Течение в следе дозвуковых скоростя

Проблема течения в следе разделяется на две части течение в следе при дозвуковых скоростях и течение в следе при сверх-н гиперзвуковых скоростях. Течение в следе — явление очень сложное, поэтому начнем с того, что попытаемся охарактеризовать физику этого явления и связанные с ним задачи в целом. Течение в следе вязкое и не ограничено твердыми стенками, подобно струйному течению. Различие между этими двумя типами течений можно проиллюстрировать на примере обтекания решетки, [c.77]

В следе можно также выделить три различных режима течения — устойчивое, нерегулярное и переходное — в зависимости от числа Рейнольдса. Например, при дозвуковых скоростях течение в следе за цилиндром устойчивое в интервале чисел Рейнольдса 40 < Ке <150, где й — диаметр цилиндра. В этом интервале с ростом Ке быстро возрастают числа Струхаля, определяемые по формуле 3 = п(1/и о, где п — частота, а — скорость невозмущенного потока (фиг. 4). [c.79]

Как упоминалось в гл. I, семь характерных свойств течения в следе при гиперзвуковых скоростях подобны свойствам течения в следе при дозвуковых скоростях [51. [c.80]

В прошлом подробнее всего было исследовано течение в следе за круговым цилиндром, ось которого перпендикулярна скорости набегающего дозвукового потока. Поэтому здесь будет рассматриваться в основном двумерный след за цилиндром. Однако, чтобы продемонстрировать основные свойства течения в следе, рассмотрим прежде двумерный след за плоской пластиной при дозвуковых скоростях, а также двумерный след за затупленной задней кромкой при дозвуковых и трансзвуковых скоростях. [c.81]

ТЕЧЕНИЕ В СЛЕДЕ ПРИ ДОЗВУКОВЫХ СКОРОСТЯХ [c.81]

Как известно, якобиан отображения представляет собой отношение площадей соответствующих ориентированных элементарных площадок знак якобиана положителен при совпадающих ориентациях и отрицателен при противоположных. Как следует из (18), в области дозвуковых скоростей всегда выполняется неравенство J О, а в случае потенциальных течений — неравенство / 0. При этом / и J могут обращаться в нуль только в изолированных точках решение задачи Коши с начальными данными dp/dsi = О, dp ds2 = О (или d /dsi = О, d /ds2 = 0) на линии J = = О (или / = О для потенциальных течений) дает тривиальный случай равномерного потока. Аналогичным образом при рассмотрении уравнений движения в плоскости годографа устанавливается изолированность точек дозвуковой области, где J = ос (/ = ос для потенциальных течений). [c.31]

Рассмотрим некоторые из следующих отсюда свойств течения при дозвуковой скорости потока на входе в трубу. В первую очередь сравним одномерное дозвуковое течение газа в трубе при [c.261]

Критическая скорость истечения. Из уравнения (9.45) следует, что в суживающемся сопле невозможно непрерывным образом перейти через значение скорости течения, равной местной скорости звука, т. е. достичь, например, при дозвуковой скорости на входе в сопло сверхзвуковой скорости на выходе из сопла. [c.306]

Из формулы (9.73) следует, что при ьи = с, п = при малых скоростях, например при дозвуковом течении в длинной трубе, = 1, т. е. течение на начальном участке трубы при малых Wl является близким к изотермическому. При т с, т. е. при сверхзвуковом течении с очень большой скоростью, п оо, т. е. процесс течения близок к изохорическому (рис. 9.24). [c.327]

При движении с трением скорость звука перестает быть единственным показателем, определяющим обращение профиля струи. Из (7-2Г) следует, что расширяющийся канал необходим для преобразования кинетической энергии в энергию давления не только при движении с дозвуковыми скоростями. В тех случаях, когда при сверхзвуковом течении удовлетворяется неравенство [c.229]

Из уравнения (8-50а) следует, что при дозвуковых скоростях течения (М < 1) сужение канала (dS < 0) соответствует снижению давления в по- [c.286]

Кромочный поток капель за НЛ. С выходных кромок пленка стекает локально струйками и разбивается на капли. При небольшой начальной влажности и дозвуковых скоростях пара сбегание струек в кромочный след сопровождают пульсации. С набухающей на кромке пленки отделяются язычки влаги, меняющие свое местоположение. Эти язычки вытягиваются на 2—3 мм, после чего отделяются капли радиусом 0,1—0,2 мм [21]. Этот характер стекания пленки сохраняется также при околозвуковых и небольших сверхзвуковых скоростях пара. При небольших дозвуковых скоростях возможны срывы кусков пленки, которые затем дробятся на некотором расстоянии от кромки. В зоне вторичных концевых течений пленка срывается вблизи концов лопаток при стабильном положении язычков. Непосредственно после срыва с НЛ куски пленки и капли двигаются с очень небольшой скоростью и сразу же начинают дробиться и разгоняться потоком пара. [c.233]

В лаборатории турбомашин МЭИ введены в эксплуатацию различные стенды влажного пара, ориентированные на экспериментальное изучение следующих основных задач I) механизма конденсации в равновесных и неравновесных течениях влажного пара при больших скоростях и, в частности, скачковой конденсации 2) механизма и скорости распространения возмущений в двухфазной среде и условий перехода через скорость звука 3) основных свойств дозвуковых и сверхзвуковых течений в каналах различной формы с подробным изучением волн разрежения и скачков уплотнения в эту группу включаются исследования основных энергетических и расходных характеристик сопл, диффузоров и других каналов 4) двухфазного пограничного слоя и пленок, образующихся на поверхностях различных форм 5) течений влажного пара в решетках турбин (плоских, прямых и кольцевых) с подробным изучением структуры потока, углов выхода, коэффициентов расхода и потерь энергии 6) структуры потока и потерь энергии в турбинных ступенях, работающих на влажном паре, с подробным изучением оптимальных условий сепарации влаги из проточной части и явлений эрозии. [c.388]

Существование и единственность рещения поставленной задачи при дозвуковых скоростях (М < 1) и, конечно, при ограничении расхода газа G этим условием сомнений не вызывают. Следует отметить, что основные уравнения и излагаемые ниже методы их рещения позволяют строить также и смещанные течения, но уже в предположении, что при этом существует решение, не содержащее разрывов (скачков). [c.345]

Принцип работы ступени заключается в следующем. На входном участке решетки рабочего колеса осуществляется торможение сверхзвукового потока до дозвукового в одном или нескольких скачках уплотнения (от > Ui до Шок < ск)- Далее, как и в дозвуковой ступени, при течении воздуха в межлопаточном канале происходит небольшой поворот потока и его торможение до скорости Ш2 < W K- Из рабочего колеса поток выходит со-скоростью Сг < а . С такой скоростью поток поступает в направляющий аппарат, течение воздуха в котором аналогично течению в дозвуковой ступени. Отличительной особенностью треугольника скоростей сверхзвуковой ступени (см. рис. 3.13) является значительно большее уменьшение осевой скорости по сравнению с дозвуковой ступенью (вследствие торможения потока в скачках уплотнения). Например, при = 1,3 и w a = 220 м/с = == 144 м/с. При таком значительном уменьшении осевой скорости [c.77]

График полученного решения дан на рис. 3.7. Из полученного решения следует, что если Я-о < 1, то поток ускоряется. На некотором расстоянии, которое называется критической длиной трубы, поток достигает критической скорости ( = 1). Если критическая скорость достигается, то критическое сечение обязательно должно совпадать с выходным сечением трубы, так как поток не может стать сверхзвуковым без изменения знака воздействия (а сила трения всегда направлена против течения). Конечно, возможны все промежуточные случаи, когда поток выходит из трубы с дозвуковой скоростью Хц<Х < 1. Процесс при течении в трубе постоянного сечения с трением изображен в /а-диаграмме на рис. 3.8. При дозвуковом течении давление и температура газа вдоль трубы уменьшаются. Падение давления вызвано сопротивлением трубы. Скорость вдоль трубы растет, так как растет объемный расход вдоль трубы из-за уменьшения плотности газа. Характер изменения всех параметров потока устанавливается пятым столбцом табл. 3.1, причем следует помнить, что сила трения направлена против потока, т. е. отрицательна. Распределение температуры находится по известной скорости с помощью [c.47]

Если сравнить распределение скоростей в криволинейном канале для потоков сжимаемой и несжимаемой жидкости, то они, естественно, будут отличаться. Такое отличие наблюдается в распределении скоростей как поперек, так и вдоль канала и происходит вследствие зависимост плотности жидкости от скорости. Однако характер распределения скорости поперек канала для дозвукового потока должен слабо зависеть от сжимаемости. Это объясняется тем, что, как было показано, характер распределения скоростей поперек канала определяется в основном производной скорости по нормали к стенке. Это условие следует из уравнения отсутствия вихрей, которое записывается одинаково для сжимаемой и несжимаемой жидкостей. Для двух частных случаев течения в кольцевом канале постоянной ширины и течения в клиновидном канале поперечное распределение скоростей вообще не зависит от сжимаемости. [c.98]

Важный для нас случай распространения давления в текущей жидкости можно свести к предыдущему случаю, если рассматривать явление в системе отсчета, движущейся вместе с. жидкостью. Отсюда следует, что распространение давления относительно жидкости происходит со скоростью с. Относительно пространства, в котором жидкость течет со скоростью го, давление распространяется вниз по течению со скоростью с + -ш, а вверх по течению — со скоростью с — ги. Легко видеть, что в том случае, когда IV больше с, изменение давления вверх по течению не распространяется совсем. Поэтому газы и пары при движении со скоростями, большими скорости звука, ведут себя совершенно иначе, чем при движении с дозвуковыми скоростями. [c.352]

В случае, когда скорость течения щ меньше скорости звука с, для решения уравнения (35) применим следующий прием. Сравним рассматриваемый дозвуковой поток сжимаемого газа с потоком несжимаемой жидкости с той же плотностью ро и той же заданной скоростью щ. Координаты точек несжимаемого потока будем обозначать через X и , составляющие возмущенной скорости, дало отличающейся от щ, — через и и V и соответствующий потенциал скоростей — через Ф. Согласно сказанному в 10 гл. II этот потенциал должен удовлетворять дифференциальному уравнению [c.389]

В приложениях (например, при экспериментах в аэродинамической трубе) добиваются того, чтобы области течений были геометрически подобны и приведенные скорости у/с и с были согласованы в одной точке Р. При этих обстоятельствах динамически подобные течения являются теоретически возможными, если соотношение (36.5) выполняется. Возникает вопрос, будут ли такие течения реализованы в действительности. Ясно, что мы можем быть в этом уверены только тогда, когда течение единственным образом определяется условием, заданным в точке Р. Как будет показано ниже, теорема единственности справедлива по крайней мере в случае дозвукового обтекания препятствия при заданном состоянии потока на бесконечности (см. п. 46). Однако в действительности при экспериментах в аэродинамической трубе ситуация сильно усложняется действием различного рода посторонних факторов, так что вопрос о динамическом подобии следует решать — по крайней мере частично — исходя из опытных данных. [c.106]

Мы рассмотрим этот вопрос несколько позднее. В заключение, однако, следует отметить, что процесс перемешивания диссипативного и основного внешнего потоков относится к важным явлениям для течений в вырезах и около уступов при дозвуковых и, как это будет видно из дальнейшего, сверхзвуковых скоростях и что трение в области смешения достигает достаточной величины, чтобы уравновесить сопротивление давления. [c.20]

Проблема гиперзвукового следа является несомненно сложной, но существуют определенные упрощения и подобие со следом при дозвуковых скоростях. Например, хотя классический дозвуковой след, как двумерный, так и осесимметричный, находится в переменном во времени поле течения, а также в области развитой завихренности, основная частота вихреобразования пропор- [c.124]

Следуя традициям русских ученых, советские механики стремились на основе анализа экспериментальных данных построить физическую модель течений с большими дозвуковыми скоростями и найти адекватный ей математический аппарат. В такой общей постановке задача об обтекании тел со скоростями, близкими к скорости звука, была решена С. А. Христиановичем В 1939 г. он поставил серию опытов в ЦАГИ и показал, что при числах М, близких к Мкр, необходимо исходить из точных уравнений газовой динамики Чаплыгина. Решение их Христианович получил, использовав преобразование Чаплыгина — Лейбензона, а также новый, предложенный им способ преобразования газодинамических уравнений. Затем он ввел некоторую функцию от скорости, однозначно связанную с приведенной скоростью % = wla и получил канонические уравнения, описываюп ие фиктивный поток несжимаемой жидкости около заданного контура. Это дало возможность свести уравнения Чаплыгина к линейным и найти течение сжимаемой жидкости около контура, близкого к соответствуюш ему заданному контуру. Такой метод позволял определять подъемную силу, ее момент, поле скоростей около профиля, находящегося в потоке сжимаемой жидкости под небольшим углом атаки. [c.321]

Теоретические основы сверхзвуковых течений, подробно изложенные Карманом, не должны заслонять основные проблемы в этой области. Следует надеяться, что подобно тому, как известная статья Прандтля вызвала теоретические исследования Мунка, Глауэрта и многих других, так идеи, приведенные в этом докладе, вызовут подобное же развитие сверхзвуковой теории. Докладчик отметил, что инженер в настоящее время должен иметь такое же представление об обстоятельствах, связанных со сверхзвуковым полетом, каким он обладает в области дозвуковых скоростей. [c.75]

Однако, как показали Лиз и Хромас, другие четыре свойства течения при гиперзвуковых скоростях отличны от соответствующих свойств при дозвуковых скоростях [61 (гл. I). Более того, при дозвуковых скоростях течение в следе за тупоносым телом [c.80]

Особенно резко проявляется изменение формы линий тока, когда в плоскостп течения (обладающего ещё дозвуковой скоростью на бесконечности) возникают сверхзвуковые зоны. Мы уже видели в одном из предыдущих параграфов, на примере обтекания контура, близкого к кругу, что уже при г/до0,36 на профиле появляется точка, где V > а при дальнейшем росте скоростей следует ожидать появления сверхзвуковой области. Но здесь возникает новая специфическая трудность. Дело в том, что течения сжимаемой жидкости обладают двумя особенностями по сравнению с движениями жидкости несжимаемой. Во-первых, в сжимаемой жидкости невозможны бесконечно большие скорости максимальная возможная скорость есть [c.157]

Физический смысл этого состоит в том, что при изменении температуры (или температуры торможения) газа при X = onst скорость течения изменяется прямо пропорционально, а расход — обратно пропорционально корню квадратному из температуры, так что произведение Gw остается постоянным. Отметим, что функция f X) в области дозвуковых и небольших сверхзвуковых скоростей изменяется очень мало (приблизительно на 10% в интервале Я, = 0,55 1,35). Отсюда согласно (119) следует, что импульс газового потока при постоянных полном давлении и площади сечения слабо зависит от величины X в широком диапазоне ее изменения и определяется в основном величиной произведения p F. [c.245]

Рассмотрим сначала дозвуковое течение (А,<1). При больших разностях температур газа и стенки (при больших 0) и малых скоростях (малых К) влияние теплообмена оказывается более существенным и происходит торможение потока (dX/de>0). При больших Я и малых 0 преобладает влияние трения и поток ускоряется (dXldQ <0). Вдоль линии перехода от торможения к ускорению dXldQ = 0. Тогда из уравнения (182) получим уравнение этой линии в следующем виде [c.356]

Сверхзвуковой диффузор с полным внутренним сжатием может быть осуществлен без центрального тела (рис. 8.46). В таком диффузоре косой скачок отходит от кромки обечайки А и пересекается в точке О на оси диффузора со скачком, идущим от противоположной кромки. Поток газа в скачке АО отклоняется от первоначального направления и становится параллельным стенке АС. В точке О линии тока вынуждены возвратиться к первоначальному направлению, в связи с чем возникает отраженный скачок 0D. В точке D поток вновь отклоняется от осевого направления и становится параллельным стенке диффузора это вызывает новый скачок, который отражается от оси диффузора, образуя следующий скачок и т. д. Так как в скачках уплотнения поток тормозится, то предельный угол поворота в каждом последующем скачке меньше, чем в предыдущем. Описанный процесс продолжается до тех пор, пока требуемый угол отклонения потока не оказывается больше предельного (ы > > (Omai) с наступлением этого режима вместо очередного плоского скачка образуется криволинейная ударная волна EF, за которой поток становится дозвуковым. Дальнейшее течение в сужающем канале идет с увеличением скорости, причем в узком сечении скорость должна быть ниже или равна критической в последнем случае за узким сечением может возникнуть дополнительная сверхзвуковая зона, завершаемая скачком уплотнения GH. [c.475]

Из этой формулы следует, что при W — с п = k при малых скоростях, например при дозвуковом течении в длинной трубе, и 1, т. е. течение на начальном участке трубы при малых w является близким к изотермическому. При W с,т. е. при сверхзвуковом течении с очень большой скоростью, когда п - оо процесс течения близок к изохорнческому (рис. 4.42) [c.365]

Основные особенности формы профилей (каналов) сопловых решеток на влажном паре капельной структуры сводятся к следующим. На мелкой влаге при дозвуковых скоростях потери, обусловленные тепло- и массообменом, будут уменьшаться с уменьшением градиентов скорости вдоль каналов. Очевидно, что сопловые каналы в этом случае должны иметь меньшую суммарную и локальную конфузорность. Снижению интенсивности процесса коагуляции способствует уменьшение кривизны спинки и вогнутой поверхности при заданном угле поворота потока и радиуса скруг-ления входной кромки. Так как при мелкой влаге пленки образуются только локально, то выходные кромки следует выполнять относительно тонкими, а шаг лопаток выбирать близким к оптимальному для перегретого пара. Профилирование сопловых решеток для парокапельных потоков с крупной влагой осуществляется с учетом механического взаимодействия фаз. На выходе из рабочей решетки предшествующей ступени (на входе в сопловуЮ решетку последующей ступени) имеет место рассогласование скоростей по значению и направлению. В этом случае целесообразно несколько увеличить геометрический угол входной кромки и. уменьшить тем самым угол ее атаки потоком крупных капель. Кроме того, отличие профилей для крупной влаги состоит в более толстых выходных кромках и несколько уменьшенном относительном шаге, выбранном из соображений оптимальной внутриканаль-ной сепарации, включающей отсос пленок на спинке и выходной кромке или наддув пограничного слоя греющим паром. Важна правильная организация потока на спинке в косом срезе, где течение диффузорное его следует выполнить менее криволинейным с тем, чтобы предотвратить возможный отрыв пленки и слоя. [c.145]

Аналогичный метод расчета теплового пограничного слоя был предложен в работах Л. Е. Калихмана [Л. 6], В. М. Иевлева [Л. 1], Амброка [Л. 50] и др. В данном случае обосновывается распространение этого метода на область существенных положительных градиентов давления вплоть до точки отрыва пограничного слоя. Интегральное уравнение импульсов для области дозвуковых скоростей течения можно записать в следующем виде [c.119]

Аэродинамические и акустические параметры, характеризующие начальные условия истечения дозвуковых затопленных и спут-ных турбулентных струй. В общем случае начальные условия истечения характеризуются распределением в выходном сечении сопла средней скорости, температуры, энергии и масштаба турбулентности. Применительно к затопленным струям с почти равномерным распределением перечисленных параметров по сечению (вне пограничного слоя на срезе сопла) для характеристики начальных условий истечения используются следующие параметры Re = uadju - число Рейнольдса, Мо = щ/а - число Маха, То/Тоо - степень неизотермичности, = и /uq - степень турбулентности в центре выходного сечения сопла, <5q и бо и Я = 6 /во - толщина вытеснения, толщина потери импульса и формпараметр пограничного слоя в выходном сечении сопла. К начальным условиям истечения относится также режим течения в пограничном слое в выходном сечении сопла (ламинарный, переходный, турбулентный). В ряде случаев представляется также существенным знание масштаба турбулентности, а также наличия вибраций сопла - продольных и поперечных, их величина и спектры. Характеризуются они величиной вибрационного ускорения, которая измеряется специальными вибродатчиками. [c.35]

При нерасчетных режимах истечения сверхзвуковая затопленная струя характеризуется системой скачков уплотнения на ее газодинамическом участке. Наличие близкой к периодической системы скачков уплотнения на газодинамическом участке сверхзвуковых нерасчетных струй приводит к волнообразному изменению полного давления вдоль оси струи. За начальным газодинамическим участком следует переходной участок, и, наконец, основной участок с изобарическим течением и максимум скорости на оси струи, как в обычной дозвуковой изобарической турбулентной струе. На рис. 7.1 представлены в качестве примера экспериментальные зависимости изменения давления вдоль оси круглой затопленной струи при Мо = 2,0, 0 = 10° и п = 0,6 1,0 и 2,0, которые характеризуют процесс вырождения неизобаричности [7.4]. Следует отметить, что при истечении струи из сопла Лаваля на расчетном режиме периодическая структура сверхзвуковой струи не реализуется. [c.178]

При дозвуковых скоростях течения рабочего тела в ступенях компрессора степень повыщения давления не превышает 1,2, что значительно ниже необходимой степени сжатия для современной ГТУ. Поэтому приходится применять осевые компрессоры, в которых число ступеней доходит до 20. В многоступенчатых компрессорах ступени должны быть подобраны таким образом, чтобы газ, выходящий из одной ступени, оптимальным образом обтекал рещетки рабочего колеса следующей ступени с наивыгоднейшими углами атаки. Осевая скорость газа С., по проточной части компрессора изменяется незначительно, несколько уменьшаясь в конце проточной части из-за увеличения длины последних лопаток. В зависимости от типа осевого компрессора осевая скорость . = 100—130 м/с (низконапорные) и С., = 140—170 м/с (высоконапорные осевые компрессоры). [c.45]

Теперь мы хотим понаблюдать, что случится, если приводить в движение профиль крыла с острой задней кромкой. (Мы называем переднюю часть крыла, омываемую потоком, передней кромкой, а тыльную часть, где поток покидает поверхность крыла, задней кромкой.) Передняя кромка обычно закругленная, по крайней мере, для крыльев, используемых при дозвуковых скоростях, тогда как заднюю кромку делают как можно острее. На рис. 21 и 22 показаны фотографии течения, в котором ЛИППИ тока стали видимыми благодаря введению тонкого алюминиевого порошка, который, предположительно, следует за линиями тока жидкости. Мы видим, что в первый момент, как ноказано на рис. 21, жидкость стремится обогнуть острую кромку. Одпако можно сказать, что жидкости не нравится этот процесс, потому что па кромке требуется очень высокая (теоретически бесконечная) скорость. Вместо [c.49]

Следует заметить, что отрыв ламинарного потока на круговом конусе приводит к образованию сравнительно устойчивых вихрей, направленных по потоку, в отличие от нерегулярного течения перемешивания со срывом вихрей (бафтинг) при отрыве двумерного потока. Кроме того, распределение давления по поверхности конуса под углом атаки при дозвуковых скоростях не является коническим, как при сверхзвуковых скоростях. [c.127]

Отрывные течения Том 3 (1970) -- [ c.2 , c.81 , c.82 , c.83 , c.84 , c.85 , c.86 , c.87 , c.88 , c.89 , c.90 , c.91 , c.92 , c.93 , c.94 , c.95 , c.96 , c.97 , c.98 , c.99 , c.100 , c.101 , c.102 , c.103 , c.104 , c.105 , c.106 , c.107 , c.108 , c.109 , c.110 , c.111 , c.112 , c.113 , c.114 , c.115 , c.116 , c.117 , c.118 , c.119 , c.120 , c.121 , c.122 ]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...