1、第2章 冲击波导论 第2章 冲击波导论 需要首先了解气体的流动及有关波的知识。需要首先了解气体的流动及有关波的知识。炸药爆炸会形成高温、高压的气体。炸药爆炸会形成高温、高压的气体。气体的膨胀过程就是对外作功的过程。气体的膨胀过程就是对外作功的过程。第2章 冲击波导论 本章内容：本章内容： 2.1 波的基本概念 2.2 气体的平面一维流动 2.3 平面正冲击波 2.4 冲击波的波速线、Hugoniot曲线和等熵线 2.5 冲击波的基本性质 2.6 冲击波的正反射 2.7 弱冲击波的声学近似理论 2.1 波的基本概念2.1 波的基本概念 1、波（Wave） 波通常可以分为两大类：一类是电磁波，另一
2、类是机械力学波。 当介质（Medium）受到外界作用（如振动、冲击等）时，介质的局部状态参量就会发生变化，这就是扰动（Disturbance）。2.1 波的基本概念 n如果活塞突然向右移动，便有波向右传播。n在扰动传播过程中，扰动介质与未扰动介质之间存在一个界面，这个界面就叫波阵面波阵面(Wave front)。n扰动在介质中的传播速度叫做波速波速(Wave velocity)。（要与介质的质点速度区分）2.1 波的基本概念 n如果扰动前后介质的状态参数变化量与原来的参数量相比是很微小的，则称这种扰动为弱扰动弱扰动（Weak disturbance）或小扰动小扰动。弱扰动的特点是各种参数的变化
3、量是微小的、逐渐的和连续的。如果扰动前后介质的状态参数发生突跃变化，则称这种扰动为强扰动强扰动（Strong disturbance）。2.1 波的基本概念 图23 弱扰动和强扰动波形2.1 波的基本概念 2、声波声波（sound wave）n声波是一种弱扰动波。弱扰动在介质中的传播速度就叫声速声速。它是气体动力学中一个非常重要的参数。n下面以活塞在直管中移动 所引起的气体扰动的传播 来建立声速c与其它参数 的关系式。如图所示。2.1 波的基本概念 n(1)在t0时刻，活塞处于静止状态，状态参数为 n(2)在t1时刻，活塞运动到B-B处，扰动传到D-D处，弱扰动传过后，状态参数变为 ，质点速度
4、变为u。 000,TpdTTddpp000,00u (1)式中x为t1时刻扰动传播的距离，x=ct1 x1为时刻活塞运动的距离，x1=ut1 A0为活塞的截面积。代入（1）式可得： 消去t1后可得： （2） 2.1 波的基本概念 n 质量守恒质量守恒（Conservation of Mass ）：dAxxAx00100 dtucct0110ducc002.1 波的基本概念 n动量守恒动量守恒（Conservation of Momentum ）：气体受到扰动后的动量等于作用在其上面的冲量。 化简后得： (3) （2）式代入（3）式得： (4)由（2）式可得： (5)1000001tApdppu
5、dAxxuducdp0cudp0cdddccu0002.1 波的基本概念 把（5）式代入（4）式得： (6)n由于声波为弱扰动波，波阵面过后介质状态变化为一微小量，故有 ，因此，（6）式变为： (7)n看作等熵过程： (8)ddpdc002100dddpc sddpc2.1 波的基本概念 对于理想（多方）气体，其等熵方程为： (9) 则 (10) 所以理想气体的声速为： (11)又由 可得 ： (12)kAppkAkAkddpkk1pkc RTpkRTc 2.1 波的基本概念 n 对于地表面上的空气，可近似地视为理想气体，将 ，代入上式可得： (13) 将 代入（13）式可得 340m/s。4
6、 . 1kKmolJKkgJR3144. 81 .287Tc05.20CKT0152882.1 波的基本概念 n 需要指出的是，只有对于小扰动， 才成立，扰动才以声速传播。对于 的扰动，其传播速度大于声速，扰动越强，传播速度将越高。 100d100d2.1 波的基本概念 3、压缩波和稀疏波压缩波和稀疏波 压缩波压缩波（Compression Wave）：扰动传过后，介质的压力、密度、温度等状态参数增加的波称为压缩波。其特点是波传播的方向与介质质点运动方向相同。 稀疏波稀疏波（Rarefaction Wave）：扰动传过后，介质的压力、密度、温度等状态参数下降的波称为稀疏波稀疏波，其特点是波传播
7、的方向与介质质点运动方向相反。2.1 波的基本概念 n在一个连续的，缓慢的压缩过程中，每一小步的压缩都是一种等熵变化，但由于每经一步压缩后气体的温度都要上升，气体的声速必将上升，这样下一步的压缩波的波速逐渐增加，一旦集中起来，状态参数的变化将不再连续，就会发生突跃，弱扰动变成强扰动强扰动。 2.1 波的基本概念 n由于稀疏波的膨胀飞散是按顺序连续进行的，所以稀疏波传播中介质的状态变化是连续的，如图24中的压力变化。图24稀疏波现象 2.1 波的基本概念n在稀疏波扰动过的区域中，任意两相邻端面的参数都只差一个无穷小量，因此稀疏波的传播过程属于等熵过程，它的波速等于介质当地的声速或音速（Local
8、 sound speed）。 2.2 气体的平面一维流动2.2 气体的平面一维流动 n 所谓一维流动，是指在某一空间坐标x等于常数的平面上流体参数都是均匀分布的，并且在给定坐标x处的流体参数都只随时间t变化的流动，如p=p(x,t)，T=T(x,t)，u=u(x,t)，=(x,t)。n另外在球坐标系中，中心对称流动问题也是一种一维流动，u=u(r,t)，其它参数也只是r和t的函数。n一维流动又可分为一维定常流动和一维不定常流动。2.2.1气体一维流动的基本方程组2.2.1气体一维流动的基本方程组 n气体在平面一维流动下，满足质量守恒、动量守恒和能量守恒，其对应的方程分别叫质量方程（连续方程）、
9、动量方程（欧拉方程）、能量方程。1、连续方程（质量方程） (1)该式为一维不定常流动的连续方程。2、欧拉方程（动量方程） (2)0 xuxut01xpxuutu2.2.1气体一维流动的基本方程组 3 3、能量方程能量方程n在不考虑气体的粘性和热传导的情况下，气体的流动是等熵的。 (3)4 4、状态方程状态方程n由于S可表示为p和 的函数，故等熵流动条件可表示为：n对于理想气体，其等熵方程为： (4) 这样，便可由连续方程、欧拉方程、能量方程和状态方程求解气体一维等熵流动的四个未知量 。 0 xSutSdtdS常数, pSSkApTup,2.2.2 以u、c为求解参量的方程组2.2.2 以u、c
10、为求解参量的方程组 n为使前面建立起来的气体一维等熵流动的方程组的物理意义更容易理解，将它们稍加变换。引入声速c代替p和 。 由声速公式及等熵方程可得： (5) 将（5）式两边微分并同时除以 ，得 (6) 12ksAkddpc1kAkdkcdc122.2.2 以u、c为求解参量的方程组 由（5）式知， (7) 把（6）式代入（7）式，可得： (8)dcdp2dckcdp122.2.2 以u、c为求解参量的方程组 将（6）式代入连续方程（1）式，可得 (9) 将（8）式代入欧拉方程（2）式，可得 (10) 01212xucxckutck012xckcxuutu2.2.2 以u、c为求解参量的方程
11、组 将（9）、（10）两式相加和相减，整理可得 (11) 这个方程组即是以u、c为变量描述气体一维等熵不定常流动规律的方程组。 确定气体一维等熵流动过程中气体各参数时的时间、空间变化规律，归结为解此偏微分方程组。0121201212ckuxcuckutckuxcuckut2.2.2 以u、c为求解参量的方程组n小扰动波在静止介质中是以音速进行传播的，在一维情况下，静止气体中小扰动波的传播速度为c。在流动介质中，小扰动波的传播速度为介质流动速度u与当地音速c的叠加，即 。顺介质流动方向传播的扰动取正号，逆介质流动方向传播的扰动取负号。 cudtdx2.2.2 以u、c为求解参量的方程组n在 条件
12、下，（11）式可表示为 对t的全导数形式，并且该导数为零，即 (12)即 (13) cudtdxcku12012012ckudtdckudtd常数常数ckucku12122.2.2 以u、c为求解参量的方程组 由此可以看出，方程（11）在 条件下描述的是两个量的推进规律:n即由 所确定的状态（或扰动）以速度 顺气体流动方向（即x轴的正方向）传播；n而由 所确定的状态（或扰动）以速度 逆气体流动方向传播。 cudtdxcku12cudtdxcku12cudtdx2.2.3方程组的特征线及一般解2.2.3方程组的特征线及一般解 dx/dt=u+c和dx/dt=u-c分别代表一维等熵流动介质中扰动沿
13、x轴的正向和反向传播的速度，我们称它们为（11）式的特征特征或特征方程特征方程。它们的积分各自代表xt平面上的一簇曲线，叫做特征线特征线。其中在xt平面上由dx/dt=u+c所确定的特征线称为第一第一簇特征线簇特征线，用C表示；而由dx/dt=u-c所确定的特征线称为第二簇特征线第二簇特征线，用C表示。2.2.3方程组的特征线及一般解 n这两簇特征线分别描述的是物理状态量 ，即扰动波以速度 沿x轴的正向或负向传播的轨迹。n因此，对于一维等熵不定常流动方程组（11）式，有沿着C特征线 (14)cku12cu 常数或Ickuckudtdcudtdx120122.2.3方程组的特征线及一般解 沿着C
14、特征线 (15)式中，I+,I-称为黎曼（黎曼（RiemannRiemann）不变量）不变量。 它们在u，c平面上可用两簇相互平行的直线来描述，称为方程组（11）在速度平面上的特征线。它们在沿着各自的特征线（C和C）传播时保持不变。如图25所示。 常数或Ickuckudtdcudtdx120122.2.3方程组的特征线及一般解 图25 特征线2.2.3方程组的特征线及一般解 n方程（14）和（15）为方程组（11）的一般解。n在k3的最普通的情况下，由于(u+c)和(u-c)都是x和t的函数，即右传波的传播速度受反方向波的影响，因此（14）式和（15）式无法得到精确的解析解。一般采用数值积分法
15、或特征线法近似求解。 2.2.3方程组的特征线及一般解 n在x-t平面上,假设曲线AB上的各点状态参数已知。C和C分别表示AB线上各点发出的不同簇的特征线，求解流场D内各点的状态参数。 图26 特征线法解流场参数 2.2.3方程组的特征线及一般解 【解】近似认为 ， ， 并近似把x-t平面上特征线的一小段视为直线。 在曲线AB上选取一系列的点M1，M2，Mi等。由于ui和ci已知，过Mi点作特征线C，其特征方程为：txdtdxtudtdutcdtdciiiiiickuckuttcuxx12122.2.3方程组的特征线及一般解 而过Mi+1点作特征线C，其特征方程为： 其中x和t为C和C相交点M
16、i空间坐标和时间，u和c为该相交点Mi的状态参量。同样可以求出AB上各点的参量，依次可求出任意位置点的状态参量。 1111111212iiiiiickuckuttcuxx2.2.4 方程组的特殊解简单波流动2.2.4 方程组的特殊解简单波流动 前面讨论的（14）和（15）式是方程组（11）式的通解，流场中可同时存在左传波和右传波。如果流场中只有一个方向传播的扰动波，即波未进入的区域介质处于静止状态或稳定流动状态，这种波就称为简单波简单波，其解称之为方程组的特殊解。 简单波：简单波：它的某一族特征线上的黎曼不变量是同一个常数，即该族各条特征线上的黎曼不变量彼此相等。 2.2.4 方程组的特殊解简
17、单波流动 当给定如下条件，即 (16) 对（16）式分别对t和x求偏导，得 将这两式代入（11）式可得 (17)常数ckuI12tuktc21xukxc210 xucutu2.2.4 方程组的特殊解简单波流动 n该式表明，沿特征线dx/dt=u+c，有du/dt=0。 即u常数。n由（16）式知，c亦为常数。因此dx/dt=u+c就可以积分了。因此 (18) uFtcuxcku112常数2.2.4 方程组的特殊解简单波流动 同理，当 时，有 (19) 式中， 是u的任意函数，由边界条件确定。 由（18）和（19）式即可确定简单波的向前波（右传波）和向后波（左传波）流动区内任一点的参数u和c。
18、常数ckuI12 uFtcuxcku212常数 uFuF21,2.2.4 方程组的特殊解简单波流动 n为了阐明简单波的性质，我们来考察下面两种情况。（1）活塞向左加速运动，如图所示。 图2-7 右传系数波 2.2.4 方程组的特殊解简单波流动 n当活塞向左加速拉动时，便形成一系列的简单稀疏波向右传播，并以当地声速传播，因此，活塞向左拉动时发出的第一道稀疏波是以静止气体当地的音速u0+c0=c0的速度向右传播的，特征线如图2-7所示。n该特征线的右边为静止气体区域，故该区域内的特征线也都是平行的。活塞向左加速拉动而发出的各个后续右传稀疏波，是在扰动过的气体中传播的，因此第n道波的传播速度（un+
19、cn）总是比其前面的的（n-1）道波的传播速度（un1+cn1）要慢。因此后面的各道波的特征线C是发散的。2.2.4 方程组的特殊解简单波流动 （2）活塞向右渐渐加速运动，如图2-8所示。 图2-8 压缩波随t的变化 2.3 平面正冲击波2.3 平面正冲击波 n冲击波冲击波（Shock wave），又称激波激波，是一种强烈的压缩波，其波阵面通过的前后参数变化很大，它是一种状态突跃变化的传播。 冲击波阵面冲击波阵面（Shock front）实际上有一定的厚度，其厚度约为几个分子平均自由程，在这个厚度上各物理量发生迅速的、但却是连续的变化，这是由于物质具有粘性和热传导的原因。但在工程计算上可以不考
20、虑粘性和热传导等耗散效应，而将冲击波视为一个没有厚度的间断面。因此，可以说冲击波阵面是一种强间断面。 2.3.1 基本关系式2.3.1 基本关系式 n 设有一冲击波以恒定的速度向右传播，如图2-9所示。 图2-9 平面正冲击波阵面 2.3.1 基本关系式n波的右边，尚未扰动的介质，参数为： 。n波的左边，扰动的介质，参数为： 。n为方便起见，把坐标系建立在波阵面上。则未扰动的介质以的速度向左流入冲击波阵面，扰动的介质以的速度从波阵面流出。1、质量守恒（质量守恒（Conservation of MassConservation of Mass） ：单位时间内流入波阵面的质量等于流出的质量。 即：
21、 (1a) 将 ，上式变为： (1b)00000,uTep uTep,uDuD001vvvuuvuD00002.3.1 基本关系式 2、动量守恒动量守恒（Conservation of Momentum）：单位时间内作用介质上的冲量等于其动量的改变。 冲量： 动量变化： 因此 (2a) 即 (2b) 00pptpp000uuuD0000uuuDpp0000uuppvuD2.3.1 基本关系式（3）能量守恒能量守恒（Conservation of Energy）：冲击波传播视为绝热过程，忽略介质的粘性和热传导效应等能量耗散。 单位时间内从波阵面右侧流入的能量包括有：1）内能2）介质压力和流入的介
22、质体积所确定的压力位能 3）介质流动的动能 000euD0000uDpVp200021uDuD2.3.1 基本关系式同理，从波阵面流出的能量为： 1）内能2）介质压力和流入的介质体积3）介质流动的动能euDuDppV221uDuD2.3.1 基本关系式因此 整理后可得： (3)n以上三个式子(1)、（2）和（3）即为冲击波的基本关系式。 000euD00uDp200021uDuDeuDuDp221uDuD0000202021uDuppuuuee2.3.1 基本关系式n为便于使用，将（1）、（2）、（3）式进行变换。将（1a）、（2a）式联立消去（D-u0)可得 (4)将（4）式代入（1b）式，
23、可得 (5)n(5）式即为冲击波波速方程（冲击波波速方程（RayleighRayleigh，瑞利）方程，瑞利）方程。 vvppuu000vvppvv000vvppvuD00002.3.1 基本关系式把（2）式变为： (6)把（6）式代入（3）式可得： (7)把（4）式代入（7）式可得： (8)n（8）式就是著名的雨贡纽（雨贡纽（HugoniotHugoniot）方程）方程，又称冲击绝热方程冲击绝热方程。该方程适用于任何介质中传播的冲击波。0000uuppuD0020021ppppuueevvppee000212.3.1 基本关系式n其中，（4）、（5）和（8）式为冲击波的三个基本关系式。n对于
24、某一具体介质中传播的冲击波，需与该介质的状态方程联系起来， 或 以便求解冲击波阵面上的参数。这样，四个方程就有了五个参数： vepp,Tpp,uepD,2.3.2 多方气体中的平面正冲击波2.3.2 多方气体中的平面正冲击波 n对于多方气体，其内能可表示为： (9) 其中： 定容比热容； 气体的多方指数（假定不变）。n把（9）式代入Hugoniot方程，可得： (10) 1kpvTcevvckvvppkvpkpv000021112.3.2 多方气体中的平面正冲击波 整理可得： (11) (12) （12）式和（4）式、（5）式联立，并结合 ，可得： (13)0001111vkvkvkvkppp
25、kpkpkpkvv11110000pkc 2020200020200020202000112112112uDckvvvuDcuDkuuuDcuDkpp2.3.2 多方气体中的平面正冲击波 n如果未受扰动气体静止时 (14) 22000220220200112112112DckvvvDcDkuDcDkpp2.3.2 多方气体中的平面正冲击波 n因此，只要已知 任意一个参数就可以就算其余参数。n对于强冲击波， ， (15)Dup,0pp 0cD 1112121200020kkkvvvDkuDkp或2.3.2 多方气体中的平面正冲击波 n对于强冲击波，波阵面上的质点速度与冲击波速度成正比；压力与冲击
26、波速度的平方成正比；对于k=1.4，波阵面上的密度最大可达初始密度0的6倍。n若引入马赫数（Mach number） (16) 则（13）式可写成 (17) 00cuDM20002001112112112MkvvvMMkcuuMkkppp2.3.2 多方气体中的平面正冲击波 作业：测得空气中爆炸产生的冲击波的D1000m/s，计算其参数 ，初始状态 ， ， ， ， 。Tup,Pap501001. 13025. 1mkgKT288000u4 . 1k2.4 冲击波的波速线、Hugoniot曲线和等熵线2.4 冲击波的波速线、Hugoniot曲线和等熵线 1、波速线（Rayleigh线，瑞利线）
27、冲击波波速方程： (1) 设冲击波波前介质是静止的，即 则（1）式可变为： 或 (2) vvppvuD000000u0220202020vDvvDvvvDpp002202pvDvvDp2.4 冲击波的波速线、Hugoniot曲线和等熵线 n显然，在 坐标平面内，当D一定时，（2）式代表一条通过初态O点的直线。不同的D对应不同的斜率，这些斜线称之为波速线或Rayleigh线（瑞利线），如图210所示。 pv 图210冲击波的波速线 2.4 冲击波的波速线、Hugoniot曲线和等熵线 n波速线的物理意义：当 一定时，冲击波通过任何介质后，波后状态都对应于此条线上的某一确定点。因此，通过 点的某一
28、波速线乃是一定波速的冲击波传过具有同一初始状态点 的不同介质所达到的终点状态的连线。 Dpv,0000, pv00, pv2.4 冲击波的波速线、Hugoniot曲线和等熵线 2、Hugoniot曲线（冲击绝热线） n冲击波的冲击绝热方程： (3) vvppee000212.4 冲击波的波速线、Hugoniot曲线和等熵线 n在 坐标平面上可以用一条以介质初态 为始发点的曲线来描述。如图211（a）中的曲线。该曲线称之为冲击绝热线或Hugoniot曲线。pv （a） （b）图211 冲击波的冲击绝热线 00, pv2.4 冲击波的波速线、Hugoniot曲线和等熵线 n对于多方气体，则有： 当
29、 时， (4)即Hugoniot曲线的渐近线是 4 . 1k1kpvTcevpkpkpkpkvv111100000pp 61110kkvv061vv 2.4 冲击波的波速线、Hugoniot曲线和等熵线 nHugoniot曲线是一条通过初始点的曲线，对某一确定的介质而言，不同的 对应不同的曲线。n当介质性质和波前状态一定时，H线是确定的，若冲击波速度不同，则波后状态必然处在H线的不同位置上，如图211（a）所示。00, pv2.4 冲击波的波速线、Hugoniot曲线和等熵线 n当具有相同波速的冲击波在具有同一初始状态的不同介质中传过后，由于不同介质的H线不同，因此所达到的波后状态将对应于R线
30、上的不同点，如图212所示。 图212 2.4 冲击波的波速线、Hugoniot曲线和等熵线 因此可以看出，冲击波的H线是不同波速的冲击波在具有同一初始状态的相同介质中传过后所达到的终态点的连线。（物理意义） 波速线是一定波速的冲击波传过具有同一初始状态的不同介质所达到的终态点的连线。 （物理意义） 这两条线上的任一点都是和一定的波后状态对应的，它们都不是冲击压缩的过程线，不能认为冲击压缩过程是沿着这两条线中的任一条进行的。 2.4 冲击波的波速线、Hugoniot曲线和等熵线 3、等熵线（Isentropic curve）n前面讲到，一切弱扰动波都以当地声速进行传播的，并且传播过程是等熵的。
31、n对于理想气体，等熵条件下的状态变化遵循等熵方程 所确定的规律，即 kAp2.4 冲击波的波速线、Hugoniot曲线和等熵线 n等熵线就是由等熵方程确定的曲线，它表示进行等熵压缩或等熵膨胀过程时介质状态变化所走过的路径。因此，等熵线是状态变化的过程线。图213是由初始状态 发生等熵压缩和等熵膨胀过程时的状态变化路径。 00,vpO图213等熵线 2.4 冲击波的波速线、Hugoniot曲线和等熵线 4、H线和S线的关系 （1）Hugoniot曲线不是状态变化的曲线，而等熵线是一系列微弱扰动波传过后介质状态变化所经历的过程线或路径。 （2）为阐明冲击Hugoniot曲线和等熵线之间的关系，我们
32、以多方气体为例，假若将该气体从 状态压缩到同样的压缩程度，分别按冲击绝热压缩和等熵压缩进行计算所得的数值列于下表：00,vpO2.4 冲击波的波速线、Hugoniot曲线和等熵线 表21 气体冲击绝热压缩与等熵压缩参数的比较 0pp压缩程度1.00.80.60.40.31/6冲击压缩1.01.3682.084.07.125等熵压缩1.01.3662.0443.616.3112.30vv2.4 冲击波的波速线、Hugoniot曲线和等熵线 n把表中的数据画在p-v平面上，就可知过初始点的等熵线位于过该点的冲击Hugoniot曲线的左下方，且在O点相切，如图214所示。 图214 Hugoniot
33、曲线和等熵线的关系 2.4 冲击波的波速线、Hugoniot曲线和等熵线 （3）Hugoniot曲线上各状态点都在等熵线的上方，因此Hugoniot曲线上的各状态点的熵都大于S0，即冲击波阵面传过后介质的熵是增加的。并且沿Hugoniot曲线，熵随介质的压力增大而增大。 2.5 冲击波的基本性质2.5 冲击波的基本性质 1.冲击波阵面是一个间断面；2.冲击波是压缩波，不可能是稀疏波；3.冲击波传过后，介质的熵是增加的；4. 冲击波相对波前介质是超音速的，即 00cuD2.5 冲击波的基本性质 n这个结论可由 证明n也可用Hugoniot曲线和等熵线之间的关系证明，如图215所示： 202020
34、00112uDcuDkpp图215 2.5 冲击波的基本性质 【证明】：设冲击波的波速为D，介质初始状态为 由波速方程知即 (1)00,vpOvvppvuD00000020002020vvppvvvppvuD2020001vuDvvpptg2.5 冲击波的基本性质 由声速公式 知 (2)即由图215中Hugoniot曲线和等熵线的关系知，sddpc2020,20,11cdvdpvdvdpvvddpddpososos2020,0vcdvdptgos012.5 冲击波的基本性质 即 因此 。证毕。 20202020vcvuD00cuD2.5 冲击波的基本性质 5.冲击波传过后介质获得了一个与波传播
35、方向相同的移动速度，即 n这个结论可由 得以证明。00uu202000112uDcuDkuu2.5 冲击波的基本性质 6.冲击波相对波后介质是亚音速的，即【证明】： 对Hugoniot方程 两边微分得： (1) 由热力学定律知： (2)cuDvvppee00021dvppdpvvde0021pdvdeTdS2.5 冲击波的基本性质 将（2）式代入（1）式得： (3)dvppdpvvTdS002121dpdpdvvvppvv0001212.5 冲击波的基本性质 而声速c按定义可表示为： (4)且 (5)把（4）式和（5）式代入（3）式可得： (6)dvdpvc22vvppvuD00220121c
36、uDvvdpdST2.5 冲击波的基本性质 n由于冲击波沿Hugoniot曲线，熵随介质的压力增大而增大，因此有因此： 即 证毕。0121220cuDvvdpdST0122cuDcuD2.6 冲击波的正反射2.6 冲击波的正反射n当冲击波在传播过程中遇到障碍物时，会发生发射现象。当入射波传播方向恰好垂直于障碍物的表面时，发射的反射现象称为正反射现象。n下面讨论多方气体中传播的平面冲击波在刚性壁面上的正反射现象。 2.6 冲击波的正反射n设有一稳定传播的平面冲击波以D1的速度向刚体壁面垂直入射。如图216（a）所示。 图216 冲击波在刚壁面上的正反射 2.6 冲击波的正反射n入射波阵面前的状态
37、：n入射波阵面后的状态：n反射波阵面前的状态：n反射波阵面前的状态：0000,eup1111,eup1111,eup2222,eup2.6 冲击波的正反射n反射前冲击波阵面前后的参数间关系为： (1) (2) (3)1001001vvppvuD100101vvppuu010101101111pkpkpkpkvv2.6 冲击波的正反射n当入射波阵面碰到刚壁面时，由于刚壁面不变形，则波阵面后气体流的速度立即由u1变为零。就在这一瞬间，速度为u1的气体介质的动能便立即转化为静压势能，从而使壁面处的气体压密，密度由突增为，压力由p1突跃为p2，比内能由e1突跃为e2。由于p2p1，21，受到第二次冲击
38、压缩的气体必然反过来冲击压缩已被入射波压缩过的气体，这样就形成反射冲击波远离刚体壁面向左传播，如图216（b）所示。 2.6 冲击波的正反射n由于反射冲击波在已受入射冲击波压缩过的气体介质中传播，故传过后介质的参数间的关系可表示为： (4) (5) (6) 2112112vvppvuD211212vvppuu121212211111pkpkpkpkvv2.6 冲击波的正反射n假设 ，而且由刚壁条件 知，所以由（2）式和（5）式可得： (7) 两边平方后整理可得： (8) 00u02u211121000111pppp21121001vvppvvpp2.6 冲击波的正反射将（3）和（6）式代入（8
39、）式可得： (9)n此即反射冲击波阵面压力与入射冲击波阵面压力之间的关系。 n式（9）也可写成压差的表达形式，即： （9） 01011211113pkpkpkpkpp0101010211113pkpkpkpkpppp2.6 冲击波的正反射n当入射冲击波压力很高时，p1p0 ，可忽略p0，则（9）、（9）可变为： （10）n对于空气中的强冲击波来说，如将k值代入，则有：n当入射冲击波很弱时，由式（9）可得： 11312kkpp1380102pppp)2 . 1()4 . 1(kk20102pppp2.6 冲击波的正反射n将（9）式代入（6）式可得： (11)n对于强冲击波，忽略P0，则式（11）
40、为： （12）n当强冲击波在固壁反射后，也就是介质经过入射和反射冲击波的两次压缩后，固壁面附近的介质被压缩的最大倍数可由式（6）和式（12）求出，即 （13） 011121ppkkp112kk20211kkk2.6 冲击波的正反射n对于空气中的强冲击波反射，有 n在u0=u2=0的情况下，入射冲击波和反射冲击波的动量守恒方程可写为： n两式相除，可得： (14) 662102)2 . 1()4 . 1(kk11001uDpp12212uDpp12001122DppppD2.6 冲击波的正反射n把式（3）、（6）、（9）、（9）代入式（14）整理可得： (15)n当入射冲击波很强，即p1p0时，
41、上式可简化为 n对于空气中的强冲击波来说，有：n由此可知，反射冲击波的传播速度总是低于入射冲击波的传播速度，而且两波的方向相反。 1101221112DppkkppkD12112DkkD11218. 033. 0DDD)2 . 1()4 . 1(kk斜反射斜反射2.7 弱冲击波的声学近似理论2.7 弱冲击波的声学近似理论 n前面提到，冲击波传过后，介质的熵增加。但对于弱冲击波（ ），熵值变化很小时，可近似认为是一种具有间断面的简单压缩波，其传播过程是等熵的。n弱冲击波的这种近似处理方法称为冲击波的声学近似。 1pp2.7 弱冲击波的声学近似理论 n下面讨论弱冲击波阵面前后参数间的关系。 由冲击
42、波基本关系式知： (1) 1100000ppvvppuu00011pppp2.7 弱冲击波的声学近似理论 将（1）式中的 作为p的函数在p0附近按台劳级数展开，得到 (2) 保留一阶时，视为等熵则（2）式中的偏微熵写成全微分。 1100202200001211ppppppppppppuu0001pdppuu0002020020111cppcppdpdpp2.7 弱冲击波的声学近似理论 即 (3) (4) 把（3）式代入（4）式可得： (5)ucuucp000002020cpcdpdpdpdsuc002.7 弱冲击波的声学近似理论 由 两边取对数， 两边微分 12kAkddpclg1lglg2k
43、Akcdkcdc122.7 弱冲击波的声学近似理论 因此 即 (6) 把（5）式代入（6）式得： 即 (7) dckdc00210021 ckcukc21cku122.7 弱冲击波的声学近似理论由冲击波速度： 又 因此 02000000111ppppuD00pp022002022002121ddccdpdddp02102202100211ddccuD2.7 弱冲击波的声学近似理论将上式按二项式展开并忽略高阶项，可得： 忽略高阶后，得 02000041211ddcccuD20200000200812141ddcccddccc020000042211ddccccuD0002211ccc2.7 弱冲
44、击波的声学近似理论把（5）式代入上式得： 所以 (8)n即弱冲击波的传播速度是波前后小扰动速度的平均值。 0000221cccucuD22220000ccuuccuc 200cucuD2.7 弱冲击波的声学近似理论n因此弱冲击波前后参数间的关系为： 212000000cucuDckucuucp本章要点n掌握弱扰动、强扰动、压缩波、稀疏波、冲击波的概念；n了解声速的推导过程，掌握声速表达式； n理解特征线的物理意义，简单波区参数的计算； n掌握平面正冲击波基本关系式，理解波速线、Hugoniot曲线的含义；n掌握多方气体中强冲击波关系表达式；n理解冲击波正反射的规律；n了解弱冲击波的声学近似理论。
