Волпа разрежения

При расчете полной отраженной волны необходимо просуммировать волны, отраженные от всех поверхностей разрыва. Поскольку ударные фронты возникают только при значении параметра о == 1 и образующиеся отраженные волпы разрежения рас-пространяются к излуча-телю (последний следует считать полностью проницаемым), передние фронты отраженных волн для каждого периода возмущений имеют место только в области О 0 1. [c.187]

И рассмотренном п]1Нмеро, показанном па фнг. 100. начальные волпы разрежения будут продолжать отра- [c.282]

Рис. 2.4. Схема расчета течения в сопло с ухловой точкой решение задачи Гурса и определение контура сопла (в), расчет волпы разрежения (б)

Рис. 6.7.12. Дгшграм.ма г, t, иллюстрирующая схему отражения ударной волпы So (пришедшей п.3 области < 0) от контактной границы = О, ра.зделяющсй две среды 8ь — ударная волна, прошедшая в область 7- > 0 Д — отраженная волна (волна сжатия или разрежения)

В предыдущих параграфах рассматривались лишь очень малые возмущения сжимаемой среды, сопровождаемые ничтожными отклонениями давления, плотности и температуры от их равновесного значения и очень малой по сравнению со скоростью распространения звука возмущенной скоростью. При однородности полей невозмущенных элементов (давления, плотности и т. п.) в неподвижном или квазитвердо поступательно движущемся газе скорость распространения звуковых волп была всюду одинакова и зависела только от физических констант к, Н к абсолютной температуры газа. Как это следует из формул (8) и (9), с возрастанием по абсолютной величине интенсивности возмущений того или другого знака (относительного сжатия или разрежения газа) растут или убывают и скорости абсолютного движения частиц в возмущенно.м газе. Можно предугадать, что распространение возмущений конечной интенсивности вызовет в покоящемся или движущемся поступательно как одно целое газе появление новых скоростей, отличающихся от старых, невозмущенных, на конечную величину. Такое конечное изменение поля скоростей, согласно закону сохранения энергии, приведет к конечному изменению термодинамических элементов потока, а следовательно, и к изменению самой скорости распространения возмущений в газе. Если вспомнить указанную в конце 27 тенденцию увеличения скорости распространения звука (и, вообще, малых возмущений) при прохождении волны [c.164]

Рассмотрим теперь реальную плазму, имеющую конечную проводимость (0=7 0). Пусть проводимость мала так, что мнимая часть диэлектрической проницаемости в (1) гораздо меньше действительной, т. е. 4яо/ш8 1. Если при этом е>0 и е1 1, то Ti ie, а х 2яо/ш8<1, т. е. затухание волны существует, но оно очепь мало. Это типичные характеристики слабо поглощающей разреженной (неплотной) плазмы. Затухание Л волны в такой плазме определяется ее проводимостью (ц = 4яо/ел). Поглощение волпы в таких условиях описываетси законом Бугера (лекция 16), в соответствии с которым энергия излучения, проходящего через плазму, уменьшается по экспоненциальному за-концу (J = ( oexp( — цх). [c.262]

В однородной изотропной бесконечно нротяженнон тве1)Дой среде могут распространяться У. в. только диух типов — продольные и сдвиговые. В продольных движение частиц параллельно направлению распространения волны, а деформация представляет собой комбинацию всестороннего сжатия (разрежения) и чистого сдвига. В сдвиговых волнах движение частиц перпендикулярно направлению распространения волпы, а деформация является чистым сдвигом. Фазовая [c.259]

Пз ф-лы (1) ВИДНО, что точки нрофиля, соответствующие областям сжатия (у>0), бегут быстрее точек, соответствующих областям разрежения (у < 0). Происходит ато из-за того, что скорость звука в области сл атия больше, чем в области разрежения, а также в результате увлечения волны средою, к-рая в области сжатия движется в направлении распространения волны, а в области разрежения — в противоположном нанравлении. Эта разница скоростей пренебрежимо мала в случае слабых волп, когда < 1 и потому расиространенис таких волн происходит практически без изменепия их формы, в соответствии с реигония- [c.408]

Заметим, что ударная волна, достигнув днища цилиндрической трубы, отразится от него, как показано на рис. 42, б, и начнет распространяться в обратную сторону до тех пор, пока не встретится с поверхностью контакта, от которой вновь отразится, и т. д. Аналогично будут отражаться от противоположного днища трубы набегающие на него волны разрежения. Расчет отраженных волн может быть также произведен по элементарной теории. Распространение ударной волны большой интенсивности может сопровождаться, кроме того, ионизацией и диссоциацией газа за ударной волпо- эти явления оказывают значительное влияние на работу ударных труб. [c.186]

Наличие криволинейной звуковой линии приводит к зависимости критического перепада давления от формы трансзвуковой области, т. е. от величины (или 0о в случае конического суживающегося насадка). Для пояснения физического существа этого явления рассмотрим истечение газа пз плоского отверстия с прямолинейными стенками (рис. 4.14). Если скорость струи дозвуковая, то сечение, в котором линни тока становятся параллельными, а давление поперек струи постоянным, лежит на бесконечности (рис. 4.14, а). Если же скорость на границе струи звуковая, т. е. p tpo = n i), то это сечение находится на конечном расстоянии (при 0ц = л/2 л 0,6г ), а звуковая линия есть линия AB (рис. 4.14, б), нри этом расстояние увеличивается с уменьшением 0о [132]. Если теперь уменьшить внешнее давление так, чтобы отношение рв ро стало мень ше л(1), то граница струи и звуковая линия AB примут форму, иредставленную на рис. 4.14, в. Расширение течения в угловой точке А происходит до внешнего давления. Волны, исходящие из угловой точки, являются, естественно, волнами разрежения, а от звуковой линии они отражаются в виде волн сжатия. Если внешнее давление близко к критическому, т. е. р /ро л, 1), то волны Маха многократно отражаются от звуковой линии и иоверхности струи. От поверхности струи волны сжатия, исходящие от звуковой линии, отражаются в виде волн разрежения, следовательно, в звуковой линии подходят всегда волпы разренгения. Воздействие струи на звуковую линию прекращается вниз по потоку от характерис- [c.161]

Ветвь адиабаты Гюгонио ОА при t)i>tio расположена под адиабатой Пуассона, поэтому для ударных волн разрежения энтропия убывает. Однако такое заключение находится в противоречии со вторым началом термодинамики dS > 0. Поэтому ударные волпы ралрежения, формально содержащиеся в соотношениях Гюгонио, существовать не могут. Такой вывод мы сделали для идеального гапа, однако он справедлив и в общем случае при срапнителыю слабых ограничениях на вид уравнений состояния II носит назианио теоремы Цемплена. [c.62]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...