Волна головная разрежения

Расчетная картина течения с головными волнами в бесконечной решетке профилей при дозвуковой осевой составляющей скорости (Мю < 1) на положительных углах атаки показана на рис. 3.11. Здесь пунктиром показаны характеристики сверхзвукового потока на бесконечности перед решеткой, сплошными линиями — характеристики (линии разрежения), вдоль каждой из,которых скорость постоянна и равна скорости в соответствующей точке на спинке профиля. [c.75]

При переходе от головного участка к центральному сверхзвуковой поток поворачивается в волнах разрежения, исходящих из угловой точки М., и течет далее в направлении его образующей М—М. Если участок М.—М является цилиндрическим, то скорость [c.243]

На рис. 5.27, б показано обтекание тела с тупой выходной кромкой. Обтекание головной части тела происходит точно так же, как пояснено выше. В точках А, В возникают центрированные волны разрежения. Верхний и нижний потоки встречаются в точке С. Поскольку потоки не могут пересекаться, то появляются скачки уплотнения СО, СЕ и наблюдается течение внутри вогнутого угла. Интенсивность волн разрежения, возникающих в точках Л, В, и, следовательно, положение точки С определяются. [c.123]

При обтекании треугольного тела с нулевым углом атаки нижней грани (рис. 5.21,6) ветви головного AKi и кормового DK2 скачков вырождаются в слабые волны (характеристики). Найдя распределение давлений по верхнему обводу тела, убеждаемся в существовании силы сопротивления и подъемной силы, обусловленных изменением давлений в скачках и волне разрежения. [c.141]

Образователи ударных волн. Полет самолета со сверхзвуковой скоростью сопровождается своеобразным хлопком, который является следствием образования скачков уплотнения и волн разрежения перед носком фюзеляжа, фонарем кабины самолета, в местах стыка крыла и оперения с фюзеляжем. Основные мощные ударные волны образуются носовой частью самолета и крылом (они в полете первыми встречают частицы воздуха) и затем хвостовым оперением. Такие ударные волны называются соответственно головной и хвостовой (рис. 1.5, а). Промежуточные ударные волны или догоняют головную волну и сливаются с ней, или отстают и сливаются с хвостовой. [c.13]

Из (5.39) следует, что после начала разрушения в точке давление вдоль головной С -характеристики отраженной волны разрежения при > т /2 продолжает уменьшаться, стремясь к предель- [c.180]

Приведенные выше формулы дают образующие близких к оптимальным головных частей с одним главным изломом, который обтекается с образованием либо пучка волн разрежения (в П , т.е. при Л < 0), либо слабого скачка (в, т.е. при Л > 0). Расчет тысяч таких образующих требует нескольких минут на РС АТ 486. В результате для всех скоростей сверхзвукового набегающего потока (Моо >1) отнесенных к критической скорости, и относительных толщин г, отвечающих обтеканию искомых образующих с присоединенной ударной волной, стало возможно построение изолиний любых их локальных и интегральных характеристик. [c.476]

При расчете в акустическом приближении задачи о распаде разрыва наличие в решении скачков разрежения (в фиктивном газе) и уплотнения (в совершенном) и центрированных волн устанавливалось следующим образом. Определялись скорости головной и замыкающей характеристик сь = и 1л а /л и t = ис где нижним [c.256]

Особым случаем простых волн являются течение около угловой точки или за поршнем, внезапно приобретшим постоянную скорость. Характер течения при этом проще всего представить, устремив к нулю длину дуги аЬ на рис. 3.2 и оставляя при этом постоянными О или V, в точках а м Ь. Тогда в пределе получим или скачок уплотнения, присоединенный к вершине угла, или центрированную волну разрежения с веером характеристик = = r/x = tg (0 + а ,), или = г/ =(и+а). Решая эти формулы вместе с (3.3.16) и (3.3.26), получим распределение параметров в. такой волне в виде автомодельного решения р( ), б ( ) или и( ) С разрывными производными по на головной и замыкающей характеристиках. [c.87]

Влияние осевой симметрии. Пусть в однородном осесимметричном потоке, параллельном оси симметрии, в точке г=г возникает слабая волна разрежения (рис. 3.8). Уравнения (3.2.9) в узком пучке вблизи головной прямолинейной характеристики примут вид [c.98]

Другим примером является распространение возмущений вдали от тела. В рамках линейной теории (например, при обтекании тонкого профиля) паз-рыв давления малой, но фиксированной интенсивности на головной характеристике распространяется до бесконечности. Но в действительности при обтекании тела конечных размеров вслед за головным скачком возникнут волны разрежения, которые обязательно догонят скачок и ослабят его в пределе на. достаточно большом расстоянии от тела до нулевой интенсивности [c.105]

В качестве простого примера обтекания тела гиперзвуковым потоком и для обнаружения дальнейших характерных свойств гиперзвуковых течений рассмотрим уже изученное ранее (в 14) сверхзвуковое обтекание плоской пластины под углом атаки а. Если угол атаки не превосходит предельного для данного числа М значения, то с одной стороны пластины от ее передней кромки отходит (рис. 3.23.3) центрированная волна разрежения, а с другой стороны — скачок уплотнения. Головная волна, отделяющая область возмущенного движения от набегающего однородного потока, присоединена к передней кромке пластины О и состоит из поверхности слабого разрыва — переднего фронта волны разрежения и скачка уплотнения. Область зависимости течения вблизи пластины на головной волне ограничена ее участками ОА и ОВ, [c.403]

Изучение многих интересных случаев искажения волнового профиля, при котором возникает более одной ударной волны, здесь ограничивается только одним случаем исходным волновым профилем, для которого сжатие сменяется последующим разрежением, как на рис. 45. Здесь происходит формирование двух ударных волн, положение и время образования которых соответствует двум точкам перегиба, лежащим на участках с отрицательным наклоном волнового профиля. Правило Уизема показывает, что обе ударные волны возрастают до максимальной интенсивности, а затем начинают затухать они становятся соответственно головной ударной волной, как на рис. 44, и хвостовой ударной волной, поднимающей пониженное давление воздуха на хвостовой части импульса до невозмущенного значения. Хвостовая ударная волна со скоростью, промежуточной между невозмущенным значением Со позади нее и уменьшенной скоростью сигнала впереди нее, движется постепенно назад [c.216]

Распределение функции 5 снизу от точки р обеспечивается участком АВ головной ударной волны AB . Значение функции 5= = 5 =0,79, принятой постоянной, реализуется на клине с углом полураствора 2Г. Заданный разрыв AS создается с помощью излома в точке В волны AB , который осуществляется на основе применения конфигурации со взаимодействием ударной волны АВ и веера волн сжатия DBE (характеристики С+), центрированного в точке В. Положение последней выбирается таким образом, чтобы значение г з в ней было равно ij) в точке р. Изменения функции 5 за счет других ударных волн в расчетной схеме исключаются. Это обусловливает необходимость использовать для обеспечения заданного распределения 5 конфигурацию с отраженным в точке В центрированным веером разрежения. [c.182]

Рассмотрим обтекание ромбовидного профиля при Моо>1 (рис. 5-41). Зная геометрические размеры профиля, используя формулы, приведенные в гл. 3 и 4, можно расчетным путем построить картину обтекания такого профиля найти углы и интенсивность головного и хвостового скачков AB и АхВ С и волн разрежения [c.286]

В продольном сечении из эпюр Р и М (кривые 3-4, 7-8) видно, что при / = 0.5 влияние передних границ ВЕ и СВ (фиг. 1, б) на корневую хорду незначительно. Здесь сохраняется конический характер течения и величины Р и М практически постоянны до и после линии излома. На самой линии излома на наветренной и подветренной сторонах крыла образуются внутренние ударная волна и волна разрежения, которые взаимодействуют с головной ударной волной. В результате положение головной ударной волны и ее форма отличаются от соответствующих обтеканию крыла без деформаций. В частности, на подветренной стороне крыла исчезают слабые ударные волны. [c.169]

Взаимодействие струи с потоком порождает многочисленные скачки уплотнения в плоскости, перпендикулярной обтекаемой поверхности и проходящей через середину отверстия (рис. 4.9.1,а). Непосредственно перед ним возникает косой скачок А5, идущий от окрестности точки отрыва, а перед верхней частью границы струи — криволинейный скачок DB. Встречаясь в точке В, эти скачки образуют тройную конфигурацию, за которой находится система волн разрежения G. Скачок в виде диска, характерный для недорасширенных круглых струй, искривляется и занимает положение DE. В окрестности точки присоединения возникает хвостовой скачок уплотнения F. Эти скачки образуют сложную пространственную конфигурацию. На рис. 4.9.1,6 видны границы головного 4 и хвостового 6 скачков уплотнения, представляющие собой линии, где потоки, идущие вдоль обтекаемой поверхности, встречаются (линии стекания ). Эти линии являются одновременно границами передней и задней застойных зон. На рис. 4.9.1,6 нанесена также линия, на которой потоки, идущие сверху вниз к обтекаемой поверхности из области повышенного давления за скачком АВ, у стенки сопла растекаются в разные стороны (линия растекания 5). Линии V, 2, 3 являются следами П-образных вихрей. [c.339]

Рассмотрим обтекание сверхзвуковым потоком тонкой пластины, поставленной под малым углом атаки (рис. 5.28), как пример обтекания крыла. Сверху при обтекании передней кромки образуется центрированная волна разрежения, так как можно считать, что поток обтекает выпуклый угол. Снизу от передней кромки идет косой скачок уплотнения, так как поток обтекает вогнутый угол. Давление над пластиной (область 2) меньше, чем иод ней (область 3). Потоки, идущие над пластиной и под ней, должны после прохождения задней кромки иметь общую границу (штрихпунктирная линия). Следовательно, по обе стороны этой границы (области 4 и 5) скорости должны быть параллельны, а статические давления равны. Из этих двух условий рассчитывается интенсивность волны разрежения и скачка уплотнения, идущих от задней кромки пластины. Скорости в областях 4 и 5, строго говоря, не равны, так как потери в потоках, текущих над и иод пластиной, не одинаковы. Потери в хвостовом екачке уплотнения, который расположен после волны разрежения, больше, чем в головном, так как Яа > /.3. Следовательно, скорость потока в области 4 меньше, чем в области 5. Пунктирная линия изображает вихревую линию разрыва поля скоростей. [c.124]

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]

Обтекание клиновидной застойной области. На шлирен-фотографии показан поток, отрывающийся при числе М = 1,96 от тонкой пластинки и обратно присоединяющийся в угловых точках более толстой пластинки. По своей структуре течение напоминает го, которое получается в случае сплошной клиновидной передней кромки и включает прямую головную ударную волну, за которой в угле следует разрежение Прандтля-Майера. Фото W. А. Mair, любезно предоставлено N. Johannesen [c.169]

Способы измерения скоростей звука в ударно-волновых экспериментах [11 —19] поясняются диаграммой расстояние лг — время i на рис.3.4. Нагружение образца осуществляется ударом пластины. В наиболее наглядном варианте в двух сечениях образца одновременно регистрируются профили напряжения Зная расстояния между датчиками и определив по экспериментальной осциллограмме промежутки времени между моментами прихода на первый и второй датчики фронтов ударной волны и волны разрежения, легко найти скорость ударной воЛны ) и скорость фронта волны разрежения, распространяющейся по сжатому веществу. В упругопластическом теле головная часть разгрузки есть чисто упругая волна, фронт которой распространяется с продольной скоростью звука или, в Лагранжевых координатах, —со скоростью = ср/ро- Если значения скорости ударной волны и толщины ударника в момент соударения точно известны из независимых измерений, то для определения а/ достаточно одного профиля ст (0- Наконец, величина может бьггь [c.83]

На рис.5.13 показан характер изменения состояния частиц вещества вдоль С -характеристики AB D (рис.5.11) при = 1/(4А). Стрелками указано направление движения. Начальные состояния лежат на прямой ON. После встречи с головной характеристикой волны разрежения состояние скачком переходит из Л в 5 и в области [c.175]

Согласно результатам [10, 11] и анализу в рамках варьирования в характеристических -иолосках с учетом малости коэффициента отражения Л, оптимальные головные части, обтекаемые с присоединенной ударной волной, близки к клиньям. Если при этом Voo и г принадлежат области D , в которой коэффициент отражения Л в точке W отрицателен, то главное отличие оптимального контура от отрезка прямой состоит в изломе, обтекаемом с образованием нучка волн разрежения. Отмеченные обстоятельства позволяют в классе контуров из двух пересекаюгцих в d прямоугольных отрезков получить явные формулы, онределяюгцие характеристики и х, выполнить сравнение с результатами [10, 11] и оценить влияние неучтенных при таком подходе эффектов на форму построенных конфигураций. Это и сделано ниже. [c.467]

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]

Таким образом, в общем случае автомодельное течение около конуса при наличии фронта горения состоит из последовательно расположенных конического головного скачка, волны сжатия, фронта горения, волны разрежения, замыкающего ее скачка уплотнения и второй волны сжатия. Для режима горения, отличного от режима Ченмена-Жуге, волна разрежения и замыкающий ее скачок отсутствуют. [c.52]

В связи с задачей сверхзвукового обтекания тел горючей смесью с образованием детонационной головной волны С. С. Квашнйна и Г. Г. Черный (1959) и Г. Г. Черный (1966) изучили обтекание конуса с присоединенной детонационной головной волной. При достаточно больших углах конуса течение за пересжатой детонационной волной аналогично известному случаю обтекания конуса с адиабатическим скачком уплотнения. При уменьшении угла конуса волна детонации ослабевает и превращается в волну детонации Чепмена — Жуге. При дальнейшем-уменьшении угла конуса волна детонации не изменяется, но за ней возникает коническая волна разрежения. Эта волна разрежения отделяется от течения сжатия вблизи конуса скачком уплотнения, интенсивность, которого при уменьшении угла конуса сначала растет, а затем вновь, уменьшается. В пределе, когда угол конуса обращается в нуль, скачок [c.163]

Уже давно известно, что расширение течения от окрестности критической точки затупленного двумерного тела вокруг угла до направления, параллельного скорости в невозмущенном потоке, не вызывает немедленно падения давления до давления в невозмущенном потоке, когда число Маха в невозмущенном потоке существенно больше единицы. Все поле течения между головной ударной волной и поверхностью тела, параллельной вектору скорости в набегающем потоке, будет наполнять серия волн разрежения, проходя через которые течение ускоряется до тех пор, пока давление на поверхности ие упадет до давления в набегающем потоке. Бертрам и Гендерсон ) опубликовали результаты расчетов распределения давления вдоль поверхности затупленной пластины, установленной параллельно набегающему потоку, выполненные разработанным Ферри методом характеристик для завихренного течения. Расчеты были сделаны для нескольких пластин,. имеющих переднюю кромку в форме клина, угол при вершине которого выбирался для каждого гиперзвукового числа Маха так, чтобы скорость на поверхности клина была звуковой. Тогда вокруг угла, вершина которого лежит в точке сопряжения поверхности пластины и грани клина, устанавливается течение Прандтля — Майера. Метод характеристик для завихренных течений используется для расчета изменения давления вниз за угловой точкой. Волны разрежения Прандтля — Майера отражаются от головной ударной волны (при этом интенсивность ударной волны уменьшается) и от поверхности пластины снова в виде [c.218]

Одной из важнейших практических задач такого типа является задача обтекания тела сильно разреженным газом, в котором времена релаксации сравнимы с временем обтекания тела, т. е. длина релаксации сравнима с характерными размерами тела. При входе в атмосферу баллистических ракет с большой сверхзвуковой скоростью перед телом образуется так называемая головная ударная волна, как показано на рис. 8.1. Расстояние отхода ударной волны от передней точки тела обычно в несколько или раз в десять меньше радиуса кривизны передней части тела. Если газ настолько разрежен, что на расстоянии отхода укладывается не очень большое число газокинетических пробегов, то в частицах газа за фронтом ударной волны не успевают возбуждаться медленно релаксируюш,ие степени свободы, например, не успевает устанавливаться химическое равновесие. Благодаря этому температуры в сжатом ударной волной газе оказываются более высокими, чем при условии термодинамического равновесия, что меняет режим нагревания тела. По су-ш,еству, мы имеем дело здесь со случаем, когда Рис 8 1 Головная характер газодинамических распределений в [c.424]

К. Осватичем было обнаружено, что даже в случае ножевой входной кромки при расчетных углах входа потока в решетке может возникать сложная система скачков. Анализ этих результатов показывает, что головные скачки, возникающие перед решеткой, формально можно разделить на три основные группы скачки, обусловленные толщиной и формой входной кромки, скачки, зависящие от формы межлопаточного канала (скачки запирания межлопаточного канала), и скачки (или волны разрежения), обусловленные нерасчетным углом входа потока в решетку В реальных условиях эти скачки разделить практически невозможно, так как они образуют единую сложную систему. [c.547]

Если клин АВС (рис. 10-6,в) расположен под углом атаки 6 к линии тока, то головная волна, возникающая в точке В, при М > будет несимметрична относительно оси клина ВЕ. Следова тельно, давление в точке К будет более высоким, чем в точке К При 6>6/1 вместо юкач ка ВО может возникнуть волна разрежения Разность давлений Рк -Рк при этом еще больше увеличивается Так как первоначальная ориентировка оси насадка известна, то, по ворачивая насадок до наступления равенства давлений Рк и рк1 по лимбу, устанавливают направление скорости потока. Желательно, чтобы угол заострения насадка был меньше предельного угла, при котором образуется криволинейный скачок, существенно снижающий чувствительность насадка. [c.628]

ДОННОЕ СОПРОТИВЛЕНИЕ, часть аэродинамического сопротивления, обусловленная понижением ср. давления Ри на донной торцевой поверхности летящего тела по сравнению с давлением в атмосфере Роо на высоте полёта. Обтекающий летящее тело наружный поток интенсивно перемешивается с воздухом, находящимся в застойной зоне за дном тела, увлекая и отсасывая часть воздуха из застойной зоны. Т. к. новые порции воздуха в застойную зону не поступают, в ней возникает разрежение (рд<р >), что приводит к появлению силы Д. с. Хд=(р — —/ д)6 д (где 5д — площадь проекции донной поверхности на направление, нормальное оси тела), действующей против направления скорости тела. Возникновение Д.с. объясняется необратимым превращением части кинетич. энергии тела в теплоту при образовании за дном тела вихрей, а в сверхзвук. потоке — и хвостовых ударных волн. Отсасывающее действие наружного потока зависит от толщины пограничного слоя на боковой поверхности тела перед донным срезом, от формы головной и гл. обр. кормовой части тела, от скорости полёта и (в меньшей мере) от угла атаки. [c.183]

В нек-рых условиях гиперзвукового полёта на больших высотах (см. Динамика разреженных газов) процессы, происходящие в газе, нельзя считать термодинамически равновесными. Установление термодинамич, равновесия в движущейся частице (т. е. очень малом объёме) газа происходит не мгновенно, а требует определённого времени — т. н. времени релаксации, к-рое различно для разл. процессов. Отступления от термодинамич. равновесия могут заметно влиять на процессы, происходящие в пограничном слое (в частности, на величину тепловых потоков от газа к телу), на структуру скачков уплотнения, на распространение слабых возмущений и др. явления. Так, при сжатии воздуха в головной ударной волне легче всего возбуждаются поступат. степени свободы молекул, определяющие темп-ру воздуха возбуждение колебат. степеней свободы требует большего времени. Поэтому темп-ра воздуха и его излучение в области за ударной волной могут быть намного выше, чем по расчёту, не учитывающему релаксацию колебат. степеней свободы. [c.656]

Исходные периодические, например синусоидальные плоские эву ковые волны с большой амплитудой, как было зкспериментально показано автором и как легко показать теоретически, переходят в конечном итоге в такие окачки уплотнения. Это связано с тем, что скорость звука с ростом температуры возрастает. Поэтому небольшое увеличение давления в местах повышенного давления, где температура за счет адиабатного сжатия увеличена, распространяется быстрее, чем в местах с пониженным давлением. В результате этого части волны с повышенным давлением догоняют участки разрежения, так что в конечном итоге головная часть волны превращается в крутой фронт давления со скачкам давления конечной высоты, в то время как хвостовая часть волны становится более пологой. [c.245]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...