Скачок отошедший

При обтекании плоского ромбовидного тела в окрестности его задней кромки образуется хвостовой скачок (рис. 9.3). В зависимости от скорости и угла наклона профиля в задней кромке может осуществляться режим сверхзвукового скачка, либо дозвукового скачка ( отошедшего от оси симметрии). [c.255]

Рис. 4.13. Присоединенный прямолинейный скачок уплотнения (а) и отошедший криволинейный скачок уплотнения (б)

Проанализируем различные случаи, которые могут привести к образованию скачков уплотнения, изображенных на рис. 4.13. Отошедший криволинейный скачок уплотнения может быть в случае, когда (i, [c.121]

Критическим называется такой угол конуса рк.кр, при превышении которого скачок уплотнения отходит от острия конуса 2 (рис. 10.20, б) и превращается в отошедшую криволинейную ударную волну 1 Критический угол является при заданных условиях обтекания (давление рх,, плотность роо, показатель [c.485]

Схема течения около затупленного конического тела изображена на рис. 10.25. Перед телом 1 образуется отошедшая ударная волна 2 с переменной интенсивностью в различных точках ее поверхности. Эта интенсивность наибольшая в окрестности точки О полного торможения. Можно считать, что здесь волна представляет собой прямой скачок уплотнения. Переход частиц газа через такой сильный скачок сопровождается значительными потерями полного напора и повышением энтропии. В результате поверхность тела как бы покрывается слоем 3 некоторой толщины, в котором газ обладает высокой энтропией. В этом слое, называемом высокоэнтропийным, скорость газа меньше, чем при прочих равных условиях на поверхности острого конуса, где нет такого интенсивного скачка и газ тормозится слабее (рис. 10.25). [c.492]

Рассмотрим картину течения перед затупленным телом с центральной иглой. Если длина такой иглы не превышает расстояния до криволинейного отошедшего скачка уплотнения (рис. 6.1.1,а), то ее влияние распространяется лишь на течение за этим скачком и оказывается несущественным. Выдвижение острия иглы 9 за пределы криволинейного скачка уплотнения (рис. 6.1.1,6) приводит к перестройке структуры возмущенного потока, которая характеризуется новой системой скачков уплотнения. Это обусловлено отрывом потока от поверхности иглы, который обычно происходит вблизи основания конического острия (излома). Такой отрыв вызывается большим положительным градиентом давления в пограничном слое на поверхности иглы, обусловленным торможением потока перед телом. В результате отрыва возникает застойная зона 1 с возвратным течением. Оторвавшийся пограничный слой смешивается в зоне 2 с внешним возмущенным течением и присоединяется к обтекаемой затупленной поверхности в области 3. Разделяющие линии тока 8 в зоне смешения образуют поверхность, близкую к конической, пересекающуюся с головной частью в точках Л и 5. В месте присоединения сверхзвуковой поток претерпевает поворот, который [c.383]

С помощью метода крупных частиц исследованы широкие классы задач, в том числе выполнен расчет в областях переменной формы сверхзвуковое обтекание тел с отошедшей и присоединенной ударными волнами и внутренними скачками уплотнения дозвуковые и трансзвуковые течения с переходом через скорость звука и образованием локальных сверхзвуковых зон. [c.196]

Исследования некоторых типов зондов полного давления в сверхзвуковом потоке показали, что погрешность измерений в этой области может быть значительной. Как известно, в однофазной жидкости перед носиком зонда при сверхзвуковых скоростях возникает криволинейный скачок. Для определения истинного значения давления торможения необходимо вводить соответствующую поправку на изменение давления в прямом скачке. В сверхзвуковом потоке влажного пара перед зондом также возникает отошедший скачок, интенсивность и структура которого существенно зависят от дисперсности,, влажности и числа Маха. В соответствии с этим поправка, учитывающая влияние скачка, зависит от начальных параметров, числа М, параметров потока перед скачком, дисперсности жидкой фазы и скольжения капель. Зонды со сплюснутыми приемниками могут быть использованы и при М>1. [c.61]

Анализ уравнений (7-29) и (7-30) показывает, что положения всех характерных точек ударной поляры зависят не только от угла поворота в скачке б и числа Mi, но п от степени сухости Xi и давления перед скачком рь Графическое изображение ударной поляры для постоянных значений Mi, р и Xi показано на рис, 7-7, Расчет показывает, что при уменьшении начальной сухости Xi возрастают максимальные углы бщ, отвечающие преобразованию плоского косого скачка в отошедший криволинейный скачок (точка К). Характерная точка L, определяющая скорость за скачком, равную критической, также зависит от Х -, с уменьшением х, точки К vi L сближаются. [c.186]

Если при снижении перегрева или увеличении влажности число Маха перед скачком окажется меньше предельного Mim, при котором еще возможно существование плоского косого скачка, то произойдут мгновенное искривление и отход скачка от углового излома. Интенсивность отошедшего криволинейного скачка резко возрастает. Естественно, что при указанной перестройке угол скачка также увеличится и скачок приблизится к прямому. Этот результат и отражают кривые на рис. 7-11,6. Кривые 1—5 для большого угла поворота (6=10°) и большой скорости перед скачком [c.190]

Рис. 7-13. Влияние начальной влажности на расстояние между угловой точкой и отошедшим скачком при различных числах Рейнольдса.

Влияние числа Рейнольдса на положение криволинейного отошедшего скачка уплотнения можно видеть на рис. 7-13. [c.193]

С целью более подробного изучения структуры отсоединенных скачков исследовалось обтекание затупленных тел сверхзвуковым потоком влажного пара. Спектры обтекания поперечного цилиндра при различных начальных параметрах пара перед соплом показаны на рис. 7-14. Первые два спектра (рис. 7-14, а и б) относятся к обтеканию цилиндра потоком пара с мелкодисперсной влагой, выделяющейся в косых конденсационных скачках (пар на входе в сопло перегретый). В этом случае перед цилиндром возникает обычная отошедшая криволинейная ударная волна. Расстояние между передней критической точкой цилиндра и головным скачком увеличивается при снижении начального перегрева. [c.193]

Исследования некоторых типов зондов полного давления в сверхзвуковом потоке показали, что вероятная погрешность измерений в этой области может быть весьма существенной. Как известно, в однофазной жидкости перед носиком зонда при сверхзвуковых скоростях возникает отошедший криволинейный скачок. Для определения истинного значения давления торможения необходимо вводить соответствующую поправку на изменение давления в прямом скачке. В сверхзвуковом потоке влажного пара перед зондом также возникает отошедший скачок, интенсивность и структура которого существенно зависят от начального перегрева или влажности и от числа Маха набегающего потока (см. гл. 7). В со [c.409]

Суммируя изложенное выше, отмечаем, что мы познакомились со скачками трех типов плоскими косыми, криволинейными отошедшими и прямыми. Наиболее интенсивным при заданных и k является прямой скачок промежуточное положение занимает криволинейный скачок, а наиболее слабым оказывается плоский косой скачок. [c.131]

При сверхзвуковом течении газа перед носиком трубки Пито-Прандтля образуется отошедший прямой скачок, переходящий по бокам в косой. [c.134]

В сверхзвуковых газовых потоках (М > 1) перед трубкой образуется отошедшая ударная волна, фронт которой перед приемным отверстием можно рассматривать как прямой скачок уплотнения (см. п. 1.11.4). Для определения чисел М используется соотношение [c.383]

При обтекании осесимметричных затупленных тел сверхзвуковым потоком на нулевом угле атаки критическая линия тока пересекает отошедшую ударную волну по нормали и энтропия имеет максимум на этой линии. При изучении обтекания затупленных тел на углах атаки много внимания уделялось вопросу о том, пересекает ли критическая линия тока отошедшую ударную волну также по нормали и, следовательно, будет ли энтропия максимальной на этой критической линии (иными словами, совпадает ли при ненулевом угле атаки давление в критической точке с полным давлением за прямым скачком или отличается от него). Заметим, что в ряде теоретических работ, посвященных исследованию обтекания тел под углом атаки, предположение об экстремальности энтропии является весьма существенным (см., например, [1, 2]). Используя результаты работ [3, 4] для некоторых тел можно приближенно оценить разность между давлением в критической точке Ртах И давлением рд за прямым скачком. По этим оценкам при небольших углах атаки а разность Артах = Ртах Ро составляет менее 0.5 % от рд, что находится на границе точности обычных методов эксперимента. Экспериментальное выяснение этого факта представляет довольно большие трудности и этим, по-видимому, объясняется то, что до сих пор нет экспериментального подтверждения или опровержения предположения об экстремуме энтропии на критической линии тока. [c.500]

Задача о сверхзвуковом обтекании тонких тел вращения при очень больших числах Маха в том случае, когда головная волна отходит от острого носика тела, вследствие слишком большого значения угла при вершине, либо наличия затупления носика, представляет значительные трудности. Так же, как и в плоском случае, отошедший скачок имеет вблизи оси симметрии потока почти плоский участок, соответствующий прямому скачку, и соседние с ним участки сильного разрыва, за которыми поток является дозвуковым. Движение в области между головной волной и поверхностью обтекаемого тела имеет в связи с этим смешанный до-, сверх- и трансзвуковой характер. [c.349]

Линии тока, отошедшие от поверхности тела вследствие отрыва, образуют зону течения газа, аналогичную рассмотренному в гл. VI течению внутри тупого угла. В этой зоне возникает система косых скачков, обверткой которых служит скачок II с криволинейным вблизи тела фронтом. Этот скачок играет роль отраженного скачка, основание которого расположено вблизи точки отрыва пограничного слоя 8. [c.706]

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]

Если отрыв потока нежелателен в инженерных приложениях, его условились называть срывом . Напомним, что срывом на крыловом профиле называют отрыв потока, ухудшающий характеристики профиля вследствие резкого возрастания сопротивления и падения подъемной силы. Однако на практике отрыв потока не всегда нежелателен. Например, благодаря взаимодействию отрывного течения, создаваемого иглой, установленной перед тупым телом, при сверхзвуковых скоростях полета с отошедшим головным скачком уплотнения лобовое сопротивление сильно уменьшается. Следовательно, необходимо новое определение понятия срыва как явления в течении, которое приводит к накоплению значительных количеств заторможенной жидкости и часто связано с появлением нестационарности [35]. Нестационарность возникает из-за периодических выплескиваний накопившейся застойной жидкости, а так как возможность вытекания исключена, накопление жидкости продолжается. В трехмерном течении существует компонента скорости, перпендикулярная направлению основного потока. Накопленная жидкость может выплескиваться в этом направлении. Поэтому в несимметричном течении, т. е. в трехмерном течении, срывы встречаются редко. Однако в строго двумерном течении вытекание по нормали к направлению основного потока исключено и возможно накопление значительного количества заторможенной жидкости с периодическим выплескиванием другими словами, возникает срыв. На практике двумерные течения встречаются весьма редко и чаще всего наблюдается осесимметричное течение. В противоположность строгому определению отрыва потока определение срыва следует считать довольно субъективным, так как его существование связано с геометрией поля течения и характеристиками жидкости. [c.46]

На малых высотах толщина пограничного слоя гораздо меньше, чем расстояние до отошедшего скачка. Большая часть энергии содержится в области невязкого потока, поэтому влияние пограничного слоя тела на след пренебрежимо мало. С уменьшением высоты в точке торможения достигается равновесная ионизация, но вниз по потоку распределение плотности электронов вдоль оси зависит от соотношения (если поток ламинарный) между временем ионной и атомной рекомбинации и характерным газодинамическим временем. [c.128]

О >9 о, то перед ним возникает не присоединенный скачок, а отошедшая ударная волна. Ветвь решения т +>г1о с большим давлением за скачком называют сильной ветвью скачка, а г1 < т1о— слабой. Точка ветвления ( о, 110) определяется из уравнения й /с1г = 0, где [c.72]

Еще одно подтверждение малой чувствительности СГК к качеству сетки дает рис. 2. Па нем для обтекания с числом = 2 заостренного плоского тела с нолууглом при вершине 45° дано распределение по телу ошибок величины /. Па рассчитанном режиме скачок отошедший, жрх,ру,... в точке торможения обращаются в бесконечность, что затрудняет получение аккуратных результатов. Сплошной ломаной показаны ошибки расчета по СГК на простейшей сетке, образованной лучами ио = onst с равномерным разбиением отрезков между стенкой и скачком (ио - угол полярных координат с центром внутри тела, число ячеек А/" = 10 X 10, головной скачок выделялся). Ошибки расчетов, выполненных в [11] на подобной сетке с А/" = 19 х 19 и на специальным образом улучшенной (адаптированной) сетке сА = 11x11, даны на рис. 2 пунктиром и штрихами. Па хороших сетках схема [11] дает весьма точные результаты. Панример, в задаче обтекания кругового цилиндра она слегка превосходит использованную в настоящей работе реализацию СГК. Тем не менее, в более сложном случае рис. 2 ни почти четырехкратное увеличение N, ни специальная адаптация сетки [c.206]

Опытные данные показывают, что отвошепие давле1шй в отошедшем косом скачке р ра (критическое отношение давлений) не зависит от способа осуществления и интенсивности основного скачка уплотнения и от числа Рейнольдса, а определяется значением числа Мо внешнего певозмущенного потока. На рис. 6.34 приведены значения отношения давлений в отошедшем косом [c.345]

Во-вторых, если угол атаки i превысит максимальный угол отклонения потока в косом скачке уплотнения тах для заданного числа Ml набегающего потока (см. рис. 3.12) при i > Ютах перед нижней стороной пластинки образуется отошедшая ударная волна. Случай, когда i > omax, может иметь место при не очень больших числах Mi (например для Mi = 1,5 угол пр = = 12 ). Важно отметить, что при М] < 6,4 всегда тах < пр, и поэтому причиной неприменимости изложенной схемы расчета является образование перед пластинкой отделившегося криволинейного скачка уплотнения. При очень больших числах Mi, наоборот, пр < mai и причиной неприменимости расчетной схемы является срыв с верхней стороны пластинки. [c.45]

На участке скорость за скачком дозвуковая, и он искривляется. Участок 5В практически не может применяться для расчета отошедших криволинейных скачков уплотнения, возникающих перед клиньями со сверхкритическнми углами, так как для него не имеется однозначного соответствия между скоростью за скачком и положением точки на поверхности клина. Следовательно, участок 5В описывает совокупность отдельных косых и прямого (точка В) скачков уплотнения, на которые может быть разбит криволинейный скачок. С его помощью можно найти зависимость между скоростью и углом поворота потока за скачком для отдельных струек [c.121]

Пусть на покоящееся осесимметричное затупленное тело заданной формы набегает равномерный сверхзвуковой поток газа (рис. 5.4). При таком обтекании перед телом возникает отошедшая ударная волна. Возмущенная зона за скачком уплотнения состоит из дозвуковой и трансзвуковой областей вблизи головной части тела и сверхзвуковой, расположенной дальше вниз по потоку. Расчет подобных течений обычно проводят в два этапа. Вначале отыскивают ре-Рис. 5.4 шение в дозвуковой и околозвуко- [c.142]

При обтекании сверхзвуковым потоком клина (рис. 3,а) поступат. течение вдоль боковой поверхности клина отделяется от набегающего потока плоским косым скачком уплотнения, идущим от вершины клина (т. н. головная ударная волна), скорость потока за скачком определяется по ударной поляре для клина конечной длины из двух возможных значений скорости осуществляется большее. При углах раскрытия клина, больших нек-рого предельного, подобное простое течение невозможно. Скачок уплотнения становится криволинейным, отходит от вершины клина, превращаясь в отошедшую ударную волну, и за ней появляется область с дозвуковой скоростью те- [c.429]

Опыты показали, что при Уо> О переход системы пересекающихся скачков в мостообразный и криволинейный скачки является нестабильным и только при начальной влажности г/о >2% фиксируется устойчивый отошедший криволинейный скачок. Интенсивность такого скачка заметно возрастает поток за скачком имеет дозвуковую скорость (при данной скорости перед скачком). [c.196]

Известно, что устойчивая нормальная схема пересечения двух косых скачков осуществляется до того момента, пока углы вторых скачков и меньше предельных Рт, определяемых по скорости в зоне II. При снижении начального перегрева угол Pi увеличивается (так как число Mi уменьшается) и соответственно возрастает угол Pg - При некотором начальном перегреве Рвс = Р " система пересекающихся скачков преобразуется в мостообразный скачок. За элементом прямого скачка в области III скорости дозвуковые. Дальнейшее снижение начального перегрева и переход в зону влажности уменьшают число Mi настолько, что угол первых скачков Pi становится равным р . Тогда мостообразный скачок преобразуется в отошедший криволинейный, смещающийся против потока при увеличении начальной влажности. Естественно, что на- [c.196]

Рассматриваемый случай образования скачков на изломе существенно отличается от обтекания клина. При обтекании углового излома заметное влияние оказывает пограничный слой, формирующийся на стенке сопла до излома. Особенно значительным оказывается влияние слоя при выходе на режим с некоторой начальной влажностью. С появлением первых порций крупнодисперсной жидкой фазы система скачков начинает периодически деформироваться, превращаясь то в один мостообразный отошедший, то в два [c.197]

Качественно картина взаимодействия скачка с твердой границей сохраняется и при небольшой начальной влажности (кривая 4 на рис. 7-16). Однако в этом случае заметно снижается интенсивность первичного и отраженного скачков, что объясняется уменьшением скорости перед угловым изломом в точке А. При значительной начальной влажности (кривые 5 и 6) нормальная схема отражения нарушается. Скорость потока в областях I а II уменьшается настолько, что угол отраженного скачка превышает предельное значение (р >Рт) и отражение преобразуется в схему Л-образ-ного скачка. При еще более значительной влажности Я-образный скачок отходит от угловой точки А, преобразуется в криволинейный скачок и смещается против потока. Такие режимы характерны тем, что скорость за отошедшим скачком дозвуковая. [c.199]

Отметим, что такое отражение скачка возможно не всегда. Если угол отклонения стенки 6>S , (рис. 5.19,6), где8 —максимальный угол отклонения, определяемый по скорости за скачком Яг, то отраженный скачок В С искривляется и сдвигается против течения. При этом деформируется и первичный скачок АВ. Элемент DB этого скачка становится нормальным к стенке, система скачков приобретает Я-образную форму. За участком прямого скачка поток дозвуковой. За криволинейной частью отраженного скачка поток может быть сверхзвуковым. При существенном уменьшении Я1 (или при б>8 , ) происходит деформация скачка АВ, преобразующегося в отошедший криволинейный скачок А В]. [c.139]

Рассмотрим в заключение обтекание сверхзвуковым потоком насадка полного давления (рис. 5.21,ы). Перед насадком возникает отошедший криволинейный скачок уплотнения. Предполагая, что нейтральная линия тока пересекает элемент прямого скачка, можно использовать уже известные уравнения для определения давления торможения, если известны безразмерная скорость X] и статическое давление набегающего потока. С помощью уравнений прямого скачка нетрудно найти связь между pmlPi и Рг/Pi и окончательно получить зависимость [c.142]

Заметим еще, что в каждом данном случае, т. е. при задании чисел или Мх, существует такое значение 0— бщах при котором точки В ж Е сольются в одну и, следовательно, этим значениям 0, кх или Мх будет отвечать лишь одно значение угла р и лишь одно расположение косого скачка. Если при данных Я.Х или Мх угол поворота потока задать большим 0тах> то решение станет невозможным. Это означает, что рассмотренная схема (рис. 100) прямолинейного скачка ОС, исходящего из вершины угла (вершины клина), не может быть в этом случае осуществлена, а должна быть заменена другой схемой, а именно отошедшей от вершины О головной ударной волны об этом будет сказано далее. [c.235]

На рис. 83 показана характерная ннгерферограмма обтекания сферы диаметром 10 мм потоком газа с числом Маха Ма - 4,02 и числом Рейнольдса Re 230 (число Re вычислено по параметрам газа за скачком уплотнения и радиусу сферы, на которой видна отошедшая ударная волна). Результат обработки этой интерфе-рограммы представлен на рис, 84, изображающем распределение плотности поля по радиусу потока г перед сферой в области пе- [c.160]

При достаточно больших углах раствора конуса автомодельное течение с присоединенным головным скачком становится невозможным. В случае конуса конечных размеров перед ним образуется отсоединенная головная волна. Интенсивность головного скачка в его наиболее сильной части может быть достаточной для воспламенения газа непосредственно за скачком, и тогда возникнет обтекание конуса с волной детонации. Если при этом окажется, что наименьшая скорость детонационной волны (скорость волны Ченмена-Жуге) больше скорости набегающего потока, то установившееся обтекание станет невозможным, и волна будет распространяться вверх по потоку. Если отошедшая ударная волна не превратится в детонационную, можно рассматривать фронт медленного горения в потоке за волной, принимая за источник поджигания любую точку на поверхности тела (или даже внутри потока). [c.52]

В рассматриваемом примере по СГК рассчитывался ударный слой, ограниченный отошедшим скачком с двумя тройными точками (точки 1 и 2 на рис. 3, а). Внутри слоя располагаются тангенциальные разрывы Т и Т2, начинающиеся соответственно в точках 1 и 2, ударная волна выходящая из точки 2, и пучок волн разрежения с центром в I - точке падения на Т1. В / скорость потока за больше или равна скорости звука. Прилегающая к Т часть сверхзвукового потока после прохождения через и разворота в пучке течет вдоль верхней поверхности цилиндра, разгоняясь до больших сверхзвуковых скоростей. Хотя в СГК перечисленные выше внутренние особенности не выделялись, они неплохо видны на рис. 3, где изображены линии тока (рис. 3, а, цифры - значения функции тока) и изомахи (рис. 3, б). Те и другие нарисованы через равные интервалы. Сгущения изомах у тела указывают на размазанные тангенциальные разрывы Т1 и Т2, на скачок и на область сильно неравномерного (из-за центробежного эффекта у стенки) сверхзвукового потока. [c.208]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...