Маховский скачок

Маховский скачок 374 Машинного времени выигрыш 269— 270 [c.605]

В том случае, если угол поворота во втором скачке становится больше максимального, правильное отражение невозможно. Падающий скачок разветвляется на некотором расстоянии от стенки и возникает так называемое маховское отражение (рис. 5.22). В точке В встречаются три скачка два косых и прямой. Поток, прошедший косые скачки АВ и ВО, по пунктирной линии ВЕ соприкасается с потоком, прошедшим прямой скачок ВС. Давления в обоих потоках вдоль линии соприкосновения ВЕ должны быть одинаковы. Следовательно, степень повышения давления в двух косых скачках равна степени повышения давления в прямом скачке. При фиксированной степени повышения давления сжатие газа в двух скачках сопровождается меньшими потерями, чем сжатие в одном, так как чем больше скачков, тем ближе они к волне сжатия, в которой происходит изоэнтропийный процесс. При одинаковом статическом давлении скорость потока над линией ВЕ будет выше, чем под ней. Линия ВЕ называется линией тангенциального разрыва поля скоростей, т. е. является вихревой линией. [c.120]

Построение скачков при пересечении основано на тех соображениях, что и при отражении. В частности, если рассматривается течение в симметричных каналах, то центральную линию тока можно заменить стенкой и решать задачу отражения. Другими словами, зеркальное отражение течений на рис. 5.21, 5.22 относительно нижних стенок даст картину течения в симметричных каналах. Следовательно, при течении в каналах возможно как правильное пересечение, так н маховская конфигурация скачков. [c.120]

Взаимодействие ударных поляр в плоскостях, нормальных коническим лучам, проходящим через тройные точки маховской конфигурации ударных волн, полученные в численном решении, при а > 15° качественно изображено на рис. 4. Анализ показал, что величины давления за внутренним скачком (точка К1) и за головным скачком на оси симметрии (точка К2) практически совпадают соответственно с максимальными значениями давления на внешней и основной полярах. Следовательно, в подобных случаях по расчету взаимодействия удар- [c.656]

Упомянутое выше ослабление внутренних скачков уплотнения в маховской конфигурации ударных волн при 7 7 и одновремен- [c.674]

Введение. Проблема нерегулярного (маховского) отражения слабых ударных волн, известная как парадокс Неймана, характеризуется тем, что классическая трехударная теория не позволяет адекватно описать структуру течения вблизи тройной точки. Впервые противоречия с классической трехударной схемой Неймана были выявлены в экспериментах [1] по дифракции скачка на клине. Эти и последующие эксперименты [2-7] показали, что для слабых падающих скачков с числами Маха Mi <1.5 решения по трехударной теории либо плохо согласуются с результатами эксперимента, либо не существуют. [c.235]

При = 35° (рис. 3) угол между отраженным скачком и тангенциальным разрывом составляет 83°, что близко к экспериментальному [3]. Авторы работы [3] относят этот случай к простому маховско-му отражению (8МК), объясняя расхождение с трехударной теорией эффектами вязкости. Однако по изолиниям на рис. 3 видно, что особенность тройной точки, как точки с очень большими градиентами параметров, имеет место и в данном случае. [c.242]

Рис. 12.10. Отражение косого скачка от твердой поверхности а—правильное отражение б—маховское отражение

Обсуждается положение точки Ферри на наветренной стороне У-образного крыла при его симметричном обтекании сверхзвуковым потоком газа. Установлено, что в зависимости от режима обтекания точка Ферри может располагаться как в точке излома поперечного контура У-образного крыла, так и всплывать от поверхности крыла к головной ударной волне в плоскости симметрии течения. Показано, что перестройка структуры конического течения обусловлена при наличии маховской конфигурации ударных волн меныпими потерями полного давления на сфере для линий тока, прогнедгних систему косой-прямой скачки уплотнения в окрестности стенки У-образного крыла, чем для линий тока, прогнедгних мостообразный скачок. [c.654]

Рис. 2. 1, 2 — распределение коэффициента давления Ср в плоскости симметрии течения при угле атаки У-образного крыла а = 32° 3 — давление на эквивалентном клине 4 — распределение энтропийной функции в плоскости симметрии течения К2 — давление за мостообразным скачком уплотнения маховской конфигурации ударных волн в плоскости симметрии течения г] = tg p ср — угол, отсчитываемый от ребра крыла в плоскости симметрии [c.656]

Наличие таких режимов обтекания У-образных крыльев свидетельствует о том, что в коническом течении на сфере имеет место аналогия с плоскими сверхзвуковыми течениями газа [8], в которых потери полного давления в прямом скачке превыгпают потери полного давления в системе косой-прямой скачки. Заметим, что в расчетах всплывание точки Ферри наблюдается тогда, когда числа Маха не-возмугценного потока, нормального к коническому лучу, проходягце-му через тройную точку Т маховской конфигурации ударных волн, Мп 1.5. Именно при таких числах М аха согласно данным [8] коэффициент восстановления полного давления в системе косой-прямой скачки превыгпает коэффициент восстановления полного давления в прямом скачке. [c.657]

Протяженность области сверхзвуковых скоростей в случаях, рассмотренных выше, ограничена концом первой бочки , где в результате маховского отражения висячего скачка от оси симметрии образуется интенсивная (почти прямая) ударная волна ( диск Маха ), занимающая значительную часть сечения струи. С уменьшением ро/ре размер диска Маха , а одновременно - и области дозвуковых скоростей за ним быстро сокращается. Поэтому для параметров, осред-ненных по элементарным отрезкам у оси симметрии, которые могут пересекать дозвуковые зоны, выполняется неравенство (1.1), т.е. поток в этом смысле остается сверхзвуковым. Данное обстоятельство делает возможным применение развитого метода для расчета слабо недорасширенных струй без ограничения по х. Именно такому случаю отвечают рис. 9 и 10, соответствующие ро/Ре = 2.0. [c.153]

Заключение. Результаты численного моделирования в рамках уравнений Эйлера позволяют сделать выводы, которые существенно дополняют, а в ряде положений изменяют современное представление о маховском отражении слабых скачков в условиях прадокса Неймана. [c.246]

Отражения слабых скачков в условиях применимости 4 -тео-рии, устраняющей в этих условиях теоретический аспект парадокса Неймана, подразделяются на два вида слабые неймановские (WN) со сверхзвуковым потоком за стеблем Маха (М3 > 1) и сильные неймановские (8N) с Мз < 1. Нри стремлении к нулю WN-oтpaжeниe непрерывно переходит в акустическое отражение. Характерная черта 8N-oтpaжeний - наличие в тройной точке особенности, в которой имеют место минимум давления и бесконечные градиенты параметров. Размеры области больших градиентов, примыкающей к тройной точке, малы по сравнению с характерным размером задачи. Аналогичным свойством обладают отражения, попадающие в диапазон параметров, для которых согласно 38-теории угол (р2 > 90°, но поток за отраженным скачком дозвуковой (М3 < 1). Следуя [4], будем именовать их как слабое маховское отражение ( МК). Границу между МК и простым маховским отражением без особенностей (8МК) еще предстоит определить. Особенность с бесконечными градиентами параметров потока может иметь место и при (р2 < 90°. [c.247]

Однако может случиться, что Х1 > Хтах(М2), т.е. угол обратного поворота потока в отраженном скачке превышает максимальный угол поворота, так как М2 < М1, а Хтах уменьшается с уменьшением М. В этом случае поворот на угол Х1 невозможен, и картина регулярного отражения разрушается, превращаясь в конфигурацию ударных волн с тройной точкой. От тройной точки отходит поверхность тангенциального разрыва, так как сжатие газа в двух косых скачках в общем случае неэквивалентно сжатию в одном скачке. Такая конфигурация отражения называется маховским отраоюением ударных волн. Этот случай показан на рис. 21.2, а. Иногда говорят, что в этом [c.159]

Маховское отражение (рис. 12.10,6). При некоторых сочетаниях со и Mhiугол отклонения потока созтах меньше со, потребного для придания потоку направления, параллельного стенке. В этом случае правильное отражение скачка оказывается невозможным и возникает маховское отражение с У-образным скачком с тройной точкой Б. Точка отражения косого скачка Б отходит от стенки и между ней и стенкой возникает сильный скачок БГ, близкий к прямому. Поэтому поток, текущий около стенки, не изменяет направления и за скачком становится дозвуковым (МбС <С1). На косом скачке БД поток Мз поворачивает на угол (Озтах = = (0—Дсо и течет с М4>Мз под углом Лео к стенке. Величина Лео легко определяется в диаграмме асо. На линии тока БЕ имеет место тангенциальный разрыв скорости, который в случае реальной жидкости превращается в струйный турбулентный пограничный слой. Статические давления в потоках одинаковы p4=Ps, а полное— больше за системой скачков p4 >ps. Параллельное стенке направление поток получает в криволинейных линиях тока, подобных ЕЕ, [c.232]

Из-за отклонения границы струи на больший угол б и ее искривления, характеристики сжатия (отраженные от границы струи) образуют сходящийся узкий пучок, направленный к оси. Висячий скачок уплотнения 1 есть результат сложения характеристик сжатия. Возникновение висячего скачка уплотнения в осесимметричной струе объясняется сверхзвуковым радиальным растеканием сильно перерасширенного газа из центральных областей в периферийные, где давление равно давлению окружающей среды. Этот скачок является поверхностью вращения, при приближении к соплу ослабевает и не доходит до кромок сопла, поэтому и называется висячим. В осесимметричном течении криволинейный висячий скачок не может правильно, регулярно отразиться от оси, поэтому возникает как бы маховское отражение от оси в виде прямого скачка й—4и который называется диском Маха и за которым течение становится дозвуковым. От диска Маха й—отходит кольцевой скачок й—е, который отражается от границы струи (точки е) в виде волн разрежения. В сечении е—е заканчивается первая бочка и начинается подобная ей вторая, за ней третья и т. д. Для того, чтобы в сечении е—е возникла вторая бочка, необходимы недорасширен-кый сверхзвуковой поток в этом сечении (ре>р ) и We ae). Периферийный поток (линия л—Т) является сверхзвуковым — он пе- [c.251]

Прандтля — Майера (см. рис. 1.1, б). Внутри волны формируется висячий скачок уплотнения, который, как и падающий скачок уплотнения в перерасширенной струе, отражается от оси струи с образованием маховского диска и тройной конфигурации ударных волн [7]. Отраженный скачок уплотнения этой конфигурации вы- [c.17]

Вендроффа (Эмери [1968]) и дает меньшие всплески за скачком (см., например. Рубин и Бёрстейн [1967]). Лапидус [1967] применил эту схему в случае обшего преобразования координат, а Хафтон с соавторами [1966] —к геофизическим задачам с учетом кориолисова ускорения и с введением дополнительной искусственной диффузии, согласно закону Фика (см. разд. 3.1.2). Синха с соавторами [1970] рассчитал истечение недорасширен-ной струи, включая маховский дискообразный скачок. Хотя первый шаг в схеме содержит диффузионные ошибки аппроксимации, вся схема в целом их не содержит, по крайней мере для нестационарного случая. Что касается стационарного случая, то в схеме имеет место искусственная вязкость, зависящая от Ai (см. разд. 3.1.13). [c.374]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...