Течение за сильным разрывом

В дозвуковом потоке везде Х<1, М<1 и <1. В сверхзвуковом потоке (М 1) могут возникать сильные разрывы (скачки уплотнения), за которыми вообще нарушается потенциальность течения, а в выражениях (23.1) и (23.3) р и р изменяются при прохождении скачков. Мы рассматриваем пока течения без скачков или со слабыми скачками, в которых изменением р и р можно пренебречь. [c.192]

Получена замкнутая система соотношений на поверхности сильного разрыва в течении трехфазной дисперсной среды с фазовыми превращениями и расчетные формулы для параметров за скачком. Построены диаграммы критического давления. Получено выражение для изотермической скорости звука в среде. Решена задача об отражении ударной волны от твердой стенки. [c.740]

Ниже исследуются течения за пространственными ударными волнами, причем предполагается, что образом поверхности разрыва является некоторая кривая в пространстве годографа, а течение за ударной волной принадлежит к классу двойных волн. Естественно, рассматриваются лишь ударные (детонационные) волны постоянной интенсивности, так как течение за фронтом волны предполагается изэнтропическим. Для системы уравнений, описывающей двойные волны, вдоль некоторых линий в плоскости независимых компонент скорости ставится задача Коши. Рассматриваемая система уравнений оказывается эллиптической за фронтом ударных волн и гиперболической за нормальными детонационными волнами. Показывается, что в стационарном случае за поверхностью сильного разрыва скорость звука как функция компонент скорости такая же, как и в случае конического автомодельного течения. Это дает возможность получить некоторые точные решения для установившегося пространственного обтекания некоторых тел специальной формы при наличии ударных фронтов. [c.71]

Течения за поверхностью сильного разрыва в классе плоских нестационарных двойных волн исследовались также в работах [4, 5] [c.71]

Теорема 1.1. Если поверхности сильного разрыва соответствует в пространстве годографа некоторая кривая, а течение за разрывом принадлежит к классу по-тет иальных двойных волн, то эта поверхность будет развертывающейся поверхностью в любой момент времени t = Iq и задача Коши для системы (1.1) может быть поставлена для любой развертывающейся в пространстве xi, 2, х при t = to поверхности. [c.74]

Пусть пространственная волна разрежения распространяется по области покоя, и на фронте ее не равны нулю первые производные газодинамических величин, а течение за волной достаточно гладкое (сильные разрывы не догоняют фронт волны разрежения). Тогда, если в какой-либо точке пространства xi, Ж2, жз, t происходит фокусировка слабого разрыва (в нуль обращается хотя бы один из радиусов кривизны главных нормальных сечений поверхности слабого разрыва), то в этой точке обращаются в бесконечность нормальные к поверхности разрыва производные давления и скорости — происходит явление градиентной катастрофы. [c.351]

Описанные процессы силового, массообменного, акустического и теплового взаимодействий рабочего и окружающего газов, наблюдаемые в затопленных струях, имеют место и в свободных спутных струях (см. рис. 1.2, а). Если скорость спутного потока невелика, то процесс формирования струйного течения качественно не отличается от описанного выше При сверхзвуковых скоростях газов выравнивание статических давлений на кромке сопла, где струйный и спутный потоки встречаются впервые, сопровождается образованием исходящих от острой кромки сопла газодинамических разрывов — скачка уплотнения, центрированной волны разрежения или слабого разрыва. Определение типов исходящих в разные газы волн составляет задачу о распаде произвольного стационарного разрыва. Эта задача подробно рассматривается ниже в рамках моделей невязких газов. Решение ее существенно осложняется, если есть необходимость считать газы вязкими, а кромку сопла не острой. В этом случае в окрестности кромки сопла формируется тороидальная донная область с циркуляционным течением. Сильное силовое взаимодействие струйного и спутного газов происходит на некотором удалении от кромки и по характеру напоминает течение в ближнем сверхзвуковом следе за телом. В рамках модели невязкого газа возникающие в результате распада разрывы и исходящие с кромки сопла волны течения за ними разделяются поверхностью тангенциального разрыва. В реальных газах вдоль них, как и на границе затопленной струи (см. рис. 1.2), происходит смешение струйного и спутного газов. Криволинейность в общем случае тангенциального разрыва является причиной возникновения висячего скачка уплотнения внутри волны разрежения, если она образуется в результате распада произвольных разрывов. Поэтому при любых ситуациях в струе рабочего газа образуются бочки, связанные с выходом на границу отраженных от оси скачков уплотнения и их рефракцией на тангенциальном разрыве. В реальных газах эти скачки, изменяя свою форму в слое смешения, выходят в спутный поток, а в струе за ними формируется новая бочка. Как и в [c.20]

Применение взрывчатых веществ — один из способов получения сильных ударных волн. За фронтом сильной ударной вол- ны при достаточно больших числах Маха благодаря резкому повышению температуры (газ в момент взрыва, находившийся при атмосферном давлении и комнатной температуре, испытывает примерно десятикратное сжатие и нагревается до температуры 10 -1-10 К) происходят возбуждение внутренних степеней свободы молекул, различные химические реакции, излучение света и другие процессы. В среде при этом возникает сложное неустановившееся течение, в котором наряду с основной ударной волной существуют другие поверхности разрыва (вторичные ударные волны, контактные поверхности). [c.116]

Обследованием была установлена следующая картина разрушения. За срок службы в течение 2000 ч ротор полностью вышел из строя, причем основному разрушению подверглись длинные лопатки. На отдельных лопатках со стороны диска наблюдались разрывы 120—130 мм (рис. 7). Лопатки сильно утонились вследствие коррозии, что приводило к разрушению за счет недостаточной прочности. На лопатках, после очистки отложений, наблюдались углубления правильной формы, свидетельствующие о том, что наряду с коррозионным нарушением происходил и процесс эрозии. Очень сильно разрушились и заклепки — 50 % общего числа имели изъеденные головки. Сильно разрушились и уплотнения, изготовленные из сплава алюминия с небольшим содержанием меди. Гребешки обойм уплотнений были полностью разрушены. Участки поверхности у заклепок на лопатках диска и покрышке остались в сохранности. Основные и покрывающие диски, а также корпус машины подверглись незначительному разрушению. [c.16]

НИИ достигает минимума, так что на участке АС оно падает, а на участке СЕ возрастает. Такие же изменения давления вдоль поверхности тела имеют место и в пограничном слое (так как поперек пограничного слоя давление почти не меняется). Следовательно, на участке СЕ жидкость в пограничном слое должна двигаться по направлению возрастания давления, что приводит к ее торможению. Наиболее сильно это торможение сказывается, конечно, на частицах жидкости, движущихся около самой поверхности цилиндра, т. е. обладающих наименьшей скоростью. В некоторой точке О вниз по потоку эти частицы останавливаются, а за точкой О даже двигаются вспять по сравнению с более удаленными от поверхности цилиндра и поэтому еще не заторможенными частицами. Образующееся у поверхности тела за точкой О возвратное течение оттесняет внешнее течение от поверхности цилиндра — происходит, как говорят, отрыв пограничного слоя от обтекаемой поверхности с образованием в жидкости поверхности раздела ОР. Если пограничный слой до отрыва был ламинарным, то после отрыва он ведет себя как свободная струя в затопленном пространстве и быстро становится турбулентным (при заметно меньших Не, чем не отрывавшийся пограничный слой, так как наличие стенки действует на течение стабилизирующим образом). Поверхность раздела ОРу являющаяся поверхностью тангенциального разрыва скорости, весьма неустойчива (см. ниже) и свертывается в один или несколько вихрей. В области РОЕ за поверхностью раздела около цилиндра образуется крупный вихрь второй такой же вихрь образуется в нижней части цилиндра. Эти вихри попеременно отрываются от поверхности цилиндра и уносятся вниз по течению на их месте образуются новые вихри. [c.71]

В условиях эксплуатации на материалы электрической изоляции повышенная температура воздействует в течение длительного времени, вызывая необратимые изменения свойств — тепловое старение. Органические диэлектрики, как правило, сильней подвержены тепловому старению, чем неорганические. В разных веществах, при разных температурных уровнях интенсивность термоокислительной деструкции, являющейся основным механизмом теплового старения, протекает по-разному. В первой стадии теплового старения за счет удаления остатков влаги и растворителей, улетучивания некоторых низкомолекулярных составных частей и других процессов электрические свойства твердых диэлектриков могут даже улучшаться без существенного снижения механических свойств. В дальнейшем термоокислительная деструкция, сопровождающаяся в органических диэлектриках выделением разных продуктов окисления, в том числе СО, СО2, Н2О и других продуктов иногда кислого характера с химическими агрессивными свойствами, будет вызывать прогрессивное ухудшение механических характеристик, в первую очередь тех, которые особенно чувствительны к появлению хрупкости материала падает удлинение при разрыве, число перегибов, удельная ударная вязкость, гибкость при изгибании вокруг стержней. В материале могут появляться сперва микроскопические, потом и более крупные трещины. При воздействии влаги, проникающей в эти трещины, может сильно снижаться удельное объемное сопротивление, возрастать tgб, падать электрическая прочность. Появление хрупкости особенно опасно при наличии динамических механических нагрузок, тряски, вибраций. Поэтому для выявления влияния теплового старения на электрические характеристики часто пользуются циклическими испытаниями чередующимися воздействиями на образцы высокой температуры, вибрации и влажности. При достаточно глубоком тепловом старении может произойти сильное науглероживание органического [c.98]

Приведенная выше схема правильного или нормального отражения (см. рис. ПО) на практике не осуществляется, если интенсивность падающей волны слишком сильна или угол р велик. В этих случаях, как показывают эксперименты, образуется волна ОЯ, которая встречает падающую волну 03 не на границе, а в некоторой точке над ней (рис. 111). От этой точки к границе идет прямая ударная волна ООу. Состояние газа за отраженной волной далеко от границы определяется последовательным прохождением волн 08 и ОЯ. Вблизи границы газ проходит только одну головную волну ООу. Такое отражение называется неправильным, или маховским, отражением. Из граничного условия и непрерывности давления следует, что в областях за ударными волнами 00 и ОЯ давление газа одинаково, а скорости имеют одинаковое направление, по величине же они так же, как плотность, различны. Эти условия будут выполнены, если допустить существование линии контактного разрыва ОК между указанными выше областями газа (см. рис. 111). Такое допущение находится в согласии с наблюдениями. В окрестности контактной поверхности ОК течение газа завихренное. Как было отмечено выше, маховское отражение наблюдается при больших значениях числа М или угла р. С другой стороны, при указанных значениях этих чисел по формуле (1.20) мы получим комплексные значения угла ш. Отсюда следует вывод маховское отражение [c.443]

В даш.пейшем будем рассматривать два варианта 1) течение в полу-бесконечной области за разрывом, х е (- а Xj ], > 1 либо перед разрывом, хе[л -,со), 0<М <1 2) течение в области между двумя сильными разрывами, ле[х ,х ], х . =h -at, <0. За вторым разрывом берем однородный поток [c.75]

На первый взгляд может показаться странным, что ньютоновское уравнение состояния, которое появляется как асимптотическое решение общей теории простых жидкостей (и получается из уравнения (7-7.9) при Л 0), предсказывает в отношении распространения разрывов результаты, качественно отличающиеся от тех, которые следуют из теории простой жидкости. Однако в действительности это лишь кажущийся парадокс, так как методика, посредством которой ньютоновское уравнение получается из теории простой жидкости, налагает определенное ограничение на рассматриваемые предыстории деформирования, требуя их непрерывности в момент наблюдения (см. обсуждение, следующее за уравнением (6-2.3)). Это условие в сильнейшей степени нарушается в рассмахриваемой задаче. По существу, аналогичные трудности возникают для любого типа уравнения состояния /г-го порядка. Они подробно рассматривались в работе Колемана и др. [44] для жидкости второго порядка. Уравнение движения жидкости второго порядка в рассматриваемом течении имеет вид [c.296]

Из представленных результатов видно, что сразу после разрыва диафрагмы, т. е. распада произвольного разрыва, в область низкого давления (КНД) идут ударная волна и контактная граница, отделяющая холодный и горячий газы, а в область высокого давления (КВД) —волна разрежения. В начальные моменты времени присутствие частиц не сказывается, и течение формируется, как в чистом (без частиц) газе по замороженной схеме (см. эпюру давления для i = 0,4 мс). Постененно частицы начинают оказывать заметное влияние на развитие процесса, подтормаживая газ, охлаждая горячий газ в области сжатия и нагревая холодный в области разрежения. В результате бегущий по газовзвеси передний скачок затухает п замедляется, а за ним формируется зона релаксацпи. С течением времени, если 1ШД и КНД достаточно длинные для данного размера частиц, конфигурация воли уплотнения асимптотически стремится к своей предельной стационарной структуре (изученной в 4) до тех пор, пока это стремление не нарушится волнами разгрузки от торца КВД или отражением от торца КНД. Предельная стацнонар-ная волна уплотнения может быть как со скачком (при достаточно сильном воздействии, определяемым величиной так и полностью размытой. Чем больше массовое содержание частиц рго/рю, тем требуется более сильное (за счет увеличения р ) стационарное (за счет достаточной длины КВД) воздействие, не зависящее от размера частиц, для сохранения скачка в предельной ударной волне. С уменьшением размера частиц время п расстояние установления стационарной волны сокращаются. Для условий на рис. 4.5.1 характерное время скоростной релаксации [c.354]

След за круговым цилиндром во многих аспектах подобен следу за плоской пластиной. Когда число Рейнольдса превышает некоторое критическое значение, за цилиндром формируется пара вихрей. Эта пара растягивается в направлении потока, становится несимметричной и в конце концов разрушается и сносится вниз по патоку, распространяя завихренность попеременно на обе стороны следа. При умеренно больших числах Рейнольдса не всегда существует начальная пара вихрей, и так как поверхность разрыва, сходящая с поверхности цилиндра, неустойчива, она свертывается в отдельные вихри с образованием вихревой пелены. Таким образом, вихревое движение определенной частоты существует при любом числе Рейнольдса, и вниз по потоку распространяется двойной ряд вихрей. При ббльших числах Рейнольдса, скажем более Ке = 2500, вихри рассеиваются по мере образования, поэтому двойной ряд вихрей не может существовать. На задней стороне цилиндра вихри периодически отрываются, пока число Рейнольдса не достигнет значения Ке = 4 -10 — 5 -10 . При этих значениях числа Рейнольдса течение в следе становится турбулентным. Как и в случае плоской пластины, хвостовая пластина за цилиндром предотвращает отрыв вихрей и оказывает сильное влияние на сопротивление цилиндра, уменьшая коэффициент сопротивления от 1,1 до 0,9 [11, 12]. Пластина эффективна на расстоянии первых четырех-пяти диаметров вниз по потоку. Если два вязких слоя на каждой стороне следа не взаимодействуют друг с другом в области, гдо они имеют тенденцию к свертыванию в вихрь, то не возникает стабилизирующего механизма, закрепляющего определенвое периодическое образование вихрей. Поэтому вязкие спои разрушаются независимо друг от друга [121. Давление за пластиной или цилиндром мевьше, чем давление [c.85]

При затоплешюм истечении в случае достаточно интенсивного вращепия па месте воронки размещается циркуляционная зона. Течение в этой зоне оказывается сильно турбулизировапным из-за наличия в профиле осевой скорости точек, перегиба, генетически связанных с тангенциальным разрывом, который имел бы место в идеальной жидкости. Развитие такого рода неустойчивости обычно порождает свободную турбулентность, как, папример, в струях, следах, слоях смешения, которые допускают неплохое описание с помощью модели турбулентной вязкости VJ , определяемой эмпирически [144]. Целью дальнейгнего является использование решений второго типа, рассмотренных в 1 для описания вращающегося потока, наделенного турбулентной вязкостью, зависящей от состояния движения. Турбулентная вязкость не задается, а определяется феноменологически из некоторого вариационного принципа. [c.213]

Наряду с методами расчета двухфазных течений нри сверхзвуковой скорости газа в ЛАБОРАТОРИИ развивались методы их расчета в до- и трансзвуковых частях сопел [15-18]. При этом особое внимание пришлось уделить двум вопросам повышению порядка аннроксимации уравнений для второй фазы и аккуратному описанию течения в тонком пристеночном слое газа, свободном от частиц. Главная особенность такого слоя, возникающего из-за отставания частиц но скорости нри обтекании выпуклых в сторону потока участков границы, - сильная неизоэнергетичность и неизэнтроничность текущего в них газа, который пересекает границу слоя в разных ее точках. Как указывалось во Введении к Части 4, из-за этого для малоинерционных частиц граница слоя оказывается близкой к тангенциальному разрыву, что, в свою очередь, приводит к дополнительному излому контура сопла максимальной тяги. [c.466]

С, В которую попадает первая характеристика, отраженная от поверхности тангенциального разрыва. Правее точки С теченпе в пристеночном слое чувствует наличие внутреннего слоя. Возрастание давления связано с тем, что нри одном и том же угле поворота потока в течении Прандтля — Мейера давление в потоке с большим "У уменьшается сильнее, чем в истоке с меньшим -у. При относительно больших толш,инах пристеночного слоя влияние внутреннего слоя ощущается в основном правее точки D. В точке D производная давления терпит разрыв и начинает изменяться более интенсивно, а давлепие приближается к давлению в однослойном течении, поатому начиная с точки D течение в пристеночном слое определяется в основном внутренним слоем. До точки D возмущения, вносимые внутренним слоем, ослабляются волной разрежения, исходящей из точки А. При малых толщинах пристеночного слоя влияние внутреннего слоя сказывается в неносредственной окрестности угловой точки. Давление в пристеночном слое стремится сравняться с давлением во внутреннем слое, а так как последнее (нри повороте на один и тот же угол) больше, то происходит возрастание давления. Естественно, что по мере уменьшения толщины слоя различие между статическими давлениями в одпослопном и двухслойном течениях па степке сопла уменьшается, однако при этом число Маха в этих течениях могут существенно различаться за счет различия в показателе адиабаты. Отметим, что возрастание давления при обтекании угловой точки имеет место лишь в случае, когда показатель адиабаты в пристеночном слое больше показателя адиабаты в ядре потока. Как показывают расчеты, возрастания давления не наблюдается, если контур сопла в окрестности угловой точки скруглить с помощью окружности радиуса — 0,5)г . [c.192]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...