Структура фронта ударной волны

Здесь индексами 1 и 2 отмечены значения скорости газа перед и за ударной волной. В этом случае можно сказать, что система уравнений релаксирующего газа дает структуру фронта ударной волны. Разрыв (ударную волну) мы вводим, когда применяем для описания движения среды приближенную систему (2.3). [c.47]

Примем предположение, что ударный фронт в мягких насыщенных средах формируется возмущениями, приносимыми звуковыми волнами I рода. При этом структура фронта ударной волны будет определяться условием равенства фазовых напряжений, п для ее изучения воспользуемся системой уравнений X. А. Рахматулина (3.26) с учетом, однако, в выражении для силы межфазового взаимодействия дополнительного члена, пропорционального квадрату относительной скорости движения фаз. [c.143]

Область с меньшей атомной плотностью в цепочке с потенциалом межатомного взаимодействия Морзе (7.20) также оказывает большое влияние на процесс прохождения ударной волны. Из рис. 7.6, а—в видно, что солитонная структура фронта ударной волны при входе в неоднородную область сильно искажается, и в центре области является нерегулярной (рис. 7.6, г). При переходе [c.219]

Но хотя использование одномерных моделей и позволяет исследовать ряд проблем, связанных со структурой фронта ударной волны [16—18], для полного и последовательного описания поведения материала при высокоэнергетическом импульсном нагружении необходим учет возможности изменения атомной структуры, т. е. необходимо использование плоских и объемных моделей. [c.220]

Теория структуры фронта ударных волн в газах........................20 [c.207]

Теория структуры фронта ударных волн в газах [c.209]

Наличие в газе степеней свободы с замедленным возбуждением существенным образом сказывается на структуре фронта ударной волны. Фронт, если под последним подразумевать весь переходный слой между начальным и конечным термодинамически равновесными состояниями газа, разделяется на две области вязкий скачок уплотнения и растянутый релаксационный слой. [c.215]

Заслуживают внимания простота изложения и применение вариационных принципов для нахождения коэффициентов переноса (гл. 7 и 9). Несомненный интерес представляют гл. 10—12, где наряду с систематическим изложением теории процессов переноса излучения и ее практических применений, а также излуча-тельных и поглощательных свойств газов приведена обширная библиография по излучательным свойствам газов до 1964 г. В заключительной главе (гл. 13) наглядно, без обращения к сложному математическому аппарату излагается структура фронта ударной волны в аргоне и воздухе. [c.6]

Три вводные главы предназначены для того, чтобы дать основные понятия и познакомить читателя с различными аспектами гидродинамических явлений в газе. В четвертой главе рассматривается строение атомов и молекул и описываются некоторые наиболее важные процессы атомных реакций. Практические методы расчета уравнения состояния и термодинамических функций газов, состоящих из реальных молекул, рассматриваются в пятой главе. В следующих четырех главах излагается кинетическая теория процессов переноса и химических реакций и рассматривается их связь с гидродинамическими уравнениями газа. Перенос лучистой энергии и связанные с ним гидродинамические явления изучаются в последующих трех главах. Довольно подробно описаны методы вычисления средней непрозрачности. Заключительная глава посвящена неравновесной структуре фронта ударной волны. [c.8]

СТРУКТУРА ФРОНТА УДАРНОЙ ВОЛНЫ [c.460]

И наконец, несмотря на то, что процессы возбуждения несомненно играют важную роль и в детальном количественном анализе структуры фронта ударной волны их необходимо учитывать, в излагаемом ниже анализе они будут опущены из рассмотрения. Такие процессы могут появляться следующим образом. Атомы аргона могут возбуждаться с помощью реакций, подобных приведенным выше. Будучи возбужденными, они могут перейти [c.478]

В метастабильные состояния, из которых ионизация может произойти либо путем столкновения, либо с помощью поглощения кванта. В обоих случаях имеют место радиационные переходы однако обычно соответствующие времена жизни достаточно велики, так что, очевидно, этими процессами возбуждения можно пренебречь при рассмотрении вклада в структуру фронта ударной волны. Но необходимо подчеркнуть, что при проведении подробного анализа необ ходимо исследовать каждый отдельный случай. Хотя процессы возбуждения иногда могут завершаться некоторыми одноступенчатыми процессами, недостаток знаний эффективных сечений часто препятствует включению их в расчеты с целью получения количественных результатов. [c.479]

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]

Влияние, которое может оказать на структуру фронта ударной волны неравенство температур Ге < Г, можно определить путем присоединения уравнения (13.58) к системе уравнений, которые необходимо проинтегрировать по фронту ударной волны. Окончательные расчеты для вышеприведенного случая 11 = 6-10 см сек показаны пунктирной кривой на фиг. 13.12. Оказалось, что электроны диффундируют по направлению к фронту скачка уплотнения при наличии тормозящей силы кулоновского притяжения, вызываемой меньшей подвижностью ионов. Диффузия продолжается до тех пор, пока диффузионные силы полностью не уравновесятся кулоновскими силами после этого плотность тока / становится равной нулю ). [c.492]

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]

Вязкость и теплопроводность проявляются только при наличии больших градиентов гидродинамических величин, которые имеют место, например, в пограничном слое при обтекании тел или внутри фронта ударной волны. В этой книге вязкость и теплопроводность нас будут интересовать в основном с точки зрения их влияния на внутреннюю структуру фронта ударных волн в газах. При изучении этой структуры течение можно считать зависящим от одной координаты X (плоским), так как толщина фронта ударной волны всегда намного меньше радиуса кривизны его поверхности. Поэтому мы не будем останавливаться на выводе общего уравнения движения вязкой жидкости (газа), которьи можно найти, например, в книге Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшица [1], и поясним только, как можно получить уравнения для одномерного, плоского случая. [c.66]

Рис. 9-11. Результаты численного интегрирования стационарного уравнения Бюргерса—Кортвега де Фриза (расчет структуры фронта ударной волны)

Сагдеев Р. 3. О тонкой структуре фронта ударной волны, распространяющейся поперек магнитного поля в разреженной ллаз-ме, — ЖТФ , 1961, т. 31, вып. 10. [c.296]

Отметим, что во всех проведенных вариантах расчета (за исключением одного) выполнялись соотношения iriQ > > т , т. е. в волне сжатия происходило уплотнение среды. Единственным исключением явились результаты расчета структуры фронта ударной волны для т = 0,41, = 3,96, = 7,00 (т. е. при j j > Xi) и наиболее высокого (из принятых) скачка давления рд (рис. 14). Здесь тд = 0,413425 > = 0,41. [c.152]

ЛГ р 10 см, а коэффициент отражения достигает 50% характерных для металлов. Сделанные оценки пространственной структуры фронта ударной волны, связанные с кинетикой ионизации и лучистым теплообменом, показали, что отражение излучения определяется именно резонансными свойствами электронов плазмы, что позволяет использовать эти измерения для анализа физических свойств сильнонеидеальной плазмы. [c.358]

Гермализацпя цепочки при условии < Пр щ — средняя ско-росгь тепловых колебаний атомов) не накладывает сильных искажений на структуру фронта ударной волны (рис. 7.3, 7.4) и приводит только к изменению амплитуды н формы импульсов. Анализ [c.215]

Вопрос о структуре фронта ударной волны в газе с замедленным возбуждением степеней свободы впервые был рассмотрен Я. Б. Зельдовичем (1945, 1946) на примерах обратимой химической реакции и возбуждения колебаний в молекулах. Этот анализ затем повторяется во всех последующих работах, посвященных релаксационному слою, число которых огромно, так как экспериментальное исследование релаксационного слоя в ударной волне стало впоследствии одним из важнейших методов изучения кинетики и измерения скоростей различных физических и физико-химических процессов (см. 2). Анализ основан на том, что в растянутом релаксационном слое градиенты газодинамических величин малы, и распределение этих величин подчиняется уравнениям гидродинамики идеальной жидкости. Дифференциальные уравнения стационарного плоского течения в системе координат, связанной с фронтом, интегрируются и дают для текущих значений давленияр"(ж), плотности р (ж) и т. д. в релаксационном [c.215]

Количественная теория структуры фронта ударной волны в плазме основана на гидродинамических уравнениях, которые отличаются от обычных тем, что уравнения энергии записываются отдельно для электронного и ионного газов с учетом обмена кроме того, в уравнение электронной энергии добавляется член электронной теплопроводности. На рис. 4, заимствованном из работы В. Д. Шафранова (1957), приведены результаты расчета, сделанного им для сильной ударной волны в водородной плазме показаны распределения плотности, электронной и ионной температур в волне. Электронная температура непрерывна на скачке уплотнения, так как по определению поток тепла электронов пропорционален йТе1( х и, следовательно, разрыв в температуре сделал бы. поток бесконечным. [c.219]

В статье В. С. Имшенника (1962) задача о структуре фронта ударной волны с излучением решалась в более обш ем виде, чем в предшествуюш их [c.221]

В. С. Имшенник и Ю. И. Морозов (1964) исследовали структуру фронта ударной волны с учетом переноса энергии и импульса излучением [c.222]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...