Главная » Просмотр файлов » R. von Mises - Mathematical theory of compressible fluid flow

R. von Mises - Mathematical theory of compressible fluid flow (798534), страница 72

Файл №798534 R. von Mises - Mathematical theory of compressible fluid flow (R. von Mises - Mathematical theory of compressible fluid flow) 72 страницаR. von Mises - Mathematical theory of compressible fluid flow (798534) страница 722019-09-19СтудИзба
Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 72)

144 is perpendicular to QiQyS which in the limit Q —+ Qi be­comes the tangent at Qi . Hence for very weak shocks (q /qi close to 1) theangle between the shock front and the incident streamline is approximatelythe Mach angle en ,m22+x2228A s Q approaches Qi in Fig. 145b, the line A Ρ approaches the normaldirection to the negatively inclined branch of the shock polar at Qi · More­over, in the limit D coincides with Q , and the length of the segment A Ρis then, according to (28), the radius of curvature R. Therefore the centerof curvature Ζ is the intersection of the line through Qi parallel to the limitposition of AP and the tangent to the circle C at A. Thus, the projectionof Ζ on O'Qi is A, the inverse of Q\ with respect to the sonic circle.

Fromthe construction given in Sec. 16.5 for the center of curvature Ζ of thecorresponding characteristic epicycloid, it can be shown that Ζ has thesame property. Hence Ζ = Ζ and the two curves actually osculate at Qi.2xT h e Cartesian leaf is determined b y the values qi and q alone. Each pointQ on it represents a transition satisfying conditions (3a) through ( 3 d ) .However, these equations do not determine which of the points Qi, Qirepresents the state in front of the shock. But we have seen in the precedingsection that in a physically possible transition the speed must decrease.Thus Q can represent conditions behind the shock only if it lies on theclosed loop of the folium. I n the following, the term shock polar will referonly to this closed loop.

T h e remainder of the folium inside the maximumcircle represents those states from \vhich the state Qi can be reached b ytransition through a shock.m225 . Shock diagram and pressure hillsApart from size and orientation in the q , # -plane the shock polar is de­termined b y the ratio q\/q or, according t o (16.10) and (16.11), b y theMach number Mi of the incident stream. Hence all polars corresponding tothe same value of Mi are similar.

This remark enables us to confine our atxmy388V. I N T E G R A T I O N T H E O R Y A N DSHOCKSVuF I G . 146. T h e shock diagram.tention for the rest of this section to those polars which correspond to afixed direction of q i , and q = 1. Alternatively the velocity q in the fol­lowing may be considered to represent the dimensionless velocity q/q ofany particular case.mmFor q = 1 the sonic speed q is 1/h, so that qi may vary between 1/hand 1. A s qi increases from 1/h to 1, U decreases from 1/h to 1/h , and inthe U, F-plane the corresponding shock polar expands from an infinitesi­mal circuit around the point (1/h, 0) to the circle with the points (1/h , 0)and ( 1 , 0) at the ends of a diameter, see Fig. 146. A l l shock polars lie be­tween these extreme curves and to each point Q within the circle there cor­responds one possible shock: 0 ' Q is the velocity vector q , the corner Qiof the polar through Q gives the velocity vector qi = O'Qi, and the per­pendicular to Q i Q determines the shock direction O'S.

T h e graph of thisfamily of polars is called the shock diagram.mt2A222222So far the pressure and density have entered only through the Bernoulliconstant q /2 which is the same on either side of the shock line and equalto each member of (3c'). A s we have seen in (8.24), this constant is a mul­tiple of p /p and therefore of the stagnation temperature T . Thus thestagnation temperature has the same value on either side of the shock.However, the stagnation pressure p (and hence the stagnation density p )does change on crossing the shock.2m88sssFor any given stagnation pressure p , the pressure itself may be intro­duced by erecting the pressure hill (see Sec. 8.2) on the £/,F-plane of theshock polar, i.e., on the hodograph plane.

For the polytropic case this hill isgiven by (16.12). On setting κ = y and q = 1 this equation becomes8m(29)ρ = p«[l -2p/(T-l)q]q2=U*+V\22.5389SHOCK D I A G R A M A N D PRESSURE HILLST h e hill, which is a surface of revolution, is shown in Fig. 147a. Its base isthe circle q = q = 1 and its summit lies on the p-axis at the point ρ = p .Consider now the intersections of the plane perpendicular to the U,Vplane whose trace in that plane is QiQ , with the family of pressure hillsobtained by varying p . For any two such curves the ordinates are constantmultiples of each other.

In particular select the two intersections whichcorrespond to p = p \ , p 2, the stagnation pressures on the two sides ofthe shock (Fig. 147b). Let P i and P be the points on these two curves cor­responding to the pressures pi and p (i.e., those points whose projectionsare Qi and Q respectively). Then the line PiP is tangent to both curves.For when the velocity vector q corresponds to points on the line Q1Q2 inFig.

147a, it may be resolved into a constant component ν along O'S and avariable component u perpendicular to this direction. N o w (29) is derivedfrom the Bernoulli equation, of which (2.21') is the differential form. Hencema2sssS2222dp=— pqdq=— p[u du + ν dv] =— pu duon either of the curves in Fig. 147b. Thus the slope of the first curve at= —piUi and that of the second at P is (dp/du)= — pu.These are equal by the first shock condition (3a).

Moreover, the slope ofthe line P i P is (pi — p )/(ui — u ) which, according to the second shockcondition (3b), is the same as the two previous slopes. Hence P i P is thecommon tangent of the two curves.As Q moves along a given polar, P moves in the tangent plane at P ito the pressure hill through P i , this hill being determined by p i . For anygiven position of Q , the point P is the intersection of the vertical linethrough Q with this tangent plane. Once P is determined, there is a uniquepressure hill of the family (29) passing through P , or in other words aP i is (dp/du)i2222222222s22222ρ(a)F I G . 147. Section of the pressure hill,(b) Common tangent.(b)(a) Vertical section with trace Q1Q2 ,390V.

INTEGRATION THEORY AND SHOCKS1.0λ0.5°15101520VF I G . 148. Graph of stagnation pressure ratio versus pressure ratio.unique value of ps2·29W e conclude this section by obtaining explicit formu­las for the ratio p /p is2.8Since T is the same on the t w o sides of the shock and the flow is adiabatic8there, we haveVp/i/W/\PsJ\Pi7\W'HenceχPel - 1 / ( 7 - 1 ) ^ 7 / ( 7 - 1λ = — = ηp2where, as in Sec.

3, η = p /pi and ξ =s2)ξ,p/pi .*2Equations (21) through (23) now allow us to express λ in terms of £, 77,f, Minor M2nalone. In particular, we havef*m\\(30)λ= ,- i / ( 7- i ) \h\+Iv+Wjΐ"|Ύ/(Ύυ'and Fig. 148 gives the graph of λ versus η.6. The deflection of α streamline by a shockT h e deflection δ of a streamline on crossing a shock is given by the angleQzO'Qi in Fig. 144, i.e., σι — σ . A s Q moves along the polar in Fig. 145a22from Qi to A this angle increases from zero to a maximum, and then de­creases to zero again. N o w we have seen that the shock polar is determinedexcept for size and orientation by the M a c h number Mxof the incidentstream. Thus we conclude: For each value of M\, there is a maximum deflec­tion which can be produced by means of a shock.

This is analogous to what wasfound in Sec. 18.3 for the deflection of a stream by means of a simple w a v e .On a given polar there is a relation between the deflection δ and the in* From Eq. (1.7), λ = exp [(>Si — S )/gK]in entropy.2so that it also represents the change22.6THE DEFLECTION OF Λ STREAMLINE BY A SHOCK391clination σι of the shock to the incident streamline. Thus from Eqs. (24),(25), and Fig. 145 we findtan δV— 1^ cot σιU|"(gi ~=ALIf we writeτι =+U)Ua(gi -+UHUb)COtVi]COtAr,Jcot σι .= tan δ,cot σι(31)(7 +(2 =ι_=ι_=JbL21)Λίι2 '- ι)( *Μthen this formula becomes(en +2(32)(1 -+cWd)n(1 -d)'For each value of M i there is a corresponding curve in the n,€-planerelating the deflection δ to the shock inclination σ ι , see Fig.

149. As Miincreases from 1 to <x>, c increases monotonically from —2/{y+l)toOand d from 0 to 2/(y + 1). Thus for fixed positive η , Eq. (32) shows thatI ;••441ftocus offt.^-i >-cot"—Μ,-ωL.MeM,-2>ftft.-^^^ -*cot (ft.Ν»F I G . 149. Relation between deflection and shock angle for fixed incident Machnumber.392V.I N T E G R A T I O N T H E O R Ye increases monotonically with MiMr=A N DSHOCKSfrom1:(7+3)r,2(y ++1)'toΜι =oo :€2τι=(+7l)T l* +(7_1) 'and vice versa for η < 0. E v e r y curve (32) which corresponds to a physi­cally possible transition lies between these last two.

Each such curve inter­sects the η-axis at the origin and at the t w o pointsη = ±V~d/c=±Λ/ ΜΙ2-1 = ± c o t αι ,where ai is the M a c h angle corresponding to Mi.T h e origin correspondsto the point A on the shock polar, and the other t w o points to the doublepoint Qi . Hence for physically possible shocks our attention must be re­stricted to the range^(33)cot αϊ ;the end points correspond to zero shock, for which σ = αϊ , 180° — αι asχwas seen before. Thus, as we found in Sec. 3, for each Mi the smallest pos­sible angle between the shock line and incident streamline is the M a c hangle c*i = arc sin 1/M\ ; the largest possible angle is 90°.

Характеристики

Тип файла
PDF-файл
Размер
10,77 Mb
Тип материала
Высшее учебное заведение

Список файлов книги

Свежие статьи
Популярно сейчас
Почему делать на заказ в разы дороже, чем купить готовую учебную работу на СтудИзбе? Наши учебные работы продаются каждый год, тогда как большинство заказов выполняются с нуля. Найдите подходящий учебный материал на СтудИзбе!
Ответы на популярные вопросы
Да! Наши авторы собирают и выкладывают те работы, которые сдаются в Вашем учебном заведении ежегодно и уже проверены преподавателями.
Да! У нас любой человек может выложить любую учебную работу и зарабатывать на её продажах! Но каждый учебный материал публикуется только после тщательной проверки администрацией.
Вернём деньги! А если быть более точными, то автору даётся немного времени на исправление, а если не исправит или выйдет время, то вернём деньги в полном объёме!
Да! На равне с готовыми студенческими работами у нас продаются услуги. Цены на услуги видны сразу, то есть Вам нужно только указать параметры и сразу можно оплачивать.
Отзывы студентов
Ставлю 10/10
Все нравится, очень удобный сайт, помогает в учебе. Кроме этого, можно заработать самому, выставляя готовые учебные материалы на продажу здесь. Рейтинги и отзывы на преподавателей очень помогают сориентироваться в начале нового семестра. Спасибо за такую функцию. Ставлю максимальную оценку.
Лучшая платформа для успешной сдачи сессии
Познакомился со СтудИзбой благодаря своему другу, очень нравится интерфейс, количество доступных файлов, цена, в общем, все прекрасно. Даже сам продаю какие-то свои работы.
Студизба ван лав ❤
Очень офигенный сайт для студентов. Много полезных учебных материалов. Пользуюсь студизбой с октября 2021 года. Серьёзных нареканий нет. Хотелось бы, что бы ввели подписочную модель и сделали материалы дешевле 300 рублей в рамках подписки бесплатными.
Отличный сайт
Лично меня всё устраивает - и покупка, и продажа; и цены, и возможность предпросмотра куска файла, и обилие бесплатных файлов (в подборках по авторам, читай, ВУЗам и факультетам). Есть определённые баги, но всё решаемо, да и администраторы реагируют в течение суток.
Маленький отзыв о большом помощнике!
Студизба спасает в те моменты, когда сроки горят, а работ накопилось достаточно. Довольно удобный сайт с простой навигацией и огромным количеством материалов.
Студ. Изба как крупнейший сборник работ для студентов
Тут дофига бывает всего полезного. Печально, что бывают предметы по которым даже одного бесплатного решения нет, но это скорее вопрос к студентам. В остальном всё здорово.
Спасательный островок
Если уже не успеваешь разобраться или застрял на каком-то задание поможет тебе быстро и недорого решить твою проблему.
Всё и так отлично
Всё очень удобно. Особенно круто, что есть система бонусов и можно выводить остатки денег. Очень много качественных бесплатных файлов.
Отзыв о системе "Студизба"
Отличная платформа для распространения работ, востребованных студентами. Хорошо налаженная и качественная работа сайта, огромная база заданий и аудитория.
Отличный помощник
Отличный сайт с кучей полезных файлов, позволяющий найти много методичек / учебников / отзывов о вузах и преподователях.
Отлично помогает студентам в любой момент для решения трудных и незамедлительных задач
Хотелось бы больше конкретной информации о преподавателях. А так в принципе хороший сайт, всегда им пользуюсь и ни разу не было желания прекратить. Хороший сайт для помощи студентам, удобный и приятный интерфейс. Из недостатков можно выделить только отсутствия небольшого количества файлов.
Спасибо за шикарный сайт
Великолепный сайт на котором студент за не большие деньги может найти помощь с дз, проектами курсовыми, лабораторными, а также узнать отзывы на преподавателей и бесплатно скачать пособия.
Популярные преподаватели
Добавляйте материалы
и зарабатывайте!
Продажи идут автоматически
6418
Авторов
на СтудИзбе
307
Средний доход
с одного платного файла
Обучение Подробнее