Структура слабой ударной волны

СТРУКТУРА СЛАБОЙ УДАРНОЙ ВОЛНЫ [c.66]

Для волн малой амплитуды получено уравнение Бюргерса ( 1.12) и с помощью него изучена непрерывная структура слабых ударных волн ( 1.13). Рассмотрен пример уравнения, в котором при стремлении к нулю членов, определяющих щирину размазывания разрывов, возникают в пределе разрывные решения с дополнительными соотношениями. [c.116]

Структуру установившейся слабой ударной волны можно изучить на основе стационарных решений уравнения Бюргерса — Корт-вега де Фриза (9-47К (9-48). [c.258]

Позднее Рэлей (1910), Дж. Тейлор (1910), затем Р. Беккер (1921) получили формулу для толщины фронта ударной волны, толщины скачка уплотнения, рассматривая и теплопроводность и вязкость, полагая соответствующие коэффициенты постоянными По этим приближенным теориям для слабой ударной волны получалось, что чем больше возмущения, тем меньше толщина ее фронта, причем толщина имела порядок длины свободного пробега молекул. В случае сильной ударной волны значительно усложняется ее структура, необходимо учитывать излучение и лучистый теплообмен, что стало делом последующих лет. [c.316]

Введение. Проблема нерегулярного (маховского) отражения слабых ударных волн, известная как парадокс Неймана, характеризуется тем, что классическая трехударная теория не позволяет адекватно описать структуру течения вблизи тройной точки. Впервые противоречия с классической трехударной схемой Неймана были выявлены в экспериментах [1] по дифракции скачка на клине. Эти и последующие эксперименты [2-7] показали, что для слабых падающих скачков с числами Маха Mi <1.5 решения по трехударной теории либо плохо согласуются с результатами эксперимента, либо не существуют. [c.235]

Рис.26. Структура фронта слабой ударной волны

Рис.29. Структура распределения скорости в слабой ударной волне, распространяющейся слева направо

СТРУКТУРА И ШИРИНА ФРОНТА СЛАБОЙ УДАРНОЙ ВОЛНЫ 71 [c.71]

В работе [45] рассматривалась структура фронта слабой ударной волны в плазме с учетом только диффузии электронов, сдерживаемой электрическими силами, но без учета вязкости и теплопроводности, подобно тому как это делал Каулинг [22] для смеси электрически нейтральных газов (см. 5) ). Как и там, диффузия обеспечивает размазывание ударного разрыва не слишком большой интенсивности. Благодаря сдерживающей роли электрического поля ширина переходного слоя получается меньшей, чем в смеси нейтральных газов. [c.406]

Подчеркнем, однако, что для количественного определения структуры слабого разрыва аналогия со звуком была бы недостаточна. Дело в том, что при определении закона затухания звука его амплитуду можно предполагать сколь угодно малой и соответственно этому исходить из линеаризованных уравнений движения. Для слабых же разрывов (как и для ударных волн слабой интенсивности — 93) должна учитываться нелинейность уравнений, поскольку без нее отсутствовали бы и самые разрывы. Пример такого исследования дан в задаче 6 к 99. [c.502]

Сеточно-характеристический метод. В классической схеме метода узлы характеристической сетки определяют в процессе численного решения как точки пересечения характеристик. Основное преимуш ество этой схемы состоит в том, что при использовании такой сетки максимально учитывается структура течения, в частности области распространения слабых разрывов. Так, в случае применения классического метода характеристик удобно рассчитывать волны разрежения, выделять линии слабых разрывов, определять области возникновения висячих ударных волн. [c.122]

В дальнейшем проводились обширные теоретические исследования стационарной структуры волн химической детонации для различных моделей газов и конденсированных взрывчатых веществ с превращением последних в газ. В газах изучалась кинетическая модель детонации, в которой волна детонации представляет собой ударную волну, сопровождаемую зоной химических реакций, идущих с конечной скоростью, в которой процессами переноса можно пренебречь. Оказалось, что в теоретически мыслимых случаях, в которых имеется решение для слабой детонации, это решение существует лишь при определенном значении скорости волны детонации, которое может рассматриваться как собственное число соответствующей краевой задачи для системы обыкновенных дифференциальных уравнений. По этой причине решение для структуры слабых волн детонации получило название собственного решения. Нейманом, изучавшим кинетическую модель волны детонации еще в 1942 г., эти случаи детонации были названы патологическими. Соответствующая связь между скоростью волны и параметрами среды является в этих случаях дополнительным граничным условием на экзотермическом скачке типа слабой детонации. [c.121]

Много исследований было посвящено также задаче о структуре ударной волны в смесях и многоатомных газах. В частности, в случае бинарной смеси ударная волна может приводить к диффузионному разделению компонентов. Шерман [125] разработал континуальную теорию этого эффекта. Согласно его результатам, более тяжелый газ, проходя через волну, двигается быстрее, чем смесь, которая в связи с этим обогащается легким компонентом. При довольно малой концентрации тяжелого компонента (2% для смеси аргона и гелия с отношением масс, равным 10) Шерман обнаружил, что даже в очень слабых волнах тяжелый компонент сначала ускоряется, а затем замедляется, достигая максимальной скорости, на 18% превышающей скорость набегающего потока. [c.419]

Структура и ширина фронта ударной волны слабой интенсивности [c.70]

Таким образом, если интересоваться механизмом ударного сжатия, внутренней структурой и толщиной того переходного слоя, в котором происходит превращение вещества из начального состояния в конечное и который в рамках гидродинамики идеальной жидкости заменяется математической поверхностью, необходимо обратиться к теории, включающей в себя описание диссипативных процессов. В гл. I этот вопрос был рассмотрен применительно к ударным волнам слабой интенсивности. В этой главе не будет накладываться ограничений на амплитуду ударной волны. [c.359]

Рис. 19.5. Фазовые портреты и структура фронта ударной электромагнитной волны в линии с пространственной дисперсией а — случай сильного затухания б — случай слабого затухания

На рис. 44 показана схема структуры струи при низкочастотных осцилляциях, при давлении воздуха в сопле 3 ати в фазе разгрузки резонатора. Слева расположено основное сопло, а справа — так называемое пульсационное сопло (резонатор), соединенное с емкостью большого размера (10 д), предназначенной для снижения частоты пульсаций. Резуль-тируюш,ий поток воздуха, образованный при столкновении основной и пульсационной струй, имеет колоколообразную форму и направлен в сторону пульсационного сопла. Косой скачок, возникающий в зоне столкновения, обозначен Жх он совершает колебательные движения вдоль оси струи, тогда как поверхность струи колеблется в перпендикулярном направлении. За первым скачком наблюдается еще несколько косых скачков, что указывает на сверхзвуковой характер течения. В первый момент разгрузки у пульсационного сопла возникает вторая (слабая) ударная волна Жц, которая движется по направлению к основному соплу, но вскоре исчезает. Гартман отметил, что пульсационные явления в струе возникают начиная с некоторого значения при меньших расстояниях между соплами подобных осцилляций не наблюдается. При давлениях меньше критического Р 0,9 ати) ударные волны вырождаются, но в некотором диапазоне расстояний I колебания струи сохраняются. [c.67]

Задачу о корнях этих уравнений можно изучать при помощи кривой у, рассмотренной в разд. 6, н аналогичных кривых, исследованных Мэсоном [28] и упомянутых в разд. 8. Обсуждение этих корней, конечно, чрезвычайно важно для обращения преобразований Фурье они вносят вклады в структуру акустических фронтов (слабых ударных волн), пограничных слоев и волн Эти результаты кратко изложены в упомянутой выше статье [72], но подробно до настоящего времени не обсуждались. Ясно, что напряжение сдвига на стенке дается формулой [c.382]

В этой ситуации соображение подобия, которое я предложил и назвал правилом околозвукового подобия, окажет хорошую услугу, поскольку оно позволяет перенести экспериментальные результаты от одного случая к другому [18]. Предположим, что у пас есть два тонких профиля крыла, которые геометрически подобны в том смысле, что опи стали бы идентичными, если изменяется масштаб толщины. Например, можно сравнить два профиля крыла одно 3-х процентной, а другое 6-нроцентпой максимальной толщины распределепие ординат, выраженное па основе максимальной ординаты, является тождественным. На основе рассмотрения уравнений движения течения установим, относительно двумерного течения, что структура потока должна быть подобна, если отношение / 1 — М имеет одинаковое значение, где I — максимальная относительная толщина, а М — число Маха. Следовательно, если у пас есть величина распределепия давления, коэффициент подъемной силы или коэффициент лобового сопротивления для одного из профилей крыла как функций числа Маха, мы сможем рассчитать соответствующие величины для других подобных профилей крыла с различной относительной толщиной. Прогнозы на основании правила подобия очень хорошо соответствуют экспериментам. Установлено также, что правило подобия приблизительно верно, даже если в течении появляются относительно слабые ударные волны. [c.134]

Из сказанного следует, что, напрнмер, ширина ударных воли большой интенсивности с точки зрения макроскопической гидрогазодинамики должна считаться равной нулю. Таким образом, чисто гидрогазодинамические методы некорректны для исследования структуры фронта ударной волны онн справедливы лншь для слабых ударных волн, либо сред с большой вязкостью или теплопроводностью. В таких средах эффекты нелинейности, с одной стороны, постепенно увеличивают крутизну фронта волны с течением времени. Это могло бы привести к разрывам гидродинамических характеристик, свойственным для ударных волн. Однако возрастание градиентов гидродинамических величин усиливает диссипативные эффекты, пропорциональные этим градиентам. Диссипативные эффекты, напротив, уменьшают крутизну профиля фронта волны. Конкуренция этих эффектов приводит в результате к малой илн большой ширине зоны, где происходит разрыв, что и отражается соответственно в несправедливости или справедливости гидродинамического подхода. [c.216]

Выполнены экспериментальное и численное исследования развития во времени и пространстве структуры течения за ударной волной, характеризуемой различными числами Маха (М = = 1.15-3.0), из открытого и полузамкнутого торцов канала, изучено воздействие дифрагированной волны на преграду на различных расстояниях. Получены теплерофаммы структуры потока, и измерено давление на преграде. Установлены закономерности взаимодействия ударной волны с пластиной, расположенной перпендикулярно оси канала. Обнаружено, что частичное перекрытие канала приводит к уменьшению давления на преграду при выходе сильной ударной волны (Мо > 2.2) и к увеличению давления при дифракции слабой ударной волны (Мц = 1.1-1.7). Получены зависимости динамического воздействия ударных волн на преграду, определяющие порог комбинации числа Маха ударной волны и расстояния до преграды для уменьшения или увеличения импульса давления на ней. [c.193]

В тот момент, когда датчик давления начинает показывать сильное дополнительное увеличение давления при выходе слабой ударной волны из частично перекрытого канала (фиг. 2), на теплерограммах процесса взаимодействия дифрагированной волны с преградой наблюдается резкое изменение структуры потока (фиг. За, 6). К преграде подходит сильно турбулизованная струя, которая не наблюдается при выходе как слабой ударной волны из открытого канала, так и сильной из открытого или частично перекрытого канала. Возникновение струи не связано с приходом из ударной трубы турбулизованного холодного газа за контактной поверхностью. Об этом свидетельствует оценка продолжительности горячей пробки в ударной трубе, а также тот факт, что появление дополнительного возрастания давления при истечении из полузамкнутого канала подтверждается численным расчетом, не учитывающим возможного ограничения рабочего времени в ударной трубе (фиг. 1, а, кривая 5). Сравнение осциллограмм измерения воздействия на преграду и теневых фотографий позволяет сделать вывод, что повышение давления на пластине вызвано его увеличением на выходе из канала после отражения ударной волны от торца канала. [c.197]

Упомянем также, что ударные волны слабой интенсивности остаются устойчивыми по отношению к поперечной модуляции (ср. примечание на стр. 477) и при учете их диссипативной структуры см. Спектор М. Д. — Письма ЖЭТФ, 1983. т. 35, с. 181. [c.493]

Рассмотрим эволюцию модулированных по амплитуде и частоте волн в среде, обладающей кубичной нелинейностью и дисперсией. И дисперсия, и нелинейность приводят к искажениям формы огабающих - амплитуды и частоты. Такая игра различных факторов обусловливает разнообразные эффекты - неустойчивость гармонической волны, формирование локализованных структур (ударных волн и солитонов огибающей) и др. Эти процессы детально изучались начиная с 60-х годов в оптике, физике плазмы и других областях физики [Веденов, 1963 Уизем, 1977]. Б акустике же из-за отсутствия дисперсии и слабой кубичной нелинейности в традиционных средах им уделялось мало внимания. [c.191]

Влияние межфазного теплообмена. Результаты расчетов показали существенное влияние межфазного теплообмена и соответствующего параметра Муз иии) Рг) на структуру ударной волны. Это видно из сравнения между собой кривых, соответствующих различным Муз, на рис. 6.4.6 и 6.4.7. Для слабой волны (см. рис. 6.4.5 и 6.4.7 для волны с ре = 1,3 < 2 = 1,4) при достаточно больших значениях Миз Ю получается осцилля-ционная структура, а при меньших значениях Мид 10 — монотонная структура, когда давления, скорости и температуры фаз почти совпадают между собой. Это объясняется тем, что при указанных малых ре< г и Мид (или Р20) получаются малые значения /со, дающие медленное изменение параметров на начальном участке волны (около состояния о, х +°°), и давления фаз и Рг успевают между собой выравниваться. Достаточно при расчетах увеличить Мызо до 10 и более только на начальном участке волны, где а успевает уменьшиться всего на 3—57о, как расчетная структура получается пульсационной. [c.48]

Можно заметить также, что преобразование (1.19) лишь незначительно растягивает области косых скачков уплотнения и непригодно для детального описания структуры ударных волн. Как правило, подробности этой структуры не представляют большого интереса и их неразрешение практически слабо отражается на решениях в других областях течения. Однако в случае необходимости, заменив (1.19) более общим преобразованием (0.9) из введения, можно ценой усложнения алгоритма осуществлять растяжение не только сдвиговых слоев, но и ударных волн. [c.134]

Смотреть страницы где упоминается термин Структура слабой ударной волны : [c.74] [c.112] [c.250] [c.148] [c.72] [c.123] [c.57] [c.83] [c.430] [c.142] [c.51] [c.472] [c.98] [c.114] [c.183] [c.188] [c.336] [c.336] [c.296] [c.338]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...