Волны разрежения (обтекание угла)

ВОЛНЫ РАЗРЕЖЕНИЯ (ОБТЕКАНИЕ УГЛА) [c.46]

Значительный интерес представляют результаты изучения взаимодействия скачка уплотнения и волны разрежения, показанные на рис. 7-17. Скачок уплотнения создавался изломом стенки сопла в точке А волна разрежения образовывалась при обтекании внешнего угла в точке В. В этом случае с уменьшением начального перегрева число Ml перед скачком уменьшается и угол 3i возрастает. При появлении крупнодисперсной жидкой фазы скачок искривляется и несколько смещается против потока только вблизи стенки. Волна разрежения увеличивает число М( перед скачком в зоне, расположенной правее и ниже точки D, в которой он пересекается с первой характеристикой BD. От этой точки происходит искривление скачка, соответствующее уменьшению угла Рь Следователь- [c.199]

Рассмотрим обтекание выпуклого угла плоским сверхзвуковым потоком насыщенного или переохлажденного пара. Как известно, в этом случае возникает волна разрежения, в которой образуется конденсационный скачок. Предположим, что в сечении огп (рис. 7-19, а) жидкая фаза как крупно-, так и мелкодисперсная отсутствует. Проанализируем наиболее простой случай, когда параметры потока в области / соответствуют состоянию насыщения (т. е. точке пересечения изоэнтропы с верхней пограничной кривой) /О] =Л15 = ркр 1 = 7 is = kp и число Mi = 1. Как было показано в 6-1, пар после пересечения линии насыщения расширяется со значительным переохлаждением, а процесс конденсации происходит скачкообразно после достижения предельного переохлаждения АГм- Тече- [c.202]

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]

Рис. 5.9. Волна разрежения, образующаяся при обтекании сверхзвуковым потоком выпуклого угла

Помимо волн разрежения и сжатия, в которых параметры потока меняются плавно, в сверхзвуковом потоке могут существовать поверхности, при переходе через которые параметры меняются скачком. В разд. 5.2 рассматривалась задача обтекания выпуклого угла сверхзвуковым потоком с образованием волны разрежения. [c.113]

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]

На рис. 5.27, б показано обтекание тела с тупой выходной кромкой. Обтекание головной части тела происходит точно так же, как пояснено выше. В точках А, В возникают центрированные волны разрежения. Верхний и нижний потоки встречаются в точке С. Поскольку потоки не могут пересекаться, то появляются скачки уплотнения СО, СЕ и наблюдается течение внутри вогнутого угла. Интенсивность волн разрежения, возникающих в точках Л, В, и, следовательно, положение точки С определяются. [c.123]

Так как в рассматриваемом случае речь идет о слабом возмущении, то эту линию называют границей слабых, или звуковых, возмущений, слабой волной, характеристикой или линией Маха. При этом имеется в виду, что слабые возмущения распространяются со скоростью звука (гл. 1). На рис. 5.1 представлены две схемы сверхзвукового течения. Обтекание выпуклого угла (рис. 5.1,а) сопровождается расширением потока, умень шением давления на величину dp и возрастанием скорости на d . При обтекании вогнутого угла давление растет, а скорость падает. Следовательно, в первом случае характеристика является слабой волной разрежения, а во втором — слабой волной сжатия. [c.109]

При обтекании треугольного тела с нулевым углом атаки нижней грани (рис. 5.21,6) ветви головного AKi и кормового DK2 скачков вырождаются в слабые волны (характеристики). Найдя распределение давлений по верхнему обводу тела, убеждаемся в существовании силы сопротивления и подъемной силы, обусловленных изменением давлений в скачках и волне разрежения. [c.141]

В качестве примера крыла, т.е. тела, создающего подъемную силу вследствие наклона на небольшой угол относительно направления движения или обтекания, рассмотрим тонкую плоскую пластинку (рис. 254). На переднем ребре пластинки поток разделяется на две части без возникновения обтекания с бесконечной скоростью на той стороне пластинки, где давление повышено, образуется скачок уплотнения, а на подсасывающей стороне — волна разрежения. Интенсивность скачка уплотнения и волны разрежения получается такой, что поток отклоняется от своего первоначального направления на угол, равный углу атаки пластинки. Поскольку в дальнейшем над и под пластинкой направление потока остается постоянным, давление в нем также остается постоянным, и поэтому результирующая аэродинамическая сила приложена к пластинке точно в ее середине. На заднем ребре пластинки давление выравнивается, вследствие чего на подсасывающей стороне [c.402]

Главные особенности оптимального профилирования сверхзвуковых частей тарельчатых и ультракоротких сопел обусловлены двумя обстоятельствами во-первых, необходимостью поворота сверхзвукового потока на углы порядка 90° и, во-вторых, тем, что тяга этих сопел почти целиком создается их сверхзвуковыми частями. В силу отмеченных обстоятельств при реальных габаритах принципы профилирования их сверхзвуковых частей отличаются от принципов профилирования классических сопел, поток на входе в которые близок к осевому. При отсутствии ограничений на кривизну профилируемой образующей классического сопла заданный контур его дозвуковой части и искомый - сверхзвуковой стыкуются с изломом, при обтекании которого возникает пучок волн разрежения. В случае тарельчатых и ультракоротких сопел обтекаемый с образованием пучка волн разрежения излом в начальной точке искомого контура одновременно разворачивает сверхзвуковой поток от направления, близкого к осевому, и понижает давление. Воздействие обоих эффектов прямо противоположно назначению профилируемого контура - реализации максимальной тяги. Приведенные качественные соображения полностью подтвердились неудачей попыток построения оптимальных контуров в рамках такой классической схемы. Даже в предельном случае нулевого начального излома классический контур тарельчатого сопла [c.366]

Линии Маха и их свойства. Случаи потенциального течения. Характеристики в плоскости годографа для потенциальных течений эпициклоиды. Течение типа простой волны. Обтекание выпуклой стенки однородным сверхзвуковым потоком. Обтекание выпуклого угла центрированная волна разрежения. [c.137]

Обтекание выпуклого угла. Центрированная волна разрежения 145 [c.145]

Характеристики уравнений неравновесного течения газа. Роль замороженной скорости звука. Обтекание выпуклого угла релаксирующим газом. Качественная картина. Решение в окрестности первой характеристики веера. Переход к равновесному течению в центрированной волне разрежения. [c.146]

В качестве простого примера обтекания тела гиперзвуковым потоком и для обнаружения дальнейших характерных свойств гиперзвуковых течений рассмотрим уже изученное ранее (в 14) сверхзвуковое обтекание плоской пластины под углом атаки а. Если угол атаки не превосходит предельного для данного числа М значения, то с одной стороны пластины от ее передней кромки отходит (рис. 3.23.3) центрированная волна разрежения, а с другой стороны — скачок уплотнения. Головная волна, отделяющая область возмущенного движения от набегающего однородного потока, присоединена к передней кромке пластины О и состоит из поверхности слабого разрыва — переднего фронта волны разрежения и скачка уплотнения. Область зависимости течения вблизи пластины на головной волне ограничена ее участками ОА и ОВ, [c.403]

Расчет обтекания угловой точки в осесимметричном случае при наличии плоской иоверхности перехода при различных значениях показателя адиабаты у проведен в [84]. При больших углах поворота потока характеристики второго семейства имеют точки максимума, в которых 0 = а. Значения а и 0 вдоль характеристик волны разрежения изменяются монотонно а растет в направлении от угловой точки к оси, а 0 уменьшается. [c.164]

Рис. 3-19. К образованию волны разрежения при обтекании угла сверхзвуковым потоком.

Аналогично можно рассмотреть отражение от свободной границы струи волны разрежения АВЕ, образующейся при обтекании внешнего угла (рис. 3-28). Характеристики, не проникая во внешнюю среду, отражаются от границы, причем линии тока и граница струи искривляются. Вдоль первой волны АВ давление равно давлению внешней среды р за последней волной Однако непосред- [c.128]

Рассмотрим в качестве примера обтекание заостренной пластинки (рис. 4-27). На переднем остром (8<С ) носике пластинки возникает плоский косой скачок АВ. При обтекании точки D образуется стационарная волна разрежения, причем характеристика, на которой начинается отклонение потока, расположена под углом [c.179]

Рассмотрим обтекание ромбовидного профиля при Моо>1 (рис. 5-41). Зная геометрические размеры профиля, используя формулы, приведенные в гл. 3 и 4, можно расчетным путем построить картину обтекания такого профиля найти углы и интенсивность головного и хвостового скачков AB и АхВ С и волн разрежения [c.286]

Рассмотрим сначала возможные режимы обтекания, когда сверхзвуковой поток газа подходит к краю тла, двигаясь вдоль одной пз его сторон, В соответствии с об-ндими свойствами сверхзвукового течения поток остается однородным вплоть до самого края угла. Поворот течения, переводящий его в направление, параллельное другой стороне угла, осуществляется в отходяш,ей от края угла волне разрежения, и вся картина движения складывается из трех областей, отделенных друг от друга слабыми разрывами Оа и Ob на рис. 108) однородный поток газа 1, движущийся вдоль стороны угла АО, поворачивает в волне разрежения 2, после чего снова движется с постоянной скоростью [c.588]

Какой из описанных режимов осуществляется в том или ином конкретном случае, зависит, вообще говоря, от условий течения вдали от края угла. Так, при вытекании газа из сопла (краем угла является при этом край отверстия сопла) существенно взаимоотношение между выходным давлением газа pi и давлением во внешней среде ре. Если р,, < р , то обтекание происходит по типу рис. 109 положение и угол раствора волны разрежения определяются при этом условием, чтобы давление в областях 3—4 совпадало с ре чем меньше ре, тем на больший угол должно повернуться течение. Однако,если обтекаемый угол Р на рис. 109 слишком велик, то давление газа может не успеть дойти до требуемого значения р,, — нанравлеиие скорости станет параллельным стороне ОВ угла раньше, чем давление упадет до этого значения. Движение вблизи края сопла будет тогда происходить по типу рис. 107. Давление вблизи внешней стороны ОВ отверстия целиком определяется при этом углом р и не зависит от значения р окончательное же падение давления до р., произойдет лишь на некотором расстоянии от отверстия. [c.590]

Дальнейших вычислений можно не производить новее, если непосредственно воспользоваться известным уже нам частным рен1ением для волны разрежения при обтекании угла ( 109,112). Напомним, что в этом решении все величины (в том числе и давление) постоянны вдоль каждой прямой (характеристики), проходящей через вершину угла. Это частное решение, очевидно, соответствует случаю, когда в общем выражении (115,1) произвольная функция f2 p) тождественно равна нулю. Функция же f p) определяется полученными в 109 формулами. [c.602]

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]

Скачки уплотнения и волны разрежения, образуюнгиеся на крыле, также влияют на эффективность оперения. При нетандемном расположении горизонтального оперения оно может оказаться перед скачком (рис. 11.24, а), обтекаться под нулевым углом атаки и не создавать нормальной силы. С ростом угла атаки угол скачка увеличивается и оперение попадает в поток, прошедший скачок уплотнения (рис. 11.24, б), и в значительной мере восстановит свою эффективность, которая из-за влияния угла скоса потока и его торможения за крылом окажется несколько ниже, чем при обтекании невозмущенным потоком под тем же углом атаки. [c.619]

При обтекании сверхзвуковым потоком пластины (рис. 4) под углом атаки а, мевьшим того, при к-ром скачок отходит от передней кромки пластины, от её передней кромки вниз идёт плоский скачок уплотнения, а вверх — течение разрежения Прандтля — Майера, В скачке и в волне разрежения поток поворачи- [c.429]

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]

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]

Рис. 5.7. Схема центрнрованной волны разрежения при обтекании выпуклого угла сверхзвуковым потоком

Практический интерес представляют случаи отражения волн разрежения от стенки и от свободной границы струн. Первый случай показан на рис. 5.9,а. При пересечении первичной волны разрежения AB линии тока, деформируясь, поворачиваются на угол б. Первая характеристика АВ отражается от стенки, причем элемент отраженной волны BD пересекает первичную волну разрежения. Следовательно, вдоль BD давление должно падать, а скорость увеличиваться. К такому же выводу мы приходим, рассматривая поведение линий тока непосредственно у стенки здесь при безотрывном обтекании линии тока параллельны стенке и, следовательно, повернуты на угол 3 к линиям тока, расположенным за характеристикой AD. Такой поворот означает ускорение сверхзвукового потока. Отсюда заключаем, что волна разрежения отражается от плоской стенки в форме волны разреясения, т. е. сохраняет знак воздействия на поток. Легко видеть, что отраженные характеристики составляют с направлением стенки угол, меньший угла соответствующих первичных характеристик, так как скорость за точкой падения увеличивается. С удалением от стенки угол отраженной характеристики уменьшается в связи с тем, что характеристика пересекает область разрежения (на участке BD) и вдоль характеристики скорость [c.121]

Таким же способом можно рассмотреть отражение от свободной границы струи волны разрежения АВЕ, образующейся при обтекании внешнего угла (рис. 5.9,6). Характеристики, не проникая во внешнюю среду, отражаются от границы, причем линия тока и граница струи искривляются. Вдоль первой волны АВ давление равно давлению внешней среды ра, за последней волной рг<ра. Однако непосредственно на границе струи с внешней стороны давление, температура и скорость не меняются. Следовательно, если вдоль отрезка характеристики BF давление падает, то вдоль EF оно растет. Но отрезок FE пересекает отраженную волну. Это означает, что при переходе через отраженную волну давление повышается до Ра- Отсюда заключаем, что волна разрежения от свободной границы струн отражается волной сжатия. Характеристики отраженной волны сходятся. Это очевидно, так как угол между отраженными характеристиками и границей остается одним н тем же. В отраженной волне сжатие газа происходит постепенно (нескачкообразно) и изменение состояния является изознтро-пийным. [c.122]

Обтекание пластинки сверхзвуковым потоком, расположенной под углом атаки (рис. 5.21,в), приводит к возникновению скачка AKi снизу (поворот потока на вогнутый угол) и волны разрежения Amim2 сверху (обтекание выпуклого угла) на передней кромке. Так как р2>рз, то пластинка испытывает воздействие подъемной силы и силы сопротивления. Отсоединенная кормовая ударная волна иллюстрируется при обтекании пятиугольника. Для нахождения точки Е (рис. 5,21,г) следует найти угол отклонения в волнах разрежения От2 Щ или Ditn tn ) и построить граничные линии тока DE и D E, определив точку их встречи. [c.141]

Как известно (гл. 5), при обтекании угловой точки А (рис. 8.5,а) звуковым потоком, вытекающим в среду с пониженным давлением еа<е, возникает волна разрежения miAB, состоящая из множества характеристик. При пересечении волны граничная линия тока в точке А отклоняется на угол б. Слабые волны разрежения, попадающие на линию перехода в точках В, С, D под углом, меньшим л/2, отражаются от нее с обратным знаком, т. е. в виде волн уплотнения, так как внутри язычка скорости дозвуковые. От свободной границы струи (точки Е, F и т. д.) волна уплотнения отражается в виде волны разрежения, например ED, которая вновь попадает на линию перехода и снова отражается от нее волной уплотнения. [c.213]

Как и в случае обычной ударной волны, для точек скорость газа за детонационной волной сверхзвуковая (исключая весьма малую окрестность точки В), а для точек N - дозвуковая. При обтекании клина свободным потоком детонирующего газа будут осуществляться режимы детонации, соответствующие точкам т.е. более слабым детонационным волнам. При уменьшении угла клина в до совпадения точки М с точкой 7, т.е. при в = вJ, как уже говорилось, детонация является детонацией Ченмена-Жуге, в которой нормальная к волне составляющая скорости сгоревшего газа равна скорости звука, так что волна совпадает с прямолинейной характеристикой сверхзвукового течения за ней. Если и дальше уменьшать угол клина, то волна детонации остается прежней, соответствующей детонации Ченмена-Жуге, а от прямолинейной характеристики, совпадающей с волной детонации, начнется течение разрежения Прандтля-Майера, в котором поток поворачивается от угла вJ до направления в < всоответствующего обтеканию стенки клина. В предельном случае, когда = О, [c.28]

При уменьшении угла конуса до значений, меньших J, между волной детонации, остающейся неизменной и соответствующей детонации Ченмена-Жуге, и течением сжатия вблизи поверхности конуса возникает коническая зона разрежения, которая замыкается скачком уплотнения. При уменьшении угла конуса ширина зоны разрежения возрастает, а интенсивность замыкающего скачка сначала увеличивается, а затем вновь начинает уменьшаться. При значении = О ширина зоны разрежения становится наибольшей, а замыкающий ее скачок уплотнения вырождается в характеристику. При этом за конической зоной разрежения поток остается поступательным, и направленным вдоль оси симметрии. Такой предельный случай соответствует распространению детонационной волны от точечного поджигающего источника и описывает также обтекание произвольного тела конечных размеров, в том числе конуса при в > тах, потоком ДСТОНИ-рующего газа на больших расстояниях от тела. В соответствии с тем, что в конической волне разрежения Уп > а, возмущения, идущие от поверхности конуса вдоль характеристик, не могут проникнуть в эту [c.32]

Пусть теперь угол клина уменьшается. Точка В смещается при этом в сторону точки 7, интенсивность детонационного фронта постепенно ослабевает. При угле клина, соответствующем совпадению точек В ж Т, интенсивность детонационной волны становится наименьшей из возможных - реализуется детонация Ченмена-Жуге. Чтобы установить, что произойдет при дальнейшем уменьшении угла клина, напомним, что при детонации Ченмена-Жуге нормальная составляющая скорости газа за фронтом волны равна скорости звука, т.е. направление такой волны совпадает с направлением акустической характеристики. Поэтому при дальнейшем уменьшении угла клина за остающейся без изменения волной детонации Ченмена-Жуге возникает центрированная волна разрежения. В ней поток непрерывно поворачивается от направления О7 за фронтом детонации до требуемого направления. В пределе, когда угол клина становится нулевым, течение за центрированной волной приобретает направление набегающего потока, и поток в целом можно рассматривать как обтекание с детонационной волной прямолинейного источника поджигания газа. Разворот потока в волне разрежения можно продолжить и дальше. Это будет соответствовать сверхзвуковому обтеканию горючей смесью выпуклого угла, вдоль ребра которого имеется источник поджигания, обеспечивающий возникновение детонационной волны. [c.40]

Обратимся теперь ко второму возможному режиму сверхзвукового обтекания угла горючей смесью. Допустим, что в тех случаях, когда при обтекании угла возникает ударная волна, она не воспламеняет горячую смесь и не превращается, следовательно, в детонационную волну. Сгорание же смеси происходит во фронте медленного горения, распространяющемся по газу с заданной (малой по сравнению со скоростью звука) нормальной скоростью. Пусть на рис. 3 кривая РА представляет ударную поляру для невозмущенного потока, а кривая AR - эпициклоиду, сответствующую простой волне разрежения. Кривая PAR характеризует, таким образом, совокупность всех возможных значений скорости газа за изломом линии тока. [c.41]

В связи с задачей сверхзвукового обтекания тел горючей смесью с образованием детонационной головной волны С. С. Квашнйна и Г. Г. Черный (1959) и Г. Г. Черный (1966) изучили обтекание конуса с присоединенной детонационной головной волной. При достаточно больших углах конуса течение за пересжатой детонационной волной аналогично известному случаю обтекания конуса с адиабатическим скачком уплотнения. При уменьшении угла конуса волна детонации ослабевает и превращается в волну детонации Чепмена — Жуге. При дальнейшем-уменьшении угла конуса волна детонации не изменяется, но за ней возникает коническая волна разрежения. Эта волна разрежения отделяется от течения сжатия вблизи конуса скачком уплотнения, интенсивность, которого при уменьшении угла конуса сначала растет, а затем вновь, уменьшается. В пределе, когда угол конуса обращается в нуль, скачок [c.163]

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]

Работа многоскачкового диффузора на нерасчетной скорости Мн- Мрасч. Если скорость набегающего потока больше расчетной величины Мн>Мрасч, то углы наклона скачков уменьшатся (см. фиг. 43) и поверхности скачков попадут не на переднюю кромку, а внутрь горловины (фиг. 71,а). При набегании невозмущенного потока на обнажившуюся кромку диффузора возникает волна разрежения, как при сверхзвуковом обтекании тупого угла. В горловину будет попадать и поток, поджатый (в нескольких косых скачках, и поток, прошедший волну разрежения. Поля скоростей и давлений на входе в горловину станут резко неоднородными. В дозвуковой части диффузора произойдет постепенное выравнивание полей, но среднее давление торможения окажется меньше ма- [c.125]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...