Скачок уплотнения волна косой

Они различаются местом расположения скачков уплотнения относительно плоскости входа. В первом случае косые скачки уплотнения (волны сжатия) располагаются перед плоскостью входа. Во втором случае часть скачков уплотнения располагается вне и часть внутри канала. В третьем — все скачки находятся внутри канала. [c.261]

Ударная волна, или скачок уплотнения, представляет собой распространение возмущения, характеризующегося очень быстрым ростом давления, температуры и плотности. В этой главе будут рассмотрены некоторые простые и наиболее важные свойства ударных волн. Обсуждение будет ограничено одномерными, или прямыми, скачками уплотнения и косыми скачками ). Везде будет приниматься, что имеет место термодинамическое равновесие. Однако ударные волны, в которых существенны неравновесные явления, имеют очень большое практическое значение, и поэтому в ряде последующих глав подробно рассматриваются физические явления, знание которых необходимо для понимания процессов в таких волнах. Тем не менее полученные здесь соотношения для скачка имеют широкую область применений, поскольку их можно использовать при соответствующем придании смысла входящим в них членам как во многих неравновесных случаях, так и в случае ударных волн с локально искривленным фронтом. [c.22]

При встрече газов, следующих непосредственно за фронтом детонационной волны, с остроносым препятствием может возникнуть вместо прямого косой скачок уплотнения. В последнем случае повышение давления при торможении газов оказывается меньшим. [c.233]

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]

Если положительный угол атаки становится настолько большим, что превышает предельный угол поворота потока в косом скачке уплотнения для данного числа М1, то перед решеткой возникает криволинейная ударная волна. [c.85]

При малых углах атаки ударная волна состоит из двух ветвей — одна расположена перед решеткой, а вторая входит в межлопаточный канал и представляет собой по существу косой скачок уплотнения. По мере увеличения угла атаки ударная волна выпрямляется, одновременно перемещаясь вверх по потоку. При наибольшем угле атаки ударная волна близка к прямому скачку, расположенному на заметном расстоянии от передней кромки профиля. [c.98]

При предельном переходе к бесконечно-малым уплотнениям газа косой скачок уплотнения вырождается в волну возмущения, угол наклона которой а к направлению потока называется углом возмущения и определяется формулой [c.695]

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]

Кроме отмеченных в 6-1 и гл. 2 особенностей течения влажного пара в сопловых решетках, для расчета проточных частей сверхзвуковых ступеней необходимо рассмотреть изменение структуры двухфазного потока при прохождении ударных волн (скачков уплотнения), образующихся в косом срезе сопловых решеток, а также на [c.127]

Схема течения в косом срезе решетки СА показана на рис. 9.12. Течение газа в косом срезе при > 1 происходит аналогично течению при обтекании внешнего тупого угла большего 180°. В минимальном сечении (в горле СА) скорость газа равна скорости звука. Около выходной кромки (в точке т ) происходит почти скачкообразное падение давления от его критического значения в горле (ртк ,) до величины pi на выходе из сопла. В результате из точки т исходит серия волн )разрежения, при прохождении через которые поток разгоняется и поворачивается в сторону свободной границы струи. Отражение волн разрежения от спинки соседней лопатки и возникновение скачков уплотнения в результате взаимодействия струй, вытекающих из соседних каналов, усложняет картину течения в косом срезе, но не нарушает общей закономерности разгона сверхзвукового потока в области косого среза. [c.155]

Для получения высоких значений КПД ступени при M i>l,3. .. 1,35 необходимо переходить к другим схемам течения в решетке рабочего колеса, например к схеме, изображенной на рис. 2.45. Ее отличительные особенности а) отрицательная кривизна начального участка спинки, обеспечивающая торможение (а не разгон) потока на начальном участке в системе воли сжатия б) наличие косого скачка уплотнения вместо прямого скачка (головной волны) в схеме [c.96]

Уменьшение протяженности пологих ветвей характеристик при увеличении Мн объясняется тем, что на больших Мн движение головной волны против потока практически сразу же приводит к разрушению косых скачков уплотнения и к разделению струи входящего во внутренний канал воздуха на зоны с различным уров- [c.291]

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]

Рассмотрим взаимодействие скачка уплотнения и волны разрежения (рис. 5.26). Такое взаимодействие всегда наблюдается при обтекании тела сверхзвуковым потоком. Пусть за косым скачком уплотнения, идущим от точки А, поток сверхзвуковой. Тогда в точке В возникнет центрированная волна разрежения, которая, как можно показать, определив углы Р и а, обязательно будет пересекать скачок, так как а б < р. [c.122]

При обтекании выпуклой прямолинейной стенки (рис. 1.66,й) образуется простая волна расширения (ПВР), в которой поток ускоряется. При обтекании вогнутой стенки возникает простая волна сжатия (ПВС), в которой поток тормозится (рис. 1.66, б). Если кривизна вогнутой стенки достаточна, то прямолинейные линии возмущения могут смыкаться и в результате наложения малых возмущений образуется конечный разрыв, т е. косой скачок уплотнения С. В пределе, если криволинейный участок стенки вырождается в точку излома, образуется плоский косой скачок уплотнения. [c.76]

Эти характеристики для сверхзвукового потока являются действительными, и для решения приведенных выше уравнений можно воспользоваться методом характеристик, предложенным Зауером [679]. Условия в околозвуковой области вблизи горла сопла получены путем экстраполяции метода Зауера. По-видимому, с учетом последних исследований, упомянутых в разд. 7.2 и 7.3, можно получить точное решение для этой области. Как и раньше, следует использовать квазинепрерывное представление среды с ограничением, согласно которому характеристики существуют только при М 2 > 1. Сверхзвуковые течения газа с частицами рассматриваются также в работах Крайбела [439], посвященной косому скачку уплотнения, и Моргенталера [553] об угле наклона ударной волны на клине, обтекаемом потоком газа с частицами. В работах [671, 678[ исследован метод характеристик в применении к двухфазному потоку. [c.344]

Неподвижную ударную волну часто называют скачкой уплотнения. Если неподвижная ударная волна перпендикулярна к направлению потока, то ювор.чт о прямом скачке уплотнения если ке она наклонна к направлению движения, то говорят о косом скачке уплот11ення. [c.456]

ОСП симметрии переходпт в косой скачок, который на больп1их расстояниях вырождается в слабую волну. Такая же форма скачка уплотнения наблюдается нри сверхзвуковом обтекании тела, имеющего закругленную носовую часть (рис. 3.14). В криволинейной ударной волне реализуются полностью обе ветви крп- [c.135]

Сверхзвуковой диффузор с полным внутренним сжатием может быть осуществлен без центрального тела (рис. 8.46). В таком диффузоре косой скачок отходит от кромки обечайки А и пересекается в точке О на оси диффузора со скачком, идущим от противоположной кромки. Поток газа в скачке АО отклоняется от первоначального направления и становится параллельным стенке АС. В точке О линии тока вынуждены возвратиться к первоначальному направлению, в связи с чем возникает отраженный скачок 0D. В точке D поток вновь отклоняется от осевого направления и становится параллельным стенке диффузора это вызывает новый скачок, который отражается от оси диффузора, образуя следующий скачок и т. д. Так как в скачках уплотнения поток тормозится, то предельный угол поворота в каждом последующем скачке меньше, чем в предыдущем. Описанный процесс продолжается до тех пор, пока требуемый угол отклонения потока не оказывается больше предельного (ы > > (Omai) с наступлением этого режима вместо очередного плоского скачка образуется криволинейная ударная волна EF, за которой поток становится дозвуковым. Дальнейшее течение в сужающем канале идет с увеличением скорости, причем в узком сечении скорость должна быть ниже или равна критической в последнем случае за узким сечением может возникнуть дополнительная сверхзвуковая зона, завершаемая скачком уплотнения GH. [c.475]

Во-вторых, если угол атаки i превысит максимальный угол отклонения потока в косом скачке уплотнения тах для заданного числа Ml набегающего потока (см. рис. 3.12) при i > Ютах перед нижней стороной пластинки образуется отошедшая ударная волна. Случай, когда i > omax, может иметь место при не очень больших числах Mi (например для Mi = 1,5 угол пр = = 12 ). Важно отметить, что при М] < 6,4 всегда тах < пр, и поэтому причиной неприменимости изложенной схемы расчета является образование перед пластинкой отделившегося криволинейного скачка уплотнения. При очень больших числах Mi, наоборот, пр < mai и причиной неприменимости расчетной схемы является срыв с верхней стороны пластинки. [c.45]

Взаимодействие струи с потоком порождает многочисленные скачки уплотнения в плоскости, перпендикулярной обтекаемой поверхности и проходящей через середину отверстия (рис. 4.9.1,а). Непосредственно перед ним возникает косой скачок А5, идущий от окрестности точки отрыва, а перед верхней частью границы струи — криволинейный скачок DB. Встречаясь в точке В, эти скачки образуют тройную конфигурацию, за которой находится система волн разрежения G. Скачок в виде диска, характерный для недорасширенных круглых струй, искривляется и занимает положение DE. В окрестности точки присоединения возникает хвостовой скачок уплотнения F. Эти скачки образуют сложную пространственную конфигурацию. На рис. 4.9.1,6 видны границы головного 4 и хвостового 6 скачков уплотнения, представляющие собой линии, где потоки, идущие вдоль обтекаемой поверхности, встречаются (линии стекания ). Эти линии являются одновременно границами передней и задней застойных зон. На рис. 4.9.1,6 нанесена также линия, на которой потоки, идущие сверху вниз к обтекаемой поверхности из области повышенного давления за скачком АВ, у стенки сопла растекаются в разные стороны (линия растекания 5). Линии V, 2, 3 являются следами П-образных вихрей. [c.339]

Изучение природы скачков давления представляет большой практический интерес. Различают прямые н косые скачки уплотнения. В и р я м о м скачке уплотнения угол между плоскостью ударной волны н направлением скорости газа до н после скачка прямой в к о с о м скачке у п л о т н е н и я этот угол отличается от прямого. Сжатие газа в скачке является процессом необратимым, протекающим с возрастанием энтропии, что всегда приводит к необратимым потерям энергии. Поэтому при проектировании реактивных двигателей, сверхзвуковых дис1зфузоров, газовых турбин и сверхзвуковых летательных аппаратов необходимо уметь определять состояние газа при течении сквозь скачок уплотнения. [c.245]

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]

При обтекании сверхзвуковым потоком клина (рис. 3,а) поступат. течение вдоль боковой поверхности клина отделяется от набегающего потока плоским косым скачком уплотнения, идущим от вершины клина (т. н. головная ударная волна), скорость потока за скачком определяется по ударной поляре для клина конечной длины из двух возможных значений скорости осуществляется большее. При углах раскрытия клина, больших нек-рого предельного, подобное простое течение невозможно. Скачок уплотнения становится криволинейным, отходит от вершины клина, превращаясь в отошедшую ударную волну, и за ней появляется область с дозвуковой скоростью те- [c.429]

Различают три случая существования зоны смешения полуструи сверхзвукового потока полное расширение, недорасширение и перерас-ширение. В случае полного расширения (см. рис. 1) на выходе из сопла возмущений практически нет. В случае недорасширения (см. рис. 5) на выходе из сопла наблюдается клинообразная волна разрежения. При перерасширении (см. рис. 6) на выходе из сопла возникает косой скачок уплотнения. Было найдено, что характер струйного смешения для указанных трех случаев различен. Эти три случая рассмотрим раздельно. [c.75]

На рис. 8-12, г и д приведены спектры второй группы режимов (еа>Ёр). При неизменных начальных параметрах увеличение давления среды приводит к образованию на срезе двух косых скачков уплотнения АС и Л С, пересекающихся на оси. Косые скачки выходят на свободную границу струи (после пересечения в точке В углы косых скачков увеличиваются). Из точек С и i в поток распространяются волны разрежения, отражающиеся от свободной границы в виде волн уплотнения, и т. д. При некотором отношении давлений e = e нормальное пересечение косых скачков становится невозможным и система двух косых скачков перестраивается в мостообразный скачок. Последующее повышение еа вызывает деформацию мостообразного скачка и постепенный переход его в криволинейный, расположенный в выходном сечении сопла (при а = ек). [c.227]

При больших числах М2 решетка за счет сверхзвуковой части профилей может получиться слишком густой, что нежелательно по конструктивным соображениям. В этом случае обычно применяют укороченные профили, получаемые для меньших расчетных чисел Мо < Ма (и, соответственно, больших величин 2 > с учетом последующего расширения в косом срезе. Иначе (или одновременно) можно просто несколько сократить длину сверхзвуковой части профиля путем увеличения кривизны его стенок. При этом будет нарушено условие равномерности потока за решеткой и в нем могут возникнуть скачки уплотнения (как огибающие волн сжатия, выходящих из криволинейных стенок). Задача теоретического построения потока через такое сокращенное сопло, как и потока при давлении за рещеткой, большим расчетного, представляет значительные трудности. Получение надежных данных в этих случаях требует проведения экспериментального исследования на специальных установках. [c.229]

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 характер распределения давлений и определим значение и направление действующих сил на отдельных участках гондолы. На головном участке гондолы вх—М давление превышает атмосферное вследствие торможения воздушного потока в системе скачков уплотнения, создаваемой воздухозаборником. Скорость потока здесь может либо оставаться сверхзвуковой, если у передней кромки образуется присоединенный косой скачок уплотнения, либо может стать меньшей скорости звука, если перед входом в двигатель образуется головная волна (как на рис. 8.1). Вдоль поверхности головного участка гондолы в таком случае происходит разгон потока (до М>1) и снижение давления, но оно остается по всей ее длине больше атмосферного. Это создает на головном участке гондолы равнодействующую силу давлений Хгол, действующую в сторону, противоположную направлению полета. [c.243]

При еш,е большем прикрытии дросселя повышение противодавления начинает передаваться по дозвуковому потоку к системе скачков уплотнения и приводит к появлению (перемещению) головной волны перед плоскостью входа. Воздухозаборник переходит на докритические режимы работы. Головная волна по лмере увеличения степени дросселирования начинает отходить от плоскости входа, перемещаясь навстречу набегающему потоку (из положения 3 в положение 4). Следовательно, начинает снижаться расход воздуха через воздухозаборник. При этом уменьшается площадь Fh входящей струи тока, а следовательно, и коэффициент расхода ф. Коэффициент же лобового сопротивления начинает возрастать, что обусловлено появлением (или увеличением) дополнительного сопротивления из-за снижения коэффициента расхода и возрастанием сопротивления обечайки, так как на ее внешнюю поверхность начинает действовать более высокое давление за головной волной. Коэфффициент Овх при переходе на докритические режимы изменяется мало. Он вначале обычно несколько увеличивается, так как с уменьшением расхода воздуха через воздухозаборник снижаются скорости воздуха в его внутреннем канале и потери от трения. Но при дальнейшем дросселировании головная волна удаляется от плоскости входа настолько значительно, что начинает разрушать систему косых скачков и коэффициент ствх может начать снижаться. [c.283]

Переполнение канала воздухозаборника сжатым воздухом вначале приводит к образованию головной волны перед обечайкой. Эта головная волна, перемещаясь против потока, все больше разрушает систему косых скачков уплотнения. Поток за головной волной становится резко неравномерным. Причина возникновения этой неравномерности состоит в том, что в тех струях тока, которые проходят только через головную волну, создаются более высо- [c.287]

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]

Рассмотрим более подробно обтекание решетки тонких телесных профилей сверхзвуковым потоком, когда нормальная составляющая скорости меньше скорости звука (рис. 5.33). На тонких передних кро.мках возникают косые скачки уплотнений, а на выпуклой поверхности лопаток — волны разрежения. Скачки н волны расположены перед фронтом н, следовательно, возмущают поток перед решеткой. Скачки уплотнения интерферируют с волнами разрежения, и возмущения затухают при отдалении от решетки, так как иначе поток не мог бы быть периодическим. Характеристики каждой волны разрежения интерферируют с соседними скачками уплотнения, и скачки вырождаются в волны сжатия. Следовательно, в каждой волне разрежения имеется одна характеристика, которая уходит в бесконечность перед решеткой, не пересекаясь со скачками (допустим характеристика АВ на рис. 5.33). При достаточно слабых скачках течение можно считать изоэнтропийным и тогда характеристика А В будет прямой. Поскольку вдоль прямой характеристики все параметры потока постоянны, то, очевидно, что значение скорости и угла натекания потока в бесконечности соответствует их значению на характеристике АВ. Этим объясняется так называемое направляющее свойство решетки в сверхзвуковом потоке заданной скорости потока в бесконечности ).i соответствует только один угол натекания Pi, при котором течение всюду сверхзвуковое н безотрывное. [c.130]

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]

Пересечение скачков. Два последовательных поворота стенки LB D (рис. 5.16,а) на угол б приводят к образованию двух косых скачков ВК и СК, причем ip2> pi, так как после первого скачка скорость Я,2<Я,ь В результате скачки пересекаются в точке К. За точкой пересечения оба скачка сливаются в один скачок KF, так как выше точки К углы меняются в обратном направлении угол ра уменьшается (второй скачок попадает в область, где Я]>Я,2), а угол Pi возрастает (первый скачок располагается за вторым). Линия тока, пересекающая систему двух скачков, деформируется, поворачиваясь в точках Ь и d на угол б при пересечении скачков скорости потока ступенчато падают, а давления растут. Отметим, что области 3 я 4 разделены слабой волной разрежения или слабым скачком уплотнения KL, при пересечении которого поток приобретает давление pi=p z. Характерно, что скорость за скачком KF всегда меньше скорости за скачком СК (Я4<Яз) отсюда следует, что линия КН является линией тангенциального разрыва скорости. В вязкой жидкости вдоль КН развивается вихревое движение. [c.135]

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]

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]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...