Волна сжатия слабая

Как установлено опытами, фронт пламени, перемещаясь по газу, действует подобно поршню [26, 67, 68]. В двигателях с воспламенением от электрической искры после зажигания скорость сгорания всегда возрастает до некоторого максимального значения и ах. з затем падает [8, 43, 53, 76]. Начальное ускорение сгорания объясняется цепным характером реакции горения электрическая искра рождает начальные активные центры, которые начинают разветвленную цепную реакцию. При увеличении скорости сгорания до и щах от фронта пламени (поверхностной границы зоны нормального сгорания) будут непрерывно испускаться элементарные волны сжатия (слабые ударные волны, звуковые волны), которые, интегрируясь, образуют конечную волну сжатия. [c.174]

Нетрудно видеть, что с ослаблением волны сжатия скорость движения газа падает. В случае слабой звуковой волны газ за ее фронтом неподвижен, так как согласно равенству (7) при Р Рв и Pi рн получается и п 0. В действительности, как известно, звуковая волна состоит из правильно чередующихся областей сжатия и разрежения, причем газ за ее фронтом находится в очень слабом колебательном движении средняя поступательная скорость газовых частиц равна нулю. [c.118]

Следует иметь в виду слабое поглощение вибропоглощающими покрытиями продольных волн (волн сжатия), которые вызывают также и поперечные колебания. Продольные волны переносят особенно большое количество колебательной энергии на высоких звуковых частотах. Борьба с этими колебаниями заключается в соз- [c.129]

В случае распространения слабой упруго-пластической волны, как показано на диаграмме (х, t) волновых процессов при плоском соударении пластин (рис. 118, а), в обе стороны от поверхности соударения распространяются центрированные волны сжатия, отражающиеся от свободных поверхностей в виде волн разгрузки С+ и С , симметричное взаимодействие которых формирует поле растягивающих напряжений. Область разрушения Р (см. рис. 118), в которой уровень растягивающих напряжений достигает максимальной величины Стр (абсолютная [c.234]

На рис. 9. 7 внизу показаны схемы входных устройств с частично изэнтропическим сжатием. Как видно, при обтекании сверхзвуковым потоком специально спрофилированных участков центрального тела или стенок внутреннего канала образуется слабый косой (конический) скачок и за ним серия волн сжатия (они на рис. 9. 7 показаны штриховыми линиями). В волнах сжатия волновые потери отсутствуют, что позволяет затормозить сверхзвуковой поток с малыми обш,ими потерями полного давления. [c.261]

Пусть сжимаемая жидкость с заданными параметрами р, р, Т находится в длинной трубе, ограниченной слева поршнем (рис. 3.2). В некоторый момент времени поршень начинает двигаться слева направо с постоянной скоростью йи, сжимая газ. В газе начинает распространяться слабая волна сжатия, фронт которой 1—1 отделяет сжатую массу газа с параметрами р + - -др, р йр, Т йТ от области, куда возмущения еще не проникли. Скорость движения фронта слабой волны (относительно газа) а называется скоростью звука. [c.33]

Так как в рассматриваемом случае речь идет о слабом возмущении, то эту линию называют границей слабых, или звуковых, возмущений, слабой волной, характеристикой или линией Маха. При этом имеется в виду, что слабые возмущения распространяются со скоростью звука (гл. 1). На рис. 5.1 представлены две схемы сверхзвукового течения. Обтекание выпуклого угла (рис. 5.1,а) сопровождается расширением потока, умень шением давления на величину dp и возрастанием скорости на d . При обтекании вогнутого угла давление растет, а скорость падает. Следовательно, в первом случае характеристика является слабой волной разрежения, а во втором — слабой волной сжатия. [c.109]

Предельным случаем является торможение потока вдоль плавной вогнутой стенки, в каждой точке которой поток испытывает отклонение на малый угол d6 (рис. 5.16,6). При этом у стенки образуется волна сжатия, состоящая из бесчисленного множества слабых волн уплотнения. Движение газа через такую волну сжатия совершается при постоянной энтропии. Однако плавное изоэнтропийное торможение здесь может происходить только в слое газа, прилегающем к стенке. В результате пересечения характеристик уплотнения на некотором расстоянии от стенки, зависящем от скорости набегающего потока, возникает криволинейный скачок переменной интенсивности. Поток за скачком вихревой, так как скорости в разных точках за линией ВК различны. [c.137]

Разделяющая линия контакта имеет в точке падения скачка О излом с вогнутым углом в сторону дозвуковой области, так что для дозвукового потока точка О есть точка торможения с нулевой скоростью и максимальным давлением газа в ней. Простая волна сжатия, образующаяся в сверхзвуковом потоке перед падающим скачком уплотнения вследствие передачи вперед повышения давления через дозвуковую область, преломляется при прохождении скачка и дает начало отраженному скачку, который у точки О взаимодействует с выходящей из этой же точки центрированной волной разрежения. Падающий скачок отражается в этой точке от границы как от свободной поверхности с давлением на ней, равным давлению торможения дозвукового течения. При этом взаимодействии бесконечно слабый отраженный скачок возникает уже в точке О и, постепенно усиливаясь, приобретает в бесконечности интенсивность, соответствующую отражению от твердой стенки без дозвукового слоя на ней. [c.82]

Сделаем второе приближение. Как отмечалось, с точностью до третьего члена разложения изэнтропа и ударная адиабата совпадают, т. е. во втором приближении слабая ударная волна остается простой волной сжатия, для которой энтропия вообще постоянна. Не проводя доказательства, которое дано, например, в [3], выпишем выражение для скорости слабой ударной волны, во втором приближении [c.107]

Если звуковая волна несет с собой сжатие (уплотнение) газа, то р > О и и > О следовательно, проходящая сквозь газ звуковая волна сжатия увлекает (с очень малой скоростью ) газ за собой, звуковая волна разрежения (р < 0), наоборот, дает дополнительную малую скорость и < О, направленную в сторону, противоположную распространению звуковой волны, т. е. звуковая волна разрежения вызывает встречное малое движение газа. Это явление легко себе представить, если вообразить поршень, имеющий возможность двигаться вдоль открытой в обе стороны длинной цилиндрической трубы, заполненной газом. Приведем поршень в слабое движение, например, слева направо. Газ сожмется справа от поршня, и вправо побежит звуковая волна, несколько уплотняющая газ. При этом образуется слабое движение газа вместе с поршнем слева направо. Наоборот, влево от поршня появится некоторое разрежение, которое будет распространяться со скоростью звука влево от поршня, увлекая газ за поршнем вправо. [c.157]

Конечно, описанное только что явление, так же как и формулы (8), (8 ), (9) и (9 ), относится лишь к случаю распространения слабых возмущений в газе. Однако для дальнейшего не столько существенны изложенные факты или формулы, как сама тенденция возрастания абсолютной скорости потока газа при прохождении вниз по его течению звуковой волны сжатия или вверх по течению волны разрежения и, наоборот, убывания той же скорости при прохождении вверх по течению волны сжатия или вниз по течению волны разрежения. [c.157]

Распространяющаяся в газе вначале слабая волна сжатия будет, таким образом, повышать свою интенсивность за счет догоняющих ее волн. Это приведет к образованию плоской (в рассматриваемом одномерном случае) волны конечной интенсивности, распространяющейся со скоростью, превышающей скорость звука, и тем большей, чем больше интенсивность волны. Такую движущуюся по отношению к газу поверхность (в нашем случае плоскость) разрыва — конечного скачка скорости, давления, температуры и плотности газа — называют ударной волной. [c.165]

Это утолщение вытесняет внешнюю часть слоя и оттесняет внешний поток от стенки, порождая семейство волн сжатия в сверхзвуковом потоке (фиг. 3, а). Волны сжатия начинаются в сверхзвуковой части пограничного слоя и распространяются во внешний поток. Таким образом, пограничный слой преобразует резкий перепад давления в более сглаженное распределение, которое может быть им преодолено при условии, что скачок достаточно слаб. С увеличением интенсивности скачка (т. е. приращения давления) градиенты в этой области также увеличиваются и во внутренней части начинается торможение потока, которое продолжается до тех пор, пока не наступит состояние, при котором невозможно движение газа в основном направлении у поверхности тела. Как показано на фиг. 3, б, эти нижние слои отрываются от поверхности, вызывая дальнейшее отклонение внешних частей пограничного слоя и внешнего потока. Так возникает отрыв в непрерывном поле течения, который усиливается с увеличением интенсивности скачка [2]. [c.243]

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]

Необходимо отметить, что в соответствии с [35, 44], а —ю превращение, будучи мартенситным, облегчается действием сил сдвига. В условиях статического сжатия сдвиговые деформации уменьшают гистерезис, так что как прямое, так и обратное превращения происходят практически при одном и том же давлении = 2 ГПа [35]. Одномерное ударное сжатие сопровождается высокими сдвиговыми напряжениями. По-видимому, медленный фазовый переход вызывает появление точки перегиба на уровне 2,25 ГПа в случае слабой волны сжатия, и это давление, близкое к точке превращения при наличии сдвига в статических условиях, соответствует началу фазового перехода при ударном сжатии. Вероятно вследствие сдвигов при разгрузке происходит обратное превращение и поэтому ю-фаза не наблюдалась в сохраненных образцах. [c.242]

Взаимодействие слабых волн с фронтом пламени. Рассмотрим взаимодействие слабых волн сжатия и разрежения с фронтом пламени. [c.17]

Что касается области существования простой волны при обтекании вогнутого профиля, то вдоль линий тока, проходящих над точкой О, оно применимо вплоть до места пересечения этих линий с ударной волной. Липин же тока, пролодящие под точкой О, с ударной волной вообще не пересекаются. Однако отсюда нельзя сделать заключение о том, что вдоль них рассматриваемое решение применимо везде. Дело в том, что возникающая ударная волна оказывает возмущающее влияние и на газ, текущий вдоль этих линий тока, и таким образом нарушает движение, которое должно было бы иметь место в ее отсутствии. В силу свойства сверхзвукового потока эти возмущенггя будут, однако, проникать лишь в область газа, находящуюся вниз по течению от характеристики ОА, исходящей из точки начала ударной волны (одна из характеристик второго семейства). Таким образом, рассматриваемое здесь решение будет применимым во всей области слева от линии АОВ. Что касается самой линии ОА, то она будет представлять собой слабый разрыв. Мы видим, что непрерывная (без ударных волн) во всей области простая волна сжатия вдоль вогнутой поверхности, аналогичная простой волне разрежения вдоль выпуклой поверхности, невозможна. [c.606]

Наличие даже слабого скачка уплотнения приводит к резкому увеличению давления во внешнем потоке. Рост давления передается навстречу потоку по дозвуковой части пограничного слоя. Линии тока отклоняются от стенки, порождая в сверхзвуковой частя пограничного слоя семейство волн сжатия, которые распространяются во внешний поток и оказывают влияние на форму и интенсишность скачка уплотнения вблизи области взаимодействия. Продольный градиент давления в пограничном слое оказывается значительно меньше, чем во внешнем потоке. Если скачок слабый, то движение в пограничном слое происходит под воздействием небольшого положительного градиента давления и отрыв потока не происходит. С увеличением интенсивности скачка уплотнения во внешнем потоке возрастает градиент давления вблизи стенки и возникает отрыв пограничного слоя. При этом увеличивается отклонение линий тока в сверхзвуковой части течения, благодаря чему поддерживается необходимое распределение давления, соответствующее данной интенсивности скачка уплотнения. В зависимости от условий во внешнем потоке (интенсивности скачка уплотнения, местного числа М, ускоренного или замедленного характера течения) и формы обтекаемого тела возможны два случая. В первом случае поток после отрыва присоединяется снова к стенке. Сразу за скачком уплотнения возникают волны разрежения, как при обтекании внешнего тупого угла. В месте присоединения поток направлен под некоторым углом к стенке, поэтому здесь возникает новый скачок уплотнения, который может вызвать иногда новый отрыв пограничного слоя. Таким образом, могут появиться несколько 22 [c.339]

Для измерения параметров волн напряжений, вызванных взрывом или ударом, при распространении их в металлах Райнхарт и Пирсон [37] предложили другую реализацию принципа Гопкинсона, сводящуюся к следующему. На поверхности массивной металлической плиты устанавливается цилиндрический заряд В. В., на ее противоположной (тыльной) поверхности помещается маленькая шайба из того же материала, что и плита, по одной линии с зарядом (рис. 12). Заряд В. В. подрывали и измеряли скорость шайбы. Такая процедура повторялась с шайбами различной толщины h. В результате были получены необходимые данные для построения кривой ст (t) в соответствии с приведенными зависимостями. Способ шайб дает хорошие результаты в том случае, если интенсивность волны невелика. При большой интенсивности волны напряжений шайба будет пластически деформироваться и может произойти откол. Представленная на рис. 12 схема не позволяет измерять скорость частиц (напряжение) точно в каком-либо месте внутри плиты, она определяет среднее напряжение в волне напряжений при падении ее на тыльную поверхность плиты, которое приближенно соответствует пространственному распределению напряжений внутри плиты. Различие невелико для волны, интенсивность которой затухает слабо, и значительно при быстром затухании, имеющем место в волне большой интенсивности. Отмеченные недостатки можно устранить или значительно уменьшить их влияние с помощью видоизмененного устройства, схема которого представлена на рис. 13. В плите с тыльной поверхности просверливается гнездо, в которое вкладывается несколько шайб, причем по отношению к распространению волны сжатия шайбы действуют так, как если бы они были частями плиты. Откол шайб можно исключить путем разумного подбора их толщин. Шайбы в гнезде необходимо поместить так, чтобы стык соседних шайб всегда находился в том месте, где ожидается разрушение. Такое устройство позволяет получить в результате одного испытания достаточно данных для построения полного распределения скоростей частиц. Оно позволяет также измерять напря- [c.22]

Покажем, что в газе с нормальными термодинамическими свойствами (д р1дУ )з>0) возможны лишь ударные волны сжатия. Для простоты ограничимся случаем слабых ударных волн. . [c.24]

Кроме этого, имеется второй корень р1фрц. В случае, если скачок бесконечно слабый, pi—>-рп и решение представляет собой, как известно, волну сжатия. Условия превращения скачка уплотнения в волну сжатия возникают при достижении потоком скорости, равной локальной скорости звука. [c.274]

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]

Рассмотрим более подробно обтекание решетки тонких телесных профилей сверхзвуковым потоком, когда нормальная составляющая скорости меньше скорости звука (рис. 5.33). На тонких передних кро.мках возникают косые скачки уплотнений, а на выпуклой поверхности лопаток — волны разрежения. Скачки н волны расположены перед фронтом н, следовательно, возмущают поток перед решеткой. Скачки уплотнения интерферируют с волнами разрежения, и возмущения затухают при отдалении от решетки, так как иначе поток не мог бы быть периодическим. Характеристики каждой волны разрежения интерферируют с соседними скачками уплотнения, и скачки вырождаются в волны сжатия. Следовательно, в каждой волне разрежения имеется одна характеристика, которая уходит в бесконечность перед решеткой, не пересекаясь со скачками (допустим характеристика АВ на рис. 5.33). При достаточно слабых скачках течение можно считать изоэнтропийным и тогда характеристика А В будет прямой. Поскольку вдоль прямой характеристики все параметры потока постоянны, то, очевидно, что значение скорости и угла натекания потока в бесконечности соответствует их значению на характеристике АВ. Этим объясняется так называемое направляющее свойство решетки в сверхзвуковом потоке заданной скорости потока в бесконечности ).i соответствует только один угол натекания Pi, при котором течение всюду сверхзвуковое н безотрывное. [c.130]

Хорошо известно, что если в неподвижный однородный политропный газ, за полняющий полубесконечный прямолинейный канал х 0), начать в момент t = О вдвигать по закону х = f t) поршень с нулевой начальной скоростью и положительным начальным ускорением (/(0) = / (0) = О,/"(0) > 0), то гладкое решение между порш нем и слабым разрывом, распространяющимся со скоростью звука по неподвижному газу, будет существовать лишь ограниченное время [1]. Образующаяся волна сжатия будет являться волной Римапа, и при некотором t = t > О в течении возникнет ударная волна. Если бесконечные градиенты газодинамических величин появляются непосредственно на линии слабого разрыва (а так будет, например, в случае закона движения поршня X = at , а > О — ускорение постоянно), легко найти момент t разрушения соответствующей волны Римана [c.288]

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]

В этой главе и гл. 3 будут рассмотрены процессы нелинейного искажения и взаимодействия упругих волн. Нели-вейное искажение волн (изменение формы профиля волны конечной амплитуды) происходит из-за того, что к скорости распространения волны добавляется скорость смещения частиц, а также из-за того, что локальная скорость звука в разных точках волны различна. Это приводит к тому, что сжатия движутся быстрее, чем разрежения еслп волна имела первоначально синусоидальную форму, то постепенно передние фронты ее становятся все более и более крутыми. При некоторых условиях, рассмотренных далее, возможно образование чрезвычайно узкого фронта волны, который может рассматриваться как слабый разрыв место образования разрыва, таким образом, можно считать периодическим источником слабых разрывов. Такая волна со слабыми разрывами на каждой длине волны, занимающими весь фронт, иногда называется пилообразной. В спектральных терминах искажение волны может быть интерпретировано как появление, рост и взаимодействие в процессе распространения гармонических составляющих (обертонов) волны. [c.48]

Триллинг использовал предложенный выше метод, чтобы рассчитать адиабатическое схлопывание и повторное возникновение пузырька нетеплопроводного невязкого совершенного газа. Он использовал модель слабой ударной волны, распространяющейся от поверхности пузырька и создающей волну сжатия в газе и волну разрежения в жидкости. Волна сжатия в газе отражается от центра пузырька, достигает его поверхности и вновь отражается от нее, передавая жидкости часть энергии в виде ударной волны. Эта модель позволила Трил-лингу вывести следующее приближенное соотношение для увеличения давления на стенке пузырька под действием ударных волн за время 1щ+2— 2 [c.143]

Было рассчитано течение жидкости около каверны при адиабатическом сжатии газа в ней (у =1,4) от начального давления / о=10 3 и 10" атм при роо=1 атм. На фиг. 4.13 и 4.14 представлены результаты для случая Ро=Ю" атм в виде распределений числа Маха и/С и отношения давлений р1рос в жидкости. Эти распределения соответствуют последовательным моментам времени Ат, отсчитываемым от момента, когда каверна имела минимальный радиус Яшин [Аг=10 (т—t) x, где т — время, в течение которого происходит сжатие от Яо до Яшин, t — время, отсчитываемое от момента, когда радиус каверны имел начальное значение Как следует из фиг. 4.13, радиус пузырька становится минимальным (но конечным) и вновь увеличивается с ростом параметра времени от отрицательного значения через нулевое к положительному значению. Обращение течения сопровождается волной сжатия, которая движется от центра схлопывания, постепенно становясь все круче, и превращается в ударную волну. На фиг. 4.14, б показано, как образуется ударная волна и как она распространяется в жидкости. Аналогичные результаты получены для атм, однако в этом случае ударная волна образуется быстрее. С увеличением содержания газа в пузырьке давление при схлопывании убывает и гидравлический удар получается более слабым. В процессе схлопывания и повторного образования каверны максимум давления достигается на некотором расстоянии от ее стенки. После схлопывания это максимальное давление уменьшается приблизительно пропорционально Чг при движении от центра схлопывания. Экстраполяция от предельных расчетных значений дает приближенные значения максимумов давления [c.157]

Иные результаты получены в опытах со стеклянными образцами. На рис.3.26 представлены результаты таких опытов с образцами стекла К19 толщиной 2 — 8 мм. В отличие от плавленного кварца, переотраженный импульс растяжения в опытах со стеклом не фиксируется. Вместо короткого отрицательного выброса на профилях W(t) отмечается небольшой подъем скорости, момент выхода которого на поверхность образца заметно опережает расчетный момент выхода переотраженного от экрана импульса. Естественно предположить, что появление дополнительной слабой волны сжатия связано с отражением от слоя материала с меньшей, чем у исходного стекла, динамической жесткостью. Судя по тому, что после выхода на [c.114]

Изучение иницийрования детонации серией ударных волн возрастающей амплитуды [39] показало, что предварительное воздействие слабым импульсом сжатия приводит к уменьшению скорости разложения вещества в более мощной инициирующей ударной волне. Эффект объясняется повышением однородности вещества при его уплотнении в слабых волнах сжатия, дезактивацией части очагов и, как результат, снижением температуры и размеров горячих точек , образующихся в инициирующей ударной волне. [c.286]

При отражении слабой волны от границы, на которой р = onst (от открытого конца трубы), волна меняет знак, а абсолютная величина ее интенсивности сохраняется (если падает волна сжатия, то отражается волна разрежения с таким же перепадом давлений на ней, и наоборот). [c.19]

Это уравнение прп Н >0 имеет решение типа стационарной ударной волны сжатия, давление ре = 1 + р е за которой определяется формулой (6.3.10) (что соответствует слабым волнам, х ог-да р,,—1<1). Указанное решение рассмотрено ниже в связи с исследованием уравнения БКдВ (см. (6.6.71)). [c.68]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...