Скачок уплотнения волна интенсивный

Исключение составляет диапазон небольших Моо и 9, когда вместо сильной ударной волны перед телом возникает скачок уплотнения малой интенсивности, в пределе — характеристика, или линия Маха. Это и есть область применения линейной теории (см. 3.6). Точность формулы Ньютона [c.132]

Сначала поток расширяется, при этом давление от исходного значения Рвх = 0,1728 понижается до давления, приблизительно равного 0,2 10 . На кромке формируется интенсивный скачок уплотнения, в котором давление повышается до давления в окружающей среде рн = 0,0676, и отражается от профилированной стенки в результате давление возрастает до р = 0,18, что превышает значение давления на входе в сопло затем происходит отражение скачка от границы струи в виде волн разрежения. В результате давления падает до давления в окружающей среде 19 [c.291]

При сверхзвуковом обтекании заостренного профиля с участком клиновидной поверхности перед ним возникает скачок уплотнения, прямолинейный участок которого ограничен точкой й, расположенной на пересечении скачка с характеристикой, проведенной из конца клина. За этой точкой скачок искривляется в результате взаимодействия с падающими волнами разрежения, образующимися при обтекании криволинейного участка профиля (см. рис. 5.2), и, как следствие, происходит изменение его интенсивности. Это, в свою очередь, вызывает изменение энтропии при переходе от одной линии тока к другой, что является причиной вихревого характера движения газа за скачком. [c.148]

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]

При чисто ламинарном отрыве точка перехода лежит ниже по течению относительно точки прилипания, а при отрыве промежуточного типа место перехода располагается между точками отрыва и прилипания. Таким образом, положение точки перехода решающим образом влияет на характер отрыва пограничного слоя. Его нарастание зависит от интенсивности положительного градиента давления, а распределение давления определяется простыми волнами сжатия и скачком уплотнения, обусловленными утолщением пограничного слоя. На равновесие между этими двумя процессами может оказать воздействие изменение режима теплопередачи. Если охлаждать стенку выще области взаимодействия, то это вызовет повышение плотности и снижение вязкости газа. Большая плотность обусловливает возрастание количества движения газа и затягивание срыва. Этому же способствует и уменьшение вязкости. [c.102]

Продукты сгорания топлива, двигаясь вдоль сопла 1 (рис. 4.3.2), отрываются от кольцевого уступа 3 и, повернувшись на некоторый угол в волне разрежения 2, присоединяются к поверхности насадки 7. В таком отрывном течении зарождаются хвостовой скачок уплотнения 8, застойная зона 6 с возвратным движением газа и участок смешения 5. Из-за необратимых потерь энергии в скачках уплотнения, на участке смешения и в застойной зоне тяговые характеристики сопл с кольцевыми уступами оказываются хуже, чем у обычных сопл. Однако эти характеристики могут быть улучшены путем вдува газа через отверстия 4 в уступе. На практике используют с л а бый и тангенциальный (интенсивный) вдувы. В первом случае газ попадает в насадок через перфорированную стенку уступа 3 (рис. 4.3.2) с малой скоростью и небольшими расходами. Во втором случае движение характеризуется большими скоростями и расходами газа, вдуваемого через свободное пространство в уступе (рис. 4.3.3). При интенсивном вдуве большие расходы газа приводят к значитель- [c.318]

За узким сечением, где темп изменения живого сечения невелик, от подвода теплоты в скачке при дозвуковой скорости поток должен разгоняться, а при сверхзвуковой скорости — тормозиться. Таким образом, в зоне интенсивной конденсации на очень коротком участке, где скорость еще сверхзвуковая, под влиянием подведенной теплоты поток тормозится, пока р <С рк, и ускоряется, как только становится р > р . Если недалеко за горлом сопла темп роста живого сечения [ lf)df/dl] невелик, то следующие друг за другом замедление и ускорение потока из-за подвода теплоты могут оказаться настолько значительными, что в зоне конденсации, в том месте, где давление становится выше критической величины (меняется знак ускорения), в потоке происходит резкое понижение давления и столь же резкое повышение интенсивности конденсации, вызывающее эффект, аналогичный скачку уплотнения. Этот скачок на какое-то мгновение уравновешивает силы инерции. При этом за скачком прекращаются процесс конденсации и подвод теплоты, разгоняющей дозвуковой поток. В результате в расширяющейся части сопла дозвуковой поток замедляется, зона же процесса конденсации отодвигается в расширяющуюся часть сопла. В сверхзвуковой же зоне в момент провала давления появляется ударная волна разрежения, которая смещает начало процесса конденсации в сторону горла сопла. После появления скачка в месте бурного роста капель, процесс конденсации на этом участке резко тормозится и зона интенсивной конденсации смещается вниз по потоку. [c.228]

Расчет сопл Лаваля в переменных режимах производится обычными методами, но с учетом переохлаждения и фазовых переходов. Задача расчета в режимах первой и второй групп сводится к установлению положения конденсационного скачка в сопле и определению интенсивности волн разрежения (или скачков уплотнения). При этом в зависимости от параметра f выясняется возможность последовательной конденсации внутри сопла. [c.236]

Для восстановления расчетной схемы течения, т. е. для осуществления запуска воздухозаборника, его горло должно быть выполнено регулируемым. Вначале оно должно быть увеличено до таких размеров, чтобы головная волна на входе исчезла, т. е. чтобы вся струя воздуха, имеющая площадь Рвх, смогла пройти через горло. В этом случае скорость воздуха в горле станет сверхзвуковой, так как новое меньшее сужение сверхзвукового участка канала будет недостаточным, чтобы затормозить поток до скорости звука. Переход к дозвуковой скорости будет теперь осуществляться в интенсивном скачке уплотнения, который появится за горлом. Далее нужно вновь уменьшить площадь горла до ее расчетного значения и тем самым устранить сильный скачок внутри воздухозаборника, только после этого будет достигнута расчетная схема течения. Это требует создания быстродействующих автоматических систем изменения площади горла при запуске и связано со значительным усложнением конструкции воздухозаборника. [c.266]

В предыдущих примерах граничные условия определялись твердыми стенками. Рассмотрим теперь задачу об отражении скачка уплотнений от границы струи (рис. 5.23). Косой скачок уплотнения АС падает на границу струи в точке С. Так как принято р2 = Р1, то участок границы струи ВС является продолжением нижней стенки. Поскольку давление за скачком больше давления на границе струи, то скачок отражается волной разрежения СОЕ такой интенсивности, что давление за ней становится равным давлению в окружающем пространстве. [c.121]

На рис. 5.27, б показано обтекание тела с тупой выходной кромкой. Обтекание головной части тела происходит точно так же, как пояснено выше. В точках А, В возникают центрированные волны разрежения. Верхний и нижний потоки встречаются в точке С. Поскольку потоки не могут пересекаться, то появляются скачки уплотнения СО, СЕ и наблюдается течение внутри вогнутого угла. Интенсивность волн разрежения, возникающих в точках Л, В, и, следовательно, положение точки С определяются. [c.123]

При вытекании из сопла сверхзвуковой струи в пространство, где давление выше, чем на срезе сопла, образуются скачки уплотнения (рис. 5.29, а). Интенсивность скачков определяется тем, чтобы давление после них было равно давлению в окружающем пространстве. Граница струи на участках АО и ВЕ параллельна скоростям потока после скачков. Скачки после пересечения падают на свободную границу в точках О и Е. Давление в потоке после прохождения двух скачков становится больше, чем давление в окружающем пространстве, поэтому скачки отражаются от границы струн волнами разрежения. Дальнейшая картина строится точно так же, как на рис. 5.14, так как волны разрежения отражаются волнами сжатия. Построенная система волн не является единственно возможной. [c.125]

Известно [8], что при небольшой интенсивности скачков и при условии, что источниками возмущения являются только обтекаемая линия тока (в нашем случае — поверхность раздела между дозвуковым и сверхзвуковым потоками) и подходящие к ней из бесконечности скачки уплотнения, течение в сверхзвуковой области можно приближенно (с точностью до членов второго порядка относительно интенсивности скачков включительно) представить в виде простых волн (течений Прандтля-Майера), отделенных друг от друга скачками уплотнения. В [8] дается аналитический метод расчета таких течений, включающий и определение формы скачков. В течении Прандтля-Майера все характеристики потока — давление, плотность, величина скорости и угол ее наклона к некоторому фиксированному направлению — могут быть выражены через одну из них независимо от конкретного вида течения, если известны условия в какой-либо точке, например, в бесконечности. В частности, можно указать связь между давлением и углом наклона вектора скорости на той линии тока сверхзвукового течения, которая отделяет его от дозвукового слоя (в задаче 2 эта связь различна до и после падающего скачка). [c.57]

Разделяющая линия контакта имеет в точке падения скачка О излом с вогнутым углом в сторону дозвуковой области, так что для дозвукового потока точка О есть точка торможения с нулевой скоростью и максимальным давлением газа в ней. Простая волна сжатия, образующаяся в сверхзвуковом потоке перед падающим скачком уплотнения вследствие передачи вперед повышения давления через дозвуковую область, преломляется при прохождении скачка и дает начало отраженному скачку, который у точки О взаимодействует с выходящей из этой же точки центрированной волной разрежения. Падающий скачок отражается в этой точке от границы как от свободной поверхности с давлением на ней, равным давлению торможения дозвукового течения. При этом взаимодействии бесконечно слабый отраженный скачок возникает уже в точке О и, постепенно усиливаясь, приобретает в бесконечности интенсивность, соответствующую отражению от твердой стенки без дозвукового слоя на ней. [c.82]

Таким образом, резонансная гипотеза удовлетворительно объясняет ход частотных характеристик излучателя, а также срывы генерации и отклонения от линейного изменения частоты на краях рабочего диапазона. Однако механизм звукообразования пока остается невыясненным. Предположительная картина возникновения звуковых колебаний, основанная на анализе ряда работ зарубежных авторов, а также проведенных нами скоростных киносъемок осцилляции струи (частота излучения 1,1 кгц, частота съемки до 10 тыс. кадров в секунду) и мгновенных теневых ее фотографий, сводится к следующему. Зарождение случайных колебаний в стационарном скачке, возникшем при торможении сверхзвуковой струи (торможение препятствием в виде резонатора), приводит к появлению в пространстве между этим скачком и донышком резонатора слабых пульсаций. Если рассматривать резонатор и часть струи до скачка уплотнения как некоторую резонансную трубу с одной жесткой и одной мягкой границами, то можно предположить, что возмущения, соответствующие собственной частоте такой четвертьволновой трубы, будут со временем усиливаться вплоть до появления нелинейных колебаний и ударных волн умеренной интенсивности. Эксперименты на трубах с двумя жесткими стенками [74, 75] показали, что возникновение разрывов (при возбуждении колебаний поршнем) наблюдается уже через 8—10 циклов. В трубе с одним открытым концом, возбуждаемой сверхзвуковой струей, переходный процесс составляет всего 3—4 цикла [39]. Теоретически нарастание колебаний в закрытой трубе рассмотрено в работах [75, 76] для открытой трубы со струйным возбуждением такие исследования, по-видимому, не проводились, хотя в работе [39] приводятся некоторые ориентировочные расчеты. [c.87]

В качестве примера крыла, т.е. тела, создающего подъемную силу вследствие наклона на небольшой угол относительно направления движения или обтекания, рассмотрим тонкую плоскую пластинку (рис. 254). На переднем ребре пластинки поток разделяется на две части без возникновения обтекания с бесконечной скоростью на той стороне пластинки, где давление повышено, образуется скачок уплотнения, а на подсасывающей стороне — волна разрежения. Интенсивность скачка уплотнения и волны разрежения получается такой, что поток отклоняется от своего первоначального направления на угол, равный углу атаки пластинки. Поскольку в дальнейшем над и под пластинкой направление потока остается постоянным, давление в нем также остается постоянным, и поэтому результирующая аэродинамическая сила приложена к пластинке точно в ее середине. На заднем ребре пластинки давление выравнивается, вследствие чего на подсасывающей стороне [c.402]

Отрыв потока с передней кромки может оказать влияние на весь режим обтекания поверхности. Как и в других случаях отрыва потока, вязкий поток отрывается на передней кромке под действием положительного градиента давления. При достаточно больших углах атаки крылового профиля положительный градиент давления на передней кромке с малым радиусом закругления оказывается достаточно большим, чтобы вызвать отрыв. При больших числах Маха отрыв потока с передней кромки зависит от интенсивности скачка уплотнения, образующегося около передней кромки. Даже при малых углах атаки тонкого крыла с большой стреловидностью и с заостренной передней кромкой поток отрывается от передней кромки с образованием вихрей над верхней поверхностью крыла, оказывая влияние на аэродинамические характеристики, в особенности в условиях взлета и посадки, а также под действием порывов ветра и взрывных волн в атмосфере. Другим интересным явлением считается отрыв потока с острия иглы, установленной перед тупой носовой частью тела при сверхзвуковых скоростях. Такая игла может способствовать уменьшению сопротивления и теплопередачи к летательным аппаратам, развивающим большие скорости ). Она может быть также использована как эффективное средство управления. [c.200]

Функция Р п к могут быть определены из численного решения задачи о взрыве, требующего применения быстродействующих счетных машин однако, как указывалось выше, до настоящего времени это решение получено лишь для течений со сферическими волнами (точечный взрыв) при 7 = 1.4. При большой интенсивности скачка уплотнения, когда начальное давление газа ро пренебрежимо мало по сравнению с давлением за скачком, оно не может оказывать влияния на движение. В этом случае ро и вместе с ро число М несущественны, так что зависимости (2.1) и (2.2) должны иметь вид [c.296]

Ударная поляра — это кривая, представляющая собой геометрическое место точек — концов векторов скорости— за скачками уплотнения различной интенсивности (и формы). Каждая ударная поляра строится для определенной заданной скорости набегающего потока. Обратимся к предельным значениям V2 по уравнению (5.27). Легко видеть, что V2—0 при Ui= i и 2 i= . Первый случай соответствует бесскачковому процессу косой скачок уплотнения переходит в волну слабого возмущения (характеристику). Касательные к гипоциссоиде в точке Q расположены под углом ai=ar sin (1/Mi) к нормали, проведенной через точку Q. Значение ai фиксируется также проведением нормали к касательной из начала координат. Заметим, что точка Q является одновременно точкой диаграммы характеристик и ударная поляра здесь переходит в эпициклоиду. Угол косого скачка р, отвечающего точке Е , определяется проведением секущей Qfj и нормали к ней из точки О. Второй случай (u2 i= ) характеризует переход косого скачка в прямой, угол которого р=90°. Этот случай на гипоциссоиде характеризует точка Р. [c.129]

Наличие даже слабого скачка уплотнения приводит к резкому увеличению давления во внешнем потоке. Рост давления передается навстречу потоку по дозвуковой части пограничного слоя. Линии тока отклоняются от стенки, порождая в сверхзвуковой частя пограничного слоя семейство волн сжатия, которые распространяются во внешний поток и оказывают влияние на форму и интенсишность скачка уплотнения вблизи области взаимодействия. Продольный градиент давления в пограничном слое оказывается значительно меньше, чем во внешнем потоке. Если скачок слабый, то движение в пограничном слое происходит под воздействием небольшого положительного градиента давления и отрыв потока не происходит. С увеличением интенсивности скачка уплотнения во внешнем потоке возрастает градиент давления вблизи стенки и возникает отрыв пограничного слоя. При этом увеличивается отклонение линий тока в сверхзвуковой части течения, благодаря чему поддерживается необходимое распределение давления, соответствующее данной интенсивности скачка уплотнения. В зависимости от условий во внешнем потоке (интенсивности скачка уплотнения, местного числа М, ускоренного или замедленного характера течения) и формы обтекаемого тела возможны два случая. В первом случае поток после отрыва присоединяется снова к стенке. Сразу за скачком уплотнения возникают волны разрежения, как при обтекании внешнего тупого угла. В месте присоединения поток направлен под некоторым углом к стенке, поэтому здесь возникает новый скачок уплотнения, который может вызвать иногда новый отрыв пограничного слоя. Таким образом, могут появиться несколько 22 [c.339]

Если точка пересечения скачков (или волн Маха в изоэнтро-пическом диффузоре) не совпадает с кромкой обечайки, то от этой точки в сторону внешнего потока отходит скачок уплотнения, интенсивность которого определяется двумя условиями [c.474]

Имеются основания считать, что предположение о мгновенном восстановлении фазового равновесия в скачке не является столь далеко идущим допущением, как это может представиться на первый взгляд. Вегенер и Мак [Л. 101, ссылаясь на опыты Грея, Хансена и Нотуанга, указывают, что фазовые превращения завершаются непосредственно в скачке уплотнения. Судя по этим наблюдениям, возмущения, возникающие в ударной волне, достаточно интенсивны для того, чтобы препятствовать переходу системы в метастабильное состояние. [c.237]

Процесс возникновения дискретной фазы в межлопаточных каналах решетки носит флуктуационный характер и сопровождается появлением конденсационной турбулентности, интенсивность которой значительна. Хорошо известно, что в суживающихся каналах большой конфузорности происходит частичное или полное вырождение гидродинамической турбулентности в пограничных слоях, т. е. имеет место ламинаризация слоя. Процесс ламннари-зации ( обратного перехода) в пограничных слоях особенно интенсивен при околозвуковых скоростях, когда продольные отрицательные градиенты давления достигают максимальных значений. Ламинаризированный слой отрывается местными адиабатными скачками, и этот процесс сопровождается появлением жидкой фазы и турбулизацией слоя (генерируется конденсационная турбулентность). В результате отрыв слоя ликвидируется, вновь происходит ламинаризация слоя, появляется отрыв и т. д. Б соответствии с перемещениями зоны отрыва происходят перемещения скачка уплотнения по спинке профиля в косом срезе, что вызывает пульсацию термодинамических параметров — давления и температуры 48, 52, 53, 124]. Механизм генерации пульсаций параметров при конденсации в сопловых и рабочих решетках действует и при дозвуковых скоростях и вызывает опасные возмущающие силы. Таким образом, переход в зону Вильсона сопровождается специфическими нестационарными явлениями, в основе которых лежат флуктуационный механизм возникновения жидкой фазы и генерации конденсационной нестационарности, периодические отрывы пограничного слоя. В тех случаях, когда частота процесса конденсационной нестационарности близка или кратна частоте волн, возникающих при взаимодействии решеток, амплитуда пульсаций давлений (и температур) резко возрастает—имеет место резонанс и дополнительные возмущающие силы достигают опасного предела. [c.192]

Скачок уплотнения (ударная волна) распространяется по газу со сверхзвуковой скоростью, тем большей, чем больше интенсивность скачка, т, е. чем больше повышение давления в нём. При стремлении интенсивности скачка к нулю скорость его распространения приближается к скорости звука. Векторы скорости частицы газа до и после прохождения ею скачка уплотнения и нормаль к элементу скачка уплотнения, сквозь к-рый проходит частица, лежат в одной плоскости. При заданной скорости набегающего потока компоненты скорости газа за скачком в этой плоскости связаны соотношением, геом. интерпретацией к-рого является т, и. ударная поляра, пользуясь к-рой легко определить скорость газа после скачка, если известен угол поворота потока в скачке. [c.429]

Рассмотрим теперь некоторые особенности течения воздуха через решетку рабочего колеса при Ma,i>l. Для большинства трансзвуковых ступеней характерно наличие дозвукового потока на выходе из колеса (Мш2<1), т. е. торможение потока в рабочем колесе с переходом через скорость звука. Типичная для этого случая схема течения воздуха в решетке колеса показана на рис. 2.44. Как известно, при обтекании сверхзвуковым потоком изолированного профиля, имеющего хотя бы незначительное скругление передней кромки, перед ним возникает криволинейный скачок уплотнения — головная волна. Аналогичная картина имеет место при обтекании свемзвуковым набегающим потоком компрессорной решетки рассматриваемого типа. Перед каждой лопаткой возникает головная волна AB . На участке АВ фронт волны почти перпендикулярен вектору скорости, т. е. этот участок можно рассматривать как прямой скачок уплотнения. На участке ВС скачок становится косым, интенсивность его ослабевает по мере удаления от вызвавшего его профиля и на некотором расстоянии оказывается исчезающе малой. В области, лежащей за прямым скачком, скорость становится дозвуковой и уменьшается до нуля в передней критической точке К. Затем на спинке профи- [c.95]

Рассмотрим обтекание сверхзвуковым потоком тонкой пластины, поставленной под малым углом атаки (рис. 5.28), как пример обтекания крыла. Сверху при обтекании передней кромки образуется центрированная волна разрежения, так как можно считать, что поток обтекает выпуклый угол. Снизу от передней кромки идет косой скачок уплотнения, так как поток обтекает вогнутый угол. Давление над пластиной (область 2) меньше, чем иод ней (область 3). Потоки, идущие над пластиной и под ней, должны после прохождения задней кромки иметь общую границу (штрихпунктирная линия). Следовательно, по обе стороны этой границы (области 4 и 5) скорости должны быть параллельны, а статические давления равны. Из этих двух условий рассчитывается интенсивность волны разрежения и скачка уплотнения, идущих от задней кромки пластины. Скорости в областях 4 и 5, строго говоря, не равны, так как потери в потоках, текущих над и иод пластиной, не одинаковы. Потери в хвостовом екачке уплотнения, который расположен после волны разрежения, больше, чем в головном, так как Яа > /.3. Следовательно, скорость потока в области 4 меньше, чем в области 5. Пунктирная линия изображает вихревую линию разрыва поля скоростей. [c.124]

Если установить давление за решеткой ниже критического, то поток на выходе станет сверхзвуковым, причем возникнет отклонение потока в косом срезе. Косым срезом называется область, ограниченная треугольниками а а, причем размер соответствует минимальной площади сечения канала между лопатками. При давлении за решеткой ниже критического в точках а возникнут центрированные волны разрежения abd. При пересечении этих волн давление в потоке понижается от (на линии аЬ) до давления за решеткой < р . Эти волны разрежения изобразятся в диаграмме характеристик эпициклоидой 12 (см. рис. 5.31, б), причем при прохождении волн струйки / повернут на угол б, а скорость потока станет равной Струйки II, расположенные по другую сторону кромки, пройдут также отраженную волну разрежения bdef (рис. 5.31, а), которая изображается в диаграмме характеристик эпициклоидой 23 (рис. 5.31, б). После точек а струйки / и И имеют общую границу (отмечены точками на рис. 5.31, а), по обе стороны которой давление должно быть одинаковым, а скорости параллельны. Поэтому образуются косые скачки уплотнений ag. Если, как обычно бывает, угол отклонения невелик, то скачок уплотнений имеет малую интенсивность и может быть заменен элементарной волной сжатия. Эта волна сжатия изображается в диаграмме характеристик эпициклоидой 32. Следовательно, скачки параллельны нормали к этой эпициклоиде. [c.128]

При пересечении системы волн разрежения и косых скачков отдельные линии тока лшогократно н различно деформируются, причем при еа<е. средний угол выхода потока увеличивается по сравнению с дозвуковым режимом поток отклоняется в косом срезе. С увеличением перепада давлений меняется спектр потока в косом срезе канала и за решеткой, изменяются интенсивность и характер расположения волн разрежения и скачков уплотнения. Увеличиваются протяженность и интенсивность первичной волны разрежения. Углы первичного, отраженного и кромочного скачков уменьшаются, и точка падения косого скачка F на спинку профиля (точка С) смещается по потоку (рис. 11.14,6). В соответствии с этим меняется и характер деформации отдельных линий тока. Однако интенсивность скачков возрастает только до определенного значения числа М , зависяш,его от геометрических параметров решетки. [c.310]

Отличительной чертой указанных режимов обтекания является более низкий уровень давления за мостообразным скачком К2 (рис. 2), чем средний уровень давления во внутренней области течения, хотя интенсивность его превышает интенсивность ударной волны на эквивалентном клине в невозмущенном потоке. Это свидетельствует о том, что линии тока, прошедшие скачок уплотнения К2 и направленные от ребра У-образного крыла, имеют положительную кривизну и продолжают отклоняться от ребра, а точка Ферри всплывает от поверхности крыла и уже не располагается в точке излома его поперечного сечения. [c.655]

Второй член jp-grad V — теплота механического трения, когда поток импульса теряет скорость. В качестве примера можно рассмотреть ударную волну в потоке быстро движущегося газа — иногда ее называют скачком уплотнения . В ней очень резко, на коротком расстоянии, скорость газа уменьшается, поэтому grad V очень велик и интенсивно возрастает энтропия. В этом основная причи- [c.38]

Случай О соответствует неустановившемуся пульсирующему течению. Было предположено, что неустойчивость потока связана в большей степени с явлением присоединения, чем с явлением отрыва [59]. В этой области были проведены интенсивные исследования [46, 56]. Хотя значения чисел Маха были различными (М , = 1,96 в работе [46], 6,8 в работе [56] и 10 в работе [59]), результаты наблюдений аналогичны, поэтому здесь излагаются результаты наблюдений Мэйра [46]. Приведены фотографии пульсирующего течения с коротким периодом пульсаций К = 1). Фазы течения представлены в хронологическом порядке, о чем можно судить по перемещению слабого прямого скачка уплотнения в направлении потока. Ниже описано поведение потока в течение одного периода пульсаций [46]. На фиг. 31 перед тупым телом видны две головные ударные волны волна, расположенная выше по течению, движется вниз по потоку и смыкается со второй ударной волной, как это видно на фиг. 35 и 36, где представлены две фазы, непосредственно следующие за фазой, представленной на фиг. 31. [c.243]

Исследуется устойчивость течения в канале с замыкающим скачком уплотнения в случае, когда скорость потока перед скачком близка к скорости звука и поэтому непригодно квазицилиндрическое"приближение, в рамках которого был выполнен анализ устойчивости в [1, 2]. Используется околозвуковое"приближение, учитывающее изменение интенсивности акустических волн при их распространении по каналу. При этом пренебрегает-ся изменением но длине канала стационарных параметров потока (отличных от разности М — 1, где М - число Маха) и производной числа Маха по продольной координате. Последняя ситуация реализуется, в частности, в окрестности минимального сечения сопла Лаваля. В остальном постанов- [c.630]

Рассмотрим некоторую точку N интегральной кривой, описывающей течение разрежения (рис. 3), и проведем через эту точку ударную поляру, для которой скорость ГК является начальной скоростью. Точка К в плоскости иу, соответствующая скорости газа за скачком уплотнения, должна лежать на пересечении ударной поляры с касательной к интегральной кривой в точке N. Действительно, из условия неразрывности области течения в плоскости ху следует, что направление скачка, определяемое как направление нормали к секущей ММ, должно совпадать с направлением нормали к интегральной кривой в точке А/". Так как Уп < а в точке М, то интегральная кривая, соответствующая течению за скачком уплотнения, обращена выпуклостью к оси и и должна выходить из точки М в направлении ММ. Эта кривая описывает течение сжатия и продолжается, как и кривые, выходящие из точек отрезка РГ детонационной поляры, до точки М", в которой 1/ = 0. Интенсивность скачка уплотнения, замыкающего волну эазрежения, уменьшается до нуля при приближении к точке 7, так как в этой точке ударная поляра касается интегральной кривой. Это следует из того, что ударная поляра и эпициклоида Уп = а имеют в этой точке общую касательную с интегральной кривой. По этой же причине интенсивность скачка уплотнения стремится к нулю и при приближении точки М к точке Ь, лежащей на оси и. Совокупность точек М", соответствующих всем положениям точки М в промежутке интегральной кривой, составляет участок КЬ яблоковидной кривой. [c.31]

При уменьшении угла конуса до значений, меньших J, между волной детонации, остающейся неизменной и соответствующей детонации Ченмена-Жуге, и течением сжатия вблизи поверхности конуса возникает коническая зона разрежения, которая замыкается скачком уплотнения. При уменьшении угла конуса ширина зоны разрежения возрастает, а интенсивность замыкающего скачка сначала увеличивается, а затем вновь начинает уменьшаться. При значении = О ширина зоны разрежения становится наибольшей, а замыкающий ее скачок уплотнения вырождается в характеристику. При этом за конической зоной разрежения поток остается поступательным, и направленным вдоль оси симметрии. Такой предельный случай соответствует распространению детонационной волны от точечного поджигающего источника и описывает также обтекание произвольного тела конечных размеров, в том числе конуса при в > тах, потоком ДСТОНИ-рующего газа на больших расстояниях от тела. В соответствии с тем, что в конической волне разрежения Уп > а, возмущения, идущие от поверхности конуса вдоль характеристик, не могут проникнуть в эту [c.32]

После скачка, т.е. в точке К, справедливо неравенство < а, и интегральная кривая, соответствующая течению за скачком, обращена выпуклостью к оси и. При вращении нормали к кривой по часовой стрелке надо следовать вдоль интегральной кривой влево. Эта кривая описывает течение сжатия и продолжается до точки, в которой Уп = 0. Интенсивность скачка уплотнения, замыкающего коническую волну разрежения, возрастает от нуля при смещении точки N от точки 7, достигает некоторого максимума и вновь стремится к нулю при приближении точки N к точке Ь, лежащей на оси и. Это следует из того, что соответствующие ударные поляры касаются интегральной кривой в точках J и Ь. Совокупность точек М", соответствующих всем положениям точки N на кривой JL, составляет участок КЬ яблоковидной кривой (рис. 7). [c.48]

При уменьшении угла конуса до значений, меньших J, за волной детонации, остающейся для всех углов 62 < вJ неизменной и соответствующей детонации Ченмена-Жуге, образуется волна разрежения, замыкаемая скачком уплотнения с последующим течением сжатия вблизи поверхности конуса. С уменьшением угла конуса ширина зоны разрежения возрастает, а интенсивность замыкающего ее скачка сначала увеличивается, а затем вновь уменьшается. При наличии конической волны разрежения г п > а, и возмущения, идущие от поверхности конуса вдоль характеристик, не могут проникнуть в эту область и повлиять на положение детонационной волны. [c.49]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...