Прямые скачки уплотнения

ПРЯМЫЕ СКАЧКИ УПЛОТНЕНИЯ [c.115]

ПРЯМЫЕ СКАЧКИ УПЛОТНЕНИЯ Ц7 [c.117]

ПРЯМЫЕ СКАЧКИ УПЛОТНЕНИЯ 119 [c.119]

ПРЯМЫЕ СКАЧКИ УПЛОТНЕНИЯ 121 [c.121]

Изменение давления и плотности газа в прямом скачке уплотнения можно представить в функции числа М перед скачком. Из уравнения количества движения с зачетом формулы для скорости [c.122]

Можно выразить отношение давлений в прямом скачке уплотнения и в функции приведенной скорости перед скачком Хв] для этого следует в равенстве (20) произвести замену переменных по формуле (45) из гл. I [c.123]

При уменьшении скорости набегающего потока до критического значения (Ма = 1) скачок уплотнения вырождается (р1=ря)-В дозвуковом потоке, как уже указывалось выше, скачки уплотнения невозможны. В прямом скачке уплотнения повышение [c.123]

Определим потери полного давления в прямом скачке уплотнения. [c.124]

Из равенств (73) гл. I и (22) можно получить формулу для определения плотности заторможенного газа после прямого скачка уплотнения [c.124]

Рис. 3.5. Зависимость коэффициента сохранения полного давления за прямым скачком уплотнения от приведенной скорости

Характерной особенностью прямого скачка уплотнения, как можно было заметить, является то, что, пересекая его фронт, газовый поток не меняет своего направления, причем фронт прямого скачка располагается нормально к направлению потока. Помимо прямых скачков уплотнения, встречаются и так называемые косые скачки уплотнения. Фронт косого скачка располагается [c.126]

Иитенсивность косого скачка уплотнения изменяется с изменением угла наклона его фронта к направлению набегающего потока. В предельном случае, когда косой скачок переходит в прямой (а = 90°), увеличение давления получается максимальным. При этом равенство (45) переходит в равенство (20), известное из теории прямого скачка уплотнения. [c.132]

Закон изменения давления в прямом скачке уплотнения может быть получен из уравнения импульсов в виде известного равенства (21) гл. III [c.220]

Для сверхзвуковых режимов (Хх>1), когда торможение начинается с прямого скачка уплотнения, переводящего поток к дозвуковой скорости Ях = 1/ х и давлению, определяемому формулой (63), [c.232]

Пример 6. Определить соотношения между параметрами газа до и после прямого скачка уплотнения. [c.242]

На рпс. 5.29 приведен вспомогательный график для определения функции Ф(Я) по величине X. Соотношенпе (135) устанавливает связь между параметрами потока, движущегося с трением в трубе с приведенной длиной х. при условии, что в трубе возникает прямой скачок уплотнения. [c.264]

Величина критического перепада для турбулентного пограничного слоя при Мо<1,2 больше отношения давления в прямом скачке уплотнения (рпс. 6.35) и отрыв не может возникнуть. На рис. 6.35 приведены также значения отношения давления в косых скачках уплотнения с углами наклона а => 60° и 30° относительно скорости набегающего потока, подсчитанные но формуле (45) гл. III. Эти значения при Мо< 1,4 (а = 60°) и Мо<3 (а = 30°) оказываются меньше критического отношения давления, и отрыв турбулентного пограничного слоя не возникает. [c.348]

Около оси струи иа участке торможения криволинейный скачок переходит в прямой скачок уплотнения, получивший название диска Маха, за которым скорость течения становится дозвуковой. Периферийные линии тока образуют сверхзвуковое течение, которое, как следует из теоретических расчетов ) и экспериментов ), дважды пересекает криволинейный скачок 1 — 1 й и отраженный скачок й — п. Одна из линий тока 2—2) этой зоны течения изображена на рис. 7.31. Поверхность 1—1 (часть криволинейного скачка) представляет собой так называемый висячий скачок уплотнения, постепенно ослабляющийся с приближением к кромке сопла и полностью вырождающийся, немного не доходя до последней. [c.411]

Итак, в двигателе с простым диффузором торможение входящей струи при сверхзвуковой начальной скорости начинается с прямого скачка уплотнения. Потери в скачке и параметры потока за скачком определяются по формулам, приведенным в гл. III. [c.463]

Отметим, что все эти результаты получены при условии, что диффузор эжектора — дозвуковой и перед диффузором возникает прямой скачок уплотнения, который переводит полученную при смешении потоков сверхзвуковую скорость в дозвуковую. Приведенная скорость потока смеси перед скачком может быть определена из соотношения [c.552]

Из двух возможных решений для и принимают то, которое удовлетворяет условию и> а. Второе решение отвечает переходу в прямом скачке уплотнения к дозвуковому потоку. [c.280]

Лю, Чью, Динамика газов, содержащих испаряющиеся капли жидкости, за прямым скачком уплотнения, Ракетная техника и космонавтика, № 6, 64 (1966). [c.336]

ПРЯМОЙ СКАЧОК УПЛОТНЕНИЯ [c.64]

Явление разрывного (скачкообразного) изменения параметров газового потока при переходе через некоторую поверхность называется ударной волной. Если поверхность разрыва представляет собой неподвижную плоскость, нормальную к скорости равномерного потока газа, то такая поверхность называется прямым скачком- уплотнения. Скачки уплотнения могут возникать только в сверхзвуковом потоке газа, они сопровождаются уменьшением скорости и возрастанием давления, плотности и температуры. Критическая скорость и температура торможения при переходе через скачок не изменяются. [c.64]

Основная система уравнений, описываю, щих прямой скачок уплотнения, состоит из [c.64]

В сверхзвуковых потоках (М>1) перед трубкой образуется отошедшая ударная волна, фро т которой перед приемным отверстием можпо рассматривать как прямой скачок уплотнения (см, п. 1.10.4). Значения М рассчитывают по формуле [c.412]

ПРЯМАЯ УДАРНАЯ ВОЛНА (ПРЯМОЙ СКАЧОК УПЛОТНЕНИЯ) 211 [c.211]

Прямая ударная волна (прямой скачок уплотнения) [c.211]

Это равенство ирн М 1/з1па дает р1 ри, а в случае а = 90 переходит в сооответствующее равенство (22) для прямого скачка уплотнения. [c.133]

Величины относительной площади горла диффузора / г.д(Мн), необходимой для запуска последнего, и относительной площади горла сопла Fr. l a) = Pr.JPa при к = 1,4 приведены па рис, 8.61. Интересно отметить, что число Маха в горле диффузора Мг д, нужное для проскока сквозь него прямого скачка уплотнения (до суя еш1я горла диффузора), составляет около 0,875 от значения числа Маха в набегающем потоке Мн (для Мн = 1,5—5 при /с = 1,4). Описанные особенности запуска диффузора аэродинамической трубы относятся и к запуску входного диффузора двигателя. Для того чтобы, переходя от малых скоростей полета к расчетной скоростп, осуществить расчетную систему скачков, следует при малых скоростях горло диффузора расширить (или лишнюю часть воздуха перепустить перед горлом наружу), а по выходе на расчетную скорость сузить горло (до расчетного размера) или прекратить перепуск воздуха (прикрыть отверстие для перепуска). Без этого запуск сверхзвукового диффузора на расчетный режим невозможен. [c.491]

Первое значение соответствует сверхзвуковому, а второе — дозвуковому режиму течения, причем = 1/Кд. Такая же зависимость была получена в 1 гл. 1П для величин А 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 Аз > 1 будет большим, а статическое давление — меныпим, чем для Аз<1. Диффузор, установленный на выходе из камеры, будет работать в различных условиях при Аз > 1 и Аз < 1. [c.529]

Крайбел, Анализ прямых скачков уплотнения в газе, смешанном с твердыми частицами,. Труды Американского общества инженеров-механиков, сер. Д, Теоретические основы инженерных расчетов, № 4, 20 (1964). [c.335]

Детонация может также инициироваться при прохождении ударной волны по горючей смеси в ударной трубе. Если изменение давления в ударной волне не слишком велико, то в этом случае детонационные волны также распространяются со скоростью Чепмена — Шуге. Недавно путем подбора условий течения воздушного потока в сопле Лаваля были получены стоячие детонационные волны, неподвижные относительно лабораторной системы координат ]. Условия течения подбирались так, что отраженный маховский прямой скачок уплотнения располагался за выходом сопла. Если воздух предварительно подогрет до достаточно высокой температуры и в поток добавлено горючее (водород), то ударная волна поджигает смесь, и последующее горение превращает скачок в стационарную плоскую сильную детонационную волну. Ниже будет рассмотрена структура и скорость распространения детонационных волн, полученных описанными выше методами. [c.193]

Таблицы термодинамических функций воздуха для температур от 6000° до 12 000° К и давлений от 0,001 до 1000 атм являются частью работ, посвященных исследованию свойств газов при высоких температурах и проводимых под общим руководством члена-корреспондента АП СССР профессора А. С. Предводителева в лаборатории физики горения Энергетического института АН СССР и на кафедре молекулярной физики физического факультета Московского государственного университета. К настоящему времени коллективом лаборатории и кафедры составлены таблицы термодинамических функций воздуха для температур от 1000° до 20000° К, а также таблицы газодинамических и термодинамических величин потока воздуха за прямым [скачком уплотнения и у иоверхпости конуса для скоростей набегающего потока до 15 500 м/сек. Таблицы термодинамических функций воздуха для температур от 6000° до 12 000° К являются первым томом из перечисленной выше серии таблиц. [c.3]

Андерсон, Мэддон. Инверсия заселенностей за прямыми скачками уплотнения,— Ракетная техника и космонавтика, 1971, т, 9, № 8, [c.137]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология