Распределение давления над волнами III

Рис. 3.5. Распределение давления в стоячей плоской волне

Рис 2. г Схематическое распределение давления в детонационной волне [c.24]

Участки профиля, прилегающие к его передней кромке и находящиеся до точки пересечения двух скачков или скачка и пучка характеристик набегающего потока, расположены вне зоны возмущений от соседних профилей, и поэтому давление здесь такое же, как и на изолированном профиле. Распределение давления на остальной части профиля определяется взаимодействием косых скачков и волн Маха и их последовательным отражением от поверхности двух соседних профилей. Применение известного графоаналитического способа ) позволяет в общем случае больших возмущений построить распределение давлений по профилю и найти путем интегрирования величину и направление равнодействующей силы. [c.76]

Рн = 0,0676. Волны разрежения отражаются от твердой границы в виде волн разрежения, что приводит к дальнейшему понижению давления вплоть до значения р = 0,4-10 . Таким образом, в сопле наблюдается нерегулярная структура течения, что приводит к неравномерному распределению давления вдоль нижней стенки. [c.292]

Если пересечь звуковое поле, показанное на рис. 4.3, поперек акустической оси, то можно получить распределение давлений (рис. 4.4). Непосредственно над излучателем среднее звуковое давление должно было быть примерно таким же, как при плос-.кой волне. Однако наряду с этим имеются максимумы и минимумы звукового давления. Количество максимумов равно отношению б/Х, в данном случае 16. [c.79]

Рис. 3.2.1.3. К механизму миграции частиц в стоячих волнах ,2 — распределение давления в моменты времени Ь и соответственно 3, 4 — направление движения среды в сечении 0-0 в моменты времени и 2 соответственно

Результаты хорошо согласуются с данными таблиц [224], которые на рисунках отображены квадратиками. Отметим характерные при обтекании конусов перегиб ударной волны и минимум в распределении давления на поверхности конуса. [c.203]

Быстродействующий электродинамический вакуумный клапан. Если необходимо ввести в вакуумный объем некоторое количество газа таким образом, чтобы распределение давления на фронте волны газа было возможно более крутым, применяют быстродействующий электродинамический клапан [316], [318]. Такой клапан дает возможность быстро нарушить уплотнение, разделяющее области давления и высокого вакуума, и создать достаточно большое проходное сечение (фиг. 261). В заданный момент индуктированный в металлическом диске 1 ток взаимодействует с током катушки 3 и диск быстро отлетает от уплотняющей резины 2. Плита 4 с наклеенным на нее резиновым кольцом 5 ограничивает перемещение диска, удерживаемого в горизонтальной плоскости кольцом 6. Диск 1 выполнен из дюралюминия и снабжен четырьмя радиальными ребрами жесткости. К уплотняющей резине диск возвращается под действием давления газа в объеме В. Количество газа, входящее при этом в вакуумный объем, может достигать 1—2 см при атмосферном давлении, время образования кольцевой щелн высотой 2 мм составляет 200 мксек при максимальной скорости движения диска 3-10 см/сек. [c.404]

Если вдоль трубы в результате последовательных частичных закрытий задвижки проходит ряд волн давления, то некоторые из них попадут в промежутки времени между прохождением положительных и отрицательных волн. Волны давления противоположных знаков нейтрализуют друг друга, и в результате получается распределение давлений, показанное на фиг. 19.3. Если время закрытия меньше 2 [c.434]

Предыдущие парадоксы показывают, что область применимости уравнений Эйлера имеет некоторые ограничения однако эти уравнения все еще являются основным орудием практической гидромеханики. Так, они дают возможность приближенно вычислить 1) распределение давлений на лобовой поверхности препятствий 2) подъемную силу крыла самолета 3) силы при движении с кавитацией (гл. III) и наличии струй 4) гидродинамическое противодействие ускорению твердого тела в жидкости ( присоединенная масса , см. гл. VI) 5) распространение гравитационных волн, включая сейши, приливы и отливы 6) распространение звука (акустика) 7) распределение давления и скорости течения в сверхзвуковых соплах и 8) сверхзвуковое лобовое сопротивление. [c.45]

С другой стороны, к веществам, имеющим край поглощения, сдвигающийся в зависимости от давления, например, к бромиду таллия, можно применить фотографический метод. Последовательные фотографии образца в кювете при данном давлении, снятые в монохроматическом свете с постоянно увеличивающейся длиной волны, могут дать сведения непосредственно о распределении давления [21]. [c.293]

При противоточном движении жидкостей возникает граница раздела, которая сначала волнообразна. На основании уравнения Бернулли на гребнях волн каждого отдельного потока давление повышено, а во впадинах, наоборот, оно понижено. Такое распределение давлений показывает, что поверхность не может быть устойчивой из тех мест, где давление повышено, жидкость будет перетекать в те места, где давление понижено, но это означает, что возникшие ранее волны начнут увеличиваться. В результате этого поверхность раздела распадается на отдельные вихри. В действительности первоначальные небольшие возмущения искажают поверхность раздела обычно не в виде равномерно следующих друг за другом волн, а совершенно беспорядочно, и поэтому в конечной стадии распада образуется в большинстве случаев беспорядочная последовательность больших и малых вихрей. [c.139]

При противоточном движении жидкостей возникает граница раздела, которая сначала волнообразна. На основании уравнения Бернулли на гребнях волн каждого отдельного потока давление повышено, а во впадинах, наоборот, оно понижено. Такое распределение давлений по- [c.93]

Смесеобразование. Первый раздел главы 3 посвящен обзору исследований в области физико-математического моделирования процесса смешения твердых частиц с высокоскоростными потоками газа, возникающего при действии ударных волн, волн сжатия и разрежения на неустойчивые пылевые отложения, расположенные на границах каналов, на пластинах, в кавернах, и на свободные облака частиц. Описываются, в частности, эксперименты в ударных трубах с частицами, лежащими первоначально в кавернах и на поверхностях. Экспериментальные данные, которые представлены в в 1дe распределений концентрации частиц в различных точках пространства по высоте над неустойчивым слоем, распределений давления на нижней стенке ударной трубы, используются исследователями для верификации разработанных математических моделей как в режимах одиночных частиц и взаимодействующих континуумов, так и турбулентной диффузии. Анализ экспериментальных и расчетных данных показал в некоторых случаях корректность рассматриваемых моделей, которые позволяют [c.16]

Результаты экспериментов по поведению слоя угольной пыли при прохождении над ним слабой ударной волны (М < 1.2, перепад давления 0.5 атм) представлены в работе [12]. Толщина слоя пыли 0.086 см, слой в одном случае выступал над поверхностью подложки, в другом - находился в углублении. Использовалась угольная пыль с диаметром частиц до 44 мкм. Приведены измеренные и расчетные распределения давления и скорости газа. Отмечено, что взаимодействие потока газа с поверхностью слоя приводит к его деформации, однако это не может трактоваться как следствие потери устойчивости поверхности. Указано, что слой остается вблизи поверхности, пока скорость га- [c.188]

В работе [18] исследовалось поведение слоя сыпучей среды, расположенного на торце вертикальной ударной трубы, под действием нормально падающих УВ. Рассмотрены также УВ, скользящие вдоль слоя, лежащего на нижней поверхности в ударной трубе с внутренним диаметром 50 мм и длиной 3 м. В качестве толкающего газа применялся азот или гелий, в камере низкого давления находился воздух при давлении 0,1 атм. Использовались плексиглас, песок и другие материалы с размером частиц 0.01, 0.1, 0.2, 0.3, 4.5 мм. Создавались слои насыпной плотности с объемной концентрацией частиц от 0.29...0.67. В работе приведены распределения давления на подложке, которые носят осциллирующий характер, что свидетельствует о прохождении и отражении ударных волн и волн разрежения в пористом слое от жесткой стенки, а также комбинированного разрыва между чистым газом и пористым слоем. Длительность превышения давления в первом колебании пропорциональна толщине слоя, а его амплитуда на жесткой границе (торце ударной трубы) в 8 - 9 раз превышает устанавливающееся равновесное при больших временах давление в слое, которое на 10...20 % меньше давления на жесткой стенке без слоя. Авторы указывают на аналогию между задачами о взаимодействии УВ со слоем насыпной плотности и с подложкой из пористого материала. [c.191]

Наблюдается удовлетворительное соответствие между экспериментальными и расчетными данными в первом пике распределения давления, обусловленном падением проходящей УВ на подложку, и возникающей волной разрежения при взаимодействии ее с контактной границей между смесью и чистым газом. Кроме того, в численном решении предложенной математической модели слоя имеет место точная передача равновесного давления в слое далеко вниз по потоку от У В. В случае меньшей объемной концентрации твердой фазы период волн уменьшается, и в то же время с увеличением концентрации частиц амплитуда волн падает. [c.258]

Количественное сравнение этих видов течений можно увидеть из графиков распределения давления по поверхности пластины на рис. 3.37. Данные приведены для случая числа Маха 2.5 и объемной концентрации частиц 0.0012. Видно, что в случае расчета с учетом турбулентности смеси период внутренних волн больше, а их амплитуда меньше. Это обусловлено наличием дополнительной турбулентной вязкости, которая отклоняет ударную волну от нормального положения на больший угол по сравнению с нетурбулентным течением. Таким образом, расстояние между первым и последующими падениями внутренних волн на стенку увеличивается, а интенсивность ударных волн уменьшается из-за дополнительной диссипации. [c.264]

На рис. 3.46 показаны распределения давления на нижней стенке канала с временным шагом 0.05 мс, подтверждающие периодический характер распространения ДВ, причиной которого является многократное отражение волны давления, возникающей в момент образования зоны горения, от стенок канала и плоскости симметрии. По-види- [c.278]

На рис. 3.50 представлено распределение давления на разные моменты времени для падающей из Не в Хе ударной волны с числом Маха М = 2.5. Начальная ширина слоя = 40 мм, 1-1 = 0, 2-1 = 20, [c.285]

Уже давно известно, что расширение течения от окрестности критической точки затупленного двумерного тела вокруг угла до направления, параллельного скорости в невозмущенном потоке, не вызывает немедленно падения давления до давления в невозмущенном потоке, когда число Маха в невозмущенном потоке существенно больше единицы. Все поле течения между головной ударной волной и поверхностью тела, параллельной вектору скорости в набегающем потоке, будет наполнять серия волн разрежения, проходя через которые течение ускоряется до тех пор, пока давление на поверхности ие упадет до давления в набегающем потоке. Бертрам и Гендерсон ) опубликовали результаты расчетов распределения давления вдоль поверхности затупленной пластины, установленной параллельно набегающему потоку, выполненные разработанным Ферри методом характеристик для завихренного течения. Расчеты были сделаны для нескольких пластин,. имеющих переднюю кромку в форме клина, угол при вершине которого выбирался для каждого гиперзвукового числа Маха так, чтобы скорость на поверхности клина была звуковой. Тогда вокруг угла, вершина которого лежит в точке сопряжения поверхности пластины и грани клина, устанавливается течение Прандтля — Майера. Метод характеристик для завихренных течений используется для расчета изменения давления вниз за угловой точкой. Волны разрежения Прандтля — Майера отражаются от головной ударной волны (при этом интенсивность ударной волны уменьшается) и от поверхности пластины снова в виде [c.218]

Расчеты для затупленного цилиндра, подобные в существенных чертах расчетам Бертрама и Гендерсона, опубликованы Фельдманом ). Результаты Фельдмана, касающиеся распределения поверхностного давления на затупленном цилиндре, сделанные методом характеристик, сравнивались с результатами для поверхностного давления, полученными из второго приближения в методе взрывной волны. Было показано, что совпадение результатов вполне удовлетворительное. Это позволяет сделать вывод, что для плоских и трехмерных тел имеется область, где влияние затупления на распределение давления сравнимо и даже превосходит изменение давления вследствие взаимодействия между пограничным слоем и ударной волной. Эти эффекты возникают в области, близкой к передней кромке, длина которой пропорциональна толщине или радиусу носика. Границы этой области, оставаясь в рамках гиперзвуковых тече--ний (Moo l), можно определить следующим образом. Из результатов п. 6.2 следует, что влияние взаимодействия для плоских тел существенно в области, где [c.220]

Рис. 2. 2. Распределение давления, плотности и скорости газа за сильной ударной волной в автомодельных переменных р/Р/,

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 части пограничного слоя семейство волн сжатия, которые распространяются во внешний поток и оказывают влияние на форму и интенсишность окачка 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 внешпего 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]

Следует подчеркнуть, что рассмотренная нами картина взаимодействия пограничного слоя с набегающим равномерным потоком ограничивалась случаем тела с заостренной передней, частью. Затупление носовой части тела, а также неравномерность внешнего потока (например, при сильно искривленной головной ударной волне) вносят дополнительные изменения в распределении давления. Эти виды взаимодействия рассмотрены в монографии Хейза и Пробстина. [c.131]

Во-вторых, в случае дефектов, размеры которых уже нельзя считать слишком большими по сравнению с длиной волны, угловые распределения эхо-волн и теневых волн уже не разделяются как это было показано на рис. 5.13, а сливаются в одну совместную рассеянную волну. Эта рассеянная волна по мере уменьшения отношения диаметра к длине волны принимает форму, все более приближающуюся к сферической (см. рис. 5.8), так что в конечном счете влияние наклонного положения для небольших дефектов полностью исчезает, причем и звуковое давление тоже получается очень малым. Поэтому при выборе более низкой частоты (т. е. большей длины волны) можно сделать (в некоторых практических границах) характеристику обратного излучения наклонно расположенных небольших дефектов более эффективной для их обнаружения и оценки их. величины эхо-методом. Этому вопросу посвящены измерения Кляйнта [799] см. также [1742] и раздел 19.4. [c.127]

Нагрев AFE рассчитывался с использованием распределения давления, найденного с помощью решения трехмерных уравнений Эйлера. Это распределение использовалось в расчете пограничного слоя как граничное условие совместно с геометрически определенными метрическим коэффициентами. В качестве метрических коэффициентов были выбраны расстояния от оси аппарата AFE до поверхности тела в каждой точке по обводу. Использовалась 5-компонентная модель воздуха с гетерогенными каталитическими реакциями рекомбинации атомов кислорода и азота. Предполагалось, что окись азота на поверхности не образуется. Первоначально были проведены расчеты равновесного пограничного слоя, чтобы получить концентрации компонентов на его внешней границе. Предполагалось, что невязкое течение около сильно затупленной конфигурации является изэнтропическим с энтропией, равной энтропии за прямым скачком. Возможен более точный метод на основе вязкого ударного слоя, который требует знания не только распределения давления, но и формы ударной волны. Сравнение показало, что для полностью каталитической поверхности в критической точке эти два подхода отличаются на 10 % в точке максимального нагрева. Па больших высотах отличие возрастает. Найдено, что в области торможения у эллиптической части аппарата имеет место значительное уменьшение теплового потока для поверхности с конечной каталитичностью, также как и для некаталитической поверхности. Однако на конусе и юбке для поверхности с конечной каталитичностью, где температуры поверхности меньше, большое снижение не наблюдается. В то время как для некаталитической поверхности значительное снижение тепловых потоков наблюдается повсеместно. [c.130]

Сравнение с табличными данными ио отходу ударной волны и распределению давления на поверхности обтекаемого тела показало высокую эффективность данного метода в широком диапазоне изменения чисел Маха набегаюш его потока (М = 2 — 50), в частности, ири обтекании сферы и удлиненных (свыше 50 радиусов затупления) затупленных по сфере цилиндра и конусов с различными углами полураствора. [c.200]

На рис. 5.5 изображены положения головных ударных волн, полученные в расчетах обтекания сферы для различных чисел Маха набегаюгцего потока (М = = 2,0 2, 94 8,0 50,0). Отметим, что численный метод позволяет рассчитывать течение около сферы вплоть до 110° по центральному углу. Во всех случаях для достижения среднеквадратичной точности менее 1 % требуется не более десяти глобальных итераций. Однако сходимость при малых числах Маха хуже, чем при больпгих значениях. Черными и светлыми квадратиками отмечены результаты, полученные методом установления, соответственно для чисел Маха М = 2, 94 207] и М = 8,0 [223]. Анализ полученных в расчетах распределений давления поперек ударного слоя, плотности нормальной и касательной составляюгцей скорости в различных сечениях показал, что при VI = 8 осугцествляется переход к гиперзвуковому режиму, когда характеристики течения уже не зависят от числа Маха (параметры при числах Маха М = 8 и М = 50 практически совпадают). [c.203]

На рис. 5.6 показаны полученные в расчетах ударные волны при обтекании длинных затупленных по сфере конуса с углом полураствора 25° и цилиндра для числа Маха М = 4, О, а на рис.5.7 распределения давления вдоль их боковых поверхностей в тех же условиях. [c.203]

Описанное явление повторяется при прохождении данным профилем каждого шага предыдущей решетки. Эта периодичность приводит к образованию на данном профиле волн скорости, перемещающихся вдоль него [28, 102, 103]. Примерная эпюра распределения давления вдоль профиля в некоторый момент времени дана на рис. 170. Эпюра была записана Е. В. Гутовским [28] на лопасти рабочего колеса работающей модели гидротурбины, вращающегося за двадцатичетырехлопаточным направляющим аппаратом. [c.272]

По мере усилет1Я ветра точка отрыва будет перемещаться вверх по потоку, т. е. приближаться к гребню волны. Распределение давлений будет все более отличаться от синусоидального, отвечающего обтеканию волны идеальной жидкостью, и форма волны будет изменяться. [c.656]

Как показал тщательный эксперимент, проведенный ГМ. Рябинко-вым [13], в расчетах был достигнут весьма высокий уровень точности. (На рисунках 8.3-8.5 приведены полученные расчетом и в эксперименте формы отошедшей ударной волны при обтекании сферы и эллипсоидов вращения при разных числах Моо на рисунках 8.6, 8.7 даны сравнения распределения давления по сфере и эллипсоиду. Парис. 8.8 воспроизведено [13] сравнение с экспериментом зависимости от Моо величины отхода ударной волны при обтекании сферы.) Рассмотренная задача оказалась, по существу, первой задачей трансзвуковой вихревой аэродинамики, в рамках которой удалось сформулировать и понять ряд новых и интересных явлений, некоторые из которых анализируются ниже. [c.220]

На рис. 3.25 показано распределение давления вдоль поверхности пластины для М, = 3 при трех различных числах Атвуда А = О - чистый газ, А = 1/3 -маховское отражение и А = 3/5 - регулярное отражение. Рисунок показывает, что в случае регулярного отражения, наблюдаемого при больших числах Атвуда, происходит значительное усиление интенсивности УВ, а внутренние волны наблюдаются на значительном расстоянии от фронта. В случае нерегулярного отражения (А = 1/3) интенсивность волн существенно меньшая, они быстро гасятся, однако, начиная с x h = 15 на поверхности пластины наблюдаются возмущения статического давления, которые являются следствием неустойчивости Кельвина-Гельмгольца, развивающейся на границе раздела чистого и запыленного газа. [c.250]

Остановимся на некоторых результатах численных расчетов сформулированной выше проблемы и их сопоставлении с экспериментами [22, 18]. В частности, в опытах [22] исследовалось распространение ударной волны по воздуху в ударной трубе (УТ) кругового сечения длиной 5,2 м. Стенки трубы перед прохождением УВ покрывались слоем сажи. Для этого в камере высокого давления УТ поджигалась эквимолярная смесь ацетилена и кислорода, в то время как в рабочей части трубы находился ацетилен при том же давлении. Межсекцион-ная диафрагма открывалась в момент возгорания смеси в секции высокого давления. По мере прохождения сформировавшейся детонационной волны по камере низкого давления УТ образовывались твердые продукты реакции - углерод (сажа). Большая часть сажи осаждалась на дне трубы, остальная часть осаждалась на стенках и верхней части трубы. Толщина слоя сажи регулировалась заданием начального давления, которое варьировалось в пределах 70000... 150000 Па. Затем вдоль образовавшегося слоя пыли посредством аналогичной схемы реализовывалось прохождение УВ с числом Маха 1.62. Для регистрации давления около торца УТ устанавливались два пьезодатчика на верхней и нижней стенке, что позволяло определить распределение давления на стенках трубы в зависимости от времени. [c.256]

Изучение воздушных потоков. Люминесцирующие вещества применяются при изучении характера воздуппплх потоков, распространяющихся вдоль аэродинамических труб. Так, при изучении распределения давлений в аэродинамической трубе при давлениях 50—200 .i рт. ст. наблюдают за послесвечением газов (воздуха, аргона или гелия), предварительно возбужденных высокочастотным разрядом. При поступлении газа из разряда в аэродинамическую трубу отчетливо проявляется распределение плотностей в ударной сверхзвуковой волне. [c.483]

Результаты расчета представлены на рис. 4.7, на котором приводится относительное распределение давления р/р/2 в функции = х/х/2 для разных моментов времени (. Кривые I н II соответствуют автомодельным распределениям для короткого удара и сосредоточенного сильного взрыва. Как видно, существует определенный интервал времен 1достаточной точностью стало автомодельным и, вместе с тем, настолько малых, чтобы влияние конечности плотности газа слева было пре-небрежимым. В этом интервале времен в области существенного изменения давления вблизи правой волны действует автомодельная промежуточная асимптотика короткого удара. При I > и (в рассмотренном примере и = 100) область существенного изменения давления описывается автомодельной промежуточной асим- [c.86]

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 и 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 СП 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]

Экспериментальное и расчетное исследование конденсации при обтекании выпуклого плоского угла выполнено в [106]. В этой работе проведено теневое фотографирование течения и измерено распределение давления. Показано, что расчетные и экспериментальные данные совпадают при коэффициенте конденсации = 0,04. Обнаружено, что характеристики центрированной волны разрежения при наличии конденсации искривляются, а число Маха вдоль них уменьшается. Искривление характеристик может привести к нх пересечению, т. е. к образованию ударных волн, нopoнiдeпныx спонтанной конденсацией. Такие ударпые волпы могут возникать и в сонлах в окрестности зон спонтанной конденсации. Однако интенсивность их в области зapoнiдeния, как правило, невелика. [c.334]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология