Интенсивность скачка

Практически все изменение давления от pi до рз происходит на расстоянии б — ширине ударной волны. Мы видим, что ширина волны уменьшается с увеличением ее интенсивности — скачка давления рг — Pi ) [c.493]

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]

В достаточно интенсивных скачках уплотнения р/рв > 10) всегда имеет место неравенство [c.111]

Сначала поток расширяется, при этом давление от исходного значения Рвх = 0,1728 понижается до давления, приблизительно равного 0,2 10 . На кромке формируется интенсивный скачок уплотнения, в котором давление повышается до давления в окружающей среде рн = 0,0676, и отражается от профилированной стенки в результате давление возрастает до р = 0,18, что превышает значение давления на входе в сопло затем происходит отражение скачка от границы струи в виде волн разрежения. В результате давления падает до давления в окружающей среде 19 [c.291]

Заметим, что все вышеприведенные расчеты выполнены без учета нарастания пограничного слоя на обтекаемых поверхностях. Влияние пограничного слоя может быть учтено введением поправки в контур тела на толщину вытеснения б. Для этого необходимо применить какой-либо численный или интегральный метод расчета ламинарного или турбулентного пограничного слоя (гл. VI) совместно с изложенным выше методо<м сквозного счета. При наличии интенсивных скачков уплотнения в сверхзвуковом потоке возможен отрыв пограничного слоя (гл. VI, 6). Отрыв пограничного слоя приводит к картине течения в канале, существенно отличающейся от идеального расчета. Оставаясь в рамках приведенной выше методики расчета, можно попытаться в первом приближении учесть влияние отрыва на характеристики течения. С этой целью предлагается использовать зависимости для отношения давлений в зоне отрыва дг/ро и для длины отрывной зоны Ь/б (гл. VI, 6). При расчете течения методом сквозного счета от сечения, где начинается отрывная зона, как и в случае струи, на границе задается давление, равное давлению в зоне отрыва. Заметим также, что при расчете струи, вытекающей из сопла во внешний поток, возможно учесть влияние спутного потока, решая соответствующую задачу о взаимодействии двух сверхзвуковых потоков на границе струи. [c.293]

При увеличении числа М, сверхзвукового набегающего потока критический угол поворота потока за скачком увеличивается. Это можно проверить, рассмотрев выражение (4.47) для такого угла рст- Согласно этому выражению с возрастанием числа М1 интенсивность скачка уплотнения увеличивается, возрастает плотность газа за скачком, фронт скачка приближается к обтекаемой поверхности и поток получает возможность при необходимости разворачиваться на больший угол. [c.120]

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]

Для примерной оценки влияния параметров состояния на интенсивность скачка с" предположим, что уравнение Ван-дер-Ваальса [c.18]

В табл. 3-2 представлены результаты весьма тщательных вычислений а и aj для водяного пара, заимствованные из [Л. 47]. Величины, приведенные в табл. 3-2, позволяют судить об интенсивности скачка скорости звука на верхней ветви пограничной кривой и характере его изменения с температурой. [c.85]

Результаты испытаний обычной трубки Пито представлены на рис. 2.26, а. Здесь нанесена относительная разность давлений торможения Аро в зависимости от начального перегрева или конечной теоретической степени сухости Xit, отвечающей изоэнтропному равновесному процессу расширения до изобары Р. При уменьшении начального перегрева до нуля показания исследуемого зонда практически не отличаются от показаний зонда, установленно.го перед соплом (Лро = 0,1 %). Однако в момент, когда форсуночная (крупнодисперсная) влага проникает в сопло (г/о>0), показания исследуемой трубки Пито заметно изменяются Лро скачком возрастает и продолжает плавно увеличиваться с ростом начальной и соответственно конечной влажности. Так, при еа=0,9 интенсивность скачка Дро при пересечении верхней пограничной кривой составляет 2,5 % и резко уменьшается с увеличением скорости потока. В соответствии с тем, что ошибка в измерении poi (Дро) на рис. 2.26, а представлена в зависимости от Ли (т. е. от теоретической равновесной степени сухости в конце процесса расширения), скачки Дро при i/o = 0 в зависимости от ел отвечают различным значениям Х2 г- [c.57]

Принято считать, что эрозию вызывают только сравнительно крупные капли. Однако, как показывают экспериментальные исследования, значительной эрозии подвержены элементы турбин и другое оборудование при больших скоростях потока и очень малых размерах капель м). Так, в частности, детальные исследования алюминиевых клиньев, установленных за соплом Лаваля, показывают значительный износ входного участка клина при числе М>2,5 и размерах капель йк 0 м. На рис. 8.17 представлен относительный унос массы алюминиевого образца в зависимости от расстояния б между образцом и срезом сопла и угла клина р. Влага образовывалась в сопле Лаваля в результате спонтанной конденсации пара. Начальная влага перед соплом отсутствовала. Влажность потока составляла примерно 4 %, а размер частиц м. Функция Ат (б) имеет максимум (кривая 1). Такой характер изменения Дто объясняется, по-видимому, влиянием скачков уплотнения, образующихся на срезе сопла и вызывающих значительное испарение капелек влаги. Кривая 2 на рис. 8.17 отражает влияние угла клина. При небольших р интенсивность головного скачка уплотнения мала угол контакта капель с поверхностью клина также невелик — соответственно незначительный износ образца. При больших углах p,>4 f наблюдается уменьшение уноса металла из-за роста интенсивности скачка уплотнения и увеличения доли испарившейся влаги [154]. [c.289]

При распространении ударной волны малой интенсивности в газожидкостной смеси пузырьковой структуры ее энергия переходит в энергию молекул газовых пузырьков, которые, взаимодействуя с жидкостью, рассеивают эту энергию в дисперсионных и диссипативных процессах, при этом влияние последних может оказаться существенным. В том случае, когда волна распространяется в среде, в которой возможен переход газа из свободного в растворенное состояние (фазовый переход в парожидкостной среде), кинетическая энергия газовых молекул переходит в потенциальную энергию давления за время, существенно меньшее времени релаксации диссипативных процессов. Интенсивность скачка давления будет тем большей, чем большим будет отношение показателя изоэнтропы гомогенной (раствор), и гетерогенной (пузырьковой) смеси в момент фазового перехода. [c.49]

Это уравнение получено из уравнений сохранения применительно к двум сечениям потока, характеризующим начало и конец перехода через скорость звука в скачке. Из (5.1) следует, что интенсивность скачка давлений в рассматриваемом случае вскипающего потока полностью определяется параметрами его перед скачком. С учетом выражения для скорости звука а-1 = кр/р можно (5.1) переписать в виде [c.100]

Отношение скоростей в квадратных скобках равно отношению плотностей Ржз/Рж в свою очередь Ржз Рж(1 Pi) и с учетом того, что при интенсивном скачке 1З2 3i и стремится к нулю, можно записать [c.102]

Таким образом, можно сделать вывод о том, что зависимостью (5.2) можно воспользоваться для оценки интенсивности скачка давления в камере смешения газожидкостного инжектора с тем большим основанием, чем более оправданными окажутся принятые допущения. [c.102]

На рис. 5.3 представлены результаты расчета по (5.2) и результаты экспериментов, проведенных Дж. Витте [88] для определения интенсивности скачка уплотнения в двухфазной двухкомпонентной смеси. Из сравнения видно, что расчетная зависимость хорошо описывает экспериментальные данные. Следует заметить, что при выводе зависимости [c.104]

Очевидно, что S,p совершенно одинаковым образом зависит от фда (при условии, фда )> р) и от С = Q/Q (независимо от характера изменения р и ф ). Поэтому кривые Ар (ф ) при д как параметре на рис. 7.5 тождественно совпадают с кривыми Ар С) при д как параметре. Для удобства представления в таком виде в нижней половине рис. 7.5 построена зависимость ф,к (С) (при р как параметре), представляющая собой семейство прямых, проходящих через точку С = 1, ф = 1 и точки С = р при ф = 0. Поэтому можно, установив значение С, затем определять ф (по заданному р или наоборот). Рассмотрение семейства прямых ф (С) еще раз подтверждает, что при р ф Ф Си ось абсцисс можно рассматривать как ось С и ф. одновременно. При таком представлении зависимости (7.1) безразмерное восстановление давления является функцией только двух аргументов, один из которых определяет интенсивность скачка, а другой — диссипативные [c.132]

Следовательно, интенсивность скачка конденсации меньше, чем скачка уплотнения без конденсации. [c.136]

На отрыв потока от поверхности лопатки оказывают влияние характер течения среды в пограничном слое на этом участке (турбулентный или ламинарный), интенсивность скачка уплотнения, продольный градиент давлений, а также значение числа Рейнольдса. [c.176]

Переохлаждение потока влияет не только на положение скачков конденсации, но и на их интенсивность и форму. С ростом переохлаждения интенсивность скачков конденсации увеличивается (рис. 6-15). Этот результат представляется очевидным чем больше метастабильность процесса, т. е. чем больше отклонение от равновесного состояния, тем интенсивнее должно быть изменение параметров в скачке конденсации [c.154]

Отметим, что значение комплекса МшХ X sin Рк изменяется незначительно. Этот факт объясняется слабым изменением интенсивности скачка в широком диапазоне чисел Mik, если максимальное переохлаждение изменяется незначительно. [c.157]

В ударной волне, возникающей при обтекании вогнутого профиля, мы имеем пример волны, начинающейся от некоторой точки, расположенной в самом потоке вдали от твердых стенок. Такая точка начала ударной волны обладает некоторыми общими свойствами, которые мы здесь отметим. В самой точке начала интенсивность ударной волны обращается в нуль, а вблизи нее мала. Но в ударной волне слабой интенсивности скачок энтропии и ротора скорости — величины третьего порядка малости, и потому изменение течения при прохождении через волну отличается от непрерывного потенциального нзэнтропического изменения лишь в величинах третьего порядка. Отсюда следует, что в отходящих от точки начала ударной волны слабых разрывах должны испытывать скачок лишь производные третьего порядка от различных величин. Таких разрывов будет, вообще говоря, два слабый разрыв, совпадающий с характеристикой, и тангенциальный слабый разрыв, совпадающий с линией тока (см. конец 96). [c.606]

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]

Для полного построения картины течения необходимо еще уметь определять расстояние Ъ, на которое отходит косой скачок уплотнения навстречу потоку. Согласно имеющимся в настоящее время экспериментальным данным это расстояние пропорционально толщине вытеснения невозмущенного пограничного слоя и увели швается при увеличении интенсивности скачка уплотнения во внешнем потоке. Значения величины Ъ, найденные Г. И. Петровым и его сотрудниками при исследовании обтекания внутреннего тупого угла потоком с числом АЛо = 2,0, в зависимости от интенсивности основного скачка приведены на [c.343]

Таким образом, при больших гпперзвуковых скоростях в области за интенсивными скачками уплотнения наблюдается некоторое предельное состояние газового течения, при котором ха-рактеризую1цие его безразмерные параметры и аэродинамические [c.112]

Вследствие большей интенсивности скачка перед клином давление торможения за ним /7,)кл меньше, чем за коническим скачком т, е. рокл < Рок- Приведя выражения для давления [15] [c.507]

Исследуемые здесь стационарные решения со скачком или без скачка есть предельные решения, к которым стремятся нестационарные возмущения со скачком при сохранении стационарных условий перед (о) и за ( г) волной. Например, при движении поршня с постоянной KOf остью Vo в покоящуюся среду в начальный момент около поршн возникает скачок, причем его начальная амплитуда и начальная скорость распространения практически не зависят от присутствия пузырьков и определяются только свойствами жидкости. В частности, скорость распространения скачка будет практич( Ски равна скорости звука i в чистой жидкости. Далее начнут сказываться дифракция переднего скачка па пузырьках п его разгрузка пз-за сжимаемости пузырьков. Интенсивность скачка, вляющегося передним фронтом возмущения, будет уменьшаться. При этом основное возмущение должно отставать от скачка. При сохранении скорости поршня Fo асимптотически при t оо установится стационарная волновая конфигурация. Если Уо = 1 Uo — иИ > то передний скачок имеет предельную ненулевув) амплитуду, что соответствует стационарному режиму Da> j] если Fo = y — uj < то интенсивность скачка затухает д> нуля, что соответствует стационарному режиму Се< Dq< f. Аналогичные режимы будут иметь место при мгновенном повышении давления с ро до р, и сохранении его постоянным в каюм-либо месте. И если р < р , то предельная волна будет иметь непрерывную структуру. [c.71]

Из уравнения пмпульса la скачке (второго уравнения (6.10.3)) получим выражение, связывающее интенсивность скачка Ре с его скоростью Dp = — l f относптельво среды перед фронтом [c.120]

Результаты расчета интенсивности скачка уплотнения Рц/Pi от приведенной скорости Ki = Wj/у ддя различных степеней сухости перед соплом xi представлены на рис. 10-8 для влажного водяного пара, где pi = 0,49 МПа. Пунктирные кривые соответствуют случаю, когда перед скачком уплотнения и после него смесь двухфазная. Точка 5 соответствует состоянию насыщенной жидкости за скачком (л п =0). Если в двухфазной области при w lV р 1р — = onst с уменьшением Х интенсивность скачка растет, то в случае, когда за скачком жидкость, р 1р падает с ростом xi. По всей вероятности, это объясняется тем, что вблизи нижней пограничной кривой увеличение влажности приводит к тому, что среда все более приближается по своим свойствам к несжимаемой жидкости и для ударного сжатия такой среды необходима большая кинетическая энергия. [c.273]

Наглядное представление об интенсивности скачка производных от давления по температуре для водяного пара дает график, представленный на рис. 1-2. Так как вблизи пограничной кривой точность имеющихся уравнений состояния заметно снижается, на графике нанесены вычисленные по табличным данным [Л. 12] значения энтропии вдоль изотерм на участках, смежных с пограничной кривой. Верхняя часть графика относится к малым давлениям, нижняя — к средним и высоким. Как видно из графика, линии S = S (y)7- onst претерпевают излом в точках перехода. К основным дифференциальным соотношениям термодинамики, известным под наименованием уравнений Максвелла, относится зависимость ds (др [c.19]

Таким образом, аппарат квазистационарной термодинамики приводит к заключению, что при переходе через критическое состояние из однофазной области в двухфазную скорость звука должна снижаться интенсивность скачка в этой точке равна корню квадратному из отношения изо-. хорных теплоемкостей. [c.86]

Результаты проведенного эксперимента в основном подтверждают отмеченные особенности обтекания зондов потоком влажного пара. Действительно, если предполол<ить, что резкое возрастание 1Дро при Уо>0 объясняется специфическими условиями обтекания носика и диссипативными процессами в приемной камере зонда, то конструктивно разные зонды должны иметь различные характеристики. Представленные на рис. 2.26, б результаты тарировки разных зондов отчетливо показывают, что интенсивность скачка Дро при а 2т =0,975 и возрастание Дро при а-2т>0,97 существенно зависят от формы приемника и конструктивной схемы зонда. Максимальные значения Дро отвечают зонду III, который характеризуется яаибольшим отношением внешнего диаметра к внутреннему (iij/rfo=10/ 3). Промежуточное положение занимает характеристика зонда I (rfi/do=4/3), а минимальную погрешность дает зонд II, выполненный с внешним обтекателем со сквозным протоком. Следует подчеркнуть, что все три зонда имеют одинаковые размеры приемников полного давления и сливных отверстий, расположенных в кормовой части зондов ( о/ з= 3/0,3). Зонд IV выполнен со значительно большим отношением диаметров входного и сливного отверстий (г о№= 12/0,7). Большой диаметр приемного отверстия способствует уменьшению эжекционного эф- фекта и уменьшает влияние теплообмена. Однако при этом возрастает погрешность, обусловленная тормон<ением капель в приемнике зонда. Для проверки влияния теплообмена зонд I был покрыт с внешней стороны нетеплопроводным лаком и в одной i из модификаций изготовлялся из стекла. При значительной конечной влажности характеристики зонда 1-С улучшились. [c.59]

Перемещающиеся скачки конденсации, естественно, дестабилизируют пограничный слой, причем дозвуковые участки слоя резко утолщаются и могут проводить возмущения, создаваемые за соплом, против течения. Вблизи критического сечения, где интенсивность скачков конденсации максимальна, возможен локальный во времени отрыв слоя. Вполне вероятно, что образованием локальных отрывов объясняется минимальное значение hp t на рис. 6.8, б. [c.209]

Многочисленные экспериментальные исследования работы струйных аппаратов, накопленный опыт их проектирования и эксплуатации привели к необходимости выполнения камеры смешения в них в виде канала постоянного сечения. Существующий подход к анализу условий работы камеры смешения трактует необходимость выполнения их в виде цилиндрического канала определенной протяженности в целях выравнивания профиля скоростей движущихся с различными скоростями на входе в смеситель рабочего и инжектируемого потоков. В свою очередь повышение давления в камере смешения является результатом процесса выравнивания скоростей. Отсюда следует, что при одинаковых скоростях фаз на входе в цилиндрическую камеру смешения газожидкостного струйного насоса повышения давления в камере смешения происходить не будет. Между тем, как будет показано ниже, при определенном соотношении фаз при равенстве их скоростей в однородном двухфазном потоке происходит наибольшее возрастание давления в камере смешения. Особенно наглядным в этом отношении является пример возникновения интенсивного скачка давления в цилиндрическом канале при поступлении в него газонасыщенной жидкости. В результате выделения газа в свободное состояние в канале образуется однородная двухфазная смесь, скольжение фаз в которой отсутствует. При этом наблюдается резкий скачок давления, которое после скачка в десятки и даже сотни раз превышает давление перед скачком. То же явление имеет место в цилиндрическом канале при адиабатном вскипании насыщенной и недогретой до насыщения жидкости [55]. Явление скачка давления может быть реализовано и в цилиндрической камере смешения пароводяного инжектора. При этом в силу описанных ниже причин давление в камере смешения пароводяного инжектора может быть выше давления пара на входе в рабочее сопло. [c.98]

В [55] применительно к адиабатно вскипающему потоку насыщенной или недогретой до насыщения воды для оценки интенсивности скачка давления, возникающего в канале постоянного сечения с острой входной кромкой, было получено следующее выражение [c.100]

Рис. 5.3. Расчетная зависимость интенсивности скачка давления от числа Маха (О - разультаты экспериментов Витте)

Скачок уплотнения (ударная волна) распространяется по газу со сверхзвуковой скоростью, тем большей, чем больше интенсивность скачка, т, е. чем больше повышение давления в нём. При стремлении интенсивности скачка к нулю скорость его распространения приближается к скорости звука. Векторы скорости частицы газа до и после прохождения ею скачка уплотнения и нормаль к элементу скачка уплотнения, сквозь к-рый проходит частица, лежат в одной плоскости. При заданной скорости набегающего потока компоненты скорости газа за скачком в этой плоскости связаны соотношением, геом. интерпретацией к-рого является т, и. ударная поляра, пользуясь к-рой легко определить скорость газа после скачка, если известен угол поворота потока в скачке. [c.429]

Интенсивность скачка конденсации зависит также от его формы. Опытами подтверждено существование прямых, косых, мостообразных и криволинейных скачков конденсации, а также более сложных систем. Форма скачков в основном определяется начальными параметрами пара. Как пра- [c.154]

Рис. 6-15. Изменение интенсивности скачков конденсации в сопле Лаваля в завп-симости от максимального переохлаждения. Расчетная кривая построена по данным 6-3,

Представленные на рис. 6-16 спектры в соплах Лаваля иллюстрируют влияние интерферирующих волн разрежения на положение и интенсивность скачков конденсации. Установленная опытами зависимость MiK и /к от начальных параметров свидс- iw° тельствует о том, что интенсивность волн разрежения существенно меняется при переходе к насыщенному и влажному пару. Следует учитывать также влияние вторичных волн разрежения, создаваемых конденсационным скачком. Вторичные волны разрежения существенно влияют на свойства скачка конденсации, ограничивая его интенсивность, и [c.156]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...