Струйка тока

Если рассматриваемый поток и решетку заключить в трубу или в канал (рис. 3.2), то вследствие неразрывности движения замедление (расширение) струйки тока, обладающей большей скоростью, приведет к ускорению (сужению) струйки тока с меньшей скоростью и соответственно повышению статического давления в первой струйке. Таким образом, и в этом случае появится поперечный градиент давления, под действием которого жидкость перед решеткой будет перетекать из области с большими скоростями в область с меньшими скоростями. Это приведет к выравниванию скоростей в поперечном сечении трубы. [c.79]

Отличные о г приведенных выше результаты, полученные при установке плоской решетки с очень большим коэффициентом сопротивления (Ср = = 150), обусловлены влиянием инерционных сил. Струйки тока при растекании по фронту решетки получают направление, обратное направлению входа. Поэтому, выходя из отверстий решетки почти параллельно ее плоскости вблизи передней стенки аппарата, поток резко изменяет свое направление (на 90°) в сторону выхода из аппарата. При таких условиях часть наиболее крупных частиц под действием возникающих на повороте центробежных шл выделяется из потока в сторону передней стенки, создавая здесь повышенную концентрацию пыли. [c.314]

При дальнейшем течении в любой струйке тока внутри изобарической сверхзвуковой струи происходит непрерывное торможение — с переходом через скорость звука — до малых скоростей, также за счет одностороннего внешнего воздействия — передачи количества движения во внешнюю среду. [c.217]

Для определения влияния сжимаемости при докритических скоростях на распределение скоростей и давления по профилю можно воспользоваться также другой приближенной теорией, основанной на гипотезе затвердевания линий тока при обтекании данного тела потенциальными потоками несжимаемой жидкости и сжимаемого газа ). Согласно уравнению неразрывности для элементарной струйки тока, прилегающей к профилю, в изоэнтропическом потоке газа справедливо следующее соотношение [c.36]

Элементарная струйка тока (элементарный поток) получается в результате проведения совокупности линий тока через все точки [c.23]

Рис. ЗА. Модель потока а—линия тока б — струйка тока в — поток конечных размеров

Для струйки тока, проходяш,ей около поверхности тела, уравнение Бернулли имеет вид [c.235]

Одномерная теория. Одномерная теория применима для расчета течений в каналах и вдоль струек тока во внешних и струйных задачах, если вдоль струек тока известен какой-либо из газодинамических параметров. Рассмотрим установившееся течение совершенного газа без релаксационных процессов. В соответствии с основной гипотезой одномерной теории будем считать поток в любом месте струйки тока однородным по сечению, а скорость — направленной практически вдоль оси, которая в общем случае может быть криволинейной. Такое предположение справедливо, если площадь и форма сечения канала или струйки тока изменяются достаточно медленно в продольном направлении или если площадь струйки тока достаточно мала по сравнению с характерными поперечными размерами [c.54]

Обозначая площадь поперечного сечения струйки тока через F, расход газа, равный массе газа, который протекает в единицу времени через поперечное сечение,— через Q, а плотность тока газа — через /, имеем следующее уравнение неразрывности [c.55]

Очевидно, что / = F /f, где F — площадь минимального сечения струйки тока (сопла). Зависимость q X) при различных v представлена на рис. 2.6, откуда видно, что каждому значению F = FIF соответствуют два значения коэффициента скорости дозвуковое (> <1) и сверхзвуковое (Л>1). Из (2.70) и (2.71) следует, что в дозвуковом потоке скорость увеличивается, а давление уменьшается в направлении уменьшения площади попе- [c.55]

Очень существенно отметить, что функции тока ф имеют четкий физический смысл определим объемный расход жидкости через сечение потока между двумя линиями тока и (т. е. расход струйки тока, ограниченный поверхностями, для которых названные линии тока являются образующими) размер сечения струйки по нормали к плоскости хОу будем предполагать равным единице. [c.82]

Чем отличается уравнение Бернулли для струйки тока от уравнения Бернулли для потока [c.55]

Вследствие этого представляется рациональной такая организация распределения расхода по высоте проточной части, при которой большая часть расхода проходит через наиболее экономичную прикорневую область. Однако увеличение расхода через прикорневую зону ведет, с другой стороны, к увеличению потерь с выходной скоростью. Те же соображения можно привести для любой струйки тока. Отсюда видно, что должно существовать некоторое оптимальное распределение расхода по высоте проточной части, обеспечивающее максимум к. п. д. Это распределе- [c.47]

Следует отметить также, что при п<1 для верхней половины ступени выражение в квадратных скобках в уравнении (XI.16) становится отрицательным и осевая скорость 2z за РК убывает к периферии. При заданных п и параметрах на среднем диаметре поэтому всегда существует предельное значение радиуса, при котором величина 2z обращается в нуль, а сечение периферийной струйки тока становится бесконечно большим. Рассмотренное ограничение, возникающее по скорости с" для [c.192]

Рассмотрим элементарную струйку тока, поперечные размеры которой настолько малы, что в каждом сечении можно считать постоянными все параметры потока скорость, давление и плотность газа (рис. 1.1). Уравнение неразрывности в случае установившегося течения, как известно, формулируется следующим образом секундный массовый расход газа через любое поперечное сечение элементарной струйки при установившемся течении сохраняется постоянным. [c.18]

Как известно из газовой динамики, для струйки тока [c.19]

При указанных допущениях уравнение, написанное для струйки тока, распространяют и для отдельных сечений двигателя. Наличие таблиц для функций q X) делает применение уравнения неразрывности в указанной форме весьма удобным для расчетов. Для произвольного сечения проточной части, составляющего угол а с направлением скорости [c.19]

Вначале рассмотрим какую-либо одну произвольно выбранную струйку тока и выведем уравнение Эйлера применительно к ней. Если в момент времени t выделенная струйка тока занимала положение 1—2 (см. рис. 1.6), то в момент времени t+M она перейдет в положение Г—2. Запишем уравнение (1.19) для этих двух положений. [c.29]

Силу Р в данном случае следует рассматривать как равнодействующую газодинамических сил, действующих на всю струйку тока 1—2 (или 1 —2, так как при А ->-0 эти силы одинаковы). В общем случае этими составляющими силами являются поверхностные и массовые силы. Поверхностные силы, действующие на струйку со стороны отброшенных соседних масс газа или твердых границ обтекаемых потоком тел, состоят из сил давления и сил трения. Они действуют на боковую поверхность струйки и на ее торцы. К мас-говым силам относится сила тяжести, которой в газовом потоке обычно пренебрегают ввиду ее малости. [c.29]

Правую часть уравнения (1.19) для струйки тока запишем следующим образом. При установившемся течении количество движения массы газа в объеме Г—2, общем для двух рассматриваемых положений струйки тока (см. рис. 1.6), является одинаковым. Поэтому для вычисления изменения количества движения всей массы газа, заключенной в струйке тока, за время At достаточно вычислить изменение количеств движения масс газа, заключенных в объемах 1—1 и 2—2, тогда [c.29]

Применим вначале эту теорему к установившемуся течению газа вдоль некоторой струйки тока, поперечные размеры которой [c.32]

Уравнение (1.23) является уравнением моментов количества движения для струйки тока. Оно дозволяет определить момент внешних сил, который необходим для получения данного изменения момента количества движения. При наличии вязкостного трения в потоке момент внешних сил должен включать в себя момент сил трения на поверхности струйки тока. [c.33]

Но, с другой стороны, изменение количества движения той же массы газа, заключенной в объеме струйки тока Av за в емя At, [c.36]

Согласно закону сохранения количества движения для отрезка струйки тока получим [c.36]

Наибольший коэффициент расхода при заданном числе М полета, меньшем расчетного, зависит от пропускной способности системы скачков. В плоском течении он может быть легко найден построением проходящей через точку 3 линии тока 1 —2 —3, эквидистантной поверхности торможения 1—2—3 (см. рис. 9. 18). Далее определяют площадь струйки тока, входящей во входное устройство Рн=ЬнЬ, где Ь — ширина клина, и коэффициент расхода ф=/гн/Лвх- В осесимметричном воздухозаборнике поверхность тока также однозначно определяется из расчета сверхзвукового осесимметричного течения, хотя построение этой поверхности осуществляется значительно сложнее, чем в плоском, течении. [c.279]

Рассматривая распределение давления вдоль передней образующей цилиндра, можно заметить, что отношение максимального и минимального давлений достаточно для разгона газа в струйке тока до числа Маха 1.49. Однако вследствие бокового растекания линия, параллельная передней критической линии цилиндра, не является струйкой тока. Поэтому для расчета местного числа Маха было произведено измерение давления вдоль передней образующей трубкой Пито (рис. 1, кривая 2). Насадок был направлен по оси вверх. Максимум давления соответствует = 0.14. При > 0.08 имеем Р < в основном из-за несовпадения оси насадка с направлением местного потока (вследствие скоса потока в меридианальной плоскости). С уменьшением от 0.08 до 0.06 максимум полного давления возрастает до 16.5, что обусловлено уменьшением местного скоса потока. Далее уменьшается. Это объясняется тем, что хотя местный скос потока и уменьшается, однако вследствие бокового растекания, к поверхности цилиндра подходят новые струйки тока, проходящие ближе к отрывной области (рис. 2) и, следовательно, имеющие меньшее полное давление. Минимум р совпадает с линией отрыва потока 2. На участке 0 < 2 ° < 0.04 насадок снова направлен по направлению местного потока, т.е. показывает донное давление. Наибольшее число Маха, подсчитанное по р и при z° = 0.04, равно 1.26. [c.497]

У-образного крыла в силу отставания точки К1 от положения плоского скачка уплотнения на эквивалентном клине, приобретают отрицательную кривизну и увеличивают наклон в сторону ребра. В то же время линии тока в центральной части течения под влиянием положительного градиента давления еще больше отклоняются от хорды крыла. После выравнивания давления во внутренней части эллиптической области течения пристеночные струйки тока, получившие дополнительную поперечную скорость (на сфере) в сторону ребра крыла, тормозятся, приобретая положительную кривизну. Это приводит к повышению давления вдоль стенки крыла (рис. 1), что вызывает дальнейшее отклонение линий тока в центральной части течения от ребра крыла и оттеснение линий тока в окрестности контактного разрыва в сторону плоскости симметрии. Следствием такого процесса и является всплывание точки Ферри. Линии же тока, идущие вдоль стенки крыла, дойдя до ребра крыла, под влиянием отрицательного градиента давления асимптотически уходят в плоскости симметрии к особому лучу (точка Ферри). [c.658]

Применим - теорему Бернулли к рассмотрению работы прибора, который служит для измерения скорости полета самолетов. Этот прибор состоит из трубки, открытый конец которой направлен против потока, а другой конец соединен с одним из отверстий манометра (рис. 16.1). Трубка вставлена в кожух, в котором на расстоянии 3,5 диаметров кожуха расположены отверстия. Кожух соединен с другим отверстием манометра. Трубка обычно имеет диаметр, равный 0,3 диаметра кожуха. Выберем систему координат, жестко связанную с прибором, и применим интеграл Бернулли для струйки тока потока обтекающего прибор, которая проходит через точки Л и В. В точке А поток останавливается (и = 0) —критическая точка потока. В ней происходит разделение струй. В точке В возмущение, вызванное прибором, не сказывается и скорость в ней равна скорости vq набегающего на прибор потока. При скоростях, меньших 60 м/с, воздух можно рассматривать как несжимаемую жидкость, Считая, кроме того, что массовые силы отсутствуют, применим интеграл Бернулли для линии тока, ироходя- [c.256]

Рассмотрим элементарный поток (рис. 3.3). Возьмем два сечения 1 и 2 с площадями живых сечений соответственно d oi и da)2. За промежуток времени dt через сечение duii протекает масса жидкости, равная dni. Так как жидкость несжимаема, и учитывая второе свойство струйки тока (поверхность струйки для жидкости непроницаема), заключаем, что за тот же промежуток времени dt через сечение d( >2 должна пройти масса жидкости dm2 = dmi. Больше жидкости р с. 3,3. Схема к выводу уравне-пройти не может, так как в против- ния нера.чрывности потока [c.25]

Важно отметить также, что одномерная теория в случае совершенного газа без релаксационных процессов позволяет определить состояние потока в данном сечении струйки тока, если известна относительная площадь F и известно, является поток дозвуковым или сверхзвуковым. Абсолютный размер струйки тока, а также ее форма вверх и вниз по потоку от этого сечения не имеют значения, так как в системе (2.68) — (2.70) не содержится какого-либо характерного размера. Аналогичный результат дает одномерная теория для случая равновесных или замороженных течений. Напротив, в случае неравновесно реагирующего газа параметры потока при заданном F зависят еще и от формы струйки тока вверх по потоку от этого сечения и от ее абсолютного размера, поскольку в таких течениях появляется характерный размер — длина релаксационной зоны. [c.56]

Площадь струйки тока по заданным значениям Я и 7 вычисляют по формуле (2.71). Отметим, что в качестве независимой переменной можно взять любой из параметров pjpo, T/ Tq, р/ро, а другие искомые функции находят из таблиц. [c.56]

Так как линии тока (рис. 3-7) при установившемся движении жидкости с течением времени не меняют своей формы (являются застывшими во времени), то и струйка тока является деизменной во времени. [c.85]

Если в последнем уравнении принять х = onst вдоль г, т. е. изменения энтропии в каждой струйке тока между начальным и расчетным сечениями одинаковыми, то получим известное уравнение [c.190]

Зависимость степени реактивности от радиуса в ступенях с ТННЛ отличается от линейной. У корня этих ступеней степень реактивности в плоскости траверсирования выше, чем вычисленная по показаниям дренажей на расстоянии 1,5 мм от выходных кромок НЛ (рис. XII.6). Этот эффект является следствием снижения давления в корневых струйках тока в пространстве за НА. Изменения величины р" в межвенцевом зазоре ступеней с ТННЛ [c.210]

ВТИ разработан солевой метод определения влажности, основанный на том, что при не очень высоких давлениях пар не способен растворять соли, а поэтому вводимая в поток солевая добавка может концентрироваться только в жидкой фазе. Влажность пара определяется сравнением концентрации исходного солевого раствора с концентрацией сконденсированного всего парового потока или изокинетической пробы (пробы, движущейся с той же скоростью, что и струйка тока в месте отбора). К недостаткам данного метода можно отнести периодичность (измерения производятся периодически), а также то обстоятельство, что введение солевых растворов в некоторые схемы установок АЭС нежелательно. [c.60]

Смысл поправочного коэффициента у. был объяснен в разделе Гидромуфты . Его действительная величина зависит от условий, при которых происходит удар, и показывает, какая часть теоретической энергии, вычисленной по геометрической ударной скорости, теряется при ударе. Как уже было показано выше, при переходе от одного колеса к другому не все струйки тока подвергаются внезапному, характеризуемому резким пово- ротом изменению направления движения. Наоборот, этот переход происходит практически более или менее плавно, чем он выразился бы через ударную скорость Ws без учета значения X. [c.139]

Как известно, уравнение Бернулли справедливо только вдоль струйки, вдоль поверхности тока. Однако ввиду того, что перед входным аппаратом в сечении О—О (см. рис. 2.18) параметры потока с изменением радиуса не меняются, иначе говоря, постоянная в уравнении Бернулли для всех линий тока по высоте лопаток одна и та же, можно почленно диф )зренцировать уравнение Бернулли и вдоль радиуса. Тогда из уравнения (1.19), написанного для струйки тока, получим [c.46]

Qi и q2 — плотности газа в тех же сечениях Д 1 и Afsn — элементарные площади, нормальные к оси струйки тока. [c.18]

Распространим теперь уравнение Эйлера на всю массу газа, выделенную контрольной поверхностью, занимающей в момент времени t положение F, ав момент времени f+Af — положение F Для этого применим уравнение Эйлера к каждой элементарной струйке тока, на которые разбит рассматриваемый объем газа (см. рис. 1.6). При суммировании выражений (1.21) для отдельных струек газодинамические силы, действующие на их поверхности внутри выделенного объема газа, взаимно компенсируются, так как сила действия струйни на элемент смежной поверхности соседней струйки равна и прямо противоположна действию второй струйки на тот же элемент поверхности первой струйки. Неуравновешенными при суммировании и переходе к пределу при А - 0 останутся только силы, действующие на торцевые поверхности струек (которые в сумме составляют контрольную поверхность F), а также силы, действующие со стороны газа на заключенные внутри рассматриваемого объема тела. Таким образом, при суммировании левых частей уравнений (1.21) получим следующие суммы сил [c.30]

Если рассмотреть отрезок струйки тока, выделенный двумя поперечными сечениями 1—1 и 2—2, нормальными к векторам скорости и С2 в этих сечениях, то за время М поступающая через сечение 1—1 масса газа внесет с собой количество движения а масса газа, протекающая через сечение 2—2, вынесет -количество движения AK2=Am2 2At. [c.36]

Массовыми силами, как и ранее, будем пренебрегать. Равнодействующую от газодинамических сил, действующих на боковую поверхность струйки тока, включая ее торцы, обозначим Р,а импульс этой силы — РМ. Тогда изменение количества движения выделенной массы газа за время At с учетом действия внешних сил определится соотношением AKi + PAt—AKi- [c.36]

Полное давление в струйках тока, прошедших разные участки системы скачков уплотнения, различно. Наибольшее восстановление давления в струе газа, прошедшей систему скачков 2-4-6. Зная угол О2 и предполагая течение плоскопараллельным, указанную систему можно легко рассчитать [2]. На рис. 1 штрихпунктирной линией нанесено значение = 19.75, рассчитанное для струйки тока, прошедшей систему скачков 2-5. Оно согласуется с экспериментальными данными. Значение давления рдд в струе, прошедшей систему косых скачков 2-4-6 равно 30. Это намного выше максимального значения р° на цилиндре. Это обстоятельство объясняется тем, что ширина отмеченной струи очень мала и она размывается, не дойдя до поверхности цилиндра (ширина струи, полученная по измерению расстояния АВ на теневой фотографии для цилиндра с с1 = 24 , равна 1-1.5 ). Этому содействует также колебание всей системы скачков уплотнения относительно среднего положения, практически всегда имеюгцееся во время эксперимента как вследствие отрыва потока, так и вследствие чисто механических колебаний модели в аэродинамической трубе. При больших размерах модели и больших числах Маха повышение давления на цилиндре будет более значительным. В частности, как показывают расчеты, при больших числах Маха скорость потока за скачком 5 остается сверхзвуковой. В этом случае перед цилиндром будет наблюдаться местный прямой скачок 7. [c.495]

Описанная схема течения будет реализовываться при сколь угодно малом отличии режима обтекания крыла от расчетного (а 33.8°), когда положение мостообразного скачка стремится к положению плоской ударной волны, лежащей в плоскости передних кромок крыла [5], так как в пристеночной области течения присутствуют высоконапорные струйки тока, направленные в сторону ребра У-образного крыла. [c.658]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...