Течение в следе сверхзвуковых скоростя

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]

Пористое охлаждение находит широкое применение в области сверхзвуковых скоростей течения газа. Предельные законы трения и теплообмена для этой области, как было показано в гл. 6, можно аппроксимировать следующей формулой [c.214]

ТЕЧЕНИЕ В СЛЕДЕ ПРИ СВЕРХЗВУКОВЫХ И ГИПЕРЗВУКОВЫХ СКОРОСТЯХ [c.124]

В гл. I было дано краткое описание течения в следе при больших скоростях. В этом разделе рассматриваются дополнительные подробности о механизме и свойствах течения в следе при сверхзвуковых и гиперзвуковых скоростях. [c.124]

Если течение ламинарное, переход начинается в некоторой точке-между А VI В после пересечения области замыкающего скачка течение в следе становится полностью турбулентным. Профили скорости между точками А жВ такие же, как на границах сверхзвуковой струи, истекающей в окружающее затопленное пространство. Внутри зоны отрыва происходит медленное циркуляционно движение, вызванное вязкостью воздуха [14]. Установившееся равновесие между донным давлением и положением линии BBt обеспечивается благодаря эжектирующему влиянию внешнего потока на течение в зоне отрыва. Часть воздуха вытекает из зоны отрыва, вызывая увеличение угла поворота потока в точке А и уменьшение давления в зоне отрыва. Линия BBi перемещается к донному срезу, при этом отношение давлений в замыкающем скачке возрастает, затрудняя течение эжектированного воздуха и воздуха, движущегося с малой скоростью в пограничном слое, против возрастающего давления в скачке. Противодействие этого эффекта эжектированию внешним потоком воздуха из отрывной зоны, снижающему давление в ней, способствует установлению равновесных условий в донном течении. Качественный характер течения вблизи донного среза за двумерным телом аналогичен. [c.28]

Здесь К = и/ уро/роУ = М tg а - параметр подобия для течений с большой сверхзвуковой скоростью. При малых 1 начальная энергия газа в возмущенной области и работа, произведенная поршнем, малы по сравнению с энергией, выделившейся при взрыве, и решение системы (5.1) переходит в приближенное решение задачи о сильном взрыве с цилиндрическими волнами (величину Ш/Е следует при этом считать, как и в п. 3, пренебрежимо малой) [c.305]

При сверхзвуковой скорости знаки изменения плотности тока и скорости противоположны. Поэтому, начиная с некоторого значения числа М, при котором образуется уже достаточно развитая сверхзвуковая зона (и плотность тока вблизи профиля станет меньше плотности тока в набегающем потоке), должна произойти перестройка течения. Ниже в этом параграфе будет показано, что непрерывное течение в местной сверхзвуковой зоне является в определенном смысле исключительным ). Поэтому следует считаться с тем, что в сверхзвуковой зоне могут возникать скачки уплотнения. В действительности при достаточно больших значениях М картина течения имеет вид, изображенный на рис. 3.22.2, а. Там же приведено распределение величины возмущения скорости на профиле в этом [c.385]

Еще более важен следующий факт. Рассмотрим часто повторяемое утверждение в случае сверхзвуковых скоростей на выходе граничные условия на выходе не существенны. Это утверждение неверно. Как мы видели в разд. 3.3.9, если бы не было влияния этой границы, то было бы невозможно выключить аэродинамическую трубу со сверхзвуковым течением на входе. Более того, это утверждение неверно даже в смысле малости ошибок. Аллен [1968] обнаружил, что при расчете течения вязкого газа около обратного уступа использование простого граничного условия на выходе [c.414]

Описанные процессы силового, массообменного, акустического и теплового взаимодействий рабочего и окружающего газов, наблюдаемые в затопленных струях, имеют место и в свободных спутных струях (см. рис. 1.2, а). Если скорость спутного потока невелика, то процесс формирования струйного течения качественно не отличается от описанного выше При сверхзвуковых скоростях газов выравнивание статических давлений на кромке сопла, где струйный и спутный потоки встречаются впервые, сопровождается образованием исходящих от острой кромки сопла газодинамических разрывов — скачка уплотнения, центрированной волны разрежения или слабого разрыва. Определение типов исходящих в разные газы волн составляет задачу о распаде произвольного стационарного разрыва. Эта задача подробно рассматривается ниже в рамках моделей невязких газов. Решение ее существенно осложняется, если есть необходимость считать газы вязкими, а кромку сопла не острой. В этом случае в окрестности кромки сопла формируется тороидальная донная область с циркуляционным течением. Сильное силовое взаимодействие струйного и спутного газов происходит на некотором удалении от кромки и по характеру напоминает течение в ближнем сверхзвуковом следе за телом. В рамках модели невязкого газа возникающие в результате распада разрывы и исходящие с кромки сопла волны течения за ними разделяются поверхностью тангенциального разрыва. В реальных газах вдоль них, как и на границе затопленной струи (см. рис. 1.2), происходит смешение струйного и спутного газов. Криволинейность в общем случае тангенциального разрыва является причиной возникновения висячего скачка уплотнения внутри волны разрежения, если она образуется в результате распада произвольных разрывов. Поэтому при любых ситуациях в струе рабочего газа образуются бочки, связанные с выходом на границу отраженных от оси скачков уплотнения и их рефракцией на тангенциальном разрыве. В реальных газах эти скачки, изменяя свою форму в слое смешения, выходят в спутный поток, а в струе за ними формируется новая бочка. Как и в [c.20]

Таким образом, мы показали, что в максимальном сечении трубки тока дозвуковой поток приобретает минимальную скорость, а сверхзвуковой — максимальную. В расширяющейся части трубки тока скорость дозвукового течения падает, а в суживающейся — растет. Сверхзвуковой поток в расширяющейся части ускоряется, а в суживающейся — тормозится. При любых значениях Я на входе кривая скорости в этом случае F(x) = F J имеет экстремум. Отсюда следует весьма важный вывод характер изменения скорости вдоль трубки тока принципиально различен для дозвуковых и сверхзвуковых течений. В первом случае поток газа с качественной стороны ведет себя так же, как и поток несжимаемой жидкости, а во втором случае кривая скорости Я(х) имеет характер, аналогичный кривой сечений F (х). Очевидно, что в трубке тока, имеющий максимум сечения, невозможен переход из области дозвуковых в область сверхзвуковых скоростей и наоборот. [c.56]

Рассмотрим теперь особенности течения с трением при сверхзвуковой скорости на входе в трубу. Из формулы (130) следует, что если приведенная длина трубы меньше критического значения, определяемого для данного значения К > i формулой (131), то по длине трубы скорость потока будет уменьшаться, оставаясь сверхзвуковой. На выходе из трубы при непрерывном торможении потока будет получено Я2 > 1. При некотором значении приведенной длины трубы, называемом критическим, из уравнения (130) следует ф( 2)= 1, т. е. 2=1. Этой длине соответствует предельно возможный режим течения с непрерывным изменением скорости от заданного значения A,i > 1 до кч = 1. Если X > У.кр, то непрерывное торможение потока в трубе невозможно. В этом случае уравнение (130), описывающее течение с непрерывным изменением скорости, не имеет решений для 2, так как из него следует ф(Я-2)< 1. В действительности при этом в начальном участке трубы сверхзвуковой поток тормозится [c.263]

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]

Ро летят с той же скоростью, с какой вверх по течению распространяется малая волна понижения давления. В связи с этим при е < давление на срезе сопла остается постоянным, равным критическому давлению чем и обусловливается постоянство массового расхода. Из изложенного следует, что с помощью сужающегося сопла нельзя достичь сверхзвуковой скорости истечения никаким изменением внешнего давления, но этого можно достичь применением сопла Лаваля. [c.424]

Ближний участок следа тела, движущегося со сверхзвуковой скоростью, течение в котором определяет донное давление, начинается в точках отрыва [c.404]

При решении прямой задачи для стационарного течения газа в сопле необходимо удовлетворить условию непротекания на контуре сопла. Если в некоторой области сопла течение полностью сверхзвуковое, то для определения течения в этой области необходимо задать все искомые функции на некоторой поверхности АВ (рис. 2.4). Эта поверхность может быть произвольно ориентированной в пространстве, необходимо лишь, чтобы в каждой точке на ней скорость была больше скорости звука. Единственность решения следует из возможности однозначного построения решения методом характеристик. [c.52]

Из этих уравнений следует, что при М > 1 течение в расширяющемся канале (d Е > 0) происходит с уменьшением давления вдоль потока dp < 0) и с увеличением скорости (dw > 0) и, наоборот, сверхзвуковой поток в суживающемся канале (dS <0) замедляется dw < 0), а его давление возрастает dp > 0). Таким образом, профили сопла и диффузора для сверхзвукового потока меняются местами — сверхзвуковое сопло представляет собой расширяющийся канал, а сверхзвуковой диффузор — сужающийся канал. [c.287]

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]

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]

В течение нескольких лет в США и Франции разрабатывались и выполнялись программы создания дешевых двигателей одноразового применения и их узлов, в частности программа Центра вооружения ВМС США по созданию экспериментальной модели ТРД с тягой 2,9 кН, а также программа по усовершенствованию одноразового ТРД, предназначенного для летательного аппарата со сверхзвуковой скоростью полета на малой высоте. Целью первой из этих программ являлось усовершенствование методов разработки и изготовления силовых установок для использования полученных данных при создании новых двигателей для ракет ВМС. При исследовании двигателя ставились следующие задачи [c.203]

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]

Следующим важным этапом является выбор годографа скорости для проектируемой решетки. При выборе формы годографа следует иметь в виду, что в действительности решетка будет обтекаться жидкостью, обладающей вязкостью. Хорошие результаты показывают решетки, в которых скорость постоянна на большей части выпуклой и вогнутой сторонах лопаток. Это позволяет избежать лишних диффузорных участков, где возможен отрыв потока. Кроме того, в дозвуковых решетках не следует допускать возникновения сверхзвуковых скоростей на выпуклой стороне лопатки, что также снижает потери. На рис. 4.17 показан годограф скорости фиктивного течения для заданных = 0,65, Р1 = [c.90]

Из формулы (5.1) следует, что в ускоряющемся сверхзвуковом потоке углы характеристик в направлении течения уменьшаются, а в диффузорном потоке увеличиваются. Это позволяет заключить, что в общем случае при изменении скоростей в поперечном направлении к потоку характеристики становятся криволинейными (рис. 5.3). [c.110]

Течение в сверхзвуковой затопленной струе обычно характеризуют следующими критериями подобия степенью нерасчетности истечения п = = Ра /Роо, числом Маха на срезе сопла Mq = о / о и углом наклона контура сопла в выходном сечении Qq. Здесь ра и роо соответственно статическое давление на срезе сопла и в окружающей среде, uq и ао - скорость истечения и скорость звука. При этом различают три режима п = 1 - расчетный режим, п < 1 - режим перерасширения и п > 1 режим недорасширения. [c.178]

Путем упрощения уравнений движения газа при больших значениях числа М в работах [1-4] удалось установить законы подобия при обтекании тел идеальным газом с большими сверхзвуковыми скоростями. В работе [4] показано, что при М сю обтекание тела произвольной формы стремится к некоторому конечному состоянию, которое достигается тем скорее, чем более затуплена передняя часть обтекаемого тела. Такое предельное состояние движения, которое характеризуется соотношением М со8 (п,ж) 1, где со8(п,х) — косинус угла между направлением набегающего потока и нормалью к поверхности тела в его передней части, будем называть, следуя работе [4], гиперзвуковым течением. Коэффициенты аэродинамических сил при гиперзвуковом течении становятся не зависящими от М (подобно случаю течений газа при весьма малых скоростях). [c.25]

Выводы о характере течений газа в трубах переменного сечения нашли применение в конструкциях сопел современных реактивных двигалелей и аэродинамических труб больших скоростей. Для получения больших сверхзвуковых скоростей выходящего из сопла газа следует сначала сопло сужать, чгобы получить звуковую скорость газа в узком сечении сопла, а затем сопло надо расширять для дальнейшего увеличения скорости выходящего из него газа (рис. 180). Наибольшая скоросгь, которая можег бьггь получена па выходе из сопла, зависит от плон],ади выходного сечения и должна обеспечиваться необходимым для каждой скоросги давлением на входе в сопло. [c.592]

Уравнение теплосодержания объясняет следующий весьма интересный факт. При течении газа возле твердой поверхности йез теплообмена температура последней близка к температуре торможения в газе. Дело в том, что в связп с вязкостью газа возле твердой стенки всегда образуется тонкий пограничный слои, в котором скорость газа относительно стенки меняется от величины, равной скорости обтекающего потока, до нуля (на стенке). Но раз частицы газа непосредственно возле стенки затормаживаются, то при отсутствии теплообмена температура на стенке должна быть равна темлературе торможения. Так, например, в рабочей части аэродинамической трубы сверхзвуковых скоростей (рис. 1.3), где скорость газа очень велика, его температура Гр ч должна быть значительно ниже, чем в предкамере, из которой покоящийся газ (Го) поступает в трубу. Например, при скорости в рабочей части Wp., = 600 м/с и температуре торможения в предкамере Гц = Го = 300 К получается температура в потоке [c.20]

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]

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]

Пусть равномерный поступательный сверхзвуковой поток обтекает внешним образом тупой двугранный угол (рис. 183). В этом случае вершина угла представляет собой источник слабых возмущений, а границей области возмущенного течения (точнее, следом этой границы на плоскости чертежа) является характеристика OB, составляющая угол а = ar sin-J— с направлением стенки МО. Скорость [c.309]

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]

Непрерывный переход через скорость звука при течении газа по трубе возможен и в самом общем случае, т. е. при Гтех О. Условия непрерывного перехода через скорость звука и, следовательно, достижения на выходе из трубы постоянного сечения сверхзвуковой скорости (при a i< i) следующие [c.295]

Измерения скорости жидкой фазы в конце камеры с.мсшсния и диффузоре [761 показывают, что скорость потока в двухфазной зоне (равная скорости жидкости из-за малого скольжения) на всех режимах больше равновесной (термодинамической) скорости звука йи но существенно меньше замороженной скорости звука af. Следовательно, по отношению к й поток является сверхзвуковым, и поэтому должны проявляться эффекты, характерные для сверхзвукового режима течения. В этих условиях при повышении давления Рд в диффузоре появляется полностью размытая ударная волна, перемещающаяся по мере увеличения Рд к горлу диффузора. Ее интенсивность при этом увеличивается и возрастает число Маха Mi, рассчитанное по значению равновесной скорости звука ai. Вдоль камеры смешения, начиная с сечения структурного перехода, Mi немонотонно возрастает, так что в горле диффузора имеется максимум Mi, связанный с устойчивостью положения скачка в горле диффузора 18]. Из опытов также следует, что при повышении значений Рд давление в камере смешения не изменяется, т. е. течение в конце камеры смешения и диффузоре остается сверхзвуковым и по отношению к возмущениям, возникающим в диффузоре конденсирующего инжектора. [c.129]

В соответствии с общепринятой методикой изложения газодинамики гомогенных сред вначале даются основные уравнения движения влажного пара (гл. 3). Далее рассматриваются вопросы подобия и анализ размерностей в потоках влажного пара. В гл, 4 изучается механизм распространения слабых возмущений в двухфазных средах. Следующая — 5 гл. — посвящена исследованию одномерных течений влажного пара. Здесь рассматривается одномерное адиабатическое движение в условиях метастабильного и равновесного изменения состояния системы при дозвуковых и сверхзвуковых скоростях. Материалы этой главы позволяют проследить влияние влажности, внутреннего теплообмена и фазовых переходов на изменения скорости потока и термодинамических параметров в конфузорных и днффузорных квазиодномерных потоках. [c.7]

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]

Карман указал три основных правила сверхзвуковой аэроди намики они имеют большое значение для рассмотрения сверхзву ковых течений. Следует отметить, что зависимость между площадьк> и скоростью также является основной. Поэтому указанные Кар маном правила должны быть дополнены следующим линии тока в сверхзвуковом потоке расходятся при возрастании скоростя течения и сходятся при убывании скорости течения если поток возникает из дозвукового, то переход к сверхзвуковой скорости происходит при минимальном сечении. Это соотношение между площадью и скоростью противоположно тому, что наблюдается в дозвуковых течениях. [c.78]

Наибольшее развитие, в связи с задачами, вставшими перед создателями паровых турбин, получила газовая гидравлика, предметом изз чения которой явились одномерные течения сжимаемого газа с большими до- и сверхзвуковыми скоростями по трубам и соплам, вопросы истечения газа из резервуаров и тому подобные явления. Это направление механики сжимаемого газа нашло опору в общих теоремах количеств движения, теореме Бернулли, баланса энергии, а также в основных закономерностях термодинамики газа. Наиболее популяр-цым и важным результатом этого направления следует признать классическую формулу Сен-Венана и Ванцеля (1839), связывающую скорость адиабатического истечения газа с давлением и плотностью газа в резервуаре и с противодавлением. [c.29]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...