Слабые скачки уплотнения

Направление скачка уплотнения будет перпендикулярно прямой, соединяющей концы векторов w, и v - При D— B скачок уплотнения превращается в слабый скачок уплотнения (в бесконечно [c.525]

ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ ИССЛЕДОВАНИЯ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ МЕЖДУ ПАДАЮЩИМ СЛАБЫМ СКАЧКОМ УПЛОТНЕНИЯ И ЛАМИНАРНЫМ ПОГРАНИЧНЫМ СЛОЕМ В СВЕРХЗВУКОВОМ ПОТОКЕ [c.292]

В том же линейном приближении это было сделано в работе [5]. В ней сверхзвуковое течение по-прежнему занимает полуплоскость, область же дозвукового течения представляет собой граничащий со сверхзвуковым потоком слой конечной ширины, текущий вдоль плоской твердой стенки. Авторы рассмотрели задачу об отражении слабого скачка уплотнения от границы раздела потоков, а также о течении при отсутствии приходящих из сверхзвуковой области возмущений, возмущаемом малым отклонением части стенки в сторону, занятую газом (обтекание вогнутого угла). [c.81]

Рис. 1. Пересечение слабого скачка уплотнения с контактной

Ламинарный пограничный слой перед скачком уплотнения продолжает оставаться таким же и за скачком, не подвергаясь отрыву. Это возможно при слабом скачке уплотнения, когда число Маха невозмущенного потока немного больше единицы. Приращение давления, вызванное таким скачком уплотнения, невелико. [c.37]

Даже при слабом скачке уплотнения градиент давления во внешнем потоке довольно велик. Но на поверхности тела градиент давления мал вследствие сглаживания, обусловленного взаимодействием скачка уплотнения с пограничным слоем. [c.243]

В случае ламинарного пограничного слоя на искривленной поверхности соотношение (47) можно изменить в соответствии с конкретными свойствами поверхности. Гребер [34] изучил этот случай на примере простой модели со слабым скачком уплотнения, которая показана на фиг. 19. [c.260]

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]

Для слабых скачков уплотнения связи между приращениями р и С близки к аналогичным связям для простой волны. Поэтому для слабых ударных волн р и С определяются по (3.4). В то же время плотность при р > pj следует находить не из первого уравнения (3.5), а из адиабаты Гюгонио [c.148]

Характеристики и слабые скачки уплотнения. [c.101]

Полученные результаты имеют важное следствие в течениях, содержащих слабые скачки уплотнения, можно беспрепятственно и сквозным образом применять условия совместности вдоль характеристик, полученные в 3.2 для непрерывных течений. Наличие правых частей в соотношениях (3.2.9) и (3.2.12) не является препятствием, так как при переходе через скачок в них следует положить dx = 0 или = О соответственно. [c.103]

Решения теории течений со свободным взаимодействием в 2.3 используются для описания области падения слабого скачка уплотнения на пограничный слой или обтекания угла поворота близкого к тг. [c.18]

Обтекание угла, близкого к тг, и область падения слабого скачка уплотнения на пограничный слой [c.53]

Экспериментальные данные и численные расчеты свидетельствуют о том, что при сверхкритическом обтекании профиля, как правило, реализуется течение с замыкающими — развитым (протяженным, не слабым) скачком уплотнения. Этот скачок имеет две или одну (рис. 6.7) сверхзвуковую концевую точку в последнем случае скачок ортогонально пересекает контур профиля. [c.179]

Рассмотрим вопрос о режиме обтекания конечного клина с присоединенной ударной волной. Как известно, из соотношений на скачке уплотнения следует, что при обтекании бесконечного клина могут быть два режима один соответствует более сильному скачку уплотнения, второй — более слабому. Однако при обтекании конечного клина реализуется только режим со слабым скачком уплотнения. Это свойство было доказано Ф.И. Франклем [104] при условии, что приращения энтропии на ударной [c.243]

Таким образом, доказано, что если Моо < гп к), то у острия конечного клина может реализоваться только слабый скачок уплотнения. [c.251]

Таким образом, для слабых скачков уплотнения каждая ветвь ударной поляры с большой точностью аппроксимируется касательной характеристикой потенциального течения. [c.256]

СЛАБЫЕ СКАЧКИ УПЛОТНЕНИЯ [c.40]

В гл. 2 было показано, как можно рассчитать условия за слабым скачком уплотнения в воздухе. При этом у остается постоян- [c.463]

Бесконечно слабый скачок уплотнения представляет собой звуковую волну, распространяющуюся со скоростью с (фиг. 44). [c.69]

Таким образом, угол при вершине звуковой волны равен углу наклона бесконечна слабого скачка уплотнения, возникающего при стремлении угла скоса потока ш к нулю. При увеличении угла скоса потока угол наклона скачка растет, пока, наконец, при некотором предельном значении скоса потока пред не достигнет предельной величины ( пред (см. фиг. 38). При дальнейшем росте ш косой скачок внезапно переходит в прямой. [c.69]

Небольшое отличие температуры Т от ее значения Гоо, отсутствующее в решении Блазиуса, легко объяснить присутствием слабого скачка уплотнения, возникающего при обтекании пластины (поправленной на толщину вытеснения пограничного слоя) и учитываемого при решении полных уравнений Навье-Стокса. [c.160]

Трансзвуковая зона характеризуется возникновением вблизи летательного аппарата местных воздушных течений со скоростью звука и превышающих ее. Здесь могут появиться ударные волны. До тех пор пока сверхзвуковая скорость незначительно превышает скорость звука, ударные волны также незначительные. Но с возрастанием сверхзвуковой скорости слабые скачки уплотнения сливаются и образуют мощные скачки уплотнения, перемещающиеся к задней части летательного аппарата. Это может привести к отрыву пограничного слоя за скачком уплотнения и вместе с волновыми потерями вызвать резкое увеличение лобового сопротивления. [c.78]

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]

Кривая на фиг. 5-17,а, построенная по этой формуле, принадлежит к классу гипоциссоид. Отрезок 0D изооражает в масштабе вектор скорости до скачка. Точка D отвечает бесконечно слабому скачку уплотнения ( 2=с,). Касательные к гипоциссоиде в точке 7) про- [c.139]

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]

По-видимому, первым исследованием неавтомодельного взаимодействия локального возмущения, идущего из области сверхзвукового течения к его границе с дозвуковой областью, была работа [4]. В ней в линейном приближении рассмотрены однонаправленные однородные потоки — сверхзвуковой в одной полуплоскости и дозвуковой в другой, возмущенные идущей из сверхзвуковой области к границе раздела волной давления общего вида. Полученное аналитическое решение задачи применено, в частности, для расчета возмущенного течения, генерируемого локализованной непрерывной волной повышения давления треугольной формы. По естественной причине (неограниченная по ширине дозвуковая область требует постоянства давления в бесконечности) автор не рассмотрел волну давления в виде ступеньки, приближенно описывающую слабый скачок уплотнения. [c.81]

Кован ( owan) и Горниг (Hornig) измерили толщину слабого скачка уплотнения в аргоне и азоте в ударной трубе методом, основанным на отражении света от областей перехода [c.147]

Согласно выполненным расчетам, множитель в положителен, что и доказывает сделанное выше утверждение о близости к оптимальному контура с отраженным скачком, приходягцим в точку /. Более того, множитель Ху неотрицателен всюду в D, обрагцаясь в нуль лишь на т.е. на линиях, где равен нулю коэффициент отражения. Положительность Ху не только в, но и в D естественна. Действительно, если обтекание выпуклого излома рассматривать в линейном приближении, то нучок волн разрежения на рис. 1, в и г заменится слабым скачком разрежения, отражаюгцимся от головной ударной волны слабым скачком уплотнения в D коэффициент отражения Л < 0). В результате для 5Ах вновь придем к выражению [c.475]

Последний случай j ф О и js ф О самый сложный, так как требует дополнительной информации и о 5 и о Ограничимся двумя достаточно типичными ситуациями. При малых гпз для определения Рп И г или изменений компонент естественно обратиться к задаче пересечения плоского стационарного разрыва одиночной сферической частицей радиуса г. Пусть I - длина релаксации скоростного отставания частицы. Если и - коэффициент кинематической вязкости газа, то для закона сопротивления Стокса I = р Узп/ Ограничимся случаями, для которых г и толщина разрыва Л много меньше I. Условие г I, как правило, выполняется, так как обычно число Рейнольдса Ке = гУзп/т р1/р° 1 Неравенство Л I чаще всего также оправдано. Даже для слабых скачков уплотнения, имеющих сравнительно большую толщину Л ь / а Мп — 1) , где Мп = Уп/а, отношение 1/Х Мп — 1)Ке р°/р°. Поэтому при Ке > 1 [c.476]

В первом приближении слабые скачки уплотнения, как и слабые центрированные волны разрежения согласно (3.6.4), ножно заменить характеристиками, допустив на них разрыв функций, соответствующий интенсивности этих скачков или волн. При этом погрешность порядка самих приращений Ар е и т.д. возникает лишь в области между истинным скачком и заменяющей его характеристикой или в области волны разрежения. [c.103]

В 2.1 представлены результаты исследования предотрывного течения в условиях малого поверхностного трения в пограничном слое. 2.2 посвящен рассмотрению течений разрежения, описывающихся теорией свободного взаимодействия. В 2.3 приведены результаты анализа течений со свободным взаимодействием, проявляющимся при падении слабого скачка уплотнения на пограничный слой и течения около криволинейного контура тела. [c.41]

На рис. 13.23 изображены результаты некоторых измерений, выполненных С. М. Богдоновым и К. Э. Кеплером [ ] над отражением косого скачка уплотнения от плоской стенки при турбулентном пограничном слое и при числе Маха внешнего течения, равном Маоо = 3. На рис. 13.23, а показано отражение слабого скачка уплотнения, а на рис. 13.23, б — отражение сильного скачка уплотнения. При слабом скачке, вызванном углом отклонения >0 = 7°, отраженный скачок имеет такой же вид, как в невязком течении, я отрыва пограничного слоя не возникает. [c.342]

Рассмотрим отрыв ламинарного пограничного слоя на пластине в сверхзвуковом потоке, вызванный слабым скачком уплотнения. Обозначим через - время и координаты декартовой системы с началом на передней кромке, и, v - компоненты вектора скорости, р - плотность газа, р - давление, - число Маха, ц - динамический коэффициент вязкости, индексом оо пометим параметры набегающего потока. Пусть скачок падает в точку х = х р, а перепад давления характеризуется величиной где е = Re /, число Рейнольдса Re = р м х / —> < . Для т] = 0 1) в окрестности х возникает область свободного взаимодействия с протяженностью Дх = 0 е х р). Данный режим хорошо изучен с привлечением численных методов решения уравнений пограничного слоя с самоиндуцированным давлением. Установлено существование при умеренных зна- [c.39]

Изоэнтропный диффузор. В пределе, при бесконечно большом числе бесконечно слабых скачков уплотнения, можно теоретически представить плавное изоэнтропное сжатие сверхзвукового потока а=1. Изоэнтропное сжатие от Мн до М=1 представляет обращенное изоэнтропное расширение от М=1 до Мн. Поэтому контур поверхности торможения рассчитывается для каждого Мн по формуле (13.13), определяющей линию тока в течении Прандт ля—Майера (рис. 16.9, а). [c.323]

Внутренняя структура слабых скачков уплотнения исследовалась Грином и Андерсоном, а также Шерманом и Толботом, а распределение скорости звука изучалось Грнисне-иом (см. обзор [13]). [c.13]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...