Механика жидкости и газа. Избранное. Под общей ред. А.Н. Крайко. (1014100), страница 74
Текст из файла (страница 74)
Линии М = савве при торможении потока в иоле соленоида,. Мо = 5: а невязкое течение, Я = 5; б ламинарное течение, Ве = 2 10', Я = 1.5; в .— ламинарное течение, Ве = 2 ° 10, Я = 1.5, е турбулентное течение, Ее = 2 10е, Б = 5 Рассмотрим теперь торможение ламинарного вязкого потока в поле соленоида. Характерная картина поля чисел Маха при относительно малой вязкости показана на рис.
3, б (о = 1.5, Ке = 2 10л, вариант 7 в табл. 2). Отрывная зона является замкнутой, и присоединение потока происходит вблизи конца соленоида. Сопоставляя рис. 3, б и аналогичный рис. 2, б для токового витка, можно заметить суьцественнос сокращение в поле соленоида отрывной зоны, расположенной в верхней по потоку области от сечения х = О. Такое сокращение отрывной зоны устраняет аномалию, описанную в равд. 4: при увеличении Я от 0.75 до 1.5 при Ке = 2. 10' торможение в поле соленоида возрастает, в то время как в случае токового витка при этом наблюдалось ослабление торможения.
Из количественного сопоставления интенсивности торможения потока при Ке = 2. 10' в случае токового витка и соленоида (ср. варианты 6 и 7 в табл. 1 и 2) следует, что при Я = 0.75 поток более интенсивно тормозится в поле токового витка, а при Я = 1.5 в поле соленоида. Результаты расчетов при большем влиянии вязкости показаны на рис. 3, в (Ке = 2 10е, Я = 1.5, вариант 10 в табл. 2). Существенно, что в этом случае течение происходит без отрыва пограничного слоя. 400 А. Б.
Ватожии, О. В. Гуськов, В. В. Коиивиов, В. А. Лихтер ~Гл. Это обстоятельство и ответственно главным образом за то, что при 3 = ОЛ5 и 1.5 торможение потока в поле солоноида оказывается больше, чем в поле блокового витка. Сопоставление результатов по торможению потока в поле соленоида при разных числах Рейнольдса и одинаковых значениях параметра 3 (см. табл. 2) показывает, что интенсивность торможения при Ее = 2 10~ больше, чем при Не = 2 10". Это обусловлено большим вязким трением и отсутствием отрыва пограничного слоя, что компенсирует уменьшение интенсивности МГД- взаимодействия из-за уменьшения скорости в более толстом (при Ее = 2 10в) пограничном слое. Структура турбулентного потока, тормозящегося в поле соленоида, показана на рис.
З,г (Я = 5, вариант 13 в табл. 2). Отрыв пограничного слоя отсутствует, толщина пограничного слоя на входе в соленоид имеет относительно большую величину в результате прецшествующого взаимодействия с магнитным полем. В зоне соленоида, вплоть до выхода из него, толщина пограничного слоя остается почти постоянной. На выходе из соленоида генерируется ударная волна,и толщина пограничного слоя возрастает вниз по потоку от выходного сечения соленоида. Напомним,что, в противоположность описанной ситуации, при том же самом значении Я = 5 в случае невязкого течения образуется ярко выраженная каверна (см. рис.
З,а). Полезно также обратить внимание на то, что магнитное поле в случае турбулентного потока наиболее сильно деформирует поле скорости в пограничном слое вблизи стенки канала. Заключение. Исследование торможения сверхзвукового потока магнитным полем токового витка и соленоида показало, что на интенсивность торможения и на потери полного давления в таком течении оказывают влияние: геометрия магнитного поля; наличие пограничных слоев конечной толщины на входе в магнитное поле; образование каверн в невязком течении в результате МГД-взаимодействия; отрыв ламинарного, а в некоторых случаях и турбулентного пограничного слоя;.
уменьшение интегральной интенсивности МГД-взаимодействия, когда вблизи стенок образуются каверны с относительно малыми скоростями; возбуждение специфических газодинамических скачков и волновых структур. Получены конкретные количественные данные о характеристиках торможения сверхзвукового потока магнитным полем. Обнаружены "необычные" эффекты: уменьшение (при некоторых фиксированных значениях параметра МГД-взаимодействия) торможения сверхзвукового потока при переходе от использования модели невязкого газа к модели вязкого течения в рамках полной системы уравнений Навье — Стокса; уменьшение торможения сверхзвукового вязкого ламинарного потока при увеличении параметра взаимодействия.
Эти и другие обнаруженные в работе эффекты требуют углубленного анализа МГД-способа торможения потока: специального профилирования канала и магнитного поля, объединения газодинамических и магнитогазодинамических методов торможения потока. 5.4) Торможение сверхзвукового потока магнитным полем 401 Литература 1. Ватажин А.Б., Любимов Г.А., Рггирср С.А. Магнитогидродинамнческие течения в каналах. Мл Наука, 1970.
672 с. 2. Ватажин А.Б., Исакова Н.П. Течение провоцяьцего газа по хруглой трубе в сильном осесимметричном магнитном поле Л Изв. АН СССР. МЖГ. 1972. № 5. С. 145 155. 3. Иванов В.А. Метод расчета МГП-течения с отрывом пограничного слоя Л Теплофизика высоких температур. 1994. Т. 32. № 6. С. 909 — 919. 4. ВогдЪ С,А., Спявого1ьпь А., Ньбань Р.Б.
А 1!ше-ь!ерепдепь !ко-д!пьепя!опа1 апя1уя!я ау!галя!оп!я ш р!аяша МНП 8епега1огя,',~ 12ФЬ 1пьегп. Сопй Мабпе1оЬуьйос1упаш!с К!ес1г!с Ренее Сепега1!оп. Уо1ьоЬаша, даран, 1996. У. 2. Р. 807. 5. Гуляев А.Н., Козлов В.Е., Секундов А.Н. К созданию универсальной однопараметрической модели для турбулентной вязкости Л Изв. РАН. МЖГ. 1993. № 4. С.
69 — 81. 6. Копчснов В.И., Лвмков К.Э., Топека Н.А. Методы и результаты расчета течений вязкого газа в ханалах н струях Л Аннот. докл. 7-го Всесоюз. съезда по тоорет. и прикл. механике. Мл Ин-т пробл. механики АН СССР, 1991. С. 200. 7. Годунов С.К., Забродин А.В., Иванов М.Я. и др. Численное решение многомерных задач газовой динамики.
Мл Наука, 1976. 400 с. 8. Соивlьов О., Корсйеььов И, Нькьуогои В. Р!оьч шшьепса1 я!пш!аИоп 1п Иье ргорп!гйоп е!еьььегьья оу ач!аь!оьь-красе яуяьепья ььИЬьп йь11 !ь!ач!ег. В!о!ьея ецпаИопя Л Ргос. 1псепь Сопб оп МеьЬос!я АегорЬуя. Нея. Рь 1. Ыогоя1- Ьйгя!ь: ИТПМ СО РАН, 1994. Р. 104 — 109. 9. Калган В.П. Применение принципа минимальных значений производной к построению конечно-разностных схем для расчета разрывных решений гаваной динамики Л Учен. зал. ЦАГИ. 1972.
Т. 3. № 6. С. 68 77. 10. Тилляева Н.И. Обобщение модифицированной схемы С.К. Годунова на произвольные нерегулярные сетки Л Учен. зап. ЦАГИ. 1986. Т. 12. № 2. С. 18 26. 11. Годунов С.К. Разностный метод численного расчета разрывных решений уравнений гидродинамикн Л Мат. сб. 1959. Т. 47. Выл. 3. С. 271 †3. 12. Вагихм С. 81гпсспгес! пьеяЬ йьЫ адар!!п8 Ьаяеб оп а ярг!пб вла1обу Л Ргос. Сопй СРП Яос.
Сапада, Мол!ген!. 1993. Р. 425 — 436. Владимир Алексеевич Левин В.А. Левин родился 28 сентября 1939 г. В 1956 г. поступил на Механико-математический факультет Московского государственного университета им. М.В. Ломоносова, который закончил в 1961г. Кандидат физико-математических наук (1965г.), доктор физикоматематических наук (1975 г.), профессор (1984г.), член-корреспондент РАН (1994г.). В настоящее время заместитель директора Института автоматики и процессов управления (ИАПУ) ЦВО РАН и заведующий лабораторией 'Газодинамика взрыва и реагирующих систем" Института механики МГУ им. М.В. Ломоносова.
Основные научные направления: газодинамика взрыва, детонация, горение, аэродинамика сверхзвуковых летательных аппаратов, газо- динамические лазеры. Награжден медалями и премиями им. С.А. Чаплыгина (1974г.), им. профессора Н.Е. Жуковского с серебряной медалью (1982 г.), премией МГУ им. М.В. Ломоносова 1 степени (1992 г.), Государственной премией РФ (2002г.), медалью "850 лет Москвы" (1997г.) и орденом "За заслуги перед Отечеством" П степени (1999 г.).
Член Российского национального комитета по теоретической и прикладной механике, действительный член РАЕН и Российской космической академии им. К.Э. Циолковского, член редсовета журнала "Физика горения и взрыва", член Совета РАН по горению, член Советов по присуждению докторских степеней МГУ и ИАПУ. Глава 6.1 ОДНОМЕРНЫК НЕУСТАНОВИВШИЕСЯ ДВИЖЕНИЯ ГАЗА, НЕС3'ЩЕГО ЭЛКХТРИь1КСХИЙ ЗАРЯД, ПРИ Н'УЛЕВОМ ДАВЛКНИИ *) В. А.
Левин В работе найдены некоторые точные решения уравлений одномерных нсустановившихся движений холодной плазмы. Систему уравнений одномерных неустановившихся движений холодной плазмы можно записать в виде — + и — = п[Е+ Е[г, 1)], — + — = О. (1) ди ди дЕ и дг 'Е д1 дг д1 г ' дг Здесь и -- скорость, Е -- напряженность электрического поля, Е --- внешняя массовая сила (с ее помощью можно учитывать столкновение частиц плазмы, например, с нейтральными частицами), е -- заряд частицы, пз -- масса, .и = 1, 2, 3 соответственно для движений с плоскими, цилиндрическими и сферическими волнами.
Магнитное поле отсутствует вследствие одномерного характера движения. Введем функцию ф = т' 'Е, которая с точностью до константы равна заряду внутри сферы (цилиндра, плоского слоя) радиуса г. За независимые переменные примем уЗ и и, а искомыми функциями [Ц будем считать г и й В новых переменных система (1) приобретет вид Для полученной системы уравнений в ряде случаев можно найти точные решения. Рассмотрим задачу о разлете заряженных частиц одного сорта в собственном электрическом поле. В этом случае Е(г, 1) = О, и общее решение системы [2), содержащее две произвольные функции, имеет *) ПМТФ. 1962.,зз 3. С.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
