Волна головная плоская

Проследим за появлением и развитием ударных волн при постепенном увеличении числа Маха Мь Сверхзвуковая область в газовом потоке появляется впервые при некотором значении Ml < 1 в виде области, прилегающей к поверхности обтекаемого тела. В этой области появляется по крайней мере одна ударная волна — обычно замыкающая сверхзвуковую область. По мере увеличения М, эта область расширяется, а вместе с ней удлиняется и ударная волна, существование которой при Mj = 1 было доказано (для плоского случая) в 120 тем самым была доказана необходимость первого появления ударной волны уже при М < 1. Как только Mj начинает превышать единицу, появляется еще одна ударная волна — головная волна, пересекающая весь бесконечно широкий натекающий поток газа. При Мь в точности равном единице, все течение впереди тела является дозвуковым. Поэтому при М) > 1, но сколь угодно близком к единице, сверхзвуковая часть натекающего потока, а с нею и головная ударная волна находятся сколь угодно далеко впереди тела. По мере дальнейшего увеличения Mj головная волна постепенно приближается к телу. [c.641]

Условия (8.29) и последние два в (8.30) на головной ударной волне при такой интерпретации также совпадут с соответствующими соотношениями на фронте волны в плоском движении. [c.412]

С равенством (6.17) связано известное свойство ударных волн увеличение угла наклона ударной волны а приводит к увеличению энтропии газа за ударной волной. Таким образом, функция (р увеличивается вместе с а. Отсюда видно, что вариация i t > О допустима только тогда, когда ) < Из сказанного ранее заключаем, что величина х не может быть уменьшена за счет увеличения а только при условии

решению задачи 6 в осесимметричном случае или в плоском случае без ограничений на подъемную силу профиля соответствуют течения с головной ударной волной, не содержащие иных ударных волн в области аЬс, если интенсивность ударной волны может быть изменена малыми вариациями контура аЬ. [c.153]

Отметим, что, например, при числе Маха набегающего потока М = 4 максимальное сопротивление тела вращения может в два раза превышать сопротивление полубесконечного цилиндра с плоским головным срезом в случае осевой симметрии. Для проведения этого сравнения был использован расчет осесимметричного течения с отошедшей ударной волной, приведенный Белоцерковским в [38]. [c.173]

В баллистических экспериментах, выполненных в 50-е. гг., было обнаружено, что при движении моделей во фреонах в определенных условиях фронт головной ударной волны перестает быть гладким. На фронте головной ударной волны возникают многочисленные тройные конфигурации (пересечения в одной точке трех ударных волн). Картина течения становится такой же, как и за плоской ударной волной при наличии поперечных возмущений. В ряде случаев фронт волны остается гладким, а за ним возникает турбулентное течение. Сопротивление моделей существенно меняется. В дальнейшем были выполнены опыты в ударной трубе с инертными газами (аргон, криптон, ксенон) и с молекулярными (углекислый газ). Выяснилось, что распространение сильных ударных волн (при скорости несколько километров в секунду) имеет ряд особенностей. Фронт волны перестает быть плоским, в ряде случаев фронт разрушается, распределение плотности и концентрации электронов в релаксационной зоне имеет немонотонный характер (рис. 4.1, 4.2). Все эти особенности обнаруживают пороговый характер по скорости волны и начальному давлению. Малые примеси водорода (порядка 1%) оказывают стабилизирующее воздействие на течение. Описанное явление получило название релаксационной неустойчивости ударных волн. Существенную роль при этом, по-видимому, играет интенсивный переход энергии возбуждения в кинетическую. [c.81]

Рис. 7.4.3. Взаимодействие между головной ударной волной н пограничным слоем на плоской пластинке

Рис. 7.4.3. <a href="/info/22496">Взаимодействие между</a> <a href="/info/13959">головной ударной волной</a> н <a href="/info/510">пограничным слоем</a> на плоской пластинке

В случае падения плоской волны на прямой двугранный угол (рис. 18) происходит двукратное отражение волны от граней угла, приводящее к параллельному ее смещению. При падении на двугранный угол сферической волны от источника О отражение происходит от плоскости MJV, отраженные волны как бы излучаются мнимым источником О, но только нижние волны становятся верхними, и наоборот. Если двугранный угол образуется поверхностями твердого тела, то при каждом отражении может происходить трансформация волн, как показано на рис. 13 и 14. Вследствие этого амплитуда волны, отраженной в сторону источника излучения, может существенно уменьшиться при определенных углах падения (рис. 19). Если волна падает под большим углом к одной из граней, то возникают поверхностные и головные (скольжения) волны, в результате чего отраженная волна ослабляется (на рис. 19 не показано). [c.200]

Расчеты инициирования термоядерной тепловой волны при сосредоточенном подводе энергии для более сложной модели, учитывающей наличие двух компонент плазмы — ионов и электронов, каждая из которых имеет свою температуру, а также их вязкость, с определением пороговой энергии и структуры одномерной плоской волны горения проводились в уже упоминавшейся работе [3]. Роль вязкости оказывается малой, роль же различия температур и теплопроводности электронной и ионной компонент на существенно нестационарном этапе развития волны весьма значительна. Предполагалось, что начальная энергия сообщается электронному газу, поэтому первоначально по холодной среде распространяется лишь тепловая волна в электронном газе, нагревание ионов происходит вследствие процесса выравнивания температур компонент, температура электронов всюду превышает ионную. При достижении ионным газом температуры интенсивного протекания термоядерной реакции выделяющееся в глубине волны тепло передается в ее головную часть электронной теплопроводностью. В случае воспламенения в глубине волны температура ионов превышает электронную, в головной части волны более нагретой продолжает оставаться электронная компонента. Наконец, на развитой стадии распространения тепловой волны во всей ее основной области температура ионов существенно превышает температуру электронов. [c.158]

Выясним, в каких условиях возможно образование исходящей из вершины клина О (рис. 100) плоской головной ударной волны ОС, еще иначе [c.232]

Задача о сверхзвуковом обтекании тонких тел вращения при очень больших числах Маха в том случае, когда головная волна отходит от острого носика тела, вследствие слишком большого значения угла при вершине, либо наличия затупления носика, представляет значительные трудности. Так же, как и в плоском случае, отошедший скачок имеет вблизи оси симметрии потока почти плоский участок, соответствующий прямому скачку, и соседние с ним участки сильного разрыва, за которыми поток является дозвуковым. Движение в области между головной волной и поверхностью обтекаемого тела имеет в связи с этим смешанный до-, сверх- и трансзвуковой характер. [c.349]

Ф. И. Франкль исследовал истечение сверхзвуковой струи из сосуда с плоскими стенками и обтекание клина сверхзвуковым потоком, когда между головной волной и поверхностью клина возникает дозвуковая область. [c.333]

О. М. Белоцерковский (1957) установил, что угол между направлением звуковой линии и направлением скорости в точке за скачком уплотнения не зависит в плоском течении от кривизны скачка. Последнее свойство полезно при анализе качественной картины течения с отсоединенной головной волной. [c.167]

Образующаяся за отошедшей волной дозвуковая зона имеет, как правило, ограниченную протяженность, т. е. является локальной. Спереди она ограничена поверхностью головной волны, а сзади— поверхностью тела и поверхностью, на которой вновь достигается скорость звука—звуковой поверхностью (подробнее о трансзвуковых течениях будет сказано в 22). В области за звуковой поверх-, ностью скорость потока вновь сверхзвуковая. Из некоторой части этой области возмущения могут проникать в дозвуковую область, влияя на течение в ней и, в частности, влияя на форму ограничив вающей ее спереди головной волны. На рис. 3.14.11 показаны случаи возможного при разных значениях числа Мх взаимного расположения в области за головной волной звуковой линии (сплошные кривые) и акустических характеристик двух семейств (штриховые и пунктирные кривые) при обтекании плоских контуров и осесимметричных тел. Очевидно, что область зависимости течения в дозвуковой зоне простирается на контуре тела до точки В, лежащей в первых двух случаях в сверхзвуковой зоне. Возмущения формы контура правее точки В не влияют на течение в дозвуковой зоне, так как распространение этих возмущений ограничено спереди характеристикой первого семейства, идущей из точки 5 и не попадающей на звуков [c.305]

В качестве простого примера обтекания тела гиперзвуковым потоком и для обнаружения дальнейших характерных свойств гиперзвуковых течений рассмотрим уже изученное ранее (в 14) сверхзвуковое обтекание плоской пластины под углом атаки а. Если угол атаки не превосходит предельного для данного числа М значения, то с одной стороны пластины от ее передней кромки отходит (рис. 3.23.3) центрированная волна разрежения, а с другой стороны — скачок уплотнения. Головная волна, отделяющая область возмущенного движения от набегающего однородного потока, присоединена к передней кромке пластины О и состоит из поверхности слабого разрыва — переднего фронта волны разрежения и скачка уплотнения. Область зависимости течения вблизи пластины на головной волне ограничена ее участками ОА и ОВ, [c.403]

Сложность вопроса о корректной постановке краевой задачи в М-области можно проиллюстрировать на модели плоского обтекания профиля слабо сверхзвуковым потоком в предположении, что изменения энтропии на головной ударной волне пренебрежимо малы. Хотя в этом случае можно использовать плоскость годографа скорости, нелинейный характер краевой задачи сохраняется, так как одна из границ М-области в плоскости годографа — образ контура профиля (иначе говоря, распределение скорости вдоль профиля) — остается неизвестной. Эта кривая должна подбираться с учетом выполнения на ней двух граничных условий—условия непротекания и условия для наклонной производной ((1.27), гл. 1, 16). [c.224]

Моо > Мо(/с). При плоском несимметричном обтекании < Мо к) может иметь место, наряду с первым типом, четвертый тип, а при Моо > Мо(А ) — наряду со вторым типом — третий тип М-области. Действительно, если линия максимума энтропии не совпадает с критической линией тока, то на одной из сторон профиля (каждой стороне соответствует один из двух лучей критической линии тока) будет фо /( 2 < О (если головная ударная волна выпуклая). При этом вполне может быть, что кривизна тела в звуковой точке не превосходит по модулю величины (1/А )(фо/б 2), тогда, в соответствии с 2, угол 7 на теле будет тупой и в зависимости от скорости набегающего потока может реализоваться третий или четвертый тип М-области. [c.234]

Выясним, в каких условиях возможно образование исходящей из вершины клина О (рис. 101) плоской головной ударной волны ОС, еще иначе именуемой косым скачком уплотнения. [c.302]

Рис. 6,1. Иллюстрация задачи взаимодействия между головной ударной волной и пограничным слоем на плоской пластине.

Рис. 6,1. Иллюстрация задачи <a href="/info/22496">взаимодействия между</a> <a href="/info/13959">головной ударной волной</a> и <a href="/info/510">пограничным слоем</a> на плоской пластине.

Уравнения теории сильного взаимодействия. После этих предварительных сведений приступим к изложению теории взаимодействия головной ударной волны и пограничного слоя, считая пограничный слой ламинарным. Здесь мы ограничимся изучением только сильного взаимодействия по следующим причинам 1) теория слабого взаимодействия уже хорошо описана ), 2) результаты теории слабого взаимодействия показывают, что слабое взаимодействие мало влияет на тепловой поток, 3) можно развить строгую теорию сильного взаимодействия в пределе при М — оо вблизи передней кромки для гиперзвукового течения около плоской пластины. [c.201]

Влияние завихренности во внешнем потоке на пограничный слой. Перейдем теперь к изучению влияния завихренности в невязком течении между головной ударной волной и границей пограничного слоя. Рассмотрим идеально острую (Ре = 0) плоскую пластину, изображенную на рис. 6.7. Мы видим, что даже при отсутствии затупления передней кромки ударная волна будет искривленной, что можно было ожидать, так как невязкое поле течения похоже на то, которое возникло бы при гиперзвуковом обтекании (воображаемом) невязким газом тела, форма которого представлена границей пограничного слоя (толщина вытеснения почти равна толщине пограничного слоя, если Г,с Го, так как плотность в пограничном слое очень мала). Вследствие того что [c.221]

Решение. Происходит последовательное отражение акустических (ультразвуковых) волн от граней под углами Р и (90°—Р), после чего волна возвращается назад к преобразователю. Решение выполним с помощью графиков рис. 7 и 8 Приложения. Из них видно, что при углах р = 0 и 90° поперечная волна отражается полностью / = 1. Также полностью отражается поперечная волна, когда углы р и (90°—Р) больше третьего критического. Это достигается в интервале углов от 33,5 до 56,5°. Между этим интервалом и значениями Р = 0 и Р = 90° отражение не полное, в связи с трансформацией поперечной волны в продольную. Минимум достигается при 30 и 60°, здесь / =0,1. Продольная волна полностью отражается также при углах О и 90°, хотя экспериментально этого не наблюдают, так как, распространяясь вдоль одной из граней угла, продольная волна будет являться головной и сильно ослабляться за счет излучения боковых поперечных волн. Экспериментально полное отражение при углах О и 90° можно наблюдать, если двугранный угол образован не плоскими поверхностями, а поверхностями двух соосных цилиндров, пересекающихся под углом 90°. [c.46]

В случае последовательности п плоских горизонтальных границ (при условии У < 1 2... < на каждой границе возникает и будет регистрироваться на поверхности головная волна, уравнение годографа которой (рис. 29) [c.69]

Наряду о величинами, зависящдаи от угла наклона Ч". представляют интерес также некоторые свойства головной ударной волны, связанные е ее кривизной. В работе [8j аа ударной волне, Kj Ke S . выделяются точка К. где кривизна линий тока равна нулю, и точка G-, в которой обращается в нуль градиент скорости. Ло точки /< линии тока на выпуклой ударной волне являются вогнутыми, после нее - выпуклыми. В плоском случае эта точка дозвуковая и о ростом приближается к 5 , в осесимметричном случае она, вообще говоря, сверхзвуковая и с ростом отдаляется от - В точке Q изолинии основных газодинамических величин имеют одинаковый угол наклона, скорость в. ней всегда меньше, чем в К Отношение кривизны линии тбка к кривизне выпуклой ударной волны в плоском случае с ростом угла при любом убывает от нуля до отрицательного минимума, [c.19]

Задачи дифракции третьего типа решаются по общей схеме, приведенной выше. Решение отыскивается в виде разложения в интеграл Фурье по плоским волнам методом перевала [37, 57]. Особенность расчетов состоит в том, что, поскольку головная волна является результатом взаимодействия нормальной (щ, Ut) и касательной (auj, wt) составляюш,их смещения в волне-, решение получают отдельно для каждой составляющей с последующим суммированием их. Кроме того, поскольку головная продольная волна сама по себе существовать не может и в каждой точке распространения переизлучает боковую поперечную волну, результирующее смещение на поверхности представляет собой сумму смещений [c.47]

При обтекании сверхзвуковым потоком клина (рис. 3,а) поступат. течение вдоль боковой поверхности клина отделяется от набегающего потока плоским косым скачком уплотнения, идущим от вершины клина (т. н. головная ударная волна), скорость потока за скачком определяется по ударной поляре для клина конечной длины из двух возможных значений скорости осуществляется большее. При углах раскрытия клина, больших нек-рого предельного, подобное простое течение невозможно. Скачок уплотнения становится криволинейным, отходит от вершины клина, превращаясь в отошедшую ударную волну, и за ней появляется область с дозвуковой скоростью те- [c.429]

Спектры обтекания тел сверхзвуковым потоком. При обтекании ромбовидного тела (рис. 5.21,а) возникают головная ударная волна, состоящая из двух плоских косых скач-140 [c.140]

Случай с появлением отсоединенной от тела головной ударной волны, распределенными и центрированными волнами разрежения и дополнительными скачками в точках L и Li показан на рис. 5.21,<Э. Тело с острым клином перед затупленной частью (5.21,е) фop v иpyeт два плоских косых скачка АВ и ЛВ,, ослабляющих отсоединенный скачок перед затуплением ВК и В К. В результате волновое сопротивление такого профиля снижается. [c.141]

Голография, как явление, позволяет в принципе регистрировать и воспроизводить волновые поля объектов, движущихся с большими скоростями (вплоть до релятивистских), при этом воспроизводится амплитуда, фаза, спектральный состав и поляризация излучения. Развиваются методы, дающие возможность записать изменение параметров излучения во времени. Свойство голограммы формировать обращенные (сопряженные) волны находит важное применение для компенсации влияния оптических неоднородностей сред. Процессы, протекающие в трехмерной голограмме, как показано Ю. Н. Де-нисюком, в некоторых отношениях родственны процессам мышления и могут быть в дальнейшем использованы для их имитации. На основе трехмерной голограммы может быть создана сверхплотная оптическая память. Одним из новых научно-технических достижений стала компьютерная томография (метод плоских сечений), позволяющая получать скрытые от глаза сечения внутренних органов человеческого тела, сечения, получаемые при компьютерном синтезировании их рентгеновских и акустических изображений. Думается, что сочетание этого метода с голографией, т. е. синтез объемных изображений органов (головной мозг и т. п.), последовательное освобождение их (путем голографической обработки изображений) от закрывающих их тканей, должно предоставить еще большие возможности. [c.123]

Цнл1оь1р с плоской передней частью при М = 2,0. Сравнение с предыдущим снимком показывает, что расстояние отхода головной ударной волны для осесимметричного тела примерно вдвое меньше, чем для плоского тела того же поперечного сечения при том же числе Маха, Во всех остальных отношениях структура течения остается примерно такой же-видна точка отрыва и косая ударная волна в Me ie обратного присоединения. Головная волна пересекает пристеночные пограничные слои по двум кривым линиям справа. [Johannesen. 1958] [c.164]

Рассматривается задача профилирования контура головной части плоского тела, который, соединяя фиксированные начальную и конечную точки, реализует минимум волнового сопротивления в равномерном сверхзвуковом потоке идеального (невязкого и нетеплопроводного) газа. Согласно выполненным ранее исследованиям, в той части пространства D определяющих параметров задачи (числа Маха Моо или безразмерной скорости Voo набегающего потока, относительной толщины т и т.п.), в которой искомый контур обтекается с присоединенной ударной волной, он близок к отрезку прямой. Использование этого обстоятельства позволило найти главную поправку "к прямолинейной образующей в явном виде и представить характеристики практически оптимальных головных частей в форме изолиний в плоскости VooT. Для прямолинейной оптимальной образующей (клина) развитый подход дает точный результат. Как известно, клин - тело минимального сопротивления при нулевом коэффициенте отражения Л возмущений давления от возникающего нри обтекании клина косого скачка. В дополнение к случаю X(Voo,t) = О прямолинейная образующая оптимальна и тогда, когда при Л 7 О поток за косым скачком звуковой. [c.463]

В подтверждение приведем пример построения ударной волны, которая возникает при обтекании плоского тела, изображенного на рис. 1 сплошными линиями. Здесь дана схема сетки и расчетная область, ограниченная головной ударной волной зш, отрезком за оси ж, контуром тела аЬсН и ломаной Н/ш. Прямолинейные сеточные линии [c.169]

Ряд авторов использовали точные решения задач о течениях за плоскими и за осесимметричными коническими скачками уплотнения для построения и других примеров обтекания тел различной формы с головными волнами, состояш,ими из плоских или конических участков. Так, Г. П. Свипцев и Г. Т. Саядян (1948) применили решение задачи об обтекании круглого конуса для описания течений около специального класса тел вращения с внутренним каналом. Г. И. Майкапар (1967) построил семейство неосесимметричных тел, течение около которых представляет собой комбинацию вырезок из конического течения. > [c.165]

Лучевая асимптотика ). Фронт распространяющейся волны представляет собой поверхность разрыва для производных некоторого порядка от смещений. В силу этого в окрестности фронта изменение поля смещений в направлении нормали к фронту значительно более интенсивно, чем такое же изменение вдоль фронта. Это позволяет рассматривать окрестность каждой точки фронта как локально-плоскую волну. На этой идее построен асимптотический метод изучения окрестности фронтов (для неподвижного наблюдателя — окрестности первого вступления некоторой волны). Этот метод давно известен в акустике и оптике. Перенос его в теорию упругости был впервые осуществлен в работе М. Л. Левина и С. М. Рытова (1956). В дальнейшем он подвергался разработке и использовался как средство приближенного решения задач отражения и преломления. Описание поля в окрестности фронта можно строить с разной степенью точности в прикладных задачах обычно пользуются первым приближением, но есть случаи, когда оно принципиально недостаточна (Г. С. Подъяпольский, 1959). Лучевой подход, с одной стороны, обладает большой общностью, например, он применим без особых осложнений к неоднородным средам. С другой стороны, есть исключительные ситуации, где он не работает или требует существенной перестройки, например в окрестности начальных точек головных волн (и вообще точек пересечения фронтов), в окрестности каустики и др. (В. М. Бабич, 1961 Ю. Л. Газарян, 1961 Б. Т. Яновская, 1964). [c.297]

Следовательно, если 8 > 8 , то плоский косой скачок сменяется криволинейным скачком (рис. 4-10), который располагается не на носике клина, а на некотором расстоянии перед ним. Это расстояние зависит от скорости невозму-Щенного потока Л11 и 5. С ростом скачок приближается к носику тела. С увеличением угла отклонения при скачок удаляется от тела. Обтекание скругленного носика тела сверхзвуковым потоком всегда будет происходить с образованием криволинейной головной волны, отор- [c.149]

К настоящему времени с помощью дырчатых моделей Гильбер-штейпом и Гурвичем (1963а) получены важные результаты в отношении головных и скользящих волн тонких слоев в твердой среде. Были зарегистрированы и изучены головные волны для таких тонких слоев, где dlX приблизительно равно 0,15, т. е. для такого случая, когда теоретические расчеты Л. А, Молоткова и П. В, Крауклиса (1963) при плоских жестких контактах рассматриваемых сред принципиально запрещают их существование. Этот очень важный для сейсморазведки вопрос существования волны еще ждет своего решения. [c.20]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...