Скачок уплотнения прямой

Определение положения этого скачка уплотнения можно произвести следующим образом. Пусть задана сверхзвуковая скорость в начале трубы Яь длина трубы х, диаметр трубы D, коэффициент трения и показатель идеальной адиабаты к. Вычисляем по формуле (17) приведенную длину трубы х- По формуле (18) определяем максимальную приведенную длину Хкр и убеждаемся в том, что истинная приведенная длина больше максимальной (х > Хкр)-В этом случае, как было указано, в некотором сечении, отстоящем на расстоянии Хс от начала трубы, возникает скачок уплотнения. Для простоты допустим, что скачок уплотнения прямой, тогда приведенные скорости до скачка (Я ) и после скачка (Я") связаны соотношением (16) гл. III [c.189]

При достаточно низком противодавлении на критическом режиме поток смеси может остаться сверхзвуковым и на выходе из диффузора. Это может представлять интерес в тех случаях, когда используется скоростной напор потока смеси или возникающая при истечении реактивная сила полное давление смеси при этом будет значительно выше, чем при < 1. Однако в обычных схемах работы эжектора требуется получить возможно большее статическое давление газа на выходе из эжектора. Для этого сверхзвуковой поток, полученный на выходе из камеры смешения при критических режимах работы эжектора, необходимо перевести в дозвуковой. Принципиально здесь возможно применение сверхзвукового диффузора, где торможение будет происходить без скачков или в системе скачков с небольшими потерями. Обычно, однако, в эжекторах применяются конические диффузоры дозвукового типа, в которых сверхзвуковой поток тормозится с образованием скачка уплотнения. Если считать скачок уплотнения прямым, то легко видеть, что минимальные потери полного давления в нем будут тогда, когда скачок располагается непосредственно перед входным сечением диффузора, т. е. возникает в сверхзвуковом потоке с приведенной скоростью Я,з. [c.532]

Скачок уплотнения прямой 424 Слой вихревой 221 [c.434]

Скачок уплотнения прямой 447 Скорость волны гидравлического удара 212 [c.458]

Скачок уплотнения прямой 120 [c.410]

Л—граница струй В—волны разрежения С—косые скачки уплотнения Д—скачок уплотнения —прямой скачок уплотнения [c.194]

Взаимодействие турбулентности со скачком уплотнения. Па выходе из сопла в рабочей части установки организовывалось течение со скачками уплотнения. Прямой скачок устанавливался приблизительно посредине сопла путем дросселирования выходного отверстия из рабочей части установки. Косой скачок (рис. 6) возникал при обтекании заостренной пластины, наклоненной к потоку под углом 20°. Датчик термоанемометра подводился к скачку снизу по [c.426]

При заданной сверхзвуковой скорости волновое сопротивление зависит от формы скачка уплотнения — прямого или косого. При прямом скачке скорость за ним становится дозвуковой, поэтому потери в данном случае наибольшие. Потери при косом скачке зависят от угла встречи потока с телом чем острее этот угол, тем меньше потери. [c.85]

При стоячей ударной волне для анализа прямого скачка уплотнения используется такая же система уравнений, как и при одномерном течении в сопле с распреде.дением частиц по размерам, за исключением уравнения неразрывности, которое заменяется соотношением [c.336]

ПРЯМЫЕ СКАЧКИ УПЛОТНЕНИЯ [c.115]

ПРЯМЫЕ СКАЧКИ УПЛОТНЕНИЯ Ц7 [c.117]

ПРЯМЫЕ СКАЧКИ УПЛОТНЕНИЯ 119 [c.119]

Изменение давления и плотности газа в прямом скачке уплотнения можно представить в функции числа М перед скачком. Из уравнения количества движения с зачетом формулы для скорости [c.122]

Можно выразить отношение давлений в прямом скачке уплотнения и в функции приведенной скорости перед скачком Хв] для этого следует в равенстве (20) произвести замену переменных по формуле (45) из гл. I [c.123]

При уменьшении скорости набегающего потока до критического значения (Me = 1) скачок уплотнения вырождается pi=pu)-В дозвуковом потоке, как уже указывалось выше, скачки уплотнения невозможны. В прямом скачке уплотнения повышение [c.123]

Определим потери полного давления в прямом скачке уплотнения. [c.124]

Из равенств (73) гл. I и (22) можно получить формулу для определения плотности заторможенного газа после прямого скачка уплотнения [c.124]

Рис. 3.5. Зависимость коэффициента сохранения полного давления за прямым скачком уплотнения от приведенной скорости

Характерной особенностью прямого скачка уплотнения, как можно было заметить, является то, что, пересекая его фронт, газовый поток не меняет своего направления, причем фронт прямого скачка располагается нормально к направлению потока. Помимо прямых скачков уплотнения, встречаются и так называемые косые скачки уплотнения. Фронт косого скачка располагается [c.126]

Приведенные соображения показывают, что косой скачок уплотнения сводится к прямому скачку, который сносится вместе с потоком газа вбок со скоростью Wt. В отличие от прямого скачка в косом скачке претерпевает разрыв (скачкообразное уменьшение) не полная скорость газового потока, а только ее составляющая, нормальная к фронту скачка. В самом деле, согласно уравнению неразрывности, [c.128]

Закон изменения давления в прямом скачке уплотнения может быть получен из уравнения импульсов в виде известного равенства (21) гл. III [c.220]

Для сверхзвуковых режимов (Хх>1), когда торможение начинается с прямого скачка уплотнения, переводящего поток к дозвуковой скорости Хх = 1/ х и давлению, определяемому формулой (63), [c.232]

При встрече газов, следующих непосредственно за фронтом детонационной волны, с остроносым препятствием может возникнуть вместо прямого косой скачок уплотнения. В последнем случае повышение давления при торможении газов оказывается меньшим. [c.233]

Пример 6. Определить соотношения между параметрами газа до и после прямого скачка уплотнения. [c.242]

Связь между параметрами газа в скачке уплотнения мы выше устанавливали исходя из того, что при переходе через прямой скачок сохраняются неизменными полная энергия, расход и импульс потока. Запишем те же уравнения с использованием газодинамических функций. [c.242]

Произведем почленное сложение уравнений (132) и (133), предполагая при этом, что скачок уплотнения является прямым, и поэтому справедливо соотношение = 1/Х. В результате получаем [c.264]

На рис. 5.29 приведен вспомогательный график для определения функции Ф(Я) по величине К. Соотношение (135) устанавливает связь между параметрами потока, движущегося с трением в трубе с приведенной длиной при условии, что в трубе возникает прямой скачок уплотнения. [c.264]

Рис. 6.35. Зависимость критического отношения давления от числа Мо при турбулентном пограничном слое 1 — нерасчетное истечение из сопла, 2 — обтекание тупого угла, 3 — падающий извне скачок уплотнения, 4 — отношение давлений в прямом скачке, 5 — отношение давлений в косом скачке при а = 60°, 6 — отношение давлений в косом скачке при а = 30°

Величина критического перепада для турбулентного пограничного слоя при Мо<1,2 больше отношения давления в прямом скачке уплотнения (рпс. 6.35) и отрыв не может возникнуть. На рис. 6.35 приведены также значения отношения давления в косых скачках уплотнения с углами наклона а => 60° и 30° относительно скорости набегающего потока, подсчитанные но формуле (45) гл. III. Эти значения при Мо< 1,4 (а = 60°) и Мо<3 (а = 30°) оказываются меньше критического отношения давления, и отрыв турбулентного пограничного слоя не возникает. [c.348]

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]

Итак, в двигателе с простым диффузором торможение входящей струи при сверхзвуковой начальной скорости начинается с прямого скачка уплотнения. Потери в скачке и параметры потока за скачком определяются по формулам, приведенным в гл. III. [c.463]

Рассмотрим далее изоэнтропийное течение рабочего тела в диффузоре. Считаем, что заданы параметры потока р , v , скорость на входе в канал и давление р дНа выходе из него. Известным также является расход. Определяем заторможенные параметры. Задавшись законом возрастания давления р вдоль оси диффузора, найдем по уравнению, аналогичному (3.51), уменьшение скорости, а по уравнению, аналогичному (3.58), изменение плош,ади поперечного сечения канала вдоль оси. При использовании газодинамических функций принимаем желательный закон изменения вдоль канала приведенной скорости X или функции р (к) и по таблицам определяем функцию расхода q ( ), а затем, воспользовавшись уравнением, аналогичным (3.49),— площадь поперечного сечения в соответствуюш,ем месте канала. Как показывают основные уравнения, при дозвуковой скорости потока на входе в ди зфузор канал будет расширяющийся. Если входная скорость превышает скорость звука, диффузор для изоэнтропийного процесса сжатия имел бы суживающуюся-расширяющуюся форму. При этом в горле устанавливались бы критические параметры. Таким образом, для изоэнтропийного процесса сжатия диффузор мог бы рассматриваться как обращенное сопло Лаваля. Однако плавное изоэнтро-пийное торможение сверхзвукового потока до дозвуковых скоростей невозможно. При таком торможении обязательно возникают скачки уплотнения. Прямой отсоединенный скачок уплотнения может возникать перед входом в диффузор. Поток за таким скачком дозвуковой, поэтому диффузор в этом случае должен быть расширяющимся каналом. Сверхзвуковые диффузоры могут иметь и более сложную форму. [c.96]

Неподвижную ударную волну часто называют скачкой уплотнения. Если неподвижная ударная волна перпендикулярна к направлению потока, то ювор.чт о прямом скачке уплотнения если ке она наклонна к направлению движения, то говорят о косом скачке уплот11ення. [c.456]

Это утверждение имеет общий характер и не связано с предполагаемой в (122,1—2) полнтропностью газа (и даже с его термодинамической идеальностью). Действительно, при наличии ударной волны энтропия газа в точке О So > S), между тем как в ее отсутствие энтропия была бы равна Si. Тепловая же функция в обоих случаях равна гг/,, = м,-f ц,/2, так как при пересечении линией тока прямого скачка уплотнения величина w а /2 не меняется. Но из термодинамического тождества dw — Т ds - dplp следует, что производная [c.640]

Иитенсивность косого скачка уплотнения изменяется с изменением угла наклона его фронта к направлению набегающего потока. В предельном случае, когда косой скачок переходит в прямой (а = 90°), увеличение давления получается максимальным. При этом равенство (45) переходит в равенство (20), известное из теории прямого скачка уплотнения. [c.132]

Это равенство при М 1/sin а дает pi ри, а в случае а = 90 переходит в сооответствующее равенство (22) для прямого скачка уплотнения. [c.133]

На рис. 3.12 представлены кривые а = /(со), соответствующие различным значениям числа М набегающего потока, построенные для воздуха к = 1,4). Как видим, каждому значению числа М отвечает некоторое предельное отклонение потока (<в = Ютах). Так, при М = 2 поток может быть отклонен не более чем на угол omai = 23°, при М = 3 — на Штах = 34°, при М = = 4 — на Штах = 39°. Даже при бесконечно большой скорости (М = оо) ноток можно отклонить максимум на угол Штах = 46°. Наличие такого ограничения в отклопенип потока после скачков уплотнения является вполне естественным фактом, ибо как при бесконечно слабом скачке, т. е. когда угол а равен углу распространения слабых возмущений, а образующая конуса возмущения является характеристикой, так и при наиболее сильном — прямом скачке угол отклонения потока становится равным нулю, следовательно, кривые (о = /(а) имеют максимумы. [c.134]

При сверхзвуковом обтекании клина, у которого угол нри вершине больше, чем допускается по рис. 3.12, образование плоского косого скачка уплотнения невозможно. Опыт показывает, что в этом случае образуется скачок уплотнения с криволинейным фронтом (рис. 3.13), причем поверхность скачка размещается впереди, не соприкасаясь с носиком клина. В центральной своей части скачок получается прямым, но при удаленип от [c.135]

Прикладная газовая динамика. Ч.1 (1991) -- [ c.121 , c.124 ]

Техническая гидромеханика (1987) -- [ c.424 ]

Техническая гидромеханика 1978 (1978) -- [ c.447 ]

Гидравлика и аэродинамика (1987) -- [ c.120 ]

Сборник задач по гидравлике и газодинамике для нефтяных вузов (1990) -- [ c.182 ]

Гидрогазодинамика Учебное пособие для вузов (1984) -- [ c.127 ]

Гидроаэромеханика (2000) -- [ c.366 ]

Аэродинамика Часть 1 (1949) -- [ c.347 , c.420 ]

Прикладная газовая динамика Издание 2 (1953) -- [ c.71 ]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...