Скачок махов

Используя формулу (45) гл. I, можно найти соответствующее значение числа Маха за косым скачком [c.136]

Здесь 0 — угол поворота потока. Mi, pi — число Маха п давление в набегающем потоке, р — давление за косым скачком уплотнения. [c.178]

Около оси струи 1на участке торможения криволинейный скачок переходит в прямой скачок уплотнения, получивший название диска Маха, за которым скорость течения становится дозвуковой. Периферийные линии тока образуют сверхзвуковое течение, которое, как следует из теоретических расчетов ) и экспериментов ), дважды пересекает криволинейный скачок 1 — l d и отраженный скачок d — п. Одна из линий тока 2—2) этой зоны течения изображена на рис. 7.31. Поверхность 1—1 (часть криволинейного скачка) представляет собой так называемый висячий скачок уплотнения, постепенно ослабляющийся с приближением к кромке сопла и полностью вырождающийся, немного не доходя до последней. [c.411]

До сих пор мы рассматривали сверхзвуковые диффузоры, работающие на основном, расчетном значении скорости набегающего потока. При отклонении от расчетного режима форма системы скачков изменяется, в связи с чем некоторые из заданных условий нарушаются. В частности, в нерегулируемом диффузоре с внешним сжатием при уменьшении числа Маха набегающего потока скачки уплотнения становятся более крутыми (рис. 8.48) [c.476]

Рис. 8.52. Зависимость числа Маха за косыми скачками оптимальной системы от М а) при т = 3, 6) при т = i

Здесь Рп — давление за прямым скачком при скорости, соответствующей числу Маха Мн Fa — площадь сечения струи в точке а, Fa — площадь сечения диффузора в плоскости входного отверстия. [c.484]

Итак, величина о(М), от которой согласно (42) зависит относительный размер критического горла диффузора, в свою очередь определяется интенсивностью скачка, соответствующего числу Маха в рабочей части. Если считать, что возникает прямой скачок, то, согласно формуле (24) гл. III, [c.489]

Приведенные на рис. 10.21 фотографии сверхзвукового обтекания в аэродинамической трубе ромбовидных профилей разной толщины при нулевом угле атаки подтверждают описанную выше картину течения. На каждой из этих фотографий отчетливо видны скачки уплотнения у носка профиля, пучки волн Маха у верхнего и нижнего выпуклых углов профиля п волны Маха, отходящие от неровностей на стенках аэродинамической трубы, по наклону которых можно судить о скорости потока в трубе. [c.42]

Рис. 10.24. К взаимодействию волн расширения и косых скачков при обтекании ромбовидного профиля (а) и пластинки (б) 1 — волны Маха, 2 — отраженные волны Маха, 3 — присоединенная ударная волна, 4 — ударная

В разобранных выше случаях обтекания профилей сверхзвуковым потоком мы не рассматривали возможное взаимодействие между отходящими от профиля скачками и волнами Маха. Для установления этого взаимодействия необходимо рассмотреть значительную часть поля течения (рис. 10.24 и 10.25). Волны Маха, падая на косые скачки, искривляют и ослабляют их. На [c.46]

В результате взаимодействия отходящих от профиля волн Маха и косых скачков возникают отраженные волны, и хотя их [c.46]

В результате взаимодействия, идущих от профиля волн Маха со скачками, интенсивность возмущений вдалеке от профиля оказывается весьма малой. [c.47]

И фронтом скачка. При малых отклонениях потока sin [c.48]

Участки профиля, прилегающие к его передней кромке и находящиеся до точки пересечения двух скачков или скачка и пучка характеристик набегающего потока, расположены вне зоны возмущений от соседних профилей, и поэтому давление здесь такое же, как и на изолированном профиле. Распределение давления на остальной части профиля определяется взаимодействием косых скачков и волн Маха и их последовательным отражением от поверхности двух соседних профилей. Применение известного графоаналитического способа ) позволяет в общем случае больших возмущений построить распределение давлений по профилю и найти путем интегрирования величину и направление равнодействующей силы. [c.76]

При положительных углах атаки критическая густота решетки пластин определяется пересечением волны Маха, идущей от передней кромки с соседним профилем. Аналогично при отрицательных углах атаки критическая густота решетки пластин определяется точкой пересечения с соседним профилем фронта косого скачка. [c.77]

Интерференция между волнами Маха и скачками уплотнения возникает в этом случае только за решеткой и приводит к существенной неравномерности потока по шагу за решеткой (рис. 10.55, г). [c.77]

Течение газа за скачком в осесимметричном случае отличается от плоского скорость потока, статическое давление и плотность газа с удалением от скачка немного изменяются, а углы поворота потока в скачке (угол клина) и на бесконечности (угол конуса) существенно различны. На рис. 3.18 приведены кривые tt>KOH = /(сокл) для различных значений чисел Маха. На рис. 3.19 изображены кривые значений числа Mi за скачком (штриховая) и Мг на поверхности конуса (сплошная) в функции угла поворота в скачке при различных значениях скорости. Как видим, уменьшение скорости между областью, лежащей непосредственно за скачком (соответствует плоскому течению), и поверхностью конуса получается незначительным так как числа М за скачком и на поверхности конуса близки, то близки и соответственные [c.139]

Замечательная особенность явления взаимодействия заключается в том, что параметры потока вблизи точки отрыва не зависят от причины, вызвавшей отрыв, а зависят лишь от чисел Маха и Рейнольдса в невозмущенном потоке. Если числа Мо и R совпадают, то распределение давления вблизи точки отрыва оказывается одинаковым при взаимодействии пограничного слоя с падающим извне скачком уплотнения, со юкачком уплотнения, образующимся при обтекании вогнутой криволинейной стенки, [c.341]

Рис. 7.31. Схема струи, вытекающей из сопла с избыточным статическим давлением 1 — висячий скачок, 2 — линия тока, d — d — диск Маха, d — п — отраженный скачок, agmn — граница струи

За отраженным скачком d — п, который возникает в месте пересечения криволинейяого скачка 1 — d с диском Маха, так же как и за центральным прямым скачком, давление обычно выше окружающего, из-за чего газовый поток вновь ускоряется в центральной части струи осуществляется переход к сверхзвуковой скорости, в периферийной части, где линии тока пересекли два косых скачка, сохраняется сверхзвуковая скорость, которая за отраженным скачком d — n возрастает. [c.411]

Здесь /Jqtp — полное давление, при котором происходит отрыв, Ррасч— полное давление на расчетном режиме. Только при смещении системы скачков к зоне с числом Маха М 1,3 (см. 8 гл. VI) отрыв пограничного слоя прекращается и система вырождается в скачок, близкий к прямому, за которым устанавливается дозвуковое дпффузорное течение вплоть до среза сопла. [c.443]

Для приближенных предварительных расчетов можно определить число Маха перед прямым скачом по нормальной составляющей скорости перед единичным косым скачком (Mm-i MяSin al). Тогда оптимальное отношение полных давлений в системе скачков равно [c.470]

Рис. 8.43. Зависимость суммарного угла поворота потока в оптимальной системе скачков от числа Маха при разном количестве т скачков сошах — предельный угол поворота в косом скачке, max — поворот потока при изоэнтропи-ческом сжатии около центрального тела

На рис. 8.43 штриховой линией изображена зависимость предельного угла поворота потока в присоединенном плоском скачке от числа Маха сйта1(Мя) при к = 1,4. Здесь же нанесены кривые значений суммарного угла поворота потока o в оптимальной системе плоских скачков (для диффузора с внешним сжатием), состоящей из различного числа скачков (т = 2, 3, 4). Как видно пз рис. 8.43, суммарный угол поворота потока в оптимальной системе из трех скачков приблизительно равен предельному углу поворота невозмущенного потока у обечайки, а в случае четырех скачков — больше предельного. Иначе говоря, при тге > 3 (для [c.473]

Если точка пересечения скачков (или волн Маха в изоэнтро-пическом диффузоре) не совпадает с кромкой обечайки, то от этой точки в сторону внешнего потока отходит скачок уплотнения, интенсивность которого определяется двумя условиями [c.474]

Сверхзвуковой диффузор с полным внутренним сжатием используется в аэродинамических трубах. Вследствие частичного пзоэнтропического сжатия в диффузоре малого угла удается вдвое уменьшить потери по сравнению с таковыми в прямом скачке (подсчитанными по числу Маха перед диффузором). [c.475]

Отсюда угол наклона первого скачка ai = ar sin( 1,6/3)= 32°. По кривым на рис. 3.12 гл. III отыскиваем угол первого клина центрального тела (при Me = 3 и i = 32°), mi = 15° и по рис. 3.19 тл. III — число Маха за первым скачком Mi = 2,3. [c.478]

Значение числа Маха для нормальной составляющей скорости леред вторым скачком в оптимальной системе должно быть таким же, как и перед первым скачком Мнп = Mi = Mi sin aj = 1,6. От-к юда угол наклона второго скачка к направлению потока за первым скачком [c.478]

Второе условие (одСадопт) предопределяется тем, что при Мн > Мнр плотность газа в критическом сечении выше, чем на расчетном режиме (несмотря на рост потерь, полное давление за системой скачков при увеличении скорости возрастает). Из-за этого горло D) нерегулируемого диффузора при Ма > Мнр оказывается перерасширенным и скорость в нем получается выше критической. Но тогда за горлом происходит дальнейшее ускорение сверхзвукового потока, что приводит к повышенной интенсивности прямого скачка EF, замыкающего сверхзвуковую зону (величина Он уменьшается вследствие роста значения числа Маха Mm-i перед прямым скачком). [c.483]

Источником сильных пульсаций может быть также поверхность тангенциального разрыва скорости (от точки пересечрния скачков), если она заходит внутрь диффузора. Типичные кривые зависимости величин Од и с от относительного объемного расхода воздуха У/Fp (отношение действительного расхода У к расчетному Ур) при разных значениях числа Маха М приведены на рис. 8.58. Применяют также дроссельные характеристики диффузоров в виде зависимостей Од(ср) и схж(ср) при Мн = onst (рис. 8.59). [c.487]

Величины относительной площади горла диффузора / г,д(Мн), необходимой для запуска последнего, и относительной площади горла сопла Fr. l a) = Pr.JPa при к = 1,4 приведены па рис, 8.61. Интересно отметить, что число Маха в горле диффузора Мг д, нужное для проскока сквозь него прямого скачка уплотнения (до суя еш1я горла диффузора), составляет около 0,875 от значения числа Маха в набегающем потоке Мн (для Мн = 1,5—5 при /с = 1,4). Описанные особенности запуска диффузора аэродинамической трубы относятся и к запуску входного диффузора двигателя. Для того чтобы, переходя от малых скоростей полета к расчетной скорости, осуществить расчетную систему скачков, следует при малых скоростях горло диффузора расширить (или лишнюю часть воздуха перепустить перед горлом наружу), а по выходе на расчетную скорость сузить горло (до расчетного размера) или прекратить перепуск воздуха (прикрыть отверстие для перепуска). Без этого запуск сверхзвукового диффузора на расчетный режим невозможен. [c.491]

Здесь Mimin — значение числа Маха, при котором еще возможен у передней кромки профиля плоский косой скачок (рис. 3.12). При меньших числах Маха образуется отделившийся скачок уплотнения с криволинейным фронтом. Значение Mimax отвечает такому значению числа Маха после первого косого скачка Мз, [c.43]

С нижней стороны пластинки у передней кромки образуется косой скачок уплотнения, пройдя через который поток повернется на угол г и давление возрастет в рв/р1 раз, а число Маха З меньшится до Мн. У задней кромки с нижней стороны пластинки поток повернется в обратном направлении. Давление в потоке, сбегающем с верхней стороны, должно быть равно давлению в потоке, сбегающем с нижней стороны рг = Рз- Скорости этих двух потоков могут быть различными по величине, но направление их одинаково. Значения Мг и Мз могут различаться. [c.44]

Рис. 10.55, К определению критической густоты решетки пластин при обтекании ее потоком со сверхзвуковой осевой составляющей скорости, а) Густая решетка bit > (Ь/ )кр, i > 0), решетка критической густоты (b/t) = = (Ь/Окр, i > о, в) редкая решетка bit) < ( /0кр, i > 0, г) интерференция между волнами в течении за срезом редкой решетки ( = —10°, Mi = = 2,6). Штриховые линии — волны Маха, сипошные линии — скачки

Результаты экспериментального исследования межлопаточного канала активнш сверхзвуковой решетки, построенной по методу вихря с косым скачком на входе, полученные А. М. До-машенко, М. Ф. Жуковым и Ю. Б. Елисеевым в 1952 г., приведены на рис. 10.59 и 10.60 при расчетном числе Маха М] = 1,7 (А1 = 1,48). Клиновидная передняя кромка имела угол V = 5° и соответственно расчетное значение числа после косого скачка составляло 1,488 (А1= 1,357). Фотография течения (рис. 10.59) показывает наличие во входной части канала косого скачка, положение которого близко к расчетному. Линии слабых разрывов в последующем течении внутри межлопаточного канала по форме близки к характеристикам потенциального вихря. Рас- [c.81]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...