Начальная ширина фронта

Рис. 13. Рассчитанные замороженная и равновесная ударные адиабаты и ширина фронта ударной волны (а), а также скорости частиц и пористость (б) для грунта начальной пористости тпо = 0,2 при Xj = 3,00, Xj = 3,00.

Рассмотрим некоторые вопросы, связанные с природой упрочнения металлов при взрывном нагружении без значительной видимой остаточной пластической деформации. Приложенное к (металлу высокое давление с большой скоростью распространяется в нем в виде ударных волн. На рис. 6 показал предполагаемый профиль ударной волны [2] (Ах — эффективная ширина фронта ударной волны). Под шириной фронта ударной волны понимают толщину тонкого слоя материала, в котором происходит переход вещества из начального состояния (Ро, ) в конечное (Р, У). Ширина этого фронта в металлах, по данным 2, 3], не больше 10 см. При этом величину объемной пластической деформации можно подсчитать по [c.8]

Рассмотрим начальный участок профиля скорости, полученного в опыте 3439 (рис.7.13). Прежде всего отметим, что качественно он подобен кривой 1 на рис.7.9 сначала регистрируется линейный рост скорости, затем ее спад. Учитывая, что ширина фронта Лt =1 не, а максимальная глубина зоны поглощения составляет примерно 6 мкм, найдем скорость роста глубины зоны поглощения [c.268]

В основе математической теории структуры фронта ударной волны лежит предположение о стационарности структуры. Время превращения вещества в ударной волне из начального состояния в конечное очень мало, гораздо меньше характерных времен, в течение которых заметно меняются параметры газа в области непрерывного течения за фронтом волны. Точно так же ширина фронта гораздо меньше характерных масштабов длины, на которых заметно меняется состояние газа за фронтом, скажем, расстояния от фронта ударной волны до поршня, толкающего волну (поршень двигается с переменной скоростью). [c.360]

За то малое время, в течение которого ударная волна проходит расстояние порядка ширины фронта, скорость ее распространения, давление и другие параметры газа за фронтом практически не меняются. Но кинетика внутренних процессов, протекающих во фронте ударной волны, распространяющейся по газу с заданными начальными параметрами, зависит только от амплитуды волны. [c.360]

В 23 гл. I при рассмотрении ширины фронта ударных волн слабой интенсивности было показано, что ширина скачка уплотнения имеет своим масштабом длину пробега молекул. При увеличении амплитуды волны ширина уменьшается, и когда превышение давления за фронтом над начальным становится сравнимым с самим начальным давлением, ширина фронта становится порядка пробега. [c.361]

Ширина фронта б определяется следующим образом. Если и /р — функции распределения молекул в начальном и конечном состояниях, то для функции распределения в промежуточной точке волны х теория дает / = V (— г) V (х) fa, причем [c.367]

Времена релаксации и примерные ширины фронта пересчитаны к начальному давлению = 10 мм рт. ст. (они обратно пропорцио- [c.395]

Для перераспределения энергии газа, сжатого и нагретого в сильном скачке уплотнения, по различным степеням свободы требуется обычно очень много соударений молекул. Поэтому ширина слоя Ах, в к-ром происходит переход из начального в конечное термодинамически равновесное состояние, т. е. ширина фронта У. в., в реальных газах обычно гораздо больше ширины вязкого скачка и определяется временем релаксации наиболее медленного из процессов возбуждения колебаний, диссоциации, ионизации и т. д. Распределения [c.779]

Если А/ 1, то в уравнении (4.2.1) ФСМ преобладает над ДГС по крайней мере на начальной стадии эволюции импульса в световоде. Однако оказывается, что ДГС нельзя рассматривать как возмущение. Дело в том, что из-за большой частотной модуляции, наводимой ФСМ, даже слабое влияние дисперсии ведет к существенному изменению формы импульса. В случае нормальной дисперсии (Pj > 0) импульс становится близким к прямоугольному с относительно резкими фронтами. Он имеет линейную частотную модуляцию на всей своей ширине [14]. Именно эта линейная частотная модуляция способствует сжатию импульсов в дисперсионных линиях задержки. Этому вопросу посвящена гл. 6. Влияние ДГС имеет еще один аспект. Изменение формы импульса ведет к тому, что эффективность ДГС возрастает, так как вторая производная по Т в уравнении (4.2.1) на фронтах импульса увеличивается. Как следствие, на импульсе вблизи [c.90]

Для оценки ширины стационарного релаксационного слоя ударной волны необходимо решить систему интегралов (17.7)—(17.9) и нелинейного дифференциального уравнения (17.11) при начальных условиях, определяемых соотношениями на фронте ударной волны (17.24)—(17.27), при = 0. Из-за нелинейности системы приходится прибегать к численным методам, причем удобнее представить интегралы (17.17)—(17.19) также в виде дифференциальных соотношений [c.148]

Начальное положение зеркал в общем случае. Интерференционное поле. Полоса бесконечной ширины нулевого порядка. При начальном положении зеркал интерферирующие плоские волновые фронты измерительного (объектного) и сравнительного пучков идентичны. Интенсивность излучения по сечению пучка постоянна максимальна), так как волновые фронты полностью накладываются друг на друга с нулевой разностью хода. [c.169]

Уравнение движения (7.5) для атомов цепочки в [18] решались численно для случая, когда она подвергается стационарному сжатию с одного из концов. Это достигалось тем, что первому атому цепочки задавалась некоторая постоянная скорость и. Такое сжатие вызывает появление ударной волны, которая будет распространяться по цепочке. В гармоническом приближении фронт ударной волны имеет осциллирующий профиль с увеличивающейся по мере распространения шириной импульса. Авторы отмечают, что гармоническая цепочка по многим физическим причинам непригодна для описания распространения ударных волн в реальных кристаллах. В частности, это связано с тем, что в такой системе энергия каждой гармонической компоненты является константой движения и не существует механизма перераспределения энергии среди различных компонент. Кроме того, только ангармонические члены в выражении для потенциала ответственны за обострение начального импульса сжатия. Следовательно, любая реальная модель распространения ударных волн должна основываться на ангармонической модели цепочки, т. е. нелинейность потенциала взаимодействия атомов принципиально важна. [c.210]

Физически ясно, что в сильных ударных волнах ширина скачка уплотнения, в котором под действием сил вязкости происходит ударное сжатие, всегда порядка пробега молекул ). Проще всего это уяснить, если рассмотреть ударную волну в системе координат, в которой газ за фронтом покоится (в системе координат, связанной с поршнем) или, что то же самое, рассмотреть торможение высокоскоростного газового потока, набегающего на неподвижную стенку. Кинетическая энергия направленного движения молекул (кинетическая энергия гидродинамического движения) при торможении превращается в кинетическую энергию хаотического движения, т. е. в тепло. Для торможения быстрых молекул, направленные скорости которых гораздо больше начальных тепловых (что и соответствует высокой амплитуде волны высокой сверхзвуковой скорости волны), достаточно нескольких газокинетических соударений, так как в каждом ударе молекула в среднем меняет направление своего движения на большой угол. Поэтому после нескольких соударений направленный импульс молекул почти полностью рассеивается и скорости становятся хаотическими. [c.361]

Простейшим вариантом для этого случая является щелевой заряд, у которого на участке щелей фронт горения в начальный момент времени ортогонален к изотермам, а на цилиндрическом участке всегда имеет изотермическую ориентацию. Распределение температур по радиусу на обоих участках можно полагать одинаковым, поскольку щели, ввиду их радиальной направленности и малой ширины не вызывают существенного искажения температурного поля. [c.187]

Наносекунда 541 Напряжений тензор 58, 262 Начальная ширина фронта 486 Неводородоподобные волновые функции 513, 514 Непрозрачность 380—425 [c.547]

Оценим теперь ширину фронта волны. Для этого разделим уравнение (1.103) на Г и проинтегрируем его по х от начального состояния А (х = — оо), где dTldx = О, до какой-либо точки х в волне (при этом воспользуемся тем, что qu = QqMo = onst) [c.74]

Как было показано в 18, 23 гл. I, если рассматривать изменение давления в слабой ударной волне Ар = pi — ро как величину первого порядка малости, то изменения объема и температуры также представляют собой малые первого порядка. Полное изменение энтропии при переходе газа из начального состояния в конечное — Sq есть величина третьего порядка малости, а изменение энтропии внутри фронта волны, скажем, Smax — Sq — величина второго порядка малости. Ширина фронта ударной волны по порядку величины равна Ах Ipo/Ap, где I — длина пробега молекул. Из уравнения сохранения потока одного компонента, которое можно переписать в форме [c.375]

Рассмотрим качественно эволюцию плоской волны, распространяющейся вправо и описываемой уравнениями (3.44), (3.45). Зададим начальные профили II х, 0) и с х, 0) так, как указано на рис. 3.3, а. Картина возникающего течейия в плоскости х, i приведена на рис. 3.3, б. Характеристики аЬ и ей параллельны друг другу, их уравнения есть dx dt = со. Характеристика ef имеет больщий наклон или большую скорость в лабораторной системе координат по сравнению со всеми другими характеристиками, в том числе с характеристиками аЪ и d. Таким образом, с течением времени характеристика е/ будет приближаться к характеристике аЬ и отдаляться от характеристики d. Ширина волнового пакета не меняется с течением времени, так как точки а ш Ъ распространяются с одинаковой скоростью, равной скорости звука. Однако внутри волнового пакета происходит существенное перераспределение 7 и с значения максимумов не меняются, но их относительное положение претерпевает значительное изменение. С течением времени профили скорости искажаются все сильнее и сильнее с нарастанием крутизны фронта волны (см. рис. 3.3). Если продолжить решение в область больших i таких, что произойдет пересечение характеристик одного семейства (в рассматриваемом случае а-характеристик), то решение получается неоднозначным. Для ликвидации неоднозначности решения необходимо допустить образование сильных разрывов, т. е. ударной волны. Таким образом, рассмотренное решение типа простой волны имеет смысл в течение ограниченного отрезка времени до образования сильного разрыва. Аналогичным образом [c.91]

В [20, 30] исследовалась прозрачность малого объема аэрозоля в поле мощного СОг-лазера на различных X, равных 10,6, 0,63, 0,44 мкм. Струя квазимонодисперсного аэрозоля с высокой концентрацией частиц (- 10 см ), получаемых с помощью ультразвукового генератора аэрозоля [30], подавалась в область фокусировки СОг-лазера. Энергия импульса составляла 5 Дж, общая длительность - 2,5 мкс. Длительность переднего фронта импульса равнялась 5 10- с. Максимальная интенсивность достигала 10 Вт см 2. Ширина струи аэрозоля не превышала области перетяжки каустики фокусирующей системы, чем обеспечивалась высокая степень однородности излучения в исследуемом аэрозоле. Временное разрешение каналов регистрации видимого излучения составляло 2 10 с, а инфракрасного — 3 10" с. Исследовался монодисперсный аэрозоль двух радиусов aoi = l,3 мкм и ао2 —2,7 мкм. Высокая начальная прозрачность для =10,6 мкм (7 10,6 0,8) обеспечивала квазиоднородность энергетических условий вдоль оси распространения и, таким образом, возможность извлечения из измерений прозрачности информации об эффективном спектральном коэффициенте ослабления малого аэрозольного объема сГ =— nTi/L, где Тх — спектральная прозрачность среды, L — линейный размер области в каустике, занятой аэрозолем. [c.123]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...