Распределение значения числа Маха по поверхности

Рис. 10.19. а) Распределение значения числа Маха по поверхности профиля б, в, г) зависимость полного давления в решетке от параметра [c.40]

Распределение давления вдоль поверхности тела при больших Мсо становится автомодельным, т. е. не зависит от конкретного значения числа Маха. [c.27]

В зависимости от числа Маха на выходе из решетки, углов входа потока и степени турбулентности на входе распределение давлений и температур по обводу профиля меняется. Особенно существенно сказывается влияние углов входа. При значительных изменениях ао на входной кромке образуется отрыв потока и возникает вихревой шнур (рис. 3.3), расположенный либо на входном участке спинки (aoвогнутой поверхности (oo>aoi ао1 — расчетный угол входа потока). В соответствии с вихревой структурой потока на входе отмечено увеличение неравномерности распределения температур по обводам профиля как на перегретом, так и на влажном паре. Интенсивное снижение температуры зафиксировано в тех точках профиля, где происходит резкое уменьшение давления (рис. 3.13). Характерно, что расчетные значения термодинамической температуры на диффузорных участках профиля возрастают, а экспериментальные значения температуры поверхности профиля практически сохраняются постоянными. [c.96]

В заключение приведем еще график (рис. 149), позволяющий судить о том, насколько теоретический расчет угла полураствора р конического скачка (угол полураствора конуса 00 — 30°) правильно предсказывает действительные его значения при различных числах Маха к сожалению, диапазон экспериментальных чисел Маха на графике невелик. Как видно из графика, левая ветвь кривой, соответствующей слабому коническому скачку, отклоняется вверх и вправо, чтобы образовать еще ветвь, отвечающую сильному, отсоединенному скачку. Такая же двузначность, естественно, будет иметь место и в распределении коэффициента давления по поверхности конуса. Пояснение возможности возникновения слабого или сильного конического скачка сохраняется таким же, как и в случае плоского косого скачка. [c.346]

На рис. 5.22, 5.23 сплошными линиями показано распределение возмущений давления Ра и по поверхности эллиптического конуса с отношением осей К — 2 с углом полураствора в плоскости малой полуоси, совпадающей с плоскостью угла атаки, 9к = 10° для различных значений угла атаки /5о при числе Маха набегающего потока Мсо = 6. Расчеты проводились на конечно-разностной сетке с числом узловых точек по координате ф - Lk = 73 и по координате = 21. [c.96]

Уравнение (3.10), используемое для вычисления максимальной передаваемой мощности тепловой трубой на звуковом пределе, было впервые получено Леви [34] и часто называется в литературе по тепловым трубам уравнением Леви. Уравнение (3.5) вместе с уравнениями (3.10) и (3.11) может быть использовано для нахождения температуры поверхности раздела фаз жидкость — пар в зоне испарения. Следует отметить, что уравнения (3.5) и (3.11) справедливы также для зоны конденсации. Однако в то время как значение М в зоне испарения обязательно меньше единицы, в зоне конденсации в зависимости от условий на границе зоны конденсации тепловой трубы и внешнего стока тепла число Маха может быть и меньше и больше единицы. Следовательно, по уравнениям (3.5) и (3.11) можно вычислить распределение температур на межфазной границе жидкость — пар вдоль всей длины для течения пара с большими числами Маха. Это распределение при [c.84]

На рис. 10.19, а изображены зависимости распределения значений числа Маха по верхней (спинка) и нижней (поверхностям) крылового профиля в решетке для двух газов (аргона — к = 1,67 и фреона — к= 1,14) при кМ. = onst = 0,6. На рис. 10.19, б — г [c.40]

Это подтверждается опытными данными, приведенными на рис. 11.5, на котором изображены кривые безразмерных значений избыточного давления на поверхности цилиндра с оживаль-ной головной частью, полученные при разных значениях числа Маха II для различных величин относительной толщины ожи-вальной части (при нулевом угле атаки). Как видим кривые распределения давлений универсальны при Мн = var и т = var, если выдерживается условие аффинного подобия МнТ = idem. [c.116]

Трубки Пито были изготовлены из круглых нержавеющих стальных капилляров с наружным диаметром 0,56 мм и внутренним диаметром 0,25 мм. Трубки устанавливались в аэродинамической трубе с помощью микрометрического передвижного устройства, которое позволяло фиксировать положение насадка с точностью 0,025 мм. Измерения начинались вне нограничного слоя трубки Пито перемещались в сторону пластины, максимальное перемещение составляло 75 Л1м. Поскольку точность измерений с помощью трубки Пито зависит от взаимодействия насадка со стенкой, данные измерений, которые были получены при контакте насадка со стенкой, не обрабатывались. Результаты, полученные при удалении насадка от стенки на расстояние меньше одного диаметра насадка, считались не вполне достоверными. Статическое давление на стенке измерялось зондами, вмонтированными в поверхность пластины. Местные значения числа Маха определялись по формуле Релея [15] из данных по полному давлению, измеренному трубкой Пито. Касательные напряжения на стенке рассчитывали исходя из наклона кривой распределения чпсел Маха значения М были получены интерполяцией между измеренными с помощью насадка величинами и нулевым числом Маха на поверхности пластины. Полученные значения умножались на расчетные значения локальной скорости звука и вязкости воздуха при температуре поверхности. [c.400]

Методы расчета ламинарного пограничного слоя в однородном газе при наличии йроизвольного распределения давления во внешнем потоке были предложены рядом советских и зарубежных ученых сразу же после появления преобразования А. А. Дородницына. Простейший приближенный метод для случая теплоизолированной поверхности крылового профиля при числе Прандтля, равном единице, и сравнительно невысоких значениях числа Маха был предложен А. А. Дородницыным и Л. Г. Лойцянским (1945). [c.524]

На рис. 9-23 показано сравнение экспериментальных значений Н и о с расчетными, а также изменение по обтекаемой поверхности расчетных значений С) (в опытах коэффициент трения не измерялся) при М оа — 3. Конечное число Маха составляло 1,9 поток замедлялся па протяжении 10 толщин пограничного слоя. Входящий в интегральные уравнения градиент давления определялся по измеренному распределению давления по длине стенки. Расчет дает удовлетворительное согласование с опытом для большей части области сверхзвукового течения расхождение наблюдается вниз по течению к концу криволинейной поверхности, что, по-впдимому, является результатом действия поперечных градиентов давления, возникающих под влиянием сильного изменения скорости сверхзвукового потока. Доказательством надежности рассматриваемого расчетного метода является и тот факт, что в полном соответствии с данными измерений расчет показывает отсутствие отрыва пограничного слоя. С другой стороны, предложенные в [Л. 162, 197, 232] методы расчета показывают, что в этих условиях течения должен наступить отрыв пограничного слоя или по крайней мере предотрывное состояние. [c.259]

Уравнение (4) может быть представлено в функции только числа Маха, так как на основании теории Толмина для турбулентной изотермической струи, занимающей полупространство, при малой скорости и постоянном давлении величина 1 —(б /б) ь- принимается равной 0,45. Если принять, что пограничный слой турбулентный и распределение скоростей в нем следует закону степени, теплопередача на поверхности равна нулю и энтальпия торможения постоянна, то 1 — (б /6) , будет иметь следующие значения [c.40]

Результаты расчетов а для различных Фо, характеризующих отношение времени релаксации к газодинамическому, показывают, что при 1 Фо 10 наблюдается существенное отклонение а от квазиравновесных значений, причем с ростом Фо увеличивается М, для которого а > Ор. Существование апр (при 5 оо) показывает, что процесс нарушения равновесности распределения приводит к установлению предельного числа Маха в струе. В работе [19] с помощью анализа ряда результатов удалось получить зависимость асимптотического предельного числа Маха от числа Кнудсена, вычисленного по параметрам в точке торможения и диаметру сопла. Таким образом, начальные условия на поверхности М=М отличаются от параметров, полученных в результате расчета методом характеристик, или источника при течении в режиме сплошной среды. Дальнейшие расчеты течения без столкновений можно проводить при заданном начальном распределении М (Ее). [c.259]

На основе численного анализа двумерных уравнений Навье-Стокса в [1] исследованы аэродинамика и теплообмен осесимметричного тела с узкой выемкой на его лобовой поверхности, обтекаемого гиперзвуковым потоком вязкого совершенного газа (М = 6.1, Mars Pathfinder [2]). Его лобовая поверхность вьшолнена в виде сферически затупленного кругового конуса с углом полураствора 0 = 70°. Угол раствора конуса превышает предельное значение, поэтому звуковая линия приходит на заднюю скругленную кромку конуса и, следовательно, коническая поверхность обтекается дозвуковым потоком. Узкая выемка на конической поверхности находится в области дозвукового невязкого течения (число Маха на внешней границе пограничного слоя в окрестности выемки = 0.13 согласно оценке по распределению коэффициента давления). Эти исследования показали, что в этом случае наблюдаются два типа распределения температуры восстановления Т,. по стенкам выемки при изменении температурного фактора внешней поверхности а) немонотонное распределение с максимумом вблизи внешних кромок и минимумом на дне выемки при этом минимальное значение почти не зависит от Г о б) немонотонное распределение с минимумом вблизи внешних кромок и максимумом на дне выемки обе экстремальные величины изменяются в зависимости от r o- [c.166]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...