Маха отражение

Около оси струи 1на участке торможения криволинейный скачок переходит в прямой скачок уплотнения, получивший название диска Маха, за которым скорость течения становится дозвуковой. Периферийные линии тока образуют сверхзвуковое течение, которое, как следует из теоретических расчетов ) и экспериментов ), дважды пересекает криволинейный скачок 1 — l d и отраженный скачок d — п. Одна из линий тока 2—2) этой зоны течения изображена на рис. 7.31. Поверхность 1—1 (часть криволинейного скачка) представляет собой так называемый висячий скачок уплотнения, постепенно ослабляющийся с приближением к кромке сопла и полностью вырождающийся, немного не доходя до последней. [c.411]

Рис. 10.24. К взаимодействию волн расширения и косых скачков при обтекании ромбовидного профиля (а) и пластинки (б) 1 — волны Маха, 2 — отраженные волны Маха, 3 — присоединенная ударная волна, 4 — ударная

В результате взаимодействия отходящих от профиля волн Маха и косых скачков возникают отраженные волны, и хотя их [c.46]

При малой относительной протяженности клиновидного участка отраженные волны Маха пересекаются с поверхностью профиля у его задней кромки. По мере дальнейшего уменьшения I все большая поверхность профиля оказывается под воздействием отраженных волн Маха и при Г = 0, т. е. в случае чечевицеобразного профиля уже нет такого элемента поверхности, на который не приходила бы соответствуюш ая отраженная волна. [c.47]

Участки профиля, прилегающие к его передней кромке и находящиеся до точки пересечения двух скачков или скачка и пучка характеристик набегающего потока, расположены вне зоны возмущений от соседних профилей, и поэтому давление здесь такое же, как и на изолированном профиле. Распределение давления на остальной части профиля определяется взаимодействием косых скачков и волн Маха и их последовательным отражением от поверхности двух соседних профилей. Применение известного графоаналитического способа ) позволяет в общем случае больших возмущений построить распределение давлений по профилю и найти путем интегрирования величину и направление равнодействующей силы. [c.76]

II (III—IV) — прямолинейный и криволинейный участки профиля (скачка) V — линия Маха VI отраженная волна 1—8 — точки на профиле [c.191]

Таким образом, оценка переноса для тел произвольной конфигурации, обтекаемых свободно-молекулярным потоком, в первом приближении может производиться по формулам (6-78) и (6-83), из которых видно, что наиболее сильное влияние на теплообмен и сопротивление оказывают такие параметры, как числа Рейнольдса и Маха и коэффициенты отражения и аккомодации. [c.226]

Помимо перечисленных предложены и испытаны интегральные модуляторы, которые работают по принципу интерферометра Маха—Цендера и используют брэгговское отражение от гребенки напыленных электродов, подобных встречно-штыревым преобразователям, применяемым в акустоэлектронике, а также модуляторы, основанные на вызываемом электрическим полем полном внутреннем отражении. Расчетная ширина полосы модуляции у приборов последнего типа достигает 6 ГГц. [c.221]

В заключение оценим предельно возможное значение к. п. д. газоструйного излучателя Гартмана, считая что вся кинетическая энергия струи за скачком преобразуется в акустическую энергию. Из формулы (55) или графиков, представленных на рис. 40, б, видно, что для реально применяемых в излучателях числах Маха эта величина лежит в пределах 20—45 %, причем большие величины п соответствуют меньшим значениям Очевидно, что достичь такого теоретического значения к. п. д. на практике невозможно, так как в формуле (55) не учитывалось внутреннее трение в газе, трение газа о стенки резонатора и потери энергии при отражениях от дна резонатора и скачка уплотнения. [c.66]

Не так обстоит дело с кратными ударными волнами. В случае двойной, регулярно отраженной ударной волны (см. рис. 6, а) и тройной ударной волны, или F-волны Маха (см. [c.44]

Дальнейшее приближение, выходящее из рамок линейной теории, можно получить по меньшей мере для плоского и осесимметричного потока, если вместо линеаризированных воспользоваться точными уравнениями движения, пренебрегая отражением линий Маха от ударной волны. Этот метод применялся многими авторами для вычисления распределения давления на профиле. [c.57]

На рис. 12 полученные экспериментально значения температуры воздуха даны точками. Начальное давление воздуха в отсеке низкого давления 5 мм рт. ст. Погрешность измерения температуры составляет 1000 град. Непрерывной кривой дана зависимость температуры воздуха, нагретого отраженной ударной волной, от числа Маха падающей ударной волны. Эти данные взяты из работы [13]. в которой температура рассчитывалась на основе законов сохранения. Расчетные значения температуры в работе [13] приведены лишь [c.320]

Измерена температура воздуха, нагретого отраженной ударной волной, в диапазоне чисел Маха падающей ударной волны 20—30. До чисел М—24 установлено хорошее согласие экспериментальных и расчетных данных, для больших чисел М наблюдается систематическое расхождение измеренных и вычисленных значений температуры, которое, однако, не выходит за пределы ошибок измерения. [c.321]

Если на выходе фиксируется число Маха или расход газа, то коэффициенты отражения в (2.8) равны х = [(> —1)М+— 2]/[(> г—1)М++2 [c.619]

Совокупные процессьЕ ния, отражения и пропус мах различных тел пазы Он может происходить друг от друга на значи Закон Стефана на — Больцмана может образом плотность пото тела пропорциональна ч температуры, т. е. [c.15]

Рис. 7.31. Схема струи, вытекающей из сопла с избыточным статическим давлением 1 — висячий скачок, 2 — линия тока, d — d — диск Маха, d — п — отраженный скачок, agmn — граница струи

За отраженным скачком d — п, который возникает в месте пересечения криволинейяого скачка 1 — d с диском Маха, так же как и за центральным прямым скачком, давление обычно выше окружающего, из-за чего газовый поток вновь ускоряется в центральной части струи осуществляется переход к сверхзвуковой скорости, в периферийной части, где линии тока пересекли два косых скачка, сохраняется сверхзвуковая скорость, которая за отраженным скачком d — n возрастает. [c.411]

С уменьшением числа Маха М набегающего потока, несмотря на увеличепие отхода головной ударной волны, отход сепаратрисы уменьшается, так как уменьшается скорость подлета, а следовательпо, п отражения частиц па толе. [c.396]

Рис. 3.9. Отражение ударной волны от пло4кой стенки, а — регулярное отражение, б — простое маховское, в — сложное махов-скве, г — двойное маховское. 5 — падающая волна, К — отраженная волна, Т — тройная точка, К — контактная поверхность

Отражение плоской ударной волны от плоской стенки. При малых углах падения ударной волны имеет место регулярное отражение (рис. 3.10, а). При возрастании угла падения начиная с момента, когда в системе координат, связанной с точкой пересечения волновых фронтов, скорость потока за отраженной волной близка к скорости звука, регулярное отражение становится невозможным. Возникает махонское отражение (рис. 3.10,6). При этом частицы газа проходят через два ударных фронта либо через ножку маховской конфигурации (ударная волна ОА на рис. 3.10, а). Эти две области течения разделены контактной поверхностью. Различают простое махов-ское и сложное маховское отражения (рис. 3.10, в, а). Кроме того, существует двойное маховское отражение, при котором на отраженной ударной волне возникает вторая тройная точка (рис. 3.10, 6). [c.77]

Структура потока газа за ударной волной на небольших расстояниях от центра взрыва видна на рис. 5.14, где показаны две последовательные интерферограммы падения взрывной ударной волны на сферическую поверхность, находящуюся на расстоянии 20 о от центра сферического заряда. Ударная волна уже отошла от границы продуктов детонации на заметное расстояние и имеет гладкую сферическую ( )орму. Б области между ударной волной и границей ПД наблюдается большой Градиент плотности. Хорошо заметен скачок плотности на вторичной ударной волне (УВг). В области продуктов детонации поток сильно турбулизован. Граница -ПД — воздух не является гладкой. На снимках видно регулярное (рис. 5.14, а) и махов-ское отражения ударной волны (рис. 5.14,6). В области ПД отраженная ударная волна имеет негладкую форму, и на отдельных участках плотность на фронте не терпит разрыва. В области, где в потоке перед отраженной ударной волной пульсации отсутствуют, фронт волны имеет гладкую форму. Таким образом, отраженные ударные волны можно использовать как зонд для исследования структуры потока. Рис. 5.15 соответствует более позднему моменту (расстояние от центра взрыва равно 357 о). [c.121]

Рекомендуемые решетки, по опытным данным, характеризуются меньшей интенсивностью коагуляции и, следовательно, меньшим количеством крупных капель на выходе. Влияние влажности, чисел Рейнольдса и Маха на распределение частиц по размерам за решеткой качественно сохраняется одинаковым для профилей двух типов. Однако структура жидкой фазы оказывается более равномерной в решетке С-9012Авл, заметно снижаются пики диаметров, обусловленные отражением, срывом и взаимодействием капель. Одновременно увеличиваются коэффициенты скольжения по сравнению с коэффициентами для решетки С-9012А. Установлено, что улучшенные решетки профилей обладают меньшей чувствительностью к изменению геометрических параметров в достаточно широком диапазоне относительных шагов и углов установки дисперсность и характер распределения диаметров капель за решеткой меняются менее значительно. Уменьшение скольжения капель в каналах решетки привело к снижению коэффициентов расхода при уо>0 и крупнодисперсной влаге. Газодинамические характеристики решеток (по данным расчета и опытов) представлены на рис. 4.17, отражающем влияние некоторых геометрических параметров на профильные и концевые потери, углы выхода потока. Данные рис. 4.17 дополняют опытные результаты, представленные на рис. 3.30 и 3.31. [c.149]

УГОЛ естественною откоса — угол трения для случая сьшучей среды зрения — угол, под которым в центре глаза сходятся лучи от крайних точек предмета или его изображения краевой — угол между поверхностью тела и касательной плоскостью к искривленной поверхности жидкости в точке ее контакта с телом Маха — угол между образующей конуса Маха и его осью падения (отражения или преломления)— угол между направлением распространения падающей (отраженной или преломленной) волны и перпендикуляром к поверхности раздела двух сред, на (от) которую (ой) падает (отражается) или преломляется волна предельный полного внутреннего отражения — угол падения, при котором угол преломления становится равным 90 прецессии — угол Эйлера между осью А неподвижной системы координат и осью нутации, являющейся линией пересечения плоскостей xOj и x Of (неподвижной и подвижной) систем координат сдвига—мера деформации скольжения — угол между нада ющнм рентгеновским лучом и сетчатой плоскостью кристалла телесный — часть пространства, ограниченная замкнутой кони ческой поверхностью, а мерой его служит отношение нлоща ди, вырезаемой конической поверхностью на сфере произволь ного радиуса с центром в вершине конической поверхности к квадрату радиуса этой сферы трения—угол, ташенс которого равен коэффициенту трения скольжения) УДАР [—совокупность явлений, возникающих при столкновении движущихся твердых тел с резким изменением их скоростей движения, а также при некоторых видах взаимодействия твердого тела с жидкостью или газом абсолютно центральный <неупругий прямой возникает, если после удара тела движутся как одно целое, т. е. с одной и той же скоростью упругий косой и прямой возникают, если после удара тела движутся с неизменной суммарной кинетической энергией) ] [c.288]

Далее необходимо определить форму и положение скачка конденсации в расширяющейся части сопла. Опираясь на опытные данные (см. гл. 6), 2ложно утверждать, что до некоторого минимального перегрева Яп-мин за горлом устойчиво существует система двух косых скачков конденсации (в осесимметричном сопле — конический скачок конденсации). Система замыкается двумя волнами разрежения (рис. 8-10). Начиная от точек выхода индуцированных конденсационными скачками волн Маха на стенки сопла (точки /л и т ), необходимо строить участки mN, rtiiNi, NL и N L стенок так, чтобы отраженные волны были частично или полностью погашены. Тогда за точками L я L течение будет равномерным. [c.223]

Проблемы конвективного теплообмена при низких давлениях те же, что в обычной газодинамике и теплотехнике, осложненные, однако, дополнительными эффектами. Речь идет в конечном счете об определении количеств тепла, которыми обмениваются твердые поверхности различной формы с обтекающим эти поверхности потоком газа. Указанные количества тепла, отнесенные к единице площади и единице времени, будем называть удельными потоками тепла или.просто тепловыми потоками. После приведения к безразмерному виду i(Nu, St) тепловые потоки оказываются функциями многих безразмерных параметров, из которых в первую очередь надо назвать числа Рейнольдса Re, Маха М, энтальпийный фактор hw, коэффициент аккомодации а и коэффициент диффузного отражения о. Как известно, эффекты разреженности проявляются, начиная с некоторых значений числа Кнуд-сена Кп, представляющего собой отношение средней длины свободного пробега молекул к характерному линейному размеру. Эффекты разреженности прежде всего приводят к изменению условий на твердой поверхности обтекаемого тела вместо прилипания, т. е. непрерывного перехода температуры и скорости от значений в газе к значениям в теле, появляются скольжение газа и скачок температур у стенки. Что касается уравнений, описывающих процесс обтекания и теплообмена, то практически в настоящее время пользуются уравнениями Навье-Отокса. [c.36]

Возможная схема сверхзвукового потока с торможением показана на рис. 3.12. В такой решетке от точки Л до 5 на стороне разрежения контур профиля совпадет с расчетной свободной линией тока на этом участке работа не подводится. Точка В соответствует первой волне Маха. Участок ВС профилируется таким образом, чтобы создать серию слабых волн сжатия, фокусирующихся вблизи передней кромки профиля соседней лопатки. На этом участке происходит предварительное сжатие воздуха. От точки С до D контур на стороне разрежения проектируется так, чтобы обеспечить направление течения, соответствующее условию отсутствия отражения отно(Гительно сильного замыкающего скачка. Поток за этим скачком дозвуковой, и эффективный контур лопатки на участке от точки D до f (до задней кромки профиля) проектируется так, чтобы обеспечить соответствующий угол выхода потока. Контур на стороне давления от точки А до точки Е выполняется по свободной линии тока, а затем плавно выводится к точке F. Применение решеток подобного типа и другие мероприятия по снижению волновых потерь могут обеспечить достаточно высокие КПД сверхзвуковой ступени при Mj = = 1,5. .. 1,6. [c.76]

В 1953 г. Г. Г. Черный решил чрезвычайно важную для описания работы сверхзвуковых воздухозаборников задачу об устойчивости течения в канале со скачком уплотнения, замыкающим сверхзвуковой поток. Ее актуальность определялась необходимостью организации эффективного торможения сверхзвукового потока в канале воздухозаборников воздушно-реактивных двигателей. Это предполагало расположение скачка вблизи минимального сечения канала, где число Маха потока слегка превышает единицу. Согласно уравнениям квазиодно-мерного течения, при фиксированном давлении на выходе из канала стационарный скачок может располагаться как до так и после минимального сечения. Наличие двух стационарных решений, близость числа Маха перед скачком к единице, а его положения — к минимальному сечению обусловили необходимость анализа устойчивости такого течения. Г. Г. Черный показал, что при отсутствии отражения возмущений от выхода из канала течение со скачком в расширяющемся канале устойчиво, а в сужающемся неустойчиво. Им же установлена возможность стабилизации потока с помощью перфорированных стенок и присоединенных объемов. [c.12]

Ингибирование наводороживания органическими веществами связано с образованием на катоде адсорбционных слоев из молекул этих веществ, затрудняющих подход ионов гидро-ксония к поверхности металла катода. В. Маху [563] показал, что соотношение между количеством желатины, адсорбированной на поверхности железа при его растворении в кислоте, и концентрацией желатины в растворе дается уравнением адсорбции Фрейндлиха. Отражением адсорбционного механизма действия органических веществ является форма кривых ингибирую- [c.219]

Чаще всего под теорией первых столкновений понимают теорию, в которой учитываются лишь столкновения между набегающими н отраженными молекулами. Выше показано, что в пространственном случае учет лишь первых столкновений достаточен для получения поправки порядка е на теле. Однако в общем случае необходимо учитывать как столкновения отраженных молекул с набегающими, так и столкновения молекул обеих групп между собой. По мере увеличения чисел Маха набегающего потока роль двух последних видов столкновений уменьшается. В предельном случае гипертерми-ческого течения (М=со) столкновения набегающих молекул отсутствуют. Если при этом скорости отраженных молекул много меньше скорости набегающих молекул, то импульс и энергия, приносимые на тело в результате столкновения отраженных молекул между собой, малы по сравнению с импульсом и энергией, приносимыми на тело в результате столкновения отраженных молекул с набе1-ающими. [c.389]

Однако в реальном газе сечения столкновений уменьшаются при увеличении относительной скорости молекул. Очевидно, что сопоставимые данные можно получить только в том случае, если сечение столкновения модельных молекул-шаров принять равным действительному сечению при столкновениях отраженных и набегающих молекул, а переход к параметрам набегающего потока производить в обоих случаях в соответствии с реальным законом изменения взаимодействия молекул. При этом надо иметь в виду, что для одного и того же газа переход к параметрам набегающего потока в условиях трубного эксперимента (особенно в гиперзвуковых трубах) и в натурных условиях может оказаться различным, Как уже отмечалось в 6.6, в аэродинамических трубах при больших числах Маха температура набегающего потока часто много ниже температуры набегающего потока в условиях натурного полета при тех же числах Маха. В соответствии с этим и относительные скорости молекул в набегающем потоке в трубных условиях много меньше, чем в натуре. Но при меньших относительных скоростях сечение столкновений изменяется. гораздо быстрее при изменении относительной скорости сталкивающихся молекул, Чем при больших относительных скоростях. В результате, например, может оказаться, что в условиях аэродинамической трубы молекулы ведут себя подобно максвелловским молекулам, В то время как в условиях натурного полета их сечение изменяется мало и, следовательно, их поведение удовлетворительно аппроксимируется молекулами-шарами. Поэтому расчет, проведенный для молекул-шаров при определенных числах Маха и Кнудсена, будет согласовываться с результатами натурных исследований при тех же числах Маха и Кнудсена, в то время как этот же расчет соответствует трубным испытаниям при другом числе Кнудсена набегающего потока. [c.413]

Интерферометр Маха — Цендера. Схема этого интерферометра показана на рис. 108. Полупрозрачной пластиной Ui луч Beia Sq разделяется на два После отражения от зеркал Ai и Аг лучи света снова соединяются полупрозрачной пластиной Пг в результате частичного отражения и прохождения через нее. Интерференция этих лучей приводит, к возникновению картины, аналогичной наблюдаемой в интерферометре Майкельсона. Если на пути одного из лучей помещена ячейкаQ с газом или веществом, показатель преломления которого отличен от единицы, то интерференционная картина изменится. По изменению интерференционной картины и длине пути светового луча в ячейке можно с большой точностью определить относительный показатель преломления, что позволяет изучать физические процессы, которые приводят к изменению показателя преломления. [c.159]

Когда число Маха не мало и взаимодействие газа с поверхностью далеко от зеркального отражения, задача обтекания твердого тела становится весьма сложной даже для тел простейшей формы. Помимо аналитических исследований дальнего поля [138, 139], использовались такие методы, как метод дискретных ординат и интерполяция между околосвободномолеку-лярным режимом и течением со скольжением. [c.421]

Отрыв потока вызывается также частицами пыли при сверхзвуковых скоростях. Бринич [25] наблюдал область отрывного течения перед тупым телом при числе Маха невозмущенного потока, равнои 5. Такой отрыв вызывался падением на тело и последующим отражением вверх по потоку частиц пыли, присутствующих в газе в ударной трубе. Это наблюдение весьма существенно, так как градиент статического давления в свободном потоке около тела был отрицательным и тем не менее поток отрывался. Когда ласть отрыва формировалась на носовой части тупого тела, точка перехода на хвостовой части тела перемещалась вверх по [c.37]

Так как дозвуковая часть вязкого слоя не способна выдержать внезапное повышение давления, падающий скачок отражается в виде веера волн разрежения, который компенсирует повышение давления в скачке уплотнения. В результате такого отражения течение на внешней границе вязкого слоя отклоняется в направлении поверхности пластины и по мере поворота вязкого слоя давление повышается, а поток замедляется. За областью присоединения над разделяющей линией тока формируется новый пограничный слой, который по достижении сечешгя с минимумом толщины ( горла ) переходит в состояние, соответствующее слабому сверхзвуковому вязкому взаимодействию при новом числе Маха. В адиабатическом случае вязкое течение считается полностью докритическим в том случае, когда приращение давления, вызванное падающим скачком, плавно передается вверх по потоку до сечения с начальным течением на пластине, и сверхкритическим, если оно реагирует на повышение давления внизу по потоку только через внезапный скачкообразный переход в докритическое состояние, хотя за этим скачком течение плавное. Следует заметить, что при взаимодействии с внешним невязким сверхзвуковым течением в докритическом пограничном слое может появиться свой положительный градиент давления в направлении потока. Исследуя первый момент количества движения, можно избежать полу эмпирических предположений в расчете Крокко — Лиза [26]. [c.276]

Исследован спектральный состав излучения, излучательная и поглощательная способность воздуха, азота и смесей двуокиси углерода с азотом в диапазоне температур 6000—12 000° К. Проведено сопоставление экспериментальных данных с расчетными данными других авторов. Измерена сила осциллятора фиолетовой системы СМ. Определена тепмература воздуха, нагретого отраженной ударной волной, в диапазоне чисел Маха падающей ударной волны. Библиографий 13. Иллюстраций 12. [c.405]

Рассматривается задача профилирования контура головной части плоского тела, который, соединяя фиксированные начальную и конечную точки, реализует минимум волнового сопротивления в равномерном сверхзвуковом потоке идеального (невязкого и нетеплопроводного) газа. Согласно выполненным ранее исследованиям, в той части пространства D определяющих параметров задачи (числа Маха Моо или безразмерной скорости Voo набегающего потока, относительной толщины т и т.п.), в которой искомый контур обтекается с присоединенной ударной волной, он близок к отрезку прямой. Использование этого обстоятельства позволило найти главную поправку "к прямолинейной образующей в явном виде и представить характеристики практически оптимальных головных частей в форме изолиний в плоскости VooT. Для прямолинейной оптимальной образующей (клина) развитый подход дает точный результат. Как известно, клин - тело минимального сопротивления при нулевом коэффициенте отражения Л возмущений давления от возникающего нри обтекании клина косого скачка. В дополнение к случаю X(Voo,t) = О прямолинейная образующая оптимальна и тогда, когда при Л 7 О поток за косым скачком звуковой. [c.463]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...