Диаграмма скачков уплотнения

Для расчета скачков графическим методом служат диаграмма ударных поляр и диаграмма скачков уплотнения. [c.138]

Диаграммы скачков уплотнения [c.138]

Потери энергии в скачках (27) 1-10-2. Расчет скачков (50). 1-10-3. Диаграммы скачков уплотнения (51) 1-11. Уравнения движения и энергии вязкой сжимаемой жидкости. . . , 1-12. Уравнения движения и энергии турбулентного потока. . . . . . . 59 1-13. Гидромеханическое подобие потоков [c.7]

ДИАГРАММЫ СКАЧКОВ УПЛОТНЕНИЯ [c.51]

ПОТЕРИ В СКАЧКАХ УПЛОТНЕНИЯ. ПОСТРОЕНИЕ ПРОЦЕССА В ДИАГРАММЕ СКАЧКИ УПЛОТНЕНИЯ В РЕАЛЬНОМ ГАЗЕ [c.154]

Диаграммы скачков уплотнения для —1,3 и /г= 1,4 [c.654]

Температура перед скачком уплотнения по I—5-диаграмме равна 204° С. Температура за прямым скачком уплотнения определяется по уравнению (56) [c.96]

Изоэнтропийный перепад за скачком уплотнения составляет по /—S-диаграмме 21,6 ктл/кг. [c.97]

Фиг. 50. Тепловая диаграмма для определения состояния пара за скачками уплотнения.

Фиг. 51. Диаграмма для определения давлений в полном выходном сечении сопла Лаваля при скачках уплотнения.

Потери энергии и рост энтропии в скачке уплотнения определяются по диаграмме i—s по заданным pi и Xi и рассчитанным Т з и Р2. [c.180]

При скоростях, близких к звуковой, зависимость Pq от 0 вырождается в вертикальные прямые (см. диаграмму 5-3). Это объясняется наступлением в диффузоре режима запирания потока, при котором происходит скачок уплотнения. Чем больше относительная длина прямого входного участка, тем раньше, т. е. при тем меньших значениях наступает режим запирания. [c.197]

Рассмотренная диаграмма показывает, что при постоянной длине X и заданном давлении на выходе из трубы /32(62) увеличение скорости на входе смещает скачки уплотнения к выходному сечению, а при увеличении сопротивления (путем, например, рассмотренного выше подключения дополнительных участков трубы) эти скачки перемещаются в обратном направлении ко входу в трубу. Если, наконец, давление за трубой окажется ниже давлений, оиределяемых линией АВ, то на срезе трубы возникает обычная система волн разрежения, в которых и осуществляется снижение давления до заданного значения р2. [c.254]

Диаграмма для определения параметров за скачком уплотнения плоского сверхзвукового потока ( = 1,4) [c.373]

Рис. 1.62. Расчетная диаграмма косых скачков уплотнения

Некоторые успехи достигнуты в изучении деформации симметричной струи (при наличии центрального стержня) отражающей поверхностью, в том числе и резонатором. Исследования гидродинамических характеристик деформированной струи позволяют оценивать возможные пределы области генерации и определять частоту излучения. Можно считать установленным влияние диаметра резонатора на величину потерь энергии струи, а следовательно, и на изменение акустической мощности излучателя. Сделаны первые попытки создать методику расчета стержневых излучателей исходя из газодинамических параметров струи, а также произвести оценку к.и.д. излучателя на основе рассмотрения скачка уплотнения в термодинамической -диаграмме. [c.107]

Если несколько линий уплотнения сходятся, то дальше они продолжаются как скачок уплотнения. Если при этом прерывное увеличение давления не очень велико, то процесс скачка уплотнения приближенно можно рассматривать как обратимый, и, следовательно, для дальнейшего определения величин и направлений скоростей можно по прежнему пользоваться диаграммой характеристик. Однако в случае сильных скачков уплотнения этого делать нельзя, так как получаются значительные ошибки. Графический способ, позволяющий оперировать с сильными скачками уплотнения, дан А. Буземаном . [c.385]

Фиг. 5-16. Скачки уплотнения, а — образование скачка уплотнения б — скачок уплотнения в / -диаграмме.

Изобразим на диаграмме р — V (рис. 2) ударные адиабаты состояния за скачком уплотнения, в котором медленно возбуждающиеся степени свободы еще не возбуждены (кривая 1), и конечного термодинамически равновесного состояния (кривая 2). Из уравнения (1.18) следует, что состояние газа сперва скачком переходит из начальной точки А в точку за скачком уплотнения В, а затем стремится к конечной точке С вдоль прямой ВС, соответствующей релаксационному слою. При этом давление и плотность в слое, как видно из рис. 2, возрастают. Возрастание давления невелико, что следует из уравнения (1.18). В самом деле, в скачке уплотнения сильной ударной волны (а релаксация существенна именно в сильных ударных волнах) газ сжимается не менее чем в четыре раза V /Уа 0,2Ъ). Конечное сжатие обычно порядка 10 [c.216]

Если у данного сопла Лаваля противодавление меньше или несколько больше, чем это соответствует отношению сечений Р /Р, то в выходящей струе образуются колебания (количественное исследование того же вопроса при плоском потоке — см. стр. 474). Средняя скорость истечения (т. е. та, которая наступила бы при затухании колебаний, если бы у границы струи одновременно не получались потери на смешение) в этих случаях 1) представлена на фиг. 1 для различных отношений сечений Р /Р в виде прямых (например Е—О — Н), касающихся кривой ВС в точке (например О), принадлежащей к данному сечению. Чтобы не затенять диаграмму, большинство этих прямых вычерчены лишь частично, полностью представлены лишь прямые для р /р= 1 (сопло без расширения) и для Р 1Р—0,й (прямая —О — Н). Если противодавление лежит выше верхней крайней точки (Н) прямой, соответствующей данному сечению у выхода, 10 скачок уплотнения происходит внутри сопла. Для этого случая зависимость между давлением и скоростью для данных сопел (отношение сечений Р /Р) представлена помощью примыкающих к прямым кривых (например Н — I). [c.470]

Принципиальная невозможность нагревания газа перед скачком уплотнения до температуры, превышающей температуру за фронтом Г,, одновременно свидетельствует и о необходимости возникновения разрыва в решении (текущая точка на диаграммах Г, т) и 5, т], чтобы достичь конечного положения О, обязательно должна перепрыгнуть из положения В на другую ветвь кривых). Изложенные физические соображения о невозможности превышения температуры Г над Т и необходимости [c.418]

Если пользоваться приближением лучистой теплопроводности в области за разрывом, то, в соответствии с полученным условием постоянства плотности излучения в этой области, постоянной оказывается и температура газа. Температура на скачке уплотнения непрерывна и равна конечной Т . Текущая точка на диаграммах Г, т] и 5, т) из положения В непосредственно перед разрывом попадает прямо в конечное положение П. Поток при этом, конечно, испытывает разрыв, так как перед скачком уплотнения он отличен от нуля и равен 5о, а в конечном состоянии (точка Ъ) он равен нулю. [c.419]

Диаграмма косых скачков уплотнения [c.332]

Превращение энергии на прямом скачке уплотнения. Сравним на диаграмме s рис. 12.3 изоэнтропное Н—Я и ударное Н—1—7 торможения одинаковых газовых потоков >1. При изоэнтропном торможении Н—Я кинетическая энергия газа Wl/2 = hu = iK —in затрачивается на обратимое адиабатное сжатие [c.219]

Рис. 4-11. Скачок уплотнения в тепловой диаграмме.

Тепловая диаграмма удобна для расчета скачков уплотнения в реальном газе и, в частности, во влажном паре и диссоциирующем воздухе Параметры потока перед скачком и угол отклонения на скачке обычно известны. Задаваясь рядом значений угла скачка нетрудно найти соответствующие значения нормальных составляющих скорости [c.162]

Диаграмма для расчет а скачков уплотнения ( =1,4). [c.674]

Поскольку не известны ни угол скачка 0с, ни угол поворота Рс той части потока за скачком уплотнения, которая претерпела полное торможение, то нахождение этих углов, как и параметров газа за скачком, приходится вести методом последовательных приближений. Для этого воспользуемся — 5-диаграммой [17], на которой нанесены значения плотности. Такая — 5-диаграмма облегчает решение задачи. В первом приближении по графику ка рис. 1-1 (лист 4) [17], зная 5г = 9,18Х ХЮ м -/ сек -град) и задавшись значением энтальпии, за скачком 2 = = 4,6-10 м /сек , определяем /72 = 58.10 кГ/м- и ро = 0,58 кГ-сек /м . [c.501]

Соотношения прямого скачка уплотнения можно очень наглядно иллюстрировать р, ш-диаграммой, которую мы уже по существу исследовали на рис. 158, изобразив там кривую для w. По уравнению (286)i скорость потока равна [c.248]

Итак, общая касательная 12 двух кривых на нашей диаграмме соответствует скачку уплотнения. Если в расширяющейся части сопла Лаваля возникает скачок уплотнения, то состояние потока от сосуда давления до места скачка изображается участком кривой АВ1. В скачке состояние резко изменяется от 1 до 2, и далее течение продолжается целиком в дозвуковой области в соответствии с кривой 2Е, если диффузор расширяется настолько, что скорость в нем уменьшается до нуля. При этом будет достигнуто давление, равное лишь гро- Потере давления (1—г)ро соответствует приращение энтропии. [c.250]

Распространение подобных графо-аналитических методов расчета на потоки влажного пара было бы особо желательно, учитывая громоздкость аналитических зависимостей. В свое время Фанно был предложен графический метод определения динамических характеристик потока влажного пара на г—S-диаграмме [1 ]. Из-за того, что каждая система таких динамических характеристик связана с определенным значением полной энергии I o, метод Фаино носит чисто иллюстративный характер. Буземан разработал графо-аналитический метод определения состояния за скачком уплотнения (в паровом потоке), основанный на сочетании специальной i — 0-диаграммы со вспомогательным, прозрачным графиком, накладываемым на эту диаграмму. [c.197]

Фиг. S-I6. Скачки уплотнения. а — образование скачка уп.ютнения б — скачок уплотнения в is-диаграмме.

Рассмотрим движение сверхзвукового потока в канале, изображенном на рис. 5.21. Если угол отклонения стенки б < б ,ах при заданном (что устанавливается с помощью диаграммы ударных поляр), то в месте перелома стенки образуется косой скачок уплотнения. Угол наклона скачка и скорость Х.2 находятся по соответствующей ударной поляре. В точке В возникнет отраженный скачок ВС, в котором поток повернет на угол б в обратиукг сторону так, что скорость будет параллельна нижней стенке. На рис. 5.21 изображен вариант, для которого угол поворота [c.119]

Если установить давление за решеткой ниже критического, то поток на выходе станет сверхзвуковым, причем возникнет отклонение потока в косом срезе. Косым срезом называется область, ограниченная треугольниками а а, причем размер соответствует минимальной площади сечения канала между лопатками. При давлении за решеткой ниже критического в точках а возникнут центрированные волны разрежения abd. При пересечении этих волн давление в потоке понижается от (на линии аЬ) до давления за решеткой < р . Эти волны разрежения изобразятся в диаграмме характеристик эпициклоидой 12 (см. рис. 5.31, б), причем при прохождении волн струйки / повернут на угол б, а скорость потока станет равной Струйки II, расположенные по другую сторону кромки, пройдут также отраженную волну разрежения bdef (рис. 5.31, а), которая изображается в диаграмме характеристик эпициклоидой 23 (рис. 5.31, б). После точек а струйки / и И имеют общую границу (отмечены точками на рис. 5.31, а), по обе стороны которой давление должно быть одинаковым, а скорости параллельны. Поэтому образуются косые скачки уплотнений ag. Если, как обычно бывает, угол отклонения невелик, то скачок уплотнений имеет малую интенсивность и может быть заменен элементарной волной сжатия. Эта волна сжатия изображается в диаграмме характеристик эпициклоидой 32. Следовательно, скачки параллельны нормали к этой эпициклоиде. [c.128]

Ударная поляра — это кривая, представляющая собой геометрическое место точек — концов векторов скорости— за скачками уплотнения различной интенсивности (и формы). Каждая ударная поляра строится для определенной заданной скорости набегающего потока. Обратимся к предельным значениям V2 по уравнению (5.27). Легко видеть, что V2—0 при Ui= i и 2 i= . Первый случай соответствует бесскачковому процессу косой скачок уплотнения переходит в волну слабого возмущения (характеристику). Касательные к гипоциссоиде в точке Q расположены под углом ai=ar sin (1/Mi) к нормали, проведенной через точку Q. Значение ai фиксируется также проведением нормали к касательной из начала координат. Заметим, что точка Q является одновременно точкой диаграммы характеристик и ударная поляра здесь переходит в эпициклоиду. Угол косого скачка р, отвечающего точке Е , определяется проведением секущей Qfj и нормали к ней из точки О. Второй случай (u2 i= ) характеризует переход косого скачка в прямой, угол которого р=90°. Этот случай на гипоциссоиде характеризует точка Р. [c.129]

Таким образом, если при заданных пределах изменения статического давления увеличивать число косых скачков уплотнения рис. 5.16,6) путем увеличения последовательных поворотов стенки, то торможение потока будет более плавным, а суммарные относительные потери кинетической энергии будут уменьшаться. Если при этом каким-либо способом погасить скачок KF, то можно осуществить ступенчатое торможение сверхзвукового пото-к а. Обычно за последним косым скачком располагается прямой скачок, в котором происходит переход к дозвуковой скорости. При этом необходимо определить угол наклона первого скачка (или угол Й), при котором суммарная диссипация энергии минимальна. Расчет выполняется по диаграммам скачков (см. приложение). [c.136]

Дело в том, что если при скоростях, меньших скорости звука, входной участок канала должен быть расширяюш имся (рис. 36), то при скоростях, больших скорости звука, теоретически вход нужно делать сужающимся (рис. 37), так как в этом случае повышение плотности происходит быстрее, чем падение скорости воздуха. В действительности при набегании воздуха на переднюю кромку образуется скачок уплотнений, скорость за скачком становится дозвуковой и нет необходимости делать вход сужающимся. Это падение скорости вызовет и меньшее поджатие воздуха. Площадь диаграммы цикла, заштрихованная на рис. 38, получается меньше расчетной (незаштрихованной). Сжатие воздуха происходит при этом по прямой 1-2, так называемой динамической адиабате. [c.103]

Диаграмма ударных ноляр показывает, что при малых отклонениях потока от его первоначального направления давление за скачком весьма незначительно отличается от давления перед скачком. В пределе, при бесконечно малом отклонении потока, скачок исчезает, и линия скачка переходит в линию Маха. Далее, из диаграммы видно, что скачки уплотнения равной интенсивности (в том [c.429]

Со стороны повышенного давления (снизу) имеем косой скачок уплотнения с углом отклонения 5= i = 5 , v a = 1,4 представлен на фиг. 10 в виде кривой (вторая снизу). Для 5 = 5° из фиг. 10 получаем = 1,15. Ра 1Ра (на фиг. 10 пунктирные кривые) > 0,99, т. е. может быть принято а 1 (потерей на образование скачка уплотнения можно пренебречь). Для /а = 1,15 из диаграммы фиг. 6 получим p p = 0,78 (если бы Ра Ро значительно отличалось от единицы, то, для того чтобы получить pglp, результат следовало бы помножить на величину = 0.78 о = 0,78-1,70 0 = 1,33.10 kz m . [c.477]

На рис. 103 приведена диаграмма семейства строфоид, построенная-по первому уравнению системы (80). Бесконечные ветви, как нерабочие, опущены. Каждой строфоиде соответствует свое значение параметра Л1 или Мь указанное в двойной точке кривой (А,1 — сверху, М1 —снизу). Перейдем к более детальному, аналитическому рассмотрению явления про.чождения газа сквозь косой скачок уплотнения. [c.306]

Теория прямого скачка уплотнения имеет важное практическое применение при определении параметров газа в точке полного торможеиия. Оно осуществляется следующим образом. По найденным значениям 2. Р2 с учетом диссоциации и ионизаини по I—5-диаграмме пли таблицам термодинамических функций воздуха находим энтропию 5г. Рассматривая течение за скачком изэнтропическим, принимаем энтропию 5о в точке торможения, равной значению за ударной волной. Кроме того, в этой точке можно найти энтальпию 1о = 1 + -f 0,5 V,2. Зная теперь 5о и /о, можно найти по той же диаграмме г—5 или по термодинамическим таблицам остальные параметры, а именно рц, Тц, ра и др. [c.182]

Из этих диаграмм легко могут быть устаноллены суще-генные свойства теории косых скачков уплотнения. Для данного начального числа М1 могут существо- [c.85]

Предельным называется максимальный для данного з н а ч е ни я коэффициент эжекции соответствующее противодавление называется предельным и-р о т и в о д а в л е- н и е м. Этот режи м, отвечающий на диаграмме точке В, называется предельным. Механизм наступления предельного режима представляется следующим. По мере увеличения х в некотором сечении входного участка диффузора средняя скорость потока становится сверхзвуковой. Пристеночный дозвуковой слой в этом сечении имеет минимальную поперечную протяженность и не способен передавать возмущение против потока. Поэтому снижение противодавления (р4<р4пр) не влияет на условия в камере смешения и коэффициент эжекции сохраняется постоянньим. Он может быть увеличен только за счет повышения плотности потока, т. е. давления в камере смешения ри. Поэтому на участке ВА харакгеристика p/i= onst параллельна оси о-рдинат. Процесс в ступени эжектора на этом участке характеристики принципиально отличается, как видно из дальнейшего, от процесса на участке СВ вслед за зоной макси- мальной скорости, расположенной в начальном участке горловины диффузора, смешанный поток тормозится в горловине, пересекая сложную систему скачков уплотнения, до дозвуковой скорости во входном сечении (если длина горловины соответствует оптимальной), после чего осуществляется дальнейшее (уже плавное) торможение в расширяющемся участке. Описанная картина иллюстрируется графиком распределения давлений вдоль контура диффузора на рис. 7-29. Если длина горловины меньше той, при которой обеспечивается торможение Потока до дозвуковой скорости, то в расширяющейся Части диффузора поток разгоняется, а затем в системе скачков, переходит в дозвуковой (расширяющаяся [c.433]

В уравнении (310) энтальпии и 2 не представляют собой независимых пб ремен1ных, ибо с помощью калорического уравнения г = 1 р, V) или г, -диаграммы они могут быть выражены через р и V. Таким образом, мы имеем три уравнения, связывающие щесть переменных ри и Р2, 02, ги 2. Если три из них выбраны произвольно, то остальные окажутся однозначно определенными. Если, например, газ с параметрами ри VI и со сверхзуковой скоростью течет в трубе и в нем возникает стационарный скачок уплотнения, то после этого скачка он может иметь лищь определенное конечное состояние с параметрами рг, 2, 2, задаваемыми уравнениями (310) — (313). [c.246]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...