Взаимодействие скачка и волны разрежения

Другой случай взаимодействия скачка и волны разрежения, когда в пределах волны возникает скачок конденсации, можно видеть [c.200]

В течениях сжатия Дж. Нейман (1943) обнаружил контактные (или тангенциальные) разрывы, когда плотность претерпевает разрыв и сохраняется постоянное отношение плотностей до и после скачка, скорость же и давление остаются непрерывными. Были исследованы взаимодействие скачков и волн разрежения в одномерных течениях (Р. Курант и К. Фридрихе — 1943), поведение скачка у стенки (отражение косого скачка) и другие вопросы. [c.327]

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ СКАЧКА И ВОЛНЫ РАЗРЕЖЕНИЯ [c.178]

Рис. 4-27. Схема взаимодействия скачка и волны разрежения.

При сверхзвуковом обтекании заостренного профиля с участком клиновидной поверхности перед ним возникает скачок уплотнения, прямолинейный участок которого ограничен точкой й, расположенной на пересечении скачка с характеристикой, проведенной из конца клина. За этой точкой скачок искривляется в результате взаимодействия с падающими волнами разрежения, образующимися при обтекании криволинейного участка профиля (см. рис. 5.2), и, как следствие, происходит изменение его интенсивности. Это, в свою очередь, вызывает изменение энтропии при переходе от одной линии тока к другой, что является причиной вихревого характера движения газа за скачком. [c.148]

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]

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 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]

Экспериментальные исследования [18, 19] показали, что в скачке уплотнения пульсации скорости несколько возрастают, масштаб турбулентности убывает, а турбулентная вязкость ut почти не изменяется. В волне разрежения картина обратная, причем в этом случае убывает и турбулентная вязкость. Эти результаты косвенно подтверждаются и при теоретическом анализе на основе различных вариантов линейной теории [20-23], которая описывает взаимодействие турбулентности со скачком уплотнения и волной разрежения. В модельном уравнении z/ -90 для турбулентной вязкости [4] эти эффекты учтены недостаточно полно. Здесь же используется более точная аппроксимация этих членов [c.449]

Общие свойства перечисленных задач состоят в том, что по известным газодинамическим параметрам в областях перед разрывами / и 5 требуется определить типы исходящих волн (они могут быть скачками уплотнения Гсм. рис. 2.1, а, б) или скачком уплотнения и волной разрежения (см. рис, 2.1, б)) и параметры течения за ними. Такая обобщенная постановка называется задачей о распаде произвольного стационарного разрыва, которая обычно решается локально в рамках моделей совершенного невязкого газа. Поставленная впервые Ландау [2], она до сих пор привлекает к себе внимание [3-7]. В работах [3, 6] исследованы частные случаи данной задачи — взаимодействия догоняющих и встречных скачков. В монографии [7], где анализировалась общая задача, получено ее приближенное решение. При рассмотрении взаимодействия скачков малой интенсивности в [5] найдено ана- [c.30]

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]

Разделяющая линия контакта имеет в точке падения скачка О излом с вогнутым углом в сторону дозвуковой области, так что для дозвукового потока точка О есть точка торможения с нулевой скоростью и максимальным давлением газа в ней. Простая волна сжатия, образующаяся в сверхзвуковом потоке перед падающим скачком уплотнения вследствие передачи вперед повышения давления через дозвуковую область, преломляется при прохождении скачка и дает начало отраженному скачку, который у точки О взаимодействует с выходящей из этой же точки центрированной волной разрежения. Падающий скачок отражается в этой точке от границы как от свободной поверхности с давлением на ней, равным давлению торможения дозвукового течения. При этом взаимодействии бесконечно слабый отраженный скачок возникает уже в точке О и, постепенно усиливаясь, приобретает в бесконечности интенсивность, соответствующую отражению от твердой стенки без дозвукового слоя на ней. [c.82]

Аналогичным образом рассматриваются другие случаи, изображенные на рис. 2. Если реализуются ситуации, показанные на рис. 2, в и г, то формулы (3.6) сохраняются, если aj и 3j в них рассчитываются либо по (3.7), либо по (3.12). Так, в случае рис. 2, в, когда Рп-1/2 < Р < Рп+1/2 5 при 3 = п — 1/2 используются формулы (3.12), а при ] = п + 1/2 - формулы (3.7). В случае, изображенном на рис. 2, г, когда Рп+1/2 < Р < Рп-1/2, положение меняется на обратное. Сказанное следует иметь в виду и при определении р в областях 3 и 4, когда для волны разрежения используется первая формула из (3.5), а для скачка - (3.8). Появление области вакуума (рис. 2, д), как и отсутствие автомодельных режимов взаимодействия сверхзвуковых потоков, свидетельствует о слишком большом различии средних параметров на соседних отрезках слоя ж = жо, т.е. о необходимости увеличения числа расчетных интервалов N. [c.149]

Газ, двигаясь вдоль линии тока, охлаждается, вследствие чего плотность его увеличивается на величину = Кр и-Это внутреннее сжатие газа генерирует волны разрежения, которые взаимодействуют с поверхностью тела и скачком уплотнения, чем и обусловлено появление адиабатической составляющей решения. Так как даже при бесконечном уплотнении газа угол скачка уплотнения не может уменьшиться более, чем на малую величину о, то давление и другие связанные с наклоном скачка величины не могут существенно измениться даже при значительном охлаждении газа. Приведенный выше численный пример показывает, что даже при малых х относительное изменение полной энтальпии для тупых клиньев в несколько раз больше относительного изменения давления. Отметим, что мы здесь рассмотрели высвечивание ударного слоя, вследствие чего газ уплотнялся. В случае положительного притока тепла лучистой энергии, например, за счет излучения границ, газ будет расширяться, причем изменение параметров газа будет находиться в таких же отношениях, как при уплотнении. [c.672]

Скачки взаимодействуют при их пересечении друг с другом, а также с волнами разрежения, твердыми поверхностями и границами свободных сверхзвуковых струй. Скачками одного семейства [c.230]

Взаимодействие скачка уплотнения АН с волной разрежения, т. е. с множеством характеристик, расположенных внутри угла НСК (рис. 12.11), приводит к постепенному уменьшению интенсивности скачка, который в точке К вырождается в характеристику КД. Это объясняется тем, что за каждой волной разрежения статическое давление уменьшается и скорость воз- [c.232]

Описанные процессы силового, массообменного, акустического и теплового взаимодействий рабочего и окружающего газов, наблюдаемые в затопленных струях, имеют место и в свободных спутных струях (см. рис. 1.2, а). Если скорость спутного потока невелика, то процесс формирования струйного течения качественно не отличается от описанного выше При сверхзвуковых скоростях газов выравнивание статических давлений на кромке сопла, где струйный и спутный потоки встречаются впервые, сопровождается образованием исходящих от острой кромки сопла газодинамических разрывов — скачка уплотнения, центрированной волны разрежения или слабого разрыва. Определение типов исходящих в разные газы волн составляет задачу о распаде произвольного стационарного разрыва. Эта задача подробно рассматривается ниже в рамках моделей невязких газов. Решение ее существенно осложняется, если есть необходимость считать газы вязкими, а кромку сопла не острой. В этом случае в окрестности кромки сопла формируется тороидальная донная область с циркуляционным течением. Сильное силовое взаимодействие струйного и спутного газов происходит на некотором удалении от кромки и по характеру напоминает течение в ближнем сверхзвуковом следе за телом. В рамках модели невязкого газа возникающие в результате распада разрывы и исходящие с кромки сопла волны течения за ними разделяются поверхностью тангенциального разрыва. В реальных газах вдоль них, как и на границе затопленной струи (см. рис. 1.2), происходит смешение струйного и спутного газов. Криволинейность в общем случае тангенциального разрыва является причиной возникновения висячего скачка уплотнения внутри волны разрежения, если она образуется в результате распада произвольных разрывов. Поэтому при любых ситуациях в струе рабочего газа образуются бочки, связанные с выходом на границу отраженных от оси скачков уплотнения и их рефракцией на тангенциальном разрыве. В реальных газах эти скачки, изменяя свою форму в слое смешения, выходят в спутный поток, а в струе за ними формируется новая бочка. Как и в [c.20]

При обтекании тел конечных размеров сверхзвуковым потоком совершенного газа интенсивность скачков на различных расстояниях от тела будет различной. Благодаря взаимодействию с волнами разрежения по мере удаления от тела интенсивность скачков уменьшается и на бесконечном удалении становится бесконечно малой. [c.178]

На участке правее точки В волна разрежения взаимодействует с косым скачком. В области ABD скорость постоянна и равна линии тока параллельны образующей клина AD. Проведем через точку В характеристику не- [c.180]

В соответствии с основными формулами скачка можно заключить, что при взаимодействии с волной разрежения интенсивность скачка уменьшается и, следовательно, уменьшаются потери в скачке. Изменение энтропии, как показывает анализ, становится равным нулю на бесконечности. [c.180]

С учетом сказанного может быть принята следующая методика расчета числа Маха М . На первом этапе рассчитываются параметры в точке ветвления X - конфигурации ударных волн с использованием формул (1.1), (1.2) на режимах "свободного" взаимодействия или формул (1.3), (1.4) на режимах "несвободного" взаимодействия для определения М /, и интенсивности косого скачка уплотнения над областью отрыва. В расчет структуры точки ветвления положена трехударная конфигурация, которая в случае отсутствия соответствующего решения дополняется центрированной волной разрежения. При этом параметры замыкающего скачка уплотнения в точке ветвления отвечают звуковой точке на внутренней поляре, построенной для числа Маха составляющей скорости однородного потока за косым скачком уплотнения над областью отрыва, нормальной линии ветвления. Затем в рамках изэнтропического процесса находятся параметры на линии растекания (присоединения) с использованием данных о параметрах газа на линии тока под контактным разрывом и о давлении Ртах на линии растекания (фиг. 5). [c.73]

Задача о дифракции ударной волны рассматривается для условий, не требующих необходимости учитывать изменение состояния в канале в ходе дифракции. Более общим случаем является режим, при котором происходит изменение параметров как вне канала, так и внутри него. В случае, если канал открыт не полностью, ударная волна частично проходит в окружающее пространство и отражается от торца канала [11]. Воздействие дифрагированной ударной волны на преграду может быть сильнее, так как давление на выходе из канала выше - промежуточное между давлениями за падающей и отраженной волной. В то же время уменьшение выходного диаметра приводит к увеличению относительного расстояния от выхода из канала до преграды. В этом случае имеем дело с неисследованными ранее режимами, при которых взаимодействие волн разрежения и скачков уплотнения может привести как к увеличению, так и к уменьшению воздействия дифрагированной волны на преграду. Для этого необходимо решать задачу о взаимодействии волн разрежения и скачков уплотнения в двухсвязной области различной геометрии. [c.194]

Результаты. Поле течения за сильной дифрагированной ударной волной характеризует структуру сверхзвукового потока, элементами которого являются дифрагированная ударная волна, линия отрыва потока, сворачивающаяся в вихрь, веер волн разрежения, замыкаемый косым скачком, ударная волна торможения, согласующая состояние истекающего расширенного газа с более плотным газом за дифрагированной ударной волной [6]. Отраженная волна проходит через контактную поверхность, волну торможения и вихрь. Волна торможения после взаимодействия с отраженной волной приближается к пластине и занимает квазистационарное положение. Картина те- [c.195]

Поэтому при продувке таких решеток в аэродинамических трубах следует предусматривать соответствующую визуализацию течения с волнами разрежения и сжатия. Визуализация ударных волн легче всего осуществляется методом теневой фотографии, а для получения картины течения, имеющего зоны градиентов плотности и взаимодействия скачков уплотнения с пограничным слоем, предпочтительнее использовать шлирен-ме-тоды. [c.106]

Для турбинных решеток со сверхзвуковым потоком на выходе проблемы взаимодействия волн разрежения и скачков уплотнения, а также неустойчивости течения настолько сложны, что к любым экспериментальным данным следует относиться с осторожностью. Общим недостатком результатов всех экспериментальных исследований турбинных решеток с высокими скоростями потока является существование довольно обширных зон отрыва потока, которые видоизменяют поле течения. Все это значительно сужает выбор подходящих экспериментальных данных для сравнения с результатами численных расчетов. [c.306]

Перейдем теперь, к краткому рассмотрению схемы взаимодействия. пограничного слоя при сверхзвуковых скоростях с волнами разрежения и скач ка-ми уплотнения. Так как в реальном сверхзвуковом течении всегда образуются скачки уплотнения и волны разрежения, то одной из важных задач теории пограничного слоя при Моо> является изучение взаимодействия скачков и волн с-пограничным слоем. [c.277]

Рис. 4.27. Взаимодействие двух потокоз с образованием скачка уплотнения и волны разрежения

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]

Взаимодействие струи с потоком порождает многочисленные скачки уплотнения в плоскости, перпендикулярной обтекаемой поверхности и проходящей через середину отверстия (рис. 4.9.1,а). Непосредственно перед ним возникает косой скачок А5, идущий от окрестности точки отрыва, а перед верхней частью границы струи — криволинейный скачок DB. Встречаясь в точке В, эти скачки образуют тройную конфигурацию, за которой находится система волн разрежения G. Скачок в виде диска, характерный для недорасширенных круглых струй, искривляется и занимает положение DE. В окрестности точки присоединения возникает хвостовой скачок уплотнения F. Эти скачки образуют сложную пространственную конфигурацию. На рис. 4.9.1,6 видны границы головного 4 и хвостового 6 скачков уплотнения, представляющие собой линии, где потоки, идущие вдоль обтекаемой поверхности, встречаются (линии стекания ). Эти линии являются одновременно границами передней и задней застойных зон. На рис. 4.9.1,6 нанесена также линия, на которой потоки, идущие сверху вниз к обтекаемой поверхности из области повышенного давления за скачком АВ, у стенки сопла растекаются в разные стороны (линия растекания 5). Линии V, 2, 3 являются следами П-образных вихрей. [c.339]

Перерасшнренне потока в первичной и отраженных волнах разрежения частично исправляется скачком F (рис. П,14,(3). Скачок, взаимодействуя с пограничным слоем на спинке профиля в косом сре- [c.308]

Взаимодействие пограничного слоя со скачком уплотнения осуществляется следующим образом. Когда падающий скачок уплотнения встречает пограничный слой, он отражается от пограничного слоя в виде волны разрежения, и этот процесс сжатия — расширения поворачивает поток к стенке таким образом рост толщины пограничного слоя ос.иабляется. Вторая серия волн сжатия образуется за точкой встречи скачка уплотнения с пограничным слоем, и после прохождения этих волн сжатия течение [c.36]

Так как дозвуковая часть вязкого слоя не способна выдержать внезапное повышение давления, падающий скачок отражается в виде веера волн разрежения, который компенсирует повышение давления в скачке уплотнения. В результате такого отражения течение на внешней границе вязкого слоя отклоняется в направлении поверхности пластины и по мере поворота вязкого слоя давление повышается, а поток замедляется. За областью присоединения над разделяющей линией тока формируется новый пограничный слой, который по достижении сечешгя с минимумом толщины ( горла ) переходит в состояние, соответствующее слабому сверхзвуковому вязкому взаимодействию при новом числе Маха. В адиабатическом случае вязкое течение считается полностью докритическим в том случае, когда приращение давления, вызванное падающим скачком, плавно передается вверх по потоку до сечения с начальным течением на пластине, и сверхкритическим, если оно реагирует на повышение давления внизу по потоку только через внезапный скачкообразный переход в докритическое состояние, хотя за этим скачком течение плавное. Следует заметить, что при взаимодействии с внешним невязким сверхзвуковым течением в докритическом пограничном слое может появиться свой положительный градиент давления в направлении потока. Исследуя первый момент количества движения, можно избежать полу эмпирических предположений в расчете Крокко — Лиза [26]. [c.276]

Практические тестовые задачи, обладающие точными решениями для одномерных течений невязкого совершенного газа, удачно подобраны Хиксом [1968]. Он привел семь тестовых задач, включающих скачки, волны разрежения и взаимодействие волн. Хикс и Пелцл [1968] применяли эти задачи для сравнения точности различных схем в лагранжевых переменных. Гордон и Скала [1969] в качестве тестовых задач использовали плоскую задачу о поршне, плоскую задачу о разлете массы и центрально-симметричную задачу о сферическом взрыве. Никастро [1968] нашел точные автомодельные решения радиационной газодинамики в сферически-симметрнчном случае как для взрыва, так и для схлопывания. Эти решения оказались весьма ценными для проверки столь трудных для численного решения задач, поскольку в них накладывались не слишком жесткие ограничения на начальные условия и вид закона переноса излучения. Стерн-берг [1970] нашел автомодельные решения для распространения плоских, цилиндрических и сферических ударных волн с учетом химических реакций. [c.487]

Отражение косого скачка АС от границы свободной струи/ СЯ (рис. 12.12). Косой скачок ЛС взаимодействует с границей струи в точке С. В точке С косой скачок отражается в виде волны разрежения СБД, проходя через которую сверхзвуковой поток М1 ускоряется до М2, а давление снижается до дав-.ления окружающей среды р2=ри- Иначе течение протекать не может, так как область НСД отделяется от окружающей среды только границей струи СН, которая не способна удерживать разность давлений. Граница струи отклоняется в точке С от своего первоначального положения на угол, равный сумме углов отклонения потока в косом скачке и в волне разрежеиия СВД, [c.233]

В задачах интерференции в зависимости от направлений скачков уплотнения выделяют [23] догоняю1Щ1е (I и 2) и встречные (1 и 5) скачки уплотнения, отраженный разрыв (3) и результирующий скачок (4) (рис. 1.6). Взаимодействие скачка с тангенциальным разрывом называется рефракцией скачка. Особенностью интерференционных УВС является возможность возникновения различного типа исходящих от точки пересечения разрывов. Отраженный разрыв может быть скачком уплотнения, центрированной волной разрежения или слабым разрывом. Тип разрыва и его интенсивность зависят от направлений и интенсив- [c.21]

Перерасширение потока в первичной и отраженньих волнах разрежения частично исправляется первичным скачко м РС. Скачок, взаимодействуя с пограничным слоем на спинке профиля -в косом срезе, отражается и вновь попадает на кромочный след. В зависимости от среднего значения числа М в этом сечении юромочного следа отраженный скачок РС либо пересекает кромочный сле(д (Мкр>1), либо отражается от его границы. Таким образом, ноток, движущийся в косом срезе, последовательно проходит через первичную и отраженные волны разрежения, первичный и отраженный скачки 2. [c.528]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...