ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Приближенная формулировка задачи о структуре фронта из "Физика ударных волн и высокотемпературных гидродинамических явлений " Рассмотрим, как обычно, одномерный стационарный режим в системе координат, где фронт покоится. Для выяснения особенностей строения фронта, связанных с лучистым теплообменом, введем ряд упрощений. [c.410] Вязкий скачок уплотнения вместе с релаксационным слоем, где происходит установление термодинамического равновесия в веществе, заменим математическим разрывом. В зоне лучистого теплообмена пренебрегаем релаксационными явлениями, вязкостью и теплопроводностью вещества, а также электронной теплопроводностью ). Ударную волну считаем сильной (начальные давление и знергия вещества малы по сравнению с конечными). Не будем рассматривать волны чрезвычайно большой амплитуды в этом случае можно пренебречь знергией и давлением (но не потоком ) излучения. [c.411] Небольшой поток малых квантов, уходящих с фронта волны на бесконечность , во внимание не принимаем, полагая, что перед фронтом поток излучения равен нулю. [c.411] Здесь 5 — поток знергии излучения. Заметим, что он направлен навстречу потоку газа, который движется в положительную сторону оси х, так что 1 О (О, и 0). [c.411] Перед фронтом, при х = —оо, и за фронтом ударной волны, при X = +00, поток 5 = О, а все величины принимают свои начальные и конечные значения, которым, как всегда, приписываем индексы О и 1 . Координату X будем отсчитывать от точки, где расположен скачок уплотнения. [c.411] Подчеркнем, что в диффузионном приближении формально не содержится никаких предположений о близости плотности излучения к равновесной и диффузионное приближение отнюдь не эквивалентно приближению лучистой теплопроводности. С его помощью мы описываем и существенно неравновесное излучение, лишь приближенным образом учитывая угловое распределение квантов (см. об этом 13 гл. II). [c.411] Здесь i7p = 4аГ с — плотность знергии равновесного излучения, соответствующего температуре вещества в данной точке х. [c.412] Функции Т (т]), S (г]), р (г]) изображены на рис. 7.26, 7.27. Функция Т S), которую можно получить из уравнений (7.48), (7.49), как это видно из-рис. 7.26, имеет две ветви одна из них, которая в пределе 5 0 дает (т] 1), соответствует состояниям, близким к начальным, т. е. зоне прогревания перед разрывом, другая — с пределом 5 0, Т Ti, (т] —T)i), соответствует состояниям, близким к конечным, т. е. области за разрывом. [c.413] В последующих двух параграфах мы найдем приближенные решения уравнений режима для двух крайних случаев, описанных в 14 для ударных волн докритической и сверхкритической амплитуд. Следует отметить, что переход от одного случая к другому является непрерывным. Просто для промежуточных значений амплитуд, близких к критическим. [c.413] Вернуться к основной статье