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

R. von Mises - Mathematical theory of compressible fluid flow (798534), страница 74

Файл №798534 R. von Mises - Mathematical theory of compressible fluid flow (R. von Mises - Mathematical theory of compressible fluid flow) 74 страницаR. von Mises - Mathematical theory of compressible fluid flow (798534) страница 742019-09-19СтудИзба
Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 74)

153. Deflection of a uniform stream by strong and weak shocks.and δfor the given Mi . From (32) we find that the strong shockhas an inclination of σι = 83°42' to the incident stream and the weak shockan inclination of σι = 39° 19'. These are indicated in the figure. T h e cor­responding values of Mare 1.9879 and 1.2671, and hence from Eqs.

(21)and (22) we obtainOmax8 θ ηin= 0.5794and0.8032,= 4.4438and1.7066,^ = 2.6487and1.4584,M2n^PiPiT h e two values of σ are 83°42' - 10° = 73°42' and 39°19' and the corresponding values of M are 0.6037 and 1.6405.210° = 2 9 Ί 9 ' ,2Article 23Examples Involving Shocks1. Comparison of deflections caused by shocks and simple wavesW e first derive a result concerning the similarity of transitions throughshocks and simple waves, which is useful in numerical problems involvingthese phenomena.

Consider a compression through a simple wave in whichan incident stream with Mi = 2 is deflected by 10°. From Sec. 18.2 we findfor the state 2 after the deflection: p /pi = 1.7052, p /pi = 1.4640 andM = 1.6514. These values are almost the same as those given at the endof the last article for a deflection of the same amount through a weakshock. This can be understood from the following considerations.222W e wish to compare the transition through a weak shock front from afixed state 1 to a variable state 2, with that through a simple wave.

For400V. I N T E G R A T I O N T H E O R Y A N D S H O C K Seither of the transitions we may consider the state 2 to be a function of thevariable deflection δ =0— 0i · Three similar properties of these two2types of transition have been found.(a) T o the second order of the density difference p — P i , the quan­2tity p/premains constant across a shock. Through aysimplewave it remains exactly constant.(b) T h e same relation, (22.3c') with fixed state 1, holds betweenp,2p , and q for the two phenomena.22(c) If a weak shock for which δ < 0 is compared with a forward wave,and a weak shock for which δ >0 with a backward wave, thenthe coefficients of the first two terms in the expansion of q — qi2in powers of 6 — 0i are the same for the two phenomena in each2case.T h e first property was discussed in Sec.

14.3 and mentioned again in Sec.22.3; the second follows from the fact that (22.3c') is both a shock condi­tion and an expression of Bernoulli's equation for the simple wave. T h ethird is a restatement of the osculatory property of the shock polar and thetwo epicycloids through its corner given in Sec. 22.4.I t follows from (a) and ( b ) that the expansion property (c) holds alsofor p2— pi and p — pi . Furthermore if F(p, p, g, 0) is any function of the2state variables p, p, q, and 0 which has a Taylor series at pi,then the same expansion property holds for F— F2xp i , qi, 0 i ,.

Thus, for instance, ifthe transition takes place through a weak shock for which δ < 0 or througha forward wave, we may w riter(1)F 2F,= F[(d-20 ) +Xi<(02-0χ) +2O(0-20 ) ,X3the two phenomena differing only in the term O ( 0 — 0 i ) . Here F' and F"32are the first and second derivatives of F with respect to 0 taken along aΓ ^characteristic; thusp'=(l V ^ j .

^ d F . d ^ d F . d I ^~a^dpa^d^dedqda~fwhere dp/άθ, dp/dd, and dq/dd signify the rates of change of pressure,density and speed with polar angle along a r -characteristic in the hodo­+graph plane. Hence="^ Ι- Λνρ α^ρ)( 2 )ηαρ+++βθ'—pqdq and on a r -characteristicsince from Bernoulli's equation dp =dq =βξ\+q tan a dd. Likewise, if the transition takes place through a weakshock for which δ > 0 or through a backward wave(3)F 2F, = ' Λ ( 02-00 +¥F {e*x-0O + O(0 220O323.1C O M P A R I S O N OF S H O C K S A N D S I M P L E W A V E S401where now the differentiation is along a Γ -characteristic, i.e.,/λ\Γ4.'Pf,d F1dF\T h e function F may, of course, contain pi,dFdF~\, 0i as parameters. Also,pi,qifrom (2) and (4) it follows that if F (as a function of p, p, q, 0) is even in0 — 0i then 'Fi =— F[ and "F; this result is a consequence of the= F"xsymmetry of the pair ofΓ-characteristics through the point q i , in thehodograph, since this ensures that F varies with 0 — 0 on ΓX+in the sameway as with 0i — 0 on Γ~~.For example, consider the component of velocity after the transition inthe direction of the initial velocity qi , which in Sec.

.22.3 was designatedby U. Then F =U = q cos (0 — 0i) is an even function of the deflection0 — 0 i . Applying the differentiation in (2) to this function we have= q [tana cos(0 -F'F"= 2q tan a i l L\0i) -sin(0 - 0 i ) ] ,. " j " ) tana cos(0 sm 2a'0i) -7sin(0 -0i).J2On putting 0 = 0 in these equations and substituting the results into ( 1 ) ,:we obtainU2~Qi00 += a(0 -g l26(0 20i)+ O(0 -20O ,32wherea = t a n «b =d-y + i)sin 2α/t^a i^i—= v1ϊ>< -=32t *~ °)M+8M4(Mi2-l)42This formula applies if the transition is through a shock for which δ < 0or a forward wave.

For the other case, the only difference is that a is to bereplaced by —a.Suppose that now we restrict our attention to forward waves and shocksfor which the deflection is negative. Let the final state be denoted by 2,1when the transition is a shock, and by 2,2 when it is a simple wave. N o w(1) gives F ,2 as a function of 0 along the Γ ^characteristic through (qi , 0 i ) .22Hence, since this characteristic(#2,2, 02.2)is also ther -characteristic+we may differentiate (1) to giveFl*= F[ +F?(0/<= Fi0(02 -2-00 + 0 ( 0 2 -(5)2+0i).0i) ,2through402V.But F' ,i,2I N T E G R A T I O N T H E O R YA N DSHOCKSdiffer from F , , F , 2 , respectively, b y terms O ( 0F'li2222— 0i)3since F' and F" are themselves functions of the state variables, see ( 2 ) , andthe states 2,1 and 2,2 differ by this amount.

Hence Eqs. ( 5 ) will hold alsofor F'2,1 and / ^ ' ι .If now the flow passes through a second transition to a third state 3, wehave(6)F-aF= F (d22282where, if the first transition is a shock F2= F^.i, F"2a simple waveF 2 = F , 2 , F "3= F^'i, and if it is= F ^ · In either.case2F= F[ + F x ( 0 -Fl= F'[ +2Θ2) + 0(03 - 0 ) ,θ ) + JF?(0 --z00 +2O(0 -0 ) ,22X(7)0(02 -0i).From Eqs.

( 1 ) , ( 6 ) , and ( 7 ) we now obtainF8-(Fa -Fi =(0=F i3F ) +(F2-0l) +2-FO\Fl(h0l) +"20 ( 03 -02 , 02 "0l) .3Clearly the same argument may be extended to any number of transitions.If a fixed initial state 1 is connected to a variable final state 2 by a series oftransitions, each of which is either a weak shock with negative deflection or aforward wave, then for any function(8)F2-Fx =F((0-2p, q, 0) :F(p,00 +^ ( 0 2 -310O +0(Δ ),32where Δ is the biggest deflection (regardless of sign) caused by the transitions,and a prime denotes the differentiationin ( 2 ) .

// each of the transitionsiseither a weak shock with positive deflection or a backward wave, then a similarformulaF f replaced by F\,holds with F[,f" F i respectively, a prime nowdenoting the differentiation in ( 3 ) . Moreover, if F is an even function of 0 — 0 i ,then F[=- F i and F? =,"Fx .2.

Supersonic flow along a partially inclined wallW e consider now a limiting case of the problem discussed in Sec. 22.1.First the point A is chosen as the origin and the point Β removed toinfinity. T h e fluid is therefore assumed to be passing horizontally acrossthe positive ?/-axis at constant pressure p and density p , and with uniform00supersonic speed q . These boundary conditions, namely0a = α ,0q = q > a,000 = 0on χ = 0 for all y > 0,tare realized if the coordinate system is moved in the negative ^-directionwith speed </o into the fluid at rest.Secondly, we consider a wall which slopes upwards at an angle δ for a023.2FLOWA L O N GAP A R T I A L L Y I N C L I N E D403W A L Ldistance I to the point D , and then runs horizontally, see Fig. 154.

T h ewall introduces the additional boundary conditionsθ = δ > 0ony — x tan δforθ = 0ony = I sinfor000 < χ <I cosδ ,0(9)δ0χ >I cosδ .0This represents the limiting case of walls which have small curvature ex­cept in the neighborhood of two points A and Z>, where the curvature be­comes very large; such walls were considered in Sec.

22.1.T h e boundary conditions on χ = 0 determine a unique continuous solu­tion above the line AC which is inclined at an angle a = arc sin (a /(?o) tothe horizontal. This solution is represented in Fig. 154 b y the set of hori­zontal streamlines, and the figure is drawn under the assumption that δis larger than the M a c h angle a . I n this case it is immediately evidentthat this continuous solution is inconsistent with the boundary conditionson AD. Thus a flow pattern which includes a shock line must be sought.0000I n Sec.

22.7 it was shown that provided δ is less than a certain maximum(depending on Μ ) there are two possible positions for a straight shock A S(Fig. 155) which deflects the incident flow abruptly into the directionθ = δ . W e shall not consider here a shock with subsonic flow behind it.Thus our discussion will be limited to values of δ ^ δβοη and further­more to the weak shock for such a value.000032In the hodograph plane (Fig. 155) the point P with polar coordinates,q = qo, Θ = 0 represents the whole region of the physical plane in whichq and θ remain constant.

T h e end point P i of the shock transition lies onor outside the sonic circle on the upper half of the shock polar with cornerat P , and has the polar angle θ = δ . T h e straight shock front A S in thephysical plane is perpendicular to P o P i , and after passing through it thefluid particles move parallel to the wall AD.T h e deflected streamlines may be given a second deflection, equal andopposite to the first, by means of a simple wave centered at D, see Sec. 18.3.T w o such waves are possible, a forward and a backward one, correspondingto the segments of Γ - and r~-characteristics, P i P * andP1P2 , joining00χ0+F I G . 154.

Характеристики

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

Список файлов книги

Свежие статьи
Популярно сейчас
Зачем заказывать выполнение своего задания, если оно уже было выполнено много много раз? Его можно просто купить или даже скачать бесплатно на СтудИзбе. Найдите нужный учебный материал у нас!
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