Адиабатическая ударная волн

АДИАБАТИЧЕСКИЕ УДАРНЫЕ ВОЛНЫ [c.34]

Адиабатические ударные волны 37 [c.37]

Адиабатические ударные волны [c.39]

В следующем параграфе мы покажем, что изменение 5 при переходе через адиабатическую ударную волну, когда, градиенты перемещения малы, имеет третий порядок малости. Часто удобно пренебрегать этим изменением 5, и тогда 5 постоянно всюду и во все моменты времени. Такая аппроксимация называется изэнтропической. Однако мы подчеркнем еще раз, что изэнтропическая аппроксимация не может использоваться при переходе через ударную волну, пока не установлено, что малое изменение 5 при переходе через волну действительно является положи- [c.40]

Адиабатические ударные волны 41 [c.41]

Адиабатические, ударные волны 45 [c.45]

Адиабатические ударные волны 49 [c.49]

Адиабатические ударные волны 53 [c.53]

Адиабатические ударные волны 55 [c.55]

Адиабатическая ударная волна 41 [c.179]

Для сравнения приведем формулу для давления в точке остановки, которое получилось бы в результате непрерывного адиабатического торможения газа без ударной волны (как это было бы при дозвуковом обтекании) [c.639]

Таким образом, на основании изложенного решение задачи о динамическом расширении сферической полости при взрыве строится при следующих предположениях 1) движение имеет сферическую симметрию и проходит в радиальном направлении 2) движение продуктов взрыва после излучения в среду ударной волны, которая уменьшает первоначальную энергию заряда, является равномерным и адиабатическим 3) среда в пластическом состоянии несжимаема, ее движение подчинено соответствующим определяющим уравнениям и условию [c.88]

При взрыве конденсированного заряда конечного размера в воздухе картина имеет более сложный вид. При выходе детонационной волны на поверхность заряда в окружающем воздухе образуется ударная волна, а продукты взрыва будут адиабатически расширяться. Давление в продуктах взрыва будет падать быстрее, чем в ударной волне, так как показатель изэнтропы продуктов взрыва значительно больше, чем Для воздуха. В случае одномерного взрыва после нескольких взаимодействий волн разрежения образуется вторичная ударная волна, распространяющаяся в обратном направлении. При сферическом взрыве (рис. 5.10) такой вторичный ударный разрыв, распространяющийся к центру взрыва,, образуется после возникновения основной волны на хвосте волны разрежения и появляется в момент времени, когда течение становится существенно неодномерным. Впервые возникновение вторичных волн было обнаружено в численных расчетах [46]. Интенсивность вторичной УВ непрерывно возрастает. Распространяясь по продуктам взрыва, вторичная волна выравнивает в них давление. После схлопывания в центре вторичная волна через некоторый промежуток времени догоняет основную ударную волну. В результате их взаимодействия образуются новая ударная волна и контактная поверхность. [c.118]

В физическом пространстве этому соответствует следующая картина движения по покоящемуся газу распространяется ударная волна между ударной волной и поршнем происходит адиабатическое сжатие газа. [c.179]

Рис. 30. Интегральная кривая в плоскости г, V для решения задачи о сферическом поршне. Переход из точки А е точку В происходит скачком через ударную волну. Точка С соответствует поршню. Кривая ВС соответствует адиабатическому сжатию между поршнем и ударно волной.

На рис. 44 показаны статическая (кривая /) и динамическая (ломаная 2—3—4) зависимости коэффициента податливости от давления. Кривая I получена статическим нагружением, ломаная 2—3—4 — измерением скорости ударной волны давления при гидравлическом ударе. Значительное уменьшение динамического значения Кд р) по сравнению со статическим объясняется тем, что адиабатический модуль упругости рабочей жидкости больше, чем статический кроме того, при гидравлическом ударе существенно повышается жесткость гибкого шланга, так как сказывается инерционность стенок и увеличение модуля упругости резиновых слоев стенок. [c.74]

Как указывалось ранее, в плоскости Р, V ударная адиабата Р = Р(К, Ро, Ко) зависит от двух параметров — давления и удельного объема перед фронтом ударной волны. Вследствие этого нельзя прийти к одному и тому же состоянию в плоскости Р, К при сжатии вещества единственной ударной волной и несколькими ударными волнами. Взаимное положение адиабаты Пуассона и ударной адиабаты одно- и многократного сжатия показано на рис. 4.1. Плотность сжатого вещества р, которая реализуется при двукратном сжатии, превышает плотность вещества при однократном сжатии до того же самого давления. Это объясняется тем, что при однократном сжатии повышение энтропии больше чем при двукратном сжатии до равного конечного давления. Проводя последовательное сжатие большим числом ударных волн малой амплитуды, можно получить достаточно близкое приближение к адиабате Пуассона. Отметим, что, разбивая адиабатический процесс на сколь угодное количество этапов, мы приходим к одной и той же плотности, если задать равное конечное давление. [c.104]

Таким образом, распространение возмущений, создаваемых поршнем, можно рассматривать как совокупность непрерывно следующих друг за другом звуковых волн, причем каждая последующая волна перемещается по газу, возмущенному предыдущими волнами. Но в рассматриваемом адиабатическом и изэнтропическом движении сжатие газа сопровождается его подогреванием, а скорость распространения возмущений возрастает с температурой. Отсюда заключим, что каждая последующая волна будет перемещаться относительно невозмущенного газа несколько быстрее, чем предыдущая. Волны будут догонять друг друга, складываться и образовывать одну обладающую конечной интенсивностью волну сжатия, называемую ударной волной. [c.123]

Приведенные в табл. 6 цифровые данные относятся к идеальному газу., Они рассчитаны в предположении об отсутствии вязкости и теплопроводности,, причем в силу адиабатичности предполагается и отсутствие лучистого отвода энергии, очень существенного при высоких температурах. На самом деле энергия ударной волны частично поглощается реальным газом и интенсивность волны при этом ослабевает вместе с тем действительные процессы распространения ударных волн не являются адиабатическими, т. е. энергия их отводится в окружающее пространство. [c.135]

Рассмотрим в заключение течения с прямолинейными характеристиками и ударными волнами в адиабатическом случае. [c.54]

Таким образом, указанным методом можно получать точные решения некоторых газодинамических задач с ударными волнами и в адиабатическом случае. [c.55]

Распространение волн в среде с вязкостью и Теплопроводностью сопровождается потерей звуковой энергии. Энтропия среды в этом случае, вообще говоря, возрастает, и к нелинейным уравнениям сохранения массы и импульса добавляется еще нелинейное уравнение переноса тепла (1.23). Теория распространения волн конечной амплитуды в этом случае усложняется из-за того, что процесс в волне, строго говоря, нельзя считать адиабатическим. Отклонение от адиабатичности, однако, можно считать малым, так как даже при переходе через фронт ударной волны изменение энтропии — величина третьего порядка малости. Это позволяет линеаризовать уравнение переноса тепла и, следовательно, считать, что диссипативные процессы линейны. Изменение энтропии при этом происходит только за счет теплопроводности. Поглощение монохроматической волны малой амплитуды при аоЯ I определяется коэффициентом поглощения [c.98]

В современном представлении детонационная волна, распространяющаяся в горючей газовой среде, является двухслойной. Первый слой представляет собой адиабатическую ударную волну, при прохождении через которую газ сильно разогревается. В химически активном газе разогрев этот, если он достаточно интенсивен, может вызвать воспламенение. В связи с тем что толщцна ударной волны ничтожно мала (порядка длины свободного пробега молекулы), в пределах ее процесс горения, по-видимому, развиться не в состоянии. Поэтому область, в которой протекает горение, образует второй, более протяженный, но практически также весьма тонкий слой, примыкающий непосредственно к ударной волне (рис. 5.18). [c.218]

Имеющиеся эксперименты указывают на то, что в ряде случаев детонационная волна при ослаблении не вырождается в волну Чепмена-Жуге, а на некотором расстоянии от тела расщепляется на адиабатическую ударную волну и фронт медленного горения. В рамках теории детонационного фронта нулевой толщины положение точки расщепления не может быть определено [1] и для его определения необходимо рассматривать структуру зоны горения в детонационной волне. В простейпЕих предположениях такое рассмотрение проведено в работе [5]. [c.78]

Уравнения распространения адиабатических ударных волн в недеформироваииой среде [c.41]

Несмотря на то, что под действием ударной волны темкература металла и условиях адиабатического сжатия может достигать значительной величины, время воздействия температуры составляет несколько микросекунд, поэтому эта мгновенная температура не оказывает существенного влияния на процессы взаимодействия, происходящие на границе раздела волокна с матрицей. Несколько более существенное значение для этих процессов имеет остаточная температура, т. е. температура непосредственно после разгрузки металла. [c.160]

Определяющие уравнения состояния при упруго-пластпческом. деформировании описывают функциональную связь процессов нагружения и деформирования с учетом влияния температуры для локального объема материала, т. е. связь составляющих тензоров напряжений ац, деформаций гц и температуры Т с учетом их изменения от начального to до заданного t момента времени F[Oij(t), sij(t), T(t)]=0. Конкретные формы такой связи, представленные в литературе, основаны на упрощающих допущениях, применение которых экспериментально обосновано для ограниченного диапазона режимов нагружения. Учитывая кратковременность процессов импульсного нагружения, в большинстве случаев процессами теплопередачи можно пренебречь и с достаточной для практических целей точностью принять процесс адиабатическим. Изменение температуры материала в процессе нагружения в этом случае определяется адиабатическим объемным сжатием (изменением объема в зависимости от давления), переходом механической энергии в тепловую в необратимом процессе пластического деформирования и повышением энтропии на фронте интенсивных ударных волн (специфический процесс перехода в тепло части механической энергии при прохождении по материалу волны с крутым передним фронтом, в результате которого кривая ударного сжатия не совпадает с адиабатой [9, И, 163]). [c.10]

Это соотношение называется ударной адиабатой Гюгонио (рис. 12.1, кривая 7). На этом же рисунке для сравнения показана адиабата Пуассона Pi/Pi = (Р2/Р1) (кривая 2), соответствующая изэнтропическому сжатию совершенного газа. Адиабата Гюгонио характеризует адиабатическое неизэнтропическое сжатие газа в ударной волне. При прохождении газом скачка уплотнения происходит частичный необратимый переход механической энергии в тепловую, что приводит к увеличению энтропии. Особенность ударной адиабаты - то, что при неограниченном возрастании давления в скачке (ft/Pi °°) плотность [c.182]

Соотношения (5-8-7) и (5-8-8) определены при адиабатических условиях испарения. При неадиабатических условиях испарения (внутреннем теплоподводе) создаются условия перенасыщения пограничного слоя, сопровождаемые эф( ктом конденсации пара. Кроме того, при испарении в вакуум резко увеличивается объем вещества (при давлении около 1 мм рт. ст. увеличение объема фаз при переходе изо льда в пар составляет примерно 10 раз). Этот эффект резкого увеличения объема создает фронт уплотнения, т. е. волны разрежения (аналог образования ударных волн). В этом случае давление пара у поверхности тела не равно давлению насыщенного пара при данной температуре [Л.5-81]. [c.380]

При везпикиовении Д. в газе вначале ударная волна адиабатически переводит вещество из состояния I в состояние 2 (рис. 2), затем в результате хим. реакции [c.590]

Эволюция О. в. с. — процесс торможения выброшенного газа при расширении в окружающую среду — определяется гл. обр. знергией взрыва Е ,, массой выброшенного газа и плотностью околозвёзд-ной среды р . В эволюции О. в. с. можно выделить три стадии стадия свободного разлёта, адиабатическая и радиативная стадии. На этих стадиях (за исключением самого начала стадии свободного разлёта и, возможно, заключит, фазы радиативной стадии) О. в. с. и.меют описанную выше структуру. На первой стадии из-за низкой плотности окружающей среды расширение выброшенного газа происходит в режиме свободного разлёта, когда радиус Д ,, скорость Vg фронта осн. ударной волны и возраст О. в. с. i связаны соотношением Rg = Vgt. В течение этой стадии почти вся энергия взрыва сосредоточена в кинетич. энергии выброшенного газа. По мере расширения торможение усиливается и, когда масса нагребённого вещества (4л/3)Д р(, становится сравнимой с Мд, происходит переход к адиабатич. стадии. Для характерных значений " = З-Ю эрг. [c.477]

В адиабатическом случае постоянство нормальной скорости фронта ударной вол ны следует сразу же из условий Гюгонио, как только задан постоянный фон и движение за волной предположено изэнтропичным. В изотермическом газе аналогичное свойство также выводится из условий Гюгонио на фронте, но в предположении, что течение за ударной волной имеет прямолинейные характеристики. [c.50]

В работе [3] исследовалось определение решений в этом классе течений при наличии ударных волн в предположении, что движение за фронтом волны изэнтропично. Основным свойством ударных волн в указанном классе течений будет постоянство их интенсивности как для изотермического, так и для адиабатического газов. Форма же фронта ударных волн может быть, вообще говоря, произвольной (фон, по которому распространяется ударная волна, предполагается покоящимся политропным газом с постоянными ненулевыми плотностью и давлением). [c.55]

Интерес к изучению процессов неограниченного безударного сжатия газов вызван главным образом физическими исследованиями возможностей реализации инерциаль ного термоядерного синтеза в смесях дейтерия (Д) и трития (Т) и инициированием ДТ реакций. Основные мотивы применения безударного сжатия таковы. Увеличение плот-пости газа в процессах сжатия с помощью ударных волн имеет ограниченные пределы. Так, идеальный газ с показателем адиабаты 7 с помощью даже бесконечносильной ударной волны можно сжать лишь в (7 + 1)/(7 — 1) раз. Для достижения высоких степеней сжатия необходима серия ударных волн. Кроме того, при ударном сжатии значительная часть затрачиваемой энергии идет на приращение кинетической энергии и преждевременный разогрев вещества. В процессах же адиабатического сжатия плот ность может неограниченно расти, значительная часть энергии идет на приращение внутренней энергии. Поэтому в этих процессах относительно легко можно достигнуть достаточного роста параметра 1 т) = (рг) — оптической толщины сжимаемой массы газа, а инициирование реакций попытаться осуществить с помощью дополнительного ввода энергии в заданный промежуток времени. [c.466]

О кумуляции энергии в пространственных процессах адиабатического сжатия газа // Г азодинамика взрывных и ударных волн детонационного и сверхзвукового горения Тез. докл. Всес. симпоз. (г Алма-Ата, 21-25 октября 1991 г). —Новосибирск, 1991. С. 113. [c.565]

Теоретический интерес к изучению волновых процессов в газах привел к открытию в середине XIX в. ударных волн. Нарушение симметрии акустических волн большой амплитуды отмечалось еще Стоксом (1848), который занялся впервые и вопросом о скачках плотности в потоке (1851). Вплотную к уравнениям на скачках подошел С. Ирншоу , но первое математическое gQ обоснование возможности возникновения скачков в потоке принадлежит Б. Риману , который обнаружил существование двух семейств волн (инварианты Римана) и использовал условия сохранения массы и количества движения на скачке. Однако Риман допустил олибку, приняв для газа при прохождении ударной волны адиабатическую зависимость р(р), что повлекло нарушение условия сохранения энергии на скачке. Вполне строгий (хотя и не очень четко изложенный) термодинамический подход к из5П1ению ударных волн дан В. Ренкином который получил полное решение задачи о скачках. В его работе отсутствуют, впрочем, некоторые важные следствия, которые, по сути дела, вытекают из его рассуждений и уравнений. Так, например, он ссылается на устное указание В. Томсона о неустойчивости ударной волны разрежения и не замечает, что из наложенного им условия баланса тепла в ударной волне следует при помощи очевидных термодинамических соображений невозможность существования ударных волн разрежения — факт, окончательно установленный только в 1904—1905 гг< Г. Цем-пленом. [c.80]

Поскольку возрастание энтропии при переходе через фронт ударной волны — величина третьего порядка малости, а для акустических волн — еще более высокого порядка, нелинейный параметр второго порядка ге не зависит от Т01ГО, отклоняется ли процесс в волне от адиабатического. [c.162]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...