Потери на излучение для скачка

До сих пор предполагалось, что нет никаких потерь энергии. Помимо потерь на трение у стенки, которые появляются, например в ударной трубе, единственными потерями в скачке будут потери на излучение. Приближенный расчет показывает, что потери на излучение для скачков уплотнения с числами Маха примерно [c.463]

Итак, при ударе струи об отражатель возникает скачок уплотнения причем если в нем возникает какое-то возмущение, то оно может распространяться только по направлению к отражателю, т. е. в зоне, где Л/<1. Отразившись от жесткой стенки, возмущение возвращается к скачку и взаимодействует с ним. При этом возможно усиление первоначально возникших осцилляций скачка. Следующее возмущение будет иметь большее давление и позволит увеличить амплитуду колебаний скачка. Процесс нарастания колебаний будет продолжаться до тех пор, пока потери энергии, связанные с колебаниями скачка и излучением, не окажутся сравнимыми с энергией, приносимой импульсом. [c.19]

Таким образом, одна причина повышения к.п.д. излучателя с косым скачком, по сравнению с к.п.д. генератора Гартмана, по-видимому, заключается в повышении кинетической энергии за скачком и некотором уменьшении потерь в самом скачке. Кроме того, возникновение колеблющегося косого скачка (при размерах области генерации, сравнимых с длиной излучаемой волны) может привести к увеличению нормальной составляющей скорости на поверхности струи и, следовательно, к повышению отдачи акустической энергии за ее пределы. Поэтому замена прямого скачка косым, вероятно, может улучшить условия излучения в окружающую среду. [c.62]

До некоторой степени этот механизм возникновения колебаний в струе напоминает процесс возбуждения звука в органной трубе (как его излагает А. А. Харкевич [29]), только в нашем случае имеют место нелинейные колебания газа с появлением движущихся скачков, интенсивность которых ограничивается лишь потерями в среде и при отражении от границ, а также излучением в окружающее пространство. [c.86]

Некоторые успехи достигнуты в изучении деформации симметричной струи (при наличии центрального стержня) отражающей поверхностью, в том числе и резонатором. Исследования гидродинамических характеристик деформированной струи позволяют оценивать возможные пределы области генерации и определять частоту излучения. Можно считать установленным влияние диаметра резонатора на величину потерь энергии струи, а следовательно, и на изменение акустической мощности излучателя. Сделаны первые попытки создать методику расчета стержневых излучателей исходя из газодинамических параметров струи, а также произвести оценку к.и.д. излучателя на основе рассмотрения скачка уплотнения в термодинамической -диаграмме. [c.107]

В области ламинарного течения процесс расширения в следе нагретого в скачке газа является почти адиабатическим, поскольку потери тепловой энергии от потока к твердому телу через область отрывного течения, как правило, не превышают потери энергии путем теплопроводности через пограничный слой в безотрывной области течения около такого же тела. Потери тепла на излучение обычно меньше соответствующих аэродинамических потерь тепла. Таким образом, до тех пор, пока толщина пограничного слоя на поверхности сферы мала по сравнению с радиусом сферы, рас- [c.134]

В неравновесных течениях плотность газа в окрестности оси в отличие от равновесных, рассмотренных в 6.4, будет переменной, так же как в случае потерь тепла за счет излучения. Типичные профили плотности для таких течений показаны на рис. 6.3. В то же время, давление вдоль оси будет почти неизменным и при увеличении плотности о г скачка к телу заключено со гласно (5.3.6) в узких пределах [c.177]

Решение системы уравнений гидродинамики и переноса излучения приводит к картине, которую лучше всего пояснить при помош и распределений температуры во фронте ударной волны, показанных на рис. 5, а и 5, б. Первый случай (рис. 5, а) соответствует ударной волне не очень большой амплитуды. Поток излучения, равный примерно где Т температура за фронтом, выходит с поверхности скачка и, погло-ш аясь в холодном газе перед фронтом, нагревает его. Температура газа, естественно, повышается по мере приближения к скачку. За скачком нагретый газ несколько охлаждается за счет потери энергии на излучение, и потому температура за скачком падает, приближаясь к равновесной. [c.220]

В приведенных выше расчетах пренебрегалось влиянием эффектов второго порядка. Например, если рассмотреть процессы переноса в газе, то можно обнаружить, что существует небольшой диффузионный поток электронов по направлению к фронту ударной волны, хотя масштаб этого процесса таков, что он не влияет на макроскопические свойства газа. Эффект излучения в направлении движения ударной волны, т. е. излучение вперед, по-видимому, не оказывает большого влияния на термодинамические-величины, так как было показано, что энергетические потери путем излучения, так же как и плотность энергии излучения, сравнительно малы. Однако такое излучение вперед может повлиять на структуру фронта ударной волны благодаря ионизации газа перед скачком, что приводит к увеличению ионизации во фронте волны. [c.489]

Потери на излучение для скачка 463 Поток, вызванный точечным возмущением 42 [c.548]

Метод радиального потока тепла [9,9]. Недостатком метода продольного теплового потока, кроме трудности учета тепловых потерь, является тепловое сопротивление контакта, которое может оказаться столько значительным, что вызовет скачок температур в месте контакта. Во избежание этого используют стационарные методы с радиальным потоко.м тепла. Если тепло подводится внутрь образца, то излучение и другие потери не влияют на температуру его поверхности. Если нагреватель расположен на оси полого цилиндра и выделяет одинаковое количество тепла вдоль его длины, то тепловой поток на единицу длины в направлении радиуса цилиндра связан с температурами 7V, и Тг измеряемыми на радиусах и г , формулой [c.59]

Для каждого элемента при строго определенных частотах значения меняются скачками = = грд (г — безраз.мерная величина скачка поглощения), что обусловлено характеристич. резонансной потерей энергии излучением, приводящей к переходу атомов из норм, состояния в ионизованное с одним удаленным электроном (обычная нормировка — с электроном, удаленным на бесконечность). Этот переход описывается как удаление одного из внутр. электронов с / -го уровня за пределы атома, или на 1-й свободный его уровень, или на уровень кристаллич. решетки. Если электрон удален с ближайшего к ядру Л -уровня, то говорят о Л -поглощепии и соответственно о Л (1х)-со-стоянии атома при удалении электрона со следующих уровней говорят о Ь -, д-, [c.44]

И 3 л у ч е мне в У. и. При темп-рах выше неск. десятков тыс. градусов лучистый теплообмен существенно влияет на структуру У. в. Длины пробега световых квантов обычно гора.чдо больше газокинетич, пробегов, и именно ими он1)еде-ляется толщина фронта. Все газы непрозрачны в более или менее далекой ультрафиолетовой области спектра, поэтому высокотемпературное излучение, выходящее из-за скачка уплотпепия, поглощается перед скачком и Н1ю-гревает несжатый газ. а скачком газ охлаждается за счет потерь на излучешге. [c.231]

Как уже говорилось в первой части этого параграфа, для возникновения генерации необходимо, чтобы усиление в лаяере превышало потери. Потери, обусловлешгые излучением с торцов лазера, равны (1/1)1п(1// ). В 8 гл. 2 приведены численные значения этой величины в зависимости от толщины активного слоя и скачка показателя преломления. Все другие потери обозначаются через сс,. Наиболее важными из них являются неизбежные потери из-за поглощения свободными носителями СБ. нос и потери вследствие рассеяния s. Последние обусловлены нерегулярностями гетерограниц или внутренних областей волновода. Потери для волноводной моды могут также возникать из-за ее связи со слоями структуры, в которых существенны потери. [c.204]

При темп-рах выше неск. десятков тыс. градусов на структуру У. в. существенно влияет лучистый теплообмен. Длины пробега световых квантов обычно гораздо больше газокинетич. пробегов, и именно ими определяется толщина фронта. Все газы непрозрачны в более или менее далёкой ультрафиолетовой области спектра, поэтому высокотемпературное излучение, выходящее из-за скачка уплотнения, поглощается перед скачком и прогревает несжатый газ. За скачком газ охлаждается за счёт потерь на излучение. В этом случае ширина фронта — порядка длины пробега излучения 10 —10 см в воздухе норм, плотности). Чем выше темп-ра за фронтом, тем больше поток излучения с поверхности скачка и тем выше темп-ра газа перед скачком. Нагретый газ перед скачком не пропускает видимый свет, идущий из-за фронта У. в., экранируя фронт. Поэтому яркостная темп-ра У. в. не всегда совпадает с истинной темп-рой за фронтом. [c.779]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...