Full resolution (JPEG) - On this page / på denna sida - 1958, H. 34 - Den hypersoniske sjokk-tunnelen, av Torstein Fanneløp
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
Below is the raw OCR text
from the above scanned image.
Do you see an error? Proofread the page now!
Här nedan syns maskintolkade texten från faksimilbilden ovan.
Ser du något fel? Korrekturläs sidan nu!
This page has never been proofread. / Denna sida har aldrig korrekturlästs.
Det er derför sannsynlig at den konvensjonelle
vindtunnelen ikke vil bli et saa dominerende
hjelpemiddel innen hypersonisk forskning som
den har vært for transonisk og supersonisk
ar-beide.
Av de nye laboratoriehjelpemidler som er
under utvikling for full simulering
(Macli-tall og temperatursimulering) av flygning i
atmosfæren ved høye Mach-tall, er den
hyper-soniske sjokk-tunnellen kanskje den mest
loven-de, siden den er praktisk talt uten
begrens-ning m.h.t. de Mach-tall og
stagnasjonstempe-raturer en kan oppnaa. En sjokk-tunnel kan
ogsaa bygges billig, totalkostnaden for en
hypersonisk sjokk-tunnel svarer bare til en
brøkdel av den investering en vanlig
supersonisk tunnel representerer.
Sammenliknet med en ballistisk
prøvnings-metode hyr sjokk-tunnelen paa den aapenbare
fordel at en mere fullstendig instrumentering
er mulig siden modellen jo er stasjonær.
En hovedinnvending mot sjokk-tunnelen er
den korte prövningstiden, av størrelsesorden
noen faa tusendels sekund. Den korte
prøv-ningstiden vanskeliggjør instrumenteringen,
men den reduserer ogsaa i vesentlig grad
pro-blemene förbundet med skader som følge av
den høye temperatur deler av modell og tunnel
er utsatt for.
Det er sannsynlig at sjokk-tunnelen i aarene
fremover vil bli et av vaare viktigste
hjelpe-midler for bestemmelse av de nødvendige data
for flygning i det stadig mere aktuelle
hyper-soniske fartsomraadet, og siden sjokk-tunnelen
ennaa er relativt litet kjent, kan det være av
interesse med en beskrivelse av dens
virke-maate, utformning og muligheter.
Det ideelie sjokk-rørets teori
Sjokk-røret i sin enkleste utformning er et
lukket, gassfvlt rør, der en høytrykksdel og en
lavtrykksdel er skilt fra liverandre med en
membran, fig. 2. Vi vil kalle de to delene hen-
Fig. 2. Idealisert vei-tid-diagram for uniformt
sjokk-rør.
holdsvis trykk-kammeret og
ekspansjonskam-meret, og betegner tilstanden der (abs.
temperatur T, abs. trykk p, etc.) med indeks 4
respektiv 1.
Om naa membranen plutselig brister
(brud-det kan være mekanisk frembrakt eller et
resultat av at kritisk trykkbelastning
överskrides), vil kontaktflaten K som skiller den
gass-mengde som opprinnelig var i trykk-kammeret
fra gassen i ekspansjonskammeret, virke som
et stempel som har oppnaadd konstant
hastighet gjennom momentan uendelig aksellerasjon.
Som et resultat av denne stempelvirkningen vil
en serie trykkbølger bevege seg innover i
ekspansjonskammeret med karakteristisk
hastighet (u + a) hvor u og a er henholdsvis lokal
partikkelhastighet og lydhastighet. Samtidig vil
en serie ekspansjonsbølger bevege seg innover
i trykk-kammeret med karakteristisk hastighet
(a—a). Trykkbølgene konvergerer
umiddel-bart i en skarp sjokkfront S (fig. 2). Om vi
betegner sjokkfrontens hastighet som us og
tilstanden bak denne med indeks 2, kan
sjokkfrontens styrke karakteriseres med Ms —us/aL
eller p2/p1. Partikkelhastigheten föran
sjokk-fronten er null (utgangstilstanden). Bak
sjokk-fronten vil vi imidlertid ha en paatvunget
hastighet «„ og et Mach-tall M„ = ujcu,. Passering
av en sjokkfront resulterer for en
enkeltpartik-kel i en hastighetsminskning relativt til
sjokk-fronten. Partiklene bak sjokkfronten følger
derför denne med hastighet u„.
Ekspansjonsbølgene vil, representert i
"vei-tid" diagrammet (fig. 2) spredes ut i vifteform
siden hver ny bølge beveger seg mot en høyere
strømningshastighet enn den foregaaende.
Vi vil betegne tilstanden for den gass som
opprinnelig var i trykk-kammeret etter
passering av siste ekspansjonsbølge med indeks 3.
Trykket p3 ber vil være lik trykket bak
sjokkfronten p.,. Ekspansjonen fra tilstand 4 til 3 er
isentropisk. Tilstandsendringen fra 1 til 2
gjennom sjokkfronten S resulterer imidlertid i en
entropi-økning. Kontaktflaten K som skiller
tilstand 2 fra tilstand 3 representerer saaledes
en entropi-diskontinuitet. Siden naa p.2 = ps er
det rimelig aa anta at der ikke finner sted
noen blanding av gasspartikler paa tvers av
kontaktflaten K, og vi kan saaledes ogsaa anta
u2 = u3.
Det saakalte "sjokkrørets problem" som i sin
tid inspirerte matematikeren Riemann til hans
berømte undersøkelse av ikke-linjære partielle
differensiallikningers egenskaper, er ut fra de
gitte utgangsvilkaar i og 4 aa beregne tilstand
3 og 2. En praktisk løsning kan finnes som
følger.
De kjente relasjoner for rette støt gir 2 som
funksjon av 1 og Ms. Kjente likninger for en
ikke-stasjonær isentropisk endimensjonal
eks-pansjon gir 3 som funksjon av Paa
grunn-lag av de to tilleggsbetingelser u3 = u2 og
p3 = p„ kan saa sammenhørende verdier av 1
og 4 finnes. Av spesiell interesse for
aerodyna-mikeren er tilstand 2 ettersom strømningen
mellom sjokkfronten og kontaktflaten er stasjo-
TEKNISK TIDSKRIFT 1958 5 79
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
