Скачок присоединенный

На рис. 3, б показано полное давление при вдуве (2) и охлаждении стенки (3). Максимумы полного давления соответствуют границе пограничного слоя. На кривой (2) в пределах вязкого слоя видны границы струи. Резкое падение в области невязкого течения вызвано торможением потока в волнах сжатия. В области конического течения между скачком, присоединенным к вершине конуса, и ударной волной, возникающей при обтекании искривленной стенки, почти постоянно. [c.165]

Пусть передняя кромка крыла имеет прямолинейный участок, причем на нем скачок присоединен к кромке и течение за скачком сверхзвуковое. Тогда в области влияния прямо линейного участка кромки [c.328]

Решение А. Л. Гонора строится следующим образом. Выбирается число лучей звезды в поперечном сечении и задается угол наклона к направлению набегающего потока ребра, идущего от конца луча к вершине конического тела. Выбирается интенсивность плоского скачка, присоединенного к ребру этим определяется угол поперечного сечения тела у конца луча. Скачки, идущие от двух смежных ребер, пересекаются отраженные от линии пересечения скачки доходят до поверхности тела. При соответствующем изломе контура сечения в этом месте дальнейшее отражение не происходит. Пример тела, построенного Гонором, приведен на рис. 3, б. Такое тело может иметь сопротивление, значительно меньшее сопротивления круглого конуса того же поперечного сечения. [c.164]

Метод конечных разностей применялся Д. А. Бабаевым (1962, 1963) для численного решения задачи об обтекании треугольного крыла при углах атаки, при которых скачок присоединен к кромкам крыла, так что течения с обеих его сторон могут изучаться независимо. Решение строится в конических координатах r = у Ix и = zlx. Бабаев произвел серию расчетов для разных значений угла при вершине крыла, числа Маха ж угла атаки. [c.171]

Но и в тех случаях, когда приняты условия подобного выбора, решение задачи может не быть однозначным. Так, например, при сверхзвуковом обтекании тела вращения с внутренним каналом могут реализоваться, по крайней мере два существенно различных режима течения (рис. 3.17.6). В первом из них (рис. 3.17.6, а) образуется отошедший скачок уплотнения с областью дозвукового течения между его центральной частью и местом наибольшего сужения канала. Во втором течении (рис. 3.17.6, б) скачок присоединен к передней кромке тела и скорость газа внутри канала всюду сверхзвуковая. [c.331]

Отсоединенный скачок совершенно меняет свою форму, что особенно четко видно на примере обтекания острого конуса или клина (рис. 4,3.2). Пока поток докритический, скачок присоединен к ост- [c.169]

Определив параметры потока в этой области течения (помеченной буквой А на рис. 6.8), следует затем переходить к расчету потока в области В. В этой области поток расширяется не в простых волнах Маха, поэтому для расчета параметров течения необходимо использовать метод характеристик. Расчет течения во всей области В позволяет определить угол потока и число Маха по обе стороны выходной кромки. По этим данным затем из соотношений для скачков уплотнения определяются углы наклона двух косых скачков, присоединенных к выходной кромке (в работе [6.44] предполагается, что выходная кромка бесконечно тонкая). [c.185]

Из таблицы видно, что при N = 126 величина энергии связи испытывает резкий скачок на 2—3 Мэе. Точно такие же результаты получаются при сравнении энергии присоединения (Z + + 1)-го, протона для ядер, содержащих разное (но четное) число протонов и одинаковое число нейтронов (табл. 15). [c.186]

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

Эта трансформация отсоединенной ударной волны в присоединенный косой скачок и является специфической особенностью [c.57]

Здесь и далее исключаются такие сочетания чисел М, и углов атаки I, при которых в соответствии с кривыми, приведенными на рис. 3.12 гл. III, невозможно образование косого присоединенного скачка уплотнения у острой передней кромки профиля. [c.73]

Определите угол наклона присоединенного скачка уплотнения 0с в плоском сверхзвуковом потоке, если заданы отношение плотностей рг/р1 = 10 и угол наклона преграды Рс = 30°. [c.101]

Найдите отношение скоростей К2/К1 за и перед косым скачком уплотнения, присоединенным к заостренному клину с углом Ро = 30°. Отношение плотностей для условий непосредственно за скачком и перед ним Р2/Р1 = Ю. [c.101]

Найдите параметры газа за присоединенным косым скачком уплотнения [c.102]

Как изменяется угол наклона присоединенного скачка уплотнения 6с при увеличении угла Рс клина [c.104]

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

По условию возникающий скачок уплотнения является присоединенным, поэтому следует выбрать меньший угол из двух полученных значений, т. е. принять, что в заданном потоке реализуется скачок с углом наклона 0с1 = 33°50. Второй, больший по величине угол 0с2 = 86°10 имеет место в случае отсоединенного скачка и соответствует той точке на скачке, где наклон вектора скорости непосредственно за ним Рс = 30° (рис. 4.16). [c.111]

Как видим, для нахождения этого отношения при заданном значении рд/р) = 10 необходимо дополнительно знать угол наклона скачка 0 с. В решении задачи 4 18 этот угол 0с1 = 33°50 для присоединенного скачка. Внося его значение в (4.22), находим УуУ = 0,693, откуда Ка/К, = 0,832. [c.112]

При обтекании заостренного клина с присоединенным скачком уплотнения коэффициент давления за ним зависит от числа набегающего потока и угла клина Р л. равного углу поворота потока за скачком рс, т. е. р = рс). При этом [c.119]

Угол наклона присоединенного скачка уплотнения 6д при увеличении угла рс клина возрастает. Это следует непосредственно из графика ударной поляры, приведенного на рис. 4.21. Согласно это.му графику, при Эс2 > O i угол Рс2 > P i- [c.121]

Рассмотрим схему обтекания тела вращения (рис. 10.37) сверхзвуковым невязким потоком газа. Перед таким телом возникает головной конический (присоединенный) скачок уплотнения, простирающийся до места его пересечения (точка К) с прямолинейной волной слабых возмущений (характеристикой), выходящей из точки А сопряжения конуса с цилиндром. За точкой К вследствие взаимодействия с другими волнами, выходящими из той же точки А (и ее окрестности), скачок начнет искривляться. Линии возмущений, отразившись от скачка уплотнения, достигают цилиндрической части корпуса. Результатом этого является выравнивание давления на поверхности тела до значения р-о в набегающем потоке. [c.509]

Анализ характера распределения коэффициента давления р = (р— Poo) q< позволяет установить в общих чертах форму головных частей соответствующих тел вращения. Рассмотрим рис. 10.12, а. Прямоугольная эпюра распределения р на участке 1—2 указывает на то, что обтекаемая поверхность представляет собой заостренный конус (рис. 10.39, а). Скачок уплотнения присоединен к его вершине и имеет также коническую форму. Резкое падение давления на участке 2—3 происходит в зоне расширения потока в области АКС сопряжения конического и цилиндрического [c.513]

Отрыв перед уступом возникает и при дозвуковых скоростях. При сверхзвуковом обтекании такой отрыв сопровождается образованием скачка уплотнения перед точкой отрыва, вызванным отклонением потока на некоторый угол вследствие появления застойной зоны перед уступом. Появляющийся на стенке дополнительный градиент давления способствует смещению вперед точки отрыва. Дозвуковое обтекание клина обычно не сопровождается отрывом. В сверхзвуковом потоке такой отрыв возможен вследствие появления косого скачка уплотнения, вызывающего продольный положительный градиент давления. При этом точки отрыва и последующего присоединения потока находятся вблизи излома стенки. [c.101]

Криволинейный отсоединенный скачок уплотнения (/—затупленный клин, цилиндр 2— головкой скачок уплотнения 3-- скачок уплотнения на обтекаемой поверхности) б — присоединенный косой скачок уплотнения перед иглой (/ — затупленный клин, конус 2—игла 3—основной присоединенный скачок уплотнения 4— зона отрыва 5— скачок уплотнения на обтекаемой поверхности) [c.106]

В случае расположения оперения на расстоянии Хд > (1,5 ч- 2)х д от носка головной части, имеющей вид конуса с полууглом при вершине к < < Ркр (Ркр — критическая величина полуугла, при котором скачок сохраняется прямолинейным и присоединенным), определение можно вести, полагая, что давление перед оперением Р1 = Этому давлению соответст- [c.167]

В соответствии с предположением ([49], 1957, № 5), что давление торможения в точке присоединения на разделяющей линии тока (Ро)р-л-т равно статическому давлению за соответствующим скачком уплотнения, подсчитываем отношение давлений [c.363]

Угол поворота струи за точкой присоединения, как следует из теории косого скачка уплотнения, [c.364]

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]

В режиме А течение обусловлено относительно малыми углами р к (до-критическими), при которых перед головным конусом возникает присоединенный конический скачок уплотнения. Давление за ним оказывается сравнительно небольшим, и оно незначительно сказывается на давлении в пограничном слое на поверхности иглы. При этом продольный градиент давления невелик и отрыва не происходит. [c.385]

Физическая природа пульсаций объясняется неустойчивостью обтекания затупленного тела с достаточно короткой иглой. Спектр обтекания при этом периодически изменяется. В одном предельном положении, когда криволинейный скачок уплотнения перед телом максимально приближен к его поверхности, неустойчивость связана с образованием отрыва на поверхности иглы перед скачком. Зона отрыва перемещается вверх по потоку, и, когда она достигает острия иглы, оторвавшийся поток присоединяется к поверхности тела под большим углом. Это сопровождается возникновением криволинейного скачка уплотнения в области присоединения, угол которого у поверхности тела близок к я/2. Из-за неблагоприятных условий присоединения, связанных с большим давлением за скачком, большая часть газа, попадающая в застойную зону из области смешения, остается в ней. В связи с этим поперечные размеры застойной зоны увеличиваются, что продолжается до тех пор, пока разделяющая линия тока не попадет на излом образующей. В результате газ истекает из застойной зоны и спектр потока возвращается к первоначальному состоянию. [c.385]

Схема взаимодействия вдуваемого газа с пространственным осесимметричным потоком показана на рис. 6.2.1. Эта схема соответствует картине течения в вертикальной (меридиональной) плоскости симметрии. Струя газа 1 отрывается от острых кромок отверстия, достигает поверхности раздела 9 с основным потоком, разворачивается и обтекает поверхность головной части 2. Внутри струи возникает застойная зона 7 тороидальной формы с возвратным течением, ограниченная разделяющими линиями тока 5. Струя смешивается как с набегающим потоком, так и с газом, циркулирующим в застойной зоне, образуя соответствующие области смещения 10 и 11. В зоне присоединения струи к обтекаемой поверхности (в окрестностях точек пересечения разделяющих линий тока с телом) возникает криволинейный скачок уплотнения 3, который, пересекаясь с головной ударной волной 4 перед поверхностью раздела, образует точки тройной конфигурации 12 0т этих точек начинаются поверхности тангенциального разрыва 14 и результирующего скачка 13. За [c.395]

Рассмотрим теперь крыло, имеющее в плане форму равнобедренного треугольника с основанием, обращенным к набегающему потоку. Если скачок присоединен к нереднай кромке, то до тех пор, пока все крыло находится в области влияния передней кромки, поток на его поверхности будет ностунательным. Если увеличивать угол атаки (или уменьшать число М набегающего потока, или удлинять крыло, уменьшая угол, противоположный передней кромке), то между областью влияния передней кромки крыла и боковыми кромками образуются области течения с неременными параметрами (рис. 2). Для возможности использовать линейную теорию примем, что уравнение одной из кромок имеет вид у = х tg(/i — е), где tg /х = /3, а - малая величина. На этой кромке должно быть выполнено условие Уп = а, которое в линейном приблиижении приводится к виду [c.334]

Более детально и наглядно отмеченная выше особенность плоского эжекторного сопла по сравнению с круглым эжекторным соплом рассмотрена на рис. 5.18 для больших значений Д, чем на рис. 5.17. Различие эквивалентных углов коничности у круглого и плоского (вариант 3 в таблице 5.1) эжекторных сопел не является принципиальным, а анализируемые явления отличаются только диапазонами степени понижения давления тГс, где реализуются переходные режимы течения. Для плоского эжекторного сопла переходный режим течения занимает область тГс — 8-18 (рис. 5.18а), для круглого переход от отрывного к автомодельному (безотрывному) течению происходит практически при одном значении тГс (рис. 5.18 , в). При достижении этого шачения для рассматриваемого варианта круглого эжекторного сопла с =2,72 0ЭКВ = 7,8 [33] (тГс 2,7) происходит, как было рассмотрено в главе П1, практически скачком присоединение реактивной струи к внутренней стенке эжектора, резкий переход от отрывного течения к автомодельному (безотрывному) и при ТГс > 2,7 относительное давление в эжектортом контуре р 2 = Ро2 /Роо начинает возрастать с увеличением тГс, а величина р 2 = Р02/Р0С остается при этом постоянной (рис. 5.18 , в). [c.249]

Наличие даже слабого скачка уплотнения приводит к резкому увеличению давления во внешнем потоке. Рост давления передается навстречу потоку по дозвуковой части пограничного слоя. Линии тока отклоняются от стенки, порождая в сверхзвуковой частя пограничного слоя семейство волн сжатия, которые распространяются во внешний поток и оказывают влияние на форму и интенсишность скачка уплотнения вблизи области взаимодействия. Продольный градиент давления в пограничном слое оказывается значительно меньше, чем во внешнем потоке. Если скачок слабый, то движение в пограничном слое происходит под воздействием небольшого положительного градиента давления и отрыв потока не происходит. С увеличением интенсивности скачка уплотнения во внешнем потоке возрастает градиент давления вблизи стенки и возникает отрыв пограничного слоя. При этом увеличивается отклонение линий тока в сверхзвуковой части течения, благодаря чему поддерживается необходимое распределение давления, соответствующее данной интенсивности скачка уплотнения. В зависимости от условий во внешнем потоке (интенсивности скачка уплотнения, местного числа М, ускоренного или замедленного характера течения) и формы обтекаемого тела возможны два случая. В первом случае поток после отрыва присоединяется снова к стенке. Сразу за скачком уплотнения возникают волны разрежения, как при обтекании внешнего тупого угла. В месте присоединения поток направлен под некоторым углом к стенке, поэтому здесь возникает новый скачок уплотнения, который может вызвать иногда новый отрыв пограничного слоя. Таким образом, могут появиться несколько 22 [c.339]

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]

По формуле (4.21) находим угол нарслона скачка уплотнения во втором приближении tg0 = 1,732(2,295+ 1,844). Так как, по условию задачи, скачок косой присоединенный, то выбираем знак минус 1 0с = 0,7813. Отсюда 0е = 38,00°. По этому углу находим во втором приближении отношение плотностей (4.33), т. е. Р2/Р1 = = 5,352. Производим последнее приближение для угла 0с tg0 = 0,7934, откуда 0 с = 38,43°. [c.115]

Рассчитайте угол р конуса и параметры потока на его поверхности, если известно, что угол наклона присоединенного скачка 6с = 21,5°. Конус движется со скоростью Као = 8000м/с на высоте Я = 30 км. [c.478]

Если угол р д превышает некоторое критическое значение, то возникает отрыв пограничного слоя в месте его взаимодействия со скачком. Повышенное давление в точке отрыва передается вверх по потоку через дозвуковую часть пограничного слоя. Это приводит к перемещению точки отрыва в глубь сопла. Картина течения будет такая, как на рис. 4.6.1,6. От точки А на внутренней поверхности сопла поток отрывается и, проходя через скачок уплотнения Л Л, поворачивается на уголрсг- Далее поток присоединяется к поверхности дефлектора в точке В, в которой образуется второй скачок уплотнения ВВ. Ниже разделяющей линии тока АВ находится застойная зона ( жидкий клин ). За присоединенным скачком уплотнения с углом 0с2, вызванным поворотом потока на угол р<.2. на поверхность дефлектора будет действовать давление р . [c.328]

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]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...