Угол отклонения потока в скачке

Угол отклонения потока в скачке 127, 133, 134 [c.596]

Теперь вычисляем A , = ., — i = —0,0037 рад A i = —0,22° и находим угол отклонения потока за скачком в новой точке 3 = а Ч- i -I- A , = 37.55°. [c.188]

При решении этой задачи необходимо учесть, что угол отклонения потока в коническом скачке уплотнения ш меньше угла между образующей конуса и направлением набегающего потока (Окон=Р- Зависимость = /"( кон Щ приведена в приложении XXI. При (Окон=р = 20° и Мн=4 получается =15°. Параметры за косым скачком уплотнения определяются как для плоского потока по методу, использованному в решении задачи [c.210]

При увеличении интенсивности падающего скачка точка О ударной поляры приближается к точке, в которой скорость за первым скачком становится равной скорости звука. При этом петля второй ударной поляры уменьшается, так что, начиная с некоторой интенсивности падающего скачка, при котором две точки пересечения поляры с осью и, сливаются в одну, пересечения второй поляры с осью и вообще не происходит. Это означает отсутствие автомодельного решения поставленной задачи в том случае, когда угол поворота потока в падающем скачке больше по величине предельного угла отклонения потока в скачке для течения за ним. [c.310]

Во-вторых, если угол атаки 6 окажется больше, чем максимальный угол отклонения потока в косом скачке уплотнения о>гаах для заданного числа М набегающего потока (глава П1, фиг. 36) при 8 > ш ах перед нижней стороной пластинки образуется отделившийся скачок уплотнения с криволинейным фронтом. Расчёт такого течения является очень сложной задачей. Случай, когда 8 > ш ах. может иметь место при не очень больших числах М, например для М = 1,5 при 8 > 12°. [c.397]

Проведем расчет обтекания нижней стороны профиля (рис. З.УП.4). Определим параметры газа в точке О, расположенной непосредственно за косым скачком уплотнения. При этом известными параметрами являются число Моо = 5 и угол отклонения потока за скачком [c.547]

На прямолинейный скачок уплотнения с углом 0с = 30° падают в точках Д и Я рядом расположенные волны разрежения [характеристики 7 семейства (рис. 5.9)]. Вычислите скорость за скачком на участке ЗН и определите соответствующее изменение угла наклона скачка. В точке В с координатой //д = 10, находящейся на пересечении характеристик второго семейства ЗВ и первого семейства ВН хи — хд = 0,5), скорость Уд == 950 м/с, угол отклонения потока 3д = 11° скорость набегающего потока = 1020 м/с температура = 288 К к = = J,l v = 1,4. [c.143]

Пример 12.4. В струе воздуха, которая вытекает из котл где То = 288 К, со скоростью v i = 700 м/с и обтекает клин, возник плоский скачок уплотнения, фронт которого наклонен под углом 0 = 50° к направлению скорости до скачка. Найти скорость потока после скачка v 2 w угол отклонения потока (угол раствора клина) (см. рис. 12.2). [c.190]

Последнее соотношение позволяет определить угол отклонения потока б, если по номограммам найдена интенсивность скачка рг/Рь В случае, когда заданными величинами являются Mi, Хи р и угол поворота потока б, задача оказывается более сложной. [c.182]

Зависимость между параметрами на границах скачка можно в удобной форме представить графически. С этой целью рассмотрим треугольники скоростей до и после скачка (рис. 5.12,а). Расположим вектор скорости до скачка l по оси X (отрезок 0Q). Отрезки OF и FQ представляют собой соответственно касательную и нормальную с 1 составляющие скорости до скачка. Зная угол отклонения потока б, проведем линию вектора скорости за скачком С2 до пересечения с отрезком FQ. Точка пересечения Е определяет значение Сг, а отрезок EF выражает нормальную составляющую скорости за скачком Сп2- [c.128]

НО увеличивая угол отклонения потока. При значениях S, близких к нулю, возмущение потока невелико и скорость С2 за скачком близка к скорости до скачка Сь По мере увеличения б точка 2 (рис. 5.13,6) перемещается вдоль ударной поляры от Q к г, где точка г дает скорость за скачком ,2=М2=1. Дальнейшее весьма небольшое увеличение б приводит поток за скачком к состоянию, определяемому точкой К- Здесь течение за скачком уже дозвуковое М.2< <1) и б достигает максимального значения б . Если б>бм, то скачок отходит от угловой точки В и искривляется (рис. [c.130]

Заметим, что при 7—1,4 для выпуклых тел, как следует и рис. 5. 6 и 5. 7, формула Ньютона дает в общем лучшие результаты, чем формула Буземана. Это объясняется тем, что уменьшение давления за счет центробежных сил часто компенсируется повышенным по сравнению с ньютонианским давлением за скачком уплотнения. Последнее утверждение следует из соотношения (2. 6. 2) на скачке уплотнения (0 — угол отклонения потока) [c.134]

Как уже говорилось в предыдущем параграфе, если угол отклонения потока не очень близок к предельному, то скорость газа за более слабым скачком — сверхзвуковая, за более сильным она всегда дозвуковая. [c.298]

При совпадении направления верхней стенки с направлением набегающего потока этот скачок исчезнет и поток в верхней полуплоскости станет невозмущенным. При дальнейшем уменьшении угла раствора клина у его вершины сверху образуется центрированная волна Прандтля—Майера (рис. 3.14.6), интенсивность которой растет по мере увеличения угла отклонения потока. В пределе, когда угол раствора станет равным нулю, клин превратится в пластину, установленную под углом атаки а к набегающему потоку (рис. 3.14.7). [c.301]

В общем случае углы отклонения потока в точках В С могут быть неодинаковыми. При этом в зависимости от соотношения углов 8 и — отклонение в первом скачке ВК и 63 — отклонение во втором скачке С К) и суммарного угла отклонения 1-1-82 меняются интенсивность отраженной волны а также суммарные потери в рассматриваемой системе скачков. Расчеты показывают, что интенсивность отраженной волны К1, как правило, невелика и поэтому поворот потока на этой волне пренебрежимо мал, что и делает обоснованным предположение о повороте потока на волне КР на угол [c.164]

Параметры потока в области /V можно найти, исходя из граничных условий для линии тока, проходящей через точку В. Примем, что направления скоростей и давления во всех точках области IV будут одинаковыми. Отсюда определяется угол между вектором скорости в зоне IV и вектором Xj. Действительно, если результативное отклонение потока в зоне IV обозначить 8 , то из рассмотрения рис. 4-17 легко установить, что отклонение потока при пересечении скачка ВС равно а при пересече- [c.166]

Во-вторых, если угол атаки i превысит максимальный угол отклонения потока в косом скачке уплотнения тах для заданного числа Ml набегающего потока (см. рис. 3.12) при i > Ютах перед нижней стороной пластинки образуется отошедшая ударная волна. Случай, когда i > omax, может иметь место при не очень больших числах Mi (например для Mi = 1,5 угол пр = = 12 ). Важно отметить, что при М] < 6,4 всегда тах < пр, и поэтому причиной неприменимости изложенной схемы расчета является образование перед пластинкой отделившегося криволинейного скачка уплотнения. При очень больших числах Mi, наоборот, пр < mai и причиной неприменимости расчетной схемы является срыв с верхней стороны пластинки. [c.45]

Из соотношений (24) и (28) следует, что при гииерзвуковых скоростях (Мя > 5) угол наклона (()ронта скачка а близок к углу отклонения потока в скачке со, в связи с чем слой уплотненного газа, расположенный между фронтом скачка и поверхностью тела, оказывается очень тонким (при /с 1 а со). [c.111]

Рассмотрим сверхзвуковое течение газа ёдоль стенки ЬВС (рис. 4-9,а), постепенно увеличивая угол отклонения потока В (угол поворота стенки в точке В), При малых значениях 6, близких к нулю, возмущение потока невелико и скорость за скачком с2 близка к скорости до скачка По мере увеличения 5 точка (рис. 4-9,6) перемещается вдоль ударной поляры от О к г, где точка г дает скорость за скачком Ма = 1. Дальнейшее весьма небольшое увеличение 8 приводит поток за скачком к состоянию, определяемому точкой /С. Здесь течение за скачком уже дозвуковое М С Х) и 3 достигает максимального значения 3 . [c.148]

Мы указали способ определения угла, на который отклоняется поток в скачке, когда положенпе фронта известно. Если, наоборот, задано онределенное отклоненпе сверхзвукового потока, то в тех случаях, когда в результате отклонения величина скорости должна уменьшиться (например, при сверхзвуковом обтекании клггаа, изображенного па рис. 3.7, а), возникает косой скачок уплотнения при этом по формулам (30) н (50) может быть вычислен угол а, иод которым расположится фронт скачка по отношению к потоку. [c.134]

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]

Сверхзвуковой диффузор с полным внутренним сжатием может быть осуществлен без центрального тела (рис. 8.46). В таком диффузоре косой скачок отходит от кромки обечайки А и пересекается в точке О на оси диффузора со скачком, идущим от противоположной кромки. Поток газа в скачке АО отклоняется от первоначального направления и становится параллельным стенке АС. В точке О линии тока вынуждены возвратиться к первоначальному направлению, в связи с чем возникает отраженный скачок 0D. В точке D поток вновь отклоняется от осевого направления и становится параллельным стенке диффузора это вызывает новый скачок, который отражается от оси диффузора, образуя следующий скачок и т. д. Так как в скачках уплотнения поток тормозится, то предельный угол поворота в каждом последующем скачке меньше, чем в предыдущем. Описанный процесс продолжается до тех пор, пока требуемый угол отклонения потока не оказывается больше предельного (ы > > (Omai) с наступлением этого режима вместо очередного плоского скачка образуется криволинейная ударная волна EF, за которой поток становится дозвуковым. Дальнейшее течение в сужающем канале идет с увеличением скорости, причем в узком сечении скорость должна быть ниже или равна критической в последнем случае за узким сечением может возникнуть дополнительная сверхзвуковая зона, завершаемая скачком уплотнения GH. [c.475]

Дальнейшее увеличение числа М потока на входе в решетку при Ml > М р приводит к расширению сверхзвуковых зон, усилению интенсивности местных скачков уплотнения и к увеличению зоны отрыва пограничного слоя. При этом потери в решетке растут, угол отклонения потока уменьшается. Увеличение числа Ml > Мкр при неизменном угле атаки в дозвуковой решетке оказывается возможным лишь до определенного предельного значения, когда область звуковых и сверхзвуковых скоростей перекроет все узкое сечение (горловину) межлопаточного канала. Число М на входе в решетку, при котором средняя скорость в узком сечении межлопаточного канала решетки на данном угле атаки достигает местной скорости звука, называется максимальным и обозначается Mimax- Дальнейшее увеличение скорости набегающ,его потока сверх Мцпах и, следовательно, увеличение объемного расхода воздуха через дозвуковую решетку становится невозможным (происходит запирание решетки). [c.68]

Если установить давление за решеткой ниже критического, то поток на выходе станет сверхзвуковым, причем возникнет отклонение потока в косом срезе. Косым срезом называется область, ограниченная треугольниками а а, причем размер соответствует минимальной площади сечения канала между лопатками. При давлении за решеткой ниже критического в точках а возникнут центрированные волны разрежения abd. При пересечении этих волн давление в потоке понижается от (на линии аЬ) до давления за решеткой < р . Эти волны разрежения изобразятся в диаграмме характеристик эпициклоидой 12 (см. рис. 5.31, б), причем при прохождении волн струйки / повернут на угол б, а скорость потока станет равной Струйки II, расположенные по другую сторону кромки, пройдут также отраженную волну разрежения bdef (рис. 5.31, а), которая изображается в диаграмме характеристик эпициклоидой 23 (рис. 5.31, б). После точек а струйки / и И имеют общую границу (отмечены точками на рис. 5.31, а), по обе стороны которой давление должно быть одинаковым, а скорости параллельны. Поэтому образуются косые скачки уплотнений ag. Если, как обычно бывает, угол отклонения невелик, то скачок уплотнений имеет малую интенсивность и может быть заменен элементарной волной сжатия. Эта волна сжатия изображается в диаграмме характеристик эпициклоидой 32. Следовательно, скачки параллельны нормали к этой эпициклоиде. [c.128]

Имея это в виду, рассмотрим процесс перехода через скачок в диаграмме й, S (рис. 5.15,6). Зная давление торможения до скачка poi и энтальпию торможения ho, находим точку 0. По известной скорости потока до скачка i или давлению р находим точку Q, которая определяет состояние движущегося газа перед скачком. В скачке статическое давление потока увеличивается до рз- Если известен угол отклонения потока Ь и, следовательно, р, то состояние газа за скачком определено (точка г), так как по формуле (5.28) можно найти приращение энтропии AS. Заметим, что линия, соединяющая точки Q и 2 на рис. 5.15,6, не характеризует изменения состояния газа в скачке, так как в диаграмме h, S неквазистатические процессы могут быть [c.133]

Точка г отвечает критической скорости за скачком. Точке К соответствует максимальный угол отклонения потока 6м и угол скачка Рм. Каждому значению угла б<бм соответствуют два значения вектора скорости за скачком (точки i и 2). Устойчивое сушествование прямолинейного косого скачка возможно только при значениях вектора скорости за скачком, отвечающих точкам 2. Второе значение скорости С2, соответствующее точкам Et, реализуется в криволинейных скачках. [c.51]

Поскольку угол отклонения потока поверхностью тела является основным источником возмущения, то он не может иметь больший порядок, чем на теле, т. е. V - xUoo всюду, в том числе и на скачке. При обтекании тонких тел всегда реализуется слабая ветвь скачка ( 2.6) с osa - l, поэтому из (8.1.3) еледует [c.208]

Для косого скачка уплотнения, возникающего в диссоциирующем и ионизирующем газе, неизвестных параметров девять давление Рг. плотность рг, температура 7 , скорость Уг, энтальпия 2, энтропия скорость звука яь средний молекулярный вес цсрз, угол наклона скачка 0о (или угол отклонения потока Ре)- Следова-тельно, необходимо составить систему из девяти уравнений. Известными в этих уравнениях будут пара.четры до скачка уплотнения давление р, плотность р , скорость У1 и т. д. Вместо скорости Уг после скачка можно определить ее составляющие по нормали Уп2 и по касательной к скачку У - При этом число необходимых уравнений увеличится до десяти. Эта система уравнений будет включать основные уравнения газодинамики (движения, неразрывности, энергии и состояния), ряд кинематических соотношений для скоростей, а также термодинамических зависимостей, характеризующих свойства газа. Рассмотрим каждое уравнение этой системы. [c.155]

Возрастание угла отклонения потока (на рис. 4.4.2 это соответствует удалению точки N от А) приводит к увеличению угла скачка и повышению его интенсивности. На ударной поляре вндно, что при некотором угле Рс прямая, проведенная из точки О, коснется кривой в точке С. Угол наклона этой касательной определяет максимальный угол отклонения потока, названный ранее критическим (Рс= = Ркг)- Пусть угол клина p >pitp- На графике этому углу соответствует сплошная прямая ОН, проведенная из точки О и не пересекающая ударную поляру. Таким образом, при Рс>Рир графически при помощи ударной поляры нельзя найти решение для скачка уплотнения. Это обусловлено тем. что условие Рс>Ркр не соответствует предпосылкам (на основе которых получены уравнения для скачка), заключающимся в том, что скачок является прямолинейным и должен быть присоединен к острию. Физически — в рассматриваемом случае превышения угла клина Рс над критическим углом поворота р,<р — скачок уплотпенил отсоединяется и становится кр-иво-линейным. [c.174]

Пересечение характеристики со скачком будет иным (в точке 3 ). так как произойдет искривление скачка. Новый угол наклона скачка бс/з на участке /—З определим по углу отклонения потока за скачкой Рс = Р -АР1- -Р1 н числу Мз, вычисленному при помощи выражения щз =Дсо1- -йп, а котором Д( ) находится из (5.4.38) [c.274]

Маховское отражение (рис. 12.10,6). При некоторых сочетаниях со и Mhiугол отклонения потока созтах меньше со, потребного для придания потоку направления, параллельного стенке. В этом случае правильное отражение скачка оказывается невозможным и возникает маховское отражение с У-образным скачком с тройной точкой Б. Точка отражения косого скачка Б отходит от стенки и между ней и стенкой возникает сильный скачок БГ, близкий к прямому. Поэтому поток, текущий около стенки, не изменяет направления и за скачком становится дозвуковым (МбС <С1). На косом скачке БД поток Мз поворачивает на угол (Озтах = = (0—Дсо и течет с М4>Мз под углом Лео к стенке. Величина Лео легко определяется в диаграмме асо. На линии тока БЕ имеет место тангенциальный разрыв скорости, который в случае реальной жидкости превращается в струйный турбулентный пограничный слой. Статические давления в потоках одинаковы p4=Ps, а полное— больше за системой скачков p4 >ps. Параллельное стенке направление поток получает в криволинейных линиях тока, подобных ЕЕ, [c.232]

Отражение косого скачка АС от границы свободной струи/ СЯ (рис. 12.12). Косой скачок ЛС взаимодействует с границей струи в точке С. В точке С косой скачок отражается в виде волны разрежения СБД, проходя через которую сверхзвуковой поток М1 ускоряется до М2, а давление снижается до дав-.ления окружающей среды р2=ри- Иначе течение протекать не может, так как область НСД отделяется от окружающей среды только границей струи СН, которая не способна удерживать разность давлений. Граница струи отклоняется в точке С от своего первоначального положения на угол, равный сумме углов отклонения потока в косом скачке и в волне разрежеиия СВД, [c.233]

На рис. 4-5 представлены графики 8 (р) при различных значениях для = 1,3. Отметим, что с увеличением скорости невозмущенного течения увеличивается максимальный угол отклонения потока 8 . Следует подчеркнуть, что в соответствии с двойственным решением уравнения (4-17) одному значению угла -отклонения потока б соответствуют два различн >1х значения р. Опыт показывает, что плоскому косому скачку отвечает только меньшее значение р. [c.138]

Имея в виду эти условия, рассмотрим процесс скачка в диаграмме (рис. 4-11). Зная давление торможения до скачка и энтальпию торможения /д, найдем в диаграмме /5 точку С>1, характеризующую состояние изоэнтропи-чески заторможенного газа до скачка. По известной скорости потока до скачка с, или давлению р находим точку О, которая определяет состояние движущегося газа перед скачком. В скачке статическое давление потока увеличивается до р . Если известен угол отклонения потока 8 и, следовательно, р, то состояние газа за скачком определено (точка 2 на рис. 4-11), так как по формуле (4-29) можно найти приращение энтропии Д . Заметим, что линия, соединяющая точки В и на рис. 4-11, не характеризует изменения состояния газа в скачке, так как в диаг- [c.154]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...