Струя сверхзвуковое ядро

С удалением от сонла граница между потоками размывается, сверхзвуковое ядро эжектирующей струи суживается, происходит постепенное выравнивание параметров газа по сечению сме сительной камеры. На фиг. 147 и 148 приведены фотографии тече- ния в начальном участке камеры на различных режимах, полученные при помощи оптического прибора. [c.309]

При М < 1 - режим истечения высоконапорной среды дозвуковой, т.е. скорость течения среды меньше скорости распространения в ней звука при М = 1 режим истечения звуковой и при М > 1 - сверхзвуковой. Скорость среды в потенциальном ядре струи при М < 1 выражается формулой [31-33] [c.104]

Начальный угол отклонения 1 раницы струи у среза сопла, где из-за наличия ядра невозмущенного потока указанные соображения неприемлемы, определяется аналогично углу поворота сверхзвукового потока, обтекающего тупой угол (см. 4, гл. IV), по формуле [c.424]

Поток в струе может быть разделен на две области зона смешения и ядро струи. На рис. 1 изображена типичная интерферограмма двухмерной сверхзвуковой струи при полном расширении. На этом рисунке [c.72]

Косые скачки СВ и DBi отражаются от свободной границы в форме волн разрежения, которые ускоряют ядро струи. В результате скорость внутреннего потока становится сверхзвуковой. Рассматриваемое явление подробно рассмотрено в гл. 5. [c.235]

Поскольку принципиальных отличий в расчете скорости частиц на упомянутом участке и в сверхзвуковом сопле нет, можно применять методику расчета скорости частиц, описанную выше. Основной задачей в этом случае является восстановление параметров газа в струе и сжатом слое и величины отхода скачка от поверхности преграды. Специально проведенные исследования дистанции отхода скачка от поверхности преграды позволили воспользоваться значением толщины сжатого слоя, найденным из большого числа экспериментов (см. разд. 2.1.3). Кроме того, ранее выполненные измерения длины ядра сверхзвуковой струи и исследование зарождения автоколебательного натекания (см. разд. 2.1.3) дают возможность предполагать, что при правильном выборе дистанции напыления изменением параметров газа от среза сопла до ударной волны можно пренебречь, а величину отхода ударной волны от поверхности считать величиной постоянной. Значение числа Маха в сжатом слое от ударной волны до поверхности рассчитывалось на основании формулы кубической аппроксимации, полученной из граничных условий [c.104]

Внутри язычка скорости дозвуковые. Характер деформации линии перехода свидетельствует о том, что сверхзвуковые скорости достигаются вначале во внешней части струи (на границе и вблизи нее), а затем в ядре, что полностью соответствует распределению скоростей в поперечном сечении струи. Граница струи расширяется. Деформация язычка при изменении будет происходить до тех пор, пока линии слабых возмущений (характеристики), отходящие от границ АВ и ВВ , будут попадать на линию перехода АМВ. Углы характеристик с уменьшением уменьшаются (рис. 6-12,в). [c.333]

Эти особенности поля осесимметричной сверхзвуковой затопленной струи позволяют заключить, что между внешней средой и струей. происходит непрерывный обмен частицами. Поперечные перемещения частиц из -пограничного слоя в ядро и из ядра в пограничный слой осуществляются с интенсивностью, переменной вдоль оси. [c.423]

Различают режимы газовых струй в жидкости пузырьковый (при минимальных скоростях истечения), переходный и струйный. Последний режим наступает при околозвуковых и сверхзвуковых скоростях истечения струй. При боковой и донной продувке в начале истечения имеет место чисто газовый участок струи и далее (после потери кинетической энергии) происходит всплывание газожидкостного потока в ванне. Протяженность газового участка с незначительным количеством жидкости ( 1 %) составляет, по данным [63] при холодном моделировании < 15 ёд, чисто газовое ядро <5 с/д (исследования с соплом с1д = 4 мм). [c.84]

С удалением от сопла граница между потоками размывается, сверхзвуковое ядро эжектируюш ей струи уменьшается, происходит постепенное выравнивание параметров газа по сечению камеры. [c.500]

В результате взаимодействия с внешним сверхзвуко вым течением дозвуковое ядро потока ускоряется, а сечение его уменьшается до минимального ЕЕх, в котором достигается звуковая скорость (М=1). За сечением ЕЕх скорости во всех точках струи сверхзвуковые По мере дальнейшего увеличения перепада давлений система скачков постепенно перестраивается (рис. 6-5,6). Увеличивается протяженность прямого скачка, изменяется форма криволинейного скачка, ограничивающего перерасширенное [c.323]

Краткое содержание. Оптическими методами проведено исследование двухмерных сверхзвуковых струй воздуха. С помощью интерферометра измерялось при различных числах Маха распределение плотностей на границе струи при полном расширении, а также в условиях перерасши-рения и недорасширения. Распределение плотностей представляется в виде функций ошибок. Для случаев полного расширения и недорасширения взаимодействие между пограничным слоем и ядром струи не имеет места. Расширение области струйного перемешивания при увеличении числа Маха уменьшается. Для случая перерасширения наблюдалось взаимодействие между пограничным слоем и скачком. Возникающий в этом случае скачок уплотнения был криволинейным, а поле потока за скачком — неоднородным. [c.72]

При дальнейшем понижении противодавления (еа<е ) струя становится сверхзвуковой. Переход через скорость звука совершается на линии звуковых скоростей AB DLH, которая идет от кромок отверстия и вдается в струю в виде язычка (рис. 8.5,в). Линия звуковых скоростей (поверхность перехода) по мере уменьшения еа деформируется и нриблилоется к выходному сечению отверстия. Деформация линии Mi=l объясняется перестройкой поля скоростей в выходном сечении и в последующих сечениях, связанной с отклонением от стенки и изменением кривизны граничных линий тока. Сверхзвуковые скорости достигаются вначале во внешней части струи (вблизи границы), а затем в ядре, что соответствует распределению скоростей в поперечном сечении струи. [c.213]

На рис. 6.5,1 показана схема продольных вихрей в поперечном сечении, соответствующая первой моде гертлеровской неустойчивости, что отвечает одному слою вихрей, располагающихся в слое сдвига струи. Согласно работе [31], поперечное сечение продольных вихрей может существенно отличаться от круговой формы, но этот вопрос пока не обсуждается и рассматривается простейший случай. Заштрихованная область соответствует ядру потока (в случае сверхзвуковой недорасширенной струи сжатому слою струи, располагающемуся между висячим скачком уплотнения и внутренней границей слоя смешения струи). Область слоя смешения занимают противоположно вращающиеся вихри, что ведет к выносу высоконапорного газа из внутренней части струи при значении азимутального угла Последнее регистрируется приемником полного давления как максимум давления при г = гх в зависимости (см. рис. 6.5, I). Втягивание внутрь слоя [c.168]

Эпюры скоростей (рис. 5-9) позволяют заключить, что толпдина дозвукового пристеночного слоя на выходном участке уменьшается в направлении потока. Можно пред-полагать, что такая структура потока объясняется взаимодействием вытекаюп ей струи с внешней средой. Благодаря интенсивному отсосу пристеночного слоя во внешнюю среду происходит его утонение на выходном участке (рис. 5-9). При этом в ядре потока создаются условия, необходимые для перехода к сверхзвуковым скоростям [c.223]

За прямым скачком СВ давление значительно более. высокое, чем за скачками СВ и ВВ, Следовательно, в струе создается сложное распределение давлений по сечению выравнивание давлений приводит к резкому уменьшению р в ядре струи, т. е. к ускорению ядра, что сопровождается уменьшением его сечения. Линии раздела СЕ и ВР образуют суживающийся участок ядра, вдоль которого скорости растут и в сечении ЕР достигают звуковых значений. Кроме того, внутренний поток дозвуковых скоростей непосредственно за скачком СВ. ускоряется внешним сверхзвуковым потоком. Косые скачки СВ и ВВ отражаются от свободной границы в форме волн разрежения, которые также ускоряют ядро струи. В результате скорость внутреннего пото-ка становится сверхзвуковой. Интенсивность изменения давления в прямом скачке СВ и за ним по данным А. А. Гухмана и А. Ф. Гандельсмана для двух режимов иллюстрируется кривыми на рис. 6-21. Опыты подтверждают, что на весьма коротком участке за скачком поток достигает расчетного давления р и соответственно сверхзв/ковой скорости. [c.353]

Если угол раствора сопла невелик, то в расчетном режиме отсутствуют внутренний прямой окачок п дозвуковое ядро. При повышенном противодавлении среды система скачков вновь перестраивается два конических скачка соединяются прямым окачком, и внутренняя часть струи становится дозвуковой. Повышение проти- давления приводит к расширению дозвуковой области и соответственно к сужению внешнего сверхзвукового течения (рис. 6-28,г). В этой группе режимов осесимметричная струя также имеет ряд особенностей. Криво- [c.369]

Дозвуковое ядро струи обнаруживается при всех режимах, отличных от расчетного. Однако, как и во всех разобранных ВЫше случаях, протяженность дозвукового ядра невелика. Внешняя сверхзвуковая часть струи ускоряет внутреннюю часть так, что уже на небольшом расстоянии за скачком ВВ (рис. 6-28,а и г) поток на оси достигает сверхзвуковых скоростей. На оси образуется как бы сопло Лаваля, границами которого служат линии раздела BQ и BxQx. [c.370]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...