Волна головная ударная (скачок

Волна головная ударная (скачок уплотнения) 12, 32 (1) [c.324]

Схема взаимодействия вдуваемого газа с пространственным осесимметричным потоком показана на рис. 6.2.1. Эта схема соответствует картине течения в вертикальной (меридиональной) плоскости симметрии. Струя газа 1 отрывается от острых кромок отверстия, достигает поверхности раздела 9 с основным потоком, разворачивается и обтекает поверхность головной части 2. Внутри струи возникает застойная зона 7 тороидальной формы с возвратным течением, ограниченная разделяющими линиями тока 5. Струя смешивается как с набегающим потоком, так и с газом, циркулирующим в застойной зоне, образуя соответствующие области смещения 10 и 11. В зоне присоединения струи к обтекаемой поверхности (в окрестностях точек пересечения разделяющих линий тока с телом) возникает криволинейный скачок уплотнения 3, который, пересекаясь с головной ударной волной 4 перед поверхностью раздела, образует точки тройной конфигурации 12 0т этих точек начинаются поверхности тангенциального разрыва 14 и результирующего скачка 13. За [c.395]

При обтекании тела сверхзвуковым потоком газа (рис. 11.14) перед ним возникает головная ударная волна I. Она представляет собой поверхность ра5 рыва, при прохождении через которую поток газа скачком меняет свои параметры определенным образом, так что составляющие скорости, касательные к поверхности разрыва, [c.224]

В решетках околозвуковых и сверхзвуковых компрессорных ступеней обычно применяют лопатки с несколько скругленной передней кромкой. Скругление передних кромок приводит к образованию перед решеткой на всех режимах системы головных ударных волн переменной интенсивности (см. рис. 3.8). В этом случае воздух перед решеткой проходит ряд головных ударных волн нарастающей интенсивности и волны расширения (изображены пунктиром) между ударными волнами. В последней ударной волне происходит переход сверхзвукового потока в дозвуковой в скачке, близком к прямому. Дальше происходит торможение дозвукового потока в диффузорном канале. [c.73]

Одним из способов такой борьбы является использование сверхзвукового диффузора, благодаря которому скачок во время запуска двигателя сначала садится на входное сечение, а затем перемещается вглубь входного сопла двигателя, теряя при этом свою интенсивность. Другой путь борьбы с головной ударной волной заключается в ее разрушении при помощи иглы, выдвигаемой навстречу сверхзвуковому потоку на входе в двигатель. Объяснение эффекта применения иглы выходит за рамки теории одномерного потока изложение соответствующей двумерной теории будет дано в гл. VI, 52. [c.137]

Наличие потенциалов продольного и поперечного обтекания позволяет путем простого сложения решений получить обтекание тонкого тела при любом угле атаки а, а затем и вычислить коэффициенты подъемной силы и сопротивления. Опуская вычисления ), укажем лишь, что коэффициент подъемной силы оказывается равным Су = 2а, а к коэффициенту сопротивления в продольном обтекании, который может быть вычислен по (171), от поперечного обтекания присоединяется еще член i = называемый коэффициентом индуктивного сопротивления. Эти результаты, выражающие независимость коэффициентов с,, и j. от формы тела, имеют весьма приближенный характер и не могут конкурировать с более точными теориями, отличающимися от только что изложенной теории Кармана в первую очередь тем, что в них принимается во внимание наличие головной ударной волны на носовой части тела, а в случае тела вращения с заостренным носком — наличие конического присоединенного скачка уплотнения (см. далее 72). [c.332]

Аналогично определялись параметры в области справа от точки С. Первая внешняя программа позволяла определить газодинамические функции между поверхностью гладкого контура, продолженного вправо за точку С, и поверхностью головной ударной волны. Одновременно с этим по внутренней программе проводился расчет параметров течения в области между коническим стабилизатором и присоединенным скачком уплотнения СК. Параметры набегающего потока перед присоединенной ударной волной определяются квадратичной интерполяцией по результатам расчетов по внешней программе. Вопросы, связанные со взаимодействием головной и внутренней ударных волн и расчетом течения за поверхностью их пересечения, не рассматриваются. [c.77]

Решение ищется в области, ограниченной поверхностью тела и головной ударной волной. На поверхности головного скачка уплотнения [c.94]

При обтекании тела сверхзвуковым потоком газа (см. рис. Х1-27) перед ним возникает головная ударная волна 1. Она представляет собой поверхность разрыва, при прохождении через которую поток газа скачком меняет свои параметры определенным образом, так что составляющие скорости, касательные к поверхности разрыва, остаются непрерывными. На поверхности разрыва выполняются законы сохранения массы, количества движения и энергии. В области потока 2 между ударной волной и внешней кромкой пограничного слоя влияние вязкости не учитывают эту область 2 называют невязким сло-е м. На поверхности обтекаемого тела возникает пограничный слой 3, [c.276]

Другой пример благоприятного отрыва потока — отрыв, вызываемый иглой, установленной перед лобовой частью тупого тела, движущегося со сверхзвуковой скоростью. Поток может оторваться на игле и образовать конусообразную область течения перед лобовой частью тела. Под влиянием такой конической области отрывного течения изменится форма головной ударной волны от почти прямого скачка до косого и соответственно значите. тьно уменьшится сопротивление головной части. Аэродинамические характеристики отсеков экипажа и других отсеков, возвращаемых с аппарата, движущегося с большой скоростью, могут быть улучшены с помощью отрыва потока. [c.12]

Температура Та может определяться в любой точке изоэнтропического потока над поверхностью тела. Обычно считается удобным принимать ее равной температуре непосредственно в кормовой части передней кромки скачка уплотнения. Однако в случае, когда пограничный слой начинает развиваться от критической точки с отсоединенной головной ударной волной, в качестве Та удобно принимать температуру торможения. За начальную ско-236 [c.236]

В той части области В плоскости У оТ, где Л > О, контуры с выпуклым главным изломом не могут быть близки к оптимальным. Вместо них естественно исследовать конфигурации с изломом, обтекаемым с образованием слабого скачка ио. При Л > О он отражается от головной ударной волны ггю также слабым скачком уплотнения, как показано на рис. 1, е. Па ней и далее слабые скачки даны жирными линиями. Если перепад давления на (1уо равен [р] = Ар+ — Ар , [c.474]

Здесь величины Уп, Пх и т. д. вычисляются (с заменой / на Р) так же, как и в (4.2.5). Соотношения (4.2.6) для внутренних скачков уплотнения не содержат каких-либо заданных пара метров задачи, но в соотношения на головной ударной волне войдут безразмерные условия обтекания (4.2.1) [c.114]

Головная ударная волна. Из соотношений на скачке уплотнения следует, что образ головной ударной волны, т. е. ударной волны в равномерном набегающем потоке, в плоскостях Л/3 и р/З располагается на заранее известных кривых — ударных полярах . [c.39]

Вторичным скачком уплотнения — скачок уплотнения в области за головной ударной волной. [c.254]

Как будет показано в 7, при обтекании таких тел в области за головной ударной волной висячий скачок все же возникает. Этот пример показывает, что метод простой волны не замечает некоторых эффектов, являющихся для него слишком тонкими. [c.258]

Как отмечалось в 1, при расчете обтекания тел с изломом образующей В. Ф. Ивановым [13] было получено решение с висячим скачком уплотнения в области за головной ударной волной. Это явление и ранее наблюдалось в экспериментах, однако причина его не была достаточно ясна. [c.261]

Если скачок находится вне минимальной области влияния, то он будет распространяться либо до бесконечности, либо до пересечения с головной ударной волной (при обтекании безграничным сверхзвуковым потоком). Эти случаи исследовались в 7. [c.277]

Выясним, в каких условиях возможно образование исходящей из вершины клина О (рис. 101) плоской головной ударной волны ОС, еще иначе именуемой косым скачком уплотнения. [c.302]

Уравнение (6,47) связывает отношение температур Ге/Гоо с ре/роо И с наклоном скачка в той точке, где линия тока, входяш,ая в пограничный слой, пересекает головную ударную волну. От этого уравнения мало пользы до тех пор, пока мы не определим координату этой точки. Вдоль линии тока выполняется также соотношение [c.224]

Из-за того что головная ударная волна искривлена даже при отсутствии затупления передней кромки, во внешнем течении между скачком и пограничным слоем в области сильного взаимодействия возникает завихрен- [c.230]

Когда в головной части волны имеется ударная волна, скачки энтропии и инварианта Римана (9.54) будут величинами третьего порядка по интенсивности ударной волны и не окажут влияния на приближение низшего порядка. [c.318]

При обтекании сверхзвуковым потоком клина (рис. 3,а) поступат. течение вдоль боковой поверхности клина отделяется от набегающего потока плоским косым скачком уплотнения, идущим от вершины клина (т. н. головная ударная волна), скорость потока за скачком определяется по ударной поляре для клина конечной длины из двух возможных значений скорости осуществляется большее. При углах раскрытия клина, больших нек-рого предельного, подобное простое течение невозможно. Скачок уплотнения становится криволинейным, отходит от вершины клина, превращаясь в отошедшую ударную волну, и за ней появляется область с дозвуковой скоростью те- [c.429]

Случай с появлением отсоединенной от тела головной ударной волны, распределенными и центрированными волнами разрежения и дополнительными скачками в точках L и Li показан на рис. 5.21,<Э. Тело с острым клином перед затупленной частью (5.21,е) фop v иpyeт два плоских косых скачка АВ и ЛВ,, ослабляющих отсоединенный скачок перед затуплением ВК и В К. В результате волновое сопротивление такого профиля снижается. [c.141]

Обсуждается положение точки Ферри на наветренной стороне У-образного крыла при его симметричном обтекании сверхзвуковым потоком газа. Установлено, что в зависимости от режима обтекания точка Ферри может располагаться как в точке излома поперечного контура У-образного крыла, так и всплывать от поверхности крыла к головной ударной волне в плоскости симметрии течения. Показано, что перестройка структуры конического течения обусловлена при наличии маховской конфигурации ударных волн меныпими потерями полного давления на сфере для линий тока, прогнедгних систему косой-прямой скачки уплотнения в окрестности стенки У-образного крыла, чем для линий тока, прогнедгних мостообразный скачок. [c.654]

На высоте Я = 10 км давление (по международной стандартной атмосфере) равно примерно 0,26 ата, в камере горения при М1 = 2 (это на высоте 10 км соответствует скорости самолета, равной 600 м/с или 2160 км/час) при изэнтропичности торможения давление р = 2 ата. Такое повышение давления весьма благоприятно отразилось бы на работе двигателя. Однако из-за наличия головной ударной волны, участок которой вблизи входа в двигатель можно рассматривать как прямой скачок, такое изэнтропическое движение не осуществляется. За счет потерь механической энергии, согласно рис. 39, давление в камере будет равно [c.137]

Заметим еще, что в каждом данном случае, т. е. при задании чисел или Мх, существует такое значение 0— бщах при котором точки В ж Е сольются в одну и, следовательно, этим значениям 0, кх или Мх будет отвечать лишь одно значение угла р и лишь одно расположение косого скачка. Если при данных Я.Х или Мх угол поворота потока задать большим 0тах> то решение станет невозможным. Это означает, что рассмотренная схема (рис. 100) прямолинейного скачка ОС, исходящего из вершины угла (вершины клина), не может быть в этом случае осуществлена, а должна быть заменена другой схемой, а именно отошедшей от вершины О головной ударной волны об этом будет сказано далее. [c.235]

Если 0 > 0тах1 ТО, как уже ранее указывалось, наличие прямолинейного присоединенного к вершине угла (клина) О косого скачка уплотнения невозможно. Вверх по течению перед точкой О возникает криволинейная головная ударная волна или отсоединенный скачок уплотнения АС (рис. 104). [c.239]

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]

В установившемся потоке эта вторая волна вызывает отрыв потока на игле. На подлинной фотографии можно видеть слабую коническую ударную волну, вызванную отрывом и начинающуюся почти на половине расстояния между основанием иглы и первой ударной волной. На приведенной репродукции она почти незаметна. Слабая линия, воспринимаемая как продолжение прямого скачка и на игле почти нормальная к направлению потока (фиг. 32), связана с эффектом послесвечения источника света и не заслуживает внимания. Фотография на фиг. 31 соответствует началу перемещения точки отрыва вверх по потоку. По истечении 50 МКС точка отрыва достигает конца иглы (фиг. 32). В этой фазе размеры области отрыва довольно велики, и на конце иглы формируется сильная, почти прямая ударная волна, распространяющаяся по нормали к иглв приблизительно на расстояние двух диаметров иглы от ее конца. На ббльших расстояниях наблюдается слабая ударная волна, наклоненная к потоку под углом, лишь немного превышаюнщм угол Маха. Головная ударная волна перед телом не проходит через область отрыва, а расщепляется на несколько ветвей на расстоянии около двух диаметров тела от оси. Это расщепление ударной волны, по-видимому, каким-то образом обусловлено взаимодействием с ударной волной, расположенной выше по потоку. Пограничный слой на тупом теле [c.243]

Согласно выполненным расчетам, множитель в положителен, что и доказывает сделанное выше утверждение о близости к оптимальному контура с отраженным скачком, приходягцим в точку /. Более того, множитель Ху неотрицателен всюду в D, обрагцаясь в нуль лишь на т.е. на линиях, где равен нулю коэффициент отражения. Положительность Ху не только в, но и в D естественна. Действительно, если обтекание выпуклого излома рассматривать в линейном приближении, то нучок волн разрежения на рис. 1, в и г заменится слабым скачком разрежения, отражаюгцимся от головной ударной волны слабым скачком уплотнения в D коэффициент отражения Л < 0). В результате для 5Ах вновь придем к выражению [c.475]

Первое слагаемое в числителе выражения для определяется этим решением и асимптотически стремится к константе. Если при вычислении второго слагаемого, которое зависит от формы скачка вблизи переднего конца тела, считать, как это делал В. В. Сычев (1960), что скачок и на этом участке параболический, то второе слагаемое асимптотически стремится к константе, не равной асимптотическому значению первого слагаемого. Так как при этом рс асимптотически меняется как -2v/(v+2) то Ruo a 2/[(v+2)v] — результат, следующий из работы В. В. Сычева (1960). Однако, меняя форму скачка в его головной части, мы тем самым можем менять асимптотическую форму тела и, в частности, можем даже изменить его толщину по порядку величины, выбирая форму головной части скачка так, чтобы оба члена в числителе выражения для R асимптотически взаимно уничтожались. Таким образом, для нахождения течения, возникающего при i , = onst, достаточно ввести поправочные члены более высокого порядка к течению от взрыва. Фактические определение этих поправочных членов показывает, что асимптотическая форма ударной волны, соответствующей, например, обтеканию пластины толщиной d, [c.191]

На определенных режимах сверхзвукового обтекания затупленных тел в поле течения за отошедшей ударной волной возникают вторичные (или иначе — внутренние, висячие) скачки уплотнения. Они оказывают существенное влияние на аэродинамические характеристики тел. Расчетным путем эти скачки впервые были обнаружены П. И. Чушкиным [111] при изучении обтекания гладко затупленного клина и конуса В.Ф. Ивановым [13] были построены скачки в области за головной ударной волной при расчете обтекания затупленного конуса с изломом образующей контура. Образование вторичных скачков уплотнения ранее наблюдалось и в экспериментах, однако причины их появления не были тогда достаточно изучены. М. Лайтхиллом, например, высказывалось мнение [90], что причиной образования вторичного скачка является отрыв и последующее прилипание пограничного слоя в окрестности угловой точки (по этому поводу см. 11) были предположения, что появление таких скачков в расчетах связано с заданием грубых начальных данных и т.п. [c.252]

Перед входным отверстием воздушпо-реактивного двигателя с диффузором нросте] 1шего дозвукового тина (фиг. 352) при Мц > 1 получается прямой скачок уплотнения. На фиг. 133, где представлена фотограф]1Я обтекания воздухом полого тела прп значении М = 2, отчётливо виден прямой скачок уплотненпя в центральной части головной ударной волны, как раз перед входным отз ерстием те.ш. [c.677]

В общем случае явление значительно усложняется, т. к. у передней кромки крыла возникает головная ударная волна присоедипеппая — в случае острой кромки или отошедшая — в случае тупой кромки. Наличие скачков уплотпепия может вызвать отрыв пограничного слоя от поверхности крыла. В случае крыльев конечною размаха треугольного или стреловидного тина, когда составляющая скорости набегающего потока, нормальная к передней или задней кромке крыла, меньше скорости звука, явление еще более усложняется. См. также Сеерхивуковое течение. [c.86]

Аэродинамические явления, происходящие при полете управляемых снарядов, ракет и высокоскоростных самолетов, определяются тем, что числа Маха полета достигают довольно больших значений, порядка 5-10-20. Течения с такими числами Маха получили название гиперзвуковых. Основной задачей теории гиперзвуковых течений является задача обтекания конечного тела сверхзвуковы.м потоко.м при больших числах Маха, При установившемся гиперзвуковом обтекании перед телом возникает сильный, вообще говоря, отошедший скачок уплотнения (головная ударная волна), отделяющий невозмущепный набегающий поток от области неравномерного течения между скачком и телом, [c.306]

Выпуклость начального участка головной ударной волны перед выпуклым профилем строго доказана пока только для ограниченных [б] при условии, что ударная волна гладкая и граница дозвуковой области не содержит вторичных скачков уплотнения. Кроме того, предполагайтоя, что в случае гладкого профиля критическая точка единственна, а в случае заостренного профиля обтекание происходит с присоединенной ударной волной. [c.20]

Частным методом выделения стационарного скачка является обратныр метод Ван-Дайка для задачи обтекания затупленного тела с отошедшей ударной волной (Ван-Дайк [1958], Га-рабедян и Либерштейп [1958]). Здесь опять решение строится не на фиксированной эйлеровой сетке, а на сетке, меняющейся от итерации к итерации. Задается форма отошедшей головной ударной волны, и уравнения дозвукового течения интегрируются от ударной волны до тела, т. е. по заданной форме ударной волны отыскивается форма обтекающего тела. В принципе, варьируя форму ударной волны, можно найти желаемую форму тела, однако при нахождении формы тел с резко меняющейся кривизной возникают значительные трудности. [c.336]

Вместо того чтобы противопоставлять методы выделения скачка и методы размазывания скачка (сквозные методы), следует воспринять лучшее, что в них есть. Выделение скачка можно применять для повышения точности расчетов в случае относительно простой головной ударной волны, в то время как сквозные методы можно применять во внутренних точках для улавливания не иредиолагавшихся заранее скачков или систем висячих скачков сложной формы типа полученных в расчетах Катлера и Ломекса [1971]. [c.436]

Гониду [1967] рассматривал выделение скачков с преобразованием типа Моретти. В статье Ксерикоса [1968] приведены результаты расчетов головной ударной волны и ударной волны перед раструбом ( юбкой ) на теле. Эта работа рекомендуется для ознакомления с подробностями расчета положения ударной волны п расчета точек на центральной линии (г = 0) для несимметричных течений. Павлов [19686] также применял преобразование ударного слоя (6.17а) при расчете течений вязкого газа с малыми числами Рейнольдса. Мигдал с соавторами [1969] использовал преобразование типа (6.17а) для отображения сопла на прямоугольную область. Лапидус [1967] рассматривал преобразование, отображающую область между произвольной входной границей и телом на прямоугольник. Он показал, что подобные преобразования сохраняют коисервативность. Онже [1971] также применял метод Моретти выделения скачков. [c.437]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...