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Ergebnisse

Alle Simulationen von Gurney-Flaps werden instationär durchgeführt, da das Hauptinteresse den Strukturen im Nachlauf gilt. Betrachtet wird eine Reynoldszahl von

. Die durchgeführte Zeitschrittkonvergenzstudie zeigt, dass mit $\Delta t \cdot u_0/c = 0.002$ eine sehr feine zeitliche Diskretisierung gewählt werden muss, um die auftretenden kleinen Zeitmaße auflösen zu können. Die im Vergleich zu den globalen Strömungsabmessungen ebenfalls sehr kleinen Strukturen erfordern extrem lange Rechenzeiten, bis das gesamte Strömungsfeld einen im Mittel konstanten Zustand erreicht hat.

**Abbildung:** Aufgelöste Polare für unterschiedliche Gurney-Flaps **links:** am HQ17; **rechts:** am NACA4412.
$\includegraphics[width=0.48\textwidth]{ca_flap_hq17_llr.eps}%%$ $\includegraphics[width=0.48\textwidth]{ca_flap_naca4412_sa.eps}%%$

Die aufgelösten Polaren werden für beide Profile und unterschiedliche Gurney-Flaps in Abbildung

dargestellt. Es zeigt sich deutlich, dass der Auftriebsbeiwert bei beiden Profilen mit der Länge des Gurney-Flaps ansteigt. Der Gewinn an Auftrieb bleibt dabei über einen breiten Anstellwinkelbereich ( $0^{\circ} - 12^{\circ}$ bei NACA4412) ( $0^{\circ} - 8^{\circ}$ bei HQ17) konstant. Neben dem deutlich wachsenden Auftrieb ist zu beobachten, dass der Zuwachs mit steigender Höhe des Gurney-Flaps abnimmt. Dieses Verhalten wird von den experimentellen Untersuchungen bestätigt, wobei die gute Übereinstimmung auch die Qualität des verwendeten LLR

- $\omega$ Modells unterstreicht. Die integrale Wirkung von Gurney-Flaps steht im Zusammenhang mit dem Abströmwinkel hinter dem Profil. Zwar gilt die Kutta'sche Abflussbedingung, doch ist deren Anwendung auf Profile mit stumpfen Hinterkanten oder solchen mit Gurney-Flaps nicht eindeutig, da sich die Abströmrichtung nicht zwangsläufig aus der Geometrie ergibt. Die Vergrößerung des Abströmwinkels $\gamma$ kann jedoch im nahen Nachlauf ausgewertet werden (Abb.

). Diese Veränderung des Abströmwinkels und damit der Zirkulation bewirkt potentialtheoretisch eine Veränderung des Auftriebs, wobei ein linearer Zusammenhang zwischen Abströmwinkel und Auftrieb besteht, während der Widerstand etwa quadratisch vom Abströmwinkel abhängt.

**Abbildung:** Stromlinien im mittleren Strömungsfeld und Abströmwinkel $\gamma$ hinter dem HQ17-Profil, **links:** mit Gurney-Flap $h/c=0.5\%$ (oben) und mit Gurney-Flap $h/c=2.0\%$ (unten). **rechts:** Auftriebs- und Widerstandsbeiwert in Abhängigkeit vom Abströmwinkel $\gamma$ .
$\includegraphics[width=0.47\textwidth]{abwinkel.eps}%%$ $\includegraphics[width=0.48\textwidth,clip]{gamma_ca_cw_hq17.eps}$

Es zeigt sich, dass der Auftriebsbeiwert bereits von einer stationären Simulation vergleichsweise genau wiedergegeben wird, eine Vorhersage des Widerstands dagegen in jedem Fall eine instationäre Betrachtung erfordert. Hier spielen die instationären Strömungsstrukturen im Nachlauf eine große Rolle, die sich nur im zeitabhängigen Fall erfassen lassen. Wie vermutet steigen mit anwachsender Länge des Gurney-Flaps sowohl Auftrieb als auch Widerstand. Dieser Sachverhalt ist in den Polaren deutlich zu erkennen (Abb.

). Dabei fällt besonders auf, dass der relative Widerstandszuwachs bei beiden Profilen im unteren Anstellungsbereich ( $0^{\circ} - 4^{\circ}$ ) mit längeren Gurney-Flaps wesentlich größer ausfällt, als mit den kurzen. Dies verändert sich offensichtlich im oberen Anstellwinkelbereich. Allerdings dominiert bei hoher Anstellung der Einfluss der Ablösung im Hinterkantenbereich auf der Oberseite.

**Abbildung:** Widerstandspolare für unterschiedliche Gurney-Flaps, **links:** am HQ17; **rechts:** am NACA4412.
$\includegraphics[width=0.48\textwidth]{ca_cw_hq17_llr.eps}%%$ $\includegraphics[width=0.48\textwidth]{ca_cw_naca4412_sa.eps}%%$

Das HQ17-Profils hat eine stumpfe Hinterkante mit $h/c =0.33\%$ , während das NACA4412-Profil spitz ausläuft. Trotzdem ist die Abhängigkeit der Beiwerte von der Höhe des Gurney-Flaps qualitativ vergleichbar. Der Einfluss des Gurney-Flaps auf den Auftrieb ist beim NACA4412 allerdings wesentlich stärker als beim HQ17. Insgesamt ist die Auswirkung des verhältnismäßig kleinen Gurney-Flaps auf den Auftrieb beachtlich. So steigert ein Gurney-Flap am NACA4412-Profil den Auftrieb bis zu 110% und am HQ17-Profil bis zu 57%. Der Einfluss auf den Widerstand ist hingegen beim HQ17 bedeutend stärker als beim NACA4412. Er wächst um 80% beim NACA4412 und um 110% beim HQ17. Im Widerstand ist keine gute Übereinstimmung mit den Experimenten zu beobachten. Zwar wird der Verlauf qualitativ in gleicher Weise erfasst, das Niveau unterscheidet sich jedoch deutlich. Die Ursache dafür liegt zum einen im Experiment, wo aufgrund von 3D-Effekten und des Messverfahrens mit Fehlern zu rechnen ist, und zum anderen im numerischen Verfahren, da die Vorhersage von

stark vom Auflösungsvermögen des wandnahen Gitters abhängig ist [5]. Für die Anforderungen hier ist es aber vor allem wichtig, die Verhältnisse zwischen den einzelnen Konfigurationen richtig zu erfassen. Von besonderem Interesse ist die aerodynamische Güte. Sie ist als reziproke Gleitzahl definiert: $\frac{1}{\epsilon} = \frac{A}{W} = \frac{c_{a}}{c_{w}}$ . Ihr maximaler d.h. optimaler Wert ergibt sich durch die Tangente vom Ursprung an die Polare. Im Vergleich zum nackten Profil weisen die Polaren mit Gurney-Flap am HQ17 wie erwartet schlechtere aerodynamische Güten auf. Ursache dafür ist der stark wachsende Widerstand bei ansteigendem Auftrieb. Im Gegensatz dazu unterscheiden sich beim NACA4412-Profil Gurneys mit unterschiedlicher Höhe wesentlich in ihrer Güte. Der beste Werte wird für $h/c=0.5\%$ erreicht.

**Abbildung:** Einfluss der Länge des Gurney-Flaps auf Auftrieb und Widerstand, **links:** beim HQ17; **rechts:** beim NACA4412.
$\includegraphics[width=0.48\textwidth]{cacw_flap_hq17.eps}%%$ $\includegraphics[width=0.48\textwidth]{cacw_flap_naca4412.eps}%%$

In den Abbildungen

sind die aerodynamischen Beiwerte relativ zum jeweils korrespondierenden Beiwert des nackten Profils dargestellt.

**Abbildung:** Druckverteilung bei $\alpha=4^\circ$ mit unterschiedlichen Gurney-Flaps **links:** beim HQ17; **rechts:** beim NACA4412.
$\includegraphics[width=0.48\textwidth]{cp_04_hq17.eps}%%$ $\includegraphics[width=0.48\textwidth]{cp_04_naca4412.eps}%%$

Wie die Druckverteilungen in Abbildung

zeigen, wird die Strömung sowohl auf der Ober- als auch auf der Unterseite des Profils erheblich beeinflusst, obwohl das Gurney-Flap auf der Unterseite angebracht ist. Der größte Teil des Auftriebsgewinns entsteht auf der Profiloberseite, die Staupunktwanderung in Richtung Hinterkante führt hier zu einer stärker ausgeprägten Saugspitze. Vor dem Gurney-Flap kommt es zu einer Druckspitze, welche durch den Druckanstieg aufgrund der Versperrung entsteht. Diese beiden Phänomene sorgen für den Zuwachs an Auftrieb, der bei beiden Profilen zu beobachten ist. Im Gegensatz zu Profilen mit spitzen Hinterkanten, profitiert der Auftrieb von dem durch das Gurney-Flap ermöglichten Druckunterschied zwischen Ober- und Unterseite im Bereich der Hinterkante. Der Momentenbeiwert wird infolge des Gurney-Flaps deutlich vergrößert, wie in Tabelle