Волна сжатия сильная

Волна сжатия сильная 71, 75 [c.733]

Заметим теперь, что вследствие истечения газа из области 1 — 2 (рис. 3.2), расположенной позади фронта сильной волны сжатия, давление в этой области со временем убывает. По указанной причине ударная волна, возникшая в неподвижном газе под влиянием единичного сжатия (например, взрыва или смещения поршня), всегда более или менее быстро затухает. И только в том случае, когда источник возмущения не прекращает своего действия, можно получить незатухающую ударную волну. Обнаруженное выше свойство ударных волн распространяться со скоростью, большей, чем скорость звука, приводит к тому, что незатухающие ударные волны образуются перед телом только в тех случаях, когда движение происходит со сверхзвуковой скоростью. Например, при движении в газе с постоянной сверхзвуковой скоростью твердого тела перед последним образуется ударная волна постоянной интенсивности, которая движется с той же скоростью, что и тело. [c.118]

РасИространение в газе сильных возмущений — например, распространение волны сжатия, сопровождающееся большими изменениями давления и плотности, — происходит со скоростью, большей скорости звука, а именно со скоростью [c.294]

Действительная скорость потока на выходе из камеры смешения Сп1 может очень сильно отличаться от из-за следующих явлений, приводящих к изменению кинетической энергии фаз. При встрече струй на срезе парового сопла в сверхзвуковом потоке пара при определенных условиях возникает система волн сжатия или даже косой скачок уплотнения, скорость потока пара за которым зависит от угла скачка Pi, [c.141]

КИЙ ПОТОК создает локальные участки низкого давления, которые свою очередь вызывают образование в воде пузырей низкого давления. Молочный цвет воды, содержащей кислород, не возникает в обескислороженных водах. Разрушение кавитационных пузырьков на поверхности металла или вблизи нее создает сильную волну сжатия. Это явление возникает в результате совместного механического и химического воздействий. Оно было обнаружено на неметаллических материалах, не вступающих в химическую реакцию с водой, например на бакелите. Для борьбы с кавитацией предполагается усовершенствование конструкции, использование химически стойких сплавов с применением катодной защиты. [c.202]

Таким образом, при заданном угле падения, а следовательно, при заданных 6 и отражение от тонкого слоя прямо пропорционально частоте. Анализ выражения (3,24) показывает, что при углах падения 9i, больших критического (а мнимое), уже не происходит полное внутреннее отражение на слое, как это имеет место на границе полупространства. Волны во второй среде, бегущие параллельно передней границе слоя, на задней границе будут иметь известную амплитуду, величина которой при достаточно малых толщинах слоя d или при углах падения, близких к критическому, мои<ет быть достаточно велика. Таким образом, вдоль второй (задней) границы будут двигаться волны сжатия и разрежения, что неизбежно вызовет возмущения в среде за слоем и приведет к возникновению проходящей волны во второй среде. Нетрудно показать, что в очень тонком слое почти вся энергия будет проходить через него даже при углах, больших критического. При углах падения, близких к 90°, волны во второй среде очень сильно ослабевают уже при проникновении на глубину одной волны. Отсюда ясно, что при скользящем падении на слой, толщина которого больше X, получится очень малое проникновение звука через слой, т. е. почти полное отражение. [c.51]

Если предположить, что поток невязкий, дав.ление на поверхности за скачком резко возрастает. Однако пограничный слой не может выдержать разрыва давления, поэтому характер внешнего обтекания изменяется, и около стенки скачок вырождается в семейство волн сжатия, как и в других случаях взаимодействия. В турбулентном потоке (фиг. 9,10) давление на поверхности вначале растет по крутой зависимости, но его градиент уменьшается вниз по потоку. В с.лучае слабого скачка это уменьшение градиента давления начинается в точке, где р — 0,528/) (р,, — давление торможения). Б случае сильного скачка отрыв осуществляется в точке, где давление ниже своего значения в. звуковой точке, и уменьшение градиента начинается сразу после отрыва [21]. [c.250]

Одной из особенностей наклепа, полученного в результате взрывного нагружения, я(вляется то, что он происходит в условиях трехосного напряженного состояния сжатия, возникающего при прохождении мощной ударной волны сжатия. Металл при этом сильно деформируется в направлении скорости движения волны и почти не течет вдоль ее фронта. Это особенно ярко выражено в тонких металлических фольгах в связи с тем, что малая толщина фольги способствует полному запрещению поперечного течения материала при обжиме перпендикулярно ее поверхности. [c.17]

Поверхности S, на которых сами гидродинамические элементы претерпевают разрыв, носят название поверхностей сильного разрыва. В том случае, если сами гидродинамические элементы непрерывны, но среди их первых производных по координатам или по времени найдётся хотя бы одна, меняющаяся скачком при переходе через поверхность последняя называется поверхностью разрыва первого порядка. Вообще говоря, если при переходе через поверхность S функция Ь непрерывна, но производная по координате илн по времени, начиная с некоторого порядка, терпит разрыв, то S называется поверхностью слабого разрыва для функции Ь. Употребительны также термины просто разрыв или волна . Поверхности сильного разрыва, представляющие разрыв давления, называются ещё скачками уплотнения или ударами сжатия. [c.18]

Из сравнения равенств (5) и (6) видно, что скорость распространения сильной волны сжатия всегда выше скорости звука. Обычно распространение звука сопровождается столь незначительным изменением состояния газа, что энтропию можно считать практически постоянной, т. е. полагать, что при этом имеет место идеальный адиабатический процесс [c.75]

Заметим, что даже при сравнительно небольших сжатиях воздуха ударной волной возникает сильный спутный поток. Так, например, легко подсчитать по предыдущим формулам, что ударная волна, несущая относительное сжатие воздуха - = 0,22, распространяясь со скоростью [c.162]

К моменту 1 0,2 10" с ударная волна достигает плиты и отражается от нее волной сжатия. Взаимодействие ударной волны с пластиной начинается при л 0,5 10 с. Пластина перемещается, давление на ее поверхности резко падает до ркр и там возникает кавитация. В это же время на оси симметрии фокусируются волны сжатия, отраженные от боковых поверхностей. Давление на оси сильно возрастает, потом падает и жидкость разрушается. Кавитация охватывает центральную и прилегающую к пластине части бака (рис. 21, а). Максимальное давление / = 25 МПа возникает в центре плоской стенки камеры, что приводит к образованию потока кавитирующей жидкости на пластину. При 1 = 0,8 10 с скорость центральной части пластины достигает 18 м/с. Ускоренное увеличение прогиба пластины приводит к дальнейшему росту объема бака и значительному уменьшению плотности жидкости, особенно вдоль оси симметрии. К моменту = 1,5 10 " с область кавитации (ОК) охватывает большую часть цилиндрической стенки, ограничивая клинообразный объем неразрушенной сжатой жидкости с давлением около в МПа (рис. 21, б). [c.91]

В материале возникают две волны напряжений волна сжимающих и растягивающих напряжений, которая движется не со скоростью упругих волн, а со скоростью тепловой волны. Волна сжатия опережает тепловую волну. Амплитуда волны сжатия зависит от коэффициента тепловой релаксации. Это может привести к возникновению в среде настолько сильной волны сжатия, что разрушение произойдет в глубине материала, а не на поверхности зеркала из-за главных напряжений, параллельных нагружаемой поверхности. [c.185]

Как известно, при генерации излучением волн напряжений в их образовании могут принять участие два различных по физике механизма первый — термический, сущность которого в том, что атомы кристаллической решетки, в кинетическую энергию колебаний которых перешла энергия излучения, начинают оказывать друг на друга более сильное воздействие, в результате чего в теле возникает последовательность волн сжатия и растяжения. Этот механизм работает преимущественно при низких температурах (рис. 58, а). При увеличении Т до температуры испарения вещества возникает другой механизм генерации волн напряжений, связанный с воздействием на тело разлетающихся высокотемпературных паров. При росте нагрузки реакция паров возрастает и второй механизм подавляет первый, как это хорошо видно из рис. 58, б — г. Волна разрежения, связанная с термическим механизмом, все более подавляется продуктами испарения. Процесс разрушения в волне растяжения замедляется (ср. рис. 58, б, в) и полностью прекращается при Т = 2Ъ ООО °С. Таким образом, рост температуры поверхности не обязательно приводит к увеличению зоны разрушения материала. [c.192]

Большой научный и практический интерес представляет изучение сильных ударных волн в твердых телах. Недавние достижения, позволившие при помощи ударных волн сжать твердые тела до миллионов атмосфер, открыли новые пути исследования состояния твердого вещества при сверхвысоких давлениях. Этим вопросам также уделено в книге большое внимание. [c.11]

Помимо измерения кинематических параметров, к настоящему времени отработана манганиновая методика непосредственного измерения давления в конденсированных телах, сжатых сильными ударными волнами, основанная на иснользованпн манганиновых датчиков, в которых чувствительный элемент из особого манганпнового сплава меняет электрическое сопротивление R под действием давления. Датчик с изоляцией помещается внутри исследуемого образца, и при ударе измеряется изменение электрического тока I t) в датчике при фиксированном папряженип F, что позволяет определить R t). а затем, зная зависимость R p), можно восстановить и p t). Этот метод хорошо работает в металлах до давления 15 ГПа, а при давлениях выше 35 ГПа становится непригодным из-за разрушения изоляции датчика. Ниже [c.247]

Первый — режим плавного перехода горения в детонацию — реа.иизуется, когда скелет в волие сжатия сильно разогревается, что приводит к ускорению волны горения (см. сплошную линию 2 ниже точки С па рис. 5.4.3), которая догоняет и поглощает (в точке С) волну сжатия скелета (штриховая линия 2). Образовавшаяся нестационарная детонационная волна выходит на режим стационарного распространения. Этот режим имеет место в случае пи и ой температуры воспламенения Ts- [c.438]

Для любой волны сжатия су]цествует один и только один корень ко, соответствующий затух шию возмущений перед волной, т. е. имеющий отрицательную действительную часть, причем этот корень — действительный, что с шдетельствует об отсутствии колебаний или осцилляций около исходного состояния о перед волной. При адиабатическом поведении газа (Рго == 0) подходящий корень ко существует только щш Dl = Ре > У2, а при наличии теплообмена (Р2о>0)—при веек Dl = ре> i, соответствующих волнам сжатия. Стационарные волны разрежения невозможны. Зависимость указанного корня ко от интенсивности волны Pe = D и коэффициента тепло )бмена 20 проиллюстрирована на рис. 6.4.2. С увеличением 20 и jv значение ко увеличивается, что приводит к увеличению крутизны фронта. При достаточно малых рас, когда поведение газа близко к адиабатическому, наиболее интенсивный рост ко и кру изны фронта с ростом ре происходит при ре 2. Учитывая, что склонность к осцилляционной структуре тем сильнее, чем круче передний фронт волны, для [c.75]

Отметим серьезные трудности, возникающие при примененни метода искусственной вязкости для расчета течений с контактными разрывами и волнами разрежения. Контактные разрывы с течением времени сильно размываются вязкостью. Это неприятное явление удается преодолеть только с помощью специальных вязкостей и применения лагранжевых координат, в которых контактные разрывы неподвиж ны относительно сетки. Расчет сильных волн разрежения также связан с большими трудностями. Объяснение этих трудностей как для контактных разрывов, так и для волн разрежения заключается в отсутствии тенденции и локализации возмущений, характерной для волны сжатия и обусловленной сгущением характеристик в области волны сжатия. [c.155]

Под взрывом понимается явление быстрого перехода смеси веществ из одного состояния в другое, сопровождающееся резким повышением температуры продуктов сгорания и зависящим от нее повышением давления. Распространение газов при этом приводит к образованию ударной и взрывной волн, которые перемещаются перед фронтом горения. Сжатие горючего газообразного вещества и его нагревание в ударной волне тем сильнее, чем больше скорость движения расширяющихся газов, которая определяется скоростью горения вещгства. [c.32]

На Г. к. могут существенно влиять вращение кол-лапсируюш,его объекта и его магн. поле. При сохранении момента кол-ва движения и магн. потока скорость вращения и маги, поле возрастают в процессе сжатия, что может, вообще говоря, изменить картину Г. к. не только в количественном, но и в качественном отношении. Напр., в отсутствие сферич. симметрии становятся возможными потери энергии путём излучения гравитационных волн. Достаточно сильное нач. вращение может привести к остановке Г. к. на промежуточной стадии, когда дальнейшее сжатие окажется воз-можныл лишь при наличии к.- л. механизмов потери момента количества движения или при фрагментации объекта на сгустки меньших размеров. Количественная теория Г. li. с учётом вращения и (или) магн. поля только начинает своё развитие и опирается на достижения совр. вычислит, математики. Результаты, полученные для Г. к. без учёта вращения и магн. поля, имеют тем не менее важное прикладное значение и являются в ряде случаев, по-видимому, хорошим приближением к действительности. [c.531]

Если Т1рубка имеет достаточную длину, то равномерное распространение пламени в некоторых горючих смесях может переходить в детонационное горение, происходящее со скоростью свыше 1 ООО м1сек. Переход от первого процесса ко второму в большинстве случаев сопровождается сильными вибрациями пламени. Природа и закономерности детонационного горения здесь не рассматриваются, так как они не имеют непосредственного отношения к процессу сжигания газа в горелках, хотя и представляют несомненный интерес с точки зрения техники безопасности. Скажем лишь, что горючая смесь при ее детонации поджигается не путем передачи тепла теплопроводностью, а ударной волной сжатия. [c.25]

Возможная схема сверхзвукового потока с торможением показана на рис. 3.12. В такой решетке от точки Л до 5 на стороне разрежения контур профиля совпадет с расчетной свободной линией тока на этом участке работа не подводится. Точка В соответствует первой волне Маха. Участок ВС профилируется таким образом, чтобы создать серию слабых волн сжатия, фокусирующихся вблизи передней кромки профиля соседней лопатки. На этом участке происходит предварительное сжатие воздуха. От точки С до D контур на стороне разрежения проектируется так, чтобы обеспечить направление течения, соответствующее условию отсутствия отражения отно(Гительно сильного замыкающего скачка. Поток за этим скачком дозвуковой, и эффективный контур лопатки на участке от точки D до f (до задней кромки профиля) проектируется так, чтобы обеспечить соответствующий угол выхода потока. Контур на стороне давления от точки А до точки Е выполняется по свободной линии тока, а затем плавно выводится к точке F. Применение решеток подобного типа и другие мероприятия по снижению волновых потерь могут обеспечить достаточно высокие КПД сверхзвуковой ступени при Mj = = 1,5. .. 1,6. [c.76]

При энергии взрыва, сравнимой с внутренней энергией начальной конфигурации, наступает полный разлет газового шара. После первичного сброса оболочки с большой скоростью продолжается непрерывное истечение вещества в межзвездное пространство. Одновременно возникает мощная аккреционная волна, формирующая сильно сжатое ядро. После отражения от центра эта волна довершает разброс всей массы. Описанная картина хорошо согласуется с результатами наблюдений взрывов сверхновых звезд 2-го типа, всегда заканчивающихся фатально для звезды. [c.420]

Заметим, что даже при сравнительно небольших сжатиях воздуха ударной волной возникает сильный спутный поток. Так, например, легко подсчитать по предыдущим формулам, что ударная волна, несущая относительное сжатие воздуха Ар1рх = 0,22, распространяясь со скоростью 370 м/с, могла бы вызвать спутный поток со скоростью 50 м/с. Отсюда видно, сколь ничтожные сжатия воздуха несут с собой обычные звуковые волны, почти совершенно не смещающие частицы воздуха. [c.134]

Пусть поверхность 5о (достаточно гладкая) разделяет трехмерное пространство на две части, одна из которых заполнена покоящимся однородным полит ропным газом со скоростью звука с = 1. С момента t = О поршень St начинает по некоторому закону вдвигаться в газ (поверхность Sq соответствует начальному положению поршня), так что при t = О нормальная скорость движения Vn равна нулю, а нормальное ускорение везде ненулевое. Ясно, что в невозмущенный газ начнет распространяться волна сжатия, ограниченная с одной стороны поверхностью поршня St, а с другой — поверхностью слабого разрыва Rt, двигающейся с единичной нормальной скоростью по покоящемуся газу, причем форма поверхности Rt будет определяться лишь геометрией поверхности Sq. До момента появления в течении сильных разрывов движение будет изэнтропическим и потенциальным. [c.289]

Изолинии компонент напряжений в связующем и вслокиистоп ткапи (рис. 40) с номерами 1—9 соответствуют уровням —300, —300, —200, —100, —10, 10, 100, 200, 300 МПа. Для приведенного момента времени характерно, что ударная волна сжатия прошла через ребра жесткости и основной слой КМ, частично отразилась от границы НМ и прилегающей к ребрам свободной внутренней поверхности основного слоя КМ. Переход ударной волны из ребер в основной слой КМ напоминает по структуре изолиний сферической формы локализованное воздействие. Тонкий лицевой слой претерпевает сильный прогиб (см. рис. 42) с концентрацией напряжений в окрестности стыковки с ребрами. В этой зоне наиболее вероятны разрушения от разрыва волокон и связующего. Большие величины узловых скоростей тонкого лицевого слоя (см. рис. 41) свидетельствуют, что основная часть энергии импульсной нагрузки перешла в кинетическую энергию лицевого слоя. [c.184]

Таким образом, после п пробегов основной ударной волны от одного конца трубы к другому и обратно в трубе будут двигаться, кроме основной волны, п волн разрежения интенсивности —кео и п ударных волн интенсивности кео- Возникнут ли ощутимые колебания давления на стенке или нет, зависит от того, как расположатся волны сжатия и разрежения. Если они будут подходить к стенке поочередно, то ощутимых колебаний давления не возникнет. Если же расположение волн будет таким, что к ней будут сначала подходить все волны раз-эежения, а затем - сжатия, то на стенке возникнут более или менее сильные колебания давления. [c.20]

Следует иметь в виду, что если падающий импульс сн атия "о в однофазной жидкости достаточно сильный [Ар > ра) и имеет конечную длительность, т. е. за волной сжатия следует волна разгрузки, то после отражендя от контактной границы с пузырьковой средой в отраженной волне разрежения В. давление может стать отрицательным, что при достаточной длительности импульса может вызвать кавитацию. [c.102]

Остановимся теперь на теории ударных волн. Представим себе, например, что под влиянием резкого смещения поршня (фиг. 26) в трубе возникла и распространяется слева направо сильная волна сжатия. Пусть за бесконечно малый промежуток времени фронт волны переместился на расстояние йх. Это значит, что в области ] — Н за время с т произошло повышение давления от величины (давление невозмущённого газа) до величины (давление за фронтом волны сжатия), в соответствии с чем в области 1 — Н должо наблюдаться повышение плотности газа на величину [c.73]

Заметим теперь, что ввиду происходяшего вытекания газа из области 1 — 2 (фиг. 26), расположенной позади фронта сильной волны сжатия, давление в этой области со временем убывает. По указанной причине ударная волна, возникшая в неподвижном газе под влиянием единичного сжатия (например, взрыва или смегцения поршня), всегда более или менее быстро затухает. И только в том случае, когда источник возмушения не прекращает своего действия, можно получить незатухающую [c.75]

Многофазные течения о бычно возникают в трубопроводах, поскольку в них всегда имеются утечки тепла. Для двухфазного течения значительно сложнее рассчитать такие параметры, как потери давления, допустимые потери жидкости, расход, требования по захолаживанию, влияние растворения примесей и многие другие. В зависимости от распределения пара и жидкости в канале могут иметь место различные режимы течения двухфазной среды. Эти режимы характеризуются сочетанием ламинарных и турбулентных течений, подчиняющихся разным физическим закономерностям, и для их описания необходимы различные уравнения. Кроме того, режимы течения изменяются по длине канала в следтавие изменения массовых концентраций пара и жидкости они изменяются также с течением времеии, например в процессе захолаживания системы. Различные режимы двухфазных течений обсуждаются в гл. 4, а методы расчета потерь давления, распространения волн сжатия, течения жидкости в критическом состоянии и влияния условий на входе в канал описываются в гл. 11. В гл. 13 рассматриваются некоторые проблемы нестащио-нар ных двухфазных течений, возникающие при захолаживании, резком сбросе давления и при быстром охлаждении сильно нагре- [c.11]

Не, металлои. Наиболее сильные из них водорода (6562 А) и Н ж К. Са+ (3968 и 3933 А). Протяженность хромосферы при наблюдении в различных линиях различна, в Я и ЛГ Са" ее можно проследить до 14 ООО км над фотосферой. Исследование спектров хромосферы привело к выводу о значительно более медленном убывании плотности хромосферы с высотой, чем это должно быть по барометрич. ф-ле, если в нее подставить темп-ру фотосферы. В слое, где происходит переход от фотосферы к хромосфере, темп-ра переходит через минимум и по мере роста высоты пад основанием хромосферы увеличивается до величины 8000—10 000° К, а иа высоте в неск. тысяч км—до 15000—20 000° К. Такая темп-ра легко объясняет большую протяженность хромосферы (малый градиент плотности). Результаты наблюдений приводят к выводу, что в хромосфере на одной и той же высоте должны сосуществовать более горячие и более холодные элементы. Возможно, что существует целый набор хромоеферных волокон с различными темп-рами. Нагрев хромосферы (и короны) объясняют поглощением энергии акустич. шумов (волн сжатия), к-рые генерируются движением вещества в конвективной зоне С. Эти волпы почти не поглощаются в фотосфере при распространении вверх волны превращаются в ударные. Поглощение волн с падением плотности увеличивается. Расчеты показали, что поток энергии в акустич. шумах достаточен, чтобы объяснить свечение хромосферы и короны причем необходимый баланс энергии между поглощением энергии, с одной стороны, и излучением, с другой — обеспечивается нри темп-ре, соответствующей наблюдениям. Перенос энергии от конвективной зоны может быть связан также с магнитогидродинамич. и гравитационными волнами, т. к. в условиях солнечной атмосферы происходит непрерывный переход волн различных типов друг в друга. По мере уменьшения плотности и роста ионизации с высотой в хромосфере основная роль в охлаждении соответствующих слоев переходит от одних типов излучения к другим. С этим может быть связан довольно резкий скачок темп-ры. [c.578]

Основные черты спиновой детонации, отмеченные Бонном и Фрезером, следующие волнистый фронт детонации и три типа полос за фронтом на развертке самосвечения (рис. 4). Такая структура сохраняется на больщом расстоянии за фронтом. Существование трех систем возму щений, характерных для детонационного спина, отмечали также Тенис и Вагнер [14]. Система вертикальных или почти вертикальных полос р была отождествлена со следами вращения вытянутых вдоль оси возмущений-шлейфов. Волнистость фронта объяснялась существованием ви фронте волны области сильного свечения, где локализуется химическая реакция. Систе>мы полос а-волны сжатия, направленные от фронта и у-следы горячих частиц, движущихся за фронтом со скоростью потока. [c.165]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...