Скачок уплотнения слабый

При обтекании двумерных пластин неустановившееся течение возникает нри К = 1,5 и 2,0 [46], когда толщина тела достигает максимально возможного значения для образования отрыва клиновидного типа [49]. Поэтому можно заключить, что пульсирующее течение возникает только при таких значениях К, при которых возможны клиновидные или конусообразные области течения с присоединенным скачком уплотнения (слабым или сильным), и что геометрическая форма тупого тела не оказывает влияния на пульсирующее течение. При М = 1,96 максимальное значение полуугла клина с присоединенным скачком уплотнения составляет 22,3° [46]. Механизм пульсирующего течения можно объяснить с помощью баланса массы. Течение становится неустановившимся, когда отношение давлений при переходе через косой скачок уплотнения таково, что масса жидкости, возвращающаяся в зону отрыва вблизи точки присоединения, ве сбалансирована с массой жидкости, отсасываемой из этой области [56]. [c.224]

Как уже говорилось, если возмущенное течение всюду дозвуковое, то энтропия во всем потоке постоянна и, следовательно, все термодинамические функции можно считать зависящими от одного параметра, например давления или удельного объема. При наличии в потоке скачков уплотнения (слабого семейства) увеличение энтропии в них имеет третий порядок по углу отклонения потока в скачке (вновь мы оставляем в стороне гиперзвуковые течения, для которых это неверно). Поэтому и при наличии скачков, с точностью до членов порядка 8 , энтропия постоянна во всем потоке. [c.338]

Меньшее значение угла 0с соответствует скачку уплотнения слабой интенсивности (верхняя часть отсоединенного скачка уплотнения) [c.493]

Итак, фронт очень слабого косого скачка уплотнения располагается по отношению к набегающему потоку под углом о о. который определяется равенством (46). Сильные возмущения, как было показано выше, распространяются со сверхзвуковой скоростью, в связи с чем фронт сильного скачка образует с набегающим потоком больший угол, чем характеристика а > ао. [c.133]

Графически эти зависимости для фиксированного значения Mt представлены на рис 4.24. Значения р/ри расположенные выше p/pi — 1, представляют так называемую ударную поляру для косого скачка уплотнения. Как известно, при данном значении угла поворота 0 существует два решения для р1р, соответству-юш ие слабому и сильному скачкам уплотнения. При решении газодинамических задач обычно выбирается меньшее значение р р, отвечающее слабому скачку. Значения р р, расположенные ниже р р = 1, получены для течения Прандтля — [c.179]

При большой скорости потока по мере увеличения разреженности газа скачки уплотнения становятся более слабыми, а при свободномолекулярном режиме они совсем исчезают. [c.393]

Уместно отметить, что уравнение ударной адиабаты Гюгонио в отличие от уравнения адиабаты Пуассона не выражает термодинамического процесса ударную адиабату нужно рассматривать лишь как геометрическое место точек, изображающих состояние газа за различными скачками уплотнения от бесконечно слабых до бесконечно сильных. [c.318]

Ро Ра (Ро — р о)/ро в функции относительного изменения давления Ар/р, == = (ра — Р1)/Р1 в случае слабого прямого скачка уплотнения (Ар/р 1). [c.100]

Рассмотрите схему расположения скачков уплотнения и слабых волн возмущения, а также характер распределения коэффициента давления около тела вращения с конической головной частью, обтекаемого без угла атаки сверхзвуковым потоком, при условии, что половина угла конуса при его вершине меньше критического. [c.479]

Схема течения около затупленного конического тела изображена на рис. 10.25. Перед телом 1 образуется отошедшая ударная волна 2 с переменной интенсивностью в различных точках ее поверхности. Эта интенсивность наибольшая в окрестности точки О полного торможения. Можно считать, что здесь волна представляет собой прямой скачок уплотнения. Переход частиц газа через такой сильный скачок сопровождается значительными потерями полного напора и повышением энтропии. В результате поверхность тела как бы покрывается слоем 3 некоторой толщины, в котором газ обладает высокой энтропией. В этом слое, называемом высокоэнтропийным, скорость газа меньше, чем при прочих равных условиях на поверхности острого конуса, где нет такого интенсивного скачка и газ тормозится слабее (рис. 10.25). [c.492]

Рис. 10.32. Искривление скачка уплотнения от воздействия слабых возмущений

Рассмотрим схему обтекания тела вращения (рис. 10.37) сверхзвуковым невязким потоком газа. Перед таким телом возникает головной конический (присоединенный) скачок уплотнения, простирающийся до места его пересечения (точка К) с прямолинейной волной слабых возмущений (характеристикой), выходящей из точки А сопряжения конуса с цилиндром. За точкой К вследствие взаимодействия с другими волнами, выходящими из той же точки А (и ее окрестности), скачок начнет искривляться. Линии возмущений, отразившись от скачка уплотнения, достигают цилиндрической части корпуса. Результатом этого является выравнивание давления на поверхности тела до значения р-о в набегающем потоке. [c.509]

Направление скачка уплотнения будет перпендикулярно прямой, соединяющей концы векторов w, и v - При D— B скачок уплотнения превращается в слабый скачок уплотнения (в бесконечно [c.525]

Ландау и Лифшиц [Л. 28] показали, что в скачке уплотнения однородной среды конденсация принципиально исключена. Иное положение может сложиться при течении двухфазного вещества. В скачках уплотнения происходит выделение тепла, связанное с ударной потерей кинетической энергии. В тех случаях, когда выделившееся количество тепла оказывается недостаточным для нагрева конденсированной части потока до новой равновесной температуры, отвечающей давлению за фронтом разрыва (например, при относительно высокой влажности набегающей среды или в слабых скачках), часть газообразной фазы конденсируется, освобождая недостающее количество тепла. При сравнительно же высоком начальном паросодержании, а также в скачках значительной интенсивности, когда количество выделяющегося тепла превышает его расход на нагрев конденсированной фазы, происходит осушка, а в известных случаях и перегрев пара. [c.236]

ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ ИССЛЕДОВАНИЯ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ МЕЖДУ ПАДАЮЩИМ СЛАБЫМ СКАЧКОМ УПЛОТНЕНИЯ И ЛАМИНАРНЫМ ПОГРАНИЧНЫМ СЛОЕМ В СВЕРХЗВУКОВОМ ПОТОКЕ [c.292]

Если бы наш поток по всему сечению вплоть до стенки оставался сверхзвуковым, то в месте падения скачка уплотнения и за ним не произошло бы никакого Рис. 1. Картина линий тока при изменения поля потока. Однако внутри отражении слабого скачка уп- [c.293]

Пусть на основной поток падает слабый косой скачок уплотнения известной силы, который в точке =8, х = 0 попадает на пограничный слой. Эту точку назовем точкой падения скачка уплотнения, а возникающий под влиянием скачка поток — общим потоком, который в данном случае и предстоит рассчитать. Влияние трения и теплопроводности, как и для основного потока, учитывается лишь внутри пограничного слоя. Параметры возмущений и все их производные по х и у должны при х — со для всех у стремиться к нулю. [c.296]

Вернемся теперь к уравнению (6-20). Решение этого уравнения, отвечающее положительному радикалу в квадратных скобках, будем называть сильным решением ( сильным скачком конденсации). Решение, отвечающее отрицательному радикалу, назовем слабым решением ( слабым скачком конденсации). Следует отметить, что в подавляющем большинстве случаев наблюдаются слабые скачки конденсации. При этом пар за скачком конденсации влажный. Сильный скачок конденсации физически можно представить как скачок конденсации, совмещенный с адиабатическим скачком уплотнения. Степень сухости за таким скачком будет более высокой, чем за чистым скачком конденсации, при одних и тех же параметрах невозмущенного потока. [c.164]

На рис. 8-22 приведены экспериментальные данные, характеризующие интенсивность адиабатических скачков уплотнения в расширяющейся части сопла и расчетные кривые. Как видно, при небольших числах М] и слабых скачках сходимость теории с экспериментом удовлетворительна. Однако по мере увеличения Mi и Р2/Р1 рассогласование между теорией и экспериментом увеличивается. Аналогичная картина получена и для перегретого пара. [c.237]

В дозвуковом потоке везде Х<1, М<1 и <1. В сверхзвуковом потоке (М 1) могут возникать сильные разрывы (скачки уплотнения), за которыми вообще нарушается потенциальность течения, а в выражениях (23.1) и (23.3) р и р изменяются при прохождении скачков. Мы рассматриваем пока течения без скачков или со слабыми скачками, в которых изменением р и р можно пренебречь. [c.192]

Меньшее значение угла 0с соответствует скачку уплотнения слабей интенсивности (верхняя часть отсоединенного скачка уплотнения) tg0 l = 0,6533 0 1 == = 33,16 . Большее значение относится к скачку повышенной интенсивности (нижний участок отсоединенного скачка) tg0 2 = 16,49 0с2 = 86,53 . [c.124]

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]

ОСП симметрии переходпт в косой скачок, который на больп1их расстояниях вырождается в слабую волну. Такая же форма скачка уплотнения наблюдается нри сверхзвуковом обтекании тела, имеющего закругленную носовую часть (рис. 3.14). В криволинейной ударной волне реализуются полностью обе ветви крп- [c.135]

Наличие даже слабого скачка уплотнения приводит к резкому увеличению давления во внешнем потоке. Рост давления передается навстречу потоку по дозвуковой части пограничного слоя. Линии тока отклоняются от стенки, порождая в сверхзвуковой частя пограничного слоя семейство волн сжатия, которые распространяются во внешний поток и оказывают влияние на форму и интенсишность скачка уплотнения вблизи области взаимодействия. Продольный градиент давления в пограничном слое оказывается значительно меньше, чем во внешнем потоке. Если скачок слабый, то движение в пограничном слое происходит под воздействием небольшого положительного градиента давления и отрыв потока не происходит. С увеличением интенсивности скачка уплотнения во внешнем потоке возрастает градиент давления вблизи стенки и возникает отрыв пограничного слоя. При этом увеличивается отклонение линий тока в сверхзвуковой части течения, благодаря чему поддерживается необходимое распределение давления, соответствующее данной интенсивности скачка уплотнения. В зависимости от условий во внешнем потоке (интенсивности скачка уплотнения, местного числа М, ускоренного или замедленного характера течения) и формы обтекаемого тела возможны два случая. В первом случае поток после отрыва присоединяется снова к стенке. Сразу за скачком уплотнения возникают волны разрежения, как при обтекании внешнего тупого угла. В месте присоединения поток направлен под некоторым углом к стенке, поэтому здесь возникает новый скачок уплотнения, который может вызвать иногда новый отрыв пограничного слоя. Таким образом, могут появиться несколько 22 [c.339]

В итоге за так называемой первой бочкой недорасширеняой сверхзвуковой струи формируется вторая, а затем третья и т. д. бочки . Потери полного давления в системе скачков уплотнения первой бочки приводят к тому, что вторая бочка всегда слабее первой (меньше избыток давления в начале, меньше пере-расширение в средней ее части и меньше площадь максимального сечения). При большой степени нерасчетности струи (Л > 5) потери в первой бочке настолько велики, что давление во второй бочке практически равно окружаю1дему и, следовательно, струя за первой бочкой становится изобарической, т. е. последующие бочки можно не принимать во внимание. [c.412]

Кроме этого, имеется второй корень р1фрц. В случае, если скачок бесконечно слабый, pi—>-рп и решение представляет собой, как известно, волну сжатия. Условия превращения скачка уплотнения в волну сжатия возникают при достижении потоком скорости, равной локальной скорости звука. [c.274]

Краткое содержание. В станционарном сверхзвуковом потоке методом малых колебаний исследуется взаимодействие слабого косого скачка уплотнения с ламинарным пограничным слоем на плоской стенке. Во всем пограничном слое учитывается влияние трения и теплопроводности во внешнем потоке этим влиянием пренебрегают. В пограничном слое предполагается справедливость уравнений пограничного слоя. Поток внутри пограничного слоя и внешний поток рассматриваются во взаимосвязи. Все физические параметры этих потоков и их возмущения принимаются постоянными. Подробно обсуждаются характер изменения [c.292]

В расчетах можно пренебречь увеличением энтропии потока, вызванным скачком уплотнения. Такие скачки обычнр называют слабыми скачками . Это пренебрежение во многих случаях хорошо оправдывается для тех газов, физические параметры которых во время движения не претерпевают слишком больших изменений. [c.293]

Кривая на фиг. 5-17,а, построенная по этой формуле, принадлежит к классу гипоциссоид. Отрезок 0D изооражает в масштабе вектор скорости до скачка. Точка D отвечает бесконечно слабому скачку уплотнения ( 2=с,). Касательные к гипоциссоиде в точке 7) про- [c.139]

Данные теоретических расчетов подтверждаются экспериментальными исследованиями изменения параметров влажного пара и дисперсности жидкой фракции в соплах Лаваля на нерасчетных режимах. На рис. 6-9 показано распределение статического давления s = Pi/po, радиуса капель Гк и интенсивности рассеянного света J вдоль плоского сопла Лаваля. Жидкая фаза возникала в зоне спонтанной конденсации (сечение сопла I 20 мм) и далее проходила через прямой скачок уплотнения (сечение / 70 мм). Опыты показывают весьма слабое изменение среднего радиуса капель в зоне скачка уплотнения, в то время как интенсивность рассеянного света J резко падает. Поскольку J ktir K, то при Гк = = onst уменьшение J свидетельствует об уменьшении числа частиц п и, следовательно, влажности у. Полученная в опытах и расчетным путем величина зоны релаксации I составляла около 1,5-10 м. [c.129]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...