Структура волны разрежения

Для иллюстрации влияния кинетики обратного перехода е а на течение и структуру ударных волн разрежения на рис. 3.4.5 приведены эпюры напряжений в виде штриховых линий, соответствующих более высоким скоростям обратных превращений, когда Ь 21 = 30 с/м = 6 с/м ). [c.282]

Видно, что кинетика обратного перехода в фазу низкого давления влияет только на структуру и толщину ударной волны разрежения, где реализуется указанный переход. При достаточно высокой интенсивности этого перехода указанная волна вырождается в скачок разрежения. Таким образом, имеется облегчающее анализ процесса обстоятельство, состоящее в том, что две реакции протекают независимо друг от друга, а кинетика обратного превращения фактически не влияет на процессы впереди волны разрежения, в частности, на глубину зоны, где фазовый переход Fe -> Fe протекает полностью. [c.282]

Сеточно-характеристический метод. В классической схеме метода узлы характеристической сетки определяют в процессе численного решения как точки пересечения характеристик. Основное преимуш ество этой схемы состоит в том, что при использовании такой сетки максимально учитывается структура течения, в частности области распространения слабых разрывов. Так, в случае применения классического метода характеристик удобно рассчитывать волны разрежения, выделять линии слабых разрывов, определять области возникновения висячих ударных волн. [c.122]

Хорошо известно [38], что интенсивность первичной и отраженной волн разрежения, внутренних и внешнего кромочных скачков зависит от числа Мц на выходе из решетки. При числах интенсивность первичной и отраженной волн разрежения оказывается достаточной для достижения предельного переохлаждения и, следовательно, появления скачка конденсации I (рис. 3.5,а). Последующее увеличение Mi практически не меняет положения конденсационного скачка внутренний кромочный II и отраженный III скачки перемещаются по спинке и приближаются к внешнему кромочному скачку IV. Выпуклый участок спинки профиля в косом срезе за скачком III генерирует распределенную волну разрежения J. На режимах M.iинтенсивность волн разрежения мала, поток не достигает предельного переохлаждения и скачок конденсации в пределах волн разрежения возникнуть не может. Внутренний кромочный и отраженный адиабатические скачки способствуют снижению переохлаждения за волнами разрежения. Поэтому, как указывалось выше, скачок конденсации I перемещается по потоку в область распределенной волны разрежения (рис. 3.5,6). Очевидно, что в двух рассмотренных случаях структура сверхзвукового потока в косом срезе существенно различная. Однако условия для конденсационной нестационарности в обоих случаях не возникают. Действительно, в первом случае (рис. 3.5, а) скачок конденсации располагается в первичной и отраженной волнах разрежения и фиксируется в пределах этой зоны, которая характеризуется весьма большими скоростями расширения. Слабо выраженная нестационарность скачка конденсации может быть обусловлена лишь пульсациями параметров потока непосредственно за выходными кромками лопаток (рис. 3.11). [c.98]

Расчетные и экспериментальные исследования нестационар-ности рассматриваемого типа [66] проведены без учета пограничного слоя в решетках. Воздействие системы волн на характеристики пограничных слоев не изучалось. Первые опытные данные, полученные в МЭИ [50], подтверждают предположение о существенной перестройке пограничных слоев в результате взаимодействия с ударными волнами и волнами разрежения. Экспериментальное изучение волновой структуры в решетке проведено на модели, включающей решетку с суживающимися каналами /, оснащенную малоинерционными датчиками 1—7. Возмущения создавались вращающимися стержнями //, расположенными за решеткой (рис. 5.25, а). [c.190]

Анализ волновой структуры сверхзвуковых течений влажного пара приведен в гл. 7. Здесь даются теоретические методы расчета адиабатических скачков уплотнения в сверхзвуковых потоках. Главы б и 7 органически связаны, поскольку при сверхзвуковых скоростях скачки конденсации и уплотнения и волны разрежения возникают одновременно и взаимодействуют. [c.7]

В лаборатории турбомашин МЭИ введены в эксплуатацию различные стенды влажного пара, ориентированные на экспериментальное изучение следующих основных задач I) механизма конденсации в равновесных и неравновесных течениях влажного пара при больших скоростях и, в частности, скачковой конденсации 2) механизма и скорости распространения возмущений в двухфазной среде и условий перехода через скорость звука 3) основных свойств дозвуковых и сверхзвуковых течений в каналах различной формы с подробным изучением волн разрежения и скачков уплотнения в эту группу включаются исследования основных энергетических и расходных характеристик сопл, диффузоров и других каналов 4) двухфазного пограничного слоя и пленок, образующихся на поверхностях различных форм 5) течений влажного пара в решетках турбин (плоских, прямых и кольцевых) с подробным изучением структуры потока, углов выхода, коэффициентов расхода и потерь энергии 6) структуры потока и потерь энергии в турбинных ступенях, работающих на влажном паре, с подробным изучением оптимальных условий сепарации влаги из проточной части и явлений эрозии. [c.388]

Для теоретической оценки параметров единичной струи использовались данные работы [Л. 1], согласно которой структура плоской струи до зоны взаимодействия определяется течением Прандтля-Майера (если взаимодействие происходит до границы волны разрежения) или течением плоского сверхзвукового источника (если взаимодействие- происходит за границей волны). Взаимодействие струй начинается на оси системы при пересечении воли разрежения. Для параллельно расположенных и идентичных сопел ось симметрии системы определяет направление центральной линии тока в зоне взаимодействия струй. Учитывая, что при истечении в вакуум на границе струи будет существовать область с низки.м давлением, за приближенную границу струи принимаем такую линию тока, для которой режим течения соответствует [c.457]

На режимах уо<.у о структура парокапельного потока в соплах Лаваля зависит от основных критериев подобия. Если принять в качестве расчетного режим, когда в выходном сечении отсутствуют волны разрежения или адиабатические скачки, то, строго говоря, он реализуется только при одном значении относительного перегрева Яп (или уа), при одном Ва И ОДНОМ числе Рейнольдса. [c.360]

Поскольку Рс jPa, то волны возмущения являются волнами разрежения, поэтому, пересекая их, линии тока отклоняются от оси струи, причем давление в струе постепенно понижается и на границе струи становится равным атмосферному. Падающие на поверхность струи волны разрежения отражаются в виде волн сжатия (на рис. 1, а они изображены штриховыми линиями), пересекая которые линии тока снова отклоняются, но теперь они уже приближаются к оси струи сечение потока уменьшается, достигая своего первоначального размера. Давление в струе снова увеличивается, причем в сечении С ж D оно возрастает до значения Рс-Здесь вновь возникают волны разрежения, и картина повторяется. Струя приобретает ячеистую структуру, а давление (так же, как плотность, скорость и температура) периодически меняется (рис. 1, б). [c.13]

Для всех рассчитанных сверхзвуковых струй характерно качественное подобие распределения параметров. Типичная структура осесимметричной струи в вакууме (при Ма > 1), приведенная на рис. 1, показывает, что в поле течения струи можно различить следующие области 1) невозмущенное течение, отделенное от остальной части струи первой характеристикой второго семейства 2) волну разрежения, ограниченную двумя характеристиками первого и второго семейства, проходящими через ось струи 3) центральную область, в которой спектр линий тока и равных параметров близок к течению типа сверхзвукового источника. Влияние числа Маха на срезе сопла сказывается на положении границы невозмущенного течения и величинах областей /, 2. На распределение параметров в центральной зоне 3 существенно влияет положение границы волны разрежения (огибающей характеристик первого семейства) при переходе через характеристики / и 2 производные газодинамических параметров терпят разрыв. При удалении от среза сопла влияние волны разрежения ослабевает, и течение стремится к течению от источника с центром в некоторой точке на оси вблизи среза. [c.251]

Релаксация напряжений существенно влияет на эволюцию импульса нагрузки в материале и должна учитываться в точных расчетах динамики движения среды на волновой стадии. Необходимость детального описания структуры волн сжатия и разрежения возникает, например, при исследовании кинетики полиморфного превращения, разрушения и других релаксационных процессов, где нужно разделить особенности структуры регистрируемых волновых профилей, связанные с исследуемым процессом и с вязкоупругопластическими свойствами материала. Подобные исследования проводятся в [c.104]

Структура волн сжатия и разрежения в железе [c.231]

Рис.25. Структура фронта волны разрежения

Рис.25. Структура <a href="/info/14754">фронта волны</a> разрежения

Для пузырьковых жидкостей актуальной является теория нестационарных (в отличие от 3—5) волн, для понимания законов их эволюции по мере распространения. Нестационарность этих волн может быть связана как с нестационарностью граничных условий в месте их инициирования и возникновением волн разрежения, так и со сравнительно большими расстояниями, на которых волны даже при стационарных граничных условиях меняют свою структуру, стремясь к стационарной структуре, исследованной в 3—5. [c.60]

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]

При прохождении ударной волны через газовзвесь частпцы отбирают у газа часть его кинетической и тепловой энергии, ускоряя тем самым затухание конечных возмугценпй. Это обстоятельство проиллюстрировано на рис. 4.5.4, где приведены результаты расчета взаимодействия ударного импульса, образованного в газе, с газовзвесью. Ударный импульс в газовзвеси затухает и замедляется как за счет волны разрежения от задней неподвижной стенки (а = —0,75 м), так и за счет частиц. При этом, в отличие от чистого газа, где структура волны близка к треугольной (штрихнуиктирные линии), наличие частиц трансформирует структуру волны в холмообразную. [c.355]

Для любой волны сжатия су]цествует один и только один корень ко, соответствующий затух шию возмущений перед волной, т. е. имеющий отрицательную действительную часть, причем этот корень — действительный, что с шдетельствует об отсутствии колебаний или осцилляций около исходного состояния о перед волной. При адиабатическом поведении газа (Рго == 0) подходящий корень ко существует только щш Dl = Ре > У2, а при наличии теплообмена (Р2о>0)—при веек Dl = ре> i, соответствующих волнам сжатия. Стационарные волны разрежения невозможны. Зависимость указанного корня ко от интенсивности волны Pe = D и коэффициента тепло )бмена 20 проиллюстрирована на рис. 6.4.2. С увеличением 20 и jv значение ко увеличивается, что приводит к увеличению крутизны фронта. При достаточно малых рас, когда поведение газа близко к адиабатическому, наиболее интенсивный рост ко и кру изны фронта с ростом ре происходит при ре 2. Учитывая, что склонность к осцилляционной структуре тем сильнее, чем круче передний фронт волны, для [c.75]

Рассмотрим более подробно структуру потока в косом срезе решетки с суживающимися каналами лри сверхзвуковых скоростях (см. рис. 3.5). Если приближенно принять, что поверхность перехода (Мг = 1) совпадает с минимальным сечением межлопаточных каналов, то сверхзвуковые скорости достигаются в центрированной волне разрежения AB , возникающей на выходной кромке, падающей на спинку профиля в косом срезе и отражающейся от нее (рис. 3.5, а). Отраженная волна разрежения B FE взаимодействует с вихревым следом, ускоряет его и, если скорости в следе сверхзвуковые, пересекает его. Перерасширение потока в отра кен- [c.97]

Создание новйй техники, разработка новых технологий, проектирование различных сооружений требуют все более точных знаний свойств применяемых конртрукционных материалов. Для решения многих задач достаточно изучить свойства веществ в статических или квазистатических условиях, когда внешние нагрузки меняются медленно. Однако такие исследования не обеспечивают надежного прогнозирования поведения веществ в экстремальных условиях. Это делает необходимым определение свойств материалов в области динамических нагрузок. Последние в отличие от статических являются кратковременными и сопровождаются образованием ударных волн и волн разрежения, интерференция которых может приводить к локальному перегреву вещества, большим деформациям, изменению кристаллической структуры и другим необратимым эффектам. [c.3]

Особенности структуры ударной волны и волнь разрежения в упругопластической среде [c.195]

Рассмотрим особенности структуры и распространения плоских ударных волн и волн разрежения в нереагирующих упруго-пластических средах. Пусть нерелаксирующая упругопластическая среда подчиняется идеализированной схеме деформирования (см. рис. 6.1). Наличие на ударной адиабате в плоскости о, V излома в точке ОнЕ, в которой происходит скачкообразное изменение наклона на ударной адиабате, нарушает устойчивость ударного разрыва в состояниях, лежащих выше Оне и ограниченных сверху точкой пересечения волнового луча po i, с ударной адиабатой (см. ркс. 6.1, А). В упругой стадии деформирования (oi Оне) скорость распространения упругих волн с амплитудой Онв равна упру- [c.195]

Маха 1,4. Верхняя теневая фотография, сделанная с вьщержкой 10" с, демонстрирует осредненное течение с серией волн разрежения и сжатия. Нижняя фотография, полученная при выдержке 0,5 Ю с, показывает более сложную мгновенную структуру течения. Фото N. Johannesen [c.172]

Манганиновые пьезорезисторы.Регистрация структуры волн сжатия и разрежения дает обширную информацию о процессах, сопровождающих динамическое нагружение вещества. С этой целью разработан ряд методов непрерывного измерения механических напряжений и скорости вещества во внутренних сечениях образца или на контактных и свободных поверхностях [2]. [c.53]

Наряду с измерениями кинематических параметров ударно-волнового процесса внутри исследуемого образца или на его поверхности, в экспериментальной практике для определения структуры волн сжатия и разрежения применяются различные методы фиксации затухания (или усиления) ударной волны в преградах-индикаторах из эталонных материалов [55—57]. Во многих случаях эволюция ударной волны в теле однозначно связана с формой профиля вводимого в него импульса нагрузки, но скорость эволюции ударной волны значительно меньше характерных градиентов параметров за ее фронтом. Это можно видеть из следующей оценки, выполненной в квази-акустическом риближении. [c.72]

Таким образом, современная экспериментальная техника позволяет путем регистрации мощных ударных волн и волн разрежения в металлических образцах единым методом проводить исследование разнообразных состояний вещества—от сильносжатой металлической плазмы, где ионы разупорядочены, а электроны вырождены, до квазинеидеальной больцмановской плазмы и разреженного металлического пара. По мере расширения в системе происходят многообразные малоизученные физические процессы—снимается вырождение электронов, коренным образом перестраивается электронный энергетический спектр, осуществляется частичная рекомбинация плотной плазмы, реализуется переход металл-диэлектрик в электронной неупорядоченной структуре и возникает неидеальная по отношению к различным видам межчастичного взаимодействия плазма. Полученные результаты дали возможность впервые объединить участки фазовой диаграммы, соответствующие радикально отличающимся физическим состояниям [74]. [c.370]

В рамках уравнений Эйлера рассмотрена проблема нерегулярного отражения слабых скачков, известная как парадокс Неймана. Решение осуществлено численным методом второго порядка аппроксимации по пространству и времени с применением процедур, позволяющих достичь высокой точности расчетов в окрестности точки расщепления падающего скачка ( тройной точки ). Установлена причина несоответствия трехударной теории экспериментальным и численным результатам в случаях, когда трехударная теория либо дает существенно отличные результаты, либо не имеет решения с расщеплением падающего скачка. Показано, что во втором случае реализуется не трехударная, а четырехволновая структура с тремя скачками и с пучком волн разрежения. Результаты расчетов позволяют сделать вывод, что парадокс Неймана обусловлен исключительно недостаточной разрешающей способностью экспериментальных измерений и проводившихся до сих пор расчетов. [c.235]

Рассмотрены нелинейные задачи гидродинамики, а также ряд нелинейных задач механики, тесно связанных с гидродинамическими задачами по математической постановке. Подробно анализируются солитонные решения при волновом движении в газах и жидкостях, сценарий возникновения турбулентного течения через удвоение периодов вихрей, явление динамического хаоса в механических и гидродинамических задачах, структура ударнцх волн и волн разрежения. [c.2]

Кы учли только вязкость газа при определении структуры фронта волны разрежения. Аналогично иожно учесть влияние теплопроводности газа. Если число Прандтля, опредвляеиое как отношение коэффициента кинеиатической вязкости к коз ициенту температуропроводности газа, порядка единицы, то вклад теплопроводности и вязкости в ширину фронта волны разрежения сравним по величине. [c.65]

Рассмотрим случай детонационного горения. Если по невозму-щенному газу распространяется ударная волна, то за ней в автомодельном движении не может следовать ни волна Римана, ни вторая ударная волна, ни волна детонации аналогично за волной Римана не может следовать ни ударная волна, ни вторая волна Римана, ни волна детонации. Таким образом, при детонационном горении по невозмущенному газу может распространяться лишь волна детонации. За волной детонации по сгоревшему газу в автомодельном движении не может распространяться ни ударная волна, ни волна Римана. Исключение составляет случай, когда волна детонации распространяется в нормальном режиме. В этом случае за вол- 2 и 1 ной детонации может распространяться непосредственно примыкающая к ней центрированная волна Римана. Итак, возникающее при детонационном горении автомодельное движение должно состоять из сильной или нормальной волны детонации и следующего за ней однородного потока или из нормальной волны детонации, примыкающей к ней сзади центрированной волны Римана и однородного потока за ней. При распространении волны детонации от закрытого конца трубы первый вариант не дает возможности удовлетворить условию равенства нулю скорости на стенке, так как газ в однородном потоке за волной движется от стенки во втором варианте газ, получив в волне детонации скорость в направлении от стенки, уменьшает эту скорость в волне Римана до нулевого значения (рис. 2.17.1). Таким образом, при распространении волны детонации в цилиндрической трубе от ее закрытого конца устанавливается режим Чепмена—Жуге. (Подчеркнем, что распространение волны детонации в цилиндрической трубе именно в режиме Чепмена—Жуге обусловлено краевым условием на стенке, требующим уменьшения скорости газа за волной, и не связано с физико-химическими процессами во внутренней структуре волны детонации.) Непосредственно к детонационной волне примыкает волна разрежения, в которой скорость газа уменьшается до нуля. [c.227]

В [198] получен ответ на вопрос о существовании автомодельных решений, которые описывают локально трансзвуковые течения, а именно, исследована структура трансзвукового потока в окрестности точки излома профиля в классе автомодельных решений уравнения Кармана. Показано, что имеются два семейства автомодельных решений уравнения Кармана. Найдены показатели автомодельности, для которых существуют решения с волной разрежения (решения типа Вальо-Лаурина) и со свободной линией тока. Существование и единственность автомодельных решений уравнения пограничного слоя, описывающих течения в слоях смешения, доказаны в [199-201]. [c.14]

На рис. 4.26—4.28 представлены типичная геометрия границы струи и характеристик, распределение статического давления р, отнесенного к давлению торможения. Экспериментальные значения показаны на этих фигурах различными значками, а расчетные — сплошными линиями. Волнообразная структура границы струи в распределения давления на центральном теле вызвана отражением чередуюш,ихся волн разрежения и сжатия от границы струи и тела. Действительно, характеристики АС, СО, ОЕ, ЕР, РО, GN и т. д. разделяют различные аналитические области течения (рис. 4.26). На этих характеристиках терпят разрывы производные газодинамических параметров и кривизна линий тока, в том числе и границы струи. Так, характеристика АС отделяет аналитическое течение разрежения АВС от течения в треугольнике АСО, определяемом параметрами на характеристике АС и на участке АО границы струи характеристика СО отделяет течение сжатия в области определяемое контуром тела и параметрами на характеристике СО, от течения в треугольнике АСО. Разрывы производных давления на теле возникают соответственно в точках С, Е ж О. [c.179]

Важным для понимания структуры течения является то, что в треугольнике СОЕ имеет место течение сжатия. Примем, что в области СОЕ течение плоское. Тогда характеристики АС, СО и граница струи АО являются прямолинейными, и если бы начиная, от точки С контур тела СС был прямолинейным, то в области СОЕ имело бы место поступательное течение с постоянными параметрами. Однако, в силу искривления стенки СЕ, в этой области возникает течение сжатия, аналогичное течению сжатия при обтекании поступательным сверхзвуковым потоком вогнутой стенки. Известно, что такое течение замыкается висячим скачком, начинающимся в точке Ъ пересечения характеристик. На рис. 4.26 пунктиром изображены характеристики условного течения сжатия, которое возникало бы в случае, когда в некоторой области над линией АО, как и между характеристиками АС и СО, имело бы место поступательное течение с р = р . Точка Р, вообще говоря, может находиться как внутри, так и вне струи. Однако проведенные расчеты показывают, что точка Р располагается всегда вне струи. Волны сячатия, возникающие в треугольнике СОЕ, отражаются от границы струи в виде волн разрежения. Волны разренгения, попадая па границу тела, отражаются также волнами разрежения, а от границы струи — в виде волн сжатия и т. д. Дальнейшая структура течения определяется чередующейся системой волн разрежения и сжатия, отражающихся от стенки и границы струи, при этом при отражении от жесткой стенки интенсивность волн сохраняется по величине и знаку, а при отражении от границы струи сохраняется по величине, по меняется по знаку. [c.179]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...