Фронт гиперзвуковой ударной волны в воздухе

ФРОНТ ГИПЕРЗВУКОВОЙ УДАРНОЙ ВОЛНЫ В ВОЗДУХЕ [c.493]

Если воздух достаточно плотный, то при рассмотрении поля течения на фиг. 13.1 фронт ударной волны в первом приближении можно считать пренебрежимо тонким по сравнению с ударным слоем. Эта аппроксимация пригодна для гиперзвуковых скоростей и высот ниже примерно 60 км. Если рассматриваемый летательный аппарат осесимметричен, то поле течения также будет обладать осевой симметрией. Для цилиндра с полусферической головкой течение в ударном слое в области торможения будет дозвуковым оно переходит в сверхзвуковое приблизительно после угла 40° от оси (на звуковой линии), а гиперзвуковым становится уже на поверхности цилиндра. Аналитическое решение для такого поля течения получить трудно из-за сложности соответствуюш ей двумерной газодинамической задачи однако найдены многочисленные приближенные численные решения. Точное численное решение получить сложно, во-первых, из-за трудности, связанной с нахождением точного уравнения состояния, и, во-вторых, вследствие неустойчивости численных схем в окрестности звуковой линии. Достаточно точное численное решение трудно получить даже в случае газа с постоянной величиной у, как, например, гелия (для чисел Маха, меньших примерно 25). [c.467]

Как и в случае уравнения состояния, полученного в гл. 5, легче рассчитать детальную структуру гиперзвукового фронта ударной волны в одноатомном газе, таком, как аргон, чем в двухатомном газе, таком, как воздух. Это является следствием меньшего числа внутренних степеней свободы одноатомного газа. Кроме того, в случае аргона многие эффективные сечения столкновения сравнительно хорошо известны, тогда как для воздуха они мало известны. Поэтому для аргона можно провести довольно подробный расчет фронта ударной волны. [c.471]

Другим важным различием между аргоном и воздухом является влияние эффективной электронной температуры. Из предыдущих параграфов мы видели, что электронная температура во фронте ударной волны может быть значительно ниже эффективной температуры плазмы и что это различие в температурах должно изменять толщину фронта ударной волны. Однако в случае воздуха электроны быстро приходят в равновесие с молекулами (и атомами) вследствие большой величины эффективных сечений процессов возбуждения колебательных степеней свободы молекулярного азота. Для большинства условий, представляющих интерес при гиперзвуковом полете, молекулы N2 из-за своего высокого потенциала диссоциации (9,7 эв по сравнению с 5,1 эв для Оз) будут оставаться в молекулярной форме. [c.496]

Исследованию детонации смеси Н2 + О2 (воздух) за ударными волнами посвящено значительное число работ [1-4]. Интерес к этой проблеме обусловлен не только возможностью детального изучения кинетики процессов в достаточно чистых с газодинамической точки зрения условиях, но и перспективой создания гиперзвуковых прямоточных воздупЕно-реактивных двигателей с детонационной схемой горения в серхзвуковом потоке [5, 6]. В этих работах полагается, что скорость возбуждения колебательных степеней свободы за фронтом ударной волны существенно больпге, чем скорость химических реакций, и поэтому химические превращения происходят при равновесном распределении молекул по колебательным уровням. [c.91]

Параметры за фронтом ударной волны в воздухе при начальных давлениях от 10"1до 1 атм и температурах за фронтом до 12000° К были рассчитаны И. Б. Рождественским (1959) и Н. Ф. Горбанем (1959) до скоростей 4,5 км сек — под руководством А. С. Предводителева (1962). Эти данные имеют большое значение для изучения гиперзвукового обтекания тел в атмосфере. [c.212]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...