Течение газа со скачком уплотнения

ТЕЧЕНИЕ ГАЗА СО СКАЧКОМ УПЛОТНЕНИЯ [c.19]

Существенно необратимое ударное сжатие газа на скачках сопровождается специфическими ударными или волновыми потерями — ростом энтропии, уменьшением давления торможения и адиабатического теплоперепада. При полетах с М> 1 перед летательными аппаратами возникают ударные волны и значительное волновое сопротивление. При входе воздуха в ВРД при М> 1 также возникают скачки уплотнения, приводящие к падению полного давления и тяги. Вся техника сверхзвуковых течений связана со скачками уплотнения. [c.213]

Приведем пример расчета течения со скачком уплотнения внутри трубы. Пусть заданы приведенная скорость на входе в трубу X = 1,8 и общая приведенная длина трубы % = 0,6 (при обычных значениях коэффициента трения это соответствует примерно 30 калибрам трубы). Располагаемое отношение полного давления потока на входе в трубу к статическому давлению в резервуаре, куда вытекает газ из трубы, П = 3,0. [c.265]

Прямые скачки уплотнения образуются при течении газа со скоростью, большей местной скорости звука. В результате прямого скачка уплотнения скорость газа скачкообразно уменьшается от сверхзвукового значения перед скачком до дозвукового значения после скачка. [c.316]

А. Влияние пограничного слоя на скачки уплотнения. Проведенные эксперименты позволили установить, что вязкость сугцественно влияет на течение со скачками уплотнения. При наличии нограничного слоя на обтекаемых потоком стенках системы скачков уплотнения значительно отличаются от систем скачков, которые могут быть рассчитаны для условий эксперимента но теории идеального газа. [c.110]

НИИ характера взаимодействия нри увеличении интенсивности создаваемых в потоке скачков. Если одним из трех способов, указанных в п. 1, попытаться осуществить в потоке скачки, расчетная интенсивность которых (но теории, не учитывающей пограничный слой) достаточно мала, то влияние нограничного слоя на скачки ограничивается искривлением расчетных скачков (рис. 5, а и б, а). Попытка же осуществить в потоке скачок давления на стенке, превышающий для данного числа М о некоторое характерное значение, зависящее от параметров пограничного слоя и режима течения в нем, приводит к возникновению скачков, не предусматриваемых обычной теорией идеального газа. При этом влияние нограничного слоя на течение со скачками уплотнения проявляется не только в области, соизмеримой с толщиной нограничного слоя, но и существенно изменяет течение вне пограничного слоя. [c.111]

Пусть струя сжимаемого идеального газа обтекает клин, разветвляясь в его вершине. Этот случай исключительный в общем случае струя обтекает клин, разветвляясь на его боковой стороне с образованием в районе вершины местной сверхзвуковой зоны со скачком уплотнения (рис. 10.10). При дозвуковой скорости на границе струя имеет бесконечную протяженность. При звуковой скорости прямые звуковые линии, отделяющие область двумерного дозвукового течения от равномерных звуковых потоков, устанавливаются на конечном расстоянии от острия клина [72 [c.301]

В системе координат, перемещающейся в ту же сторону вдоль стенки со скоростью 91, точка пересечения, а с ней и падающий фронт покоятся. В этой системе координат наблюдатель видит движущийся со скоростью 91 вдоль стенки постоянный поток, который отклоняется наклоненным ему навстречу косым скачком уплотнения, образующим со стенкой угол Х - Предполагается, что и дальнейшее течение газа за скачком в этой системе координат является установившимся. Требуется описать это течение при условии, что от точки А отходит второй скачок, приводящий поток за первым скачком к направлению, параллельному стенке (рис. 7). [c.283]

Следует отметить, что течение газа в реактивных соплах в общем случае достаточно сложное (трехмерное, пульсирующее, турбулентное, с высокой температурой, со скачками уплотнения, с возможными отрывными зонами и т.д.), решение основных уравнений движения в этом случае сопровождается значительными трудностями и это приводит к необходимости включения в рассмотрение более простых или идеализированных схем (моделей) течения. Использование более простых моделей позволяет получить определенное упрощенное описание движения газа и облегчить проведение численных расчетов. При этом весьма важно представлять или оценить, насколько эти модели [c.14]

Можно представить себе также сверхзвуковую решетку, в межлопаточных каналах которой отсутствует конфузор-ный участок, а сжатие газа происходит только в скачках уплотнения. Для построения такой диффузорной решетки используем профили в форме треугольников, направив поток с заданным числом Mj параллельно стороне треугольника А О (рис. 10.61, а), угол треугольника в точке А выбираем меньше предельного угла для косого скачка при данном значении Ml. В области А 0"В ниже скачка уплотнения А О" осуществляется равномерное течение газа, параллельное стенке А В, со скоростью 1ср< 1 и давлением P v> Р - За точкой В частицы газа попадают в область повышенного давления (р2>Рср), в связи с чем возникает второй скачок уплотнения, в котором поток снова изменяет свое направление. Вершину следующего профиля решетки помещают в точку пересечения скачков О", а грани О"В" и О В проводят параллельно направ-.лению потока после второго скачка. Таким образом, треугольные профили А В О и А"В"О" располагаются параллельно. [c.82]

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]

При движении со сверхзвуковой скоростью, которая может быть достигнута, конечно, только путем предварительного прохождения газа через поставленное перед трубой сопло Лаваля, сужение расширяющегося потока влечет за собой уменьшение скорости и повышение давления. Скорость звука с, соответствующая критическому давлению, по-прежнему является предельной достижимой скоростью при непрерывном изменении давления. Однако эта предельная скорость может быть достигнута в действительности только при условии, что труба имеет вполне определенную, не очень большую длину, зависящую от начального состояния газа и величины сопротивления трения. В трубе же с большей длиной происходит где-либо внутри трубы скачок уплотнения, скорость течения из сверхзвуковой делается дозвуковой и дальнейшее течение происходит так, как было описано выше для случая дозвуковой скорости. [c.375]

Функция Р п к могут быть определены из численного решения задачи о взрыве, требующего применения быстродействующих счетных машин однако, как указывалось выше, до настоящего времени это решение получено лишь для течений со сферическими волнами (точечный взрыв) при 7 = 1.4. При большой интенсивности скачка уплотнения, когда начальное давление газа ро пренебрежимо мало по сравнению с давлением за скачком, оно не может оказывать влияния на движение. В этом случае ро и вместе с ро число М несущественны, так что зависимости (2.1) и (2.2) должны иметь вид [c.296]

Движение конуса в детонирующем газе при наличии за волной детонации скачка уплотнения представляет собой любопытный пример течения, в котором существуют движущиеся по частицам в одну и ту же сторону два разрыва волна детонации, распространяющаяся по частицам газа за ней с нормальной составляющей скорости, равной скорости звука, и следующий за волной детонации скачок уплотнения, распространяющийся по частицам газа перед ним со сверхзвуковой скоростью. [c.33]

Правее линии скачка уплотнения А О" осуществляется равномерное течение газа параллельно стенке А В со скоростью -ср< и давлением Рср > р . За точкой В частицы газа попа- [c.452]

Другой способ управления направлением вектора тяги— изменение направления движения струи газа на выходе из сопла ЖРД- При этом способе внутрь части сопла со сверхзвуковым течением через отверстие в его стенке в поток газа вдувается струя газа или жидкости. При подаче в сверхзвуковой поток струи газа (жидкости) возникает косой скачок уплотнения. Давление в зоне за скачком выше, чем в невозмущенном потоке, поэтому возникает боковая сила, действующая на сопло ЖРД. Изменяя место вдувания и давление вдуваемого газа (жидкости), можно управлять боковой составляющей тяги. Система с вдувом в сопло приводит к небольшим потерям удельного импульса тяги, но требует использования достаточно сложных газораспределительных устройств. При однокамерной двигательной установке система вдува не позволяет создать момент для управления по крену. [c.27]

Уравнение образующей поверхности тока найдем в виде функции г(со). Поскольку исходная система содержит три уравнения при четырех неизвестных со, 9, г и Я, необходимо найти дополнительную связь между углами со и 0. Эта функциональная связь может быть определена из следующего условия конического течения параметры состояния газа сохраняются постоянными на поверхности любого промежуточного конуса (в том числе на поверхности фронта скачка уплотнения со = и обтекаемого конуса о) = Рк и меняются лишь при переходе с одной поверхности на другую, г. е. с изменением угла со. [c.42]

Большой теоретический и практический интерес представляет задача о течении газа за скачком уплотнения в случае, если удельные теплоемкости ср, с ) являются постоянными величинами. Хотя такое течение считается частным (идеализированным) случаем движения газа, фиэико-химичсские свойства которого в большей или меньшей степени меняются при переходе через скачок, тем не. менее найденные результаты решения этой задачи дают возможность представить общую качественную картину скачкообразного перехода. Получаемые прн этом в явной форме зависимости, характеризующие изменение параметров газа при переходе через скачок, могут использоваться также для приближенной количественной оценки этих параметров, когда рассматривается более общий случай переменных теплоемкостей. Наконец, рассматриваемая задача имеет и самостоятельное значение, так как ее решение применимо непосредственно для определения параметров 1Г1за за скачком уплотнения, возникающим в потоке со сравнительно небольшими сверхзвуковыми скоростями, при которых изменение удельных теплоемкостей в сжатом газе пренебрежимо мало. Эти скорости, определяемые для наиболее интенсивного — прямого — скачка уплотнения, соответствуют примерно числам. Чсс<3-н4. [c.161]

На границе перехода от кавитационного режима течения к сплошному жидкостному происходит скачок давления от величины давления насыщенных паров до величины, практически равной давлению P низконапорной среды, в которую происходит истечение жидкости из сопла. Скачок давления сравнивается 22, 28, 29 со скачком уплотнения при критическом истечении газа через сопло. Образовавшаяся за скачком давления сплошная жидкая фаза, истекая из диффузора сопла (см. рис. 5. 1, а) в низконапорную среду, образует с последней свободно истекающее струйное течение, метод расчета которого представлен в гл. 4, а процесс кавитации в сопле Вентури описывается следующей системой уравнений, в которую входят уравнения отражаю1цие параметры потока в критическом сечении К-К сопла [c.147]

Первое значение соответствует сверхзвуковому, а второе — дозвуковому режиму течения, причем = l/Ag. Такая же зависимость была получена в 1 гл. III для величин Я до и после прямого скачка уплотнения. Параметры смеси газов, вычисленные по сверхзвуковому и дозвуковому значениям Аз, будут различными. Из аналогии со скачком уплотнения следует, что полное давление при Яз > 1 будет большим, а статическое давление — меныпим, чем для Л-з<1. Диффузор, установленный на выходе из камеры, будет работать в различных условиях при А-з > 1 и < 1. [c.529]

Влияние отсоса на течение при взаимодействии турбулентного пограничного слоя со скачком уплотнения, возникающим при обтекании тупого угла, исследовалось в работе ([51] 1970, № 45). Определялось количество газа, которое необходимо отсосать для преодотвращения отрыва турбу- [c.419]

Прямые скачки уплотнения обра уются при течении газа со скоростью, большей местной скорости звука. В результате прямого скачка уплотнения скорость газа, в чем нетрудно убедиться с помощью уравнений (7-41), скачкообразно уменьшается от сверхзвукового значения перед скачком дэ дозвукового значения после скачка. i7,S [c.282]

Другой подход к решению смешанной задачи сверхзвукового обтекания тел дан С. К. Годуновым, А. В. Забродиным и Г. П. Прокоповым (1961). В этом методе установления решение смешанной задачи о стационарном обтекании тела находится как предел гиперболической задачи неустановившегося обтекания этого тела. На двумерные плоские и осесимметричные течения обобш ается метод решения задач о нестационарных одномерных движениях газа с разрывами, предложенный ранее С. К. Годуновым (1959). В методе установления уравнения плоского или осесимметричного неустановившегося движения в дивергентной форме записываются в виде интегралов по поверхности в трехмерном пространстве координат и времени. Такая форма записи в виде законов сохранения обеспечивает возможность рассмотрения течений со скачками уплотнения и другими разрывами. Далее в этом пространстве с учетом формы обтекаемого тела выбирается сетка и интегралы записываются в виде соответствующих сумм подынтегральных выражений в узлах этой сетки. Система координат не предполагается фиксированной. Интегралы, записанные для отдельной ячейки сетки, используются затем для получения разностных уравнений в подвижной координатной системе, причем в течение каждого шага по времени значения газодинамических величин на каждой границе ячейки считаются неизменными. Эта система конечноразностных уравнений, полученная из интегральных законов сохранения, служит аппроксимирующей системой для точных дифференциальных уравнений. [c.178]

Сверхзвуковой диффузор с полным внутренним сжатием может быть осуществлен без центрального тела (рис. 8.46). В таком диффузоре косой скачок отходит от кромки обечайки А и пересекается в точке О на оси диффузора со скачком, идущим от противоположной кромки. Поток газа в скачке АО отклоняется от первоначального направления и становится параллельным стенке АС. В точке О линии тока вынуждены возвратиться к первоначальному направлению, в связи с чем возникает отраженный скачок 0D. В точке D поток вновь отклоняется от осевого направления и становится параллельным стенке диффузора это вызывает новый скачок, который отражается от оси диффузора, образуя следующий скачок и т. д. Так как в скачках уплотнения поток тормозится, то предельный угол поворота в каждом последующем скачке меньше, чем в предыдущем. Описанный процесс продолжается до тех пор, пока требуемый угол отклонения потока не оказывается больше предельного (ы > > (Omai) с наступлением этого режима вместо очередного плоского скачка образуется криволинейная ударная волна EF, за которой поток становится дозвуковым. Дальнейшее течение в сужающем канале идет с увеличением скорости, причем в узком сечении скорость должна быть ниже или равна критической в последнем случае за узким сечением может возникнуть дополнительная сверхзвуковая зона, завершаемая скачком уплотнения GH. [c.475]

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]

Иная картина течения получается, если на это течение наложить равномерную скорость У ь направленную оправа налево. Тогда газ в области до скачка уплотнения будет иметь нулевую скорость, а поверхность разрыва параметров состояния газа будет двигаться в область невозмущенного газа со скоростью Упь Газ позади поверхности разрыва имеет скорость (V i—Упг) того же направления, что и направление движения волны. Из уравнения (14-59) можно видеть, что при конечном значении отношения p2lpi> l число Маха Ma i> l, и поэтому скорость распространения волны больше, чем скорость звука в невозмущенной жидкости. Этот случай соответствует ударной волне. [c.367]

В предисловии к переводу книги М. Девиена [19] дано объяснение возникновению скачков уплотнения перед телами, влетающими из разреженных в плотные слои земной атмосферы со сверхзвуковыми скоростями. На скачках уплотнения часть видимой кинетической энергии движущихся тел переходит в тепловую. В области, возмущенной скачками уплотнения, терпят сильные разрывы все величины, характеризующие течение газов видимая скорость, плотность, давление, температура. Первая уменьшается, остальные величины увеличиваются. Точного расчета скачков уплотнения до настоящего времени не имеется, и строение их неизвестно. Представление о порядке разрывов величин могут дать формулы прямых скачков уплотнения, известные из газодинамики. О величине тепла, выделяемого на скачках, можно судить по наблюдаемым явлениям сгорания метеоров, влетающих в земную атмосферу с космическими скоростями. [c.325]

Интересно отметить, что излучатель с косым скачком уплотнения может работать при очень низких перепадах давления, в частности модель Куркина испытывалась при = ати. Наши измерения, проведенные на несколько видоизмененной конструкции излучателя (ГСИ-1), показанной на рис. 42, в которой эллиптический корпус заменен круглым и использована система для естественного выброса отработанного газа (об этом подробно см. в гл. 6), показали, что изменение излучендя в зависимости от давления воздуха не является линейной функцией. На рис. 43 приведена запись величины звукового давления по оси излучения при медленном изменении давления Ро в сопле. Выборочные измерения мощности излучения для нескольких значений Р показали, что устойчивое излучение начинается при 0,6 ати, т. е. при давлении ниже критического. Границей между двумя режимами генерации, соответствующими околозвуковому и сверхзвуковому течениям, служит давление 1,5 ати, причем эта граница в зависимости от настройки несколько смещается. При работе излучателя во второй области генерации, например при Р = 2,5 ати, акустическая мощность приблизительно в пять раз больше, чем при Р(,=0,д ати, но к.п.д. излучателя немного выше при втором режиме работы. Начало генерации в излучателе ГСИ-1 (разработанном в сотрудничестве с Научно-исследовательским технологическим институтом) при перемещении рассекателя соответствовало полностью введенному в сопло рассекателю, т. е. когда излучатель работал в режиме стержневого свистка. Здесь следует отметить общность процессов, происходящих в излучателях с коническим рассекателем и со стержнем (об этом см. в гл. 5). Стержень в излучателе, по-видимому, можно представить как своеобразный вырожденный конус с углом 0 = 0°. [c.62]

Из предыдущих рассуждений следует, что если в газе при движении через сопло давление р уменьшается от значения рх до значения р2, лежащего между Рв и р , то обязательно должна происходить потеря энергии. А. Стодола (А. 81о(1о1а), наблюдая за изменением давления в таких потоках, обнаружил, что в них возникают прерывные изменения давления, так называемые скачки уплотнения, предсказанные теоретически Риманом (см. конец 2). При скачках уплотнения действительно возникает потеря энергии, следовательно, изучение их на основе уравнений, выведенных для потоков без потерь энергии, невозможно. Для вывода уравнений, пригодных для исследования скачков уплотнения, необходимо исходить из теоремы о количестве движения ( 13 гл. II) в сочетании с теоремой об энергии для течений, сопряженных со значительными изменениями объема и с сопротивлениями. [c.363]

Согласно опытам Фресселя , коэффициент сопротивления А при течении газов в гладких трубах с дозвуковыми и сверхзвуковыми скоростями не отличается сколько-нибудь от коэффициента сопротивления при движении несжимаемых жидкостей. На рис. 228 изображены кривые изменения давления вдоль оси трубы, полученные Фрёсселем. Кривые, идущие сверху, относятся к дозвуковым течениям, а кривые, идущие снизу, — к течениям, начинающимся со сверхзвуковой скорости, но при достаточной длине трубы переходящим вследствие скачка уплотнения в дозвуковые течения. Числа, надписанные около кривых, указывают расход в долях максимального расхода, получающегося при истечении под тем же начальным давлением из короткого насадка с таким же диаметром, как у трубы. [c.376]

В гл. 1 указывалось, что вязкость и положительный градиент давления являются двумя определяющими факторами, существенно влияющими на отрыв потока. Как показал Вайзе [1], отрыв потока газа, как и отрыв потока жидкости, можно предотвратить, удаляя пограничный слой путем его отсоса со стенок канала, т. е. устранение действия вязкости предотвращает отрыв потока. Поскольку при сверхзвуковых скоростях формируются скачки уплотнения и давление за скачком повышается до гораздо более высокого уровня, чем в тех же условиях в дозвуковом потоке, при сверхзвуковых скоростях более резко выражен положительный градиент давления в направлении течения. [c.229]

Исследуется устойчивость течения невязкого и нетенлонроводного газа в канале с замыкающим скачком уплотнения. Граничное условие на выходе из канала задается в виде линейной связи между нестационарным возмущением левого инварианта Римана, характеризующего отраженную акустическую волну, и возмущениями правого инварианта Римана и энтропийной функции, приходящими к сечению выхода со стороны канала. Строится область устойчивости в плоскости коэффициентов отражения. Анализ основывается на методе В-разбиения"[1, 2] и на использовании условий устойчивости, полученных в [3] для случая, когда один из коэффициентов отражения равен нулю. Исследование выполнено в квазицилиндрическом " приближении. [c.620]

Но эти условия не обеспечивают еще подобия течений, в вы-сокоэнтропиином слое или хотя бы подобия его границы г ( >сО Дело в том, что все уравнения, определяющие распределение термодинамических параметров газа, записаны вдоль линий тока, и начальные условия для них заданы на ударной волне в окрестности притупления, форма которой (в отличие от скачка уплотнения около боковой поверхности) должна быть в нашей постановке известна заранее. [c.274]

Пусть давление, плотность, температура и скорость течения перед скачком уплотнения будут соответственно р , pi, TiMUi = 0. Соответствующие условия за скачком уплотнения обозначим через р2, Р2, 2 и U2- Скорость распространения ударной волны относительно невозмущенной среды перед скачком уплотнения обозначим через U скорости Ug и f/ будут совпадать по направлению. Как и в 2.1 и 12.6, полезно определить скорость потока v в системе координат, неподвижной относительно скачка уплотнения. Хотя V имеет противоположное направление относительно скоростей и ж и, сделаем все скорости положительными, введя подвижную систему координат, следующим образом связанную со скоростью газа за скачком [c.462]

Рассмотрим критические режимы эжектора со сверхзвуковым соплом высоконапорного газа, прн которых з > з (/> < р, > == Хр >1 — 1). Картина течения на начальном участке камеры смешения для этого случая дана на фиг. 3, г. Струя низкоиапорного газа, попадая в камеру смешения, расширяется, а струя высоконапорного газа поджимается. На выходе из сверхзвукового сопла прн этом возникают косые скачки уплотнения, интенсивность которых определяется условием равенства статических [c.147]

IIие разрежения (течение Прандтля — хМайера). При этом течение со сжатием можно рассматривать как сочетание потока непосредственно за скачком уплотнения и движения газа с расширением вдоль участков контура AB и DE (см. рис. 4.1.62)), т. е. течения Прандтля— [c.212]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...