Скачок косой сильный

Угол между направлением потока и косым скачком (угол на рис. 10.4) не равен углу малых возмущений, так как скачок является сильным возмущением. Вычисление этого угла будет рассмотрено в 10. 5. [c.158]

Итак, фронт очень слабого косого скачка уплотнения располагается по отношению к набегающему потоку под углом о о. который определяется равенством (46). Сильные возмущения, как было показано выше, распространяются со сверхзвуковой скоростью, в связи с чем фронт сильного скачка образует с набегающим потоком больший угол, чем характеристика а > ао. [c.133]

Графически эти зависимости для фиксированного значения Mt представлены на рис 4.24. Значения р/ри расположенные выше p/pi — 1, представляют так называемую ударную поляру для косого скачка уплотнения. Как известно, при данном значении угла поворота 0 существует два решения для р1р, соответству-юш ие слабому и сильному скачкам уплотнения. При решении газодинамических задач обычно выбирается меньшее значение р р, отвечающее слабому скачку. Значения р р, расположенные ниже р р = 1, получены для течения Прандтля — [c.179]

Применяя диффузоры специальной формы, можно осуществлять ступенчатое торможение сверхзвукового потока посредством различных систем косых скачков уплотнения. Так как за обычным плоским косым скачком скорость остается сверхзвуковой, то для полного торможения потока нужно за последним косым скачком поместить прямой скачок или особый участок криволинейной ударной волны, элементами которой являются сильные косые скачки, переводящие поток в дозвуковой. [c.464]

На рис. 3.12 сильные косые скачки отвечают верхним ветвям кривых а = /( ), лежащим выше максимумов, причем фронт сильного косого скачка располагается по отношению к набегающему потоку под углом не менее 60°. Только при атом условии (а >60°) можно получить за фронтом косого скачка дозвуковую скорость потока (Mi < 1). [c.465]

Описанные выше сверхзвуковые диффузоры, в которых основная система скачков уплотнения расположена перед входным отверстием (перед обечайкой), относят к категории диффузоров с внешним сжатием (несмотря на наличие дополнительного сжатия во внутреннем канале). Если в таком диффузоре все скачки пересекаются на кромке А обечайки (рис. 8.40), то, как уже отмечалось, система скачков не нарушает внешнего обтекания обечайки. Однако внутренняя стенка обечайки должна быть ориентирована по направлению потока в замыкающем прямом скачке, которое тем сильнее отклонено от направления набегающего невозмущенного потока, чем больше косых скачков имеется на центральном теле диффузора. [c.471]

Отсутствие интерференции между решеткой и потоком со сверхзвуковой осевой составляющей скорости и главным образом возможность склеивания сверхзвуковых течений по линиям слабых и сильных разрывов послужили основой для разработки различных способов решения обратной задачи — построения сверхзвуковой решетки, поворачивающей поток на заданный угол. Один из методов построения таких решеток, указанный С. И. Гинзбургом в 1950 г., основан на использовании в общем случае системы косых скачков на входе и последующих течений Прандтля — Майера 2). Примеры такого типа решеток представлены на рис. 10.57. Они носят лишь учебный характер. [c.78]

Отсюда ясно, что при увеличении числа Маха полета потери растут очень сильно. Для того чтобы избежать таких больших потерь, диффузор делают с передним острым краем и центральным коническим телом, перед которым возникают косые скачки уплотнения (см. схемы на рис. 47). [c.97]

Действительная скорость потока на выходе из камеры смешения Сп1 может очень сильно отличаться от из-за следующих явлений, приводящих к изменению кинетической энергии фаз. При встрече струй на срезе парового сопла в сверхзвуковом потоке пара при определенных условиях возникает система волн сжатия или даже косой скачок уплотнения, скорость потока пара за которым зависит от угла скачка Pi, [c.141]

Сильное решение для косого скачка конденсации имеет ограничение по максимальному значению комплекса Mi sin р . Это ограничение заключается в том, что при некоторых условиях увеличение давления в сильном скачке конденсации может быть столь значительным, что конечное состояние будет соответствовать сухому насыщенному пару ( 2=1). При этом соотношения для косого скачка конденсации совпадают с формулами для обычного адиабатического скачка. Максимальное значение числа Маха, при котором еще реализуется сильное решение, может быть определено следующим путем. При I из уравнения энергии и уравнения импульсов нетрудно получить [c.164]

Определение числа Mi, при котором реализуется сильный скачок конденсации, производится следующим образом. Для заданных параметров pi. Г, и р , принимая ряд значений Mi по формулам косого адиабатического скачка уплотнения, определим значение р2. Из таблиц водяного пара по значениям р2 находим i , и т. д. Графически строим правую и левую части уравнения (6-28) в зависимости от числа М]. Точка пересечения этих двух кривых даст максимальное значение Мь при котором для данных условий ри Рк) еще реализуется сильный скачок конденсации. [c.164]

Наиболее сильное влияние изменения углов атаки а на данные сверхзвуковых входных устройств наблюдается у осесимметричных воздухозаборников. Нарушение симметрии потока при косом обдуве приводит к различию в картине их сверхзвукового обтекания на наветренной и подветренной сторонах (рис. 9.23, а). В верхней (подветренной) части углы наклона косых скачков по [c.284]

Припоминая, что рассматриваемое отношение давлений служит мерой интенсивности (мощности) скачка, будем называть косые скачки, определяемые верхней областью диаграммы (рис. 103) по значениям я/2 > Р > Р заданным пунктирными кривыми, сильными, а скачки, соответствующие диапазону углов а < Р < Рт, рассчитываемые по нижним сплошным кривым,— [c.237]

В непосредственной близости к точке А отсоединенный скачок АС ведет себя как прямой, а при удалении от точки Л, сначала как сильный косой скачок, а затем с уменьшением местного угла р постепенно ослабевает , и переходит в прямолинейный косой скачок. При этом вниз по потоку за отсоединенным скачком имеет место как до-, так и сверхзвуковое течение газа. За участком АВ скачка образуется дозвуковая зона течения газа, за участком. ВС — сверхзвуковая зона. Эти две характерные зоны потока за скачком разделяются линией BD, вдоль которой скорость газа равна местной скорости звука. Течение за отсоединенной криволинейной волной является смешанным , трансзвуковым. Аналитические методы исследования таких потоков представляют до сих пор большие математические трудности, преодолеваемые только при помощи электронных вычислительных машин ). [c.239]

В заключение приведем еще график (рис. 149), позволяющий судить о том, насколько теоретический расчет угла полураствора р конического скачка (угол полураствора конуса 00 — 30°) правильно предсказывает действительные его значения при различных числах Маха к сожалению, диапазон экспериментальных чисел Маха на графике невелик. Как видно из графика, левая ветвь кривой, соответствующей слабому коническому скачку, отклоняется вверх и вправо, чтобы образовать еще ветвь, отвечающую сильному, отсоединенному скачку. Такая же двузначность, естественно, будет иметь место и в распределении коэффициента давления по поверхности конуса. Пояснение возможности возникновения слабого или сильного конического скачка сохраняется таким же, как и в случае плоского косого скачка. [c.346]

Очевидно, что с уменьшением угла Р потери в скачке снижаются, а в случае прямого скачка они оказываются максимальными. При этом потери сильно увеличиваются с увеличением безразмерной скорости перед скачком, поэтому в аэродинамике больших скоростей при появлении интенсивных плоских скачков стараются обеспечить торможение с помощью одного или нескольких косых скачков, обладающих меньшими потерями. Исходя из этих соображений, В. П. Куркин [31] предложил газоструйный излучатель, в котором плоский скачок уплотнения заменен косым. Для преобразования плоского скачка в косой в осесимметричном потоке обычно используется конус с углом 20 при вершине, поэтому излучатель с косым скачком уплотнения по своей конструкции отличается от обычного свистка Гартмана лишь введением струи конического препятствия по оси (рис. 39). [c.57]

При обтекании двумерных пластин неустановившееся течение возникает нри К = 1,5 и 2,0 [46], когда толщина тела достигает максимально возможного значения для образования отрыва клиновидного типа [49]. Поэтому можно заключить, что пульсирующее течение возникает только при таких значениях К, при которых возможны клиновидные или конусообразные области течения с присоединенным скачком уплотнения (слабым или сильным), и что геометрическая форма тупого тела не оказывает влияния на пульсирующее течение. При М = 1,96 максимальное значение полуугла клина с присоединенным скачком уплотнения составляет 22,3° [46]. Механизм пульсирующего течения можно объяснить с помощью баланса массы. Течение становится неустановившимся, когда отношение давлений при переходе через косой скачок уплотнения таково, что масса жидкости, возвращающаяся в зону отрыва вблизи точки присоединения, ве сбалансирована с массой жидкости, отсасываемой из этой области [56]. [c.224]

Косой скачек может возникнуть только в сверхзвуковом потоке, для которого число Маха >1 и, следовательно У > а,. Опыт показывает, что существует точка Q - точка слабого семейства. Точка Р соответствует сильному семейству. [c.417]

Из уравнения ударной поляры получаются два угла косого скачка, сильного и слабого. На практике всегда реализуется слабый скачок. Однако, если каким-либо способом задать повышенное давление в области вниз по потоку, может реализоваться сильный скачок. [c.160]

Такие сильные скачки уплотнения обсуждаются в гл. 13. В этой главе мы рассмотрим только скачки, которые в обычной теории можно аппроксимировать математическими разрывами. В первых трех параграфах этой главы рассматриваются только прямые скачки уплотнения, т. е. скачки, поверхность разрыва которых везде перпендикулярна к направлению движения газа. Косые скачки исследуются в 2.4. [c.23]

Выполнение диффузора по схеме а является невыгодным, так как давление Рпр.ск. сильно уменьшается. Применение же третьего варианта в является выгодным, так как здесь прямой скачок стоит на третьей ступени скачков (меньший перепад скоростей). Косые же скачки дают меньшие потери. Поэтому наличие косых скачков резко снижает потери в диффузоре. [c.266]

Если за косым скачком скорость все еще остается сверхзвуковой, то на поверхности иглы делается в соответствующем месте излом В и появляется второй косой скачок ВА, в котором происходит дальнейшее торможение потока. Система скачков обычно заканчивается слабым прямым скачком АС, отходящим от входной кромки. Так как поток предварительно заторможен в системе косых скачков, то потеря давления в скачке АС оказывается незначительной. При правильно рассчитанном сверхзвуковом диффузоре с иглой суммарные потери в системе из одного, двух, трех косых скачков и слабого прямого скачка АС оказываются меньшими, чем в одном сильном прямом скачке, возникающем перед диффузором без иглы. [c.205]

АI ла, как сильный косой скачок, а затем с [c.310]

Ясно, что так же, как и в случае обтекания клина плоскопараллельным потоком, эта задача принадлежит к классу конически автомодельных (см. 13) и должна решаться с сильным разрывом — косым скачком уплотнения. Однако есть существенное отличие, так как здесь течение между поверхностя.ми скачка и конуса не может быть постоянным (постоянные осесимметричные течения возможны только в направлении оси х, см. 22). Поэтому [c.285]

На кривых рис. 3.12 видно также, что одному и тому н е от-клопению потока отвечают два положения фронта скачка. Косой скачок с большим углом наклона (верхнее значение на кривой а (со)) называют сильным скачком, косой скачок с меньшим углом наклона — слабым скачком. Опыты показывают, что из двух возможных положений плоского косого скачка более устойчивым является то, при котором угол между направлением потока и фронтом скачка меньше. Таким образом, на рис. 3.12 более важны нижние ветви кривых, лежащие под точками максимумов. Нижнее пересечение каждой из кривых а = /((о) с осью ординат соответствует перерождению скачка в слабую волну, а получающийся при этом угол ао представляет собой угол слабых возмущений. [c.134]

При горизонтальном расположении клина (см. рис. 9.9, d) изменение угла атаки ведет к изменению углов наклона косых скачков. Переход на небольшие положительные углы атаки в этом случае может даже улучшать характеристики воздухозаборника. Это объясняется тем, что вызываемое этим увеличение наклона косых скачков (рис. 9.23,6) приводит к возрастанию коэффициента расхода ф, а также к снижению числа М перед головной волной и потерь в ней, что дает увеличение коэффициента Овх. Коэффициент расхода при этом может стать даже большим единицы из-за увеличения Нн. Но при более значительном возрастании углов атаки чрезмерное увеличение пропускной способности косых скачков вызывает переполнение воздухозаборника воздухом и снижение запаса его устойчивости, а сильное повышение интенсивности косых скачков приводит уже к увеличению потерь в них и к снижению СТвхтах- [c.285]

В поворотных системах весь двигатель, сопло или выхлопные патрубки турбины установлены в подшипниках и могут поворачиваться в пределах какого-то угла с изменением направления вектора тяги. Это наиболее распространенный способ управления (маршевые двигатели Н-1 и F-1 ракет-носителей семейства Сатурн , маршевый двигатель ВКС Спейс Шаттл SSME, RL-10, ЖРД с центральным телом), так как характеризуется минимальными потерями удельного импульса. Газовые рули и дефлекторы изменяют направление движения газового потока на выходе из сопла. Они доказали свою высокую надежность, но подвержены сильной эрозии и их применение приводит к потерям осевой тяги. Вторичньш впрыск рабочего тела (газа или жидкости) через стенку расширяющейся части сопла в основной поток продуктов сгорания приводит к возникновению косых скачков уплотнения, вызывающих изменение направления истечения части газа. Вспомогательные управляющие сопла постепенно эволюционировали к ЖРД малой тяги, которые также используются для управления космическим аппаратом и регулирования скорости полета при выключенном маршевом двигателе. Маленькие верньерные ЖРД применялись на ракетах Тор и Атлас . Они же используются в системе реактивного управления ВКС Спейс Шаттл . [c.201]

Из диаграммы следует, что при 0, близких к 0тах и любых М1 оба значения р могут соответствовать переходу от сверхзвуковой скорости к дозвуковой скорости, т. е. в этой области значений 0 как сильный, так и слабый косые скачки ведут себя как прямые, переводя сверхзвуковой поток в дозвуковой. Следует, однако, заметить, что в этом случае направление сильного скачка отличается от направления слабого скачка менее чем на 10°, так что и разница в интенсивности скачков становится мало заметной. [c.238]

Под углом фсл, который называют углом слабых возмущеиий или углом Маха, должны располагаться волны, имеющие скорость распространения, равную скорости звука. Фактически же ударные волны всегда сильнее звуковых и углы ф получаются больше фсл-Итак, фронт косого скачка сохраняет постоянное положение относительно летящего тела. Но если рассматривать какой-либо участок скачка (например, аб на рис. 1.08), то он, двигаясь с мень" шей скоростью, чем тело, и под углом к направлению перемещения тела, непрерывно удаляется от тела назад и в сторону. Ввиду этого фронт косого скачка с течением времени неограниченно удлиняется и действие ударной волны, создаваемой, например, самолетом, летящим быстрее звука, может ощущаться на удалении в несколько километров в виде так называемых хлопков — звуков взрыва, сотрясений оконных стекол, перекрытий и т. п. Чем ниже летит сверхзвуковой самолет, тем ощутимее эти явления на земле, во-первых, из-за того, что самолет, летя в более плотной среде, создает. более значительные скачки давления и плотности, а во-вторых, из-за меньшего удаления самолета от земли. [c.22]

Если носовая часть тела сильно заострена, то при достаточно большой скорости потока образуются присоединенные косые головные скачки уплотнения (рис. 1.08). Набегая на клиновидное тело (рис. 1.16), поток за головным скачком, отклоняясь, направляется вдоль noBepxHO Teii тела. При этом, как показывают расчеты, угол <р получается больше угла Маха Фсл примерно на величину угла наклона поверхности 8, т. е. З — фсл- [c.29]

Нри изучении области взаимодействия пограничного слоя с внешним потоком использовались в основном оптические методы. На теневых фотографиях видно, что отражение слабых косых скачков от стенки с турбулентным пограничным слоем происходит в соответствии с теорией невязкого газа. Отражение сильного скачка вызывает появление большого продольного перепада давления и сопровождается отрывом пограничного слоя. Отклонение струйки газа внутрь потока вызывает появление егце одного косого скачка, отходягцего от [c.148]

Скачок уплотнения при ламинарном пограничном слое очень сильно отличается от скачка уплотненйя при турбулентном пограничном слое (рис. 13.19). В случае ламинарного течения незадолго до возникновения фронта скачка, в основном перпендикулярного к стенке, несколько впереди по течению образуется раздвоенный, так называемый Я-образный скачок уплотнения (рис. 13.19, а). При турбулентном пограничном слое прямой перпендикулярный к стенке скачок уплотнения в общем случае не раздваивается (рис. 13.19, б). Косой скачок уплотнения, попадающий в ламинарный пограничный слой извне, отражается от пограничного слоя в виде сильно расходящегося пучка волн разрежения (рис. 13.28, а). В случае же турбулентного п()граничного слоя отражение косого скачка происходит обычно в виде нерас-ходящейся волны разрежения (рис. 13.28, б). [c.340]

На рис. 13.23 изображены результаты некоторых измерений, выполненных С. М. Богдоновым и К. Э. Кеплером [ ] над отражением косого скачка уплотнения от плоской стенки при турбулентном пограничном слое и при числе Маха внешнего течения, равном Маоо = 3. На рис. 13.23, а показано отражение слабого скачка уплотнения, а на рис. 13.23, б — отражение сильного скачка уплотнения. При слабом скачке, вызванном углом отклонения >0 = 7°, отраженный скачок имеет такой же вид, как в невязком течении, я отрыва пограничного слоя не возникает. [c.342]

Применяя диффузоры специальной формы, можно осуществлять ступенчатое торможение сверхзвукового потока посредством различных систем косых скачков уплотнения. Так как за обычным плоским косым скачком скорость остаётся сверхзвуковой, то для полного торможения потока нужно за последним косым скачком поместить прямо1[ скачок или особый ( сильны ) косой скачок, которые дают переход к дозвуковой скорости течения. На фиг. 36 сильные косые скачки отвечают верхним ветвям кривых а = /((о), лежащим выше максимумов, причём фронт си.тьного косого скачка располагается по отпошеншс к набегающему потоку под углом не менее 60°. Только при этом условии (а > СО") можно получить за фронтом косого скачка дозвуковую скорость потока (М, < ) [c.300]

Как это следует из первой формулы системы (81), большему р отвечает и большее значение оФношения Р2/Р1 давлений за скачком и перед скачком, а меньшему р — соответственно меньшее отношение этих давлешж. Припоминая, что рассматриваемое отношение давлении служит мерой интенсивности (мощности) скачка, будем называть косые скачки, опре деляемые верхней областью диаграммы (рис. 104) по значениям л12 > р> ( ) заданным пунктирными кривыми, сильными, а скачки, соответствующие диапазону углов а < р < р, , рассчитываемые но нижним сплошным кривым, — слабыми. Фронт сильного скачка служит поверхностью (в плоском движении — линией) сильного изменения кинематических, динамических и термодинамических характеристик потока газа, фронт слабого скачка — поверхностью (линией) слабого изменения этих величин. Оба т 1па изменений наблюдаьэтся, например, в отошедших волнах (рис. 105, стр. 310). [c.308]

Наличие в головной отсоединенной волне участков сильных волн (включая центральный участок, близкий к прямому скачку) естественно вызывает мысль о необходимости создания такого волнолома , который разрушал бы отошедшую волну н заменял ее системой косых скачков, сопровождаюшихся, как мы уже знаем, меньшими потерями механической энергии. [c.311]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...