Простые волны в сверхзвуковых потоках

ПРОСТЫЕ ВОЛНЫ В СВЕРХЗВУКОВЫХ ПОТОКАХ [c.76]

Рис. 1.66. Простые волны в сверхзвуковом потоке

При больших числах Маха А/Ао Мо/М. Если в сверхзвуковом потоке число M>f2 и по мере удаления от источника возмущения (искривления стенки, например) увеличивается, то первоначальное искривление линий тока будет уменьшаться (как (Мо/М) / при больших числах Маха), а возмущение давления увеличиваться, т. е. модель простой волны в таком потоке непригодна. [c.97]

Простые соображения показывают, что при обтекании произвольного тела сверхзвуковым потоком перед телом возникает ударная волна. Действительно, в сверхзвуковом потоке возмущения, обусловленные наличием обтекаемого тела, распространяются только вниз по течению. Поэтому натекающий на тело однородный сверхзвуковой поток должен был бы доходить до самого переднего конца тела невозмущенным. Но тогда на поверхности этого конца нормальная компонента скорости газа была бы отличной от нуля в противоречии с необходимым граничным условием. Выходом из этого положения может являться только возникновение ударной волны, в результате чего движение газа между нею и передним концом тела становится дозвуковым. [c.638]

Разделяющая линия контакта имеет в точке падения скачка О излом с вогнутым углом в сторону дозвуковой области, так что для дозвукового потока точка О есть точка торможения с нулевой скоростью и максимальным давлением газа в ней. Простая волна сжатия, образующаяся в сверхзвуковом потоке перед падающим скачком уплотнения вследствие передачи вперед повышения давления через дозвуковую область, преломляется при прохождении скачка и дает начало отраженному скачку, который у точки О взаимодействует с выходящей из этой же точки центрированной волной разрежения. Падающий скачок отражается в этой точке от границы как от свободной поверхности с давлением на ней, равным давлению торможения дозвукового течения. При этом взаимодействии бесконечно слабый отраженный скачок возникает уже в точке О и, постепенно усиливаясь, приобретает в бесконечности интенсивность, соответствующую отражению от твердой стенки без дозвукового слоя на ней. [c.82]

Естественно предположить, что образование скачка конечной интенсивности связано с наложением простых волн сжатия и, как результат, их взаимным усилением. Рассмотрим процесс возникновения такого скачка на примере косого скачка уплотнения. Представим, что сверхзвуковой поток первоначально движется по ровной и гладкой поверхности (рис. 4.1.3). Создадим искусственно местное повышение давления в точке А. повернув поток на бесконечно малый угол dp. Это вызовет простую волну сжатия АВ. выходящую из точки А как из источника возмущения и наклоненную к поверхности сод углом JA. Если осуществить дополнительно малый поворот потока на угол бр. то образуется новая простая волна АС, выходящая из той же точки А. но расположенная левее первой волны. Однако в сверхзвуковом потоке, как было показано, волны не могут распространяться вверх ло течению, поэтому волна АС будет сно- [c.153]

В случае плоского безвихревого изэнтропического течения характеристики состоят из двух семейств простых волн Маха. В сверхзвуковом потоке малые возмущения распространяются вдоль этих линий, принадлежащих к семействам I и П и расположенных под углом 1 к направлению потока (рис. 6.5). [c.180]

Таким образом, мы полностью определили движение газа на расстояниях г от оси, больших по сравнению с толщиной тела 1). Исходящие от тела возмущения в сверхзвуковом потоке распространяются, разумеется, только в область позади конуса х — г = 0 с вершиной в переднем конце тела перед этим конусом имеем просто со= О (однородный поток). Между конусами х — г = 0 и х — = / потенциал определяется формулой (114,3) позади же конуса х——/ (с вершиной в заднем конце тела) в этой формуле верхний предел заменяется, очевидно, постоянной величиной /. Оба указанных конуса представляют собой в рассматриваемом приближении слабые разрывы в действительности это—ударные волны слабой интенсивности. [c.559]

На практике, как правило, не встречаются простейшие виды течений, описанные выше. В силу конструктивных особенностей и из-за необходимости теплозащиты затупляют острые кромки и возникает задача расчета обтекания затупленного тела, например клина или конуса (рис. 2.9, д). При сверхзвуковых скоростях обтекания возникает сильная ударная волна AG, в которой поток первоначально тормозится до дозвуковых скоростей в окрестности затупления, а затем ускоряется вдоль тела с переходом через скорость звука (линия D). На достаточно больших расстояниях от затупления угол наклона ударной волны асимптотически приближается к углу наклона ударной волны возникающей при обтекании клина (конуса) с тем же углом м. На поверхности тела на достаточном удалении от затупления значение давления также приближается к давлению на соответствующем клине (конусе). [c.63]

Рассмотрим обтекание выпуклого угла плоским сверхзвуковым потоком насыщенного или переохлажденного пара. Как известно, в этом случае возникает волна разрежения, в которой образуется конденсационный скачок. Предположим, что в сечении огп (рис. 7-19, а) жидкая фаза как крупно-, так и мелкодисперсная отсутствует. Проанализируем наиболее простой случай, когда параметры потока в области / соответствуют состоянию насыщения (т. е. точке пересечения изоэнтропы с верхней пограничной кривой) /О] =Л15 = ркр 1 = 7 is = kp и число Mi = 1. Как было показано в 6-1, пар после пересечения линии насыщения расширяется со значительным переохлаждением, а процесс конденсации происходит скачкообразно после достижения предельного переохлаждения АГм- Тече- [c.202]

Равномерный в бесконечности сверхзвуковой поток переходит в неравномерный поток с криволинейными характеристиками, который называют течением общего вида. Сопряжение равномерного потока с течением общего вида осуществляется через ограниченные области, в которых одно из семейств характеристик является семейством прямых. Такие области называют простыми волнами. [c.76]

Известно [8], что при небольшой интенсивности скачков и при условии, что источниками возмущения являются только обтекаемая линия тока (в нашем случае — поверхность раздела между дозвуковым и сверхзвуковым потоками) и подходящие к ней из бесконечности скачки уплотнения, течение в сверхзвуковой области можно приближенно (с точностью до членов второго порядка относительно интенсивности скачков включительно) представить в виде простых волн (течений Прандтля-Майера), отделенных друг от друга скачками уплотнения. В [8] дается аналитический метод расчета таких течений, включающий и определение формы скачков. В течении Прандтля-Майера все характеристики потока — давление, плотность, величина скорости и угол ее наклона к некоторому фиксированному направлению — могут быть выражены через одну из них независимо от конкретного вида течения, если известны условия в какой-либо точке, например, в бесконечности. В частности, можно указать связь между давлением и углом наклона вектора скорости на той линии тока сверхзвукового течения, которая отделяет его от дозвукового слоя (в задаче 2 эта связь различна до и после падающего скачка). [c.57]

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]

В качестве иллюстрации к изложенному приведем расчет для изотермического газа, но при этом, для простоты, рассмотрим случай примыкания нестационарной двойной волны не к течению общего типа, а к установившейся простой волне таким образом, что границей между течениями служит характеристика лишь одного семейства. Пусть установившийся однородный сверхзвуковой поток вначале распространяется в канале с [c.69]

Рассмотрим течения с детонацией в случаях, когда волна детонации в некоторой точке, превращается в адиабатический скачок (волна детонации подходит к границе с областью инертного газа), и наоборот, когда скачок превращается в волну детонации (скачок подходит к границе потока горючего газа и вызывает волну детонации в нем). При этом удобно использовать плоскость в, р, где в - угол вектора скорости, отсчитываемый от направления набегающего потока, р -давление. Па рис. 5, а приведены в переменных О, р поляра скачка и детонационная поляра. Пусть задана точка В детонационной поляры, т.е. интенсивность подходящей детонационной волны. Пусть скорость газа за детонационной волной сверхзвуковая. Проведем из точки В кривую, соответствующую простой волне разрежения. Пересечение этой кривой с ударной полярой в точке В1 определяет интенсивность волны разрежения и уходящего скачка. Соответствующая схема течения изображена на рис. 5, б, где ВО - приходящая волна детонации, О К - центрированная волна разрежения, ОЬ - разделяющая линия тока, 03 - уходящий скачок. [c.44]

А. А. Никольский и Г. И. Таганов (1946), опираясь на доказанную ими теорему о монотонном изменении угла наклона вектора скорости на линии перехода через звуковую скорость, доказали также теоремы о том, что наличие прямолинейного или вогнутого в поток участка контура профиля в области местной сверхзвуковой зоны обязательно приводит к возникновению скачков уплотнения. Ими также были даны некоторые оценки изменения скорости на профиле в области местной сверхзвуковой зоны было доказано, что на выпуклых в поток участках тела скорость не может возрастать с изменением угла наклона контура быстрее, чем при течении расширения Прандтля — Майера, а на вогнутых в поток участках контура скорость обязательно падает быстрее, чем при течении сжатия в простой волне. Кроме того, было доказано, что если на некотором выпуклом в поток участке контура тела скорость падает быстрее, чем при соответствующем течении Прандтля — Майера, то характеристики второго семейства, начинающиеся в точках этого участка, приходят на скачок. [c.102]

Линии Маха и их свойства. Случаи потенциального течения. Характеристики в плоскости годографа для потенциальных течений эпициклоиды. Течение типа простой волны. Обтекание выпуклой стенки однородным сверхзвуковым потоком. Обтекание выпуклого угла центрированная волна разрежения. [c.137]

Контур спрямляющего участка сопла АВ на котором поток разгоняется до заданного постоянного значения сверхзвуковой скорости (на характеристике ВО) профилируется методом простой волны, так как в области АВВ одно семейство характеристик — прямые линии (см. [c.67]

Принципиальная схема течения газа в сопле приведена на рис. 3.. Дозвуковой поток, поступающий в симметричный канал, разгоняется до звуковой скорости в сужающейся части канала. Звуковая линия АК в общем случае криволинейная, пересекает критическое сечение канала МН (штрихи) так, что точка К (центр сопла) находится вниз по потоку от МН. Минимальная область влияния смешанного течения (М-область) состоит из области дозвуковых скоростей и треугольника АВК ВК — характеристика второго семейства, выпущенная из центра сопла). К М-области примыкают области сверхзвукового течения (вырожденного в точке К) ъ характеристических треугольниках ВС К (I). КС О (П), СВЕ (Ш). В треугольнике Ш с прямолинейной характеристикой первого семейства ВЕ поток выравнивается если сопло плоское, то течение в нем имеет характер простой волны, т. е. все характеристики первого семейства в нем прямолинейны. [c.79]

Рассмотрим симметричное обтекание профиля равномерным сверхзвуковым потоком (рис. 9.4). Метод Фридрихса состоит в том, что поток всюду считается простой волной. (Простой волной называется потенциальное течение с прямолинейными характеристиками одного семейства [c.256]

Рассмотрим частный случай обтекания профиля с прямолинейными отрезками О А и АР, когда течение за присоединенной ударной волной сверхзвуковое. Обозначим через Л область, ограниченную характеристикой второго семейства ЕВ и характеристиками первого семейства, проходящими через точки Е и В ъ направлении от профиля (рис. 9.8). Так как область Н примыкает к треугольнику АВЕ, в котором поток равномерный и прямолинейный, течение в ней является простой волной (прямолинейными будут характеристики второго семейства). Характеристика АВК является границей области Н. [c.267]

Рассматривается задача о возникновении скачка уплотнения в течении типа простой волны, примыкающем к области равномерного сверхзвукового потока. [c.278]

Волновое сопротивление тела в стационарном сверхзвуковом потоке газа равно нулю, если это тело не вызывает появления ударных волн, а обтекание его является безотрывным. Примером служит биплан Бузема-на. Простое исследование, не учитывающее детальной структуры потока, позволяет найти другую, верхнюю, границу волнового сопротивления при заданных габаритах тела. [c.167]

Далее, рассмотрим обтекание вогнутого угла. В дозвуковом случае такое обтекание сопровождается возникновением отрыва на некотором расстоянии, не доходя до края угла (см. конец 40). При натекании же сверхзвукового потока изменение его направления может осуществиться в отходя]цей от края угла ударной волне (рис. 111). Здесь снова необходимо оговорить, что Фактически такой простой безотрывный режим возможен лишь при не слишком сильной ударной волне. Интенсизность ударной [c.590]

Что касается области существования простой волны при обтекании вогнутого профиля, то вдоль линий тока, проходящих над точкой О, оно применимо вплоть до места пересечения этих линий с ударной волной. Липин же тока, пролодящие под точкой О, с ударной волной вообще не пересекаются. Однако отсюда нельзя сделать заключение о том, что вдоль них рассматриваемое решение применимо везде. Дело в том, что возникающая ударная волна оказывает возмущающее влияние и на газ, текущий вдоль этих линий тока, и таким образом нарушает движение, которое должно было бы иметь место в ее отсутствии. В силу свойства сверхзвукового потока эти возмущенггя будут, однако, проникать лишь в область газа, находящуюся вниз по течению от характеристики ОА, исходящей из точки начала ударной волны (одна из характеристик второго семейства). Таким образом, рассматриваемое здесь решение будет применимым во всей области слева от линии АОВ. Что касается самой линии ОА, то она будет представлять собой слабый разрыв. Мы видим, что непрерывная (без ударных волн) во всей области простая волна сжатия вдоль вогнутой поверхности, аналогичная простой волне разрежения вдоль выпуклой поверхности, невозможна. [c.606]

КОНИЧЕСКОЕ ТЕЧЕНИЕ — класс автомодельных сверхзвуковых установившихся движений идеального газа (см. Автомодельное течение), отличающихся тем, что все параметры газа, характеризующие течение (скорость, плотиость, давление и т. д.), сохраняются постоянными на лучах (прямых линиях), проходящих через одпу точку в пространстве, н могут изменяться лишь нри переходе от одного луча к другому. Простейшее К. т. возникает при обтекании прямого кругового конуса равномерным сверхзвуковым потоком, причём ось конуса либо параллельна направлению потока (осесимметричное К, т.), либо составляет с ним нек-рый угол (пространственное К. т. или обтекание конуса иод углом атаки). При осесимметричном обтекаиии конуса равномерный сверхзвуковой поток тормозится сначала в конич. ударной волне, присоединённой к вершине конуса, а затем в конич. волне сжатия, примыкающей к ударной волне, осуществляется дальнейшее изоэнт-ропийное торможение и дополнит, поворот потока до направления, соответствующего направлению поверхности обтекаемого конуса (рис. 1 к ст. Автомодельное течение). [c.441]

При обтекании сверхзвуковым потоком клина (рис. 3,а) поступат. течение вдоль боковой поверхности клина отделяется от набегающего потока плоским косым скачком уплотнения, идущим от вершины клина (т. н. головная ударная волна), скорость потока за скачком определяется по ударной поляре для клина конечной длины из двух возможных значений скорости осуществляется большее. При углах раскрытия клина, больших нек-рого предельного, подобное простое течение невозможно. Скачок уплотнения становится криволинейным, отходит от вершины клина, превращаясь в отошедшую ударную волну, и за ней появляется область с дозвуковой скоростью те- [c.429]

Велик вклад Г. Г. Черного в становление газовой динамики течений с детонационными волнами. Им рассмотрен широкий круг автомодельных задач, начиная с задачи обтекания конуса сверхзвуковым потоком детонируюгцего газа, установлены асимптотические законы поведения детонационных волн. Под его руководством и при активном участии, в рамках простейшей модели задержки воспламенения. [c.10]

Обратимся теперь ко второму возможному режиму сверхзвукового обтекания угла горючей смесью. Допустим, что в тех случаях, когда при обтекании угла возникает ударная волна, она не воспламеняет горячую смесь и не превращается, следовательно, в детонационную волну. Сгорание же смеси происходит во фронте медленного горения, распространяющемся по газу с заданной (малой по сравнению со скоростью звука) нормальной скоростью. Пусть на рис. 3 кривая РА представляет ударную поляру для невозмущенного потока, а кривая AR - эпициклоиду, сответствующую простой волне разрежения. Кривая PAR характеризует, таким образом, совокупность всех возможных значений скорости газа за изломом линии тока. [c.41]

Рассчитанные двумерные ([1] и Гл. 7.4) и пространственные течения свидетельствуют об эффективности развитого в работе метода для численного решения широкого класса задач сверхзвуковой газовой динамики. Метод сравнительно прост и в то же время при использованном числе расчетных ячеек обеспечивает вычисление параметров потока с погрешностью, не превышающей нескольких процентов. Размазывание скачков уплотнения при этом оказывается незначительным. Относительные погрешности выполнения интегральных законов сохранения массы и импульса (использованные уравнения не являются полностью дивергентными ) не превышали 1-2%. По интегралу изэнтроничности в случаях, когда отсутствуют ударные волны, ошибка была меньше 3%. [c.168]

В схеме Годунова, в которой по параметрам на слое 1 из решения задачи о распаде произвольного разрыва находятся нормальные компоненты скорости центров всех элементов волны, построение контура волны можно вести аналогичным образом. При этом роль скорости звука играет своя для каждого элемента нормальная скорость О, а набегающий поток может быть и не равномерным. Для случая с точкой расщепления (I соответствующая схема дана на рис. 2, в. Здесь кд, -линия стационарного косого скачка, а тонкие прямые - направляющие разностной сетки. Певозмущенный стационарный поток с обеих сторон от к(1 равномерный и сверхзвуковой со скоростями ql и q2 над и под к(1. Область возмущенного течения ограничена слева ударной волной зи). По аналогии с принципом Гюйгенса и рис. 2, б волна, заданная на рис. 2, 6 в момент 1 пунктирной ломаной, при отсутствии набегающего потока образовывалась бы левыми участками штриховой кривой (кружочки - точки сопряжения отрезков прямых и окружностей). Сдвиг получающейся таким образом линии на rq приводит к штрихнунктирной кривой, пересечения которой с направляющими и с прямой к(1 или с ее продолжением определяют положение узлов (точки) волн в момент t- -т. Сама ударная волна в рамках применяемой для расчета схемы заменяется затем ломаной, соединяющей найденные узлы (сплошная линия). Поскольку в действительности для определения координат узлов строить штриховую и штрихнунктирную кривые не требуется, то алгоритм счета получается весьма простым. [c.173]

Рассмотрим теперь задачу о сверхзвуковом симметричном обтекании кругового конуса. Те же рассуждения, что и в случае обтекания клина, позволяют утверждать, что при обтекании конуса бесконечной протяженности решение, если оно существует, автомодельно, т. е. параметры течения постоянны на конусах ф = onst. В частности, головной скачок уплотнения, отделяющий однородный набегающий поток от возмущенного течения за ним, должен быть конусом Ф = Ф5- Так как интенсивность головного скачка уплотнения во всех его точках одна и та же, то и изменение энтропии газа при прохождении им скачка на всех линиях тока одинаково, так что течение за скачком изоэнтропическое. Поскольку полное теплосодержание газа при прохождении им скачка не изменяется, то изоэнтропическое течение за скачком безвихревое. Таким образом, течение за скачком представляет собой осесимметричную простую волну и, следовательно, описывается в плоскости годографа уравне-ние.4 (16.5), а решение в плоскости течения находится по решению в плоскости годографа согласно выражению (16.2). [c.322]

При исследовании течения в плоскости годографа полезно знать характер отображения границ области течения. Граница области может состоять из отрезков линий тока — контуров тел и свободных поверхностей, ударных волн, характеристик. Самыми простыми являются случаи, когда образ границы в плоскости годографа состоит из заранее известных кривых — отрезков прямых (3 = onst (прямолинейная линия тока в физической плоскости), Л = onst (свободная граница), ударная поляра (ударная волна в равномерном сверхзвуковом потоке). Часто встречается случай, когда на граничной линии тока имеется точка излома. Если касательные к линии тока в этой точке составляют угол меньше тг (угол измеряется в области течения), то скорость в ней равна нулю, либо изменяется скачком (из угловой точки исходит скачок уплотнения). Если угол больше тг, обтекание угла будет сверхзвуковым или трансзвуковым. Аналогично случаю плоского потенциального течения [5] для вихревых течений доказывается следующее свойство. [c.37]

Полученные в результате интегрирования ударные волны ВЬ и СМ (они выпускаются из передней и задней кромок профиля) отделяют области QBL и кем равномерного сверхзвукового потока одной и той же скорости впереди и позади профиля от области простой волны ЬВРСМ. Таким образом, метод Фридрихса позволяет очень просто получить форму ударных волн и поток между ними. Одно из соотношений на скачке уплотнения при этом выполняется точно, а два других — приближенно. [c.257]

Наиболее важно, что при дозвуковом режиме истечения давление в струе на срезе сопла практически равно давлению в окрунл ающей среде (в обтекающем потоке), так как ири этом режиме любое изменение давления в атмосфере в виде волны давления проникает внутрь сопла, вызывая изменение давления перед соплом п соответствующее изменение скорости истечения перестройка потока продолжается до тех пор, пока давление в струе на срезе сопла не сравняется с атмосферным. Поэтому в отличие от сверхзвукового сопла в простом конфузоре скорость истечения определяется не его формой, а только давлением в камере перед конфузором. Таким образом, если известно давление в камере р . то при заданном давлении в плоскости выходного среза />н коэффициент скорости истечения находится непосредственно по формуле (78) главы I [c.107]

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]

Изучение сверхзвуковых потоков разреженных газов представляет интерес как для решения практических задач, связанных с полетами тел на больших высотах, так и для решения принципиальных вопросов аэродинамики разреженных газов. Экспериментальных работ в области сверхзвуковых течений разреженных газов опубликовано мало. Это объясняется в большой степени методическими трудностями. Большинство методов, успешно применяемых для исследования течений плотных газов, или не применимо в случае течений разреженных газов, или их применение требует сложных усовершенствований. Так обстоит дело с интерферометрическим методом, шлиренметодом, методами спектрального поглощения, а также методами поглощения рентгеновских и электронных пучков [1]. Их применимость ограничивается давлениями 1— 10 мм рт. ст. Поэтому метод визуализации, использующий свойства послесвечения, представляется наиболее перспективным для исследований течений разреженных газов. В основе метода лежит зависимость интенсивности послесвечения от термодинамического состояния газа. Применение метода ограничивается давлением, при котором уже невозможно организовать разряд, вызывающий длительное послесвечение. В зависимости от условий эксперимента, предельное давление может быть доведено до 8—6- 10 мм рт. ст. В статье [1] дается обзор работ, посвященных исследованию свойств послесвечения в азоте и воздухе и их применению в газодинамических исследованиях. Преимущество азота и воздуха по сравнению с другими газами состоит в том, что в них легко вызывается послесвечение большой длительности (1 —10 сек). Медленное затухание свечения позволяет работать на стационарных аэродинамических установках и получать картины обтекания тел регистрацией на фотопластинку. В таких газах, как Не, Аг, Ые, Нг и др., послесвечение длится в среднем 10 —10 сек. При таком быстром затухании приходится работать в области малых интенсивностей света, а это вызывает необходимость фотоэлектронной регистрации. Малая продолжительность послесвечения накладывает ограничение на скорость исследуемых процессов — они должны протекать за 10— 10 сек. Процесс сжатия газа в ударной волне отвечает этому требованию. Что касается более медленных процессов, то они будут регистрироваться с искажениями, вызванными наложением процесса высвечивания на исследуемый процесс. Возможность использования послесвечений небольшой длительности позволяет выбрать наиболее простой тип возбуждающего разряда. [c.138]

При 6 > О решение (37) описывает поведение сверхзвукового течения, возникающего при истечении равномерного звукового потока из трубы в пространство с пониженным давлением. Особым точкам соответствуют края отверстия, что позволяет найти скорость ускорения по известной ширине трубы. При 6 = 0 решенис с функцией (36) является автомодельной простой волной и представляет собой не что иное, как главную часть течения Прандтля-Мейера, начинающегося со скорости звука (см. рис. 22.6). [c.302]

Простая волна. Волна Римана. Течение Прандтля — Мейера. В газовой динамике существует важный класс течений, называемых простой волной. Общее свойство этих течений состоит в том, что они являются безвихревыми изоэнтропическими течениями. Простая волна имеет место в случае нестационарного одномерного течения и носит название волны Римапа. В случае плоского стационарного течения она называется течением Прандтля — Мейера. Отметим, что если в стационарном течении простая волна существует только при сверхзвуковых скоростях, то в нестационарном одномерном течении простая волна может существовать как при дозвуковых, так и при сверхзвуковых скоростях потока. [c.52]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...