Течение сжатия

Иначе говоря, угол поворота потока у плоского изоэнтропического центрального тела при торможении от значения числа Ма до М = 1 равен углу поворота в течении Прандтля — Майера с расширением от М = 1 до М = Мн(сйя = бн). Кривая о)(Мн) для к = = 1,4 приведена на рис. 8.43 (/га = < ). Если бы пучок характеристик изоэнтропического течения сжатия сходился на кромке обечайки диффузора, то струя, входящая в диффузор, не возмущала бы внешнего обтекания обечайки. [c.473]

В первом случае (рис. 10.57, а) сверхзвуковой поток, набегающий на решетку под нулевым углом атаки, частично тормозится в косом скачке с последующим торможением в течении сжатия при обтекании вершины профиля. В дальнейшем течении расширения происходит разгон потока с одновременным его поворотом. [c.78]

Величина П постоянна вдоль линий Маха первого семейства d //dA = tg (0 + а), а П+—вдоль линий Маха второго семейства dy/ dx = tg (0—а). Из (2.74) следуют те же свойства простой волны, что и для нестационарного одномерного течения. В стационарном плоском течении простую волну называют течением Прандтля — Майера. В простой волне может реализовываться как течение разрежения, так и течение сжатия. [c.58]

Номинальная пропускная способность установлена исходя из скорости течения сжатого воздуха, равной 17 м/с, в трубопроводе, внутренний диаметр которого равен условному проходу. [c.429]

Следует отметить, что течения сжатия в межлопаточных каналах таких решеток в действительном потоке существенно отличаются от теоретической схемы и иногда даже совсем не реализуются из-за утолщения и отрыва пограничного слоя на стенках. [c.230]

О НЕКОТОРЫХ ТЕЧЕНИЯХ СЖАТИЯ В НЕОСЕСИММЕТРИЧНЫХ КОЛЬЦЕВЫХ СОПЛАХ ) [c.134]

Попытаемся построить течение сжатия в неосесимметричном сопле со скачком уплотнения, форма которого не является круговым конусом, так, чтобы (р G [О, 2тг плоскости XI = О ш Х2 = О были плоскостями симметрии течения. [c.137]

На рисунке при 7 = 3, К2 = 1, С = О изображены линии тока течения разрежения I в полубесконечном плоском канале при Л G (1, /Щ (стенкам канала соответствуют С = 1 и С = 2) и течение сжатия [c.174]

Рассмотрим теперь вопрос о возможности перевода течения разрежения I в течение сжатия типа II с помощью ударной волны в условиях постановки задачи из п. 2. Пусть фоновые функции в течении разрежения I определяются формулами (3.1)-(3.3), 7С0 = 1 [c.174]

Используем построенное в п. 2 представление функции для изучения распростра нения слабых ударных волн, образующихся после разрушения потенциальных течений непосредственно на поверхности слабого разрыва Щ для случая течений сжатия (пор шень St вдвигается в газ). [c.318]

В [1] построен класс точных решений уравнения для потенциала скоростей в плоскопараллельных нестационарных течениях политропного газа. Этот класс решений использован в [1] для описания течений сжатия, возникающих при перемещении в непо движном газе выпуклых криволинейных поршней St, начинающих двигаться с нулевой нормальной скоростью и ненулевым ускорением (аналогичные решения для трехмерного нестационарного случая построены в [2]). Там же получено уравнение, описывающее распространение слабых ударных волн, которые начинают формироваться непосредствен но на поверхности слабого разрыва, распространяющегося по области невозмущенно го газа. Это уравнение исследовано в [1] для одномерных цилиндрических движений. [c.321]

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]

Как пользоваться ударной полярой, видно по рис. 360. Предположим, что ударная поляра нам задана. Направление скачка, который отклоняет поток на угол 0, получим, проводя нормаль к линии АР здесь точка Р представляет собой точку, где прямая линия, проходящая через О и составляющая угол 0 с направлением набегающего потока, пересекает ударную поляру. Из этого построения получается также скорость 1 = ОР. Поскольку линия ОР пересекает ударную поляру еще в одной точке Р, то возможен еще второй скачок, направление которого перпендикулярно к АР. Однако эксперименты показывают, что для течения сжатия при обтекании излома или клина в действительности реализуется только один скачок, соответствующий точке Р. Касательная к ударной поляре ОТ, проведенная из точки О, определяет критический угол 0, при котором два возможных скачка уплотнения совпадают. Если 0 > 0, то проведенное выше построение становится недействительным, и в этом случае перед клином образуется отошедшая криволинейная ударная волна (рис. 362). [c.601]

Неожиданное подобие результатов, связанных с замыканием двух совершенно различных каверн, можно объяснить (с некоторыми оговорками) следующим образом. Рассмотрим свободный след непосредственно перед критической точкой. Если отношения в свободной или ограниченной областях отрывного течения сжатия одинаковы, то одинаковы и отклонения линий тока внешнего течения, внешнее давление, а также среднее давление отрыва Рр. Если уравнение (14) выражает фундаментальные характеристики течения в области отрыва, то давления в начале области сжатия р также одинаковы в обоих случаях. Перед уступом, обращенным навстречу потоку, значение р определяется механизмом свободного взаимодействия , т. е. приращением давления, которое пограничный слой в состоянии поддерживать перед отрывом. Теперь рассмотрим свободный след. Скорость на центральной линии в области свободного смешения не равна нулю. Течение в состоянии поддерживать возрастание давления в направлении движения до точки торможения (предполагается, что возрастание давления в направлении движения преобладает над возрастанием давления, обусловленным переносом количества движения в поперечном направлении в самом деле, ноток должен остановиться, перед тем как изменить движение на обратное [c.37]

I — веер волн разрежения 2 — хвостовой скачок уплотнения з — скачок уплотнения 4 — цилиндр в следе за телом 5 — течение сжатия в свободном следе 6 — область смешения 7 — горло следа — свободный след 9 — КЛИН <4 1, [c.38]

Если в течениях сжатия градиент давления достигает максимальной величины около точки отрыва и затем падает, а трение убывает и за точкой отрыва достигает минимума [20],то в течениях разрежения градиент давления непрерывно возрастает (по модулю) и при некотором конечном значении продольной координаты обращается в бесконечность. В этой точке решение имеет особенность для напряжения трения и теплового потока к телу. [c.244]

Рассмотрим теперь сверхзвуковое течение сжатия с большими локальными градиентами давления. (Давление изменяется на порядок на длинах порядка толщины пограничного слоя Ке а.) Безотрывное обтекание твердого тела в этом случае существовать не может, так как отрыв пограничного слоя вызывается меньшими по порядку величины перепадами или градиентами давления [18]. Важный пример течения этого типа, рассмотренный в работе [42], показан на фиг. 10. Это область присоединения полубесконечной сверхзвуковой струи к поверхности плоской пластины. Левее области присоединения струя и пластина разделены областью покоящегося газа. На границе струи и газа образуется вязкая область смешения (или свободный пограничный слой), течение в которой описывается классической теорией пограничного слоя. Предполагается, что начало зоны смешения лежит на некотором расстоянии I от области присоединения. (Ниже I используется в качестве масштаба длины и при вычислении числа Рейнольдса.) Продольный и поперечный размеры локальной области невязкого [c.252]

На фиг. 13, ап б приведены два стандартных решения из работы 124], на которых представлены распределения давления для течений сжатия и разрежения. Поскольку давление отнесено к его величине для случая автомодельного решения, то достаточно осуществить преобразование продольной координаты таким образом, чтобы нужная величина этого отношения попала в точку хИ =1. Согласно группе преобразований [49], величина отношения давлений при этом сохраняется. [c.261]

Для течений сжатия при увеличении донного давления на интегральной кривой появляется точка отрыва. Дальнейшее увеличение донного давления приведет к перемещению точки отрыва вверх по потоку. Вопрос о решении задачи для отрывного течения разумеется, требует дальнейших исследований. Однако в работе [49] замечено, что, пока точка отрыва не переместилась на переднюю кромку, течение около поверхности описывается прежними уравнениями и сохраняется прежний масштаб всех физических параметров. В частности, сохраняется порядок угла отрыва О (т). Если же он становится равным О (1), то отрыв должен начинаться с передней кромки. Участок течения до точки отрыва описывается той же универсальной интегральной кривой. Однако для участка течения за точкой отрыва решение из-за наличия возвратных течений может в общем случае измениться. [c.261]

Неавтомодельные решения для течений разрежения оканчиваются особой точкой, в которой напряжение трения на теле и абсолютная величина градиента давления обращаются в бесконечность. Однако величина давления остается конечной и положительной, равной p . Вопрос об отборе решения в этом случае уточнен в работе [56], где показано, что при значениях донного давления рд [(л //) = 1] вопрос решается так же, как и для течений сжатия. В этой области значений Рд его изменение влияет на распределение давления по всей поверхности тела. Если Р1 > Рд > [2/(Т + 1)]< р1, то решение на основной части тела, т. е. при О < а // С 1, фиксировано и имеет ва конце особую точку. Это означает, что вблизи донного среза формируется область с большими локальными градиентами давления, в которой давление на теле меняется от до рд на расстояниях порядка толщины пограничного слоя /т. Изменение рд в указанных пределах влияет на течение только в локальной области. Дальнейшее уменьшение донного давления рд < [2/(у l)lv/(v- )p, уже не влияет на тече- [c.261]

Рассмотрим теперь коротко свойства некоторых течений сжатия см. [2.41 стр. 116, 278). [c.89]

При решении вариационных задач газовой динамики необходимо знать предельные (определяемые граничными условиями) свойства сверхзвуковых течений. Исследование таких свойств для осесимметричных течений разреженияпроведено в ft3f, а для течений сжатия — в [14]. [c.46]

При отсутствии косого скачка на входе и использовании только изоэнтропических течений сжатия и расширения Пранд-тля — Майера получаем сверхзвуковую изоэнтроппческую решетку без волнового сопротивления (рис. 10.57, г). [c.79]

Что касается периода восстановления, то предполагается, что ударные импульсы для этого периода пропорциональны ударным импульсам в течение сжатия коэффициент пропорциональности, обозначенный через е, называется коэффициентом восстановления. Его величина изменяется от е = О неупругий удар) до е = 1 абсолютно упругий удар) удары с промежуточными значениями е называются полуупругими. [c.191]

ЭНИИМС) рекомендует пользоваться омограммой (рис. 94), составленной при принятой скорости течения сжатого воздуха в подводящем трубопроводе 17 м1сек, а единицей измерения количества воздуха принят 1 воздуха при температуре 20°С и давлении 760 мм рт. ст. [c.200]

В результате построения решетки ее профили содержат две дуги окружности с постоянными скоростями на этих дугах. Вообще (как и в примере рис. 86), на профилях получаются два диффузорных участка, соответствующих течениям сжатия на входном участке межлопаточного канала с вогнутой стороны профиля и на выходном участке со стороны спинки. Путем выбора границ течения совпа-даюидими с линиями токов, которые проходят через точки К и L, диффузорных участков можно избежать. Однако в этом случае решетка получается слишком большой густоты (бесконечно большой при Xj = Xj). [c.231]

Для исследованияс течений в пограничных слоях ГДЛ и химических лазерах необходимо знать коэффициенты переноса. Последние определяются аналогично [1] из решения соответствующих интегральных уравнений путем разложения функции распределения в ряды по многомерным полиномам. Получены выражения для коэффициентов вязкости и теплопроводности, причем им еется несколько различных коэффициентов теплопроводности из-за того, что разным модам колебаний соответствуют разные колебательные температуры. Подученные результаты применены к конкретным течениям многоатомных газов, в частности к течениям сжатия, для исследования эффекта инверсии населенностей в типичных лазерных смесях СОа -J- N2 -f HgO (Не) за сильной ударной волной и в энтропийном слое при обтекании клина [3]. [c.106]

Получено обобщение задачи Буземана об установившемся коническом течении сжатия в осесим метричном сопле специального вида на случай некоторых неосесимметричных кольцевых сопел. В построенных течениях присутствуют сильные разрывы, имеющие форму развертывающихся поверхностей (в решении Буземана сильные разрывы имеют форму поверхности кругового конуса). [c.134]

В данной заметке рассматривается случай L = —AD. Оказывается, что в этом случае функция Ф X = 0) дает решение Буземана [4] для течения сжатия в осесимметричном сопле, когда однородный поток после прохождения конической поверхности слабого разрыва сжимается, а затем, пройдя через конический скачок уплотнения, снова переходит в однородный прямолинейный поток. Покажем, что, выбирая специальным образом функцию X, можно получить некоторые обобщения этого решения. Уравнение для X при этом будет гиперболического типа, а поверхности слабого разрыва (г = О, Ф = onst) будет соответствовать линия параболичности (1.2). Для удобства будем в дальнейшем полагать г О, А" < 0. [c.135]

Однако для того, чтобы построить физически осмысленное решение, необходимо убедиться еще, что в области течения между ударной волной и поверхностью слабого разрыва нет предельных линий и, следовательно, линии тока не имеют точек возврата. В следующем пункте построен конкретный пример течения сжатия в сопле специальной формы с кольцеобразным сечением и тем самым показано, что класс течений (1.18), продолжимых до г = О с X 0 и без предельных линий, непуст. [c.137]

Численные примеры. На ЭВМ с помощью уравнения (1.1) был осуществлен расчет движения слабой ударной волны, образовавшейся вместо слабого разрыва, когда возмущенное течение сжатия вызвано вдвижением в газ цилиндрического (радиуса Ро, /( ) — Ро = onst) в начальный момент t — О поршня с начальным ускорением [c.325]

Наконец, отметим, что рассмотренное течение является безвихревым и гомэнтропическим, поэтому оно обратимо. Течение, изображенное на рис. 355, представляет собой течение разрежения, т. е. давление и плотность уменьшаются в направлении течения, а линия Маха то отклонена в сторону от набегающего потока. Если обратить направление движения на всех линиях тока, то характеристика Шу будет отклонена в сторону набегающего потока со скоростью 1 1 и течение будет течением сжатия, сопровождающимся увеличением давления и плотности. [c.596]

В работе [49] показано, что краевая задача для течения на пластине при % = оо инвариантна относительно некоторой однопараметрической группы афинных преобразований переменных (кроме условия на задней кромке). Это позволяет свести всю совокупность неавтомодельных решений задачи к двум стандартным решениям, соответствующим течениям сжатия и разрежения. [c.262]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...