Скачок уплотнения висячий

Около оси струи 1на участке торможения криволинейный скачок переходит в прямой скачок уплотнения, получивший название диска Маха, за которым скорость течения становится дозвуковой. Периферийные линии тока образуют сверхзвуковое течение, которое, как следует из теоретических расчетов ) и экспериментов ), дважды пересекает криволинейный скачок 1 — l d и отраженный скачок d — п. Одна из линий тока 2—2) этой зоны течения изображена на рис. 7.31. Поверхность 1—1 (часть криволинейного скачка) представляет собой так называемый висячий скачок уплотнения, постепенно ослабляющийся с приближением к кромке сопла и полностью вырождающийся, немного не доходя до последней. [c.411]

Расчеты показали, что внутри теплового пятна осуществляется сильный разогрев газа. Это приводит к значительному уменьшению плотности в следе. Газ, втекая в область тепловыделения, нагревается и расширяется. Появляется поршневой эффект, источник тепла расталкивает газ в стороны и на периферии образуется висячий скачок уплотнения. [c.415]

Заметим также, что звуковая точка на внешней поляре (рис. 4) при близких к расчетному режимах обтекания лежит выше точки Т. При этом в одних случаях слабый внутренний скачок уплотнения, выходящий из точки Т, допускает ветвление на две сильных ударных волны, приходящих на стенку крыла и контактный разрыв, идущий из точки Т, в других — сверхзвуковая область за ним замыкается висячим скачком. [c.658]

Влияние разреженности течения на структуру струи проявляется в изменении структуры и интенсивности центрального и висячего (криволинейного) скачков уплотнения. Центральный скачок [c.259]

В действительности в таком течении образуется висячий скачок уплотнения, который зарождается в точке пересечения го- [c.86]

При обтекании тел с очень тупым носком может возникнуть висячий скачок уплотнения, который имеет слабую интенсивность (практически совпадает с линией Маха) и, как следует из рис. 11.27, не нарушает существенно подобия в распределении давления, формах ударных волн и полей течения. [c.287]

Условия совместности для областей 1 и 22 можно получить так же, как выше (см. 3.11) для течений разрежения. Локально внешний сверхзвуковой поток 1 обтекает гладкую поверхность, образованную толщиной вытеснения вихревого локально невязкого течения 22. Если влиянием образующегося висячего скачка уплотнения в малой окрестности точки О можно пренебречь (например, а не слишком велико, и тогда отличием изэнтропы от ударной поляры, составляющим О(а ), можно пренебречь), то условие совместности упрощается и может быть представлено в виде [c.88]

Эти факторы обусловили необходимость проведения тщательного анализа обнаруженных свойств и условий их проявления. Так, например, широко распространено мнение, что наличие угловой точки (при трансзвуковом режиме) всегда приводит к образованию висячего скачка уплотнения, или что ее наличие всегда служит причиной отрыва пограничного слоя. На самом деле, как показано в 8 гл. 9, висячий скачок возникает из-за конечной кривизны стенки непосредственно за угловой точкой, в результате взаимодействия сингулярности течения вблизи этой точки со стенкой. (Упрощенно это можно назвать перерасширением потока вблизи угловой точки по отношению к тому течению, которое может осуществиться за ней, вблизи стенки.) Отрыв пограничного слоя вызывается торможением потока вдоль стенки непосредственно за угловой точкой (в самой угловой точке замедление потока достигает бесконечного значения) это торможение обусловлено той же причиной, что и образование скачка. [c.202]

Хвостовой скачок является одним из примеров вторичного скачка уплотнения. Однако, как будет показано в 5-7 при обтекании тел сверхзвуковым потоком кроме него может возникать и висячий скачок эти два скачка, если они оба существуют, пересекаются, образуя Л -образный скачок. [c.255]

Следует отметить, что метод Фридрихса, если его понимать несколько шире, чем метод определения формы ударной волны при обтекании тонкого профиля, имеет фундаментальное значение при асимптотическом описании висячих скачков уплотнения вблизи точек зарождения. [c.258]

При совмещении точки Е с точкой С в А Е) возникает скачок уплотнения или образуется местная зона дозвукового течения. (Как известно из теории нелинейных гиперболических уравнений, задача Коши при достаточно гладких начальных данных имеет непрерывное решение, вообще говоря, лишь в достаточно малой области. При решении задачи в целом решения может не быть либо из-за образования огибающей характеристик и, следовательно, висячего скачка уплотнения, либо из-за возникновения внутри области определения искомого решения подобласти эллиптичности (т. е. подобласти дозвуковых скоростей).) [c.260]

Как отмечалось в 1, при расчете обтекания тел с изломом образующей В. Ф. Ивановым [13] было получено решение с висячим скачком уплотнения в области за головной ударной волной. Это явление и ранее наблюдалось в экспериментах, однако причина его не была достаточно ясна. [c.261]

П. Висячий скачок уплотнения располагается вниз по потоку от точки нулевой интенсивности. [c.264]

Таким образом, существует семейство достаточно гладких контуров, при обтекании которых с висячим скачком уплотнения из точки начала скачка распространяется разрыв первых производных составляющих скорости. [c.282]

В этом параграфе производится построение висячего скачка уплотнения в плоском неравномерном сверхзвуковом потоке идеального газа. Так же, как и в предыдущих параграфах этой главы, применяется метод годографа, используются формулы асимптотического представления решения и его первых производных (в двух приближениях). Рассматривается общий случай аналитического решения в плоскости годографа в точке зарождения скачка. Исследуются условия зарождения скачка в сверхзвуковой точке [c.282]

Описанные процессы силового, массообменного, акустического и теплового взаимодействий рабочего и окружающего газов, наблюдаемые в затопленных струях, имеют место и в свободных спутных струях (см. рис. 1.2, а). Если скорость спутного потока невелика, то процесс формирования струйного течения качественно не отличается от описанного выше При сверхзвуковых скоростях газов выравнивание статических давлений на кромке сопла, где струйный и спутный потоки встречаются впервые, сопровождается образованием исходящих от острой кромки сопла газодинамических разрывов — скачка уплотнения, центрированной волны разрежения или слабого разрыва. Определение типов исходящих в разные газы волн составляет задачу о распаде произвольного стационарного разрыва. Эта задача подробно рассматривается ниже в рамках моделей невязких газов. Решение ее существенно осложняется, если есть необходимость считать газы вязкими, а кромку сопла не острой. В этом случае в окрестности кромки сопла формируется тороидальная донная область с циркуляционным течением. Сильное силовое взаимодействие струйного и спутного газов происходит на некотором удалении от кромки и по характеру напоминает течение в ближнем сверхзвуковом следе за телом. В рамках модели невязкого газа возникающие в результате распада разрывы и исходящие с кромки сопла волны течения за ними разделяются поверхностью тангенциального разрыва. В реальных газах вдоль них, как и на границе затопленной струи (см. рис. 1.2), происходит смешение струйного и спутного газов. Криволинейность в общем случае тангенциального разрыва является причиной возникновения висячего скачка уплотнения внутри волны разрежения, если она образуется в результате распада произвольных разрывов. Поэтому при любых ситуациях в струе рабочего газа образуются бочки, связанные с выходом на границу отраженных от оси скачков уплотнения и их рефракцией на тангенциальном разрыве. В реальных газах эти скачки, изменяя свою форму в слое смешения, выходят в спутный поток, а в струе за ними формируется новая бочка. Как и в [c.20]

В работе приведены продольные и поперечные распределения вариаций продольной массовой скорости в нескольких бочках . Установлена асимметрия сигнала относительно линии г = О и показано, что в опыте идентифицируется спиральная мода с двумя локальными максимумами (уэи) в поперечном направлении, один из которых близок к безразмерному г 1, что и дает расчет, а другой, лежащий ближе к оси и, очевидно, связанный с близостью висячего скачка уплотнения в сжатом слое, далее вниз по потоку вырождается. [c.132]

На рис. 6.2, а отчетливо видны положение висячего скачка уплотнения и волнообразный характер внешней границы сверхзвуковой части слоя смешения струи, что обусловлено периодичностью по азимутальному углу радиального переноса высоконапорного потока наружу от оси струи и вовлечением в движение покоящегося низконапорного газа затопленного пространства. Предполагается, что это вызвано наличием в слое смешения продольных вихрей, причем соседние вихри имеют противоположное направление вращения. Нечеткое изображение одной стороны поперечного сечения струи вызвано тем, что она наблюдалась через турбулентный высокоскоростной поток струи. [c.163]

В случае больших нерасчетностей (Л > 100) характерные линейные масштабы и конфигурации границы струи и контура висячего скачка уплотнения недорасширенной осесимметричной сверхзвуковой струи могут быть определены при помощи соотношений, предложепных в работе Н. Н. Шелухина ). Для расстояния от среза сопла до максимального сечения струи Хт и для максимального радиуса струи в этой работе получены следующие выражения [c.426]

Р —угол полурастБора сопла. Границы струи r = rl gra) и контура висячего скачка уплотнения гь = гь1( га) аппроксимируются [c.426]

Основными ионизационными процессами, определяющими поле концентраций электронов и имеющими наименьшие времена релаксации, являются процессы, связанные с образованием комплексных ионов ЛН2О+, которые необходимо учитывать при кинетических расчетах, если давление достаточно сильно падает вдоль линии тока. Для течения с медленным изменением параметров вдоль линии тока механизм рекомбинации при тройных соударениях также влияет на распределение концентрации электронов. Данный тип течения реализуется в области вязкого взаимодействия струи со стенкой и в струе за висячим скачком уплотнения. [c.243]

В монографии изложены результаты иееледований в облаети теоретической и вычислительной трансзвуковой аэродинамики. Помимо общих вопросов трансзвуковой теории рассматриваются следующие проблемы фундаментально-прикладного характера трансзвуковое вихревое течение за отошедшей ударной волной образование и свойства висячих скачков уплотнения обтекание профиля крыла при больших дозвуковых скоростях полета, в частности, профилирование докритического крыла профилирование сопла Лаваля в корректной постановке и прямая задача сопла струйное трансзвуковое обтекание теория осесимметричных трансзвуковых течений некоторые вопросы, актуальные для пространственных течений. [c.2]

На определенных режимах сверхзвукового обтекания затупленных тел в поле течения за отошедшей ударной волной возникают вторичные (или иначе — внутренние, висячие) скачки уплотнения. Они оказывают существенное влияние на аэродинамические характеристики тел. Расчетным путем эти скачки впервые были обнаружены П. И. Чушкиным [111] при изучении обтекания гладко затупленного клина и конуса В.Ф. Ивановым [13] были построены скачки в области за головной ударной волной при расчете обтекания затупленного конуса с изломом образующей контура. Образование вторичных скачков уплотнения ранее наблюдалось и в экспериментах, однако причины их появления не были тогда достаточно изучены. М. Лайтхиллом, например, высказывалось мнение [90], что причиной образования вторичного скачка является отрыв и последующее прилипание пограничного слоя в окрестности угловой точки (по этому поводу см. 11) были предположения, что появление таких скачков в расчетах связано с заданием грубых начальных данных и т.п. [c.252]

Рассмотрим сначала алгоритм расчета точки на висячем скачке уплотнения недорасширенной струи. Пусть рассчитана характеристика первого семейства АВ, проходящая через точку С на висячем скачке уплотнения, а также следующая характеристика до точки Ь (рис. 3.2, е). Сначала, игнорируя наличие разрыва, характеристика ЬЬ продолжается в область за скачком уплотнения. Для этого по точкам Ь и с с помощью формул расчета внутренней точки рассчитывается точка ь причем в качестве параметров в точке с, в которой имеется разрыв, естественно используются значения перед скачком уплотнения. [c.132]

Из-за отклонения границы струи на больший угол б и ее искривления, характеристики сжатия (отраженные от границы струи) образуют сходящийся узкий пучок, направленный к оси. Висячий скачок уплотнения 1 есть результат сложения характеристик сжатия. Возникновение висячего скачка уплотнения в осесимметричной струе объясняется сверхзвуковым радиальным растеканием сильно перерасширенного газа из центральных областей в периферийные, где давление равно давлению окружающей среды. Этот скачок является поверхностью вращения, при приближении к соплу ослабевает и не доходит до кромок сопла, поэтому и называется висячим. В осесимметричном течении криволинейный висячий скачок не может правильно, регулярно отразиться от оси, поэтому возникает как бы маховское отражение от оси в виде прямого скачка й—4и который называется диском Маха и за которым течение становится дозвуковым. От диска Маха й—отходит кольцевой скачок й—е, который отражается от границы струи (точки е) в виде волн разрежения. В сечении е—е заканчивается первая бочка и начинается подобная ей вторая, за ней третья и т. д. Для того, чтобы в сечении е—е возникла вторая бочка, необходимы недорасширен-кый сверхзвуковой поток в этом сечении (ре>р ) и We ae). Периферийный поток (линия л—Т) является сверхзвуковым — он пе- [c.251]

Прандтля — Майера (см. рис. 1.1, б). Внутри волны формируется висячий скачок уплотнения, который, как и падающий скачок уплотнения в перерасширенной струе, отражается от оси струи с образованием маховского диска и тройной конфигурации ударных волн [7]. Отраженный скачок уплотнения этой конфигурации вы- [c.17]

На рис. 6.5,1 показана схема продольных вихрей в поперечном сечении, соответствующая первой моде гертлеровской неустойчивости, что отвечает одному слою вихрей, располагающихся в слое сдвига струи. Согласно работе [31], поперечное сечение продольных вихрей может существенно отличаться от круговой формы, но этот вопрос пока не обсуждается и рассматривается простейший случай. Заштрихованная область соответствует ядру потока (в случае сверхзвуковой недорасширенной струи сжатому слою струи, располагающемуся между висячим скачком уплотнения и внутренней границей слоя смешения струи). Область слоя смешения занимают противоположно вращающиеся вихри, что ведет к выносу высоконапорного газа из внутренней части струи при значении азимутального угла Последнее регистрируется приемником полного давления как максимум давления при г = гх в зависимости (см. рис. 6.5, I). Втягивание внутрь слоя [c.168]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...