Воздух за ударным фронтом

Внутри области возмущённого движения воздуха на довольно значительных расстояниях от центра взрыва атомной бомбы температура воздуха очень высокая, поэтому эта область представляется на фотографиях в виде светлого пятна. В верхней части пятна граница имеет сферическую форму, резко очерчена и совпадает с ударной волной. С увеличением времени ударная волна ослабляется, температура за её фронтом уменьшается, и поэтому волна перестаёт быть видимой. На основании фотографий в работе Тейлора указана зависимость между радиусом расширяющейся сферической ударной волны для значений от 11 до 185 м и соответствующими моментами времени t от момента возникновения взрыва в интервале от 0,1-10" сек. до 62-10" сек. [c.197]

Природа минимума яркости огненного шара была выяснена Ю. П. Райзером (1958, 1959). При температурах порядка нескольких тысяч градусов свечение воздуха связано с молекулярным излучением двуокиси азота, которая образуется в небольшом количестве в нагретом воздухе (концентрация порядка 10 ). Благодаря образованию двуокиси ударная волна светится вплоть до температуры за фронтом Тх 2000 °К, однако яркостная температура оказывается выше Тх, так как воздух за фронтом не вполне непрозрачен и частично пропускает высокотемпературное излучение выходящее из более глубоких и более высоко нагретых слоев (см. распределение температуры за фронтом взрывной волны на рис. 12). [c.236]

Упоминавшийся разрыв непрерывности в общем случае подразумевает, что толщина ударного фронта имеет порядок нескольких длин среднего свободного пробега молекул в среде перед ударным фронтом. В случае очень сильных скачков использование термина средняя длина свободного пробега как меры толщины ударного фронта едва ли будет верным из-за возбуждения внутренних степеней свободы молекул, составляющих среду. Например, в сильном скачке в воздухе происходит не только возбуждение вращательных и поступательных уровней энергии, но при достаточно высоких интенсивностях скачка может иметь место диссоциация молекул, ионизация и электронное возбуждение. Эти процессы происходят одновременно, и эффективные длины свободного пробега для каждого процесса будут разными. [c.23]

Фиг. 12.6. Зависимость температур за ударной волной, распространяющейся в холодном покоящемся воздухе (начальные условия температура 300 К, плотность 1,29 10 г/сж ), от скорости ударной волны VI 2 — температура на достаточно большом расстоянии за фронтом ударной волны (см. фиг. 12.3). — максимальная температура в области перед фронтом ударной волны. Гщ — яркостная температура в видимой области спектра для К = = 6500 А, определяемая соотношением (12.149). Данные взяты из работы [14]. Отметим, что = = 285 000°К, а максимальное значение Гщ равно 90 ООО К.

В этой стадии лучистое прогревание воздуха перед ударным разрывом и экранировка поверхности фронта, рассмотренные в 1 и 3, пренебрежимо малы. Поскольку толщина релаксационного слоя во фронте ударной волны, где устанавливаются равновесные значения диссоциации и ионизации, гораздо меньше пробега квантов, можно утверждать, что до тех пор, пока длина пробега квантов меньше величины порядка метра, за фронтом ударной волны простирается оптически толстая область с почти постоянной температурой, и фронт излучает как абсолютно черное тело. [c.480]

Большие перепады значений скорости у фронта ударной волны приводят к большим потерям энергии за счет вязкости. Резкое сжатие, сопровождающееся значительным нагревом воздуха, вызывает большие потери энергии за счет теплопроводности. Поэтому потери энергии в ударной волне весьма велики и при распространении она довольно быстро ослабевает. При этом становятся бесконечно малыми скачок давления Рр и скачок плотности Рр. Это приводит к тому, что первое выражение (63.8) переходит в формулу для скорости звуковой волны. [c.241]

При достижении телом сверхзвуковой скорости образовавшаяся впереди него ударная волна может уйти от тела вперед лишь на такое расстояние, при котором интенсивность волны обеспечивает ей скорость фронта, равную скорости полета тела (рис. 1.07, а). Это расстояние будет сохраняться неизменным в течение всего времени полета, с данной скоростью. Неизменной будет и интенсивность волны. Если еще увеличить скорость тела, оно начнет догонять волну, однако добавочное уплотнение усилит последнюю, и, несколько приблизившись к телу, волна снова приобретет скорость тела (рис. 1.07, б). Тот факт, что добавочные возмущения, усиливающие волну, догоняют фронт ударной волны, показывает, что скорость фронта ударной волны меньше суммы скорости воздуха и скорости звука за фронтом [c.20]

Летящий самолет может встретиться с ударной волной, созданной каким-либо посторонним источником сверхзвуковым самолетом, мощным взрывом. За фронтом ударной волны имеется движение воздуха с некоторой скоростью f/ф. Поэтому воздействие ударной волны на самолет аналогично воздействию порыва ветра. Наибольшие перегрузки получаются в том случае, когда волна подходит, снизу, т. е. ее фронт параллелен плоскости крыльев. Согласно сказанному в предыдущем параграфе, прирост перегрузки в этом случае пропорционален величине pKt/ф. [c.367]

Лучистый теплообмен в ударной волне. Когда ударная волна распространяется по газу, занимающему достаточно большой объем (такой, что размеры нагретой области за волной велики по сравнению с длиной пробега излучения), тепловое излучение в объеме приходит в локальное термодинамическое равновесие с веществом. Излучение равновесно и за фронтом ударной волны. Плотность энергии и давление излучения резко зависят от температуры, пропорционально и становятся сравнимыми с энергией и давлением газа только при чрезвычайно высоких температурах (или очень малых плотностях газа), например, в воздухе нормальной плотности — при температуре 2,7 X 10 °К. Следовательно, в ударных волнах не чрезмерно большой амплитуды энергия и давление излучения практически не влияют на параметры за фронтом ударной волны, будучи малыми по сравнению с энергией и давлением газа. [c.219]

Иной порядок имеет соотношение потоков энергии излучения и вещества, так как скорости ударных волн В обычно на несколько порядков меньше скорости света с. Отношение потоков энергии излучения и вещества иТ Врг( изл/рб) с В), грубо говоря, в с В раз больше отношения плотностей энергии /изл/ре- В воздухе нормальной плотности, например, потоки энергии становятся сравнимыми при температуре порядка 300 000°, когда плотность энергии излучения еще очень мала. Наличие потока лучистой энергии существенным образом сказывается на структуре фронта сильной ударной волны, так как во фронте происходит лучистый теплообмен. Поток излучения, естественно, направлен от областей с высокой температурой в область с низкой температурой, т. е. навстречу потоку вещества в системе координат, где волна покоится. Энергия газа через излучение перекачивается из областей за скачком уплотнения в область перед скачком. Это оказывается возможным, потому что холодный газ перед фронтом волны, как правило, непрозрачен для подавляющей части спектра частот, которые излучаются нагретым до высоких температур газом. Действительно, газы обычно бывают прозрачными лишь в видимой и, возможно, в прилегающих близкой ультрафиолетовой и инфракрасной частях спектра. Но при высоких температурах в десятки и сотни тысяч градусов излучаются главным образом кванты в ультрафиолетовой области спектра, для которых газы совершенно непрозрачны. [c.219]

Рис. 15. Зависимость яркостной температуры Гдф поверхности фронта ударной волны в воздухе от истинной температуры Г1 за фронтом (для красного света).

Последняя стадия увеличения огненного шара начинается тогда, когда давление ударной волны становится слишком малым, чтобы нагреть воздух, захваченный фронтом до свечения. С этого момента огненный шар перестает присоединять к себе атмосферу. Последующее увеличение размеров огненного шара, показанное на кривых фиг. 4, происходит за счет адиабатического расширения огненного шара, который в момент отрыва фронта ударной волны имеет давление около 200 атм. Сжатый воздух, находящийся между огненным шаром и удаляющимся от него фронтом ударной волны, прозрачен для испускаемого огненным шаром излучения, так что при прозрачной атмосфере огненный шар можно наблюдать без искажений. Кажущаяся и истинная температуры поверхности огненного шара при этом почти совпадают. [c.382]

Если воздух достаточно плотный, то при рассмотрении поля течения на фиг. 13.1 фронт ударной волны в первом приближении можно считать пренебрежимо тонким по сравнению с ударным слоем. Эта аппроксимация пригодна для гиперзвуковых скоростей и высот ниже примерно 60 км. Если рассматриваемый летательный аппарат осесимметричен, то поле течения также будет обладать осевой симметрией. Для цилиндра с полусферической головкой течение в ударном слое в области торможения будет дозвуковым оно переходит в сверхзвуковое приблизительно после угла 40° от оси (на звуковой линии), а гиперзвуковым становится уже на поверхности цилиндра. Аналитическое решение для такого поля течения получить трудно из-за сложности соответствуюш ей двумерной газодинамической задачи однако найдены многочисленные приближенные численные решения. Точное численное решение получить сложно, во-первых, из-за трудности, связанной с нахождением точного уравнения состояния, и, во-вторых, вследствие неустойчивости численных схем в окрестности звуковой линии. Достаточно точное численное решение трудно получить даже в случае газа с постоянной величиной у, как, например, гелия (для чисел Маха, меньших примерно 25). [c.467]

Введение. Для воздуха положение особенно усложняется из-за образования окиси азота (N0). При условиях, существующих в атмосфере перед ударной волной, концентрация N0 совершенно незначительна. Однако за фронтом ударной волны концентрация N0 может достигать 10%. Скорость, с которой во фронте ударной волны образуется N0, трудно подсчитать, так как она очень сильно зависит от температуры и плотности, а оба эти параметра во фронте ударной волны изменяются в широких пределах. Равновесная концентрация N0 максимальна около 5000° К. Она быстро падает как при повышении, так и при понижении температуры. Кроме того, концентрация N0 падает с уменьшением плотности. Равновесная концентрация N0 в воздухе как функция температуры и плотности показана на фиг. 13.14. [c.494]

Другим важным различием между аргоном и воздухом является влияние эффективной электронной температуры. Из предыдущих параграфов мы видели, что электронная температура во фронте ударной волны может быть значительно ниже эффективной температуры плазмы и что это различие в температурах должно изменять толщину фронта ударной волны. Однако в случае воздуха электроны быстро приходят в равновесие с молекулами (и атомами) вследствие большой величины эффективных сечений процессов возбуждения колебательных степеней свободы молекулярного азота. Для большинства условий, представляющих интерес при гиперзвуковом полете, молекулы N2 из-за своего высокого потенциала диссоциации (9,7 эв по сравнению с 5,1 эв для Оз) будут оставаться в молекулярной форме. [c.496]

Величина Цоо представляет сжатие в предельном случае, когда давление за фронтом ударной волны стремится к бесконечности, и будет хорошим приближением для сильных скачков уплотнения в воздухе. [c.498]

Чтобы рассчитать структуру фронта ударной волны в воздухе, перечисленные выше реакции должны быть учтены в члене, соответствующем появлению новых частиц, как это сделано для более простого случая аргона. Такой расчет, однако, выходит за пределы данной книги. Тем не менее путем разумного отбора соответствующих реакций можно определить порядок величины толщины фронта ударной волны в воздухе. Такой отбор можно провести посредством сравнения энергетических балансов приведенных выше реакций. Эти энергетические балансы можно приближенно рассчитать, используя соответствующие теплоты реакций, приведенные в табл. 13.2. [c.500]

С течением времени амплитуда ударной волны становится все меньше и меньше, давление на фронте асимптотически приближается к начальному давлению газа — атмосферному. Соответственно уменьшаются сжатие газа во фронте волны и скорость ее распространения, которая асимптотически приближается к скорости звука Со- Закон распространения i 2/5 постепенно переходит в закон Н — Со . Когда давление в центральной области взрывной волны становится близким к атмосферному, расширение газа в этой области прекращается и газ останавливается. Область движения газа выносится вперед, ближе к фронту ударной волны, которая постепенно превращается в сферическую волну типа акустической. За областью сжатия в такой волне следует область разрежения, после чего воздух приходит к своему конечному состоянию. Конечное состояние слоев, далеких от центра, по которым ударная волна прошла, будучи слабой, мало отличается от начального. Распределения давления, скорости и плотности по радиусу в какой-то поздний момент t [c.89]

Исследованию детонации смеси Н2 + О2 (воздух) за ударными волнами посвящено значительное число работ [1-4]. Интерес к этой проблеме обусловлен не только возможностью детального изучения кинетики процессов в достаточно чистых с газодинамической точки зрения условиях, но и перспективой создания гиперзвуковых прямоточных воздупЕно-реактивных двигателей с детонационной схемой горения в серхзвуковом потоке [5, 6]. В этих работах полагается, что скорость возбуждения колебательных степеней свободы за фронтом ударной волны существенно больпге, чем скорость химических реакций, и поэтому химические превращения происходят при равновесном распределении молекул по колебательным уровням. [c.91]

Исследование прохождения микроволн привело к неожиданному результату полная отсечка сигнала (т. е. полное отражение) наблюдалась даже при режимах, когда расчетное равновесное значение концентраций за прямым скачком оказывалось значительно ниже величины, которая могла бы привести к отсечке. Сравнение с теоретическими величинами проводилось следующим образом. По таблицам [6, 7] рассчитывалось состояние воздуха за ударной волной данной скорости. Например, для точки, где стоит 8-миллиметровая линия, при р = 6,7 мм рт. ст. Мз =8,2 (вычислено по измеренной скорости) и Пг =5,1 10 °. Экспериментально же наблюдается отсечка, что соответствует критической концентрации 1,77- 10 1/сж . Аналогичное расхождение наблюдается и на 3-сантиметровой линии. При теоретическом значении концентрации 3-10 1/см (р = 6,3 мм рт. ст. =7,3) критическая концентрация, соответствующая наблюдавшейся отсечке, равна 1,23 10 2 /см . Таким образом, в обеих точках экспериментальные концентрации электронов оказываются намного выше равновесных теоретических. Возможным объяснением этого может явиться учет диффузии горячих электронов из плазменного поршня , сопровождающего ударную волну. Диффузия электронов в обычной ударной трубе наблюдалась экспериментально [8]. Была сделана также попытка ее теоретического объяснения [9]. Наличие за ударной волной плазмы, выброшенной из разрядной камеры и сильно ионизованной при разряде, должно увеличивать концентрацию во всей области за фронтом и, возможно, перед ним. Учет этого процесса поможет, вероятно, понять, многие закономерности, наблюдающиеся в МГДУТ. [c.53]

Рассмотрим ударную волну, распространяющуюся в воздухе. За фронтом ее перемещается зона сжатия, в которой значения плотности р и давления р воздуха значительно превышают значения плотности (л, и давления ро в невозмущенной области. Вслед за зоной сжатия в ударной волне сразу же следует зона разрежения е пониженными значениями плотности и давления (рис. 194). Обозначим через с скорость распространения фронта ударной волны, а через Га скорость с катого слоя воздуха, перемещающегося вслед за фронтом. Выделим мысленно участок поверхности фронта площадью 5, занимающий в некоторый начальный момент положение АА (рис, 194), Пусть за время с1 фронт продвинется в положение ВВ. Тогда масса воздуха, заключенная между сечениями АА и ВВ, увеличится и через сечен 1е АА со скоростью Гв будет перенесена масса [c.240]

Структура потока газа за ударной волной на небольших расстояниях от центра взрыва видна на рис. 5.14, где показаны две последовательные интерферограммы падения взрывной ударной волны на сферическую поверхность, находящуюся на расстоянии 20 о от центра сферического заряда. Ударная волна уже отошла от границы продуктов детонации на заметное расстояние и имеет гладкую сферическую ( )орму. Б области между ударной волной и границей ПД наблюдается большой Градиент плотности. Хорошо заметен скачок плотности на вторичной ударной волне (УВг). В области продуктов детонации поток сильно турбулизован. Граница -ПД — воздух не является гладкой. На снимках видно регулярное (рис. 5.14, а) и махов-ское отражения ударной волны (рис. 5.14,6). В области ПД отраженная ударная волна имеет негладкую форму, и на отдельных участках плотность на фронте не терпит разрыва. В области, где в потоке перед отраженной ударной волной пульсации отсутствуют, фронт волны имеет гладкую форму. Таким образом, отраженные ударные волны можно использовать как зонд для исследования структуры потока. Рис. 5.15 соответствует более позднему моменту (расстояние от центра взрыва равно 357 о). [c.121]

Как видим из формулы (1.05), ско.рость движения воздуха за фронтом ударной волны 1/ф меньше скорости фронта D. Этого и следовало ожидать, так как движение уплотненной среды обеспечивает не заполнение объема, через который проходит фронт волиы, а лишь пополнение его. [c.17]

Кроме детонации в шероховатых трубах известны и другие примеры неклассической детонации. Так, детонация способна распространяться в трубах, покрытых изнутри маслом, графитом и другими горючими, но нелетучими (или малолетучими) материалами и заполненных чистым кислородом или воздухом. Это — так называемая гетерогенная детонация, распространение которой сопровождается регулярными взрывами, происходящими далеко за передним ударным фронтом (Я. К. Трошин и В. Ф. Комов, 1965). Теории распространения такой детонации не существует. [c.402]

При исследовании воздуха в ударной трубе с водородом в качестве рабочего газа получают скорости фронта до 4 км1сек (числа Маха порядка 12) и температуры за фронтом ударной волны порядка 4000° К. Существуют различные способы увеличения эффективности ударной трубы, позволяющие несколько повысить параметры ударной волны. В частности, выгодно увеличивать начальную температуру рабочего газа Т3 (см. формулу (4.5)). Для этого в качестве рабочего газа часто используют взрывчатую смесь водорода с кислородом (смесь обычно разбавляют легким нейтральным газом — гелием). В нужный момент смесь поджигается и в результате реакции рабочий газ оказывается нагретым. Таким путем получают в воздухе скорости О порядка 5 км1сек (числа Маха порядка 15) и температуры порядка 6000° К. Разработаны конструкции ударных труб с переменным сечением и др. (см. [4]). [c.205]

Основываясь на работе Гласстоуна [180], определим некоторые понятия. Превышение в ударной волне стандартного атмосферного давления на 101,4 кН/м (6,895 кН1и = фунт на кв. дюйм) называется избыточным давлением. Наибольший материальный ущерб при ядерном взрыве наносит именно ударная, или взрывная, волна. Поскольку результирующая сила, действующая на сооружение, возникает при разнице в давлении воздуха на различные поверхности этого сооружения, то при оценке разрушающего воздействия ударной волны следует рассматривать избыточное давление. На фронте ударной волны избыточное давление имеет максимальное значение и называется пиковым избыточным давлением. По мере движения ударной волны от места образования избыточное давление во фронтальной зоне непрерывно уменьшается и через короткий промежуток времени (когда фронт ударной волны распространился на некоторое расстояние от огненного шара) давление позади фронта становится меньше атмосферного. Это — так называемая отрицательная фаза ударной волны. Другим важным параметром является динамическое давление, или скоростной напор, значение которого пропорционально скорости ветра и плотности воздуха за фронтом ударной волны. [c.355]

Скачок давления на фронте ударной волны равен р—ро. Вследствие этого в направлении распространения волны действует сила (р—Ро)5, импульс которой за время равен (р—ро)8А1. По второму закону динамики, импу льс этой силы должен быть равен изменению импульса воздуха, т. е. 0вро5с1х= (р—ро)8А1. Поскольку с1х/с1 =с, то [c.241]

Расширение продуктов взрыва в воде будет происходить более медленно, чем в воздухе, из-за большей сопротивляемости воды на сжатие. Поле течения за взрывной ударной волной в воде также существенно отличается от волны в воздухе, так как из-за малой сжимаемости ее температура увеличивается значительно меньше, что приводит к небольшому росту энтропии. Поэтому энергия ударной волны будет тратиться на перемещение волны, а не на йагрев среды. Распределение параметров за фронтом ударной волны также имеет большое отличие [c.126]

В воде за фронтом волны образуются очень большие градиенты давления, плотности и скорости. Несмотря на большие начальные давления за фронтом ударной волны в воде, порядка 150—200 кбар по сравнению с воздухом 1000 бар, действие взрыва заряда ВВ проявляется на расстояниях, определяемых предельным расширением ПД, так как давление в воде быстро падает и уже на расстоянии 10от центра сферического заряда составляет 1/100 начального давления. Скорость распространения ударной волны также очень быстро падает до скорости звука. [c.126]

Результаты сравнения изменения давления по времени при движении ударной волны в воде и в смеси жидкости с пузырьками газа, полученные на описанной выше экспериментальной трубе, приведены в [13]. Из анализа, приведенного в этой работе, следует, что волна давления, распространяющаяся в жидкости при отсутстии пузырьков воздуха, является акустической и распространяется со скоростью, равной скорости звука в воде (примерно 1400 м/с), как в прямом, так и в обратном (отраженная волна) направлении. С введением незначительного по объему количества газа резко снижается скорость распространения прямой волны. За фронтом волны наблюдается интенсивный осцилляционный процесс, вызванный дисперсией и диссипацией энергии, который с течением времени затухает. Распространение отраженной ударной волны в пузырьковой смеси существенно отличается от распространения волны давления в жидкости, не содержащей пузырьков газа. Существенно возрастает амшгитуда отраженной волны по сравнению с прямой. В несколько раз возрастает и скорость распространения обратной волны по сравнению с прямой. Для безразмерной скорости распространения волны давления в газожидкостной среде однородной пузырьковой структуры в [76] получена следующая зависимость ее от отношения давления Pi во фронте волны к его значению ро в невозмущенной части среды [c.38]

Скорость слоя сжатого воздуха, поре.ме-щающегося за фронто.м ударной волны. [c.91]

В [44] используется модель радиационного механизма распространения разряда вследствие нагрева воздуха перед фронтом плазмы за счет ультрафиолетовой части спектра собственного излучения плазмы. Однако в свете последних исследований [36] указанный механизм не является определяющим, так как существенно уступает по скорости механизму светодетонационной (ударной) волны пробоя воздуха. [c.152]

ВЫХОДИТЬ ИЗ плазменного объема, что дает возможность измерений температуры и коэффициентов поглощения ударно-сжатой (глазмы [31, 37]. При измерении температуры яркостным методом [34, 38] интенсивность излучения сравнивалась со свечением эталонных источников света — капиллярного источника света с температурой 39700° 700 °К и ударной волны в воздухе с температурой 11800 600 °К. В специальной серии методических экспериментов, а также оценками показано отсутствие в этих условиях известного эффекта самоэкраннрования из-за нагрева газа перед фронтом ударной волны ультрафиолетовым излучением плазмы за фронтом. По данным [31 ], этот эффект становится заметным для аргона с начальньпи давлением = 10 Па при скорости ударной волны О > 15 км/с, а [c.350]

На рис. 6.7.13 приведен пример расчета волнового процесса в слое пузырьковой жидкости (вода + воздух) толщиной Ьь = = 0,4 м, прилегающем к неподвижной жесткой стенке и отделяющем ее от области, занятой однофазной жидкостью (водой) без пузырьков. Исходное состояние системы — покой (у = О, р=Ро). Приведены три развертки изменения давления во времени в трех точках в однофазной жидкости (точке Ь на расстоянии 1,05 м от контактной границы с пузырьковой жидкостью), на контактной границе (точке К) и на жесткой стенке Щ при падении ударной волны бесконечно длительности со стороны чистой жидкости (состояние чистой жидкости за падающей волной помечено цифрой I). Время i == О соответствует приходу фронта этой волны на контактную границу с пузырьковой жидкостью, после чего в чистую жидкость идет волна разрежения, а в пузырьковый слой — волна сжатия. Состояние среды на контактной границе после сжатия в падающей ударной волне и разгрузки помечено цифрой П. Так как чистая жидкость слева неограниче-на и распространяющихся вправо других волн, кроме падающв , нет, то в ней при 4 > О возможны только простые волны, распространяющиеся влево (( -волны) [c.102]

Первые расчеты термодинамических функций воздуха в широком диапазоне плотностей и температур, в котором атомы многократно ионизованы, проделали В. В. Селиванов и И. Я. Шляпинтох (1958) (темпера- туры от 20000 до 500000° К и плотности от 10 ро до 10 ро, где рц— плотность воздуха при нормальных условиях). Они же рассчитали и пар 1-метры за фронтом ударной волны при температурах до 500000° К. [c.211]

Параметры за фронтом ударной волны в воздухе при начальных давлениях от 10"1до 1 атм и температурах за фронтом до 12000° К были рассчитаны И. Б. Рождественским (1959) и Н. Ф. Горбанем (1959) до скоростей 4,5 км сек — под руководством А. С. Предводителева (1962). Эти данные имеют большое значение для изучения гиперзвукового обтекания тел в атмосфере. [c.212]

Вычисления термодинамических функций газов и параметров за фронтом ударной волны при температурах в десятки и сотни тысяч градусов, когда атомы многократно ионизованы, связаны с чрезвычайно громоздкими расчетами ионизационного равновесия. Такие расчеты в настояш ее время, по суш еству, сделаны только для воздуха. Для практических целей желательно иметь простой способ, который позволял бы произвести быстрые приближенные расчети для любого газа в широком интервале температур. Такой метод,- обеспечивающий вполне достаточную для многих целей точность, был предложен Ю. П. Райзером (1959). [c.212]

Роль противодавления и стадия затухания. Автомодельное решение теряет силу, когда давление за фронтом ударной волны становится сравнимым с начальным давлением газа ро, вернее, с величиной, на порядок большей, а именно 1(у + 1)/(у — 1)1 Ро- Процесс на этой поздней стадии взрыва уже не автомоделей, так как благодаря появлению нового размерного параметра ро в задаче теперь имеются масштабы длины и времени. Масштабом длины служит радиус сферы, начальная энергия которой сравнима с энергией взрыва Го = Е1рдУ з. Масштабом времени — время, в течение которого звук пробегает это расстояние to — Го/со, где Со = = (уро РоУ - Так, например, при взрыве в воздухе нормальной плотности (ро = 1,25 X 10 г см , Ро = 1 атм, 330 м/сек) для энергии [c.232]

Известно, что коэффициент поглош,ения света в видимой области спектра Xv чрезвычайно резко зависит от температуры в области температур порядка нескольких тысяч и десятков тысяч градусов. Он возрастает с ростом температуры по экспоненциальному закону ехр [—(/ — Tiv)/kT], где I — потенциал ионизации атомов, а — величина кванта. Пока температура за фронтом Тх не очень высока и температура прогревания перед скачком уплотнения Т невелика, прогревной слой прозрачен для изучения, выходяш,его из-за фронта, и яркостная (эффективная) температура света совпадает с истинной температурой нагретого газа. Однако при температурах Т порядка 70 000—90 000 (в воздухе нормальной плотности) температура прогревания достигает 10 ООО—20 ООО и прогревной слой начинает сильно экранировать область за фронтом. Яркостная температура сначала отстает от роста температуры за фронтом, а при > > 90 000° начинает резко падать. При Т- выше 100 000°, что соответствует скоростям фронта больше 40 км1сек, наступает почти полная экранировка и светится практически сам прогревной слой, причем даже при очень высоких температурах за фронтом (в сотни тысяч и миллионы градусов) экранировка не нарушается и светится передний край зоны прогревания. Предельная яркостная температура сколь угодно сильной ударной волны в воздухе равна примерно 20000°. На рис. 15 показана расчетная [c.234]

Ударные волны в воздухе. Проследив за очень сильной ударной волной от значения т — 1, в предельном случае слабого излучения наблюдатель обнаруншт излучение черного тела с температурой Тг, ослабленное холодным газом на пути луча от ударной волны. Холодный воздух, например, совершенно прозрачен в видимой области спектра (Йсо = 1,5 3 эв) и, таким образом, фотоны видимой области спектра могут распространяться на огромные расстояния, даже если большое количество лучистой энергии поглощается вблизи ударной волны, т. е. наблюдатель видит ударную волну через нагретую излучением область, расположенную перед скачком. Когда температура перед фронтом ударной волны, т. е. значение достигает приблизительно 17 000° К, поглощение в видимой области спектра становится сравнимым с поглощением по всем остальным частотам. Поэтому для температур Т- свыше 17 000° К наблюдатель может увидеть в области перед скачком только ту точку, в которой Т 11 000° К. Ярко-стная температура Гщ на частоте а определяется выражением [c.454]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...