Образование ударных волн. Скачки уплотнения

Образование ударных волн. Скачки уплотнения [c.19]

С помощью метода крупных частиц исследованы широкие классы задач, в том числе выполнен расчет в областях переменной формы сверхзвуковое обтекание тел с отошедшей и присоединенной ударными волнами и внутренними скачками уплотнения дозвуковые и трансзвуковые течения с переходом через скорость звука и образованием локальных сверхзвуковых зон. [c.196]

Уравнение (9-42) играет фундаментальную роль в газодинамике, так как допускает аналитические решения, позво-ляющие установить основные закономерности эволюции возмущения конечной амплитуды до образования скачков уплотнения или ударных волн. Анализ эволюции на основе уравнения (9-42) является широко известным и содержится в любом учебнике по газовой динамике. [c.254]

Уже в те годы исследователей интересовал вопрос о процессах, происходящих при переходе газа из начального состояния перед ударной волной в конечное состояние после ударной волны. Еще В. Дж. Ренкин показал, что такой переход осуществляется в некотором слое, толщину которого он определил, основываясь на теплопроводности как одной из причин образования скачка уплотнения. В такой же постановке решил задачу Л, Прандтль [c.315]

Образователи ударных волн. Полет самолета со сверхзвуковой скоростью сопровождается своеобразным хлопком, который является следствием образования скачков уплотнения и волн разрежения перед носком фюзеляжа, фонарем кабины самолета, в местах стыка крыла и оперения с фюзеляжем. Основные мощные ударные волны образуются носовой частью самолета и крылом (они в полете первыми встречают частицы воздуха) и затем хвостовым оперением. Такие ударные волны называются соответственно головной и хвостовой (рис. 1.5, а). Промежуточные ударные волны или догоняют головную волну и сливаются с ней, или отстают и сливаются с хвостовой. [c.13]

В той части области В плоскости У оТ, где Л > О, контуры с выпуклым главным изломом не могут быть близки к оптимальным. Вместо них естественно исследовать конфигурации с изломом, обтекаемым с образованием слабого скачка ио. При Л > О он отражается от головной ударной волны ггю также слабым скачком уплотнения, как показано на рис. 1, е. Па ней и далее слабые скачки даны жирными линиями. Если перепад давления на (1уо равен [р] = Ар+ — Ар , [c.474]

Если характеристика АС находится в минимальной области влияния смешанного течения, то и скачок находится в этой области (так, например, будет, когда угловая точка вызывает образование местной сверхзвуковой зоны, или в обтекании с отошедшей ударной волной без местной сверхзвуковой зоны при определенном соотношении между углами наклона профиля в точке излома и скоростью набегающего потока). При этом гладкий скачок уплотнения на некотором своем участке будет ограничивать спереди область дозвуковых скоростей (рис. 9.17). (Вопрос осуществимости конфигураций с гладким скачком уплотнения, указанных на рис. 9.17, требует специального исследования.) [c.277]

Наличие этого граничного условия приводит к тому, что в струе возникают ударные волны. Возникновение волн сжатия предсказывается расчетами методом характеристик и подтверждается экспериментом. При этом в общем случае течение уже не будет изоэнтропическим. Возникшая ударная волна поворачивает вектор скорости потока в сторону оси симметрии. Поэтому струя перестает расширяться и начинает сужаться. Но ось симметрии является линией тока и, следовательно, за ударной волной у оси симметрии поток должен повернуть в сторону свободной границы. Такой поворот осуществляется образованием новой поверхности сжатия. За этим скачком давление оказывается выше внешнего давления р и поэтому происходит новое перерасширение струи и затем новое сжатие струи с помощью скачков уплотнения и т. д. Этот процесс может повториться несколько раз, он хорошо подтвержден экспериментами. В дальнейшем наличие вязкости приводит к перемешиванию струи с окружающим газом. [c.384]

Вместе с возрастанием числа М набегающего потока увеличивается плотность газа за скачком уплотнения. Плотность газа может достигнуть больших величин, поскольку образование мощных ударных волн перед телом сопровождается значительным повышением температуры, приводящим к диссоциации газа. [c.417]

Выясним, в каких условиях возможно образование исходящей из вершины клина О (рис. 101) плоской головной ударной волны ОС, еще иначе именуемой косым скачком уплотнения. [c.302]

На снимке 1 (рис. 2) белая полоса изображает ударную волну, движущуюся слева направо. Правый край кадра представляет собой изображение отражающей стенки. Снимок 2 соответствует ранней стадии образования отраженной ударной волны. Как видно из последующих снимков (рис. 2), процесс отражения ударной волны сопровождается бифуркацией, т. е. взаимодействием ее с пограничным слоем, что приводит к сложной конфигурации скачков вблизи пограничного слоя. Эти скачки называют обычно в литературе Х-ножкой. В результате этого в средней части фотоснимков мы видим две вертикальные темные полосы, из которых передняя соответствует фронту отраженной ударной волны, а задняя — области больших градиентов в газе в месте соприкосновения второго наклонного скачка уплотнения А,-ножки с пограничным слоем. Перед отраженной ударной волной наблюдается широкая слегка затемненная полоса, передний край которой соответствует месту соприкосновения переднего скачка уплотнения >.-ножек с пограничным слоем. Эти зоны градиентов плотности расположены по периметру трубы и находятся не в объеме газа, а на границе пограничного слоя. [c.131]

Толщина скачка уплотнения равна примерно двум-трем газокинетическим пробегам атомов. Перед фронтом ударной волны, а следовательно, и непосредственно за скачком уплотнения газ если и ионизован, то очень слабо. После ударного сжатия в высоконагретой частице газа начинается ионизация. Основным механизмом является ионизация электронным ударом (см. гл. VI). Однако для того чтобы ионизация развивалась путем электронных ударов с образованием электронной лавины, необходимо, чтобы в газе имелось некоторое начальное затравочное , количество злектронов. Одним из механизмов, которые могут привести к этой начальной ионизации, является ионизация при соударениях атомов друг с другом. Как отмечалось в гл. VI, эффективное сечение такого процесса чрезвычайно мало. Поэтому для образования затравочных электронов за счет атом-атомных столкновений требуется довольно значительное время. Соответственно зона за скачком уплотнения, где параметры газа отвечают ничтожно малой степени ионизации, т. е. равны д, р, Т, растягивается на весьма большое расстояние. [c.391]

Линейная теория обтекания тел сверхзвуковым потоком оказалась эффективным средством в решении ряда важных задач, выдвигавшихся практикой, хотя и могла быть использована лишь для анализа течений около тонких тел 330 и при малых углах атаки. Эта теория, основанная на предположении малости возмущений, не позволяла исследовать такие свойства действительного ното-ка, как образование ударных волн, непостоянство скорости звука в потоке, перенос возмущений с местной скоростью звука и т. д. Чтобы учесть влияние хотя бы одного из этих факторов, необходимо пользоваться точными нелинейными уравнениями газовой динамики, а при приближенном решении таких уравнений применять высшие приближения. Некоторые нелинейные задачи сверхзвуковой аэродинамики рассмотрены Ф. И. ФранклемиР. Н. Алексеевой (1934), А. Буземаном (1935), построившим приближение второго порядка для распределения давлений по поверхности тела, К. Фрид-рихсом (1948), распространившим метод Буземана на случай сверхзвукового обтекания профиля со скачками уплотнения. [c.330]

Франкль, Гудерлей и Буземан ввели предположение, что непрерывный ноток является исключением и может существовать только для определенных обводов тела при этом изменение формы контура тела при некотором числе М набегающего потока или изменение этого числа при фиксированном контуре приводит к возникновению скачков уплотнения. Этой точке зрения противостояла другая, основанная на найденных к этому времени точных примерах непрерывных течений с околозвуковыми скоростями (например, решения Дж. М. Лайтхилла — 1947 и Т. Черри — 1949). Все это дало основание некоторым ученым думать, что можно практически осуществить непрерывное течение около профиля произвольной формы. Подобную точку зрения высказывал, например, М. Шефер (1956). Так возникла, по выражению Л. Берса, околозвуковая полемика . Экспериментальные данные нисколько не проясняли картину. Так же, как и в 30-х годах, эксперименты 40-х годов указывали на то, что переход через скорость звука происходит либо с образованием ударных волн, либо течение становится неустановившимся, а позднее, в 1953 г., обнаружили непрерывное околозвуковое течение. Противоречие между теоретическими и экспериментальными данными, между данными отдельных экспериментов в то время не могло быть объяснено. Однако это не [c.334]

Образованием ударных волн, как двим ущихся в пространстве, так и стоячих скачков уплотнения, сопровождаются многие важные для техники процессы, связанные с большими около- и сверхзвуковыми движениями газа или с распространением местных сжатий (повышений давления) в неподвижном газе. [c.185]

Скорость распространения каждого нового уплотнения, следующего за предшествующим, равна с- -и, т. е. больше скорости звука с, так как волна нового уплотнения пойдёт по газу, сжатому первой волной. В результате этого более поздние элементарные волны сжатия имеют ббльшую скорость распространения. На рис. 156 схематически показано образование ударной волны в этом случае. На верхней части рис. 156, а движущийся со скоростью и поршень находится в положении лг, и перед ним распространяется волна сжатия протяжённостью — х . Обгон поздними элементарными волнами более ранних приводит к тому, что крутизна кривой АВ всё более увеличивается (пунктирные линии) и возникает резкий скачок уплотнения. На нижней части рис. 156, а стрелками условно показаны значения скорости распространения сжатия в разных участках фронта волны сжатия АВ, [c.249]

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]

Если, например, неподвижный вначале поршень (рис. 38) придет в движение и с некоторого момента времени будет двигаться равномерно со скоростью и, то передача этого движения покоящемуся газу, заполняющему цилиндрическую трубу, в которой движется поршень, произойдет не мгновенно. Вызванные поршнем давление р и плотность р будут распространяться в невозмущелном газе, имеющем давление Ри и плотность Ро. Процесс этого распространения показан на рис. 38. Скорость поршня равна и, скорость точки С равна скорости звука Гд в невозмущенном покоящемся газе, точка В имеет скорость и- -а, превышающую скорость звука а , и нагоняет точку С. Наклон кривой ВС при перемещении возмущения увеличивается (рис. 38 б). При приближении этого уклона к вертикали производные и, р, р по X становятся бесконечно большими, и предыдущие формулы теряют свою силу. Можно, одначо, утверждать, что тенденция к увеличению крутизны склона кривой возмущений имеет место, а это приводит к образованию (рис. 38 в) малой по протяженности движущейся области, на границах которой значения р, р и м будут слева—р, р, и, справа—рд, рд, и . Эта область стремится стать бесконечно тонкой и превратиться в плоскость разрыва давлений, плотности и скорости. Такая движущаяся поверхность (плоскость) разрыва физических величин в газе называется, как уже упоминалось, ударной волной или, иногда, движущимся скачком уплотнения. [c.171]

В монографии изложены результаты иееледований в облаети теоретической и вычислительной трансзвуковой аэродинамики. Помимо общих вопросов трансзвуковой теории рассматриваются следующие проблемы фундаментально-прикладного характера трансзвуковое вихревое течение за отошедшей ударной волной образование и свойства висячих скачков уплотнения обтекание профиля крыла при больших дозвуковых скоростях полета, в частности, профилирование докритического крыла профилирование сопла Лаваля в корректной постановке и прямая задача сопла струйное трансзвуковое обтекание теория осесимметричных трансзвуковых течений некоторые вопросы, актуальные для пространственных течений. [c.2]

На определенных режимах сверхзвукового обтекания затупленных тел в поле течения за отошедшей ударной волной возникают вторичные (или иначе — внутренние, висячие) скачки уплотнения. Они оказывают существенное влияние на аэродинамические характеристики тел. Расчетным путем эти скачки впервые были обнаружены П. И. Чушкиным [111] при изучении обтекания гладко затупленного клина и конуса В.Ф. Ивановым [13] были построены скачки в области за головной ударной волной при расчете обтекания затупленного конуса с изломом образующей контура. Образование вторичных скачков уплотнения ранее наблюдалось и в экспериментах, однако причины их появления не были тогда достаточно изучены. М. Лайтхиллом, например, высказывалось мнение [90], что причиной образования вторичного скачка является отрыв и последующее прилипание пограничного слоя в окрестности угловой точки (по этому поводу см. 11) были предположения, что появление таких скачков в расчетах связано с заданием грубых начальных данных и т.п. [c.252]

Если ударная волпа распространяется в пеионизованном газе, то опережающее ударную волну излучение приводит к образованию свободных электронов перед скачком уплотнения. Как мы увидим в 13.3, присутствие даже нескольких свободных электронов перед скачком температуры ионов и нейтральных частиц способствует более быстрому установлению ионизационного равновесия за скачком уплотнения. Этот эффект, в частности значение изменения фотоэлектрического эффективного сечения в зависимости от частоты фотона, рассмотрен Ветзелом [161. [c.457]

Принципиальные особенности движения газа со сверхзвуковыми скоростями — волновой его характер — были отмечены впервые в 1847 г. Допплером. Наличие волн было позже (1875—1897) экспериментально обнаружено и изучено австрийскими физиками Э. Махом и Л. Махом. Риман (1826—1866) в классическом мемуаре О распространении волн конечной амплитуды , относящемся к 1860 г., установил получившие в дальнейшем широкое применение инварианты — функции давления и скорости или скорости звука и скорости, сохраняющие свои значения вдоль характеристик уравнений динамики газа, и тем самым заложил теоретические основы исследования сверхзвуковых потоков. Теория Римаиа объяснила необходимость образования в сверхзвуковых потоках так называемых ударных волн или скачков уплотнения. [c.29]

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

Сверхзвуковые струйные течения характеризуются образованием и взаимодействием газодинамических разрывов. Типичными примерами ударно-волновых структур в таких течениях являются тройные конфигурации ударных волн, догоняющие и встречные скачки уплотнения, рефракция скачка на тангенциальном разрыве. В работе [1] перечисленные задачи о взаимодействии скачков уплотнения сводятся к расчету обобщенной ударноволновой структуры (рис. 2.1, а). В этой структуре приходящие волны 1 и 2 — встречные, 2 и 3 — догоняющие) считаются заданными, т.е. в потоке с известным числом Маха заданы интенсивности волн. Задача о расчете обобщенной ударно-волновой структуры сводится к определению интенсивностей исходящих волн 4 и 5 и параметров течения за ними. Известные исходные данные позволяют определить значения газодинамических переменных в областях fag перед исходящими волнами, поэтому задача сводится к расчету параметров взаимодействия сверхзвуковых потоков в областях f п д, встречающихся под углом Ро (рис. 2.1, б). Следует отметить, что изображенная на рис. 2.1,6 ситуация является и самостоятельным газодинамическим объектом, который часто встречается в сверхзвуковых струйных течениях, например, при истечении струи из сопла Лаваля в сверхзвуковой спутный поток, а также в сверхзвуковой аэродинамике на задней кромке профиля (рис. 2.1, б). [c.30]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...