Маха волны за скачком уплотнения

Расчеты проводились в двух предположениях 1) колебательные степени свободы в каждой точке неравновесной зоны равновесны, 2) кинетика возбуждения колебаний рассчитывалась одновременно с кинетикой химических реакций. Распределения температуры и плотности за скачком уплотнения в ударной волне с числом Маха М = 14,2, распространяющейся по воздуху сро = I мм рт. ст.. То = 300° К, показаны на рис. 7.16. Температура за скачком уплотнения Т равняется 9772° К, если считать, что в скачке возбуждаются равновесные колебания, и 12 000° К — без учета колебаний. [c.388]

Рассмотрим ударную волну в одноатомном газе. Заметная ионизация получается только при весьма большой амплитуде волны, поэтому в скачке уплотнения достигается предельное сжатие, равное четырем, в соответствии с показателем адиабаты = 5/3. Параметры за скачком уплотнения выражаются через число Маха простыми формулами [c.390]

Интерференция между волнами Маха и скачками уплотнения возникает в этом случае только за решеткой и приводит к существенной неравномерности потока по шагу за решеткой (рис. 10.55, г). [c.77]

Скачки уплотнения возникают при торможении сверхзвуковых потоков в газе какими-либо преградами. Возмущения сжатия, вызываемые отдельными точками преграды, распространяясь со скоростью звука, в сверхзвуковом потоке не могут выходить за пределы соответствующих конических поверхностей, образованных волнами Маха (см. рис. 4.2). Поэтому в ограниченном пространстве перед [c.107]

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]

С учетом сказанного может быть принята следующая методика расчета числа Маха М . На первом этапе рассчитываются параметры в точке ветвления X - конфигурации ударных волн с использованием формул (1.1), (1.2) на режимах "свободного" взаимодействия или формул (1.3), (1.4) на режимах "несвободного" взаимодействия для определения М /, и интенсивности косого скачка уплотнения над областью отрыва. В расчет структуры точки ветвления положена трехударная конфигурация, которая в случае отсутствия соответствующего решения дополняется центрированной волной разрежения. При этом параметры замыкающего скачка уплотнения в точке ветвления отвечают звуковой точке на внутренней поляре, построенной для числа Маха составляющей скорости однородного потока за косым скачком уплотнения над областью отрыва, нормальной линии ветвления. Затем в рамках изэнтропического процесса находятся параметры на линии растекания (присоединения) с использованием данных о параметрах газа на линии тока под контактным разрывом и о давлении Ртах на линии растекания (фиг. 5). [c.73]

IV.8. Скачки уплотнения возникают при торможении сверхзвуковых потоков в газе какими-либо преградами. Возмущения сжатия, вызываемые отдельными точками преграды, распространяясь со скоростью звука, в сверхзвуковом потоке не могут выходить за пределы соответствующих конических поверхностей, образованных волнами Маха (см. рис. 2.IV.2). Поэтому в ограниченном пространстве перед преградой происходит многократное наложение возмущений сжатия, которое и приводит к возникновению скачков уплотнения. [c.477]

На рис. 83 показана характерная ннгерферограмма обтекания сферы диаметром 10 мм потоком газа с числом Маха Ма - 4,02 и числом Рейнольдса Re 230 (число Re вычислено по параметрам газа за скачком уплотнения и радиусу сферы, на которой видна отошедшая ударная волна). Результат обработки этой интерфе-рограммы представлен на рис, 84, изображающем распределение плотности поля по радиусу потока г перед сферой в области пе- [c.160]

При отрыве основной ноток отделяется слоем смешения от обла-сти с циркуляционным течением гаяа, заключенной между разделяющей линией тока и поверхностью тела. Слой смешения вызывает некоторое отклонение нотока. За скачком уплотнения, присоединенным к передней кромке, линии тока прямолинейны и параллельны внешней границе слоя смешения. При приближении разделяющей линии тока к точке присоединения образуется система волн сжатия, сливаюпщхся затем в скачок уплотнения, соответствующий присоединению. Чепмен и др. [43] показали экспериментально, что рост статического давления pjpt по толщине зоны присоединения не зависит от числа Рейнольдта, а зависит от числа Маха после присоединения. [c.213]

Так как дозвуковая часть вязкого слоя не способна выдержать внезапное повышение давления, падающий скачок отражается в виде веера волн разрежения, который компенсирует повышение давления в скачке уплотнения. В результате такого отражения течение на внешней границе вязкого слоя отклоняется в направлении поверхности пластины и по мере поворота вязкого слоя давление повышается, а поток замедляется. За областью присоединения над разделяющей линией тока формируется новый пограничный слой, который по достижении сечешгя с минимумом толщины ( горла ) переходит в состояние, соответствующее слабому сверхзвуковому вязкому взаимодействию при новом числе Маха. В адиабатическом случае вязкое течение считается полностью докритическим в том случае, когда приращение давления, вызванное падающим скачком, плавно передается вверх по потоку до сечения с начальным течением на пластине, и сверхкритическим, если оно реагирует на повышение давления внизу по потоку только через внезапный скачкообразный переход в докритическое состояние, хотя за этим скачком течение плавное. Следует заметить, что при взаимодействии с внешним невязким сверхзвуковым течением в докритическом пограничном слое может появиться свой положительный градиент давления в направлении потока. Исследуя первый момент количества движения, можно избежать полу эмпирических предположений в расчете Крокко — Лиза [26]. [c.276]

Случай О соответствует неустановившемуся пульсирующему течению. Было предположено, что неустойчивость потока связана в большей степени с явлением присоединения, чем с явлением отрыва [59]. В этой области были проведены интенсивные исследования [46, 56]. Хотя значения чисел Маха были различными (М , = 1,96 в работе [46], 6,8 в работе [56] и 10 в работе [59]), результаты наблюдений аналогичны, поэтому здесь излагаются результаты наблюдений Мэйра [46]. Приведены фотографии пульсирующего течения с коротким периодом пульсаций К = 1). Фазы течения представлены в хронологическом порядке, о чем можно судить по перемещению слабого прямого скачка уплотнения в направлении потока. Ниже описано поведение потока в течение одного периода пульсаций [46]. На фиг. 31 перед тупым телом видны две головные ударные волны волна, расположенная выше по течению, движется вниз по потоку и смыкается со второй ударной волной, как это видно на фиг. 35 и 36, где представлены две фазы, непосредственно следующие за фазой, представленной на фиг. 31. [c.243]

Исследовательские полеты ракетоплана Ц-1 в вариантах ЛЛ-1 и ЛЛ-3 дали ученьм уникальные материалы по аэродинамическим характеристикам самолетов с разными крыльями, распределению давления потока по хорде и размаху, возникновению и перемещению ударных волн (скачков уплотнения) и срывных зон потока за ними на критических значениях чисел Маха, особенностям и изменениям параметров пограничного слоя и так далее. [c.311]

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]

В работе [30] приведено численное исследование сверхзвуко вого обтекания геометрии (рис. 4.21) сверхзвуковым потоком равновесного воздуха. Строгий учет равновесных реакций и приближенный (эффективный показатель адиабаты не меняется вдоль линии тока за отошедшей ударной волной) дает близкие результаты. Отличие наблюдается в областях скачков уплотнения. При увеличении числа Маха влияние реальных физико-химических свойств воздуха становится более заметным. Это влияние особенно заметно по изменению величины плотности и, следовательно, температуры, по изменению значения скорости, отхода ударной волны, но мало сказывается на величине давления на теле. [c.245]

Наличие в акустическом спектре струи дискретных составляющих связывается [14] с ударно-волновыми структурами в струе. При прохождении малых возмущений через скачки уплотнения могут появиться дополнительные источники звука, которые называют шумом на скачках. Следует отметить и возможность нарушения устойчивости струйного течения, связанную с ударными волнами [14]. Одна из них — градиентная катастрофа — обусловлена бесконечно большими градиентами газодинамических переменных за ударными волнами с определенными характеристи ками (интенсивностью и кривизной). Другой причиной является нарушение условий динамической совместимости в ударноволновых структурах, образующихся иа линиях пересечения газодинамических разрывов (катастрофа интерференции). Например, в работе [7] невозможность существования тройных конфигураций ударных волн при малых числах Маха (< 1,428 для 7 — 1,4) связывается с возникновением нестационарного режима истечения из сопел с геометрическими числами Маха при плавном повышении давления в ресивере. Катастрофой интерференции в задачах о распространении скачка уплотнения в [c.19]

Сверхзвуковые струйные течения характеризуются образованием и взаимодействием газодинамических разрывов. Типичными примерами ударно-волновых структур в таких течениях являются тройные конфигурации ударных волн, догоняющие и встречные скачки уплотнения, рефракция скачка на тангенциальном разрыве. В работе [1] перечисленные задачи о взаимодействии скачков уплотнения сводятся к расчету обобщенной ударноволновой структуры (рис. 2.1, а). В этой структуре приходящие волны 1 и 2 — встречные, 2 и 3 — догоняющие) считаются заданными, т.е. в потоке с известным числом Маха заданы интенсивности волн. Задача о расчете обобщенной ударно-волновой структуры сводится к определению интенсивностей исходящих волн 4 и 5 и параметров течения за ними. Известные исходные данные позволяют определить значения газодинамических переменных в областях fag перед исходящими волнами, поэтому задача сводится к расчету параметров взаимодействия сверхзвуковых потоков в областях f п д, встречающихся под углом Ро (рис. 2.1, б). Следует отметить, что изображенная на рис. 2.1,6 ситуация является и самостоятельным газодинамическим объектом, который часто встречается в сверхзвуковых струйных течениях, например, при истечении струи из сопла Лаваля в сверхзвуковой спутный поток, а также в сверхзвуковой аэродинамике на задней кромке профиля (рис. 2.1, б). [c.30]

Эффекты периодичности течения не подавляются с появле кием системы ударных волн в донной области. При дозвуковом течении (рис. 8.2, а) вихри формируются непосредственно за выходной кромкой, а при трансзвуковом течении происходит расширение потока (рис. 8.2, б) до величины донного давления, соответствующей местному числу Маха 1,7. Вихри формируются, по-видимому, между пограничными слоями, Лямбдаобразный скачок уплотнения взаимодействует с пограничным слоем ниже по потоку на расстоянии, примерно равном толщине выходной кромки, и весь поток колеблется с частотой схода вихрей. [c.231]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...