Волна Маха косая

Рис. 10.24. К взаимодействию волн расширения и косых скачков при обтекании ромбовидного профиля (а) и пластинки (б) 1 — волны Маха, 2 — отраженные волны Маха, 3 — присоединенная ударная волна, 4 — ударная

В разобранных выше случаях обтекания профилей сверхзвуковым потоком мы не рассматривали возможное взаимодействие между отходящими от профиля скачками и волнами Маха. Для установления этого взаимодействия необходимо рассмотреть значительную часть поля течения (рис. 10.24 и 10.25). Волны Маха, падая на косые скачки, искривляют и ослабляют их. На [c.46]

В результате взаимодействия отходящих от профиля волн Маха и косых скачков возникают отраженные волны, и хотя их [c.46]

И фронтом скачка. При малых отклонениях потока sin [c.48]

Участки профиля, прилегающие к его передней кромке и находящиеся до точки пересечения двух скачков или скачка и пучка характеристик набегающего потока, расположены вне зоны возмущений от соседних профилей, и поэтому давление здесь такое же, как и на изолированном профиле. Распределение давления на остальной части профиля определяется взаимодействием косых скачков и волн Маха и их последовательным отражением от поверхности двух соседних профилей. Применение известного графоаналитического способа ) позволяет в общем случае больших возмущений построить распределение давлений по профилю и найти путем интегрирования величину и направление равнодействующей силы. [c.76]

При положительных углах атаки критическая густота решетки пластин определяется пересечением волны Маха, идущей от передней кромки с соседним профилем. Аналогично при отрицательных углах атаки критическая густота решетки пластин определяется точкой пересечения с соседним профилем фронта косого скачка. [c.77]

Будем считать, что положение линии ветвления мало отличается от положения линии пересечения косого скачка уплотнения с невозмущенной нормально падающей на пластину В ударной волной С (фиг. 1). Б этом убеждают результаты экспериментальных исследований возмущенного течения [1-3] с использованием специального оптического метода. Таким образом, в качестве М,, будем принимать число Маха скорости, нормальной линии пересечения падающей ударной волны и косого скачка уплотнения, задаваемого эмпирическими соотношениями (1.1), (1.2) или (1.3), (1.4). [c.73]

Определив параметры потока в этой области течения (помеченной буквой А на рис. 6.8), следует затем переходить к расчету потока в области В. В этой области поток расширяется не в простых волнах Маха, поэтому для расчета параметров течения необходимо использовать метод характеристик. Расчет течения во всей области В позволяет определить угол потока и число Маха по обе стороны выходной кромки. По этим данным затем из соотношений для скачков уплотнения определяются углы наклона двух косых скачков, присоединенных к выходной кромке (в работе [6.44] предполагается, что выходная кромка бесконечно тонкая). [c.185]

Наиболее интересно течение для = 12.5°, в котором угол между тангенциальным разрывом и фронтом отраженного скачка превышает 90°, а за отраженным скачком расположен пучок волн разрежения с вершиной в тройной точке. На рис. 2 звуковая линия изображена штрихами. Реализация такого течения обеспечивается большой кривизной отраженного скачка, за которым относительное число Маха потока М < 1 и стремится к единице при приближении к тройной точке Т. Согласно свойствам косых скачков в совершенном газе в таком случае угол поворота потока за отраженным скачком на некотором его участке с удалением от точки Т растет. Указанный участок заключен между точкой Т и точкой максимального поворота потока 5 (для = 20° точка 5 находится внутри рассматриваемой окрестности). Следовательно, за участком фронта ЗТ дозвуковой поток сходящийся, что делает возможным его разгон до скорости звука. Как и предпола- [c.241]

Основные теоретические результаты о взаимодействии турбулентности со скачком уплотнения базируются на работах [14, 15], в которых рассмотрены случаи взаимодействия малых возмущений с прямым и косым скачком. Но этой методике в [16] проведен расчет прохождения плоской энтропийной волны через прямой скачок и показано, что коэффициент усиления энтропийных пульсаций всегда меньше единицы и при М = 2 близок к 0.7, что соответствует результатам настоящей работы. Тем же методом в [17] рассчитаны коэффициенты усиления в скачке плоских акустических волн и показано, что при фиксированном М они зависят от угла падения акустической волны на скачок и возрастают при его увеличении. Результаты настоящей работы неплохо соответствуют этим теоретическим данным, если предположить, что акустические возмущения падают на скачок под углом больше 80°, практически совпадая с направлениями линий Маха. Таким образом, можно сделать вывод о качественном согласовании полученных в работе экспериментальных данных с известными теоретическими результатами. [c.429]

Расширение в косом срезе начинается не от сечения Г—Г, а только от характеристики а—а, смещенной относительно сечения ] —Г. Волны разрешения от давления pi за сопловым аппаратом распространяются только в пределах конуса Маха, с образующей характеристикой а—а, так как скорость газа превышает скорость звука (с > а). [c.237]

Заключение. В широком диапазоне изменения определяющих параметров с использованием различных методов проведено экспериментальное исследование свободного и несвободного взаимодействий косых скачков уплотнения, генерируемых вертикальной гранью прямого двугранного угла, с пограничным слоем в окрестности острой передней кромки горизонтальной грани - пластины со скольжением при числе Маха невозмущенного потока М = 3.04 и единичном числе Рейнольдса Re = 10 м . Для различной интенсивности падающей ударной волны установлено, что при увеличении угла стреловидности передней кромки горизонтальной пластины, установленной по потоку, вплоть до величин, когда осуществляется ее совпадение с линией отрыва пограничного слоя, геометрические характеристики области отрыва, наклон косого скачка уплотнения над областью отрыва и величина плато давления практически совпадают с их значениями при свободном взаимодействии ударной волны с турбулентным пограничным слоем в конических течениях. [c.68]

Предложена модель определения параметров перехода от свободного к несвободному взаимодействию. Построены аппроксимирующие зависимости для угла наклона косого скачка уплотнения над областью отрыва при несвободном взаимодействии. Определены области значений угла наклона косого скачка уплотнения и давления плато для числа Маха 3.04, в соответствии с расположением границ которых при несвободном взаимодействии на эффективном жидком клине отрывной области реализуется присоединенная ударная волна со сверхзвуковым течением в плоскости, нормальной кромке. [c.68]

С учетом сказанного может быть принята следующая методика расчета числа Маха М . На первом этапе рассчитываются параметры в точке ветвления X - конфигурации ударных волн с использованием формул (1.1), (1.2) на режимах "свободного" взаимодействия или формул (1.3), (1.4) на режимах "несвободного" взаимодействия для определения М /, и интенсивности косого скачка уплотнения над областью отрыва. В расчет структуры точки ветвления положена трехударная конфигурация, которая в случае отсутствия соответствующего решения дополняется центрированной волной разрежения. При этом параметры замыкающего скачка уплотнения в точке ветвления отвечают звуковой точке на внутренней поляре, построенной для числа Маха составляющей скорости однородного потока за косым скачком уплотнения над областью отрыва, нормальной линии ветвления. Затем в рамках изэнтропического процесса находятся параметры на линии растекания (присоединения) с использованием данных о параметрах газа на линии тока под контактным разрывом и о давлении Ртах на линии растекания (фиг. 5). [c.73]

Далее необходимо определить форму и положение скачка конденсации в расширяющейся части сопла. Опираясь на опытные данные (см. гл. 6), 2ложно утверждать, что до некоторого минимального перегрева Яп-мин за горлом устойчиво существует система двух косых скачков конденсации (в осесимметричном сопле — конический скачок конденсации). Система замыкается двумя волнами разрежения (рис. 8-10). Начиная от точек выхода индуцированных конденсационными скачками волн Маха на стенки сопла (точки /л и т ), необходимо строить участки mN, rtiiNi, NL и N L стенок так, чтобы отраженные волны были частично или полностью погашены. Тогда за точками L я L течение будет равномерным. [c.223]

Обтекание тела при наличии падающей ударной волны. Как показано теоретически и подтверждено экспериментально [11-15], при наличии косого скачка пик теплового потока может почти на порядок превосходить тепловой поток в критической точке тела, обтекаемого однородным потоком, (особенно в режимах III и IV по классификации Эдни [13]). При заданном числе Маха косая ударная волна характеризуется углом наклона р и виртуальной точкой ее пересечения с осью симметрии тела х,.. [c.139]

Из этих зависимостей следует, что при гиперзвуковых скоростях в плоской косой ударной волне изменение параметров определяется (как и в течении Прандтля — Майера) одним критерием ЛГа = МнСО — произведением числа Маха на угол отклонения потока. [c.114]

УГОЛ естественною откоса — угол трения для случая сьшучей среды зрения — угол, под которым в центре глаза сходятся лучи от крайних точек предмета или его изображения краевой — угол между поверхностью тела и касательной плоскостью к искривленной поверхности жидкости в точке ее контакта с телом Маха — угол между образующей конуса Маха и его осью падения (отражения или преломления)— угол между направлением распространения падающей (отраженной или преломленной) волны и перпендикуляром к поверхности раздела двух сред, на (от) которую (ой) падает (отражается) или преломляется волна предельный полного внутреннего отражения — угол падения, при котором угол преломления становится равным 90 прецессии — угол Эйлера между осью А неподвижной системы координат и осью нутации, являющейся линией пересечения плоскостей xOj и x Of (неподвижной и подвижной) систем координат сдвига—мера деформации скольжения — угол между нада ющнм рентгеновским лучом и сетчатой плоскостью кристалла телесный — часть пространства, ограниченная замкнутой кони ческой поверхностью, а мерой его служит отношение нлоща ди, вырезаемой конической поверхностью на сфере произволь ного радиуса с центром в вершине конической поверхности к квадрату радиуса этой сферы трения—угол, ташенс которого равен коэффициенту трения скольжения) УДАР [—совокупность явлений, возникающих при столкновении движущихся твердых тел с резким изменением их скоростей движения, а также при некоторых видах взаимодействия твердого тела с жидкостью или газом абсолютно центральный <неупругий прямой возникает, если после удара тела движутся как одно целое, т. е. с одной и той же скоростью упругий косой и прямой возникают, если после удара тела движутся с неизменной суммарной кинетической энергией) ] [c.288]

В гл. 6 было показано, что установить форму конденсационного скачка нетрудно, если определен угол Рк. При рк<ркт конденсационные скачки косые, а при рк> 3кт — мостообразные. Предельный случай прямого конденсационного скачка соответствует значительной начальной влажности (уо>0). Интенсивность образующейся за скачком конденсации волны разрежения зависит от положения и формы скачка. Опытами подтверждено, что первая граница (линия Маха) совпадает с фронтом скачка вблизи стенки, а положение второй границы определяется условием безотрывности течения за конденсационным скачком. Так как угол поворота стенки за скачком можно считать известным, то положение второй границы также определено. [c.223]

Наличие таких режимов обтекания У-образных крыльев свидетельствует о том, что в коническом течении на сфере имеет место аналогия с плоскими сверхзвуковыми течениями газа [8], в которых потери полного давления в прямом скачке превыгпают потери полного давления в системе косой-прямой скачки. Заметим, что в расчетах всплывание точки Ферри наблюдается тогда, когда числа Маха не-возмугценного потока, нормального к коническому лучу, проходягце-му через тройную точку Т маховской конфигурации ударных волн, Мп 1.5. Именно при таких числах М аха согласно данным [8] коэффициент восстановления полного давления в системе косой-прямой скачки превыгпает коэффициент восстановления полного давления в прямом скачке. [c.657]

Под углом фсл, который называют углом слабых возмущеиий или углом Маха, должны располагаться волны, имеющие скорость распространения, равную скорости звука. Фактически же ударные волны всегда сильнее звуковых и углы ф получаются больше фсл-Итак, фронт косого скачка сохраняет постоянное положение относительно летящего тела. Но если рассматривать какой-либо участок скачка (например, аб на рис. 1.08), то он, двигаясь с мень" шей скоростью, чем тело, и под углом к направлению перемещения тела, непрерывно удаляется от тела назад и в сторону. Ввиду этого фронт косого скачка с течением времени неограниченно удлиняется и действие ударной волны, создаваемой, например, самолетом, летящим быстрее звука, может ощущаться на удалении в несколько километров в виде так называемых хлопков — звуков взрыва, сотрясений оконных стекол, перекрытий и т. п. Чем ниже летит сверхзвуковой самолет, тем ощутимее эти явления на земле, во-первых, из-за того, что самолет, летя в более плотной среде, создает. более значительные скачки давления и плотности, а во-вторых, из-за меньшего удаления самолета от земли. [c.22]

Цнл1оь1р с плоской передней частью при М = 2,0. Сравнение с предыдущим снимком показывает, что расстояние отхода головной ударной волны для осесимметричного тела примерно вдвое меньше, чем для плоского тела того же поперечного сечения при том же числе Маха, Во всех остальных отношениях структура течения остается примерно такой же-видна точка отрыва и косая ударная волна в Me ie обратного присоединения. Головная волна пересекает пристеночные пограничные слои по двум кривым линиям справа. [Johannesen. 1958] [c.164]

Рассматривается задача профилирования контура головной части плоского тела, который, соединяя фиксированные начальную и конечную точки, реализует минимум волнового сопротивления в равномерном сверхзвуковом потоке идеального (невязкого и нетеплопроводного) газа. Согласно выполненным ранее исследованиям, в той части пространства D определяющих параметров задачи (числа Маха Моо или безразмерной скорости Voo набегающего потока, относительной толщины т и т.п.), в которой искомый контур обтекается с присоединенной ударной волной, он близок к отрезку прямой. Использование этого обстоятельства позволило найти главную поправку "к прямолинейной образующей в явном виде и представить характеристики практически оптимальных головных частей в форме изолиний в плоскости VooT. Для прямолинейной оптимальной образующей (клина) развитый подход дает точный результат. Как известно, клин - тело минимального сопротивления при нулевом коэффициенте отражения Л возмущений давления от возникающего нри обтекании клина косого скачка. В дополнение к случаю X(Voo,t) = О прямолинейная образующая оптимальна и тогда, когда при Л 7 О поток за косым скачком звуковой. [c.463]

Следующая большая серия расчетов посвящена исследованию эволюции конфигурации волн во времени вплоть до установления. При этом, как следует из теории Майлса и численных расчетов, в случае регулярного отражения существует действительно стационарная 1 -образная конфигурация, движущаяся вдоль стенки с постоянной скоростью. В случае тройной конфигурации Маха выход на стационар имеет место только для угла отражения фг И амплитуд воли, длина ножки Маха со временем продолжает расти. Время установления изменяется от нескольких десятков безразмерных единиц в случае регулярного отражения до тысячи и более для некоторых тройных конфигураций. Поэтому в данных расчетах использовалась подвижная расчетная область в виде параллелограмма, которая смещалась вдоль стенки вслед за волной. Начальные данные ставились в виде уединенной волны, падающей па косую стейку На стенке ставилось условие пепротекапия, на части верхней границы задавалась бегущая уединенная волна. Для этого параллельно решалась вспомогательная задача о движении такой волны в узком канале с вертикальными стенками на той же сетке, что и в основной задаче. Это позволяет полностью исключить всякие эффекты [c.94]

ВЫХ скоростях потока на выходе из сопла ру > расширение его осуществляется в суживающейся части канала до сечения АВ,ъ области косого среза расширения потока не происходит (если пренебречь небольшой неравномерностью поля скоростей как поперек, так и вдоль потока), давление в области косого среза равно давлению за соплома скорость соответственно равна С . При фиксированном давлении перед соплом р по мере снижения ру скорость потока с ] в минимальном сечении канала АВ будет увеличиваться. Когда давление за соплом уменьшится до критического, в сечении АВ установятся критическое давление р и критическая скорость с р. При дальнейшем снижении давления ру за соплом в сечении АВ скорость и давление будут оставаться критическими, так как выше сечения АВ изменения давления за соплом не будут распространяться внутрь сопла. Действительно, скорость распространения волн давления равна скорости звука, а в сечении АВ скорость потока равна скорости звука, поэтому возмущения, возникающие за соплом, не проникают выше сечения АВ. Приру <р в точке А давление скачком уменьшается от р ДР ру, поэтому точка А становится в этом случае источником возмущения. В области косого среза изобары давления будут располагаться вдоль лучей — линий Маха, исходящих из точки А, так как известно, что в сверхзвуковом потоке возмущения (изменения давления) распространяются вдоль волн разрежения (рис. 2.43). Таким образом, в области косого среза в волнах разрежения поток ускоряется за счет расширения от давления р в минимальном сечении до давления ру за соплом. При с = а волна разрежения перпендикулярна потоку и совпадает с изобарой критического давления в сечении АВ, при с > а волна разрежения составляет с направлением по- [c.79]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...