Волна головная слабая

Рассмотрите схему расположения скачков уплотнения и слабых волн возмущения, а также характер распределения коэффициента давления около тела вращения с конической головной частью, обтекаемого без угла атаки сверхзвуковым потоком, при условии, что половина угла конуса при его вершине меньше критического. [c.479]

Рассмотрим схему обтекания тела вращения (рис. 10.37) сверхзвуковым невязким потоком газа. Перед таким телом возникает головной конический (присоединенный) скачок уплотнения, простирающийся до места его пересечения (точка К) с прямолинейной волной слабых возмущений (характеристикой), выходящей из точки А сопряжения конуса с цилиндром. За точкой К вследствие взаимодействия с другими волнами, выходящими из той же точки А (и ее окрестности), скачок начнет искривляться. Линии возмущений, отразившись от скачка уплотнения, достигают цилиндрической части корпуса. Результатом этого является выравнивание давления на поверхности тела до значения р-о в набегающем потоке. [c.509]

В НК применяют головную волну, возникающую при падении продольной волны на границу твердого тела под углом, равным или несколько большим первого критического. Если поверхность твердого тела свободна (вне участка соприкосновения с преобразователем) или слабо нагружена (контактирует со средой, имеющей низкий характеристический импеданс), то интенсивность этой волны на поверхности тела равна или близка к нулю. Максимум интенсивности соответствует волне, распространяющейся под углом 10—15° к поверхности тела. [c.198]

При обтекании треугольного тела с нулевым углом атаки нижней грани (рис. 5.21,6) ветви головного AKi и кормового DK2 скачков вырождаются в слабые волны (характеристики). Найдя распределение давлений по верхнему обводу тела, убеждаемся в существовании силы сопротивления и подъемной силы, обусловленных изменением давлений в скачках и волне разрежения. [c.141]

При умеренных сверхзвуковых числах Мдо (Mqo = 2- 3) энтропия поперек ударного слоя меняется слабо, и отражением возмущений от ударной волны можно пренебречь, поскольку при этих числах Mqo величина коэффициента отражения /Л/ мала и лишь в узком диапазоне углов поворота достигает значений 0,15. Интенсивное отражение возмущений от ударной волны при числах Моо = 2-ьЗ происходит на незначительном участке головной ударной волны, в то время как при Мс = со величина коэффициента А = 0,1-ь0,14 в широком диапазоне углов поворота потока (0-ь35°) [13]. В соответствии с этим при умеренных сверхзвуковых числах М о ложка стационарного давления практически отсутствует, отклонение Р от среднего значения не превышает 10—15 %, а зависимость Р от х при 2 — линейная (как для острого конуса). [c.81]

Отсюда следует, что в косых скачках не должны происходить столь резкие изменения в параметрах газа (давлении, плотности, температуре), как в прямом скачке. Это приводит и к более слабым превращениям механической энергии в тепловую, к меньшему возрастанию энтропии, а следовательно, и к меньшим потерям. Значительно меньшая по сравнению с прямым скачком интенсивность косых скачков с успехом используется для борьбы с потерями в прямых скачках, например, в головной волне перед тупоносым обтекаемым телом ( 32 гл. IV). [c.384]

В той части области В плоскости У оТ, где Л > О, контуры с выпуклым главным изломом не могут быть близки к оптимальным. Вместо них естественно исследовать конфигурации с изломом, обтекаемым с образованием слабого скачка ио. При Л > О он отражается от головной ударной волны ггю также слабым скачком уплотнения, как показано на рис. 1, е. Па ней и далее слабые скачки даны жирными линиями. Если перепад давления на (1уо равен [р] = Ар+ — Ар , [c.474]

Приведенные выше формулы дают образующие близких к оптимальным головных частей с одним главным изломом, который обтекается с образованием либо пучка волн разрежения (в П , т.е. при Л < 0), либо слабого скачка (в, т.е. при Л > 0). Расчет тысяч таких образующих требует нескольких минут на РС АТ 486. В результате для всех скоростей сверхзвукового набегающего потока (Моо >1) отнесенных к критической скорости, и относительных толщин г, отвечающих обтеканию искомых образующих с присоединенной ударной волной, стало возможно построение изолиний любых их локальных и интегральных характеристик. [c.476]

Влияние осевой симметрии. Пусть в однородном осесимметричном потоке, параллельном оси симметрии, в точке г=г возникает слабая волна разрежения (рис. 3.8). Уравнения (3.2.9) в узком пучке вблизи головной прямолинейной характеристики примут вид [c.98]

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]

Зеркально-теневой метод используют вместо или в дополнение к эхо-методу для выявления дефектов, дающих слабое отражение ультразвуковых волн в направлении раздельно-совмещенного преобразователя. Дефекты (например, вертикальные трещины), ориентированные перпендикулярно к поверхности, по которой перемещают преобразователь (поверхности ввода), дают очень слабый рассеянный сигнал и плохо выявляются эхо-методом. В то же время они ослабляют донный сигнал благодаря тому, что на их поверхности продольная волна трансформируется в головную, которая, в свою очередь, излучает боковые волны, уносящие энергию. [c.214]

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]

И опять останавливаемым. Каждая из диагональных прямых с отрицательным наклоном, выделяющая равновеликие сегменты по обе стороны от нее, указывает, какое скачкообразное, изменение у должно произойти спустя время, равное величине, обратной коэффициенту ее наклона с отрицательным знаком. Обратите внимание, как ударная волна, имеющая нулевую интенсивность в момент ее формирования о (соответствующий волновой профиль показан на рис. 31), вскоре, однако, становится существенным разрывом, на котором и меняется между своими значениями в точках А и В. Ударная волна достигает максимальной интенсивности (чему соответствует переход у от С к В) в более позднее время, равное величине, обратной коэффициенту наклона СВ, взятой со знаком минус, а затем начинает затухать до более слабого разрыва ЕР асимптотическое поведение ударной волны спустя большое время t определяется хордой ОН с очень малым наклоном. Для этих четырех хорд соответствующие волновые профили показаны на рис. 44, в видно, как ударная волна, первоначально сформировавшаяся внутри импульса сжатия, начинает продвигаться к его фронту в силу того, что ее скорость превосходит скорость сигнала перед ней, пока эта волна не превратится в головную ударную волну ЕЕ, движущуюся в невозмущенную жидкость впереди остальной части импульса. [c.215]

Ударная волна распространяется со скоростью уд, большей скорости звука. Поэтому в первый момент волна, отходящая от источника возмущений, будет распространяться и против потока. Но по мере расширения эта волна будет ослабевать, а скорость ее уменьшаться, приближаясь в пределе к скорости звука. В этих условиях огибающая семейства сферических волн уже ие будет представлять собой простую коническую поверхность. Это будет поверхность, напоминающая в своей головной части гиперболоид и переходящая затем в конус слабых возмущений. На рис. 6.25 показана эта поверхность. Там, где сила ударной волны больше (непосредственно впереди источника), огибающая вычерчена более толстой линией. [c.265]

S-волна и вызывает скачкообразные окружные перемещения. Величины перемещений убывают как 1/R, а напряжений — как l/R . Пересечение Р-волны со свободной поверхностью полупространства инициирует слабое возмущение — головную волну или SP-волну, — которая распространяется со скоростью С2, как показано на рис. 11..2(a), и которая изменяет слегка перемещения и напряжения в точках под поверхностью (например. [c.390]

В случае волны термоядерной детонации, распространяющейся в первоначально холодном твердом несжатом дейтерий-тритиевом веществе с плотностью 0.1964г/сж , расчеты структуры проводились в [3] с учетом процессов переноса в двухкомпонентной (ионы и электроны) двухтемпературной плазме и с учетом остывания плазмы в хвостовой части волны за счет тормозного излучения электронов. Эти расчеты показали, что структура головной части волны соответствует слабой детонации, при этом плотность среды при прохождении волны почти не изменяется. Распространение зоны тепловыделения по веществу обеспечивается в первую очередь механизмом электронной теплопроводности, при этом скорость распространения волны имеет порядок 10 см/с а скорость движения вещества в волне — 10 см/с. Такие же порядки величин имеют скорость волны и скорость вещества в ней и в рассчитанных в [4] случаях распространения углеродной термоядерной нормальной детонации по сверхплотному веществу [c.123]

Для слоя и вмещающей среды, слабо дифференцированных по упругим свойствам, как, налример, лист из органического стекла d = MMb воде, нами было получено только одно значение отношения амплитуд -4гррр/- Пр нанесенное на графике рис. 32. Исходя из одной точки а графике, можно ожидать получения больших амплитуд головных волн при слабой дифференциации упругих свойств среды (по крайней мере в районе начальной точки волны Гррр). [c.108]

Ложные сигналы рассматриваемого типа возникают в результате отражения и дифракции от выпуклости сварного 1.шва ML (риг. 5.43, б) [58]. При углах ввода 35. .. 55° ложные сигналы обусловлены зеркальным отражением от поверхности ъ некоторой точке /- i или При больших углах ввода зеркального отражения не наблюдается, однако остаются более слабые сигналы, возникаю-HtHe в результате дифракции на ребрах М и L. Дифракция порождает также поверхностные и головные волны, распространяющиеся вдоль дуги AIL, причем при меньших углах ввода образуются поверхностные, а при больших — головные волны. Эти волны многократно проходят вдоль дуги ML, частично трансформируясь каждый раз в объемные волны. В результате после дифракционного эхо-сигнала наблюдают ряд ослабевающих импульсов 15]. [c.282]

В самом начале своей научной деятельности (в 1950 г.) Г. Г. Черный решил задачу об обтекании тел, близких к клину, слабо воз-мугценным сверхзвуковым потоком. Построенное решение оказалось востребованным в многочисленных приложениях, связанных с расчетом элементов сверхзвуковых воздушно-реактивных двигателей, с анализом генерации шума при прохождении неоднородностей потока через ударные волны и с другими проблемами. На его же основе Г. Г. Черный нашел первое точное решение вариационной задачи газовой динамики о построении головной части тела минимального сопротивления. В случаях, когда коэффициент отражения возмугцений давления от головной ударной волны равен нулю, оптимальной голов- [c.11]

Качественная картина, тпример, подводного взрьша имеет следующий характер. Ударная волна детонации из взрывчатого вещества переходит в воду, распространяясь в ней в виде сферического фронта. Вслед за ней возбуждается более слабая переменная волна давления, связанная с пулыациями газового пузыря, образованного прод5гктами детонации (рис. 3.4). Здесь мы будем интересоваться главным образом головной волной, имеющей форму импульса с разрывным передним фронтом и пологим задним, близким к экспоненциальному р = р ехр(-г/т). Уже довольно давно бьши получены эмпирические формулы, определяющие параметры этого импульса в зависимости от расстояния г и от веса заряда С [Коул, 1950] [c.85]

Вихрт, сходящие с тела в сверхзвуковом потоке. Здесь угол атаки равен 35°, а число Маха свободного потока равно 1,6, так что компонента числа Маха, нормальная к оси тела, равна 0,92. Поэтому в подветренной области головная ударная волна вниз по потоку отодвигается все дальше от цилиндра. Слабая ударная волна отходит от линии сопряжения конуса с цилиндром. Другие ударные волны появляются между задней кромкой тела и рядом поочередно сходящих с нее вихр . Фото К. О. ТЬотзоп [c.55]

На теневой фотографии показан шар диаметром 1/2 дюйма, схваченный при его движении в во лухе. тем участком головной волны, который находится непосредственно перед шаром вдоль его поверхности вплоть до угла 45°, течение дозвуковое. На угле примерно 90° ламинарный пограничный слой отрывается, создавая косую ударную волну, и быстро становится турбулентным. Флюктуирующий след порождает систему слабых возмущений, постепенно сливающихся во вторую ударную волну. Фото А. С. harters [c.166]

Случай О соответствует неустановившемуся пульсирующему течению. Было предположено, что неустойчивость потока связана в большей степени с явлением присоединения, чем с явлением отрыва [59]. В этой области были проведены интенсивные исследования [46, 56]. Хотя значения чисел Маха были различными (М , = 1,96 в работе [46], 6,8 в работе [56] и 10 в работе [59]), результаты наблюдений аналогичны, поэтому здесь излагаются результаты наблюдений Мэйра [46]. Приведены фотографии пульсирующего течения с коротким периодом пульсаций К = 1). Фазы течения представлены в хронологическом порядке, о чем можно судить по перемещению слабого прямого скачка уплотнения в направлении потока. Ниже описано поведение потока в течение одного периода пульсаций [46]. На фиг. 31 перед тупым телом видны две головные ударные волны волна, расположенная выше по течению, движется вниз по потоку и смыкается со второй ударной волной, как это видно на фиг. 35 и 36, где представлены две фазы, непосредственно следующие за фазой, представленной на фиг. 31. [c.243]

В установившемся потоке эта вторая волна вызывает отрыв потока на игле. На подлинной фотографии можно видеть слабую коническую ударную волну, вызванную отрывом и начинающуюся почти на половине расстояния между основанием иглы и первой ударной волной. На приведенной репродукции она почти незаметна. Слабая линия, воспринимаемая как продолжение прямого скачка и на игле почти нормальная к направлению потока (фиг. 32), связана с эффектом послесвечения источника света и не заслуживает внимания. Фотография на фиг. 31 соответствует началу перемещения точки отрыва вверх по потоку. По истечении 50 МКС точка отрыва достигает конца иглы (фиг. 32). В этой фазе размеры области отрыва довольно велики, и на конце иглы формируется сильная, почти прямая ударная волна, распространяющаяся по нормали к иглв приблизительно на расстояние двух диаметров иглы от ее конца. На ббльших расстояниях наблюдается слабая ударная волна, наклоненная к потоку под углом, лишь немного превышаюнщм угол Маха. Головная ударная волна перед телом не проходит через область отрыва, а расщепляется на несколько ветвей на расстоянии около двух диаметров тела от оси. Это расщепление ударной волны, по-видимому, каким-то образом обусловлено взаимодействием с ударной волной, расположенной выше по потоку. Пограничный слой на тупом теле [c.243]

Шлейф волн. Когда самолет летит с постоянной сверхзвуковой скоростью, хлопок слышен одновременно в различных точках земной поверхности. Если эти точки соединить линией, получится гипербола, образуюш,аяся в результате пересечения конической ударной волны с плоскостью земной поверхности (рис. 1.5, б). Одна гипербола—след головной волны, вторая — хвостовой. Зоны одновременной слышимости хлопка смеш,аются по земной поверхности, следуя за самолетом в виде своеобразных шлейфов. В то же время непосредственно под самолетом слышится наиболее сильный хлопок, по мере удаления он становится слабее. Человек, услышавший на земле хлопок самолета, летяш,его, например, на высоте 16 км со скоростью V > 2а, не увидит самолета над собой в силу того, что с высоты 16 км звук при средней скорости 320 м/с дойдет до земли через 50-—55 с, а самолет за это время пролетит примерно 30 км. [c.14]

Согласно выполненным расчетам, множитель в положителен, что и доказывает сделанное выше утверждение о близости к оптимальному контура с отраженным скачком, приходягцим в точку /. Более того, множитель Ху неотрицателен всюду в D, обрагцаясь в нуль лишь на т.е. на линиях, где равен нулю коэффициент отражения. Положительность Ху не только в, но и в D естественна. Действительно, если обтекание выпуклого излома рассматривать в линейном приближении, то нучок волн разрежения на рис. 1, в и г заменится слабым скачком разрежения, отражаюгцимся от головной ударной волны слабым скачком уплотнения в D коэффициент отражения Л < 0). В результате для 5Ах вновь придем к выражению [c.475]

Важный результат, касающийся обтекания тел потоком с большой сверхзвуковой скоростью, был получен С. В. Валландером (1949). Как известно, задача обтекания тела сверхзвуковым потоком невязкого газа (газ предполагается соверш ным с постоянными теплоемкостями) может быть сформулирована таким образом, что все определяющие зависимости будут содержать, помимо геометрических параметров, характеризующих форму тела, и отношения теплоемкостей у лишь один безразмерный параметр — число Маха М набегающего потока. При этом число М входит лишь в краевые условия на головной волне, отделяющей возмущенную область от набегающего однородного потока. Если головная волна не содержит участков слабого разрыва, т. е. представляет собой скачок уплотнения, то в краевые условия на волне число М входит лишь в комбинациях вида 1+0 [М os п, а )] . Здесь os п, х) — косинус угла между нормалью к волне и направлением набегающего потока. [c.183]

ТОГО, как следует из примеров, приведенных в работе Н. С. Смирновой суммарное поле отраженной и головной продольных волн, рассчитанное по более точным формулам, в пределах этого интервала слабо отличается от поля запредельной отраженной волны, рассчитанного по асимптотическим формулам. Основные отличия сводятся к разнице в амплитудах колебаний. Это послужило известным оправданием для формального расчета сейсмогра.мм в данной области. Расчеты велись для источника колебаний тина центра расширения излучаемый сигнал имел вид импульса с пятью экстремумами. Использовались таблицы [41], стандартные кривые и графики из работы [401. [c.106]

В изученных средах со слабой скоростной дифференциацией фон нерегулярных помех оказался выше, че.м в средах с сильной дифференциацией скоростей помехи отмечаются на больших интервалах профиля и на больших интервалах времени на сейсмограмме. Формирование этого фона помех связано с существованием ряда слоев с повышенной скоростью, на которых, как показало торпеди-рова)ше структурных скважин (глубина Я 400 м), образуются интенсивные проходящие обменные волны PS [4а]. В фоне помех при малых расстояниях существенную роль могут играть обменные отраженные волны PPPS, претерпевшие обмен на различных промежуточных границах. На больших удалениях от источника в образовании фона могут участвовать также и различш.1С головные или слабо рефрагированные волны. На участках наблюдений рассматриваемого типа волны PS совсем не выделялись вблизи источника и их удавалось выделить (и то не всегда) только в запредельной области. [c.123]

Рассмотренные в настоящей главе критерии применимы также и в случае, если преломленные волны представляют собой не головные, а слабо рефрагированные волны, затухающие с расстоянием слабее головных. Основные особенности графиков отношения амплитуд для этих волн такие же, как для головных волн. [c.134]

Графики отношения А РР8) А РРР). В формуле для отношения амплитуд двух головных волн PPS и РРР) член, описывающий влияние ноглон ения, не зависит от расстояния х. Поэтому в данном случае ход графиков A PPS) A PPP) для идеально упругой и поглощающей сред тождествен. На рис. 70 приведены графики A PPS)jA PPP), построенные для тех же параметров, что и на рис. 67—69. Ход графиков различен для случаев сред с сильной и слабой дифференциацией скоростей. [c.146]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...