Ударная волна. Прямой скачок уплотнения

УДАРНАЯ ВОЛНА. ПРЯМОЙ СКАЧОК УПЛОТНЕНИЯ [c.301]

Ударная волна. Прямой скачок уплотнения [c.301]

Ударная волна, или скачок уплотнения, представляет собой распространение возмущения, характеризующегося очень быстрым ростом давления, температуры и плотности. В этой главе будут рассмотрены некоторые простые и наиболее важные свойства ударных волн. Обсуждение будет ограничено одномерными, или прямыми, скачками уплотнения и косыми скачками ). Везде будет приниматься, что имеет место термодинамическое равновесие. Однако ударные волны, в которых существенны неравновесные явления, имеют очень большое практическое значение, и поэтому в ряде последующих глав подробно рассматриваются физические явления, знание которых необходимо для понимания процессов в таких волнах. Тем не менее полученные здесь соотношения для скачка имеют широкую область применений, поскольку их можно использовать при соответствующем придании смысла входящим в них членам как во многих неравновесных случаях, так и в случае ударных волн с локально искривленным фронтом. [c.22]

При стоячей ударной волне для анализа прямого скачка уплотнения используется такая же система уравнений, как и при одномерном течении в сопле с распреде.дением частиц по размерам, за исключением уравнения неразрывности, которое заменяется соотношением [c.336]

Скорость летательного аппарата относительно частиц воздуха, через которые прошла ударная волна, такая же, как за прямым скачком уплотнения У ), при условии, что набегающий поток движется со скоростью летательного аппарата. Скорость определяется по формуле [c.110]

Схема течения около затупленного конического тела изображена на рис. 10.25. Перед телом 1 образуется отошедшая ударная волна 2 с переменной интенсивностью в различных точках ее поверхности. Эта интенсивность наибольшая в окрестности точки О полного торможения. Можно считать, что здесь волна представляет собой прямой скачок уплотнения. Переход частиц газа через такой сильный скачок сопровождается значительными потерями полного напора и повышением энтропии. В результате поверхность тела как бы покрывается слоем 3 некоторой толщины, в котором газ обладает высокой энтропией. В этом слое, называемом высокоэнтропийным, скорость газа меньше, чем при прочих равных условиях на поверхности острого конуса, где нет такого интенсивного скачка и газ тормозится слабее (рис. 10.25). [c.492]

Рис. 2.31. Фронт ударной волны перед телом, движущимся со сверхзвуковой скоростью. Прямой скачок уплотнения

При переходе газа через ударную волну энтальпия торможения сохраняется неизменной, хотя температура газа может меняться во много раз. Параметры за прямым скачком уплотнения связаны с характеристиками набегающего потока следующими соотнощениями [c.33]

Вдоль этой ударной волны, вообще говоря, существуют состояния, соответствующие всем точкам верхней части петли ударной поляры. Физическую реальность имеют только точки, находящиеся на дуге Точка А соответствует прямому скачку уплотнения. После скачка уплотнения в окрестности носовой точки всегда образуется некоторая дозвуковая область. [c.525]

Этот тип ударной волны отнесен к нормальной ударной волне или к так называемому прямому скачку уплотнения. [c.26]

Явление разрывного (скачкообразного) изменения параметров газового потока при переходе через некоторую поверхность называется ударной волной. Если поверхность разрыва представляет собой неподвижную плоскость, нормальную к скорости равномерного потока газа, то такое явление называется прямым скачком уплотнения. Скачки уплотнения могут возникать только в сверхзвуковом потоке газа, они сопровождаются уменьшением скорости и возрастанием давления, плотности и темпера- [c.63]

В сверхзвуковых газовых потоках (М > 1) перед трубкой образуется отошедшая ударная волна, фронт которой перед приемным отверстием можно рассматривать как прямой скачок уплотнения (см. п. 1.11.4). Для определения чисел М используется соотношение [c.383]

Неподвижную ударную волну, плоскость которой перпендикулярна к направлению потока, будем называть прямым скачком уплотнения. Невозмущенный газ в новом рассмотрении уже не неподвижен, а подходит к скачку уплотнения слева направо (рис. 36) со скоростью == 0, а за скачком движется со скоростью Уа = 0 — У при этом, очевидно, У > давление, плотность и температура в этой галилеевой системе сохраняют свои прежние значения. Условимся в дальнейшем обозначать индексом 1 величины перед скачком, индексом 2 — после скачка. [c.124]

Интегрирование уравнений динамики вязкого газа представляет значительные математические трудности. Простейшим примером такого интегрирования является решение одномерной задачи о переходе безграничного сверхзвукового потока в дозвуковой. Этот переходный процесс протекает в тонкой, но конечной по величине области, которая должна при более глубоком рассмотрении явления заменить принятую в динамике идеального газа упрощенную схему прямого скачка уплотнения или ударной волны, представляющих плоскости разрыва динамических и термодинамических характеристик потока. Как сейчас будет показано, размеры этой переходной области очень малы и, во всяком случае, сравнимы с длиной свободного пробега молекулы. [c.642]

Ударную волну, фронт которой сохраняет постоянное положе ние относительно движущегося в воздухе тела, называют скачком уплотнения. На рис. 1.07 показан прямой скачок уплотнения фронт ударной волны перпендикулярен к направлению движения тела. [c.20]

Но если перед самым телом и образовался прямой скачок уплотнения, то по мере удаления в стороны (вверх, вниз, вправо, влево) ударная волна ослабевает и ее фронт все более и более отклоняется назад, т. е. скачок становится все более косым (рис. 1.09). [c.22]

В качестве примера ударной волны можно привести резкое повышение давления от взрывной волны, образующейся при ядер-ном взрыве в атмосфере. Хотя такая ударная волна и распространяется в трехмерном пространстве, в общем случае она имеет достаточно большой диаметр, и поэтому ее локальное воздействие можно рассматривать как воздействие от прямого скачка уплотнения. Поскольку выделение энергии происходит практически мгновенно, профиль давления быстро примет форму, показанную на фиг. 2.1, с уменьшающимся перепадом давления и скоростью волны и при увеличении радиуса или времени. [c.24]

Ударная труба. В лабораторных условиях сравнительно легко можно получить прямые скачки регулируемой интенсивности. Вероятно, самым простым способом создания таких скачков является быстрое удаление диафрагмы, разделяющей газы, находящиеся при различных давлениях. Таким образом, диафрагма, или поверхность раздела, заменяет здесь описанный ранее поршень (см. фиг. 2.2). В этом случае прямой скачок уплотнения движется в сторону газа с пониженным давлением, а волна расширения, или разрежения,— в сторону газа, находящегося при высоком давлении. В последующем рассмотрении будет принято, что диафрагма удаляется мгновенно, т. е. что ускорение является мгновенным. После удаления диафрагмы образуется поверхность раздела, или контактная поверхность, которая будет двигаться в сторону газа, находящегося при низком давлении, но со скоростью, меньшей, чем скорость скачка. Как отмечалось ранее, контактная поверхность представляет собой разрыв энтропии с нулевым расходом массы через нее (щ —0) следовательно, на контактной поверхности разрыва давление и скорость не меняются. [c.48]

Для сверхзвуковых потоков приведенные соотношения оказываются недействительными из-за наличия перед головкой приемника отошедшей ударной волны, и соответствующие связи р с р. определяются экспериментально. После прохождения прямого скачка уплотнения газ тормозится до дозвуковой скорости и приемник воспринимает давление, отличающееся от давления до скачка на величину потерь механической энергии в скачке. Для повышения точности измерения полного давления приемное отверстие делают значительно меньше наружного диаметра насадка (г г), с тем чтобы отверстие полностью находилось за прямым скачком. Потери полного давления в скачках уплотнения при скоростях, не превышающих скорость звука более чем на 25%, составляют менее 1%. [c.284]

Различают прямые и косые скачки уплотнения. В прямом скачке уплотнения угол между плоскостью ударной волны и направлением скорости газа до и после скачка прямой в косом скачке этот угол от личается от прямого. [c.173]

Т. В. Баженова, О. А. Предводителева. Значения параметров воздуха за прямым скачком уплотнения и за отраженной ударной волной при равновесной и замороженной диссоциации.—В сб. Физическая газодинамика и теплообмен. Изд-ва АН СССР, 1961. [c.21]

Проведенные рассуждения относятся к случаю, когда изменения давления и плотности малы. Если приращения Ар и Ар испытывают конечный скачок по нормали к некоторой поверхности раздела (прямой скачок уплотнения или ударная волна), уравнение состояния Пуассона заменяется так называемой ударной адиабатой или адиабатой Рэнкина—Гюгонио. Уравнение ударной адиабаты не может быть получено из системы уравнений гидродинамики, которые здесь неприменимы из-за разрывности движения. Оно получается из законов сохранения массы, энергии, импульса и имеет вид [c.12]

Пусть мы имеем прямой скачок уплотнения (ударную волну), лежащий в плоскости, параллельной плоскости х=0 и движущийся по направлению положительной оси Ох (рис. 57) со скоростью V. Как было пояснено в 19, скорость V больше скорости звука в спокойной среде (7>Са), в которую перемещается скачок уплотнения. Мы рассмотрим случай, когда навстречу этому скачку уплотнения распространяется плоская волна (из х=-Ьсо). Так как в скачке уплотнения имеет место скачок энтропии, то, рассматривая распространение звука в этих условиях, мы должны прибегнуть к общим уравнениям акустики неоднородной и движущейся среды (1.70), (1.71), (1.72) и (1.73). Эти уравнения для одномерной задачи, с которой мы как раз и имеем дело в нашем случае, гласят [c.194]

Прямой скачок уплотнения. Поверхность, при прохождении через которую давление, плотность, скорость и температура газа меняются скачком, называется ударной волной. Ударная волна, скорость распространения которой по частицам газа равнг ред ударной волной, называется скачком уплотнения. [c.522]

Неподвижную ударную волну часто называют скачкой уплотнения. Если неподвижная ударная волна перпендикулярна к направлению потока, то ювор.чт о прямом скачке уплотнения если ке она наклонна к направлению движения, то говорят о косом скачке уплот11ення. [c.456]

Это утверждение имеет общий характер и не связано с предполагаемой в (122,1—2) полнтропностью газа (и даже с его термодинамической идеальностью). Действительно, при наличии ударной волны энтропия газа в точке О So > S), между тем как в ее отсутствие энтропия была бы равна Si. Тепловая же функция в обоих случаях равна гг/,, = м,-f ц,/2, так как при пересечении линией тока прямого скачка уплотнения величина w а /2 не меняется. Но из термодинамического тождества dw — Т ds - dplp следует, что производная [c.640]

Далее рассчитываем параметры воздуха непосредственно за прямой частью ударной волны с учетом диссоциации. Для этого принимаем в первом приближении отношение скоростей за скачком уплотнения и перед ним V2IV00 = 0,15 (это отношение несколько меньше V /Vao = 0,17 за прямым скачком уплотнения без учета физикохимических превращений воздуха). По этому значению Уа/ оо определяем давление [c.704]

Обсуждается положение точки Ферри на наветренной стороне У-образного крыла при его симметричном обтекании сверхзвуковым потоком газа. Установлено, что в зависимости от режима обтекания точка Ферри может располагаться как в точке излома поперечного контура У-образного крыла, так и всплывать от поверхности крыла к головной ударной волне в плоскости симметрии течения. Показано, что перестройка структуры конического течения обусловлена при наличии маховской конфигурации ударных волн меныпими потерями полного давления на сфере для линий тока, прогнедгних систему косой-прямой скачки уплотнения в окрестности стенки У-образного крыла, чем для линий тока, прогнедгних мостообразный скачок. [c.654]

Прямые скачки уплотнения в газах. Выше было показано, что непрерывное двил<ение сжимаемой жидкости, в котором удовлетворяются условия неразрывности и адиабатичности и уравнение количества движения для невязкой жидкости, является изэнтропическим. Замечено, однако, что при движении реальных жидкостей в трубах могут происходить резкие изменения давления, плотности, температуры и скорости, конечные по величине. Такие разрывы параметров течения, называемые ударными волнами, не могут быть объяснены IB рамках теории изэнтропичеокого движения. Рассмотрим одномерный контрольный объем, включающий в себя стационарный разрыв (скачок уплотнения), нормальный к направлению движения потока (рис. 14-23). Характеристики течения до скачка уплотнения обозначим индексом 1, а течения за скачком уплот- [c.363]

Прямые скачки уплотнения в капельных жидкостях. Так как капельные жидкости сжимаемы (хотя и в значительно меньшей степени, чем газы), то и в них могут возникать ударные волны. Эти волны могут образоваться при подводном взрыве, а в трубопроводе — при выходе из строя насоса ли при внезапном закрытии задвижки. В последнем случае явление, называемое гидравлическим ударом, я вляется эквивалентом прямой волны сжатия в газе. При бесконечно большом объеме жидкости или в случае абсолютно жестких стенок трубопровода скорость распространения малых возмущений давления с выражается через модуль о бъемной упругости жидкости Е-1, (см. табл. 1-2, 1-3 1-5) формулой (1-Юб) с= -Ев/р. Значения и р в капельных жидкостях очень мало меняются в широком диапазоне давлений, поэтому скорость распространения волны давления практически постоянна. При ударе в газе картина совсем [c.367]

В начале XX в. к исследованиям прямого скачка уплотнения, с которых началась теория ударных волн, добавились работы по так называемому косому скачку уплотнения. Такие скачки впервые наблюдали в 80-х годах XIX в. они четко видны на снимках потока окололетящего снаряда. В случае, когда ударная волна присоединена к носку снаряда, явление изучено впервые Л. Прандтлем и Т. Майером в 1906—1908 гг. Ими же рассмотрено сверхзвуковое обтекание угла и определены условия на косом скачке уплот-316 нения, направление линий тока до и после скачка, если задано отношение давлений после скачка и в невозмущенном потоке. [c.316]

Случай О соответствует неустановившемуся пульсирующему течению. Было предположено, что неустойчивость потока связана в большей степени с явлением присоединения, чем с явлением отрыва [59]. В этой области были проведены интенсивные исследования [46, 56]. Хотя значения чисел Маха были различными (М , = 1,96 в работе [46], 6,8 в работе [56] и 10 в работе [59]), результаты наблюдений аналогичны, поэтому здесь излагаются результаты наблюдений Мэйра [46]. Приведены фотографии пульсирующего течения с коротким периодом пульсаций К = 1). Фазы течения представлены в хронологическом порядке, о чем можно судить по перемещению слабого прямого скачка уплотнения в направлении потока. Ниже описано поведение потока в течение одного периода пульсаций [46]. На фиг. 31 перед тупым телом видны две головные ударные волны волна, расположенная выше по течению, движется вниз по потоку и смыкается со второй ударной волной, как это видно на фиг. 35 и 36, где представлены две фазы, непосредственно следующие за фазой, представленной на фиг. 31. [c.243]

Теперь рассмотрим неподвижную ударную волну, перпендикулярную к нанравлению потока, т. е. рассмотрим прямой скачок уплотнения. В этом 1случае тангенциальные составляющие скорости равны нулю и, следовательно, vx=v. Поэтому условия (11.89), (11.90) и (11.95) можно записать в виде [c.513]

Перед входным отверстием воздушпо-реактивного двигателя с диффузором нросте] 1шего дозвукового тина (фиг. 352) при Мц > 1 получается прямой скачок уплотнения. На фиг. 133, где представлена фотограф]1Я обтекания воздухом полого тела прп значении М = 2, отчётливо виден прямой скачок уплотненпя в центральной части головной ударной волны, как раз перед входным отз ерстием те.ш. [c.677]

Для известной величины V и заданном б У. н. дает возможность определить величину V] и угол а наклона ударной волны. При 6=0 оба решения = V и == V реальны первое соответствует прямому скачку уплотнения, а BTOjKie — бесконечно слабому скачку (линии Маха) с углом наклона а = 1/ar siii М (М = Vja — Маха число). Касательная к У, п., имеющая >гол б = выделяет в нлоскости uv две области точения. Углам поворота скорости 6 > 6j,p соответстьует течение с отошедшим скачком уплотнения и дозвуковой ско))остью яа ударной волной. [c.232]

Интегрирование уравнений динамики вязкого газа представляет значительные математические трудности. Простейшим примером такого интегрирования является решение одномерной задачи о переходе безграничного сверхзвукового потока в дозвуковой. Этот переходный процесс протекает в тонкой, но конечной по величине области, которая должна при более глубоком рассмотрении явления заменить принятую в динамике идеального газа упрощенную схему прямого скачка уплотнения или ударной волны, представляющих плоскости разрыва динамических и термодинамических характеристик потока. Как сейчас будет показано, размеры этой переходной области очень малы и, во всяком случае, сравнимы с длиной свободного пробега молекулы. Естественно, возникает вопрос о допустимости применения в областях столь малого размера уравнений динамики сплошной среды, вообще, и выведенных в предыдущем параграфе уравнений, в частности, так как само представление о газе как о некбторой сплошной среде справедливо лишь при движениях в области, размеры которой велики по сравнению с длиной свободного пути пробега молекулы. Имея в виду это существенное возражение ), разберем все же решение поставленной задачи с точки зрения классических уравнений динамики вязкого газа. В оправдание приведем следующие два соображения 1) это решение показывает, что переходная область имеет порядок длины свободного пути пробега молекулы и 2) служит простой и хорошей иллюстрацией применения уравнений динамики вязкого газа ). [c.810]

Теория прямого скачка уплотнения имеет важное практическое применение при определении параметров газа в точке полного торможеиия. Оно осуществляется следующим образом. По найденным значениям 2. Р2 с учетом диссоциации и ионизаини по I—5-диаграмме пли таблицам термодинамических функций воздуха находим энтропию 5г. Рассматривая течение за скачком изэнтропическим, принимаем энтропию 5о в точке торможения, равной значению за ударной волной. Кроме того, в этой точке можно найти энтальпию 1о = 1 + -f 0,5 V,2. Зная теперь 5о и /о, можно найти по той же диаграмме г—5 или по термодинамическим таблицам остальные параметры, а именно рц, Тц, ра и др. [c.182]

Отношсчшо давлений до и после ударной волны легко получается из рассмотрения составляющей числа М по направлению, перпсндикулЯ])Ному к волне, и исноль- швания результатов, верных для прямого скачка уплотнения в уравнении (4.<3). Тогда [c.84]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...