Скачок разрежения интенсивности большой

Для того чтобы в рабочей части (р. ч.) аэродинамической трубы получилась нужная сверхзвуковая скорость (Мд), скачок уплотнения следует поместить в конце рабочей части. За скачком (в сужающемся канале диффузора) дозвуковой поток ускоряется и только в горле диффузора скорость вновь становится критической. За горлом диффузора образуется дополнительная сверхзвуковая зона, завершаемая скачком, интенсивность которого тем больше, чем сильнее разрежение, создаваемое эксгаустером трубы. [c.489]

Продукты сгорания топлива, двигаясь вдоль сопла 1 (рис. 4.3.2), отрываются от кольцевого уступа 3 и, повернувшись на некоторый угол в волне разрежения 2, присоединяются к поверхности насадки 7. В таком отрывном течении зарождаются хвостовой скачок уплотнения 8, застойная зона 6 с возвратным движением газа и участок смешения 5. Из-за необратимых потерь энергии в скачках уплотнения, на участке смешения и в застойной зоне тяговые характеристики сопл с кольцевыми уступами оказываются хуже, чем у обычных сопл. Однако эти характеристики могут быть улучшены путем вдува газа через отверстия 4 в уступе. На практике используют с л а бый и тангенциальный (интенсивный) вдувы. В первом случае газ попадает в насадок через перфорированную стенку уступа 3 (рис. 4.3.2) с малой скоростью и небольшими расходами. Во втором случае движение характеризуется большими скоростями и расходами газа, вдуваемого через свободное пространство в уступе (рис. 4.3.3). При интенсивном вдуве большие расходы газа приводят к значитель- [c.318]

Хорошо известно [38], что интенсивность первичной и отраженной волн разрежения, внутренних и внешнего кромочных скачков зависит от числа Мц на выходе из решетки. При числах интенсивность первичной и отраженной волн разрежения оказывается достаточной для достижения предельного переохлаждения и, следовательно, появления скачка конденсации I (рис. 3.5,а). Последующее увеличение Mi практически не меняет положения конденсационного скачка внутренний кромочный II и отраженный III скачки перемещаются по спинке и приближаются к внешнему кромочному скачку IV. Выпуклый участок спинки профиля в косом срезе за скачком III генерирует распределенную волну разрежения J. На режимах M.iинтенсивность волн разрежения мала, поток не достигает предельного переохлаждения и скачок конденсации в пределах волн разрежения возникнуть не может. Внутренний кромочный и отраженный адиабатические скачки способствуют снижению переохлаждения за волнами разрежения. Поэтому, как указывалось выше, скачок конденсации I перемещается по потоку в область распределенной волны разрежения (рис. 3.5,6). Очевидно, что в двух рассмотренных случаях структура сверхзвукового потока в косом срезе существенно различная. Однако условия для конденсационной нестационарности в обоих случаях не возникают. Действительно, в первом случае (рис. 3.5, а) скачок конденсации располагается в первичной и отраженной волнах разрежения и фиксируется в пределах этой зоны, которая характеризуется весьма большими скоростями расширения. Слабо выраженная нестационарность скачка конденсации может быть обусловлена лишь пульсациями параметров потока непосредственно за выходными кромками лопаток (рис. 3.11). [c.98]

В предыдущих примерах граничные условия определялись твердыми стенками. Рассмотрим теперь задачу об отражении скачка уплотнений от границы струи (рис. 5.23). Косой скачок уплотнения АС падает на границу струи в точке С. Так как принято р2 = Р1, то участок границы струи ВС является продолжением нижней стенки. Поскольку давление за скачком больше давления на границе струи, то скачок отражается волной разрежения СОЕ такой интенсивности, что давление за ней становится равным давлению в окружающем пространстве. [c.121]

При вытекании из сопла сверхзвуковой струи в пространство, где давление выше, чем на срезе сопла, образуются скачки уплотнения (рис. 5.29, а). Интенсивность скачков определяется тем, чтобы давление после них было равно давлению в окружающем пространстве. Граница струи на участках АО и ВЕ параллельна скоростям потока после скачков. Скачки после пересечения падают на свободную границу в точках О и Е. Давление в потоке после прохождения двух скачков становится больше, чем давление в окружающем пространстве, поэтому скачки отражаются от границы струн волнами разрежения. Дальнейшая картина строится точно так же, как на рис. 5.14, так как волны разрежения отражаются волнами сжатия. Построенная система волн не является единственно возможной. [c.125]

Слагаемое Т1 связано с порождением турбулентности из-за градиентов осредненной скорости и с наличием дивергенции от осредненной скорости потока. Слагаемое Т2 связано с работой сил плавучести в поле ускорения, а Т3 характеризует работу сил сжатия. Анализ работы [5] показывает, что все они даже при гиперзвуковых скоростях невелики по сравнению, например, с диссипативным слагаемым того же уравнения. Исключение составляют течения при больших числах Маха и значительных градиентах давления, которые возникают в скачках уплотнения и в интенсивных волнах разрежения. [c.448]

Другим примером является распространение возмущений вдали от тела. В рамках линейной теории (например, при обтекании тонкого профиля) паз-рыв давления малой, но фиксированной интенсивности на головной характеристике распространяется до бесконечности. Но в действительности при обтекании тела конечных размеров вслед за головным скачком возникнут волны разрежения, которые обязательно догонят скачок и ослабят его в пределе на. достаточно большом расстоянии от тела до нулевой интенсивности [c.105]

В связи с задачей сверхзвукового обтекания тел горючей смесью с образованием детонационной головной волны С. С. Квашнйна и Г. Г. Черный (1959) и Г. Г. Черный (1966) изучили обтекание конуса с присоединенной детонационной головной волной. При достаточно больших углах конуса течение за пересжатой детонационной волной аналогично известному случаю обтекания конуса с адиабатическим скачком уплотнения. При уменьшении угла конуса волна детонации ослабевает и превращается в волну детонации Чепмена — Жуге. При дальнейшем-уменьшении угла конуса волна детонации не изменяется, но за ней возникает коническая волна разрежения. Эта волна разрежения отделяется от течения сжатия вблизи конуса скачком уплотнения, интенсивность, которого при уменьшении угла конуса сначала растет, а затем вновь, уменьшается. В пределе, когда угол конуса обращается в нуль, скачок [c.163]

Для области еще более высоких разрежений при з начениях Кнуд-сена, больших 0,02, коэффициент теплообмена снова начинает зависеть, от давления, уменьшаясь с увеличением степени разрежения газа. В этих условиях в процессе теплообмена важную роль -начинает играть, характер отражения молекул от поверхности тела, а на интенсивности теплообмена начинают сказываться явления температурного скачка ц скольжения у поверхности. [c.531]

Рассмотрим обтекание сверхзвуковым потоком тонкой пластины, поставленной под малым углом атаки (рис. 5.28), как пример обтекания крыла. Сверху при обтекании передней кромки образуется центрированная волна разрежения, так как можно считать, что поток обтекает выпуклый угол. Снизу от передней кромки идет косой скачок уплотнения, так как поток обтекает вогнутый угол. Давление над пластиной (область 2) меньше, чем иод ней (область 3). Потоки, идущие над пластиной и под ней, должны после прохождения задней кромки иметь общую границу (штрихпунктирная линия). Следовательно, по обе стороны этой границы (области 4 и 5) скорости должны быть параллельны, а статические давления равны. Из этих двух условий рассчитывается интенсивность волны разрежения и скачка уплотнения, идущих от задней кромки пластины. Скорости в областях 4 и 5, строго говоря, не равны, так как потери в потоках, текущих над и иод пластиной, не одинаковы. Потери в хвостовом екачке уплотнения, который расположен после волны разрежения, больше, чем в головном, так как Яа > /.3. Следовательно, скорость потока в области 4 меньше, чем в области 5. Пунктирная линия изображает вихревую линию разрыва поля скоростей. [c.124]

Возникновение сложной системы скачков при отражении косого скачка большой интенсивности от стенки с пограничным слоем сугцественно изменяет расиределение давления на стенке по сравнению с тем, которое может быть рассчитано по теории идеального газа, пре-небрегаюгцей взаимодействием скачков с пограничным слоем. Соответствуюгцие экспериментальные исследования, ирове денные для случая отражения скачка от стенки с турбулентным пограничным слоем, показали, что увеличение давления на стенки меньше, чем вычисленное но теории идеального газа (рис. 14). Наблюдаемое за системой скачков падение давления вдоль стенки объясняется условиями эксперимента. Из-за конечности длины полки клина, установленного на противоположной стенке сопла, использованного для образования па-даюгцего скачка, в конце полки клина возникает веер волн разрежения, который уменьшает давление на стенке. [c.120]

При уменьшении угла конуса до значений, меньших J, между волной детонации, остающейся неизменной и соответствующей детонации Ченмена-Жуге, и течением сжатия вблизи поверхности конуса возникает коническая зона разрежения, которая замыкается скачком уплотнения. При уменьшении угла конуса ширина зоны разрежения возрастает, а интенсивность замыкающего скачка сначала увеличивается, а затем вновь начинает уменьшаться. При значении = О ширина зоны разрежения становится наибольшей, а замыкающий ее скачок уплотнения вырождается в характеристику. При этом за конической зоной разрежения поток остается поступательным, и направленным вдоль оси симметрии. Такой предельный случай соответствует распространению детонационной волны от точечного поджигающего источника и описывает также обтекание произвольного тела конечных размеров, в том числе конуса при в > тах, потоком ДСТОНИ-рующего газа на больших расстояниях от тела. В соответствии с тем, что в конической волне разрежения Уп > а, возмущения, идущие от поверхности конуса вдоль характеристик, не могут проникнуть в эту [c.32]

Процесс массообмена между газами может быть диффузионным (при ламинарном характере течения около границы струи) или вихревым (при турбулентном течении). Нижняя граница слоя смешения достигает оси струи на некотором удалении от сопла, определяя начало переходного участка струи, где влияние вязкости газов на параметры в струе существенно. Кроме того, на переходном участке проявляется влияние ударно-волновых структур начального участка в виде неизобаричности течения. Однако скачки уплотнения здесь становятся существенно размытыми , и их интенсивность уменьшается. В сильно разреженных течениях частицы атмосферы диффундируют на ось струи уже вблизи выходного сопла [16]. В сплошных ламинарных струях значительную часть русла струи занимает рабочий газ, и только при переходе от ламинарного к турбулентному смешению на больших расстояниях от сопла затопленный газ достигает оси. В турбулентных слоях смешения вдоль границы струи образуются вихри, которые, как показывают последние исследования, имеют продольную, веретенообразную структуру, во многом зависящую от микронеровностей внутренней поверхности сопла [17-19 [c.18]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...