Скачок скорости у стенки

Силы аэродинамические при свободно-молекулярном обтекании тел 163—169 Скачок скорости у стенки 137 [c.300]

Определим скачок температуры у стенки в течении со скольжением. Эта задача сложнее, чем определение скачка скорости, так как на изменение температуры в направлении нормали к [c.138]

Мы рассмотрим сравнительно простой вариант расчета скачков температуры у стенки, причем ограничимся случаем скорости потока малой по сравнению со скоростью хаотического движения молекул. [c.139]

Приведенные на рис. 10.21 фотографии сверхзвукового обтекания в аэродинамической трубе ромбовидных профилей разной толщины при нулевом угле атаки подтверждают описанную выше картину течения. На каждой из этих фотографий отчетливо видны скачки уплотнения у носка профиля, пучки волн Маха у верхнего и нижнего выпуклых углов профиля п волны Маха, отходящие от неровностей на стенках аэродинамической трубы, по наклону которых можно судить о скорости потока в трубе. [c.42]

СКАЧКИ СКОРОСТИ И ТЕМПЕРАТУРЫ У СТЕНКИ [c.135]

Скачки скорости и температуры у стенки при течении газа со скольжением [c.135]

Решение при ламинарном режиме у стенки показано кривой 1, это решение хорошо согласуется с опытными данными непосредственно у стенки, с удалением от стенки различие между кривой 1 и опытными точками увеличивается. Лучшее соответствие достигается, если часть профиля скорости непосредственно у стенки описывать формулой (1.85), часть, удаленную от стенки,—формулой (1.84). В этом случае расчетный профиль скорости, показанный на рис. 1.2 сплошными линиями, содержит точку излома и состоит из двух частей одна соответствует ламинарному режиму течения, вторая — турбулентному. Подобный подход соответствует разделению пристеночного течения на две области ламинарный подслой и турбулентное ядро. В ламинарном подслое течение определяется молекулярным переносом, в турбулентном ядре — молярным (турбулентным) переносом. В этой модели, называемой двухслойной, переход от ламинарного подслоя к турбулентному ядру осуществляется скачком при некотором значении величины [c.46]

При обтекании разреженным газом твердого тела наблюдаются интересные эффекты. Так, скорость потока не обращается в нуль у неподвижной стенки и газ не прилипает к поверхности, как это происходит в непрерывном потоке, а скользит вдоль нее. Температура газа у стенки не становится равной температуре самой стенки, как это обычно бывает в непрерывном потоке, т. е. у поверхности наблюдается скачок температуры между стенкой и слоем газа, непосредственно прилегающим к ней. [c.238]

Из эффектов, возникающих при тепловом и гидродинамическом взаимодействии разреженного газа с обтекаемым им телом, для нас наиболее существенны два — скачок скорости и скачок температуры у твердой поверхности. Эти скачки возникают в связи с тем, что в разреженном газе не все молекулы, ударяющиеся о твердую стенку, полностью теряют свою избыточную энергию. При этом часть молекул почти упруго отражается пограничными молекулами (атомами) кристаллической решетки обтекаемого тела, а часть молекул, попадающая в междуузлия решетки, полностью тормозится. [c.271]

Условия теплоотдачи значительно изменяются, если поток газа движется с большой скоростью. При движении потока с большой скоростью частицы газа достаточно резко затормаживаются у стенки за счет трения. При этом может происходить удар частиц и возникает местное уплотнение газа, так называемый скачок уплотнения. Сжатие и трение газа сопровождаются выделением тепла в пограничном слое (рис. 3-8). Кроме того, в этом случае становится существенным изменение плотности с давлением (см. подробнее 3-8). [c.135]

Предельным случаем является торможение потока вдоль плавной вогнутой стенки, в каждой точке которой поток испытывает отклонение на малый угол d6 (рис. 5.16,6). При этом у стенки образуется волна сжатия, состоящая из бесчисленного множества слабых волн уплотнения. Движение газа через такую волну сжатия совершается при постоянной энтропии. Однако плавное изоэнтропийное торможение здесь может происходить только в слое газа, прилегающем к стенке. В результате пересечения характеристик уплотнения на некотором расстоянии от стенки, зависящем от скорости набегающего потока, возникает криволинейный скачок переменной интенсивности. Поток за скачком вихревой, так как скорости в разных точках за линией ВК различны. [c.137]

Разделяющая линия контакта имеет в точке падения скачка О излом с вогнутым углом в сторону дозвуковой области, так что для дозвукового потока точка О есть точка торможения с нулевой скоростью и максимальным давлением газа в ней. Простая волна сжатия, образующаяся в сверхзвуковом потоке перед падающим скачком уплотнения вследствие передачи вперед повышения давления через дозвуковую область, преломляется при прохождении скачка и дает начало отраженному скачку, который у точки О взаимодействует с выходящей из этой же точки центрированной волной разрежения. Падающий скачок отражается в этой точке от границы как от свободной поверхности с давлением на ней, равным давлению торможения дозвукового течения. При этом взаимодействии бесконечно слабый отраженный скачок возникает уже в точке О и, постепенно усиливаясь, приобретает в бесконечности интенсивность, соответствующую отражению от твердой стенки без дозвукового слоя на ней. [c.82]

Характер изменения профиля скорости за замыкающим скачком типичен для течения при турбулентном перемешивании. Влияние трения у стенок проявляется лишь в сечениях, расположенных за точкой В. Таким образом, расстояние между точкой А т В определяет минимальную длину кольцевого канала постоянного сечения, на которой заканчивается рост статического давления и достигаются минимальные средняя скорость и неравномерность потока. Обозначим длину этого участка через т и назовем ее длиной участка торможения сверхзвукового потока в замыкающем скачке уплотнения. Располагая замыкающий скачок в нескольких сечениях кольцевого канала при разных кольцевых соплах, можно найти зависимость длины т от безразмерной скорости Л01 в ядре потока и параметров пограничного слоя перед замыкающим скачком. Полученные значения т, отнесенные к гидравлическому диаметру кольцевого канала 2Н, приведены на рис. 4 в виде зависимости / 2Н) = /(Л ), где т — среднее [c.466]

В течениях сжатия Дж. Нейман (1943) обнаружил контактные (или тангенциальные) разрывы, когда плотность претерпевает разрыв и сохраняется постоянное отношение плотностей до и после скачка, скорость же и давление остаются непрерывными. Были исследованы взаимодействие скачков и волн разрежения в одномерных течениях (Р. Курант и К. Фридрихе — 1943), поведение скачка у стенки (отражение косого скачка) и другие вопросы. [c.327]

Если пограничный слой является турбулентным или искусственно делается турбулентным, прежде чем достигается максимум скорости, то на фотографиях обнаруживается сильный скачок уплотнения. Этот скачок приблизительно перпендикулярен стенке, и измерение распределения давления на стенке показывает быстрый рост давления, вызванный присутствием ударной волны. Иногда ударная волна имеет небольшой наклон в направлении потока, вероятно, потому, что основной поток отклоняется при отрыве или быстром возрастании толщины пограничного слоя. В подобных случаях, как и при ламинарном пограничном слое, также наблюдаются отраженные волны расширения, хотя это отражение недостаточно, чтобы устранить возрастание давления у стенки. [c.65]

Приведенные данные относятся к свободным струям. Если вблизи от выходного сечения сопла находится стенка, перегораживающая струю, из-за расширения потока (при его повороте у стенки) могут создаваться сверхзвуковые скорости течения даже тогда, когда само сопло не имеет в выходной части расширяющегося участка. При этом в зазоре между соплом и приемным каналом образуется система скачков уплотнения, от положения которых, меняющегося с изменением давления питания, существенно зависит давление на входе в приемный канал. Характеристики элемента сопло — приемный канал при малых расстояниях между соплом и приемным каналом и при очень высоких давлениях воздуха перед соплом, достигающих 70 кГ/см , были исследованы К. И. Ридом [37]. [c.235]

На рис. 22.5, а показаны характеристики изменения давления у стенки, аналогичные показанным ранее на рис. 15.7, в, но полученные при значениях Мо=1,5 и 2,0 [94]. На рис. 22.5,6 приведена фотография визуализированной картины течения в элементе, в котором струя, вытекающая из канала питания примыкает к стенке [60]. Для канала питания здесь Мо=1. На выходе из этого канала в пристеночной области скорость течения становится сверхзвуковой, и образуется видимая на рисунке система скачков уплотнения далее вниз по течению наблюдается нормальное распространение струи вдоль стенки. Эти опыты проводились при Ре =6 10 , [c.241]

Если скорость газа за скачком меньше скорости звука, то полученным автомодельным решением нельзя описать течение за скачком в случаях, когда стенка на конечном расстоянии от точки излома перестает быть прямолинейной, так как возмущения от измененной формы стенки распространяются по всей области течения вплоть до скачка. В некотором интервале значений угла поворота стенки, близких к 0п,ах нельзя даже локально около излома стенки использовать автомодельное решение для скачков слабого семейства, так как анализ показывает [14], что в названном интервале значений 0 кривизна скачка в его начальной точке у стенки обращается в бесконечность. [c.299]

В возникающем неавтомодельном течении образуется так называемый отошедший скачок уплотнения, который начинается у стенки впереди от точки излома (рис. 3.14.3 см. также рис. 3.12.3). За отошедшим скачком вблизи стенки образуется область с дозвуковым потоком при приближении вдоль стенки к точке излома поток тормозится до нулевой скорости, а затем вновь ускоряется при удалении от этой точки. [c.300]

При больших значениях описание процесса течения носит эвристический характер. А именно, предполагается, что после достижения постоянной фо критического значения в канале возникают сверхзвуковые зоны. Вообще говоря, как указано в гл. 6, в этих зонах могут быть скачки уплотнения, что приводит к потерям полного давления. После того как эти зоны, возникающие у стенок канала сомкнутся (при достаточно большом значении фо), возникают предпосылки реализации течения с переходом через скорость звука — при достаточно большом перепаде давлений. Этот перепад, вообще говоря, может быть установлен лишь ориентировочно даже в случае, когда в потоке имеется только одна звуковая линия (т.е. когда нет сверхзвуковых включений в области, лежащей вверх по потоку от звуковой линии). Это связано с тем, что звуковая линия криволинейна. (Точное значение сверхкритического перепада давлений можно найти лишь для сопла с прямой звуковой линией оно зависит от отношения площадей на входе в сопло и в самом узком сечении канала.) [c.109]

Величины сопротивления практически не зависят от направления газового потока. Переход от ламинарного движения к турбулентному происходит при значительно меньшем Re, чем в случае течения газов в трубах и каналах. Этот переход совершается плавно (без скачков), между ламинарной и турбулентной областями лежит промежуточная (переходная) область с границами 10< Re,,< lG0. В сыпучем слое имеет место непостоянство скорости газового потока по сечению засыпки. Данное явление вызывается характером укладки материала (у стенок она иная, чем в середине), т. е. изменением вдоль сечения слоя доли свободного объема засыпки. Опытами установлено, что скорость потока у стенок на 30 70% выше скорости в центральной зоне слоя. [c.338]

В области течения со скольжением наблюдаются два эффекта. Первый из них состоит в том, что скорость газа у стенки не равна нулю, а газ скользит по поверхности с конечной скоростью — отсюда название области. Вторым эффектом потока со скольжением является температурный скачок у стенки при теплообмене газа с поверхностью. Температура газа у поверхности не равна температуре поверхности. [c.418]

Проблемы конвективного теплообмена при низких давлениях те же, что в обычной газодинамике и теплотехнике, осложненные, однако, дополнительными эффектами. Речь идет в конечном счете об определении количеств тепла, которыми обмениваются твердые поверхности различной формы с обтекающим эти поверхности потоком газа. Указанные количества тепла, отнесенные к единице площади и единице времени, будем называть удельными потоками тепла или.просто тепловыми потоками. После приведения к безразмерному виду i(Nu, St) тепловые потоки оказываются функциями многих безразмерных параметров, из которых в первую очередь надо назвать числа Рейнольдса Re, Маха М, энтальпийный фактор hw, коэффициент аккомодации а и коэффициент диффузного отражения о. Как известно, эффекты разреженности проявляются, начиная с некоторых значений числа Кнуд-сена Кп, представляющего собой отношение средней длины свободного пробега молекул к характерному линейному размеру. Эффекты разреженности прежде всего приводят к изменению условий на твердой поверхности обтекаемого тела вместо прилипания, т. е. непрерывного перехода температуры и скорости от значений в газе к значениям в теле, появляются скольжение газа и скачок температур у стенки. Что касается уравнений, описывающих процесс обтекания и теплообмена, то практически в настоящее время пользуются уравнениями Навье-Отокса. [c.36]

Классическая теория темиературного скачка и скольжения газа у стенки построена на основании решения кинетического уравнения Больцмана в первом приближении, т. е. когда изменение темлературы и макроскопической скорости газа на средней длине овободного пути молекул пренебрежимо малы. Молекулярно-кинетические расчеты тангенциального импульса, передаваемого от движущейся стенки разреженному газу, привели Максвелла [Л. 1] к выражению для коэффициента скольжения [c.514]

На расстоянии от стенки, равном одной средней длине СЕободного пробега молекул, процессы переноса можно считать свободно-молекулярными. Наличие скольжения и температурного скачка можно обнаружить из элементарных рассмотрений. Если принять, что на стенку попадают молекулы с некоторой тангенциальной скоростью w, то, поскольку число молекул, падающих на стенку, равно числу отраженных, средняя тангенциальная скорость молекул у стенки [c.330]

Пусть сплошной кривой на рис, 44 изображено изменение истинной скорости газа у стенки. Пусть, скажем, линия 55 на рис. 44 находится в области, где решение уравнения Больцмана уже с необходимой точностью аппроксимируется иавье-стоксовским приближением. Если бы мы знали скорости и температуру газа на этой линии, то, решая уравнения Навье — Стокса, мы могли бы построить решение во всей внешней (вне слоя Кнудсена) области. Тогда, продолжая решение уравнений Навье—Стокса внутрь слоя Кнудсена (пунктирная линия на рис. 44), мы можем определить некоторые фиктивные значения скорости и температуры у стенки, В общем случае полученные таким образом скорость и температура не равны ни истинной скорости и температуре газа у стенки, ни скорости и температуре стенки. Разность между фиктивной скоростью и скоростью стенки называют скоростью скольжения, а соответствующую разность температур— температурным скачком. [c.318]

Таким образом, при решении задачи обтекания тела при малых числах Кнудсена в рамках ураинений Навьс — Стокса на стенке должны быть поставлены условия скольжения (1.46) и температурного скачка (1.60). Отметим еще раз, что температура Т х, 0) и скорость и х, 0), являющиеся условиями на стенке для уравнений Навье—Стокса, не равны истинной температуре 7 j(x, 0) и скорости a i(x, 0) газа у стенки на дне кнудсеиовского слоя. [c.333]

В предыдущем параграфе были выведены условия (условия скольжения), которые необходимо ставить на твердых границах при решении уравнений Навье — Стокса. В гидродинамике обычно принимают так называемые условия, прилипаяия, т. е. считают, что скорость газа у стенки и его температура равны скорости и температуре стенки. Рассмотрим, к каким изменениям приводит учет скольжения и температурного скачка в теории пограничного слоя. [c.333]

Еще существеннее то обстоятельство, что в бензиновом двигателе распространение пламени от запальной свечи до стенок камеры сгорания происходит сравнительно медленно, в результате чего кривая возрастания давления имеет достаточно плавный ход. Совершенно иначе обстоит дело с дизелем наружный воздух всасывается в камеру сгорания, сжимается, а затем отмеренная порция горючего впрыскивается в камеру. Температура воздуха поднимается вследствие сжатия намлого выше температуры воспламенения жидкого топлива. Практически все топливо вспыхивает одновременно, и в этот момент на кривой дав-ления отмечается внезапный, резкий скачок давления. При разложении кривых роста давления в дизельном и бензиновом двигателях в ряд Фурье обнаруживает-ся, что дизелю свойственны высокие гармоники гораздо большей интенсивности, что и объясняет характерный стук при работе дизеля. Из различия в рядах Фурье следует также, что нарастание шума с увеличением скорости у бензинового двигателя больше, [c.113]

Одной из задач газовой динамики является разработка способов эффективного торможения сверхзвуковых течений вязкого газа. Пс-пользование теории течений идеального газа для расчета торможения сверхзвукового потока не всегда допустимо. Эксперименты показывают, что часто влияние вязкости не сосредоточивается в тонком пограничном слое, образуюгцемся у новерхности обтекаемых тел, а распространяется на все течение. Это наблюдается в случаях, когда возникает отрыв пограничного слоя. Отрыв нограничного слоя нри сверхзвуковых скоростях обычно происходит под влиянием скачков уилотнения. В сверхзвуковом нограничном слое есть область дозвуковых скоростей, но которой новышенное давление за скачком, распространяется навстречу потоку, вызывая утолгцения или отрыв пограничного слоя. В месте отрыва у стенки возникает егце один косой скачок. Отрыв может возникнуть и под влиянием положительного градиента давления нри торможении сверхзвукового потока в плавно сужаюгцемся канале. [c.147]

В рассматриваемом примере по СГК рассчитывался ударный слой, ограниченный отошедшим скачком с двумя тройными точками (точки 1 и 2 на рис. 3, а). Внутри слоя располагаются тангенциальные разрывы Т и Т2, начинающиеся соответственно в точках 1 и 2, ударная волна выходящая из точки 2, и пучок волн разрежения с центром в I - точке падения на Т1. В / скорость потока за больше или равна скорости звука. Прилегающая к Т часть сверхзвукового потока после прохождения через и разворота в пучке течет вдоль верхней поверхности цилиндра, разгоняясь до больших сверхзвуковых скоростей. Хотя в СГК перечисленные выше внутренние особенности не выделялись, они неплохо видны на рис. 3, где изображены линии тока (рис. 3, а, цифры - значения функции тока) и изомахи (рис. 3, б). Те и другие нарисованы через равные интервалы. Сгущения изомах у тела указывают на размазанные тангенциальные разрывы Т1 и Т2, на скачок и на область сильно неравномерного (из-за центробежного эффекта у стенки) сверхзвукового потока. [c.208]

Здесь Шск и ДГск — скачки скорости и температуры на стенке (рис. 11-13 ) предполагается, что скорость и температура изменяются только в направлении оси у. Коэффициенты и Сг отражают конкретные условия взаимодействия газа со стенкой. Согласно некоторым элементарным выводам кинетической теории [c.253]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...