Большая советская энциклопедия - ударная волна

Ударная волна, скачок уплотнения, распространяющаяся со сверхзвуковой скоростью тонкая переходная область, в которой происходит резкое увеличение плотности, давления и скорости вещества. У. в. возникают при взрывах, при сверхзвуковых движениях тел (см. Сверхзвуковое течение), при мощных электрических разрядах и т.д. Например, при взрыве ВВ образуются высоконагретые продукты взрыва, обладающие большой плотностью и находящиеся под высоким давлением. В начальный момент они окружены покоящимся воздухом при нормальной плотности и атмосферном давлении. Расширяющиеся продукты взрыва сжимают окружающий воздух, причем в каждый момент времени сжатым оказывается лишь воздух, находящийся в определенном объеме; вне этого объема воздух остается в невозмущенном состоянии. С течением времени объем сжатого воздуха возрастает. Поверхность, которая отделяет сжатый воздух от невозмущенного, и представляет собой У. в. (или, как говорят, — фронт У. в.). Классический пример возникновения и распространения У. в. — опыт по сжатию газа в трубе поршнем. Если поршень вдвигается в газ медленно, то по газу со скоростью звука а бежит акустическая (упругая) волна сжатия. Если же скорость поршня не мала по сравнению со скоростью звука, возникает У. в. Скорость распространения У. в. по невозмущенному газу uВ = (xф2 – xф1) /(t2 –t1) (рис. 1) больше, чем скорость движения частицы газа (так называемая массовая скорость), которая совпадает со скоростью поршня u = (xП2 – xП1) /(t2 –t1). Расстояния между частицами в У. в. меньше, чем в невозмущенном газе, вследствие сжатия газа. Если поршень сначала вдвигают в газ с небольшой скоростью и постепенно ускоряют, то У. в. образуется не сразу. Вначале возникает волна сжатия с непрерывными распределениями плотности r и давления р. С течением времени крутизна передней части волны сжатия нарастает, так как возмущения от ускоренно движущегося поршня догоняют ее и усиливают, вследствие чего возникает резкий скачок всех гидродинамических величин, то есть У. в. Законы ударного сжатия. При прохождении газа через У. в. его параметры меняются очень резко и в очень узкой области. Толщина фронта У. в. имеет порядок длины свободного пробега молекул, однако при многих теоретических исследованиях можно пренебречь столь малой толщиной и с большой точностью заменить фронт У. в. поверхностью разрыва, считая, что при прохождении через нее параметры газа изменяются скачком (отсюда название «скачок уплотнения»). Значения параметров газа по обе стороны скачка связаны следующими соотношениями, вытекающими из законов сохранения массы, импульса и энергии: r1u1 = r0u0р1 + r1u12 = р0 + r0u02, e1 + р1 / r1 + u12 / 2 = e0 + р0 / r0 + u02 / 2, (1) где p1 — давление, r1 — плотность, e1 — удельная внутренняя энергия, u1 — скорость вещества за фронтом У. в. (в системе координат, в которой У. в. покоится), а p0, r0, e0, u0 — те же величины перед фронтом. Скорость u0 втекания газа в разрыв численно совпадает со скоростью распространения У. в. u В по невозмущенному газу. Исключая из равенств (1) скорости, можно получить уравнения ударной адиабаты: e1 — e0 = (p1 + p0) (V0 — V1), w1 — w0 = (p1 — p0) (V0 + V1), (2) где V = 1/r — удельный объем, w = e + p /r — удельная энтальпия. Если известны термодинамические свойства вещества, то есть функции e(р,r) или w(p, r), то ударная адиабата дает зависимость конечного давления p1 от конечного объема V1 при ударном сжатии вещества из данного начального состояния p0, V0, то есть зависимость p1 = H (V1, p0, V0). При переходе через У. в. энтропия вещества S меняется, причем скачок энтропии S1 — S0 для данного вещества определяется только законами сохранения (1), которые допускают существование двух режимов: скачка сжатия (r1 > r0, p1 > p0) и скачка разрежения (r1 < r0, p1 < p0). Однако в соответствии со вторым началом термодинамики реально осуществляется только тот режим, при котором энтропия возрастает. В обычных веществах энтропия возрастает только в У. в. сжатия, поэтому У. в. разрежения не реализуется (теорема Цемплена). У. в. распространяется по невозмущенному веществу со сверхзвуковой скоростью u 0 > a0 (где a0 — скорость звука в невозмущенном веществе) тем большей, чем больше интенсивность У. в., то есть чем больше (p1 — p0)/ p0. При стремлении интенсивности У. в. к 0 скорость ее распространения стремится к a0. Скорость У. в. относительно сжатого газа, находящегося за ней, является дозвуковой: u1 < a1 (a1— скорость звука в сжатом газе за У. в.). У. в. в идеальном газе с постоянной теплоемкостью. Это наиболее простой случай распространения У. в., так как уравнение состояния имеет предельно простой вид: e = р /r(g—1), р = RrT /m, где g = cp/cv — отношение теплоемкостей при постоянных давлении и объеме (так называемый показатель адиабаты), R — универсальная газовая постоянная, m — молекулярный вес. уравнение ударной адиабаты можно получить в явном виде: . (3) Ударная адиабата, или адиабата Гюгоньо Н, отличается от обычной адиабаты Р (адиабаты Пуассона), для которой p1/p0 = (V0/V1)g (рис. 2). При ударном сжатии вещества для данного изменения V необходимо большее изменение р, чем при адиабатическом сжатии. Это является следствием необратимости нагревания при ударном сжатии, связанного, в свою очередь, с переходом в тепло кинетической энергии потока, набегающего на фронт У. в. В силу соотношения u02 = V02(р1- р0) / (V0 — V1), следующего из уравнений (1), скорость У. в. определяется наклоном прямой, соединяющей точки начального и конечного состояний (рис. 2). Параметры газа в У. в. можно представить в зависимости от Маха числа М = uв /а0 , , (4) В пределе для сильных У. в. при М ® ?; p1/p0 ® ? получается: , , , Таким образом, сколь угодно сильная У. в. не может сжать газ более чем в (g + 1)/(g — 1) раз. Например, для одноатомного газа g = и предельное сжатие равно 4, а для двухатомного (воздух) — g = и предельное сжатие равно 6. Предельное сжатие тем выше, чем больше теплоемкость газа (меньше g). Вязкий скачок уплотнения. Необратимость ударного сжатия свидетельствует о наличии диссипации механической энергии во фронте У. в. Диссипативные процессы можно учесть, приняв во внимание вязкость и теплопроводность газа. При этом оказывается, что сам скачок энтропии в У. в. не зависит ни от механизма диссипации, ни от вязкости и теплопроводности газа. Последние определяют лишь внутреннюю структуру фронта волны и его толщину. В У. в. не слишком большой интенсивности все величины — u, р, r и Т монотонно изменяются от своих начальных до конечных значений (рис. 3). Энтропия же S меняется не монотонно и внутри У. в. достигает максимума в точке перегиба скорости, то есть в центре волны. Возникновение максимума S в волне связано с существованием теплопроводности. Вязкость приводит только к возрастанию энтропии, так как благодаря ей происходит рассеяние импульса направленного газового потока, набегающего на У. в., и превращение кинетической энергии направленного движения в энергию хаотического движения, то есть в тепло. Благодаря же теплопроводности тепло необратимым образом перекачивается из более нагретых слоев газа в менее нагретые. У. в. в реальных газах. В реальном газе при высоких температурах происходят возбуждение молекулярных колебаний, диссоциация молекул, химические реакции, ионизация и т.д., что связано с затратами энергии и изменением числа частиц. При этом внутренняя энергия e сложным образом зависит от р и r и параметры газа за фронтом У. в. можно определить только численными расчетами по уравнениям (1), (2). Для перераспределения энергии газа, сжатого и нагретого в сильном скачке уплотнения, по различным степеням свободы требуется обычно очень много соударений молекул. Поэтому ширина слоя Dх, в котором происходит переход из начального в конечное термодинамически равновесное состояние, то есть ширина фронта У. в., в реальных газах обычно гораздо больше ширины вязкого скачка и определяется временем релаксации наиболее медленного из процессов: возбуждения колебаний, диссоциации, ионизации и т.д. Распределения температуры и плотности в У. в. при этом имеют вид, показанный на рис. 4, где вязкий скачок уплотнения изображен в виде разрыва. В У. в., за фронтом которых газ сильно ионизован или которые распространяются по плазме, ионная и электронная температуры не совпадают. В скачке уплотнения нагреваются только тяжелые частицы, но не электроны, а обмен энергии между ионами и электронами происходит медленно вследствие большого различия их масс. Релаксация связана с выравниванием температур. Кроме того, при распространении У. в. в плазме существенную роль играет электронная теплопроводность, которая гораздо больше ионной и благодаря которой электроны прогреваются перед скачком уплотнения. В электропроводной среде в присутствии внешнего магнитного поля распространяются магнитогидродинамические У. в. Их теория строится на основе уравнений магнитной гидродинамики аналогично теории обычных У. в. При температурах выше нескольких десятков тысяч градусов на структуру У. в. существенно влияет лучистый теплообмен. Длины пробега световых квантов обычно гораздо больше газокинетических пробегов, и именно ими определяется толщина фронта. Все газы непрозрачны в более или менее далекой ультрафиолетовой области спектра, поэтому высокотемпературное излучение, выходящее из-за скачка уплотнения, поглощается перед скачком и прогревает несжатый газ. За скачком газ охлаждается за счет потерь на излучение. В этом случае ширина фронта — порядка длины пробега излучения (Ударная волна 102 — 10-1 см в воздухе нормальной плотности). Чем выше температура за фронтом, тем больше поток излучения с поверхности скачка и тем выше температура газа перед скачком. Нагретый газ перед скачком не пропускает видимый свет, идущий из-за фронта У. в., экранируя фронт. Поэтому яркостная температура У. в. не всегда совпадает с истинной температурой за фронтом. У. в. в твердых телах. Энергия и давление в твердых телах имеют двоякую природу: они связаны с тепловым движением и с взаимодействием частиц (тепловые и упругие составляющие). Теория между частичных сил не может дать общей зависимости упругих составляющих давления и энергии от плотности в широком диапазоне для разных веществ и, следовательно, теоретически нельзя построить функцию e(р /r). Поэтому ударные адиабаты для твердых (и жидких) тел определяются из опыта или полуэмпирически. Для значительного сжатия твердых тел нужны давления в миллионы атмосфер, которые сейчас достигаются при экспериментальных исследованиях. На практике большое значение имеют слабые У. в. с давлениями 104 — 105 атм. Это давления, которые развиваются при детонации, взрывах в воде, ударах продуктов взрыва о преграды и т.д. Повышение энтропии в У. в. с такими давлениями невелико, и для расчета распространения У. в. обычно пользуются эмпирическим уравнением состояния типа р = А (r/r0) n — 1, где величина А, вообще говоря, зависящая от энтропии, так же, как и n, считается постоянной. В ряде веществ — железе, висмуте и др. в У. в. происходят фазовые переходы — полиморфные превращения. При небольших давлениях в твердых телах возникают упругие волны, распространение которых, как и распространение слабых волн сжатия в газах, можно рассматривать на основе законов акустики. Лит.: Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Механика сплошных сред, 2 изд., М., 1953; Зельдович Я. Б., Райзер Ю. П., Физика ударных волн и высокотемпературных гидродинамических явлений, 2 изд., М., 1966; Ступоченко Е. В., Лосев С. А., Осипов А. И., Релаксационные процессы в ударных волнах, М., 1965. Ю. П. Райзер.