Давление фронта потока энергии

ДАВЛЕНИЕ ФРОНТА ПОТОКА ЭНЕРГИИ Для изучения физической картины изменения вязкоупругих свойств исследуемых структур рассмотрим энергию колебательной системы. Кинетическая Т и потенциальная П составляющие полной Э энергии структуры для продольных, крутильных и изгибных волн определяются уравнениями [8,52] [c.19]

Перейдем теперь к нахождению наибольшей величины звукового давления, которое можно получить, имея оптимальную функцию распределения при заданной величине полного потока энергии фронта. Для этого рассмотрим последовательность волновых фронтов с поверхностью 3 с равномерным распределением давления по поверхности, различными углами раскрытия (Х и соответственно различными радиусами кривизны (фокусными расстояниями) Р. Одинаковость поверхностей фронтов при равенстве давлений ро соответствует равенству полных потоков энергии. Введем понятие эквивалентного радиуса фронта Вд, определяемого из соотношения [c.163]

До сих пор, говоря о волне охлаждения, мы рассматривали ее как некий разрыв, в котором температура газа претерпевает резкий скачок. При этом указывалось условие энергетического баланса, эквивалентное соотношению, описывающему сохранение полного потока энергии при протекании газа через разрыв, подобно тому как это делается при рассмотрении ударных волн. В отличие от ударных волн, здесь достаточно было сформулировать только одно энергетическое соотношение, так как движение в волне охлаждения дозвуковое и изменением давления при переходе через фронт волны можно пренебречь (в этом отношении волна охлаждения подобна фронту медленного горения). Такое макроскопическое рассмотрение не позволяет сделать никаких заключений относительно важнейшей величины, определяющей скорость волны, потока излучения 82, который уходит с фронта волны на бесконечность . Для нахождения потока необходимо исследовать внутреннюю структуру переходного слоя фронта волны, т. е. найти непрерывное решение уравнений, описывающих перенос излучения в волне. Это было сделано в уже цитированных работах [16, 17 . [c.495]

Соотношение (1.3Г) означает, что на фронте разрыва непрерывна сумма, состоящая из потока внутренней и кинетической энергии, работы сил давления и потока тепла, обусловленного теплопроводностью. Отдельные слагаемые в (1.31 ) могут иметь различные значения по обе стороны от разрыва. [c.20]

Интенсивность звука. — Количество звуковой энергии, проходящее в секунду через один квадратный сантиметр площади фронта волны или поток энергии, называется силой или интенсивностью звука и будет обозначаться Т. Сила звука будет равна избыточному (звуковому) давлению на один квадратный сантиметр, умноженному на скорость частиц газа [c.249]

При гидравлическом ударе приращение давления, вызванное торможением потока, пропорционально его плотности, скорости распространения в нем звука и скорости течения до торможения. Эта формула была получена Н. Е. Жуковским и носит его имя. Рассмотрим теперь схему распространения фронта волны давления. Примем, что жидкость невязкая и распространение волны давления осуществляется без рассеивания механической энергии. [c.365]

Теперь давление жидкости в трубе ро+Ар выше давления в резервуаре и жидкость начинает двигаться обратно в резервуар. Происходит упругое расширение массы жидкости в трубе. В течение времени о расширение сопровождается восстановлением в трубе начального давления ро- При этом фронт волны давления отступает в направлении запорного устройства, а скорость течения всей массы в трубе становится опять равной По, но теперь уже она направлена в сторону резервуара. Накопленная при торможении потока жидкости энергия упругого сжатия преобразуется опять в такой же запас кинетической энергии. Давление в жидкости становится равным начальному. Это значит, что масса жидкости в трубе обладает запасом внутренней энергии упругого сжатия (работа упругого сжатия от нуля до ра). Упругое расширение жидкости приводит к торможению потока, движущегося со скоростью По (равной начальной скорости течения в трубе) в сторону резервуара. Кинетическая энергия этого потока равна p Wvi 2. Из трубы обратно в резервуар может поступить только то же количество жидкости Аи , которое ранее поступило из резервуара в трубу. Работа упругих сил при торможении массы жидкости та же, что и при ее сжатии. Следовательно, в течение времени 1 = — [ с вся жидкость в трубе остановится и давление в ней станет ро—Давление в резервуаре теперь выше давления в трубе. Начнется поступление жидкости обратно в трубу со скоростью По с одновременным восстановлением давления ро. Когда фронт волны восстановления давления ро достигнет закрытого конца трубы, произойдет опять гидравлический удар. При измерении давления в жидкости непосредственно у закрытого конца трубы давление будет изменяться от Ро+Ар до ро—Ар. Период времени, [c.366]

Ландау и Лифшиц [Л. 28] показали, что в скачке уплотнения однородной среды конденсация принципиально исключена. Иное положение может сложиться при течении двухфазного вещества. В скачках уплотнения происходит выделение тепла, связанное с ударной потерей кинетической энергии. В тех случаях, когда выделившееся количество тепла оказывается недостаточным для нагрева конденсированной части потока до новой равновесной температуры, отвечающей давлению за фронтом разрыва (например, при относительно высокой влажности набегающей среды или в слабых скачках), часть газообразной фазы конденсируется, освобождая недостающее количество тепла. При сравнительно же высоком начальном паросодержании, а также в скачках значительной интенсивности, когда количество выделяющегося тепла превышает его расход на нагрев конденсированной фазы, происходит осушка, а в известных случаях и перегрев пара. [c.236]

Нри прохождении газа через У. в, параметры газа меняются разрывным образом — скачком. Значения параметров газа по обе стороны скачка связаны соотношениями, вытекающими из законов сохранения массы, импульса и энергии. Если р — давление, pi — плотность, Bi — уд, внутр. энергия, — скорость вещества за фронтом У. в. (в системе координат, в к-рой У. в. покоится), а р, Ро, бо, i o — те же величины перед фронтом, то условия сохранения потоков массы, импульса и энергии через фронт имеют вид [c.228]

Рассмотрим очень сильную ударную волну, распространяющуюся по холодному газу, и предположим, что потоки излучения по обе стороны фронта равны нулю. Предположим также, что за фронтом ударной волны излучение равновесно (не интересуясь здесь вопросом о процессе установления равновесия). Таким образом, мы рассматриваем задачу с чисто термодинамической точки зрения, как это обычно делается при выводе ударной адиабаты ). Подчеркнем, что мы рассматриваем нерелятивистский случай, когда скорости ударной волны и вещества гораздо меньше скорости света, и энергии вещества и излучения гораздо меньше энергии покоя вещества. Введем в уравнения сохранения потоков импульса и энергии на фронте ударной волны энергию и давление излучения за фронтом ev , Рх1 (см. 13 гл. I и 17 гл. II). Законы сохранения на фронте запишутся в виде [c.184]

Для описания внутренней структуры фронта ударной волны исходим из общих гидродинамических уравнений (7.40), где 8 — поток лучистой теплопроводности. Полные давление и энергия складываются из величин, относящихся к веществу и к излучению, причем излучение считаем термодинамически равновесным. Точка, описывающая состояние в волне на диаграмме р, V, движется вдоль прямой [c.420]

Законы сохранения потоков массы импульса и энергии на фронте ударной волны (1.61)—(1.63) имеют совершенно общее значение, безотносительно к агрегатному состоянию вещества, по которому распространяется волна. Поскольку даже в очень слабых ударных волнах давления измеряются тысячами атмосфер, начальным атмосферным давлением [c.549]

Наиболее опасными с точки зрения вибрационного горения являются режимы полета у земли с максимальной скоростью, когда давление в форсажной камере достигает наиболее высоких значений. Основным способом предотвращения вибрационного горения в форсажных камерах является установка антивибрационного экрана 5 с перфорированными стенками в районе, где фронт пламени приближается к стенкам камеры. Такой экран помимо акустического демпфирования осуществляет гашение колебаний вследствие поглощения энергии колебательного движения потока при его перетекании через отверстия. [c.71]

Поток С. В. является сверхзвуковым по отношению к скоростям тех типов волн, к-рые обеспечивают эфф. нередачу энергии в С, в. (альвеновские, звуковые и магнитозвуковые волны). Альвеновское и звуковое Маха число С. в. на орбите Земли яг 7. При обтекании С. в. препятствий, способных аффективно отклонять его (магн. поля Меркурия, Земли, Юпитера, Сатурна или проводящие ионосферы Венеры и, по-видимому, Марса), образуется отошедшая головная ударная волна. С. в. тормозится и разогревается на фронте ударной волны, что позволяет ему обтекать препятствие. При этом в С. в. формируется полость — магнитосфера (собственная или индуцированная), форма и размеры к-рой определяются балансом давления магн, поля планеты и давления обтекающего потока плазмы (см. Магнитосфера Земли, Магнитосферы планет). В случае взапмодействпя С. в. с непроводящим телом (напр.. Луна) ударная во.чна не возникает. Поток плазмы поглощается поверхностью, а за телом образуется полость, постепенно заполняемая плазмой С. в. [c.587]

Для выбора наиболее эффективной системы фокусирования сравним, например, давление в центре фокального пятна при одинаковом потоке энергии (мощности), несомой фронтом сходящейся волны. Как уже говорилось, можно считать, что каждый небольшой участок фронта излучает плоскую волну интенсивностью /в, где/о = . Весьпоток энергии будет равен, таким образом, [c.161]

Плотность энергии и давление излучения становятся сравнимыми с плотностью энергии и давлением вещества только при чрезвычайно высоких температурах или чрезвычайно низких плотностях газа. Например, в воздухе нормальной плотности это происходит при температуре яг 2,7-10 ° К. В ударных волнах не столь большой амплитуды лучистые давление и энергия гораздо меньше давления и энергии вещества и потому почти не влияют на параметры за фронтом. Иной порядок имеет соотношение потоков энергии излучения и вещества, так как скорости ударных волн, с которыми реально приходится иметь дело, на много порядков меньше скорости света. Отношение потоков энергии аТ ЧОде ( изл/се) [сЮ), грубо говоря, в сЮ раз больше отношения плотностей энергии. Так, при О = 100 км/сек с/О = 3-10 В воздухе нормальной плотности, например, оба потока становятся одинаковыми уже при температуре 300 000° К, при которой плотность излучения еще очень мала. [c.407]

Рассмотрим ишенение энергии и работу сил давления за время Л при перемещении частицы жидкости, которая в момент t занимает участок трубки длиной (см рис 286) Шсть за это время задний (по потоку) фронт частицА переместился на отрезок 5,, который, вообще юворя, не равен длине частицы [c.355]

Американские исследователи предложили [17] схему абсолютных измерений массовой скорости в условиях ядерного взрыва, которая основана на регистрации доплеровского сдвига резонансов взаимодействия нейтронов с ядрами движущегося вещества по отношению к их положению у покоящихся ядер. Схема этих опытов показана на рис.9.16. Ударная волна создавалась в урановом экране в результате деления его ядер под воздействием потока нейтронов, образующихся при ядерном взрыве. Для этого на расстоянии 1,1м от ядерного заряда помещался докритический блок из урана-235, экранированный от взрыва поглотителем медленных нейтронов из карбида бора. На поверхности уранового блока был смонтирован исследуемый молибденовый образец с установленными в нем световодами для измерения скорости движения фронта ударной волны. Нейтронный поток, возникающий при взрыве ядерного устройства, вызывает быстрый и равномерный нагрев урана приблизительно до 50 эВ, который сопровождается соответствующим возрастанием давления. В результате распада разрыва в молибденовом образце создается плоская ударная волна с давлением 2 ТПа. В опыте измерялась скорость фронта ударной волны и, с помощью пролетного спектрометра, регистрировались резонансные линии нейтронного поглощения в диапазоне энергий 0,3 —0,8кэВ, по доплеровскому сдвигу которых определялось значение скорости вещества. [c.373]

При отношении давлений иа скачке порядка десяти схема Рихтмайера (5.79) дает толшпну скачка около ЗДл и максимальный всплеск за скачком около 20% модифищ-фованная схема Мак-Кормака (5.90) дает толщину скачка около бДл при определении ее по выходу на почти равномерный поток или около ЗДх при определении ее по иоложс нию фронта максимального всплеска при этом максимальный всплеск составляет около 8%. В упомянутой выше статье можно найти и сравнения других схем, но самое важное в ней состоит в том, что Тайлер показал, каких замечательных результатов можно добиться добавлением в уравнения количества движения и энергии членов с явной искусственной вязкостью (объемной) типа фон Неймана— Рихтмайера по аналогии со схемой Лонгли (разд. 5.4.2). Тайлер добавляет член с искусственной вязкостью вида [c.379]

Реактор с сухой первой стенкой. Применение сухой стенки в камере реактора возможно только в том случае, когда полость камеры заполнена достаточно плотным газом. Этот газ должен поглощать энергию рентгеновского излучения и потока ионов, а переизлучение тепла на стенку должно быть достаточно малым, чтобы термическая эрозия поверхности была незначительной. Газовая атмосфера может быть в реакторах лазерного ИТС. В проекте SOMBRERO [14 полость камеры (рис.4.7) заполнена ксеноном при давлении 100 Па. Геометрия камеры — цилиндрическая, с коническими верхом и низом. Стенки камеры имеют 60 отверстий для ввода лазерных пучков, обеспечивающих сферически симметричное облучение мишени. Радиус стенки (6,5 м) выбран таким образом, чтобы первая стенка, выполненная из углеродного композитного материала, нагревалась до максимальной температуры не превышающей 2200 °С (при циклическом нагреве импульсом с длительностью фронта порядка 10 мкс от минимальной температуры 1500 °С). При этом унос материала за счет испарения не превышает 0,1 нм. Поскольку углеродный композит выполнен из тонких нитей, то [c.84]

На начальной стадии (/ ,. > 0.3) влияние магнитного поля несущественно и развитие процесса происходит газодинамически. Ударная волна и среда за фронтом ускоряются, плотность, давление и температура растут, причем для всех режимов одинаково (фиг. 2, кривые / и 2). Параметр Re , монотонно растет, т.е. остается > 1 (фиг. 3, кривая /), магнитное поле, вмораживаясь в среду частично уносится из неразрушенной части монокристалла так, что магнитный поток Ф в ней падает, хотя напряженность магнитного поля растет (фиг. 2, кривые 3—5). Динамический параметр Л мал, то есть величина кинетической энергии ударной волны и среды за ней гораздо больше, чем энергия магнитного поля в неразрушенной части кристалла. При этом для различных режимов его величина различается 2 порядка. Для режимов 1 и 2 параметр Л монотонно убывает, а для режима 3 достигает минимума на / = 0.5 (фиг. 3, кривые J-3). [c.151]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...