Маха волны дозвуковое

Течение между поверхностью тела и ударной волной дозвуковое, но по мере движения вдоль тела поток вновь разгоняется и по прохождении так называемой звуковой линии становится сверхзвуковым. Заметим, что после перехода через скачок в течение газа вдоль поверхности тела редко достигаются первоначальные значения чисел Маха, имевшие место в набегающем гиперзвуковом потоке, однако в отличие от обычных сверхзвуковых течений мы имеем здесь дело с высокотемпературным 28 газом. В этом плане течение за ударной волной близко по своим пара- [c.28]

Проследим за появлением и развитием ударных волн при постепенном увеличении числа Маха Мь Сверхзвуковая область в газовом потоке появляется впервые при некотором значении Ml < 1 в виде области, прилегающей к поверхности обтекаемого тела. В этой области появляется по крайней мере одна ударная волна — обычно замыкающая сверхзвуковую область. По мере увеличения М, эта область расширяется, а вместе с ней удлиняется и ударная волна, существование которой при Mj = 1 было доказано (для плоского случая) в 120 тем самым была доказана необходимость первого появления ударной волны уже при М < 1. Как только Mj начинает превышать единицу, появляется еще одна ударная волна — головная волна, пересекающая весь бесконечно широкий натекающий поток газа. При Мь в точности равном единице, все течение впереди тела является дозвуковым. Поэтому при М) > 1, но сколь угодно близком к единице, сверхзвуковая часть натекающего потока, а с нею и головная ударная волна находятся сколь угодно далеко впереди тела. По мере дальнейшего увеличения Mj головная волна постепенно приближается к телу. [c.641]

В соответствии с характеристиками веществ рассматривают С. капельной жидкости, газа, плазмы. В особый класс выделяются двухфазные С., напр, газовые, содержащие жидкие или твёрдые частицы, или С, жидкости, заполненные пузырьками газа. Для С. сжимаемых газов существенным является отношение скорости газа на срезе сопла к скорости распространения звуковых волн а, т. е. Маха число M = v ja. В зависимости от значения Л/ различают С. дозвуковые (М< ) и сверхзвуковые (М> ). Аналогичная классификация в зависимости от числа М проводится и для скорости среды, в к-рую вытекает С. [c.12]

Для исследования механизма образования возмущений в струе под действием звуковых волн были использованы газоструйные излучатели большой интенсивности (L = 170 дБ), что позволило при теневой съемке дозвуковой турбулентной струи (число Маха истечения Mq = 0,75) наблюдать не только вихри, образующиеся под действием звука, но и порождающие их звуковые волны [4.3,4.8]. При этом число Рейнольдса, определенное по диаметру сопла и скорости истечения, составило Re = 10 . Использование газоструйных излучателей большой интенсивности привело к тому, что периодическое возбуждение уже не было во времени гармоническим, а приобретало пилообразную форму (рис.4.6). [c.134]

Угол р называется углом Маха, а линия, образуемая огибающей волн давления, — волной Маха. Существенная разница между дозвуковым и сверхзвуковым слу-354 [c.354]

Сжимаемые жидкости. Влияние сжимаемости жидкой среды на сопротивление является важнейшим вопросом для газовой динамики и должно учитываться, когда относительная скорость потока приближается к скорости звука или превосходит ее. В этом случае энергия от тела уносится упругими волнами . При высоких дозвуковых и околозвуковых скоростях сопротивление зависит как от числа Рейнольдса, так и от числа Маха. При сверхзвуковых скоростях обычно допустимо пренебрегать силами вязкости и считать, что сопротивление является функцией геометрии тела и числа Маха, т. е, [c.394]

Задача о сверхзвуковом обтекании тонких тел вращения при очень больших числах Маха в том случае, когда головная волна отходит от острого носика тела, вследствие слишком большого значения угла при вершине, либо наличия затупления носика, представляет значительные трудности. Так же, как и в плоском случае, отошедший скачок имеет вблизи оси симметрии потока почти плоский участок, соответствующий прямому скачку, и соседние с ним участки сильного разрыва, за которыми поток является дозвуковым. Движение в области между головной волной и поверхностью обтекаемого тела имеет в связи с этим смешанный до-, сверх- и трансзвуковой характер. [c.349]

Излучение высокочастотной области шума происходит в направлении, отличном от направления максимума излучения для дозвуковых струй. Если для дозвуковых струй это направление составляет угол с осью струи в - 30°, то для сверхзвуковых струй этот угол с увеличением М все более приближается к углу - 90°. Последнее обстоятельство находится в согласии с представлением об излучении высокочастотной области спектра сверхзвуковой струи вихревыми волнами Маха (см. гл. И, 4). [c.421]

Теневые искровые фотографии, приводимые на этих двух страницах, расположены так, чтобы показать развитие картины ударных волн, входящих по мере увеличения числа Маха все глубже в дозвуковое поле обтекания модели артиллерийского снаряда. Снаряд находится в свободном полете [c.134]

Между критическим числом Маха и числом Маха, равным единице, след вызывается не только трением н отрывом потока, а также, как будет показано ниже, существованием ударных волн. Следовательно, хотя механизм образования следа в последнем случае может быть более сложным, тем не менее полная потеря количества движения, эквивалентная сопротивлению, всегда появляется в следе, если тело движется с дозвуковой скоростью. [c.10]

Оказывается, что решение может быть построено из дозвуковой и сверхзвуковой областей без разрыва. Сверхзвуковая область примыкает к поверхности крыла. Если число Маха возрастает дальше, то по крайней мере в одной точке появится бесконечное ускорение за этим предельным числом Маха непрерывное решение будет невозможно и крыло должно иметь сопротивление даже в невязкой жидкости оно вызывается появлением ударных волн, отрывом или тем и другим. [c.61]

При движении газа с дозвуковой скоростью вдоль стенки с неровностями возмущения давления распространяются во всем пространстве, заполненном движущимся газом. Если же газ движется со сверхзвуковой скоростью, то из каждой неровности стенки отходит вниз по течению волна давления под определенным углом Маха. Если течение газа происходит между двумя стенками, то возникшая волна давления, достигнув противолежащей стенки, отражается от нее. Ниже, на стр. 370, изображена фотография подобного рода течения между двумя стенками с искусственной шероховатостью (рис. 223). Уменьшение угла Маха слева направо ясно показывает, как увеличивается слева направо скорость течения. [c.353]

Рассмотрим обтекание неподвижного профиля плоским установившимся потоком идеального газа, однородным на бесконечности. Как было указано выше, существует единственное дозвуковое обтекание при Моо из некоторого интервала О Моо < М, причем при приближении М к М максимум местного числа Маха стремится к единице. Экспериментальные наблюдения показывают, что при дальнейшем увеличении Мсо вблизи препятствия развиваются местные сверхзвуковые зоны и, наконец, при некотором критическом значении числа Маха в сверхзвуковых зонах возникают ударные волны. Число Маха Муд., при котором впервые возникают ударные волны, определяется не вполне однозначно, однако всегда М < Муд, < 1. [c.165]

Проследим за интегральной кривой с начальными данными Ма = и а = 0.5 и изменением характера течения с ростом параметра А. При X = 1 выполняется условие Мь > 1,Рб Роо- На рис. 7 представлено изменение числа Маха М вдоль канала для различных А. При А < 0.1 течение в канале полностью сверхзвуковое при 0.1 < А < 0.55 переход от сверхзвукового течения к дозвуковому происходит в ударной волне, так как интегральная кривая подходит к особенности типа фокуса при А > 0.55 сверхзвуковое течение непрерывно переходит в дозвуковое в особенности типа узла. [c.76]

Наиболее интересно течение для = 12.5°, в котором угол между тангенциальным разрывом и фронтом отраженного скачка превышает 90°, а за отраженным скачком расположен пучок волн разрежения с вершиной в тройной точке. На рис. 2 звуковая линия изображена штрихами. Реализация такого течения обеспечивается большой кривизной отраженного скачка, за которым относительное число Маха потока М < 1 и стремится к единице при приближении к тройной точке Т. Согласно свойствам косых скачков в совершенном газе в таком случае угол поворота потока за отраженным скачком на некотором его участке с удалением от точки Т растет. Указанный участок заключен между точкой Т и точкой максимального поворота потока 5 (для = 20° точка 5 находится внутри рассматриваемой окрестности). Следовательно, за участком фронта ЗТ дозвуковой поток сходящийся, что делает возможным его разгон до скорости звука. Как и предпола- [c.241]

При повышении давления в окружающем пространстве регулярное отражение скачка от линии симметрии сменяется неправильным— маховым (рис. 3.15.12,6, см. также рис. 3.15.7,6). Вызванная взаимодействием отраженного скачка со свободной границей волна разрежения приводит к ускорению дозвукового потока за центральным маховым скачком это ускорение может разогнать поток в центральной части струи до сверхзвуковой скорости. При дальнейшем повышении давления махов скачок перекрывает все сечение канала. Повышение давления в окружающем пространстве до значения, большего давления за прямым скачком, делает невозможным истечение струи без ее перестройки внутри канала. [c.317]

Если воздух достаточно плотный, то при рассмотрении поля течения на фиг. 13.1 фронт ударной волны в первом приближении можно считать пренебрежимо тонким по сравнению с ударным слоем. Эта аппроксимация пригодна для гиперзвуковых скоростей и высот ниже примерно 60 км. Если рассматриваемый летательный аппарат осесимметричен, то поле течения также будет обладать осевой симметрией. Для цилиндра с полусферической головкой течение в ударном слое в области торможения будет дозвуковым оно переходит в сверхзвуковое приблизительно после угла 40° от оси (на звуковой линии), а гиперзвуковым становится уже на поверхности цилиндра. Аналитическое решение для такого поля течения получить трудно из-за сложности соответствуюш ей двумерной газодинамической задачи однако найдены многочисленные приближенные численные решения. Точное численное решение получить сложно, во-первых, из-за трудности, связанной с нахождением точного уравнения состояния, и, во-вторых, вследствие неустойчивости численных схем в окрестности звуковой линии. Достаточно точное численное решение трудно получить даже в случае газа с постоянной величиной у, как, например, гелия (для чисел Маха, меньших примерно 25). [c.467]

Пока волны Маха, исходящие от свободной поверхности струи, не достигнут звуковой пинии, до тех пор внешнее давление влияет на дозвуковую область течения. По этой же причине расход струи зависит от внешнего давления даже при сверхзвуковой скорости истечения. Лишь когда внешнее давление становится столь низким, что характеристика ВС выходит непосредственно из угловой точки (рис. 4.14, г) и ни одна из волн Маха, исходящих от свободной поверхности струи, не достигает звуковой линии, расход перестает зависеть от внешнего давления. [c.162]

Для такого построения следует построить семейство шаров, представляющих фронты сферических волн, исходящих из нашего источника в различные моменты времени, и начертить огибающие этих шаров. На рис. 27 приведено зто построение для равномерно движущегося источника звука а) для дозвуковой скорости, когда огибающая отсутствует, и б) для сверхзвуковой скорости. В этом случае огибающая есть конус Маха с вершиной в месте нахождения источника. Из последнего построе- [c.122]

Изменение направления и величины скорости на самой ударной волне определяется ударной полярой, причем и здесь осуществляется решение, отвечающее слабой ветви поляры ). Соответственно, для каждого значения числа Маха натекающего потока Mi=tJi/ i существует определенное предельное значение угла полураствора конуса Хтах, за которым такое обтекание становится невозможным и ударная волна отсоединяется от вершины конуса. Поскольку за ударной волной происходит дополнительный поворот течения, значения тах для обтекания конуса превышают (при одинаковых Mi) значения (тах для плоского СЛу-чая (обтекания клина). Непосредственно за ударной волной движение газа обычно сверхзвуковое, но может быть и дозвуковым (при X, близких к Хта>) - Сверхзвуковое за ударной волной течение по мере приближения к поверхности конуса может стать дозвуковым, и тогда на определенной конической поверхности скорость проходит через звуковое значение. [c.594]

Таким образом, при сверхзвуковом обтекании тела перед ним возникает ударная волна ее называют головной. П ри обтекании тела с тупым передним концом эта волна не соприкасается с самим телом. Спереди от ударной волны поток однороден, а позади нее движение меняется, и поток огибает обтекаемое тело (рис. 127, а). Поверхность ударной волны уходит на бесконечность, причем вдали от тела, где интенсивность волны мала, она пересекает направление набегаюидего потока под углом, близким к углу Маха. Характерной чертой обтекания тела с тупым концом является существование дозвуковой области течения за ударной волной — позади наиболее выдающейся вперед части ее поверхности эта область простирается до обтекаемого тела и, таким образом, ограничена поверхностью разрыва, поверхностью тела и боковой звуковой поверхностью (пунктирные линии на рис. 127, а). [c.638]

Таким образом, сверхзвуковой поток, прежде чем попасть в межлопаточный канал, проходит через бесконечную систему ударных волн с постепенно увеличивающейся интенсивностью в области между соседними ударными волнами поток разгоняется до все больших скоростей (по мере приближения его к фронту решетки). Перед участком ударной волны, расположенным у входа в межлопаточный канал, газ движется поступательно с числом Маха, равным Мта1- На этом участке происходит наиболее интенсивное торможение потока, в результате которого на выходе из межлопаточного канала устанавливается дозвуковое течение. При этом величина потерь полного давления в различных элементарных струйках, прошедших через систему ударных волн, будет различна, так как интенсивность волн падает слева направо. Следовательно, при рассматриваемом обтекании решетки идеальным невязким потоком газа в достаточно удаленном от входа сечении межлопаточного канала, где статическое давление, а значит, и направление скорости уже постоянны по его ширине, величина скорости останется переменной. С целью упрощения задачи будем предполагать, что в результате турбулентного обмена между струйками поток внутри межлопаточных каналов полностью выравнивается и в соответствии с этим за решеткой устанавливается равномерный по шагу поток с постоянными статическим и полным давлениями, причем направление этого потока совпадает с направлением пластин (угол отставания б равен нулю). Важно отметить, что сделанное здесь предположение о выравнивании потока в межлопаточных каналах существенно отличается от сделанного в предыдущем параграфе предположения о выравнивании потока в сечении далеко за решеткой. В этом последнем случае мы только несколько завышаем потери по сравнению с теми потерями, которые имеются в невязком потоке газа, оставляя при этом неизменным течение в самой решетке, а следовательно, неизменным и силовое воздействие потока на нее. Иное дело при выравнивании потока в лопаточных каналах, при котором вследствие изменения течения в самой решетке происходит не только увеличение потерь, но и изменение величины равнодействующей по сравнению с ее значением в идеальном — невязком потоке газа ). Конечно, можно предположить, что выравнивание пото- [c.90]

Число Маха Ма = Wq/ является мерой сжимаемости газа при больших скоростях течения. При достаточно малых значениях числа Маха изменение плотнбсти газа настолько мало, что газ можно рассматривать как несжимаемую жидкость. При Ма > 1 поток газа существенно отличается от потока газа при Ма < 1 в сверхзвуковом потоке газа возможно образование ударных волн, в дозвуковом потоке ударные волны никогда не образуются. Равным образом существенные отличия имеют трансзвуковой (Ма [c.369]

Трубка Пито — Прандтля применяется также для определения V и Маха числа М в сверхзвуковом потоке. В этом случае перед трубкой образуется ударная волна и измеряемое в центр, отверстии давление практически равно давлению торможения Ро за прямой ударной волной. При известном из др. измерений давлении изоэнтропич. торможения Ро по величине отношения р о/ра можно определить М в потоке перед трубкой. Измеряемые трубкой значения Ра или Ро (соответственно при дозвуковой или сверхзвуковой скорости) почти не зависят от угла между вектором. местной скорости и осью трубки, пока этот угол не превышает 15—20 , но значения статич. давления р сильно зависят от этого угла даже при небольшой его величине. [c.171]

Возможная схема сверхзвукового потока с торможением показана на рис. 3.12. В такой решетке от точки Л до 5 на стороне разрежения контур профиля совпадет с расчетной свободной линией тока на этом участке работа не подводится. Точка В соответствует первой волне Маха. Участок ВС профилируется таким образом, чтобы создать серию слабых волн сжатия, фокусирующихся вблизи передней кромки профиля соседней лопатки. На этом участке происходит предварительное сжатие воздуха. От точки С до D контур на стороне разрежения проектируется так, чтобы обеспечить направление течения, соответствующее условию отсутствия отражения отно(Гительно сильного замыкающего скачка. Поток за этим скачком дозвуковой, и эффективный контур лопатки на участке от точки D до f (до задней кромки профиля) проектируется так, чтобы обеспечить соответствующий угол выхода потока. Контур на стороне давления от точки А до точки Е выполняется по свободной линии тока, а затем плавно выводится к точке F. Применение решеток подобного типа и другие мероприятия по снижению волновых потерь могут обеспечить достаточно высокие КПД сверхзвуковой ступени при Mj = = 1,5. .. 1,6. [c.76]

При подходе к точке О вдоль линии тока А 0 мы в плоскости годографа попадаем в точку 0. Угол наклона линии тока при подходе к точке О слева определяется числами Маха М1 и М2 и не зависит от интенсивности падающего скачка. Переходу через падающий скачок отвечает в плоскости годографа переход вдоль характеристики второго семейства из точки 0 в точку О2, лежащую на характеристике, описывающей течение Прандтля-Майера за скачком. Как было отмечено выше, из непрерывности давления в дозвуковом слое следует, что из точки О выходит волна разрежения, в которой давление падает вновь до значения р 2- Этой волне соответствует участок характеристики О2О3. Дальнейшему движению вдоль линии тока ОВ отвечает отрезок характеристики О3В1. [c.71]

Таким образом, сверхзвуковая струя излучает по крайней мере за счет трех механизмов излучения излучения турбулентностью в том виде, как мы с ним имели дело для дозвуковых струй (лайтхилловский механизм), излучения за счет ячеистой периодической структуры струи и излучения вихревыми волнами Маха. При этом шум низкочастотной области сверхзвуковой струи (частоты ниже [c.421]

Рис. 54. Теневая картина структуры потока как на рис. 55, но нри более высокой скорости. Число Маха равно 0,860. Представлена сверхзвуковая область, и переход к дозвуковому потоку происходит посредством ударной волны. Заметно онределенное увеличение толщины нограничного слоя, но нока еще нет заметного отрыва. (С любезного разрешения Гуггенхеймовской лаборатории но аэронавтике. Калифорнийский технологический институт.)

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]

Протяженность области сверхзвуковых скоростей в случаях, рассмотренных выше, ограничена концом первой бочки , где в результате маховского отражения висячего скачка от оси симметрии образуется интенсивная (почти прямая) ударная волна ( диск Маха ), занимающая значительную часть сечения струи. С уменьшением ро/ре размер диска Маха , а одновременно - и области дозвуковых скоростей за ним быстро сокращается. Поэтому для параметров, осред-ненных по элементарным отрезкам у оси симметрии, которые могут пересекать дозвуковые зоны, выполняется неравенство (1.1), т.е. поток в этом смысле остается сверхзвуковым. Данное обстоятельство делает возможным применение развитого метода для расчета слабо недорасширенных струй без ограничения по х. Именно такому случаю отвечают рис. 9 и 10, соответствующие ро/Ре = 2.0. [c.153]

Приведенные в [27] и в Главе 8.3 результаты расчетов, выполненных с использованием развитой в Главе 7.6 техники явного построения фронтов отраженного скачка и стебля Маха, сгущения сетки вблизи ТТ и других приемов повышения точности, показали, что ПП связан с масштабным эффектом . Выяснилось, что в движущейся с ТТ системе координат в условиях ПП поток за отраженным скачком (ОС) получается дозвуковым со звуковой скоростью только в самой ТТ, а сам ОС формально (по направлению касательной к нему проекции вектора скорости [29]) является не уходящим от ТТ, а приходящим. В окрестности же ТТ реализуется не трехударное , а четырехволновое решение, с тремя скачками и с центрированной волной разрежения. При этом размер возникающей в результате МСЗ настолько мал, что она и другие перечисленные выше особенности, оказываются ненаблюдаемыми в экспериментах, а тем более в расчетах со сквозным счетом скачков. [c.214]

Для известной величины V и заданном б У. н. дает возможность определить величину V] и угол а наклона ударной волны. При 6=0 оба решения = V и == V реальны первое соответствует прямому скачку уплотнения, а BTOjKie — бесконечно слабому скачку (линии Маха) с углом наклона а = 1/ar siii М (М = Vja — Маха число). Касательная к У, п., имеющая >гол б = выделяет в нлоскости uv две области точения. Углам поворота скорости 6 > 6j,p соответстьует течение с отошедшим скачком уплотнения и дозвуковой ско))остью яа ударной волной. [c.232]

Наличие криволинейной звуковой линии приводит к зависимости критического перепада давления от формы трансзвуковой области, т. е. от величины (или 0о в случае конического суживающегося насадка). Для пояснения физического существа этого явления рассмотрим истечение газа пз плоского отверстия с прямолинейными стенками (рис. 4.14). Если скорость струи дозвуковая, то сечение, в котором линни тока становятся параллельными, а давление поперек струи постоянным, лежит на бесконечности (рис. 4.14, а). Если же скорость на границе струи звуковая, т. е. p tpo = n i), то это сечение находится на конечном расстоянии (при 0ц = л/2 л 0,6г ), а звуковая линия есть линия AB (рис. 4.14, б), нри этом расстояние увеличивается с уменьшением 0о [132]. Если теперь уменьшить внешнее давление так, чтобы отношение рв ро стало мень ше л(1), то граница струи и звуковая линия AB примут форму, иредставленную на рис. 4.14, в. Расширение течения в угловой точке А происходит до внешнего давления. Волны, исходящие из угловой точки, являются, естественно, волнами разрежения, а от звуковой линии они отражаются в виде волн сжатия. Если внешнее давление близко к критическому, т. е. р /ро л, 1), то волны Маха многократно отражаются от звуковой линии и иоверхности струи. От поверхности струи волны сжатия, исходящие от звуковой линии, отражаются в виде волн разрежения, следовательно, в звуковой линии подходят всегда волпы разренгения. Воздействие струи на звуковую линию прекращается вниз по потоку от характерис- [c.161]

В работах [177, 178, 218] показапо, что при подводе тепла в трансзвуковой области сопла при числе Маха, большем единицы, возможны три характерных режима течения, кроме обычного стационарного режима, описанного в предыдущем разделе. В первом режиме спонтанная конденсация приводит к повышению давления II температуры и уменьшению числа Маха потока до единицы. В этом случае непрерывное течение может не существовать и возникает стационарный режим с ударной волной, вызванной конденсацией. Вниз но потоку от ударной волны располагается область дозвукового течения, в которой переохлаждение несколько меньше, чем перед ударной волной, но оно обеспечивает дальнейший рост образовавшихся зародышей. Режимы со стационарной ударной волной обнаружены экспериментально. Во втором, у кз нестационарном режиме течения ударная волна образуется в сверхзвуковой части сопла, перемещается сначала вверх, а затем вниз по потоку и далее затухает, затем образуется новая ударная волна и процесс периодически повторяется. В первых двух режимах течения расход газа остается неизменным, поскольку ударные волны не проходят в дозвуковую часть сопла. Наконец, при третьем режиме течения не-рнодически образующиеся ударные волны перемещаются в дозвуковую часть сопла, теченпе становится существенно нестационарным и сопровождается периодическими пульсациями газодинамических параметров, а также расхода. [c.327]

Как видно, в зависимости от числа Ке имеют место различные режимы течения. При Ке > 500 температура монотонно убывает, а при числах Ке < 300 температура падает до ж = л 6, а затем начинает расти. Увеличение температуры является результатом диссипации и должно сопровождаться уменьшением скорости и числа Маха. При Ке 100 значение Т = Т1То вблизи выходного сечения больше, чем при М = 1 для изоэнтропического течения идеального газа. При таких значениях числа Ке поток расширяется вблизи оси до сверхзвуковых скоростей (М 1,8 при х = = 5) и далее происходит безударное торможение до дозвуковых скоростей. Такой характер течения соответствует случаю, когда особая точка находится вне сопла [160]. Увеличение температуры при малых числах Ке нельзя объяснить образованием волн сжатия, поскольку экспериментальные значения плотности и давления монотонно убывают (рис. 8.1). Внешнее давление, как показано экспериментально [163], слабо влияет на форму профилей до тех пор, пока поток в выходном сечении остается перерасширенным (ро/рк > 250). [c.345]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...