气体一维高速流动微弱扰动波的传播
第七章_气体的一维流动
液体： 液体：
dp K=ρ →c= dρ
K
ρ
完全气体： 完全气体：忽略粘性和传热视作等熵过程
微分： 微分：
dp = γ
p
ρ
dp → c = γ
p
ρ
= γRT
第一节 微弱压强波的一维传播
讨论： 讨论： （1）声速是状态参数
（2）
c=
1 dρ dp
dρ / dp
越大，越易压缩，c越小
音速是反映流体压缩性大小的物理参数
γ
γ
当T＝0时，v = vmax 则
vmax = 2 γRTT γ 1
第二节 气体特定状态和参考速度
（3）临界状态 当气流速度等于当地音速的状态，便是临界状态。以
vcr ,Tcr , pcr , ρ cr
分别表示临界速度、临界温度、临界压力和临界密度，则
2 γ 1 2γ 12 vcr = ccr = cT = vmax = (γRTcr ) = RTT γ +1 γ +1 γ +1
c1 ρ 2 vs = 1 2 γ ρ1
p2 1 p1 ρ2 1 ρ1
12
气流的温度突跃、 气流的温度突跃、密度突跃与压强突跃 一一对应； 一一对应；
12
p2 ρ 2 1 1 c1 p1 ρ1 vg = 1 2 ρ2 γ ρ1
第三节 正激波
二、激波的形成和厚度
由于活塞先后发出的压缩波并不以相同的绝对速度向前传播， 由于活塞先后发出的压缩波并不以相同的绝对速度向前传播，因为后面 的波是在前面的波已扰动的基础上发出的， 的波是在前面的波已扰动的基础上发出的，而后面的扰动波的速度比前 面波的速度要快， 面波的速度要快，故后面的波最终将追赶上前面的波而形成一道强的压 缩波即激波。 缩波即激波。
工程流体力学课件-气体一维高速流动
由于气体一维流动中，气体参数 不随位置变化，因此流动是线性 的，可以应用一维流动方程进行 描述。
气体一维流动的分类
等熵流动
气体在流动过程中，熵值保持不变的 流动。等熵流动中，气体压力和密度 随速度增加而减小。
等温流动
气体在流动过程中，温度保持不变的 流动。等温流动中，气体压力和密度 随速度增加而增加。
火箭发动机喷管中的气体一维流动特性研究
总结词
火箭发动机喷管中的气体一维流动特性研究对于喷管 设计和火箭性能优化至关重要。
详细描述
火箭发动机喷管中的气体流动具有极高的速度和压力变 化，直接模拟三维流场非常困难且计算量大。因此，采 用一维流动模型进行研究和分析是常用的方法。一维流 动模型可以模拟喷管中气体的流动、加速和膨胀过程， 分析喷管的性能和特性。通过研究喷管中气体的流动特 性，可以优化喷管设计，提高火箭发动机的推力和效率 ，为火箭设计和发射提供重要的理论支持和技术保障。
动量守恒方程
表示动量在流动过程中的 变化，即动量在流场中不 增加也不减少。
能量守恒方程
表示能量在流动过程中的 变化，即能量在流场中不 增加也不减少。
初始条件和边界条件
初始条件
表示流动开始时流场中各物理量的值 。
边界条件
表示流场边界上各物理量的值或其变 化规律。
控制方程的离散化
有限差分法
将控制方程中的偏导数用差分近似代替 ，将连续的物理量离散为离散的数值。
有限差分法的优点是简单直观，易于编程实现，适用于各种类型的偏微分方程，特别是对波动问题和 稳定性问题有较好的处理能力。
有限元法
有限元法是一种将连续的物理量离散化为有限个单元，并在 每个单元上设置节点，通过节点上的等效源代替单元内的源 ，从而将偏微分方程离散化为线性方程组的方法。这种方法 在气体一维流动数值模拟中也有应用。
第六章__气体的一维流动
喷管的质 量流量：
qm
A11v1
A10 (
p1 p0
1
)
v1
qm A10
2
p0
[(
p1
2
)
(
p1
1
) ]
1 0 p0
p0
A1
2
p02
[(
p1
2
)
(
p1
)
1
]
1 RT0 p0
p0
变截面管流
▪ 正激波 ▪ 斜激波 ▪ 曲激波
正激波
➢ 激波——正激波
▪ 正激波 波面与气流方向相垂直的平面激波。
Ma1>1
v1
v2
正激波
正激波
➢ 激波——斜激波
▪ 斜激波 波面与气流方向不垂直的平面激波。
Ma1>1
2< 2 max
斜激波
正激波
➢ 激波——曲激波
▪ 曲激波 波面与气流方向不垂直的曲面激波。
p2 2
T2
12
物理意义——普朗特激波公式建立了正激波前后气流速度之间 的关系，即正激波前、后速度系数的乘积等于1。 正激波前来流的速度为超声速，正激波后的气流 永远为亚声速流。
12
正激波
p1 v1
1 T1
v2 p2
2 T2
12
➢ 正激波前后气流参数的关系
v2 v1
1
M
2 *1
2 ( 1)Ma12 ( 1)Ma12
➢ 气流的特定状态——极限状态
▪ 极限状态
假定气体的分子无规则运动的动能（即气 流的静温和静压均降到零）全部转换成宏观运 动动能的状态称为极限状态。
vmax
流体力学教案第11章气体的一维高速流动
流体⼒学教案第11章⽓体的⼀维⾼速流动第⼗⼀章⽓体的⼀维⾼速流动前⾯各章研究了不可压缩流体的运动，即认为流体在流动中其密度不变。
所得到的不可压缩流体的运动规律，不仅适⽤于液体的运动，也适⽤于流速不⾼的⽓体运动。
当然，严格说任何流体都是可压缩的。
不过，在我们通常所研究的流体运动中，液体的密度变化⾮常⼩，往往可以忽略不计；⽽⽓体在低速运动时，其密度变化也不⼤，若忽略其变化，把密度作为常数来处理，可使问题⼤为简化，⽽⼜不致引起⼤的误差。
例如，通常在常温下空⽓流速低于70m/s时，其密度变化不⾼于2%，以⽪托管测量⽓体流速为例，忽略密度变化所引起的误差不超过1%。
当流速增⾼时，⽓体的密度变化就会增⼤，若再按不可压缩流体处理，所引起的误差就会增⼤。
所以，对于⽓体的⾼速流动，必须考虑其密度的变化，按可压缩流体处理。
故研究⽓体的⾼速流动，通常称为可压缩流体动⼒学，⼜叫⽓体动⼒学。
§11-1声速和马赫数⼀、流体的可压缩性与微弱扰动的传播在可压缩性介质中，压强扰动以波的形式传播，其传播速度的⼤⼩与介质的压缩性有关。
例如，声⾳即为⼀微弱的压强性不同，可压缩性⼩的传播速度⾼，可压缩性⼤的传播速度低。
由此可见，声速值反映了流体可压缩性的⼤⼩。
图11-1 微弱扰动的传播下⾯说明微弱扰动波的传播过程。
如图11-1所⽰，管中充满可压缩流体，左端装有⼀活塞，原处于静⽌状态。
当活塞突然以速度d V向右运动时，活塞附近的流体⾸先被压缩，其压强产⽣⼀微⼩增量d p，密度也有⼀微⼩增量d ；同时，这⼀层流体质点也以速度d V 向前运动。
这⼀层被压缩了的流体随之⼜压缩其前⽅邻近的⼀层流体，使其也产⽣⼀个微⼩增量d p 、d ρ和d V 。
这样⼀层⼀层向前传播，形成了⼀个已受扰动和未受扰动区域的分界⾯，这个分界⾯以速度a 向前运动。
在扰动分界⾯尚未到达的区域，即未受扰动区，⽓体质点的速度为V =0，其压强、密度和温度分别为p 、ρ和T ；在扰动分界⾯之后，即已受扰动的区域，⽓体的各物理参数分别为d V 、p p d +、ρρd +和T T d +。
第六章气体的一维定常流动知识讲解
第六章 气体的一维定常流动
第一节 气体一维流动的基本概念
气体的状态方程
T 热力学温度 E 流体的内能 S熵
pp(V,T)
EE(V,T) SS(V,T)
比定容热容和比定压热容
cV 比定容热容 c p 比定压热容 两者的关系 cp cV
热力学过程
等温过程 p2 V1 p1 V2
绝热过程 dQ0
v
A
p dp 2 A dA
p dp
整理并略去二阶以上的无穷小量有
dF
v dv
vAdA v ddpF
dx
vdvdpdF0
A
单位质量流体的损失可以表示为
dF dx v2 A d 2
第七节 实际气体在管道中的定常流动
粘性气体的绝热流动微分关系式可表示为
vdvdpdxv2 0 d2
联立可导出
ddvdA0 v A
能量方程 由热力学
hcpTcR ppcpc pcVp1p
代入 得
v2
h 2 h0
声速公式
p v2 -1 2
h0
c2 v2 -1 2
h0
c
p
RT
完全气体状态方程
RTv2 -1 2
h0
第四节 气流的三种状态和速度系数
滞止状态 ： 气流速度等熵地滞止到零这时的参数称为滞止参数
d 2
0 .025
q m cv c rr 4 2 .86 35 .3 2 3 3 14 1 .80 ks g 76
第六节 喷管流动的计算和分析
缩放喷管
流量
1
qm,crAt212-1 p00
由连续方程求得
A A crccr At Acr v
第七章 气体一维高速流动.
Ma V c
（7-5）
Ma称为马赫数，是一个无量纲数，也是气体动力学中一
个重要参数。
我们常根据马赫数的大小,把气流分为亚声速流Ma<1，
跨声速流Ma ≈1，超声速流1< M<a3和高超声速流 M>a3等
几类。亚声速流动和超声速流动有许多显著的差别，我
们将在以后各节中逐一介绍。
2．亚声速流场(V<c) 在亚声速流场中，扰动源产生的微弱扰动波在3s 末的传播情况如图7-2(b)所示。由于扰动源本身以 速度运动，故微弱扰动波在各个方向上传播的绝对 速度不再是当地声速c，而是这两个速度的矢量 和。这样，球面扰动波在顺流和逆流方向上的传播 就不对称了。但是由于V<c，所以微弱扰动波仍能 逆流传播，相对气流传播的扰动波面是一串不同心 的球面波。如果不考虑微弱扰动波在传播过程中的 损失，随着时间的延续，扰动仍可以传遍整个流 场。也就是说，微弱扰动波在亚声速气流中的传播 也是无界的。
二 微弱扰动波的空间传播
前面讨论了微弱扰动波的一维传播，下面进一步讨论 微弱扰动波在空间流场中的传播。
为了便于分析问题，假设流场中某点有一固定的扰动源， 每隔1s发生一次微弱扰动，现在分析前3s产生的微弱扰动 波在空间的传播情况。由于不论流场是静止的还是运动的， 是亚声速的还是超声速的，都将对微弱扰动波在空间的传 播情况产生影响，所以下面分四种情况来讨论。
（7-1）
由于压缩波很薄，作用在该波上的摩擦力可以忽略不计。
于是对于控制面，根据动量定理，沿气体流动的方向，质
量为cA 的气体的动量变化率等于作用在该气体上的压力
之和，即 或
cAdt [(c dV ) (c)] [(p dp) p]A
气体的一维定常流动
1 2 1 M* 0 1
1 1
0 1 2 1 Ma 2
§6-4 气体流动的三种状态和速度系数
第六章 气体的一维定常流动
第五节 气流参数与通道截面 之间的关系
变截面一维定常等熵流动模型
§6-1 气体一维流动的基本概念
气体的比热容
比热容：单位质量物质温度升高 1K 或 1 ℃ 时所 吸收的热量。 单位质量气体升高 1K 或 1 ℃ 时所吸收的热量与 热力学过程有关，故气体的比热容不唯一。 定容比热容cV：容积不变条件下的比热容。 定压比热容cp：压强不变条件下的比热容。 比热比γ：定压比热与定容比热的比值。
v h h0 2
c v h0 1 2
2 2
2
v h0 1 2 v RT h0 1 2
p
2
2
cp p cp p p h R cp cV 1
§6-3 气体一维定常流动的基本方程
第六章 气体的一维定常流动
第四节 气体流动的三种状态 和速度系数
v M* ccr
§6-4 气体流动的三种状态和速度系数
速度系数
速度系数的优点在于： 临界声速是常数，故速度系数与流动速度成 线性正比关系； 速度存在极限速度，故速度系数的极限是有 限值。
vmax 1 M *max ccr 1
v M* ccr
§6-4 气体流动的三种状态和速度系数
滞止状态
气流速度减到零时的状态称为滞止状态，对应 的流动参数称为滞止参数或总参数。 能量方程可以写为
1 v2 v2 T T T0 R 2 2cp
c
气体的一维定常流动
6-3 气体一维定常流动的基本方程
连续性方程
ρvA = 常数
dρ
dv dA + + =0 v A ρ
能量方程
cp p p κ p = = cp = h = c pT Rρ c p − cV ρ κ − 1 ρ
代入
v h+ = h0 得 2
2
κ p v2 + = h0 κ -1 ρ 2
κp c= = κRT ρ
c = κRT
⇒ c = 20.05 T
1 声速的大小与流动介质的压缩性大小有关，流体越容易 声速的大小与流动介质的压缩性大小有关， 压缩，其中的声速越小， 压缩，其中的声速越小，反之就越大 2 声速随流体参数而变化，通常我们说的声速是指特定点 声速随流体参数而变化， 上的声速， 上的声速，称为当地声速
⇒
c2 v2 + = h0 κ -1 2
v2 κ RT + = h0 κ -1 2
6-4 气流的三种状态和速度系数
滞止状态
2 vv 2 h + = h0 T0 T+ = 2c p
cp =
2
κR κ −1
v2 Ma = 2 c
c 2 = κRT
}
T00 c0 v 2 κ − 1 T = 1 +2 κ= 2 = 1 + 2 Ma 2 T T c 2c pTc κR 2
⇒
vmax =
2κR T0 κ −1
α = arcsin
1 = arcsin 1.5 = 41.8 Ma
设飞机在观察站上方时,马赫波与地面交点离观察站距 设飞机在观察站上方时 马赫波与地面交点离观察站距 离为l, 时间t后到达观察站 离为 时间 后到达观察站 l =Vt = Hctgα
第七章气体的一维流动
第七章 气体的一维流动
三、马赫数
马赫数：气体在某点的流速与当地声速之比定义为该点气流的马 赫数，用Ma表示。
Ma v / c
马赫数是零量纲速度 完全气体
Ma2 v2
RT
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16
第七章 气体的一维流动
Ma v / c
马赫数代表的是气体的宏观运动动能与气体内分子运动动能之比。 在气体流动的分析和计算中，将以马赫数作为判断气体压缩性的影响
波后气体以和活塞同样的微小速度dv运动。
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第七章 气体的一维流动
微弱压强波在圆管中的传播速度c
假定微弱压强波的波面已传到A-A，右侧尚未传 到，速度为零，压强为p，密度为ρ；
A-A的左侧是已受扰区，气体速度为dv，压强为 p+dp，密度为ρ+dρ；
对静止观测者，流动是非定常的； 如果取以波速c同步运动的坐标观测该流场，则流
动是定常的。
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第七章 气体的一维流动
取图中虚线部分为控制面 流体始终以速度c流向波面，压强和密度分别为p、ρ 流体又始终以c-dv的速度离开波面，其压强和密度分别为p+dp，
ρ+dρ 由连续方程 (ρ+dρ)(c-dv)A- ρcA=0
ρcA-ρdvA+ cdρA- dρdv A -ρcA=0 略去二阶微量 cdρ=ρdv
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第七章 气体的一维流动
倘若管内的活塞突然以微小的速度dv向左运动
首先使紧靠活塞右侧的一层气体膨胀，这层气体膨胀后，接着又 使下一层气体膨胀，一层一层地依次传下去，便在管内形成一道 以速度c向左传播的微弱膨胀波。
一维爆轰波在扰动来流中传播的数值研究
第７卷㊀第４期２０２２年７月气体物理ＰＨＹＳＩＣＳＯＦＧＡＳＥＳＶｏｌ．７㊀Ｎｏ．４Ｊｕｌ．２０２２收稿日期：２０２１⁃０２⁃０８；修回日期：２０２１⁃０４⁃０２基金项目：国家自然科学基金（１１８２２２０２）第一作者简介：郗雪辰（１９８９⁃）㊀男，博士，主要研究方向为气相爆轰物理及其应用㊂Ｅ⁃ｍａｉｌ：ｘｉｘｕｅｃｈｅｎ０４３８＠１２６．ｃｏｍ通信作者简介：滕宏辉（１９８１⁃）㊀男，博士，教授，主要研究方向为气相爆轰物理及其应用㊂Ｅ⁃ｍａｉｌ：ｈｈｔｅｎｇ＠ｂｉｔ．ｅｄｕ．ｃｎ㊀㊀ＤＯＩ：１０．１９５２７／ｊ．ｃｎｋｉ．２０９６⁃１６４２．０９０８一维爆轰波在扰动来流中传播的数值研究郗雪辰１，２，㊀杨鹏飞３，４，㊀滕宏辉１（１．北京理工大学宇航学院，北京１０００８１；２．山西警察学院治安系，山西太原０３０４０１；３．中国科学院力学研究所高温气体动力学国家重点实验室，北京１００１９０；４．中国科学院大学工程科学学院，北京１０００４９）ＮｕｍｅｒｉｃａｌＳｔｕｄｙｏｆＯｎｅ⁃ＤｉｍｅｎｓｉｏｎａｌＤｅｔｏｎａｔｉｏｎＰｒｏｐａｇａｔｉｏｎｉｎＰｅｒｔｕｒｂｅｄＩｎｆｌｏｗＸＩＸｕｅ⁃ｃｈｅｎ１，２，㊀ＹＡＮＧＰｅｎｇ⁃ｆｅｉ３，４，㊀ＴＥＮＧＨｏｎｇ⁃ｈｕｉ１（１．ＳｃｈｏｏｌｏｆＡｅｒｏｓｐａｃｅＥｎｇｉｎｅｅｒｉｎｇ，ＢｅｉｊｉｎｇＩｎｓｔｉｔｕｔｅｏｆＴｅｃｈｎｏｌｏｇｙ，Ｂｅｉｊｉｎｇ１０００８１，Ｃｈｉｎａ；２．ＤｅｐａｒｔｍｅｎｔｏｆＰｕｂｌｉｃＳｅｃｕｒｉｔｙ，ＳｈａｎｘｉＰｏｌｉｃｅＣｏｌｌｅｇｅ，Ｔａｉｙｕａｎ０３０４０１，Ｃｈｉｎａ；３．ＳｔａｔｅＫｅｙＬａｂｏｒａｔｏｒｙｏｆＨｉｇｈＴｅｍｐｅｒａｔｕｒｅＧａｓＤｙｎａｍｉｃｓ，ＩｎｓｔｉｔｕｔｅｏｆＭｅｃｈａｎｉｃｓ，ＣｈｉｎｅｓｅＡｃａｄｅｍｙｏｆＳｃｉｅｎｃｅｓ，Ｂｅｉｊｉｎｇ１００１９０，Ｃｈｉｎａ；４．ＳｃｈｏｏｌｏｆＥｎｇｉｎｅｅｒｉｎｇＳｃｉｅｎｃｅｓ，ＵｎｉｖｅｒｓｉｔｙｏｆＣｈｉｎｅｓｅＡｃａｄｅｍｙｏｆＳｃｉｅｎｃｅｓ，Ｂｅｉｊｉｎｇ１０００４９，Ｃｈｉｎａ）摘㊀要：爆轰波在静止气体或定常来流中的传播得到了广泛研究，然而在扰动来流中的传播研究较少㊂这方面的研究不仅是爆轰传播机制的重要组成部分，还可为爆轰发动机的应用提供参考㊂文章基于两步诱导⁃放热总包反应模型，开展了一维爆轰波在正弦密度扰动来流中的传播数值模拟㊂通过对数值结果分析，获得了放热反应控制参数与爆轰波内在不稳定性的关系，并在此基础上研究了扰动波长和幅值对一维爆轰波动力学过程的影响㊂研究发现，在波前施加连续扰动会诱导爆轰波表现出更复杂的动力学行为，且影响过程与爆轰波的内在不稳定性相关㊂对于稳定爆轰波，扰动只在特定波长范围内引起前导激波后的压力振荡㊂对于不稳定爆轰波，扰动会进一步强化其内在不稳定性㊂扰动幅值越大，对爆轰波动力学过程的影响越显著㊂关键词：爆轰波；不稳定性；分岔；扰动；两步反应模型㊀㊀㊀中图分类号：Ｏ３８２文献标志码：ＡＡｂｓｔｒａｃｔ：Ｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｗａｖｅｓｉｎｔｈｅｓｔａｔｉｃｇａｓｅｓｏｒｓｔａｔｉｏｎａｒｙｉｎｆｌｏｗｈａｖｅｂｅｅｎｉｎｖｅｓｔｉｇａｔｅｄｗｉｄｅｌｙ，ｂｕｔｆｅｗｓｔｕｄｉｅｓｏｎｔｈｅｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｓｉｎｐｅｒｔｕｒｂｅｄｉｎｆｌｏｗｗｅｒｅｐｅｒｆｏｒｍｅｄｂｅｆｏｒｅ．Ｔｈｅｒｅｓｅａｒｃｈｉｓｎｏｔｏｎｌｙａｎｉｍｐｏｒｔａｎｔｐａｒｔｏｆｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｐｒｏｐａｇａｔｉｏｎｍｅｃｈａｎｉｓｍｓ，ｂｕｔａｌｓｏｐｒｏｍｏｔｅｓｔｈｅａｐｐｌｉｃａｔｉｏｎｏｆｄｅｔｏｎａｔｉｏｎ⁃ｂａｓｅｄｐｒｏｐｕｌｓｉｏｎｓｙｓｔｅｍｓ．Ｉｎｔｈｉｓｓｔｕｄｙ，Ｅｕｌｅｒｅｑｕａｔｉｏｎｓｃｏｕ⁃ｐｌｅｄｗｉｔｈａｔｗｏ⁃ｓｔｅｐｋｉｎｅｔｉｃｍｏｄｅｌｗｅｒｅｕｓｅｄｔｏｓｉｍｕｌａｔｅｔｈｅｄｙｎａｍｉｃｆｅａｔｕｒｅｓｏｆｏｎｅ⁃ｄｉｍｅｎｓｉｏｎａｌｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｗａｖｅｕｎｄｅｒｔｈｅｓｉｎｕｓｏｉｄａｌｄｅｎｓｉｔｙｐｅｒｔｕｒｂａｔｉｏｎｓ．Ｔｈｅｒｅｌａｔｉｏｎｓｈｉｐｏｆｔｈｅｈｅａｔｒｅｌｅａｓｅｒａｔｅａｎｄｔｈｅｉｎｈｅｒｅｎｔｉｎｓｔａｂｉｌｉｔｙｏｆｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｗａｖｅｓｗａｓｏｂｔａｉｎｅｄ，ａｎｄｔｈｅｎｔｈｅｅｆｆｅｃｔｓｏｆｄｉｓｔｕｒｂａｎｃｅｗａｖｅｌｅｎｇｔｈａｎｄａｍｐｌｉｔｕｄｅｏｎｔｈｅｏｎｅ⁃ｄｉｍｅｎｓｉｏｎａｌｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｄｙｎａｍｉｃｓｗｅｒｅｉｎｖｅｓｔｉｇａｔｅｄｓｙｓｔｅｍａｔｉｃａｌｌｙ．Ｎｕｍｅｒｉｃａｌｒｅｓｕｌｔｓｄｅｍｏｎｓｔｒａｔｅｔｈａｔｔｈｅｃｏｎｔｉｎｕｏｕｓｓｉｎｕｓｏｉｄａｌｄｅｎｓｉｔｙｐｅｒｔｕｒｂａｔｉｏｎｓｃｏｕｌｄｔｒｉｇｇｅｒｔｈｅｃｏｍｐｌｅｘｄｙｎａｍｉｃｂｅｈａｖｉｏｒｓｏｆｏｎｅ⁃ｄｉｍｅｎｓｉｏｎａｌｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｗａｖｅ，ｗｈｉｃｈｉｓｓｅｎｓｉｔｉｖｅｔｏｔｈｅｉｎｈｅｒｅｎｔｉｎｓｔａｂｉｌｉｔｙｏｆｄｅｔｏｎａ⁃ｔｉｏｎｗａｖｅｓ．Ｆｏｒａｓｔａｂｌｅｄｅｔｏｎａｔｉｏｎ，ｔｈｅｐｅｒｔｕｒｂａｔｉｏｎｃａｕｓｅｓｔｈｅｐｒｅｓｓｕｒｅｐｅａｋｏｓｃｉｌｌａｔｉｏｎｏｆｌｅａｄｉｎｇｓｈｏｃｋｗｉｔｈｉｎａｃｅｒｔａｉｎｄｉｓｔｕｒｂａｎｃｅｗａｖｅｌｅｎｇｔｈｒａｎｇｅ．Ｆｏｒａｎｕｎｓｔａｂｌｅｍｉｘｔｕｒｅ，ｔｈｅｄｉｓｔｕｒｂａｎｃｅｃｏｕｌｄｓｔｒｅｎｇｔｈｅｎｉｎｈｅｒｅｎｔｉｎｓｔａｂｉｌｉｔｙｏｆｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｗａｖｅ．Ｂｅｓｉｄｅｓ，ｔｈｅｄｉｓｔｕｒｂａｎｃｅａｍｐｌｉｔｕｄｅｐｌａｙｓａｃｒｕｃｉａｌｒｏｌｅｉｎｔｈｅｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｄｙｎａｍｉｃｓ，ａｎｄａｎｉｎｃｒｅａｓｅｉｎｄｉｓｔｕｒｂａｎｃｅａｍｐｌｉｔｕｄｅｃａｎｌｅａｄｔｏａｍｏｒｅｕｎｓｔａｂｌｅｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｗａｖｅ．Ｋｅｙｗｏｒｄｓ：ｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｗａｖｅ；ｉｎｓｔａｂｉｌｉｔｙ；ｂｉｆｕｒｃａｔｉｏｎ；ｐｅｒｔｕｒｂａｔｉｏｎ；ｔｗｏｓｔｅｐｒｅａｃｔｉｏｎｍｏｄｅｌ气体物理２０２２年㊀第７卷引㊀言与传统的爆燃燃烧相比，爆轰燃烧依靠强激波压缩进行点火并实现自持传播，具有能量转化速率快㊁波传播速度高的特点㊂基于爆轰燃烧的航空航天推进系统可望实现较高的热循环效率，且燃烧室尺寸小㊁结构质量小［１⁃２］，在高超声速推进领域具有潜在的工程应用价值㊂气相爆轰波涉及流动㊁燃烧及其耦合作用等复杂的物理⁃化学过程，爆轰波面结构复杂多变，波面失稳后形成的非定常波系对燃烧组织和发动机稳定工作构成挑战［３］㊂波面失稳源于化学反应和前导激波不断变化的耦合关系，宏观上表现为多道横波与入射波共同构成的复杂波面㊂弱耦合的入射激波与强耦合的Ｍａｃｈ杆，通过横波联结，三者的交点被称为三波点㊂研究者利用烟迹技术记录了三波点的运动轨迹［４］，通常称为胞格结构，并用来表征爆轰波的动力学过程㊂过去几十年，研究者围绕爆轰的胞格结构开展了大量的实验研究，获取了氢气㊁甲烷㊁乙炔㊁乙烯等气体燃料在不同状态下的胞格特性［５］㊂随着计算机技术的发展，利用数值模拟围绕胞格结构开展了大量研究，深化了对气相爆轰的认识［６⁃９］㊂虽然真实爆轰波均为三维，但是一维爆轰波在很多情况下也是一种很好的宏观近似，反映了激波和放热在传播方向上的耦合关系，可作为理解多维爆轰波不稳定的基础，因此得到了广泛的研究㊂Ｆｉｃｋｅｔｔ等［１０］针对一维爆轰波开展了开创性的研究，Ｅｒｐｅｎｂｅｃｋ［１１］对一维和二维爆轰波进行了稳定性分析，利用渐进理论得到了爆轰波的稳定性边界㊂Ｈｅ等［１２］研究了活化能对一维爆轰波的影响，发现随着活化能的增加，爆轰波从稳定传播发展为间歇爆轰波，最后由于振荡幅度过大，爆轰波不再能稳定传播㊂以上研究假设波前气体状态固定不变㊂事实上，在爆轰发动机研究的过程中发现，高速来流中爆轰波的波系结构对来流参数的变化非常敏感［１３］，且来流状态的变化还可能引起波前组分不均匀，而这种不均匀性也被认为是造成发动机预测性能与实测性能之间差异的重要原因之一［１４⁃１６］㊂因此研究爆轰波在非定常来流中的传播就有了非常重要的实际意义㊂非定常来流问题之前多围绕来流状态突变和瞬时离散扰动等进行［１７⁃２０］㊂近来，Ｋａｓｉｍｏｖ等［２１］采用Ｂｕｒｇｅｒｓ模型研究了一维爆轰波对连续扰动的响应过程㊂结果显示，连续小扰动不会影响一维稳定爆轰波的动力学过程，但会激发脉冲爆轰波的内在不稳定性，使其呈现出更为复杂的动力学特征㊂Ｂｕｒｇｅｒｓ模型获得的结果与单步反应模型的结果定性一致㊂Ｋｉｍ等［２２］采用单步反应模型对一维脉冲爆轰波在连续密度扰动中的传播进行了数值模拟，研究了扰动波长对爆轰波振荡行为的影响㊂结果发现对于自身不稳定的爆轰波，波长在一定范围内的扰动，反而会抑制一维爆轰的不稳定性㊂这一结果不仅验证了非线性理论在爆轰动力学研究领域应用的可行性，也为研究利用微扰动技术控制动态爆轰参数等问题提供了新的思路，具有非常重要的启发意义㊂此前的研究采用简化的单步反应模型，该模型在讨论爆轰波气体动力学和化学动力学之间的相互作用时，存在一定的局限性㊂两步反应模型可更好地模拟真实爆轰中的诱导⁃放热反应过程，且具有比单步反应更多的自由参数，更利于开展数值研究㊂本文采用两步诱导⁃放热反应模型，模拟一维爆轰波在连续正弦密度扰动中的传播，主要关注扰动波长对稳定爆轰波动力学特性的影响㊂模拟获得了一些新的现象，以此为基础对扰动爆轰波的传播机理进行了分析，深化了对扰动来流中一维爆轰波传播机理的认识㊂１㊀数值方法１．１㊀控制方程控制方程采用的是忽略黏性的一维Ｅｕｌｅｒ方程∂ρ∂ｔ＋∂（ρｕ）∂ｘ＝０∂ρｕ∂ｔ＋∂（ρｕ２＋ｐ）∂ｘ＝０∂ρｅ∂ｔ＋∂［ｕ（ρｅ＋ｐ）］∂ｘ＝０假设气体为具有固定比热比的理想气体，总能量和状态方程为ｅ＝ｐ（γ－１）ρ＋ｕ２２－ｑＴ＝ｐρ式中，ρ，ｕ，ｐ，ｅ，ｑ，Ｔ分别代表流体的密度㊁速度㊁压力㊁总能量㊁化学反应放热量和气体温度㊂化学反应放热量ｑ的表达式为２第４期郗雪辰，等：一维爆轰波在扰动来流中传播的数值研究ｑ＝ηＱ其中η表示放热反应进程变量㊂上述所有变量均使用波前未反应气体状态参数进行无量纲化ρ＝ ρ ρ０，ｐ＝ｐ ｐ０，Ｔ＝ Ｔ Ｔ０，ｕ＝ｕ Ｒ Ｔ０其中，下角标０表示波前的气体参数㊂上述方程与化学动力学模型耦合，用来描述爆轰波的结构㊂采用Ｎｇ等［２３］在Ｓｈｏｒｔ等［２４］基础上修正的两步链分支反应模型，用两个化学速率控制方程模拟化学反应过程㊂第１步是热中性诱导区域点火过程，反应速率是对温度敏感的Ａｒｒｈｅｎｉｕｓ形式㊀∂（ρξ）∂ｔ＋∂（ρｕξ）∂ｘ＝㊀㊀Ｈ（１－ξ）㊃ρｋＩｅｘｐＥＩ１Ｔｓ－１Ｔæèçöø÷éëêêùûúú其中，ξ表示诱导区反应过程的变量，其变化范围是１ң０；诱导区定义为爆轰波前导激波与最大释热速率位置之间的距离，对于两步诱导⁃放热总包反应模型而言，化学反应进程变量ξ＝０对应着最大释热速率的位置；ｋＩ表示诱导区的化学反应速率常数，令ｋＩ＝－Ｕｖｎ，Ｕｖｎ是以一维ＣＪ爆轰波为坐标系前导激波后气流的流动速度；ＥＩ表示诱导区活化能；Ｔｓ表示气体经过一维ＣＪ正爆轰波前导激波之后的温度；Ｈ（１－ξ）是阶跃函数Ｈ（１－ξ）＝１ｉｆ㊀ξ＜１０ｉｆ㊀ξȡ１{第２步是缓慢放热之后的快速热量释放过程，其反应速率方程如下∂（ρη）∂ｔ＋∂（ρｕη）∂ｘ＝［１－Ｈ（１－ξ）］ρｋＲ（１－η）ｅｘｐ（－ＥＲ／Ｔ）其中，η是放热反应进程变量，其变化范围是０ң１；ｋＲ表示放热区反应速率常数；ＥＲ表示放热区活化能㊂上述公式中的ＥＩ和ＥＲ都通过ＲＴ０无量纲化，Ｔｓ通过Ｔ０无量纲化㊂１．２㊀计算模型及参数本文采用基于Ｍａｃｈ数分裂的ＡＵＳＭＰＷ＋格式［２５］求解通量，空间差分采用的是具有３阶精度的ＭＵＳＣＬ格式，时间推进采用３阶Ｒｕｎｇｅ⁃Ｋｕｔｔａ方法㊂计算域网格尺寸为无量纲的０．０５，诱导区宽度内的平均网格密度为２０㊂将稳态Ｚｅｌᶄｄｏｖｉｃｈ⁃ｖｏｎＮｅｕｍａｎｎ⁃Ｄöｒｉｎｇ（ＺＮＤ）爆轰参数作为初始点火源设置在计算域最左侧，计算开始后爆轰波自左向右传播㊂模拟的总体长度不同算例有差别，最少为１００倍扰动波长距离，以保证压力峰值统计结果的可靠性㊂为提高计算效率，采用了移动网格技术，计算域随着爆轰波面不断前移㊂计算域的长度取决于扰动波长和诱导区长度，保证不小于扰动波长且至少达到２００倍的诱导区长度㊂根据计算经验，此长度能够有效避免动网格后边界截断对爆轰传播的影响㊂为了避免初始数值振荡的影响，爆轰波首先在定常流动中稳定传播一段时间之后，再施加连续的密度扰动，其扰动形式为ρ０＝１．０＋Ａｓｉｎ２πλｘæèçöø÷其中Ａ和λ分别表示扰动的振幅和波长，振幅被设置为波前静止气体压力的１０％，波长是利用诱导区无量纲化后的长度㊂计算采用的无量纲参数为：放热量Ｑ＝５０，比热比γ＝１．２，诱导区活化能ＥＩ＝６．０Ｔｓ，放热区活化能ＥＲ＝１．０Ｔｓ㊂放热反应速率常数ｋＲ作为可调参数，用来控制爆轰波的内在不稳定性㊂２㊀结果与讨论２．１㊀无扰动来流中的一维爆轰波可燃气体经过爆轰波前导激波面的绝热压缩，压力和温度迅速升高，并引发快速的化学反应㊂反应过程包含诱导阶段和紧随其后的放热阶段㊂诱导阶段的压力和温度基本保持不变，放热阶段释放能量的同时驱使反应产物膨胀，表现为温度上升且压力下降㊂采用ＺＮＤ模型可以更直观地表达上述过程㊂图１显示了利用两步诱导⁃放热反应模型获得的稳态ＺＮＤ结构㊂爆轰波设置在流场最左侧，并自左向右传播，跨过激波面的压力和温度瞬间上升至ｖｏｎＮｅｕｍａｎｎ状态，随后进入诱导反应阶段，诱导结束后开始放热反应，压力逐渐下降，温度继续上升至ＣＪ状态㊂两步反应模型中的放热反应速率由参数ｋＲ控制，从图１中可以看出，放热阶段的温度和压力变化会随ｋＲ的增大加剧，然而并不影响其最终状态㊂对于一维爆轰波而言，ｋＲ只控制放热进程中温度和压力等状态参数变化的快慢，对一维爆轰波的静态ＺＮＤ结构影响较小㊂３气体物理２０２２年㊀第７卷图１㊀稳态ＺＮＤ爆轰结构Ｆｉｇ．１㊀ＳｔｅａｄｙＺＮＤｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｓｔｒｕｃｔｕｒｅ虽然一维爆轰的ＺＮＤ结构受ｋＲ的影响很小，但其动态传播特性会随ｋＲ的调整发生显著变化㊂传播特性可以通过记录前导激波后的压力变化来描述，具体表现为压力在传播方向上的振荡㊂研究者根据不同的振荡模态，将一维爆轰波分为稳定爆轰波和不稳定爆轰波，后者也被称为脉冲爆轰波㊂稳定爆轰波的激波后压力在传播过程中不发生变化，而在不稳定爆轰波中，压力则表现为一定范围内的振荡，且随着ｋＲ的变化呈现出不同的振荡模态㊂图２显示了ｋＲ对前导激波后压力变化过程的影响㊂波后压力在ｋＲ＝１．４时始终保持ｖｏｎＮｅｕｍａｎｎ状态不变，此时为稳定爆轰波㊂将参数调整到ｋＲ＝１．８后，转变为脉冲爆轰波，其特征是波后压力具有单一振幅的周期性振荡㊂继续增大ｋＲ，则演化成更加复杂的振荡模态，单个周期内有两个不同的压力极大值，即所谓的双周期振荡㊂进一步增加ｋＲ，压力振荡的振幅明显增加且周期性消失，具有高度不规则的特征，这意味着爆轰波在传播过程中的振荡行为变得不可预测㊂（ａ）ｋＲ＝１．４（ｂ）ｋＲ＝１．８（ｃ）ｋＲ＝１．９（ｄ）ｋＲ＝２．１图２㊀爆轰前导激波压力变化Ｆｉｇ．２㊀Ｌｅａｄｉｎｇｓｈｏｃｋｐｒｅｓｓｕｒｅｅｖｏｌｕｔｉｏｎｏｆｄｅｔｏｎａｔｉｏｎ利用相空间方法，可以描述压力振荡状态的演变过程㊂图３展示了根据图２计算结果绘制的脉冲爆轰波的平面相轨迹，它可以反映传播过程中前导激波后压力的变化趋势㊂ｋＲ＝１．８时，压力的变化具有固定的振幅和循环周期㊂ｋＲ＝１．９时，压力变化分裂成两个不同振幅的循环周期，且两个周期的长度不一致㊂ｋＲ＝２．１时压力的变化轨迹变得复杂，无显著的周期性㊂（ａ）ｋＲ＝１．８，１．９（ｂ）ｋＲ＝２．１图３㊀脉冲爆轰波的平面相轨迹Ｆｉｇ．３㊀Ｐｈａｓｅｔｒａｊｅｃｔｏｒｙｏｆｐｕｌｓａｔｉｎｇｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｗａｖｅｓ４第４期郗雪辰，等：一维爆轰波在扰动来流中传播的数值研究上述计算结果表明，在给定其他两步反应参数的情况下，随着ｋＲ逐渐增大，前导激波后压力的变化会从定值过渡为周期性振荡，最终演变成高度不规则振荡㊂为了更详细地反映演化的过程，进一步计算了不同ｋＲ参数的一维爆轰波，并对各参数下的压力峰值进行了统计，绘制出局部压力峰值随ｋＲ变化的分岔图谱，如图４所示㊂其中，局部峰值压力用Ｐｍａｘ表示㊂该图谱可以明确展示各振荡模态相应ｋＲ的取值区间㊂图中的点表示取不同ｋＲ时统计的压力峰值㊂一组ｋＲ参数内，出现两个点则表示双周期振荡，多个点即多周期或不规则振荡㊂图４㊀压力峰值随ｋＲ的变化Ｆｉｇ．４㊀ＥｖｏｌｕｔｉｏｎｓｏｆｌｏｃａｌｍａｘｉｍｕｍｐｒｅｓｓｕｒｅｗｉｔｈｋＲ在放热反应速率较低的区间内（ｋＲɤ１．４５），前导激波后压力在传播过程中不发生变化，始终等于ｖｏｎＮｅｕｍａｎｎ状态的压力（Ｐｖｎ＝４２．１），属于稳定模态㊂放热速率加快（１．４５＜ｋＲɤ１．８６），波面压力开始在传播的过程中围绕Ｐｖｎ发生单周期振荡，在图４中以单点表示㊂可以发现此区间内的压力峰值随ｋＲ的增加逐渐上升，同时表明振幅也在增大㊂当ｋＲ增加至１．８７时，会发生振荡的倍周期分叉，从单周期振荡转变为具有两个峰值压力的双周期振荡㊂持续增加ｋＲ，最终会演变为具有多个峰值的高度不规则振荡㊂统计获得的结果，可以为下一步研究一维爆轰波在扰动中传播的参数选择提供参考㊂２．２ 一维稳定爆轰的扰动振荡特性根据图４的统计结果，认为ｋＲ＜１．４５都属于稳定爆轰波㊂为了研究稳定爆轰在扰动影响下的振荡特性，首先模拟了ｋＲ＝１．０时一维稳定爆轰波在连续变化密度扰动中的传播，主要关注扰动波长对爆轰传播动力学过程的影响，这种影响通过传播过程中压力振荡模态的变化来表达㊂为了反映振荡模态与扰动波长之间的关系，采用了与图４相同的方法，对压力峰值随扰动波长的变化进行了统计，结果如图５所示㊂扰动波长λ＝０表示未施加扰动，此时稳定爆轰的波面压力不发生变化㊂根据振荡模态的演化情况，将扰动对爆轰动力学的影响过程分为以下几个阶段：无影响阶段（λ＜９０），表现为正弦扰动引起的单周期振荡㊂调整波长只会略微改变振幅，并不会引起振荡模态的变化㊂此过程与图４中ｋＲ在１．４５ １．８６区间内的变化趋势相似；相互作用阶段（９０ɤλ＜１０００），原始的稳定爆轰波开始响应扰动波，因此表现出相对丰富的现象㊂扰动与爆轰波的相互作用过程，具有以下两个特征：（１）随着λ增大，振荡的周期数先经过倍周期分岔，后逐渐回归单周期振荡模态㊂此外，在λ＝８００附近，压力振荡的波峰处出现短暂的小幅高频振荡，因此在统计图谱中出现了两个峰值㊂小幅振荡并不影响爆轰波的振荡模态㊂（２）伴随扰动波长的增加，峰值压力的最大值经历了线性上升和下降；扰动支配阶段（λȡ１０００），此阶段振荡模态被锁定且振幅不再随λ变化，扰动对爆轰传播动力学的影响失效㊂计算获得了与单步反应不同的结果，发现对于稳定的爆轰波，在特定波长范围内，扰动也可以导致波后压力振荡㊂图５㊀扰动波长对局部压力峰值的影响Ｆｉｇ．５㊀Ｉｎｆｌｕｅｎｃｅｏｆｐｅｒｔｕｒｂａｔｉｏｎｗａｖｅｌｅｎｇｔｈｏｎｌｏｃａｌｍａｘｉｍｕｍｐｒｅｓｓｕｒｅ为进一步观察稳定爆轰波的参数区间内，扰动对爆轰波动力学过程的影响趋势是否一致，统计了ｋＲ＝１．４时压力峰值随扰动波长的变化，如图６所示㊂扰动波长λ＜１００时，激波后压力只存在一个峰值，此时为单周期振荡；λ增大，发现压力峰值的数量显著增多，说明波后压力转变为不规则振荡㊂随着λ进一步增大，压力振幅越来越大，峰值压力的最大值线性升高㊂当λ＞５５０之后，振幅开始下降，最终演化为扰动支配的单周期振荡㊂调整扰动波长，压力振荡的整体演化趋势与ｋＲ＝１．０时５气体物理２０２２年㊀第７卷基本一致，但很显然ｋＲ＝１．４时扰动对爆轰动力学过程的影响更显著㊂结果表明，扰动对一维稳定爆轰波动力学过程的影响，与放热反应速率有关㊂反应速率越快，爆轰波对扰动的响应程度越大㊂图６㊀扰动波长对局部压力峰值的影响Ｆｉｇ．６㊀Ｉｎｆｌｕｅｎｃｅｏｆｐｅｒｔｕｒｂａｔｉｏｎｗａｖｅｌｅｎｇｔｈｏｎｌｏｃａｌｍａｘｉｍｕｍｐｒｅｓｓｕｒｅ㊀㊀利用功率谱密度（ｐｏｗｅｒｓｐｅｃｔｒａｌｄｅｎｓｉｔｙ，ＰＳＤ）方法，可以更直观地反映整体演化趋势的一致性㊂图７展示了ｋＲ分别在１．０和１．４条件下，扰动波长λ＝４０，４００，８００对应的功率谱密度㊂其中，λ分别为４０和８００时，有一个明显的主频信号，说明能量都集中在这个频率上，因此导致振荡具有很强的规则性，即只有一个峰值的单周期振荡㊂需要注意的是，在λ＝８００的情况下，除主频信号外，还存在一些倍数于基础频率的谐波，但这并不表示振荡有多个周期㊂ｋＲ＝１．０，λ＝４００时，主频信号数量增加，此时为多周期振荡㊂相同扰动波长条件下将ｋＲ调整到１．４，没有明显的主频功率，这意味着能量在频谱范围内的分布相对更广㊂ＰＳＤ结果也说明扰动对稳定爆轰波动力学过程的影响只在适当波长范围内生效㊂图７㊀前导激波压力的功率谱密度Ｆｉｇ．７㊀Ｐｏｗｅｒｓｐｅｃｔｒａｌｄｅｎｓｉｔｙｏｆｔｈｅｌｅａｄｉｎｇｓｈｏｃｋｐｒｅｓｓｕｒｅ６第４期郗雪辰，等：一维爆轰波在扰动来流中传播的数值研究㊀㊀与ｋＲ＝１．０不同的是，在ｋＲ＝１．４时峰值压力的最大值并未线性下降，而是在λ＞６００之后出现振荡幅度的突然下降，这说明当扰动波长大于该值后，波前扰动对稳定爆轰波的影响会被大幅削弱㊂图８展示了扰动波长分别为６００和６５０时，波后压力的振荡历程㊂可以看到，λ＝６００时波面压力在振荡的过程中会间歇性下降至Ｐｖｎ的一半后重新上升，说明爆轰波在传播的过程中，激波和化学反应面会在扰动的干预下经历短暂的解耦，且重新耦合后会随机出现压力的突跃㊂扰动波长增大至λ＝６５０后，这种随机的压力突跃消失，因此在图６中表现为最大压力的突然下降㊂对图８的结果进行功率谱密度分析，如图９所示㊂可以看到λ＝６００时能量在频谱范围的分布相对更广㊂λ＝６５０时频率在０．０１附近存在一个非常明显的主频信号，说明此时振荡的规则性更强㊂（ａ）λ＝６００（ｂ）λ＝６５０图８㊀ｋＲ＝１．４出现压力峰值突降Ｆｉｇ．８㊀ＭａｘｉｍｕｍｐｒｅｓｓｕｒｅｄｒｏｐａｔｋＲ＝１．４（ａ）λ＝６００（ｂ）λ＝６５０图９㊀ｋＲ＝１．４时，前导激波压力的功率谱密度Ｆｉｇ．９㊀ＰｏｗｅｒｓｐｅｃｔｒａｌｄｅｎｓｉｔｙｏｆｔｈｅｌｅａｄｉｎｇｓｈｏｃｋｐｒｅｓｓｕｒｅａｔｋＲ＝１．４２．３ 扰动幅值对扰动振荡的影响前文在给定扰动幅值Ａ＝１０％的条件下，研究了扰动波长的影响，发现对于不同的放热反应速率，稳定爆轰波随扰动波长的演化过程呈现出不同的特征㊂本节初步研究了扰动幅值的影响，计算结果如图１０所示㊂（ａ）ｋＲ＝１．０，Ａ＝２０％（ｂ）ｋＲ＝１．４，Ａ＝５％图１０㊀振荡峰值受扰动幅值的影响Ｆｉｇ．１０㊀Ｉｎｆｌｕｅｎｃｅｏｆｐｅｒｔｕｒｂａｔｉｏｎａｍｐｌｉｔｕｄｅｏｎｌｏｃａｌｍａｘｉｍｕｍｐｒｅｓｓｕｒｅ７气体物理２０２２年㊀第７卷㊀㊀ｋＲ＝１．０，Ａ＝２０％的扰动图谱显示，扰动对爆轰波的影响与图５相比更加显著，局部压力峰值随λ的演化过程与图６相似㊂另外，注意到扰动波长从２００增大到２６０时，不稳定性并没有增加，反而呈现出更稳定的状态㊂这与单步反应中获得的重新稳定区相似，但这种现象在两步反应模型中是否具有普遍性，尚待进一步验证㊂ｋＲ＝１．０，Ａ＝５％时绘制的扰动图谱，相较于图６的结果，扰动对爆轰波动力学过程的影响被显著削弱，表现为响应区间缩小和振荡模态的周期性变化㊂上述结果说明，扰动幅值越大，对爆轰波在扰动来流中传播的影响越大㊂２．４㊀一维不稳定爆轰的扰动振荡特性现有的研究结果发现，稳定爆轰波和不稳定爆轰波对扰动的响应过程有明显的区别［２１］㊂前文已经讨论了一维稳定爆轰的扰动振荡特性，观察到区别于单步反应模型的现象㊂接下来讨论扰动对一维不稳定爆轰波的影响㊂图１１展示了给定扰动幅值Ａ＝１０％的情况下，对不稳定爆轰波施加不同波长扰动后统计的压力变化结果㊂由图２可知，ｋＲ＝１．８无扰动情况下，前导激波后压力的变化呈单一振幅的周期性振荡㊂施加扰动后，在爆轰波的内在不稳定性和扰动波的共同作用下，前导激波后压力波动增加，局部峰值压力分布在更宽的范围㊂扰动波长增大，压力的整体变化趋势与稳定爆轰的结果相似㊂区别在于持续增大扰动波长λ，压力振荡行为也不会转变为简单的周期振荡㊂ｋＲ＝２．１时，压力随λ的变化趋势与低ｋＲ的结果不同㊂随着λ的增大，逐渐演化为高频振荡的过程中，随机出现一些振幅很高的低频振荡㊂（ａ）ｋＲ＝１．８㊀（ｂ）ｋＲ＝２．１图１１㊀扰动波长对局部压力峰值的影响Ｆｉｇ．１１㊀Ｉｎｆｌｕｅｎｃｅｏｆｐｅｒｔｕｒｂａｔｉｏｎｗａｖｅｌｅｎｇｔｈｏｎｌｏｃａｌｍａｘｉｍｕｍｐｒｅｓｓｕｒｅ３㊀结论本文采用两步诱导⁃放热反应模型分析了连续密度／温度扰动对一维爆轰波传播特性的影响，重点关注了扰动波长㊁扰动幅值对不同化学反应活性的稳态爆轰振荡特征的影响规律，并与连续扰动作用下单周期振荡和多周期振荡模态的不稳定爆轰波进行了对比㊂对于稳定爆轰波，扰动波长会在一定范围内触发爆轰波的内在不稳定性，使前导激波后压力呈现出多模态振荡的特征，且振荡模态随着反应物化学反应活性的增加而趋于复杂㊂超过一定的波长（本文中波长临界值接近８００ １０００），爆轰波恢复为单峰振荡的模态㊂总体上，爆轰波的振荡峰值压力随着扰动波长的增加呈现先增加后减小的趋势㊂同时，观察到在某些扰动波长下，爆轰波的周期性解耦⁃再起爆过程被削弱，导致振荡峰值压力出现突降㊂通过对扰动幅值影响的分析，发现扰动幅值越大越容易触发爆轰波的内在不稳定性㊂进一步对比扰动作用下单周期和多周期振荡模态的结果可知，其振荡模态更加复杂多变，外界施加的周期性扰动难以让其恢复到初始的振荡模态㊂因此，连续扰动作用下的爆轰波传播特性主要是由两方面决定：放热区／激波面的耦合关系，以及扰动幅值和波长㊂前者决定了爆轰波的基础振荡模态和稳定特性，后者通过对波前气体干扰影响燃烧⁃流动的耦合关系，实现对爆轰波传播模态的调整㊂致谢㊀本文得到了国家自然科学基金（１１８２２２０２）资助㊂８第４期郗雪辰，等：一维爆轰波在扰动来流中传播的数值研究参考文献（Ｒｅｆｅｒｅｎｃｅｓ）［１］㊀ＷｏｌａńｓｋｉＰ．Ｄｅｔｏｎａｔｉｖｅｐｒｏｐｕｌｓｉｏｎ［Ｊ］．ＰｒｏｃｅｅｄｉｎｇｓｏｆｔｈｅＣｏｍｂｕｓｔｉｏｎＩｎｓｔｉｔｕｔｅ，２０１３，３４（１）：１２５⁃１５８．［２］ＫａｉｌａｓａｎａｔｈＫ．Ｒｅｖｉｅｗｏｆｐｒｏｐｕｌｓｉｏｎａｐｐｌｉｃａｔｉｏｎｓｏｆｄｅｔｏ⁃ｎａｔｉｏｎｗａｖｅｓ［Ｊ］．ＡＩＡＡＪｏｕｒｎａｌ，２０００，３８（９）：１６９８⁃１７０８．［３］滕宏辉，姜宗林．斜爆轰的多波结构及其稳定性研究进展［Ｊ］．力学进展，２０２０，５０（１）：５０⁃９２．ＴｅｎｇＨＨ，ＪｉａｎｇＺＬ．Ｐｒｏｇｒｅｓｓｉｎｍｕｌｔｉ⁃ｗａｖｅｓｔｒｕｃｔｕｒｅａｎｄｓｔａｂｉｌｉｔｙｏｆｏｂｌｉｑｕｅｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｓ［Ｊ］．ＡｄｖａｎｃｅｓｉｎＭｅ⁃ｃｈａｎｉｃｓ，２０２０，５０（１）：５０⁃９２（ｉｎＣｈｉｎｅｓｅ）．［４］ＤｅｎｉｓｏｖＹＮ，ＴｒｏｓｈｉｎＹＫ．Ｐｕｌｓａｔｉｎｇａｎｄｓｐｉｎｎｉｎｇｄｅｔｏ⁃ｎａｔｉｏｎｏｆｇａｓｅｏｕｓｍｉｘｔｕｒｅｓｉｎｔｕｂｅｓ［Ｊ］．ＤｏｋｌａｄｙＡｋａｄｅｍｉｉＮａｕｋＳＳＳＲ，１９５９，１２５（１）：１１０⁃１１３．［５］ＫａｎｅｓｈｉｇｅＭ，ＳｈｅｐｈｅｒｄＪＥ．Ｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｄａｔａｂａｓｅ［Ｒ］．ＴｅｃｈｎｉｃａｌＲｅｐｏｒｔＦＭ９７⁃８，１９９７．［６］ＴａｋｉＳ，ＦｕｊｉｗａｒａＴ．Ｎｕｍｅｒｉｃａｌａｎａｌｙｓｉｓｏｆｔｗｏ⁃ｄｉｍｅｎ⁃ｓｉｏｎａｌｎｏｎｓｔｅａｄｙｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｓ［Ｊ］．ＡＩＡＡＪｏｕｒｎａｌ，１９７８，１６（１）：７３⁃７７．［７］ＧａｍｅｚｏＶＮ，ＤｅｓｂｏｒｄｅｓＤ，ＯｒａｎＥＳ．Ｆｏｒｍａｔｉｏｎａｎｄｅ⁃ｖｏｌｕｔｉｏｎｏｆｔｗｏ⁃ｄｉｍｅｎｓｉｏｎａｌｃｅｌｌｕｌａｒｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｓ［Ｊ］．Ｃｏｍ⁃ｂｕｓｔｉｏｎａｎｄＦｌａｍｅ，１９９９，１１６（１／２）：１５４⁃１６５．［８］ＧａｍｅｚｏＶＮ，ＤｅｓｂｏｒｄｅｓＤ，ＯｒａｎＥＳ．Ｔｗｏ⁃ｄｉｍｅｎｓｉｏｎａｌｒｅａｃｔｉｖｅｆｌｏｗｄｙｎａｍｉｃｓｉｎｃｅｌｌｕｌａｒｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｗａｖｅｓ［Ｊ］．ＳｈｏｃｋＷａｖｅｓ，１９９９，９（１）：１１⁃１７．［９］ＨｕＸＹ，ＺｈａｎｇＤＬ，ＫｈｏｏＢＣ，ｅｔａｌ．Ｔｈｅｓｔｒｕｃｔｕｒｅａｎｄｅｖｏｌｕｔｉｏｎｏｆａｔｗｏ⁃ｄｉｍｅｎｓｉｏｎａｌＨ２／Ｏ２／Ａｒｃｅｌｌｕｌａｒｄｅｔｏ⁃ｎａｔｉｏｎ［Ｊ］．ＳｈｏｃｋＷａｖｅｓ，２００５，１４（１／２）：３７⁃４４．［１０］ＦｉｃｋｅｔｔＷ，ＤａｖｉｓＷＣ．Ｄｅｔｏｎａｔｉｏｎ：ｔｈｅｏｒｙａｎｄｅｘｐｅｒｉｍｅｎｔ［Ｍ］．Ｃａｌｉｆｏｒｎｉａ：ＵｎｉｖｅｒｓｉｔｙｏｆＣａｌｉｆｏｒｎｉａＰｒｅｓｓ，１９７９．［１１］ＥｒｐｅｎｂｅｃｋＪＪ．Ｓｔａｂｉｌｉｔｙｏｆｓｔｅａｄｙ⁃ｓｔａｔｅｅｑｕｉｌｉｂｒｉｕｍｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｓ［Ｊ］．ＰｈｙｓｉｃｓｏｆＦｌｕｉｄｓ，１９６２，５（５）：６０４⁃６１４．［１２］ＨｅＬＴ，ＬｅｅＪＨＳ．Ｔｈｅｄｙｎａｍｉｃａｌｌｉｍｉｔｏｆｏｎｅ⁃ｄｉｍｅｎ⁃ｓｉｏｎａｌｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｓ［Ｊ］．ＰｈｙｓｉｃｓｏｆＦｌｕｉｄｓ，１９９５，７（５）：１１５１⁃１１５８．［１３］滕宏辉，杨鹏飞，张义宁，等．斜爆震发动机的流动与燃烧机理［Ｊ］．中国科学：物理学力学天文学，２０２０，５０（９）：１２５⁃１４７．ＴｅｎｇＨＨ，ＹａｎｇＰＦ，ＺｈａｎｇＹＮ，ｅｔａｌ．Ｆｌｏｗａｎｄｃｏｍ⁃ｂｕｓｔｉｏｎｍｅｃｈａｎｉｓｍｏｆｏｂｌｉｑｕｅｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｅｎｇｉｎｅｓ［Ｊ］．Ｓｃｉ⁃ｅｎｔｉａＳｉｎｉｃａＰｈｙｓｉｃａ，Ｍｅｃｈａｎｉｃａ＆Ａｓｔｒｏｎｏｍｉｃａ，２０２０，５０（９）：１２５⁃１４７（ｉｎＣｈｉｎｅｓｅ）．［１４］ＲｏｙＧＤ，ＦｒｏｌｏｖＳＭ，ＢｏｒｉｓｏｖＡＡ，ｅｔａｌ．Ｐｕｌｓｅｄｅｔｏｎａ⁃ｔｉｏｎｐｒｏｐｕｌｓｉｏｎ：ｃｈａｌｌｅｎｇｅｓ，ｃｕｒｒｅｎｔｓｔａｔｕｓ，ａｎｄｆｕｔｕｒｅｐｅｒｓｐｅｃｔｉｖｅ［Ｊ］．ＰｒｏｇｒｅｓｓｉｎＥｎｅｒｇｙａｎｄＣｏｍｂｕｓｔｉｏｎＳｃｉ⁃ｅｎｃｅ，２００４，３０（６）：５４５⁃６７２．［１５］ＦａｌｅｍｐｉｎＦ，ＬｅＮａｏｕｒＢ．Ｒ＆Ｔｅｆｆｏｒｔｏｎｐｕｌｓｅｄａｎｄｃｏｎ⁃ｔｉｎｕｏｕｓｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｗａｖｅｅｎｇｉｎｅｓ［Ｒ］．ＡＩＡＡ２００９⁃７２８４，２００９．［１６］ＲａｎｋｉｎＢＡ，ＦｏｔｉａＭＬ，ＮａｐｌｅｓＡＧ，ｅｔａｌ．Ｏｖｅｒｖｉｅｗｏｆｐｅｒｆｏｒｍａｎｃｅ，ａｐｐｌｉｃａｔｉｏｎ，ａｎｄａｎａｌｙｓｉｓｏｆｒｏｔａｔｉｎｇｄｅｔｏｎａ⁃ｔｉｏｎｅｎｇｉｎｅｔｅｃｈｎｏｌｏｇｉｅｓ［Ｊ］．ＪｏｕｒｎａｌｏｆＰｒｏｐｕｌｓｉｏｎ＆Ｐｏｗｅｒ，２０１７，３３（１）：１３１⁃１４３．［１７］ＳｔｒｅｈｌｏｗＲＡ，ＳｔｉｌｅｓＲＪ，ＡｄａｍｃｚｙｋＡＡ．Ｔｒａｎｓｉｅｎｔｓｔｕｄｉｅｓｏｆｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｗａｖｅｓ［Ｊ］．ＡｓｔｒｏｎａｕｔｉｃａＡｃｔａ，１９７２，５０９（１７）：４⁃５．［１８］ＮｇＨＤ，ＢｏｔｒｏｓＢＢ，ＣｈａｏＪ，ｅｔａｌ．Ｈｅａｄ⁃ｏｎｃｏｌｌｉｓｉｏｎｏｆａｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｗｉｔｈａｐｌａｎａｒｓｈｏｃｋｗａｖｅ［Ｊ］．ＳｈｏｃｋＷａｖｅｓ，２００６，１５（５）：３４１⁃３５２．［１９］ＢｊｅｒｋｅｔｖｅｄｔＤ，ＳｏｎｊｕＯＫ，ＭｏｅｎＩＯ．Ｔｈｅｉｎｆｌｕｅｎｃｅｏｆｅｘｐｅｒｉｍｅｎｔａｌｃｏｎｄｉｔｉｏｎｏｎｔｈｅｒｅｉｎｉｔｉａｔｉｏｎｏｆｄｅｔｏｎａｔｉｏｎａｃｒｏｓｓａｎｉｎｅｒｔｒｅｇｉｏｎ［Ａ］／／ＢｏｗｅｎＪ，ＬｅｙｅｒＪ．Ｄｙｎａ⁃ｍｉｃｓｏｆＥｘｐｌｏｓｉｏｎｓ［Ｍ］．Ｒｅｓｔｏｎ，ＶＡ：ＡｍｅｒｉｃａｎＩｎｓｔｉｔｕｔｅｏｆＡｅｒｏｎａｕｔｉｃｓａｎｄＡｓｔｒｏｎａｕｔｉｃｓ，Ｉｎｃ．，１９８６，１０６：１０９⁃１３０．［２０］ＭｉＸＣ，ＨｉｇｇｉｎｓＡＪ，ＮｇＨＤ，ｅｔａｌ．Ｐｒｏｐａｇａｔｉｏｎｏｆｇａｓ⁃ｅｏｕｓｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｗａｖｅｓｉｎａｓｐａｔｉａｌｌｙｉｎｈｏｍｏｇｅｎｅｏｕｓｒｅａｃｔｉｖｅｍｅｄｉｕｍ［Ｊ］．ＰｈｙｓｉｃａｌＲｅｖｉｅｗＦｌｕｉｄｓ，２０１７，２：０５３２０１．［２１］ＫａｓｉｍｏｖＡＲ，ＧｏｎｃｈａｒＡＲ．ＲｅａｃｔｉｖｅＢｕｒｇｅｒｓｍｏｄｅｌｆｏｒｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｐｒｏｐａｇａｔｉｏｎｉｎａｎｏｎ⁃ｕｎｉｆｏｒｍｍｅｄｉｕｍ［Ｊ］．ＰｒｏｃｅｅｄｉｎｇｓｏｆｔｈｅＣｏｍｂｕｓｔｉｏｎＩｎｓｔｉｔｕｔｅ，２０２１，３８（３）：３７２５⁃３７３２．［２２］ＫｉｍＭ，ＭｉＸＣ，ＫｉｙａｎｄａＣＢ，ｅｔａｌ．Ｎｏｎｌｉｎｅａｒｄｙｎａｍｉｃｓａｎｄｃｈａｏｓｒｅｇｕｌａｒｉｚａｔｉｏｎｏｆｏｎｅ⁃ｄｉｍｅｎｓｉｏｎａｌｐｕｌｓａｔｉｎｇｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｓｗｉｔｈｓｍａｌｌｓｉｎｕｓｏｉｄａｌｄｅｎｓｉｔｙｐｅｒｔｕｒ⁃ｂａｔｉｏｎｓ［Ｊ］．ＰｒｏｃｅｅｄｉｎｇｓｏｆｔｈｅＣｏｍｂｕｓｔｉｏｎＩｎｓｔｉｔｕｔｅ，２０２１，３８（３）：３７０１⁃３７０８．［２３］ＮｇＨＤ，ＲａｄｕｌｅｓｃｕＭＩ，ＨｉｇｇｉｎｓＡＪ，ｅｔａｌ．Ｎｕｍｅｒｉｃａｌｉｎｖｅｓｔｉｇａｔｉｏｎｏｆｔｈｅｉｎｓｔａｂｉｌｉｔｙｆｏｒｏｎｅ⁃ｄｉｍｅｎｓｉｏｎａｌＣｈａｐ⁃ｍａｎ⁃Ｊｏｕｇｕｅｔｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｓｗｉｔｈｃｈａｉｎ⁃ｂｒａｎｃｈｉｎｇｋｉｎｅｔｉｃｓ［Ｊ］．ＣｏｍｂｕｓｔｉｏｎＴｈｅｏｒｙａｎｄＭｏｄｅｌｌｉｎｇ，２００５，９（３）：３８５⁃４０１．［２４］ＳｈｏｒｔＭ，ＳｈａｒｐｅＧＪ．Ｐｕｌｓａｔｉｎｇｉｎｓｔａｂｉｌｉｔｙｏｆｄｅｔｏｎａｔｉｏｎｓｗｉｔｈａｔｗｏ⁃ｓｔｅｐｃｈａｉｎ⁃ｂｒａｎｃｈｉｎｇｒｅａｃｔｉｏｎｍｏｄｅｌ：ｔｈｅｏｒｙａｎｄｎｕｍｅｒｉｃｓ［Ｊ］．ＣｏｍｂｕｓｔｉｏｎＴｈｅｏｒｙａｎｄＭｏｄｅｌｌｉｎｇ，２００３，７（２）：４０１⁃４１６．［２５］ＫｉｍＫＨ，ＫｉｍＣ，ＲｈｏＯＨ．Ｍｅｔｈｏｄｓｆｏｒｔｈｅａｃｃｕｒａｔｅｃｏｍｐｕｔａｔｉｏｎｓｏｆｈｙｐｅｒｓｏｎｉｃｆｌｏｗｓ：Ⅰ．ＡＵＳＭＰＷ＋ｓｃｈｅｍｅ［Ｊ］．ＪｏｕｒｎａｌｏｆＣｏｍｐｕｔａｔｉｏｎａｌＰｈｙｓｉｃｓ，２００１，１７４（１）：３８⁃８０．９。
第八章 气体的一维流动
c 1.4 287T 20.1 T m s
二、马赫数 1、马赫数的定义：气体流动速度 v 与其本身(该 介质中) 的声速 c 之比。 记为：Ma = v / c 马赫数反映了气体的可压缩性程度，是气体 可压缩性效应的一个重要度量。
气体动力学依据马赫数对可压缩气体流动进行分类: Ma 1 即 v c， 为亚声速流动； Ma 1 即 v c， 为(跨)声速流动(兼有亚 声速区和超声速区)； Ma >1 即 v > c， 为超声速流动。
采用拉瓦尔喷管可获得超声速气流。拉瓦尔喷 管由收缩管段、喉部、及扩张管段组成。
§8−2 声速和马赫数（两个重要参数） 压缩性的大小常常以声速判断，压缩性效应 的度量又往往用马赫数。
一、声速 声速 —— 微小扰动在气体（介质）中的传 播速度。以字母 c 表示。 1、微小扰动波的传播过程 微小扰动波的传播方向与流体质点的运动 方向是一致的，但 c >> dv。
v=0
v c， Ma 1 (亚声速)
v = c Ma = 1 （跨声速）
v>c
Ma > 1（超声速）
（4）扰动源以大于声速的速度运动， 即：v > c Ma > 1（超声速）。 扰动源将永远走在所产生的扰动之前。 马赫锥 —— 扰动波面形成的一个空间圆面。 马赫角 —— 马赫锥半顶角。 sin = c / v = 1 / Ma 在不可压缩流体中，由于声速接近无穷大， 扰动将立刻传至各处，扰动源永远不会到达扰动 波的前方。在可压缩流体中，当Ma≪1时，扰动 的传播特征与不可压缩流体相近，因此，对于低 速流体，可以按不可压缩流体来处理。
§8−1 一元气流的基本方程和流动特性 一、理想气体一元定常流动的基本方程
第一章 气体的一维流动
∆ρVB = ( ρ + ∆ρ )∆V
（1）
由于动量守恒， 由于动量守恒，该空间内动量的增加应等于压力冲 量加上从左方流进该空间的动量， 量加上从左方流进该空间的动量，即
1.1 扰动传播速度和音速
简化得 将式(1)代入式(2),得 将式(1)代入式(2),得 (1)代入式(2), （2）
此式就是任意强度的扰动传播速度。 此式就是任意强度的扰动传播速度。 三、音速 若扰动是微弱的，则气体受扰动后物理参数的变化 若扰动是微弱的， 很微弱， 都可作为无限小量来处理。 很微弱，即△p和△ρ都可作为无限小量来处理。在极限 情况下， 情况下，上式可以写成
p02 ， p01
2.临界状态：速度等于音速的状态。 2.临界状态：速度等于音速的状态。 临界状态 临界状态的气流参数T*、P*、ρ*、V* 、a*分别称为 临界状态的气流参数T 临界温度、临界压强、临界密度、临界速度和临界音速。 临界温度、临界压强、临界密度、临界速度和临界音速。 在临界状态V =a， 在临界状态V*=a，能量方程可写为 V2 a2 k +1 2 k +1 + = a = kRT* = C 2 k − 1 2(k − 1) 2(k − 1) 其中T 均为常数。 其中T* 、a*均为常数。
1.1 扰动传播速度和音速
一、基本概念 1.扰动 扰动： 1.扰动：气流绕物体流动或物体在空气中运动时气体的物 理参数( 会发生变化， 理参数(ρ、p、v、t）等，会发生变化，这种现 象称之为气体受到物体的扰动。 象称之为气体受到物体的扰动。 2.弱扰动 弱扰动： 2.弱扰动：气体受到扰动后其物理参数相对原来的数值变 化不大，叫弱扰动。 化不大，叫弱扰动。 3.强扰动 强扰动： 3.强扰动：气体受到扰动后其物理参数相对原来的数值变 化很大，叫强扰动。 化很大，叫强扰动。 4.扰动的传播 扰动的传播： 4.扰动的传播：气体受到扰动后除其扰动点周围气体的参 数发生变化外会引起由近及远处气体参数的变化， 数发生变化外会引起由近及远处气体参数的变化， 这种现象称之为扰动的传播。 这种现象称之为扰动的传播。 5.波阵面 扰动总是从已被扰动区向未被扰动区传播、 波阵面： 5.波阵面：扰动总是从已被扰动区向未被扰动区传播、扰 动区与被扰动区的界面称之为波阵面。 动区与被扰动区的界面称之为波阵面。
第7章 气体一维高速流动
第7章气体一维高速流动授课教师洪文鹏、张玲、郭婷婷、孙斌、张志达授课对象热动专业选用教材《工程流体力学》（第三版）（周云龙、洪文鹏）、中国电力出版社课次31-32 第 7 章第7.1-7.4节[1] 周云龙，洪文鹏. 工程流体力学（第二版）.北京：中国电力出版社，2004[2] 李少华，郭婷婷. 工程流体力学. 成都：西南交通大学出版社，2007[3] 周云龙，洪文鹏，张玲. 工程流体力学习题解析.北京：中国电力出版社，2007[4] 王松岭主编. 流体力学.北京：中国电力出版社，2004[5] 孔珑主编. 工程流体力学.北京：水利电力出版社，1992参考教材[6] 莫乃榕. 工程流体力学. 武汉：华中科技大学出版社，2000教学目的及要求当气体流动的速度或物体在气体中运动的速度接近甚至超过声速时，如果气体受到扰动，必然会引起很大的压强变化，以致密度和温度也会发生显著的变化，气体的流动状态和流动图形都会有根本性的变化，这时就必须考虑压缩性的影响。
本章主要讨论可压缩气体一维流动的一些基本知识。
如声速和马赫数，正激波，微弱扰动在气体中的传播等。
1、掌握声速及马赫数的概念。
2、掌握微弱扰动波在空间的传播情况。
3、了解气体一维定常等熵流动的基本方程及基本概念。
4、了解正激波的形成及正激波前后气流参数的变化规律。
教学重点1、声速、马赫数定义、特征2、微弱扰动拨的空间传播3、气体一维定常等熵流动的基本方程及基本概念4、伯努利方程及其应用5、正激波教学难点1、微弱扰动拨的空间传播2、正激波的形成及正激波前后气流参数的变化规律教学方式、方法1、教学方式：课堂讲授2、教学方法：公式推导+举例+习题演练，理论联系实际3、教学手段：多媒体+板书教 学 过 程 及 时 间 分 配31-1 可压缩流体知识回顾（10分钟） 31-1 微弱扰动波的一维传播（20分钟） 31-1 声速、马赫数（15分钟） 31-2 微弱扰动波的空间传播（20分钟） 31-2 气体一维定常流动基本方程（25分钟） 32-1 正激波形成（10分钟）32-1 正激波前后气流参数变化（20分钟） 32-1 本章小结、（15分钟） 32-2 思考题、习题讲解（45分钟）主要教学内容7.1 微弱扰动波的传播一、声速气体中微弱扰动波的传播速度就是声速。
气体的一维定常流动
c
vmax c0 c v 1 2 2 1
2
2
2
2
c0
vmax v
§6-4 气体流动的三种状态和速度系数
临界状态
流体等熵膨胀时，当 v=c 时， Ma=1 ，该状态称 为临界状态。
2 1 ccr c0 vmax 1 1 2RT0 ccr RTcr 1
基本假设： 完全气体一维定常流动； 截面积变化是影响流动变化的唯一因素； 忽略摩擦、传热、质量力等因素； 流动是等熵流动。
微弱扰动的传播
若气体静止，而扰动源以亚声速、声速、超声 速运动，则扰动波的传播规律仍是类似的。 微弱扰动在亚声速流动中可以传遍全流场，而 在超声速流中只能向下游传播，并被限制在马 赫锥之内，这是两者的最重要区别。
§6-2 微弱扰动在气体中的传播
第六章 气体的一维定常流动
第三节 气体一维定常流动 的基本方程
§6-1 气体一维流动的基本概念
气体的比热容
比热容：单位质量物质温度升高 1K 或 1 ℃ 时所 吸收的热量。 单位质量气体升高 1K 或 1 ℃ 时所吸收的热量与 热力学过程有关，故气体的比热容不唯一。 定容比热容cV：容积不变条件下的比热容。 定压比热容cp：压强不变条件下的比热容。 比热比γ：定压比热与定容比热的比值。
速度系数
马赫数与速度系数的关系
2 2 M* 1 Ma 2 1 2 1 M* 1
M* < 1 M* = 1 M* > 1
1 1
亚声速流动 声速流动 超声速流动
M*
1
M*
2
1
1
2
2
Ma 2 Ma
2
1
第七章 气体的一维流动.
p RT
1 p1 / R1T1
2 1 p2 1 p2 1 ( 1)( ) 1 1 p1 1 p1
T2 1 p2 p2 2 1 p2 { ( ) ]( 1) 1 T1 1 p1 p1 1 p1
vs
2 p2 p1 355 .6 1 2 1
2 1
23.26
c1 RT1 340.2 c2 RT2 344.9
vg
( p2 p1 )) 2 1 )
§7.3 正激波
四、正激波前后气流参数的关系
1.正激波前后气流参数的关系
连续性方程：
1 2
1 2 h v hT 2
c p R /( 1)
1 2 T 2C v TT p
cT RTT
Ma v / c
p / const
2 TT cT 1 2 2 1 Ma T c 2
T 1 2 (1 Ma ) 2
2 2 M * Ma2 2 ( 1) ( 1)M *
Ma 0时，M* 0，不可压缩流； Ma 1时，M* 1 ，亚声速流； Ma 1时，M* 1 ，声速流； Ma 1时，M* 1 ，超声速流；
§7.2 气流的特定状态和参考速度 速度系数
四、速度系数（续）
讨论： （1）音速与本身性质有关 （2） c
1 d dp
d / dp 越大，越易压缩，c越小
音速是反映流体压缩性大小的物理参数 （3）c f T f p,V , T （4）空气 c 1.4 287T 当地音速
T 288 K c 340m / s
气体一维流动
对完全气体：
p / Const
dp / d p
c
p
R T
7.1 微弱压强波的一维传播 声速 马赫数 声速的三个特性：
➢ 流体中的声速是状态参数的函数。 ➢ 在相同温度下，不同介质中有不同的声速。 ➢ 在同一气体中，声速随着气体温度的升高而增高。
马赫数 气体在某点的流速与当地声速之比定义为该点的马赫数， 用Ma表示
第七章 气体动力学基础
微弱扰动的一维传播 声速 马赫数 微弱扰动在空间的传播 马赫锥
气流的特定状态和参考速度 速度系数 正激波和斜激波 变截面管流
引言
气体的可压缩性：
低流速、压强变化较小的气体流动，忽略其可压缩性的影响。
气体流速较高时，可压缩性将明显其热力学和动力学特性。
气体一维定常流动
每个截面上每项流动参数都是同一个值，这些参数只随一个 坐标参量变化，不随时间变化，而且必须计及压缩性的气体 的流动。
7.3 气流的特定状态和参考速度 速度系数
对于给定的气体，临界声速也只决定于总温，在绝能流中它是常数。
7.3 气流的特定状态和参考速度 速度系数
对γ=1.4的气体：
Tcr T0 0.8333 pcr p0 0.5283
cr 0 0.6339
7.3 气流的特定状态和参考速度 速度系数 速度系数
7.2 微弱扰动在空间的传播 马赫锥
✓ 如果微弱扰动源以亚声速、声速或超声速在静止的气体中运 动，则微弱扰动波相对干扰动源的传播，和静止扰动源产生 压缩波传播相同。
一元等熵气体流动基本方程
连续方程
vA const
d dv dA 0 vA
运动方程
dp vdv 0
dp v2
2 const
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(b)
面积比与压强比、马赫数的关系曲线
缩放喷管
v2 2
p0 1 0
0
T0 v0 =0
得
v
2 p0 1 0
1
p p0
0
v
1
1
v
2 1
p0
0
1
p p0
2
1
RT0
1
p p0
质量流量 整理得
qm
A
v
A 0
p1 p0
1
v
qm A 0
2
1
2 1
p0
0
p p0
p p0
A
2 1
p02 RT0
p p0
2
1
1 1
1 -1
p p0
2
p p0
1
1
2
A Acr
1 Ma
2 1
1
1 1
Ma2
2
-1
1 M
1 2
1 2
M
2
1 -1
缩放喷管
A Acr 6
4 3 2 1
0
1.2 1.3
1.4
6
A Acr 5
4 3
2
1
p0
10 20 30 40 50 p
0
(a)
1234
第七章 气体一维高速流动
第一节 微弱扰动波的传播 第二节 气体一维定常等熵流动 第三节 气体一维定常等熵变截面管流 第四节 正激波
第三节 气体一维定常等熵变截面管流
应用牛顿第二定律 vdv dp
同除以压强整理，并引入声速公式
dp vdv Ma 2 dv
pp
v
对等熵过程关系式取对数后微分有
dp d p
对完全气体状态方程取对数后微分
dp d dT p T
联立得
dA Ma2 1 dv
A
v
dp
1－M
2 a
dA
p
M
2 a
A
d Ma 2 dv
v
Ma 1
Ma 1
Ma 1 At Acr
p、v v(x)
pcr
dT 1Ma2 dv vcr
T
v
p(x)
x
收缩喷管
p
0
p －1
2
p p0
1
喷管出口气流达临界状态Ma=M*=1时
p
p0
2
1
1
pcr
v vcr
2 p0 1 0
2R 1
T0
2
1c0
ccr
收缩喷管
1
qmcr
A
2
1
2
-1
p0 0
流量
1
qmcr
At
2
1
2
-1
p0 0
由连续方程求得
A A crccr
At Acr
v
A Acr