Изотермический скачок в ударной волне

Получена замкнутая система соотношений на поверхности сильного разрыва в течении трехфазной дисперсной среды с фазовыми превращениями и расчетные формулы для параметров за скачком. Построены диаграммы критического давления. Получено выражение для изотермической скорости звука в среде. Решена задача об отражении ударной волны от твердой стенки. [c.740]

Как было сказано выше, наличие одного лишь лучистого теплообмена не может привести к исчезновению вязкого скачка уплотнения и сглаживанию хода температуры и плотности газа. Положение, однако, меняется в случае, когда плотность энергии излучения оказывается достаточно большой по сравнению с энергией веш ества. В этом случае вязкий скачок уплотнения исчезает и состояние газа, которое подстраивается к непрерывному распределению плотности излучения, также непрерывным образом переходит из начального перед фронтом в конечное за фронтом. Этот случай рассматривали С. 3. Беленький и позднее В. А. Белоконь (1959). Они нашли амплитуду волны, при которой происходит переход от разрывного решения к непрерывному. Так, при у = переход осуш ествляется, если отношение давления излучения за фронтом к давлению ваш ества равно 4,45. При переходной амплитуде скорость газа за фронтом относительно фронта в точности равна изотермической скорости звука в конечном состоянии, а при больших амплитудах ударная волна, в отличие от обычного поведения, движется со сверхзвуковой скоростью относительно газа за фронтом. Распределение температуры и плотности в волне в этом случае показаны на рис. 6. [c.221]

Следует помнить, что г < г 1 и /+,/ < О ). Соотношение (12.102) выражает физическое условие, что в случае изотермического скачка избыток кинетической энергии, подводимой к фронту ударной волны, переходит в излучение, а не во внутреннюю энергию, как в случае ударной волны. Необходимость существования скачка в потоке лучистой энергии трудно согласовать с выражением (12.82), из которого следует, что поток лучистой энергии является непрерывным. Но с другой стороны, из непрерывности потока из формулы (12.101) следует, что скачок скорости сопровождается скачком температуры, а это противоречит представлению об интенсивном потоке лучистой энергии. В диффузионном (равновесном) приближении на основании этих соображений приходится отказаться от существования разрывов плотности на участках, меньших средней длины пробега излучения. В конце 12.8 будет, однако, показано, что если излучение не находится всюду в равновесии с веществом, то наличие интенсивного потока лучистой энергии не означает непрерывности температуры среды Т. Действительно, будет показано в дальнейшем, для того чтобы отношение (г 1 — было достаточно велико, требуется [c.443]

Рис. 7.8. Профили температуры и плотности в ударной волне с изотермическим скачком.

Рис. 7.25. Профили температуры и плотности во фронте ударной волны очень большой амплитуды при учете лучистого теплообмена. Пунктир соответствует приближению лучистой теплопроводности (изотермическому скачку).

Здесь возможен также учет изменения изотермической скорости звука при переходе через ударную волну, но тогда скачок [с] = сг - i должен либо быть задан непосредственно, либо определяться из других соображений (например из точных уравнений ударного перехода). [c.87]

Из формул (4.135) следует, что в отличие от классической газодинамики (Ж 0) сжатие на фронте изотермического разрыва может быть сколь угодно большим. На рис. 4.5 представлен пример газодинамической температурной волны, возникающей при движении теплопроводного газа перед поршнем, с перепадом плотности в глубине фронта 62/61 = 10. Эта величина существенно больше максимального скачка плотности на ударной волне для случая Ж = О (при =0 максимальный скачок определяется величиной (7 + 1)/(7 — 1) = 4 для 7 = 5/3). [c.165]

Изотермический скачок. Перейдем к анализу структуры сильных ударных волн с [c.71]

В работе исследуется структура перпендикулярной ударной волны в плазме с бесконечной проводимостью. Как показано в работах, в ионизованном газе ввиду различной роли ионов и электронов (вязкость обусловлена в основном первыми, теплопроводность — вторыми) и большой разницы в их массах коэффициент теплопроводности существенно превышает коэффициент вязкости. Поэтому даже в отсутствие магнитного поля существуют условия возникновения обычного изотермического скачка. [c.22]

В первом случае можно показать, что точка пересечения, соответствующая самому малому значению -г, лежит либо в области -г < О, либо в области Т < О, и потому недостижима. Вторая точка пересечения (точка Л, на рисунке), которая соответствует самому болыпо-му значению -г, может быть только узлом для систем уравнений (1) и (2), причем интегральные кривые выходят из точки А при увеличении X. Следовательно точка А не может соответствовать состоянию X = со (состоянию за ударной волной). Таким образом, потоку при X = со может соответствовать только точка В. Для системы (1) точка В является седлом [5]. Если в точке В выполняется неравенство jv > (J — Я /8тг)/2, то точка В — седло и для системы (2). При обратном знаке неравенства точка В является узлом и интегральные кривые системы (2) выходят из нее при увеличении х. В последнем случае внутри области течения образуется изотермический изомаг-нитный скачок. [c.217]

В 3 было показано, что в не слишком слабой ударной волне в случае, когда имеется теплопроводность, но отсутствует вязкость, непрерывный переход газа из начального состояния в конечное невозможен. Неминуемо возникает разрыв, который соответствует вязкому скачку уплотнения, и в рамках данного приближения является бесконечно тонким (так как с самого начала была исключена из рассмотрения вязкость вещества). Если теплопроводностный поток пропорционален градиенту температуры, то на разрыве испытывают скачок все величины, за исключением температуры имеет место изотермический скачок. В 12 и 17 были рассмотрены конкретные примеры изотермических скачков, к которым приводят электронная и лучистая теплопроводности. [c.420]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...