Flujo compresible

El flujo compresible (o dinámica de gases) es la rama de la mecánica de fluidos que se ocupa de los flujos que tienen cambios significativos en la densidad del fluido. Si bien todos los flujos son comprimibles, los flujos generalmente se tratan como incompresibles cuando el número de Mach (la relación entre la velocidad del flujo y la velocidad del sonido) es menor que 0,3 (ya que el cambio de densidad debido a la velocidad es de aproximadamente 5% en ese caso). El estudio del flujo compresible es relevante para aeronaves de alta velocidad, motores a reacción, motores de cohetes, entrada de alta velocidad a una atmósfera planetaria, gasoductos, aplicaciones comerciales como granallado abrasivo y muchos otros campos.

• 1 Historia
• 2 Conceptos introductorios
• 3 Número de Mach, movimiento de onda y velocidad sónica
• 4 Flujo unidimensional
  • 4.1 Toberas Laval convergentes-divergentes
  • 4.2 Velocidad máxima alcanzable de un gas
  • 4.3 Relaciones del número de Mach del flujo isentrópico
  • 4.4 Lograr un flujo supersónico
  • 4.5 Flujo del canal 1D no isentrópico de un gas - ondas de choque normales
• 5 Flujo bidimensional
  • 5.1 Ondas de choque oblicuas
    • 5.1.1 Diagrama polar de choque
    • 5.1.2 Reflexión de choque oblicua
      • 5.1.2.1 Límite sólido
      • 5.1.2.2 Reflexión irregular
  • 5.2 Ventiladores de Prandtl – Meyer
    • 5.2.1 Ventiladores de expansión Prandtl – Meyer
    • 5.2.2 Ventiladores de compresión Prandtl – Meyer
• 6 aplicaciones
  • 6.1 Túneles de viento supersónicos
  • 6.2 Entradas de aviones supersónicos
• 7 Véase también
• 8 referencias
• 9 Enlaces externos

Historia

El estudio de la dinámica de los gases se asocia a menudo con el vuelo de aviones modernos de alta velocidad y la reentrada atmosférica de vehículos de exploración espacial; sin embargo, sus orígenes se encuentran en máquinas más simples. A principios del siglo XIX, la investigación del comportamiento de las balas disparadas permitió mejorar la precisión y las capacidades de los cañones y la artillería. A medida que avanzaba el siglo, inventores como Gustaf de Laval avanzaron en el campo, mientras que investigadores como Ernst Mach buscaban comprender los fenómenos físicos involucrados a través de la experimentación.

A principios del siglo XX, el enfoque de la investigación de la dinámica de los gases se trasladó a lo que eventualmente se convertiría en la industria aeroespacial. Ludwig Prandtl y sus estudiantes propusieron conceptos importantes que van desde la capa límite hasta las ondas de choque supersónicas, los túneles de viento supersónicos y el diseño de toberas supersónicas. Theodore von Kármán, un estudiante de Prandtl, continuó mejorando la comprensión del flujo supersónico. Otras figuras notables ( Meyer, Luigi Crocco  [ it ] y Ascher Shapiro ) también contribuyeron significativamente a los principios considerados fundamentales para el estudio de la dinámica moderna de los gases. Muchos otros también contribuyeron a este campo.

Junto con la comprensión conceptual mejorada de la dinámica de los gases a principios del siglo XX, existía la idea errónea de que existía una barrera para la velocidad alcanzable de los aviones, comúnmente conocida como la " barrera del sonido ". En verdad, la barrera para el vuelo supersónico era meramente tecnológica, aunque era una barrera obstinada de superar. Entre otros factores, los perfiles aerodinámicos convencionales experimentaron un aumento dramático en el coeficiente de resistencia cuando el flujo se acercó a la velocidad del sonido. Superar el arrastre más grande resultó difícil con los diseños contemporáneos, de ahí la percepción de una barrera de sonido. Sin embargo, el diseño de la aeronave progresó lo suficiente como para producir el Bell X-1. Pilotado por Chuck Yeager, el X-1 alcanzó oficialmente la velocidad supersónica en octubre de 1947.

Históricamente, se han seguido dos caminos paralelos de investigación para profundizar en el conocimiento de la dinámica de los gases. La dinámica de gas experimental lleva a cabo experimentos con modelos de túneles de viento y experimentos en tubos de choque y rangos balísticos con el uso de técnicas ópticas para documentar los hallazgos. La dinámica teórica de los gases considera las ecuaciones de movimiento aplicadas a un gas de densidad variable y sus soluciones. Gran parte de la dinámica de gases básica es analítica, pero en la era moderna la dinámica de fluidos computacional aplica el poder de computación para resolver las ecuaciones diferenciales parciales no lineales de flujo compresible, que de otro modo serían intratables, para geometrías y características de flujo específicas.

Conceptos introductorios

Desglose del gráfico de mecánica de fluidos

Hay varios supuestos importantes involucrados en la teoría subyacente del flujo compresible. Todos los fluidos están compuestos de moléculas, pero el seguimiento de una gran cantidad de moléculas individuales en un flujo (por ejemplo, a presión atmosférica) es innecesario. En cambio, la suposición del continuo nos permite considerar un gas que fluye como una sustancia continua, excepto a bajas densidades. Esta suposición proporciona una enorme simplificación que es precisa para la mayoría de los problemas de dinámica de gases. Solo en el reino de baja densidad de la dinámica de los gases enrarecidos se vuelve importante el movimiento de las moléculas individuales.

Una suposición relacionada es la condición de no deslizamiento donde se supone que la velocidad del flujo en una superficie sólida es igual a la velocidad de la superficie misma, que es una consecuencia directa de asumir un flujo continuo. La condición de no deslizamiento implica que el flujo es viscoso y, como resultado, se forma una capa límite en los cuerpos que viajan a través del aire a altas velocidades, al igual que en el flujo de baja velocidad.

La mayoría de los problemas en el flujo incompresible involucran solo dos incógnitas: presión y velocidad, que generalmente se encuentran al resolver las dos ecuaciones que describen la conservación de la masa y del momento lineal, con la densidad del fluido supuestamente constante. Sin embargo, en el flujo compresible, la densidad y la temperatura del gas también se vuelven variables. Esto requiere dos ecuaciones más para resolver problemas de flujo compresible: una ecuación de estado para el gas y una ecuación de conservación de energía. Para la mayoría de los problemas de dinámica de gases, la ley de gas ideal simple es la ecuación de estado apropiada.

Los problemas de dinámica de fluidos tienen dos tipos generales de marcos de referencia, llamados lagrangianos y eulerianos (ver Joseph-Louis Lagrange y Leonhard Euler ). El enfoque de Lagrange sigue una masa fluida de identidad fija a medida que se mueve a través de un campo de flujo. El sistema de referencia euleriano, por el contrario, no se mueve con el fluido. Más bien es un marco fijo o un volumen de control por el que fluye el fluido. El marco euleriano es más útil en la mayoría de los problemas de flujo compresible, pero requiere que las ecuaciones de movimiento se escriban en un formato compatible.

Finalmente, aunque se sabe que el espacio tiene 3 dimensiones, se puede tener una simplificación importante al describir matemáticamente la dinámica de los gases si solo una dimensión espacial es de importancia primaria, por lo que se supone un flujo unidimensional. Esto funciona bien en conductos, boquillas y flujos de difusores donde las propiedades del flujo cambian principalmente en la dirección del flujo en lugar de perpendicular al flujo. Sin embargo, una clase importante de flujos compresibles, incluido el flujo externo sobre cuerpos que viajan a alta velocidad, requiere al menos un tratamiento bidimensional. Cuando las 3 dimensiones espaciales y quizás la dimensión temporal también son importantes, a menudo recurrimos a soluciones computarizadas de las ecuaciones que gobiernan.

Número de Mach, movimiento de onda y velocidad sónica

El número de Mach (M) se define como la relación entre la velocidad de un objeto (o de un flujo) y la velocidad del sonido. Por ejemplo, en el aire a temperatura ambiente, la velocidad del sonido es de aproximadamente 340 m / s (1.100 pies / s). M puede variar de 0 a ∞, pero este amplio rango cae naturalmente en varios regímenes de flujo. Estos regímenes son de flujo subsónico, transónico, supersónico, hipersónico y de hipervelocidad. La siguiente figura ilustra el "espectro" de números de Mach de estos regímenes de flujo.

Espectro de regímenes de flujo del número de Mach

Estos regímenes de flujo no se eligen arbitrariamente, sino que surgen naturalmente de la sólida base matemática que subyace al flujo compresible (véanse los libros de texto de referencia citados). A velocidades de flujo muy lentas, la velocidad del sonido es mucho más rápida que matemáticamente se ignora, y el número de Mach es irrelevante. Sin embargo, una vez que la velocidad del flujo se acerca a la velocidad del sonido, el número de Mach se vuelve muy importante y comienzan a aparecer ondas de choque. Así, el régimen transónico se describe mediante un tratamiento matemático diferente (y mucho más complejo). En el régimen supersónico, el flujo está dominado por el movimiento de las ondas en ángulos oblicuos similares al ángulo de Mach. Por encima de Mach 5, estos ángulos de onda crecen tan pequeños que se requiere un enfoque matemático diferente, definiendo el régimen de velocidad hipersónico. Finalmente, a velocidades comparables a las de la entrada atmosférica planetaria desde la órbita, en el rango de varios km / s, la velocidad del sonido es ahora comparativamente tan lenta que una vez más se ignora matemáticamente en el régimen de hipervelocidad.

A medida que un objeto acelera de subsónico a supersónico en un gas, ocurren diferentes tipos de fenómenos ondulatorios. Para ilustrar estos cambios, la siguiente figura muestra un punto estacionario (M = 0) que emite ondas sonoras simétricas. La velocidad del sonido es la misma en todas las direcciones en un fluido uniforme, por lo que estas ondas son simplemente esferas concéntricas. A medida que el punto generador de sonido comienza a acelerarse, las ondas sonoras "se agrupan" en la dirección del movimiento y se "extienden" en la dirección opuesta. Cuando el punto alcanza la velocidad sónica (M = 1), viaja a la misma velocidad que las ondas sonoras que crea. Por lo tanto, un número infinito de estas ondas sonoras se "amontonan" delante del punto, formando una onda de choque. Al lograr el flujo supersónico, la partícula se mueve tan rápido que continuamente deja atrás sus ondas sonoras. Cuando esto ocurre, el lugar geométrico de estas ondas que se arrastran detrás del punto crea un ángulo conocido como ángulo de onda de Mach o ángulo de Mach, μ:

$$μ=arcos⁡ ( a V )=arcos⁡ ( 1 METRO ) {\ Displaystyle \ mu = \ arcsin \ left ({\ frac {a} {V}} \ right) = \ arcsin \ left ({\ frac {1} {M}} \ right)}

donde representa la velocidad del sonido en el gas y representa la velocidad del objeto. Aunque el nombre del físico austriaco Ernst Mach, estas ondas oblicuas fueron descubiertas por primera vez por Christian Doppler. $$

a {\ Displaystyle a}$$V {\ Displaystyle V}

Movimiento ondulatorio y velocidad del sonido.

Flujo unidimensional

El flujo unidimensional (1-D) se refiere al flujo de gas a través de un conducto o canal en el que se supone que los parámetros de flujo cambian significativamente a lo largo de una sola dimensión espacial, a saber, la longitud del conducto. Al analizar el flujo del canal 1-D, se hacen varias suposiciones:

• La relación entre la longitud y el ancho del conducto (L / D) es ≤ aproximadamente 5 (para despreciar la fricción y la transferencia de calor ),
• Flujo constante frente a inestable,
• El flujo es isentrópico (es decir, un proceso adiabático reversible),
• Ley de los gases ideales (es decir, P = ρRT)

Toberas Laval convergentes-divergentes

A medida que la velocidad de un flujo se acelera del régimen subsónico al supersónico, se altera la física de los flujos de boquilla y difusor. Usando las leyes de conservación de la dinámica de fluidos y la termodinámica, se desarrolla la siguiente relación para el flujo del canal (conservación combinada de masa y momento):

$$DPAG ( 1 - METRO 2 )=ρ V 2 ( D A A ) {\ Displaystyle dP \ left (1-M ^ {2} \ right) = \ rho V ^ {2} \ left ({\ frac {dA} {A}} \ right)},

donde dP es el cambio diferencial de presión, M es el número de Mach, ρ es la densidad del gas, V es la velocidad del flujo, A es el área del conducto y dA es el cambio de área del conducto. Esta ecuación establece que, para el flujo subsónico, un conducto convergente (dA lt;0) aumenta la velocidad del flujo y un conducto divergente (dAgt; 0) disminuye la velocidad del flujo. Para el flujo supersónico ocurre lo contrario debido al cambio de signo de (1 - M ²). Un conducto convergente (dA lt;0) ahora disminuye la velocidad del flujo y un conducto divergente (dAgt; 0) aumenta la velocidad del flujo. A Mach = 1, ocurre un caso especial en el que el área del conducto debe ser máxima o mínima. Para fines prácticos, solo un área mínima puede acelerar los flujos a Mach 1 y más. Ver tabla de difusores y boquillas sub-supersónicos.

Tabla que muestra la inversión en la física de boquillas y difusores con números de Mach cambiantes

Por lo tanto, para acelerar un flujo a Mach 1, se debe diseñar una boquilla para que converja a un área de sección transversal mínima y luego se expanda. Este tipo de boquilla, la boquilla convergente-divergente, se llama boquilla de Laval en honor a Gustaf de Laval, quien la inventó. A medida que el flujo subsónico ingresa al conducto convergente y el área disminuye, el flujo se acelera. Al llegar al área mínima del conducto, también conocida como garganta de la boquilla, el flujo puede llegar a Mach 1. Si la velocidad del flujo va a seguir aumentando, su densidad debe disminuir para obedecer a la conservación de masa. Para lograr esta disminución de densidad, el flujo debe expandirse y, para ello, el flujo debe pasar por un conducto divergente. Ver imagen de la boquilla de Laval.

Diagrama de la boquilla de Laval

Velocidad máxima alcanzable de un gas

En última instancia, debido a la ley de conservación de energía, un gas está limitado a una cierta velocidad máxima basada en su contenido de energía. La velocidad máxima, V max, que puede alcanzar un gas es:

$$ V max= 2 C pag T t {\ Displaystyle V _ {\ text {max}} = {\ sqrt {2c_ {p} T_ {t}}}}

donde c p es el calor específico del gas y T t es la temperatura de estancamiento del flujo.

Relaciones de número de Mach de flujo isentrópico

Usando leyes de conservación y termodinámica, varias relaciones de la forma

$$ propiedad 1 propiedad 2=F(METRO,γ) {\ displaystyle {\ frac {{\ text {propiedad}} _ {1}} {{\ text {propiedad}} _ {2}}} = f (M, \ gamma)}

se puede obtener, donde M es el número de Mach y γ es la relación de calores específicos (1,4 para el aire). Consulte la tabla de relaciones de números de Mach de flujo isentrópico.

Tabla de relaciones de flujo isentrópico. Ecuaciones para relacionar las propiedades de campo en flujo isentrópico.

Lograr un flujo supersónico

Como se mencionó anteriormente, para que un flujo se vuelva supersónico, debe pasar a través de un conducto con un área mínima o garganta sónica. Además, se necesita una relación de presión total, P b / P t, de aproximadamente 2 para alcanzar Mach 1. Una vez que ha alcanzado Mach 1, se dice que el flujo en la garganta se ahoga. Debido a que los cambios aguas abajo solo pueden moverse aguas arriba a velocidad sónica, el flujo másico a través de la boquilla no puede verse afectado por cambios en las condiciones aguas abajo después de que el flujo se ahoga.

Flujo del canal 1D no isentrópico de un gas: ondas de choque normales

Las ondas de choque normales son ondas de choque que son perpendiculares a la dirección del flujo local. Estas ondas de choque ocurren cuando las ondas de presión se acumulan y se fusionan en una onda de choque extremadamente delgada que convierte la energía cinética en energía térmica. Así, las ondas se adelantan y refuerzan unas a otras, formando una onda de choque finita a partir de una serie infinita de ondas sonoras infinitesimales. Debido a que el cambio de estado a través del choque es altamente irreversible, la entropía aumenta durante el choque. Al analizar una onda de choque normal, se supone un flujo unidimensional, constante y adiabático de un gas perfecto. La temperatura de estancamiento y la entalpía de estancamiento son las mismas aguas arriba y aguas abajo del choque.

Las ecuaciones de Rankine-Hugoniot relacionan condiciones antes y después de una onda de choque normal.

Las ondas de choque normales se pueden analizar fácilmente en cualquiera de dos marcos de referencia: el choque normal de pie y el choque en movimiento. El flujo antes de una onda de choque normal debe ser supersónico y el flujo después de un choque normal debe ser subsónico. Las ecuaciones de Rankine-Hugoniot se utilizan para resolver las condiciones de flujo.

Flujo bidimensional

Aunque el flujo unidimensional se puede analizar directamente, es simplemente un caso especializado de flujo bidimensional. De ello se deduce que uno de los fenómenos definitorios del flujo unidimensional, un choque normal, es igualmente sólo un caso especial de una clase más amplia de choques oblicuos. Además, el nombre "normal" se refiere a la geometría más que a la frecuencia de aparición. Los choques oblicuos son mucho más comunes en aplicaciones tales como: diseño de entradas de aviones, objetos en vuelo supersónico y (en un nivel más fundamental) boquillas y difusores supersónicos. Dependiendo de las condiciones de flujo, un choque oblicuo se puede unir al flujo o desprenderse del flujo en forma de arco de choque.

Onda de choque adjunta mostrada en un modelo X-15 en un túnel de viento supersónico

Ejemplo de Bowshock para un cuerpo contundente

Ondas de choque oblicuas

Diagrama de obstrucción

Las ondas de choque oblicuas son similares a las ondas de choque normales, pero ocurren en ángulos menores de 90 ° con la dirección del flujo. Cuando se introduce una perturbación en el flujo con un ángulo distinto de cero (δ), el flujo debe responder a las condiciones de contorno cambiantes. Por lo tanto, se forma un choque oblicuo que da como resultado un cambio en la dirección del flujo.

Diagrama polar de choque

Diagrama polar de choque

Según el nivel de deflexión del flujo (δ), los choques oblicuos se caracterizan como fuertes o débiles. Los choques fuertes se caracterizan por una mayor desviación y una mayor pérdida de entropía a lo largo del choque, con choques débiles como lo contrario. Para obtener una visión rápida de las diferencias en estos choques, se puede utilizar un diagrama polar de choque. Con la temperatura estática después del choque, T *, conocida la velocidad del sonido después del choque se define como,

$$ A ∗= γ R T ∗ {\ Displaystyle A ^ {*} = {\ sqrt {\ gamma RT ^ {*}}}}

con R como constante de gas y γ como relación de calor específico. El número de Mach se puede dividir en coordenadas cartesianas

$$ METRO 2 X ∗ = V X a ∗ METRO 2 y ∗ = V y a ∗ {\ Displaystyle {\ begin {alineado} M_ {2x} ^ {*} amp; = {\ frac {V_ {x}} {a ^ {*}}} \\ M_ {2y} ^ {*} amp; = {\ frac {V_ {y}} {a ^ {*}}} \ end {alineado}}}

con V x y V y como las componentes xey de la velocidad del fluido V. Con el número de Mach antes del choque dado, se puede especificar un lugar geométrico de condiciones. En algún δ máximo, el flujo pasa de un choque oblicuo fuerte a uno débil. Con δ = 0 °, se produce un choque normal en el límite del choque oblicuo fuerte y la onda de Mach se produce en el límite de la onda de choque débil.

Reflejo de choque oblicuo

Debido a la inclinación del choque, después de que se crea un choque oblicuo, puede interactuar con un límite de tres maneras diferentes, dos de las cuales se explican a continuación.

Límite sólido

El flujo entrante se gira primero en un ángulo δ con respecto al flujo. Esta onda de choque se refleja en el límite sólido y el flujo se gira en - δ para volver a ser paralelo al límite. Es importante tener en cuenta que cada onda de choque progresiva es más débil y el ángulo de onda aumenta.

Reflexión irregular

Una reflexión irregular es muy similar al caso descrito anteriormente, con la salvedad de que δ es mayor que el ángulo de giro máximo permitido. Por tanto, se forma un choque desprendido y se produce una reflexión más complicada.

Fans de Prandtl – Meyer

Los ventiladores Prandtl-Meyer pueden expresarse como ventiladores de expansión y de compresión. Los ventiladores de Prandtl-Meyer también cruzan una capa límite (es decir, fluida y sólida) que también reacciona con diferentes cambios. Cuando una onda de choque golpea una superficie sólida, el ventilador resultante regresa como uno de la familia opuesta, mientras que cuando uno golpea un límite libre, el ventilador regresa como un ventilador de tipo opuesto.

Ventiladores de la expansión Prandtl – Meyer

Diagrama de abanico de expansión de Prandtl-Meyer

Hasta este punto, los únicos fenómenos de flujo que se han discutido son las ondas de choque, que ralentizan el flujo y aumentan su entropía. Es posible acelerar el flujo supersónico en lo que se ha denominado un abanico de expansión Prandtl-Meyer, después de Ludwig Prandtl y Theodore Meyer. El mecanismo de expansión se muestra en la siguiente figura.

A diferencia del flujo que encuentra una obstrucción inclinada y forma un choque oblicuo, el flujo se expande alrededor de una esquina convexa y forma un abanico de expansión a través de una serie de ondas Mach isentrópicas. El "abanico" de expansión se compone de ondas Mach que se extienden desde el ángulo Mach inicial hasta el ángulo Mach final. El flujo puede expandirse alrededor de una esquina afilada o redondeada por igual, ya que el aumento en el número de Mach es proporcional solo al ángulo convexo del paso (δ). La esquina de expansión que produce el ventilador Prandtl-Meyer puede ser afilada (como se ilustra en la figura) o redondeada. Si el ángulo de giro total es el mismo, entonces la solución de flujo de PM también es la misma.

La expansión de Prandtl-Meyer puede verse como la explicación física del funcionamiento de la boquilla Laval. El contorno de la boquilla crea una serie suave y continua de ondas de expansión Prandtl-Meyer.

Ventiladores de compresión Prandtl – Meyer

Diagrama de compresión PM básico

Una compresión de Prandtl-Meyer es el fenómeno opuesto a una expansión de Prandtl-Meyer. Si el flujo se gira gradualmente en un ángulo de δ, se puede formar un ventilador de compresión. Este ventilador es una serie de ondas Mach que eventualmente se fusionan en un choque oblicuo. Debido a que el flujo está definido por una región isentrópica (flujo que viaja a través del ventilador) y una región anisentrópica (flujo que viaja a través del choque oblicuo), se produce una línea de deslizamiento entre las dos regiones de flujo.

Aplicaciones

Túneles de viento supersónicos

Los túneles de viento supersónicos se utilizan para probar e investigar flujos supersónicos, aproximadamente en el rango de números de Mach de 1,2 a 5. El principio de funcionamiento detrás del túnel de viento es que se mantiene una gran diferencia de presión corriente arriba a corriente abajo, impulsando el flujo.

Lista de clasificación de túnel de viento supersónico

Los túneles de viento se pueden dividir en dos categorías: túneles de viento de funcionamiento continuo y de funcionamiento intermitente. Los túneles de viento supersónicos de funcionamiento continuo requieren una fuente de energía eléctrica independiente que aumenta drásticamente con el tamaño de la sección de prueba. Los túneles de viento supersónicos intermitentes son menos costosos porque almacenan energía eléctrica durante un período de tiempo prolongado y luego descargan la energía en una serie de pruebas breves. La diferencia entre estos dos es análoga a la comparación entre una batería y un condensador.

Esquema del túnel de viento supersónico de purga

Esfera de vacío supersónica de túnel de viento de Langley Indraft

Los túneles de viento supersónicos de tipo purga ofrecen un alto número de Reynolds, un pequeño tanque de almacenamiento y aire seco fácilmente disponible. Sin embargo, causan un peligro de alta presión, resultan en dificultades para mantener una presión de estancamiento constante y son ruidosos durante el funcionamiento.

Los túneles de viento supersónicos de Indraft no están asociados con un peligro de presión, permiten una presión de estancamiento constante y son relativamente silenciosos. Desafortunadamente, tienen un rango limitado para el número de flujo de Reynolds y requieren un tanque de vacío grande.

No hay duda de que el conocimiento se obtiene mediante la investigación y las pruebas en túneles de viento supersónicos; sin embargo, las instalaciones a menudo requieren grandes cantidades de energía para mantener las grandes relaciones de presión necesarias para las condiciones de prueba. Por ejemplo, Arnold Engineering Development Complex tiene el túnel de viento supersónico más grande del mundo y requiere la energía necesaria para iluminar una ciudad pequeña para su funcionamiento. Por esta razón, los grandes túneles de viento son cada vez menos comunes en las universidades.

Entradas de aviones supersónicos

Quizás el requisito más común para los choques oblicuos es en las entradas de los aviones supersónicos para velocidades superiores a aproximadamente Mach 2 (el F-16 tiene una velocidad máxima de Mach 2 pero no necesita una entrada de choque oblicua). Un propósito de la entrada es minimizar las pérdidas a través de los choques a medida que el aire supersónico entrante se ralentiza a subsónico antes de entrar en el motor turborreactor. Esto se logra con uno o más choques oblicuos seguidos de un choque normal muy débil, con un número de Mach aguas arriba generalmente menor de 1.4. El flujo de aire a través de la admisión debe gestionarse correctamente en un amplio rango de velocidades desde cero hasta su velocidad supersónica máxima. Esto se hace variando la posición de las superficies de entrada.

Aunque se requiere una geometría variable para lograr un rendimiento aceptable desde el despegue hasta velocidades superiores a Mach 2, no existe un método único para lograrlo. Por ejemplo, para una velocidad máxima de aproximadamente Mach 3, el XB-70 utilizó entradas rectangulares con rampas ajustables y el SR-71 utilizó entradas circulares con cono central ajustable.

Entradas rectangulares XB-70 con rampas (no visibles)

Entradas redondas SR-71 con cuerpo central

Ver también

• Flujo incompresible
• Leyes de conservación
• Entropía
• Ecuación de estado
• Cinética de gas
• Relación de capacidad calorífica
• Flujo de boquilla isentrópica
• Especificación lagrangiana y euleriana del campo de flujo
• Función de Prandtl-Meyer
• Termodinámica, especialmente "Procesos termodinámicos comúnmente considerados" y "Leyes de la termodinámica"

Referencias

• Liepmann, Hans W.; Roshko, A. (1957) [1957]. Elementos de Gasdinámica. Publicaciones de Dover. ISBN   0-486-41963-0.
• Anderson, John D. Jr. (2003) [1982]. Flujo compresible moderno (3ª ed.). Ciencias / Ingeniería / Matemáticas de McGraw-Hill. ISBN   0-07-242443-5.
• John, James E.; Keith, TG (2006) [1969]. Dinámica de gases (3ª ed.). Prentice Hall. ISBN   0-13-120668-0.
• Oosthuizen, Patrick H.; Carscallen, WE (2013) [1997]. Introducción al flujo compresible (2ª ed.). Prensa CRC. ISBN   978-1439877913.
• Zucker, Robert D.; Biblarz, O. (2002) [1977]. Fundamentos de la dinámica de gases (2ª ed.). Wiley. ISBN   0471059676.
• Shapiro, Ascher H. (1953). La dinámica y termodinámica del flujo de fluido compresible, volumen 1. Compañía de prensa de Ronald. ISBN   978-0-471-06691-0.
• Anderson, John D. Jr. (2000) [1989]. Dinámica de gases hipersónica y de alta temperatura. AIAA. ISBN   1-56347-459-X.

enlaces externos

• Guía para principiantes de la NASA sobre aerodinámica compresible
• Calculadoras de flujo compresible de Virginia Tech
• [1]