Условия на прямых скачках

Фиг. 2.3. Исходные условия на прямом скачке уплотнения.

На рис. 5.29 приведен вспомогательный график для определения функции Ф(Я) по величине К. Соотношение (135) устанавливает связь между параметрами потока, движущегося с трением в трубе с приведенной длиной при условии, что в трубе возникает прямой скачок уплотнения. [c.264]

Принципиальная схема плоского диффузора с двумя скачками уплотнения изображена на рис. 8.39. Для того чтобы получить первый косой скачок с нужным углом наклона а, следует устроить клинообразный выступ, отклоняющий поток на угол ш, который для заданного значения Мн подбирается по рис. 3.12. Наличие клина не нарушает внешнего обтекания диффузора, если расстояние ОС выбрано из условия встречи фронта скачка ОА с кромкой входного отверстия. Площадь входного отверстия диффузора должна быть рассчитана так, чтобы скорость потока в нем равнялась скорости за прямым скачком. В этом случае прямой скачок помещается в плоскости СА и не влияет на внешнее обтекание диффузора. [c.468]

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]

Вопрос о выборе оптимального размера горла диффузора для достижения максимальной эффективности при заданных условиях на входе в конденсационный инжектор может быть решен теоретически в предположении о нулевой протяженности прямого скачка уплотнения в глубину, полном завершении конденсации в скачке и пренебрежении трением в изобарической камере смешения. Тогда максимальное давление на выходе из инжектора достигается в предельном случае ири полной конденсации паровой фазы в камере смешения (восстановление давления происходит только в диффузоре). Площадь поперечного сечения горла диффузора в этом случае легко определяется из уравнений сохранения массы и количества движения. [c.133]

На рис. 85 показано поле плотности перед сферой при Ма = = 3,85, Re -- 75. Поле плотности перед диском диаметром Ю мм изображено на рис. 86. Из рисунка следует, что даже в начальной области течения со скольжением, которому соответствуют условия эксперимента (Ма == 3,84, Re = 82), нельзя говорить о прямом скачке уплотнения перед диском, как это обычно принимается в сплошной среде. [c.160]

Таким образом, одна причина повышения к.п.д. излучателя с косым скачком, по сравнению с к.п.д. генератора Гартмана, по-видимому, заключается в повышении кинетической энергии за скачком и некотором уменьшении потерь в самом скачке. Кроме того, возникновение колеблющегося косого скачка (при размерах области генерации, сравнимых с длиной излучаемой волны) может привести к увеличению нормальной составляющей скорости на поверхности струи и, следовательно, к повышению отдачи акустической энергии за ее пределы. Поэтому замена прямого скачка косым, вероятно, может улучшить условия излучения в окружающую среду. [c.62]

Если на выступающей пластине имеет место концевой отрыв, то возникает возвратное течение, занимающее около половины области отрыва. Статическое давление на поверхности тела оказывается чувствительным к присутствию тонкой пластины в области отрыва и к малым изменениям условий в набегающем потоке. Числа Маха, вычисленные по результатам измерений плотности и полного давления за прямым скачком, составляли в общем случае менее 0,5 в области возвратного течения вблизи поверхности выступающей пластины [55]. [c.223]

Для детонационной волны условие Чепмена-Жуге налагает ограничение на параметр q а именно он не должен превышать предельного значения, соответствующего детонации Чепмена-Жуге за прямым скачком [c.87]

Используя закон подобия, решение можно существенно упростить. Так как течение определяется в основном сжатием газа в прямом скачке, можно расчет обтекания тела равновесной газовой смесью заменить расчетом обтекания совершенным газом со специально подобранным значением показателя адиабаты 7. А именно, эта величина должна обеспечить сжатие в прямом скачке, равное этой величине при обтекании реальным газом с условиями на скачке (24.17). Если число Маха М 1, то условие для выбора 7 имеет простой вид [c.183]

При сверхзвуковых скоростях на небольшом расстоянии от поверхности снаряда образуется (отошедший) скачок уплотнения. При постоянной скорости полета и неизменных условиях в окружающей среде расстояние до скачка также остается постоянным. Если носовая часть снаряда достаточно затуплена, например сфера, то с хорошим приближением участок скачка около носовой части можно рассматривать как прямой или плоский скачок. Тогда условия непосредственно за скачком можно рассчитать с помощью полученных выше соотношений на скачке. [c.31]

Ударная труба. В лабораторных условиях сравнительно легко можно получить прямые скачки регулируемой интенсивности. Вероятно, самым простым способом создания таких скачков является быстрое удаление диафрагмы, разделяющей газы, находящиеся при различных давлениях. Таким образом, диафрагма, или поверхность раздела, заменяет здесь описанный ранее поршень (см. фиг. 2.2). В этом случае прямой скачок уплотнения движется в сторону газа с пониженным давлением, а волна расширения, или разрежения,— в сторону газа, находящегося при высоком давлении. В последующем рассмотрении будет принято, что диафрагма удаляется мгновенно, т. е. что ускорение является мгновенным. После удаления диафрагмы образуется поверхность раздела, или контактная поверхность, которая будет двигаться в сторону газа, находящегося при низком давлении, но со скоростью, меньшей, чем скорость скачка. Как отмечалось ранее, контактная поверхность представляет собой разрыв энтропии с нулевым расходом массы через нее (щ —0) следовательно, на контактной поверхности разрыва давление и скорость не меняются. [c.48]

В заключение рассмотрим следующую задачу. Пусть сверхзвуковой однородный поток с большим числом М обтекает шар радиусом а. Очевидно, течение будет осесимметричным. Ось симметрии проходит через центр шара в направлении скорости набегающего потока. Предположим, что за ударной волной газ несжимаем. При сильных ударных волнах это условие с достаточным приближением будет выполнено в той области за ударной волной, где угол касательной к фронту волны с осью симметрии изменяется в интервале 90° +10°. В этом диапазоне изменения углов ударная волна мало отличается от прямого скачка, и на линиях тока за этим участком волны скорость газа еще намного меньше местной скорости звука. В этих предположениях постоянный параметр X = будет служить граничным ус- [c.421]

Условие Р -Р при <С 1 выполняется на тех режимах, когда на входе в камеру смешения обе струи дозвуковые (н предельном случае а, — 1). Течение в сверхзвуковом сопле может быть при этом или дозвуковым, или сверхзвуковым с прямым скачком уплотнения внутри сопла (см. фиг. 54, а и б). [c.170]

Так как с уменьшением коэффициента эжекции при условии )., = 1 полное, а следовательно, и статическое давление в цилиндрическом участке сопла газа низкого давления возрастают, то может наступить момент, когда внутрь сопла высоконапорного газа зайдет прямой скачок уплотнения и течение в выходном сечении сопла станет дозвуковым. Дальнейший расчет дроссельной характеристики с помощью системы уравнений (60) —(62) становится невозможным ввиду того, что для этих режимов в рассматриваемой гидравлической схеме расчета не удается найти связь между приведенными скоростями X, и >1 (условие Р —Р на режимах Л<0 применять нельзя, хотя обе струи дозвуковые). Не удается по тем же соображениям рассчитать дроссельную характеристику и на режимах, когда X, < 1 иХ < 1, однако эти режимы практического интереса не представляют. [c.256]

Только в случае течений с малыми числами Рейнольдса расчет скачков пе представляет собой особой проблемы. При 6 = = 2Ах для прямого скачка Крокко [1965] обнаружил лишь незначительные осцилляции. Скала и Гордон [1967] не встречали никаких трудностей при расчете скачка с Ке 40 на мелкой сетке с двадцатью узловыми точками, расположенными в пределах скачка. Проблема расчета скачков облегчается также в случае косых скачков (более слабых, чем прямые) и при наличии твердых стенок с условиями прилипания на них. [c.344]

Ударное сжатие газа на прямом и косом скачках уплотнения при одинаковых начальных условиях сравниваются в координатах Ts (рис. 12.6). [c.225]

Гюгонио не обязательно точно выполняются. При размазывании скачка градиент нормального потока количества движения может распространяться в направлении, касательном к скачку. Это нарушает основное газодинамическое предположение, которое необходимо для вывода соотношений Рэнкина — Гюгонио для косого скачка из соотношений Рэнкина — Гюгонио для прямого скачка (см. любой курс газовой динамики). Поэтому скорость косого скачка будет неточной и на косых скачках в стационарном решении не будут выполняться условия при переходе через скачок. [c.348]

Соотношения (8.6) — (8.9) применимы в общем случае как для непрерывных движений, так и движений с наличием различных разрывов внутри рассматриваемого объема. Они играют фундаментальную роль в инженерной гидравлике и инженерной газовой динамике. Эти основные соотношения, уравнения и определяющие формулы положены в основу одномерной теории всевозможных расчетов газовых и гидравлических машин. Легко видеть, что для установившихся движений соотношения (8.6) — (8.9) для конечных масс среды Л1ежду сечениями и д 2 выражают собой связи той же природы, что и соотношения на сильных скачках. При сближении и совпадении сечений и б з равенства (8.6) — (8.9) переходят в условия на прямых скачках, последнее связано с принятым выше условием, что скорости в сечениях и б г перпендикулярны к ним. [c.66]

С помощью условий на прямом скачке (см. 6 гл. VII) и общих газодинамических формул 5 и 6 легко получить формулу для отношения давления торможения р1 за скачком к давлению торможения р перед скачком в зависимости от числа Маха = vjai в набегающем потоке (число Маха отвечает скорости полета). [c.96]

В начале XX в. к исследованиям прямого скачка уплотнения, с которых началась теория ударных волн, добавились работы по так называемому косому скачку уплотнения. Такие скачки впервые наблюдали в 80-х годах XIX в. они четко видны на снимках потока окололетящего снаряда. В случае, когда ударная волна присоединена к носку снаряда, явление изучено впервые Л. Прандтлем и Т. Майером в 1906—1908 гг. Ими же рассмотрено сверхзвуковое обтекание угла и определены условия на косом скачке уплот-316 нения, направление линий тока до и после скачка, если задано отношение давлений после скачка и в невозмущенном потоке. [c.316]

Попыток рассчитать характеристики колебаний приближенными методами было сравнительно немного. К. А. Мерч [26] представил область дозвукового течения между диском Маха и преградой резонатором. При этом осредненное по времени течение и волновой процесс в этой области он считал одномерным. Используя линеаризованные соотношения между малыми возмущениями газодинамических величин на прямом скачке уплотнения, этот сьвтор получил граничное условие у диска Маха и условие непротекания на преграде. Но при таких граничных условиях возбуждения колебаний получить не удалось, и автор заключил, [c.69]

Сравнение с экспериментальными данными. Для сопоставления численных результатов с экспериментом были использованы данные испытаний в аэродинамической трубе. С этой целью были взяты измеренные значения отношения Ps/po давления торможения к полному давлению в невозмущенном потоке в разных точках двух поперечных сечений вихря. Сечения находились за генератором вихря на расстоянии 2 и 110 мм. Чтобы сравнить эти данные с рассчитанными профилями, нужно знать начальный радиус вихря 5. Необходимо также иметь в виду, что рассмотренная теоретическая модель справедлива для вихря в безграничном потоке. Поэтому вполне возможно, что условия на внешней границе вихря, наблюдаемого в аэродинамической трубе, будут отличаться от теоретических. С учетом этого для проведения сравнения нужно определить еще один параметр - отношение давлений psjpo, которое бы соответствовало внешнему течению, если наблюдаемый в эксперименте вихрь поместить в безграничный поток. Наконец, чтобы сравнить характеристики вихря в продольном направлении, нужно знать, какое значение переменной х соответствует некоторому "опорному" сечению. В качестве такого опорного сечения было выбрано сечение, наиболее удаленное от генератора вихря. Таким образом, выбором х, O и Pse/Pi) ИЗ всех рассчитанных профилей давления торможения можно найти тот, который лучше всего соответствует экспериментальным данным. Результат представлен на фиг. 3. Значения параметров таковы начальный радиус вакуумного ядра O = 5,5 мм отношение psjpo = 0,273 (такой перепад давлений возникает на прямом скачке уплотнения для М = 3,21), координата сечения с расчетным профилем x = 1,1. Отметим, что максимальное значение угла ф в этом сечении (кривая 8 на фиг. 2) нахо- [c.115]

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]

Первое значение соответствует сверхзвуковому, а второе — дозвуковому режиму течения, причем = l/Ag. Такая же зависимость была получена в 1 гл. III для величин Я до и после прямого скачка уплотнения. Параметры смеси газов, вычисленные по сверхзвуковому и дозвуковому значениям Аз, будут различными. Из аналогии со скачком уплотнения следует, что полное давление при Яз > 1 будет большим, а статическое давление — меныпим, чем для Л-з<1. Диффузор, установленный на выходе из камеры, будет работать в различных условиях при А-з > 1 и < 1. [c.529]

Приведенные выше опытные значения коэффициентов профильных потерь в решетках получены методом тра-версирования выходного поля потока пневмо-метрическими зондами. При дозвуковых скоростях точность таких измерений достаточно высока. Переход к сверхзвуковым скоростям снижает надежность полученных результатов. Это связано со значительными трудностями определения потерь энергии в прямом скачке уплотнения перед приемным отверстием пневмометричес-кого насадка (см. гл. 14). В зависимости от дисперсности среды и интенсивности скачка перед зондом степень неравновесности процесса торможения в зоне высоких градиентов давления будет различной. Соответственно различными оказываются и потери в скачке уплотнения. На рис. 11-20 приведены кривые, полученные путем обработки опытных данных по схеме, когда все процессы в решетке протекают предельно неравновесно, т. е. так же, как и в перегретом паре с показателем изо-энтропы й = 1,3. В результате обработки опытных данных при условии 1,135, что [c.314]

В этой задаче, как и в предыдущей, ограничимся рассмотрением обтекания бесконечно тонких пластин ( /t= 1) при отсутствии трения газа о пластины (т = 0). По условиям задачи известны угол установки пластин рк. скорость на входе в решетку и ее направление pj = p ,- -o (рис. 89). При р1 =7 рк кромки обтекаются с отрывом. Образующаяся отрывная зона в силу внутреннего трения перемешивается с основным потоком, и на некотором удалении в сечении К—К (теоретически в бесконечности) параметры потока выравниваются. Если скорость потока превосходит где-либо скорость звука, обтекание сопровождается скачками уплотнения, которые также исчезают в бесконечности. При X, > 1 и pj = р изменение параметров может происходить в прямом скачке уплотнения, перпендикулярном к кромкам (XiXk=l). [c.237]

Решения прямой и вариационной задач с полностью сверхзвуковым течением для малых А и с переходом от сверхзвука к дозвуку в узле - при больших А не исчерпывают всех возможных режимов работы оптимального МГД генератора. Для тех же условий на входе и выходе из его канала при промежуточных А возможны режимы с торможением потока в стационарном прямом скачке. Примеры оптимальных МГД генераторов, работающих на таких режимах, построе- [c.18]

Величина К характеризует отношение лучистого теплового потока к конвективному. Она определяется параметрами набегаюгцего потока, т.е. высотой полета и скоростью движения тела. Значения К нри = 0.5, Ту = 1500° К и чисел Рейнольдса, подсчитанных но параметрам за прямым скачком и характерному размеру 1 м, приведены на рис. 1 в зависимости от числа и высоты полета Н. Там же нанесена кривая 1, ограничиваюгцая возможность горизонтального полета в атмосфере аппарата, движение которого зависит от аэродинамический и центробежной сил и веса аппарата [3]. Выше кривой 1 вес больше подъемной силы и полет такого аппарата невозможен. Кривая 2 рис. 1 рассчитана нри условии, что лучистый тепловой поток от слоя нагретого газа за ударной волной соизмерим с лучистым тепловым потоком от поверхности затунления обтекаемого тела. При этом использовались значения стенени черноты воздуха, приведенные в [4. Справа от нее необходимо учитывать излучение нагретого газа. При некотором значении К, которое зависит от конкретной формы обтекаемого тела, но близко к 0.5, лучистый тепловой поток становится равным конвективному, и отпадает необходимость донолнительного охлаждения. [c.405]

В одномерном приближении выполнен анализ устойчивости течения торможения идеального невязкого и нетенлонроводного газа в канале с переходом через скорость звука в прямом скачке уплотнения. В основе исследования лежат нредноложения о малости возмущений и о квазицилин-дричности канала, что делает возможным применение подхода, развитого Г. Г. Черным в 1953 г. В задаче об устойчивости течения в канале поток на его входе считается сверхзвуковым и невозмущенным. На выходе ставится условие отражения - линейная связь, выражающая возмущение левого "инварианта Римана через возмущения правого"инварианта Римана и энтропии. Если один из коэффициентов отражения равен нулю, выполнен анализ устойчивости течения в канале с замыкающим скачком уплотнения. [c.610]

Распределения давления вдоль оси приведены на рис. 4. Отношение давления торможения к давлению за прямым скачком можно выразить, используя интеграл Бернулли и условие изэнтроничности вдоль линии тока [c.58]

Таким образом, р"2=0,8806ро=0,8806 МПа. Так как по условию Рср=0,7 МПа, заключаем, что в минимальном сечении оказываются звуковая скорость, максимальный расход и рмин = ркр. На некотором расстоянии от минимального сечения происходит прямой скачок уплотнения, переводящий режим течения из сверхзвукового в дозвуковой , [c.117]

ДТА. В районе температур Кюри на прямых теплового сопротивления К = Т) были зафиксированы незначительные минимумы (рис. 3). Соответствующий рост теплопроводности многие исследователи объясняют скачком теплоемкости С . В [24], по-видимому, впервые указано, что такое объяснение некорректно. В самом деле, в условиях высокотемпературного ФПxm/xL 1 и спиновая теплоемкость не может дать заметный вклад в С из (1). В то же время 1. Это означает, что при Т — [c.48]

В простейшем двухструйном газовом эжекторе с сужающимся насадками (фиг. 1) с ростом перепада давления потери в прямом скачке уплотнения возрастают настолько быстро, что при неизменном коэф1фициенте эжекции рост степени сжатия продолжается лишь до некоторого предельного значения а. При дальнейшем увеличении перепада давления степень сжатия эжектора с сужающимися соплами при условии А = onst даже несколько уменьшается. Так, например, при А = 0,1 и 0=1 максимальная степень сжатия эжектора с сужающимися соплами (s" = 2,91) получается при о = 26. Потери полного давления в прямом скачке уплотнения, расположенном в выходном сечении камеры смешения, на этом режиме составляют 8пр.ск = 80%. При о = 50 и тех же значениях А. и i> имеем е" = 2,90 и 8пр.ск = 87%. [c.236]

Прямой скачок будет располагаться на входе диффузора лишь в том случае, если выходное сечение трубопровода 5кр равно расчетной величине (4.34). О работе многоскачкового диффузора в нерасчетных условиях говорится в следуюпхем параграфе. [c.122]

В практике можно встретить нерегулируемый диффузор с внутренним сжатием, площадь горла которого заранее перерасширена из условия обеспечения запуска при заданном числе Мн полета. Такие диффузоры с учетом потерь давления за счет перерасшире-ния горла и некоторого снижения противодавления по сравнению с расчетным для обеспечения запаса устойчивости работы обладают довольно низкими реальными значениями коэффициента восстановления давления огд, незначительно превышающими значения Од для диффузоров с прямым скачком на входе [6]. [c.65]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...