинки потоком газа с одинаковыми скоростями с обеих сторон.
Теорема 2.1. Краевая задача (6), (7) при s = s, и д е (0- ?0), где величина ¿-0(г:.) достаточно мала, имеет единственный устойчивый предельный цикл, который может быть задан уравнением и х- 8) = 8^ (т) е (хг)ехр (/[сг + 8д) + к. с) + 1.
Здесь г} = гЩтг е (-се) — е0 (х) + (дг) + 0(е).
При решении нелинейной краевой задачи (6), (7) используются результаты, полученные при рассмотрении линейной задачи в предыдущей главе диссертационной работы. Применяется метод нормальных форм. Найдено автомодельное периодическое решение с амплитудой пропорциональной ч]~5, таким образом, в данной постановке имеет место мягкое возбуждение автоколебаний. Результаты первого параграфа главы 2 предполагают, что бифуркационный параметр 8 зависит от параметра е, который был введен для решения линейной задачи, то есть 8 <8Х (г)"1.
Основной результат главы 2 содержится во втором параграфе, где рассмотрена соответствующая краевая задача в случае близости к критическому пары кратных точек спектра устойчивости.
Второй параграф посвящен нахождению периодических решений краевой задачи (6), (7). Приведены условия их устойчивости. Показано, что в данном случае характерен жесткий режим возбуждения колебаний. В краевой задаче (6), (7) полагаем где 8 — малый положительный параметр. Выбор коэффициентов позволяет рассмотреть задачу о бифуркации таких периодических по / решений краевой задачи (6), (7), которые при 8-^0 сами стремятся к нулю. Использование метода нормальных форм сводит рассматриваемую задачу к рассмотрению следующего дифференциального уравнения второго порядка для комплекс-нозначной функции 2(л) = > О), е = 82а0 (я0еД),.
У’Су) + + аг (з) + Ъг (з) | ф) |2 = 0.
8).
Лемма 2.2. При ab < О обыкновенное дифференциальное уравнение (8) имеет семейство состояний равновесия.
Ф) = ф] exp (ih), каждое из которых устойчиво, если, а < 0, и неустойчиво, если выполняется противоположное неравенство.
Теорема 2.3. Существует S0 > 0, что при < S0 краевая задача (6), (7) при аЪ < О имеет периодическое решение w (t, х) = s (-J-a/b exp (/сг t) + к.с.)з0 (х) + S2 (- 2iog0 sj-a/b exp (/cr t) + к. с^И0 (х) + о (д2).
Это решение устойчиво по Ляпунову, если, а < 0, и неустойчиво, если, а > 0. Поскольку в прикладных задачах чаще реализуется неравенство, а > 0, анализ формулы показывает, что найденное периодическое решение неустойчиво. В свою очередь, это означает, что в данном случае характерно жесткое возбуждение колебаний.
В третьей главе диссертационной работы проведено исследование краевой задачи, описывающей колебания пластинки в случае резонанса собственных частот 1:2. Произведен линейный и нелинейный анализ. Представлены методы определения значения критической скорости флаттера с2, при котором для собственных частот впервые реализуется резонанс 1:2.
Линейный анализ краевой задачи (1), (2) при g = 0 свелся к исследованию спектра дифференциального оператора (3), (4), у которого, при минимально возможном с2, есть два собственных значения Л и 4Л. При линейном анализе используется метод Галеркина для двух, трех и четырех базисных функций, а также метод непосредственного интегрирования, который был подробно представлен в первой главе данной работы для резонанса собственных частот 1:1.
В § 2 главы 3 продолжено исследование краевой задачи, моделирующей обтекание тонкой пластины сверхзвуковым потоком газа или жидкости d2w dw d4w dw (chvs —T~+g— + —т + с—+ m — dt2 dt дх dx I cbe, 0.
9).
Такой вариант учета аэродинамических сил соответствует квазистационарному подходу. Показано, что у краевой задачи (9), (2) есть неустойчивое периодическое решение. Для этого использован метод нормальных форм (квазинормальных форм).
В § 3 рассмотрена краевая задача, описывающая колебания пластинки в случае цилиндрического изгиба. При этом нелинейный анализ проведен в случае двустороннего воздействия потока газа, то есть пластинка обтекается с двух сторон потоком газа со скоростями их^и2. d2w dw d4w,, rdw i—, —r- + g— + —г + d0M— + л]еМ dt2 dt дх4 дх 4 dw dw dt dx.
At d)> dx + sMg: dw «dt.
ЭиЛ V dx j M*g з з (dwV d2w Vdw2.
10) l dx dx2 Д dx dx = 0.
Для исследования краевой задачи (10), (2) была построена нормальная форма следующего вида г (5) = -(<*,+ г Д) гх (5) + (а1 + /6, (¿-)г2 (я)+/62 г2 (5) + (у)г2 (у)г2 (5),.
22 М = ~(а2 + 'А К («О+ (а2 + К (у) +5№ 2 М + 1Ьй21 № 1 (*)г2 (У) При изучении системы (11) было проанализировано два случая. В первом случае, когда 6, =64 = 0, систему (11) логично заменить системой вида.
П).
А =-А ~ РР2 cos^> Рг -~РгРх cosy/, y> = (2fc, -кА)+^- + 1р2 sin у/ + (kQ — 2к2) pf +(к5 -2 к3) р2г. КР2.
Состояния равновесия системы (12) определяются следующим образом 1.
12).
Pi ~ Рг~ — cosy/ а у/ находится из уравнения где? = tgц/, Ух =. Величина У2 выражается через константы исходной краевой задачи.
Основными утверждениями § 3 главы 3 являются следующие теоремы система уравнений (11) имеет два периодических решения, и это решение.
Теорема 3.5. В случае двух решений системы (11) в условиях теоремы 3.4, меньшему по амплитуде решению будет соответствовать устойчивое, а большему — неустойчивое решение системы дифференциальных уравнений (11) при Ъх =Ь4 = 0.
Также в данном пункте краевая задача (10), (2) решалась с использованием метода Галеркина. Данный вариант анализа производился с целью сопоставления результатов с тем случаем, когда линейный и дальнейший анализ был предпринят на основе более точного метода. В результате были представлены качественно различные значения параметров, при которых у исходной задачи разнится количество периодических решений.
В общем случае * 0, * 0 у системы дифференциальных уравнений (11) найдены неустойчивые периодические решения.
Аналогичная задача была рассмотрена в работе С. Д. Глызина, А. Ю. Колесова и Н. Х. Розова [8].
Четвертая глава продолжает изучение краевой задачи, представленной в предыдущих параграфах работы. Здесь рассматривается резонанс собственных частот колебаний 1:3 и определяется критическая скорость флаттера съ, описанными выше способами.
В § 2 проведен нелинейный анализ краевой задачи (13), (2).
Теорема 3.4. При выполнении неравенства gl <
9 + 4Г2(2 /?,-&) единственно, если =.
9 + 4Г2(2/7,-/У 47,2 дt дх для которой строится нормальная форма вида.
M = -(?o + jz, (411 КГ +Nn КГ)+ / 2, ' (14).
4 0) = -feo + N20i) z2 (5)+ jz2 (?)(#21 К |2 + N22 z2 Г J+ N23z? (s)]i. От системы (14) удобно перейти к системе трех дифференциальных уравнений.
А =-£оЛ ~Nupfpi.
Рг = S0P2 + N2sP? sin (15) = 3Nl0 -N20 + (N2l -3Nu)p? + (N22 -3Nl2)p2 -3Nupxp2 eos4/ + N2J —eosу/.
Рг.
Далее находятся состояния равновесия системы (15). Имеем.
А = УРг «Рг = JtГ» ^—> г = J-^Г, V Nu Гsin Ц/ ]? N23 а у/ определяется из уравнения.
Bf-B22)g2−2B0B2g + Bf-B20 = 0, (16) где д = Ctgy/.
Основной результат второй части главы сформулирован в следующем утверждении.
Теорема 4.1. Система дифференциальных уравнений (14) имеет столько периодических решений, сколько действительных корней имеет уравнение (16). Эти решения неустойчивы.
В заключении кратко перечислены основные результаты работы и сформулированы выводы из проведенных исследований.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
.
В диссертационной работе рассмотрены задачи теории аэроупругости, посвященные флаттеру пластинки в сверхзвуковом потоке газа при малом коэффициенте демпфирования. Предложена схема исследования спектральной задачи, которая позволила в дальнейшем на основе метода нормальных форм изучить нелинейные краевые задачи, возникающие при моделировании флаттера.
Из результатов, полученных в диссертационной работе, следует, что существуют такие скорости с = с, с = с2, с = съ, при которых реализуются резо-нансы 1:1, 1:2, 1:3 в спектре устойчивости. Таким образом, у соответствующих нелинейных задач при с «с) (/ = 1,2,3) в случаях общего положения реализуется жесткий режим возбуждения колебаний. Последнее означает, что при с <с0 (с0- скорость флаттера) уже может произойти разрушение рассматриваемой конструкции.
Последний вывод можно сделать, опираясь только на нелинейный анализ задачи. Это в значительной мере подтверждает тезис о принципиально нелинейном характере задачи о флаттере, когда коэффициент демпфирования мал.
